WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. 6 01;07 Анализ анизотропии усиления и потерь в волноведущей структуре длинноволнового лазера с междолинным переносом электронов 2 © Ю.А. Морозов,1 И.С. Нефедов,1 В.Н. Гусятников,1 В.Я. Алешкин 1 Саратовское отделение Института радиотехники и электроники РАН, 410019 Саратов, Россия e-mail: mor@ire.san.ru 2 Институт физики микроструктур РАН, 603600 Нижний Новгород, Россия e-mail: aleshkin@ipm.sci-nnov.ru (Поступило в Редакцию 9 августа 2001 г.) Численными методами проведен анализ анизотропии усилительных свойств и потерь, ассоциированных с различными компонентами ТМ-волны в структуре длинноволнового лазера с междолинным переносом электронов. Изучено влияние вытекания поля в подложку и интерференции в ней на коэффициент оптического ограничения и поглощение вследствие рассеяния на свободных носителях заряда.

Введение ямами для -долин, и AlAs, представляющих собой ямы для боковых X-долин. В работе [3] показано, что В настоящее время во всем мире проявляется интерес в сильном электрическом поле происходит эффективное и прилагаются большие усилия по созданию источнинакапливание электронов на уровнях боковых X-долин, ков когерентного излучения в дальнем и среднем ИК расположенных в зоне Бриллюена вдоль направления диапазоне. Актуальность этой задачи продиктована возроста, что приводит к созданию инверсии населенности можностью применения таких лазеров для спектроскомежду этими уровнями и центральной долиной в GaAs.

пии, экологии и систем связи. Перечень существующих Вследствие значительного перекрытия волновых функсегодня полупроводниковых лазеров на диапазон длин ций электронов этих долин на гетерогранице могут волн 10–15 µm практически исчерпывается двумя разнобыть реализованы прямые переходы и, следовательно, видностями: квантовым каскадным [1] и фонтанным [2] усиление. Типичная толщина слоев GaAs в каждом лазерами. По целому ряду причин (сложная структупериоде сверхрешетки равна 80, толщина слоев AlAs ра квантовых ям, необходимость лазерной накачки и 20. Общая толщина активного слоя, состоящего из невозможность работать в непрерывном режиме при 100 периодов сверхрешетки, составляет приблизителькомнатной температуре) такие лазеры не удовлетворяют но 1 µm.

современным требованиям.

Для рассматриваемой структуры существенно то, что Несколько лет назад в Институте физики микрострукусиление возможно только для собственных волноводтур РАН (Н. Новгород) предложен новый вариант лазера ных мод с компонентой электрического поля, направна внутризонных переходах — лазер на горячих носиленной поперек активного слоя, т. е. для ТМ-волн. При телях в квантовых ямах [3]. Разогрев носителей в таких построении модели лазера предполагалось, что основной лазерах обеспечивается за счет электрического поля, навклад в потери ТМ-мод при распространении вдоль правленного вдоль слоев структуры с квантовыми ямаструктуры может внести поглощение на свободных ми. Проведенные авторами [3] оценки показывают, что носителях (друдевское поглощение). Как известно, ков лазерах на междолинном переносе горячих электронов эффициент ослабления вследствие этого механизма пообъемный коэффициент усиления активной среды может достигать 50-200 cm-1 на длине волны 10 µm, что свидетельствует о возможности его практического осуществления.

Модель и основные расчетные соотношения Поскольку ток в рассматриваемом лазере протекает вдоль слоев структуры, то конструктивно он может быть выполнен на основе многослойного волновода с нелегированными ограничивающими слоями из AlAs, выращенными на изолирующей подложке из GaAs Рис. 1. Конструкция лазера (схема): 1 — подложка;

(рис. 1). Активный слой лазера состоит из череду- 2, 4 — нижний и верхний ограничивающие слои соответственющихся квантоворазмерных слоев GaAs, являющихся но; 3 — активный слой; 5 — токовые контакты.

138 Ю.А. Морозов, И.С. Нефедов, В.Н. Гусятников, В.Я. Алешкин глощения пропорционален квадрату длины волны и при ослабления, поэтому будем считать действительные чадостаточной концентрации носителей может составлять сти компонент тензора диэлектрической проницаемости заметную величину для длинноволнового лазера. одинаковыми, т. е. = = =, где i — номер xx yy zz i Поскольку строение электрического поля ТМ-волны слоя. Очевидно, что мнимые части компонент тензора таково, что наряду с поперечной компонентой присут- диэлектрической проницаемости, входящие в (2), можно ствует компонента вдоль направления распространения, выразить через объемные коэффициенты усиления 0 и т. е. вдоль слоев структуры, то, очевидно, задача расчета потерь g по следующим формулам:

усиления и потерь в активном слое лазера должна быть g 0a поставлена с учетом анизотропии свойств этого слоя = - ; = xx a zz a k0 kпо выделенным направлениям. А именно усилительные свойства активной среды ассоциируются с поперечной для активного слоя;

компонентой поля ТМ-моды, а потери — с продольной 0i компонентой, поскольку носители в плоскости кван = = xx zz i kтовых ям остаются свободными. Ослабление волны в остальных частях структуры — ограничивающих слоях для остальных слоев. В теории лазерной генерации и подложке можно считать не зависящим от направлепервостепенную роль играет коэффициент ограничения ния, т. е. изотропным. Будем полагать, что усиление и поля, определяемый для ТМ-волн следующим образом:

потери в структуре невелики, т. е. g/ 1 и / 1, |Hy |где g — коэффициент усиления для плоской волны в безdx a граничной среде (объемный); — коэффициент ослабactive =. (3) + ления по мощности; — постоянная распространения, |Hy |dx характеризующая изменение фазы волны с расстоянием.

Воспользовавшись методом возмущений [4,5], для коэффициента затухания получим + Результаты расчетов |Ex |2 + |Ez |2 dx xx zz Для определения геометрических размеров лазера, = 0, (1) + оптимальных с точки зрения волноводных характеSz dx ристик, представляет интерес проследить зависимость коэффициентов оптического ограничения и потерь от где, — мнимые части соответствующих компоxx zz толщины ограничивающих слоев (рис. 2). Расчеты были нент тензора относительной диэлектрической проницаевыполнены на длине волны излучения = 10 µm мости слоев структуры; Sz = 0.5Re[EH]z — среднее по времени значение вектра потока энергии в направлении излучения z ; — круговая частота поля; интегрирование в (1) проводится по поперечному направлению, т. е.

вдоль роста слоев структуры.

Как обычно при применении метода возмущений, комплексные амплитуды напряженности электрического E и магнитного H полей рассчитываются в предположении отсутствия потерь в волноведущей структуре.

Преобразуем выражение (1) так, чтобы в него входили только компоненты напряженности полей, непрерывные на границах слоев структуры + kxx |Hy|2 + |Ez |2 dx zz ( )zz = -. (2) + |Hy |dx xx Здесь мы воспользовались тем, что для ТМ-волн Ex = Hy/( ), иввели обозначения: k0 = 2/ — xx волновое число, = µ0/ = 120 — волновое сопроРис. 2. Зависимость коэффициента оптического ограничетивление свободного пространства. Из структуры вырания (a) и коэффициента поглощения мощности ТМ-волны (b) жения (2) видно, что учет анизотропии волноведущих в структуре лазера с междолинным переносом электронов свойств во всех слоях, кроме активного, может привести и толщины верхнего ограничивающего слоя: d2 = 5 (1), лишь к несущественным поправкам к коэффициенту 10 µm (2).

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. Анализ анизотропии усиления и потерь в волноведущей структуре длинноволнового лазера... для следующих параметров структуры: d1 = 100 µm, d3 = 1 µm, = 12.2, = 11.5, = = 9.

1 3 2 Диэлектрическая проницаемость активного слоя рассчитывалась как эффективный параметр, зависящий от относительных толщин слоев GaAs (x) и AlAs (1 - x) в составе сверхрешетки = x + (1 - x).

3 GaAs AlAs Величина объемного коэффициента поглощения 0a в активном слое, по оценкам [4], имеет значение порядка 500 cm-1. При расчетах мы пренебрегали потерями за счет рассеяния на свободных носителях в нелегированных ограничивающих слоях и в подложке.

Рис. 4. Распределение плотности мощности ТМ-волны по Из рассмотрения графиков следует, что максимальный поперечному сечению лазера: d2 = 2.5 (1), 3.6 µm (2).

коэффициент оптического ограничения реализуется при толщине верхнего ограничивающего слоя d4 2.5 µm для обоих выбранных значений толщины d2 нижнего слоя AlAs. Величина коэффициента поглощения мощ- на рис. 3). В результате сильной взаимосвязи волновых ности волны не превышает 2–2.5 cm-1. Малое значе- процессов в подложке и волноводном слое, значительная ние обусловлено главным образом тем, что амплитуда часть излучения проникает в подложку и коэффициент составляющей электрического поля Ez в направлении оптического ограничения резко снижается. Интерференраспространения невелика по сравнению с амплитудой ция волн в прозрачной подложке рассматривалась ранее поперечной компоненты Ex. Проведенный анализ свиде- для обычного полупроводникового лазера, излучающего тельствует о том, что для компенсации указанного зна- в диапазоне 0.98 µm [6].

Для иллюстрации физической картины, изложенной чения поглощения достаточно объемного коэффициента выше, на рис. 4 представлено распределение относиусиления g 10.5cm-1 (потери на излучение волны тельного потока мощности по пореченому сечению через торцы лазера не учитываются).

лазера для оптимальной по ограничению структуры Обратим внимание на наличие резких провалов на (d4 = 2.5 µm) и для варианта с максимальным излучение графиках рассматриваемых зависимостей. Подобное пов подложку (d4 = 3.6 µm). Как видно, резонансное взаиведение кривых объясняется возможностью при опредемодействие волн подложки и активного слоя приводит ленных условиях резонансного туннелирования потока к значительному возрастанию (на 15–17 dB) пиковых мощности излучения в подложку и интерференционзначений плотности мощности в подложке.

ными явлениями в ней. Так, при значении толщины верхнего ограничивающего слоя d4 3.6 µm и d2 = 10 µm дисперсионные характеристики активного Заключение слоя и подложки пересекаются (см. выделенный участок Таким образом, в результате проведенного исследования электродинамических свойств волноведущей системы длинноволнового лазера с междолинным переносом электронов получены следующие результаты.

Определена оптимальная геометрия структуры, при которой реализуется максимальный коэффициент оптического ограничения для ТМ-волны ( 0.27).

Определены условия, при которых значительно возрастает доля излучения, проникающего в подложку.

Установлено, что вследствие резонансного взаимодействия волновых процессов в подложке и оптическом волноводе коэффициент оптического ограничения может существенно уменьшаться (до 0.13–0.15).

Проведен анализ анизотропии потерь и усиления, связанных с различными компонентами поля ТМ-волны в структуре лазера. Установлено, что при оптимальных геометрических размерах волновода оптического излучения и объемном коэффициенте поглощения в активном слое, составляющем 500 cm-1, для компенсации Рис. 3. Антипересечение дисперсионных характеристик в репотерь при распространении достаточно коэффициента зультате взаимодействия с модами подложки: d2 = 10 µm, d4 = 3.6 µm. усиления g 10.5cm-1.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып. 140 Ю.А. Морозов, И.С. Нефедов, В.Н. Гусятников, В.Я. Алешкин Работа выполнена при поддержке РФФИ (грант № 0002-81022).

Список литературы [1] Faist J., Capasso F., Sivko D. et al. // Science. 1994. Vol. 264.

P. 553.

[2] Ganthier-Lafayer O., Boucaurd P., Julien F. et all. // Appl.

Phys. Lett. 1998. Vol. 72. P. 2388.

[3] Алешкин В.Я., Андронов А.А. // Письма в ЖЭТФ. 1998.

Т. 68. Вып. 1. С. 73–77.

[4] Волноводная оптоэлектроника / Под ред. Тамира. М.: Мир, 1991. 574 с.

[5] Visser T.D., Block H., Demeulenaere B. et al. // IEEE J. Quant.

Electron. 1997. Vol. 33. N 10. P. 1763–1766.

[6] Avrutsky I.A., Gordon R., Clayton R. et al. // IEEE. J. Quant.

Electron. 1997. Vol. 33. N 10. P. 1801–1809.

Журнал технической физики, 2002, том 72, вып.




© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.