Akademik

- лазер на основе полупроводниковой активной среды. В отличие от лазеров др. типов, в П. л. используются квантовые переходы между разрешёнными энергетич. зонами, а не дискретными уровнями энергии (см. Полупроводники). Лазерный эффект в П. л. связан в осн. с межзонной люминесценцией (излучат. рекомбинацией созданных внеш. воздействием избыточных электронов и дырок; рис. 1). Поэтому длину волны l лазерного излучения можно выразить через ширину запрещённой зоны

где h- постоянная Планка, с- скорость света. П. л, перекрывают спектральный диапазон от 0,3 мкм до 45 мкм (рис. 2).

В полупроводниковой активной среде может достигаться очень большой показатель оптич. усиления (до ), благодаря чему размеры П. л. исключительно малы, напр. длина резонатора может составлять неск. мкм, типично - 200-300 мкм. Помимо компактности, особенностями П. л. являются малая инерционность высокий кпд возможность плавной спектральной перестройки, большой выбор веществ для генерации в широком спектральном диапазоне.

К достоинствам П. л. следует также отнести совместимость П. л. с полупроводниковыми приборами др. типов и возможность монолитной интеграции, возможность электронного управления режимом генерации и параметрами излучения - длиной волны, степенью когерентности, числом спектральных мод и т. п., возможность ВЧ-модуляции излучения путём модуляции тока накачки, низковольтность (<1-3 В) электропитания, а также наибольшую среди лазеров др. типов долговечность (до ч).

П. л. включает в себя активный элемент из полупроводникового монокристалла, чаще всего в форме бруска ("чипа"). Собственно активная область элемента обычно составляет лишь его малую часть, и её объём, напр, в современном, т. н. полосковом, инжекционном лазере, оказывается в пределах Оп-

тич. резонатор П. л. образован либо торцевыми зеркальными гранями активного элемента (изготовляемого обычно путём раскалывания пластин по плоскостям спайности кристалла), либо внеш. отражателями и сложными устройствами с периодич. структурами обратной связи (брэгговскими отражателями и структурами распределённой обратной связи).

Накачка. Важнейшим способом накачки в П. л. является инжекция избыточных носителей заряда через р - n-переход, гетеропереход или др. нелинейный электрич. контакт. На рис. 3 показан инжекц. лазер с активной полоской, вытянутой вдоль оси оптич. резонатора перпендикулярно двум плоскопараллельным торцам лазера. Из-за сравнительно малых размеров излучающего пятна на торце инжекц. лазера испускаемое излучение сильно дифрагирует при выходе во внеш. среду и его направленность оказывается невысокой (угол расходимости лазерного пучка составляет 20 - 40° и обычно заметно различается во взаимно ортогональных плоскостях).

Др. способами накачки служат электрич. пробой в сильном поле (напр., в т. н. стримерных лазерах), освещение (П. л. с оптич. накачкой) и бомбардировка быстрыми электронами (П. л. с электронно-лучевой пли электронной накачкой).

П. л. с накачкой электрич. пробоем содержит активный элемент в форме чипа-резонатора с контактами для подведения высоковольтного напряжения. В стример-ном П. л. используется пробой при стримерном разряде в однородном полупроводниковом образце высокого сопротивления. Напряжение в этом П. л. подводится в виде коротких импульсов, а излучающее пятно быстро перемещается вслед за головкой (стримером) электрич. разряда.

При использовании оптич. или электронно-лучевой накачки активная область располагается в приповерхностном слое полупроводникового образца, и толщина этой области зависит от глубины проникновения энергии накачки. В зависимости от взаимного расположения пучка накачки и лазерного луча используют как продольный, так и поперечный вариант геометрии накачки. П. л. с электронно-лучевой накачкой помимо активного элемента (мишени) включает в себя электронную пушку. Особенностью лазеров с такой накачкой является возможность быстрого изменения конфигурации накачки, напр. сканирования со скоростями, обеспечивающими воспроизведение телевиз. изображения (лазерное проекц. телевидение).

Рис. 2. Полупроводники, используемые в полупроводниковых лазерах, и спектральные диапазоны излучения.

Физический механизм. Рабочие уровни в П. л. обычно принадлежат энергетич. зонам, т. е. областям сплошного спектра энергетич. состояний, а активными частицами лазерной среды являются свободные носители заряда. Накачка обеспечивает поступление избыточных электронов в зону проводимости и избыточных дырок в валентную зону (напр., оптич. накачка порождает избыточные пары носителей - электронов и дырок - за счёт межзонного поглощения; см. в ст. Полупроводники). Время свободного пробега носителя обычно мало (10^-13 - 10^-12 с) вследствие быстрых процессов внут-ризонной релаксации носителей (в частности, электрон-электронных столкновений, рассеяния на фононах и примесях и т. и.). В результате неравновесные носители могут "термализоваться", т. е. перейти на более низкие энергетич. уровни в пределах своей зоны, распределившись по энергии в соответствии с ф-цией распределения Ферми для электронов и дырок (см. Ферми - Дирака распределение):

Здесь Т- абс. темп-ра, т. н. квазиуровни Ферми. Образно говоря, электроны "скатываются" ко "дну" зоны проводимости а дырки "всплывают" к "потолку" валентной зоны раньше, чем рекомбинируют между собой. Время жизни избыточных носителей, ограниченное рекомбинацией, само по себе довольно мало однако оно существенно превышает время свободного пробега и время, необходимое для термализации носителей. Это справедливо и в том случае, когда используется накачка активной среды быстрыми электронами, исходная энергия к-рых составляет эВ. Электроны накачки порождают лавину вторичных неравновесных электронов и дырок, термализующихся к краям своих зон. Время релаксации электронов большой энергии также очень мало из-за возможности расхода энергии на ионизацию (порождение вторичных пар) и на генерацию ВЧ-фоеонов.

Состояние возбуждённой полупроводниковой среды, при к-ром имеется избыток концентрации носителей, распределённых, однако, в осн. в соответствии с фермиевскими ф-циями называют квазиравновесным, подчёркивая тем самым энергетич. равновесность внутри каждой зоны при отсутствии равновесия между зонами.

Мерой отклонения от равновесия концентрации носителей при квазиравновесии служит разность излучат. переходы преобладают над переходами с поглощением, если вероятность заполнения электронами верхних рабочих уровней превышает вероятность заполнения ими ниж. уровней. Это условие сводится к следующему неравенству:

где - энергия ниж. состояния (в валентной зоне), - энергия верх, состояния (в зоне проводимости); величина представляет собой вероятность заполнения соответствующего состояния электроном. С учётом (2) для квазиравновеспя условие (3) может быть выражено в виде

и поскольку для межзонного перехода то одноврем. выполняется условие

Рис. 3. Полосковый инжекционный лазер: а - общий вид в сборке; б - схема; в - сечение вблизи активной области (АО).

Неравенство (5) является условием инверсии для межзонных переходов. Инверсия населённостей может быть получена и для переходов между зоной и примесным уровнем или примесными зонами в легиров. полупроводниках, и даже между дискретными уровнями примесного центра (напр., П. л. на внутрицент-ровом переходе в InP, легированном Fe, работающий на длине волны 2,7 мкм при 2 К). Созданы также излучатели когерентного дальнего ИК-излучения, работающие при низкой темп-ре в режиме коротких импульсов на внутривенных переходах в скрещённых электрич. и магн. полях.

Состояние инверсии достигается благодаря действию интенсивной накачки и в случае межзонных переходов выполняется прежде всего для рабочих уровней, находящихся на самых краях обеих зон (в сильноле-гиров. полупроводниках - для уровней в "хвостах" зон, протягивающихся в номинально запрещённую зону). Это объясняет справедливость соотношения (1) для большинства лазеров, т. е. объясняет связь энергии фотона лазерного излучения с шириной запрещённой зоны излучающего полупроводника. Все факторы, оказывающие действие на ширину запрещённой зоны полупроводника (темп-pa, давление, магн. поле), влияют на длину волны лазерного излучения П. л. и одноврем. на показатель преломления среды. Это позволяет осуществлять перестройку длины волны лазерного излучения, напр. для спектроскопич. целей. С др. стороны, для получения лазерного излучения на фиксиров. длине волны необходимо предпринимать меры для её стабилизации, поддерживая на пост. уровне темп-ру, ток накачки и т. п.

Условие инверсии может быть выполнено для фотонов в нек-рой спектральной полосе (рис. 4). Для получения эффекта лазерной генерации оптич. усиление должно компенсировать все потери потока фотонов в прело-лах лазерного резонатора, образуемого обычно собственно активной средой и зеркальными плоскостями.

Рис. 4. Спектральный контур полосы оптического усиления в полупроводниковом лазере.

Такая компенсация достигается прежде всего вблизи максимума усиления, если не применена дополнит. спектральная селекция, смещающая рабочую частоту лазера. На пороге генерации должны быть выполнены два условия - компенсация энергетич. потерь за счёт оптич. усиления и наличие положит. обратной связи за счёт частичного (или полного) отражения оптич. потока от зеркал обратно в активную среду. Если R - коэф. отражения и К - коэф. усиления на длине активной среды между зеркалами, то условие генерации имеет вид

(при включении накачки для накопления фотонов в резонаторе необходимо выполнить условие КR> 1 в стационарном режиме, если пренебречь вкладом спонтанного излучения Для естеств. плоской поверхности полупроводникового кристалла, напр. GaAs, 0,32 (если внеш. среда - воздух или вакуум). Следовательно, для возникновения генерации оказывается достаточным 3, что легко можно получить на сравнительно малой длине активной среды (100 - 300 мкм), если учесть, что показатель усиления в полупроводниковой среде легко достигает значений

Рис. 5. Энергетические диаграммы прямозонного (а) и непрямозонного (б) полупроводников.

Материалы и структуры. В П. л. применяются т н прямозонные полупроводники (рис. 5, а), в к-рых термализирующиеся носители обоих знаков приобретают примерно одинаковый квазиимпульс, собираясь в соответствующих экстремумах своих зон и затем излучательно рекомбинируя с выполнением закона сохранения квазиимпульса (импульс фотона составляет относительно малую величину). В непрямозонных полупроводниках (рис. 5, 6 )для рекомбинации носителей требуется участие др. частиц или квазичастиц (напр., фононов, обладающих соответствующим квазиимпульсом), что существенно снижает вероятность излучат. перехода. В результате излучат. переходы не могут конкурировать с безызлучательными. Для непрямозонных полупроводников (к ним относятся, в частности, Si, Ge, SiC, GaP и др.) характерна слабая межзонная люминесценция, в них не развивается усиление, достаточное для возникновения генерации на этих переходах. Попытки создания эфф. лазеров на непрямозонных полупроводниках остались безуспешными. Прямозонные полупроводники, используемые в П. л. (рис. 1), относятся в осн. к трём группам соединений: (первые две используются в инжекц. П. л.). Кроме бинарных соединений, имеются многочисл. ряды изоморфных твёрдых растворов (на рис. 2 даны их сокращённые ф-лы: напр. GalnPAs означает где x и у - мольные доли соединений Gaи As, соответственно, составляющих многокомпонентную, в данном случае четырёхкомпонентную, смесь).

Среди лазерных материалов выделяются соединения и составы, входящие в т. н. изопериодические пары, т. е. пары кристаллов, различающиеся по хим. составу, ширине запрещённой зоны и др. физ свойствам, но имеющие одинаковый период кристаллич решётки Такие материалы пригодны для образования бездефектных гетеропереходов путём наращивания одного материала на другом эпитаксиаль-ными методами (см. Эпитаксия). Совершенные гетеропереходы необходимы для формирования лазерных гетероструктур, широко используемых в совр. П. л. (наз. также гетеролазерами).

В изопериодич. паре более узкозонный компонент служит в качестве активного вещества и, следовательно, должен быть прямозонным материалом. Более широкозонный компонент выполняет роль эмиттерных слоев. Подбор изопериодич. материалов среди бинарных соединений весьма ограничен. Лучшей парой являются соединения GaAs (прямозонное 1,5эВ) и AlAs (непрямозонное, 2,1 эВ), у к-рых периоды решётки различаются на 0,14%. В твёрдых растворах бинарных соединений период решётки плавно зависит от состава; возможности подбора в них изопериодич. пар расширяются. Примером могут служить пара InP (= 1,35 эВ) и =0,74 эВ), используемая в гетеролазере на длине волны 1,67 мкм. В четверных и др. многокомпонентных твёрдых растворах существуют непрерывные ряды изопериодич. материалов: напр., пара перекрывает диапазон длин волн 1,0-1,67 мкм, если'между c и у соблюдается "изопериодическое" условие В лазерных гетероструктурах активная область обычно представляет собой тонкий или сверхтонкий (< 100 нм) слой (иногда - неск. таких слоев с прослойками между ними), заключённый между широкозонными эмиттерными слоями (т. н. двойная гетерострук-тура). Активный слой обычно обладает свойствами ди-электрич. волновода, к-рый удерживает поток излучения, распространяющийся вдоль него, и уменьшает дифракц. оптич. потери. Активный слой образует собой потенц. яму для избыточных носителей одного или обоих знаков, и в случае особо малой его толщины (< 30 нм) в нём проявляется волновая природа электронов - квантование энергетич. уровней в яме оказывает влияние на спектральную форму полосы усиления. Такие П. л. наз. квантоворазмерными или лазерами с "квантовыми ямами". Уменьшение активного объёма позволяет понизить мощность накачки, необходимую для получения режима генерации. В наиб. миниатюрных лазерах пороговый ток генерации составляет ок. 1 мА при комнатной темп-ре, а для получения оптич. мощности 1 мВт достаточен ток накачки 5-10 мА. Распространённым вариантом пленарной лазерной гетероструктуры является двойная гетеро-структура с трёхслойным волноводом (рис. 6), в к-рой собственно активный слой снабжён тонкими волновод-ными прослойками. На основе такой модифициров. гетероструктуры достигнуты наиб. высокие характеристика ннжекц. лазера. В т. н. заращённых или заглублённых полосковых гетероструктурах активный волновод представляет собой полоску, ограниченную гетеропереходами со всех боковых сторон.

Рис. 6. Двусторонняя лазерная гетероструктура на основе InGaAsP/InP с трёхслойным волноводом (l = 1,3 мкм).

В инжекц. лазерах удаётся использовать только те лазерные материалы, в к-рых можно получить p - n -переход или p - n -гетеропереход, а также возможно обеспечить протекание тока достаточно высокой плотности К ним не относятся, в частности, прямозонные соединения типа и ряд др. полупроводников (Те, GaSe и др.). Ко всем материалам для П. л., однако, применимы бесконтактные способы накачки - оптическая и электронно-лучевая.

Основные характеристики. Мощность излучения П. л. как ф-ция тока накачки (ватт-амперная характеристика; рис. 7) имеет излом на пороге генерации и крутой более или менее линейный участок, наклон к-рого представляет собой дифференц. ватт-амперную эффективность П. л. Пороговая плотность тока в инжекц. ге-теролазерах на основе GaAlAs/GaAs составляет при комнатной темп-ре 200-500 при ма-

лой толщине активного слоя. В нек-рых образцах П. л. кпд (коэф. преобразования элект-рич. энергии в энергию лазерного излучения) достигает 30-40%. Типичная мощность непрерывного излучения полоско-вого П. л.- ок. 10 мВт, хотя наилучшие ресурсные характеристики (напр., безотказная наработка >ч) соответствуют мощности 1-3 мВт.

Многоэлементные излучатели - фазированные лазерные монолитные "линейки" - обеспечивают мощность лазерного излучения на уровне 5-15 Вт в зависимости от размеров излучателя и числа полосковых элементов. В импульсном режиме мощность излучения ограничивается оптич. прочностью материала (критич. интенсивность излучения в GaAs составляет 2-3 при длительности импульса с). Пиковая мощность инжекц. лазера с широким контактом достигает 20-50 Вт; в лазерах с большим рабочим объёмом, накачиваемых с помощью электронного пучка пли излучения др. лазера, мощность излучения в импульсном режиме может достигать Вт.

Модовой состав излучения существенно зависит от конструкции и размеров резонатора П. л., а также от величины мощности излучения. П. л. испускает узкую спектральную линию, к-рая сужается с увеличением мощности излучения, если не появляются пульсации и многомодовые эффекты. Сужение линии ограничивается фазовыми флуктуациями, обусловленными спонтанным излучением. Эволюция спектра излучения с ростом мощности в инжекц. лазере показана на рис. 7. В од-ночастотном режиме наблюдают сужение спектральной линии до Гц; мин. значение ширины линии в П. л. со стабилизацией одночастотного режима с помощью селективного внеш. резонатора составляет величину 0,5 кГц. В П. л. путём модуляции накачки удаётся получить модулиров. излучение, напр. в форме синусоидальных пульсаций с частотой, достигающей в нек-рых случаях 10-20 ГГц, или в форме УК-импульсов субпикосекундной длительности Осуществлена передача информации с помощью П. л. со скоростью 2-8 Гбит/с.

Применение П. л. находят в бытовых и техн. устройствах записи и воспроизведения информации (т. н. оптич. игла в проигрывателях на компакт-дисках, видеодисках, в голографич. системах памяти), в лазерных принтерах, волоконно-оптич. системах связи, системах накачки твердотельных лазеров, в автоматике, телеметрич. датчиках, науч. исследованиях, в спектроскопии, спектральных датчиках, оптич. дальномерах, высотомерах, в проекц. лазерном телевидении, оптич. "сторожах", имитаторах стрельбы, индикаторах и т. д. В заруб. странах годовое потребление П. л. составляет экземпляров, гл. обр. гетерлазеров на основе GaAlAs/GaAs и InGaAsP/InP.

Лит.: Елисеев П. Г., Введение в физику инжекционных лазеров, М., 1983; Басов Н. Г., Eлисеев П. Г., Попов Ю. М., Полупроводниковые лазеры, "УФН", 1986, т. 148, с. 35. П. Г. Елисеев.