Теория поглощения и испускания света в полупроводниках - Грибковский В.П.
Скачать (прямая ссылка):
Данная методика определения AF, к(а>) и ^л(®) применима только в том случае, если регистрируемый спектр люминесценции по форме совпадает со спектром люминесценции, которая содержится в активном слое и не искажена усиленной люминесценцией. Излучение, выходящее из зеркал резонатора, при больших токах инжекции всегда искажено (см. рис. 108), и поэтому необходимо измерять люминесценцию, которая выходит из боковых граней диода. Путем матирования боковых граней и уменьшения ширины диода измеряемый спектр может быть максимально приближен к спектру люминесценции внутри диода.
В работе [654] ширина диода выбиралась так, чтобы при ее дальнейшем уменьшении для заданного значения плотности тока форма спектра люминесценции не изменялась. Измерения проводились на диодах из арсенида галлия, технология изготовления которых и методика определения параметров описаны в работе [594].
На рис. 118 приведен спектр люминесценции, выходящей из области р — n-перехода перпендикулярно оси резонатора, при плотности тока / = /п=560 а-см~2. Длина диода 1 = = 2,5 мм, площадь р — n-перехода s=l,25-10-2 см2 и коэффициент внутренних оптических потерь р = 1,5 см~1. Энергия генерируемых фотонов и коэффициент потерь были равны й(ог= = 1,461 ±0,002 эв, /сп=6,1 см~К На рисунке приведены также три кривые для коэффициента поглощения, построенные для различных близких значений AF. Как легко видеть, положение минимумов кривых к(<л) весьма чувствительно к изменению AF. Поэтому основным источником ошибок в определении расстояния между квазиуровнями Ферми в данном методе будут погрешности в измерении спектра люминесценции. Если предположить, что спектр люминесценции измерен точно, тог-
364
Рис. 118 Коэффициент усиления (AF= 1,465; 1,467; 1,469 эв) и мощность люминесценции в активной области лазерного диода
да в исследованном диоде находим значение А/7 = 1,467 эв, так как кривая к (со) имеет минимум в частоте генерации при этом значении AF. Значения к(со) в различных точках спектра приведены на рисунке, а интегральная по частоте мощность люминесценции равна 1^л = 0,89 Мвт-см~3.
Полученные значения можно использовать в свою очередь для оценки эффективной ширины люминесцирующей области с?Эф с помощью равенства
^л = г1л|-Ьсол, (22.16)
где сол — частота в максимуме полосы люминесценции; г]л — внутренний квантовый выход люминесценции.
Подставляя в (22.16) значение йсол = 1,469 эв, ]=¦¦ = 560а-смг2, г|л = 0,7, находим с4ф = 6,5 мкм, что весьма близко к наблюдаемой толщине светящейся области диода ~ 10 мкм. Это служит косвенным подтверждением правильности найденных абсолютных значений величин AF, к (со) и W л (со).
Угол расходимости лазерного луча. Обычно подчеркивается острая направленность лазерного луча. При этом упускает-
365
ся из виду, что малый угол расходимости не является неотъемлемым свойством генерируемого излучения. При многомодовой генерации телесный угол, в котором распространяется излучение, может быть достаточно большим. Лазеры с четырехсторонним' резонатором генерируют практически во всех направлениях. Малым углом расходимости характеризуется, как правило, только одномодовый режим генерации или же совокупность аксиальных мод. К сожалению, такое ценное свойство отсутствует у инжекционных лазеров даже при одномодовой генерации. Это связано с малыми размерами активного слоя.
Нижним пределом угла расходимости служит дифракционный угол, который обусловлен волновой природой света и не зависит от источника излучения. Например, при дифракции плоской волны на круглом отверстии диаметром d (дифракция Фраунгофера) первое кольцо, соответствующее минимуму излучения и ограничивающее центральный луч, удовлетворяет условию [156]
sin# = 1,22 — , (22.17)
d
где # — угол, под которым виден из отверстия радиус первого кольца. Для малых значений О угол расходимости центрального луча (на половине его интенсивности) приближенно равен (1 рад = 57,296 град)
АФД = 1,22 — рад = 69,9— град. (22.18)
d d
Для гелий-неонового газового лазера с л = 0,633 мкм и внутренним диаметром трубки 7 мм из (22.18) находим Д0д=0,38'. Примерно таким же малым дифракционным углом расходимости характеризуется рубиновый лазер. Однако если у газовых лазеров, активная среда которых обладает высокой степенью оптической однородности, реальный угол расходимости луча (1—2') приближается к дифракционному углу расходимости, то у рубинового ОКГ расходимость генерируемого излучения значительно больше ДОд. У твердотельных и жидкостных оптических квантовых генераторов ширина лазерного луча определяется не дифракцией света, а оптическими неоднородностями активной среды, главным образом возникшими в процессе накачки и генерации (термические линзы и т. п.).
У инжекционных лазеров наблюдается обратная ситуация: основная причина большой расходимости генерируемого излучения —- это его дифракция при выходе из активного слоя. Для длины волны излучения лазерного диода на основе
366
Рис. 119. Распределение излучения инжекционного GaAs лазера в плоскости р—«-перехода при одномодовой (а) и многомодовой генерации (б) [655}
