Dispozitive Emitatoare de Radiatie Electromagneticadocx

=== Dispozitive emitatoare de radiatie electromagnetica ===

6.2. Dispozitive emițătoare de radiație electromagnetică 178

6.2.2. Laseri cu semiconductori 183

6.2.3. Diode laser 185

6.2.4. Lungimea de undă a radiației diodelor laser 191

6.2.5. Caracteristici ale fasciculului laser 192

6.2.6. Diode laser cu dublă heterostructură 196

6.2.7. Laseri cu gropi de potențial cuantice și laseri cu centri cuantici 200

6.2.8. Laseri cu reacție distribuită 203

6.2.9. Laseri cu emisie prin suprafața unei cavități verticale 204

Dispozitive emițătoare de radiație electromagnetică

Diode luminescente

Dioda luminescentă (numită și LED) are la baza funcționării sale fenomenul de electroluminescență, care constă în emiterea de radiație luminoasă sub acțiunea curentului electric. Dispozitivul este deci o diodă semiconductoare în care joncțiunea p – n este polarizată direct cu o tensiune suficientă pentru a excita electronii din banda de valență, astfel ca apoi, prin tranziția din banda de conducție sau de pe nivelurile de impurități în banda de valență sau pe nivelurile de impurități, să se producă fenomenul de recombinare radiativă. Este necesar ca aceasta să se producă cu o probabilitate suficient de mare (în comparație cu recombinările neradiative) pentru a se obține un randament de conversie a energiei electrice în energie luminoasă suficient de bun. Cele mai bune materiale semiconductoare, din acest punct de vedere, sunt cele compuse, de tipul SiC și de tipul III-V, cum sunt GaAs, GaP. Pentru ca radiația emisă să fie în domeniul vizibil, este necesar ca diferența dintre nivelurile energetice între care ale loc tranziția electronilor să fie mai mare decât 1,7 eV. Lărgimea benzii interzise a GaAs este de 1,43 eV, ceea ce face ca radiația emisă în acest caz să fie în domeniul infraroșu ( = 920 nm), în timp ce lărgimea benzii interzise a GaP este de 2,1 eV, astfel încât radiația emisă este în domeniul vizibil, verde ( = 560 nm). Dacă se realizează o soluție solidă a celor două materiale, se pot obține radiații de diferite culori, întrucât lărgimea benzii interzise depinde de proporția celor două materiale în soluție. Câteva exemple sunt date în tabelul 6.2.

Tabel 6.2 – Domeniul spectral de emisie al unor semiconductori

Deși domeniul spectral în care emit diodele luminescente este îngust, lumina emisă nu este totuși monocromatică, lărgimea benzii emise fiind destul de mare. Parametrii electrici mai importanți ai diodelor luminescente sunt:

tensiunea de deschidere a joncțiunii p-n polarizate direct (1,2 ÷ 3 V)

curentul maxim (10 ÷ 50 mA)

tensiunea inversă admisă (3 ÷ 10 V)

Pentru ca dioda să emită lumină, ea trebuie polarizată direct, prin înserierea unui rezistor de limitare a curentului.

O diodă luminescentă este în esență o diodă tipică cu joncțiune p-n, realizată dintr-un semiconductor cu bandă interzisă directă, de exemplu GaAs, în care recombinarea unei perechi electron-gol are drept rezultat emisia unui foton. Energia fotonului emis, h, este aproximativ egală cu energia corespunzătoare lărgimii benzii interzise, Eg

Fig. 6.13 – Diagrama structurii benzilor energetice a unei joncțiuni p-n (zona n puternic dopată); a) – joncțiune nepolarizată; b) – joncțiune polarizată direct

Figura 6.13.a prezintă diagrama benzilor energetice pentru o joncțiune nepolarizată, în care zona n este mai puternic dopată decât zona p. Nivelul Fermi, EF, este constant în toată joncțiunea, rezultat al condiției de echilibru când joncțiunea nu este polarizată. Regiunea de sărăcire (stratul de baraj) se extinde în majoritate în zona p. Apare o barieră de potențial, eV0, de la EC în zona n la EC în zona p, unde V0 este așa-numitul potențial de contact, determinat de câmpul electric intern al stratului de baraj. Această barieră de potențial împiedică difuzia electronilor din zona n în zona p.

Dacă se aplică o tensiune de polarizare directă, V, potențialul de contact se reduce la V0 – V, ceea ce permite mai multor electroni din zona n să difuzeze în zona p, adică aceștia sunt injectați în zona p, așa cum se poate vedea în figura 6.13.b. Componenta injecției de goluri din zona p în zona n este mult mai mică decât cea a injecției de electroni. Recombinarea electronilor injectați în regiunea de sărăcire și în interiorul unui volum ce se extinde pe o distanță egală cu lungimea de difuzie a electronilor în zona p are ca rezultat emisia fotonilor. Fenomenul de emisie a luminii din recombinarea perechilor electron-gol ca rezultat al injecției purtătorilor minoritari se numește electroluminescență de injecție.

Tabel 6.3 – Diferite materiale semiconductoare, lungimile de undă de emisie, randamente externe tipice. (D = bandă interzisă directă, I = bandă interzisă indirectă)

Datorită naturii statistice a proceselor de recombinare dintre electroni și goluri, fotonii sunt emiși în direcții aleatoare; ei rezultă din procese de emisie spontană. Structura unei LED trebuie să fie astfel încât fotonii emiși să poată ieși din dispozitiv fără a fi reabsorbiți de materialul semiconductor. Aceasta înseamnă că zona p trebuie să fie suficient de îngustă, sau trebuie utilizate dispozitive cu heterostructură.

Randamentul extern, ext, al unei LED măsoară eficiența conversiei energiei electrice în energie luminoasă emisă în exterior. El include randamentul intern al proceselor de recombinare radiativă, int și eficiența extracției fotonului din dispozitiv. Puterea electrică de intrare a unei LED este, evident dată de produsul dintre curentul I prin diodă și tensiunea de polarizare a acesteia (IV). Dacă Pout este puterea optică emisă de dispozitiv, atunci randamentul extern este Pout/(IV); unele valori tipice sunt date în tabelul 6.3. Pentru semiconductorii cu bandă interzisă indirectă ext este în general mai mic decât 1%, în timp ce pentru semiconductorii cu bandă interzisă directă, cu o structură corectă, ext poate fi considerabil mai mare (> 10%). Tabelul 6.3 prezintă domeniile tipice ale lungimilor de undă ale diferitelor tipuri de LED.

O heterojoncțiune este o joncțiune între două semiconductoare cu lărgimea benzii interzise diferită. Pentru a se obține o creștere a intensității luminii emise, LED-urile sunt construite în structuri de duble heterojoncțiuni. Figura 6.14.a prezintă un dispozitiv cu doublă heterostructură, alcătuit din două joncțiuni între materiale semiconductoare diferite, cu lărgimi ale benzii interzise diferite. În acest caz, semiconductorii sunt AlGaAs, cu Eg ≈ 2 eV și GaAs, cu Eg ≈ 1,4 eV. Dubla heterostructură din figura 6.14.a are o heterojoncțiune între zona n-AlGaAs și zona p-GaAs. O a doua heterojoncțiune se formează între zona p-GaAs și zona p-AlGaAs. Zona p-GaAs este un strat subțire, tipic o fracțiune de micron și este dopată slab.

O diagramă simplificată a structurii energetice a dispozitivului în absența unei tensiuni de polarizare este prezentată în figura 6.14.ab. Nivelul Fermi EF este continuu în întreaga structură. Bariera de potențial eV0 pentru electronii din BC a zonei n-AlGaAs se opune difuziei acestora în zona p-GaAs. La joncțiunea dintre zona p-GaAs și zona p-AlGaAs apare un salt ∆EC în valoarea lui EC. Acest salt este efectiv o barieră de potențial care împiedică orice electron din BC a zonei p-GaAs să treacă în BC a zonei p-AlGaAs. (există, de asemenea și un salt ∆EV, dar este mic și nu este reprezentat în figură).

Când este aplicată o tensiune de polarizare directă, cea mai mare parte a acesteia cade între zona n-AlGaAs și zona p-GaAs și reduce bariera de potențial eV0, exact ca la joncțiunea p-n normală. Aceasta permite electronilor din BC a zonei n-AlGaAs să fie injectați în BC a zonei p-GaAs (figura 6.14.c). Acești electroni sunt totuși confinați (captați), în BC a zonei p-GaAs, întrucât aici este o barieră de potențial, ∆EC, între zonele p-GaAs și p-AlGaAs.

Straturile cu bandă interzisă largă p-AlGaAs acționează ca straturi de confinare, care limitează accesul electronilor injectați doar în stratul p-GaAs. Recombinarea electronilor injectați cu golurile deja prezente în acest strat p-GaAs are drept rezultat emisia spontană de fotoni. Stratul p-GaAs este numit strat activ, deoarece acesta este stratul în care este generată lumina. Cum lărgimea benzii interzise a AlGaAs este mai mare decât a GaAs, fotonii emiși nu vor fi reabsorbiți la ieșirea din stratul activ și astfel pot ajunge la suprafața dispozitivului (figura 6.14.d).

Fig. 6.14 – a) – Heterostructură dublă a unei LED; o diodă cu heterostructură dublă are două joncțiuni care se formează între doi semiconductori cu lărgime a benzii interzise diferită (GaAs și AlGaAs); b) – diagramă simplificată a structurii de benzi energetice; c) – polarizare directă; d) – ilustrare schematică a fotonilor care nu se recombină în stratul AlGaAs și sunt emiși în exteriorul dispozitivului

Spectrul radiației emise este determinat de spectrul energetic al electronilor din BC și de cel al golurilor din BV în regiunea activă. Cum acesta este în ambele cazuri de ordinul 2kT (unde k este constanta Boltzmann și T temperatura absolută), lărgimea liniei spectrale a emisiei corespunde unui spectru energetic de câțiva kT. La creșterea temperaturii, lărgimea liniei, ∆λ, devine mai mare și maximul emisiei se deplasează spre lungimi de undă mai mari, deoarece lărgimea benzii interzise, Eg scade cu temperatura (figura 6.15)

Fig. 6.15 – Spectrul de emisie al unei LED cu AlGaAs (valori normalizate față de maximul de emisie la 25°C)

Laseri cu semiconductori

Laserii cu semiconductori ocupă în prezent aproximativ 70% din piața totală a laserilor, ceea ce înseamnă că ei prezintă avantaje importante, dar și limitări care îi împiedică să ocupe totalitatea pieței.

Trăsăturile specifice ale laserilor cu semiconductori pot fi rezumate simplu astfel:

• densitatea atomilor activi este cea a substanței condensate și nu cea a atomilor dopanți, ai unui lichid sau ai unui gaz. Această densitate asigură amplificări gigantice și construcția unor dispozitive compacte;

• mecanismul de conversie electron-foton est foarte eficace, ca urmare a controlului eficient al fabricării heterostructurilor semiconductoare, de o mare puritate, fără defecte. În consecință, randementul este foarte mare, putând atinge 70%;

• fabricarea de natură colectivă a dispozitivelor (consecință, de asemenea, a compactității lor) de către industria semiconductorilor duce la costuri de producție mici, într-o spirală vertiginoasă odată cu dezvoltarea pe scară largă a pieței;

• diferitele materiale accesibile și ingineria structurii benzii interzise permit realizarea laserilor de lungimi de undă corespunzătoare într-o anumită gamă; se dispune astfel pe piață de laseri cu semiconductori cu lungimi de undă între roșu și infraroșu până la 2 m și chiar în domeniul albastru, sau infraroșul mediu;

În ce privește limitările lor, laserii cu semiconductori sunt laseri de energie mică, explicată natural prin compactitatea dispozitivelor și puterea limitată pe care o pot suporta într-un volum atât de mic, pe de o parte și, pe de altă parte, printr-un timp de viață radiativ scurt și deci o incapacitate de a stoca energie.

Alte puncte slabe ale laserilor cu semiconductori sunt, pe de o parte calitatea mediocră a fasciculului (în comparație cu cea de la laserii cu solid sau gaz) și, pe de altă parte, domeniile de lungime de undă încă puțin acoperite de diodele laseri: în primul rând, verde, albastru sau UV, domenii spectrale în care performanțele laserilor cu semiconductori sunt încă slabe.

În privința perspectivelor, diodele laser sunt încă departe de a-și demonstra toate posibilitățile. Cucerirea noilor domenii spectrale face obiectul unei cercetări foarte intense pentru aplicații de stocarea informației, imprimarea laser, sau de imagistică laser. Această cercetare est dificilă, căci emisia în domeniul albastru presupune utilizarea semiconductorilor cu bandă interzisă mare (cum este GaN), mai puțin stăpânită decât cea a semiconductorilor depuși pe GaAs sau InP. De cealaltă parte a spectrului, în IR mediu, materialele pe bază de antimoniu prezintă performanțe în creștere rapidă pentru lungimi de undă situate între 2 et 3 m. Dincolo de acest domeniu, laserii în cascadă cuantică, apăruți recent, oferă o gamă foarte extinsă de lungimi de undă accessibile, între 4 et peste 15 m.

Efectul laser poate fi obținut, în anumite condiții, și în materialele semiconductoare, în care inversia de populație se realizează fie prin pompaj optic, fie prin pompaj cu fascicul de electroni, fie electric.

Pompajul optic este utilizat pentru obținerea inversiei de populație într-un semiconductor cu care este dificil să se realizeze o joncțiune p-n și el se realizează prin iradierea semiconductorului respectiv (omogen) cu o radiație provenită de la un alt laser, când are loc în semiconductor generarea optică de perechi electron-gol. Astfel, un semiconductor omogen InSb, excitat cu radiație provenită de la un laser GaAs cu joncțiune, cu  = 840 nm, emite o radiație laser cu  = 5300 nm iar un semiconductor omogen CdSe, excitat cu radiație cu  = 632,8 nm, provenită de la un laser cu He-Ne, emite o radiație laser cu  = 690 nm.

Efect laser se poate obține și prin bombardarea unui semiconductor cu un fascicul de electroni de energie mare (~ 200 keV), metodă folosită în special pentru semiconductori cu o lărgime a benzii interzise mare (ZnS, CdS), care, evident, vor genera radiație laser cu frecvență mare, în domeniul ultraviolet.

Inversia de populație realizată pe cale electrică se poate produce în două moduri: prin ionizare prin ciocniri în câmp electric intens sau prin injecție la zona de contact.

Este cunoscut faptul că, sub acțiunea unui câmp electric intens, purtătorii de sarcină electrică liberi sunt accelerați, căpătând suficientă energie pentru a genera alte perechi de purtători, astfel având loc o multiplicare în avalanșă a purtătorilor care se recombină radiativ. Utilizând structuri de tip pp+p din GaAs, se poate obține o radiație laser plasând structura într-o cavitate Fabry-Perot. Radiația este emisă prin recombinarea coerentă în zona p+ a electronilor generați prin multiplicarea în avalanșă în zona p de rezistivitate mare.

A doua metodă de realizare a inversiei de populație pe cale electrică, aceea de injecție la zona de contact, se poate obține în joncțiuni p-n polarizate direct, în structuri metal-semiconductor, sau în structuri MOS.

Laserul cu joncțiune p-n sau dioda laser este un dispozitiv realizat dintr-o joncțiune p-n cu dopare puternică în ambele regiuni. Polarizând direct joncțiunea, în zona stratului de baraj se produce o inversie de populație.

Laserul cu semiconductor se deosebește esențial de alte tipuri de laser, prin următoarele caracteristici:

tranzițiile radiative au loc în laserul cu semiconductor nu între niveluri energetice discrete, ca la ceilalți laseri, ci între benzi energetice, în funcție de structura de benzi a semiconductorului;

dimensiunile geometrice ale laserului cu semiconductor sunt foarte mici;

caracteristicile spectrale și spațiale ale fasciculului laser emis de un laser cu semiconductor depind substanțial de proprietățile materialului semiconductor utilizat; monocromaticitatea radiației laser este mai puțin pronunțată, coerența și direcționalitatea fasciculului fiind de asemenea mai slabe față de alte tipuri de laseri.

Diode laser

Condiția necesară pentru ca un semiconductor să devină o sursă de radiație stimulată este aceea ca să se realizeze situația de inversie de populație, adică situația în care numărul de electroni aflați în stări energetice superioare, din banda de conducție, să fie mai mare decât numărul electronilor aflați în stări energetice cu energie mai joasă, situate în banda de valență.

Așa cum s-a arătat anterior, pentru a obține inversia de populație, se utilizează diferite metode, dintre care cea mai des utilizată este aceea de excitare prin injecția purtătorilor în joncțiunea p – n.

Pentru construcția diodelor laser (laseri cu semiconductori funcționând prin injecție) sunt folosite materiale semiconductoare cu benzi aliniate, astfel încât să predomine tranzițiile optice directe, la care absorbția optică este puternică, deci și coeficientul de amplificare optică este mai mare în comparație cu tranzițiile optice indirecte și care, fiind procese optice de ordinul doi (în care participă și cea de-a treia particulă – un fonon sau alt centru de împrăștiere), au un coeficient de absorbție mult mai mic. Materialele cele mai folosite în acest scop sunt compușii semiconductori, mai ales de tipul AIIIBV, cum sunt: GaAs, GaP, GaAsxP1-x, InP, InAs etc., caracterizați prin tranziții optice directe.

Procesele care au loc sunt ilustrate schematic în figura 6.16, în care este reprezentată structura energetică a semiconductorului în care s-a realizat starea de inversie de populație.

Fig. 6.16 – Schema tranzițiilor într-un semiconductor

Se observă că, spre deosebire de semiconductorul aflat în stare de echilibru, la care toate stările energetice din banda de valență sunt ocupate (la 0 K) iar cele din banda de conducție sunt libere, în cazul realizării inversiei de populație, care este o stare de cvasi-echilibru la T 0 K, prin acțiunea unor factori externi banda de valență are stări energetice neocupate între nivelul Fermi, FP și limita superioară a benzii de valență, WV iar banda de conducție are stările energetice ocupate până la nivelul Fermi, Fn. Sistemul fiind în cvasi-echilibru, mult mai probabile sunt tranzițiile electronilor din banda de conducție în banda de valență, însoțite de emisia stimulată a radiației (în urma recombinării radiative, cu fotoni de energie: h Eg, decât absorbția fotonilor în semiconductor (deoarece fotonii incidenți nu au la dispoziție electroni în banda de valență pentru a-i determina să treacă în banda de conducție, nivelurile energetice din aceasta din urmă fiind deja ocupate până la nivelul Fermi, Fn. Este evident că atât gradul de inversie de populație, cât și rata de recombinare radiativă sunt cu atât mai mari, cu cât concentrația purtătorilor este mai mare, deci cu cât semiconductorul are un grad mai mare de dopare; de aceea, laserii cu semiconductori cu injecție se realizează cu joncțiuni p-n puternic dopate (până la nivelul de degenerare).

Așa cum este cunoscut, distribuția după energii a purtătorilor de sarcină în condiții de neechilibru se poate descrie cu ajutorul funcției de distribuție Fermi-Dirac, în care energia nivelului Fermi, F, este înlocuită cu energia cvasi-nivelurilor Fermi Fn, respectiv Fp, pentru electroni și, respectiv goluri, adică:

(6. )

(6. )

În relațiile 6.18 și 6.20, fC() și fV() sunt funcțiile de distribuție pentru electronii din banda de conducție și, respectiv, din banda de valență în condiții de neechilibru. Intensitatea procesului de emisie fotonică, adică intensitatea fasciculului laser, este determinată de numărul proceselor de tranziție a electronilor din stări de energie superioare (, din banda de conducție) în stările de energie inferioare ( – h, din banda de valență).

Dacă NC() și NV() reprezintă densitățile de stări energetice din banda de conducție, respectiv din banda de valență, intensitatea procesului de emisie este proporțională cu produsul dintre densitatea de stări energetice ocupate din banda de conducție, NC()fC() și densitatea de stări libere din banda de valență, NV( – h)[1 – fV( – h)]. Astfel, pentru intensitatea totală a proceselor de emisie, rezultă probabilitatea totală de emisie:

pe ~ ∫NC()fC()NV( – h)[1 – fV( – h)]d (6. )

Analog, pentru intensitatea totală a proceselor de absorbție, se poate scrie probabilitatea:

pa ~ ∫ NV( – h)fV( – h) NC()[1 – fC()]d (6. )

Expresiile 6.21 și 6.22 au același coeficient de proporționalitate, legat de probabilitățile de tranziție bandă – bandă. Pentru a avea loc fenomenul de amplificare a radiației este necesar ca pe > pa și, ca urmare, din relațiile 6.21 și 6.22, rezultă:

Fn – Fp > h (6. )

Relația 6.23 reprezintă condiția ca intensitatea tranzițiilor bandă-bandă cu emisie stimulată să fie mai mare decât intensitatea tranzițiilor cu absorbție de fotoni. Dacă semiconductorul conține impurități în banda interzisă (cum este cazul diodelor laser), iar nivelul energetic al impurităților reprezintă fie starea inițială fie starea finală pe care au loc tranzițiile, atunci în relația 6.23 se utilizează cvasi-nivelul Fermi pentru nivelul impurităților cu coeficientul corespunzător de degenerare.

Cel mai utilizat semiconductor pentru construcția laserilor cu injecție cu homojoncțiuni p-n este arseniura de galiu (GaAs). Construcția se realizează astfel: Se folosește un mic monocristal, cu lungimea de câteva zecimi de mm, din GaAs, de formă cubică sau paralelipipedică (figura 6.17), dopat cu impurități donoare (Se, Te etc.), în care, într-o regiune se difuzează apoi impurități acceptoare (Zn, Cd etc.), în concentrație mai mare.

Fig. 6.17 – Structura constructivă a unei diode laser

La zona de contact dintre regiunea dopată cu impurități donoare și cea în care s-au difuzat impurități acceptoare se formează homojoncțiunea p-n, structura de benzi a acesteia fiind reprezentată în figura 6.18.a. Datorită dopării puternice a ambelor regiuni, necesară obținerii unui grad ridicat de inversie de populații, această structură este asemănătoare celei a unei diode tunel, adică nivelul Fermi este situat în banda de conducție în zona n și în banda de valență în zona p. La aplicarea unei tensiuni de polarizare directă (figura 6.18. b), nivelurile Fermi în cele două regiuni se distanțează cu valoarea eV, unde V este tensiunea aplicată. Bariera de potențial a stratului de baraj scade și se produce fenomenul de injecție, care este cu atât mai intens, cu cât V este mai mare și în mod corespunzător va fi mai intens și curentul prin joncțiunea p-n.

Electronii din zona n trec prin bariera (mai scăzută) de potențial în zona p, în stările libere din banda de valență, ceea ce determină emisia fotonilor cu energia h. Recombinarea purtătorilor cu emisie spontană sau stimulată de radiație are loc cu o probabilitate mare dacă în vecinătatea aceluiași punct se realizează concentrații mari de purtători de neechilibru, așa cum se întâmplă și în cazul fenomenului de injecție în regiunea de sarcină spațială (stratul de baraj). Ca urmare, recombinarea radiativă are loc chiar în această regiune de sarcină spațială. În această regiune, electronii care difuzează într-un sens se recombină cu golurile care difuzează în sens invers, în urma acestui proces rezultând un flux de fotoni emiși din stratul de baraj care constituie în acest caz mediul activ laser.

Fig. 6.18 – Structura benzilor energetice în dioda laser în lipsa polarizării (a) și în prezența acesteia (b)

Grosimea stratului de baraj este în general de ordinul de mărime al lungimii de difuzie. Rata de recombinare radiativă poate fi mărită prin asigurarea condițiilor ca fotonii generați să parcurgă de mai multe ori regiunea activă în planul joncțiunii.

La curenți de injecție mici, joncțiunea se comportă ca o diodă luminescentă obișnuită, emițând o radiație necoerentă, având un interval spectral mai larg (~ 100 nm) și o divergență mare pe direcția de emisie.

La curenți de injecție mai mari, peste valoarea de prag, radiația devine coerentă, foarte intensă, cu un interval spectral îngust și cu o divergență mică a fasciculului emis, având toate calitățile unei radiații laser.

Un parametru important al laserilor cu injecție cu joncțiune p-n este randamentul cuantic intern, i, definit ca raportul dintre probabilitatea de recombinare radiativă, Prr și probabilitatea totală de recombinare, Prt.

(6. )

Prr și Prt depind de timpii de viață efectivi ai perechilor electron-gol care se recombină radiativ, rr sau neradiativ, rn. Timpul total de viață efectiv este dat de:

(6. )

Atunci:

(6. )

Diodele laser produc un fascicul de calitate inferioară celor produse de alte tipuri de laseri. Acest fascicul este destul de divergent, eliptic și astigmatic. De obicei, aceste deficiențe sunt corectate prin utilizarea diferitelor sisteme optice corectoare.

Temperatura joacă un rol important în diodele laser. Lungimea de undă, puterea, zgomotul de fond al fasciculului, structura modală și timpul de viață al laserului sunt toate dependente de temperatură. Cele mai sofisticate sisteme de control activ al temperaturii conțin un dispozitiv Peltier și un ventilator încorporat. Aceste sisteme stabilizează caracteristicile spectrale, reduc zgomotul de fond al fasciculului și maximizează viața dispozitivului.

Pentru a obține efectul laser într-o joncțiune p-n, aceasta trebuie polarizată direct și adusă la un nivel de injecție suficient de mare.

Crescând curentul de injecție, se observă apariția unei emisii de radiație cu spectru larg (~ 100 nm), incoerentă și cu divergență mare pe direcția de propagare, datorată proceselor de recombinare radiativă spontană, caracteristică diodelor luminescente.

Când curentul de injecție depășește o anumită valoare, numită curent de prag, apare fenomenul de recombinare radiativă stimulată, însoțit de emisia unei radiații de tip laser.

Primele diode laser, dezvoltate la începutul anilor ’60 din secolul trecut, au fost construite cu homojoncțiuni, cu structura tipică a unei diode semiconductoare obișnuite. Ele necesitau însă un curent intens pentru menținerea inversiei de populație și căldura generată de acesta distrugea rapid dispozitivul.

Pentru reducerea curentului și căldurii degajate, menținând totodată inversia de populație, diodele laser moderne comprimă emisia stimulată într-o mică regiune. Astfel, densitatea de curent rămâne suficient de mare pentru menținerea inversiei de populație, dar curentul total nu supraîncălzește laserul. Sunt două moduri prin care se poate realiza acest lucru: creșterea densității purtătorilor de sarcină și creșterea densității puterii optice intracavitare.

Ambele metode implică tehnici sofisticate de fabricație a semiconductorilor, care au evoluat în ultimii 40 de ani. Ele permit obținerea unor structuri complexe, prin creșterea, practic moleculă cu moleculă. Astăzi, metode ca epitaxia cu fascicule moleculare și depunerea din fază de vapori metal-organic permit crearea unor structuri semiconductoare care au grosimi de numai câțiva atomi.

Un mod de a crește densitatea purtătorilor de sarcină este utilizarea unui electrod sub forma unei benzi înguste (fâșii), așa cum se poate vedea în figura următoare. În locul injectării curentului pe o arie mare a suprafeței diodei, curentul este injectat numai de-a lungul benzii înguste, rezultând o mult mai mare concentrație a purtătorilor de sarcină în diodă(figura 6.19).

Laserul confinează curentul într-o mică regiune (confinarea curentului în planul joncțiunii) și de asemenea, confinează fotonii generați perpendicular pe planul joncțiunii, datorită proiectării de tip „dublă heterostructură”. Electronii și golurile se recombină într-o regiune îngustă de grosime d și materialul are acolo un indice de refracție mai mare decât materialul de deasupra sau de sub el. Aceasta înseamnă că fotonii sunt reflectați de interfața dintre materiale, fiind deci confinați în regiunea de grosime d.

Fig. 6.19 – Diodă laser cu un electrod în forma unei fâșii înguste pentru a restricționa fluxul curentului într-o regiune îngustă și o dublă heterostructură pentru confinarea fotonilor

O metodă mai sofisticată de creștere a densității purtătorilor de sarcină implică natura cuantică a acestor purtători în regiuni foarte subțiri. Dacă dimensiunea d este foarte mică, de câțiva zeci de nanometri, efectele cuantice devin importante și purtătorii de sarcină sunt captați în această regiune subțire. Astfel de structuri se numesc gropi cuantice și sunt frecvent utilizate în laserii cu semiconductori moderni (a se vedea paragraful 6.2.7).

Lungimea de undă a radiației diodelor laser

Lungimea de undă a radiației emise de o diodă laser depinde de energia eliberată sub forma unui foton când se recombină un electron și un gol, care este egală, în principiu, cu lărgimea benzii interzise. Pentru semiconductorii compuși din două elemente (binari), lărgimea benzii interzise este fixată la o valoare dată. De exemplu, lărgimea benzii interzise a GaAs corespunde unei lungimi de undă a fotonului de 870 nm. Pentru semiconductorii compuși din trei (ternari) sau patru (cuaternari) elemente, lărgimea benzii interzise depinde de concentrația relativă a elementelor. Arseniura de galiu și aluminiu (GaAlAs) are o lărgime a benzii interzise corespunzând unor lungimi de undă ale fotonilor de la 900 la 620 nm, astfel că lungimea de undă a radiației unui laser cu GaAlAs poate fi modificată prin modificarea cantităților relative de galiu, aluminiu și arsen în cristal. Domeniul lungimilor de undă variază de la 620 la 900 nm în teorie, sau de la aproximativ 750 la aproximativ 850 nm în dispozitivele practice. Lungimi de undă mai scurte, în domeniul albastru, sau chiar în ultraviolet, se pot obține utilizând compuși pe bază de azotură de galiu.

Se pot crea semiconductori ternari și cuaternari cu lărgimi ale benzii interzise într-un domeniu larg, corespunzând fotonilor din infraroșul mijlociu (câțiva m) până în ultraviolet. Nu se pot construi însă laseri cu mulți dintre acești compuși, deoarece constanta rețelei compusului trebuie să fie foarte apropiată de cea a substratului. Arseniura de galiu (GaAs) și fosfura de indiu (InP) sunt două dintre cele mai bune substraturi și cerința de potrivire a constantei rețelei compusului cu cea a unuia dintre aceste cristale limitează lungimile de undă disponibile pentru diodele laser.

În afară de GaAlAs, laserii cu semiconductori pot fi construiți cu AlGaInP (ale cărui lungimi de undă sunt în domeniul 650 ÷ 680 nm), InGaAsP (1,1 ÷ 1,65 μm) și InGaAsSb (1,7 ÷ 4,3 μm). Mai recent, compușii GaN au permis construirea unor diode laser în domeniul albastru, sau chiar ultraviolet. Alți laseri cu semiconductori, pe bază de așa-numiții compuși cu săruri de plumb, includ PbSnTe (6 ÷ 25 μm) și PbEuSeTe (2 ÷ 4 μm).

Caracteristici ale fasciculului laser

Anumite aspecte trebuie avute în vedere când se folosește acest tip de laser, în mod special datorită anumitor imperfecțiuni ale fasciculului, dintre care două sunt mai importante:

Circularitatea

Secțiunea transversală eliptică a fasciculului este o consecință a formei rectangulare a fațetei de emisie a diodei laser. Această caracteristică nu dă posibilitatea colimării totale a fasciculului, fiind astfel posibilă doar o cvazicolimare.

Teoria optică ondulatorie arată că un fascicul trecând printr-o mică deschidere are într-o anumită direcție un unghi de divergență total, , dat de relația:

(6. )

unde  este lungimea de undă și d este dimensiunea fațetei de emisie pe direcția respectivă.

Diferența dintre x și y determină o secțiune transversală eliptică a fasciculului emis de diodele laser (figura 6.20). O caracterizare generală din acest punct de vedere este imposibilă ca urmare a diferențelor și naturii individuale a diodelor laser. În general, raportul dx/dy poate varia între 3 și 100, având în vedere că dy ~ 1 m și dx ~ 3 ÷ 100 m.

Fig. 6.20 – Distribuția spațială a fasciculului laser

Astigmatismul

Astigmatismul este un alt rezultat al formei rectangulare a fațetei emițătoare a diodei laser.

Fig. 6.21 – Astigmatismul fasciculului laser

Așa cum se poate vedea în figura 6.21, fasciculul emis de o mică fațetă este echivalent cu un fascicul emis de o sursă punctiformă imaginară, a cărei poziție poate fi localizată trasând prelungirile direcțiilor ce limitează fasciculul (și care fac unghiul  între ele). Se poate constata imediat că Px este localizat în spatele lui Py, deoarece x este mai mic decât y. Cu cât diferența dintre dx și dy este mai mare, cu atât distanța dintre Px și Py este și ea mai mare.

Acest fenomen este numit astigmatism, distanța dintre Px și Py fiind exprimarea cantitativă (numerică) a acestuia.

Existența astigmatismului înseamnă că atunci când se utilizează o singură lentilă convergentă, fasciculul poate fi colimat pe o singură direcție, fie direcția x fie direcția y, din cauză că Px și Py nu pot fi simultan în focarul lentilei colimatoare.

Pentru corectarea acestor imperfecțiuni, se folosesc diferite metode. Cea mai comună metodă pentru circularizarea fasciculului eliptic este utilizarea unei perechi de prisme de corecție, așa cum se poate vedea în figura 6.22. Prismele pot lărgi sau îngusta dimensiunea fasciculului pe o anumită direcție, păstrând-o neschimbată pe alte direcții. Valoarea cu care are loc lărgirea sau îngustarea fasciculului poate fi ajustată prim modificarea unghiului dintre cele două prisme. Prin ajustarea corespunzătoare a unghiului dintre prisme și utilizarea unei aperturi circulare, este posibilă circularizarea unui fascicul eliptic.

Fig. 6.22 – Circularizarea fasciculului laser cu prisme de corecție

Pentru corectarea astigmatismului, cea mai comună metodă este utilizarea unor lentile cilindrice foarte slabe după lentilele de colimare, așa cum se poate vedea în figura 6.23. Când orientarea și distanța focală a lentilelor cilindrice sunt corecte, această metodă permite colimarea fasciculului în direcția y, fără alterarea acestuia pe direcția x.

Avantajele acestor metode sunt:

ușurința lucrului, nefiind necesare ajustări complicate;

pierderi de putere mici, singurele pierderi fiind prin reflexii la suprafața prismelor și lentilelor; pierderea totală este de aproximativ 30% ÷ 50%, dacă suprafețele sunt acoperite cu straturi antireflex;

preț scăzut.

Dezavantajele sunt:

distorsionarea mare a frontului de undă al fasciculului și dispersia puternică a luminii; deoarece fasciculul trebuie să treacă prin opt suprafețe de sticlă, defectele acestora reduc puternic calitatea fasciculului;

astigmatismul rezidual; mărimea astigmatismului variază chiar și de la o diodă la alta de același tip și de obicei ia valori între câțiva m și câteva zeci de m.

Fig. 6.23 – Corectarea astigmatismului cu lentile cilindrice

O metodă alternativă, care realizează atât circularizarea fasciculului eliptic, cât și corectarea astigmatismului, este utilizarea unei bucăți de fibră optică monomod așa cum se prezintă în figura 6.24. Fasciculul laser este cuplat prin intermediul a două lentile colimatoare la o fibră monomod și fasciculul de ieșire din fibră este colimat de o a treia lentilă colimatoare.

Lungimea fibrei trebuie să fie mult mai mare decât lungimea de undă a radiației emise de dioda laser. În acest fel, calitatea și caracteristicile spațiale ale fasciculului de ieșire din fibră pot fi determinate total de calitatea suprafeței și forma capătului fibrei prin care iese fasciculul. Astfel, secțiunea transversală eliptică și astigmatismul fasciculului înainte de intrarea în fibră, care variază de la o diodă la alta, nu afectează caracteristicile spațiale ale fasciculului de ieșire din fibră.

Fibra are o secțiune circulară transversală și un diametru constante. Ca urmare, fasciculul de ieșire are o secțiune transversală circulară. Cu alte cuvinte, el este lipsit de astigmatism.

Avantajele utilizării acestei metode sunt:

distorsionare a frontului de undă și dispersie a luminii reduse; calitatea frontului de undă și nivelul de dispersie a fasciculului colimat sunt afectate numai de calitatea a trei suprafețe de sticlă;

astigmatism rezidual inexistent.

Dezavantajele sunt:

pierderi de putere mari; cum o fibră monomod are grosimea de numai câțiva m, cuplajul optic dintre fascicul și fibră nu este eficient. Pierderea de putere rezultată în sistem este de obicei între 50% ÷ 70%;

preț ridicat; dificultatea cuplării fasciculului la o fibră atât de subțire duce la creșterea prețului părților mecanice; de asemenea, pentru compensarea pierderii de putere optică, este necesară o putere mai mare a diodei laser;

dimensiuni mai mari.

Fig. 6.24 – Corectarea astigmatismului și circularizarea fasciculului laser cu fibră optică

Diode laser cu dublă heterostructură

Toate diodele laser semiconductoare practice sunt fie bazate pe duble heterostructuri, fie pe structuri cu gropi de potențial cuantice (quantum wells). O structură și diagrama simplificată a benzilor energetice la polarizare directă a diodei laser cu dublă heterostructură sunt prezentate în figura 6.25.b și 6.25.c, ele fiind similare cu cele ale unei LED.

În acest caz, semiconductorii sunt tot AlGaAs, cu Eg ≈ 2 eV și GaAs, cu Eg ≈ 1,4 eV. Regiunea p-GaAs este un strat subțire, tipic 0,1 ÷ 0,2 µm și constituie stratul activ, în care au loc emisii stimulate și, ca urmare, se produce amplificarea optică. Ambele regiuni, p-GaAs și p-AlGaAs sunt de tip p cu dopare puternică și sunt degenerate, cu nivelul Fermi în banda de valență.

Fig. 6.25 – Principiul de funcționare al unei diode laser cu dublă heterostructură. a) – densitatea de stări și distribuția energetică a electronilor și golurilor în BC și BV ale stratului activ și recombinarea stimulată de fotoni a electronilor și golurilor; b) – structura diodei laser cu dublă heterojoncțiune (cu GaAs și AlGaAs); c) – diagrama simplificată a benzilor energetice la polarizare directă de valoare mare; efectul laser are loc în stratul activ p-GaAs

Când este aplicată o tensiune de polarizare suficient de mare, EC a stratului n-AlGaAs se deplasează deasupra valorii EC a stratului p-GaAs, ceea ce conduce la o largă injecție de electroni din BC a stratului n-AlGaAs în BC a stratului p-GaAs, așa cum se vede în figura 6.25.c. Acești electroni sunt confinați în BC a zonei p-GaAs, deoarece între stratul p-GaAs și stratul p-GaAsAl există o barieră de potențial ∆EC, datorată modificării lărgimii benzii interzise. Confinarea într-un mic volum a purtătorilor de sarcină injectați asigură concentrația necesară a acestora. Stratul în care are loc confinarea este un strat cu o bandă interzisă mai largă decât a stratului activ și adiacent acestuia, în care sunt confinați purtătorii minoritari injectați.

Stratul p-GaAs este dopat până la nivelul de degenerare. Astfel, BV este plină de goluri, adică are toate stările electronice goale deasupra nivelului Fermi EFp în acest strat.

Polarizarea de valoare suficientă injectează o mare concentrație de electroni din stratul n-AlGaAs în BC a stratului p-GaAs. În consecință, așa cum se vede în figura 6.25.a, în BC se găsește o concentrație mare de goluri și stări complet goale în partea superioară a BV, ceea ce înseamnă că aici se produce o inversie de populație. Un foton incident cu o energie h0 cu puțin mai mare decât Eg poate stimula un electron de conducție din stratul p-GaAs să treacă din BC în BV, emițând un foton prin emisie stimulată. O astfel de tranziție este o recombinare electron-gol stimulată fotonic. Astfel, o avalanță de emisii stimulate în stratul activ asigură o amplificare optică a fotonilor cu energia h0 în acest strat. Amplificarea depinde de măsura inversiei de populație și deci de curentul direct prin diodă. Există un curent de prag, Ip, sub care nu se produce emisie stimulată și deci nici amplificare optică (figura 6.26).

Fig. 6.26 – Caracteristici de ieșire tipice (puterea radiației emise în funcție de curentul de polarizare directă) pentru o LED și o diodă laser

Orice emisie sub Ip este datorată emisiei spontane și dispozitivul lucrează ca LED. Figura 6.26 compară caracteristicile de ieșire ale unei diode laser și ale unei LED.

Pentru construirea unui laser semiconductor cu o emisie autoîntreținută consistentă, stratul activ trebuie încorporat într-o cavitate optică. Acesta, având extremități reflectătoare, reflectă fotonii coerenți și favorizează interferența constructivă a acestora în cavitate, ceea ce conduce la o amplificare a oscilațiilor electromagnetice de înaltă energie. O parte din această energie este extrasă în exterior, ca urmare a faptului că una din extremitățile reflectătoare ale cavității este parțial transparentă. De exemplu, o variantă de cavitate optică are o oglindă dielectrică la o extremitate a cristalului semiconductor și cealaltă extremitate a cristalului este lustruită. În plus, semiconductorii cu bandă interzisă mai mare au în general indici de refracție mai mici, ceea ce înseamnă că AlGaAs are un indice de refracție mai mic decât GaAs. Modificarea în valoarea indicelui de refracție definește un ghid de undă optic dielectric care confinează fotonii în regiunea activă a cavității optice și prin aceasta reduce pierderile de fotoni și crește concentrația de fotoni. Această creștere a concentrației de fotoni crește rata emisiilor stimulate și eficiența laserului.

Fig. 6.27 – Secțiune printr-o diodă laser cu dublă heterostructură îngropată

Dioda laser cu dublă heterostructură îngropată (buried heterostructure laser diode) este un bun exemplu de dispozitiv semiconductor laser cu dublă heterostructură ce are o regiune activă „îngropată” în dispozitiv astfel încât este înconjurată de materiale cu indice de refracție scăzut, făcând din regiunea activă un ghid de undă (figura 6.27). Deoarece stratul activ este înconjurat de AlGaAs de indice de refracție mai scăzut, el se comportă ca un ghid de undă dielectric, asigurând ca fotonii să fie confinați în regiunea activă, ceea ce crește rata emisiilor stimulate și astfel randamentul diodei. Astfel de diode sunt numite diode cu ghid de indice (index guided diodes). Dacă heterostructura îngropată are dimensiunile potrivite comparativ cu lungimea de undă a radiației, atunci numai modul fundamental poate exista în structura ghidului de undă. Acesta este cazul diodei laser monomod (single mode laser diode).

Diodele laser bazate pe GaAs și AlGaAs sunt potrivite pentru emisie la lungimi de undă în jurul a 900 nm. Pentru lucrul în domeniul lungimilor de undă pentru comunicații optice (1,3 și 1,55 µm), heterostructurile tipice se bazează pe InP (substrat) și aliaje cuaternare InGaAsP, acestea având o bandă interzisă mai îngustă decât cea a InP și un indice de refracție mai mare. Compoziția aliajului de InGaAsP este ajustată pentru a obține banda interzisă necesară pentru straturile activ și de confinare.

Laseri cu gropi de potențial cuantice și laseri cu centri cuantici

Un laser cu groapă de potențial cuantică (Quantum Well Laser – QWL) are de obicei un strat foarte subțire, tipic mai subțire de 50 nm, dintr-un semiconductor cu bandă interzisă îngustă, cum este GaAs, plasat între două straturi de semiconductori cu bandă interzisă mai largă, cu este AlGaAs. Aceasta reprezintă un dispozitiv cu heterostructură, schematizat în figura 6.28.a. Cum lărgimea benzii interzise, Eg, se modifică la interfață, aici apar discontinuități în valoarea lui EC și EV. Acestea, EC și EV, depind de materialele semiconductoare și de doparea acestora. În cazul heterostructurii GaAs/AlGaAs, care este prezentată în figura 6.28.b, EC este mai mare decât EV. Datorită barierei de potențial EC, electronii de conducție din stratul subțire de GaAs sunt confinați în direcția z.

Această lungime de confinare, d, este așa de mică, încât electronul poate fi considerat ca fiind într-o groapă de potențial unidimensională pe direcția z, dar liber în planul xOy. Electronii din BV a stratului de GaAs formează un gaz bi-dimensional. Electronii de conducție în groapa de potențial GaAs pot avea energii permise cu valorile E1, E2, E2, … peste valoarea EC și golurile pot avea energii permise cu valorile E’1, E’2, E’2, … sub valoarea EV, datorită cuantificării pe direcția z (energia datorată mișcărilor electronilor pe direcțiile x și y este mică și se adaugă la E1, E2, E2, …). Densitatea stărilor electronice pentru un sistem electronic bidimensional nu este aceeași ca cea din masa semiconductorului. Pentru o concentrație de electroni dată, n, densitatea de stări, g(E), adică numărul stărilor cuantice pe unitatea de energie și pe unitatea de volum, este constantă și nu depinde de energie.

g(E) este constant la între E1 și E2, unde crește în salt și rămâne iarăși constant, până la E3, când crește din nou în salt etc. Densitatea de stări în BV are o comportare similară.

Cum la E1 densitatea de stări este finită și substanțială, electronii din BC nu au o dispersare mare în valorile energiei. În masa semiconductorului însă, densitatea de stări la EC este zero și crește lent cu energia (ca și E’), ceea ce înseamnă că valorile energiei electronilor sunt mai împrăștiate în BC. O mare concentrație de electroni poate fi ușor obținută la E1, ceea nu este cazul în masa de semiconductor. În mod asemănător, majoritatea golurilor în BV are energia în jurul lui E’1. La o polarizare directă, electronii sunt injectați în BC a stratului de GaAs, strat care servește drept strat activ.

Fig. 6.28 – Un dispozitiv cu groapă de potențial cuantică (QW). a) – structura schematică a dispozitivului; b) – structura energetică a electronilor de conducție confinați în stratul de GaAs în direcția z pe o lungime foarte mică, d; c) – densitatea de stări a unui dispozitiv bidimensional QW.

Electronii injectați populează cu ușurință numărul mare de stări la E1, ceea ce înseamnă că la E1 concentrația de electroni crește rapid cu creșterea curentului și astfel inversia de populație are loc rapid, fără nevoia unui curent mare. Tranzițiile stimulate ale electronilor între E1 și E’1 conduc la o emisie laser. Densitatea de curent de prag pentru realizarea inversiei de populație și a emisiei laser este redusă în mod evident față de cea a diodelor cu dublă heterostructură de aproximativ 10 ori. Laserii cu gropi de potențial multiple (multiple quantum well laser – MQWL) au mai mult de o groapă de potențial, acestea formând o structură periodică (figura 6.29). Straturile cu benzi interzise de lărgime mai mică sunt straturile active, unde au loc confinarea electronilor și tranzițiile acestora însoțite de emisiile stimulate, în timp ce straturile cu benzi interzise mai largi sunt straturi barieră.

Fig. 6.29 – O structură de dispozitiv cu gropi de potențial multiple

În prezent, un interes deosebit îl prezintă dezvoltarea dispozitivelor laser cu centri cuantici (quantum dot lasers – QDL). Acestea sunt alcătuite din cristale cu dimensiuni atât de mici, încât electronii de conducție sunt confinați pe toate cele trei direcții, x, y, z.. Energia electronilor în centrul cuantic este cuantificată într-un mod asemănător cu situația de la o groapă de potențial finită tridimensională. Efectele cuantice devin efective atunci când dimensiunea cristalului este de câțiva nm, tipic mai puțin de 10 nm. Efectele de cuantificare asociate cu microcristale de semiconductori binari II-VI (cum sunt CdS, CdSe, ZnS etc) sunt deja bine cunoscute. Centrii cuantici în InAs de dimensiuni de ordinul a 10 nm pot forma structuri auto-organizate când InAs este crescut pe substraturi de GaAs. Nepotrivirea dintre cele două cristale forțează InAs să se grupeze într-un foarte mic cristal. Prepararea dispozitivelor laser cu centri cuantici utile tehnologic este încă în stadiul de intense cercetări. Acestea au anumite avantaje în comparație cu dispozitivele laser cu gropi de potențial cuantice. Astfel, QDL au densitatea de curent de prag cea mai mică dintre toate dispozitivele descrise până acum și spectrul de emisie cel mai îngust. În plus, curentul de prag prezintă o mult mai slabă dependență de temperatură decât la QWL.

Laseri cu reacție distribuită

Ideal, spectrul radiației emise de către un dispozitiv laser trebuie să fie cât mai îngust posibil, ceea ce înseamnă în general că, într-un laser având la bază o cavitate Fabry-Perrot, trebuie să fie permisă existența unui singur mod și trebuie reduse pierderile în cavitate ca urmare a reflexiile pe suprafețele de la extremitățile cavității. Există diferite dispozitive care au un spectru cu puritate modală foarte ridicată. Dintre acestea, unul dintre cele mai importante este laserul cu reacție distribuită (distributed feedback laser – DFBL). Într-un laser cu cavitate Fabry-Perrot, fețele cristalului asigură feedback-ul optic necesar în cavitate pentru a asigura concentrația de fotoni. În laserul DFB, așa cum se vede în figura 6.30.a, se află un strat striat (canelat), numit strat de ghidaj, peste stratul activ; radiația se propagă în spațiul dintre stratul activ și stratul de ghidaj, ale cărui striații acționează ca o reacție optică pe lungimea cavității prin producerea unor reflexii parțiale (asemănător cu reflexia selectivă pe o rețea de difracție). Astfel, feedback-ul optic este distribuit pe toată lungimea cavității.

Fig. 6.30 – a) – structură laser cu reacție distribuită; b) emisie laser ideală; c) spectru de emisie tipic pentru un laser cu reacție distribuită

În structura DFB, undele ce se propagă sunt reflectate parțial și periodic. Undele care se propagă la stânga sau la dreapta se pot cupla coerent pentru construcția unui mod numai dacă frecvența lor este relaționată cu perioada striațiilor, Λ. Modurile DFB permise nu sunt exact la lungimea de undă dată de condiția Bragg, B, dar sunt simetric dispuse față de aceasta.

Pragul amplificării pentru modurile superioare este atât de mare, încât efectiv doar modul de ordinul cel mai mic suferă efectul laser. Un dispozitiv perfect simetric are două moduri egal distanțate plasate de o parte și de alta a lui B (figura 6.30.b). În realitate, inevitabila asimetrie introdusă în procesul de fabricație conduce la un singur mod. În prezent, diodele laser DFB pentru canalul de comunicație optică la 1,55 m prezintă lărgimi spectrale ale semnalului emis de ordinul a 0,1 nm.

Laseri cu emisie prin suprafața unei cavități verticale

Una din problemele fundamentale ale diodelor laser este fasciculul puternic divergent, eliptic al acestora. Deși divergența poate fi corectată cu sisteme optice, inerenta problemă a sursei mici, eliptice nu poate fi niciodată rezolvată complet. Diodele laser au și alte limitări fundamentale. Deși sunt extrem de mici, cavitatea rezonatoare a lor este totuși de ordinul a sute de micrometri în lungime, suficientă pentru a suporta moduri longitudinale multiple. Dacă lărgimea benzii laserului nu este redusă artificial, se produce o instabilitate atât în amplitudinea, cât și în frecvența radiației laser. În plus, deoarece fasciculul laser emerge din muchia (bordura) cristalului tăiat, iar acesta nu este tăiat până la sfârșitul procesului de fabricare, nu este posibilă testarea optică a dispozitivelor în timpul fabricării. Acest lucru determină creșterea prețului de fabricare a dispozitivelor.

Fig. 6.31 – Într-o structură VCSEL (b), rezonatorul este vertical și lumina emerge din suprafața laserului și nu din muchia acestuia, ca la dioda laser convențională (a)

În sfârșit, deși pot fi fabricate structuri monolitice bidimensionale de diode laser, procesul este extrem de dificil și nu se întrevede un viitor apropiat la care prețul de fabricare să fie convenabil.

Laserul cu cavitate verticală și emisie de suprafață (vertical cavity, surface-emitting laser – VCSEL, pronunțat vixel) permite depășirea acestor probleme. La diodele laser convenționale, cavitatea rezonatoare este în planul orizontal (figura 6.31.a). La un VCSEL, cavitatea este pe direcția verticală (figura 6.31.b), iar oglinzile sunt localizate deasupra și sub zona de inversie a populației, în loc de o parte și de alta a acesteia. Dioda laser convențională (cu cavitate orizontală) este un emițător pe muchie, în timp ce dioda laser cu cavitate verticală este un emițător de suprafață.

Se pot observa cu ușurință avantajele unei astfel de proiectări, care elimină problema fasciculului divergent, eliptic, determinat de o suprafață de emisie mică și neregulată a unui emițător pe muchie. Aria de emisie a emițătorului de suprafață este rotundă și mult mai mare.

Este evident că rezonatorul unui VCSEL este mai scurt decât cel al unui laser convențional. De fapt, este atât de scurt, încât distanța dintre modurile longitudinale este prea mare pentru ca mai mult de un mod să poată oscila. (modurile longitudinale sunt distanțate cu valoarea c/2ℓ). Astfel, instabilitatea laserilor convenționali este eliminată.

Mai mult de atât, dificultățile de fabricare sunt reduse, deoarece este posibilă testarea optică a unei plachete cu VCSEL în timpul procesului de fabricație. Se pot obține densități foarte mari, de zeci de milioane de diode pe o astfel de plachetă, scăzând astfel prețul diodelor individuale. Și structurile bidimensionale de astfel de diode pot fi fabricate mai ușor, cu un preț mai mic.

Așa cum se poate vedea în figura anterioară, VCSEL au axa cavității optice de-a lungul direcției fluxului de curent, spre deosebire de diodele laser convenționale, la care aceasta este perpendiculară pe fluxul de curent. Lărgimea regiunii active este foarte mică în comparație cu dimensiunile laterale, astfel încât radiația emerge de la suprafața cavității și nu de pe muchia îngustă a acesteia (figura 6.32). Reflectoarele de la capetele cavității sunt oglinzi dielectrice, alcătuite multistraturi cu lame sfert de undă la care indicele de refracție alternează (n1 și n2). Acestea asigură un grad ridicat de reflectanță selectivă la o anumită lungime de undă dacă grosimile straturilor alternante, d1 și d2 și indicii de refracție n1 și n2 satisfac condiția:

n1d1 + n2d2 = (6. )

ceea ce conduce la o interferență constructivă a tuturor undelor parțial reflectate la interfețe.

Cum unda este reflectată datorită unei variații periodice a indicelui de refracție, oglinda dielectrică este în esență un reflector Bragg distribuit. Reflectanța ridicată a acestor oglinzi este necesară deoarece lungimea cavității foarte scurtă reduce amplificarea optică a stratului activ. Pentru a obține reflectanța necesară (~ 99%), numărul straturilor alternante este de 20 ÷ 30. Întreaga cavitate optică este verticală dacă se păstrează curentul la fel ca la cavitatea unei diode laser convenționale.

Fig. 6.32 – Schemă simplificată a unei structuri VCSEL

Stratul activ este în general foarte subțire (< 0,1 µm) și de preferat este o structură cu gropi de potențial multiple (MQW) pentru a obține un curent de prag convenabil. Straturile semiconductoare necesare sunt crescute prin creștere epitaxială pe un substrat convenabil, care este transparent la lungimea de undă de emisie. De exemplu, un dispozitiv VCSEL care emite la 980 nm are stratul activ din InGaAs și substratul din GaAs (transparent la 980 nm). Oglinzile dielectrice sunt straturi alternante de AlGaAs cu compoziție diferită și deci cu bandă interzisă de lărgime diferită și cu indice de refracție diferit. Cavitatea verticală este de obicei circulară în secțiune transversală, astfel încât fasciculul emis are o secțiune transversală circulară, ceea ce este un avantaj.

Înălțimea cavității verticale poate fi de câțiva microni. Așadar, separarea modurilor longitudinale este suficient de bună pentru a permite lucrul unui singur mod longitudinal. Totuși, pot apărea unul sau mai multe moduri laterale (transversale), în funcție de dimensiunea laterală a cavității. În practică apare un singur mod lateral în spectrul de ieșire pentru diametre ale cavității mai mici de aproximativ 8 µm. Diferitele tipuri de VCSEL fabricate au diferite moduri laterale, dar lărgimea spectrului rămâne numai de aproximativ 0,5 nm, substanțial mai mică decât la o diodă laser convențională longitudinală multimod. Cu dimensiuni ale cavității de ordinul micronilor, un astfel de laser este cunoscut sub numele de microlaser. Unul dintre cele mai importante avantaje ale microlaserilor este acela că ei pot fi aranjați pentru a forma o matrice emițătoare care este sursă laser cu o suprafață de emisie mare. Astfel de structuri au importante posibile aplicații în interconectarea optică și în tehnologiile calculatoarelor optice. În plus, ele pot furniza puteri optice mai mari (de ordinul a câțiva W) decât o singură diodă laser convențională.

Laserul cu emisie la suprafața unei cavități verticale are multe avantaje față de laserii cu emisie pe muchie. Proiectarea sa permite chipurilor să fie fabricate și testate pe un singur soclu. Pot fi obținute câmpuri largi de dispozitive astfel încât devin posibile aplicații cum sunt rețelele neuronale optice. În industria telecomunicațiilor, profilul fasciculului monomod, uniform, obținut cu un dispozitiv VCSEL este de dorit pentru cuplarea în fibrele optice. Totuși, concomitent cu aceste avantaje, apar unele probleme, în special la fabricare și la lucrul la puteri mari.

Fig. 6.33 – VCSEL cu reflector metalic

Primele dispozitive VCSEL au fost fabricate în 1965 de Melngailis și constau dintr-o joncțiune n+pp+ de InSb. Răcit la 10 K și supus unui câmp magnetic pentru a confina purtătorii, dispozitivul emitea radiație coerentă la o lungime de undă de aproximativ 5,2 m. Mai târziu, au fost puse la punct și alte dispozitive asemănătoare, cu emisie în infraroșul apropiat, pentru telecomunicațiii la lungimea de undă de 1,5 m. Aceste prime dispozitive VCSEL aveau oglinzi metalice care aveau ca rezultat densități de curent de prag ridicate (44 kA/cm2 ) și erau răcite utilizând azot lichid (figura 6.33).

Oglinzi epitaxiale pentru dispozitive VCSEL cu GaAs/AlGaAs au fost realizate începând cu 1983, iar dispozitive VCSEL în pulsuri la temperatura camerei un an mai târziu. Reducerea densității de curent de prag a fost legată de reducerea volumului activ al cavității. În prezent, dispozitivele VCSEL cu GaAs/AlGaAs au curenți de prag de aproximativ 40 A.

Există mai multe tipuri de structură VCSEL, dar toate au anumite aspecte comune. Lungimea cavității dispozitivelor VCSEL este foarte scurtă, tipic de 1 până la 3 ori lungimea de undă a luminii emise. Ca rezultat, la o singură parcurgere a cavității, un foton are o mică șansă de a declanșa un proces de emisie stimulată la densități de purtători scăzute. De aceea, dispozitivele VCSEL necesită oglinzi cu reflectanță foarte mare pentru a fi eficiente.

Fig. 6.34 – VCSEL cu groapă gravată

La laserii cu cavitate Fabry-Perot, reflectanța fețelor cavității este de aproximativ 30%. Pentru VCSEL, reflectanța necesară pentru curenți de prag scăzuți este mai mare de 99,9%. O reflectanță atât de mare nu poate fi obținută prin utilizarea oglinzilor metalice. Dispozitivele VCSEL utilizează reflectori Bragg distribuiți (Distributed Bragg Reflectors – DBR). Aceștia sunt formați așezarea unor straturi alternante de materiale semiconductoare sau dielectrice cu o diferență în indicele de refracție. La dispersia minimă pentru fibrele optice, materialele semiconductoare utilizate pentru DBR au o mică diferență în indicele de refracție, de aceea sunt necesare un număr mare de straturi. Cum straturile DBR sunt și conductoare ale curentului în dispozitiv, mai multe straturi duc la creșterea rezistenței electrice a acestuia; de aici, creșterea disipării de căldură poate deveni o problemă dacă dispozitivul nu este proiectat corect. Unele dintre tipurile de VCSEL sunt prezentate în continuare, în ordinea evoluției acestora.

Fig. 6.35 – VCSEL cu bornă aeriană

În prezent, cele mai multe dispozitive VCSEL utilizează cavități cu gropi de potențial cuantice. Prin depunerea unui strat subțire de semiconductor cu o bandă interzisă mai mică, se poate nu numai defini o regiune pentru a se produce recombinarea, dar se pot controla și proprietățile optice ale dispozitivului. Puterea obținută de la o singură groapă de potențial cuantică este mică. Pot fi create multiple gropi de potențial în cavitate pentru a crește puterea obținută. Poziția gropii de potențial cuantice este crucială pentru maximizarea amplificării dispozitivului.

Lungimea redusă a cavității în dispozitivele VCSEL și adăugarea gropii de potențial cuantice reduce semnificativ probabilitatea emisiei stimulate la parcurgerea o singură dată a cavității. Lumina în cavitate trebuie să fie reflectată înapoi în cavitate de mai multe ori decât la un laser cu cavitate Fabry-Perot. Timpul mediu pe care fotonii îl petrec în cavitate este numit timp mediu de viață al fotonului. Reflectanța oglinzilor trebuie să fie foarte mare pentru a crește timpul mediu de viață al fotonului și deci timpul de interacție cu stările electronice excitate. Calculul dă o valoare minimă a reflectanței de 99,95%. Oglinzile metalice sunt limitate la o reflectanță de aproximativ 98% și astfel, pentru astfel de regiuni active mic sunt inutile. Materialele dielectrice și semiconductoare au un coeficient de absorbție foarte mic pentru fotoni cu energii sub lărgimea benzii interzise a materialului. Dacă două materiale dielectrice cu un indice de refracție diferit sunt plasate împreună pentru a forma o joncțiune, lumina va fi reflectată la suprafața discontinuității. Cantitatea de lumină reflectată de astfel de discontinuități este mică. Totuși, dacă straturile alternante de semiconductor sau dielectric sunt stratificate periodic, fiecare strat având o grosime optică de (/4)n, reflecțiile pe fiecare discontinuitate se vor adiționa în pentru a produce o reflectanță mare. Se obține astfel un reflector Bragg distribuit.

Fig. 6.36 – VCSEL îngropat prin recreștere epitaxială

Numărul straturilor necesare pentru a produce oglindă cu reflectanță foarte mare la o lungime de undă particulară este determinat de diferența dintre indicii de refracție ai materialelor straturilor alternante. De asemenea, trebuie avută în vedere și constanta rețelei materialelor, care trebuie să fie asemănătoare, diferențele la zonele de separare trebuind să fie sub 1%, pentru a evita fisurile datorate tensiunilor mecanice din rețea. Fiind dat indicele de refracție al substratului, ns și cel al materialului înconjurător (de obicei aer), n0, ca și cei ai straturilor semiconductoare alternante, n1 și n2, pentru un număr dat de perioade, m, reflectanța este dată de:

R = (6. )

Oglinzile pentru dispozitive cu lungimi de undă mari trebuie proiectate cu grijă. Cele mai importante considerații sunt legate de alegerea materialelor utilizate pentru fabricarea straturilor Bragg. Acestea trebuie să fie crescute utilizând materiale cu rețea care se potrivește cu cea a materialului cavității dispozitivului. Pentru dispozitive care lucrează la lungimi de undă mari, alegerea tradițională a materialelor este GaAsInP/InP. Totuși, contrastul dintre aceste două materiale este foarte mic. De aceea, este necesar un mare număr de straturi alternante pentru a obține reflectanțele mari cerute la dispozitivele VCSEL. Fiecare strat de semiconductor crește rezistența dispozitivului și curentul de prag, astfel că este importantă minimizarea numărului necesar de straturi. Oglinzi cu reflectanță mare pot fi fabricate și din materiale dielectrice, cele mai obișnuite fiind ZnSe/MgF și Si/SiO2. Dielectricii au un contrast de indice de refracție ridicat, pot fi depuși utilizând tehnici de temperatură scăzută și nu conduc curentul electric. În plus, în general, ei nu sunt conductori buni de căldură.

Odată cu reducerea dimensiunilor cavității, se poate reduce și curentul de prag al dispozitivului VCSEL prin limitarea suprafeței secțiunii transversale a cavității în care are loc amplificarea. Sunt mai multe metode utilizate în mod curent în dispozitivele VCSEL. O metodă simplă este aceea de a grava o groapă sub stratul activ (figura 6.34). Marea diferență în indicele de refracție dintre aer și materialul dispozitivului acționează pentru a ghida lumina emisă. Problemele cu acest tip de structură sunt pierderile de purtători datorate recombinărilor superficiale la pereții gropii și disiparea slabă a căldurii din cavitatea laser. O altă tehnică pentru confinarea curentului este implantarea ionică. Prin implantarea selectivă a ionilor într-un semiconductor, acesta poate fi transformat într-un material izolator. Cel mai adesea sunt utilizați protoni, dar și alte specii ionice, incluzând F+, O+, N+ și H+ au fost încercate. Bombardarea semiconductorului cu ioni tinde însă să distrugă structura cristalină a materialului implantat și ca atare tehnica trebuie utilizată cu precauție în apropierea stratului activ.

Puterea optică de ieșire este:

Pout = [I – Ip(I, Tjonct)] (6. )

unde  depinde de doi factori:

randamentul injecției de curent pentru fracția de purtători injectați care contribuie la procesul de emisie (unii purtători se pot recombina în regiunile de confinare nedopate, unde purtătorii nu interacționează cu câmpul optic) și

randamentul optic pentru fracția de fotoni generați care sunt transmiși în exteriorul cavității.

Este de notat faptul că Ip, curentul de prag depinde de curentul de injecție ca și de temperatura joncțiunii. Tjonct.

Randamentul cuantic diferențial este deci dependent de curent:

(I) = (6. )

Se vede că (I) poate fi negativ dacă dIp/dI > 1. Graficul puterii optice de ieșire în funcție de curentul de injecție va avea o pantă negativă.