ДГС РО-лазеры коэффициент оптического ограничения

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]

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]

Впервые азотный лазер был использован для наблюдения обратного комбинационного рассеяния на молекулах азота (при 365,9 нм) и молекулах кислорода (при 355,7 нм) на расстоянии 1 км в работе [153]. Особое значение в то время имел факт, что максимальная выходная мощность лазера достигала только 100 кВт. В работе отмечалось, что для получения таких же результатов с рубиновым лазером последний должен Ьыл бы обладать пиковой мощностью более 21 МВт, так как от длины волны сильно зависит и сечение комбинационного рассеяния [уравнение (3.165)], неквантовый выход фотокатода приемной оптической системы т)( )- Однако такие сравнительные оценки следует делать осторожно в связи с возрастанием ослабления (связанного в первую очередь с упругим рассеянием) на более коротких волнах. В работе [316] эта проблема была изучена, но сделанные заключения, возможно, имеют ограниченное значение в связи с тем, что автор пренебрегает влиянием ми-рассеяния на коэффициент ослабления и его расчеты не учитывают характеристик имеющихся в настоящее время улучшенных фотокатодов, чувствительных к красной области спектра (см. рис. 6.6). Следует подчеркнуть важное преимущество азотных лазеров — высокую частоту повторения импульсов имеются промышленные Ыа-лазеры, работающие с частотой 1000 импульс/с. [c.362]

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]

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

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]

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]

Лазеры на красителях с синхронной накачкой. Сущность метода синхронной накачки заключается в модуляции коэффициента усиления активной среды с помощью оптической накачки импульсами, частота следования которых равна или кратна частоте обхода резонатора генерируемым импульсом. Выходное излучение синхронно-накачивае-мого лазера представляет собой непрерывный или ограниченный цуг импульсов, следующих синхронно с импульсами накачки. Для осуществления нестационарной модуляции усиления в активной среде импульсы накачки должны иметь длительность t , существенно меньшую, чем время жизни населенности рабочего уровня Ti, и энергию, превышающую пороговую для самовозбуждения лазера. Режим синхронной накачки эффективен в тех случаях, когда период следования импульсов накачки Ти превышает время жизни рабочего уровня, T Ti. В этой ситуации происходит быстрое формирование импульсов генерации из шумовых затравок спонтанной люминесценции. [c.248]

Перспективы широкого практического использования нелинейно-оптических приемников зависят от параметров каждой из трех основных частей схемы приема — оптической накачки, нелинейной среды и системы регистрации излучения видимого диапазона. Если в вопросе регистрации видимого излучения трудно ожидать каких-либо качественных изменений, то по каждому из первых двух пунктов последнее время наблюдается заметный прогресс. Использование в качестве нелинейных сред новых кристаллов с большими нелинейными восприимчивостями, большими размерами и высоким оптическим качеством и в ряде случаев газов позволило суш,ественно ослабить ограничения, связанные с низким коэффициентом преобразования при сравнительно маломош,-ной накачке. С другой стороны, в области создания источников накачки наметился принципиальный сдвиг благодаря появлению полупроводниковых лазеров нового поколения. Совершенно реально ожидать в ближайшее время появления достаточно надежных малогабаритных источников накачки мош ностью порядка нескольких ватт в непрерывном режиме. Это выведет нелинейпо-оп-тические приемники уже на приборный уровень — непрерывный режим работы при высокой энергетической эффективности, малогабаритность и простота конструкции. [c.143]

Теоретическое исследование лазеров на красителях с пассивной синхронизацией мод было впервые выполнено Нью на основе скоростных уравнений [6.8, 6.9]. Он показал, что использование комбинированного действия насыщающегося поглощения и снижения усиления позволяет ускорить процесс укорочения импульса при надлежащем выборе параметров лазера, обеспечивающем подавление импульса на фронтах и усиление его пика. (Эту область параметров называют также статической зоной укорочения импульса.) Такой анализ не учитывал частотно-зависимых эффектов и эффектов ограничения полосы частот. Это не позволило описать стационарный режим и теоретически оценить достижимые длительности импульсов, их форму и т. д. (в приближении применения скоростных уравнений длительность импульса с ростом числа его проходов стремится к нулю). Простое аналитическое описание стационарного режима было сделано Хаусом. Он учел зависящее от частоты действие оптического фильтра [6.10], но одновременно использовал ряд приближений, такие, как малая (по сравнению с энергией насыщения усилителя и поглотителя) энергия импульсов и малые потери и усиление за один проход, что сильно ограничило область применимости полученного решения. В результате этого допустимые параметры лазера оказались заключенными в весьма малую область, не содержащую зачастую экспериментально реализуемых величин В дальнейшем изложении мы будем следовать одной из работ Хермана и Вайднера, в которой процесс синхронизации мод исследовался при более общих условиях и на энергию импульсов, потери и коэффициент усиления никаких ограничений не налагалось [6.11]. [c.189]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...