Что такое спонтанное и стимулированное излучение

Спонтанное, стимулированное излучение и лазерная генерация в кристаллах и тонких пленках CuInSe₂

Представлены результаты исследования спектров излучения кристаллов и тонких пленок CuInSe₂ при непрерывном (2 Вт/см 2 ) и наносекундном импульсном лазерном возбуждении в диапазоне плотности мощности возбуждения ~1–100 кВт/см 2 и температурах 10–160 К. Обнаружено, что в кристаллах CuInSe₂ стимулированное излучение возникает в спектральной области 1,033 эВ с минимальным уровнем пороговой накачки 9,8 кВт/см 2 , а при уровнях накачки 36–76 кВт/см 2 наблюдается лазерное излучение. Установлено, что для тонких пленок CuInSe₂, сформированных на стеклянных подложках с предварительно осажденным на стекло слоем молибдена (структура CuInSe₂/Mo/стекло), характерно появление только стимулированного излучения в области энергий 1,014–1,097 эВ с минимальным уровнем пороговой накачки 30 кВт/см 2 при температуре 10 К. Обсуждаются механизмы возникновения стимулированного и лазерного излучения в соединении CuInSe₂.

Ключевые слова

Об авторах

Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по материаловедению
Беларусь

Мудрый Александр Викторович – кандидат физико-математических наук, главный научный сотрудник лаборатории оптической спектроскопии полупроводников

ул. П. Бровки, 19, 220072, Минск

Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по материаловедению
Беларусь

Живулько Вадим Дмитриевич – кандидат физико-математических наук, заведующий лабораторией оптической спектроскопии полупроводников

ул. П. Бровки, 19, 220072, Минск

Научно-практический центр Национальной академии наук Беларуси по материаловедению
Беларусь

Бородавченко Ольга Михайловна – научный сотрудник лаборатории оптической спектроскопии полупроводников

ул. П. Бровки, 19, 220072, Минск

Институт физики металлов имени М. Н. Михеева Уральского отделения наук Российской академии наук
Россия

Якушев Михаил Васильевич – доктор физико-математических наук, главный научный сотрудник, лаборатория наноквантовой спинтроники

ул. С. Ковалевской, 18, 620108, Екатеринбург

Институт физики имени Б. И. Степанова Национальной академии наук Беларуси
Беларусь

Павловский Вячеслав Николаевич – кандидат физико-математических наук, ведущий научный сотрудник Центра «Полупроводниковые технологии и лазеры»

пр. Независимости, 68-2, 220072, Минск

Институт физики имени Б. И. Степанова Национальной академии наук Беларуси
Беларусь

Луценко Евгений Викторович – кандидат физико-математических наук, заместитель заведующего Центром «Полупроводниковые технологии и лазеры»

пр. Независимости, 68-2, 220072, Минск

Институт физики имени Б. И. Степанова Национальной академии наук Беларуси
Беларусь

Яблонский Геннадий Петрович – доктор физико-математических наук, заведующий Центром «Полупро водниковые технологии и лазеры»

пр. Независимости, 68-2, 220072, Минск

Спонтанное излучение — Spontaneous emission

Спонтанное излучение — это процесс, в котором квантово-механическая система (например, молекула, атом или субатомная частица ) переходит из возбужденного энергетического состояния в более низкое энергетическое состояние (например,, его основное состояние ) и излучает квантованное количество энергии в виде фотона. Спонтанное излучение в конечном итоге отвечает за большую часть света, который мы видим вокруг нас; он настолько распространен, что существует множество названий, по сути, одного и того же процесса. Если атомы (или молекулы) возбуждаются другими способами, кроме нагрева, спонтанное излучение называется люминесценцией. Например, светлячки светятся. И существуют разные формы люминесценции в зависимости от того, как образуются возбужденные атомы (электролюминесценция, хемилюминесценция и т. Д.). Если на возбуждение влияет поглощение излучения, спонтанное излучение называется флуоресценцией. Иногда молекулы имеют метастабильный уровень и продолжают флуоресцировать еще долгое время после выключения возбуждающего излучения; это называется фосфоресценцией. Фигурки, которые светятся в темноте, фосфоресцируют. Лазеры запускаются посредством спонтанного излучения, затем во время непрерывной работы с помощью стимулированного излучения.

Спонтанное излучение не может быть объяснено классической электромагнитной теорией и является, по сути, квантовым процессом. Первым, кто точно вывел скорость спонтанного излучения из первых принципов, был Дирак в своей квантовой теории излучения, предшественнице теории, которую он позже назвал квантовой электродинамикой. Когда современных физиков просят дать физическое объяснение спонтанного излучения, они обычно обращаются к энергии нулевой точки электромагнитного поля. В 1963 году была разработана модель Джейнса-Каммингса, описывающая систему двухуровневого атома, взаимодействующего с квантованной модой поля (то есть вакуумом) внутри оптического резонатора. Это дало неинтуитивное предсказание, что скорость спонтанного излучения можно контролировать в зависимости от граничных условий окружающего вакуумного поля. Эти эксперименты привели к квантовой электродинамике резонатора (CQED), изучению влияния зеркал и резонаторов на радиационные поправки.

• 1 Введение
• 2 Теория
• 3 Скорость спонтанного излучения
• 4 Радиационный и безызлучательный распад: квантовая эффективность
• 5 См. Также
• 6 Ссылки
• 7 Внешнее links

Введение

Если источник света («атом») находится в возбужденном состоянии с энергией E 2 > , он может самопроизвольно распадаются до более низкого уровня (например, в основное состояние) с энергией E 1 > , высвобождая разницу в энергии между двумя состояниями в виде фотона. Фотон будет иметь угловую частоту ω и энергию ℏ ω . :

E 2 — E 1 = ℏ ω, -E_ = \ hbar \ omega,>

где ℏ — приведенная постоянная Планка. Примечание: ℏ ω = h ν , где h — это Постоянная Планка и ν — это линейная частота. Фаза фотона при спонтанном излучении случайна, как и направление, в котором фотон распространяется. Это неверно для стимулированного излучения. Диаграмма уровней энергии, иллюстрирующая процесс спонтанного излучения, показана ниже:

Если количество источников света в возбужденном состоянии в момент времени t равно N (t) , скорость распада N равна:

где A 21 > — скорость спонтанного излучения. В уравнении скорости A 21 > — это константа пропорциональности для этого конкретного перехода в этом конкретном источнике света. Константа называется коэффициентом Эйнштейна и имеет единицы измерения с — 1 > . Приведенное выше уравнение можно решить и получить:

где N (0) — начальное количество источников света в возбужденном состоянии, t — время, а Γ rad >> — скорость радиационного распада перехода. Количество возбужденных состояний N , таким образом, экспоненциально спадает со временем, подобно радиоактивному распаду. После одного времени жизни количество возбужденных состояний уменьшается до 36,8% от исходного значения ( 1 e >> -time). Скорость радиационного распада Γ rad >> обратно пропорциональна времени жизни τ 21 > :

Теория

Спонтанные переходы не могли быть объяснены в рамках уравнения Шредингера, в котором уровни энергии электронов были квантованы, а электромагнитное поле — нет. При условии, что собственные состояния атома правильно диагонализованы, перекрытие волновых функций между возбужденным состоянием и основным состоянием атома равно нулю. Таким образом, в отсутствие квантованного электромагнитного поля атом возбужденного состояния не может распасться до основного состояния. Чтобы объяснить спонтанные переходы, квантовая механика должна быть расширена до квантовой теории поля, в которой электромагнитное поле квантуется в каждой точке пространства. Квантовая теория поля электронов и электромагнитных полей известна как квантовая электродинамика.

В квантовой электродинамике (или QED) электромагнитное поле имеет основное состояние, QED вакуум, которые могут смешиваться с возбужденными стационарными состояниями атома. В результате этого взаимодействия «стационарное состояние» атома больше не является истинным собственным состоянием объединенной системы атома плюс электромагнитное поле. В частности, переход электрона из возбужденного состояния в основное электронное состояние смешивается с переходом электромагнитного поля из основного состояния в возбужденное состояние, т.е. состояние поля с одним фотоном в нем. Спонтанное излучение в свободном пространстве для начала зависит от флуктуаций вакуума.

Хотя существует только один электронный переход из возбужденного состояния в основное состояние, есть много способов, которыми электромагнитное поле может перейти из основного состояния в однофотонное. То есть электромагнитное поле имеет бесконечно больше степеней свободы, соответствующих различным направлениям, в которых может излучаться фотон. Точно так же можно было бы сказать, что фазовое пространство, предлагаемое электромагнитным полем, бесконечно больше, чем предлагаемое атомом. Эта бесконечная степень свободы испускания фотона приводит к кажущемуся необратимому распаду, то есть спонтанному испусканию.

При наличии электромагнитных вакуумных мод объединенная система атом-вакуум объясняется суперпозицией волновых функций атома в возбужденном состоянии без фотона и атома в основном состоянии с одним излучаемым фотоном:

| ψ (t)⟩ = a (t) e — i ω 0 t | е; 0⟩ + ∑ k, s b k s (t) e — i ω k t | грамм ; 1 кс⟩ t> | e; 0 \ rangle + \ sum _ b_ (t) e ^ t> | g; 1_ \ rangle>

где | е; 0⟩ и a (t) — волновая функция электромагнитного вакуума в возбужденном состоянии атома и его амплитуда вероятности, | грамм ; 1 ks⟩ \ rangle> и bks (t) (t)> являются землей состояние атома с волновой функцией одиночного фотона (режима ks ) и его амплитудой вероятности, ω 0 > — частота атомного перехода, а ω k = c | k | = c | k |> — частота фотона. Сумма превышает k и s , которые представляют собой волновое число и поляризацию испускаемого фотона соответственно. Как упоминалось выше, излучаемый фотон имеет шанс испускаться с разными волновыми числами и поляризациями, и результирующая волновая функция является суперпозицией этих возможностей. Чтобы вычислить вероятность нахождения атома в основном состоянии ( | b (t) | 2 > ), необходимо решить время эволюция волновой функции с соответствующим гамильтонианом. Чтобы найти амплитуду перехода, необходимо усреднить (проинтегрировать) все вакуумные моды, поскольку необходимо учитывать вероятности того, что испускаемый фотон равномерно занимает различные части фазового пространства. «Спонтанно» испускаемый фотон имеет бесконечное количество различных мод для распространения, таким образом, вероятность того, что атом повторно поглотит фотон и вернется в исходное состояние, пренебрежимо мала, что делает распад атома практически необратимым. Такая необратимая временная эволюция системы атом-вакуум ответственна за кажущийся спонтанный распад возбужденного атома. Если бы нужно было отслеживать все вакуумные моды, комбинированная атомно-вакуумная система претерпела бы единичную временную эволюцию, что сделало бы процесс распада обратимым. Квантовая электродинамика резонатора — одна из таких систем, в которой модифицируются вакуумные моды, что приводит к обратимому процессу распада, см. Также Квантовое возрождение. Теория спонтанного излучения в рамках КЭД была впервые рассчитана Вайскопфом и Вигнером.

В спектроскопии часто можно обнаружить, что атомы или молекулы в возбужденных состояниях рассеивают свою энергию в отсутствие какого-либо внешнего источника фотонов. Это не спонтанное излучение, а фактически безызлучательная релаксация атомов или молекул, вызванная флуктуацией окружающих молекул, присутствующих внутри объема.

Скорость спонтанного излучения

Скорость спонтанного излучения (т.е. скорость излучения) может быть описана золотым правилом Ферми. Скорость излучения зависит от двух факторов: «атомной части», которая описывает внутреннюю структуру источника света, и «полевой части», которая описывает плотность электромагнитных мод окружающей среды. Атомная часть описывает силу перехода между двумя состояниями с точки зрения моментов перехода. В однородной среде, такой как свободное пространство, скорость спонтанного излучения в дипольном приближении определяется как:

Γ rad (ω) = ω 3 n | μ 12 | 2 3 π ε 0 ℏ c 3 = 4 α ω 3 n | ⟨1 | г | 2⟩ | 2 3 с 2 > (\ omega) = n | \ mu _ | ^ > \ hbar c ^ >> = <\ frac <4 \ alpha \ omega ^ n | \ langle 1 | \ mathbf | 2 \ rangle | ^ > <3c ^ >>> | μ 12 | 2 π ε 0 ℏ c = 4 α | ⟨1 | г | 2⟩ | 2 <\ displaystyle <\ frac <| \ mu _ | ^ > \ hbar c>> = 4 \ alpha | \ langle 1 | \ mathbf | 2 \ rangle | ^ >

где ω — частота излучения, n — показатель преломления, μ 12 > — это дипольный момент перехода, ε 0 < \ displaystyle \ varepsilon _ > — диэлектрическая проницаемость вакуума, ℏ — приведенная постоянная Планка, c — это вакуум скорость света, а α — постоянная тонкой структуры. Выражение | ⟨1 | г | 2⟩ | | 2 \ rangle |> означает определение дипольного момента перехода | μ 12 | = | ⟨1 | d | 2⟩ | | = | \ langle 1 | \ mathbf | 2 \ rangle |> для оператора дипольного момента d = qr = q \ mathbf > , где q — элементарный заряд, а r <\ displaystyle \ mathbf > обозначает оператор позиции. (Это приближение не работает в случае электронов внутренней оболочки в атомах с высоким Z). Вышеприведенное уравнение ясно показывает, что скорость спонтанного излучения в свободном пространстве увеличивается пропорционально ω 3 > .

В отличие от атомов, которые имеют дискретный спектр излучения, квантовые точки можно непрерывно настраивать, изменяя их размер. Это свойство было использовано для проверки ω 3 > -частотной зависимости скорости спонтанного излучения, как описано золотым правилом Ферми.

Радиационный и безызлучательный распад: квантовая эффективность

В приведенном выше уравнении скоростей предполагается, что уменьшение количества возбужденных состояний N происходит только при излучение света. В этом случае говорят о полном радиационном распаде, а это означает, что квантовая эффективность составляет 100%. Помимо радиационного распада, который происходит при излучении света, существует второй механизм распада; безызлучательный распад. Чтобы определить общую скорость распада Γ tot >> , следует суммировать радиационные и безызлучательные скорости:

где Γ tot >> — это полная скорость распада, Γ rad >> — радиационная скорость распада и Γ nrad >> скорость безызлучательного распада. Квантовая эффективность (QE) определяется как доля процессов излучения, в которых участвует излучение света:

В безызлучательная релаксация, энергия выделяется в виде фононов, более известных как тепло. Безызлучательная релаксация происходит, когда разница энергий между уровнями очень мала, и обычно они происходят в гораздо более быстром масштабе времени, чем радиационные переходы. Для многих материалов (например, полупроводники ) электроны быстро перемещаются с высокого энергетического уровня на метастабильный уровень посредством небольших безызлучательных переходов, а затем совершают окончательный переход на нижний уровень через оптический или радиационный переход. Этот последний переход представляет собой переход через запрещенную зону в полупроводниках. Большие безызлучательные переходы происходят нечасто, потому что кристаллическая структура обычно не может поддерживать большие колебания без разрушения связей (что обычно не происходит при релаксации). Метастабильные состояния образуют очень важную особенность, которая используется при создании лазеров. В частности, поскольку электроны из них медленно распадаются, их можно намеренно накапливать в этом состоянии без слишком больших потерь, а затем стимулированное излучение можно использовать для усиления оптического сигнала.

См. Также

• Поглощение (оптика)
• Вынужденное излучение
• Спектр излучения
• Спектральная линия
• Атомная спектральная линия
• Лазерная наука
• Эффект Перселла
• Фотонный кристалл
• Вакуумные колебания Раби
• Модель Джейнса – Каммингса

Ссылки

Внешние ссылки

• Детальный расчет спонтанного излучения: теория Вайскопфа-Вигнера
• Руководство Бритни по физике полупроводников

Электронный учебно-методический комплекс по ТМ и О ЦВОСП

1.2.2 Лазеры. Конструкции, принцип действия, основные

Ла́зер ( Laser , Light Amplification by stimulated Emission of Radiation ) – прибор, генерирующий оптическое когерентное излучение на основе эффекта вынужденного, симулированного излучения.

Свойство когерентности излучения лазера предполагает согласованное протекание во времени и пространстве колебательных или волновых процессов. Излучаемая лазером электромагнитная волна называется когерентной, если ее амплитуда, частота, фаза, направление распространения и поляризация постоянны или изменяются упорядоченно.

Для представления процессов, происходящих в лазере, рассматривается простейшая двухуровневая модель (Рис.8).

В полупроводнике плотность электронов значительна и поэтому многочисленные энергетические уровни расположены плотно, образуя зоны: зона проводимости с энергией Е с и зона валентных электронов с энергией Е v , между ними находится так называемая запретна зона с энергией Е q .

Рисунок 1.8. Двухуровневая модель процессов в лазере

Зона Е v соответствует базовому(минимальному) энергетическому уровню. При тепловом равновесии все электроны находятся именно в этой зоне. Если к электронам добавить энергию извне, приложить напряжение смещения к p-n переходу в прямом направлении, то через переход потечет электрический ток. При значительном U см элементы с низкого энергетического уровня переходят на более высокий, т.е. часть электронов, сконцентрированных в валентной зоне, переходят в зону проводимости. Это приводит к появлению свободных электронов, которые могут перемещаться внутри проводника. При этом в зоне валентных электронов на освободившихся местах возникают положительно заряженные дырки.

Дырки и свободные электроны являются носителями тока в полупроводнике. Свободные электроны в полупроводнике, сталкиваясь с узлами кристаллической решетки и другими электронами «падают» в зону валентных электронов, и пара «электрон-дырка» исчезает(поглощается). Если «падение» на нижний энергетический уровень (Е v ) происходит без соударения, в таких случаях энергия, теряемая электроном, выделяется в виде фотона. Такой процесс называется спонтанным.

Частота определяется разностью энергетических уровней E q , т.е. шириной запрещенной энергетической зоны:

Интенсивность света зависит от числа пар «электрон-дырка». Спонтанное оптическое излучение возникает при переходе любого электрона с одного уровня на другой. Но так как время перехода для всех электронов разное, то происходит наложение излучения, и возникают оптические волны с неодинаковой амплитудой и фазой, а следовательно будут неоднородны по частоте. Этот свет и есть некогерентный (СИД). Т.е. в СИД используется механизм спонтанного излучения.

Для создания условия стимулированного излучения необходимо получить сильное электромагнитное поле (высокой концентрации фотонов) в веществе.

В основе работы когерентного источника, ЛД лежит спонтанное излучение полупроводника, охваченного объёмным резонатором. Широко используется резонатор Фабри-Перо, который представляет собой два зеркала, установленные перпендикулярно оси Z .

Эти зеркала выполняют роль положительной обратной связи. Данная конструкция препятствует распространению лучей вдоль оси Z , за счет чего уменьшается число поперечных мод. Такой источник света излучает синфазные оптические волны, т.е. является когерентным. В таких структурах, с ПОС происходит не только спонтанное излучение, но и еще один процесс, так называемое индуцированное(вынужденное) излучение. Это излучение при каждом переходе между зеркалами усиливается средой полупроводника, т.к. вызывает все новые и новые вынужденные излучательные комбинации носителей. Если общие потери меньше, чем усиление, то возникает лазерный эффект (стимулированное излучение). Стоит убрать зеркало, обеспечивающее ПОС, генерация прекращается, хотя спонтанное излучение остается. Для возникновения колебаний в лазере необходимо ввести в излучающую среду от внешнего источника энергию, необходимую для компенсации потерь в резонаторе и усиления оптического излучения.

Генерация возможна одновременно на одной или нескольких продольных модах, т.е. излучение лазера происходит в каком-то спектре Δ f , который гораздо уже, чем у некогерентных источников. Исходя из всего сказанного, можно представить схематично конструкцию лазера (Рис 1.9)

Рисунок 1.9.Общая конструкция лазера

Что такое резонатор ? В широком смысле резонатором называют колебательную систему , в которой возможно накопление энергии электромагнитных, акустических или механических колебаний. В пространственных (объемных) резонаторах могут возбуждаться колебания только определенных длин волн и определенной структуры, образующие стоячую волну. Частоты этих колебаний называются резонансными или собственными частотами резонатора, а колебания модами резонатора .

Резонатор лазера для системы оптической связи должен быть сконструирован таким образом, чтобы в нем сохранялось небольшое число мод, а остальные должны гаситься. Для этого резонаторы делаются открытыми. Пример конструкции резонатора открытого типа (Фабри – Перо) приведен на рисунке 1.10.

Электромагнитные волны, распространяясь вдоль оси резонатора, будут отражаться от зеркал перпендикулярно их поверхности и интерферировать между собой и образуют стоячие волны (моды).

Рисунок 1.10. Резонатор Фабри – Перо

Важной характеристикой резонатора, как и любой колебательной системы, является его добротность, Q . Чем выше Q , тем меньше образуется мод.

Для создания инверсной населенности в веществе, помещаемом в резонатор, используются следующие методы: оптическая накачка, газовый разряд, химическая накачка, газодинамическая накачка и другие. В технике оптических систем связи в основном используются полупроводниковые материалы для изготовления лазеров. Источником накачки приборов в этом случае является источник электрического тока. Основу конструкции лазера на полупроводниках составляют гетеропереходы, т.е. слои полупроводников с различными квантовыми и оптическими характеристиками.

Конструкции и принцип действия полупроводниковых лазеров.

Известно множество типов конструкций полупроводниковых лазеров. Они подразделяются на: простейшие (гомолазеры); двойной гетероструктуры (ДГС), в которых используются резонаторы Фабри – Перо и электронные полоски (полосковые) с селекцией продольных мод; с распределенной обратной связью (РОС); с распределенными брэгговскими отражателями (РБО); связанно – сколото — составные (С 3 ); с внешней синхронизацией мод и т.д.

Рассмотрим принцип работы простейшего ЛД, выполненного на основе одного полупроводника GaAs, представляющего собой параллелепипед с p-n-переходом, который перпендикулярен двум противоположным торцам кристалла.

Рисунок 1. 11. Простейший лазерный диод с p-n переходом

1- электрический контакт; 2-плоскопараллельные грани;

Рекомбинация носителей происходит вблизи плоскости перехода и в самом переходе, положительная обратная связь создается за счет параллельных отражающих торцевых поверхностей, образующих резонатор Фабри – Перо. Отражение происходит за счет разницы показателей преломления полупроводника и воздуха. Поверхность неизлучающих граней загрубляют, добиваясь их шероховатости, чтобы не было генерации в нежелательных направлениях. При малых уровнях инжекции присутствует только спонтанное излучение. Когда плотность тока инжекции Iн(накачки) возрастает, достигая порогового значения Iп, полное оптическое усиление в структуре становится равным полным потерям и возникает генерация, или лазерный эффект.

Для гомолазера, чтобы достичь порога генерации при комнатной температуре, пороговая плотность Iн должна быть 30 . . . 100 А/см 2 .

Такая большая плотность тока приводит к перегреву кристалла и быстрому его разрушению. При помещении кристалла в жидкий азот достигается длительная работа лазера.

Использовать гомолазер в ВОСП практически невозможно. ЛД для ВОСП должен устойчиво работать при нормальных внешних условиях с модулирующими токами, не требуя внешнего охлаждения.

Уменьшение плотности тока Iни улучшение других характеристик достигается за счет использования многослойных полупроводников – гетероструктур. В ЛД с ДГС удается снизить величину Iн до 1 — 2 А/см 2 .

Название «двойная гетероструктура» означает, что эта конструкция имеет двойной слой различных по свойствам полупроводников, прилегающих к активному слою, которые отличают эту конструкцию от простейшего лазера. Полупроводниковые слои оболочки имеют меньший показатель преломления, чем у активного слоя. Благодаря этому, в активном слое создается волновой канал с высокой плотностью носителей зарядов и фотонов. Активный слой имеет толщину около 0,1-1 мкм. В нем с помощью источника электрического тока создается инверсная населенность. Внутренние поверхности торцов отшлифованы и превращены в зеркала.

Если увеличить Iн в ЛД с ДГС с широким контактом по все поверхности, то генерация сначала возникает в малой области 3-5 мкн. По мере увеличения I загорается всё больше таких областей, каждая из которых является как бы самостоятельно генерирующей. Это приводит к увеличению шума, увеличиваются расходимости и нестабильности излучения.

На практике желательно иметь один канал генерации. Этого можно добиться ограничением активной области узкой полоской вдоль резонатора. Также ЛД называются лазерами с полосковой геометрией.

Рисунок 1.12. Конструкция полоскового лазера Ф-П с двойной
гетероструктурой

При малых токах накачки в активной области возникает спонтанное излучение, как и в СИД. При этом активная область излучает спонтанные фотоны во все стороны, и большая их часть покидает прибор через полупрозрачные зеркала (R≈0,33). Лишь единицы из них отражаются обратно и проходят строго в плоскости активного слоя к противоположному зеркалу. Сталкиваясь с возбужденными атомами, они отдают им кванты энергии и вызывают вынужденную рекомбинацию электронов и дырок. Вновь возникают фотоны, которые будут согласованы между собой и вызвавшими их фотонами. При малых токах накачки количество вынужденных фотонов мало. При увеличении тока возрастает инверсная населенность происходит полное поглощение спонтанного излучения вынужденным. Ток, при котором это происходит, называется пороговым. После порогового тока резко нарастает мощность излучения. Такой режим работы прибора называется лазерной генерацией (Рис.1.13).

Таким образом, лазер представляет собой оптический квантовый генератор, в котором для возбуждения и поддержания электромагнитных колебаний должны выполняться условия баланса фаз и амплитуд.

Рисунок 1.13. Ватт-амперная характеристика лазерного диода

Спектральная характеристика лазера определяется размерами резонатора, спектром спонтанного излучения и выполнением условий генерации (Рис.14).

К основным характеристикам ЛД, определяющим возможность их использования в системах связи и передачи информации относятся:

— мощность излучения и ее зависимость от тока модуляции;

Ватт-амперная характеристика ЛД . Это зависимость мощности излучения от тока накачки.

При малых Iн наблюдается спонтанное излучение. Когда Iн увеличивается потери в структуре становятся соизмеримыми с усилением, наступает лазерный эффект, генерируемая оптическая мощность резко возрастает, наблюдается вынужденное (стимулированное) излучение. ВАХ – нелинейная.

По этой причине модуляция выходного излучения аналоговым сигналом без специальных мер линеаризации ВАХЛД невозможна (сложно и дорого).

Обычно применяют импульсные методы модуляции, тока инжекции и, соответственно, выходной оптической мощности лазера.

При изменение температуры окружающей среды происходит сдвиг ВАХ. Это приводит к изменению величин порогового тока и выходной мощности. Для устранения этого недостатка используют электрические схемы компенсации, а также схемы термокомпенсации, управляющие работой микрохолодильника.

Для ВОСП используются лазеры, у которых с одного торца резонатора излучается 5 . . . 20 мВт при ширине полоскового контакта 10 . . . 20 мкм. Если увеличить ширину полоскового контакта до 100 мкм, то излучение может достигнуть 100мВт. В ВОСП этого не требуется.

Диаграмма направленности оптического излучения лазера несимметрична, её ширина, измеряемая на уровне половинной мощности, менее 20° в плоскости, параллельной переходу, и более 40° в перпендикулярной плоскости.

Рисунок 1.14 Диаграмма направленности оптического излучения лазерного диода:

а — ширина излучения в параллельной и перпендикулярной плоскостях;

б – зависимость излучаемой мощности от угла во взаимно перпендикулярных направлениях.

На рисунке 1.14 показана зависимость излучаемой мощности от угла во взаимно перпендикулярных направлениях. Диаграмма направленности имеет форму эллиптического конуса. Достаточно большая расходимость генерируемого излучения препятствует ее эффективному вводу в ОВ с малой числовой апертурой, требуя применения специальных согласующих устройств.

Спектр излучения. В спектральной области, где можно определить коэффициент усиления резонатора существуют только такие продольные моды, для которых длина пробега света в резонаторе туда и обратно равна целому числу длин волн. Интервал между соседними модами определяется выражением:

где n -коэффициент преломления;

L –длина резонатора;

λ- номинальная длина волны;

Так при λ=0,9 мкм, n=3,6 и L=300 мкм интервал между соседними модами составляет ∆λ=0,4нм.При этом ширина линии излучения одной моды не превышает 0,01нм.

Рисунок 1.15.Спектральная характеристика излучения лазера

Для снижения числа генерируемых мод используются дифракционные решетки. Излучатель, содержащий такую решетку, получил название лазера с распределенной обратной связью (РОС).

Если дифракционную решетку расположить вне области накачки создается лазер с распределенным бреговским отражателем (РБО).

В лазерах РБО генерируется только одна продольная мода, что делает их удобными при работе по одномодовому оптическому волокну в системах передачи со спектральным разделением каналов. Но они дороже, т.к. требуют высокой точности обработки.

Рисунок 1.16. Спектр ЛД с распределенным бреговским отражением

Срок службы и надежность. Проблема долговечности и надежности ЛД остается сложной и не до конца решенной. Для ВОСП требуются лазеры со сроком службы > 10 5 и высоким КПД. На рисунке 1.17 показано изменение ВАХ ЛД при разных сроках непрерывной работы (0; 4000; 6000; 8000; 10000 часов) с излучаемой мощностью 5 мВт.

Рисунок 1.17. Ватт-амперная характеристка ЛД при непрерывной работе.

Оглавление

• Главная
• Электронные документы
• Структура рабочей программы по части ВОСП очного/заочного отделения
• Самостоятельная работа
• Библиография
• ВВЕДЕНИЕ
• ГЛАВА 1. ОСНОВЫ ПОСТРОЕНИЯ ВОЛОКОННО-ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ ПЕРЕДАЧИ
• 1.1 Принцип построения ВОСП. Активные компоненты ВОСП
• 1.2 Источники оптического излучения
• 1.2.1. Светоизлучающие диоды, СИД
• 1.2.2 Лазеры. Конструкции, принцип действия, основные
• Лабораторная работа №7
• Лабораторная работа № 9
• Тест»Источники оптического излучения»
• 1.2.3 Передающие оптические модули
• 1.3 Модуляция и демодуляция оптической несущей
• 1.4 Фотоприемники оптических систем передачи
• 1.4.1 Фотодетекторы. Виды ФД. Требования к фотодетекторам
• 1.4.2 Фотодиоды конструкции p-i-n
• 1.4.3 Конструкция, принцип действия ЛФД (APD)
• Лабораторная работа № 8
• Тест » Фотоприемники»
• 1.4.4 Приемные оптические модули
• 1.5 Пассивные компоненты ВОСП
• Практическая работа № 3
• Тест» Пассивные компоненты»
• 1.6 Линейны коды ВОСП
• 1.6.1 Особенности построения линейных кодов ВОСП.
• 1.6.2 Требования к линейным кодам ВОСП.
• 1.6.3 Классификация линейных кодов ВОСП.
• Практическая работа № 4
• ГЛАВА 2.ОБОРУДОВАНИЕ ВОЛОКОННО-ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ ПЕРЕДАЧ
• 2.1 Оборудование линейного тракта системы ИКМ-120-4/5
• 2.2. Оборудование XDM производства компании ECI Telecom
• 2.2.1 Характеристика выбранного оборудования
• 2.2.2 Характеристика полки XDM-500 и входящих в нее плат.
• 2.3 Выбор оптического интерфейса. Сменные модули XDM-500
• ГЛАВА 3. ТЕХНОЛОГИЯ ОПТИЧЕСКОГО МУЛЬТИПЛЕКСИРОВАНИЯ WDM
• 3.1. Эволюция ВОСП.
• 3.2 Многоволновое уплотнение оптических несущих (WDM).Классификация WDM систем
• 3.3. Канально-частотный план. Преимущества и недостатки систем передачи WDM
• 4. ОБОРУДОВАНИЕ ВОСП DWDM.
• 4.1. Назначение, область применения. Компоненты систем передачи DWDM
• 4.2 Компоненты системы DWDM
• 4.3. Многоволновые оптические интерфейсы.
• 5. МОНТАЖ, ЭКСПЛУАТАЦИЯ И ОБСЛУЖИВАНИЕ СИСТЕМ.
• 5.1. Тестируемые компоненты WDM. Оптические источники и приемники тестирования
• 5.1.1Оптические источники для тестирования
• 5.1.2 Приемники для тестирования
• 5.2.Основные контролируемые параметры компонентов системWDM, их тестирование
• 5.3 Инсталляция систем WDM.
• 5.3.1 Тесты на сетевую совместимость
• 5.3.2 Тесты при пуско-наладочных работах и вводе в эксплуатацию
• 5.3.3 Тесты при техническом обслуживании и мониторинге
• 5.3.4 Тесты на совместимость с оборудованием других производителей
• 5.3.5 Тесты на целостность внутренних соединений сети
• 5.4 Ввод систем WDM в эксплуатацию
• 5.4.1 Передатчики
• 5.4.2 Приемники
• 5.4.3 Оптические усилители
• 5.4.4 Мультиплексоры и демультиплексоры
• 5.4.5 Тестирование системы в целом
• 5.4.6 Обработка сообщений о неисправностях
• 5.5 Техническое обслуживание систем WDM.
• 5.6 Мониторинг системы WDM
• Тест » Технология оптического мультиплексирования WDM»

Спонтанное и стимулированное излучения и комбинационные гармоники в среднем ИК-диапазоне при оптической накачке гетероструктур CdxHg1-xTe на gaasи Si-подложках Текст научной статьи по специальности «Физика»

Аннотация научной статьи по физике, автор научной работы — Андронов А. А., Ноздрин Ю. Н., Бабенко А.В. Окомельков А.А., Варавин В. С., Икусов Д. Г.

We report on observations of the spontaneous and stimulated emission at wavelengths of 1,4−4,5 micron and the discovery of Raman frequencies with the maximum wavelength about 8 microns from CdxHg1-xTe heterostructures, grown on GaAs and Si substrates by the molecular-beam epitaxy, in the case of optical pumping by a pulsed Nd:YAG laser at a wavelength of 1.06 micron at a temperature of 77 K. Radiation at the Raman frequencies wp − wL и 2wL − wp with similar intensities (wp is the pump frequency and wL is the frequency of the resulting laser radiation) appears due to the quadratic and cascade cubic nonlinearities, which are in resonance at the lasing transitions, under the condition of «two-dimensional» synchronism of the interacting fields which is achieved by choosing the directions of the laser radiation and the pump. We are not aware of any observations and discussion of these effects. At the same time, such generation mechanisms can be used as universal techniques in the development of efficient tunable sources of terahertz and mid-infrared radiation.

i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

Похожие темы научных работ по физике , автор научной работы — Андронов А. А., Ноздрин Ю. Н., Бабенко А.В. Окомельков А.А., Варавин В. С., Икусов Д. Г.

Свойства наноструктур с квантовыми ямами на основе CdHgTe для фотоники
Смешение частот в полупроводниковом лазере с двумя различными квантовыми ямами и одним p-n-переходом
Лазеры и волоконная оптика
Генератор излучения на основе нелинейного метаматериала с отрицательным показателем преломления

О возможности работы матричного CdxHg1-xTe приемника в режиме многоимпульсного накопления сигнала, синхронизованного с лазерным излучением

i Не можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.
i Надоели баннеры? Вы всегда можете отключить рекламу.

MID-INFRARED SPONTANEOUS AND STIMULATED EMISSION AND RAMAN HARMONICS FROM OPTICALLY PUMPED CdXHg1-XTe HETEROSTRUCTURES ON GaAs AND Si SUBSTRATES

We report on observations of the spontaneous and stimulated emission at wavelengths of 1,4−4,5 micron and the discovery of Raman frequencies with the maximum wavelength about 8 microns from CdxHg1-xTe heterostructures, grown on GaAs and Si substrates by the molecular-beam epitaxy, in the case of optical pumping by a pulsed Nd:YAG laser at a wavelength of 1.06 micron at a temperature of 77 K. Radiation at the Raman frequencies wp − wL и 2wL − wp with similar intensities (wp is the pump frequency and wL is the frequency of the resulting laser radiation) appears due to the quadratic and cascade cubic nonlinearities, which are in resonance at the lasing transitions, under the condition of «two-dimensional» synchronism of the interacting fields which is achieved by choosing the directions of the laser radiation and the pump. We are not aware of any observations and discussion of these effects. At the same time, such generation mechanisms can be used as universal techniques in the development of efficient tunable sources of terahertz and mid-infrared radiation.

Текст научной работы на тему «Спонтанное и стимулированное излучения и комбинационные гармоники в среднем ИК-диапазоне при оптической накачке гетероструктур CdxHg1-xTe на gaasи Si-подложках»

УДК 538.958; 535-15; 537.862

СПОНТАННОЕ И СТИМУЛИРОВАННОЕ ИЗЛУЧЕНИЯ И КОМБИНАЦИОННЫЕ ГАРМОНИКИ В СРЕДНЕМ ИК-ДИАПАЗОНЕ ПРИ ОПТИЧЕСКОЙ НАКАЧКЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР CdxHgi_xTe НА GaAs- И Si-ПОДЛОЖКАХ

© 2007 г. А.А. Андронов 1, Ю.Н. Ноздрин 1, А.В. Окомельков 1

А.А. Бабенко 2, В. С. Варавин 2, Д.Г. Икусов 2, Р.Н. Смирнов 2

1 Институт физики микроструктур РАН, Нижний Новгород

2 Институт физики полупроводников СО РАН, Новосибирск

Поступила в редакцию 19.12.2006

Наблюдалось спонтанное и стимулированное излучения в диапазоне длин волн 1,4-4,5 мкм и обнаружены комбинационные частоты с максимальной длиной волны около 8 микрон при температуре 77K и оптической накачке импульсным Nd:YAG лазером на длине волны 1,06 микрона из гетероструктур CdxHg1.xTe, выращенных на подложках GaAs и Si с помощью молекулярно-пучковой эпитаксии. Излучения на комбинационных частотах wp — w и 2wl — wp с близкими интенсивностями (ftp — частота накачки, wL — частота возникающего лазерного излучения) возникают за счет квадратичной и каскадной кубичной нелинейностей, резонансных на лазерных переходах, при условии «двумерного» синхронизма взаимодействующих полей, достигаемого выбором направлений лазерного излучения и накачки. Наблюдения и обсуждения таких эффектов авторам не известны. Подобные механизмы генерации представляются универсальными способами создания эффективных перестраиваемых источников излучения в терагерцовом и среднем ИК-диапазонах.

Интерес к созданию полупроводниковых лазеров диапазона 1.5 12 мкм,

перекрывающих основные “окна” атмосферной прозрачности

(3 ^ 5 мкм, 8-^12 мкм), чрезвычайно велик. В настоящее время основные надежды на

широкие применения в этих диапазонах связывают с внутризонными каскадными лазерами и с межзонными лазерами на

гетеропереходах II типа (см., например, [1, 2]), где Оже рекомбинация значительно подавлена, поскольку области существования

неравновесных дырок и электронов оказываются в них пространственно разнесены. Это позволяет надеяться на получение с помощью таких структур лазерного излучения при комнатной температуре. Однако, пространственное разделение приводит к тому, что вероятность излучения в таких системах существенно уменьшается. В то же время

использования гетероструктур CdxHg1-xTe (КРТ) с разрешенными излучательными переходами для получения лазерного излучения в среднем ИК-диапазоне еще не полностью исследованы. Во-первых, за последние годы наблюдается значительный прогресс в технологии создания КРТ слоев, который обусловлен развитием приемных систем среднего ИК-диапазона на их основе. Во-вторых, уже достаточно давно были выполнены теоретические расчеты (см., например, [3]), демонстрирующие возможность существенного (примерно в 100 раз) подавления Оже рекомбинации при переходе к использованию квантовых слоев КРТ. Такое существенное подавление темпа

безызлучательной рекомбинации могло бы способствовать существенному увеличению рабочей температуры лазеров, создаваемых на основе таких структур.

Следует также отметить, что в настоящее время распространение получили КРТ гетероструктуры, имеющие неоднородный по

толщине состав, и имеющие как на “свободной” поверхности, так и на границе с подложкой слои с более широкой запрещенной зоной (см., например, [4]). У таких структур

приповерхностные слои (с двух сторон) обладают меньшей диэлектрической

проницаемостью (см., например, [5]), а потому сами структуры являются естественными волноводами для лазерного излучения. В настоящей работе (являющейся развитием недавних сообщений [6, 7]) мы приводим результаты исследования условий

возникновения стимулированного излучения при оптической накачке в гетерослоях КРТ различного состава и толщины, выращенных на подложках GaAs и Si. Такие исследования можно рассматривать в качестве первого шага для создания источников среднего ИК-диапазона на основе гетероструктур КРТ, работающих при комнатной температуре. Отметим в этой связи, что максимальные рабочие температуры в лазерах на гетероструктурах II типа в настоящее время получены именно с использованием оптической накачки.

Альтернативный, обсуждаемый в литературе путь создания работающих при комнатной температуре источников излучения в среднем ИК-диапазоне — генерация разностной частоты двух ИК-лазеров в полупроводниковой гетеросистеме с квантовыми ямами [9, 10], где нелинейность может быть увеличена на резонансе между разностной частотой и частотой внутризонного перехода в квантовой яме [11]. Другой путь — смешение двух мод внутри межзонного гетеролазера или в гетеролазерном волноводе [12, 13]. Однако здесь возникают трудности, связанные с нахождением сред и систем, обладающих одновременно с большой квадратичной нелинейностью, малыми потерями и условиями синхронизма, необходимого для эффективной генерации разностной частоты. Обнаруженная нами ситуация свободна от этих проблем. Представляется, что оптимизация

обнаруженных эффектов на структурах и системах гетеролазеров позволит получить универсальные, работающие при комнатной температуре простые и эффективные перестраиваемые источники в терагерцовом и среднем ИК-диапазонах.

Стимулированное излучение из слоев кадмий-ртуть-теллур

В наших экспериментах образцы CdxHg1-xTe закреплялись на медном хладопроводе, помещенном в жидкий азот. На них

проецировалось излучение накачки — импульсного Nd:YAG лазера с рабочей длиной волны 1.064 мкм и длительностью импульсов около 80 нс. Использование импульсного источника оптического возбуждения позволяет избежать существенного разогрева исследуемых пленок под действием лазерного излучения. С помощью металлического сферического зеркала излучение из образца фокусировалось на входной щели спектрометра. Излучение на выходе спектрометра регистрировалось с помощью фотоприемника (фотосопротивления, изготовленного из образца CdxHg1-xTe), охлаждаемого жидким азотом. При необходимости, для подавления излучения накачки использовался Ge фильтр, помещаемый перед фотоприемником. Сигнал с фотоприемника отображался на экране осциллографа, синхронизованного импульсами Nd:YAG лазера накачки. Никакого

структурирования гетерослоев (изготовления лазерных резонаторов) не проводилось. Таким образом, нами наблюдалась люминесценция и суперлюминесценция из образца (или, при неполной засветке образца, — из “пятна”

накачки, сфокусированного на образец).

При сравнительно малых интенсивностях фотонакачки из всех образцов КРТ наблюдается спонтанное излучение, которое характеризуется не слишком большой интенсивностью и довольно широкополосным спектром излучения, ширина которого по частоте имеет порядок температуры термостата T [8] (или несколько шире, что обусловлено наличием флуктуаций состава образца). Возникновение стимулированного излучения с ростом интенсивности накачки идентифицировалось нами по нескольким признакам. Интенсивность излучения из образца при пороговой интенсивности засветки резко возрастает -сигнал увеличивается на 2-3 порядка. Кроме того, при этом наблюдается резкое обужение спектра излучения. Ширина спектра стимулированного излучения (по частоте) вблизи порога много меньше kBT/h, где kB -постоянная Больцмана, h — постоянная Планка. Значение относительной ширины спектра Аю/ю стимулированного излучения в исследованных нами образцах было порядка 10-2 и определялось неоднородным уширением, обусловленным неоднородностью фазового состава пленок. В некоторых случаях наблюдались и более узкие спектральные линии, которые не всегда удавалось разрешить, поскольку их ширина находилась за пределами

Шина еолны. .1сси

Рис. 1. Спектры стимулированного

излучения из образцов СЗН?,1-Те с

различным составом х при Т = 77 К и оптической накачке выращенных на ОаЛз -(5, 7, 8) и Бг — (1, 2, 3, 4, 6) подложках

разрешения использованного нами

На рис. 1 приведены спектры

стимулированного излучения из различных исследованных структур КРТ. В диапазоне Д^ин волн 1,4^4,5 мкм стимулированное излучение наблюдается для образцов разной толщины, выращенных как на GaAs, так и на Si-подложках, как n, так иp-типов.

Для возникновения стимулированного излучения из КРТ необходимо создание

сильного вырождения функции распределения электронов в зоне проводимости, при котором числа заполнения по энергии становятся порядка единицы. С ростом интенсивности накачки должна увеличиваться концентрация электронов и повышаться их квазиуровень Ферми, а стимулированное излучение должно наблюдаться при этом из состояний, ограниченных по энергии сверху квазиуровнем Ферми. Это должно приводить к уширению спектральной линии стимулированного излучения и к смещению ее в коротковолновую область длин волн при увеличении интенсивности накачки. Такое поведение спектральных линий стимулированного излучения нам удалось наблюдать экспериментально. Соответствующее смещение линий и уширение изображены на рис. 2а и 3 а.

На рис. 2а приведены спектры

стимулированного излучения для различных интенсивностей накачки P1 < P2 < P3 при температуре

T = 77 K для образца КРТ 050428 (после роста) на Si-подложке. При изменении интенсивности накачки возникает смещение и уширение спектральной линии. Длинноволновая граница этих линий одинаковая, и определяется шириной запрещенной зоны. На рис. 2б

приведен график изменения состава пленки КРТ по толщине для этого случая.

На рис. 3 этот эффект иллюстрируется изменением спектра стимулированного излучения для другой КРТ структуры. На рис. 3 б приведен график изменения состава пленки КРТ по толщине для этого случая.

Отметим, что, как следует из измеренных величин длин волн стимулированного

Рис. 3. а) Спектры стимулированного излучения для образца КРТ 050908 на GaAs-подложке: в спектре 2 накачка увеличена в 10 раз по сравнению со случаем 1; б) профиль состава по

излучения, стимулированное излучение, как в изображенном на рис. 2a, так и изображенном на рис. 3a, возникает по толщине в тех пространственных областях, где находится “яма” в профилях состава (см. рис. 2б и 3б). Характерная ширина этой “ямы” для случая рис. 3 приблизительно в 5 раз меньше, что приводит к существенно большему (в несколько раз) уширению спектральной линии при тех же интенсивностях накачки по сравнению со случаем на рис. 2. Этот

наблюдаемый нами эффект может быть использован для перестройки спектральной частоты в лазерных структурах на основе КРТ при изменении интенсивности оптической накачки.

Г енерация разностной и комбинационной частот

При исследовании стимулированного излучения на длинах волн 1,45-3,3 микрон (рис. 2) нами было обнаружено излучение на комбинационных частотах: на разностной

= (Ор — О (мощностью порядка 10-3 Вт) и на

комбинационной частоте Ос = 2 О — Ор (мощностью порядка 10-4 Вт). В наших экспериментах по наблюдению излучений в слоях КРТ волна накачки направлялась по нормали или под углом к плоскости слоев (как со стороны КРТ слоев, так и через подложку), или вводилась через фаску — скос на торце структуры.

В представленных на рис. 4 результатах волна накачки направлялась на структуру через подложку. В этом случае стимулированное излучение возникает не только при показанных

переходах в узкозонных слоях (на 1,5 микрон), но, по-видимому, и при переходах в обкладочных слоях, где происходит значительное поглощение накачки (пик 1,25 микрона на рисунке). Из-за меньшего показателя преломления обкладочных слоев моды обкладочных слоев вытекают в подложку. Тем не менее, для мод низшего порядка, это вытекание невелико и эти моды, по-видимому, возбуждаются. Видимо поэтому в спектре излучения структуры в этом случае присутствуют комбинационные частоты как от стимулированного излучения в узкозонных слоях (указанный на рисунке пик 2.6 микрона), так и от стимулированного излучения в обкладочных слоях (пик 1,7 микрона). Для получения разностной частоты между накачкой и стимулированными излучениями накачка вводилась через фаску в подложке (см. рис. 5). При накачке через фаску наблюдались разностные частоты между накачкой и возникающими лазерными излучениями на длинах волн на 1,5 и 1,3 микрона и разностная частота двух этих лазерных излучений. Комбинационные гармоники при этом не наблюдались.

Все эти особенности возникновения разностных и комбинационных частот, так или иначе, находятся в соответствии с изложенными ниже качественными

представлениями об условиях их возбуждения.

Механизм генерации разностной и комбинационных частот

С общей точки зрения для возникновения разностной и комбинационных частот необходимо: наличие нелинейности

соответствующего порядка в системе (чтобы вообще комбинационные частоты могли возникнуть) и «синхронизм» между волной нелинейной поляризации и фазовой скоростью на этих частотах (чтобы возникающая нелинейная поляризация эффективно излучала эти частоты). Нелинейные процессы, которые играют роль в наблюдаемых явлениях, следующие. Прежде всего, это эффект насыщения (который будем обсуждать в рамках модели двухуровневой системы, неплохо описывающей процессы при межзонных

переходах в полупроводниковых лазерах из-за быстрой внутризонной релаксации электронов и дырок). В этом приближении амплитуда поляризации единицы объема на лазерном переходе

Рис. 4. Спектр излучения образца КРТ 051108/5і (п-тип проводимости) при T = 78^ при вертикальной накачке через подложку при наблюдении излучений в плоскости слоев. Отмечена линия стимулированного излучения на длине волны 1,5 микрона и соответствующий комбинационный пик. На

PN = ?ь = 4паЕь (1 + \ЕЬ\2/\Es\V =

= 4яа Еь (1 + Vp у£ )-1 ,

где а — линейная поляризуемость, ^R = є EL d0

— частота Раби, EL — амплитуда лазерного поля,

ed0 — дипольный момент перехода, Vp —

частота релаксации дипольного момента, УЕ -частота релаксации населенности перехода,

Es = (пp Пе )*/2/ ed0 — поле насыщения. При развитой лазерной генерации эффект насыщения — уменьшение PL с ростом поля лазерного излучения EL — является выраженным, так что

Возбуждение гармоник определяется квадратичной и кубичной нелинейностями, которые определяются соответствующими тензорами нелинейных восприимчивостей.

Чтобы не загромождать изложение мы будем игнорировать векторный и тензорный характер этих процессов, обсуждая лишь амплитуды создаваемых поляризаий. Г енерация разностной частоты определяется квадратичной

нелинейностью, когда компоненты амплитуды поляризации на разностной частоте

Р» = Р0 = Ь ЕL Ер , (3)

где Е р — амплитуда поля накачки.

Коэффициент присутствует только в не центро-симмет-ричных кристаллах, каковым является КРТ. При приближении частот полей к частоте перехода тензор Р резонансно возрастает [13] -он содержит члены вида:

Р = В [(о1 — О0 + ¡Vр ) X

В нашем случае одна из частот (частота стимулированного излучения о ) равна частоте перехода (Оо. Таким образом, в этом случае генерация разностной частоты происходит просто в резонансных условиях, и амплитуда дипольного момента на разностной частоте оказывается равной

= (В/ О ) р^е М/’V е00> Ер , ( )

Мы воспользовались оценкой (2) для величины лазерного поля в условиях насыщения. В результате Р0 в рассматриваемых условиях фактически перестает зависеть от интенсивности стимулированного излучения, а определяется в основном полем накачки. По-видимому, по этой причине, в некоторых случаях интенсивность излучения на разностной частоте оказывалась больше интенсивности стимулированного излучения.

i Не можете найти то, что вам нужно? Попробуйте сервис подбора литературы.

Генерация комбинационной частоты = = 2оL — ор определяется кубичной нелинейностью, когда компоненты амплитуды дипольного момента на этой частоте

Р» = Рс = X Е1 Е2 Е3 ■ (6)

Эта нелинейность определяет генерацию комбинационных частот волн с частотами о? , О и о и с амплитудами Еі , Е2 , Е3, и возможна и в центро-симметричных кристаллах. В отсутствие центра симметрии коэффициентX представляет собой сумму двух членов — прямого и

каскадного: X = Xот + XсAS ■ Прямой

коэффициент существует и в центро-сим-метричных кристаллах, тогда как каскадный связан с квадратичной нелинейностью [14]. Для получения оценки, которая могла бы объяснить наблюдаемую величину излучения на комбинационной частоте, надо учесть каскадный коэффициент кубичной

нелинейности XсAS, который пропорционален квадрату коэффициента квадратичной нелинейности [14]. Происхождение этого вклада следующее. Благодаря квадратичной нелинейности в системе возникает дипольный момент на разностной частоте

Р» = Ро = Р EL Ер . (7)

Этот момент может приводить к излучению на разностной частоте, если выполнены условия синхронизма, обсуждаемые ниже. Если условия синхронизма не выполнены, этот дипольный момент все равно создает поле на разностной частоте Ео , которое, взаимодействуя с лазерным полем на квадратичной нелинейности, дает кубичный по полям дипольный момент на комбинационной частоте:

Рс = Р EL Ео = Р ЕL (Ъ Р ЕL Ер) =

Здесь XсAS = Р L — каскадный коэффициент кубичной нелинейности, Ь — параметр,

связывающий Ро и Ео (Ео = L Ро )• Он находится из уравнений Максвелла, источником в которых является Ро , и возрастает при приближении к порогу синхронизма для излучения разностной гармоники. Например, для случая узкой области перекрытия накачки и лазерного излучения с характерным вертикальным размером О можно получить следующее выражение:

L = 2р к2 О/ К , (9)

где к0 = Оо/о, с — скорость света, а

• = (Оо — к2)12, Qо — волновой вектор поляризации на разностной частоте в плоскости структуры (см. ниже), к2 = к, е, . В выражении (9) имеется отмеченный выше резонанс в коэффициенте Ь на пороге возбуждения разностной частоты (при К ® 0). Поскольку коэффициент Р имеет резонанс на частоте перехода, то вклад его в коэффициент XсAS даст двойной резонанс. В результате для амплитуды дипольного момента на комбинационной частоте мы получаем следующую оценку:

Р» = Рс = XCAS EL ЕL Е р =

которая зависит только от поля накачки. По-видимому, она и может объяснить сравнительно большую наблюдающуюся величину излучения на комбинационной частоте.

Условия синхронизма при генерации разностной и комбинационной частот

Обсудим теперь условия синхронизма при генерации разностной и комбинационных частот. Они оказываются легко осуществимыми в рассматриваемых условиях, хотя и существенным образом отличаются от условий синхронизма, обычно рассматриваемого в нелинейной оптике. Лазерное поле в исследуемой системе представляет собой набор волноводных мод, в которых амплитуда поля

ЕL = Е0т Фт (2) ЄХР( —¡ЯтР) , (11)

^ — (вертикальная) координата поперек

структуры, Е0т — амплитуда поля в центре волновода, Фт(г) — вертикальная структура моды, qm — волновой вектор моды в плоскости гетероструктуры, р — координата в этой плоскости, т — номер моды. Электрическое поле накачки ЕР представляет собой

затухающую экспоненциально по оси z (из-за поглощения и создания электронно-дырочных пар) функцию и распространяющуюся волну с волновым вектором p в плоскости структуры:

Ep = E0p Фр (z) exp( -i p p) , (12)

где Ф^) можно приближенно представить в виде: Фp (z) = exp(¡1 z/2), где z — координата

поперек гетерослоев, а z = 0 — слой начала поглощения накачки. В результате, амплитуда нелинейного дипольного момента PN на разностной частоте = wp — W при

квадратичной нелинейности будет представлять собой набор пространственных гармоник:

P^ = b I Eom Eop Фm (z) Фp (z) X

Здесь nm (z) = Eom Eop Фт (z) Фp(z)■ Поскольку Фр (z) представляет собой затухающую экспоненту, условие синхронизма по оси z отсутствует, можно приближенно (для упрощения обсуждения и поскольку область перекрытия накачки и мод мала — хотя это и непринципиально) представить Pm(z) = Am 5(z). Тогда получаем условие, при котором имеет место эффективное излучение — фазовая скорость волны поляризации Vp должна быть

больше, чем фазовая скорость на разностной частоте Vph:

QDlQm = Vp > Vph = c/n , (14)

где n — показатель преломления.

Это условие гораздо слабее обычного для нелинейной оптики требования «синхронизма»: совпадения фазовой скорости волны поляризации с фазовой скоростью на разностной частоте. В нашем случае отношение

Vph/Vp = cos в определяет угол в, под

которым идет излучение на разностной частоте. Подобный синхронизм использовался раньше при наблюдении генерации разностных частот [11] при внешнем лазерном возбуждении полосковых волноводов.

Обсудим качественно генерацию разностной частоты для ситуации на рис. 5, считая для простоты, что показатели преломления волноводных мод и подложки совпадают. При вертикальной накачке (p = 0) и основной

волноводной моде фазовая скорость волны поляризации

Vp = Wd/^L = (Wd/WL) cln < , 4l -

волновое число лазерной моды, и гармоника не возбуждается. При накачке через фаску при попутном распространении лазерной моды и накачки волновое число волны поляризации Q = qL — Р = wL n/c — wp n/c sin j , j -угол запитки накачки через фаску. Полагая sin j = (úl¡ wp , получаем Q = 0, и разностная

частота излучается в вертикальном направлении. При наличии лазерных мод не попутных накачке (которые наверняка присутствовали в лазерном поле) разностная частота будет излучаться и вдоль слоя, что и наблюдалось.

Аналогичным образом могут быть рассмотрены условия синхронизма и для генерации на комбинационной частоте. При кубичной нелинейности дипольный момент может быть записан как

PN = PK = С Е Пmi (z) exP,

Пmi(z) = E0m E0l E0p Фm (z) Фi(z) Фp (z) ,

Qml = P — Яm + Ql ■ (14)

Опять получаем условие излучения на комбинационной частоте: превышение фазовой скорости поляризации фазовой скорости в подложке, которое теперь выполнить гораздо легче, поскольку волновой вектор Qml состоит из трех членов. Поэтому, взяв вертикальную накачку (p = 0) и встречные лазерные моды

0?m =-4l ^ мы получим Qml = ^ т е. вертикальное излучение на комбинационной частоте. Если моды не встречные, легко

получить излучение и в плоскости структуры, что и наблюдалось в эксперименте. С другой стороны, при накачке через фаску, считая, что

( 4m = — 4l X получаем Qml =

= p = wpn/c sin j = wLn/c > Цсп/c .

И условие возбуждения комбинационной частоты Wc/Qml = Vp > Vph = c¡n в этом

случае не выполняется. По-видимому, по этой причине мы не наблюдали излучение на

комбинационной частоте при накачке через фаску.

Нами продемонстрировано, что

гетероструктуры КРТ с оптической накачкой перспективны для создания лазеров в среднем

ИК-диапазоне. На абсолютно не оптимизированных гетерослоях,

предназначенных для фотоприемников, было получено стимулированное излучение с максимальной длиной волны 4,5 микрона при 77 К. Есть все основания считать, что на оптимизированных слоях будет осуществлено стимулированное излучение в этом диапазоне и при комнатной температуре.

Кроме того, мы обнаружили простой, эффективный и гибкий механизм генерации комбинационных частот в среднем ИК-диапазонах при оптической накачке лазерных гетерослоев, который позволяет получать перестраиваемое излучение в вертикальном направлении (перпендикулярно гетерослоям) при изменении частоты накачки или при изменении температуры гетерослоев (что изменяет частоту возникающего лазерного излучения). При дальнейшей оптимизации лазерных гетерослоев на основе КРТ

(и, возможно, других гетеросистем) можно также ожидать получения комбинационных гармоник при комнатной температуре.

Полученные результаты показывают перспективность КРТ (и, возможно, других гетеросистем) для создания перестраиваемых источников излучения в среднем ИК-диапазоне.

Авторы выражают благодарность В. В. Курину и, особенно, М. А. Новикову за стимулирующие обсуждения каскадного механизма кубичной нелинейности.

Работа поддержана РФФИ (грант № 06-02-16685) и программой РАН «Проблемы радиофизики».

1. Bleuse J., Bonnet-Gamard J., Mula G., Magnea N., Pautrat J.-L. // J. of Crystal Growth. 1999. V. 197. P. 529.

2. Ongstad A.P., Kaspi R., Moeller C.E., Tilton M.L., Chavez J. R., Dente G.C. // J. Appl. Phys. 2004. V. 95. No. 4. P. 1619.

3. Jiang Y., Teich M.C., Wang W.I. // J. Appl. Phys. 1991. V. 69. No. 10. P. 6869.

4. Сидоров Ю.Г., Дворецкий С.А., Варавин В.С., Михайлов Н.Н., Якушев М.В., Сабинина И.В. // ФТП. 2001. Т. 35. Вып. 9. С. 1092.

5. Dornhaus R. and Nimtz G. The Properties and Application of the Hg1-xCdxTe Alloy System. In: Springer Tracts in Modern Physics. V. 78. Solid-State Physics. P. 1-119. — Berlin. Heidelberg. New York: Springer-Verlag, 1976.

MID-INFRARED SPONTANEOUS AND STIMULATED EMISSION ] AND RAMAN HARMONI CIS FROM OPTICALLY PUMPED CdXHg1-XTe

B HETEROSTRUCTURES ON GaAs AND Si SUBSTRATES

] A.A. Andronov, Yu.N. Nozdrin, A. V. Okomel’kov,

A.A. Babenko, V.S. Varavin, D.G. Ikusov, R.N. Smirnov

We report on observations of the spontaneous and stimulated emission at wavelengths of 1,4-4,5 micron , and the discovery of Raman frequencies with the maximum wavelength about 8 microns from CdxHg1-xTe heterostructures , grown on GaAs and Si substrates by the molecular-beam epitaxy, in the case of optical F flumping by a pulsed Nd:YAG laser at a wavelength of 1.06 micron at a temperature of 77 K. Radiation at the L Raman frequencie s op — at a 2 at -op with similar intensities (wp is the pump frequency and at is the frequency of the resulting laser radiation) appears due to the quadratic and cascade cubic nonlinearities, which E are in resonance at the lasing transitions, under the condition of «two-dimensional» synchronism of the interacting fields which is achieved by choosing the directions of the laser radiation and the pump. We are not aware of any observations and discussion of these effects. At the same time, such generation mechanisms can be used as univeraal techniques in the development of efficient tunable sources of terahertz and mid-infrared K radiation.