ПРИЛОЖЕНИЕ Б. Пространственно-зависимые скоростные уравнения
Здесь мы зададимся целью развить теорию скоростных уравнений с учетом того, что как скорость накачки, так и поле в резонаторе зависят от пространственной переменной. Благодаря наличию этих пространственных зависимостей следует ожидать, что инверсия населенностей будет также зависеть от пространственных координат. Таким образом, для четырехуровневого лазера можно написать следующие уравнения:
где интегрирование во втором уравнении производится по всему объему активной среды, а смысл каждого обозначения приведен в гл. 5. Уравнение
выражает локальный баланс между процессами накачки вынужденного и спонтанного излучения. Заметим, что в левой части этого уравнения частная производная стоит вследствие того, что, как предполагается, величина
зависит от пространственных координат. Интеграл в правой части уравнения
берется по объему активной среды и учитывает вклад вынужденных процессов в полное число
фотонов в резонаторе. Этот интеграл был записан исходя из простого рассмотрения баланса с учетом того факта, что каждый отдельный вынужденный процесс приводит к появлению фотона. Из выражения (2.82), поскольку
можно получить вероятность
вынужденного излучения как функцию сечения перехода
и плотиости энергии
поля в резонаторе. Таким образом, можно записать следующее соотношение:
где
— скорость света в активной среде. Следует заметить, что
зависит как от радиус-вектора
так и от времени
чем пространственное изменение этой величины определяется пространственным распределением моды резонатора. Если теперь положить
, где
— инверсия населенностей, и считать, что
уравнения
с учетом соотношения
примут вид
Таким образом, мы записали скоростные уравнения для четырехуровиевого лазера, которые применяются в том случае, когда необходимо учесть зависимость от пространственных координат. Заметим, что, поскольку
зависят от координат, величина
также должна зависеть от этих координат
и, следовательно, в уравнении
ее нельзя вынести за знак интеграла. Следует также заметить, что
зависела бы от координат даже в том случае, если скорость накачки
была бы постоянной. Зависимость величины
от координат, как уже обсуждалось нами в связи с рис. 5.8, объясняется тем, что в активном материале поле стоячей волны приводит к пространственному выжиганию дырок.
Займемся теперь решением уравнений
в случае, когда лазер генерирует на одной моде. Пространственное распределение поля этой моди описывается амплитудой поля
которую мы будем считать нормированной на ее максимальное значение. Рассмотрим резонатор длиной
в котором находится активная среда, имеющая длину
и показатель преломления
Плотности энергии мод
снаружи и внутри активной среди можно записать соответственно в виде
где коэффициент
учитывает (в нестационарном случае) временную зависимость плотности энергии. Таким образом, можно написать следующее выражение:
где интеграл в первом выражении правой части берется по всему объему резонатора, а два интеграла в скобках вычисляются — первый по всему объему активной среды, а второй по остальному объему резонатора. Вид выражения в скобках в
наводит на мысль, что мы можем определить эффективным объем моды резонатора следующим образом:
С помощью выражений
уравнения
можно переписать в более удобном виде:
Один из способов решения уравнений
состоит в том, чтобы определить набор
средних значений величины
следующим образом:
где интегрирование производится по объему активной среды. Мы можем теперь определить эффективный объем моды в активном среде
как
Из выражений
находим
Умножая обе части уравнения
на
и интегрируя по объему активной среды, с учетом выражений
получаем
где мы ввели следующие обозначения:
Рассматривая уравнения
можно заметить, что уравнение для
содержит
уравнение для
содержит
Следовательно, мы имеем бесконечную цепочку уравнений относительно переменных
Для решения этой системы уравнений необходимо каким-либо образом оборвать эту цепочку, что и будет продемонстрировано на следующих примерах.
В качестве первого примера рассмотрим симметричный резонатор, состоящий из двух сферических зеркал с радиусом кривизны, много большим длины резонатора
. В этом случае размер пятна
моды является приблизительно постоянным вдоль резонатора и его можно принять равным размеру пятна
в центре резонатора. Следовательно, для моды
имеем [(см. также (5.3)]
где
— постоянная фаза, причем она выбирается таким образом, чтобы
было равно нулю на зеркалах (например,
Следует заметить, что поле в резонаторе, описываемое выражением
изменяется в пространстве как в продольном направлении (z-координата), так и в поперечном направлении (z-координата). В нашем случае объемы V и V, в соответствии с
даются следующими выражениями:
где
— эффективная длина резонатора [см. выражение (5.11)]. Для моды, определяемой выражением
цепочку уравнений можно оборвать на
члеие, заметив, что
Приближение
вытекает из тоги факту, что при больших
функцию
можно приближенно представить в виде ряда ненормированных
-функций Дирака, сосредоточенных в точках
где
точки, в которых функции
имеют максимумы. В действительности в этих точках
и поэтому указанную величину можно вынести из-под знака интеграла. Таким образом, в уравнении
можно в первом приближении положить
и из
имеем:
Сравнивая эти уравнения с уравнениями (5.18), мы видим, что они совпадают, если заменить
на
объем V моды резонатора записать в виде
объем моды
внутри активной среды записать в виде
а величину заменить на
Таким образом, получешюе здесь приближение позволяет более точно определить величины, входящие в уравнения (5,18).
В качестве второго примера рассмотрим случай полупроводникового лазера на двойном гетеропереходе (рис. 6.45), в котором протяженность поля моды и поперечном направлении существенно больше поперечного размера самой активной области (рис. 6.44), В соответствии с нашим обсуждением в разд. 6.6.5 скоростные уравнения для данного случая можно получить из
если
рассматривается как концентрация электронов и дырок;
2) член
отвечающий за накачку, заменяется скоростью
с которой эти носители заряда инжектируются в единичный объем активной среды;
3) член
заменяется на
где
— минимальная концентрация носителей, которую необходимо инжектировать в полупроводник для получения усиления; 4) время жизни х заменяется на
— излучательное время жизни при электрон-дырочной рекомбинации. Будем считать, что торцы полупроводника являются зеркалами резонатора. В этом случае эффективный объем дайной моды более уместно определить следующим образом:
здесь интегрирование производится по всему распределению поля в резонаторе лазера. Сравнение
показывает, что объем V в уравнениях
необходимо теперь заменить на
При этом уравнения
принимают вид
где
Теперь мы определим средние значения концентраций носителей
и т.д. так же, как и в
а эффективный объем моды в активной среде
— как в
Из уравнения
получаем
Заметим, что
меньше
поскольку протяженность поля резонатора в поперечном направлении больше, чем поперечный размер
активного слоя. Из уравнения
получаем
где
и т.д. определяются аналогично
в то время как
и т.д. определяются аналогично
Цепочку уравнений
можно снова оборвать на
уравнении с помощью
Соответственно в первом приближении в уравнении
мы запишем
и аналогично
Если теперь предположить, что
постоянны в активном слое, то
уравнений
получаем окончательный результат:
где в качестве сокращенной записи мы положили
Наконец, последний пример — это случай, когда лазер генерирует много мод. В данном случае мы все еще можем пользоваться уравнениями
при условии, что
является постоянной величиной, а
равно полному числу фотонов в резонаторе. Это равносильно тому, как если бы мы предположили, что величина
является постоянной. Если положить в нашем случае
то из выражения
получаем
уравнения
снова оказываются справедливыми при условии, что
здесь
— площадь поперечного сечения области, занимаемой лазерным пучком в активной среде.