Полупроводниковые InGaAsP/InP ( λ =1.5-1.6 мкм) лазеры с оптическими периодическими неоднородностями тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, доктор физико-математических наук в форме науч. докл. Кучинский, Владимир Ильич

• Кучинский, Владимир Ильич
• доктор физико-математических наук в форме науч. докл.
• 1998

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук в форме науч. докл. Кучинский, Владимир Ильич

Актуальность проблемы. Одним из наиболее ярких достижении физики полупроводников является создание полупроводниковых лазеров. Ключевой вклад в развитие этой области полупроводников был сделан Ж.И. Алферовым с сотрудниками. В 1963 году была сформулирована идея гетеролазера[1*], затем был создан первый гетеролазер и достигнут непрерывный режим генерации при комнатной температуре[2*,3*]. В этих лазерах обратная связь осуществлялась отражением генерируемого света от зеркал, выставленных перпендикулярно плоскости волноводного слоя и являющихся зеркалами резонатора Фабри-Перо. Вывод генерируемого излучения осуществлялся также через эти зеркала. Следствием этого являются следующие основные недостатки полупроводниковых лазеров с резонатором Фабри-Перо: большая расходимость в плоскости, перпендикулярной активному слою; ограничение предельной мощности; многомодовый режим генерации.

В 1971 году в Физико-техническом институте им. А.Ф.Иоффе был предложен новый тип полупроводникового квантового генератора-инжекционный гетеролазер с дифракционной решеткой на поверхности волноводного слоя [4*]. Детальный теоретический анализ работы полупроводникового лазера с дифракционной решеткой на поверхности волноводного слоя был впервые выполнен в работе [5*], где были сформулированы основные физические принципы, лежащие в основе его работы и была построена модель, позволяющая оптимизировать параметры структуры такого лазера. В таком лазере в отличие от традиционного с торцевыми зеркалами достигается узкая диаграмма направленности генерируемого изучения и высокая его когерентность, обусловленная распределенной обратной связью (РОС) за счет интерференции встречных волн в волноводном слое с периодическими оптическими неоднородностями. Первые эксперименты по исследованию полупроводниковых лазеров с дифракционным выводом излучения проводились на гетроструктурах ОаАБ-ЛЮэАб [6*,7*]. Однако к началу наших работ генерация лазерного излучения за счет ?определенной обратной связи во втором порядке не была реализована. Между тем, ало ясно, что периодические оптические неоднородности в гетероструктурах в очетании с оптической накачкой открывают но те сти изучения как физических параметров этих структур т- О . и в них.

Развитие систем волоконно-опти истем связи в 70-х годах и особенно получение группой японских исследова., 1979 году волоконных световодов с минимальными оптическими потерями в чьном диапазоне 1.5-1.6 мкм [X*]. а также демонстрация возможности усилеии <- в этой спектральной области на основе кварцевого волокна, легированного ионам» эрбия Ег,< [9*], потребовало создания одночастотных инжекционных лазеров для этого спектрального диапазона. Такие лазеры могли быть созданы на основе ^ОаАэР /1пР гетероструктур со встроенными оптическими периодическими неоднородностями (со встроенной ДР). Следует отметить, что большая деградационная стойкость материала ЬЮаАяР из-за меньшей (на три порядка) скорости поверхностной рекомбинации по сравнению с АЮаАэ снимает ограничения, накладываемые на расположение дифракционной решетки относительно активного слоя, м позволяет совместить ДР с волноводным усиливающим слоем, а также решить проблему ресурса работы в непрерывном режиме. Тем не менее, к началу наших работ данное направление находилось в начальной стадии и исследования в области получения 1гЮаА5Р/1пР (1.5-1.6 мкм) лазеров с периодическими неоднородностями и их исследования не проводились. Наоборот, усилия зарубежных и отечественных исследователей в тот период был нацелены на создание коммерческих 1пСаАзРЛпР РОС-лазеров для спектрального диапазона 1.3 мкм.

Таким образом, проблема получения и исследования 1пОаА5РЛпР-лазеров с оптическими неоднородностями потребовала проведения комплекса физических исследований. Решению этой проблемы и сопряженных с ней задач и посвящена представленная работа.

Цели и задачи работы.

Основная цель работы заключалась в исследовании физических механизмов генерации вынужденного излучения в полупроводниковых лазерах с периодическими оптическими неоднородностями, работающих в спектральном диапазоне 1.5-1.6 мкм, определении основных факторов, влияющих на параметры таких лазеров, оптимизации этих параметров и создании новых конструкций таких лазеров.

В процессе выполнения работы решались следующие задачи:

• разработка экспрессных методов контроля параметров полупроводниковых гетероструктур 1пСаА5Р/1пР с помощью оптической накачки, необходимых для изготовления инжекционных лазеров с оптическими периодическими неоднородностям и, а изучение процессов генерации вынужденного излучения в гетеролазерных структурах ЬЮаАэРЛпР (1.55 мкм) с периодическими оптическими неоднородностями.

• исследование спектральных, поляризационных и динамических характеристик инжекцнонных ЬЮаАхРЛпР-лазеров с РОС.

• определение основных факторов, влияющих на быстродействие инжекцнонных лазеров с РОС,

• практическая реализация и исследование особенностей режимов пассивной модуляции добротности и пассивной синхронизации продольных мод в ¡пОэАбРАпР - лазерах с резонатором Фабри-Перо и с РОС .работающих в спектральном диапазоне 1.5-1.6 мкм,

• создание и исследование линеек РОС-лазеров для мультиплексных систем связи.

Научная новизна и практическая ценность. В работе проведены комплексные теоретические и экспериментальные исследования процессов генерации в волноводных ГпОаАвРЛпР полупроводниковых лазерах с периодическими оптическими неодно-родностями.

Изучены особенности генерации в волноводных многомодовых лазерах с РОС во втором порядке при оптическом возбуждении, что позволило интерпретировать результаты, полученные позднее при инжекционной и электронной накачке. Предложен новый метод исследования спектральной зависимости интенсивности и поляризации вынужденного излучения гетеролазеров с РОС на различных участках полосы усиления - РОС-спектроскопия гетеролазерных структур. Методом РОС-спектроскопии изучена спектральная зависимость поляризации вынужденного излучения в гетероструктурах 1пОаА5Р/1пР (Х=!.5 мкм) с внутренней деформацией активного слоя, а также при сочетании этой деформации с размерным квантованием в сверхтонком активном слое. Изучено влияние изменения энергетического спектра носителей заряда за счет внутренних деформаций активного слоя на спектральную зависимость коэффициентов усиления ТМ- и ТЕ-поляризованного излучения в гетеролазерных структурах 1гЮаА5Р/1пР (>.= 1.55 мкм). Экспериментально изучено влияние случайных изменений толщины квантоворазмерного слоя (КРАС) на излучательные характеристики гетеролазерных структур.

Проведено комплексное теоретическое и экспериментальное исследование инжекцнонных 1гЮаА5Р/1пР (>.= 1.5-1.6 мкм)-гетеролазеров с РОС, в том числе имеющих расстройку длины волны генерации относительно максимума усиления. Проанализировано влияние расстройки на ключевые характеристики лазеров с РОС. Разработаны технологические рекомендации для получения высокой эффективности обратной связи в лазерах с РОС. изготовленных с помощью жидкофазной эпитаксии (ЖФЭ) в системе ¡пОаАвРЛпР. Определены условия получения максимальных значений. Изучено влияние поглощающей области, расположенной вблизи торца резонатора, на характеристики лазеров РОС. Показано, что в РОС-лазере с поглощающей областью возможно получение экстремальных значений коротковолновой расстройки. Экспериментально исследована ширина и форма линии генерации. Показано, что устойчивость одночастотного режима повышается в РОС-лазерах с коротковолновой расстройкой.

В системе 1пОаА5Р в широком диапазоне составов измерены значения показателя преломления на длине волны генерации при комнатной температуре.

Предложена конструкция РОС-лазера с составным активным слоем. Показано, что в таком лазере эффективная ширина полосы усиления может быть увеличена на величину 5=кТ.

Показано, что использование дифракционной решетки со слабо меняющимся шагом для организации распределенной обратной связи в полупроводниковом лазере позволяет исключить появление брегговской щели в спектре генерации и получить одночастотную генерацию на брегговской длине волны.

Произведена оценка влияния имплантации тяжелых высокоэнергетичных ионов на времена жизни неосновных носителей заряда в материале 1пСаА5Р с составом, соответствующим ширине запрещенной зоны 0.785 эВ. Экспериментально получен и исследован режим пассивной модуляции добротности в лазерах спектрального диапазона 1.5-1.6 мкм с насыщающимся поглотителем, созданным ионной имплантацией. Разработан метод определения длительности пикосекундных импульсов оптического излучения в спектральном диапазоне 1.5-1.6 мкм, использующий внутреннюю генерацию второй гармоники в полупроводниковом лазере. Получена самосинхронизация продольных мод в ГпСаАяРЛпР (Л=1.55 мкм)-лазере с объемным активным слоем (толщиной 1 мкм) и длиной резонатора 400 мкм. Насыщающийся поглотитель создан имплантацией ионов в торцы лазера. Сформирована последовательность субпикосекундных солитонных импульсов, следующих с частотой повторения 100 Гц.

На основании этих исследований создан ряд новых конструкций полупроводниковых лазеров с существенно улучшенными параметрами, а также разработаны и исследованы: перестраиваемый волноводный ЬЮаАвРЛпР-гетеролазер с РОС и оптической накачкой, новый тип оптически накачиваемого 1пСаА5РЛпР-лазера с РОС в первом порядке, обусловленной динамическими неоднородностями в волноводном слое, полученными путем интерференционной оптической накачки. 4-х длинноволновая линейка 1пСаАзР/1пР РОС-лазеров 1.5-1.6 мкм) для мультиплексных систем волоконно-оптической связи, что представляет значительный интерес для практических применений. Ряд результатов работы передан на предприятия электронной промышленности.

На защиту выносятся следующие положения:

Положение 1. (О распределенном выводе излучения) Использование распределенного вывода генерируемого излучения через ДР в гетеролазерах с РОС во втором порядке дает важную информацию о физических процессах, происходящих в РОС-лазерах. а именно: О механизме обратной связи . об особенностях температурной стабилизации линии генерации, о механизме спектральной и пространственной перестройки генерируемого излучения, а также позволяет решить задачу создания источника мощного узконаправленного излучения.

Положение 2. (о динамической ДР для РОС). Глубина модуляции концентрации связанных дырок,создаваемая в ¡пСаАэРЛпР-лазерах с легированным акцепторами (ЫлкЮ17^ |018 см--1) активным 1пОаА5Р (>.= 1.55 мкм) слоем при возбуждении импульсным светом с периодически изменяющейся интенсивностью (Л=0.23 мкм), достаточна для возникновения РОС вследствие периодической модуляции оптического усиления, обусловленного переходами зона проводимости-акцептор. Положение 3. (О деформации активного слоя в 1пОаА5Р/1пР РОС-лазерах). Деформацию активного слоя в системе 1пОаАзР/1пР (>.= 1.55 мкм) можно задавать подбором соответствующего состава компонентов четверного 1пСаА$Р соединения. Внутренняя деформация активного слоя в гетеролазерных 1пСаА5Р/1пР РОС-структурах позволяет обеспечить поляризационную стабильность как ТЕ-так и ТМ-моды (в зависимости от знака деформации). При этом одноосное растяжение создает дополнительное преимущество для генерации ТЕ-моды практически во всей полосе усиления. В случае одноосного сжатия одночастотную генерацию ТМ-моды можно получить на длинноволновом краю полосы усиления в спектральном диапазоне, превышающем величину деформационного расщепления.

Положение 4. (О РОС-спектроскопии). Существенная разница температурных зависимостей спектральных положений линии РОС-генерации и ширины запрещенной зоны материала активного слоя ¡сЛкотсЛЗТ^сШеЛЗТ! позволяет, изменяя температуру, сканировать полосу усиления относительно фиксированной (в первом приближении) линии РОС-генерации; изучать интенсивность, поляризацию и дугие параметры генерируемого излучения как функциию положения линии РОС-генерации в спектре усиления. РОС-спектроскопия вынужденного излучения гетероструктур с КРАС позволяет выявить наличие размерного квантования в случае существенной неоднородности толщины квантоворазмерного слоя.

Положение 5. (О коротковолновой расстройке линии РОС-генерации в спектре усиления). Быстродействие РОС-лазеров с сильной связью (kL»1) и ненулевыми знамениями коэффициентов отражения на зеркалах может быть существенно улучшено при реализации брегговской генерации с сильной коротковолновой расстройкой (более 30 нм),а радиочастотная ширина линии при этом значительно уменьшена. Положение 6. (О подавлении мод Фабри-Перо). В РОС-лазерах с сильной обратной связью (k-L»1) возможно подавление генерации мод Фабри-Перо путем создания вблизи одного из торцов резонатора поглощающей области длиной Ьпогл^О-Ы-. Положение 7. (О составном активном слое в РОС-лазерй). Использование в РОС-лазере составного активного слоя позволяет увеличить эффективную ширину полосы усиления на величину 5=кТ без существенного ухудшения пороговых характеристик, а также добиться значительного увеличения температурного интервала существования одночастотной брегговской генерации и интервала непрерывной перестройки длины волны генерируемого излучения.

Положение 8. (О модуляции добротности в InGaAsP/InP (?.= 1.55 мкм) лазерах). Использование в полупроводниковом InGaAsP/lnP (Х=1.55 мкм) лазерах насыщающегося поглотителя, созданного глубокой имплантацией тяжелых ионов и обладающего малыми временами релаксации, позволяет достигать пикосекундных значений длительности генерируемых световых импульсов (t=20 пс), высоких частот повторения (до а 10 ГГц), большого динамического диапазона существования пульсаций (до 4-!-5-1п„р<>г) и высокой импульсной мощности (до 300 мВт) генерируемых импульсов. Положение 9. (О синхронизации мод) Использование сверхбыстрого насыщающегося поглотителя, созданного имплантацией тяжелых ионов, позволяет реализовать в InGaAsP/inP (Х= 1.5-1.6 мкм) лазерах с объемным активным слоем режим пассивной синхронизации мод с частотой следования субпикосекундных импульсов более 100 ГГц. При этом в случае лазера Фабри-Перо поглощаемая область создается у торцов лазерного диода, а в случае РОС-лазера поглощающая область распределена по длине резонатора.

Доклады и публикации.

Материалы диссертационой работы докладывались и обсуждались на следующих Всесоюзных. Республиканских и Международных конференциях и совещаниях.

Всесоюзной научно-технической конференции по полупроводниковым лазерам (Саратов, июнь, 1975): Международной конференции по интегральной оптике (С'олт-Лэйк Сити. США, январь, 1976): VIII Всесоюзной конференции по когерентной и

Г V? Vi' v S4 Vf * Si

ГОСУДАРСТВЕННАЯ библиот6КА нелинейной оптике (Тбилиси, май. 1976); II Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах (Ашхабад, октябрь. 1978): Всесоюзной конференции по полупроводниковым лазерам (Калуга, май, 1979); V Республиканской конференции молодых ученых физиков (Баку, 1981) ; 1П Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах (Одесса, 1982); X Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Минск, 19X5): Международной конференции по полупроводниковым инжекционным гетеролазерам (Берлин, октябрь, 1987); XII Всесоюзной конференции по микроэлектронике (Тбилиси, октябрь, 1987); Республиканской научной конференции по физике полупроводниковых лазеров (Вильнюс, 1989); Советско-американском семинаре "Электрооптика" (Москва, 1989); Международном семинаре "Низкопороговые, высокомощные и быстродействующие полупроводниковые лазеры" (Пловдив, октябрь, 1989); V Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах (Калуга, октябрь, 1990); Ш Международной конференции "Фосфид индия и материалы на его основе" (Кардифф, Великобритания, апрель, 1991); 14 Международной конференции по полупроводниковым лазерам (Гаваи, сентябрь. 1994); 20 Европейской конференции по системам оптической связи (Фирензе, Франция, сентябрь, 1994); Международной конференции по полупроводниковой интегральной оптоэлектронике (Кардифф, Великобритания, март, 1994); 5-м Международном симпозиуме "Наноструктуры: физика и технология" (С-Петербург, 1997).

Результаты исследований опубликованы в 56 статьях.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Глава 1. Гетеролазерные структуры в системе ¡пСаА^РЛпР с РОС в условиях оптической накачки.

1.1. Предварительные замечания.

1.1.1. Основные идеи полупроводниковых лазеров с РОС были сформулированы в 1971 году в работе [4*], в которой предлагалось создавать дифракционную решетку на поверхности волноводного слоя. Детальный теоретический анализ с ДР на поверхности был проведен в работе [5*], где было показано, что при нанесении на поверхность оптического волновода ДР возникает связь между его собственными локализованными модами и модами излучения. При этом энергия локализованной моды может рассеиваться в моды излучения (дифракционный вывод). Особенно важен случай, когда энергия локализованной моды рассеивается в такую же моду, но распространяющуюся назад, навстречу первичной волне (распределенная обратная связь). Эта ситуация возникает при выполнении брегговского условия, то есть при равенстве периода ДР целому числу полуволн света в волноводе. В этом случае спектр связанных мод имеет щель, подобно тому как из-за брегговского отражения от кристаллической решетки возникает запрещенная зона в спектре электронов.

Впервые полупроводниковый лазер с ДР на поверхности был реализован в работе [6*]. В [7*] был получен узконаправленный (30') дифракционный вывод излучения генерируемого лазером на основе ваАБ с резонатором Фабри-Перо. Важным результатом явилась экспериментальная реализация первого лазера с РОС во втором порядке[1] в гетеролазерных структурах, когда был надежно обоснован вывод о получении генерации в полупроводниковом лазере за счет механизма РОС.

1Л.2. Особенности формирования РОС во втором порядке в гетеролазерных структурах, в условиях оптической накачки.

Эксперименты по исследованию особенностей генерации лазерного излучения в волноводных гетероструктурах с распределенной обратной связью проводились в условиях оптической накачки при азотных температурах[1-3,8.9]. Экспериментальные образцы изготавливались на основе многомодовых полупроводниковых волноводных гетеростуктур п-АиОаикАз - р-ОаА$(х=0.25). выращенных на подложке п*- ваАБ (п=2-3 !0~18 см"3). Характерная особенность исследуемых нами лазеров состояла в том. что генерация в них осуществлялась в условиях распределенной обратной связи во втором порядке взаимодействия для одной из поперечных мод волновода:

Кш~2р=-К.т, (1) где Кт=2яЛ-Мт- постоянная распространения волноводных мод, (3=2тх/Л. М,„-эффективный показатель преломления волноводной моды с поперечным индексом "т".

Для этого на поверхности волноводного слоя методом интерференционного фототравления наносилась ДР глубиной до ЮООА и шагом "Л". В первом порядке вблизи нормали к поверхности образца наблюдался дифракционный вывод излучения. Внутри полосы усиления имела место генерация нескольких спектральных линий. Идентификация наблюдаемых линий оказалась невозможной только по данным о спектре излучения. Нами была привлечена дополнительная информация, определяемая распределенным выводом излучения.

Исследования диаграмм направленности для каждой генерируемой спектральной линии и температурных зависимостей их спектрального положения позволили установить соответствие между линиями генерации лазера с РОС и структурой мод гофрированного волновода. Принципиально важным результатом работы [1] явилось то, что в спектре излучения РОС-лазера, помимо линий генерации, обусловленных брег-говским взаимодействием волноводных мод с одним и тем же индексом "ш" (линии 1 и 3, рис.1), и для которых вывод излучения осуществлялся строго перпендикулярно плоскости активного слоя, наблюдались линии, связанные с гибридным взаимодействием, в котором одновременно участвуют моды с разными поперечными индексами (линия 2, рис.I) вывод которых происходил под углом (5!Пф=(Мт+Ыр)/2):

К,„~2Р=-К,,. (2)

Угловая расходимость луча, выводимого в направлении нормали к плоскости волновода составляла всего 6' и была близка к аппертурному пределу. В отличие от лазеров с резонатором Фабри-Перо, в которых линия находится на максимуме спектральной полосы усиления, в лазерах с РОС положение линий генерации "фиксировано" брегговским условием (I). Именно поэтому, как видно из рис.1, спектральное положение линий генерации РОС-лазера слабо зависит от температуры образца: <ЩсГГ=0.65 А/К

Перестройка длины волны генерации достигалась также изменением длины области возбуждения при фиксированных температурах[2,3]. Генерация на моде более низкого порядка возникала при большей длине засветки, чем генерация на моде

Рис. 1.Температурные зависимости спектрального положения линий излучения лазера. 1,2,3- линии генерации Хо2. Я.«, соответственно. 4 - положение максимума стимулированного излучения. высокого порядка, что связано с меньшей эффективностью взаимодействия с ДР. Важной особенностью работы лазера с выводом излучения через ДР является 100% поляризация выводимого излучения с вектором Е, параллельным штрихам решетки.

1.2. Гетеролазер с РОС во втором порядке на основе (пСаАвРЛнР в условиях оптической накачки.

Исследования по созданию РОС-лазеров на основе гетероструктур 1пСаА5РЛпР были начаты авторами в 19X0 году [7] практически одновременно с началом соответствующих работ за рубежом. ЬЮэАбРЛпР лазеры с гофрированным волноводом имеют ряд существенных особенностей, связанных как с распределенным выводом излучения, так и с температурной стабилизацией длины волны генерации. В исследовавшихся нами ранее гетеролазерах в системе А1А5-СаА$ вывод света через подложку был затруднен из-за близости значений ширины запрещенной зоны подложки п^-ОаАя и активного слоя р-ваАв. Ситуация существенно улучшается в случае активных слоев из 1пхОа|-хА5уР|.у, выращенных на подложках 1пР, прозрачных для генерируемого излучения. 1пхСа|-кА$уР|.у выращивались на подложках 1пР методом ЖФЭ, толщины слоев варьировались от 1.5 до 3 мкм[10]. На поверхности эпитаксиального слоя наносилась ДР с шагом "Л", обеспечивающая РОС во втором порядке. ДР изготавливались методом интерференционной засветки фоторезистора А2-1350 с последующим химическим травлением полупроводника через фоторезистивную маску в Н С1: Н N О з: С Н С О О Н: Н г О. Штрихи ДР выставлялись параллельно направлению <110>. Генерация возбуждалась излучением азотного лазера, сфокусированным кварцевой цилиндрической линзой. Получение брегговской генерации требует знания значений эффективных показателей преломления волноводных мод Ыт: \геи=ЛК„. Для определения показателей преломления изготавливались ДР для брегговской генерации на моде с шагом Л=Х.|ен./пг. обеспечивающим вывод под малым углом назад всех генерируемых в резонаторе Фабри-Перо поперечных мод:

Мш=^гсм./Л-5ГПф1„ . (3)

После определения эффективных показателей преломления изготавливались ДР для брегговской генерации на моде с максимальным индексом "т". Это позволило путем смещения полосы усиления полупроводника в длинноволновую область при увеличении температуры исследовать спектры генерации, обуславливаемые и модами более низкого порядка. Число генерируемых мод превышало число поперечных мод исследуемого волновода, определенных ранее по выводу излучения, генерируемого в резонаторе Фабри-Перо. Это объясняется возникновением генерации на "гибридных модах" (2). Температурные коэффициенты брегговских отражений и менялись от значения 0.5 А/К до 1.1 А/К.

1.3. Перестраиваемый одномодовый 1пСаА$Р/1пР (?„=1.55 мкм) РОС-лазер.

Известной особенностью полупроводников является большая спектральная ширина полосы усиления. Внутри этой полосы возможна плавная перестройка длины волны генерации при использовании различных перестраиваемых спектрально-селективных резонаторов. В настоящей работе задача получения перестраиваемого полупроводникового лазера решалась путем изготовления на поверхности волноводного слоя гетероструктуры ДР с переменным шагом, обеспечивающей РОС[14]. При изготовлении такой решетки образец засвечивался двухлучевой интерференционной картиной с использованием скрученных зеркал. Оптическая накачка этих лазеров, изготовленных на основе одномодовых гетероструктур 1пСаА5Р/1пР, осуществлялась излучением инжекционного лазера АЮаАзЛЗаАБ (к = 0.89 мкм). При перемещении области накачки вдоль образца была получена при комнатной температуре плавная перестройка длины волны генерации в области 1.55 мкм на 420 А в пределах полосы усиления активного слоя из 1пСаА$Р (рис.2). Нужно отметить, что спектральный диапазон плавной перестройки не зависел от источника накачки, но инжекционный лазер обеспечивал более узкую линию генерации (лазерный диод - ДХ=5А, УАО:КО лазер - ДХ=16А). что связано с возможностью получения более узкой полоски возбуждения при помощи гетеролазера без дополнительных фокусирующих элементов. Пороговая плотность мощности оптической накачки составляла при этом 30 кВт/см2 (т=100 не. {=2 кГц).

Излучение, генерируемое в активном 1пСаАзР слое^ыводилось через подложку 1пР без межзонного поглощения.

Рис.2.3ависимость шага решетки и длины волны генерации перестраиваемого лазера с РОС от положения "страйпа" накачки по длине образца. На врезках показаны схематическое изображение условий накачки и спектры генерации при накачке инжекционным гетеролазером (Д^=5.8А) и лазером Ш:УАО(ДХ=15А).

1.4. О предельной выходной мощности полупроводникового лазера с дифракционным выводом излучения

В 1.3. было покачано, что распределенный вывод излучения открывает новые возможности конструирования полупроводниковых лазерных излучателей. Д1\ нанесенная на поверхность волноводного слоя, расширяет функциональные ■возможности полупроводникового лазер;! и позволяет не только улучшить спектральный состав и направленность генерируемого излучения, но и снимает ограничение на удельную мощность в волноводе, определяемую "катастрофической " деградацией зеркал резонатора Фабри-Перо (5»~5 106 Вт/смг).

Нами была проведена оценка максимально возможной излучательной мощности полупроводникового лазера с дифракционным выводом излучения [5,8,9]. Рассматривался гофрированный волновод, в котором усиление компенсирует потери на излучение. При этом выводимая мощность:

Р.=аЬ5о\У-(1, (4) где а- коэффициент потерь на излучение, Ь - длина ДР, - эффективная толщина волновода, с! - ширина резонатора.

Чтобы получить значение Р„. необходимо знать величину а и его поведение в зависимости от параметров лазерной структуры. С этой целью нами рассмотрена простейшая модель взаимодействия света с ДР. В этой модели коэффициенты потерь в верхний слой и подложку определяются поведением коэффициентов прохождения и отражения г. I в (-1) порядке дифракции, которые можно рассчитать независимо. На рис. 3 изображены зависимости относительных энергий дифракции от величины и/Л для синусоидальной гофрировки с глубиной "и" и шагом Л :

Т.|=к-(Е|),/2-!1-1р/кй И К ,=к(е2)г/г !г ,р/к„, где к=2к!Х, Кт=(к%о-рш-!)1", (3,„-постоянная распространения ш-ой моды.

Как видно, при и/Л>0.15-0. величина начинает спадать, а Т.| выходит на насыщение, так что п •■>

Рис.->. Зависимость относительных энергии дальнейшее увеличение глубины рассеяния от отношения а/а в (-1) и

-2) порядках дифракции. гофрировки не приводит к увеличению эффективности вывода. Общий коэффициент потерь на излучение а=а.|+аг при н/Л=(). 16 составил а= 130 см1.

Из проведенного анализа следует, что два основных параметра полупроводникового лазера (толщина волновода и глубина гофрировки "и") для достижения максимальной эффективности вывода генерируемого излучения должны быть оптимизированы.

Возможность получения узконаправленного излучения повышенной мощности в волноводном гетеролазере с фазовой ДР была впервые продемонстрирована в работе [4], где в условиях накачки электронным пучком экспериментально полученные значения мощности, выводимой через подложку, составили 30 кВт/см2.

1.5. Метод измерения показателя преломления на длинах волн генерации когерентного излучения в волноводных гетероструктурах 1пСаА5Р/1пР.

Создание лазерных излучателей требует знания значений показателя преломления и их зависимости от длины волны. Метод основан на использовании дифракционного вывода вынужденного излучения, возбуждаемого в слоях ¡п-лСа^АвуРьу излучением лазерного диода ОаАБ/АЮаАв или УАО Нс! лазера [12.22]. Тем самым автоматически учитывалась не только влияние состава слоя на его показатель преломления, но и влияние на значение показателя преломления высокой концентрации неравновесных носителей тока, отвечающей за инверсию населенности.

Вначале методом голографии и химического травления наносилась ДР с шагом "Л", близким к брегговскому для распределенной связи во втором порядке, но отличным от него. В первом порядке дифракции излучение для такой решетки выводится под углом "ф" к нормали к поверхности слоя. Образец в виде полоски со сколами, параллельными штрихам, и лазерный диод накачки помещались на оси гониометра перед щелью монохроматора. Измерялись углы вывода когерентного излучения, генерируемого непосредственно в волноводе 1пОаА$Р и выходящего через подложку 1пР. Точность определения углов составляла У. Поскольку генерация когерентного излучения имела место в достаточно большой области спектра, дифракционный вывод излучения позволял измерять спектральную зависимость эффектив

Рис.4. Значения показателя преломления твердых растворов 1пОаА5Р. изопернодических с 1пР, на длине волны генерации: а - экспериментальные значения, б - расчет по методу модифицированного осциллятора, в. г - интерполяция п2 и п соответственно. ного показателя преломления N,„ мод волновода InGaAsP/InP. Значения N„, определялись, исходя из (3). В случае, когда в нашем волноводе распространялось минимум 3 моды, из дисперсионного уравнения следовало: nf-W+UHW-W). что позволяло определить по дифракционному выводу показатель преломления четверного твердого раствора InGaAsP для разных его составов на длине волны его генерации с точностью не хуже 0.1% (рис.4). Получено хорошее согласие значении показателя преломления для энергий излучения вблизи ширины запрещенной зоны InGaAsP в широком диапазоне длин волн (1.05-1.55 мкм) генерации с моделью модифицированного одиночного осциллятора.

1.6. Полупроводниковый InGaAsP/InP (Х,= 1.55 мкм) лазер с РОС, обусловленной динамической решеткой.

В принципе, РОС в лазерах может быть реализована как на статической, так и на динамической ДР, представляющей собой периодическую модуляцию показателя преломления и (или) оптического усиления в активной среде, создаваемую только в течение импульса оптической накачки с пространственно модулированной интенсивностью.

Для создания РОС, обусловленной динамической ДР, использовалась схема интерференционной засветки, монолитно интегрированная с гетеролазерной структурой (рис.5) [16]. Активный слой InGaAsP(Eg=0.8 эВ) в процессе ЖФЭ легировался Zn с целью образования акцепторных уровней с концентрацией Na=10,7cm\ На длинноволновом краю спектра фотолюминесценции этой гетероструктуры при Т=77 К наблюдалось плечо шириной ; 40 мэВ, также свидетельствующее о наличии акцепторных уровней. Накачка активного слоя производилась через гофрированную поверхность подложки (шаг ДР на подложке был равен 0.449 мкм) излучением импульсного Nd.YAG лазера(Ьу=1.16 эВ). Подложка 1пР (Es=1.35 эВ) прозрачная для используемого излучения. Дифрагированные в +1-ом и -1-ом i.5Z Д.,мкм

Рис.5.С"пектр генерации РОС-лазера с динамической ДР (I) и спектр спонтанного излучения (2). На врезке показана оптическая схема интерференционной засветки. порядках световые пучки, распространяясь в подложке, падают на волноводный слой. За счет интерференции этих пучков в волноводном слое образуется динамическая ДР с шагом 0.2245 мкм вдвое меньшим периода ДР. изготовленной на поверхности подложки. Линия РОС-генерации наблюдалась в температурном интервале 110-120 К (рис.5). При относительном превышении пороговой интенсивности накачки примерно на 10% линия генерации исчезала, а на ее месте возникала линия суперлюминесценции. Необходимо отметить, что в нелегированных гетероструктурах генерация с динамической РОС не наблюдалась.

Совокупность данных экспериментальных фактов хорошо объясняется, если предположить, что генерация с динамической РОС обусловлена только переходами из зоны проводимости в мелкие акцепторные уровни, но не переходами зона-зона. В пользу этого предположения свидетельствует также численная оценка величины модуляции оптических свойств активного слоя с периодом 0.2245 мкм, обусловленной модуляцией концентрации свободных носителей и дырок, локализованных на мелких акцепторных уровнях, а также модуляцией температуры. Было показано, что вследствие диффузии свободных носителей и тепла как концентрационная, так и тепловая ДР не обеспечивают модуляцию оптических свойств, достаточную для образования РОС. Пространственно модулированная концентрация дырок, локализованных в изолированных акцепторных состояниях, выравнивается лишь в меру захвата свободных дырок на акцепторы. Оценка характерного времени этого процесса с помощью известных соотношений [11*] показывает, что глубина модуляции концентрации связанных дырок достаточна для возникновения РОС вследствие периодической модуляции оптического усиления, обусловленного переходами зона проводимости - акцептор.

Глава 2. Исследование спектрально-поляризационных свойств 1нСаАхР/1пР РОС-лазеров с двуосно деформированными квантово-размерными и объемными слоями.

2.1 .Предварительные замечания.

Существование единственной поперечной моды обеспечивается параметрами волновода, а- генерация на одной продольной моде осуществляется благодаря селективности РОС-резонатора. Но, как известно, одному продольному индексу резонатора отвечает две моды ортогональной (ТЕ и ТМ) поляризации, частоты которых могут заметно различаться. Таким образом, для одночастотного режима генерации необходимо также добиться поляризационной стабильности излучения. В структурах с резонатором Фабри-Перо такая стабильность обычно обеспечивается благодаря его высокой поляризационной селективности. Однако поляризующее действие волноводного резонатора с РОС значительно меньше, чем аналогичного резонатора с Фабри-Перо. Поэтому для обеспечения поляризационной стабильности таких гетеролазеров необходимо создать в активном слое условия для преимущественного усиления излучения одной определенной поляризации.

2.2. Влияние внутренних деформаций на поляризацию излучения в гетеролазерных структурах 1пСаА5Р/1пР.

Нами была обнаружена ТМ-поляризация генерируемого излучения в лазерах, выполненных на основе твердых растворов ¡[пОаАвР [б]. Экспериментальные образцы представляли собой однослойные гетероструктуры 1П|.*СахА5|-)Ру-1пР. Толщины эпитаксиальных слоев варьировались в пределах 0.7-2.5 мкм. толщина подложки составляла « 100-120 мкм. Генерация возбуждалась излучением азотного лазера. ТМ-поляризация генерируемого в образцах излучения наблюдалась на образцах, в которых постоянная решетки 1пСаА$Р слоя была меньше,чем постоянная решетки подложки 1пР ((Дз/а)1<0). Различие постоянных решетки и коэффициентов термического расширения контактирующих материалов гетероструктуры 1пОаА5Р-1пР приводит к деформации слоя твердого раствора, причем при (Аа/а)±<0 происходит сжатие слоя вдоль оси [100], перпендикулярной плоскости гетероперехода, а при (Да/а)^>0 - растяжение. Таким образом, твердый раствор ¡пваАзР, имеющий кубическую симметрию в недеформированном состоянии, переходит в класс с тетрагональной симметрией. Деформация приводит к снятию вырождения (деформационное расщепление валентной зоны Д,:) и появлению анизотропии в спектрах сложной валентной зоны и соответственно, в матричных элементах переходов с участием дырок. Рекомбинационное, излучение таких полупроводников оказывается линейно поляризованным. Причиной возникновения линейной поляризации является наведенное деформацией выстраивание дырок по угловому моменту. Степень этого выстраивания зависит от соотношения энергии дырок и величины деформации (величины Д,;); она максимальна в центре зоны Бриллюэна и спадает по мере роста волнового вектора дырок к. В случае двуосного сжатия дырки в вершине валентной зоны характеризуются проекцией углового момента J=3/2 на ось деформации (ось. Z) Jz=±l/2,a в потолке подзоны, отщепленной деформацией. Jz=±3/2. В такой ситуации излучение, вызванное переходами электронов в вершину валентной зоны, оказывается на 60% поляризованным параллельно оси деформации (в нашем случае это соответствует ТМ-моде волновода).

Таким образом, деформацию активного слоя в случае гетероструктур в системе InGaAsP/InP можно задавать подбором соответствующего состава компонентов четверного соединения.

2.3. Влияние дифракционной решетки на поляризацию излучения гетеролазеров.

В гетеролазерах с РОС во втором порядке поляризующее действие решетки проявляется в различии как коэффициентов обратной связи, так и коэффициентов потерь на излучение в разных порядках дифракции для мод ТЕ-и ТМ- поляризации. Эти величины определяют в конечном счете пороговое усиление гетеролазеров с РОС, что приводит к его зависимости от поляризации генерируемого света.

Для оценки поляризующего действия дифракционной решетки нами измерялась степень линейной поляризации излучения суперлюминесценции,, выводимого с помощью решетки г|р и из торца г|т гетеролазера в системе (AlGa)As (х=0.2. dlloxI = 150 мкм, d1Mm=5.5 мкм)[11,!5]. В эксперименте были получены значения т|т=6% и г),,= 17"'о. Сравнение этих величин позволяет оценить отношения коэффициентов потерь на излучение в подложку (атм/атЕ) Для волн ТМ-И ТЕ-поляризации по формуле: aTM/otte=t( I 00+Яр)( 100-Пт)/ (100-пР)( 1 (6) где t - отношение коэффициентов прохождения через границу активный слой-воздух для волн ТМ- и ТЕ-поляризации. t=l, если модовая структура, излучения суперлюминесценции не сформирована, t=1.4 при сформированной модовой структуре. Значение атм/атЕ, определенное из эксперимента, составило ~1.0 для значения отношения глубины решетки к ее шагу -0.15. Оценка коэффициентов обратной связи ктм и кте, полученная из расчетов эффективности дифракции света во втором порядке[5], показала, что ktf.« 1.2-ктм [15].

Таким образом, на основе экспериментального определения равенства коэффициентов дифракционных потерь атм1" и ате"1 и вследствие приближенного равенства коэффициента связи (kti;-ktm)/kt>;< 0.2 поляризационная селективность РОС-резонатора данных гетеролазерных структур считалась пренебрежимо мала.

2.4. Влияние внутренних деформаций активного слоя на энергетический спектр носителей заряда и на спектры усиления ТМ- и ТЕ-поляризованного света в 1пСаА*Р/1пР (Х=1.55 мкм) гетероструктурах.

Поляризационная стабильность РОС-лазеров может быть улучшена путем создания в активном слое двуосной деформации, обеспечивающей преимущественное усиление излучения одной из поляризационных мод[6]. В реальных экспериментальных условиях [1 ¡.15] может находиться на любом участке полосы усиления: что может быть обеспечено соответствующим выбором периода ДР: ^.ГМ|.=А-Ыт. Так что для решения проблемы поляризационной стабильности лазеров рассматриваемого типа необходимо знать величину коэффициентов усиления излучения различной поляризации в деформированных структурах в широком температурном и спектральном диапазонах.

Расчет степени линейной поляризации спонтанного излучения р и коэффициентов усиления цтм „ ^те мы провели для случая собственного (или слаболегированного) полупроводника в модели, пренебрегающей гофрировкой валентной зоны. Были получены выражения для р, «тм и [33]. На рис.б представлены результаты таких расчетов для случая двуосного сжатия и растяжения при двух значениях температуры для состава ¡пваАзР (1=1.55 мкм): 80 К(рис.йа,в кТ~Де) и 300 К (рис.бб.г кТ>Дс). уширения) для случая двуосного растяжения (а, б) и двуосного сжатия (в, г) при Дс=10мэВ. Вверху: Т=Х0К, п=р=Ы0|!!см-г'; внизу: Т=ЗООК. п=р=2-10'*см-:'. 1-степень ТМ-поляризации спонтанного излучения (4 - та же величина с учетом излучения только из верхней подзоны): 2 - усиление ТЕ-моды; 3 - усиление ТМ-моды.

Расчет подтверждает качественный вывод о том, что влияние деформации максимально на длинноволновом краю спектра, который формируется переходами с участием дырок с энергией в области деформационного расщепления, т.е. в основном (в приближении отсутствия релаксационного уширения переходов) исключительно из одной подзоны валентной зоны. При этом в случае деформации двухосного сжатия в плоскости гетероструктуры. когда потолок валентной зоны сформирован подзоной "тяжелых" дырок, преимущественно усиливает свет ТЕ-поляризации, а в случае деформации двухосного растяжения, когда верхней является подзона "легких" дырок-ТМ-поляризации. При энергиях фотона 1ко>11м1,=Еее+Д,: ( Е6';ширина запрещенной зоны с учетом деформации) поляризационная селективность активной среды снижается за счет подключения переходов из второй подзоны, однако, как показывает расчет (см. рис.7), сохраняется во всем спектральном диапазоне усиления, монотонно спадая с ростом Нта. Характерный спектральный масштаб этого спадания в принятой модели переходов с сохранением квазиимпульса есть (.тт и темассы тяжелых дырок и электронов, соответственно). Так как в реальных веществах множитель ты1/ше>1, таким образом приведенный расчет объясняет наблюдавшуюся экспериментально ТМ-генерацию в широком спектральном диапазоне. Полученные результаты позволили предсказать поляризацию лазерного излучения исследуемых структур при заданных температуре, деформации и параметрах резонатора. Как отмечалось выше, отличие атм от осте в лазерах с РОС невелико. В такой ситуации двуосное растяжение может заметно повысить поляризационную стабильность РОС-лазера, создавая, как это видно из рис.бв.г. существенное дополнительное преимущество для генерации ТЕ-моды (Цте^тм) практически во всей полосе усиления В случае двуосного сжатия поляризация лазерного излучения будет зависеть 01 положения линии генерации в спектре усиления. Так, если генерация происходит на длинноволновом краю, где коэффициент усиления ТМ-моды значительно превосходит коэффициент усиления ТЕ-моды. а их отношение gтм/gтe> остм/осте. двуосное сжатие обеспечит ТМ-поляризацию вынужденного излучения. Если же линия генерации находится на коротковолновом краю полосы усиления, где цтм/8те

Рис.7. Отношение усиления двух поляризаций йтм^те для случая двуосного сжатия (1) и растяжения (2) без учета релаксационного уширения. Сплошные кривые: Т=80К, п=р=М0|8см-5; пунктирные кривые: Т=300К. п=р=2-10|8см'3. На врезке: геометрия исследуемой гетероструктуры. роль будет играть поляризационная селективность резонатора, выделяющая ТЕ-моду. В общем случае поляризация генерируемого излучения будет определяться конкуренцией этих механизмов. В частности, в окрестности спектральной точки 1ко*, для которой выполняется условие м/£п;=

В реальных условиях изменение поляризационных свойств среды (параметра ^=8тЕ-атм/атв^тм) достигается изменением температуры. Поскольку в полупроводнике рассматриваемого типа производная (Ше/<1Т имеет отрицательный знак, повышение температуры приведет к смещению линии генерации в коротковолновую часть спектра усиления. Таким образом, в случае двуосного сжатия может реализоваться ситуация, когда линия генерации с изменением температуры пройдет точку 1ш' и произойдет переключение поляризации лазерного излучения.

2.5. РОС-спектроскопия гетероструктур 1пСаА5Р/1пР (Х-1.55 мкм) с одноосно сжатыми объемными активными слоями.

Экспериментальные образцы представляли собой гетероструктуры 1пСаА$Р/1пР с раздельным электронным и оптическим ограничением, выращенные методом ЖФЭ. Активный слой 1пСЗаА5РЯпР(Л= 1.55 мкм, Ее=0.827 эВ) заключен между широкозонными слоями(Х = 1.18 мкм, Е6= 1.051 эВ) общей толщиной 0.5 мкм. Слои преднамеренно не легировались, концентрация остаточных примесей считалась <10" см3. Состав жидкой фазы при выращивании гетероструктур обеспечивает кристаллизацию с относительным несоответствием периодов решетки (ОНПР) активного слоя и подложки (Да/а)х= -(2.8-гЗ.О)- НГ\ что дает величину кристаллического расщепления валентной зоны Дс= 10 мэВ. На поверхности волноводного слоя изготавливалась ДР с шагом Л=0.4355 А, обеспечивающим РОС во втором порядке. Шаг подбирался таким образом, чтобы линия генерации при низкой температуре (90-150 К) находилась на длинноволновом краю полосы усиления. Это давало возможность, повышая температуру, просканировать все полосу усиления[18,19,21]. Как видно из рис.8, в нашем случае сШ8/с1Т=-0.2 мэВ/К, а ¿Ьм/с1Т=-().04 мэВ/К. Были отобраны структуры с наименьшим поляризующим действием резонатора. Возбуждение осуществлялось накачкой импульсного лазера(Х= 1.064 мкм, Тнмп.—200 не),сфокусированной на поверхности образца в виде узкой (-100 мкм) полоски, перпендикулярно штрихам решетки. Спектры излучения записывались при двух взаимоперпендикулярных положениях поляроида, помещенного перед входной щелью монохроматора. Полуширина спектра фотолюминесценции составляла 75 мэВ, а ее максимум находился на длине волны 1.53 мкм. Из рис.8 видно, что в длинноволновой части спектра усиления имеет место генерация ТМ-моды. которая с повышением температуры

ТуК г,К

Рис.8 .Температурные зависимости спектрального положения линий генерации и максимума полосы суперлюминесценции (Хт) гетеролазера с РОС а) с толстым активным слоем: б) с квантоворазмерным активным слоем. сменяется генерацией ТЕ-моды. В небольшом спектральном диапазоне ~50 А существуют одновременно две моды обоих поляризаций. Таким образом, деформационное расщепление в 10 мэВ обеспечивает существование ТМ моды в температурном интервале величиной 150 К. Уменьшение ширины запрещенной зоны в интервале от Т=160 К до Т=315 К равно »33 мэВ. Увеличение длины волны генерации Лтм, обусловленное изменением показателя преломления, соответствует 7 мэВ. И. наконец, разность harM-hcoTE^l мэВ. вследствие разницы в эффективных показателей преломления для ТЕ-и ТМ-моды. Следовательно, ширина длинноволнового края спектра усиления, в котором преобладает усиление ТМ-моды составляет ~25 мэВ. Эта величина удовлетворительно совпадает с теоретической величиной. Следовательно, в гетероструктурах InGaAsP/IivP(?.= 1.55 мкм) с InGaAsP/lnP(^=l .55 мкм) с помощью внутренних деформаций активного слоя в пределах когерентности гетерограниц, т.е. для (Aa/a)i<3.5- 10 можно обеспечить поляризационную стабильность как ТЕ-, так и ТМ-моды, на протяжении полосы усиления~20 мэВ в широком (=150 К) температурном диапазоне.

2.6. РОС-спектроскопия гетероструктур InGaAsP/InP (Х=1.55 мкм) гетероструктур с одноосно сжатым квантоворазмерным активным слоем (КРАС).

Другим фактором, влияющим на поляризацию вынужденного излучения, является размерное квантование в активном слое гетеролазерной структуры. В этом случае преобладает усиление ТЕ-поляри:гованного света. Влияние квантоворазмерного эффекта на поляризацию вынужденного излучения подобно влиянию одноосного растяжения противоположного влиянию одноосного сжатия.

Проведенные измерения позволили выявить наличие размерного квантования в случае существенной неоднородности толщины КРАС[19,21]. Исследовались гетероструктуры с квантоворазмерным активным слоем толщиной 30+10 нм, выращенные в тех же условиях, с тем же рассогласованием постоянных кристаллических решеток активного слоя и подложки (из той же жидкой фазы). Максимум спектра фотолюминесценции данной гетероструктуры сдвинут примерно на 10 мэВ в коротковолновую область по сравнению с аналогичным максимумом образца с объемным активным слоем, что характерно для структур с КРАС. Однако, вместо сужения полосы фотолюминесценции ; характерного для структур с высокой однородностью толщины КРАС, наблюдалось существенное ее уширение по сравнению с аналогичной полосой объемного материала. Это объясняется неоднородностью толщины КРАС, с изменением которой меняется энергетический спектр носителей заряда в активном слое. (Особенности, связанные с присутствием в структуре случайных неоднородностей КРАС, были выявлены нами также при исследовании инжекционных [пваАзРЛпР (Х=1.55 мкм) лазеров с КРАС, полученных ЖФЭ.

Они проявляются в зависимости спектра генерации от длительности импульса тока накачки, а также в разных значениях времен задержки генерации для различных спектральных линий [23].) Температурные зависимости спектрального положения линии РОС-генерации и максимума полосы суперлюминесценции показали, что в случае гетероструктуры с одноосно сжатым КРАС спектральный интервал существования ТМ-моды также равен 25 мэВ. как и в случае объемного активного слоя (рис.8). Генерация ТЕ-моды наступала при смещении линии всего на 4 мэВ от длинноволнового края спектра усиления, и на протяжении спектрального интервала шириной 21 мэВ наблюдалась одновременно генерация мод обоих поляризаций. Интерпретация этих результатов также основана на существенной неоднородности толщины КРАС. Для этого были рассчитаны энергетические уровни носителей в КРАС Е„с(п); пользуясь нормированными Ь-У диаграммой. В таблице I приведены рассчитанные положения первых (п=1) энергетических квантоворазмерных уровней носителей заряда в "мэВ" в данной гетероструктуре. для значений толщины КРАС 200 А. 300 А и 400 А.

Таблица 1. Энергии уровней носителей заряда в зависимости от толщины КРАС.

200 А 300 А 400 А

Е1е 8.7 мэВ 4.4 мэВ 2.6 мэВ

Еш, 1.4 мэВ 0.6 мэВ 0.3 мэВ

Ещ, 110 мэВ 5 5 мэВ 3.4 мэВ

Из таблицы следует, что при толщине КРАС 200 А. 300 А и 400 А первый уровень легких дырок за счет размерного квантования смещается вниз по оси энергий относительно первого уровня тяжелых дырок,соответственно;на 9.6. 4.9 и 3.1 мэВ.

Таким образом, в областях гетероструктуры с толщиной КРАС«20 нм, в которых деформационное растепление валентной зоны А,: =10 мэВ, вызванное внутренней деформацией, почти полностью компенсировано размерным квантованием, имеет место генерация ТЕ-моды практически на протяжении всей полосы усиления. В областях с толщиной КРАС к 40 нм, где влияние размерного квантования на энергетический спектр незначительно, величина спектрального интервала существования ТМ-моды практически совпадает с аналогичной величиной для гетероструктуры с объемным активным слоем. Таким образом, экспериментально установлено, что в гетеролазерных структурах 1пОаА$Р/1пР (Х=1.55 мкм) со средней толщиной КРАС 30 нм и случайными изменениями его толщины ±10 нм при наличии внутренней деформации КРАС ((Да/аХ <3.5-10"'3) «о те преимущественное усиление ТЕ-моды не обеспечивается.

2.7. Поляризационное переключение в 1пСаА«Р/1пР РОС-лазере с напряженным активным слоем.

Внутренняя деформация активного слоя в инжекционных гетеролазерах может приводить к появлению аномалий в поляризации выходного излучения, таких, как сосуществование ТЕ- и ТМ-поляризованных мод и их переключение. Объектом исследования являлись инжекционные 1пСаАзР/1пР().= 1.55 мкм) лазеры с РОС[49,50,54]. Исходная РО ДГС была выращена методом ЖФЭ таким образом, что при комнатной температуре постоянная решетки материала ЬЮаАэР активного слоя была меньше постоянной решетки материала подложки. Шаг ДР составлял 0.47 мкм. Исследовались спектры излучения, ватт-амперные характеристики и динамика выходного излучения для различных поляризаций лазерных диодов, созданных из исходной гетероструктуры. Мак

Со 4 о ¿.»с

20 *10 Со 8о

Рис. 9. Зависимости интенсивности ТЕ/ТМ-поляризованного излучения при импульсной накачке ЛД (Ти~70нс). симумы спонтанного излучения для ТЕ- и ТМ-поляризаций различались на величину = 100 А, что свидетельствовало о расщеплении валентной зоны на -6-10 мзВ. Минимальный порог генерации равный 50 мА при Т=!6 К имела ТМ-поляризованная РООмода генерации. РОС-генерация происходила на длинноволновом краю полосы усиления с расстройкой от максимума усиления =240 А. При увеличении тока до 120 мА происходило переключение генерации на более коротковолновую ТЕ-поляризованную Фабри-Перо моду излучения, расположенную в максимуме полосы усиления. Исследование зависимости интенсивности излучения от времени при накачке прямоугольными импульсами тока (рис.9) показало, что время переключения изменяется от сотен пикосекунд до десятков наносекунд в зависимости от амплитуды импульса накачки. Таким образом следует отметить, что основную роль в переключении между РОС и Фабри-Перо модами излучения играют процессы насыщения усиления: спектральное и пространственное выжигание дыр. Причем более значительным представляется влияние пространственного выжигания дыр. особенно существенного в РОС-лазерах, что косвенно подтверждается сравнительно большими временами переключения, наблюдавшимися в эксперименте. В случае большого коэффициента обратной связи к Фабри-Перо и РОС - моды излучения имеют существенно различное распределение поля по длине резонатора ЛД, что может оказывать дополнительное влияние на их конкуренцию.

Глава 3. Инжекцнонные 1пСаЛ5Р/1пР (Я=1.55мкм) гетеро лазеры с РОС во втором порядке.

3.1. Предварительные замечания.

Как уже отмечалось выше, РОС-лазеры на основе гетероструктур 1пСаАзР/1пР являются наиболее перспективными источниками излучения для высокоскоростных ВОЛС большой протяженности. Исключительно низкие потери (0.16 дБ/км) в указанном диапазоне позволяют осуществить передачу информации на большие расстояния без использования ретрансляторов. Однако, в связи со значительной хроматической дисперсией на длине волны 1.55 мкм (20 пс/нмкм) передача информации с большой скоростью оказывается возможной только при использовании одночастотных в динамическом режиме излучателей. Оптимальной конструкцией такого излучателя является инжекционный гетеролазер с РОС во втором порядке. В [5*, 10*] отмечалось, что интерференция волн, возникающих в результате дифракции в первый порядок каждой из двух бегущих навстречу друг другу волн, может приводить к значительной разнице в пороговых усилениях для двух мод, связанных с границами частотной щели в модовом спектре. Согласно классической теории [5*, 10*], внутренние излучательные потери на решетке второго порядка обеспечивают эффективную дополнительную селекцию брегговских мод. Именно этот селективный механизм был использован авторами при создании одночастотных гетеролазеров с РОС во втором порядке. При этом расположенная на длинноволновом краю брегговской щели антисимметричная мода имеет преимущество в потерях в 10 см-'.

Следует отметить исключительную сложность изготовления РОС-лазеров, включающую многоступенчатый эпитаксиальный процесс [17,20,24] в сочетании с голографической литографией высокого разрешения.[27].

3.2. Технология изготовления и характеристики 1пСаА$Р/1пР (Х=1.55мкм) гетеролазеров с РОС во втором порядке.

3.2.1. На первом этапе на подложке р-1пР (100) методом ЖФЭ выращивалась двойная гетероструктура с раздельным ограничением с общей толщиной лазерного волновода (3=0.35-0.4 мкм и толщиной активной области с13=0.07-0.1 мкм: подложка р-1пР (Д^ЗЮ^см5) - буфер р-1пР (Л'„=2!0|7см-\ <1=5-7 мкм) - волноводный слой 1по.720ао.28А&>.бРо.4 (н/л. с1=0.15 мкм) - активный слой ТпокОасмгАБиогРпте (н/л. <1а=0.05-0.1 мкм) - волноводный слой 1пп.72Сап »А5|).бР|).4 (н/л, (1=0.2-0.25 мкм) - эмиттер 1пР (А^=3- 10"смл (1=0.25 мкм)[10.13]. Из полученных гетероструктур изготавливались четырехсколотые лазеры, для которых измерялась длина волны генерации и пороговая плотность тока. Уменьшение толщины активного слоя до нескольких сот ангстрем в таких гетеролазерах приводит к значительному снижению пороговой плотности тока. которая в наших экспериментах при d„=0.07 мкм составила 700-800 А/см- [13]. Точные значения толщины волноводных и активного слоев измерялись на сканирующем электронном микроскопе. Из измеренных параметров, а также используя значения показателей преломления слоев, с помощью расчетных правил Когельника и Рамасвами определялся эффективный показатель преломления лазерного волновода А1,ф и шаг ДР, \=Х1А',ф, необходимый для получения брегговской генерации но втором порядке дифракции.

После этого п-lnP эмиттер селективно стравливался в HCl, а на поверхности верхнего волноводного слоя создавалась ДР с рассчитанным ранее шагом [27]. Для изготовления ДР использовалась стандартная методика голографической фотолитографии. Необходимо отметить, что анизотропия скоростей травления приводит к формированию ДР с плоскими участками на вершинах штрихов. К сходным последствиям приводит подрастворение бинарным InP раствором-расплавом во время эпитаксиального заращивания ДР, производимого на следующем этапе.

Эффективность брегговской дифракции в лазере с РОС характеризуется параметром связи к (основным параметром теории РОС [23*]), представляющим собой характерную длину, на которой осуществляется распределенная обратная связь. Величина к зависит от многих параметров (толщины волноводного слоя, глубины и профиля гофрировки и др.) и в значительной степени определяет пороговые и спектральные характеристики реальных гетеролазеров с РОС. Поэтому центральной проблемой создания эффективной РОС в гетроструктуре является достижение максимально возможных значений параметра связи к.

Как показали наши исследования[40], реальный профиль зарощенной ДР может быть аппроксимирован кусочно-параболической функцией. Таким образом, представляет интерес оценить величину к для структуры с ДР именно такой формы. Теоретическая оценка к была основана на решении уравнений поперечного сечения для трехслойного гофрированного волновода. Результаты расчета подтверждают сильную зависимость от глубины и формы ДР. Для получения в лазере максимальной эффективности РОС необходимо иметь в нем встроенную ДР максимальной глубины с минимальным "плато" на вершине штриха. На стадии изготовления ДР методом голографической литографии эта задача решается точным соблюдением соответствующих условий травления полупроводника через фоторезпстивную маску.

На этапе заращивания основной является задача минимизации подрастворения вершин гофра раствором-расплавом InP. Нами был предложен и реализован способ заращивания гофрированной поверхности из принудительно перенасыщенного раствора-расплава InP [39-41]. При этом вследствие интенсивного перемешивания раствора-расплава, увеличивается концентрация компонентов на границе раздела жидкое-твердое, что препятствует процессам подрастворения гофрированной поверхности. В результате уменьшения глубины ДР за счет подрастворення не превышало 0.02 мкм, что позволило получить ДР глубиной 0.1 1-0.16 мкм при шаге 0.47 мкм с высокой однородностью по площади пластины.

Для обеспечения непрерывного режима генерации при комнатной температуре в настоящей работе были изготовлены зарощенные мезаполосковые структуры. Процесс создания зарощенной мезаполосковой структуры включает в себя формирование мезаполосок шириной 3-6 мкм и высотой 4-5 мкм фотолитографическими методами и химическим травлением в 5" о растворе брома в диметилформамиде. Сформированная лазерная структура селективно заращивалась слоями 1пР п- и р-типа для локализации протекания тока в области мезы. После заращивания для устранения возможных утечек тока на структуру наносился слой БЮг, в котором вскрывались полосовые окна над вершинам мез. После утоньшения подложек до — IОС) мкм и нанесения омических контактов структура раскалывалась на отдельные лазерные диоды (ЛД) с длиной резонатора Ь=200-500 мкм, которые напаивались на медные никелированные теплоотводы.

3.2.2. Исследование рабочих характеристик созданных гетеролазеров с РОС [24,26,28,31,35,36] проводилось в импульсном и непрерывном режимах токовой накачки при использовании стандартной схемы синхронного детектирования. Регистрация спектров излучения производилась на спектрометре СДЛ-1, а в качестве фотоприемника использовался германиевый лавинный фотодиод ЛФД-2а. В спектре излучения исследуемых гетеролазеров с РОС явно наблюдались две характерные РОС-моды и "брегговская щель" ДХхц между ними. Значения параметра связи к для конкретных образцов ЛД определялись,исходя из величины АХ.хв в спектре генерации: где - расстояние между суперлюминесцентными модами Фабри-Перо. ¿. - длина резонатора. Относительная ошибка при определении к по той методике не превышает 3%. Определенные из экспериментальных данных знач-ния к лежали в диапазоне о г А:=110см-' до А'=140см"' для различных структур. чт>. подтверждает совершенств^ использованной технологии заращивания ДР.

Высокая эффективность РОС позволила получит!, образцы лазеров с расстрой кой от ДХ=-30 нм до ДЛ=+3() нм без применения специальных мер по подавлению гене рации мод Фабри-Перо. Одночастотная генерация во всех образцах сохранялась по крайней мере до трехкратного превышения тока накачки над пороговым значением. Пороговые токи изготовленных лазеров в непрерывном режиме составляли 20-50 мА. выходная мощность 6-8 мВт, дифференциальная квантовая эффективность г|о=0.04-0.06 мВт/мА. Температурный сдвиг лини генерации не превышал 0.8 А/К.

3.3. Быстродействие полупроводниковых InGaAsP/laP (X=I.5S мкм) лазеров с РОС

3.3.1.Одной из самых актуальных задач, возникающих при разработке полупроводниковых лазеров, предназначенных для систем оптической связи, является частота внешней токовой модуляции (Г„„ ГГц), определяющая быстродействие системы. При этом критерием быстродействия лазера считается частота его релаксационных колебаний(РК), поскольку она определяется исключительно физическими процессами в активной области лазера и не зависит от влияния разнообразных паразитных элементов. Значение частоты РК определяется следующим выражением[12*}: где ¿„ - дифференциальное усиление, Би - плотность фотонов в активной области, т,, -время жизни фотона в резонаторе. Выражение позволяет, наметить три пути возможного увеличения частоты РК, а именно: увеличение дифференциального усиления, повышение плотности и снижение времени жизни фотонов в резонаторе лазера.

3.3.2. Влияние расстройки на дифференциальное усиление РОС-лазера. Расстройкой ДХ. называется величина, равная разности между длиной волны брегговской генерации и длиной волны, соответствующей максимуму спектра усиления. В лазере с РОС длина волны с наименьшим пороговым усилением приближенно определяется условием брегговского резонанса (1), поэтому величина расстройки в широких пределах может быть задана соответствующим выбором шага ДР Л. Влияние расстройки на дифференциальное усиление в РОС-лазере определено на основе теоретического расчета спектральных зависимостей усиления в 1пОаАзР для прямых межзонных переходов между параболическими зонами с учетом правил отбора по квазиимпульсу[47]. При расчете была использована модель релаксационного уширения полосы усиления[13*]. Расчет выполнен для комнатной температуры и твердого раствора 1пСаАхР с шириной запрещенной зоны Ее=0,785 эВ и концентрацией носителей п=р=1.6-1018 см'. Расчет показывает, что дифференциальное усиление повышается в 1.5 риза при увеличении расстройки от (I до -30 нм и продолжает повышаться при дальнейшем увеличении расстройки.

3.3.3.Условия максимального увеличения расстройки.

Предельная величина расстройки ограничивается возникновением генерации мод Фабри-Перо в максимуме кривой усиления. Действительно брегговская генерация в РОС-лазере с отрицательной расстройкой будет иметь место лишь в том случае, когда порог ее генерации будет меньше порога генерации мод Фабри-Перо, обусловленных наличием у кристалла РОС-лазера сколотых торцов, образующих резонатор Фабри-Перо. Пороговые усиления для Фабри-Перо и брегговской генерации имеют вид: где а„„ - внутренние потери, а,,,,,, - пороговое усиление брегговской моды, определяемое путем численного решения уравнения для связанных волн. Ь - длина резонатора лазера. И - коэффициент отражения зеркал, индексы Ф.-П. и РОС относятся к- генерации Фабри-Перо и РОС мод, соответственно. Для получения устойчивой брегговской генерации разность пороговых усилений для РОС и Фабри-Перо мод должна превышать возникающий из-за расстройки дефицит усиления брегговской моды ДО:

Если принять равными внутренние потери для РОС и Фабри-Перо мод. условие (II) трансформируется в

С целью определения ДО для нескольких образцов инжекционных мезаполосковых 1пСаА5Р/1пР (\= 1.5-1.6 мкм) лазеров с РОС были произведены измерения спектральных зависимостей усиления по методу Хакки и Паули [29,38].

Расчет проводился по спектрам спонтанного излучения в непрерывном режиме, для нескольких значений тока накачки существенно ниже порога генерации. Как показали измерения, ход спектральной зависимости вблизи максимума может быть с достаточной точностью аппроксимирован параболой: где Gno.ui- полное усиление (за вычетом потерь), А-коэффициент пропорциональности. Е-знергия фотона, Е-энергия фотона, соответствующая максимуму усиления. Для исследованных лазеров при Т=290 К были получены значения ЕМаи=0.7У эВ; А=!.39-105см |эВ-'. Выражение (13) показывает резкую зависимость дефицита усиления от расстройки. Так, для ДХ=-30 нм дефицит усиления равен 33 см"', а для ДХ=-50 нм -уже 92 см"1.

Чем меньше а,юр. тем больший дефицит усиления ДО без срыва брегговской генерации. Поскольку пороговое усиление брегговских мод (а,„.р-Ц уменьшается с ростом эффективности обратной связи к. максимально достижимая расстройка в РОС-лазере определяется значением коэффициента связи к.

Были проведены исследования 1пОаА5Р/1пР РОС-лазеров с коротковолновой расстройкой ДХ=-20 нм. 1пор=20-50 мА. Отличительной особенностью исследуемых лазеров являлась малая толщина активного слоя (.1,„.-,-=700 А. В исследованных образцах наблюдалась либо генерация Фабри-Перо в спектральном диапазоне 1.57-1.59 мкм. либо одночастотная РОС генерация ¡) диапазоне 1.53-1.54 мкм. Это оказалось возможным вследствие сочетания двух факторов. Во-первых, значительная величина параметра связи (¿=110-140 см1) обуславливает снижение потерь и. следовательно,порогового усиления для РОС-линии. Во-вторых, наличне тонкого активного слоя позволяет эффективно подавлять моды резонатора Фабри-Перо., поскольку в гетеролазерах с раздельным и электронным ограничением с тонкой активной областью порог генерации Рис. Ю.Гисторграмма доли образцов с РОСрезонатора Фабри-Перо имеет генерацией среди общего числа сколотых лазеров данной длины. значительно более резкую (за счет небольшой величины фактора оптического ограничения) зависимость от длины резонатора, чем для гетеролазера с РОС. Соотношение (12) позволяет определить максимальную длину резонатора лазера, при которой возможна генерация. Резкую зависимость доли образцов с РОС-генерацпей от длины лазерного резонатора иллюстрирует гистограмма (рис. 10)[29].

Ясно, что дальнейшее увеличение расстройки возможно только в случае принятия специальных мер, направленных на подавление генерации мод Фабри-Перо. Один из возможных способов достижения экстремальных значений коротковолновой расстройки в лазерах с РОС заключается в создании поглощающей области с контролируемыми параметрами вблизи одного из торцов резонатора[37). Поглощающая область создавалась путем глубокой имплантации тяжелых ионов. Как показали исследования, такая поглощающая область позволяет эффективно подавлять генерацию мод Фабри-Перо и получать брегговскую генерацию с расстройкой Д\=-50 нм. В то же время, в условиях сильной связи (кЬ>1) поглощающая область не ухудшает существенно характеристики РОС-генерацин. Исследовались мезаполосковые ЬЮаАзРЛлР РОС-лазеры с параметрами: 1=250 мкм. кЬ«2.5.

Период решетки Л выбирался таким образом, чтобы обеспечить получение брегговской генерации на длине волны ?.= 1.52 мкм, что при длине максимума суперлюминесценции активного слоя гетероструктуры ЛмЖ=!.57 мкм соответствует Дл=-50 нм. В спектре генерации наблюдался характерный для Фабри-Перо резонатора набор продольных мод вблизи Поглощающая область вблизи горца резонатора 60 <а

I Л*. =«!

250 300 Ь.мкм исследуемых лазеров создавалась с помощью глубокой имплантации тяжелых ионов Ы45 с энергией 10 МэН. Доза накапливалась постепенно до 5-)0'2 ион/см!. После образования поглощающей области в фектре излучения на коротковолновом краю появляется брегговская мода. Пороговый ток имплантированных образцов возрастал в среднем на 50%, а дифференциальная квантовая эффективность оставалась практически неизменной. По мере увеличения дозы имплантации уменьшалась относительная доля в спектре излучения шума, обусловленного присутствием мод Фабри-Перо. Контроль динамического режима генерации исследованных лазеров осуществлялся при накачке образцов импульсами тока длительностью 10 не при длительности фронта 0.5 не. Измерения продемонстрировали отсутствие осцилляции в выходном импульсе излучения лазеров с КХ~2.5. Пятикратное превышение тока накачки над пороговым значением не приводило к срыву одночастотного режима брегговской генерации. Такое поведение объясняется тем, что в нашем случае длина поглощающей области ЬПогл= =10 мкм « 1/К, что не приводит к существенному снижению эффективности распределенной обратной связи.

Таким образом, в образцах ЛД с сильной связью поглощающая область, образованная имплантацией ионов и расположенная у торца резонатора, эффективно подавляет обратную связь для мод Фабри-Перо.

3.3.4.Теоретическое и экспериментальное исследования быстродействия РОС-лазеров с сильной связью и большой коротковолновой расстройкой.

Как упоминалось, критерием, характеризующим максимальное быстродействие полупроводникового лазера, является частота РК. которая ограничивает внутреннюю полосу модуляции лазера. Удобно анализировать выражение для РК, в котором плотность фотонов выражена через выходную мощность и другие характеристики лазера: где Г-фактор оптического ограничения, Ью-энергия фотона, г|„„л„ - внешняя дифференциальная эффективность, г|ш,уТ - внутренняя квантовая эффективность и V,, - объем активной области.

Из приведенного соотношения видно, что повышение частоты РК при фиксированной выходной мощности может быть достигнуто увеличением дифференциального усиления Цо. а также уменьшением объема активной области и внешней квантовой эффективности г|„п™. В выражении (14) особенность РОС-лазеров. связанная с пространственным распределением интенсивности поля в резонаторе, учитывается через величину Р , которая уменьшается с ростом кЬ:

- 2а „ где а,,,, - суммарные внутренние потери, а,,.,. - пороговое усиление брегговской моды, определенное из теории связанных волн с учетом отражения от зеркал. В выражение (14) входит также объем активной области лазера, который определяется ее поперечными размерами и длиной резонатора Ь. Уменьшение длины резонатора уменьшит объем, но при этом уменьшится и величина кЬ. которая определяет пороговое усиление лазера и значение г^. Для определения влияния длины резонатора на быстродействие лазера нами был произведен точный расчет частоты Г™ на основе соотношения (14)[43]. Расчетные значения частоты РК вычислялись из выражения (14) с использованием полученных величин дифференциальной эффективности и следующих параметров структуры: Г = 0.2, Р = 5 мВт. внутренние потери а„н = 80 см, к- 1. go= 3.4-10"' площадь поперечного сечения активной области Б = 7.510-|Э м2. В результате расчета получены теоретические кривые зависимости Гр(Ь) для различных значений параметра связи к в случае наихудшего и наилучшего сочетания отражений на сколотых торцах резонатора, представленные на рис.11. Из него видно, что увеличение Ь, как и увеличение к, приводит к росту частоты

Рис. 11.Теоретические зависимости частоты РК от длины резонатора для РОС-лазеров с различными значениями к и значениями фаз. соответствующими максимальному (нижние кривые) и минимальному (верхние кривые) пороговым усилениям.

РК. Однако, увеличение длины резонатора все же является на наш взгляд нецелесообразным из-за возможности возникновения генерации мод Фабри-Перо в максимуме полосы усиления в лазерах с коротковолновой расстройкой.

Нами был изготовлен ряд структур, отличающихся эффективностью обратной связи, длиной резонатора и значением длины волны генерации [42.43]. На рис. 12 представлены экспериментальные и теоретические зависимости частоты РК от корня квадратного из выходной мощности Р для двух образцов РОС-лазеров с различными характеристиками. Первый лазер имел расстройку ДХ.=-19нм при значении коэффициента связи к - 80 см-' и длине резонатора. I = 265 мкм (кЬ=2.12 ). Для второго лазера расстройка составляла &Х - - 50 нм при к = 1 К) см 1 и = 250 мкм ( к! =2.75 ).

Сильная расстройка во втором случае получена за счет подавления мод Фабри-Перо путем создания поглощающей области вблизи одного из торцов лазерного диода. Из рис. 12 видно хорошее согласие расчетных и экспериментальных данных. Таким образом, РОС-лазеры с большим значением кЬ и большей коротковолновой расстройкой обладают лучшим быстродействием.

Рис. 12.Экспериментальные и теоретические зависимости частоты РК от корня квадратного из выходной мощности для РОС-лазеров двух типов.

3.4. Ширина линии генерации в (»СаАкРДнР (¡1=1.55 мкм) гетеролазерах с РОС

Исследование ширины линии излучения РОС-лазеров изучалось нами с помощью конфокального сканирующего интерферометра (КСИ) Фабри-Перо.

Спектральная линия РОС-лазера имела классическую лоренцевскую форму. Измерения продемонстрировали линейную зависимость ширины линии от обратной выходной мощности, в соответствии с классической формулой Шавлова-Таунса[14*].

Наименьшее значение ширины линии излучения на половине высоты было получено в образце с &Х=-2Ь нм и к= 140 см 1 (кЬ=3.5) и составило 9.5 МГц с учетом разрешения КСИ [38] при Р=0.6 мВт (Ду Р=5.7 МГцмВт). В данном случае получение минимальной ширины линии при сравнительно низкой мощности обусловлено снижением дифференциальной квантовой эффективности в условиях сильной обратной связи (кЬ»1) и коротковолновой расстройкой.

3.5. РОС-лазеры с составным активным слоем

Нами исследована возможность увеличения эффективной спектральной ширины полосы усиления гетеролазерной структуры с РОС. Такая задача является актуальной при разработке систем передачи информации со спектральным уплотнением, когда набор РОС-лазеров с разнесенными частотами генерации создается на основе одной эпитаксиальной структуры с использованием переменного шага ДР.

Расширение полосы усиления без существенного ухудшения пороговых характеристик может быть достигнуто за счет использования активного слоя с переменной шириной запрещенной зоны. Однако методика ЖФЭ не позволяет получать слои ¡пйаАБР, изопернодические с 1мР, с плавным изменением ширины запрещенной зоны по толщине. Возможным выходом является создание составной активной области, включающей дна слоя со сравнимой толщиной и Д£=Ее|-Е1!!= =(1.0-1.5)кТ. В этом случае полоса усиления будет представлять собой суперпозицию полос усиления в слоях 1 и 2, и ее эффективная ширина увеличится на &е. Как показали результаты проведенных исследований, именно такая энергетическая структура формируется непосредственно при выращивании активного [пОаАяР (А.= 1.55 мкм) слоя толщиной 0.08 мкм на волноводном ЬтОаАБР (1=1.3 мкм) слое методом ЖФЭ из ограниченного объема жидкой флзы[30].

При исследовании электролюмннесцентных характеристик 1пОаА5Р/1пР РО ДГС с составным активным слоем в спонтанном спектре излучения образцов со сплошным контактом наблюдались две полосы А (Л = 1.58мкм) и В (Д = 1.63мкм)-приблизительно равной интенсивности (рис.13), которые были идентифицированы с излучением из составляющих активную область гетероструктуры слоев с Ее2=0.785эВ и Ер'=0.76мкм. соответственно. Таким образом, оцененная из спектральных данных величина Аг составляет

Де=25мэВ=кТ при комнатной температуре. Равная интенсивность люминесценции в полосах А и В говорит о том, что толщина слоев 1 и 2 сравнима. В экспериментах было также обнаружено резкое замедление температурного сдвига максимума интенсивности спонтанной люминесценции и максимума усиления в гетероструктурах с составным активным слоем. Этот эффект связан с перераспределением концентрации инжектированных носителей между слоями 1 и 2. Замедление сдвига Лм.ичч- (Т) было использовано для расширения температурного интервала существования непрерывной одночастотной РОС-генерпцим. С этой целью из РО ДГС с составным активным слоем были изготовлены полосковые инжекционные РОС-лазеры с коротковолновой расстройкой. При комнатной температуре величина расстройки составляла -24 нм. При увеличении температуры одночасготная генерация сохранялась до Т=317 К, при дальнейшем увеличении температуры генерация срывалась из-за перегрева образца. Снижение температуры до Т=77 К не привело к срыву одночастотной генерации. При Т=77 К носители полностью локализованы в слое 1 с меньшей Е?. и в спектре наблюдается только один максимум усиления с

1£г 1£о 1.5а 1.5$

А ¡»ХМ

Рис.В.Спектр излучения РОС-лазера с составным активным слоем на пороге генерации. макс=1.51Хмкм. Расстройка при Т=77К составляла ДХ=+11.5нм. При изменении температуры образца от 77 до 317К осуществлялась плавная перестройка длины волны брегговскои генерации в спектральном интервале шириной 210 А.

3.6. Линейка !пСаАя!'/1пР мкм) РОС-лазеров для систем оптической связи со спектральным уплотнением каналов.

Увеличение пропускной способности систем телекоммуникации традиционно достигается посредством временного уплотнения каналов с использованием сверхбыстродействующих РОС-лазеров. В то же время данная задача может быть решена другим способом, а именно,с помощью спектрального уплотнения каналов.

Е -го

• ldc=45 mA l4.=S0 mA Laser В

-АЛ Т = 20°С лл - 3 dB

2 4 6 а

Частота модуляции, П"ц

5-30 £

1 Laser

II < - 35 mA i 11 Т - 20°С

1.650 1.552 1.554 1.556 1.558 1.

Длина волны, мкм

Рис. 14.АЧХ лазера при модуляции малым Рис.15.Типичный спектр генерации одно-синусоидальным сигналом. го из лазеров линейки.

Нами была исследована линейка из четырех одночастотных InGaAsP/InP

Х=1.5мкм) РОС-лазеров, созданных на основе одной гетероэпитаксиальной структуры, изготовленной методом MOCVD на подложке 1пР [55]. Активная область состояла из шести 8 нм InGaAs квантовых ям. Каждый из четырех гетеролазеров в линейке имел "ridge" волновод шириной 4 мкм. Расстояние между полосками составляло 250 мкм. Разница в периодах ДР в соседних полосках обеспечивала генерацию на четырех различных длинах волн: ¡.5401, 1.5448, 1.5504 и 1.5558 мкм.

Пороговые токи генерации лежали в диапазоне 20-30 мА при комнатой температуре.

Квантовая дифференциальная эффективность составляла ~0.2 мВт/мА. Типичный одночастотный спектр генерации одного из лазеров линейки с подавлением боковых мод >30 дБ представлен на рис. 15.

Типичный вид амплитудно-частотной характеристики одного из лазеров линейки показан на рис. 14. Ширина полосы модуляции лазеров по уровню -3 дБ составила 5.5 ГГц. Таким образом, подобная линейка РОС-лазеров может быть использована в системах связи со спектральным уплотнением при пропускной способности 25-30 Гбит/с.

3.7. Полупроводниковый РОС-лазер с распределенным фазовым сдвигом

В 1976 году был предложен (Hons & Shank) и теоретически проанализирован лазер с так называемой клиновидной структурой распределенной обратной связи. Авторы показали, что изменение коэффициента обратной связи и брегговской девиации (несоответствия между периодом решетки РОС-лазера и частотой генерации) по длине резонатора может привести к появлению генерации в точности на брегговской частоте. Частным случаем такого изменения является широко известный Я/4-сдвиг встроенной диффракцлонной решетки.

В настоящей работе показано [56]. что вариация каплинга и брегговской расстройки может быть достигнута не только за счет изменения среднего значения эффективного показателя преломления волновода или амплитуды его модуляции, но и за счет изменения периода гофрировки. Проведенный теоретический анализ РОС-лазера с переменным шагом встроенной ДР показал (Рис.16), что в такой РОС-структуре возможно обеспечить селекцию одной продольной моды со степенью подавления побочных мод не хуже, чем в классической РОС-структуре с X/4-сдвигом. В то же время в структуре с переменным шагом, в отличие от случая АУ4-сдвига. сохраняется распределение интенсивности светового поля, присущее "обычному" РОС-лазеру, что обеспечивает улучшенную стабильность одночастотного режима при повышении выходной мощности.

5 Рис.16.Спектр усиления РОСлазера с переменным шагом 4 решетки как функция брегговской расстройки с 3 параметром связи в качестве параметра.

О 5 1«

Глава 4. Генерация пикосекуидных оптических импульсов в ¡пСаАяРЛпР (Х=1.5-1.6 мкм) лазерах с пассивной модуляцией добротности и с пассивной синхронизацией мод

4.1. Предварительные замечания

Весьма привлекательным является использование в полупроводниковых лазерах режима пассивной модуляции добротности (ПМД), что позволяет получать пикосе-кундные световые импульсы при накачке лазера импульсами тока произвольной длительности. Известно, что лазер, работающий в режиме ПМД, генерирует последовательность коротких оптических импульсов фиксированной длительности и практически одинаковых по амплитуде. Частота следования импульсов зависит от скорости (тока) накачки. В зависимости от условий возбуждения лазера можно получать как непрерывную последовательность световых импульсов (при непрерывной накачке), так и одиночные оптические импульсы (при накачке короткими (~1 не) импульсами с определенной амплитудой тока). Реализация режима ПМД в лазерах с РОС позволяет получать одночастотные оптические импульсы пикосекундной длительности. Такие лазеры могут быть использованы как в системах оптической связи, так и в различных метрологических применениях. Как известно, для реализации режима ПМД необходимо поместить в лазер насыщающийся поглотитель. Как показывают исследования, для получения лучших характеристик излучаемых импульсов требуются насыщающиеся поглотители с малыми временами релаксации (десятки пикосекунд). Способ, позволяющий создавать сверхбыстрые насыщающиеся поглотители, монолитно интегрированные с лазером, был разработан в нашей лаборатории несколько лет назад [15*, 16*]. Основная идея метода состоит в имплантации тяжелых высокоэнергетичных ионов в зеркала лазера, которая приводит к образованию дефектных областей вблизи зеркал. Рассмотрение механизмов образования дефектов, создаваемых при имплантации материала полупроводника тяжелыми ионами не входило в цели настоящего исследования. Для нас было наиболее важно то, что имплантация ионов в полупроводник позволяет эффективно понижать времена жизни неравновесных носителей заряда и, таким образом, получать области с насыщающимся поглощением. При дозах имплантации ~1012 ион/см2 время жизни в имплантированном материале может уменьшаться до нескольких пикосекунд [17*].

4.2. Исследование режима пассивной модуляции добротности в ТпСаАзРЛпР (Х=1.5-1.6 мкм) гетеролазерах

Проведенные ранее исследования [17*] относились к ваАв. Поэтому нами прежде всего было изучено влияние имплантации тяжелых высокоэнергетичных ионов на времена жизни неравновесных носителей заряда в четверном твердом растворе 1пОаАзР/1пР с шириной запрещенной зоны Е?= 0.785 эВ[34.44]. Исследовались спектры фотолюминесценции различных гетероэпитакспальных структур, содержащих активный и волноводный слои. Измерения проводились при возбуждении образцов светом аргонового лазера с длиной полны генерации -0.5 мкм при температуре Т=77 К. Структуры были подвергнуты облучению ионами азота К1* с энергией 17 МэВ. Имплантация ионов приводит к уменьшению времени жизни неравновесных носителей, что проявляется в снижении интенсивности люминесценции при увеличении дозы имплантации. Линейная зависимость спада люминесценции от дозы имплантации в области 1010 -1012 ион/см2 свидетельствует о том. что введенный имплантацией канал безызлучательной рекомбинации является доминирующим. Сравнение с результатами работы [17*] позволяет оценить времена жизни неравновесных носителей заряда в имплантированном материале в единицы пикосекунд при дозах имплантации порядка 10'2 ион/см2. Следует подчеркнуть, что дефектные области занимают незначительную часть объема имплантированного полупроводника и, следовательно, не должны заметно ухудшить его оптическое качество. Мезаполосковые лазеры с раздельным ограничением, использованные нами, были изготовлены по методике [24] методом ЖФЭ. Насыщающийся поглотитель создавался вблизи обоих зеркал резонатора путем имплантации ионов азота Доза имплантации накапливалась постепенно и на каждом этапе контролировались спектральные, мошностные и динамические характеристики генерируемого излучения. В результате проведенных исследований была определена оптимальная доза имплантации, составившая 310" - 510" ион/см2. Пороговое значение тока лазеров до имплантации составляло 40-50 мА при работе в непрерывном режиме при комнатной температуре. Эксперименты показали, что имплантация приводит к значительному увеличению порога генерации, обусловленному внесением дополнительных потерь. Внешняя дифференциальная квантовая эффективность у имплантированных образцов оказывается меньшей, чем у неимплантированных, что обусловлено, во-первых, остаточным уровнем непросветля-ющихся потерь и, во-вторых, повышенными концентрациями носителей в имплантированных лазерах, приводящими к большей скорости безызлучательной оже-рекомбинации. Последнее обстоятельство представляется особенно важным в исследованных образцах, т.к. длинноволновые 1пОаА$Р лазеры характеризуются высокими скоростями оже-рекомбинацип[18*]. Отметим, что достижение режима ПМД может контролироваться непосредственно по ватт-амперной характеристике при накачке лазера короткими (-1 не) импульсами тока. Спектр генерации л;иера до имплантации представлял собой набор мод Фабри-Перо с максимумом интенсивности на длине волны 1.535 мкм. После имплантации спектр сдвигается в длинноволновую область и максимум интенсивности приходится примерно на 1.55 мкм. Модификация спектра объясняется следующим образом. Область насыщающегося поглотителя характеризуется малым временем жизни и. следовательно, пониженной концентрацией носителей. Такая область эффективно поглощает излучение, генерируемое в неимплантированной части лазера. Спектральная зависимость поглощения в просветляющемся фильтре зависит от неличины концентрации носителей, которая определяется их временем жизни. Длина волны генерации, в свою очередь, определяется из условия равенства нулю "чистого" усиления, т.е. усиления за вычетом потерь. Таким образом, длина волны генерации зависит от спектральных распределений как усиления, так и потерь. Введение области насыщающегося поглотителя в резонатор лазера приводит к увеличению пороговой концентрации и обусловливает сдвиг максимума спектра усиления в коротковолновую область, однако влияние спектральной зависимости поглощения оказывается сильнее и спектр генерации оказывается более длинноволновым.

Помимо сдвига в длинноволновую область спектра как целого, каждая мода в имплантированном и работающим с модуляцией добротности лазере оказывается значительно (до 10-! 2 А ) уширенной. Такое уширение мод обусловлено динамическим изменением длины волны генерации в процессе излучения светового импульса и называется "чирпом". Причина "чирпа" заключается в зависимости показателя преломления от концентрации носителей заряда, которая в лазере с модуляцией добротности изменяется в больших пределах.

Для регистрации динамического поведения лазеров нами использовалась автоматизированная экспериментальная установка, состоящая из быстродействующего р-1-п - фотодиода и стробоскопического осциллографа. Временная зависимость интенсивности выходного излучения лазера, работающего в режиме ПМД, представляла собой последовательность коротких импульсов, следующих с высокой частотой. В экспериментах наблюдалось увеличение частоты повторения импульсов в цуге от 1 до 10 ГГц с ростом тока накачки. Полуширина отдельного пичка составила 80 пс, что, по-видимому. определялось быстродействием используемого в экспериментах фотоприемника.

4.3. Измерение длительности пикосскундных оптических импульсов в |пСаА.

Измерение оптических импульсов длительностью в единицы-десятки пикосекунд представляет собой довольно сложную задачу, особенно в спектральной области 1.5 мкм. Практически единственным способом прямого определения формы сверхкоротких световых импульсов с временным разрешением до 1-2 пс являются электронно-оптические камеры (ЭОК). Однако, используемые в современных ЭОК фотокатоды ( в основном типа С-1 ) имеют крайне низкую чувствительность в спектральной области 1.5-1.6 мкм ( в сотни тысяч раз меньше, чем для спектрального диапазона 0.8 мкм). Измерения на таких ЭОК в спектральном диапазоне 1.5-1.6 мкм возможны только при использовании режима накопления сигнала. Такие измерения вносят некоторые искажения в форму регистрируемых импульсов, обусловленные их временным "джиггером" (нестабильностью запуска). Низкая чувствительность фотокатода и невысокие энергетические характеристики исследуемых лазеров приводили к тому, что полезньи"! сигнал являлся трудноразличимым на фоне собственных шумов ЭОК. Таким образом, проведение измерений временных характеристик импульсов исследованных нами лазеров являлось проблематичным, а для многих экспериментальных образцов просто невозможным.

Истинная длительность одиночного импульса излучения исследуемых лазеров оценивалась нами по интенсивности внутренней генерации второй гармоники с использованием методики, изложенной в [19*]. Применимость данной методики к ГпОзАбРЛпР лазерам с раздельным ограничением изучалась в работах [32,45,46].

Сущность разработанного метода заключается в следующем. Поскольку мощность излучения второй гармоники пропорциональна квадрату мощности излучения основной гармоники, при одинаковой средней мощности излучения в первой гармонике вторая будет более интенсивной у лазера в импульсном, а не в непрерывном режиме работы. Длительность пикосекундных импульсов может быть определена путем сравнения мощности второй гармоники при работе лазера в режиме генерации пикосекундных импульсов и при излучении так называемых "опорных" импульсов, длительность которых может быть достаточно точно измерена обычными способами. Для оценки использовалась формула:

Т\ , /

1 " Уд> ' (16) где А - коэффициент, учитывающий форму генерируемого лазером импульса (0.66 для "гауссовой" формы); Г - частота повторения импульсов в цуге; /'„. .Л.-средние мощности основной и второй гармоник. Индексы "геС" и "ре" относятся к "опорным" и п и косеку ндн ым импульсамсоответственно.

Сигнал основной гармоник» регистрировался калиброванным германиевым фотодиодом, а сигнал второй гармоники - калиброванным фотоумножителем ФЭУ-157 с арсенидгаллиевым фотокатодом и стабилизированным источником питания. Частота следования Г импульсов в цуге определялась по осциллограмме выходного излучения. В качестве опорных использовались значения средних мощностей основной и второй гармоник излучения при накачке исследуемого лазера импульсами тока с амплитудой, соответствующей работе лазера вне пичкового режима генерации. Такая ситуация имела место при достаточно больших амплитудах тока накачки. Отметим, что спектр излучения второй гармоники для лазеров с резонатором Фабри-Перо представляет

Рис. 17.Спектры излучения основной (а) и второй (б) гармоник для лазера с РОС. собой чередование линий, соответствующих генерации суммарных и удвоенных частот. Поскольку эффективность преобразования света основной гармоники в излучения второй гармоники и суммарных частот различна, особенности спектров основной гармоники каждого образца учитывались при определении длительности пикосекундных импульсов. Для РОС-лазера, работающего в одночастотном режиме брегговской генерации, наблюдаемый нелинейный процесс является в чистом виде генерацией удвоенной частоты (рис. 17).

Рассчитанное по формуле (16) в предположении гауссовой формы импульса значение его полуширины для лучших образцов составило ~20 пс. Для некоторых образцов исследованных лазеров, излучающих оптические импульсы с максимальными амплитудами, все же удавалось измерить их временные характеристики на ЭОК. Измеренная длительность излучения наиболее коротких импульсов составила 18-25 пс. что находится в хорошем согласии с результатами измерений, полученными при использовании внутренней генерации второй гармоники. Значение энергии единичного оптического импульса достигало 3-6 пДж. При средней длительности излучаемых импульсов в 20 пс это соответствует пиковой мощности 150-300 мВт.

4.4. Теоретическое рассмотрение процесса пассивной модуляции добротности в 1пСаА$Р/1пР (Х=1.5-1.6 мкм) гетеро.чазерах

Анализ динамических процессов, происходящих в лазере с ПМД, обычно производят на основе рассмотрения системы балансных уравнений для плотности фотонов и концентрации электронов [20*]. Анализ динамического поведения лазера проводился путем численного интегрирования системы уравнений на ЭВМ. Результатом такого интегрирования являлась временная эволюция плотности фотонов и концентрации электронов при различных сочетаниях входящих в уравнения параметров. Полученные таким образом зависимости позволяют определить основные характеристики получаемых оптических импульсов, а именно их максимальную мощность, длительность и частоту следования. Построение и анализ подобных графиков для лазерных структур с различными характеристиками дают возможность проследить влияние последних на важнейшие параметры излучаемых лазером оптических импульсов.

На рис. 18 представлены зависимости выходной мощности и длительности излучаемых импульсов от амплитуды тока накачки для лазерных структур с различными значениями коэффициента насыщения усиления е. Левая граница графиков соответствует возникновению режима пассивной модуляции добротности, а правая -выходу из него. Временные зависимости интенсивности излучения вне области пассивной модуляции добротности имеют вид обычных релаксационных колебаний с постепенным выходом на установившееся значение. Рис.18 наглядно демонстрирует сильное влияние эффекта насыщения усиления на рассчитываемые параметры оптических импульсов. Увеличение коэффициента насыщения усиления приводит к излучению более длинных импульсов с меньшей пиковой мощностью. Кроме этого, при больших значениях е значительно сужается токовый диапазон существования режима ПМД. Сильное влияние насыщения усиления позволяет объяснить существенно худшие мощностные и временные характеристики оптических импульсов, излучаемых лазерами с пассивной модуляцией добротности в спектральном диапазоне 1.5 мкм по сравнению со спектральным диапазоном 0.8 мкм. Действительно, коэффициент насыщения f о z

400 1с° 2°0 Tot, «А Tot, ИА

Рис. 18-Теоретические зависимости нико- Рис. 19.Теоретические зависимости пиковой мощности и длительности им- вой мощности и длительности импульсов от амплитуды тока накач- пульсов от амплитуды тока накачки в лазерах с различным значени- кн в лазерах с различными ем коэффициента насыщения уепле- временами релаксации НП: ния: 1)е=1.5-!0-"см\ 2)е=0.5И)" 1)т;=5пс. 2)т2=10пс. 3) тг=20 пс, см3, 3) £—0. 4) т,= =50 ПС. 5) тг=75 пс. усиления е для длинноволновых (Л= 1.5-1.6 мкм) 1пОаА5РЛпР лазеров примерно в 3-4 раза больше, чем для СаА1Л5/СаАх лазеров, работающих в спектральном диапазоне О.Х мкм.

Хорошо известно, что одним ич важнейших параметров, влияющих на работу лазера в режиме ПМД, является время жизни неосновных носителей заряда в области насыщающегося поглотителя. На рис.14 представлены рассчитанные значения пиковой мощности и длительности оптических импульсов в зависимости от амплитуды тока накачки для лазеров с различными значениями времени релаксации насыщающегося поглотителя и величиной коэффициента насыщения усиления е = 1.5-10-'7 см-5. Такое значение е соответствует исследованным нами лазерам. Как видно из рисунка, максимальная пиковая мощность и минимальная длительность генерируемых импульсов соответствует временам релаксации НП,примерно равным 20-30 пс. Этим же временам соответствует и максимальный токовый диапазон существования режима ПМД. При больших временах релаксации насыщающийся поглотитель легче просветляется и, как следствие этого, лазер раньше выходит из режима автомодуляции. Малые времена релаксации приводят к устойчивым решениям системы балансных уравнений. Например, показанные на рис. 19 зависимости для I = 5 пс соответствуют излучению последовательности импульсов с очень медленно затухающими амплитудами (с постоянной времени в несколько десятков наносекунд). Следовательно, для исследованных нами лазеров с областями НП, созданными путем ионной имплантации, существует оптимальная доза имплантации, соответствующая оптимальному значению времени релаксации НП. Экспериментально установлено, что эта доза составляет (3-5)-10'1 ион/см2.

Заключение диссертации по теме «Физика полупроводников», Кучинский, Владимир Ильич

ЗАКЛЮЧЕНИЕ Основные результаты работы

В работе впервые в мире созданы полупроводниковые лазеры на основе гетероструктур с распределенной обратной связью во втором порядке, обеспечивающие распределенный вывод излучения в первом порядке взаимодействия волноводных мод с дифракционной решеткой. Продемонстрирована идея повышения мощности излучения полупроводникового лазера за счет дифракционного вывода в условиях электронной накачки. Показано, что дифракционный вывод излучения является не только способом увеличения мощности и направленности, но и важным инструментом для изучения физических процессов в лазерах с РОС. В работе впервые была изучена генерация на гибридных модах, при которой происходит обмен энергией между поперечными модами разных порядков. Детально исследованы механизмы спектральной и пространственной перестройки длины волны и диаграммы направленности генерируемого излучения в полупроводниковых лазерах с РОС во втором порядке в условиях оптической накачки.

Дифракционный вывод излучения в условиях оптической накачки был использован также для детального исследования факторов, определяющих поляризацию излучения гетеролазеров с РОС: поляризующего действия ДР и влияния внутренних деформаций на поляризацию генерируемого излучения. Показано, что ДР в гетеролазере с РОС во втором порядке создает условия для преимущественной генерации ТЕ-поляризованных мод. Показано, что варьируя величину деформации (в лазерах на основе волноводных структур ЫЗаМРЛпР это делается подбором соответствующего состава четверного соединения), можно добиться возбуждения генерации либо ТЕ-, либо ТМ-мод, то есть обеспечить заданную поляризацию лазерной моды. Найдены области поляризационной стабильности в случае одноосного сжатия и показано, что они очень чувствительны к величине порогов генерации ТЕ- и ТМ-мод. В инжекционных ЬСаАэРЛпР (Х=1.5-1.6 мкм) РОС-лазерах исследован режим переключения поляризации выходного излучения.

Важным результатом исследований явилось создание образцов одномодовых инжекционных гетеролазеров с РОС, эффективно работающих в импульсном и непрерывном режимах генерации при комнатной температуре в спектральном диапазоне 1.5-1.6 мкм, соответствующем минимуму потерь в современных волокнах. В процессе изготовления РОС-лазеров был решен ряд проблем - изготовление низкопороговых структур. создание совершенных мезаполосков, создание совершенных блокирующих боковых областей и омических контактов. Была решена и специфическая для РОС-лазеров проблема, связанная с уменьшением подрастворения гофрированной поверхности в процессе ее заращивания. Глубины зарощенной ДР составили 1000-1500 А, что обеспечило получение высоких значений коэффициентов обратной связи А= 110-140 см-1. Пороговый ток полученных гетеролазеров с РОС составлял 20-50 мА для непрерывного режима генерации при комнатной температуре, выходная мощность была 6-8 мВт. Исследование ресурсных характеристик созданных РОС-лазеров показало, что их ресурс работы превышает 10000 часов. Этот результат соответствует лучшим мировым достижениям. Теоретическое и экспериментальное исследование пути повышения быстродействия РОС-лазеров показало, что наличие сильной обратной связи(кЬ»1) и введение сильной коротковолновой (в несколько десятков нм) расстройки длины волны брегговской генерации увеличивает значение дифференциального усиления в несколько раз и, таким образом, существенно повышает быстродействие лазеров, уменьшает ширину спектральной линии (Ду-Р=5.7 МГцмВт в нашем случае), повышает устойчивость одночастотного режима генерации и расширяет температурный интервал существования одночастотной генерации до 240 К (от 77 К до 317 К).

Экспериментально и теоретически исследована работа 1пйаА5Р/1пР (А.=1.5-1.6 мкм) в режиме пассивной модуляции добротности с областями насыщающегося поглотителя, созданного ионной имплантацией. Получена генерация импульсов со следующими параметрами: длительность 20-30 пс, частота следования до 10 ГГц, пиковая мощность до 150-300 мВт. Обнаружено, что насыщающийся поглотитель, равномерно распределенный по длине резонатора, в случае РОС лазеров с сильной обратной связью (кЪ>1) более предпочтителен. Исследован режим пассивной синхронизации мод в ГпСаАвРЛпР (Х=1.5-1.6 мкм) лазерах с собственным резонатором. Получена непрерывная генерация последовательности оптических импульсов со следующими параметрами: длительность импульса 0.64 пс, частота следования 110 ГГц. пиковая мощность 2-30 мВт. Рассмотрена возможность усиления коротких оптических импульсов, получаемых в лазерах с пассивной синхронизацией мод, в активных волоконных световодах.

Таким образом, результатом работы явилось исследование и создание нового класса приборов квантовой электроники - полупроводниковых ЫЗаАэРЛпР (Х=1 51.6 мкм) лазеров с периодическими оптическими неоднородностями, обладающих уникальными характеристиками. Создание ЬЮаАзРЛлР (Х=1.5-1.6 мкм) РОС-лазеров открыло новую область применения полупроводниковых лазеров - высокоскоростную дальнюю оптическую связь.

Список включенных в диссертацию работ

1. Ж.И.Алферов, С.А.Гуревич, Н.В.Клепикова, В.И.Кучинский, М.Н.Мизеров, Е.Л.Портной. "Полупроводниковый лазер с распределенной обратной связью во втором порядке", Письма вЖТФ, 1975, т.1, вЛ4. с.645-651.

2. Zh.I.Alferov, S.A.Gurevich, V.I.Kuchinskii, M.N.Mizerov, E.L.Portnoy, M.E.Reich. "Investigation of GaAs-GaAIAs Waveguide Lasers with Second Order Distributed Feedback", Technical Digest of T.M. on Interated Optics, Salt Lake City, 1976,p. MA5.

3. Ж.И.Алферов, С.А.Гуревич, Н.В.Клепикова, В.И.Кучинский, М.Н.Мизеров, Е.Л.Портной. "Волноводные лазеры на основе гетероструктур с распределенной обратной связью во втором порядке". Тезисы YIII Всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике, Мецниареба, 1976, т.2, с.ЗЗЗ.

4. Ж.И.Алферов, А.Д. Власов, В.И.Кучинский, М.Н.Мизеров, Е.Л.Портной, А.И.Уваров. "Гетероэпитаксиальные волноводные лазеры с распределенной обратной связью во втором порядке при электронном возбуждении", Письма в ЖТФ, 1977, т.З, в. 19, с.987-990.

5. С.Ю.Карпов, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной ."О предельной выходной мощности полупроводникового лазера с дифракционным выводом излучения", Письма в ЖТФ, 1980, т.6, в.6, с.361-365.

6. Д.Ахмедов, Н.П.Бежан, Н.А.Берт, С.Г.Конников. В.И.Кучинский, В.А.Мишурный, Е.Л.Портной. "Влияние внутренних деформаций на поляризацию излучения в гетеролазерных структурах", Письма в ЖТФ, 1980. т.6, в. 12, с.705-708.

7. Д.Ахмедов, Н.П.Бежан, В.И.Кучинский, В.А.Мишурный, Е.Л.Портной, Е.В.Руссу. "Полупроводниковый гетеролазер InGaAsP/InP с гофрированным волноводным слоем", Письма в ЖТФ, 1980, т.6, в. 12, с.708-712.

8. В.И.Кучинский . "Получение и исследование волноводных лазеров с распределенным выводом излучения на основе гетероструктур в системе AlAs-GaAs", Автоферат кандидатской диссертации, ЛЭТИ, Л., 1980, 20с.

9. В.И.Кучинский ."Получение и исследование волноводных лазеров с распределенным выводом излучения на основе гетероструктур в системе AlAs-GaAs", Диссертация на соискание ученой степени канд. физ.-мат наук, Л., 1980, 149с.

10. Д.Ахмедов, Н.П.Бежан. В.А.Мишурный, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной. "Особенности эпитаксиального выращивания твердых ратворов InGaAsP и гетероструктур на их основе", Материалы Y Республиканской конференции молодых ученых физиков Баку:Элм, 1981, с.85.

11. К.Г.Каландаришвили, С.Ю.Карпов, В.И.Кучинский, М.Н.Мизеров, Е.Л.Портной. "Поляризационные эффекты в гетеролазерах с распределенной обратной связью". Тезисы докладов III Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроодниковых гетероструктурах, Одесса, 1982. т.2, с. 11-13.

12. К.Г.Каландаришвили, С.Ю.Карпов, В.И.Кучинский, В.А.Мишурный, М.И.Неме-нов, Е.Л.Портной, Л.П.Сорокина."Особенности волноводного ограничения в ге-теролазерах InGaAsP", Тезисы докладов III Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах, Одесса, 1982, т.2, с.14-16.

13. Д.Ахмедов, В.И.Кучинский, В.А.Мишурный, Е.Л.Портной, Э.В.Руссу."Низкопороговые гетеролазеры InGaAsP-InP для спектрального интервала 1.5-1.6 мкм". Письма в ЖТФ, 1982, т.8, в.4, с.236-240.

14. К.Фронц, А.С.Лазутка, В.И.Кучинский, Н.И.Майорова, В.А.Мишурный. Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий . "Перестраиваемые полупроводнковые лазеры с распределенной обратной связью и накачкой инжекционным лазером". Письма в ЖТФ, 1983, т.9, в. 17, с. 1043-1046

15. К.Г.Каландаришвили, С.Ю.Карпов, В.И.Кучинский, М.Н.Мизеров, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий ."Поляризационные эффекты в гетеролазерах с распределенной обратной связью", ЖТФ, 1983, т.53, в.8, с. 1560-1567.

16. С.Ю.Карпов, В.И.Кучинский, А.С.Лазутка, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Полупроводниковая волноводная гетероструктура монолитно-интегрированная с оптической схемой интерференционной засветки",Письма в ЖТФ, 1983 т.9, в. 17, с. 1047-1050.

17. М.Г.Васильев, Ю.В.Ковальчук, В.И.Кучинский, В.Е.Мячин. "Инжекционный гетеролазер InGaAsP/InP с РОС, полученный инжекционным лазерным отжигом", ЖТФ, 1985 т.55, в. 10, с.2034-2036

18. К.Ю.Кижаев, В.И.Кучинский, А.С.Лазутка, С.А.Никишин, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Особенности вынужденного излучения в гетероструктуре InGaAsP/TnP (Х=1,5мкм) с квантоворазмерным активным слоем в условиях распределенной обратной связью", Тезисы докладов X Всесоюзной конференции по физике полупроводников (17-19 сентября 1985), Минск, 1985, ч.З, с.12-13.

19. К.Ю.Кижаев, В.И.Кучинский, А.С.Лазутка, С.А.Никишин, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Влияние случайных изменений толщины квантоворазмерного активного слоя на излучательные характеристики гетеролазеров". Письма в ЖТФ. 1986, т.12. в.4, с.205-210.

20. В.И.Кучинский. Н.И.Майорова, В.А.Мишурный, Е.Л.Портной, Б.В.Пушный. В.Б.Смирницкий, А.С.Усиков. "Инжекционные геторолазеры InGaAsP/InP (Я.= 1.5мкм) с распределенной обратной связью, полученные с использованием жидкофазной и газовой эпитаксии". Письма в ЖТФ, 1986, т. 12, N. с.296-300.

21. К.Ю.Кижаев, В.И.Кучинский, А.С.Лазутка, С.А.Никишин, Е.Л.Портной. В.Б.Смирницкий. "Экспериментальное наблюдение эффектов размерного квантования в гетероструктурах со случайными изменениями толщины квантоворазмерного активного слоя", ФТП. 1986. т.20, N.7. с. 1222-1226.

22. К.Фронц, В.И.Кучинский, Н.И.Майорова, В.А.Мишурный, E.JI.Портной, В.Б.Смирницкий."Показатель преломления твердых растворов GalnAsP на длнне волны лазерной генерации". Письма в ЖТФ, 1986, т. 12, в. 13, с.827-831.

23. К.Ю.Кижаев, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, А.С.Лазутка, С.А.Никишин, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий."Особенности временных харктеристик излучения InGaAsP/ InP инжекционных лазеров с квантоворазмерным активным слоем, полученных жикдофазной эпитаксией", Письма в ЖТФ, 1987, т.13, в.З, с.141-146.

24. Ж.И.Алферов, К.Ю.Кижаев, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий .'Тетеролазеры с распределенной обратной связью, работающие в непрерывном режиме при комнатной температуре", Письма в ЖТФ, 1987, т. 13, в.9, с.513-517.

25. К.Ю.Кижаев, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Пичковый режим в гетеролазерах с распределенной обратной связью", Письма в ЖТФ, 1987, т.13, в. 10, с.601-604.

26. K.Kizhaev, V.Kuchinskii, D.Kuksenkov, E.Portnoy, V.Smirnitsky. "Continuons Wave Operation of Distributed Feedback injection InGaAsP Heterolasers { X.= l ,55 цп\)", Internationa! Conference on seraiconductor injection lasers (SELCO 87 Oct.l 1-16), 1987, Berlin, Summary, p.36.

27. J.Sebastian, V.Kuchinskii, V.Smirnitsky. "Golografic difraction gratings on semiconductor surface International Conference on semiconductor injection lasers (SELCO 87 Oct.l 1-16), 1987, Berlin, Summary, p.66-67.

28. К.Ю.Кижаев, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Непрерывные инжекционные тетеролазеры с распределенной обратной связью в системе InGaAsP/InP", Тезисы докладов XII Всесоюзной конференции по микроэлектронике,26-29 октября 1987, Тбилиси, 4.2, с. 185-186.

29. К.Ю.Кижаев, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, С.А.Никишин, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий."Особенности генерации в InGaAsP-InP РОС лазерах с сильной расстройкой", Письма в ЖТФ, 1988, т. 14, в.З, с.267-273.

30. А.И.Гуриев, С.А.Никишин, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "РОС-генерация в InGaAsP/InP (X =1,5-1,6мкм) лазерах с составным активным слоем". Письма в ЖТФ, 1988, т. 14, в.12, с.1082-1088.

31. В.И.Барышев, Е.Г.Голикова, В.П.Дураев, К.Ю.Кижаев, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Непрерывные инжекционные гететеролазеры с распределенной обратной связью в системе InGaAsP (X =1,55)", Квантовая электроника, 1988, т.15, N.11, с.2196-2198.

32. А.И.Гуриев, А.Г.Дерягин, Ф.И.Димов, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Внутренняя генерация второй гармоники в

InGaAsP/lnP (Х=1,55мкм) лазерах с раздельным органичением". Письма в ЖТФ, 1989, т. 15, в.9, с.67-72

33. Н.А.Аврутин, М.А.Алексеев, А.С.Лазутка, В.И.Кучинский. "Поляризационные характеристики излучения РОС-лазеров с деформированным активным слоем", ФТП, 1989, т.23, N.7, с. 1207-1213.

34. Л.А.Волков,А.И.Гуриев, В.Г.Дальниченко, А.Г.Дерягин, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий . "Генерация и регистрация пикосекундных оптических импульсов в InGaAsP/lnP (X =1,5-1,6мкм) лазерах с пассивной модуляцией добротности", Письма в ЖТФ, 1989, т. 15, в. 13, с.6-9.

35. В.В.Алексеев, В.И.Барышев, А.А.Гвоздев, Е.Г.Голикова, В.П.Дураев, В.И.Кучинский, А.Е.Ротков, Л.А.Старикова, О.И.Федорова, В.И.Швейкин, В.Б.Смирницкий. "РОС-лазеры с длиной волны излучения 1,55мкм", Тезисы докладов Республиканской научной конференции по физике полупроводиковых лазеров, Вильнюс, 1989, с.10-11.

36. A.G.Deryagin, D.V.Kuksenkov, V.l.Kuchinskii, E.L.Portnoy, V.B.Smirnitski .'Tnjection heterolasers for optical superspeed telecommunication lines", USSR-USA Jojht workshop "Electro-optics", 1989, Moscow, abstracts, p.4.

37. В.И.Барышев, Е.Г.Голикова, А.Г.Дерягин, В.П.Дураев, Д.В.Куксенков,

B.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий."Влияние области насыщающегося поглотителя на характеристики InGaAsP/lnP РОС лазеров с сильной коротковолной расстройкой", Письма в ЖТФ, 1989, т.15, в.17, с.47-51.

38. V.l.Kuchinskii. "InGaAsP/lnP DFB Lasers with strong shortwave detuning of the lasing wavelength", Workshop "Low Threshold. High Power. Fast Semiconductor Lasers",October 16-21, 1989, Plovdiv, Bulgaria.

39. К.Ю.Кижаев, В.И.Кучинский, С.А.Никишин, К.Ю.Погребицкий, В.Б.Смирницкий, Н.Н.Фалеев. "Управление протяженностью переходных слоев при жидкофазной гетероэпитаксии (ЖФГЭ) в системе InGaAsP/lnP", ЖТФ, 1990, т.60, N.3, с.123-128.

40. А.И.Гуриев, А.Г.Дерягин, К.Ю.Кижаев, Д.В.Куксенков. В.И.Кучинский,

C.А.Никишин, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Особенности заращивания профилированной поверхности волновода в InGaAsP/lnP лазерах с РОС", Письма в ЖТФ, 1990,. т. 16, в.8, с.5-9.

41. А.И.Гуриев, А.Г.Дерягин, К.Ю.Кижаев, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, С.А.Никишин, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Жидкофазное заращивание гофрированной поверхности волновода в InGaAsP/lnP лазерах с РОС". Тезисы докладов V Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах, Калуга, 1990, т.2, с.49.

42. А.И.Гуриев, А.Г.Дерягин, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский. Е.Л.Портной. В.Б.Смирницкий."Релаксационные колебания в лазерах с РОС". Тезисы докладов V

Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах, Калуга, 1990, т. 1, с.48-49.

43. А.И.Гуриев, А.Г.Дерягин, Д.В.Куксенков. В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий."Скоростные свойства InGaAsP/InP (А.= 1.55мкм) РОС-лазеров с коротковолновой расстройкой", Письма в ЖТФ, 1990, т.16, в.21 ,с.6!-65.

44. Л.А.Волков, А.И.Гуриев. В.Г.Данильченко. А.Г.Дерягин, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, В.Б.Смирницкий. "Генерация пикосекундных оптических импульсов в InGaAsP/ InP (Х=1.55мкм) лазерах и их регистрация". Тезисы докладов V Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах, Калуга, 1990, т.2, с.77-78.

45. А.И.Гуриев, А.Г.Дерягин, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "Оптическая нелинейность в InGaAsP/InP гетероструктурах, работающих в спектральном диапазоне 1.5-1.7 мкм". Тезисы докладов V Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах, Калуга, 1990, т.1, с.72-73.

46. A.G.Deryagin, A.I.Guriev, D.V.Kuksenkov. V.I.Kuchinsku, E.L.Portnoy, V.B.Smimitskii. "Internal Second Harmonic Generation in InGaAsP/InP Injection Heterolasers", Proceedings of the Third International Conference on Indium Phosphide and Related Materials, April 8-11, 1991, Cardiff, Wales, UK, M.P3.

47. А.И.Гуриев, А.Г.Дерягин, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий. "InGaAsP/InP (Х=1,55мкм) РОС-лазеры с сильной коротковолновой расстройкой", Основные результаты научной деятельности ФТИ АН СССР за 1989/90, ФТИ, Ленинград, 1991, с.20-22.

48. А.И.Гуриев, А.Б.Грудинин. А.Г.Дерягин, С.В.Зайцев, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной,И.Ю.Хрущев."Генерация пикосекундных (т=1.7 пс) импульсов излучения в InGaAsP/InP (/t= 1.535 мкм) гетеролазере со сверхбыстрым поглотителем", Письма в ЖТФ, 1992, т.18, в.З, с.38-41.

49. А.И.Гуриев, А.Г.Дерягин, Д.В.Куксенков, В.И.Кучинский, Е.Л.Портной, В.Б.Смирницкий, Е.Г.Голикова, В.П.Дураев ."Поляризационное переключение в InGaAsP/InP РОС лазерах с напряженным активным слоем". Письма в ЖТФ, 1993, т.19, в.23, с.8-12.

50. A.G.Deryagin, D.V.Kuksenkov, V.I.Kuchinskii, E.L.Portnoi . "Wavelength and polarization switching in InGaAsP/InP lasers". Semiconductor and integrated optoelectronics - 94, 28-30 March 1994, Cardiff, abstract number 40.

51. A.G.Deryagin, D.V.Kuksenkov, V.I.Kuchinskii, E.L.Portnoi, I.Yu.Khrushchev."Generation of 110 Ghz train of subpicosecond pulses in 1.535 pm spectral region by passively modelocked InGaAsP/InP laser diodes". Electronics Letters, 1994, v.30, No.4, p.309-311.

52. A.G.Deryagin, D.V.Kuksenkov, V.l.Kuchinskii, E.L.Portnoi. l.Yu.Khrushchev, J.Frahm."Generation of high repetition frequency subpicosecond pulses at 1.535 phi by passively modelocking of InGaAsP/lnP laser diode with saturable absorber regions created by ion implantation", 14th International semiconductor laser conference, Hawaii, 19-23 September 1994, Conference digest, pl3, p.107-108.

53. E.M.Dianov, I.Yu.Khrushchev, A.G.Deiyagin, D.V.Kuksenkov, V.l.Kuchinskii, E.L.Portnoi ."100 GHz soliton train generation employing passively mode-locked laser diode and and erbium-fiber amplifier", Proceedings of 20th European conference on optical communication, September 1994, Firenze, vol.1, pp. 383-386.

54. A.G.Deiyagin, D.V.Kuksenkov, V.l.Kuchinskii. E.L.Portnoi, V.B.Smirnitskii. "Wavelength and polarization switching in InGaAsP/lnP DFB lasers", IEE Proceedings, Optoelectronics, Michael Faraday House, Stevenage, UK, 1995, v.142, No.l, p.51-54.

55. A.G.Deryagin, V.l.Kuchinskii, G.S.Sokolovskii, D.V.Kuksenkov, H.Temkin ."1.5 pm multiquantum well four-wavelength DFB laser array for multigigabit/s high-density WDM system applications", Proceedings of International Symposium Nanostructures: Physics and Technology, St.Petersburg, Russia, 23-27 June 1997, pp. 180-182.

56. G.S.Sokolovskii, A.G.Deryagin, V I.Kuchinskii. "DFB laser diode with variable diffraction grating period", Proceedings of International Symposium Nanostructures: Physics and Technology, St.Petersburg, Russia, 22-26 June 1998.