Приборы и устройства оптического и СВЧ диапазонов

		291
	Подставляя в (12.22) выражения для		(8.8) и (5.23), окончательно, для плот-
	ности порогового тока при T→00К, можно записать
	jпор	=	8π 2 ed (1 − r)τn3		(12.23)
			λ2 L
	Здесь n – показатель преломления активного вещества, L –				длина резонатора, r –

коэффициент отражения зеркал резонатора. Подставляя в (12.23) е=4,8 10-10 ед. CGCE=1,44 СИ, d=10мкм. r =0.3, τ = 10-10с, λ = 0.84 мкм, L = 100мкм, получим jпор= 103 А/см2.

12.1.4.Оптические и электрические свойства полупроводниковых лазеров

Моды излучения. Модовая структура полупроводникового лазера определяется в первую очередь геометрией резонатора. Резонатор Фабри-Перо образован двумя гранями полупроводникового кристалла, параллельными плоскости zOy, причем толщина кристалла L всегда мала. Очевидно, что в объемном резонаторе существуют моды ТЕ и ТМ. Анализируя трехмерный случай, можно выделить следующие типы мод (рис. 12.8) [33].

а) Продольные моды (распространяющиеся вдоль оси 0z). Это моды резонатора Фабри-Перо. Расстояние между такими модами составляет несколько ангстрем.

б) Боковые моды (распространяющиеся вдоль оси 0y).Они зависят от способа получения поверхностей кристалла, от ширины резонатора, ширины полоски. Обычно наблюдается несколько мод низкого порядка, отстоящих друг от друга на несколько десятков ангстрем.

в) Поперечные моды (вдоль оси Ох). Эти моды перпендикулярны плоскости p-n-перехода и обусловлены разностью показателей преломления. Очевидно, что обычно стремятся к тому, чтобы возбуждалась только основная мода. При этом толщина активного слоя в лазерах должна быть менее одного микрометра. В лазерах с шириной полоски (толщиной активного слоя) более 20 30 мкм обычно наблюдается резкий переход через порог, что ведет к возбуждению мод высокого порядка.

Рис. 12.8. К определению типов мод в резонаторе полупроводникового лазера

Пороговый ток [22]. Пороговый ток сильно зависит от температуры, и эта зависимость имеет вид

292

I S = I 0 exp T T0

где T0 = 120 0К.

В полупроводниковых лазерах с простой гетероструктурой пороговый ток уменьшается с увеличением расстояния между p-n-переходом и гетероструктурой. В лазерах с двойной гетероструктурой он пропорционален объему резонатора. Температурные зависимости порогового тока в инжекционных лазерах разного типа с арсенидом галлия в качестве рабочего вещества представлены на рис.

12.9 [28]

Рис. 12.9. График температурной зависимости пороговой плотности тока в инжекционных лазерах различных типов на основе арсенида галлия.1- диффузионные диоды, 2-эпитаксильные сильно легированные диоды, 3- гетероструктуры, 4-двусторонние гетероструктуры

Модуляция излучения. Самый простой метод модуляции излучения полупроводниковых лазеров состоит в модуляции тока инжекции j. Если инжекционный ток превышает пороговый ток, то наблюдается некоторая задержка генерации излучения, описываемая приближенным выражением

te = t0 ln(	j
		) .
	j − jпор

Поскольку электрические и оптические явления, наблюдающиеся в лазере, взаимосвязаны, при высоких частотах модуляции наблюдается резонанс между инжектируемыми носителями заряда и электрическим полем. Резонансная частота νr тем выше, чем больше отношение j/jпор (рис.12.10). Она дается формулой

vr	=	m		1	(	j	− 1) ,
		2π				jпор
			τnτp

где τn и τp - времена жизни электронов и дырок по отношению к спонтанной рекомбинации, а m - логарифм коэффициента усиления по току (типичные значения m лежат между 1 и 3). Рассматриваемые явления подобны тем, которые наблюдаются в газовых лазерах. На рис. 12.10 представлены типичные кривые зависимости мощности излучения от частоты модуляции тока накачки.

293

Рис.12.10.Зависимость излучаемой мощности от частоты модуляции при разных значениях отношения тока модуляции к пороговому току. Ниже порога показана аналогичная зависимость для светодиода (штриховая)

Основные характеристики полупроводниковых лазеров. К числу основных характеристик полупроводниковых лазеров, определяющих возможность их использования в системах связи и передачи информации, относятся: мощность излучения и ее зависимость от тока модуляции, диаграмма направленности излучения, спектр излучения, срок службы

1. Выходная мощность, эффективность и к.п.д. лазера [22]. Если ток накач-

ки превышает пороговое значение, то избыток мощности накачки над пороговым значением может быть полностью преобразован в мощность когерентного излучения (даже если внутренний квантовый выход излучательной рекомбинации заметно меньше единицы), поскольку эффективное излучательное время жизни избыточных носителей тока убывает с ростом интенсивности электромагнитного поля.

Во внешнюю среду выходит некоторая часть f (функция выхода) когерентного излучения, генерируемого в активной среде, которая зависит от характеристик резонатора и внутренних потерь α. Для продольных типов колебаний в плоском резонаторе при незначительном превышении порога генерации в стационарном режиме величина f может быть представлена в виде [22]

		1		−1
f (α , L, R) = 1 + αL / ln					,
		R R	2
		1

причем суммируется излучение, испускаемое в обе стороны; если же одно зеркало глухое, то

		1 −1
f (α , L, R) = 1 + 2αL / ln			.
		R
Выходная мощность инжекционного лазера
P = (Hω / e)η p f (α , L, R)( j − jпор )
где j — ток накачки; jпор — пороговый ток; ηp—			эффективность накачки,

т. е. отношение числа электронно-дырочных пар, образующихся в активной области лазера, к числу электронов, расходуемых на создание электронно-дырочных пар за то же время. Величина ηp может отличаться от единицы вследствие утечек мощности накачки и неполного совпадения рабочего объема активной области лазера с объемом, в котором действует накачка. Для лазера с электронным возбуждением

P =	Hω	ϖ (1 − r) η		f (α , L, R)( j − j		)
			p		пор
	e EI

Hω / Hω p

294

где ϖ — энергия быстрых электронов; r — коэффициент их отражения от поверхности; ЕI — средняя энергия, расходуемая на образование одной электрон- но-дырочной пары. Согласно [22], по эмпирическим данным эта энергия составляет

EI ≈ 2.8Eg + δE

где δE = 0.5 −1.0 эВ. С теоретической точки зрения EI определяется на основе законов сохранения энергии и импульса при ионизационных потерях энергии быстрыми электронами. Предельная эффективность лазера с электронным возбуждением ограничивается отношением Hω / EI и составляет около 0,3 (посколь-

куHω ≈ Eg ).

Для лазера с оптическим возбуждением фотонами с энергией Hω p

P = Hω (1 − R )η f (α , L, R)(J − J ) ,

ω p p пор

H p

где J и Jпор — поток фотонов накачки и его пороговое значение соответственно; Rp — коэффициент отражения фотонов накачки. Отношение на-

зывают энергетическим выходом. Коэффициент полезного действия определяется отношением мощности Р к полной затрачиваемой мощности, включая мощность, теряемую в схемах формирования потока накачки (питание электронной пушки и фокусирующей системы, питание лазера или лампы накачки и т. д.), и поэтому зависит от конкретных устройств. В инжекционном лазере следует учесть джоулевы потери в объеме полупроводника и в контактах, определяемые током накачки и остаточным сопротивлением Rs. Тогда к. п. д.

η = P /(IU + I 2 Rs )

где U — напряжение, приложенное к p–n -переходу и близкое по величине к

Hω / e .

Дифференциальной эффективностью инжекционного лазера называют величину

ηдиф = dP / d (IU ) = (Hω / eU )η p f (α , L, R)	(12.24)
максимальные значения которой достигают 0,7 —0,8. Согласно	формуле

(12.24) дифференциальная эффективность, описывающая наклон выходной характеристики [например, ватт-амперной Р(j) рис.12.11], представляется постоянной величиной. На практике встречаются некоторые отклонения от идеализированной модели.

Уменьшение ηдиф и даже падение выходной мощности при большой накачке обычно обусловлено тепловой перегрузкой излучающего элемента. Тепловое сопротивление и предельная рассеиваемая мощность диода сильно зависят от размеров диода и рабочей температуры. Так, в инжекционных лазерах совершенной конструкции при гелиевых температурах удается отвести 30 — 40 Вт тепла, прежде чем выходная мощность излучения перестанет расти; при охлаждении жидким азотом эта величина составляет не менее 10 Вт; при комнатной температуре — около 1 Вт.

«Смягченная» вблизи порога ватт-амперная характеристика нередко наблюдается вследствие изменения объема возбужденной области лазера

295

(т. е. за счет роста величины ηp). На сверхлинейном участке характеристики наблюдается развитие картины ближней зоны от одного яркого пятна до образования яркой полосы (в достаточно однородных лазерах).

«Жесткая» характеристика возникает в тех случаях, когда имеется неоднородность в распределении накачки вдоль оси резонатора. Резкий рост выходной мощности на начальном участке возникает вследствие оптического режимы (переходные процессы и автомодуляция). Обычно уже при небольшом превышении порога генерации возникают более или менее регулярные пульсации излучения с характерной частотой повторения 108 — 10 9 Гц. Нередко наблюдаются процессы типа перезарядки ловушек, приводящие к задержкам генерации по отношению к фронту импульса накачки на 10 — 30 нc.

Расчеты на основе скоростных уравнений показывают, что установление режима генерации носит периодический характер [22], причем период пульсаций θ интенсивности составляет (при малой глубине)

	θ 2 ≈	4π 2τ eτ p
		(I / It ) −1

где τe— время жизни электронов; τp— время жизни фотонов. Если длительность импульсов сравнима или меньше θ, то выходная характеристика существенно отличается от стационарной.

В непрерывном режиме ограничения мощности обусловливаются перегревом излучателя, в импульсном — процессами саморазрушения кристалла (главным образом торцов диода). Критические значения плотности оптического потока зависят от условий и режима работы. Для лазеров на основе сильно легированных p-n - переходов в GaAs при 770 К и длительности импульсов накачки 0,5 мкс критическая мощность, на 1 мм ширины диода, составляет около 50 Вт.

По экспериментально измеренной зависимости мощности излучения полупроводникового лазера от тока накачки можно определить пороговый ток и энергоотдачу. На кривых такой зависимости (рис.12.11) обнаруживаются нелинейности (перегибы и изломы), выраженные в той или иной степени. Кроме того, мощность, излучаемая лицевой гранью ограничивается величиной, выше которой происходит разрушение граней кристалла, что делает несовместимыми большую мощность излучения и непрерывный режим работы.

Рис. 12.11. Примерная зависимость излучаемой мощности от тока накачки P(i) для полупроводникового лазера:

a - в непрерывном режиме; б- в импульсном режиме с коэффициентом заполнения менее 10%. К.п.д лазера измеряется крутизной p/i

2.Диаграмма направленности излучения

296

Направленность излучения полупроводниковых лазеров значительно хуже, чем газовых лазеров (рис.12.12), по следующим причинам:

а) из-за большого показателя преломления полупроводникового кристалла оказываются большими углы выхода излучения из кристалла;

б) малая толщина активной зоны лазера оказывает сильное влияние на дифракционные эффекты.

Диаграмма направленности излучения полупроводникового лазера несиммитрична : ее ширина менее 200 в плоскости, параллельной переходу, и более 400 в перпендикулярной плоскости. В случае, когда существует несколько поперечных мод, наблюдается несколько боковых лепестков диаграммы направленности излучения в дальней зоне.

Рис. 12.12. Диаграмма направленности излучения полупроводникового лазера.

a - диаграмма направленности; приведена только активная зона, ширина диаграммы направленности измеряется на уровне половинной мощности; б- зависимость излучаемой мощности от угла ( во взаимно ортогональных направлениях Ох и Оу

3.Спектр излучения. В спектральной области, где можно определить коэффициент усиления резонатора, существуют только такие продольные моды, для которых длина пробега света в резонаторе туда и обратно равна целому числу длин волн. Если p-порядок моды, а λ- длина волны излучения, то для этой моды имеем

pλ = 2n(λ)L,

а для следующей соседней моды порядка p+1 с длиной волны λ1 аналогично можно написать

(p+1)λ1 = 2n(λ1)L.

Отсюда получаем следующую формулу для интервала между соседними модами:

∆λ = λ2/2nL(1-λdn / ndλ)

Таким образом, кажущийся показатель преломления резонатора есть групповой показатель преломления.

Простой числовой пример (λ = 0,9 мкм, n =3,6 и L = 300 мкм) показывает, что интервал между модами равен ∆λ =0,4нм. Этот элементарный расчет объясняет и регулярную линейчатую структуру спектра излучения полупроводникового лазера (рис. 12.13) [33].

297

Рис. 12.13. Зависимость спектра излучения полупроводникового лазера от излучаемой оптической мощности. Справа на горизонтальных осях указан масштабный множитель для вертикальной шкалы

12.2.Светоизлучающие диоды

Как выше было отмечено, наряду с лазерным диодом, широко используются светоизлучающие диоды (СИД). Особенностью работы СИД является использование для генерации спонтанного излучения [16,27,29,34].

Структура простейшего светоизлучающего диода представлена на рис.

12.14:

Рис. 12.14. Структура светоизлучающего диода

СИД строятся на основе полупроводниковых соединений типа А111 Вv

(GaAs, GaP, AlAs, InAs, GaSi). Диоды на соединениях InxGa1-xAsyP1-y, в зависимо-

сти от содержания x и y имеют рабочую длину волны в диапазоне от 1 мкм до 1.6 мкм (изменяется ширина запрещенной зоны, меняется и длина волны). Энергия выделяющихся фотонов определяется выражением (12.13).

Подставляя в (12.13) значение hc, а также зная, что 1эВ = 1.6 ×10−19 Дж, можно определить Eg в эВ, необходимую для получения излучения с λ (в мкм). Из вы-

с λ =0.38—0.78

298

ражения λ = 1.24 /(Eg − E) ,мкм, следует, что для получения видимого излучения

мкм, полупроводник должен иметь Eg > 1.7 эВ.

Внесение в полупроводник различных примесей позволяет получить свечение различного цвета. Цвет свечения зависит от соотношения токов через переходы. Для арсенид - галлиевого СИД длина генерируемого света составляет около 900 нм. При добавке к арсениду галлия примеси Al длина волны генерируемого света уменьшается и может составлять, например 780 нм.

Для получения СИД с ещё более короткой длиной волны, лежащей в видимой области спектра, необходимо применять в них арсенид-фосфид галлия или фосфид галлия. Наоборот, СИД, излучающие свет с λ=1.3 мкм, изготавливают из полупроводниковых материалов, содержащих арсенид-фосфид галлия и индия.

В отличие от лазерного диода (ЛД)-в СИД отсутствует положительная обратная связь(зеркала), кроме того длина усиливающей области обычно больше чем в ЛД и достигает 1.5 мм.

Полупроводниковые светоизлучающие диоды в силу физики процессов, происходящих в них, существенно уступают по параметрам излучения полупроводниковым лазерам. Спонтанное время жизни значительно больше, чем индуцированное, поэтому СИД является менее быстродействующим прибором. Однако относительная простота технологии изготовления, низкая стоимость и более высокий срок службы вследствие менее напряженного режима работы делают целесообразным применение СИД в системах, где широкая линия излучения не является существенным недостатком: в локальных сетях, объектовых волоконнооптических системах передач (ВОСП).

12.2.1.Устройство СИД на гомо- и гетеропереходах

В светодиодах, как и в лазерных диодах, используются как гомопереходы так и гетеропереходы. Полупроводниковые структуры на основе гетеропереходов целесообразно использовать для конструирования эффективных светодиодов с высокой излучательной способностью. В таких структурах можно удачно сочетать соответствующее легирование области рекомбинации с малым коэффициентом поглощения на длине волны излучения для окружающих областей, выполняемых для этой цели из материала с большей шириной запрещенной зоны. Локализация носителей тока в светодиоде приводит к увеличению внешней эффективности эмиссии света, а использование волноводной геометрии существенно улучшает спектральные характеристики излучателя.

Время жизни неосновных носителей в области рекомбинации зависит от концентрации в ней носителей. Если плотность инжектированных носителей мала по сравнению с равновесной, то время жизни для излучательной рекомбинации (τи) оказывается обратно пропорциональным концентрации дырок или электронов соответственно для материала р- или n-типа. Эффективность излучения зависит от соотношения времен жизни для излучательной и безызлучательной (τби) рекомбинации:

ηi	=		1			.
			+ (τ и /τ	би )
	1

299

Чтобы при той же эффективности излучения ηi увеличить быстродействие диода, необходимо уменьшить τи, за счет дополнительного легирования, не допуская при этом чрезмерного снижения τби. Следует учитывать, что для GaAs и сходных с ним соединений центры безызлучательной рекомбинации образуются при уровнях легирования, близких к пределу растворимости этой примеси при данных условиях выращивания.

На практике наиболее подходящей акцепторной примесью для соединения GaAs — AlGaAs, выращиваемого методом жидкостной эпитаксии, является германий. Уровень легирования германием может быть поднят вплоть до 1019 см−3 без заметного снижения квантовой эффективности. При этом время жизни неосновных носителей снижается по крайней мере до 5 нс. Диоды с двумя гетеропереходами при высоких уровнях легирования германием имеют времена спада и подъема свечения менее 5 нс.

Следствием столь малых значений времени затухания излучения является способность таких диодов работать при очень высоких частотах модуляции. Для диода с двумя гетеропереходами предельная частота модуляции на уровне половины выходной мощности равна 180 МГц.

Основным источником шума в структурах с гетеропереходами обычно являются плохие омические контакты. Для приборов с хорошими контактами уровень шумов собственно диодов значительно ниже уровня дробовых шумов любых реальных систем.

Важным параметром светодиода с точки зрения его согласования со световодом является яркость излучения. Не менее существенна и конфигурация диода, оптимальные размеры которой зависят от размеров волокна и его числовой апертуры, а также от того, используется ли одиночный световод или пучок волокон. Основная задача применения светодиодов в волоконнооптических системах сводится к получению необходимого уровня мощности, вводимой в световод или пучок световодов.

С точки зрения эффективности согласования с пучком световодов представляется полезной параболическая конфигурация (рис. 12.15). Внешний диаметр параболы выбирается в соответствии с диаметром пучка. С помощью такого устройства при той же плотности тока удается получать самые высокие выходные мощности, собирая свет не только с поверхности диода, но также и со всех четырех его торцов.

Рис. 12.15. Параболическая структура со светодиодом, позволяющая использовать как поверхностную, так и торцевую эмиссию света

300

Использование эмиссии света из торца привлекательно, как своей простотой, так и тем, что такое излучение имеет определенную направленность. Свет можно сфокусировать, подать на торец световода с помощью линз или просто приставить диод к световоду. В режиме некогерентного излучения можно получить световую мощность порядка десятка микроватт, тогда как выше порога, где эффективность диода и направленность его излучения значительно выше, вполне достижим уровень мощности порядка милливатта.

12.2.2.Типы конструкций СИД и их особенности

Можно выделить два типа конструкций СИД: поверхностные — с выводом излучения в направлении, перпендикулярном плоскости p-n-перехода, и торцевые СИД, излучающие в направлении, параллельном этой плоскости.

Рис. 12.16. Поверхностные СИД:

а — на двойной гетероструктуре (ДГС): 1 — волоконный световод; 2 — контакты; 3 — подложка n-JnP; 4 — широкозоновый слой n-JnP; 5— узкозоновый слой p-GaАs AsP; 6— широкозоновый слой p-JnP; 7 — диэлектрик (Si02); 8 — контакт и радиатор; 9 — активная область; б — на гомопереходе: 1— волокно; 2 — контакт; 3 — n-GaAs; 4— p-GaAs; 5—Si О2; 6— контакт и радиатор; 7— активная область

Обычно в поверхностных СИД спонтанное излучение в активном слое происходит равновероятно во всех направлениях. Преобразование энергии накачки в свет происходит с высоким внутренним квантовым выходом, близким к 100 %. Однако полное внутреннее отражение на границе раздела «полупроводник— воздух» с малым критическим углом θс=arcsin(1/n)≈l5° (n— показатель преломления полупроводника; n=3,6 для GaAs; n=3,5 для JnP) приводит к тому, что большая часть света остается в кристалле и внешняя квантовая эффективность составляет, в лучшем случае, несколько процентов. Излучение с поверхности происходит с диаграммой направленности ламбертовского типа, что усугубляет проблему ввода излучения поверхностного СИД в волоконный световод.

Наиболее рациональной является конструкция поверхностного СИД (рис.12.16), в которой волокно непосредственно стыкуется с излучающей площадкой, диаметр ее близок к диаметру сердцевины волокна. Эпоксидная смола с n=1,5 играет роль иммерсии. Необходимо помнить, что ни одна оптическая система не может повысить эффективность ввода излучения поверхностного СИД в волоконный световод, если его излучающая площадка больше сердцевины световода. Уменьшение излучающей площади, с сохранением мощности излучения, приводит к возрастанию плотности тока накачки, что сокращает срок службы