Файл: Панков Ж. Оптические процессы в полупроводниках пер. с англ.pdf

11.Weiser К., Wood J. F., Appl. Pliys. Lett., 7, 225 (1965).

12.Johnson M. R ., Holonyak N., Jr., Sirkis M. D., Boose E. D., Appl Plivs

'17* Ьасов H. Г., Грасюк А . 3., Ефимков В . Ф., Зубарев И . Г., Нашулии В. А. Попов 10. М ., Journ. Phys. Soc. (Japan), 21, Suppl. 277 (1966).

18.Oatley C. W., Nixon W. C., Pease R. F. W., «Scanning Electron Microsco­

py», Advan. in Electronics and Electron Phys., ed. L. Marton, 21, 181 (1965).

19.Hurwitz С. E., Appl. Phys. Lett., 9, 420 (1966).

20. Wittry D. B., Journ. Appl. Phys., 29, 1543 (1958).

21.Casey II. C., Journ. Electrochem. Soc., 114, 153 (1967)

22.Махов А . Ф., ФТТ, 2, 2161 (1960).

Cosslett V. E., Thomas R. N., British Journ. Appl. Phys., 15, 1283 (1964)

(разливные определения, области проникновения).

23.Klein С. A ., Appl. Pliys., 39, 2029 (1968).

Г Л А В А

ПРОЦЕССЫ С УЧАСТИЕМ КОГЕРЕНТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Здесь будет рассмотрен целый ряд эффектом, которые возни­ кают в ответ на возбуждение когерентным излучением. Некоторые из них обусловлены изменениями в рекомбинационных процессах, которые значительно легче вызвать благодаря высокой интенсив­ ности лазерного излучения, чем с помощью пекогереитного света. Другие эффекты жестко связаны с определенными фазовыми соот­ ношениями между двумя колебаниями. Одним из этих колебаний является падающее когерентное излучение, другим может быть еще одна электромагнитная волиа пли когерентное колебание кристаллической решетки. Будет показано, как излучение может усиливаться или ослабляться и каким образом может смещаться его частота.

§і. ФОТОН-ФОТОННЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ

ВПОЛУПРОВОДНИКАХ

Будут описаны два очень различных типа взаимодействий меж­ ду электромагнитными волнами: в первом случае пучок лазерного излучения изменяет излучательные характеристики инжекцпонного лазера, во втором — когерентные фотоны взаимодействуют благодаря нелинейным характеристикам полупроводника, генери­ руя оптические гармоники и вызывая биение частоты (гетеродини­ рование).

Первый тип реализуется во взаимодействиях между лазерами и представляет значительный практический интерес. Большие надежды возлагаются на использование полупроводниковых лазе­ ров в вычислительных машинах. Высокая скорость распростра­ нения и высокая разрешающая способность света открывают перс­ пективы быстрой обработки больших объемов информации. Полу­ проводниковые лазеры благодаря их быстродействию и малым раз­ мерам, по-видимому, особенно хороши для применения в вычис­ лительных устройствах. Весьма интересна возможность осуще­ ствления с помощью полупроводниковых лазеров логических опера­ ций, в которых все обрабатываемые сигналы находятся в виде оптической энергии, а входной электрический сигнал является только источником энергии, а не информации.

Основными рабочими процессами в разрабатываемых лазер­ ных цифровых устройствах являются усиление, насыщающееся поглощение и гашение лазерного излучения. Уже продемонстри­ рованы оптические коммутаторы, логические ячейки, мультивиб­ раторы, сумматоры, полусумматоры, инверторы и т. д. [1, 23, 46].

1. Гашение лазера другим лазером [2, 3)

Рассмотрим структуру, изображенную на фиг. 12.1, где излу­ чение лазера 1 может распространяться в плоскости перехода лазера 2 под углом к направлению генерации лазерных мод последнего. Инверсная населенность в лазере 2 распределена однородно, одна­ ко когерентное излучение генерируется в направлении, для которого наиболь­ шая вероятность вынужденного излу-

Ф п г. 12.1. Гашение ннжекцпонного лазера 2 нпжекциоииым лазером 1.

чения обеспечивается обратной связью, осуществляемой с по­ мощью зеркал резонатора Фабри — Перо. Когда когерентное излучение лазера 1 пересекает лазер 2 , это излучение вынуждает последний излучать в направлении падающего пучка (которое составляет определенный угол с нормальными модами лазера 2). Если излучение лазера 1 более интенсивно, чем излучение в нор­ мальной моде, то инверсная населенность в лазере 2 обеспечивает более сильное излучение в поперечном направлении, чем в на­ правлении нормальных продольных мод. Следовательно, инверс­ ная населенность становится меньше значения, необходимого для генерации нормальных лазерных мод, и происходит срыв гене­ рации лазерного излучения в лазере 2. Энергия, «похищенная» у этого лазерного процесса, добавляется к гасящему излучению, которое выходит из лазера 2 усиленным. Особенности усиления

втакой структуре будут обсуждены в следующем пункте. Для улучшения условий гашения лазера должна бытъ опти­

мизирована оптическая связь^между двумя диодами. Как показано на фиг. 12.2, это достигается путем использования общего р — п- лерехода для двух лазеров [4].

В паре лазер — гаситель выходная мощность лазера линейно уменьшается с ростом входной. Соответствующая переходная характеристика показана на фиг. 12.3. Пара лазер — гаситель может быть использована в качестве инвертора — бистабильного элемента вычислительной техники [6].

280Глава 12. Процессы с участием когерентного излучения

Вдругом варианте бистабильной работы инжекционный лазер может излучать или ие излучать когерентный свет при постоян­ ном уровне входного электрического сигнала [7]. Такой биста­ бильный режим достигается в структуре двойного диода, где

Направление

генерации гасителя

Травленая грань гасителя

Направление генерации лазеру

Ф п г. 12'.2. Схематическая диаграмма пары лазер — гаситель [4].

Больш ая выходная мощность генератора <р^ мВт

Ф и г . 12.3. Кривые гашения, или переходные характеристики, для струк­ туры, показанной в верхней части фигуры [5].

Размеры указаны в милах (1 мил = 2,54 ІО-5 м).

одна часть диода осуществляет оптическую накачку, другой. Через части диода пропускаются токи разной плотности, причем часть с меньшим уровнем электрической накачки работает как насыщающийся поглотитель: поглощение в этой части умень­ шается с увеличением интенсивности излучения, проникающего из другой части диода [8]. (Насыщение поглощения наблюдалось

в массивных образцах: при плотности светового потока порядка ІО5 Вт/см2 с энергией фотонов 1,47 эВ при 77 К пропускание пла­ стины из GaAs, легированного Ми, увеличивалось в 14 раз [9].)

Прибор со структурой двойного диода при одном и том же токе инжекции имеет два устойчивых состояния. В одном состоя­ нии он излучает когерентный свет, в другом — излучает спон­ танно. Переключение осуществляется с помощью короткого запус­ кающего импульса, обеспечивающего насыщение поглощения. Как только в устройстве возникает лазерное излучение, оптиче­ ский поток в направлении генерации оказывается достаточным для удержания поглотителя в насыщенном состоянии. Пере­ ключение может быть осуществлено также путем оптической накачки от внешнего источника света.

*

2, Усидение

Генерация когерентного излучения в инжекционном лазере может быть предотвращена путем нанесения антиотражающих покрытий на грани резонатора Фабри — Перо [таким образом обеспечивается R = 0 в формуле (9.15)]. Возникновение лазер­ ного излучения может быть предотвращено также в случае, если одна из граней поворачивается на угол более 3°, так что отражен­ ное излучение не захватывается активной областью. В отсутствие обратной связи, обеспечивающей фазовую когерентность, излу­ чение смещенного в прямом направлении диода будет в лучшем случае сверхсвечением.

Если внешнее когерентное излучение с длиной волны, близ­ кой к длине волны спонтанного излучения диода, вводится в об­ ласть р — ?г-перехода, это когерентное излучение усиливается благодаря вызываемой им излучательной рекомбинации в пере­ ходе.

Для очень малых входных сигналов когерентного излучения удалось получить усиление более тысячи [10]. Однако с увеличе­ нием интенсивности входного сигнала усиление стремится к насы­ щению (фиг. 12.4). При полном насыщении вся излучательная рекомбинация происходит на усиливаемой моде. Тогда уровень выходной мощности при насыщении оказывается сравнимым с уровнем, получаемым в случае, когда усилитель работает как лазер. Следовательно, уровень, при котором происходит насыще­ ние выходной мощности, увеличивается с ростом плотности тока через р — п-переход усилителя.

Необходимо отметить, что так же, как в паре лазер — гаситель, выходная мощность на усиливаемой длине волны растет за счет других возможных мод внутри широкого спектра спонтанного излучения усилителя. Причиной такой перестройки в распреде­ лении мод является то, что вынужденные переходы, обусловлен­

2S2 Глава 12. Процессы с участием когерентного излучениия

ные входящим когерентным излучением, делают рекомбинацию пар внутри усиливаемой моды более вероятной, чем рекомбина­ цию через многочисленные возможные каналы спонтанных пере­ ходов.

Если входной сигнал имеет длину волны, отличную от длины волны максимума спонтанного распределения излучения усили-

Ф п г. 12.4. 1 — зависимость уснлсчшя от величины входного сигнала (диапазон малых сигналов); 2 — зависимость интенсивности на выходе

(относительные единицы) от величины входного сигнала 110].

Диод из GaAs. Ток усилителя был равен 7 А.

теля в стационарном режиме, то интенсивность в спонтанном максимуме P sp уменьшается с ростом входного сигнала Р т в соот­ ветствии с выражением [11]

Р sp (Рin) — Р sp (0) ехр (—^ ^ - ) 1

где Р * — коэффициент, типичное значение которого лежит в ин­ тервале 0,04—0,08 Вт.

Для практических применений важной задачей является осуществление эффективной связи между лазером и усилителем. Удачным решением является использование для выполнения обеих функций одного и того же р — н-перехода, в котором (как показано на фиг. 12.5) генератор отделен от усилителя очень уз­ ким зазором. В результате улучшения связи между лазером и усилителем происходит наложение модовой структуры излу­ чения лазера на спектр сверхсвечеиия усилителя. Следовательно, при нулевом входном сигнале иа выходе регистрируется сверх­