Дифференциальная квантовая эффективность

Инжекционные лазеры часто характеризуют дифференциальной квантовой эффективностью [5, 9] [c.108]

В лазерном режиме называется дифференциальной квантовой эффективностью [c.285]

В большинстве лазеров длина волны излучения лежала в диапазоне 1,00—1,06 мкм лучшие лазеры излучали на длинах волн около 1,00 мкм. Толщина активной области была уменьшена до 0,3 мкм. Величина дифференциальной квантовой эффективности достигала 0,35 [92]. Для лучших образцов /пор(300 K)/ i л 4,0-10 А/см мкм [92]. [c.70]

Измеряя зависимость /пор от длины резонатора, можно получить численные оценки некоторых параметров лазера. Выражение (3.8.33) для дифференциальной квантовой эффективности можно записать в виде [c.203]

Рис. 7.5.2. Свойства ДГС-лазеров с РВ при толщине активной области между 0,5 и I мкм в зависимости от толщины л-слоя с1 [86]. а — пороговая плотность тока б — дифференциальная квантовая эффективность.

Дифференциальная квантовая эффективность ДГС-лазеров 225, 324, 326 ДГС-РО-лазеров 237, 324 ОГС-лазеров 199, 324 лазеров с расширенным волноводом 230 [c.359]

Обычно для определения /пор измеряют ток фотодиода h только при токах накачки лазера, превышающих пороговое значение (рис. 3.8.11). Другой полезной величиной, которая может быть определена по графику зависимости Id от /i, является дифференциальная квантовая эффективность По [c.208]

Дифференциальная квантовая эффективность [c.210]

Дифференциальная квантовая эффективность 208, 210 Диффузионный ток дырок 240 [c.295]

Введем функцию распределения (г, о, ) для., каждого квантового состояния г,- удовлетворяющую уравнению Больцмана. Интегралы столкновений записываются через g, X, ) — дифференциальные эффективные сечения рассеяния на углы X, ф индексы i и / обозначают состояния молекул до столкновения, k я I — состояния молекул после столкновения, g — начальную относительную скорость сталкивающихся молекул. [c.68]

Полученные таким образом уравнения принято называть уравнениями баланса (в литературе на английском языке они называются скоростными уравнениями). Их довольно легко составить. Для вывода следует воспользоваться поперечным сечением поглош,ения (его можно определить экспериментально или вычислить с помош,ью квантовой теории, ср. п. 1.3.3) и выразить изменения населенностей системы уровней и числа фотонов поля излучения, вызванные различными процессами, такими, как индуцированное и спонтанное излучение, поглощение и релаксация. Мы придем таким образом к системе нелинейных дифференциальных уравнений в частных производных, определяюш,ей изменения всех величин. Рассмотренная выше двухуровневая система оказывается для многих процессов недостаточной, и часто приходится учитывать по крайней мере три или еще больше эффективных уровней. Мы продемонстрируем метод на примере показанной Yia vi . Х. трехуровневой системы, взаимодействующей с двумя волнами, частота которых нахо- [c.23]

В квантовой механике процесс рассеяния принято описывать с помощью дифференциального эффективного сечения aij, которое определяется как вероятность перехода j i (г / j) в единицу времени, деленная на поток vL , где v — относительная скорость сталкивающихся частиц. Из (2Г.13) находим, что [c.158]

У большинства РОС- и РБО-лазеров дифференциальная квантовая эффективность не превышает единиц процентов, пороговая плотность тока 3—7 кА/см что затрудняет реализацию их функционирования при комнатной температуре. Одним из способов снижения /пор в РОС-и РБО-лазерах является использование решеток с блеском , т. е. с профилем, оптимизированным для определенного диапазона к и углов дифракции. Можно показать, что асимметрия треугольного профиля позволяет повысить /iamax более чем на порядок по сравнению с симметричным профилем. Увеличение глубины профиля в некоторых пределах такжё ведет к возрастанию max при ЭТОМ, однако, ухудшается спектральная селективность. Таким образом, оптимальное значение глубины решетки следует выбирать из компромиссных соображений. Значительное внимание уделяется исследованию и оптимизации ИЛ с РБО. В отличие от РОС-лазеров в РБО-лазерах резонанс отражения приходится на брэгговскую частоту и не подвержен расщеплению. Технология их изготовления относительно проще, чем РОС-лазеров, так как гетероструктуры формируются за один эпитаксиальный процесс, который не требуется прерывать для изготовления решетки, и, кроме того, исключается очень сложная операция заращивания профилированной поверхности. Другое существенное преимущество определяется тем, что дифракционная решетка наносится на пассивный участок волноводного слоя и не усугубляет деградацию характеристик лазера, в то время как использование структур с раздельным ограничением позволяет значительно снизить оптические потери на пассивном участке и обеспечить эффективное взаимодействие световой волны с решеткой. Основные структуры РОС- и РБО-лазеров показаны на рис. 6.14 [12, 18]. Лазеры с периодической структурой [c.118]

Из (10.4.7) следует, что дифференциальная квантовая эффективность может быть увеличена, если увеличить или уменьшить рас-Желательно и то, и другое. Снижение / или также приводит к возрастанию х о, но в то же время растет Уцор- результате отношение Ф/7 может не увепичиться. [c.286]

Существует ограниченное число данных о выходной мощности симметричных ДГС-РО-лазеров в непрерывном или импульсном режиме. На рис. 7.5.4 приведены данные по выходной мощности с одного зеркала и полной дифференциальной квантовой эффективности симметричного ДГС-РО-лазера. Для этого прибора = 0,1 мкм, хи —, 56 мкм, сечение 508X 143 мкм /пор = 1,3 кА/см [55]. Длительность импульса была 0,2 мкс и частота повторения 100 Гц. Разрушение зеркал не наблюдалось вплоть до мощности 3,6 Вт с одного зеркала, и мощность излучения была ограничена не катастрофическим разрушением зеркал, а максимальным током генератора импульсов. [c.234]

Для исследования степени однородности активной области полосковых ДГС-лазеров Делош и др. [16] использовали приборы, у которых, как показано на рис. 8.3.1, в контакте к -области было сделано окно, располагающееся прямо над полоской. Таким образом, при работе лазера в непрерывном режиме можно было через подложку наблюдать и фотографировать спонтанное излучение активной области. За промежуток времени от нескольких минут до часов преобладающим образом развивается характерная структура в виде узких темных линий, которые берут начало с края или изнутри полоски и, постепенно утолщаясь, пересекают ее в направлении <100>. На рис. 8,3.2 показано, как эти темные области развиваются за время работы лазера. По мере образования и уширения темных линий /пор растет, а внешняя дифференциальная квантовая эффективность падает. В соответствии с этими наблюдениями, такой дефект стал обычно называться дефектом темных линий (ДТЛ). [c.328]

На рис. 3.8.5 кружками показаны экспериментально полученные Шнкасом и др. (92] значения коэффициента усиления для GaAs ДГС-лазера с ро = 1.3-10 см- . Этн значения определены по формуле (3.8.13) при а,-=12 см- и = 0,30 для лазеров различной длины. Используемый для определения а метод обсуждается в настоящем парагрг1фе в разделе, посвященном рассмотрению дифференциальной квантовой эффективности. Толщины активных слоев в ДГС были достаточно велики, чтобы с уверенностью считать Г 1,0. [c.200]

Рис. 3.8,11. Зависимость интенсивности излучения от тока накачки GaAs — AUGaj , As ДГС-лазера при комнатной температуре. Связь дифференциальной квантовой эффективности г]й с величиной а/ь/AIl описана в тексте.

Измерения плотности порогового тока и дифферендиальной квантовой эффективности, определяемой выражением (3.8.27), являются двумя наиболее часто встречающимися измерениями при исследовании полупроводниковых лазеров. Полная внешняя квантовая эффективность равна отношению /о//1 (рис. 3.8.11). Дифференциальная квантовая эффективность определяется производной интеисивиости излучения. З внешн по току накачки [c.210]

ДГ-лазеров. Заметим, что благодаря использованию полосковой геометрии пороговый ток /пор при комнатной температуре не превышает 100 мА. Заметим также, что /пор резко увеличивается с температурой. Для большинства диодных лазеров эмпирически было найдено, что этот рост подчиняется закону /пор ехр(7 /7 о), где То — характеристическая температура, зависящая от конкретного диода. Значение этой температуры служит показателем качества диодного лазера. Действительно, отношение двух значений порогового тока при двух значениях температуры, отличающихся между собой на величину ДГ, определяется из выражения /пор,//пор,= = ехр(Л7/7о). Следовательно, чем больше То, тем менее чувствителен пороговый ток /пор к изменению температуры. В случае рис. 6.47 можно сразу определить, что 7о 91 К (обычно То лежит в диапазоне от 70 К для худших лазеров до 135 К для лучших). Заметим, что на рис. 6.47 выходная мощность ограничена значением порядка 10 мВт. Большие выходные мощности (обычно выше 30—50 мВт) могут привести к столь высоким интенсивностям пучка, что могут разрушиться грани полупроводника. Заметим, что дифференциальный КПД лазера дается выражением y s = dP/Vdl, где V—напряжение источника питания. Выбрав V та 1,8 В, получаем T]i- = 40 %. В действительности имеются сообщения даже о более высоких дифференцнальных КПД (вплоть до 60 7о). На самом деле внутренняя квантовая эффективность (доля инжектированных носителей, которые рекомбинируют излучательно) еще больше (около 70 7о). Это [c.416]

В главах 8—10 дается вывод формул для дифференциальных эффективных сечений и обсуждаются вопросы теории приближенных методов потенциального рассеяния (борцовское приближение, приближение искаженных волн, метод квазичастиц и т. д.). Особенно полезно изложение проблем сходимости борцовского ряда, причем выяснены многие важные особенности, обычно не затрагиваемые в руководствах по квантовой механике. [c.6]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...