Из Википедии, бесплатной энциклопедии
Перейти к навигации Перейти к поиску

Полупроводниковые лазеры (520 нм, 445 нм, 635 нм)
Полупроводниковые лазеры (660 нм, 532 нм, 405 нм)

Полупроводниковые лазеры или лазерные диоды играют важную роль в нашей повседневной жизни, предлагая дешевые и компактные лазеры. Они состоят из сложных многослойных структур, требующих нанометровой точности и продуманной конструкции. Их теоретическое описание важно не только с фундаментальной точки зрения, но и для создания новых и улучшенных конструкций. Для всех систем характерно то, что лазер представляет собой систему с обратной плотностью носителей. Несущая инверсия приводит к электромагнитной поляризации , которая приводит в действии электрического поля . В большинстве случаев электрическое поле ограничено резонатором , свойства которого также являются важными факторами для работы лазера.

Получить средний [ править ]

Сравнение коэффициентов усиления и поглощения, рассчитанных в приближении Хартри – Фока (пунктирная линия) и с полным учетом условий столкновения (сплошная линия). Образец представляет собой квантовую яму Ga (AsSb), окруженную прокладками из GaAs. Для верхнего рисунка использовалась плотность 1,3 · 10 12 см -2, что значительно превышает порог генерации. На нижнем рисунке плотностью носителей можно пренебречь. Различия в форме линий очевидны, особенно для структуры генерации. Приближение Хартри – Фока приводит к поглощению ниже ширины запрещенной зоны (ниже примерно 0,94 эВ), что является естественным следствием приближения времени релаксации, но совершенно нефизично. Для случая низкой плотности приближение времени T 2 также приводит к удлиненным хвостам.

В теории полупроводникового лазера оптическое усиление создается в полупроводниковом материале. Выбор материала зависит от желаемой длины волны и таких свойств, как скорость модуляции. Это может быть объемный полупроводник, но чаще квантовая гетероструктура. Накачка может быть электрической или оптической ( дисковый лазер ). Все эти структуры могут быть описаны в общих рамках и с разным уровнем сложности и точности. [1]

Свет генерируется в полупроводниковом лазере за счет излучательной рекомбинации электронов и дырок. Чтобы генерировать больше света за счет стимулированного излучения, чем теряется при поглощении , плотность населения системы должна быть инвертирована, см. Статью о лазерах . Таким образом, лазер всегда представляет собой систему с высокой плотностью носителей, которая влечет за собой взаимодействия многих тел. Их нельзя точно учесть из-за большого количества вовлеченных частиц. Можно сделать различные приближения:

  • Модель свободных носителей : в простых моделях взаимодействиями многих частиц часто пренебрегают. Плазма-носитель тогда просто рассматривается как резервуар, который ослабляет распределение носителей. Однако для получения правильной ширины линии необходимо взаимодействие многих тел . Следовательно, на уровне свободных носителей время рассеяния должно быть введено феноменологически, обычно извлекается из эксперимента, но будет меняться в зависимости от плотности носителей и температуры. Простые модели для коэффициента усиления часто используются для получения системы уравнений скорости лазерного диода , позволяющей динамически вычислять зависящий от времени отклик лазера. Выражение для коэффициента усиления свободных носителей приведено в статье о полупроводниковом оптическом усилении .
  • Приближение Хартри Фока : для описания системы взаимодействующих носителей при любой плотности могут использоваться полупроводниковые уравнения Блоха [2] [3] (SBE). Их можно решить в приближении Хартри – Фока . [4] В этом случае взаимодействие носитель-носитель приводит к перенормировке зонной структуры и электрического поля. Члены столкновения, т. Е. Члены, описывающие рассеяние носителей на носителях, по-прежнему отсутствуют и должны быть введены феноменологически с использованием времени релаксации или T 2 -времени поляризации.
  • Эффекты корреляции : явный учет условий столкновения требует больших численных усилий, но может быть сделано с помощью современных компьютеров. [5] С технической точки зрения, члены столкновений в уравнениях Блоха для полупроводников включены во второе борновское приближение . [3] Эта микроскопическая модель имеет то преимущество, что она носит предсказательный характер, то есть она дает правильную ширину линии для любой температуры или плотности возбуждения. В других моделях время релаксации должно быть извлечено из эксперимента, но зависит от фактических параметров, что означает, что эксперимент должен быть переделан для любой температуры и интенсивности возбуждения.

Вышеупомянутые модели дают поляризацию усиливающей среды. Исходя из этого, поглощение или усиление можно рассчитать с помощью

Оптическое поглощение

где обозначает фотонную энергию, является фоном преломления , является скорость вакуума света, и являются вакуумной диэлектрической проницаемости и фона , диэлектрическая проницаемость , соответственно, и это электрическое поле присутствует в усиливающей среде. « » обозначает мнимую часть количества в скобках. Приведенная выше формула может быть получена из уравнений Максвелла . [3]

На рисунке показано сравнение рассчитанных спектров поглощения для высокой плотности, когда поглощение становится отрицательным (усиление), и поглощения низкой плотности для двух последних обсуждаемых теоретических подходов. Различия в форме линий для двух теоретических подходов очевидны, особенно для случая высокой плотности носителей, который применяется к лазерной системе. Приближение Хартри – Фока приводит к поглощению ниже ширины запрещенной зоны (ниже примерно 0,94 эВ), что является естественным следствием приближения времени релаксации, но совершенно нефизично. Для случая низкой плотности приближение времени T 2 также переоценивает прочность хвостов.

Лазерный резонатор [ править ]

Резонатор обычно является частью полупроводникового лазера. Его эффекты необходимо учитывать при расчетах. Следовательно, расширение электрического поля по собственным модам выполняется не в плоских волнах, а в собственных модах резонатора, которые могут быть вычислены, например, с помощью метода трансфер-матрицы в плоских геометриях; более сложные геометрии часто требуют использования полных решателей уравнений Максвелла ( метод конечных разностей во временной области ). В уравнениях скорости лазерного диода время жизни фотона входит вместо собственных мод резонатора. В этом приближенном подходе, можно рассчитать из резонансного режима [6]и примерно пропорционален силе моды в резонаторе. Полностью микроскопическое моделирование лазерного излучения может быть выполнено с помощью уравнений люминесценции полупроводников [7], в которых световые моды входят в качестве входных данных. Этот подход систематически включает многочастичные взаимодействия и корреляционные эффекты, включая корреляции между квантованным светом и возбуждениями полупроводника. Такие исследования можно распространить на изучение новых интересных эффектов, возникающих в квантовой оптике полупроводников.

См. Также [ править ]

  • Полупроводниковые уравнения Блоха
  • Уравнения люминесценции полупроводников
  • Полупроводниковое оптическое усиление
  • Когерентные эффекты в полупроводниковой оптике
  • Квантовая оптическая спектроскопия
  • Лазеры
  • Лазерная спектроскопия
  • Нелинейная теория полупроводниковых лазеров

Ссылки [ править ]

  1. ^ Чоу, WW; Кох, SW (2011). Основы полупроводникового лазера. Springer. ISBN  978-3540641667
  2. ^ Линдберг, М .; Кох, С. (1988). «Эффективные уравнения Блоха для полупроводников». Physical Review B 38 (5): 3342–3350. DOI: 10.1103 / PhysRevB.38.3342
  3. ^ a b c Haug, H .; Кох, SW (2009). Квантовая теория оптических и электронных свойств полупроводников (5-е изд.). World Scientific. п. 216. ISBN 9812838848 
  4. ^ Haug, H .; Шмитт-Ринк, С. (1984). «Электронная теория оптических свойств полупроводников, возбуждаемых лазером». Успехи квантовой электроники 9 (1): 3–100. DOI : 10.1016 / 0079-6727 (84) 90026-0
  5. ^ Хадер, J .; Молони, СП; Koch, SW; Чоу, WW (2003). «Микроскопическое моделирование усиления и люминесценции в полупроводниках». IEEE J. Sel. Вершина. Quant. Электрон. 9 (3): 688–697. DOI : 10.1109 / JSTQE.2003.818342
  6. ^ Смит, Ф. (1960). «Матрица времени жизни в теории столкновений». Physical Review 118 (1): 349–356. DOI: 10.1103 / PhysRev.118.349
  7. ^ Кира, М .; Кох, SW (2011). Полупроводниковая квантовая оптика . Издательство Кембриджского университета. ISBN 978-0521875097 

Дальнейшее чтение [ править ]

  • Чоу, WW; Кох, SW (2011). Основы полупроводникового лазера . Springer. ISBN 978-3540641667.
  • Haug, H .; Кох, SW (2009). Квантовая теория оптических и электронных свойств полупроводников (5-е изд.). World Scientific. п. 216. ISBN. 978-9812838841.
  • Зигман, AE (1986). Лазеры . Univ. Научные книги. ISBN 978-0935702118.
  • Демтредер, В. (2008). Лазерная спектроскопия: Vol. 1: Основные принципы . Springer. ISBN 978-3540734154.
  • Демтредер, В. (2008). Лазерная спектроскопия: Vol. 2: Экспериментальные методы . Springer. ISBN 978-3540749523.