Теория поглощения и испускания света в полупроводниках - Грибковский В.П.
Скачать (прямая ссылка):
RI = —--------^----------- ST, (23.16)
УЫткг{кш — кп)
где р' — средний коэффициент рассеяния генерируемого излучения.
С учетом (23.16) функцию /(/) в (20.7) можно представить в виде [419, 385]
/(у) = ed(Rx + Q + RJ = у'п + Ул(/ - /п) + ГР5Г.
УЬсо гкг (23 17)
Здесь ул равно относительной части тока сверх порога, которая
расходуется на увеличение скоростей спонтанной и неоптической
рекомбинации,
Г
Гр =--------В---- (23.18)
«ш — *п
— параметр, изменяющийся от 0 до оо.
Подставляя (23.17) в (20.7), находим
st =s• “ttt1 “ w —j— - <23Л9)
e 1+Гр «V + Р
Если кш-^кп, то Гр оо, а мощность генерации стремится к нулю.
Вводя параметр
ТР = -т-^----------------- , (23.20)
Р + Кш — Кп
показывающий, какая часть тока, превышающего порог, расходуется на рассеянное излучение, вместо (23.19) получим
- ?л) (1 - Yp) а - in) -3— . (23.21)
е «V + Р
378
На основании (23.21) внутренний квантовый выход генерации можно выразить формулой
Лг = (1 — V) = (1 — Тл) (1 — Тр)- (23.22)
Рассеяние генерируемого излучения наблюдалось на опыте [686] и служит еще одной причиной снижения величины %. На основании измерения интенсивности рассеянного излучения, выходящего из различных точек боковой поверхности диода, авторы установили, что в резонаторе Фабри—Перо с малыми значениями коэффициентов отражения зеркал плотность потока генерируемого излучения в центре диода меньше, чем около зеркал. Это согласуется с результатами теоретических расчетов для твердотельных лазеров [684].
Через параметр внутренний квантовый выход генерации (23.22) также зависит от геометрии лазера [685]. Еще раз доказан сделанный ранее (§ 21) вывод о том, что значение т)г характеризует лазерный диод в целом и не имеет прямого отношения к квантовому выходу люминесценции.
Инжекционный лазер с непланарным р—п-пьреходом. Из всех типов лазеров инжекционные полупроводниковые квантовые генераторы стоят на последнем месте по мощности генерации как в импульсном, так и в непрерывном режиме работы. Этот серьезный недостаток в некоторых случаях сводит на нет все достоинства инжекционных ПКХ и сдерживает их практическое применение. Поэтому поиски путей повышения мощности излучения полупроводниковых лазеров были и остаются одной из важнейших задач полупроводниковой квантовой электроники.
Для получения мощного лазерного луча в последнее время предложено несколько способов суммирования излучения большого числа маломощных ПКГ. Однако лазерные системы в виде стопы р—п-переходов [687] или матрицы [688], состоящей из отдельных излучателей, дают в целом некогерентное излучение и могут применяться в тех случаях, когда решающее значение имеет только направленность и монохроматичность света, а не его когерентные свойства.
Некоторые новые возможности для повышения мощности когерентного луча открывают многолучевые лазеры, состоящие по существу из большого числа диодов, объединенных одной подложкой и связанных генерируемым излучением, которое частично проходит через все диоды [689, 690].
В принципе работу по увеличению мощности когерентного луча можно вести в двух направлениях. Во-первых, путзм улучшения качества лазера увеличивать съем энергии излучения с единицы объема активной среды и, во-вторых, увеличивать сам генерирующий объем.
379
В полупроводниковых лазерах возможности значительного увеличения удельной мощности генерации WT(V) (вт/см3) практически исчерпаны. Например, в инжекционном лазере с типичной площадью р—я-перехода порядка s=10~2 см2 и толщиной активной области d— 1 мкм уже при мощности генерируемого луча Sr=10 вт имеем WT(V) ~ST/sd~ 107 вт/см'-1. Плотность выходящего потока излучения столь высока, что на зеркалах резонатора образуются выколки и наступает деградация всего объема активной области. По этой причине нецелесообразны значительное увеличение длины диода или разработка любых других конструкций, в которых будет достигаться более высокая плотность потока излучения. Остается единственный путь: увеличение площади р—я-перехода за счет увеличения ширины диода и эксплуатации лазера в мягком режиме работы.
В инжекционных лазерах с плоским р—я-переходом с увеличением ширины диода резко снижается порог генерации неаксиальных и замкнутых мод и создаются благоприятные условия для усиления люминесценции, распространяющейся в направлении, перпендикулярном к оси резонатора. Поэтому мощность генерации не только не увеличивается с увеличением ширины диода, но даже уменьшается. Для каждой заданной длины диода существует предельное значение его ширины Wnp, такое, что если ширина диода больше то генерация аксиальных мод вообще невозможна [685, 691].
Это означает, что в лазерах с плоским р—я-переходом существуют ограничения длины и ширины диода принципиального характера, которые нельзя преодолеть совершенствованием технологии получения слоя или повышением качества кристалла. Многократное увеличение площади генерирующего слоя может быть достигнуто только путем отказа от планарности р—я-переходов, которая с момента появления ПКГ и до последнего времени считалась необходимым признаком хороших лазерных диодов.
