Параметры Стокса излучения мощных поперечно-одномодовых квантоворазмерных InGaAs/AlGaAs-гетеролазеров тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.21, кандидат физико-математических наук Дьячков, Николай Владимирович

• Дьячков, Николай Владимирович
• кандидат физико-математических наук
• 2012

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Дьячков, Николай Владимирович

Введение

1 Методика измерения поляризационных характеристик

1.1 Принцип измерений.

1.2 Описание установки и процесса измерения.

1.3 Калибровка пластины.

1.4 Результаты калибровки пластины.

1.5 Оценка погрешности определения параметров Стокса.

Полная погрешность.

Статистическая погрешность.

1.6 Примеры результатов измерения параметров Стокса и их обсуждение. . 36 Выводы.

2 Параметры Стокса излучения в лазерном режиме

2.1 Базовые характеристики лазеров и их особенности.

Измерение базовых характеристик лазерных диодов.

Характеристики исследуемых диодов.

2.2 Параметры Стокса.

Особенности поляризационных характеристик.

Оценка возможных значений второго и третьего параметров Стокса, наведенных сдвиговыми деформациями.

Выводы.

3 Поляризация спонтанного излучения лазерных диодов

3.1 Интенсивности ТЕ и ТМ компонент спонтанного излучения лазера в рамках трехзопной модели.

Описание модели.

Результаты расчета и сравнение с экспериментом.

3.2 Расчет поляризационных особенностей излучения лазерных диодов с учетом усиления

Описание расширенного варианта модели.

Токовая зависимость первого параметра Стокса спонтанного излучения. . . 89 Спектральные профили различных поляризационных компонент спонтанного излучения.

Учет зависимости матричного элемента перехода от энергии.

Выводы.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Параметры Стокса излучения мощных поперечно-одномодовых квантоворазмерных InGaAs/AlGaAs-гетеролазеров»

Идея создания лазера с полупроводниковой активной средой была впервые выдвинута около полувека назад Н.Г. Басовым, Б.М. Вулом, О.Н. Крохиным и Ю.М. Поповым [1], [2]. Впервые эта идея была реализована в 1962 году группой Р.Н. Холла [3]. Практический интерес полупроводниковые лазеры стали представлять с момента создания первого такого лазера, работающего при комнатной температуре (первые образцы лазеров требовали для своей работы охлаждения до криогенных температур). Одной из первых генерацию при комнатной температуре в полупроводниковом лазере — на основе двойной гетеро-структуры СаАэ/АЮаАз — удалось получить группе Ж.И. Алферова в 1970 году [4]. Современные полупроводниковые лазеры на основе квантоворазмерных полупроводниковых гетероструктур являются примером наукоемкого и высокотехнологичного продукта, использующегося не только в научных лабораториях, но и в бытовой технике.

На сегодняшний день доля рынка лазеров, занятого полупроводниковыми лазерами, составляет более 50% в стоимостном исчислении [5]. Такое завоевание рынка связано прежде всего с высоким КПД, рекордные значения которого находятся на уровне 75% [6], широким диапазоном длин волн, компактностью, высокой надежностью (срок службы порядка 105 часов) и возможностью модуляции интенсивности выходного излучения путем изменения тока накачки при напряжении питания, по порядку величины соответствующем стандартам для цифровой полупроводниковой электроники — единицы вольт. Так последнее обстоятельство делает такие лазеры незаменимыми для средств оптической связи, в то время как высокий КПД вместе с широким диапазоном рабочих длин волн делает их универсальным средством оптической накачки других типов лазеров и усилителей оптических сигналов — во всяком случае, тех, что предполагают непрерывный режим работы в видимом и ближнем инфракрасном спектральных диапазонах. Расширение возможностей устройств, в которых используются полупроводниковые лазеры, требует улучшения характеристик самих лазеров. Для решения задач, связанных с совершенствованием лазерных диодов, очень важным является получение информации об особенностях структуры реальных образцов.

Наиболее простыми и зачастую единственным доступным способом зондирования материальных свойств среды, заполняющей резонатор готового полупроводникового лазера, является исследование свойств его выходного излучения и их зависимости от тока накачки. Ценность информации, заключенной в характеристиках выходного излучения, состоит, прежде всего, в том, что они определяются свойствами наиболее важных областей диода, требование к качеству материала в которых является наиболее высоким. Действительно, если от материала легированных слоев лазера требуется лишь хорошая тепло- и электропроводность, то те области лазера, в которых формируется излучение, должны обладать, прежде всего, хорошими оптическими качествами, которые во много большей степени, чем электрические, зависят от наличия дефектов кристаллической решетки материала. Измерение и моделирование характеристик излучения, испускаемого лазером, позволяет определять наиболее значимые материальные параметры реальной структуры готового диода, в том числе те, значения которых трудно прогнозировать, исходя из данных о технологическом процессе его изготовления.

Одним из наиболее существенных свойств материальной среды лазерных диодов является наличие механических напряжений в слоях гетероструктуры лазера, возникающих в процессах монтирования образца на хладопровод и обработки поверхности лазера со стороны р- контакта [7]. Это свойство отличается тем, что практически не влияет на основные, наиболее существенные с точки зрения практического применения, характеристики излучения диода — ватт-амперную характеристику, спектр излучения, и диаграмму направленности. Однако наличие механических напряжений материала в любом случае повышает вероятность появления в нем дефектов, а значит и скорость медленной деградации излучателя, которую можно определить только путем времязатратных ресурсных испытаний (aging test) образцов лазеров. Оптические методы детектирования напряжения как правило связаны с поляризационно-чувствительными измерениями. Большинство используемых на практике методов обнаружения напряжений в лазерных диодах также связаны с поляризационными измерениями.

В большей части работ для обнаружения и оценки величины механических напряжений гетероструктуры использовался эффект поляризуемости люминесценции полупроводникового материала под действием механических напряжений. Так в работе [8] предлагался метод визуализации напряжений на боковой поверхности диода путем измерения степени поляризации спонтанного излучения из области, возбуждаемой гелий-неоновым лазером.

В более ранней работе [9] изучалось влияние напряжения на поляризацию спонтанного излучения самого лазера при токах накачки, много меньших порога генерации. В работе [10] последний метод используется для оценки напряжений, возникающих при пайке линеек лазерных диодов на хладопровод. При всех достоинствах первый из приведенных методов имеет тот недостаток, что он позволяет зондировать только области вблизи исследуемой поверхности. Второй метод отчасти свободен от упомянутого недостатка, однако его применение требует прежде всего знания поляризации спонтанного излучения ненапряженной структуры, которая в случае квантоворазмерной активной области не является естественной и может зависеть помимо напряжений активной области от многих других факторов — прежде всего от толщины активной области. Так в работе [10] напряжение, возникающее при пайке, оценивалось путем сравнения поляризаций спонтанного излучения для образцов, припаянных на хладопровод различными поверхностями. Помимо упомянутых выше в литературе можно встретить и другие способы обнаружения механических напряжений — основанных как на поляризационно-чувствительных оптических измерениях, так и на других принципах. Например, в работе [11] для детектирования напряжений в диоде производилось измерение спектральной зависимости фототока, при использовании исследуемого лазера в качестве фотодетектора. В работе [12] напряжения выявлялись методом спектроскопии комбинационного рассеяния, а в [13] — через исследование дифракции рентгеновских лучей. Однако эти методы за исключением последнего проигрывают выше упомянутым в точности, а последний не обеспечивает достаточного пространственного разрешения для зондирования непосредственно областей формирования излучения в гребневых лазерах.

Помимо фундаментального значения — для зондирования материальных свойств среды резонатора — поляризационные особенности излучения полупроводниковых лазеров имеют также существенное прикладное значение. Так существуют работы, целыо которых было получение излучателей с переключающейся поляризацией [14-16] — для обеспечения возможности глубокой модуляции интенсивности излучения за счет малого изменения тока накачки. Кроме того, в некоторых работах — например, [17-19] — рассматривалась задача конструирования поляризационно-нечувствительного полупроводникового усилителя. В настоящее время проблема получения нужной поляризации излучения имеет место в лазерах, излучающих с поверхности (УСБЕЬ) [20-22].

Во всех известных нам работах, касающихся поляризации излучения полупроводниковых лазеров, излучающих с торца (Я\УЕЕЬ), поляризация описывалась соотношением между интенсивностями ТЕ и ТМ компонент излучения. Эти интенсивности определяются значениями нулевого и первого параметров Стокса [23], измеренных в системе координат, связанной с направлениями ТЕ и ТМ поляризаций. В случае, если поля ТЕ- и ТМ- поляризационных компонент абсолютно не коррелированны, указанные величины действительно полностью характеризуют поляризацию излучения. При этом второй и третий параметры Стокса равны нулю, а степень поляризации равна отношению первого и нулевого параметров Стокса. Корреляция между полями поляризационных компонент будет отсутствовать, если предположить отсутствие взаимодействия между упомянутыми поляризационными модами. При этом существенное отличие поляризации лазерного излучения от ТЕ- линейной (для гетероструктур лазеров, исследовавшихся в нашей работе) может быть связано лишь с возникновением генерации сразу на обеих поляризационных модах [24], которое в случае квантоворазмерных гетероструктур маловероятно, поскольку у них имеет место существенное различие в усилении для различных поляризаций. Тем не менее, нельзя исключать вероятность возникновения такой генерации в случае исчезновения волноводного эффекта в горизонтальном направлении (формирования антиволновода) для ТЕ- компоненты из-за пространственно-неоднородного выгорания носителей при сохранении его для ТМ- компоненты.

Взаимодействие между различными поляризационными компонентами излучения может быть вызвано двулучепреломлением среды, по которой распространяется излучение. Двулучепреломление в свою очередь может быть наведено механическими напряжениями структуры лазера. О двулучепреломлении в лазерном диоде говорится, например, в работах [25-27]. В приведенных работах это двулучепреломление регистрировалось либо с использованием внешнего источника излучения, либо собственным излучением лазера с внешним поляризационно-селективным резонатором. Однако не всякое двулучепреломление может вызвать взаимодействие между поляризационными модами. Такое взаимодействие может иметь место лишь в случае отличия от нуля соответствующего недиагонального элемента тензора диэлектрической проницаемости в системе координат, связанной с направлениями векторов электрического поля, соответствующих ТЕ и ТМ поляризациям, которые в силу особенностей структуры исследуемых в работе лазерных диодов совпадают с главными кристаллографическими осями материала лазера. В такой системе координат при отсутствии напряжений тензор диэлектрической проницаемости всегда диагоналей. Добавка к тензору диэлектрической проницаемости, а точнее — непроницаемости, связана с тензором деформации среды через тензор фотоупругости. Как известно, полупроводники, являющиеся материалами гетероструктур исследовавшихся в работе лазеров (СаАв, 1пАз, СаР) имеют кубическую кристаллическую решетку с классом симметрии 43т, а потому для них, согласно, например [28], тензор фотоупругости имеет такой, вид, что добавка к тензору диэлектрической непроницаемости может иметь ненулевые недиагональные элементы только в случае наличия таких у тензора деформации. Более того, из общего вида для тензора фотоупругости таких материалов, приведенного в [28], следует, что недиагональные элементы тензора диэлектрической непроницаемости должны быть пропорциональны соответствующим элементам тензора деформации. Это значит, что в случае, если направление одной из собственных осей тензора деформации материала волноводных слоев совпадает с направлением вектора электрического поля для ТЕ или ТМ поляризации, то двулучепреломление, наведенное такой деформацией, не может вызвать взаимодействия указанных поляризационных мод. Такое двулучепреломление, в частности, имеет место в случае напряжения материала активной области, обусловленного несовпадением ее постоянной решетки с постоянной решетки подложки — как, например в гетероструктуре ТпСаАв/АЮаАв. Однако, если рассматривать напряжения, возникающие при пайке, то они должны в плоскости, перпендикулярной поверхности хладопровода, на которую монтируется диод, иметь существенную сдвиговую компоненту, оси тензора которой составляют к указанной плоскости угол тт/4. Такое двулучепреломление уже может вызвать взаимодействие между ТЕ и ТМ поляризациями, которое, прежде всего, должно проявиться в отличии от нуля второго и третьего параметров Стокса излучения — величин, обусловленных корреляцей между ТЕ и ТМ компонентами излучения.

Таким образом, заранее можно сказать, что отличие от нуля второго и третьего параметров Стокса должно свидетельствовать о наличии в структуре диода таких механических напряжений, которые, но меньшей мере, не могут быть обусловлены несовпадением постоянной решетки материалов активной области и подложки. В случае возможности детектирования этого отличия простыми методами, измерение параметров Стокса можно будет считать новым эффективным способом регистрации наличия в лазерном диоде паразитного двулучепреломления. Заметим, что такое двулучепреломление может не обязательно быть связано с деформацией всей структуры лазера как целого. В частности, деформации могут быть вызваны крупными дефектами в волноводных слоях структуры, состоящих их трех- и более компонентных материалов и носить локальный характер. В связи с этим в дальнейшем эффекты взаимодействия поляризационных мод будем называть когерентным рассеянием излучения на оптических неоднородностях, обладающих двулучепреломлением.

Описание поляризации в терминах параметров Стокса нам представляется оправданным только для случая лазерного излучения. Говорить о корреляции компонент спонтанного излучения нам представляется малопродуктивным, поскольку из-за большой ширины спектра его уже нельзя считать квазимонохроматическим, а двулучепреломляющие свойства указанных выше неоднородностей могут зависеть от длины волны. Более того поскольку при токах накачки много меньших порогового активная область является непрозрачной, характерная длина взаимодействия между поляризационными модами будет ограничена модовым поглощением излучения и составлять величину, много меньшую длины резонатора. В связи с этим можно сказать, что поляризация излучения лазеров при токах накачки много меньших порогового вне зависимости от наличия двулучепреломля-гощих неоднородностей в резонаторе должна определяться оптическими свойствами активной области. В связи с этим поляризационные характеристики спонтанного излучения лазера нам представлялись полезными для проверки адекватности модели трех параболических зон применительно к описанию оптических свойств квантоворазмерных активных областей. Такая модель с нашей точки зрения на данный момент является наиболее оптимальной для прогнозирования оптических свойств квантоворазмерных активных областей — прежде всего, благодаря малому количеству параметров при хорошем уровне адекватности. В частности, такие выводы были сделаны в работе [29], в которой эта модель использовалась для моделирования спектрального профиля усиления для доминирующей (ТЕ) поляризационной компоненты.

В качестве объектов исследования нами были выбраны мощные поперечно-одномодовые гребневые лазеры с напряженными и ненапряженными квантоворазмерными активными областями. Выбор указанных типов лазеров обуславливался, прежде всего, их высокой практической значимостью и стабильной одномодовостыо. Благодаря этому можно сказать, что такой тип лазеров представляет для наших целей наиболее чистый случай, поскольку влияние посторонних "шумящих" физических и технологических факторов на его характеристики сведено к минимуму. На настоящий момент гребневый лазер является наиболее широко используемым типом поперечно-одномодового диодного лазера. Его характеристики, как правило, являются рекордными и в значительной степени близкими к физически предельно достижимым. Например, рабочая мощность таких лазеров в непрерывном режиме при дифракционном качестве пучка может превышать 1Вт и ограничена сверху только порогом оптического разрушения среды активной области. При этом яркость выходного излучения может превышать значения в 2 • 108 Вт/см2ср [30,31]. Можно сказать, что на настоящий момент этот тип лазеров относится к тем, что представляют собой вершину искусства в области создания диодных лазеров.

Поскольку разработке лазеров гребневого типа посвящено огромное количество работ, в данной работе мы не будем подробно останавливаться на их конструкции. Физические принципы, положенные в основы его работы, подробно изложены, например, в [32, 33]. Кроме того, мощные лазеры обладают относительно большой длиной резонатора — до нескольких миллиметров, что должно обуславливать лучшее проявление имеющиеся в резонаторе остаточных неоднородностей на выходном излучении. При этом характерный поперечный размер области, занятой лазерным излучением, по порядку величины находится не уровне минимально возможного и составляет примерно 1мкм х 4мкм. Это дает основание считать, что большая часть неоднородостей имеет размеры много большие, чем поперечный размер пучка излучения, а значит не может существенно влиять на поперечное распределение поля в волноводе. Выбор образцов с различными — напряженной и ненапряженной — структурами обуславливался стремлением проверить возможности используемой модели для оценки влияния механического напряжения на поляризацию спонтанного излучения лазерных диодов.

В работе ставились следующие цели:

1. Экспериментальное исследование поляризации излучения в терминах параметров Стокса для мощных гребневых лазеров;

2. Оценка информативности параметров Стокса как самостоятельной характеристики лазерных диодов;

3. Проверка применимости трехзонной модели оптических переходов для моделирования поляризационной характеристики.

Для достижения этих целей, решались следующие задачи:

• Разработка методики измерения параметров Стокса излучения полупроводниковых лазеров с учетом его особенностей;

• Создание экспериментальной установки для реализации и апробации разработанной методики;

• Измерение зависимостей параметров Стокса излучения лазера от тока накачки и сопоставление их особенностей с особенностями базовых характеристик;

• Оценка влияния возможных дефектов структуры диода на поляризацию его выходного излучения;

• Расчет степени поляризации спонтанного излучения квантоворазмерных гетеро-структур и сравнение полученных результатов с экспериментом.

Методами исследования, использованными в настоящей работе, являются:

• Автоматизированные измерения базовых характеристик лазерных диодов — ватт-амперной характеристики, дифференциального сопротивления, а также диаграммы направленности и спектра выходного излучения стандартными методами;

• Получение квазинепрерывных зависимостей интенсивности излучения от угла поворота анализатора с помощью программно управляемых подвижек и систем сбора данных;

• Обработка результатов измерений методом Фурье-анализа полученных зависимостей.

• Численный расчет степени поляризации спонтанного излучения лазерных диодов в рамках трехзонной модели оптических переходов без учета смешивания зонных состояний.

• Измерение спектра различных поляризационных компонент спонтанного излучения лазера и сравнение результатов с теоретическими расчетами.

• Оценка возможных особенностей резонатора лазера, способных обусловить состояние поляризации, наблюдаемое в эксперименте.

В первой главе настоящей работы описана использовавшаяся в работе оригинальная методика измерения параметров Стокса излучения полупроводниковых лазеров. При этом обоснована предпочтительность ее выбора по сравнению с другими методиками с аналогичной сложностью реализации.Также проведен анализ систематической и статистической погрешностей измерений, производимых по упомянутой методике и указаны пути их уменьшения.

Во второй главе изложены основные экспериментальные результаты, полученные в работе. При этом наряду с результатами измерения параметров Стокса образцов лазеров, приведены также результаты измерения их базовых характеристик. При этом обращено внимание на особенности поведения токовых зависимостей базовых характеристик, вызываемые хорошо известным явлением "kink". Показано, что указанное явление отражается также на поляризационной характеристике в виде падения степени поляризации. Также рассмотрены особенности (дефекты) структуры лазерных диодов, которые могут служить вероятными причинами отличия поляризации выходного излучения лазера от ТЕ-линейной — такой, какой она должна быть в идеальном случае.

В третьей главе рассмотрен вопрос о применимости трехзонной модели оптических переходов без учета смешивания зонных состояний для моделирования оптических характеристик активных квантоворазмерных слоев и в частности влияния активной области на поляризацию выходного излучения лазера. При этом приведены результаты расчетов интенсивностей спонтанного излучения ТЕ и ТМ поляризаций для двух различных гете-роструктур. Приведены также результаты измерений спектральных зависимостей интенсивностей указанных поляризационных компонент и результаты их моделирования в том же предположении. Кроме того приведены результаты моделирования поведения токовой зависимости степени поляризации в допороговом режиме работы — путем учета усиления/поглощения активной области, вычисленного в рамках той же модели. В результате показано, что выбранная модель активной среды позволяет с приемлемой точностью (±0.1) предсказывать степень поляризации спонтанного излучения, а с учетом усиления — получать ее токовые зависимости, качественно совпадающие с экспериментом.

Научная новизна настоящей работы:

1. Разработана и опробована оригинальная методика для исследования поляризационных характеристик полупроводниковых лазеров, включающая в едином процессе автомтизированный сбор данных с их последующей численной обработкой и выходом рафинированных данных в виде параметров Стокса. При разработке методики учитывались особенности излучения полупроводниковых лазеров — прежде всего существенная ширина их спектра, включающего, как правило, несколько продольных мод. В работе продемонстрирована достаточность точности разработанной методики для регистрации не только отличия от нуля, но и динамики изменения с током всех параметров Стокса излучения в том числе и самых совершенных на сегодняшний день образцов гребневых поперечно-одномодовых лазеров.

2. Впервые исследованы параметры Стокса полупроводниковых лазеров на основе двух различных — напряженной и ненапряженной — квантоворазмерных гетероструктур в допороговом и лазерном режимах работы. Впервые обнаружено, что параметры Стокса излучения поперечно-одномодового полупроводникового лазера могут определяться такими особенностями его структуры, которые могут практически не оказывать влияния на другие его характеристики, но при этом существенно влиять, например, на скорость медленной деградации лазерного диода. Таким образом, параметры Стокса являются более чувствительным индикатором оптического совершенства структуры лазера по сравнению с ранее использовавшимися.

3. Установлено влияние на параметры Стокса явления "kink", отражающееся на токовых зависимостях других характеристик лазера и вызванное искажением поперечного распределения поля волноводной моды лазера из-за пространственно-неравномерного выгорания носителей. Это может быть обусловлено как пространственной неоднородностью распределения особенностей структуры лазера, определяющих поляризацию его излучения, так и флуктуациями разности модовых коэффициентов преломления для ТЕ и ТМ мод волновода лазера.

4. Впервые показано, что трехзонная модель оптических переходов без учета смешивания зонных состояний дает адекватный результат при оценке степени поляризации и моделировании спектра различных поляризационных компонент спонтанного излучения полупроводниковых лазеров с квантоворазмерной активной областью. Ранее эта модель проверялась на адекватность при моделировании спектрального профиля усиления для лазерной моды. Новые результаты служат дополнительным свидетельством в пользу выбора рассматриваемой модели для инженерии оптических свойств квантоворазмерных полупроводниковых слоев. практическая значимость работы:

• Разработанная в работе методика измерения параметров Стокса выходного излучения полупроводниковых лазеров позволяет получать приемлемую для извлечения полезной информации точность измерения с использованием ординарных оптических элементов. При этом весь процесс измерения может быть полностью автоматизирован. Это дает возможность использовать упомянутую методику в том числе и для массового тестирования получаемых образцов на производстве — как для паспортизации образцов,

• Обнаруженная в работе чувствительность параметров Стокса полупроводниковых лазеров к трудновыявляемым дефектам структуры волновода дает основание полагать, что учет поляризационной характеристики может открывать новые возможности для создания более реалистичных моделей работы полупроводниковых лазеров, поскольку позволяет использовать дополнительную, ранее скрытую, информацию об их структуре.

• Показано, что значения параметров Стокса выходного излучения гребневых поперечно-одномодовых лазеров могут служить количественной мерой наличия сдвиговых деформаций волноводных слоев его гетероструктуры. Эти напряжения являются технологическими дефектами структуры, которые в свою очередь могут определять скорость медленной деградации лазера. Это дает основание рассматривать параметры Стокса в качестве величин, характеризующих возможный срок службы лазерного диода.

• Результаты моделирования поляризационных свойств спонтанного излучения кван-товоразмерных активных слоев в рамках трехзонной модели служат дополнительным свидетельством в пользу выбора такой модели для инженерии оптических свойств квантоворазмерных полупроводниковых слоев.

Апробация работы

Основные результаты работы были представлены на 2-м всероссийском симпозиуме "полупроводниковые лазеры: физика и технология" (Санкт-Петербург, 2010г.), на семинаре ОКРФ ФИАН и на конференции МИФИ 2011 г.

На защиту выносятся следующие положения:

1. Наблюдаемое отличие поляризации излучения гребневых лазеров от ТЕ- линейной при двух и более кратном превышении порога генерации, проявляющееся в виде наличия ТМ компоненты с интенсивностью до Ю-1 от полной интенсивности излучения, не может быть объяснено присутствием спонтанного излучения интенсивность которого при соответствующих токах накачки не должна превышать 10~3 от интенсивности лазерного излучения. Это говорит о необходимости отдельного исследования для выяснения причин такого отличия, проведенного в данной работе.

2. Модифицированная схема измерения параметров Стокса излучения, предполагающая использование одного фотодетектора и Фурье-анализа для обработки полученных данных позволяет проводить измерения с точностью не хуже Ю-2, которая является достаточной для регистрации динамики токовой зависимости измеряемых величин - в том числе и для наиболее совершенных на сегодняшний день образцов одномодовых квантоворазмерных гребневых лазеров, работающих в спектральном диапазоне 600 1000 нм.

3. Степень поляризации лазерного излучения одномодовых гегеролазеров является чувствительной к аномалиям (кинкам) в работе лазерных диодов, вызываемым деформацией поперечного распределения поля лазерной моды. В этом режиме работы имеет место деполяризация излучения, выражающаяся в уменьшении степени поляризации до значений, меньших 0,9.

4. Присутствие ТМ компоненты излучения в областях изменения тока накачки, соответствующих регулярному поведению базовых характеристик, как правило, связано в основном не с деполяризацией излучения, а с изменением состояния поляризации, вызываемым когерентным рассеянием ТЕ излучения внутри резонатора. Отношение амплитуды когерентной части TM-компоненты к амплитуде ТЕ-компоненты, определяющееся геометрической суммой второго и третьего параметров Стокса, можно считать мерой наличия сдвиговых деформаций в волноводных слоях структуры исследуемого лазерного диода. Достигнутая в работе точность измерения параметров Стокса позволяет детектировать такие деформации на уровне порядка Ю-5.

5. Трехзонная модель оптических переходов без учета смешивания зонных состояний дает для лазеров на основе ненапряженной структуры GaAs/AlGaAs с рабочей длиной волны 850 нм значения первого параметра Стокса спонтанного излучения в диапазоне 0,11 -г- 0,21, а для напряженной структуры InGaAs/AlGaAs с рабочей длиной волны 980 нм — 0,42 -f- 0,54. Эти значения находятся в хорошем согласии с результатами, полученными в эксперименте — при исследовании излучения гетеролазеров в спонтанном режиме работы. Это говорит об адекватности трехзонной модели для прогнозирования поляризационных свойств спонтанного излучения иолупроводпиковых лазеров на основе ЫСаАй/АЮаАз с квантоворазмерной активной областью.

6. Зависимость первого параметра Стокса спонтанного излучения исследовавшихся ге-теролазеров от тока во всем диапазоне вплоть до порога генерации - при изменении интенсивности выходного излучения в диапазоне более трех порядков - допускает достаточно точное моделирование этого параметра в рамках трехзонной модели с учетом усиления (поглощения) спонтанного излучения, что является дополнительным свидетельством в пользу адекватности выбранной модели для прогнозирования поляризационных свойств спонтанного излучения полупроводниковых лазеров.

Заключение диссертации по теме «Лазерная физика», Дьячков, Николай Владимирович

Выводы.

Представленные в настоящей главе результаты являются свидетельством хорошей пригодности модели трех параболических зон для описания оптических свойств квантовораз-мерных активной области лазерного диода. Среди представленных результатов отсутству

Длина волны,нн Длина волны.нм

Рис. 3.7 Результаты расчета спектральных профилей поляризационных компонент с учетом зависимости матричного элемента перехода от энергии испускаемого кванта (тонкие линии) в сравнении с экспериментом (жирные линии) при концентрациях соответствующим двум значениям тока накачки для образцов с активной областью СаАя (слева) и 1пСаАв (справа). ют такие, которые бы однозначно говорили о необходимости учета более сложных моделей для зонной структуры материала активной области. Имеющиеся расхождения теории с экспериментом, включая различие в спектрах излучения различных поляризаций, могут быть объяснены за счет различных эффектов, связанных с особенностями структуры лазерного диода, в число которых в первую очередь входят спектральная зависимость потерь излучения в волноводе, поляризационная зависимость факторов оптического ограничения и спонтанного излучения, а также переменная толщина активной области и форма эквивалентного потенциала, формируемого квантоворазмерным слоем. Величины всех таких эффектов определяются в значительной степени особенностями конкретной технологии выращивания гетероструктур и поэтому не могут быть настолько предсказуемыми, чтобы их можно было бы включить в одну общую модель, адекватную для всех квантоворазмерных лазеров. Все это, если еще принять во внимание малое количество параметров, требующихся для описания непосредственно активной области, говорит о том, что использовавшуюся модель можно считать наиболее предпочтительной для прогнозирования различных оптических свойств квантоворазмерных гетероструктур, в том числе и с учетом их поляризационных особенностей.

Заключение.

На основании результатов работы можно сделать следующие выводы:

• Анализ экспериментальных данных по исследованию отличия поляризации излучения гребневых лазеров в режиме генерации от ТЕ}- линейной показал, что такое отличие не может быть обусловлено какими-либо общеизвестными причинами, например, вкладом спонтанного излучения, и потому выяснение причин данного отличия потребовало отдельного исследования.

• Модифицирована схема измерений параметров Стокса под использование одного фотоприемника вместо традиционных двух, что оказалось крайне удобным для проведения измерений в случае, когда часть параметров Стокса слабо отлично от нуля, поскольку использование модифицированной схемы не требует взаимной калибровки фотодетекторов. Кроме того, модифицированная схема позволяет также определять точные значения основного параметра ее ключевого оптического элемента - фазовой пластины. Данные, получаемые с помощью предлагаемой схемы в рамках одного цикла измерений, позволяют методами Фурье-анализа не только получить значения параметров Стокса исследуемого излучения, но и оценить погрешность их определения. Использование данной модифицированной схемы позволяет с использованием одних и тех же оптических элементов регистрировать отличие от нуля и динамику изменения с током накачки всех параметров Стокса излучения современных мощных гребневых лазеров, работающих в спектральном диапазоне 600 -г 1000 нм. Для этого достаточно точности измерения в 1%, которая обеспечивается с использованием наиболее доступных поляризационно-чувствительных оптических элементов. Указанная точность в основном обусловлена систематической погрешностью и может быть при необходимости доступным путем существенно увеличена за счет повышения качества оптических элементов, в то время как статистическая погрешность может быть уменьшена за счет увеличения скорости вращения анализатора.

Измерения параметров Стокса показали, что степень поляризации лазерного излучения диодов с квантоворазмерной активной областью чувствительна к аномалии "kink" ватт-амперной характеристики, сопровождающейся искажением поперечного распределения поля волноводной моды. При этом величина степени поляризации может уменьшаться до значений, меньших 0,9. Кроме того, существенные изменения состояния поляризации излучения имеют место и на участках регулярного поведения базовых характеристик. Это может быть связано как с перераспределением интенсивности по длине резонатора из-за неоднородного выгорания носителей, так и с разогревом областей диода вблизи активной области. Чувствительность состояния поляризации к поперечному распределению поля может быть связана как с пространственно-неравномерным характером распределения неоднородностей, на которых имеет место рассеяние лазерного излучения, так и с изменением разности комплексных модовых показателей преломления для ТЕ и ТМ поляризаций.

Показано, что данные по измерениям второго и третьего параметров Стокса излучения диодного лазера являются количественной характеристикой оптического качества его резонатора, характеризующегося наличием механических деформаций волноводных слоев. Точность измерений, произведенных в работе, является достаточной для выявления наличия таких деформаций на уровне Ю-5, что соответствует уровню наиболее чувствительных из используемых на сегодняшний день методов детектирования таких деформаций. Эти измерения могут служить основой методики для отбора наиболее высококачественных и высоконадежных образцов гетеролазе-ров.

Оценка поляризации спонтанного излучения исследовавшихся лазеров, произведенная в рамках модели трех параболических зон для описания оптических свойств квантоворазмерной активной области, показала, что такая модель хорошо подходит для прогнозирования поляризационных особенностей спонтанного излучения из квантоворазмерных гетероструктур - в том числе и с учетом влияния напряжения активной области. Отличие экспериментального значения первого параметра Стокса спонтанного излучения от рассчитанного в рамках такой модели обусловлено влиянием усиления излучения в резонаторе, учет которого требует введения в модель дополнительных, параметров.

Расчеты токовой зависимости поляризационных особенностей излучения лазера в допороговом режиме работы в рамках модели трех параболических зон с учетом усиления/перепоглощения показали, что использованный подход позволяет с хорошей точностью моделировать как токовую зависимость степени поляризации, так и спектр ТЕ и ТМ компонент излучения гребневых лазеров при изменении интенсивности выходного излучения в диапазоне трех порядков.

В заключение автор выражает благодарность своему научному руководителю А.П. Богатову за ценные рекомендации по проведению как теоретических, так и экспериментальных исследований и неоценимую помощь при анализе и публикации полученных результатов, всем сотрудникам лаборатории инжекционных лазеров за помощь в решении технических вопросов и обсуждении результатов, а также В.В. Поповичеву за предоставленные образцы лазерных диодов.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Дьячков, Николай Владимирович, 2012 год

1. Н.Г. Басов, Б.М.Вул, Ю.М. Попов ЖЭТФ, 37, с.589 1959.

2. Н.Г. Басов, О.Н. Крохин, Ю.М. Попов ЖЭТФ, 38, с.1879 1960.

3. R.N. Hall, G.E. Fenner, J.D. Kingsley, N.J. Soltys, R.O. Carlson Physical Review Letters, 9, p.366 1962.

4. Ж.И. Алферов, B.M. Андреев, Д.З.Гарбузов, Ю.В. Жиляев, Е.П. Морозов, E.JI. Портной, В.Г. Трофим Физика и техника полупроводников, 4 с. 1826, 1970.

5. V. Coffey, G. Overton. К. Kicade Laser Focus World, p. 20, March 2008.

6. Д.А. Винокуров и dp. Физика и техника полупроводников, 39(3), сс. 388-392, 2005.

7. G. Berger, R. Muller, A. Klehr, М. Voss Journal of Applied Physics 1995.

8. P.D. Colbourne, D.T. Cassidy IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. 29 №1, 1993.

9. P.D. Colbourne, D.T. Cassidy IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. 27 №4, 1993.

10. W.Pittroff, G. Erbert, G. Beister, F. Bugge, A. Klein, A. Knauer, J. Maege, P. Ressel, J. Sebastian, R. Staske, G. Traenkle IEEE Transactions on Advanced Packaging, vol. 24 №4, 2001.

11. J.W. Tomm, R. Muller, A. Barwolff, T. Elsaesser Applied Physics Letters vol. 73(26), 1998.

12. K. Kobayashi, Y. Inoue, T. Noshimura, M. Hirayama, Y. Akasaka, T. Kato J. Electrochem. Soc. vol. 137, pp. 1987-1989, 1990.

13. U. Zeimer, J. Grenzer, T. Baumbach, D. Lubbert, A. Mazuelas, G. Erbert Materials Science and Engineering B80 pp. 87-90 (2001).

14. A. Sapia, P. Spano, В. Diano Applied Physics Letters vol 50(2), 1987.

15. Y. Mori, J. Shibata, T. Kajiwara Applied Physics Letters vol. 51(24), 1987.

16. A. Klehr, R. Muller, M. Voss, A. Barvolf, Applied Physics Letters 64(7), 1994.

17. M.Jopson, G.Eisenstem, K.L.Hall, G.Raybon, C.A.Burrus, U.Koren, Electronics Letters vol. 22 №21, 1986.

18. S. Chelles, R. Ferreira, P. Voisin, A. Ougazzaden, M. Allovon, A. Carenco, Applied Physics Letters, 64(26), 1994.

19. K. Morito, M. Ekawa, T. Watanabe, Y. Kotaki Journal of Lightwave Technology, 2003.

20. J.Piprek, R. Farrell, S. DenBaars, S. Nakamura Photonic Technology Letters, IEEE, v. 18 Is 1 pp 7-9, 2006.

21. Kyu HyeonJeong, Kyong Hon Kin, Seounh Hun Lee, Min Нее Lee, Byeong-Soo Yoo, K.A. Shore Photonic Techonology Letters IEEE, v. 20 Is 10 pp 779-781, 2008.

22. H. Fujino, S. Koch, S. Iba, T. Fujimoto, H. Kawaguchi Applied Physics Letters v. 94 131108 (2009).

23. М.Борн, Э.Вольф. "Основы оптики". Наука 1970.

24. P.D. Craft, N.K. Dutta, W.R. Wagner Applied Physics Letters, vol. 44, №9, pp. 823-825, 1984.

25. F.K. Remhart, R.A. Logan Journal of Applied Physics 44(9) pp. 4172 4176, 1973

26. T. Fujita, A. Schremer, C.L. Tang Applied Physics Letters, vol. 51, №19, pp. 1487-1489, 1987.

27. S. Diez, C. Schmidt, R. Ludwig, H. G. Weber, P. Doussiere, T. Ducelher. IEEE Photonics Technology Letters, vol. 10 №2, 1998.

28. А.Ярив, П.Юх. "Оптические волны в кристаллах". Мир 1987.

29. Д.В.Батрак, С.А.Богатова, А.В.Бородаенко, А.Е.Дракин, А.П.Богатое Квантовая электроника, 35, № 4, с. 316-322 2005.

30. Schmidt В., Pawlik S., Mauschek N., Miller J., Pliska Т., Troger J., Lichtenstein N., Wittmann A., Moldriek S., Sverdlov В., Harder C. Techn. Digest Opt. Fiber Comm. Conf. 2002 (2002, paper THGG64, p.702).

31. Robin K. Huang, Bien Chann, Leo J. Missaggia, Joseph P. Donnelly, Christopher T. Harris, George W. Turner, Anish K. Goyal, Tso Yee Fan, and Antonio Sanchez-Rubio IEEE Photonics Technology Letters, vol. 19 ? 4, 2007.

32. B.B. Поповичев, Е.И. Давыдова, А.А. Мармалюк, А.В. Симаков, M.B. Успенский, А.А. Чельиый, А.П. Богатое, A.E. Дракии, С.А. Плисюк, А.А. Стратонников Квантовая электроника, 32, ?12, сс. 1099-1104, 2002.

33. С.А. Плисюк, Д.В. Батрак, А.Е.Дракин, А.П. Богатое Квантовая электроника 36 №11, сс. 1058-1064, 2006.

34. H.G. Berry, G. Gabrielse, A.E. Livingston. Applied optics Vol. 16, № 12, pp. 3200-3205, 1977.

35. А.П. Богатое, A.E. Дракии, С.А. Плисюк, А.А. Стратонников, М.Ш. Кобякова, А.В. Зубанов, А.А. Мармалюк, А.А. Падалица. Квантовая электроника, 32 №9, сс. 809-814, 2002.

36. Д.В. Батрак, А.П. Богатое Квантовая электроника, 37, №8, сс. 745-752, 2007.

37. Corzine S. W., Yan R.H., Coldren L.A. "Quantum Well Lasers", edited by P. S. Zory, Academic Press Inc., San Diego, 1993.

38. Барышее В.И., Богатое А.П., Дураее В.П., Елисеев П.Г., Лукьянов С.А., Рахвалъ-ский М.П., Квантовая электроника, 17, №9, с. 1147-1150, 1990.

39. Богатое А.П., Болтасева А.Е., Дракин А.Е., Белкин М.А., Коняее В.П., Квантовая электроника, 30, №4, с. 315-320, 2000.

40. Богатое А.П., Дракин А.Е., Стратоннков А.А., Коняее В.П., Квантовая электроника, 30, №9, с.1147-1150, 1990.

41. Богатое А.П., Елисеев П.Г., Охотников О.Г., Пак Г.Т., Квантовая электроника, 7, № 8, с. 1664-1669, 1980.

42. Елисеев П.Г., Охотников О.Г., Пак Г.Т., Квантовая электроника, 7, № 8, с.1670-1675, 1980.

43. Properties of Aluminium Galium Arsenide EMIS Datarewiews Ser No. 7 (London INSPEC, 1993).

44. Properties of Lattice-Matched and Strained Indium Gallium Arsenide EMIS Datareviews Ser. No. 8 (London INSPEC 1993)

45. Алавердян С.А., Баэ/сеиов В.Ю., Богатое А.П., Гуров В.Ю., Елисеев П.Г., Охотников О.Г., Пак Г.Т., Рахвальский М.П., Хайретдинов К.А., Квантовая электроника, 7, №1 с. 123-127, 1980.

46. X. Кейси, М. Паниш Лазеры на гетероструктурах, Мир, 1981.

47. Chow W. W., Koch S.W., Sargent М. Semiconductor Laser Physics, New York: Springcr-Verlag, 1994.

48. C.M.Рытое Введение в статистическую радиофизику, Наука, 1976.

49. P.G. Eliseev Progress in Quantum Electronics, Vol. 20, Issue 1, pp. 1-82, 1996.

50. Д.Р. Мифтахутдинов, А.П. Богатое, A.E. Дракин Квантовая электроника, 40, №7, сс. 583-595, 2010.

51. J.W. Тотт, М. Ziegler, М. Hempel, Т. Elsaesser Laser & Photonics Reviews. Vol. 5, Issue 3, pp. 422-441, 2011.

52. Д.В. Батрак, С.А. Плисюк Квантовая электроника, 36, №4, с. 349-352, 2006.

53. И.С. Голдобин, JI.A. Ривлин, А.Т. Семенов, А.Ф. Солодков, В.П.Табунов, Ю.А. Там-биев, С.Д. Якубович Квантовая электроника, 10, № 3, сс. 598-601, 1983.

54. А.П. Богатое, А.Е. Болтасева, А.Е. Дракин, М.А. Белкин, В.П. Коняев Физика и техника полупроводников, том 34, вып. 10, сс. 1258-1264, 2000.

55. И.С. Голдобин, В.Н. Лукьянов, А.Ф. Солодков, В.П.Табунов, С.Д. Якубович Квантовая электроника, 11, № 2, сс. 375-381, 1984.

56. Тоги Takayama, Osamu Imafuji, Yasuyuki Kouchi, Masaaki Yuri, Akio Yoshikawa, Kunio Itoh IEEE Journal of Quantum Electronics, vol 32, NO. 32, pp. 1981-1987, November 1996.

57. Д.С. Мамедов, В.В. Прохоров, С.Д. Якубович Квантовая электроника, 33, № 6, сс.511-514, 2003.

58. Д. С. Мамедов, В.В. Прохоров, С.Д. Якубович Квантовая электроника, 33, JV« б, сс.471-473, 2003.

59. П.А. Лобинцов, Д. С. Мамедов, В.В. Прохоров, А. Т. Семенов, С.Д. Якубович Квантовая электроника, 34, № 3, сс.209-512, 2004.

60. О.В. Журавлева, В.Д. Курносое, К.В. Курносое, A.B. Лобинцов, В.И. Романцевич, В.А. Симаков, Р.В. Чернов Квантовая электроника, 34, № 1, ее. 15-19, 2004.

61. П.И. Лапин, Д.С. Мамедов, A.A. Мармалюк, A.A. Падалица, С.Д. Якубович Квантовая электроника, 36, № 4, сс. 315-318, 2006.