Коэффициент оптического ограничения

Коэффициент оптического ограничения [c.67]

На рис. 2.5.13,0 и б представлена зависимость Г для основ-ион моды от молярной доли арсенида алюминия х и толщины активного слоя й. Показано быстрое уменьшение Г при < < Яо/ 2, т. е. когда толщина активного слоя становится меньше, чем длина волны излучения в полупроводнике (рис. 2.5.13, а). Участок, соответствующий толщинам активного слоя от 0,01 до 0,1 мкм, представлен па рис 2.5.13,6 в увеличенном масштабе. На рнс. 2.5.14 приведена зависимость коэффициента оптического ограничения от толшины активного слоя для основной моды и мод высшего порядка при л = 0,3. Для мод высшего порядка Г мало вблизи отсечки и при увеличении о приближается к значению коэффициента оптического ограничения для основной моды. В гетеролазере с толщиной активной области й достаточно большой, чтобы существовали моды высшего порядка, коэффициент оптического ограничения и коэффициент отражения иа сколотых гранях определяют доминирующую моду. Коэффициент отражения на сколотых гранях обсуждается в 8 этой главы. Зависимость порогового тока лазера от Г рассматривается в 8 гл. 3, а примеры использования этой зависимости даны в гл. 7. Представление части переносимой модой энергии излучения, распространяющейся в активном слое, через коэффициент оптического ограничения позволяет понять, какое влия-вие оказывает толщина активного слоя на коэффициент усиления, необходимый для достижения порога генерации. Коэффициент Г важен также и для структур, не образующих симмет- [c.70]

Как видно из рис. 2.5.13,6, при малых d коэффициент оптического ограничения Г изменяется приблизительно как d . Для ii=0,l мкм, л = 0,1 и А.0 = 0,90 мкм соотношение (2.5.18) дает Г = 0,12, а из рис. 2.5.13, й получаем Г = 0,11- Полученное при малых d приближенное соотношение (2.5.16) будет использовано нами в 7 этой главы при выводе выражения, аппроксимирующего угол расходимости излучения в направлении, перпендикулярном плоскости р — п-перехода. [c.73]

На рнс. 2.9.3 проводится сравнение коэффициентов оптического ограничения для ДГС—РО- и ДГС-лазеров при двух значениях W, равных 0,5 и 1,0 мкм. При ш = 0,5 мкм величина Г для ДГС —РО-лазера при d < 0,12 мкм больше, а при d> [c.107]

Рис. 2.9.6. Коэффициент оптического ограничения для основной моды и моды

Рис. 2.9.7. Коэффициент оптического ограничения для основной моды и моды первого порядка как функция толщины активного слоя для Ррм ЛГ-структуры с АЯ = 0,04 и Ло = 0,8875 мкм. Значения показателей преломления приведены справа на рис, а. а — т = мкм 6 — ш 2 мкм в — = 3 мкм [78].

НИИ 4 автоматического ключа реверсивного двигателя 5 для выключения двигателя при поступлении на вход одновибратора полезного сигнала или помех реле времени 6 для включения звукового или светового сигнала 7 импульсного вольтметра 12 для измерения напряжения сигналов до ограничения и после него, что позволяет правильно настроить сигнализирующее устройство по коэффициенту оптического отражения поверхности образца в начале испытания. Кроме того, в электрическую схему устройства входят каскад питания устройства сигнализации 8, лампа накаливания 9 со стабилизатором 10, реверсивный двигатель поискового механизма 11 и каскад питания поискового механизма 13. Отраженный поверхностью вращающегося образца свет [c.186]

В выражении (7.9.7) коэффициент поглощения записан в виде разности между всеми потерями at и коэффициентом усиления g. С учетом того, что только часть оптической моды распространяется внутри активной области, суммарный коэффициент усиления умножен на параметр оптического ограничения Г. Отметим, что символ Г был использован в выражениях (7.9.1) — [c.272]

Воспользуемся общим решением задачи (6-35) для расчета плотности результирующего потока излучения через слой серой чисто поглощающей среды, ограниченной черными стенками i(6i = e2 = ai = =02= I, й = а, Р=0). Температура первой граничной поверхности равна Ti, а второй Т 2=0К. В таких условиях можио ожидать, что коэффициенты xj и кг будут максимально отличаться друг от друга и наиболее резко зависеть от оптической толщины слоя Д. Результаты расчета для такого предельного случая интересно сопоставить с решениями, полученными другими методами. [c.178]

Как было отмечено в 9. 1.2, двойная гетероструктура локализует оптическое излучение в пределах активного слоя, что связано с различием коэффициентов преломления в нем и окружающих слоях. Ситуация аналогична той, что наблюдается в диэлектрическом волокне. Из предыдущего параграфа ясно, что для снижения плотности тока,. необходимой для создания инверсии населенностей, толщина активного слоя должна быть сделана по возможности малой. Действительно, в численных примерах использовались величины, сравнимые с соответствующими значениями для оптических волокон. Аналогичная ситуация складывается при рассмотрении оптического волокна с сердцевиной малого диаметра, которое пригодно для передачи только низкомодового излучения. Позже вернемся к рассмотрению некоторых свойств таких типов колебаний, а здесь отметим, что часть электромагнитной мощности распространяется снаружи активного слоя. Таким образом, только доля Г, которая остается в пределах активного слоя, может принимать участие в процессах индуцированного излучения и тем самым вносить вклад в оптическое усиление. Параметр Г называется коэффициентом оптического ограничения. Учет этого фактора приводит к необходимости преобразовать условие работы лазера [c.282]

Можно ожидать, что температурная зависимость /пор (рис. 7.3.3) соответствует температурной зависимости приведенной плотности порогового тока, как показано на рис. 3.8.8, а также то, что при низких температурах уменьшается и увеличивается Оп- Резкое возрастание порогового тока, возникающее при температуре по-видимому, связано с увеличением тока утечки / . При увеличении длины резонатора для достижения порога требуется меньшее усиление, что приводит к меньшим значениям У а и / . Таким образом, на величину Iпор влияют следующие факторы ток утечки, температурная зависимость коэффициента усиления, Оп, Ьп, а также коэффициент оптического ограничения. Кроме того, в ОГС-лазерах уровни возбуждения ограничены достижимыми значениями концентрации электронов в п-слое. [c.198]

В предыдущих главах подробно разбирались свойства ДГС-лазеров с широким контактом. Как было показано на рис. 1.4.2, 2.3.1 и 2.3.2, структура слоев ДГС может быть типа N — р Р или N — п — Р. В гл. 2 рассматривался волноводный эффект в асимметричных и симметричных ДГС и были приведены численные значения коэффициента оптического ограничения. В 3 гл. 4 были представлены диаграммы энергетических зон ДГС. Численные примеры для прямого смещения приведены на рис. 4.3.16 и 4.3.17. В 6 гл. 4 рассматривалось ограничение носителей в структуре GaAs — Alj Gai xAs. Было показано, что обычно носители хорошо удерживаются в активной области. В 5 гл. 6 были описаны методы многослойной ЖФЭ. Изготовление приборов обычно следует методике, описанной в 2 гл. 7. [c.202]

Условия возникновения поперечных мод высокого порядка были рассмотрены Енезу и др. [50]. Как показано на рнс. 7.4.3, порядок поперечной моды легко можно установить из рассмотрения картины дальнего поля излучения. При уменьшении толщины активной области до достаточно малых величин происходит отсечка мод высокого порядка. Если величина й такова, что моды высокого порядка могут существовать, усиление в каждой из мод определяется коэффициентом оптического ограничения моды Гт и потерями на отражение моды 1п ( // ), приведенными на рис. 2.5.14 и 2.8.2 соответственно. Порог будет достигнут той модой, для которой раньше выполнится пороговое условие (3.8.42) в форме [c.204]

При й 0,4 мкм коэффициент оптического ограничения Г близок к единице и, чтобы получить макс на пороге для данной длины резонатора, можно использовать выражение (7.4.3) [49]. Выбранный интервал изменения длин резонатора определяет интервал изменения макс в зависимости от /пор (ЗООК). Полученные таким образом значения макс при = 12 см- и 1п(1// ) = = 1,1 построены на рис. 7.4.8 как функция приведенной пороговой плотности тока /пор (300 Щ/й. Этот рисунок иллюстрирует [c.211]

Коэффициент оптического ограничения влияние иа пороговую плотность тока лазеров с широким контактом 211—217 определеине 279 Коэффициент прилипания прн ЭПМ 158, 164 [c.359]

В 6 асимметричный трехслойный плоский волновод рассматривается с точки зрения модели зигзагообразных волн. Дисперсионное уравнение для распространяющихся волн выводится в этой модели из рассмотрения отражения волны иа границе раздела диэлектриков. Это уравнение легко решается на ЭВМ как для симметричного, так и для асимметричного случаев. Приведенные примеры распределения электрического поля в симметричной структуре на основе GaAs—AUGai-. As дополнены данными для асимметричного волновода. По мере того как волновод становится все более асимметричным, коэффициент оптического ограничения уменьшается, и при малом скачке показателя преломления на одной из границ будет существовать такое значение толщины активного слоя, соответствующее этому скачку, при KOTopoivf будут выполняться условия отсечки и для основной моды. [c.34]

Рис. 2.5.12,0 показывает влияние молярной доли арсеинда алюминия X на распределение ннтенснвиости света в направлении, перпендикулярном плоскости р — п-перехода, для трехслойного плоского диэлектрического волновода, изображениого иа рис. 2.3.2. Длина волны равна 0,90 мкм (1,38 эВ), Толщина активного слоя, равная 0,2 мкм, постоянна, а меняется состав пассивных областей. На рис. 2,5.12, а видно, что значительное ослабление ограничения происходит при уменьшении X от 0,2 до 0,1. На рис. 2.5.12,6 представлена зависимость ограничения от й для X = 0,3 При уменьшении толщины активного слоя оптическое поле все больше распространяется в слон АЬ.зОзо.уАз, и все меньшая доля общей интенсивности излучения приходится иа активный слой. На рис. 2.5.12, в показано, что в случае больших ё, когда становятся разрешенными моды высшего порядка, при увеличении порядка моды уменьшается доля интенсивности света, приходящаяся на активный слой. Поэтому чем ниже порядок моды, тем больше коэффициент оптического ограничения. [c.70]

Рис. 2.6.13. Зависимость коэффициента оптического ограничения для основноа моды от толщины активного слоя в GaAs—A] Gai As симметричном трехслойном плоском диэлектрическом волноводе, а — зависимость Г от d в области изменения d от 0,05 до 2,0 мкм б— зависимость Г от d в области изме-иення d от 0,0 до 0,1 мкм.

Рис. 2.5.14. Зависимость коэффициента оптического ограничения для основной моды и мод высшего порядка от толщины активного слоя в GaAs—" А1о,зОао.7Аз симметричном трехслойиом плоском диэлектрическом волноводе.

Рис. 2.6.7 показывает влияние асимметрии на коэффициент оптического ограничения. На рис. 2.6.7, а приведены кривые для х — 0,3 и г/= 0,2, а на рис. 2.6.7, б —для л = 0,3 и г/= 0,1. Кривая коэффициента оптического ограничения для асимметричного волновода практически совпадает с кривой, полученной для симметричного волновода, пассивные области которого содержат наименьшую молярную долю AlAs. Это совпадение на-блюдается до тех пор, пока толщина d не становится достаточно малой, после чего значение коэффициента оптического ограничения асимметричного волновода резко снижается. Этот результат в примеиенин к ДГС-лазерам показывает, что симметричные структуры имеют коэффициент оптического ограничения, максимально возможный для состава с дайной молярной долей AIAs, и что влияние асимметрии наибольшее при малых толщинах активных слоев. [c.87]

Рис. 2,6.9. Зависимость коэффициента оптического ограничения от толщины активного слоя асимметричного волновода в п Р GaAs—Al.tGai As ОГС при h, = 0,90 мкм (1,38 эВ). Скачок показателя преломления на п р-вереходе обозначен через Дя для Р-слоя к = 0.3. Кривые обрываются при значениях d, удовлетворяющих условию отсечки для основной моды.

На рис. 2.6.9 приведены кривые, характеризующие зависимость коэффициента оптического ограничения от толщины активного слоя прн значениях Дгё на р — п-переходе, равных 0,015, 0,010 и 0,005. Эти кривые обрываются при значениях d, при которых выполняется условие отсечкн для основной моды. Выполнение этого условия прн малых Ая означает, что вынужденное излучение в ОГС-лазерах может возникать только прн толщинах активного слоя d 0,6—1,0 мкм. Приведенные здесь расчетные значения коэффициента оптического ограничения будут использованы в 3 гл. 7 прн анализе эксперимевтальвых данных по плотности порогового тока в ОГС-лазерах. [c.88]

Наблюдавшееся излучение ДГС-лазеров имело в большинстве случаев электрическую поляризацию, а не магнитную. Кроме того, прн толщинах активного слоя, при которых возможно возбуждение мод высшего порядка, часто наблюдалась только основная мода. Как будет показано в 8 гл. 3, необходимое для достижения порога генерации усиление зависит как от коэффициента оптического ограничения для модьц так и от коэффициента отражения на торцевых гранях для этой моды. Коэффициент отражения на зеркале лазера R для конкретной моды входит в пороговое условие для усиления в виде величины (l/I)ln(l/i m) (см. 8 гл. 3 и 4 гл. 7). Коэффициент оптического ограничения не отличается существенно для ТЕ- и ТМ-по-ляризаций. Из всего сказанного следует, что отбор преимущественной поляризации излучения обусловлен главным образом различием коэффициентов отражения иа торцевых гранях для ТЕ- и ТМ-волн, а момент, когда прн увеличении толщины активного слоя начинают возбуждаться моды высшего порядка, определяется как коэффициентом оптического ограничения, так и коэффициентом отражения. Поэтому исследование коэффициента отражения на торцевых гранях необходимо для понимания происходящего в лазерах отбора мод и поляризации излучения. [c.98]

Поскольку Потери для моды определяются выражением (l/i) n(l/Rm), удобно исследовать величину ln(l/R ), а не Rm-На рис. 2.8.2 приведены расчетные кривые потерь для мод с (п = О—4 при А/г/Й2 = 5%, чему соответствует молярная доля AlAs, примерно равная 0,25. Как показано на этом рисунке, мода с m = может возбуждаться уже начиная с d 0,4 мкм. Тем не менее экспериментально эта мода не наблюдается вплоть до значений d 0,6 мкм [61]. Потери для мод с /я = О и /п — 1 при d = 0,45 мкм равны, однако, как следует из рис. 2.5.14, При этом значении d величина Г в два раза больше для /77 — 0, чем для /77 1. По мере Приближения d к значению, равному 0,6 мкм, член, соответствующий потерям, становится меньше для моды с /п = 1, а значения Г для т = 0 и /л = 1 для d (),6 мкм не отличаются между собой так сильно, как прн меньших значениях d. Мода с т 2 наблюдалась, начиная примерно с d== 1,0 мкм. Из рис. 2.8.2 видно, что вблизи этого значения d потери для моды с т 2 имеют минимальное значение. Поэтому ясио, что существование мод высшего порядка требует, чтобы для них потери при отражении, определяемые величиной ln(l/i ), имели приблизительно минимальные значения. Очевидно также, что для отбора мод важны как коэффициент оптического ограничения, так и коэффициент отражения на торцевых гранях лазера. - [c.102]

Изменение распределения интенсивности излучения по модам может быть рассмотрено также с точки зрения коэффициента оптического ограничения. На рнс. 2.9.6 для АЯ=0,02 приведены кривые, определягощне Г как функцию d при ( — 1, 2 и 3 мкм для основной моды и для моды первого порядка [78]. На рнс. 2.9.7 представлены аналогичные кривые для = 0,04 [78]. Эти рисунки показывают, что существуют обширные области значений d, в которых коэффициент оптического ограничения для основной моды больше, чем для моды первого порядка. Зависимость порогового тока от Г обсуждается в 8 [c.110]

Описано несколько различных подходов к решению волнового уравнения. Наиболее удобная форма дисперсионного уравнения для определения постоянной распространения в симметричных и асимметричных трехслойиых плоских диэлектрических волноводах была получена на основе модели зигзагообразных воли. Коэффициент оптического ограничения, представляющий собой долю энергии моды, заключенную внутри активного слоя. [c.128]

Вследствие проникновения части волноводной моды из активного в прилегающие слои происходит уменьшение сссв. нос в Г раз (Г—коэффициент оптического ограничения), так же как это происходит с коэффициентом усиления в активном слое. Таким образом, поглощение на свободных носителях в активном слое характеризуется величиной Г св. нос. В окружающих [c.204]

Что касается волноводов, то здесь отлично себя зарекомендовали структуры Si/SiOj, имеющие разницу в величинах коэффициентов преломления составляющих компонентов, Ли = 2, что обеспечивает условия надежного оптического ограничения. В таком волноводе свет распространяется по тонкому слою монокристаллического кремния, который прозрачен для излучения с длиной волны = 1,3...1,55 мкм. Для изготовления волноводной композиции используется метод прямого соединения пластин в сочетании со Smart- ub-процессом. Данная волноводная структура обеспечивает надежную связь (с минимальными оптическими потерями) с излучателем и фотоприемником и удовлетворяет требованиям, предъявляемым к микроволноводным композициям для монолитных оптоэлектронных устройств [29]. [c.100]

Оптическая линия связи работаете прямой модуляцией интенсивности в диапазоне частот О...10 МГц. Требуется обеспечить отношение снгнал-шум на входе приемника, равное 50 дБ (отношение максимального значения сигнала к среднеквадратнческому шуму /С—316). В качестве источника излучения использован светодиод, который вводит в многомодовое волокно 50 мкВт средней мощности. приче.м его коэффициент модуляции ограничен значением 0,5.. Затухание в волокне равно 4 дБ/км. Фотодетектор — ЛФД с коэффициентом усиления 100. коэффициентом шума 5 и с чувствительностью без умножения 0,6 A/Вт. [c.467]

Однако следует принять во внимание, что при поглощении света молекула переходит в новое, возбужденное состояние, запасая поглощенную энергию. Пока она находится в таком состоянии, ее способность поглощать свет изменена. То обстоятельство, что в опытах Вавилова закон Бугера соблюдался при самых больших интенсивностях, доказывает, что число таких возбужденных молекул в каждый момент остается незначительным, т. е. они очень короткое время находятся в возбужденном состоянии. Действительно, для веществ, с которыми были выполнены указанные опыты, его длительность не превышает с. К этому типу относится огромное большинство веществ, для которых, следовательно, справедлив закон Бугера. Выбрав специально вещества со значительно ббльщим временем возбужденного состояния, Вавилов мог наблюдать, что при достаточно большой интенсивности света коэффициент поглощения уменьшается, ибо заметная часть молекул пребывает в возбужденном состоянии. Эти отступления от закона Бугера представляют особый интерес, так как они представляют собой исторически первые указания на существование нелинейных оптических явлений, т. е. явлений, для которых несправедлив принцип суперпозиции. Последующие исследования привели к открытию больщого класса родственных явлений, содержание которых излагается в гл. XL и XLI. Таким образом, закон Бугера имеет ограниченную область применимости. Однако в огромном числе случаев, когда интенсивность света не слишком велика и продолжительность пребывания атомов и молекул в возбужденном состоянии достаточно мала, закон Бугера выполняется с высокой степенью точности. [c.566]

В работе [30] описан оптический ослабитель лучистой энергии на основе поляризующего действия стопы пластин. Ослабитель имеет плавную и нелинейную зависимость коэффициента ослабления от угла падения. Неполная степень поляризации стопой пластин вносит ограничения на получение больших козффицентов ослабления. [c.89]

До сих пор мы пренебрегали нерезонансными потерями энергии в активной среде. В реальных условиях они всегда существуют. Во-первых, размеры пучка всегда ограничены, а следовательно, пучок расширяется в поперечном направлении (относительно направления распространения) из-за дифракции и выходит (теряется) за пределы системы, ограниченной размерами активной среды Угло-вое расширение пучка с поперечным размером 2ш составляет 0d X/2w. На длине L радиус пучка увеличится на 0dL. Все лучи, попавшие в кольцо с этой толщиной и диаметром 2ш, будут уходить (теряться) из активной среды, поперечные размеры которой также 2ш. Относительная величина этих потерь составит X/w и будет максимальна в ИК-диапазоне спектра. При характерных для лазерной техники ш 1 см и Л = 1...10 мкм эти потери составят (0,1...1) 10 см т. е. на длине 1 м из-за дифракции будет теряться 1...10% излучения. Во-вторых, как правило, в усилителях присутствуют оптические элементы (окна, зеркала), на которых также теряется часть падающего на них излучения со I. Эти потери зависят от материалов, качества их обработки и обычно составляют >0,1...1% на каждом оптическом элементе. Наконец, реальная активная среда не является идеально однородной и поэтому пучок света может претерпевать на них рассеяние (рефракцию), также приводящее в конечном счете к потерям. Не вдаваясь в конкретный механизм потерь, будем характеризовать их в дальнейшем общим коэффициентом нерезонансных потерь Ро[см" ] (потери, пересчитанные на единицу длины). [c.36]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...