2.4.4. Полупроводниковые лазеры

Полупроводники приобретают постоянно возрастающее значение в качестве активных материалов для лазеров, поскольку на них можно построить самые миниатюрные источники света (даже в виде интегральных схем) с благоприятными параметрами. Путем варьирования состава примесного полупроводника, а также изменяя температуру или давление, можно установить заданную длину волны лазерного перехода.

До сих пор мы рассматривали усиление света атомами или молекулами, которые почти не взаимодействовали, и их уровни можно было в хорошем приближении описывать возбуждением одного электрона. В тепловом равновесии населенности определялись по статистике Больцмана. Структуру энергетических зон и населенности в полупроводниках необходимо исследовать на основании статистики Ферми—Дирака. На рис. 2.19 схематически

показаны валентная зона и зона проводимости в полупроводнике, а также оптические переходы внутри этих зон и между ними. Лазерным переходом является показанный на рис. 2.19 межзонный переход, тогда как оба типа внутризонных переходов с поглощением создают дополнительные потери, которые служат причиной помех и затрудняют лазерный процесс, особенно в полупроводниках с непрямыми переходами. Поэтому предпочтение отдается полупроводникам с прямым переходом из валентной зоны в зону проводимости, например арсениду галлия (GaAs).

Рис. 2.19. Внутризонные и межзонные переходы в полупроводниках.

Требование, чтобы в лазерном веществе вынужденное испускание превалировало над поглощением приводит для полупроводников к условиям, отличающимся от условий для лазеров рассмотренных ранее типов. В этом легко убедиться. В самом деле, для невзаимодействующих одноэлектронных систем вероятность перехода зависит только от населенности верхнего лазерного уровня. Напротив, в полупроводнике вследствие принципа Паули соответствующий переход может иметь место только при условии, что верхний уровень заселен, а нижний уровень не заселен. Поэтому для скоростей переходов с поглощением и с вынужденным испусканием между состояниями с энергиями можно составить уравнения

где

и

являются плотностями населенностей для электронов или дырок, зависящими от плотностей состояний и вероятностей населенностей для электронов в валентной зоне и в зоне проводимости (см., например, [2.11, 2.12]).

Коэффициенты пропорциональности в обоих приведенных выше соотношениях равны. Таким образом, требование

приводит к неравенству

откуда следует

Рис. 2.20. Накачка полупроводникового лазера а — светом или облучением электронами (1 — излучение накачки; 2— излученный свет; 3— полупроводниковый лазер; 4 — возбужденнный слой); б — путем инжекции носителей заряда (1 — ток инжекции; 2 — возбужденный слой; 3 — кристалл полупроводника; 4 — электроды).

Это означает, что вероятность населенности для более высокой энергии должна превышать вероятность для Таково условие усиления света с частотой Точно так же, как и в случае изолированных одноэлектронных систем, такое состояние населенностей может достигаться и поддерживаться только путем накачки. Внутри зоны происходят, вообще говоря, очень эффективные безызлунательные процессы релаксации. Поэтому внутри каждой зоны очень быстро устанавливается квазиравновесное распределение

которое характеризуется квазиуровнем Ферми или Подстановка этих выражений в условие усиления (2.83) дает

Следовательно, процесс накачки должен проводиться таким образом, чтобы расстояние между квазиуровнями Ферми обеих участвующих в переходе зон превышало энергию фотонов излучения, которое требуется усилить. Возбуждение можно осуществить

путем облучения светом или пучком электронов или инжекцией носителей заряда (табл. 2.3). При оптической накачке полупроводник должен облучаться светом, энергия фотонов которого больше ширины энергетической щели. Такое излучение поглощается в тонком поверхностном слое (рис. 2.20, а).

Таблица 2.3. (см. скан) Длины волн излучения и способ возбуждения полупроводникового лазера

В этой области электроны поднимаются из валентной зоны в зону проводимости. Вследствие безызлучательных процессов релаксации электроны собираются на нижнем крае зоны проводимости, тогда как дырки образуются на верхнем крае валентной зоны. При интенсивном облучении можно обеспечить выполнение условия (2.85), причем для разности следует подставить значение, равное ширине запрещенной зоны. Вместо света для возбуждения вещества можно применить также бомбардировку быстрыми электронами, энергия которых должна составлять 104—105 эВ. Более высокие энергии запрещаются во избежание

порчи материала. Подобно тому как это происходит при оптическом облучении, глубина проникновения очень мала, так что возбужденная зона является очень тонкой (несколько микронов). Быстрые электроны порождают пары электрон—дырка путем ударного возбуждения и при этом теряют свою энергию. Примерно одна треть энергии электронного луча преобразуется в энергию возбуждения.

Выше мы указали на такое существенное преимущество полупроводникового лазера, как возможность миниатюризации и создания интегральных схем.

Рис. 2.21. Схематическое представление зон вблизи -перехода в зависимости от пространственной координаты а — без внешнего напряжения (1 — нижний край зоны проводимости; 2— верхний край валентной зоны); — при приложении прямого внешнего напряжения

Оба эти свойства реализуются лишь при применении третьего метода возбуждения, т. е. при накачке посредством инжекции носителей заряда. Используется полупроводниковый диод, имеющий -переход. При достаточно высоком легировании высота образующегося на границе перехода потенциального барьера может стать больше ширины запрещенной зоны (рис. 2.21, а); тогда в -области уровень Ферми находится в зоне проводимости, а в -области — в валентной зоне. При приложении к полупроводниковому диоду напряжения носители заряда, проходя через -переход, должны преодолеть дополнительный энергетический барьер это означает, что энергии уровней Ферми в обеих областях различаются на величину . В зависимости от знака приложенной к переходу разности потенциалов высота потенциального барьера у перехода может уменьшаться или увеличиваться. На рис. 2.21, б показано действие прямого напряжения, вызывающее уменьшение высоты потенциального барьера. Происходит усиленное проникновение электронов и дырок через переходный слой, т. е. имеет место инжекция носителей заряда. Предположим, что выравнивание населенностей между зоной проводимости и валентной зоной через межзонные процессы релаксации происходит медленнее, чем идет пополнение носителями заряда. Тогда неравновесная электронная населенность в переходном слое должна опять характеризоваться квазиуровнями

Ферми для отдельных зон, что и показано на рис. 2.21, б. В определенной области пространства разность больше ширины запрещенной зоны, благодаря чему в некотором слое полупроводника выполняется условие усиления. Толщины этих лазерно активных слоев имеют порядок величины мкм, а плотность тока инжекции равна Для повышения плотности тока в области -перехода чаще всего выбираются специальные формы образцов полупроводников, обеспечивающие ограничение области тока и хороший отвод тепла, связанного с потерями. Тем самым в GaAs-лазерах достигаются пороговые токи для лазерного режима, имеющие порядок 10-1 А.. Особенно эффективными оказываются так называемые одноямные и многоямные структуры кривых потенциала, в которых создаются определенные области минимумов, имеющие малые размеры. Это достигается путем целенаправленного введения примесей. Электроны и дырки в таких структурах описываются измененными волновыми функциями и обладают новыми временами релаксации (см., например, [2.15, 2.16]). Многие лазерно активные области такого структурированного полупроводника можно заставить взаимодействовать между собой, и тогда возникающее суммарное излучение будет пространственно когерентным, причем могут достигаться высокие мощности (порядка нескольких ватт) в непрерывном режиме. От большинства других лазеров полупроводниковый лазер отличается малыми размерами активной среды. Геометрия слоев активных зон создает предпосылки для сильной дифракции излучаемого или усиливаемого света (расходимость луча может достигать значений порядка 1 рад). Благодаря тому что длина активной области мала, можно работать с предельно короткими резонаторами. В простейших схемах торцевые поверхности полупроводника с высоким показателем преломления играют роль зеркал резонатора. Малой оптической длине резонатора соответствуют очень большие расстояния между модами при мм принимает значение Если необходим внешний резонатор, то торцевые поверхности полупроводника должны быть тщательно просветлены.

Генерация ультракоротких световых импульсов полупроводниковыми лазерами может быть достигнута многими методами. Важнейшим является метод активной модуляции усиления инжекционного лазера, поскольку токи молено очень проста модулировать с высокой частотой (см. гл. 4). Кроме того, применяется метод синхронной накачки полупроводникового лазера по аналогии с лазером на красителе с синхронизацией мод (см. гл. 5). Самые короткие импульсы (в субпикосекундном диапазоне) удается получить, как и в случаях лазера на красителе и твердотельного лазера на Nd, при помощи пассивной синхронизации мод (см. гл. 6 и 7, особенно разд. 7.4).