Лазери з накачкою електронним пучком

Вище ми вже вказували на те, що одним із методів накачки напівпровідникових лазерів є збудження нерівноважних електронів і дірок у монокристалах при гальмуванні в них пучка прискорених електронів.

Цей тип лазерів у технічному виконанні значно складніший ніж інжекційні лазери. Проте перспективи їх практичного використання настільки привабливі, що цілком виправдовують зусилля, які витрачаються не перемаганням цілого ряду труднощів, зв’язаних з їх розробкою.

Розглянемо принцип дії і основні конструкції резонаторів у лазерів з накачкою електронним пучком. Як було сказано вище, в інжекційних лазерах надлишкові електрони і дірки утворюються у кристалі в результаті легування, і прикладене електричне поле приводить тільки до їх просторового розподілу. В лазерах з накачкою електронним пучком нерівноважні носіїв генеруються при передаванні енергії від електронів пучка електронами і дірками, які утворюються в результаті іонізації атомів кристалічною решіткою. Такий спосіб генерації носіїв дозволяє порівняно просто одержати достатню концентрацію нерівноважних електронів і дірок в активній області і виконати умови генерації. Тому вихідними матеріалами для лазерів з накачкою електронним пучком можуть служити самі різноманітні напівпровідникові кристали. Практично при виборі вихідного кристала повинна бути виконана єдина умова – щоб випромінювальні переходи при рекомбінації носіїв були прямими. Бажано, щоб кристал при цьому мав задовільні механічні характеристики, які б дозволяли полірувати (або скалювати) грані резонатора, і технологія вирощування дозволила б отримувати зразки потрібної геометричної форми і розміру.

В даний час найбільше поширення отримали два типи лазерів з накачкою з електронним пучком, які умовно можна назвати лазерами з поперечною і поздовжньою накачкою (рис.)

В лазерах з поперечною накачкою умови самозбудження виконується, якщо величина коефіцієнта підсилення у максимумі іонізації кривої стає рівною коефіцієнту втрат. Однак із-за того, що глибина проникнення електронів у кристал, особливо при енергіях менших приблизно 50 кеВ, виявляється порівняною з довжиною хвилі генерованого випромінювання, основним видом втрат виявляються дифракційні втра-

ти. З урахуванням дифракційних втрат порогова умова генерації може бути записана у вигляді:

, (31)

де L - безрозмірний множник, більший 1, який залежить від енергії електронного пучка і довжини резонатора і який враховує зростання страт енергії в резонаторі.

Розрахунок величини L досить складна електродинамічна задача. Тому ми приведемо тут (рис) результати обчислень L, виконані з використанням ЕОМ для випадку резонатора із арсеніда галія. Не дивлячись на те, що із зменшенням енергії електронів нижче 40-50 кеВ густина іонізаційних втрат, а, отже, величина фактора підсилення b збільшується (приблизно як 1/Е), дифракційні втрати зростають ще швидше (приблизно як 1/Е⁴). Тому при зменшенні енергії електронів густина порогового струму накачки досить швидко збільшується (приблизно як 1/Е³) (рис.).

Одним із методів значення порогу генерації в лазерах з поперечною накачкою є штучне значення дифракційних втрат шляхом утворення хвилеводної структури в активній області. Використання хвилеводної структури резонатора дозволяє знизити пороговий струм в області малих енергій на 1-2 порядки, що дуже важливо для цілого ряду практичного використання лазерів подібного типу.

Одним із недоліків лазерів з поперечною накачкою є неоднорідність розподілу інтенсивності генерації при переміщенні електронного пучка вздовж кристала, зумовлена наявністю міклосколів на ребрах кристала, які утворюють грані резонатора. Ці мікросколи, які навіть не завжди видно за допомогою мікроскопа і які утворюються при виколюванні або поліруванні резонаторних граней, приводять до утворення дефектів резонатора, а оскільки при напругах 20-30 кеВ глибина проникнення електронів в кристал порядка декількох мікрон, то навіть мікронні дефекти істотним чином проявляються на добротності резонатора. Природно, що цей недолік не є принциповим і при удосконаленні технології виготовлення може бути усунутий.

У лазерах з поперечною накачкою ширина спектру генерації і діаграма напрямленості випромінювання майже аналогічні спектру генерації і напрямленості випромінювання інжекційних лазерів, оскільки структура резонаторів у них дуже близькі.

Вкажемо також на залежність вихідної потужності лазера від геометричних розмірів електронного ручка D. Як показує експеримент, діаметр пучка не може бути довільним. При збільшенні D і збереженні густини струму у плямі фокусування, вихідна потужність лазера спочатку збільшується (рис), а потім різко падає. Цей ефект зв’язаний з підсиленням спонтанного випромінювання (квантових шумів лазера), яке поширюється поперек осі резонатора. Підсилений шум приводить до насичення коефіцієнта підсилення і, як наслідок, до зменшення ККД лазера. З іншого боку, зменшення апертури електронного пучка на кристалі при гострому фокусуванню приводить до різкого зростання дифракційних втрат. Таким чином існує оптимальний діаметр плями фокусування, величина якого залежить від енергії електронного пучка, коефіцієнтів відбування дзеркал і внутрішніх втрат.

Основні характеристики лазерів із збудженням електронним пучком – тривалість імпульсу, імпульсна і середня потужність, можливість сканування променя у просторі – істотно залежать від конструкції і характеристик електронно-оптичних систем, які формують пучок. У теперішній час для формування електронних пучків в основному використовуються: 1) високовольтні діодні електронні пучки; 2) оптика електронно-променевих приладів; 3) різні прискорювачі електронів.

Перший метод дозволяє створити пучки електронів з діаметром до декілька сантиметрів і густиною струму у сотні і тисячі ампер на квадратний сантиметр, з енергією електронів у пучку в декілька сотень кілоелектронвольт і потужністю пучка і декілька сотень мегават в імпульсі. Можливості подібних джерел накачки напівпровідникових лазерів поки що у повній мірі не використані. Проте із проведених експериментів і теоретичних оцінок граничних параметрів лазерів випливає, що такі пристрої здатні генерувати світлові імпульси з потужністю в десятки мегават і розбіжністю в декілька кутових хвилин. Це значить за своїми основними параметрами напівпровідникові лазери з електронною накачкою на багато уступають лазерам на рубіні і гранаті, які працюють у режимі вільної генерації. При цьому висока ефективність, компактність і здатність генерувати світло практично з будь-якої довжини хвилі у видимій і ІЧ-області робить їх дуже перспективними при розробці далекомірів і світлолокаторів нового покоління, а також нових фізичних приладів.

Розглянемо тепер конструкцію лазера, в якому в якості джерела накачування використовуються потужні діодні електронні пушки з імпульсними живленнями. Оскільки напівпровідникові елементи дуже малі у порівнянні з розмірами вакуумної системи, в якій формується електронний пучок, то в одному вакуумному об’ємі можна розмістити велику кількість (біля 10³) окремих активних елементів, які збуджуються загальним електронним потоком. На рис. схематично показаний пристрій такого багатоелементного лазера з поперечним накачуванням, в якому активні елементи зібрані у вигляді драбини.

Рис. Схема багатоелементного лазера з поперечним накачуванням.

Для зменшення впливу підсилення спонтанного випромінювання у поперечному напрямі окремі елементи, які лежать на одній ступені, розділені рисками, глибина яких дорівнює глибині проникнення електронів у кристал. напівширина діаграми напрямленості випромінювання такого багатоелементного лазера дорівнює ~ 20^о і являє собою некогерентну суму полів кожного із окремих елементів.

Розглянемо тепер конструкцію лазера, робота якого базується на використанні оптики електронно-променевих приладів. Для визначеності до цього класу приладів ми віднесемо ті, в яких для накачування лазера використовується гостро сфокусований електронний пучок, який дозволяє здійснити сканування вздовж кристала. Існують дві схеми скануючих лазерів, які використовуються два методи збудження кристала – поздовжнє і поперечне.

У першому випадку напівпровідниковий резонатор являє собою стержень прямокутного перерізу, дві протилежні грані якого утворюють дзеркала, через третю (перпендикулярну двом першим) проходить електронний пучок, який збуджує кристал, а через четверту, яка контактує з металевою підкладкою, від кристала відводиться тепло. Електронний пучок модульованої густини переміщується вздовж напівпровідникового стержня за допомогою звичайної магнітної відхиляючої системи. У тій частині кристала, яка у даний момент збуджена, виникає генерація, і перпендикулярно напряму розгортки випромінюється світло, інтенсивність якого пропорційна миттєвій густині струму електронного пучка. Така схема лазера дозволяє одержати одномірне сканування світлового променя.

У другому випадку резонатор являє собою плоскопаралельну напівпровідникову пластину, яка або закріплюється на прозорій підкладці, або саму виготовляють досить масивною для забезпечення міцності і тепловідводу. На грань, повернуту до електронного променя, наноситься відбиваюче світло покриття, через яке легко проходить електронний пучок. Електронний промінь у такій системі переміщується за допомогою відхиляючої системи (магнітної або електромагнітної) у двох взаємно перпендикулярних напрямах так само, як у звичайній електронно-променевій трубці (рис.).

Рис. Скануючий лазер з поздовжнім накачуванням.

Можливість сканування оптичного променя у просторі з одночасною модуляцією його по інтенсивності дозволяє створювати системи лазерного проекційного телебачення і відображення інформації на екрані великого розміру.

Перспективність використання напівпровідникових лазерів у таких пристроях визначається наступними їх перевагами:

1. Яскравість свічення може досягти величини порядку 10¹³ нит у зеленій області спектру. Це усуває принципові обмеження яскравості джерел світла, притаманних не лазерним пристроям.

2. Високий ККД, який у багато разів перевищує ККД газових і твердотільних лазерів, що дуже істотно, якщо мова йде про проектування на екран розміром більше 10 м².

3. Можливість одержання кольорового зображення.

4. Відображення інформації на екран забезпечується шляхом стандартних методів модуляції і сканування електронного пучка, добре розроблених в телебаченні. Це дозволяє використовувати лазерні трубки в існуючих системах телебачення.

Так, за допомогою скануючого лазера з поздовжнім накачуванням на основі кристала CdS одержаного зображення телевізійної тест таблиці. Розмір цього зображення біля 6 м², прискорююча напруга на трубці 75-100 кВ. Вихідна потужність лазера 1,5-2 Вт при потужності електронного пучка не більше 10 Вт.

У відповідності до двох типів скануючих лазерів, можливі два способи проектування на екран. У випадку поперечного накачування електронний промінь, пробігаючи по кристалу, передає окремий рядок телевізійного зображення. Послідовно проектуючи на екрані зображення світлових граней кристала з одночасною розгорткою їх у кадр за допомогою дзеркального вібратора, можна отримати нормальне телевізійне зображення. Використання механічних кадрових розгорток, звичайно, є менш зручним, ніж електронних. Проте, оскільки частота кадрів невелика (~25 Гц), то механічні кадрові розгортки можна зробити досить простими і надійними.

гетероструктурні лазери: лазери з одинарним гетеропереходом; лазери з подвійною гетероструктурою

Істотне покрашення характеристик напівпровідникових лазерів і перш за все різке зменшення порогової густини струму і зв’язана з цим можливість роботи в неперервному режимі при кімнатній температурі, збільшення ефективності інжекції носіїв у р-n –перехід, а також обмеження носіїв в області переходу досягається при використанні гетероперехідних лазерних структур.

Гетеропереходом називається створений в одному кристалі перехід між двома різними напівпровідниками. Різниця між напівпровідниками полягає в їх зонній структурі, важливішою характеристикою якої є ширина забороненої зони. Гетероперехід називається ізотипним, якщо він утворений між напівпровідниками з однаковим типом провідності, і анізотипним, якщо напівпровідники, що утворюють його, мають різні типи провідності. Для описання гетеропереходів зручно позначати тип провідності з меншою шириною забороненої зони строчними буквами n або р, а напівпровідник з більшою шириною забороненої зони – заголовними буквами N або Р. При позначенні гетеропереходу тип провідності напівпровідника з меншою шириною забороненої зони домовились записувати першим, тобто ізотипний гетероперехід записують наступним чином n–N, або Р–р, а анізотипний гетероперехід – n – P або р–N.

Основною ознакою класифікації активних елементів є тип структури активної області. В “гомоструктурах” інжектуючим контактом служить p-n- перехід в однорідному за складом напівпровіднику (з різними легуючими домішками в р - і n -областях діода). “Гетероструктури” являють собою комбінацію із гетеропереходів між різними напівпровідниками і p-n -переходів.

Необхідно зауважити, що в інжекційних лазерах використовуються гетеропереходи, які задовольняють вимозі ізоперіодичності, тобто близькості співпадання періодів ґратки з обох сторін. Найпростішою гетероструктурою може служити одинарний p-n -гетероперехід, який працює в якості інжектуючого контакту. Проте, така структура не має істотних переваг перед гомоструктурою. Більш складні гетероструктури дають настільки значний виграш у порівнянні з гомоструктурами, що лазери на їх основі (гетеролазери) практично витіснили гомолазери із усіх сфер використання неохолоджуваних інжекційних лазерів (при низьких температурах властивості гомо- і гетеролазерів зближаються)

Існують наступні різновидності лазерних гетероструктур: односторонні (одинарні, ОГС); двосторонні (подвійні, ДГС); із “роздільним обмеженням” (РО); “варізонні” (ВЗ).

В односторонній гетероструктурі активний шар розташований між p-n -переходом (гомопереходом) та ізотипним гетеропереходом, який відо­кремлює його від більш широкозонного матеріалу. Якщо активна область має провідність діркового типу, то умовно така структура записується так n-р ^*- Р, де прописна буква використана для позначення широкозонного матеріалу, а зірочкою позначена активна область. Товщина активної області не перевищує дифузійну довжину інжектованих носіїв, бо в протилежному разі вплив р ^*- Р границі буде неістотним. Ця - границя запобігає дифузійному розтіканню неосновних носіїв і, таким чином, обмежує об’єм активної області. Пасивні області гетероструктури часто називають емітерами. Отже, в ОГС є n -емітер і Р -еметір, які постачають в активний шар, відповідно, електрони і дірки (рис.1)

Гетероструктури одержують епітаксіальним нарощуванням монокристалічного шару напівпровідника на монокристалічній підкладці другого напівпровідника. Зрозуміло, що таке нарощування без істотного порушення монокристалічності всього зразка у цілому можливо тільки для тих напівпровідникових матеріалів, кристалічні гратки яких майже не відрізняються одна від одної. Прикладами таких пар є GaAs-Al_xGa_1-xAs, GaAs-GaAs_xP_1-x, CdTe-CdSe і т.д. Увівши відповідним чином акцепторні та донорні домішки, можна створити напівпровідникові діоди з гетеропереходом.

Для створення досконалих гетероструктур необхідно, щоб контактуючі матеріали мали однаковий тип ґратки і близькі періоди. Саме така ситуація у випадку GaAs і AlAs. Тому у твердому розчині Al_xGa_1-xAs заміщення алюмінію галієм, і навпаки, відбувається практично без зміни періоду гратки, і в отриманій на основі цього матеріалу гетероструктурі дефекти невідповідності майже відсутні.

При створенні лазера з одинарним гетеропереходом (рис.1) аномально швидка дифузія Zn в GaAs використовується для формування дифузійного p-n- переходу, який знаходиться на 1¸2 мкм нижче гетеропереходу Ga_1-xAl_xAs – GaAs. Якщо концентрації донорів в n -області і дірок в р -області приблизно однакові по обидва боки р-n -переходу, то інжекційний струм буде існувати головним чином за рахунок електронів, які інжектуються в шар р -типу, так як ефективна маса електронів майже в сім разів менша за масу дірки в Ga_1-xAl_xAs. Таким чином, шар з інверсною заселеністю (активний шар) в ОГ-лазерах такого типу знаходиться у матеріалі GaAs р -типу, як показано на рис.2. Слід мати на увазі, що оскільки дифузійна довжина інжектованих електронів складає всього біля 1 мкм, то збільшення товщини шару р -GaAs вище цього значення приводить до зменшення ефективності і більш високої порогової густини струму. Це зумовлено тим, що область інверсної заселеності усе ж обмежена товщиною біля 1 мкм, де в основному відбувається рекомбінація електронів. Таким чином, навіть якщо оптична мода простирається по всьому шару р -GaAs, вона може накачуватися стимульованим випромінюванням тільки у шарі товщиною 1 мкм, який прилягає до р-n- переходу, що знижує ефективність пристрою. У деяких випадках виникає необхідність у збільшенні товщини шару р -GaAs більше 1 мкм навіть за рахунок зростання густини порогового струму, так як корекція дифракції оптичного пучка у більш товстому шарі приводить до малого кута розходження світла, що випромінюється в площині перпендикулярній до р-n- переходу. В ОГ-лазері оптичне обмеження відбувається тільки на одній стороні світловипромінюючого переходу, а саме на поверхні поділу між шарами р -GaAs і р -Ga_1-xAl_xAs. Хоча в

збідненому шарі самого р-n- переходу існує хвилеводний ефект внаслідок зниження концентрації носіїв, але його вплив настільки малий, що ним можна знехтувати у порівнянні із значним обмеженням, яке має місце завдяки зміні коефіцієнта заломлення в гетеропереході. Таким чином, структура ОГ-лазера тільки частково ефективна в досягненні бажаного оптичного обмеження. В результаті ОГ-лазер має більш високу густину порогового струму у порівнянні з ДГ-лазером. У дійсності ОГ-лазери при кімнатній температурі повинні працювати в імпульсному, а не в неперервному режимі. У багатьох випадках використання імпульсного режиму не зашкоджує роботі системи в цілому і може бути навіть корисним, наприклад, для того, щоб в процесі обробки інформації покращити відношення сигнал-шум. Таким чином, ОГ-лазери можуть широко використовуватися як джерела світлових імпульсів в інтегрально-оптичних пристроях.

У двосторонній гетероструктурі (ДГС) або емітери виготовлені з матеріалу більш широкозонного по відношенню до активного середовища; структури можуть бути типу P-p ^*- N i P-n ^*- N (рис. 3). Такі гетероструктури забезпечують не тільки електронне обмеження, але і ефективно............ дифракційні втрати випромінювання, тобто забезпечують оптичне обмеження (завдяки сильному хвиле водному ефекту). В результаті саме в ДГС досягається найменша порогова густина струму (для кімнатної температури це 0,5-1 кА/см²).

Реальна структура звичайного ДГ-лазера представлена на рис.4 разом з профілем показника заломлення в напрямі, перпендикулярному p-n -переходу. Основну тришарову хвилеводну структуру Al_xGa_1-xAs одержують епітаксіальним нарощуванням на сильнолегованій підкладці n ⁺-типу і покривають сильнолегованим шаром p ⁺-GaAs, щоб полегшити формування електричних контактів. Активну область створюють на стороні р -типу p-n -переходу. Досить часто активний шар повинен містити певну концентрацію атомів Al, щоб зсунути оптичне випромінювання у сторону більш коротких довжин хвиль. Товщина активного шару повинна бути меншою ніж 1 мкм, щоб гарантувати існування інверсної заселеності рівномірно всередині цього шару, а не у шарі, обмеженим довжиною дифузії інжектованих електронів. Насправді товщину активного шару часто зменшують до 0,2-0,3 мкм, щоб досягти великих значень інверсної заселеності і густини генерованих фотонів. В гетероструктурі p-n -перехід носить найбільш різкий характер, відсутнє дифузійне розтікання інжектованих носіїв, які концентруються при інжекції в добре визначеній вузькій області переходу. Тому зменшується величина порогової густини струму інжекції. Крім того, показник заломлення трикомпонентного напівпровідника Al_xGa_1-xAs істотно менший, ніж бінарного напівпровідника GaAs.