Vysoká škola báňská - Technická univerzita Ostrava
Fakulta elektrotechniky a informatiky
Katedra telekomunikační techniky
Polovodičové lasery
Literatura
Text byl vytvořen jako překlad kapitol 2, 4, 5, 10 a 11 z knihy
SUEMATSU, Y. a A.R. ADAMS. Handbook of Semiconductor Lasers and Photonic
Integrated Circuits. Springer, 1994. ISBN 978-0412547201
Kapitoly
Polovodiče
Základní vlnové zařízení
Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
Základní teorie polovodičových laserů
Konvenční laserové diody
Integrované lasery
Vypracoval: Ing. Marcel Fajkus
Datum:
25.10.2012
Vysoká škola báňská - Technická univerzita Ostrava
Fakulta elektrotechniky a informatiky
Katedra telekomunikační techniky
OBSAH
OBSAH.............................................................................................................................................................. 2
1 POLOVODIČE ............................................................................................................................................... 1
1.1 ENERGETICKÉ PÁSY V POLOVODIČÍCH .................................................................................................................... 1
1.1.1 Fermiho funkce .................................................................................................................................... 1
1.2 PN PŘECHOD ................................................................................................................................................... 1
1.3 GENERAČNĚ-REKOMBINAČNÍ PROCESY .................................................................................................................. 2
1.3.1 Zářivá rekombinace ............................................................................................................................. 3
1.3.2 Augerova rekombinace ........................................................................................................................ 3
1.3.3 Nezářivé rekombinace přes záchytné centra ....................................................................................... 3
1.4 PÁSOVÝ MODEL POLOVODIČŮ ............................................................................................................................. 4
1.4.1 Elektron v periodickém potenciálním krystalu ..................................................................................... 4
2 ZÁKLADNÍ VLNOVÉ ZAŘÍZENÍ ....................................................................................................................... 5
2.1 POLOVODIČE PRO OPTICKÉ ZAŘÍZENÍ ..................................................................................................................... 5
2.1.1 Materiály pro krátké vlnové délky ....................................................................................................... 6
2.1.2 Materiály pro velké vlnové délky ......................................................................................................... 8
2.1.3 Materiály pro λ > 2 µm ........................................................................................................................ 9
2.2 SVĚTLO EMITUJÍCÍ DIODY (LED) ........................................................................................................................... 9
2.2.1 Základní vlastnosti LED ........................................................................................................................ 9
2.2.2 GaAlAs LED ........................................................................................................................................ 10
2.2.3 GaInAsP LED....................................................................................................................................... 10
2.2.4 Řízení a modulace .............................................................................................................................. 11
2.3 LASEROVÉ DIODY.............................................................................................................................................. 11
2.3.1 Princip laserových oscilací.................................................................................................................. 11
2.3.2 Oscilační podmínka ............................................................................................................................ 12
2.3.3 Operace v laserové diodě ................................................................................................................... 12
2.3.5 Výstupní výkon a účinnost ................................................................................................................. 13
2.3.6 Ekvivalentní obvod a napájecí obvody ............................................................................................... 13
2.3.7 Modulace a světelný signál................................................................................................................ 14
2.4 Módové řízení laserových diod ............................................................................................................. 14
2.4.1 Řízení příčného módu ........................................................................................................................ 14
2.4.2 Řízení podélného módu...................................................................................................................... 14
2.3
FOTODETEKTORY ...................................................................................................................................... 15
2.5.1 Fotodioda PIN .................................................................................................................................... 15
2.5.2 Lavinovitá fotodioda APD .................................................................................................................. 16
4 RADIAČNÍ A NERADIAČNÍ REKOMBINACE V POLOVODIČÍCH ...................................................................... 19
4.1 ELEKTRICKÉ A TEPLOTNÍ VLASTNOSTI POLOVODIČŮ................................................................................................. 19
4.1.1 Pohyblivost......................................................................................................................................... 19
4.1.2 Statistika nosičů ................................................................................................................................. 20
4.1.3 Tepelný odpor a tepelná časová konstanta ....................................................................................... 22
4.2 HETEROPŘECHODY A INJEKCE NOSIČŮ ................................................................................................................. 23
4.2.1 Heteropřechody ................................................................................................................................. 23
4.2.2 Injekce nosičů..................................................................................................................................... 23
4.2.3 Proces prosakování nosičů ................................................................................................................. 25
4.3 PROCES ZÁŘIVÉ REKOMBINACE .......................................................................................................................... 25
4.3.1 Časově závislá poruchová teorie pravděpodobnosti přechodu.......................................................... 26
4.3.2 Spontánní emise a indukovaná emise................................................................................................ 26
4.3.3 Proces zářivého přechodu v polovodičích – přímý vs. Nepřímý přechod............................................ 26
4.4 PROCES NEZÁŘIVÝCH REKOMBINACÍ .................................................................................................................... 27
Vysoká škola báňská - Technická univerzita Ostrava
Fakulta elektrotechniky a informatiky
Katedra telekomunikační techniky
4.4.1 Pravděpodobnost nezářivých rekombinací díky rekombinačních center s jednokvantovým stavem 27
4.4.2 Augerova nezářivý rekombinační proces ........................................................................................... 28
4.4.3 Měření délky života nosičů a kvantové účinnosti............................................................................... 29
4.4.4 Konkurence mezi rekombinačními procesy ........................................................................................ 29
4.5 OPTICKÁ ABSORPCE A DISPERZE........................................................................................................................... 29
4.5.1 Mezipásmová optická absorpce a disperse ....................................................................................... 29
4.5.2 Vnitropásmová absorpce a disperse .................................................................................................. 29
5 ZÁKLADNÍ TEORIE POLOVODIČOVÝCH LASERŮ .......................................................................................... 30
5.1 ÚVOD .......................................................................................................................................................... 30
5.2 KLASICKÁ FORMALIZACE ZESÍLENÍ SVĚTLA DÍKY ELEKTRONOVÉ POLARIZACI................................................................... 30
5.2.1 Charakteristické módy v laserovém rezonátoru ................................................................................ 30
5.2.2 Klasické základní rovnice v časové oblasti ......................................................................................... 31
5.3 MATICE HUSTOTY ........................................................................................................................................... 31
5.3.1 Definice matice hustoty ..................................................................................................................... 31
5.3.2 Pohybová rovnice matice hustoty ...................................................................................................... 32
5.4 Dipólový moment.................................................................................................................................. 32
5.4.1 Maticový element dipólového momentu ........................................................................................... 33
5.5.2 Hustota stavů elektronů a děr ........................................................................................................... 34
5.5.3 Lineární zisk polovodičových laserů ................................................................................................... 35
5.5.4 Spektrum spontánní emise ................................................................................................................ 38
5.6 ROZPTYL INDEXU LOMU ................................................................................................................................... 39
5.6.1 Změna indexu lomu vlivem injekce nosičů ......................................................................................... 39
5.7 PRAHOVÁ PODMÍNKA ...................................................................................................................................... 40
5.7.1 Prahová podmínka laseru .................................................................................................................. 40
5.7.3 Optické ztráty v laserové dutině ........................................................................................................ 41
5.7.3 Životnost nosičů ................................................................................................................................. 41
5.7.4 Prahový proud ................................................................................................................................... 43
10 KONVENČNÍ LASEROVÉ DIODY ................................................................................................................. 45
10.1 TYPY A STRUKTURY POLOVODIČOVÝCH LASEROVÝCH DIOD ..................................................................................... 45
10.1.1 Základní struktura polovodičových laserových diod ........................................................................ 45
10.1.2 Typy a struktury dlouhovlnových polovodičových laserových diod.................................................. 47
10.1.3 Typy a struktury krátkovlnných laserových diod .............................................................................. 51
10.1.4 Proudový tok v polovodičových laseroých diodách .......................................................................... 53
10.1.5 Teplotní odpor ................................................................................................................................. 55
10.2 MÓDOVÉ ŘÍZENÍ V POLOVODIČOVÝCH LASERECH ................................................................................................. 55
10.2.1 Index guiding a Gain guiding ........................................................................................................... 56
10.2.2 Příčné módové řízení ........................................................................................................................ 56
10.3 ZÁKLADNÍ CHARAKTERISTIKY POLOVODIČOVÝCH LASEROVÝCH DIOD ......................................................................... 57
10.3.1 Injektovaný proud vs. Výstupní světlo (I-L charakteristika) ............................................................. 57
10.3.2 Vyzařovací spektrum........................................................................................................................ 58
10.3.3 Teplotní charakteristiky ................................................................................................................... 59
10.3.4 Zářící vzor F-P laseru ........................................................................................................................ 60
10.4 SPOLEHLIVOST ............................................................................................................................................. 61
10.4.1 Životnost .......................................................................................................................................... 61
10.4.2 Mechanismy zhoršení kvality polovodičových laserových diod ....................................................... 61
11 INTEGROVANÉ LASEY ............................................................................................................................... 64
11.1
11.2
11.3
11.4
MONOLITICKÉ LASEROVÉ ZRCADLA ................................................................................................................... 64
LASERY S INTEGROVANÝMI VÝSTUPNÍMI VLNOVODY ............................................................................................. 64
MONOLITICKÁ DUTINA A PROSTOROVÉ TYPY LASERŮ ............................................................................................ 65
SPOJOVACÍ CHARAKTERISTIKY .......................................................................................................................... 65
Vysoká škola báňská - Technická univerzita Ostrava
Fakulta elektrotechniky a informatiky
Katedra telekomunikační techniky
11.5 ANALÝZA DBR ............................................................................................................................................. 65
11.6 VAZEBNÍ MŘÍŽKA .......................................................................................................................................... 66
11.8 LADITELNÉ INTEGROVANÉ LASERY..................................................................................................................... 66
11.8.1 Různé typy laditelných integrovaných laserů .................................................................................. 66
11.8.2 Mechanismus ladění vlnové délky ................................................................................................... 67
SEZNAM OBRÁZKŮ ......................................................................................................................................... 68
1 Polovodiče
1 Polovodiče
1.1 Energetické pásy v polovodičích
Křemík krystalizuje v diamantové struktuře. Atom křemíku obsahuje 14 elektronů, přičemž poslední 4
elektrony jsou spojeny kovalentními vazbami se čtyřmi vedlejšími atomy ve struktuře.
Energie volného elektronu může nabývat jakýchkoli hodnot v určitém rozmezí daném fyzikálními
zákony, protože volný elektron nepodléhá působení vnějších sil. Uvnitř krystalové mřížky polovodiče
ale působí na elektrony pole periodického potenciálu, které způsobuje, že elektrony nabývají pouze
hodnot v určitých intervalech hodnot energie. Tyto intervaly se periodicky opakují a mezi nimi tedy
vznikají naopak intervaly hodnot energií, jakých žádný elektron nabývat nemůže. Vznikají tak
pomyslné pásy dovolených a zakázaných energií.
V polovodiči je důležitý valenční pás, poslední zakázaný pás a vodivostní pás. Nejvyšší energetickou
hladinu valenčního pásu označme EV, nejnižší hladinu vodivostního pásu označme EC. Šířka
zakázaného pásu je tedy
=
−
(1.1)
Obsazené hladiny ve valenčním pásu odpovídají valenčním elektronům vázaným u vlastních atomů.
Dodáním energie (tepelná energie, světelné záření] se elektron může uvolnit od svého atomu a stane
se tak v krystalu volně pohyblivým. Tento elektron uvolní energetickou hladinu ve valenčním pásu a
obsadí hladinu s vyšší energií v pásu vodivostním. Vzniká tak prázdná pozice po vázaném elektronu,
kterou může obsadit elektron (rekombinace), nebo vázaný elektron (vnitropásmový přechod)
sousedního atomu v krystalu v případě, že energie takového elektronu je dostatečná k překonání
dané energetické bariéry. Tímto způsobem se elektrony posouvají ve struktuře proti směru působení
intenzity tohoto elektrického pole.
1.1.1 Fermiho funkce
Pokud je polovodič v tepelné rovnováze (konstantní teplota, bez vzniku nosičů náboje), Fermiho
funkce stanoví poměr stavů obsazených ku prázdným pro každou hodnotu energie:
=
1
1 + exp
−
(1.2)
Kde EF je Fermiho energie, k je Boltzmanova konstanta a T je teplota v Kelvinech. Při teplotě rovné
absolutní nule (0 K) jsou všechny stavy pod EF zaplněny elektrony a naopak všechny stavy nad jsou
prázdné.
1.2 PN přechod
Idealizovaný jednorozměrný model přechodu je na obrázku 1.1. Na přechodu dochází vlivem
koncentračního spádu k difuznímu toku většinových nosičů do oblasti, ve které se stávají nosiči
menšinovými. Předpokládejme, že v oblasti blízké přechodu je v důsledku tohoto odtoku nosičů
koncentrace pohyblivých nosičů malá ve srovnání s koncentrací nepohyblivých, ionizovaných donorů
a akceptorů.
-1-
1 Polovodiče
Obr. 1.1: PN přechod s průběhem koncentrací donorů, akceptorů, většinových a menšinových nosičů
Na obrázku 1.2(a) je zobrazen pásový model přechodu PN. Volné pohyblivé nosiče proudu jsou
vyznačeny kolečky, čtverečky představují nepohyblivé náboje (ionizované donory a akceptory).
Fermiho hladiny v typu N leží výše, než v typu P. Fermiho hladiny se musí vlivem termodynamické
rovnováhy v obou částech vyrovnat obr. 1.2(b). Část elektronů tedy přejde z oblasti typu N do oblasti
P. Stejně přechází část děr z P do N. V tenké vrstvičce přechodu vznikají z ionizovaných donorů a
akceptorů oblasti prostorového náboje (elektrické pole) – koncentrace pohyblivých nosičů je je malá
ve srovnání s koncentrací nepohyblivých, ionizovaných donorů a akceptorů. Toto pole brání dalšímu
odtoku většinových nosičů.
Obr. 1.2: (a) Pásové schéma polovodiče typu P a N; (b) Vznik P-N přechodu v polovodiči.
Dochází k rovnováze mezi difuzní a driftovou složkou proudové hustoty Jn a Jp. Velikost potenciálu
elektrického pole v oblasti prostorového náboje lze vyjádřit vztahem
=
ln
=
ln
(1.3)
1.3 Generačně-rekombinační procesy
Generace je proces, jehož výsledkem je vytvoření páru elektron-díra. Rekombinace je proces zániku
páru elektron-díra. Generace vyžaduje dodání energie, rekombinace energii uvolňuje.
Pokud na polovodič dopadá světlo nebo je do polovodiče injektován proud, dojde k porušení teplotní
rovnováhy v polovodiči. Koncentrace elektronů a děr má tendenci se navracet do rovnovážného
-2-
1 Polovodiče
stavu procesem rekombinace, při kterém elektron přejde z vodivostního pásu do valenčního pásu.
V polovodiči se projevují tyto rekombinační mechanismy:
•
•
•
Zářivá rekombinace;
Augerova rekombinace;
Rekombinace prostřednictvím rekombinačních center (defektů) ležících
v energetických hladinách v blízkosti středu zakázaného pásu
Další dělení rekombinačních procesů
•
•
•
Přímá mezipásmová rekombinace
o Zářivá rekombinace
o Nezářivá rekombinace
o Nárazová neboli Augerova rekombinace
Nepřímá rekombinace
Povrchová rekombinace
Ostatní rekombinační procesy lze obecně pojmout jako projev některého z těchto tří základních
mechanismů.
Obr. 1.3: Rekombinační procesy v polovodičích
1.3.1 Zářivá rekombinace
Při mezipásmové zářivé rekombinaci přechází volný elektron z vodivostního pásu do valenčního,
přičemž se vyzáří světelné kvantum, jehož energie se rovná šířce zakázaného pásu
ℎ =
(1.4)
1.3.2 Augerova rekombinace
Augerovu rekombinaci je možné popsat jako rekombinaci elektronu ve vodivostním pásu a díry ve
valenčním pásu při současném odevzdání kinetické energie volnému elektronu nebo díře. Tato
částice pak přejde na vyšší energetickou hladinu v pásu. Zářivá rekombinace je opačným procesem k
optické absorpci, Augerova rekombinace je inversním procesem k nárazové ionizaci, kde elektron
koliduje s atomem krystalu, rozbijí vazbu a vytváří tak pár elektron-díra.
1.3.3 Nezářivé rekombinace přes záchytné centra
Reálné polovodiče obsahují několik typů příměsí, ze kterých je možné vytvořit i několik hladin v
zakázaném pásu. Hladina záchytného centra je prostorově lokalizována, když je volný elektron nebo
díra zachycen pastí.
-3-
1 Polovodiče
1.4 Pásový model polovodičů
1.4.1 Elektron v periodickém potenciálním krystalu
Informace o energetických poměrech nosičů náboje v polovodiči je uchována v Schrodingerově
rovnici pro daný polovodičový krystal, složený z velkého množství prostorově uspořádaných atomů,
z nichž každý je tvořen jádrem a souborem elektronů. Pokud označíme H hamiltonián krystalu a R
vlastní vlnovou funkci, má stacionární Schrodingerova rovnice tvar
Ψ= Ψ
(1.5)
Kde E je vlastní číslo vyjadřující energii krystalu. Vlnová funkce je funkcí velkého množství
proměnných, kterými jsou souřadnice jader Ri a souřadnice elektronů rj.
Ψ = Ψ r , … , # , … #$
(1.6)
Hamilton je tvořen členy odpovídajícími kinetické energii jednotlivých jader a elektronů a potenciální
energií vzájemného působení mezi jednotlivými jádry, jednotlivými elektrony a mezi jádry a
elektrony.
=
%
+
&
+
'
-4-
+
&
+
'&
(1.6)
2 Základní vlnové zařízení
2 Základní vlnové zařízení
2.1 Polovodiče pro optické zařízení
Základními zařízeními jsou světelné zdroje, mezi které patří laserové diody (LD) a světlo emitující
diody (LED). Nejprve si popíšeme LED.
Relevantní stavové energie v polovodičích tvoří dvě pásma nebo úrovně. Nižší z těchto dvou pásem
se nazývá valenční pásmo a je téměř v plné teplotní rovnováze. Vyšší pásmo je nazýváno jako
vodivostní pásmo a je téměř prázdné obr. 1.
Obr. 1: Pásmový diagram AlxGa1-x pro různé hodnoty x
Elektron ve vodivostním pásmu může přejít do nižšího energetického stavu, do valenčního pásma,
pomocí rekombinace s dírou ve valenčním pásmu. Energie korespondující s rozdílem mezi dvěma
pásmy může být emitována jako foton. Podmínkou takového přechodu je, že hybnost elektronu
zůstává konstantní. Tento případ je znázorněn na obr. 1(a). Elektron vytváří přímý přechod a je
snadno přesunut z vyšší do nižší úrovně a světlo je tedy jednoduše vyzářeno. Pokud se musí spád
změnit, k přechodu elektronu dochází pouze s obtížemi a pravděpodobnost emitace světla je velmi
malá obr. 1(c). Proces nastíněný v obrázku 1(a) a (c) je typický pro přímé a nepřímé polovodiče.
Z wikipedie:
- přímé polovodiče – při přeskoku nedochází ke změně hybnosti nositele náboje
- nepřímé polovodiče – při přeskoku musí dojít ke změně hybnosti nositele náboje, většinou
se tak děje srážkou s fononem (kvazičástice kmitu mřížky), např. Si.
Vlnová délka emitujícího světla je dána šířkou zakázaného pásma Eg [eV].
() =
ℎ*
)
= 1.2398
2
)1
(1)
Kde Eg je konstanta polovodičového materiálu. Díky rozdílných polovodičových materiálům je možné
vybrat jakoukoli vlnovou délku od viditelného světla až do infračerveného regionu.
Křemík (Si) a germanium (Ge) jsou základními materiály používané v elektronice. Pásmový model
obou těchto materiálů je stejný jako u AlAs (obr. 1 (c)), kde minimální energie pásmové podmínky
nevede ke stejné kinetické energii (úměrná k elektronovému počtu vln k) jako maximální energie ve
valenčním pásmu.
-5-
2 Základní vlnové zařízení
Protože nepřímý přechod je komplikovaný, radiační elektron nepřechází mezi dvěma pásmy
snadno, protože je požadovaná změna kinetické energie. Délka života nosiče je relativně dlouhá
vycházející z pomalé odezvy na aktuální modulaci, a proto tyto materiály nemohou být použity ve
světlo emitujících zařízeních pro optické komunikace. Pro tyto zařízení se využívají přímé
polovodiče.
2.1.1 Materiály pro krátké vlnové délky
Obrázek 2 ukazuje několik sloučenin polovodičů. Důležité polovodiče pro optické komunikace jsou
skupiny založené na GaAs a InP a kombinace s jejími sousedícími elementy (Al, In, P, As a Sb).
Obr. 2: Různé kombinace atomů pro vytváření sloučenin polovodičů
Třímocné sloučeniny polovodičů jsou popisovány formou Ga1-xAlxAs (0 ≤ x ≤ 1). Například sloučenina
polovodiče s x = 0.3 reprezentuje smíšené krystaly obsahující 70% Ga a 30% Al. Oba jsou ze skupiny III
spolu se stejným počtem atomů As ze skupiny V. Rozdělení příměsí polovodičů je na obrázku 3.
-6-
2 Základní vlnové zařízení
Obr. 3: Elementy, které vytvářejí polovodičové sloučeniny
Šířka zakázaného pásma Ga1-xAlxAs v závislosti na x je na obr. 4(a). Změna indexu lomu v závislosti
na x je na obrázku 4(b).
Obr. 4: (a) Šířka zakázaného pásma AlxGa1-xAs a GaxIn1-xAsyP1-y; (b) index lomu AlxGa1-xAs
a GaxIn1-xAsyP1-y
Čtyřmocné systémy GaxIn1-xAsyP1-y (vypěstované z GaAs) jsou materiály používané ve viditelném
spektru. Třímocné GaAsP jsou použity pro získání vlnové délky λ = 5550 Å s GaInP (aktivní vrstva) /
AlInP (plášťová vrstva). Tabulka 1 ukazuje binární systém s jejich mřížovými konstantami a šířkami
zakázaného pásu. Je důležité poznamenat, že ternární a kvartální materiály jsou vypěstovány z
-7-
2 Základní vlnové zařízení
binárních substrátů a je nutné, aby odpovídaly mřížkové konstanty s binárním materiálem použitého
substrátu.
Tabulka 1: III-V binární systém: nahoře šířka zakázaného pásma Eg(eV); dole mřížová konstanta a (Å)
2.1.2 Materiály pro velké vlnové délky
Křemíkové vlákna vykazují nízké přenosové ztráty v oblasti vlnové délky 1550 nm a materiálová
disperse dosahuje 0 okolo 1300 nm. V tabulce 2 jsou shrnuty materiály, které jsou vhodné pro použití
jako LED a LD na těchto vlnových délkách.
Tabulka 2: Materiály pro světelné zdroje
GaInAsP/InP systém
Tento systém může dosahovat vlnových délek 1 – 1.64 µm. Nadějný kandidát pro 1200 až 1600 nm.
AlGaInAs/InP systém
Další krystalový systém, který může být použit v rozsahu vlnových délek 1 – 1.6 µm.
Nucené super-mřížové systémy
Je možné získat polovodičový materiál mající mřížovou konstantu rozdílnou od substrátu použitého
za jistých podmínek: nucené supermřížoví - například. Tenká vrstva Ga0.8In0.1As vrstva je vypěstovaná
z GaAs substrátu. Touto technikou lze vypěstovat materiály na vlnové délce 0.95 µm.
-8-
2 Základní vlnové zařízení
2.1.3 Materiály pro λ > 2 µm
V křemičitých vláknech je silná absorpce na vlnových délkách 3 µm díky molekulárním vibracím
Si a O - složek materiálu. Křemíkové vlákno může být použito jako přenosové medium vlnových délek
v tomto regionu pro komunikaci, nebo pro energetický přenos na krátké vzdálenosti. Rayligho rozptyl
je nepřímo úměrný λ4. Velmi malá přenosová ztráta může být získána, jestliže jsou použity materiály s
minimální vnitřní absorpcí v infračervené oblasti.
2.2 Světlo emitující diody (LED)
2.2.1 Základní vlastnosti LED
Hranice PN je hranicí mezi aktivní a plášťovou vrstvou. Přiložené napětí a následný proud v
propustném směru způsobí to, že elektrony a díry jsou injektovány do aktivního regionu. Důsledkem
toho vzniká díky spontánní emise rekombinace těchto nosičů. Obrázek 5 ukazuje princip činnosti
světla emitující diody mající hranici s dvojitou heterostrukturou složenou z
•
•
•
n-typu (Ga1-yAlyAs),
p-typu (AlxGa1-xAs)
a vrstvou p-typu GaAs mezi nimi.
Obr. 5: Princip LED
Vysoké záření a efektivní spojení optického vlákna jsou hlavními požadavky v LED pro použití
v komunikacích. Jsou dva typy LED diod: (i) povrchově emitující diody a (ii) hranově emitující diody.
Povrchově emitující dioda je zobrazena na obrázku 6. Elektrony injektované skrz p-n přechod z vrstvy
n-typu rekombinují s dírami v GaAs vrstvě a vlnová délka vyzařujícího světla koresponduje s energií
zakázaného pásma GaAs.
Obr. 6: Povrchově emitující LED dioda
-9-
2 Základní vlnové zařízení
2.2.2 GaAlAs LED
Obrázek 7(a) ukazuje spektrum GaAs LED diody. Centrální vlnová délka je nastavována výběrem
hliníkového obsahu x, od 0.82 µm to 0.89 µm a spektrální šířka okolo 400 Å. Výstupní výkon LED je od
0.5 do několika mW. Obrázek 7(b) ukazuje typický světelný výstup vysoko-výkonové LED diody v
závislosti na proudu.
Obr. 7: (a) Spektrum GaAs LED; (b) závislost výstupního světla na proudu LED
Koherence světla je velmi špatná a proto není možné fokusovat světlo na velmi male místo.
Účinnost spojky optického vlákna je dána numerickou apertúrou vlákna a je dána relací 2n1(2Δ)1/2,
kde n1 je index lomu jádra a Δ je normalizovaný rozdíl indexu lomů (n1-n2)/n1 mezi jádrem a pláštěm.
Účinnost spojky je tedy 5% s typickými hodnotami n1 = 1.5 a Δ = 0.5%, takže napojený výkon do
vlákna je pouze 100 µW.
Vysoké záření LED je provozováno vysokou proudovou hustotou o velikosti několika kA/cm2, což
poskytuje více než sto mW. Testy stárnutí při vysoké teplotě (> 130°C) ukazují životnost 105 – 106
hodin při pokojové teplotě.
2.2.3 GaInAsP LED
GaInAsP/InP LED mají formu dvojité heterostruktury a byly navrženy jako světelné zdroje pro
vláknové komunikace. Byly vyrobeny LED emitující na 1.3 µm a 1.55 µm. Šířka spektra je
1000 a 1200 Å. Bylo dosaženo výstupního výkonu 1-3 mW a kvantové účinnosti 1-3%. Životnost při
teplotě 60 °C je odhadována na 109 hodin. Navýšení účinnosti spojení je realizováno připojením čočky
viz obr. 8 (a), (b).
Obr. 8: LED dioda (a) s čočkou pro zvýšení účinnosti navázání světla do vlákna; (b) s monolitickou čočkou
formovanou v substrátu pomocí leptací techniky.
- 10 -
2 Základní vlnové zařízení
2.2.4 Řízení a modulace
Na obrázku 9(a) je znázorněn ekvivalentní obvod LED. Sériová rezistence a kapacitance přechodu jsou
citelné.
Obr. 9: (a) Ekvivalentní obvod LED; (b) Napájení LED
Limit modulační frekvence LED můžeme napsat jako
$
Kde 45 je životnost nosiče.
=
3
245
(2)
2.3 Laserové diody
2.3.1 Princip laserových oscilací
Laserové diody využívají ke své činnosti dutinu se zrcadly (Fabry-Perotův rezonátor). Podmínkou pro
vytváření stojatého vlnění je
23 '6
27 = 23
(
(3)
Kde λ je vlnová délka a p je číslo. Pro 1.3 µm, neq = 3.5 a L = 300 µm získáváme p = 2160. Tato hodnota
p je velmi velká. Když se změní p o hodnotu 1, změní se vlnová délka jen trochu. Rozdíl mezi
přilehlými módy (módový odstup) je dán
Δ( = −
Kde efektivní index lomu je dán
';;
=
'6
<1 −
2
(:9
';; 7
(9 = '6 |
B
'6 =( |?@?A
(4)
(5)
Pro neff = 4.0, λ0 = 1.3 µm a L = 300 µm dostáváme Δλ = 3.0. Proto laserový oscilátor s délkou
dutiny L, která je hodně větší než emisní vlnová délka, může pracovat s velkým počtem
propagačních módů, kde každý mód má trošku jinou vlnovou délku než ostatní. Tyto módy se
nazývají podélné módy nebo axiální módy.
- 11 -
2 Základní vlnové zařízení
2.3.2 Oscilační podmínka
Pro vznik oscilací musí být splněna prahová podmínka minimálního zisku. V dutině jsou absorpční
ztráty na jednotku délky, které musí být menší nebo alespoň rovny velikosti zisku, který je
způsoben stimulovanou emisí. Jinak řečeno, hustota fotonů musí být rovna nebo větší než
v počátečním stavu.
2.3.3 Operace v laserové diodě
Obrázek 10 reprezentuje dva typy laserů. Na obrázku 10(a) je zobrazen laser s proužkem (hranově
emitující laser), který slouží k uvěznění módu během zesílení. Na obrázku 10(b) je zobrazen
povrchově emitující laser, kde Fabry-Perotova dutina je vytvořena kolmo na substrát.
Obr. 10: Laser: (a) hranově emitující; (b) povrchově emitující
2.3.4 Spektrum LD
Šířka laserových módů je okolo 30 Å v případě multi-módového režimu, kde každá čára je široká
okolo 300 – 400 Å. Módové oddělení je nepřímo úměrné délce dutině podle následující rovnice a
rovnice (4).
( =
2 '6 7
C + C:
−
3
Na obrázku 11(a) je zobrazen laser, který pracuje pouze v podélném módu.
- 12 -
(6)
2 Základní vlnové zařízení
Obr. 11: Spektrum a I-L charakteristika laserové diody
2.3.5 Výstupní výkon a účinnost
Výstupní výkon CW laseru závisí na struktuře LD, ale obecně jej lze shrnout do tří kategorií: nízký
výkon 3 mW, standardní výkon 10 mW a vysoký výkon > 100 mW. V případě pulzní oscilace špička
výkonu dosahuje 5 W, což je o řád vyšší než u CW. Optické komunikace vyžadují výkon 3 – 10 mW.
Obrázek 11(b) ukazuje, jak se výstupní výkon LD mění v závislosti na vstupním proudu. Změna je
lineární pro I > Ith. Účinnost je definovaná jako poměr počtu emitujících fotonů ku počtu injektovaných elektronů. Účinnost je definovaná vztahem
F
F
HKL
ℎG
DE =
≃
= D 1−
H
H )
H
I
(7)
Totální účinnost je tedy malá 20-40%. Vnitřní kvantová účinnost ηi je definovaná jako
DM =
NI IOP Q é PSP T
U VI SP Q é PWUčI
(8)
Jestliže ztrátový faktor v laserové dutině je α, délka L a odrazivost R, pak lze ukázat že
2
1 + Z7
D = DM Y
[
1
ln #
(9)
Například pro vnitřní účinnost (ηD = 0.67ηi) ležící v rozsahu 60-90% získáme α = 20 cm-1, L = 0.03 cm a
R = 0.31. Celková účinnost zařízení je
D\'] =
F
= DE
H
)
(10)
Kde U je napětí přivedené na LD z pulzního zdroje. Protože U je mezi 2 – 2.5 V, pak kvůli překonání
sériového odporu získáváme ηdev = 0.6ηT až 0.7ηT.
2.3.6 Ekvivalentní obvod a napájecí obvody
Ekvivalentní elektrický obvod je na obrázku 12. Sériový odpor dosahuje Rd = 5 až 10 Ω a kapacitance
cd 8 pF. Pro vyšší frekvenční modulace (> 400 Hz) musí být přívodní vodiče vhodně navrženy.
Obr. 12: Ekvivalentní elektrický obvod LD
- 13 -
2 Základní vlnové zařízení
Obr. 13: Řídící obvody laserové diody: (a) a (b) využívané v laboratořích; (c) využívané v praktických aplikacích
2.3.7 Modulace a světelný signál
Intenzita a frekvence výstupního světla může být modulována změnou protékajícího proudu. Toto
schéma se nazývá přímou modulací, protože výstupní světlo je měněno změnou přímého čerpání.
Další metoda modulace je externí modulace, kde světelný modulátor je připojen k laserovému
oscilátoru, který externě moduluje světlo z LD.
2.4 Módové řízení laserových diod
2.4.1 Řízení příčného módu
Stabilizace transverzálního módu je velmi efektivní. Redukuje prahový proud, stabilizuje výstupní
paprsek a zlepšuje modulační charakteristiku.
2.4.2 Řízení podélného módu
V konvenčním F-P laseru, počet podélných módů drasticky roste, pokud je laser modulován vysokou
rychlostí (500 MHz), dokonce i když laser pracuje v režimu jednoho módu v CW. Všechny módy
dosahují stejných ztrát. Některý mód může dosáhnout hranice CW provozu, protože je malý rozdíl
v zisku. Za modulačních podmínek, okamžitá změna hustoty nosičů může vést k navýšení zisku pro
sousedící podélný mód a tím k uvedení nad prahovou hodnotu.
DFB - Od rezonanční frekvence je odvozena perioda mřížky, která je umístěna do aktivní vrstvy nebo
do její blízkosti. Jako první systém byl použit GaAlAs/FGaAs systém.
DBR - V DBR laseru, je mřížka vyrobena mimo aktivní vrstvu a mřížka působí jako odrazné zrcadlo
s frekvenční selektivitou. Pokud je mřížka umístěna na stejné vrstvě jako aktivní vrstva, pak tam
existuje citelná část absorpce, takže nemůže být dosaženo vysoké odrazivosti.
V DFB a DBR laserech se mění vlnová délka s teplotou podle relace 0.8 Å/K, což je pětkrát méně než u
konvenčních F-P laseru. U těchto laserů podélný jednomódový režim je zachován i při vysokých
frekvencích modulace.
- 14 -
2 Základní vlnové zařízení
Obr. 14: Tři typy polovodičových zdrojů: (a) LED; (b) F-P laser; (c) single-mode laser DSM
2.3 Fotodetektory
Obrázek 15 ukazuje relativní kvantovou účinnost v závislosti na vlnové délce různých materiálů
polovodičových fotodetektorů.
Obr. 15: Kvantová účinnost různých materiálů fotodetektorů
2.5.1 Fotodioda PIN
Činnost fotodiody (PD), která má vloženou intrinzickou vrstvu je na obrázku 16 a je nazývaná PIN
dioda. Tato vrstva je slabě dotovaná. Díry a elektrony jsou generovány absorpcí fotonů v p+ oblasti a
směřují k elektrodě. Ve vrstvě I se elektrony a díry díky velkému elektrickému poli, před tím než
stihnou rekombinovat, od sebe vzdálí a přejdou přes přechod jako minoritní nosiče.
PIN diody mohou pracovat na rychlostech vyšších než 100 GHz.
Obr. 16: Struktura PIN fotodiody
Poměr signal od šumu je u PIN diod dán vztahem
- 15 -
2 Základní vlnové zařízení
H:
^
4 b
=
+
_ 2I`H + H\ ab
#'
Kde Ip je fotoproud a Id temný proud. Ip je dán
H = ID
Fd
ℎ
K
(11)
(12)
Zde η je kvantová účinnost stojí za vznikem fotoelektronů, e je náboj elektronu a Popt je výkon
absorbovaného světla.
2.5.2 Lavinovitá fotodioda APD
Struktura APD fotodiody je na obrázku 17. Světlo dopadající na fotodiodu generuje díry a elektrony.
Díky velkému elektrickému poli je elektronu dodána vysoká energie a zrychlení. Tento elektron pak
naráží do okolních atomů, ze kterých vyráží další elektrony. První původní elektron svým pohybem
vyrazí dalších 100 elektronu. Tímto procesem dochází k lavinovitému zvyšování elektrického proudu.
APD se využívá pro detekci velmi malých signálů.
Obr. 17: Struktura APD fotodiody
Odstup signálu od šumu je dán vztahem
H : e:
^
4 b
=
+ 2IbH +
_ 2I`H + H\ ae: f
#%
(13)
Kde Ip a Id je fotoproud a temný proud, R je odpor zátěže, kT je termální energie, F je šumové číslo
následného zesilovače a e je náboj elektronu. Šumové číslo je dáno
f =e 1−
1−
e−1
e:
:
(14)
Šumové číslo jako funkce multiplikativního faktoru M v závislosti na ionizačním koeficientu je na
následujícím obrázku.
- 16 -
2 Základní vlnové zařízení
Obr. 18: Šumové číslo v závislosti na multiplikativním faktoru APD fotodiody
Maximální frekvenční odezva je dána vztahem
$gh
:
= 1/ 4j: + 4'j
:
(15)
APD dioda má multiplikativní zisk od 30 do 100 ale některé speciální fotodiody mohou mít až 1000.
Optimální závislost zisku na přenosové rychlosti je na následujícím obrázku.
Obr. 19: Optimální lavinovitý zisk APD fotodiody
Minimální detekovaný výkon pro PIN a APD diodu je na obr. 20.
- 17 -
2 Základní vlnové zařízení
Obr. 20: Minimální detekovaný výkon PIN a APD fotodiody
- 18 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
4.1 Elektrické a teplotní vlastnosti polovodičů
4.1.1 Pohyblivost
Polovodičový laser je PN dioda, proto jsou charakteristiky ovlivněny elektrickými vlastnostmi
samotného materiálu. Proudová hustota J, elektrické pole E a vodivost σ jsou v následující relaci
k=l
(16)
l = _Im + FIm
(17)
Vodivost je vyjádřena pomocí elektronové koncentrace N, dírové koncentrace P, elektronovou
mobilitou µn, děrovou mobilitou µp a elektrickým nábojem e následovně
Základní rovnice popisující lineární závislost proudu je Boltzmanova rovnice.
=
=
=
=
+n
+I
=o p
=S
=O
=
=S %dq
(18)
Zde f reprezentuje elektronovou nebo děrovou distribuční funkci. Pravá strana rovnice popisuje
proudový rozptyl (srážku). V rámci aproximace je časový rozptyl vyjádřen
(19)
Každý zlomek v závorce na pravé straně souvisí s jedním z (a) rozptyl akustického fononu, (b) rozptyl
optického fononu, (c) rozptyl ionizující nečistoty, (d) rozptyl neutrální nečistoty, (d) rozptyl slitiny, (f)
rozptyl elektron-elektron a dalších. Za tohoto předpokladu je mobilita vyjádřena jako
kde
m=
I4
r∗
(20)
ℏ: u:
r =
u :
∗
(21)
Kde je elektronová anergie, je elektronová vlnová konstanta a ℎ je Planckova konstanta
ℏ = ℎ/23 . Energie elektronu je vyjádřena následovně
=
% +
ℏ:v
2r∗
w
(22)
Individuální rozptylový mechanismus závisí na rozptylu kinetické energii elektronu nebo díry tak, že
rozdílně přispívají teplotně závislé pohyblivosti. Na obrázku 21 je zobrazena teplotní závislost
pohyblivosti.
- 19 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
Obr. 21: Teplotní závislost elektronové pohyblivosti: (a) teoretická mobilita závislá na rozptylu fononu;
(b) teoretická závislost na rozptylu fononu a ionizačních nečistot;
(c) závislost získaná experimentálně
V ideálním polovodiči je pohyblivost závislá pouze na rozptylu fononu (křivka a). Rozptyl ionizačních
nečistot je zobrazen křivkou (b). Experimentálně získaná teplotní závislost je zobrazena křivkou (c), a
to pro čtyřmocný materiál.
4.1.2 Statistika nosičů
Vlnový vektor závisí na energii elektronu v přímém přechodu polovodiče. Nepřímý přechod
polovodiče je zobrazen na obrázku 22.
Obr. 22: Naměřena Hallova pohyblivost při 295 K pro elektrony a díry v Ga0.47In0.53
Hustota elektronu je dána
(23)
Fermi-Dirackova statistická distribuční funkce pro elektrony a díry je devinována jako fc a fv
- 20 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
%
]
=
=
1
x2xy
vE
1+e
1
1+e
(24)
xy 2x
vE
Kde EF je Fermiova energie. Schématický diagram těchto parametrů je ukázán na obrázku 23.
Obr. 23: Vlnová konstanta závislá na elektrické energii v polovodiči
s přímým a nepřímým přechodem.
Fermiova energie Ef musí být stanovena jako teplotní rovnováha. Nechť N je koncentrace elektronů, P
je koncentrace děr, _z̅ je koncentrace ionizujících akceptorů a _ | je koncentrace ionizujících děr.
Pak elektrická rovnováha je dána
_ + _z̅ = F + _ |
Hustota vodivostního a valenčního pásu je dána ρc a ρv. Potom N, P, _z̅ a _ je dáno
- 21 -
|
(25)
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
(26)
Distribuce koncentrace nosičů je zobrazena na obrázku 24.
Obr. 24: Distribuce nosičů v energetických pásmech: (a) N typ; (b) P typ;
(c) intrizitní polovodič s injekcí nosičů
4.1.3 Tepelný odpor a tepelná časová konstanta
Teplota aktivní oblasti v polovodičovém laseru není stejná jako teplota okolí. Vzhledem ke generaci
Joulova tepla ve zúžené dráze proudu v blízkosti aktivního regionu laseru je lokální zahřívání výrazné,
závislé na způsobu instalace laserového čipu na chladič. Laser je velmi citlivý na teplotě a snadno
vlivem vysoké teploty zničitelný, proto je důležitý jeho návrh. Základní rovnice popisující vedení tepla
je dána druhým řádem parciální derivace
=}
= ~n : }
=S
Kde } je teplota, K je teplotní vodivost. Tepelný odpor je definován jako
#KL =
Δ
€
= •KL
FKL
^
- 22 -
(27)
(28)
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
Kde Rth je teplotní odpor, Pth je generované teplot a • je rozdíl teploty.
4.2 Heteropřechody a injekce nosičů
4.2.1 Heteropřechody
Sendvičová struktura (obr. 25) byla realizovaná technikou epitaxního růstu pomocí kapalné fáze.
Zesílené prostředí (s energií Ega) je obklopeno vrstvami polovodiče s vyšší energetickými pásmy
(plášťová vrstva s Egc > Ega).
Obr. 25: Pásmový model dvojité hetero-struktury
Tato dvojitá heterostruktura pomáhá zmenšit prahový proud o dva řády, díky čemuž lze realizovat
spojitou činnost laseru při pokojové teplotě.
4.2.2 Injekce nosičů
Difuzní potenciál, který určuje úroveň injektovaných nosičů je dán pracovními funkcemi φ v každém
regionu
n\ = n\ + n\: =
C: − C
2
(29)
Kde Vd1 a Vd2 jsou případné rozdíly indukované v N a P regionu. Například energetická distribuce PN
dvojité heterostruktury je ukázán na obr. 26.
- 23 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
Obr. 26: Energetické pásy v N-P-N heterostruktuře s a bez aplikovaného napětí.
Zvýšením napětí v propustném směru jsou nosiče v blízkosti N regionu vstřikovány do oblasti P.
Majoritní nosiče z N oblasti jsou vstřikovány do oblasti P. Hustota vstřikovaných nosičů (koncentrace)
N je
N0 je hustota minoritních nosičů v P oblasti
_ = _9
'
_9 =
2 ‚
vE
_M:
Fg
(30)
(31)
Kde Ni je specifická hustota elektronů a Pa je koncentrace akceptorů. Rovnice pro difuzi nosičů je
u: _
_ − _9
−
=0
:
uƒ
7:
(32)
7 = …† τˆ
(33)
Kde Ln je délka elektronové difuze. Ln je dána elektronovou difuzní konstantou Dn a časem života
rekombinace elektronu τn následovně
Injektované nosiče jsou blokovány na konci regionu P (x = d) díky heterobariéře. Tedy dN/dx = 0 a
x = d. podle této podmínky získáváme z rovnice (32) hustotu injektovaných elektronů
- 24 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
(34)
Elektronový indukovaný proud Im je dán zvyšováním N díky vstřikování, x = 0
(35)
Kde S je křížová část injekce a I0 je dáno
(36)
diferenciální odpor r při přiloženém napětí v propustném směru, který je pro laserové diody a LED
důležitý, je dán vztahem
O=
1
=
uH
I€
un
(37)
4.2.3 Proces prosakování nosičů
Jeden z faktorů limitace velké injekce v polovodičových laserech je proces rozlévání nosičů, kde
vysoká energie vedených nosičů v aktivní oblasti je rozlévána přes potenciální bránu do oblasti pláště.
Hustota prosakování proudu JL je dána souvislosti mezi difuzním proudem v plášťové vrstvě a vysoké
energie vedených elektronů v aktivní vrstvě.
Označme hustotu injektovaných elektronů v aktivní vrstvě Na a korespondující kvazi-Fermiho energie
Fc, pak hustota prosakujícího proudu díky hetero-bariéře je dána
k‰ =
” 2–
I†
d• 2
2 • •
Štanh o p N’“ e —˜ ™
7
Lˆ
(38)
Kde Ncp je efektivní hustota vedení v aktivní vrstvě a Dn, Ln, dc, Ec jsou difuzní konstanta, difuzní délka,
tloušťka a pásmo vedení plášťové vrstvy.
Vztah mezi hustotou injektovaných elektronů Na korespondující kvazi-Fermiho energie Fc je dán
(39)
4.3 Proces zářivé rekombinace
Přechod injektovaných nosičů dochází při různých procesech
•
•
•
zářivou rekombinací z vodivostního do valenčního pásma
nezářivou rekombinací z vodivostního pásma do úrovně defektů nebo úrovně hlubokých
nečistot
nezářivou rekombinací díky Augerovým přechodům
- 25 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
4.3.1 Časově závislá poruchová teorie pravděpodobnosti přechodu
Pravděpodobnost přechodu mezi dvěma stavy (obr. 27) lze popsat časově-závislou Schrödingerovou
rovnicí.
(40)
Obr. 27: Přechod mezi dvěma kvantovými stavy díky interakci elektronového systému
s radiačním polem
4.3.2 Spontánní emise a indukovaná emise
Podle relativní teorie světla od Einsteina jsou dvě kategorie světla emisními procesy.
Pravděpodobnost přechodu prvního druhu je úměrná hustotě existujících fotonů. Toto se nazývá
stimulovaná emise. Pravděpodobnost přechodu druhého druhu je závislá na hustotě fotonů a nazývá
se spontánní emise. Koeficienty míry přechodu těchto dvou druhů jsou označeny B21 a A21.Nechť f1 a
f2 jsou funkce obsazení stavů 1 a 2
=
:
=
1
xš 2xy
I vE
I
1
xw 2xy
vE
+1
(41)
+1
Poměr stimulovaného přechodu ze stavu 1 do 2 a 2 do 1 je dán
O:=b
:
O: = b:
:
1−
1−
:
F ℏG
F ℏG
(42)
Zvážíme-li rovnováhu indukované emise a spontánní emise, získáme následující vztah
O : = O: + O5
d
(43)
4.3.3 Proces zářivého přechodu v polovodičích – přímý vs. Nepřímý
přechod
Procesy zářivých procesů v polovodiči jsou zobrazeny v následujícím obrázku.
a) Přímý přechod z pásma do pásma, který se využívá téměř ve všech polovodičových laserech.
b) Přímý přechod ve spolupráci s fononem, který je důležitý v těch materiálech, ve kterých jsou
vodivostní a valenční páry na extrémních místech v Brillounově zóně – tedy Si, Ge nebo GaP.
c) Přenos mezi pásmovým stavem a stavem nečistoty. Tento přechod je charakteristický tím, že
energie fononu je menší než energie vázaného elektronu vlivem nečistému stavu.
d) Emise vlivem zničení vazby excitace.
- 26 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
e) Rekombinace elektronu a díry které jsou v pasti jako pár díra-akceptor.
Obr. 28: Různé mechanism mezipásmových přechodů: (a) přímý přechod z pásma do pásma;
(b) nepřímý přechod vázaný na fonon; (c) vodivostní přechod electron-akceptor;
(d) excitovaný přechod; (e) párový přechod donor-akceptor
Emisní process souvisí s umístěním stavu. To má charakteristickou vlastnost takovou, že je možné
vybírat emitovanou vlnovou délku vhodným výběrem druhu nečistot.
4.4 Proces nezářivých rekombinací
Přechody z pásma do pásma, které nepřispívaji k emisi světla jsou zobrazeny na obr. 29.
a) Nezářivé rekombinace přes rekombinační centra
b) Rekombinace díky Augerovým procesům
Obr. 29: Nezářivé rekombinace.
4.4.1 Pravděpodobnost nezářivých rekombinací díky rekombinačních
center s jednokvantovým stavem
Dalším typem rekombinace je rekombinace prostřednictvím rekombinačních (generačních) center,
jejichž energetické hladiny se nacházejí v zakázaném pásu polovodiče, poblíž středu tohoto pásma.
Tyto hladiny slouží jako stupně k převádění elektronů a děr mezi valenčním a vodivostním pásmem.
Nejúčinnější rekombinace bude pro centra, která vytvářejí hladiny co nejblíže středu zakázaného
pásu.
Nechť hustota lokalizovaných center je NT, potom pravděpodobnost zachycení elektronu a emise z a
do vodivostního pásma je cn, respektive en a pravděpodobnost zachycení díry a emisí do valenčního
pásma je cp resp. ep (obr. 30)
- 27 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
Obr. 30: Proces zničení electron-díra díky lokalizovaných center s energetickou vazbou ET
Míra zachycených elektronu je dána
› =
Délka života elektronu je dána
I
= exp
*
_E •
œ exp
_ xž
E
E
−
−
*
(44)
N%
u
(45)
(46)
kde N0 a P0 jsou koncentrace nosičů v teplotní rovnováze, N, N1 a P1 jsou hustoty nosičů kde kvaziFermiho energie se shoduje s energetickým stavem pasti a ΔN je hustota injektvaných elektronů.
Předpokládá se, že ΔP = ΔN. Rovnice (46) ukazuje závislost délky života na injektované úrovni.
4.4.2 Augerova nezářivý rekombinační proces
Je-li generačně-rekombinačnímu přechodu energie nosiče předána (resp. Odebrána) dalšímu s ním
interagujícímu nosiči, jedná se o Augerovu rekombinaci.
Augerova rekombinace je definována jako proces třítělového rozptylu, kde dochází ke zničení páru
(elektron, díra) společně s excitací nosičů splňující zákon zachování energie. Za předpokladu ΔN = ΔP
je rekombinační proměr úměrný ΔN3. Proto je tento proces dominantní pro vysokoúrovňové excitace
nebo pro vysoké úrovně dopantů. Dva základní procesy jsou ukázány na obr. 31, známé jako CHCC a
CHSH procesy. V CHCC procesu vedený elektron je excitován, dokud v CHSH procesu jsou valenční
díry excitovány.
Obr. 31: Typická Augerova rekombinace (ΔEe = ΔEh). (a) CHSH; (b) CHCC
- 28 -
4 Radiační a neradiační rekombinace v polovodičích
4.4.3 Měření délky života nosičů a kvantové účinnosti
Celková doba života nosičů je spojována s délkou života zářivých a nezářivých nosičů τr a τnr takto
Δ_ Δ_ Δ_
=
+
4
4j 4 j
Interní zářivá kvantová účinnost je dána
DM
1
4
4j
= =
1
1
4j
4j + 4 j
(47)
(48)
4.4.4 Konkurence mezi rekombinačními procesy
Oba radiační a neradiační procesy závisí na hustotě nosičů. Proto je interní kvantová účinnost
ovlivněna úrovní injekce.
4.5 Optická absorpce a disperze
4.5.1 Mezipásmová optická absorpce a disperse
Přechod elektronu z vodivostního pásu do valenčního a jeho rekombinace s volnou dírou. Uplatňuje
se především u polovodičů s tzv. přímou pásmovou strukturou. Doba života menšinových nosičů u
mezipásmového přechodu klesá s rostoucí koncentrací většinových nosičů.
Mezipásmový optický přechod, který je generován vodivostním elektronem a dírou ve valenčním
pásmu, je charakteristický silným navýšením absorpčního koeficientu o energii fotonu, stejné jako
energie zakázaného pásu (nazývané jako absorpční hrana).
4.5.2 Vnitropásmová absorpce a disperse
Vysokofrekvenční vodivost díky elektronům ve vodivostním pásu se snižuje monotónně se zvyšující
frekvencí.
Materiál http://www.umel.feec.vutbr.cz/METMEL/studijnipomucky/METMEL_05_S_Materialy_a_vyrobni_procesy.pdf
- 29 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
5 Základní teorie polovodičových laserů
5.1 Úvod
V polovodičích dochází k laserové činnosti díky stimulované emisi, která má za následek zesílení
světla, které je generováno spontánní rekombinací páru elektron-díra. Dva typy teorií analyzují
interakci mezi elektronem a světle v polovodiči. Jedna je založena na pásovém modelu a byla
rozebrána v kapitole 4. Teorie pásových modelů vysvětluje prodloužení luminiscence pásovými ocasy,
které existují v zakázaném pásu díky lokalizovaným elektronům.
Další teorie je založena na teorii maticových hustot s elektronovým relaxačním modelem, která bude
popisována v této části. Tato teorie vysvětluje pozorované prodloužení luminiscence rozšířením
přechodné energie vlivem nárazu elektronu.
5.2 Klasická formalizace zesílení světla díky elektronové polarizaci
5.2.1 Charakteristické módy v laserovém rezonátoru
Elektromagnetické vlny reagují s elektrony ve vodivostním pásu a tento fenomén může být
považován jako interakce mezi elektromagnetickou vlnou a makroskopickou polarizační formou
tvořenou párem elektron-díra. Pro plynné prostředí, polarizace je tvořena pozitivním jádrem a
okolními elektrony, jejichž orbity jsou deformovány elektrickým polem světla, viz obr. 32(a).
Obr. 32: Systém polarizace elektronu: (a) polarizace izolované molekuly;
(b) polarizace elektronu a díry v periodickém potenciálu v krystalu
Pro polovodiče, polarizace je tvořena odděleným posunem páru electron-díra od elektrického pole
světla, viz obr. 32(b). Polarizace osciluje synchronně s elektrickým polem světla a je posílena, když její
vlastní vibrační frekvence (která koresponduje s energií zakázaného pásu) se nachází v blízkosti
frekvenci světla. Stimulovaná emise a absorpce jsou považovány za přenosovou energii z polarizovaného páru elektron-díra do elektrického pole světla a opačně.
Tento fenomén může být zahrnut v makroskopické polarizaci objevené v Maxwelových rovnicích
s ohledem na elektrické pole E, magnetické pole H, dielektrické proudění hustoty D a magnetické
proudění hustoty B.
Na obr. 33 jsou ukázány stojaté vlny, které jsou vytvořeny v laserovém rezonátoru mezi dvěma
odraznými plochami, které jsou od sebe vzdáleny o L. Prostorová distribuce je dána vztahem
(49)
- 30 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
kde Fp(r) je distribuce s indexem p, které nabývá módových čísel (0, 1, 2, …), které jsou rozděleny do
transverzální a podélné distribuce (Fxyp(x,y) a Fzp(z)).
f O = fhŸ ƒ, T f
¡
(50)
Obr. 33: Laserový rezonátor a charakteristické módy
5.2.2 Klasické základní rovnice v časové oblasti
E a P v rovnicích (51) jsou rozšířeny charakteristické vedené módy, jež jsou odvozeny v rovnici (49).
(51)
Kde ωp je úhlová frekvence laserového módu p, který je normálně trochu posunut od charakteristické
rezonanční frekvence díky polarizaci P. ¢¢¢ a F£ jsou amplitudy E a P a ψp je fáze.
TODO
5.3 Matice hustoty
5.3.1 Definice matice hustoty
Makroskopická polarizace diskutována v předchozí kapitole je formulována kvantovou mechanikou
využívající matici hustoty.
Předpokládejme útlum elektronu v polovodiči. Ačkoli nemůžeme sledovat pohyb elektronu přímo,
kvůli různým komplikovaným procesům jako například elektron-fonon, elektron-elektron rozptyl,
můžeme upravit tento elektron tak, že bude existovat ve stavu vyjádřeném jako |ψ(v)>
s pravděpodobností pv, kde |ψ(v)> je jeden ze stavů (|ψ(1)>, |ψ(2)>, …) možných pro tento elektron.
Matice hustoty udává v podstatě pravděpodobnosti výskytu částice v jednotlivých stavech, ze
kterých se smíšený stav skládá.
Ty jsou například, jeden z energetických stavů tvoří energeticé pásmo. Pravděpodobnost pv může být
získána statickou termodynamickou úvahou. |ψ(v)> můžeme vyjádřit pomocí normalizovaného
ortogonálního systému tvořeného stavy |φn> pro n = 1, 2, … jako
- 31 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
¤|¥
]
〉 == § ›
]
¤|C
]
〉
(52)
Po úpravách získáváme
(53.a)
(53.b)
:
Diagonálový prvek vyjadřuje v rovnici (53.a) se skládá ze dvou faktorů. Jeden je factor je ¨› ¨ , což
je kvantovo-mechanická pravděpodobnost stavu n, že se nachází ve stavu ¤|C ] 〉. Druhý faktor je pv,
]
což je statická pravděpodobnost. Tedy, diagonální element matice hustoty je považován za
pravděpodobnost, zahrnující oba kvantovo-mechanické a statické významy, že electron existuje ve
stavu ¤|C 〉.
Nediagonální element vyjádřený v rovnici (53.b) je spojován se dvěma stavy ¤|C 〉 a ¤|C$ 〉. Pokud
fázový rozdíl mezi dvěmy stavy zahrnutý v ¤|¥ ] 〉 ve výrazu (52) je náhodný pro všechna v (např.
Fázový rozdíl mezi koeficienty › ] a ›$] ∗ je nezávislý a náhodný pro všechna v), pak nediagonální
element vyjádřen v rovnici (53.b) nabývá hodnot 0.
5.3.2 Pohybová rovnice matice hustoty
Pohybová rovnice je dána vztahem
(54)
Hamiltoniův operátor H zahrnuje všechny jevy v polovodiči. H vyjadřuje
=
9
+
%
+
j
(55)
= −IO ⋅
(56)
Kde H0 je Hamiltonin bez radiace a skládá se z kinetické energie a periodického potenciálu krystalu. Hc
označuje koherentní interakci mezi koherentními elektromagnetickými vlnami. Hr označuje náhodný
proces (mnohem častější interakce než koherentní interakce) jako elektron-fonon a elektron-elektron
rozptyl.
Koherentní výraz označuje interakci se světlem
%
= −# ⋅
Kde R = er je operátor dipólového momentu, e je elektronový náboj, r je operátor pozice a E je
elektrické pole světla. TODO
5.4 Dipólový moment
Mnoho materiálů obsahuje molekuly uspořádané tak, že jedna část molekuly nese kladný náboj a
druhá část náboj záporný. Takový útvar označujeme jako elektrický dipól, který charakterizujeme
pomocí dipólového momentu p. Dipólový moment je dán vztahem p = q.l, který vyjadřuje velikost
dipólového momentu dvojice nábojů +q a –q ve vzdálenosti l.
- 32 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Obr. 34: Dipólový moment
Dipólem je i molekula vody. Dipólový moment molekuly vody je roven pvody = 6,1310-30 C·m. Ve starší
literatuře se můžeme setkat s jednotkou debye, která se značí D. Tuto jednotku lze snadno převést
vztahem 1 D = 3,33564·10-30 C·m. Vložíme-li dielektrikum do elektrického pole, dojde k přeskupení
nabitých částic uvnitř materiálu. Na povrchu dielektrika můžeme pozorovat vázaný náboj. Tento
proces nazýváme polarizací dielektrika.
5.4.1 Maticový element dipólového momentu
Posun elektronu o r od rovnovážné pozice díky elektrickému poli světa vytváří dipólový moment.
Maticový element operátoru dipólového momentu mezi elektronem ve vodivostním pásu a dírami
v pásmu těžkých děr je dán
(57)
Kde ¥ vª a ¥$v« jsou vlnová funkce electronů a děr a index kn a km označují vlnový vektor
k energetické úrovně n, resp. m. Poznámka Rnm = 0 pokud n = m, pak matice R má pouze nediagonální
element. To je proto, protože r je antisymetrický v prostoru.
Obr. 35: Elektronová polarizace; (a) bez elektrického pole; (b) v elektrickém poli
Obr. 36: Dipólový moment; (a) dipólový moment a vlnový funkce elektronu a díry;
(b) vztah mezi dipólovým momentem a vlnovým vektorem
- 33 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
5.5.2 Hustota stavů elektronů a děr
Vlnový vektor nemůže nabývat libovolných hodnot. Jedná se totiž o diskrétní veličinu, jejichž
hodnoty tvoří definiční obor závislosti E(k) a určují tak hustotu energetických stavů v daném
intervalu energií. Hustota stavů g(E) udává počet stavů v jednotkovém objemu v intervalu energií
elektronu příslušných diskrétním hodnotám.
Energie přechodu Enm a korespondující fázová frekvence ωnm jsou dány
s výrazy
$
= ℏG
$
=
−
$
(58)
(59)
Které jsou zobrazeny na obrázku 37. Ec a Ev jsou pásmové hrany vodivostního a valenčního pásma. mc
a mv jsou efektivní masy vodivostního a valenčního pásu.
Obr. 37: Pásová struktura přímé mezery polovodiče
Integrál přes všechny stavy je zapsán jako
(60)
- 34 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Kde gc(En) a jsou hustoty stavů mezi En a En+dEn ve vodivostním pásmu a gcv(Enm) mezi Enm a Enm+dEnm
ve spojených hustotách stavů a jsou dány
(61)
a
(62)
Hustota nosičů je dána vztahy
(63)
kde N je hustota injektovaných elektronů a N0 je počáteční hustota elektronů generovaná donory. P
jsou injektované díry a P0 je počáteční hustota děr generovaná akceptory. Hustota nosičů jsou v relaci
díkyneutralitě náboje a platí N + N0 = P + P0.
5.5.3 Lineární zisk polovodičových laserů
Koeficient lineárního zisku Ap je dán
(64)
Kde 〈# :$ 〉 je dipólový moment. Obrázek 38 (a) a (b) ukazuje spektrum lineárního zisku (nr/c)A0 (cm-1)
a špičky lineárního zisku jako funkci hustoty nosičů vypočítaného pro GaAs.
- 35 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Obr. 38: Koeficient lineárního zisku; (a) koeficient zisku jako funkce energie fotonu, kde tečkované křivky jsou
parabolické aproximace kolem špičky zisku; (b) hodnota špičky koeficientu zisku jako funkce hustoty nosičů
Maximální zisk lze vypočítat podle vzorečku
(65)
Kde a je smernice maximálního zisku a Ng je hustota nosičů. Obr. 39 ukazuje parametr a a Ng pro
GaAs jako funkci teploty.
- 36 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Obr. 39: Parametry pro koeficient lineárního zisku; (a) koeficient a; (b) koeficient Ng
Parametr a klesá pokud Ng roste s teplotou a s tím klesá zisk. To protože distribuce nosičů se
rozprostírá přes více energetiských hladin, a proto se populace nosičů zmenšuje s teplotou.
Maximální zisk je důležitý při určování laserového prahu u Fabry-Perotového laseru. Maximální zisk
závisí na hustotě nosičů a prahu. Závislost zisku na hustotě nosičů pro různé vlnové délky je na
obrázku 40.
Obr. 40: Závislost zisku na hustotě nosičů pro různé vlnové délky.
- 37 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Obr. 41: Lineární zisk jako funkce hustoty nosičů pro různé polovodiče
Z obrázku 40 a 1 je patrné, že zisk je úměrný vlnové délce laseru a je tedy větší pro materiály s větší
vlnovou délkou. To proto, protože efektivní hmota je menší pro větší vlnové materiály, což vede
k menší hustotě stavů a proto dochází snadněji k inverzí populaci. A za druhé, dipólový moment je
větší pro delší vlnové materiály jak je ukázáno v obrázku 42(b).
Obr. 42: Ekvivalentní délka dipólového momentu pro různé polovodiče jako
(a) funkce šířce zakázaného pásu; (b) funkce energie přechodu
5.5.4 Spektrum spontánní emise
V minulé části byl diskutován zisk vycházející ze spontánní emise v polovodičích. V této kapitole bude
diskutována spontánní emise. Lineární zisk ve vztahu (64) zahrnuje faktor (fc – fv), který představuje
rozdíl populace mezi vodivostním a valenčním pásmem. Pravděpodobnost přechodu elektronu
z vodivostního pásma do valenčního je úměrná hustotě elektronů ve vodivostním pásmu, která je
- 38 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
násobně větší, než hustota děr v nižší úrovni, jež je úměrná fc(1 – fv ). Pravděpodobnost přechodu
elektronu z valenčního do vodivostního pásma je dána obdobně fv(1 – fc). V těchto dvou přechodech
první udává světelnou emisi, zatímco druhý představuje světelnou absorbci. Proto pravděpodobnost
emise mínus pravděpodobnost sbsorbce je u úměrná f – f.
%
1−
]
−
]
1−
%
=
%
−
]
(66)
Na obrázku 43 je zobrazen rozdíl mezi spektrálním profilem spontánní emise a koeficientu zisku.
Špička fotonové energie je na vyšších enrgiích pro spontánní emisi.
Obr. 43: Srovnání spektra spontánní emise a koeficientu zisku stimulované emise
5.6 Rozptyl indexu lomu
5.6.1 Změna indexu lomu vlivem injekce nosičů
Změna indexu lomu je dána vztahem
(67)
Kde Δ j1 a Δ j11 jsou reálná a imaginární část změny indexu lomu. Reálná část Δ j1 je způsobená
1
injekcí nosičů a je nazývána anomální disperzí indexu lomu Δ g\
. Kromě anomální disperze působí
na reálnou část změny indexu lomu volné nosiče plasmového efektu., značené jako Δ 1 q . Ten je
přímo úměrný elektronové hustotě.
Maximální reálná část změny indexu lomu je dána vztahem
Δ
1
j
=- Δ
1
g\
+Δ
1
q
Obrázek 44 ukazuje rozptyl indexu lomu vlivem anomální ddisperze Δ
- 39 -
1
g\ ,
(68)
vypočítaný pro GaAs.
5 Základní teorie polovodičových laserů
Obr. 44: Rozptyl indexu lomu díky anomální disperzí vypočítaný pro GaAs.
5.7 Prahová podmínka
5.7.1 Prahová podmínka laseru
K laserové oscilaci dochází pokud lineární zisk dosáhne totálních absorbčních ztrát a ztrát zrcadel
v laserové dutině. Typický příklad laserového rezonátoru je zobrazen na obr. 45, který obsahuje dvě
zrcadla, jejichž výkonová odrazivost je R dodávají fázový posuv θp.
Obr. 45: Fabry-Perotova laserová dutina
Amplitudy dvou koncových zrcadel jsou vzájemně vztaženy
(69)
Kde gp je koeficient zisku a α představuje koeficient vnitřních ztrát ve vlnovodu. Laserová prahová
podmínka se skládá ze dvou částí. Jednak z výkonové podmínky a jednak z fázové podmínky.
(70)
V případě že θp = 0, pak rezonanční vlnová délka je dána vztahem
( =
2r'6 7
(71)
V případě GaAs pz = 2470 je získáno s L = 300 µm, neq = 3.5 a λp = 850 nm. Vzdálenost mezi
rezonančními módy je dán vztahem
- 40 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Δ( = ( − (
|
≅
2
(:
';; 7
(72 )
Kde neff je efektivní index lomu, který zahrnuje vliv disperze. Vztah mezi neq a neff je dán
TODO – vztah mezi neq a neff
5.7.3 Optické ztráty v laserové dutině
ABsorbční ztráty v laserové dutině je jeden z důležitých faktorů, který je diskutován v souvislosti
s prahovou podmínkou uvedenou ve vztahu (70). Mezi možné mechanismy ztrát patří
1.
2.
3.
4.
5.
6.
Excitace z donorové úrovně do vodivostního pásma
Excitace z minima vodivostního pásma do vyšších vrstev tohoto pásma
Absorbce volného nosiče díky plasmového efektu
Excitace z níže položených pásem do děr nejvyšších úrovní valenčního pásma
Excitace z valenčního pásma do akceptorové úrovně
Rozptyl ztrát ne heteropřechodech ve vlnovodu
Tyto ztráty jsou znázorněny na obr. 46.
Obr. 46: Různé mechanismy absorbce v polovodiči
5.7.3 Životnost nosičů
Životnost zářivé rekombinace
Injektovaný proud I může být vztažen k hustotě nosičů N za podmínky Ep = 0 následovně
H=
Ing _
45
(73)
Kde Va je objem aktivního regionu. 45 je životnost nosiče, která se skládá z radiační rekombinace 4j
(spontánní emise) a neradiační rekombinace 4 j a to následovně
1
1
1
= +
45 4j 4 j
(74)
Obrázek 47 ukazuje závislost rediačního rekombinačního času 4j jako funkci hustoty nosičů N.
- 41 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Obr. 47: Radiační rekombinační čas vypočítaný pro GaAs v závislosti na hustotě nosičů
Životnost nezářivé rekombinace
Nezářivý rekombinační čas 4 j je způsoben třemi efekty:
1. Augerovým efektem, kde míra erekombinace je úměrná N2,
2. prosakováním nosičů přes heteropřechody,
3. nezářivé rekombinační centra.
Nezářivé rekombinace nejsou zanedbatelné pro lasery s velkými vlnovými délkami jako GaInAsP/InP
laser. Proto je zodpovědný za zvýšení prahového proudu a snížení účinnosti spontánní emise.
Účinnost spontánní emise je dána vztahem
D5
d
=
45
4j
(75)
A pro vlnovou délku 1.58 µm GaInAsP/InP dosahuje 12 %. Nadruhou stranu u laserů s malou vlnovou
délkou jako GaAs dochází k nezářivým rekombinacím mnohem méně než k zářivým rekombinacím.
Na obrázku 48 jsou znázorněny naměřené výsledky životnosti nosičů pro 1.62 µm GaInAsP/InP laseru
- 42 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Obr. 48: Naměřená životnost nosičů pro 1.62 µm GaInAsP/InP laseru
Z obrázku je patrné, že se zvyšující se teplotou roste prahový proud a snižuje se životnost nosičů.
5.7.4 Prahový proud
Prahový proud lze zapsat jako
HKL =
Ing _KL Ing _KL
=
45
D5 d 4j
(76)
Závislost prahového proudu (vypočítaného podle rovnice (76) pro D5 d = 0) na teplotě je zobrazena
na obr. 49. Prahový proud roste s teplotou, což je ve shodě s experimentem.
Obr. 49: Závislost prahového proudu na teplotě pro GaAs laser
Závislost zisku na hustotě nosičů pro různé teploty a pro různé polovodiče je na obr. 50.
- 43 -
5 Základní teorie polovodičových laserů
Obr. 50: Závislost zisku na hustotě nosičů pro různé teploty a polovodiče.
Pro lasery s velkou vlnovou délkou (GaInAsP/InP) nezářivé rekombinace absorbce uvnitř pásma
nemohou být zanedbány v souvislosti s teplotní závislostí prahového proudu.
TODO. Str. 163 – 194
- 44 -
10 Konvenční laserové diody
10 Konvenční laserové diody
10.1 Typy a struktury polovodičových laserových diod
Polovodiče se skládají z P-N přechodu. Pokud přivedeme napájení, přebytečné minoritní nosiče
(elektrony a díry) jsou injektovány do obou směrů přes P-N přechod. Přebytek minoritních nosičů
rekombinuje s majoritními nosiči v P a N regionu polovodičové laserové diody. Foton yjsou
vyzařovány s energií blízkou energii šířce zakázaného pásu Eg. Tento proces se nazývá spontánní emisí
a používá se v LED diodách. Pokud budou tyto fotony odráženy dvojicí zrcadel, dojde k navýšení
počtu těchto fotonů v dutině. Toto je ekvivalentní zpětné vazbě v elektrickém oscilujícím obvodu.
S dostatečnou zpětnou vazbou intenzita fotonů v dutině dosáhne prahu, nad kterým intenzita roste
výrazně. Tento proces vychází ze stimulované emise, využívající v laserových diodách.
10.1.1 Základní struktura polovodičových laserových diod
Několik rozdílných polovodičových struktur laserových diod jsou ukázány na následujícím obrázku.
Laserové diody jsou vyráběny z krystalu epitaxním růstem na (001) orientovaném jedno-krystalovém
substrátu. Krystal lze velmi snadno štěpit a vytvořené povrchy se mohou použít jako odrazné plochy
nebo zrcadla pro laserové diody. Tento typ laseru nebo laserová dutina se nazývá Fabry-Perotův laser
nebo dutina a je zobrazena na obr. 51. Velikost laserové diody je typicky kolem 300 µm do délky a
kolem 100 µm do šířky. Ohmické kontakty jsou vyrobeny na horní a spodní ploše diody. Tloušťka
aktivní vrstvy, ve které injektované elektrony a díry rekombinují je okolo 2 µm.
Obr. 51: Základní struktura Fabry-Perotova laseru: (a) homostruktura;
(b) heterostruktura; (c) dvojitá heterostruktura
Laserová dioda je někdy označována jako čip laserové diody. Tento čip je připevněn se svou P stranou
dolů na plátek vyrobený ze zlato-silikonové slitiny nebo na indiovou pájku jak je znázorněno na obr.
52.
- 45 -
10 Konvenční laserové diody
Obr. 52: Laserová dioda namontovaná (a) na pozlacené měděné chladiče;
(b) používající pájku
Laserové světlo získané z předního odrazného skla laserového chipu je fokusován čočkou a naveden
do optického vlákna přes skleněnou kostku viz. Obr. 52(a). Světlo získané ze zadního odrazného skla
je fokusován do fotodiody pomocí čočky a signál z fotodiody je použit pro monitorování výstupního
výkonu světla.
Nyní se budeme zabývat dvojitou heterostrukturou z obr. 51(c), protože tato struktura je typická a
základní. Diagramy popisující energetické pásma , změnu indexu lomu a distribuci optického výkonu
za zrcadlem jsou na obr. 53.
Obr. 53: Profil (a) struktury energetických pásů; (b) indexu lomu; (c) intenzity světla
kolmého na heteropřechod v double heterostrukturovém laseru
Aktivní vrstva je mezi horní a spodní plášťovou vrstvou, které mají větší energii zakázaného pásu a
nižší index lomu než aktivní vrstva 53(a) a 53 (b).
Obrázek 54 ukazuje distribuci optického výkonu deskového vlnovodu ve třech nejnižších příčných
módech. Je nejsité, zda je v laserové diodě veden pouze základní příčný mód nebo mohou být vedeny
také vyšší módy. Řád vedených módů závisí na rozdílu indexu lomu a tloušťce d aktivní vrstvy.
- 46 -
10 Konvenční laserové diody
Obr. 54: Distribuce světelné intenzity ve vlnovodupro tři základní módy.
Podle obrázku 55 je zřejmá podmínka pro příčný jednomódový režim laserové diody d = 0.45 µm pro
rozdíl indexů lomu Δn od 6% do 8%.
Obr. 55: Disperzní vztah symetrického deskového vlnovodu
Podle způsobu šíření postranních módů rozlišujeme dva typy diod: (1) index-guided a (2) gain-guided.
Lasery index-guided mají kromě kolmých změn indexu lomu také změny souběžné k vrstvě přechodu,
proto vlnovod má třírozměrnou strukturu. Postranní módy jsou řízeny indexem lomu. V Gain-guided
struktuře se index lomu nemění ve směru souběžném k vrstvě přechodu. Proto je omezen optický
výkon do úzké oblasti souběžné k vrstvě přechodu.
10.1.2 Typy a struktury dlouhovlnových polovodičových laserových diod
V této oblasti se budeme zabývat různými typy laserů uvedených na obr. 57.
Homostrukturální lasery
V roce 1962 byly vyrobeny lasery z monostruktury. Tyto lasery jsou tvořeny přechodem PN.
Neexistuje zde žádná skoková změna indexu lomu, která by způsobovala soustředění optického
svazku ani vysoká potenciálová bariéra zajišťující soustředění nosičů náboje. Záření se soustřeďuje
pouze vlivem gradientu indexu lomu a vlivem rozdílu koncentrace nosičů náboje. Vlivem velké šířky
aktivní oblasti jsou potřebné velké prahové hustoty proudu. Při generování světla dochází ke ztrátám
vlivem úniku záření do okolních vrstev polovodiče a z toho pramení malá účinnost. Obr. 56(a).
Hetero-strukturální lasery HS
U těchto laserů je vlnovod vymezen skokovou změnou indexu lomu v oblasti heteropřechodu, která
je funkcí rozdílu šířky zakázaného pásu sousedních vrstev heterostruktury (krystalická vrstevnatá
struktura obsahující alespoň jednu epitaxní vrstvu odlišného chemického složení než je složení
podložky). Dále heterostruktura zabezpečuje podmínky k účinnému soustředění menšinových
nosičů. Působením heteropřechodu se soustřeďuje záření a injektové nosiče do zvolených oblastí.
Podle počtu heteropřechodů dělíme na heteropřechody na lasery s jednou heterostrukturou a
s dvojitou heterostrukturou.
- 47 -
10 Konvenční laserové diody
V jednoduché heterostruktuře SHL vytváří heteropřechod jednu ze stěn vlnovodu a současně i
potenciálovou bariéru soustřeďující nosiče uvnitř aktivní vrstvy typu P. Skoková změna indexu lomu
je zde mnohem větsí než u homopřechodu. Přechodem PN a heteropřechodem je tím vymezen
asymetrický vlnovod. Hodnoty proudových hustot klesají asi na pětinu hodnoty dosahované u
homostrukturních laseru. 56(b).
Lasery s dvojitou heterostrukturou DHL mají aktivní vrstvu obklopenou z obou stran vrstvami s větší
šířkou zakázaného pásu, nosiče náboje i optické záření jsou soustřeďovány do aktivní oblasti z obou
stran, tedy i s větší účinností. Oblast rekombinace je u DHL přesně definována. Nedochází zde k
"roztékání" nosičů náboje do okolních vrstev. Nahromadění nosičů náboje v aktivní vrstvě je
vzhledem k jejímu malému průřezu (až 100nm) je tak velké, že režimu laserování se dosahuje už při
prahových proudech několika desítek mA. Účinnost je velmi vysoká, kolem 75%. 56(c).
Obr. 56: Laser s (a) homostrukturou; (b) jednoduchou heterostrukturou;
(c) s dvojitou heterostrukturou
Lasery s postranním omezením
V HL jsou nosiče náboje i záření soustředěny v směru kolmém k rovině přechodu PN. Tento typ
vymezuje aktivní oblast i v rovině přechodu PN. K ohraničení se používá tzv. proužková geometrie
(stripe geometry). Ta vede ke zmenšení plochy aktivní vrstvy a tím i hodnot prahových proudů. Pri
šířce proužku pod 15µm může laser pracovat v základním příčném modu TEM00. Tato technologie
umožňuje účinnější navázání záření do optického vlákna. Prahové proudy se pohybují v rozmezí 10250mA. Výstupní optický výkon je v intervalu 5-25mW.
Provedení: Laser s proužkem kontaktním, s difúzním, vymezeným přechody P+N, laser připravený na
profilované podložce, se zarostlou heterostrukturou.
- 48 -
10 Konvenční laserové diody
Obr. 57: Dlouhovlnové GaInAsP/InP polovodičové laserové struktury
Buried heterostruktury (BH) laserových diod (pohřbené struktury)
Laserová dioda patří do skupiny index-guided laserů. Postranní módy jsou řízeny and stabilizovány
základním módem po výběru indexu lomů aktivní a plášťové vrstvy. GaInAsP aktivní region s indexem
lomu nac je buried (pohřben, vložen) v typu P InP regionu s indexem lomu ncl obr. 57(a). Index lomu
aktivní vrstvy je větší než index lomu plášťové vrstvy. Aktivní oblast GaInAsP s šířkou zakázaného
pásma )g% je obklopen InP s šířkou zakázaného pásma )%q . )%q je větší než )g% . Proto je optický
- 49 -
10 Konvenční laserové diody
výkon pouze v aktivní oblasti a ztráty optické absorbce jsou sníženy díky širokému zakázanému pásu
InP plášťové vrstvy. Prahový roud je kolem 20 mA. Jsou vyráběny dvoukrokovým kapalinovo-fázovým
epitaxním růstem.
Mesa struktura pohřbených heterostrukturových laserových diod (MSB)
MSB lasery jsou odvozeny od BH laserů a jsou vyráběny kapalinovo-fázovým epitaxním (liquid phase
epitaxy - LPE) růstem v jednom kroku. Před startem LPE růstu pruhovaného stolu je vyroben substrát.
Potom jednotlivé vrstvy jsou vyrobeny LPE růstem na substrátu. Struktura je na obr. 57(b).
Dvoukanálový planární buried heterostruktura laserových diod (DC-PBH)
Tento typ je vyráběn s definovaným kanálem na každé straně v jednom kroku LPE. Rozšířením DCPBH struktury je vysoká kvantová účinnost, což představuje schopnost pracovat za vysokých
teplotách na dlouhých vlnových délkách, protože je sníženo prosakování produ přes blokující bariéru
zpětným přechodem přes PN přechod v pohřbeném regionu. Vysoká účinnost dosahuje 50-60%.
Operační teplota je vyšší než 130 °C.
Buried půlměsíc (BC)
BC laserové diody jsou vyráběny dvoukrokovým LPE. V prvním kroku konvenční plátek dvojité
heterostruktury roste bez podloží nebo kanálů. Poté je plátek chemicky vyryt, aby se vytvořil úzký
kanál na destičce. Po této fázi v druhém kroku se provádí LPE růst na destičce s kanálem. Aktivní
oblast naroste odděleně v ůzkém kanálu viz obr. 57(d). Mechanismus kde půlkruhová aktivní vrstva je
oddělena pohřbením v kanálku je stejná jako konvenční BH laser. Při prahovém proudu 20 mA je
dosaženo maximální světelný výstupní výkon 25 mW.
Řádový substrát (TS)
TS dioda je index-guided laserová dioda. TS může být vyroben jednokrokovou LPE do řadového
substrátu. V tomto epitaxním růstu do řadového substrátu, aktivní vrstva roste rychleji v řadovém
substrátu než v plochém povrchu na jedné ze dvou stran. Obr. 57(e). TS laserová dioda má aktivní
vrstvu, která má užší šířku zakázaného pásu než InP ve kterém je bariéra. Absorbčbí ztráty v laserové
diodě jsou menší, protože pásmohranová absorbce v InP je menší. V tomto laseru , injektovaný proud
není pouze v aktivním regionu.
Žebrovitý proužek (RS)
RS lasery jsou založeny na index-guided laserech. Substrát je pruhovaný ve formě žeber a epitaxní
růst se provádí na substratu (podkladu). Tloušťka a šířka je odvozena od tlušťky a šířky žebrovitých
proužků substrátu. Ekvivalentní index lomu aktivního regionu závisí na tloušťce aktivní vrstvy GaInAsP
vrstvy a je trochu vyšší než index lomu okolní oblasti.
Planárně směrované vlnovody (PCW)
Struktura PCW laseru je podobná RS laseru. Rozdíl mezi čtyřvrstvými GaInAsP PCW a RS je v trochu
rozdílném složení mezi GaInAsP aktivni vrstvou a InP substrátem, jak je ukázáno na obr. 57(g).
Postranní mód je získán s širším kanálem než v RS laserové diodě, protože rodíl indexu lomu mezi
aktivni vrstvou a nižší vrtsvou GaInAsP plášťové vrstvy je menší než mezi GaInAsP aktivní vrstvy a InP
plášťové vrstvy in RS diodě. Tato struktura je vhodná pro lasery s většími výstupními výkony.
V-grooved substrate buried (VSB)
VSB je vyrobena V drážkou v substrátu díky jednokrokové LPE. GAIn AsP aktivní vrstva je vložena do
V drážky viz obr. 57(h). Tento typ laseru je založen na index-guided laserech.
- 50 -
10 Konvenční laserové diody
Stripe line buried heterostructure (SBH)
SBH laser je vytvořen dvoukrokovou LPE, V této struktuře GaInAsP aktivní vrstva roste na GaInAsP
vrstvě tak, že podmínka pro práci v jedno postranním módu je dodržena pro poměrně širší šířky
proužku, než v PCW laseru. Max. výkon dosahuje 500 mW.
Samostatně zarovnaný proužek (Self aligned stripe - SAS)
V SAS laseru, tloušťka aktivní vrstvy je konstantní obr. 57(j). Ačkoli GaInAsP vrtva, která je podobná
aktivni vrstvě GaInAsP v n-InP vrstvě, působí optické ztráty, protože absorbce zakázaného pásu
v GaInAsP vrstvě je větší než v InP vrstvě.
Gain-Guided heterostructure
Na obr. 57(k) je ukázán Gain-Guided laser. V této struktůře, injektovaný proud je omezen Schottkyho
bariérovým kontaktem
Kvantová jáma (Quantum well - QW)
QW lasery jsou nové struktury prvně navržené a vyrobené jako GaAs/AlGaAs krátkovlnné laserové
diody. QW lasery mohou být klasifikovány do dvou kategorií: (a) jednokvantové jámy (SQW) a (b)
multi-kvantové jámy (MQW).
10.1.3 Typy a struktury krátkovlnných laserových diod
V této sekci budou diskutovány typy a struktury GaAs/AlGaAs krátkovlnných laserů, pracujících
v rozsahu 0.85 do 0.9 µm. Typy a struktury jsou znázorněny na obr. 58.
Planární proužky (Planar stripe – PS)
V PS laserech jsou P a N typy vrstev vytvořeny postupně na substrátu. Ohraničená oblast v horní
vrstvě N typu je změněna na typ P difuzí Zn. Tok proudu je omezen na oblast difundovaného Zn jak je
ukázáno na obr. 58(a). Výhodou tohoto laseru je menší teplotní odpor mezi aktivní oblastí a
chladičem. Typický prahový proud je 50 mA.
Mesa stripe – MS
V MS laseru jjsou postranní módy řízeny a stabilizovány výrobou aktivní oblasti ve tvaru hory.
Příčný přechodový proužek (Transverse junction stripe - TJS)
Laser TJS je vyroben následovně. Nejprve je vytvořena multi-heterostruktura vrstev s typem pouze N,
které jsou vytvořeny na substrátu. Potom P region a PN přechod je vytvořen difuzí Zn do ohraničené
oblasti ukázané v obrázku 58(c). Prahový proud 20 mA.
Hetero-izolovaný proužek (Hetero-isolated stripe - HIS)
Struktura HIS je velice podobná planárnímu proužku. Teplotní odpor je menší než u planárního
proužku, protože izolátor není mezi aktivní vrstvou a chladičem.
Buried heterostructure - BH
Základní struktura BH je stejná, jako struktura BH pro dlouhovlnné lasery. Efektivní oblast je menší
než 2 µm2. Prahový proud je typicky kolem 10 mA.
Native oxide stripe – NOS
Nativní oxidační technika je použita k ohraničení proudového toku jeak je znázorněno na obr. 58(f).
- 51 -
10 Konvenční laserové diody
Vnitřní proužek (Inner stripe – IS)
Geometrie vnitřního proužku je na obr. 58(g). Vylkepšní této techniky je efektivně užší proužková
struktura, protože proužek je vyroben velmi blízko aktivní oblasti ve srovnání s planárním proužkem
nebo HIS.
Směrovaný rovinný substrát (Channeled substrate planar - CSP)
Před růstem multi-heterostructory je vyroben kanál na substrátu pro epitaxní růst. Spodní plášť,
aktivni vrstva, horní plášť a kontaktní vrstva jsou vytvořeny na kanálkovém substrátu. Pokud tloušťka
spodní plášťové vrstvy je upravena na stejnou tloušťku aktivní vrstvy. Rozdíl ztrát optickou absorbcí
se objeví mezi kanálkovou oblastí a oblastí bez kanálku, tak jak bylo diskutováno u PCW, SBH a SAS u
dlouhovlnných laserů. Optické absorbční ztráty AlGaAs vrstvy jsou menší nez vrstvy GaAs, protože
zakázaný pás AlGaAs je širší než u GaAs. Proto je optický výkon pouze u aktivní vrtsvy kanálkové
oblasti. Postranní mód je tedy omezen a stabilizován přes oblast s kanálkem a pracuje tedy
v jednomódovém podélném režimu jako CW laser.
Řadový substrát (Terraced substrate - TS)
Struktura TS pracuje stejně jako struktura u TS dlouhovlnných laserů.
Pohřbený kanálkový proužek (Buried channeled substrate - BCS)
Struktura a výrobní proces je stejný jako BCS u dlouhovlnných laserů. V tomto laseru je aktivní vrstva
pohřbena odděleně v kanálkovém regionu viz obr. 58(j).
Kvantová jáma (Quantum well – QW)
Struktura a výrobní proces je stejný jako QW u dlouhovlnných laserů. V systému GaAs/AlGaAs, QW
laser je vyráběna molekulárními parpskovou epitaxí (Molecular beam epitaxy - MBE) a kovovou
orgaicko-chemickou párovou depozicí (metal organic chemical vapor deposition – MO-CVD) – růstová
technika.
- 52 -
10 Konvenční laserové diody
Obr. 58: Krátkovlnné polovodičové laserové struktury
10.1.4 Proudový tok v polovodičových laseroých diodách
Obr. 59 ukazuje příklad proudového toku v planární proužkovém laseru. Injektovananý proud se šíří
v přímém směru přes proužkové okno. Efektivní šířka je vetší, než skutečná šířka proužku w. Celkový
proud It je dán
HK = H' − 2H9
Kde Ie je proudový tok ve směru y a I0 ve směru x.
- 53 -
(77)
10 Konvenční laserové diody
Obr. 59: Tok proudu v postranním směru v proužkové geometrii laseru
Rozložení proudu v přímém směru v proužkovém geometrickém laseru je na obr. 60. Tloušťky d3 = 1
µm, d2 = 0.2 µm, d4 = 1 µm. Vhodné struktury laserů pro dosažení silného proudového zúžení jsou na
obr.: 57(a), (c), (d), (h) a (i) pro dlouhovlnné lasery a obr.: 58 (b), (c), (e), (g) a (j) pro krátkovlnné
lasery. Základní metody zúžení proudového průtoku v laserech jsou buď umístění aktivní oblasti
mimo případně za P-N přechod typu pnpn nebo použití vyšší resistivity oblasti nebo polo-izolační
oblasti vytvořené protonovým bombardováním.
Obr. 60: Proudové rozdělení pro různé parametry
Šíření proudu v přímém směru je pak zabráněno pro uzké šířky proužků. Toto je podmínkou pro
příčný jedno-módový režim. Proto musí mít proužky šířku menší než 1 µm.
- 54 -
10 Konvenční laserové diody
10.1.5 Teplotní odpor
Teplotní odpor má velký vliv na teplotní charakteristiku a tedy spolehlivost laseru. Obr. 61(a) ukazuje
závislost teplotního odporu pro různé x následujícího polovodiče AlxGa1-xAs. Minimální hodnota je
dosažena pro x = 0 nebo x = 1 (pro GaAs a AlAs. Teplotní odpor však nezávisí na složení kompozity,
ale také na substrátu, ohmických kontaktech, Au plátu, indiové pájky nebo Au+Sn pájky a na chladiči.
Celkový teplotní odpor je ukázán na obr. 61(b) a dosahuje 30.7 °C/W. Teplotní odpor konvenčního
laseru je v rozsahu 20 – 50 °C/W.
Obr. 61: (a) Teplotní závislost AlxGa1-xAs kompozity pro různé x;
(b) celkový teplotní odpor vypočítaný pro laserovou diodu
10.2 Módové řízení v polovodičových laserech
Podélný směr - jedná se o směr ve směru šíření světla (délka). Podĺné módy F-P laseru jsou vytvářeny
štěpením na zrcadlech a jsou dány délkou L dutiny a indexem lomu n polovodiče.
Obr. 62: Spektrum F-P laseru
Transverzální směr - jedná se o směr kolmý k diodě (výška).
Laterální směr - jedná se o směr rovnoběžný s diodou (šířka).
- 55 -
10 Konvenční laserové diody
Obr. 63: Profil paprsku z Index Guided laserové diody
Obr. 64: Módové směry laseru
10.2.1 Index guiding a Gain guiding
Pro dosažení jedno-módového režimu laseru je nutné provádět módové řízení. Módové řízení
v laserech může být rozděleno do dvou kategorií: (1) prostorové módové řízení a (2) spektrální
módové řízení. Prostorové módové řízení se odkazuje na příčný režim, který je vztažen distribuci
intenzity výstupního světla. Spektrální módové řízení se odkazuje na vyzařující vlnovou délku a
podélné módy. Tyto dva typy jsou mezi sebou proopojeny. Například, jedno-podélný režim je získán
za podmínky prostorového jedno-módového režimu.
Ziskem řízené lasery jsou založeny na proužkové geometrii a vykazují větší prahové proudy než lasery
řízené indexem. Další nevýhoda ziskem řízených laserů jsou nežádoucí účinky, jejichž míra se zvyšuje
se zvětšující se vlnovou délkou.
10.2.2 Příčné módové řízení
Řízení a stabilizace prostorových módů je důležité pro aktuální aplikace. Prostorové řízení je
rozděleno do dvou módů, které mohou být považovány jako příčný (transverzálníú a postranní
(laterální) mód. Příčný mód se týká kolmého směru k rovině přechodu a postranní mód ke směru
rovnoběžnému k rovině přechodu.
Jedno-módová podmínka pro příčný směr může být jednoduše vyjádřena s ohledem na tloušťku
aktivní vrstvy a rozdílu indexu lomů aktivní a plášťové vrstvy. Podmínka pro jedno-módový příčný
režim je dodržení tloušťky aktivní vrstvy menší než 0.45 µm.
Řízení a stabilizace laterálního módu je více komplikovanější. Jedná se o dvě základní metody: (i) gain
guiding a (ii) index guiding.
V Gain guiding obr. 65(a) není změna indexu lomu v laterálním směru, ale injektovaný proud a
laserový zisk jsou omezeny na malou oblast pod kontaktem, která splňuje laterální jedno-módovou
podmínku. Proto je laterální mód v laserech jen jeden.
V Index guiding obr. 65(b), není aplikováno omezení proudu do malého prostoru, ale změna indexu
lomu je vytvořena v laterálním směru. Aktivní oblast je tak obklopena materiálem s nižším indexem
- 56 -
10 Konvenční laserové diody
lomu v obou transverzálních směrech (kolmý - y a laterální - x). Aktivní oblast je pohřbena (obklopena
na všech stranách) vrstvami s menším indexem lomu.
Obr. 65: (a) Gain guided; (b) Index guided laser
10.3 Základní charakteristiky polovodičových laserových diod
V této části budou diskutovány základní charakteristiky jako teplotní závislost, prahový proud,
vyzařovací vlnová délka, radiační vzor a AM šum.
10.3.1 Injektovaný proud vs. Výstupní světlo (I-L charakteristika)
Vztah mezi výstupním světlem a injektovaným proudem je základní charakteristika laserových diod.
Na obr. 66 je I-L charakteristiky pro GaAs/AlGaAs krátkovlnný laser s šířkou proužku 12 µm a 8 µm.
Z obrázku je patrné, že pro širší šíře proužku se v I-L charakteristice vyskytuje smyčka nad prahovou
hodnotou proudu. Původ zlomu je v nestabilitě prostorových a spektrálních módů laseru.
Obr. 66: I-L charakteristika pro GaAs/AlGaAs krátkovlnný laser
s širší šíří proužku 12 µm a užší šíří proužku 8 µm
Obr. 67(a) a (b) ukazuje typickou teplotní závislost I-L charakteristiky laserových diod, ve které jsou
transverzální a laterální módy řízeny.
- 57 -
10 Konvenční laserové diody
Obr. 67: Teplotní závislost I-L charakteristiky, kde (a) laterální mód je řízen;
(b) transverzální mód je řízen
10.3.2 Vyzařovací spektrum
Obr. 68 ukazuje vyzařovací spektra typického ziskem řízeného laserů s V drážkovou strukturou (a) a
typického indexem řízeného laseru typu BH (buried heterostructure) (b). Spektrum laseru s V drážkou
obsahuje několik spektrálních čar, kde injektovaný proud je nad hodnotou 1.4 Ith viz obr. 68(a). Laser
s BH strukturou je na obr. 68(b).
Obr. 69 ukazuje vztah mezi injektovaným proudem a vyzářeném spektru pro CSP laser s režimu CW.
Prahový proud je 85 mA. Se zvyšujícím proudem roste intenzita světla, laser přechází do jednomódového režimu a vyzářená vlnová délka se posouvá k vyšším vlnovým délkám.
- 58 -
10 Konvenční laserové diody
Obr. 68: Závislost spektra na injektovaném proudu
10.3.3 Teplotní charakteristiky
Teplotní charakteristika prahového proudu
Závislost prahového proudu na teplotě je dán vztahem
HKL = H9 exp
9
(78)
Kde T0 je charakteristická teplota, která charakterizuje teplotní závislost a dosahuje hodnoty mezi
120 až 160 K pro GaAs/AlGaAs DH laser. Obr. 69 ukazuje teplotní závislost prahového proudu pro
GaAs/AlGaAs TJS laser.
Obr. 69: Teplotní závislost prahového proudu TJS laseru
- 59 -
10 Konvenční laserové diody
10.3.4 Zářící vzor F-P laseru
Blízký a vzdálený vzor
Charakteristika vzdáleného vzoru nebo radiační vzor světla z laseru jsou silně závislé na příčné a
kolmé módy laseru. Vzdálený vzor je dán Fourierovou transformací blízkého vzoru. Proto řízení a
stabilizace blízkého vzoru (radiačního vzoru) získává na důležitosti za účelem řízení a stabilizace
vzdáleného vzoru.
Jednás e o dva typy F-P laserů. První je indexem řízený tyop a druhý ziskem řízený typ. V indexem
řízeném laseru jsou fázové roviny přibližně v rovině, jak je to na obrázku 70(a). V tomto případě
paprskový pás radiačního světla je stabilní. Index lomu aktivní vrstvy je kolísavý protože kolísá
koncentrace nosičů v průběhu laserového vyzařování. Vzdálený vzor tohoto typu laseru udržuje
jedno-špičkový vzor, pokud struktura vlnovodu je dobře navržena a podporuje základní operace
kolmých a laterálních módů.
Druhým typem je ziskem řízený laser, který má kulové fázové roviny, jak je znázorněno na obr. 70(b).
Vzdálený vzor je nestabilní, snadno přechází z jednošpičkového vzoru na strukturu dvou nebo tří
špiček, dokonce i když blízký je veden jedním příčným a laterálním módem.
Obr. 70: Dva typy F-P laseru
Například blízký vzor GaInAsP/InP BH laseru je ukázán na obr. 71 jako funkce šířky proužku w
v rozsahu od 2.0 µm do 10.0 µm. Základní mód TE00 je získán pro šířku proužku 2 a 4 µm. Mód TE01 je
získán pro šířku proužku 10 µm.
Radiační úhel světla
Dalším důležitým parametrem je radiační úhel, protože tento parametr je úzce spjat s účinností
navázání světla z laserové diody na externí vlnovod jako je optické vlákno nebo jiné optické zařízení.
Radiační úhel se skládá ze dvou složek, které jsou v rovině kolmé a paralelně uspořádané k rovině P-N
přechodu. Kolmý radiační úhel je větší než paralélní, protože rozdíl indexu lomu podél laterálního
směru je větší než rozdíl podél transverzálního směru. Obr. 71 ukazuje ukazuje vztah mezi kolmým
radiačním úhlem k PN přechodu a tloušťkou maktivní vrstvy, kde rlativní změna indexu lomu je
Δ=
: − :: /2 , kde n1 je index lomu aktivní vrstvy a n12 a n22 jsou indexy lomu plášťových
vrstev. Radiační úhel lze snížit snížením tloušťky aktivní vrstvy. To lze díky tomu, že distribuce
světelného pole uvnitř vlnovodu je velmi široké a rozlévá se mezi aktivní a plášťovou vrstvou i přesto,
že šířka aktivní vrstvy je relativně malá.
- 60 -
10 Konvenční laserové diody
Obr. 71: Vyzařovací úhel laseru v závislosti na tloušťce aktivní vrstvy
10.4 Spolehlivost
10.4.1 Životnost
Výpočet a odhad životsnosti je důležitý, pokud stavíme vysoce spolehlivý optický systém. Pro
zrychlení testu životnosti se používají dvě základní metody: (1) režim konstantního proudu
(automatické proudové řízení – ACC mod); (2) režim konstantního optického výkonu (automatické
řízení optickým výkonem – APC mód). Pouze technika zvýšení provozní teploty lze použít pro
vyhodnocení životnosti laseru.
Na obrázku 72(a) a (b) jsou ukázány výsledky měření živtnosti pro GaInAsP/InP dlouhovlnný laser na
1.3 µm a GaAs/AlGaAs krátkovlnný laser. Test probíhal při pokojové teplotě.
Obr. 72:Měření životnosti pro (a) GaAs/AlGaAs laser na 1.3 µm; (b) GaAs/AlGaAs krátkovlnný laser
10.4.2 Mechanismy zhoršení kvality polovodičových laserových diod
Mezi základní degradační mechanismy patří
- 61 -
10 Konvenční laserové diody
1. růst neradiačních
ačních rekombinačních center v aktivní oblasti laserové diody;
2. poničení zrcadel;
3. zvýšení teplotního odporu a odporu elektrických kontaktů
Neradiační rekombinační centra (DLD, DSD)
Velký vliv na degradaci laseru mají temné čárové defekty (DLD) a temné bodové
bodov defekty (DSD)
v aktivní oblasti laseru. Ty představují neradiační centra.
Obr. 73: Neradiační centra DLD a DSD
Poničení zrcadel
Dva typy degradačních mechanismů jsou spojeny s poničením zrcadel. Jednak jsou to katastrofální
zničení
ení vyvolané vysokou výkonovou hustotou světla v omezené oblasti a jednak jsou to chemické
reakce zrcadel na vlhkost a kyslík.
Poničení zrcadel vlivem chemické reakce lze eliminovat zapouzdřením zrcadel s Al2O3 nebo SiO2.
Optický výstupní výkon omezený díky
díky katastrofálním zničením závisí na operační podmínce a je okolo
5 – 7 MW/cm2 pro pulsní režim o šířce pulzu 100 nm. Hodnota může být navýšena na hodnotu 10 –
14 MW/cm2 zapouzdrenim zrcadel s Al2O3 nebo SiO2. Obrázek 74 ukazuje vliv zapouzdření zrcadla na
n
max. optický výkon.
Obr. 74:: Vliv zapouzdření zrcadel na maximální výstupní optický výkon.
Teplotní odpor a ohmické kontakty
Teplotní odpor je závislý na pájce, která je použita pro napojení chipu na chladič. Indiová pájka se
používá
užívá pro snížení mechanického napětí mezi chipem a chladičem. Teplotní odpor indiové pájky
však roste se stárnutím laseru. Nové pájky založené na AuSn a AuGe ponechávají mechanické napětí
mezi laserem a chladičem ale nezvyšuje se jejich teplotní odpor.
- 62 -
10 Konvenční laserové diody
Tabulka: Porovnání stárnoucí charakteristiky při 70 °C pro polovodičové lasery s rozdílnými pájkami
Tabulka: Materiály pro ohmické elektrody použité polovodiče
- 63 -
11 Integrované lasery
11 Integrované lasey
11.1 Monolitické laserové zrcadla
V konvenčních polovodičových laserech mají zrcadla velké velikosti s ohledem na atomární velikosti.
Proto se pro integrované lasery hledají nové cesty výroby zrcadel. Jedná se o lasery s rozprostřeným
zrcadlem (DBR) a lasery s rozprostřenou zpětnou vazbou (DFB).
Zpětná vazba u DFB laserů je realizovaná pomocí Braggovské mřížky, nikoli pomocí fasetových zrcadel
u konvenčních laserů. Mřížka je vyleptaná na povrchu aktivní oblasti. V laserech DBR je mřížka, na
rozdíl od DBR, jen v části prvku – ve vlnovodu mimo aktivní oblast. V tomto uspořádání je aktivní
oblast oddělena od rezonátoru.
Obr. 75: Struktura DBR a DFB laseru
11.2 Lasery s integrovanými výstupními vlnovody
S výrobou monolitických laserů je důležitá výroba monolitických nízkoztrátových optických vlnovodů
napojené na aktivní oblast laseru, jakožto na laserové zrcadla nevyrobeného štípáním krystalu. Různé
typy struktur jsou chronologicky znázorněny v následující tabulce.
Tabulka: Historie integrovaných laserů s výstupním vlnovodem
- 64 -
11 Integrované lasery
11.3 Monolitická dutina a prostorové typy laserů
Bylo popsáno mnoho struktur bez výstupního vlnovodu. Na obrázku 76(a) je znázorněn integrovaný
laser s leptanými zrcadly, které se vyrábějí technikou leptání. Na obr. 76(b) je mikro-štípaný laser.
Malý vyčnívající chip laserového krystalu je štěpen ultrazvukem. Obr. 76(c) ukazuje strukturu
ohnutého vlnovodu laseru, ve kterém dvě laserové dutiny s rozdílnými délkami jsou spojeny k sobě
konci dutin, obr. 76(d) ukazuje pole laserů, obr. 76(e) DBR laser s dvojitou mřížkou. Na obr. 76(f) je
příklad kruhového laseru.
11.4 Spojovací charakteristiky
Spojovací vlastnosti ITG struktury
Dva paralélní dielektrické vlnovody ITG jsou zobrazeny na obr. 76.
Obr. 76: Model spojení dielektrických vlnovodů: (a) optický výkon spojen mezi dvěma vlnovody;
(b) distribuce pole každého módu
Spojovací vlastnosti BJB struktury
Dva vlnovody jsou vložené do materiálu s malým indexem lomu a jsou vzájemně na konci propojeny.
Obr. 77: Model BJB struktury
11.5 Analýza DBR
Díky periodickým mechanismům pro odraz světla byl navýšen útlum DFB a DBR laserů. Periodická
změna indexu lomu je dána
¡ =
9
+ Δ cos
23¡
+¥
Λ
(79)
Periodická struktura dopředně procházející vlny v kladném směru z spojuje Braggovské difrakce do
zpětně šířených vln v záporném směru. Proto je elektromagnetická vlna vyjádřena jako lineární
kombinace dvou rovinných vln s amplitudou R(z) a S(z).
- 65 -
11 Integrované lasery
q-tý řád Braggovského odrazu je dán prostorovým vlnovým číslem K periodické struktury jako
K = 2qπ/λ. Periodická struktura DBR je na obr. 78.
Obr. 78: Periodická struktura s odraznou plochou na jedné straně
11.6 Vazební mřížka
Vlnitá oblast vlnovodu s periodou Λ působí jako vazba mezi vedenými a vyzařujícími módy. Toto
může být použito jako pro výstup optického výkonu z vlnovodu kolmo do osy vlnovodu, viz. Obr. 79.
Obr. 79: Princip (a) vazební mřížky; (b) DBR laseru využívajícího vazební mřížku
Fáze jednotlivých paprsků jsou radiačně synchronní, pokud je následující podmínka splněna
(80)
Kde q je celé číslo, neq je ekvivalentní index lomu vlnovodu a λ je vlnová délka.
11.8 Laditelné integrované lasery
11.8.1 Různé typy laditelných integrovaných laserů
Různé typy laditelných integrovaných laserů se stabilním jedním módem jsou ukázány na obr. 80. Na
obrázku 80(a) je laser, který obsahuje dvě standardní F-P laserové dutiny s aktivním proužkem.
Struktura dvojité dutiny selektuje vlnovou délku tak, že je získána jednofrekvenční vlnová délka.
Dutina 1 je injektována konstantním proudem nad úrovní prahového proudu. Druhá dioda je buzena
proudem pod prahovou úrovní. Proudová hustota aktivního proužku druhé diody může být měněna
změnou injektovaného proudu pod prahovou hodnotou, což způsobí změni indexu lomu. F-P mód
druhé diody se posune. Ačkoli F-P mód první diody zůstane stejný, dojde ke spektrálnímu posunu
vlnové délky.
- 66 -
11 Integrované lasery
Obr. 80: Struktury laditelných integrovaných laserů: (a) pár štípaných dutin; (b)spojená dutina bez štípání;
(c) dvojitý DFB laser s fázovým řízením; (d) dvojitý DFB laser; (e) DBR laser s fázovým řízením;
(f) DFB laser s fázovým řízením; (g) DBR laser Braggovským řízením vlnové délky
11.8.2 Mechanismus ladění vlnové délky
Aby bylo možné ladit vlnovou délku, je nutné měnit index lomu dutiny vlnovodu použitím lineárněoptického efektu nebo plasma efektu. Lineární elektro-optický koeficient byl změřen v krystalu GaAs
a InP a dosahoval řádu 10-12m/V. Tím bylo dosaženo relativní změny indexu lomu 0.1% při relativně
vysokém elektrickém polu 107 V/m. Změna indexu lomu díky plasmového efektu je dána vztahem
Δ
q
=³
= q
´ Δ_
=_
(81)
kde Δ_ je injekce nosičů. Závislost změny indexu lomu na injektovaných nosičů je dán na obr. 81.
Obr. 81: Změna indexu lomu a absorbčního koeficientu vlnové délky 1.3 µm GaInAsP jako funkce hustoty
injektovaných nosičů
- 67 -
11 Integrované lasery
Seznam obrázků
OBR. 1: PÁSMOVÝ DIAGRAM ALXGA1-X PRO RŮZNÉ HODNOTY X ............................................................................................. 5
OBR. 2: RŮZNÉ KOMBINACE ATOMŮ PRO VYTVÁŘENÍ SLOUČENIN POLOVODIČŮ ........................................................................ 6
OBR. 3: ELEMENTY, KTERÉ VYTVÁŘEJÍ POLOVODIČOVÉ SLOUČENINY ....................................................................................... 7
OBR. 4: (A) ŠÍŘKA ZAKÁZANÉHO PÁSMA ALXGA1-XAS A GAXIN1-XASYP1-Y; (B) INDEX LOMU ALXGA1-XAS A GAXIN1-XASYP1-Y................. 7
OBR. 5: PRINCIP LED ................................................................................................................................................... 9
OBR. 6: POVRCHOVĚ EMITUJÍCÍ LED DIODA ...................................................................................................................... 9
OBR. 7: (A) SPEKTRUM GAAS LED; (B) ZÁVISLOST VÝSTUPNÍHO SVĚTLA NA PROUDU LED........................................................ 10
OBR. 8: LED DIODA (A) S ČOČKOU PRO ZVÝŠENÍ ÚČINNOSTI NAVÁZÁNÍ SVĚTLA DO VLÁKNA; (B) S MONOLITICKOU ČOČKOU
FORMOVANOU V SUBSTRÁTU POMOCÍ LEPTACÍ TECHNIKY. ......................................................................................... 10
OBR. 9: (A) EKVIVALENTNÍ OBVOD LED; (B) NAPÁJENÍ LED ............................................................................................... 11
OBR. 10: LASER: (A) HRANOVĚ EMITUJÍCÍ; (B) POVRCHOVĚ EMITUJÍCÍ .................................................................................. 12
OBR. 11: SPEKTRUM A I-L CHARAKTERISTIKA LASEROVÉ DIODY ........................................................................................... 13
OBR. 12: EKVIVALENTNÍ ELEKTRICKÝ OBVOD LD ............................................................................................................... 13
OBR. 13: ŘÍDÍCÍ OBVODY LASEROVÉ DIODY: (A) A (B) VYUŽÍVANÉ V LABORATOŘÍCH; (C) VYUŽÍVANÉ V PRAKTICKÝCH APLIKACÍCH ...... 14
OBR. 14: TŘI TYPY POLOVODIČOVÝCH ZDROJŮ: (A) LED; (B) F-P LASER; (C) SINGLE-MODE LASER DSM...................................... 15
OBR. 15: KVANTOVÁ ÚČINNOST RŮZNÝCH MATERIÁLŮ FOTODETEKTORŮ .............................................................................. 15
OBR. 16: STRUKTURA PIN FOTODIODY .......................................................................................................................... 15
OBR. 17: STRUKTURA APD FOTODIODY ......................................................................................................................... 16
OBR. 18: ŠUMOVÉ ČÍSLO V ZÁVISLOSTI NA MULTIPLIKATIVNÍM FAKTORU APD FOTODIODY ....................................................... 17
OBR. 19: OPTIMÁLNÍ LAVINOVITÝ ZISK APD FOTODIODY ................................................................................................... 17
OBR. 20: MINIMÁLNÍ DETEKOVANÝ VÝKON PIN A APD FOTODIODY .................................................................................... 18
OBR. 21: TEPLOTNÍ ZÁVISLOST ELEKTRONOVÉ POHYBLIVOSTI: (A) TEORETICKÁ MOBILITA ZÁVISLÁ NA ROZPTYLU FONONU; (B)
TEORETICKÁ ZÁVISLOST NA ROZPTYLU FONONU A IONIZAČNÍCH NEČISTOT; (C) ZÁVISLOST ZÍSKANÁ EXPERIMENTÁLNĚ ............ 20
OBR. 22: NAMĚŘENA HALLOVA POHYBLIVOST PŘI 295 K PRO ELEKTRONY A DÍRY V GA0.47IN0.53 ............................................... 20
OBR. 23: VLNOVÁ KONSTANTA ZÁVISLÁ NA ELEKTRICKÉ ENERGII V POLOVODIČI S PŘÍMÝM A NEPŘÍMÝM PŘECHODEM.................... 21
OBR. 24: DISTRIBUCE NOSIČŮ V ENERGETICKÝCH PÁSMECH: (A) N TYP; (B) P TYP; (C) INTRIZITNÍ POLOVODIČ S INJEKCÍ NOSIČŮ ...... 22
OBR. 25: PÁSMOVÝ MODEL DVOJITÉ HETERO-STRUKTURY .................................................................................................. 23
OBR. 26: ENERGETICKÉ PÁSY V N-P-N HETEROSTRUKTUŘE S A BEZ APLIKOVANÉHO NAPĚTÍ. ..................................................... 24
OBR. 27: PŘECHOD MEZI DVĚMA KVANTOVÝMI STAVY DÍKY INTERAKCI ELEKTRONOVÉHO SYSTÉMU S RADIAČNÍM POLEM ................ 26
OBR. 28: RŮZNÉ MECHANISM MEZIPÁSMOVÝCH PŘECHODŮ: (A) PŘÍMÝ PŘECHOD Z PÁSMA DO PÁSMA; (B) NEPŘÍMÝ PŘECHOD VÁZANÝ
NA FONON; (C) VODIVOSTNÍ PŘECHOD ELECTRON-AKCEPTOR; (D) EXCITOVANÝ PŘECHOD; (E) PÁROVÝ PŘECHOD DONORAKCEPTOR ....................................................................................................................................................... 27
OBR. 29: NEZÁŘIVÉ REKOMBINACE. .............................................................................................................................. 27
OBR. 30: PROCES ZNIČENÍ ELECTRON-DÍRA DÍKY LOKALIZOVANÝCH CENTER S ENERGETICKOU VAZBOU ET ..................................... 28
OBR. 31: TYPICKÁ AUGEROVA REKOMBINACE (ΔEE = ΔEH). (A) CHSH; (B) CHCC ................................................................. 28
OBR. 32: SYSTÉM POLARIZACE ELEKTRONU: (A) POLARIZACE IZOLOVANÉ MOLEKULY; (B) POLARIZACE ELEKTRONU A DÍRY V
PERIODICKÉM POTENCIÁLU V KRYSTALU ................................................................................................................. 30
OBR. 33: LASEROVÝ REZONÁTOR A CHARAKTERISTICKÉ MÓDY ............................................................................................. 31
OBR. 34: DIPÓLOVÝ MOMENT...................................................................................................................................... 33
OBR. 35: ELEKTRONOVÁ POLARIZACE; (A) BEZ ELEKTRICKÉHO POLE; (B) V ELEKTRICKÉM POLI .................................................... 33
OBR. 36: DIPÓLOVÝ MOMENT; (A) DIPÓLOVÝ MOMENT A VLNOVÝ FUNKCE ELEKTRONU A DÍRY; (B) VZTAH MEZI DIPÓLOVÝM
MOMENTEM A VLNOVÝM VEKTOREM .................................................................................................................... 33
OBR. 37: PÁSOVÁ STRUKTURA PŘÍMÉ MEZERY POLOVODIČE ............................................................................................... 34
OBR. 38: KOEFICIENT LINEÁRNÍHO ZISKU; (A) KOEFICIENT ZISKU JAKO FUNKCE ENERGIE FOTONU, KDE TEČKOVANÉ KŘIVKY JSOU
PARABOLICKÉ APROXIMACE KOLEM ŠPIČKY ZISKU; (B) HODNOTA ŠPIČKY KOEFICIENTU ZISKU JAKO FUNKCE HUSTOTY NOSIČŮ ... 36
OBR. 39: PARAMETRY PRO KOEFICIENT LINEÁRNÍHO ZISKU; (A) KOEFICIENT A; (B) KOEFICIENT NG ............................................. 37
OBR. 40: ZÁVISLOST ZISKU NA HUSTOTĚ NOSIČŮ PRO RŮZNÉ VLNOVÉ DÉLKY. ......................................................................... 37
OBR. 41: LINEÁRNÍ ZISK JAKO FUNKCE HUSTOTY NOSIČŮ PRO RŮZNÉ POLOVODIČE .................................................................. 38
OBR. 42: EKVIVALENTNÍ DÉLKA DIPÓLOVÉHO MOMENTU PRO RŮZNÉ POLOVODIČE JAKO (A) FUNKCE ŠÍŘCE ZAKÁZANÉHO PÁSU; (B)
FUNKCE ENERGIE PŘECHODU ............................................................................................................................... 38
OBR. 43: SROVNÁNÍ SPEKTRA SPONTÁNNÍ EMISE A KOEFICIENTU ZISKU STIMULOVANÉ EMISE .................................................... 39
OBR. 44: ROZPTYL INDEXU LOMU DÍKY ANOMÁLNÍ DISPERZÍ VYPOČÍTANÝ PRO GAAS. .............................................................. 40
OBR. 45: FABRY-PEROTOVA LASEROVÁ DUTINA ............................................................................................................... 40
OBR. 46: RŮZNÉ MECHANISMY ABSORBCE V POLOVODIČI .................................................................................................. 41
OBR. 47: RADIAČNÍ REKOMBINAČNÍ ČAS VYPOČÍTANÝ PRO GAAS V ZÁVISLOSTI NA HUSTOTĚ NOSIČŮ .......................................... 42
- 68 -
11 Integrované lasery
OBR. 48: NAMĚŘENÁ ŽIVOTNOST NOSIČŮ PRO 1.62 µM GAINASP/INP LASERU .................................................................... 43
OBR. 49: ZÁVISLOST PRAHOVÉHO PROUDU NA TEPLOTĚ PRO GAAS LASER ............................................................................. 43
OBR. 50: ZÁVISLOST ZISKU NA HUSTOTĚ NOSIČŮ PRO RŮZNÉ TEPLOTY A POLOVODIČE. ............................................................. 44
OBR. 51: ZÁKLADNÍ STRUKTURA FABRY-PEROTOVA LASERU: (A) HOMOSTRUKTURA; (B) HETEROSTRUKTURA; (C) DVOJITÁ
HETEROSTRUKTURA ........................................................................................................................................... 45
OBR. 52: LASEROVÁ DIODA NAMONTOVANÁ (A) NA POZLACENÉ MĚDĚNÉ CHLADIČE; (B) POUŽÍVAJÍCÍ PÁJKU ............................... 46
OBR. 53: PROFIL (A) STRUKTURY ENERGETICKÝCH PÁSŮ; (B) INDEXU LOMU; (C) INTENZITY SVĚTLA KOLMÉHO NA HETEROPŘECHOD
V DOUBLE HETEROSTRUKTUROVÉM LASERU ............................................................................................................ 46
OBR. 54: DISTRIBUCE SVĚTELNÉ INTENZITY VE VLNOVODUPRO TŘI ZÁKLADNÍ MÓDY. ............................................................... 47
OBR. 55: DISPERZNÍ VZTAH SYMETRICKÉHO DESKOVÉHO VLNOVODU .................................................................................... 47
OBR. 56: LASER S (A) HOMOSTRUKTUROU; (B) JEDNODUCHOU HETEROSTRUKTUROU; (C) S DVOJITOU HETEROSTRUKTUROU .......... 48
OBR. 57: DLOUHOVLNOVÉ GAINASP/INP POLOVODIČOVÉ LASEROVÉ STRUKTURY .................................................................. 49
OBR. 58: KRÁTKOVLNNÉ POLOVODIČOVÉ LASEROVÉ STRUKTURY ......................................................................................... 53
OBR. 59: TOK PROUDU V POSTRANNÍM SMĚRU V PROUŽKOVÉ GEOMETRII LASERU.................................................................. 54
OBR. 60: PROUDOVÉ ROZDĚLENÍ PRO RŮZNÉ PARAMETRY.................................................................................................. 54
OBR. 61: (A) TEPLOTNÍ ZÁVISLOST ALXGA1-XAS KOMPOZITY PRO RŮZNÉ X; (B) CELKOVÝ TEPLOTNÍ ODPOR VYPOČÍTANÝ PRO LASEROVOU
DIODU ............................................................................................................................................................ 55
OBR. 62: SPEKTRUM F-P LASERU.................................................................................................................................. 55
OBR. 63: PROFIL PAPRSKU Z INDEX GUIDED LASEROVÉ DIODY ............................................................................................. 56
OBR. 64: MÓDOVÉ SMĚRY LASERU................................................................................................................................ 56
OBR. 65: (A) GAIN GUIDED; (B) INDEX GUIDED LASER ....................................................................................................... 57
OBR. 66: I-L CHARAKTERISTIKA PRO GAAS/ALGAAS KRÁTKOVLNNÝ LASER S ŠIRŠÍ ŠÍŘÍ PROUŽKU 12 µM A UŽŠÍ ŠÍŘÍ PROUŽKU 8 µM . 57
OBR. 67: TEPLOTNÍ ZÁVISLOST I-L CHARAKTERISTIKY, KDE (A) LATERÁLNÍ MÓD JE ŘÍZEN; (B) TRANSVERZÁLNÍ MÓD JE ŘÍZEN ........... 58
OBR. 68: ZÁVISLOST SPEKTRA NA INJEKTOVANÉM PROUDU ................................................................................................ 59
OBR. 69: TEPLOTNÍ ZÁVISLOST PRAHOVÉHO PROUDU TJS LASERU ....................................................................................... 59
OBR. 70: DVA TYPY F-P LASERU ................................................................................................................................... 60
OBR. 71: VYZAŘOVACÍ ÚHEL LASERU V ZÁVISLOSTI NA TLOUŠŤCE AKTIVNÍ VRSTVY ................................................................... 61
OBR. 72:MĚŘENÍ ŽIVOTNOSTI PRO (A) GAAS/ALGAAS LASER NA 1.3 µM; (B) GAAS/ALGAAS KRÁTKOVLNNÝ LASER .................... 61
OBR. 73: NERADIAČNÍ CENTRA DLD A DSD .................................................................................................................... 62
OBR. 74: VLIV ZAPOUZDŘENÍ ZRCADEL NA MAXIMÁLNÍ VÝSTUPNÍ OPTICKÝ VÝKON. .................................................................. 62
OBR. 75: STRUKTURA DBR A DFB LASERU ..................................................................................................................... 64
OBR. 76: MODEL SPOJENÍ DIELEKTRICKÝCH VLNOVODŮ: (A) OPTICKÝ VÝKON SPOJEN MEZI DVĚMA VLNOVODY; (B) DISTRIBUCE POLE
KAŽDÉHO MÓDU ............................................................................................................................................... 65
OBR. 77: MODEL BJB STRUKTURY ................................................................................................................................ 65
OBR. 78: PERIODICKÁ STRUKTURA S ODRAZNOU PLOCHOU NA JEDNÉ STRANĚ ........................................................................ 66
OBR. 79: PRINCIP (A) VAZEBNÍ MŘÍŽKY; (B) DBR LASERU VYUŽÍVAJÍCÍHO VAZEBNÍ MŘÍŽKU ....................................................... 66
OBR. 80: STRUKTURY LADITELNÝCH INTEGROVANÝCH LASERŮ: (A) PÁR ŠTÍPANÝCH DUTIN; (B)SPOJENÁ DUTINA BEZ ŠTÍPÁNÍ; (C)
DVOJITÝ DFB LASER S FÁZOVÝM ŘÍZENÍM; (D) DVOJITÝ DFB LASER; (E) DBR LASER S FÁZOVÝM ŘÍZENÍM; (F) DFB LASER
S FÁZOVÝM ŘÍZENÍM; (G) DBR LASER BRAGGOVSKÝM ŘÍZENÍM VLNOVÉ DÉLKY .............................................................. 67
OBR. 81: ZMĚNA INDEXU LOMU A ABSORBČNÍHO KOEFICIENTU VLNOVÉ DÉLKY 1.3 µM GAINASP JAKO FUNKCE HUSTOTY
INJEKTOVANÝCH NOSIČŮ .................................................................................................................................... 67
- 69 -
Download

Polovodičové lasery