Материал: Sb95840

также за счет активизации процессов спонтанного излучения. В итоге уменьшается число индуцированных квантов, что приводит к снижению мощности излучения полупроводникового лазера. Дальнейшее повышение тока накачки может вызвать температурное насыщение зависимости P = f (I).

Спектр излучения ИППЛ зависит от соотношения усиления и потерь. До порога генерации (I < Iпор) излучение лазера носит спонтанный однопроходный характер и занимает всю полосу длин волн лазерного перехода. Такой режим можно назвать светодиодным. При превышении усиления над потерями (I > Iпор) возникает генерация, и спектральная линия излучения сжима-

ется до единиц нанометров. Дальнейшее повышение усиления (I >> Iпор) может привести к расширению зоны генерации и появлению в спектре излучения лазера дополнительных продольных мод.

Повышение тока накачки и, соответственно, превышение усиления над потерями могут сопровождаться выполнением условий генерации для так называемых поперечных мод высоких порядков. При возникновении поперечных мод высоких порядков нарушается однородность распределения усиления по координате x и распределение интенсивности в поперечном сечении пучка становится неоднородным. Эта неоднородность вызывает появление в поперечном сечении пучка полос повышенной интенсивности, ориентированных в плоскости yz, перпендекулярной плоскости p–n-перехода. С ростом тока накачки вследствие возрастания порядка мод число полос может увеличиваться.

Ширина контура усиления активной полупроводниковой среды в масштабе частоты Δν определяется функциями распределения по энергиям носителей заряда: электронов в области дна зоны проводимости и дырок в области валентной зоны. Характер распределений при прочих равных условиях зависит от температуры кристалла T, а определяемый ими разброс энергии квантов имеет порядок 2kT. С учетом соотношения Δν = Δλc / λ2 ширина контура усиления на половин-

ном уровне в масштабе длины волны получим Δλ0.5 = 2k 2max / (hc). Рост темпе-

ратуры кристалла сопровождается не только размытием линии излучения Δλ0.5, но и изменением периода кристаллической решетки. Как правило, при этом уменьшается E и соответствующие ей энергия квантов hν и центральная длина волны λmax = hc / E. Температурное уменьшение E смещает положение мак-

6

симума спектральной линии усиления (λmax) в сторону больших длин волн. Таким образом, повышение температуры полупроводниковой активной среды вызывает увеличение ширины контура усиления Δλ (Δν) и его дрейф в сторону больших значений длин волн.

Малые, сопоставимые с λ геометрические размеры W и D излучающей области ИППЛ приводят к заметным дифракционным явлениям, сопровождающимся повышением угла расходимости θ пучка излучения ИППЛ. В допороговом, светодиодном режиме θ составляет десятки угловых градусов. С ростом усиления при переходе от спонтанного излучения к индуцированному диаграмма направленности ИППЛ в плоскости p–n-перехода сужается до единиц градусов. В лазерном режиме собственная расходимость пучка ИППЛ весьма значительна и составляет единицы–десятки градусов. При этом диаграмма направленности излучения ИППЛ является асимметричной:

угловая зависимость мощности пучка P = f (θ=) в плоскости xz, параллельной

p–n-переходу, существенно отличается от зависимости P = f (θ ) в перпендикулярной ей плоскости yz. Размер излучающей области D вдоль p–n- перехода (по оси x) составляет единицы, десятки, а в мощных лазерах и сотни микрометров. Поперечный же размер (по оси y) излучающей области W не превышает, как правило, 1 мкм, что соизмеримо с длиной волны и имеет следствием возникновение сильной, до десятков градусов, дифракционной расходимости. В итоге в плоскости yz, перпендикулярной переходу, когда W ~ λ, расходимость пучка в лазерном режиме сохраняется практически на начальном, светодиодном уровне.

Для уменьшения расходимости пучка лазерного излучения в ИППЛ используются короткофокусные микролинзы с фокусным расстоянием f в несколько миллиметров. Поскольку абсолютные геометрические размеры излучающей области ИППЛ в сотни раз меньше размеров линзы, то излучатель можно считать точечным. Если поместить излучающий торец кристалла в фокальную плоскость, то лазерное излучение, пройдя линзу, трансформируется в идеале в параллельный пучок. Реальные пучки, естественно, имеют конечную расходимость. Перемещая встроенные в ИППЛ микролинзы в осевом направлении, можно изменять расходимость лазерного пучка, расширять либо фокусировать его и получать в зоне облучаемого объекта требуемые геометрические размеры или необходимые плотности мощности.

7

Излучение непрерывных ИППЛ может успешно модулироваться током накачки, поскольку на рабочем участке зависимость P = f(I) достаточно близка к линейной. Диапазон частот модуляции, ограничиваемый в основном инерционностью процесса электронно-дырочной рекомбинации, рекордно велик и достигает единиц гигагерц.

ИППЛ используются в волоконно-оптических линиях связи; оптоэлектронных устройствах; устройствах записи, считывания и обработки информации; дальномерах малого радиуса действия; приборах ночного видения; устройствах посадки летательных аппаратов; стыковки космических объектов; в медицине и т. д. Основными путями развития ИППЛ являются повы-

шение срока службы до 104...105 ч, поиск новых активных сред в целях расширения диапазона λ, а также снижение токов накачки до уровня, обеспечивающего согласование лазерных диодов с микросхемами.

Описание лабораторной установки. В работе исследуется ИППЛ не-

прерывного режима на основе нитрида галлия, излучающий в синей области оптического спектра (λ = 450 нм). Излучающий кристалл закреплен в металлическом корпусе, который выполняет функцию радиатора, обеспечивающего необходимый теплоотвод.

Мощность излучения лазера Р регистрируется с помощью калиброванного кремниевого фотодиода, установленного на подвижной стойке, допускающей установку фотоприемника на оси лазерного пучка (рис. 1.1). Чувст-

вительность фотодиода Sфд = 20 мкА/мВт. Для обеспечения линейного режима работы фотодиода уровень падающей на него мощности лазерного излучения не должен превышать предельно допустимого значения тока фотодиода Iфд = 400 мкА, измеряемого цифровым микроамперметром. Уровень падающей на фотодиод мощности регулируется с помощью устанавливаемых в зону лазерного пучка ослабителей на основе сорбционных фильтров.. Коэффициенты ослабления фильтров составляют K1 = 5, K2 = 3, K3 = 2. Если, например, используются все три фильтра, то излучаемая лазером мощность [Вт] будет определяться как P = Sфд·Iфд·K1·K2·K3.

Для корректировки диаграммы направленности лазерного излучения используется линза с фокусным расстоянием f = 5 мм, установленная на удалении z от излучающего торца активной области исследуемого полупроводникового лазера. Регулировка расходимости лазерного пучка осуществляется

8

осевым перемещением линзы при вращении ее держателя. Поворот держателя на один оборот приводит к смещению линзы вдоль оси z на 0.5 мм. При z = f = 5 мм торец p–n-перехода совпадает с фокальной плоскостью линзы и расходимость пучка лазера оказывается минимальной.

Рис. 1.1. Оптическая схема лабораторной установки

Углы расходимости θ= и θ определяются с помощью экрана, устанавливаемого в зону лазерного пучка вместо фотоприемника, на расстоянии L от излучающего торца. В плоскости экрана лазерный пучок характеризуется величинами a и b (рис. 1.1). Размер пучка а определяется его расходимостью в плоскости xz: θ= = а/L. Соответственно, размер b зависит от расходимости в

перпендикулярной p–n-переходу плоскости yz: θ = b/L.

С помощью экрана удобно контролировать также распределение интенсивности в поперечном сечении, обусловленное неоднородным распределением усиления по координате x при возникновении так называемых поперечных мод высоких порядков. Эта неоднородность вызывает появление в зоне пучка полос повышенной интенсивности, ориентированных в плоскости yz. Повышение тока накачки и, соответственно, превышения усиления над потерями может сопровождаться увеличением числа полос, вызываемых выполнением условий генерации для поперечных мод более высоких порядков.

Спектральные характеристики излучения полупроводникового лазера исследуются с помощью дифракционного монохроматора МУМ-2 со спектральным диапазоном измерений 320...1300 нм и обратной линейной дисперсией 4.8 нм/мм. Для регулирования разрешающей способности монохроматор снабжен набором входных и выходных щелей шириной d = 0.05; 0.25; 1.0 и 3.0 мм. При ширине щелей d = 0.05 мм разрешение монохроматора состав-

9

ляет Δλ0 = 0.24 нм. Монохроматор оснащен счетчиком длин волн, электроприводом на основе шагового двигателя и регистрирующим устройством.

Фотоприемное устройство (ФПУ) монохроматора выполнено на базе широкополосного кремниевого фотодиода. Коэффициент усиления Kус регулируется автоматически в пределах трех порядков, обеспечивая необходимую точность регистрации спектров.

Автоматизированная регистрация оптических спектров осуществляется с помощью управляющей программы регистрации, после запуска которой на экран выводятся два окна. Первое окно содержит управляющие кнопки и поля (рис. 1.2). Второе окно отображает сетку системы координат для реги-

страции спектра I λ = f(λ).

4

2

3

5

1

Рис. 1.2. Окно управления

Регистрация спектров осуществляется в следующей последовательно-

сти:

1.Сверить показания механического счетчика монохроматора с текущей длиной волны программного счетчика, установленной в окне управления. При их несовпадении изменить значение программного счетчика, нажав кнопку “Коррекция” (1).

2.В поле “Диапазон измерения спектра” (2) установить необходимые границы диапазона регистрации спектра: 420…470 нм.

3.Для начала регистрации нажать кнопку “Начать регистрацию” (3).

4.После окончания регистрации спектра во втором окне, отображающем спектр, появится надпись “Регистрация завершена”. Для сохранения резуль-

10