Файл: Страховский Г.М. Основы квантовой электроники учеб. пособие.pdf

Таким образом, для лазера с размерами 0,3 X 0,3 мм2 при толщине активной области 10~4 см объем активного вещества составляет всего Ю - 7 см3, т. е. он во много раз меньше объема самого лазера.

Расходимость излучения диода близка к диффракционной, т. е. равна примерно , где X — длина волны излучения, a R — характер-

ный размер излучающей области. Для стандартных полупроводнико­ вых лазеров на GaAs (легированных Zn) при температуре 77° К рас­ ходимость луча в плоскости р-п-перехода около 3°, а в плоскости, пер­ пендикулярной к плоскости р-п-пе- рехода, 15—25°. Разная расходимость луча в разных плоскостях понятна, так как в первом случае размер R определяется размером грани лазера (доли миллиметра), а во втором — размерами излучающей области

(10 мкм на рис. 9.5).

но, что работа лазера сильно зависит от температуры. Прежде всего изменение температуры приводит к сдвигу спектра излучения полу­ проводникового лазера. С одной стороны, это происходит вследствие изменения показателя преломления материала лазера и, следователь­ но, сдвига собственных частот резонатора лазера, с другой — в ре­ зультате сдвига вершины линии люминесценции. От температуры также существенно зависит такая важнейшая характеристика лазера, как плотность порогового тока ( / п о р ) . т - е. тока, при котором начи­ нается генерация.

Выведем зависимость плотности порогового тока от параметров лазера, используя формулу (1.34) для порогового коэффициента уси­

228

Будем считать, что генерация в лазере определяется инжекцией электронов в р-область. Тогда очевидно, что коэффициент усиления пропорционален плотности инжектируемых электронов, а плотность

туре. Дело в том, что при протекании тока через лазер он перегре­ вается (при больших плотностях токов) и выходит из строя.

В последнее время удалось уменьшить пороговые токи и получить непрерывный режим генерации при использовании так называемых гетеро-структур.

В § 9.4 были рассмотрены принципиальная схема инжекции носи­ телей тока через р-я-переход и механизм возникновения генерации в инжекционном лазере. Однако для инжекционного лазера на GaAs этот механизм более сложный, поэтому рассмотрим его отдельно. Прежде всего обсудим процессы излучательной рекомбинации в р-п-

239

переходе, а для этого разберем процессы излучения в однородных материала GaAs р- и «-типа. Здесь могут наблюдаться все три процес­ са излучательной рекомбинации, показанные на рис. 9.1. Если сум­ мировать имеющиеся экспериментальные данные, то оказывается, что в однородных материалах р- и п-типа в зависимости от концентрации примесей наблюдаются четыре линии излучения. Первая линия обус­ ловлена переходом свободной дырки в зону проводимости или на мелкий донорный уровень, вторая линия —переходом свободного электрона на акцепторный уровень, третья (основная) линия в одно­ родном материале р-типа — переходом с донорного уровня на акцеп­ торный и, наконец, четвертая линия — переходом с донорного уровня в валентную зону. Эта линия наблюдается только при большой кон­ центрации акцепторов.

Теперь об излучении в р-п-переходе GaAs. Экспериментально найдено, что в сильно легированных диодах преобладает электронная инжекция в р-область. В этом случае источником излучения является р-область, а линия излучения аналогична основной линии излучения в однородном материале р-типа (третья линия). Так будет для боль­ шинства полупроводниковых лазеров, хотя при малых концентрациях доноров и высоких температурах может наблюдаться инжекция дырок в n-область. При этом линия излучения соответствует второй линии. Однако, так как в большинстве инжекционных лазеров пре­ обладает электронная инжекция в р-область, то ниже будем обсуж­ дать именно этот случай.

В настоящее время недостаточно хорошо изучена зонная структура вблизи краев зон в сильно легированных полупроводниковых мате­ риалах. Поэтому в теоретических расчетах исходят из ряда моделей. Известно, однако, что в сильно легированных полупроводниковых ма­ териалах вместо примесных уровней появляются примесные зоны. При высоких концентрациях примеси примесные зоны могут сливаться с собственными зонами полупроводника настолько, что их уже не­ возможно различить.

Одна из наиболее широко используемых моделей энергетического спектра полупроводника в активной области инжекционного лазера

ведется отсчет энергии).

Появление «хвоста» плотности состояний зоны проводимости свя­ зано с мелкими донорными уровнями в сильно легированном полу­ проводниковом материале.

240

Механизм лазерного излучения связан с переходом электронов из состояний в «хвосте» зоны проводимости в узкую примесную зону. В равновесии уровень Ферми лежит вблизи этой узкой примесной зоны. Вследствие высокой плотности состояний в примесной зоне квази­

§ 9.7. Другие полупроводниковые лазеры

р-п переход очень удобен для накачки полупроводниковых лазе­ ров, но вместе с тем при создании p-n-переходов возникает ряд труд­ ностей.

Ряд полупроводников невозможно легировать до нужного уровня и даже когда удается создать /?-п-переход другие трудности не позво­

жат зеркалом открытого лазерного резонатора. В отличие от инжек­ ционного лазера толщина активного слоя при возбуждении электрон­ ным пучком зависит от энергии электронов и может достигать сотен микрометров.

Другим методом возбуждения полупроводниковых лазеров являет­ ся м е т о д о п т и ч е с к о й н а к а ч к и . Полупроводник облу-

241