Кафедра инфокоммуникационных технологий и наноэлектроники

Кафедра инфокоммуникационных технологий и наноэлектроники

ОТЧЕТ О ПРОВЕРКЕ

выпускной квалификационной работы

на объём заимствований

Фамилия, имя, отчество студента	Гареев Ринат Расимович
Тема выпускной квалификационной работы	Исследование характеристик и параметров инфракрасного полупроводникового лазера.
Дата и время проверки	«___»______ 2019 г. ___ ч. ____мин.
Модули поиска	Интернет (Антиплагиат)
Оригинальные блоки	______ %
Заимствованные блоки	______ %
Заимствованные из «белых» источников:	______ %
Итоговая оценка оригинальности:	______ %

Руководитель выпускной квалификационной работы:

Доцент, кандидат физико-математических наук

Шакиров Барый Галимьянович «____» _________2019 г.

Реферат

Выпускная квалификационная работа с., рис., табл., источников.

Полупроводниковый лазер инфракрасного излучения ,спектральная селекция, вывод излучения…

Объектом разработки данной выпускной квалификационной работы является полупроводниковый лазер инфракрасного излучения , его элементы и излучение

Целью данной работы является изучение характеристик и параметров полупроводникового лазера инфракрасного излучения и зависимости изменения его излучения при изменении характеристик лазерной установки

В результате выполнения выпускной квалификационной работы была:

· Построена экспериментальная установка для исследования характеристик и параметров ифракрасного полупроводникового лазера и его излучения

· Построена и анализирована зависимость изменения характеристик и параметров ифракрасного полупроводникового лазера и его излучения

· Оценены наиболее эффективные показатели и характеристики полупроводникового лазера и его излучения

ОГЛАВЛЕНИЕ

Введение…………………………………………………………………...11

Глава 1. Полупроводниковый лазер инфракрасного излучения…..

1.1 Принцип работы полупроводникового лазера инфракрасного излучения…………………………………………………...13

1.2 Применение полупроводникового лазера инфракрасного излучения……………………………………………………………………. 31

Глава 2. Экспериментальное измерение характеристик и параметров полупроводникового лазера инфракрасного излучения………………………43

2.1 Исследование характеристик спектра излучения полупроводникового лазера инфракрасного излучения….

2.2 Исследование характеристик инфракрасного излучения полупроводникового лазера …..

2.3 Анализ и обработка полученных данных при проведении эксперимента

Заключение….

Список литературы….

Введение

Полупроводниковые лазеры на сегодняшний день находят множество применений в различных областях отраслей. Полупроводниковые лазеры используются для записи , хранения и считывания информации в компакт-дисковых системах, так же широко используются в волоконно-оптических линиях связи ,различных направлений медицины, для считывания штрих кодов и т.д. Физические характеристики и особенности энергетических уровней полупроводников позволяют конструировать на их основе оптические квантовые генераторы , отличающихся высокой производительностью, небольшими размерами и простотой конструкции.

В отличии от лазеров других типов, полупроводниковые лазеры обладают отличительной чертой, высокой электропроводимостью полупроводников, благодаря чему можно осуществлять их накачку электрическим током и непосредственно получать лазерное излучение из электрической энергии.

Полупроводниковые лазеры имеют ряд достоинств, таких как:

1. Компактность. В полупроводниковой активной среде можно достигнуть большого оптического усиления, что обуславливает возможность использования активных элементов малых размеров (длина резонатора 50 мкм – 1 мм)

2. Высокий К.П.Д. , благодаря высокой эффективности преобразования энергии в лазерное излучение при накачке полупроводниковых монокристаллов электрическим током, кпд может достигать 50%.

3. Широкий диапазон излучения. Благодаря возможности выбора полупроводникового материала с шириной запрещенной зоны, соответствующей излучению на переходах , ширина зоны излучения от 0.3 до 30 мкм.

4. Простота конструкции. Благодаря возможности накачки постоянным током , что приводит к совместимости лазеров с интегральными схемами полупроводниковой техники , устройствами интегральной оптики и волоконно-оптических линий связи.

5. Плавный переход длинны волны излучения. Связанный с зависимостью спектрально-оптических характеристик полупроводников и ширины запрещенной зоны от температуры, давления, магнитного полч и т.д.

6. Малая инертность. В связи с малым временем релаксации и практически безынерционностью создания неравновесных электронов и дырок при накачке электрическим током, что приводит к возможности модуляции излучения при изменении тока накачки с частотами до 10ГГц.

Помимо достоинств , полупроводниковые лазеры имеют некоторые недостатки, такие как:

1. Низкое значение выходной мощности, связанное с малыми габаритами конструкции.

2. Чувствительность к перегрузкам и перегреву. Полупроводниковая электроника имеет определенные ограничения по нагреву и мощности.

Целью данной выпускной квалификационной работы является исследование характеристик полупроводникового лазера инфракрасного излучения. Работа состоит из пяти частей , это: Введение, теоретическая часть , практическая часть, заключение и список литературы.

Глава 1. Полупроводниковый лазер инфракрасного излучения

1.1 Принцип работы полупроводникового лазера инфракрасного излучения

Полупроводниковые инжекционные лазеры, так же, как и другой тип твердотельных излучателей – светодиоды, являются важнейшим элементом любой оптоэлектронной системы. В основе работы того и другого приборов лежит явление электролюминесценции. Применительно к вышеуказанным полупроводниковым излучателям, механизм электролюминесценции реализуется путем излучательной рекомбинации неравновесных носителей заряда, инжектированных через p-n переход.

Рекомбинацией электронов и дырок в полупроводниках называется процесс, приводящий к переходу электрона из зоны проводимости в валентную зону, в результате которого происходит исчезновение пары электрон проводимости- дырка. Рекомбинация означает преход носителя тока на более низкие уровни энергии- либо в валентную зону, либо на примесный уровень в запрещенной зоне.

При термодинамическом равновесии рекомбинация уравновешивает процесс тепловой генерации носитеелй , а скорость этих взаимно обратных процессов такова, что их совместное действие приводит к установлению распределения Ферми для электронов и дырок по энергиям

Известно много механизмов рекомбинации, которые оличаются друг от друга направлением передачи энергии , выделяемой при рекомбинации. Если избыток энергии выделяется в виде кванта излучения, то происходит излучательная рекомбинация. Этот элементарный акт генерации света в ПП подобен излучательному распаду возбужденного состояния в системах с дискретным спектром. Возможна так же безызлучательная рекомбинация, при которой высвобождающаяся энергия расходуется на возбуждение колебаний крист решетки т.е. в крнечном счете идет не нагрев кристалла. Очевидно, безызлучательная рекомбинация полностью подобна безызлучательной релаксации энергии возбуждения в системах с дискретным спектром.

При излучательной рекомбинации полное число актов излучения пропорционально произведению пр концетрации электронов (п) и дырок (р). при небольших концетрациях носителей этот канал рекомбинации мало эфективен. При больших концентрациях , превышающих 10^16-10^17 см^3 ПП соановятся эффективными источниками света рекомбинационного излучения в относительно узком диапазоне длинн волн вблизи края собственного поглощения ПП.

Рекомбинацилнное излучение происходит на переходях зона-зона. Межзонный характер носит рекомбинационная люминисценция не только в собственных , но и в сильно легированных ПП. В последнем случае энергетический спектр ПП вблизи краев запрезенной зоны сильно искажен ввиду того , что при сильном легировании примесные уровни уширены в примесную зону, которая частично или полностью сливается с собственной зоной. При этом енергия квантов рекомбинационного излучения может несколько отличаться от нормальеной ширины запрещенной зоны легируемого ПП. Однако практически для всех процессов излучательной рекомбинации, используемых в ПП лазерах , характерна близость энергии прехода hw к энергии запрещенной зоны Eg(1-3).Наличие спонтанной излучательной рекомбинации свидетельсвует о возможности создания лазера. Для того чтобы в спектре излучения спонтанной рекомбинации возникло усиление, вынужденное испускание фотонов должно преобладать над их поглощением. Необходимым условием для этого является наличие инверсии населенностей. В ПП лазерах , следовательно должна существовать инверсия на преходах излучательной рекомбинации. Рассмотрим условия получения такой инверсии.

Анализ условий достижения инверсии требует знания уровней энергии, сечений их возбуждения и времени релаксации и тд. При общем рассмотрении такого широкого класса лазерных активных сред, какими являются ПП, этот путь нерационален, даже если и возможен. К счастью, достаточно общие термодинамические соображения, учитывающие вместе с тем специфику статистики электронов в ПП, могут дать общие условия инверсии в этих материалах.

Независимо от конкретного механизма излучательной рекомбинации возникающие при этом фотоны подчиняются общим законам теории излучения.скорость заполнения фотонами частоты от некоторой радиационной моды обьема V составляет:

где Nw - число фотонов, имеющихся в моде . Первый член в (1) обусловлен спонтанным испусканием , второй соотвествует разности скоростей вынужденного испускания и поглощения фотонов. В рассматриваемом случае излучательной рекомбинации в каждом акте испускания фотона одна электронно - дырочная пара исчезает, а в каждом акте поглощения одна такая возникает(1)

Связь коэффициентов спонтанного А и вынужденного В испусканий можно найти из термодинамических соображений. При температуре Т в соответствии со статистикой Бозе-Эйнщтейна равновесное число заполнения моды состовляет:

Дальнейший анализ ребует учета специфики ПП. Выделим в спектре электронных состояний два уровня с энергиями Е2›Е1. скорость излучательной рекомбинации на переходе Е2→Е1 пропорциональна произведению концетраций электронов на уровне Е2 и дырок на уровне Е1 (8)

Электроны , как известно подчиняются статистике Ферми-Дерака. Вероятностьт того что электрон находится в состоянии с энергией Е, задается распределением Ферми

где F- энергия (уровень) ФЕрми . Вероятность найти на уровне энергии Е дырки равна вероятности того , что этот уровень не занят электроном, и состовляет, следовательно:

Тогда скорость спонтанной рекомбинации , проаопрциональная числу электронов на уровне Е2 и числу дырок на уровне Е1, может быть представлена в виде:

где А0- коэффициент пропорциональности.

Аналогично , величина В, определяющая в (1) разность скоростей вынужденного излучения и поглощения, состовляет:

Где В1 и В2 - коэффициент пропорциональности.Подставляя эти выражения для А и В в (3) и учитывая равновесные распределения(2) и (4), мы получаем уравнение

По предложению фотоны с энергией hw возникает в результате прямозонной излучательной рекомбинации, мроисходящей между уровнями Е2 и Е1; значит, hw=Е2-Е1.. Тогда уравнение (8) всегда удовлетворяется, если В2=В1=А0/2. Это означает что:

Следовательно , разность между скоростями вынужденного испускания фотонов на переходе зона-зона при излучательной рекомбинации и поглощения фотнов на том же переходе положительна при условии

Если f(E)-распределение Ферми (4), представленное на рис1., то для пары уровней Е2˃Е1 при термодинамическом равновесии это условие не выполняется.

Уровни Е1 и Е2 разделены запрещенной зоной и находятся в зоне проводимости и в валентной зоне. Неравновесные элктроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне , создаваемые источником накачки, обладают конечными временами жизни в зонах. На протяжении этого времени термодинамическое равновесие не соблюдается и следовательно, единого уровня Ферми для всей системы в целом не существует. Однако, если в электронном и дырочном газах в отдельности за время, меньшее времени жизни носителей в зонах, устанавливается свое квазиравновесное состояние фермиеевского типа, но с одной и той же температурой для всей системы, а равновесие между этими газами отсутствует , то можно ввести так называемые квазиуровни Ферми отдельно для электронов в зоне проводимости Fn и дырок в валентной зоне Fp((5)).

Допустимость введения отдельных отдельных квазиравновесных функций распределения для дырок и электронов в валентной зоне и в зоне проводимости соответсвенно априорно не очивидна. Она оправдывается тем , что по крайней мере в нескольких полупроводниках время термолизации электронов в пределах зоны 0.1 нс на 3-4 порядка меньше характеронго времени межзонной термолизации 1-10нс.

Представив в соответствии с проведенными выше обсуждением

Где Fn квазиуровень ферми для электронов, а Fр для дырок, из неравенства (10) получаем наглядное условие:

Так как мин значение Е2-Е1 равно ширине запрещенной зоны Еg условие инверсии на межзонных переходах преобритает вид:

Следовательно неакачка создающая неравновесность, должна быть достаточно сильной для того, чтобы квазиуровни Ферми оказались внутир соответсвующих разрешенных зон энергии. Это означает, что электронный и дырочный газы вырождены, при этиом все уровни в валентной зоне сэнергией Е1˃Fр парктически полностью незаселенны, а все уровни в зоне проводимости с энергией Е1˃Fр практически полностью заселены электронами (рис2). Тогда фотоны, энергия которых лежит в интервале

Не могут вызвать переходы валентная зона-зона проводимости и поэтому не поглощаются. Обратные переходы зона проводимости-валентная зона возможны. Вынужденная излучательная рекомбинация на этих переходах как раз создает лазерное излучение. Неравенства (14) определяют ширину полосы соответствующего усиления.

Рис 2 инверсное распределение электронов в однодлинном полупроводнике.

Интенсивность излучательной рекомбинации определяется конкретными особенностями зонной структуры ПП, кадратом матричного элемента соответствующего перехода, полностью рекомбинирующих пар. Скорость излучательной рекомбинации .т.е. число переходов с излучением в еденичном обьеме в еденицу времени, зависит, очевидно, от тех же факторов.так как излучательный и безызлучательный каналы рекомбинации параллельны, то результирующая скорость рекомбинации равнв сумме скоростей рекомбинации излучательной

Очевидно , относительная доля актов излучательной рекомбинвции во вскм процессе рекомбинации в целом равна отношению соответствующих скоростей Это же отношение указывает долю всей энергии, заключенной в неравновесных электронах и дырках, которая высвобождается по излучательному каналу рекомбинации. Тем самым мы определили так называемый внутренний квантовый выход излучательной рекомбинации:

Эта величина характеризует качество полупроводникового материала.

Правильный выбор легирования и изготовление совершенных кристаллов позволяет получать для многих полупроводниковых материалов значение nвнутр приближающееся к 100%.

Важным механизмом при невысоких концентрациях носителей является рекомбинация через промежуточные состояния в запрещенной зоне, локализованные около примесей и дефектов. Роль центров рекомбинации играют многие примеси и дефекты, большая часть которых полохо идентифицирована. Слишком большая концентрация этих центров, возникающая из-за ошибок в технологии, делает полупроводникоывй материал непригодным для создания лазерного кристалла.

При повышении концентрации носителей ыозростает роль оже-рекомбинации, ли по другому удароной рекомбинацией состоящей в том, что электрон и дырка, рекомбинируя , отдают выделяемую энергию другму носителю. Оже- рекомбинация существенна при высокой плотности носителей заряда в полупроводнике, посколькутребует столкновения трёх квазичастиц. Одновременная высокая концентрация электронов проводимости идырок возможна при интенсивном возбуждении полупроводника светом.((7))

Уравнения , описывающие процессы каскадной и оже-рекомбинации, нелинейны. Поэтому безизлучательный распад электронно-дырочных пар неэкспоненциален и строго говоря. Не может характеризовываться постоянной времени жизни по отношению к этому процессу. Для грубой оценки порядка величин скоростей безызлучательной рекомбинации можно пользоваться экспериментально определенными значениями сечений соответсвующих процессов. При каскадном процессе сечение захвата на центры рекомбинации может составить 10^-12-10^-22см^2. Соответсвующий коэффициент рекомбинации заключен в пределах 5*10^-6-5*10^-1см^3/с. При концентрации центров рекомбинации 10^16см^-3 это приводит к эффенктивной скорости рекомбинации 5-5*10^10с^-1. Коэффициент рекомбинации оже-процесса заключен обычно в пределах 10^-25-10^-32 см^6/с. При концентрации носителей 10^19 см^-3 это дает эффективную скорость рекомбинации 10^6-10^13*с^-1.

Приведенные оценки показывают, что в реальных материалах действительно возможно достижение внутреннего квантового выхода излучательной рекомбинации, приближающегося к 100% формула (16). Правильное проведение технологического процесса выращивания полупроводникового кристалла может исключить неблагоприятное влияние каскадной рекомбинации. Вместе с тем оже-рекомбинация, скорость которой увеличивается с ростом концентрации как n^3, принципиально неустранима.

Итак, при выполнении условия инверсии (13) и неравенства в полупроводниковых кристаллах возможно эффективное лазерное излучение.

Инверсную населенность в полупроводниках можно получать с помощью различных методов возбуждения. Наиболее широким методом для полупроводниковых лазеров оптического инфракрасного диапазонов считается применение метода возбуждения однородного и чистого полупроводника импульсами электрического поля т.е. накачкой.Однако наиболее эффективным считается метод возбуждения полупроводников электрическим током, осуществляющим инжекцию электронов и дырок в область р-п перехода полупроводникового диода. Создаваемые таким образом инжекционные полупроводниковые лазеры.((12))

Граница между p и n областями представляет собой кристаллографическую плоскость в полупроводнике с шириной запрещенной зоны, с одной стороны которой он легирован мелкой примесью до концентрации ND, а с другой стороны – мелкой акцепторной примесью до концентрации NA. Такой переход называется резким. Так как при комнатной температуре (300 K) вся легирующая примесь ионизирована, то nn0 = ND, pp0 = NA: здесь первый подстрочный знак (n, p) определяет тип проводимости рассматриваемой области, а индекс «0» означает состояние термодинамического равновесия. До приведения в контакт как n-, так и p-области электрически нейтральны, так как положительный заряд ионизированных доноров и отрицательный заряд ионизированных акцепторов, расположенных в узлах кристаллической решетки, полностью компенсируется (экранируется) зарядом свободных носителей – отрицательных электронов и положительных дырок соответственно, т.е. характерна собственная проводимость.

Требуемое распределение доноров и акцепторов создается различными технологическими приемами сплавлением полупроводников рип типов, добавлением нужной примеси в расплав при росте кристалла,диффузией примесей из газовой или жидкой фазыв кристалл, метод ионной имплантации т.д. Акцепторами являются атомы элементов, принадлежащих тем столбцам таблицы Меделеева, которые расположены слева от группы, содержащий основной элемент полупроводникового кристалла. Доноры принадлежат группе, расположенной справа от основного элемента. Типичный пример акцепторной примеси атомы элементов III группы (В, Al, Ga, In) в элементарных полупроводниках IV группы - Ge и Si. В сложных полупроводниках А. п. могут бытьатомы электроотрицат. элементов (О, S, Se, Те, С1 и др.)

Типичный пример Д. п.- примеси элементов V группы (Р, As, Sb, Bi) в элементарных полупроводниках IV группы - Ge и Si. В сложных полупроводниках роль Д. п. могут играть атомы электроположительных элементов (Сu, Zn, Cd, Hg и др.)

В равновесном полупроводнике с р-п переходом в отсутсвие тока через переход концентрация основных носителей – дырок в дырочной области Рр велика и постоянна. В области прехода концентрация дырок уменьшается и в электронной области, где дырки являются неосновными носителями, принимает малое значение Рр. Аналогично, концентрация электронов изменится от большого значения Пп в п области(основные носители) до малого значения Пр в р области( неосновные носители).

Если к переходу приложено внешние напряжение так, что + источника напряжения Соединен с р областью, а – с п областью, то через переход течет положительный ток. При этом дырки из р-области устремляются в п область, а электроны из п области в р область. Дырки , пришедшие в п область, и электроны, пришедшие в р область, становятся в этих областях неосновными носителями. Они должны рекомбинировать с соответствующими им носителями, имеющимися в р и п областях, прилегающих к р-п переходу.

Рекомбинация происходит не сразу, и поэтому вдоль по току в некотором обьеме за пределами перехода концентрации электронов в р- области и дырок в п области заметно превышают их равновесные значения Пр и Рп в этих областях. Тогда для компенсации обьемного заряда из подводящих ток электродов в этот оббьем поступают в п область электроны, а в р область –дырки. В результате концентрация носителей двух типов по обе стороны от перехода увеличивается т.е вблизи перехода возникает квазинейтральная область повышенной проводимости. В этом состоит явление инжекции носителей в р-п переход. Распределение концентрации носителей при инжекции показано в нижней части рис2 наряду с их равновесным распределением ( в отсутствии тока)

Рис 3 Квазиуровни Ферми в невырожденном р-п переходе: а) без инжекции, б) при инжекции, косая штриховка показывает области, заполненные электронами. ((2))

В приближении малой по сравнению с длинной диффузии электронов и дырок толщины перехода концентрация инжектированных носителей на границах р-п перехода состовляет для невырожденных полупроводников

Где е-заряд электрона, падение напряжения на переходе. При Т=300К имеем е/кТ=40В^-1. Поэтому небольшое напряжение сильно меняет концентрацию неосновных носителей на границах р-п перехода. При U=0.25В изменение составит е^10=10^4 раз.

Опишем далее зонную структуру полупроводника с р-п переходом . Для собственных полупроводников ширина запрещенной зоны является характерной константой. В полупроводниках р-типа акцепторные примеси дают уровни энергии, расположенные внутри запрещенной зоны и примыкающие к потолку валентной зоны. При большой концентрации примесей их уровни сливаются с валентной зоной и тем самым уменьшают ширину запрещенной зоны, подрезая ее сверху. Следовательно, в одном и том же полупроводниковом кристалле в р-области запрещенная зона распологается выше, а в п-области-ниже.

При переходе из одной области в другую, т.е. при р-п переходе, границы зон изменяются непрерывно таким образом, чтобы запрещенная зона р-области непрерывно переходила в запрещенную зону п-области. В результате зонная структура равновесного полупроводника с р-п переходом преобретает вид, схематически представленный на (рис.3 а). Кроме того, в равновесном полупроводнике уровень Ферми, единый во всем обьеме кристалла, в области преобладания акцепторов должен лежать ниже середины запрещенной зоны, а в области преобладания доноров-выше. Сдвиг запрещенных зон р-и-п областей по отношению друг к другу в полупроводниках с р-п переходом необходим, как это видно из (рис.3а), для того, чтобы один и тот же уровень Ферми был расположен одновременно ниже середины запрещенной зоны в р-области и выше середины в п-области.

При инжекции носителей, когда на р-п переход подается напряжение U, равновесие нарушается, сдвиг заперщенных зон в р-и-п областях по отношению друг к другу уменьшается на велечину еU, и что наиболее существенно, уровень Ферми F разбивается на квазиуровни Ферми для дырок и элктронов Fп и Fр, существенно отличные друг от друга в окресности перехода. На большом удалении от области прехода они снова сливаются, но в близи перехода разность Fп и Fр равна:

В теории полупроводников справедливость соотношений (17) и (18) вытекает из простых энергетических соображений. Ход квазиуровней Ферми в р-п преходе при инжекции неосновных носителей в невырожденном полупроводнике показан на (рис3 б). В невырожденном т.е. слабо легированном полупроводнике даже при сильной инжекции трудно раздвинуть квазиуровни Ферми Fп и Fр так, чтобы выполнялись условия инверсии(17). Именно этот случай показан схематически на (рис 3). Если же р-и-п области кристалла легированы сильно, то электронный и дырочный газы в соответствующих областях кристалла могут быть сильно вырождены. Критерием вырождения ферминов является существенное отличие их распределения по энергиям от больцмановского. Из формулы (18) и (рси 3) видно, что это отличие, малое при , заметно уже при ( слабое вырождение). Так как в запрещенной зоне электронов нет, нижней границей их энергий является положение дна зоны проводимости. Аналогично, при сильном вырождении дырок их уровень Ферми Fп должен лежать внутри валентной зоны.

Уровен ьФерми представляет собой некоторую характерную энергию, зависящую от типа полупроводника, его состояния, его состава. Для нашего рассмотрения существенно, что положение уровней Ферми однозначно связано с концентрацией носителей. Если при сильном легировании ионизирующими примесями р или п типа концентрация носителей превышает так называемую эффективную плотность состояний в валентной зоне или в зоне проводимости, то уровень Ферми распологается внутри соответствующей зоны, и дырочный или электронный газ становится вырожденным. Для справок укажем, что при температуре 300К и равенстве эффективной массы носителя массе покоя свободного электрона эффективная плотность состояний примесей, по привышении которой полупроводник вырождается, состовляет 2.5*10^19см^3.

Итак в лазерных диодах целециобразно применять сильно легированные полупроводники, в которых электронный и дырочный газы в п-и-р областях сильно вырождены. Тогда даже без инжекции уровень Ферми лежит в р области внутри валентной зоны и в п области внутри зоны проводимости(рис 3 а). Искажение зонной структуры вблизи р-п перехода при инжекции носителей заряда в положительном направлении приводит к выполнению условия инверсии (19), как это показано схематически на (рис 3 б) ((5)). Ширина активной области, в которой

может быть значительно больше технологической ширины перехода. В этой области в спектральном интервале (20) созданы условия для усиления на вынужденных рекомбинационных переходах зона – зона ((2)).

Лазерный эффект при инверсии методом инжекции носителей в р-п переход реализован во многих однодлинных прямозонных полупроводниках. Одним из лучших является лазер на арсениде галлия.

Диод представляет собой тонкий срез монокристалла GaAs с поперечными и продольными размерами порядка 0.1-1мм. Образец вырезан из сильно легированного материала п-типа. После диффузии или имплантации р-типа верхняя часть образца приобретает проводимость р-типа, и недалеко от поверхности (10-100мкм) образуется планарный слой р-п перехода толщиной 1-10 мкм. Контактные поверхности р-и-п областей покрываются золотом. Кристалл крепится к теплопроводящей подложке обычно п-областью. Наилучшей подложкой является алмаз, часто используется сапфир. При подаче напряжения на выводы р-п-переход генерирует излучение, длина волны которого для арсенида галлия составляет λ=0,75 -0,9 мкм (инфракрасная область). При пропускании большого тока в прямом направлении инверсия возникает в тонком слое р-п перехода. Коэффициент усиления велик, поэтому боковые грани кристалла (п=3.6;R=30%) могут играть роль френелевских зеркал, и генерация возникает при малой длине кристалла. Одним из удачных технологических приемов образования совершенных плоскопараллельных зеркал резонатора полупроводникового лазера является скалывание боковых граней кристалла. Излучение из лазера выходит через узкие полосы, образованные пересечением активного слоя с частично отражающими гранями кристалла. Характерные угловые размеры диаграммы излучения, соответствующей этому сечению, состовляет 5 ͦх50 ͦ. Более высокая направленность может быть достигнута при помощи внешнего резонатора. Тогда грани полупроводникового диода должны либо просветлены, либо ориентированы под брюстеровским углом к оси резонатора. Как правило, техническое осуществление таких конструкций встречает серьезные трудности.

Кп.д. определяемый как отношение мощности генерируемого излучения к мощности накачки, рассеиваемой диодом, прямо пропорционален внутреннему квантовому выходу рекомбинационного излучения ηвнутр (19) и отношению энергии запрещенной зоны Еg, выраженной в вольтах, к падению напряжения на диоде Еd:

При ηвнутр , приближающемся к 100%, и малом падении напряжения на подводящих проводниках и в материале р-и п-областей кристалла значение η может быть очень велико. В случае арсенида галлия при охлаждении жидким азотом к.п.д. лазеров достигает 70-80%, так что инжекционные полупроводниковые лазеры представляют собой самые эффективные лазеры. Однако их мощность невилика прежде всего в силу малости размеров области р-п перехода. В непрерывном режиме при излучающей поверхности в 10^-4см2 излучаемая мощность достигает 10Вт. Выходная мощность лазера пропорциональна квантовому выходу и превышению плотности тока накачки Jнад ее пороговым значением Jпор:

С ростом температуры в силу увеличения роли безызлучательной рекомбинации значение ηвнутр падает. Кроме того, с ростом температуры резко уменьшается разность скоростей вынужденного излучения и поглощения (17), определяющая коэффициент усиления. Учитывая условие (18), определяющее возможность получения инверсии в полупроводниках, и используя определения квазиуровней Ферми (20), можно заметить, что первый член (21) падает с ростом температуры, а второй возрастает. В результате для получения положительного усиления приходится увеличивать ток инжекции. Это приводит к резкому возрастанию пороговой плотности тока с температурой. При увеличении тока кристалл разогревается, и при некоторой температуре непрерывный режим генерации становится возможным. Величина допустимой температуры непрерывного режима работы полупроводникового лазера определяется конструкцией диода и возможностями теплоотвода. При гелиевой температуре удается отвести от диода 30-40Вт тепла, при охлаждении жидким азотом 10Вт, при комнатной температуре около 1Вт((8)).

Характер зависимости значения пороговой плотности тока от температуры существенно определяется конструкцией диода и условиями его работы. Для лазеров на основе арсенида галлия в районе пропорционально Т^3, что является очень сильной зависимостью. При 77К для этих лазеров характерно значение:

В диапазоне от гелиевых до комнатных температур пороговая плотность тока лазеров арсенида галлия возрастает от 10^2 до 10^5 А/см^3.

Таким образом, в непрерывном режиме ограничение мощности излучения полупроводникового лазера обусловлено перегревом кристалла током накачки.

В импульсном режиме при длительности тока инжекции 0.5-1 мкс для арсенида галлия при азотной температуре мощность излучения состовляет около 100Вт. Как обычно, ограничение мощности в импульсном режиме обусловлено оптическим саморазрушением кристалла. При комнатной температуре для этих лазеров реализуется импульсно-периодический режим работы с частотой следования импульсов излучения до 10кГц и пиковой мощностью в несколько ватт.

Существенное улучшение характеристик полупроводниковых лазеров прежде всего резкое снижение пороговой плотности тока и связанная с этим возможность работы в непрерывном режиме при комнатных температурах были достигнуты применением анизотропных гетеропереходов.

1.2 Применение инфракрасного полупроводникового лазера в оптических линиях связи.

Излучение гетеролазеров испытывает меньшую дисперсию и поэтому более эффективно может быть согласовано с волоконными световодами. Для оптической связи наиболее подходящим является симметричный двойной гетеропереход с полосковыми контактом или гетероструктура с раздельными оптическими и элетронным ограничениями (рис 5) ((12)).

Для использования в системах оптической связи к лазерному источнику света предъявляют следующие основные требования: непрерывный или квазинепрерывный режим работы при температуре не ниже комнатной; стабильная одномодовая генерация;низкий пороговый ток; линейная зависимость выходной мощности от тока; малая излучающая площадь, позволяющая получить высокий коэффициент связи с волокном; высокая кратковременная и долговременная стабильность мощности излучения; высокая монохроматичность;высокая яркость излучения и высокий срок службы (порядка 10ч или 12 лет). Гетеролазеры, используемые в оптической связи, относятся к полосковым лазерам. Полосковый лазер - это полупроволниковый лазер, в котором активная область (область генерации) выполнена в виде полоски

Рис. 4. Схема лазерной гетероструктуры с раздельным

электронным и оптическим отражением

В гомолазерах возможна перестройка спектра к генерация в широком диапазоне спектра за счет выбора компонентов р-n-перехода. Но активная область гомолазера неоднородна, имеет градиенты концентраций электронов н дырок и характеризуется зависимостью коэффициента усиления от координаты. Из-за неоднородности активная

область гомолазера может уменьшиться до очень малых размеров, что приведет к срыву генерации. В полосковых гетеролазерах активный слой более однороден, требуется меньшая мощность для генерации излучения и можно реализовать одномодовый режим генерации. Для обеспечения устойчивой олномодовой генерации разработа

⇐ Предыдущая 1 23