Полупроводниковые лазеры. 
Электроника. 
Часть 3 квантовая и оптическая электроника

Полупроводниковый лазер представляет собой лазер на основе полупроводниковой активной среды, в которой используются квантовые переходы между разрешенными энергетическими зонами. Это отличает полупроводниковые лазеры от других типов, в которых используются квантовые переходы между дискретными уровнями энергии.

В соответствии с зонной теорией полупроводников при поглощении фотона, энергия которого больше ширины запрещенной зоны Е_р происходит переброс электрона из валентной зоны E_v в зону проводимости Е_е (рис. 3.2, а). При этом в валентной зоне образуется дырка.

Рис. 3.2. Процесс взаимодействия полупроводника с квантами света: а — образование электронно-дырочной пары; б — спонтанная рекомбинация, сопровождаемая излучением фотона; в— вынужденная рекомбинация электрона и дырки Одновременно с генерацией электронно-дырочных пар в полупроводнике происходит процесс спонтанного излучения (рис. 3.2, б).

В полупроводнике имеет место вынужденная рекомбинация под действием света (рис. 3.2, в). Для создания условий усиления света необходимо создать вырожденный полупроводник, в котором нарушено тепловое равновесие. С этой целью увеличивается концентрация электронов вблизи дна зоны проводимости и дырок около потолка валентной зоны.

Обозначим наивысший уровень энергии, до которого электрон плотно заполняет зону проводимости, величиной р,. Чем больше электронов упаковано в дно зоны проводимости, тем выше этот уровень щ.

Аналогично в валентной зоне существует уровень р_Л,. Если одновременно вырождены электроны и дырки, то При таких условиях электроны могут рекомбинировать только с теми дырками, которые лежат ниже р*. В свою очередь электроны могут быть заброшены в зону проводимости только на уровни выше р" потому как остальные уровни уже плотно упакованы (рис. 3.2, в).

При этом случае возможны переходы в интервале частот или В этом случае полупроводник может усиливать и генерировать свет в полосе частот.

Если поместить такой полупроводник в резонатор Фабри — Перо и создать положительную обратную связь, то при каждом проходе резонатора в полупроводнике полоса частот будет сужаться. Дело в том, что усиление в полосе частот Ду неодинаково. Существует частота максимального усиления, которая лежит в диапазоне Ду и именно на ней происходит максимальное усиление и формируется монохроматическое излучение.

Зависимость энергии электронов проводимости вблизи дна зоны проводимости и энергии дырок вблизи потолка валентной зоны от величины импульса р имеет вид парабол (рис. 3.3), т. е., соответственно.

Рис. 3.3. Зависимость энергии электронов проводимости и дырок от их импульсов:

. а — для прямого перехода; б — для непрямого перехода Величина т* обозначает эффективную массу электронов и дырок, которая существенно зависит от структуры кристалла. Расстояние между вершинами парабол равно ширине запрещенной зоны ?_х.

Различают прямые и непрямые переходы. Если рекомбинация электронно-дырочной пары не сопровождается изменением колебательного состояния решетки, то переход электрона из зоны проводимости на незаполненный уровень в валентной зоне называется прямым. Если рекомбинация электронно-дырочной пары сопровождается изменением колебательного состояния решетки, то переход называется непрямым. В этом случае колебания решетки поглощают часть импульса Ар и, соответственно, и энергию Д?.

В этом случае уравнение инверсии населенностей для невырожденного электроннодырочного газа записывается в виде.

Создать в чистых полупроводниках состояние с одновременным вырождением электронов и дырок трудно. Обычно используют два полупроводника пи p-типов, в каждом из которых электроны и дырки вырождены. В р—n-переходе может выполняться условие инверсии населенностей ц, — р* > Е_к только при условии прямого напряжения.

Через р—n-переход потекут токи, состоящие из электронов и дырок. В тонком слое р—n-перехода они рекомбинируют, излучая фотоны.

Встречные потоки электронов и дырок будут поддерживать в р—n-переходе концентрацию, достаточную для условия вырождения электронов и дырок (рис. 3.4).

Рис. 3.4. Энергетические диаграммы р—л-перехода в положение равновесия (а) и при приложении напряжения (б).

Чем выше электрическое поле в р—n-переходе, тем больший ток протекает через р—n-переход. Минимальный ток, при котором вынужденное излучение превышает поглощение, называется пороговым. На пороге генерации должно выполняться условие.

где к— коэффициент усиления на длине активной среды между зеркалами, К— коэффициент отражения зеркал резонатора. При токе выше порогового р—n-переход является усиливающей средой. Введя положительную обратную связь в виде резонатора, из усилителя света можно получить генератор. В качестве резонатора используются гладкие грани полупроводникового кристалла.

Полупроводниковый лазер, в котором генерация когерентного излучения осуществляется в результате инжекции носителей заряда через электронно-дырочный переход, получил название инжекциоиного лазера.

Сравнительно малые размеры резонатора не позволяют получить высокую направленность излучения. Состояние инверсии населенности уровней может достигаться электронной накачкой, оптической накачкой, электрическим пробоем в сильном поле.

Наилучший эффект генерации получен на прямоугольных полупроводниках, среди которых ряды изоморфных твердых растворов типа А^В⁶, А³В⁶, А 'В, А⁴В⁶ и т. п.

Особый интерес вызывают материалы, составляющие изопериодические пары. Это кристаллы, различающиеся по количественному составу, ширине запрещенной зоны, но имеющие одинаковый период кристаллической решетки. С их помощью методами электронно-лучевой эпитаксии выращиваются бездефектные гетеропереходы. Широкое распространение получили гетеролазеры, сформированные на основе гетероструктур.

Полупроводниковый лазер, в котором генерация когерентного излучения осуществляется в результате излучательной рекомбинации в гетероструктуре, получил название гетеролазера.

Наиболее эффективными оказались полупроводники типа А³В⁵с высоким квантовым выходом излучательной рекомбинации. Наилучшими параметрами обладает гетеролазер на основе двойной гетероструктуры (ДГС) с активным слоем из узкозонного полупроводника, заключенного между слоями более широкозонного полупроводника. Двустороннее оптическое и электронное ограничение приводит к совмещению областей инверсной заселенности и светового поля. В таких лазерах уже при малом токе накачки можно получить устойчивую генерацию. Резонатором таких лазеров служат грани кристалла, но можно использовать и внешние оптические резонаторы. На рис. 3.5 приведена структура гетеролазера с резонатором в виде сколотых граней кристалла.

Твердые лазерные растворы Ga_jrSni__xAs>J^>i->- позволяют получать коротковолновое излучение, а растворы типа SnP позволяют получать низкопороговые инжекционные лазеры инфракрасного диапазона. Дальняя ИК область (Х> 5 мкм) осваивается с помощью твердых растворов PbS_xSei__t и Pb_xS|__xTe.

Полупроводниковые лазеры могут быть объединены в многоэлементные излучатели — фазированные лазерные монолитные линейки. Мощность излучения в импульсном режиме может достигать значения 10⁵ Вт. Модуляцией накачки можно получить модулированное по амплитуде лазерное излучение.

Также создаются гстсролазеры с распределенной обратной связью. В таком типе лазеров одно из зеркал резонатора заменено дифракционной решеткой. С ее помощью можно получить излучение строго на определенных частотах.

Полупроводниковые лазеры находят широкое применение в устройствах обработки информации.

Рис. 3.5. Структура ДГС гетеролазера на основе арсенида галлия.

В табл. 3.1 приведены некоторые материалы, на основе которых получен эффект генерации и сконструированы полупроводниковые лазеры.

Таблица 3.1. Материалы для полупроводниковых лазеров.