Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Грибковский В.П. -> "Теория поглощения и испускания света в полупроводниках" -> 129

Теория поглощения и испускания света в полупроводниках - Грибковский В.П.

Грибковский В.П. Теория поглощения и испускания света в полупроводниках — М.: Наука и техника , 1975. — 464 c.
Скачать (прямая ссылка): teoriyapoglosheniyaiispuskaniya1975.djvu
Предыдущая << 1 .. 123 124 125 126 127 128 < 129 > 130 131 132 133 134 135 .. 176 >> Следующая

Если специально не проводить селекции мод, то в инспекционных лазерах вторая мода часто появляется уже при возбуждающем токе, превышающем порог всего на 5—20%, в редких случаях одна мода генерирует до 2-кратного превышения порога. Лучшие результаты получаются в лазерах с очень малой (десятки микрон) шириной активной области, в пределах которой генерирует только одна нить (полосковые лазеры).
Путем уменьшения длины резонатора можно увеличить расстояние между модами ДА, и создать более благоприятные условия для одномодовой генерации. В лазерах на основе арсенида галлия с четырехсторонним резонатором, где достигается более равномерное распределение излучения в пределах активного слоя, уменьшение площади р — «-перехода до 10~~5 см2 позволило получить одномодовую генерацию при 10-кратном превышении порога генерации [641]. В лазерах с большей длиной волны излучения одномодовая генерация реализуется при еще большем числе порогов накачки.
Наименьшая ширина линии излучения при одномодовой генерации определяется добротностью резонатора, плотностью генерируемого излучения в резонаторе и флуктуациями фазы и амплитуды волны, т. е. степенью ее когерентности. В работе [642] при мощности генерации 5Г=240 мквт лазерного диода на основе Pbo,88Sn0,2iTe получена ширина линии Avr = = 54 кгц (Я.г= 10,6 мкм, АЯ.= 1,9-10-4 А), что близко к теоретическому пределу. Методы селекции мод рассмотрены в обзоре [643].
Как было показано ранее (рис. 76, формулы (20.17), (20.38)), с'увеличением уровня инверсной населенности максимум коэффициента усиления смещается в спектре в сторону больших частот. Так как частота генерации обычно соответствует максимальному коэффициенту усиления, а порог генерации является функцией коэффициента потерь кп= = /?ус(®г), то частоту генерации можно представить как функцию порога
®Г = ®Г (/п)‘ (22.14)
Функция (22.14) и соответствующие ей графики называются спектрально-пороговой характеристикой лазера. Путем простого изменения неселективного коэффициента потерь удается изменить энергию генерирующих квантов на десятки миллиэлектрон-вольт [613, 644].
Частота генерации полупроводниковых лазеров легко перестраивается не только с помощью селективных элементов, вводимых в резонатор, или изменения добротности резонатора
362
в целом, но и путем всевозможных внешних воздействий на активную среду (§ 12): гидростатического [645, 646] и одноосного давления [647], магнитного поля [648], изменения температуры и т. п. Смещение линии генерации происходит и при изменении концентрации легирующих примесей [649]. Вариации концентраций компонентов тройных соединений позволяет перекрыть лазерным излучением огромный диапазон частот [650—653]. Это создает благоприятные предпосылки для широкого применения полупроводниковых лазеров в спектроскопии в качестве источников интенсивного монохроматического излучения. Особую ценность они представляют для инфракрасной спектроскопии, где до сих пор отсутствуют мощные источники излучения.
Экспериментальное определение спектра усиления активной среды на основании универсального соотношения (7.18). Спектр усиления, мощность люминесценции и разность квазиуровней Ферми для электронов и дырок в активной области инжекционного лазера относятся к величинам, которые трудно измерить на опыте. Теоретический расчет может дать только приближенные значения этих величин, поскольку ряд исходных данных, в частности плотности состояний, между 'которыми совершаются оптические переходы, вероятности неоптичееких переходов и потери люминесценции, как правило, точно неизвестны.
При накачках, превышающих пороговую, коэффициент усиления в активной области обычно определяется только для частоты генерации, где он равен коэффициенту потерь. Относительно квазиуровней Ферми для электронов и дырок достоверно известно только, что их разность больше, чем энергия генерируемых квантов света (соотношение (19.5)). Основная трудность в определении абсолютного значения мощности люминесценции внутри диода связана с тем, что неизвестно, какая доля от общего излучения выходит из диода и может быть зарегистрирована прибором.
Методика экспериментального определения абсолютных значений №л(со), кус (со) и AF в лазерных диодах на основе универсального соотношения предложена в работе [654]. Для лазерных диодов обычно .выполняются неравенства hco )?> kT, и AF '$> kT, поэтому соотношение (7.18) упрощается:
ад
= /(со, AF, Т).
(22.15
363
Если измерить на опыте в относительных единицах спектр люминесценции, то, варьируя Л/7, на основании (22.15) легко рассчитать серию кривых к(ю) = W'.I(©)/f(®, AF, Т). В лазерных диодах генерация осуществляется на частоте сог, коэффициент усиления на которой достигает максимального значения. Поэтому, измерив юг, из серии кривых /с(о>) следует выбрать ту, которая имеет максимум усиления в точке ©=©г. Значение AF для этой кривой и будет искомым расстоянием между квазиуровнями Ферми. Учитывая далее, что в точке сог выполняется условие —к(©)— кп, находим абсолютное значение /с(©) по всему спектру в пределах измеренной полосы люминесценции. После определения AF и к (а) по формуле (22.15) рассчитывается спектр люминесценции в абсолютных единицах. Площадь, ограниченная кривой №л(«>) и осью частот со, равна интегральной по частоте мощности люминесценции.
Предыдущая << 1 .. 123 124 125 126 127 128 < 129 > 130 131 132 133 134 135 .. 176 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed