Мощные диодные лазерные линейки и матрицы тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ
2. Этапы исследований и создание мощных диодных линеек и матриц.
2.1. Анализ физических явлений, определяющих условия работы мощных диодных линеек и матриц.
2.2. Моделирование теплсфизических явлений и состояний механических напряженностей диодных лазерных линеек и матриц.
2.3. Расчет тепловых характеристик мощных диодных лазеров, линеек и матриц.
2.4. Анализ режимов технологических процессов монтажа лазерной линейки к теплоотводу.
2.5. Результаты экспериментальных исследований и создание мощных диодных лазерных линеек и матриц.
3. Диодные лазеры и линейки с неустойчивым резонатором.
3.1. Создание и проведение исследований диодного лазера с неустойчивым резонатором.
3.2. Анализ роли обратной волны в неустойчивом резонаторе инжекционного лазера.
3.3. Исследование линеек диодных лазеров с неустойчивыми резонаторами
4. Результаты исследований диодных лазеров, работающих на нелокализованных волноводом модах.
4.1 Анализ условий генерации диодных лазеров на нелокализованных волноводом модах.
4.2 Создание и исследование Оа1пРА5/1пР и ОаА1Аз/ОаАз лазеров, работающих на неволноводных модах.
5. Выводы и заключение.
2. Этапы исследований и создание мощных диодных линеек и матриц
2.1. Анализ физических явлений, определяющих условия работы мощных диодных линеек и матриц
Несмотря на достаточно высокие значения КПД, выделяемая тепловая энергия в кристаллах мощных лазерных линеек и матриц является существенным ограничивающим фактором для достижения больших значений выходной мощности излучения. В реальных полупроводниковых лазерах КПД составляет около 50^60% , поэтому примерно 40-^50% подводимой к полупроводниковому кристаллу электрической энергии тем или иным способом превращается в тепловую энергию и приводит, в конечном итоге, к разогреву активной области лазерного кристалла. Повышение температуры активного слоя в свою очередь приводит к снижению внутренней квантовой эффективности, уменьшению усиления, повышению порогового тока, снижению мощности излучения, сдвигу длины волны. Кроме того, с повышением рабочей температуры активной области лазерного кристалла снижаются надежность и долговечность.
Поэтому для решения задач по создания мощных диодных лазерных линеек и двумерных матриц был проведен цикл теоретических и экспериментальных исследований направленные на анализ теплофизических явлений и принципов определяющих условия их работы [39,42,43,45,46,4858]. В рамках этих работ был проведен полный и глубокий анализ теплофизических и оптических явлений, происходящих в мощных диодных лазерных линейках, а также проблем, дополнительно возникающих при их объединении в мощные двумерные матрицы. Найдены оптимальные решения для формирования конструкции кристаллов в мощных диодных лазерных линейках обеспечивающей эффективную селекцию нежелательных типов колебаний в лазерном резонаторе. Изучены теплопередающие и теплосъемные характеристики различных вариантов теплоотводов радиаторов и контактных пластин) пригодных к применению в мощных лазерных излучателях. Рассмотрены как принудительный, так и кондуктивный способы отвода тепла. Полученные результаты явились основой для выработки требований к конкретным конструктивно-технологическим параметрам при создании мощных диодных лазерных линеек и двумерных матриц.
В исследованиях направленных на создание мощных полупроводниковых лазеров серьезной проблемой является обеспечение условий, при которых осуществляется эффективный отвод тепловой энергии из активной области и пассивных частях лазерного кристалла. Тепловая энергия в кристалле, выделяется за счет безизлучательной рекомбинации инжектированных в активную область носителей, их термализации, поглощения излучения в пассивных областях кристалла, и за счет джоулевого тепла при протекании тока накачки по объему полупроводника и токоподводящим контактам[64, 66].
Характеристическим параметром диодного лазерного излучателя заданной конструкции (теплоотвода со смонтированным лазерным кристаллом) является тепловое сопротивление (Р.т). Величина, обратная величине теплового сопротивления Ит"' характеризует тепловую проводимость лазерного диода и определяется условиями передачи тепловой энергии выделяемой в лазерном кристалле в окружающую среду.
Особенностью рассматриваемых задач является то, что размеры, в которых выделяется тепловая энергия в достаточно большом количестве, занимает небольшие размеры лазерного кристалла. Плотность выделяемой тепловой мощности в лазерном кристалле может достигнуть до значений (10+15)кВт/см2, в то время как площадь занимаемая кристаллом составляет (5-И0)10"4 см2. Непосредственная передача этой энергии в окружающую среду, невозможна ни при каких способах теплосъема из-за малых размеров лазерного кристалла. Поэтому необходимо создание условий, при которых происходит расширение поперечных размеров теплового потока до таких размеров, когда можно достаточно эффективно снять тепло с заданной площади кондуктивньш или принудительным способом. Проведенные исследования и разработанные методики [42,43,46,48-52,54-58] позволили для каждого конкретного случая, т.е. для каждой конструкции диодной линейки или двумерной матрицы, в соответствии с требованиями, вытекающими из условий применения, определять оптимальный вариант теплоотводов и сформулировать требования к их изготовлению.
Для определения конкретных конструктивных параметров и режимов технологических процессов изготовления диодных лазерных линеек и матриц, решалась ряд самостоятельных физических задач, которые позволили определят требования к материалам, форме и размерам теплоотводов, к состоянию их поверхностей, к размерам кристаллов в лазерной линейке, а также допустимой плотности расположения линеек в мощной двумерной матрице. Были решены также задачи по выбору надежных и долговечных материалов припоев, подходящих для монтажа на теплоотвод лазерного кристалла, материалов для омических контактов кристалла, способов, режимов и условий монтажа и др. Технологический режим монтажа полупроводникового кристалла к теплоотводу рассчитывалась и выбиралась таким образом, чтобы соответствовал условиям, при которых либо не возникают механические напряжения либо они минимизированы. Для решения указанных задач были проведены, как теоретические расчеты и экспериментальные исследования, так и практическое апробирование, с учетом имеющихся на сегодняшний день обширных данных из опыта промышленного выпуска полупроводниковых лазеров.
Известны работы [66-69], в которых рассматривались температурные эффекты в полупроводниковых лазерных. Приведенная в этих работах методика расчета распределения температуры в диодном лазере, основанная на сложном аналитическом выражении для распределения температуры, не позволяет учитывать все необходимые факторы, влияющие на тепловые свойства лазера, например, такие как толщина, состав и качество материала в межсоединения кристалл - теплоотвод, трехмерное распределение тепла и др. Кроме того, указанная методика расчета тепловых характеристик не позволяет рассчитать сложные тешюотводы, такие как, например, радиаторы с принудительным охлаждением, тешюотводы с отверстиями (типа С-шоип1) и другие, часто применяемые для мощных диодных лазеров, линеек и матриц. Поэтому для более точного анализа условий теплосъема в мощных диодных излучателях в результате проведенных теоретических исследований были найдены решения [54,56], основанные на точных численных методах решения трехмерных задач теплопроводности, которые применимы для всех типов диодных лазеров, линеек и матриц. Для теплоотводов с принудительным охлаждением совместно с задачей теплопроводности решалась также задача ламинарного движения жидкости в микроканалах радиатора. Разработанная в результате этих исследований методика расчета не накладывает ограничений на конструктивно-технологические особенности диодных лазеров, линеек и матриц.
2.2. Моделирование теплофизических явлений и состояний механических напряженностей диодных лазерных линеек и матриц
Наиболее известной и широко распространенной конструкцией полупроводникового диодного лазера является металлический (очень часто медный) теплоотвод с припаянным на одной из его поверхностей лазерным кристаллом. Кроме функции передачи тепла из лазерного кристалла в окружающую среду теплоотвод выполняет также функцию токоподводящего контакта. Второй токоподводящий контакт к лазерному кристаллу осуществляется проволочным выводом, также припаянным или приваренным к металлизированной под омический контакт поверхности кристалла. Особенность данной задачи заключается в том, что выделение тепловой энергии достаточно большой плотности происходит в маленьком объеме. Размеры лазерного кристалла, и очень часто размеры области выделения тепла в кристалле достаточно малы ((10-й 00 мкм) х 1000 мкм) и недостаточны для эффективной передачи тепловой энергии в окружающую среду. Металлический теплоотвод больших, чем кристалл, размеров расширяет распределение теплового потока и увеличивает поверхность, через которую передается тепло в окружающую среду.
Численным моделированием трехмерной теплофизической задачи для кондуктивного и конвективного теплосъемов [54,56] была разработана методика точного расчета тепловых характеристик для каждой конкретной конструкции полупроводникового лазерного излучателя. Данная методика позволила выработать конструктивные и технологические требования к материалам, форме, размерам и состоянию поверхностей контактных пластин и теплоотводов мощных диодных лазеров, линеек и двумерных матриц, в зависимости от конкретной задачи, с учетом количества и условий отводимой тепловой энергии.
Теоретическое моделирование для различных конструкций излучателей проводилось численным решением уравнения теплопроводности с соответствующими граничными и начальными условиями для диодных лазеров, линеек и матриц. Здесь р - плотность материала, С - теплоемкость, к - теплопроводность, <3 - плотность выделяемой тепловой энергии. Граничные условия для каждого конкретного случая применения и заданной конструкции теплоотвода выбирались в соответствии с требованиями, вытекающими из способов передачи тепла в окружающую среду. В зависимости от условий применения излучателя одна или несколько граней контактной пластины выбирались в качестве теплоотводящей поверхности. Часто в этом качестве используется грань, противоположная присоединенной к лазерному кристаллу, либо перпендикулярная к этой грани поверхность теплоотвода. В случае поддержания постоянной температуры '(Тгр) на одной из граней теплоотвода рассматривался граничное условие первого рода - Trp = const. При известном распределении на границе плотности теплового потока рассматривался граничное условие второго рода. В других случаях, когда задается условие охлаждения конвективным способом, задавалось граничное условие третьего рода - kVT = g , где g - тепловой поток на границе, определяемый как 8
) здесь а - коэффициент теплопередачи на границе.
Для диодных лазерных линеек и матриц с принудительным охлаждением жидкостным теплоносителем для определения скорости движения (и) в микроканале радиатора [ 51,53 ] решалось уравнение Навье -Стокса для несжимаемой жидкости:
= T]-V2U-VP (2) , где г| - динамическая вязкость dt жидкости, Р - перепад давления на входе и выходе микроканала, р- плотность теплоносителя [67,68].
В теоретической модели учет теплопереноса жидкостью осуществлялся совместным решением уравнений Навье - Стокса (2) и баланса тепловой энергии[67,68]: kV2T = pC/а-Л-Оф[(г-^)-/1 + /-5]> (13) Максимальное число отражений N в нашем случае определяется выражением N=Lo/(2-d-tg у), которое для экспериментальной ситуации, описанной в предыдущем параграфе, дает N
20+25. Величина i?-exp[(g-ari)-/i]<0,7 даже если g-а,=8000 см"1, поэтому в (13) величиной n , которая по абсолютной величине много меньше 1, можно пренебречь. Для амплитуды прошедшей волны получено выражение: = £<°>. (1 - R) ■ exp[(g - а,) - /, / 2 + / ■■ 2л ■ л,/, / ^ ]/ Отношение интенсивностей прошедшей и падающей волн /0) //СО) =|£<»|2 /|е(0)|2 определяется выражением:
Для возникновения генерации необходимо, чтобы усиление интенсивности в активном слое компенсировалось ее потерями на зеркалах, в широкозонных слоях и в волноводе гетероструктуры, exp (-arh) -Ro-I(1)/1(0)> 1.
Здесь /2=L0 -d-sin ((p+y)/cos y, oc2« 1+3 см"1, Ro=0,3.
Итак, условие генерации имеет вид:
В случаях, когда выполняется условие 5=2-тип (где т - целое число), которое можно обеспечить подходящим подбором толщины активной области d и угла наклона ср, левая часть в (14) принимает свои максимальные значения. Это облегчает выполнение условия генерации. В этом случае полученное из (14) выражение для порогового значения усиления имеет вид: =а,+(1//1Нп, (14); где Л = (1 - Я) • Л„ • ехр(-а2 ■ /,) Коэффициент усиления связан с плотностью тока накачки выражением: ^ р-1т (15), где р - дифференциальный коэффициент усиления, I - плотность тока накачки, т -находится в интервала от 1 до 3. Из (14) и (15), получено выражение для плотности порогового тока Дпор в следующем виде:
Для гетеролазеров на основе Оа1пРАз/1пР с толщиной активной области <1 « 1 мкм известна квадратичная зависимость усиления от плотности тока накачки (т. е. т » 2) при Т=300 °К
Определение внутренних параметров активной области: дифференциального коэффициента усиления /Зи показателя внутренних оптических потерь а , которые входят в формулу (16), осуществлялось методом составного резонатора [2]. Подстановкой значений а>. и р в формулу (16) при ш
2,что свойственно гетеролозерам Оа1пРАз/1пР ,для плотности порогового тока неволноводных лазеров с углом наклона ф=13°, Ь0=100 мкм и (1
1 мкм получены значение 1пор
31 кА/см2, что находится в диапазоне экспериментальных значений (J¡[op
Как уже отмечалось выше, в предельном случае угла наклона ср=90° получается вертикально излучающий лазер (лазер с поперечной накачкой), который также работает на неволноводных модах. В таком случае излучение выходит из кристалла перпендикулярно к активному слою. По формулам (14) и (16) в качестве частного случая (<р=90°) легко определить значение плотности порогового тока для этих лазеров. Если предположить, что в лазере с поперечной накачкой, о которой было сообщено в работе японских авторов [104], обеспечивается коэффициент отражения на зеркалах резонатора 1^=0.9, то при разумных значениях внутренних параметров (при Т=77°К а.1
80 см3/кА2, с!=1.8 мкм). по полненное формулам (14) и (16) значение ДПОр.
14 кА/см2. согласуется с экспериментальным значением полученном в работе [104] которое составляет
11 кА/см2 при Т=77°К и в импульсном режиме.
4.2 Создание и исследование Са1пРА$/1пР и СаА1А§/СаА8 лазеров, работающих на неволноводных модах.
Были предложены, изготовлены и проведены исследования инжекционных лазеров работающих на неволноводных модах и имеющих малый угол дифракционной расходимости [1, 3, 4, 7,24] Результаты этих исследований приведены в данном разделе.
Оптическая схема неволноводных лазеров на основе двойной гетероструктуры (ДГС) и ход лучей в них приведены на рис Л 6а. Волны распространяются перпендикулярно к зеркалам резонатора и пересекают активную область под углом наклона (р. В данном случае волны, распространяющиеся навстречу друг другу, не локализованы волноводом. Они усиливаются в активном слое при его пересечении. Излучение, выходящее из активной области вне усиливающего слоя распространяются в пассивных слоях. Коэффициент поглощения в широкозонных слоях гетероструктуры на длине волны излучения активного слоя составляет всего (1-гЗ)см"\что существенно меньше, чем в слоях ОаАв. Для того чтобы вне активной области излучение распространялось в слабопоглощающих широкозонных слоях СаА!Аз, не попадая в сильно поглощающие пассивные слои ОаАэ, толщины широкозонных инжекционных слоев выбирались большими (
9 мкм), чем для обычных лазеров.
При данной геометрии диодного лазера (см. рис. 15а) длина активного слоя Ь, не совпадает с длиной резонатора Ь0 (Ь0= Ь-созф). Размер светового пятна Б на зеркале лазерного диода определяется длиной резонатора Ь0 и углом наклона <р, а именно О = 4 ■tg<p. Отсюда следует, что эффективная ширина светового пятна на зеркале может быть значительно увеличена (выбором соответствующих значений Ц и <р) по сравнению с толщиной активной области. При этом в перпендикулярной к р-п переходу плоскости полуширина дифракционной расходимости излучения, которая обратно пропорциональна эффективной ширине светового пятна на зеркале, уменьшится. В предельном случае угол (рможет равняться 90°. Именно такая ситуация имеет место в широко известных в настоящее время поверхностно излучающих лазерах.
О получения генерации в таких лазерах в импульсном режиме при Т=77° К сообщалось в работе [104]. В этой работе информация о сужении диаграммы направленности не содержится. В последующих работах, посвященных поверхностно излучающим лазерам, достигнуто уменьшение расходимости излучения до 10 градусов.
На рис. 17а (сплошная кривая) представлено распределение излучения в дальней зоне лазера, работающего на неволиоводных модах. Для сравнения, пунктирной кривой показано распределение в дальнем поле для обычного диодного лазера с плоскопараллельным резонатором (<¡>=0°), изготовленного из той же гетероструктуры СаА1Аз/ОаА$, что и неволноводный лазер. Длина резонатора лазера, работающего на неволноводных модах составляла Ьд
80 мкм, толщина активной области с!= 2 мкм, угол наклона активной области к оси резонатора <р
10°. Полуширина диаграммы направленности неволноводного лазера составляет 8,5°, тогда как в обычной геометрии волноводного резонатора она достигает до 40°. Типичное распределение излучения в дальней зоне для неволноводных лазеров, изготовленных из гетероструктуры на основе Оа1пРАз/1пР, показано на рис 176. (сплошная кривая). Гетероструктура в этом случае отличается от Оа/УАэ/ОаАв, тем, что в качестве материала широкозонных слоев, контактного слоя и подложки используется полупроводник 1пР. Коэффициент поглощения в 1пР на длине волны излучения активной области из Оа!пРАз (в нашем случае >ч)
] ,26 мкм) небольшой и составляет примерно КЗ см'1. Требования к гетероструктуре на основе ОаЬРАвЯпР, подходящей для изготовления неволноводных лазеров, не такие строгие, как в случае гетероструктур из ОаА1А5/СаАз. В частности, для изготовления неволноводных ОаА1Аз/ОаАз лазеров, в случаях, когда угол наклона ф=90°, требуется лишь выращивание толстых (> 10 мкм) широкозонных слоев ОаА1А8. Последнее нежелательно по той причине, что материал ОаА1Аз по электро- и теплопроводности уступает материалу подложки и контактного слоя (ваЛв). В случае же материала ОаЬпРАэЛпР дополнительные ухудшения каких-либо характеристик диода не происходит. Необходимо лишь выращивание верхнего контактного слоя с толщиной Ь
В неволноводных лазерах, изготовленных из гетероструктуры ОаТпРАяЛпР (с с1
30) угол отклонения зеркал резонатора от нормали к активному слою выбирался большим (ф
15°) по сравнению с лазерами на СаА1Аз/ОаАз (где =10°). Это обусловлено тем, что скачок показателя преломления между активным слоем и окружающими широкозонными слоями в гетероструктуре СаТпРАэЛпР больше (Дп
0.3) чем в ОаА^ЛЗаАз (Лп
0.1). Поэтому для устранения неволноводных мод, как было сказано выше, необходимый угол наклона в данном случае больше (фкрит. -12°), чем в случае ОаА1Аэ/ОаА8 (где фкрит. =7°) ' 1 а) 1=1.1*1пор. б) ¡=1.7* [пор. в) 1=2.2*1пор.
Рис. 17. Спектральное распределение излучения диодного лазера, с широким контактом, работающего на неволноводных модах, изготовленного из гетероструктуры Са1пРАз/!пР при разных уровнях тока накачки (Inop.-4.5A, импульсный режим, комнатная температура).
Показано, что расходимость излучения в лазерах на неволноводных модах примерно в 6-7 раз меньше по сравнению с обычными волноводными лазерами [3,4,7,24]. Исследования, как и в случае лазеров ОаАЬДз/СаАз, проводились при комнатной температуре в импульсном режиме с длительностью импульсов ти=50^250 не и с частотой повторения импульсов ^повт
1 кГц. Пороговая плотность тока для неволноводных лазеров на Оа1пРА8/ГпР, с зеркальными гранями без отражающих покрытий, при комнатной температуре находилась в интервале 18-34 кА/см2 (при Ь0
100 мкм). Для сравнения следует отметить, что для обичных лазеров, работающих на волноводных модах (с длиной резонатора Ь0
250 мкм), плотность порогового тока была 5-9кА/см2 (при (р=0). Ширина диаграммы направленности на полувысоте интенсивности составляла 5+7.2°. Дальнейшее уменьшение расходимости излучения неволноводных лазеров можно осуществлять путем увеличения угла наклона резонатора к активной области. Зависимость выходной мощности от тока накачки для неволноводных лазеров на Оа1пРАз/1пР (с <р=13° и Ьо
100 мкм) линейная Исследования степени поляризованное™ излучения неволноводных лазеров показали, что отношение мощностей излучения с ТЕ-поляризацией и с ТМ-поляризацией (Рте/Ртм) находилась в интервале (1+2), в то время как в лазерах, работающих на волноводных модах (при <р=0°, (р=5° и <р=10°) наблюдалась, ярко выраженная ТЕ-поляризация (Рте/Ртм»1)- Лазеры, работающие на неволноводных модах, имеют довольно узкий спектр излучения. Спектр излучения неволноводного лазера на Оа1пРА8/'1пР имеет практически одночастотный характер вплоть до 70%-го превышения тока накачки над пороговым значением.
5. Выводы и заключение
1. Созданы и проведены исследования мощных наборных излучателей с улучшенными излучательными характеристиками, а именно двумерные матрицы с плотностью излучаемой энергии до 0.8 Дж/см2 в квазинепрерывном режиме работы при длительности импульсов накачки до 500 мкс и частоте повторения до 1000Гц. Разработаны линейки диодных лазеров с линейной плотностью энергии до 6 мДж/мм для квазинепрерывного режима работы и с линейной плотностью мощности до 4 Вт/мм для непрерывного режима работы. Решена физическая проблема, заключающаяся во взаимном влиянии при плотной (свыше 1500 шт./см2) упаковке лазерных элементов на их изяучательные характеристики. Созданы методики расчета конструкции наборного излучателя и разработана технология изготовления диодных лазерных линеек и двумерных матриц Разработана методика и определены требования к отдельным кристаллам в лазерной линейке и к самой линейке (имеются в виду размеры накачиваемой области в каждом кристалле, период повторения кристаллов в линейке, длина резонатора, значения коэффициентов отражений зеркал и др.). Выявлены отличия в требованиях к кристаллам, предназначенным для создания отдельных мощных диодных линеек и для использования в двумерных матрицах. Для двумерных лазерных матриц с плотной упаковкой оптимальными являются кристаллы с длиной резонатора 450-600 мкм, в то время как для линеек оптимальны значения длины резонатора лазерного кристалла > 1 мм.
2. Разработана методика расчета тепловых сопротивлений, основанная на точных численных методах решения уравнений теплопроводности и ламинарного движения жидкости для сложных конструкций теплоотводов, в том числе для различных радиаторов с принудительным охлаждением. В результате проведенных экспериментальных исследований лазерных линеек и матриц с теплоотводами различных конструкций определены и выбраны оптимальные конструктивные характеристики теплоотводов и материалов для них. Показано, что наиболее подходящими и перспективными для теплоотводов мощных лазерных линеек и матриц являются микроканальные ребристые радиаторы. Создана методика для определения значений конструктивных параметров узлов теплоотводов для лазерных линеек и матриц в зависимости от требований, вытекающих из условий применения.
3. На основе анализа физических процессов, происходящих при присоединении лазерного кристалла к теплоотводу, определены требования к технологическим процессам монтажа и к используемым материалам. Эти требования заключаются в обеспечении условий для медленной релаксации механических напряжений, возникающих при монтаже, с целью предотвращения образования разрывов и пустот в межсоединениях лазерных кристаллов и теплоотводов. В результате проведенных теоретических и экспериментальных исследований разработана методика расчета параметров, характеризующих технологический процесс монтажа лазерных кристаллов различных размеров к теплоотводящей контактной пластине, определены условия, при которых значения механических напряжений, возникающих в процессе монтажа, и их влияние на излучательные характеристики и качество лазерных кристаллов минимальны.
4. Предложен, создан и исследован инжекционный лазер с неустойчивым резонатором. Показано, что использование геометрии неустойчивого резонатора в полупроводниковых лазерах, которые имеют высокое значение коэффициента усиления, открывает новые возможности для разработок мощных диодных лазеров, имеющих широкоапертурное (>100 мкм), стабильное, свободное от каналирования и проявляющее хорошую пространственную когерентность распределения излучения в плоскости р-п перехода практически во всем рабочем диапазоне накачки.
5. Разработана линейка диодных лазеров с оптически связанными неустойчивыми резонаторами. Показано, что в этих линейках осуществляется синхронизация излучения отдельных элементов. Проведены исследования линеек, состоящих из синхронизованных (сфазированных) диодных лазеров. Выявлен механизм возникновения синхронизации. Оптическая связь между каждыми двумя соседними элементами осуществляется посредством обратных (сходящихся) волн. Расходящаяся волна одного из лазерных элементов после отражения от граней кристалла лазерной линейки превращается в сходящуюся волну для соседнего кристалла. Последняя, сжимаясь до дифракционного предела, переходит в расходящуюся волну второго лазерного элемента. Получена стабильная сфазированная генерация линейки из 14 элементов вплоть до значения мощности излучения 4 Вт.
6. Проведены сравнительные исследования спектральных характеристик диодных лазеров различных конструкций - лазеров с неустойчивым резонатором, линейки этих лазеров, обычных полосковых лазеров, лазеров с двойным полосковым контактом, заращенных мезополосковых лазеров с уширенным модовым объемом основной моды, обычных мощных лазеров с широкими контактами и линеек из этих лазеров. Определена одна из причин многочастотной (многомодовой в смысле продольных мод) генерации в инжекционных лазерах с резонатором Фабри-Перо, заключающийся не в принципиальных физических процессах взаимодействия света с полупроводниковой средой, происходящих на «микроуровне», а в «макроскопических» явлениях, связанных со степенью заполнения электромагнитным полем объема резонатора. Неоднородное и нестабильное в плоскости р-п перехода заполнение активной области электромагнитным излучением приводит к многомодовой генерации. Показано, что в лазерах с неустойчивым резонатором и линейках из этих лазеров, и в тех лазерах, в активной области которых распределение излучения однородно, стабильно и разные ее участки оптически связаны между собой, наблюдается одночастотный и близкий к одночастотному режим генерации в широком диапазоне тока накачки вплоть до трехкратного превышения над пороговым значением.
7. Предложен и экспериментально реализован принципиально новый вариант • полупроводникового диодного лазера, в резонаторе которого электромагнитная волна распространяется не вдоль активного слоя, как в обычных лазерах, а пересекает ее под углом > 10°. В таком лазере электромагнитное поле не локализовано волноводом, и ее распределение внутри лазерного кристалла имеет большее поперечное сечение, чем в обычных волноводных лазерах. Благодаря этому происходит уменьшение диаграммы направленности излучения и лучевой нагрузки на зеркальные грани лазерного кристалла. Изготовлены образцы и проведены исследования оптических характеристик диодных лазеров, работающих на нелокапизованных волноводом (неволноводных) модах из двойных гетероструктур в системах ОаА1Аз/ОаА5 и Оа1пРАз/!пР. Показано, что расходимость излучения в этих лазерах в 6-7 раз меньше по сравнению с обычными волноводными лазерами, изготовленными из одних и тех же гетероструктур. Установлено, что дальнейшее уменьшение расходимости можно достигать путем увеличения угла наклона оси резонатора относительно активного слоя. Наиболее подходящими для этих целей являются гетероструктуры ОаГпРАэЛпР и подобные им системы, в которых подложка и верхний контактный слой являются прозрачными для излучения, генерируемого активным слоем. Найдено аналитическое выражение для определения пороговой плотности тока диодных лазеров, работающих на неволноводных модах, которое применимо для всех типов таких лазеров, в том числе для поверхностно излучающих лазеров.
8. Экспериментально определены условия увеличения пороговой плотности тока для ДГС - лазеров вплоть до полного исключения генерации волноводных мод, которое будет иметь место при всех углах наклона граней кристалла относительно волновода, больших, чем 12°. Данный результат используется в настоящее время при изготовлении кристаллов для промышленно выпускаемых диодных лазеров с широкими (от 100 до 450 мкм) контактами и в лазерных линейках с высокой степенью заполнения (т. е. отношением суммарной ширины излучающих областей к общей ширине линейки) для подавления внутренних замкнутых мод (или мод шепчущей галереи -\УС), отрицательно влияющих на излучательные характеристики этих лазеров. Предложен способ и изготовлены диодные лазеры с широкими контактами, в которых осуществляется селекция поперечных мод высших порядков, а также мезополосковые лазеры с увеличенной шириной одномодового распределения излучения в плоскости р-п перехода.
9. На основе выполненного цикла экспериментальных и теоретических исследований мощных диодных лазерных линеек и двумерных матриц разработан и выпускается в серийном производстве ряд излучателей, для применений в различных оптических изделиях, в том числе в системах диодной накачки активных элементов твердотельных лазеров, газовых лазеров высокого давления на парах металлов и других типов оптически накачиваемых лазеров. В настоящее время на предприятии ФГУП «НПП «Инжект» производятся мощные лазерные линейки серии ЛЛД (ЛЛД-20, ЛЛД-15, ЛЛД-60 и др.) с мощностью излучения до 70 Вт и двумерные матрицы диодных лазеров серий СЛМ и 32ДЛ-502 (СЛМ-1, СЛМ-2, СЛМ - 3, 32ДЛ-502, 32ДЛ-502Л и др.) до значений мощности излучения
1500 Вт в квазинепрерывном режиме с длительностью импульсов до 500 мкс и с частотой повторения до 600 Гц. Разработан наборный излучатель с частотой повторения импульсов до 1000 Гц. Эти изделия применяются в качестве источников мощного лазерного излучения в различных оптических устройствах и системах, в том числе для селективной оптической накачки активных элементов в действующих системах твердотельных лазеров, разработанных рядом отечественных предприятий и некоторыми зарубежными компаниями.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ
1. Богатов А.П., Елисеев П.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т., Харисов Т.Г. "Уменьшение расходимости излучения инжекционного лазера путем возбуждения неволноводных мод", Квантовая электроника, 1979 г., т.6, №12 (декабрь), стр. 2639-3641.
2. Елисеев П.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т. "Определение внутренних параметров активной области инжекционных лазеров с помощью составного резонатора", Краткие сообщения по физике ФИАН СССР, 1979 г., Jfe 6, стр. 22-27.
3. Богатов А.П., Елисеев П.Г., Микаелян Г.Т., Свердлов Б.Н. "Инжекционный GalnPAs/ InP гетеролазер с расходимостью излучения 6-7°, работающий на неволноводных модах", Квантовая электроника, 1980 г., т.7, стр. 2487-2488.
4. Bogatov А .P., Eliseev P.G., Man'ko М.А., Mikaelyan G.T., Sverdlov B.N. "Semiconductor Injection Lasers Operating in a Non-waveguide Mode", Proceedings of the Soviet-Japan Electronics Symposium, Moscow, 1982, December, p.p. 48-64.
5. Богатов А.П., Елисеев П.Г., Манько M.A., Микаелян Г.Т., Попов Ю.М. "Инжекционный лазер с неустойчивым резонатором", Квантовая электроника, 1980 г., т.7, стр. 1089-1092.
6. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т., Соколов С.Н. "Влияние нестационарного температурного волновода на характеристики инжекционного гетеролазера", Препринт ФИАН СССР, № 224,1982г.
7. Bogatov А.Р., Eliseev P.G., Man'ko М.А., Mikaelyan G.T., Sverdlov B.N. "Non-waveguide mode semiconductor injection lasers", IEE Proceedings, Pt.I, No 6, 1982, p.p. 252-255.
8. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А. Микаелян Г.Т. "Электрическая диагностика режимов усилителя-монитора на основе лазерного диода", Квантовая электроника, т. 9,№ 9,1982 г, стр. 1851-1854.
9. Елисеев П.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т. "Модель инжекционного лазера с плавным изменением комплексной диэлектрической проницаемости вдоль р-п перехода", Труды ФИАН им. П.Н. Лебедева, т. 141, 1983 г, стр. 118-125.
10. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А. Микаелян Г.Т., Охотников О.Г., Соколов С.Н. "Оптоэлектронное считывание с помощью инжекционного лазера", Квантовая электроника, т. 9, № 9,1982 г., стр. 1825-1827.
11. By Ван Лык, Калшабеков А.С., Манько М.А. Микаелян Г.Т., Соколов С.Н. "Влияние предварительных импульсов накачки на выходные характеристики полосковых гетеролазеров", Квантовая электроника, 1981 г., т. 8, № 12 стр. 26972699.
12. Man'ko М.А., Makhsudov В Л., Mikaelyan G.T., Pham Van Hoi "Measurement and analysis of planar stripe-geometry GaAlAs/GaAs heterojunction laser wave fronts and their variation with pumping current", IEE Proceedings Optoelectron. 1985, v. 132, p.p 64-68.
13. Лазарев C.A,, Кижаев К.Ю., Микаелян Г.Т. "Способ изготовления полупроводникового инжекционного лазера", Авт. Свид. СССР, № 1736315, 26.11.1986.
14. Гордеева М.В., Микаелян Г.Т., "Способ изготовления светоизлучающего элемента". ПатентР.Ф., №2146842,27.04.1999.
15. Микаелян Г.Т., Москвин C.B. "Лазерное терапевтическое устройство", Патент РФ №2135233,21.01.1999.
16. Микаелян Г.Т., Свердлов А.И., Соколов С.Н. "Спектральные свойства излучения июкекционных гетеролазеров с серповидной активной областью", Квантовая электроника, т. 13, 1986 г., № 6, стр. 1255-1258.
17. Манько М.А., Микаелян Г.Т., "Свойства мод, направляемых усилением в активных полупроводниковых волноводах", Материалы Всесоюзной конференции "Интегральная оптика, физические основы, приложения" (г. Новосибирск, июнь 1985 г.), под ред.К.К.Свиташова и Л.А. Ильиной, "Наука", Новосибирск (1986), стр.15-25
18. Манько М.А., Микаелян Г.Т. "Анализ мод, направляемых усилением в активных полупроводниковых волноводах", Квантовая электроника, т. 13, № 7, 1986г., стр. 1506-1514.
19. Манько М.А., Микаелян Г.Т. "Моды и их преобразование в активных полупроводниковых волноводах", Труды ФИАН им. II.H. Лебедева, т. 166,"Наука",Москва (1986), стр. 126-154 [Англ. перевод Man'ko М.А., Mikaelyan G.T. "Modes and mode conversion in active semiconductor waveguides", Proceedings of the P.N. Lebedev Physical Institute "The nonlinear optics of semiconductor lasers" Nova Science publishers, Commack, New York, 1987, pp. 169-207].
20. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А. Микаелян Г.Т., Охотников О.Г., Пак Г.Т. "Насыщение напряжения на инжектирующем контакте в лазерном диоде и явление отрицательной фото ЭДС", Труды ФИАН им. П.Н. Лебедева, т. 166, 1986 г., стр. 174-204.
21. Богатое А.П., By Ван Лык, Манько М.А., Микаелян Г.Т. "Вояноводные свойства активной области инжекционного лазера с двойным полосковым контактом", Краткие сообщения по физике, ФИАН им. П.Н. Лебедева, 1980 г., № 10, стр. 26-31.
22. Елисеев П.Г., Микаелян Г.Т. "Оптическая прочность зеркальных граней в полупроводниковом лазере на основе InGaAs/GaAs/GaAlAs в импульсном режиме" - Квантовая электроника, т. 22, № 9,1995 г., стр. 895-896.
23. Елисеев П.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т. "Исследование инжекционных гетеролазеров методом составного резонатора" - Препринт ФИАН им. П.Н. Лебедева, № 100, 1981г.
24. Микаелян Г.Т. "Влияние резонатора и неоднородностей диэлектрической проницаемости на характеристики инжекционного лазера",автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физ,- мат. наук, Физический институт им. 11.Н. Лебедева, Москва, 1981г.
25. Vu Van Lu'c, Eliseev P.G., Man'ko M.A., Mikaelyan G.T. "Electrical diagnostics of the amplifier operation and feasibility of the registration on the basis of the voltage saturation effect in junction laser diodes" - IEEE Journal of Quantum Electronics, v.QE-19, No 6, 1983, p.p. 1080-1083.
26. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А. Микаелян Г.Т., Соколов С.Н. "Влияние нестационарного температурного волновода на характеристики излучения гетеролазеров" - Препринт ФИАН им. П.Н. Лебедева, № 224,. 1982 г.
27. Манько М.А. Микаелян Г.Т. "Свойства мод, направляемых усилением в активных полупроводниковых волноводах", Препринт ФИАН им.П.НЛебедева, № 166, 1984.
28. Микаелян Г.Т., Свердлов А.И., Авт. Свид. СССР, №1367779, 02.12.85.
29. Микаелян Г.Т. и др. Авт. Свид. СССР, №268908, 26.11.86.
30. Микаелян Г.Т. и др. Авт. Свид. СССР, №1477126,31.08.87.
31. Микаелян Г.Т., Москвин C.B. Патент РФ № 2135233,21.01.99.
32. Жуков Н.Д., Микаелян Г.Т., Рабинович Э.М., Тучин В.В. "Пространственно-модуляционные характеристики излучения планарных полосковых гетеролазеров" , Письма в ЖТФ, т. 14, вып. 4, февраль 1988 г., стр. 364-368.
33. Микаелян Г.Т., Филипченко В.Я. "Исследование глубоких уровней в светоизлучающих диодах на основе GaAlAs/GaAs методом емкостной релаксационной спектроскопии" - Материалы Всесоюзной конференции по физике полупроводников, г. Кишинев 1988г. т.З, стр.157-158.
34. Микаелян Г.Т., Овчинникова H.H., Филипченко В.Я. "Ресурсные ускоренные испытания непрерывных лазеров типа GaAs-GaAlAs с диффузионной полосковой областью и анализ деградирующих приборов" - Материалы Всесоюзной конференции "Физика полупроводниковых лазеров" г. Вильнюс, 1989г., стр. 76.
35. Кижаев К.Ю., Лазарев С.К., Микаелян Г.Т. "Изготовление мезополосковых гетеролазеров зарощенного типа в системе GaAlAs/GaAs с помощью металлургического травления" - Материалы Всесоюзной конференции "Физика полупроводниковых лазеров" г. Вильнюс, 1989 г., стр. 128.
36. Кижаев К.Ю., Корчагина М.В., Лазарев С.А., Микаелян Г.Т. "Стабильная генерация на основной поперечной моде GaAIAs/GaAs гетеролазеров при ширине активной области 8 мкм" - Материалы Всесоюзной конференции "Физика полупроводниковых лазеров" г. Вильнюс, 1989 г., стр. 183.
37. Адливанкин A.C., Андрушкевич Т.А., Микаелян Г.Т., Свердлов М.И., Свердлов А.И. "Особенности динамических характеристик планарных гетеролазеров с диффузионным полосковым контактом" - Материалы Всесоюзной конференции "Физика полупроводниковых лазеров" г. Вильнюс, 1989 г., стр. 197.
38. Кижаев К.Ю., Корчагина М.В., Лазарев С.А., Микаелян Г.Т. "Селекция мод в GaAlAs/GaAs лазерах с трапецеидальным волноводом" - Материалы 1 Всесоюзной конференции "Физические основы твердотельной электроники", г. Ленинград, т. А, 1989 г.
39. Микаелян Г.Т. и др. "Температурные характеристики лазерных излучателей с длиной волны излучения 0.85 мкм", Электронная техника, вып.1, (53), 1990.
40. Mikaelyan G.T., Sokoiov S.N. "Modern Semiconductor Laser Diodes" - Материалы международной конференции 2 Berliner Optiktage «Optik 1991», 24-26 September, 1991, Berlin.
41. Gorfinkel B.I., Mikaelyan G.T. "Modern Helleiterlaserdioden fuer Informatik, Medezine und Laseroptishe Verbindungsystem" Материалы международной конференции
2 Berliner Optiktage «Optik 1991», 24-26 September, 1991, Berlin.
42. Микаелян Г.Т. "Двумерная матрица инжекционных лазеров на длине волны 810 нм" - Материалы 2-го Белорусско-Российского симпозиума "Полупроводниковые лазеры и системы на их основе" г. Минск, 22-24 мая, 1997 г., стр. 15.
43.Микаеляв Г.Т., Соколов С.Н. "Наборная решетка лазерных диодов СЛМ-1 для квазинепрерывного режима работы" - Квантовая электроника т. 27, № 2. 1999 г., стр.3-4.
44. Калиниченко В.М., Микаелян Г.Т., Сосновский С.А. "Импульсные инжекционные полупроводниковые лазеры для систем управления, локации и медицины" -Сборник материалов XI-ой международной накчно-технической конференции "Лазеры-2000" "Лазеры в науке, технике, медицине" г. Сочи, 18-22 сентября 2000 г.
45. Микаелян Г.Т. "Полупроводниковые лазеры на гетеропереходах" - Сборник статей "Физика полупроводников и полупроводниковой электроники", Издательство ГосУЩ "Колледж", г. Саратов, 2001 г., стр. 121-142.
46. Жиздкж Т.Б., Микаелян Г.Т. "Монолитная линейка лазерных диодов с индивидуальной адресацией, состоящая из 64 элементов повышенной мощности", Материалы 4-го Белорусско-Российского симпозиума "Полупроводниковые лазеры и системы на их основе" г. Минск, 20-22 мая, 2002 г.
47. Микаелян Г.Т. "Полупроводниковый лазер", Бюлетен изобретений, №11, 20.04.2002, стр.187.
48. Адливанкин A.C., Буничев А.П., Микаелян Г.Т., Панарин В.А. "Мощные диодные лазерные линейки и матрицы с уменьшенной расходимостью (< 5° )в вертикальной к р-п переходу плоскости", Материалы 4-го Белорусско-Российского симпозиума "Полупроводниковые лазеры и системы на их основе" г. Минск, 20-22 мая, 2002 г.
49. Адливанкин A.C., Калиниченко В.М. Микаелян Г.Т. Москвин С.В. "Импульсный полупроводниковый лазер красного диопозона спектра для медико-биологических применений»", Сборник материалов ХШ-ой международной накчно-технической конференции "Лазеры-2002" "Лазеры в науке,технике,медицине", г. Сочи, 16-20 сентября 2002 г.
50. Адливанкин A.C., Безотосный В.В., Маркова Н.В., Микаелян Г.Г., Попов Ю.М., Порезанов С.Н., "Излучательные характеристики двумерных матриц инжекционных лазеров на основе AlGaAs/GaAs на длине волны 0,81 мкм для систем накачки твердотельных активных элементов" - Квантовая электроника, т.25, № 11, 1996 г., стр. 974-976.
51. Микаелян Г.Т. "Полупроводниковые лазерные излучатели, линейки и матрицы", Электронная промышленность, 1,2002, стр. 25-28.
52. Буничев А.П., Микаелян Г.Т., Панарин В.А., Соколов С.Н., "Оптимизация условия диодной накачки твердотельного микрояазера на Nd: LSB с волоконным выходом", Материалы 4-го Белорусско-Российского симпозиума "Полупроводниковые лазеры и системы на их основе" г. Минск, 20-22 мая, 2002 г.
53. Адливанкин A.C., Калиниченко В.М., Микаелян Г.Т., Митин И.В., Сорокин С.В.,Сосновский С.А., "Однокристальный лазерный полупроводниковый излучатель на основе кванторазмерных структур для систем управления", Сборник материалов XlY-ой международной накчно-технической конференции "Лазеры-2003" "Лазеры в науке,технике,медицине", г. Сочи, 15-19 сентября 2003 г.
54. Mikaelyan G.T. "Process specifications resulting from thermalphysic investigations of semiconductor lasers" - Материалы международной конференции Fifth Asia-Pacific Conference (APCON-2005), "Fundamental problems of opto- and micro-electronics" -Vladivostok, 12-14 September, 2005.
55. Микаелян Г.Т., Соколов C.H., Сосновский С.А. "Новые разработки серийных лазерных полупроводниковых излучателей", Материалы 5-го Белорусско-Российского симпозиума "Полупроводниковые лазеры и системы на их основе" г. Минск, 1-5 июня 2005 г., стр.51-54.
56. Микаелян Г.Т "Анализ тепловых режимов мощных полупроводниковых лазеров и наборных решеток" - Квантовая электроника, т.36, № 3, 2006 г., стр.222-227.
57. А.П.Богатов, А.Е.Дракин, Г.Т.Микаелян, Д.Р.Мифтахутдинов, В.И.Стадничук, А.Н.Стародуб "Эффективность резонансной накачки и оптическое усиление в Nd-фосфатном стекле при возбувдении излучением диодных матриц". Квантовая электроника, т.36, № 4, 2006 г., стр.302-308.
58. Mikaelyan G.T., "Diode Lasers for Optical Pumping of Powerful Lasers", International Conference on High Power Laser Beams, HLPB-2006, Nizny Novgorod, 3-8 July, 2006.
59. Микаелян Г.Т. "Исследование линеек полупроводниковых лазеров с неустойчивыми резонаторами", Квантовая электроника, т.36, №6,2006г., стр. 1-3.
60. Басов Н.Г., Крохин О.Н., Попов Ю.М.,ЖЭТФ, 40,вып.6,стр. 1879-1880,(1961).
61. .Hall R.N. Fennfer G.E. Kingsiey J.D.,SoltysT.J.,CarlsonR.O. Phys.Rev.Lett. 9,№9,366,(1962).
62. Nathan M.l.,Dumke W.P.,Barns G„ Dill F.H.,Lasher G J. Appl. Phys.Lett., 1,62, (1962).
63. Авт. Свид. 950840 СССР, Алферов Ж.И., Казаринов Р.Ф., №181737,приоритет от 30.03.1963.
64. Кейси X. С., Паниш М.Б. Лазеры на гетероструктурах, том 1, (М.: Мир, 1981).
65. Mroziewich В., Bugajcky М., Nakwaski W. Physics of Semiconductor Lasers ,(North Holland, 1991).
66. Nakwaski W., IEE Proc. Pt. I, Solid State and Electron-Devices, Ш, 94 (1984).
67. Nakwaski W„ IEE Proc. Pt. J, Optoelectronics, 134,87 (1987).
68. Nakwaski W., Electron. Lett., 22, 1169 (1986).
69. Nakwaski W„ Electron. Lett., 23, 458 (1987).
70. Юдаев Б. H. Теплопередача (М.: Высшая школа,1973).
71. Ландау J1. Д. ЛифшицЕ. М. Гидродинамика (М.: Наука, 1988).
72. Кикоин И. К. Таблицы физических величин. Справочник (М.: Атомиздат, 1976).
73. Бобышев А.В. Механические и технологические свойства материалов, (М.: Металлургия, 1987).
74. Ландау Л. Д. Лифшиц Е. М. Теория упругости (М.: Наука, 1987).
75. Новиков И. И., Ермишкин В. И. Физическая механика реальных материалов (М.: Наука, 2004).
76. Илюшин А. А. Механика сплошных сред (М.: МГУ, 1978).
77. Федоров П.И., Акчурин Р.Ч. Индий, (М., Наука, МАШС Наукапериодика, 2000).
78. Craig R.R., Casperson L. W., Evans G.A., Jang J.J.J. Proceedings of CLEO'84 (Conference of lasers and electrooptics), Anahern, California, 19-21 June, 1984. paper ThR4
79. Salzman J., Venkatesan Т., Lang R, Mittelstain M., Yariv A. Appl. Phis. Lett., 46(3), 1 February 1985, pp. 218-220.
80. Craig R.R., Casperson L. W., Stuffsudd O.M., JJ.J. Jang, Evans G.A. and Davidheiser R.A.,Electron Lett., 21 (1985)p.62.
81. Casperson LAV., Optikal and Quantum Elektronics.18.1986.p.p.155-167.
82. Lang R.J., Salzman J., Yariv A, IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. QE-22, № 3,1986, p-p.463-470.
83. Yamashita S., Nakatsuka S„ Tanaka Т., Ono Y., Chinone VV. and Kajimura T, Appl. Phis. Lett., 51, № 21, 23 November 1987, pp. 1667-1669.
84. Nakatsuka S. and Tatsuno K., SPIE, vol. 1043, Laser Diode Technology and Applications, 1989, p. 87-90.
85. Champagne Y. and McCarthy W, IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. 27, № 3, 1991, pp.321-331.
86. Largent G., Allen M., Ch. Schaus, J. Jang, M. Jansen and D. 5 CLEO 91 (Conference of lasers and electroOptics), 12-17 May, 1991, p. 140-141, paper CTuQ3
87. Pixton A. H., Schaus Ch. F. and Srinivarasan T. IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. 29, № 11, November, 1993, pp .2784-2792.
88. Lang R. J., IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. 30, № 1, January, 1994, pp. 31-36.
89. Ru P., Chow W.W., Moloney J. V., Koch S.W. Appl. Phis. Lett., vol. 64, № 12, 1994, pp. 1469-1441.
90. Guel-Sandaral S., Pixton A. H., Srinivarasan Т., Sun S. Z., Hersee S. D., Allen M. S., Moder Ch. E., Gallant D. J„ Dente G. C., Mcinerney J. G., Appl. Phis. Lett., 66, № 16, 1995, pp. 2048-2050.
91. Ананьев Ю.А, УФЫ, 1971,103, вып.4, crp.705-738.
92. Польский Ю.Е., Итоги науки и техники, Радиотехника, 1980, т.21, стр.172-211.
93. Siegman А.Е., Aretton Н., IEEE Journal of Quant. Elektronics, 1967, QE-3, pp. 156-163.
94. Siegman A.E, Applied Optics, 1974, 13,p.p.353-366.
95. Исаев К. А., Казарян M. А., ГГетраш Г. Т., Раутиан С. Г. Квантовая электроника, том 1, № 6,1974, стр. 1379-1388.
96. Исаев К. А., Казарян М. А., Петраш Г. Т., Раутиан С. Г., Шалагин A. ML, Квантовая электроника, том 4, № 6,1977, стр. 1325-1335.
97. Berry М. V., Storm С., Saarloos W., Optics Communications, 2001, 197, р.р.393-402.
98. Berry М. V. Journal of Modern Optics, 2003, vol. 50, № 1, pp. 63-81
99. Tsukada E„ Journ. of Appl. Phys., 1974,45, p,p,4899-4906/
100. Безотосный B.B., Долгинов JI.M., Елисеев П.Г., Мильвидский М.Г., Свердлов Б.Н., Шевченко Е.Г., Шепеткина Г.В., Квантовая Электроника, т,7, стр. 1990-1991.
101. Иванов Н.П., Красильников А.Н., Литвинов В.Ф., Молочев В.Н.,
Никитин В.В., Семенов А.С., Квантовая Электроника, 1973, №6 (18), стр.117-119.
102. Namasaki Н., Kan Н. Ishii М. and Ito A., Journal of Appl. Phys., 1974, 45, рр.2785-2786/
103. Ковальчук Л.В., Шерстобитов В.Е., Квантовая электроника, 1977, т.4, №10, стр. 2166- 2172
104. Н. Soda Н., Iga К., Kitanara Ch., and Suematsu Y. GalnAsP/InP Surface Emitting Injection Lasers, Jpn. J. Appl.Phys., 1979, 18. December, p.p. 2329-2330. теплообмена над кондуктивным: Р=0, и<: =0, п УТ = 0, здесь пи1-нормальный и тангенциальный единичные векторы по отношению к плоскости сечения на выходе микроканала.
Решения уравнений (2) и (3) с указанными граничными условиями позволили определить значения коэффициента теплосъема на поверхностях микроканала при заданных параметрах теплоносителя и радиатора. Разработанная методика предполагает подстановка этих значений коэффициента теплосъема в граничные условия и решение задачи теплопроводности (1), что позволяет определять тепловые характеристики излучателей заданных конструкций и для каждого конкретного случая применения диодных лазеров, линеек и двумерных матриц. Одним из наиболее распространенных материалов для теплоотводов полупроводниковых лазеров является медь.
Выбор этого материала, в первую очередь, связан с доступностью и достаточно высоким коэффициентом теплопроводности (по сравнению с другими материалами).
Для меди коэффициент теплопроводности составляет к
400 Вт/м К. [72]. Однако медь имеет больший, чем полупроводники, коэффициент теплового расширения (к.т.р.
16-Ю"6 К"').Для полупроводников к.т.р.
(5^-7)-10"6 К"1. [72]. Разность к.т.р. является существенной с точки зрения наличия остаточных механических напряжений в лазерном кристалле и в межсоединении кристалл - теплоотвод, после технологических операций изготовления диодных лазеров, линеек и матриц. В результате моделированием состояний механических напряженностей в диодных лазерах и линейках был найден способ их уменьшения до уровней, не влияющих на свойства излучателей. А также была создана практическая методика для выработки требований к технологическим процессам, материалам и конструкции диодных лазеров, линеек и двумерных матриц. а) б)
Рис. 1. Образцы тешюотводов для диодных лазеров, линеек и двумерных матриц а) и б) - контактные пластины для одиночных лазерных кристаллов в) - ребристый теплоотвод для конвективного охлаждения непрерывных линеек диодных лазеров г) - теплоотвоД для кондуктивной передачи тепла на более массивный теплоотвод. д) и е) - радиаторы для двухмерных матриц с конвективным охлаждением, д) - ребристый, е) - игольчатый. Качественно видны области распространения теплового потока.
Были разработаны двумерные лазерные матрицы, работающие на повышенных частотах повторения импульсов. На рис. 10 б) и 10 в) представлены результаты экспериментальных исследований частотных характеристик диодных лазерных матриц двух разных конструкций. Рис. 96) относится к матрице, состоящей из 50-ти диодных линеек с длиной каждой линейки 5 мм и с периодом повторения линеек в матрице (шагом) 0,5 мм, с заполнением каждой линейки 85 %.
В такой степени интеграции обеспечивается мощность излучения до 1500 Вт при длительности импульса накачки 250 мкс и частоте повторения импульсов 100 Гц. Как видно из этого рисунка, спад мощности вплоть до значений частот 500 Гц составляет около 20%. Матрицы с менее плотной упаковкой излучающих кристаллов, разработанной специально для работы на более высоких частотах, со степенью заполнения в линейке 50 % и шагом 1 мм работоспособна на частоте повторения 1000 Гц (рис. 10в). При этом спад мощности по сравнению с первоначальным значением составляет менее 17%.
В процессе проведения цикла экспериментальных работ по созданию мощных и надежных диодных линеек и матриц были созданы методики для оценки ресурсных характеристик и анализа дефектов, возникающих в процессе изготовления, на базе результатов аналогичных исследований проведенных в работах [33,34]. Результаты ресурсных испытаний с данными первоначальной технологической тренировки мощных двумерных матриц диодных лазеров, приведенные на рис. 11, показывают хорошие значения ресурсных характеристик, что подтверждает правильность и эффективность использования созданных методик при разработке и изготовлении конкурентоспособных излучателей.
На основе проведенного цикла экспериментальных и теоретических исследований мощных диодных лазерных линеек и двумерных матриц был проведен ряд научно-исследовательских и опытно-конструкторских работ, по результатам которых разработаны, созданы и выпускается в а) Длительность импульса, мкс. ) Л'Ипс.и.ноч!. имп> и.са, мкс.
Длительность импульса, мкс. в)
Формы импульсов излучения матриц диодных лазеров с разными условиями отвода тепла из лазерного кристалла а) и б) случаи некорректного обеспечения условий теплосъема, в) конструкция контактных пластин и радиатора выбраны оптимально. производственных масштабах мощные линейки и двухмерные матрицы диодных лазеров, применяемых в различных оптических системах. К таким системам относятся, например, системы оптической накачке твердотельных лазеров и газовых лазеров на парах металлов с высоким давлением. Созданы мощные диодные линейки и матрицы с улучшенными излучательными характеристиками, а именно двумерные матрицы с плотностью излучаемой энергии до 0,8 Дж/см2 в квазинепрерывном режиме работы при длительности импульсов накачки до 500 мкс, а также матрица с частотой повторения до 1000Гц. Разработаны линейки диодных лазеров с линейной плотностью энергии до 6 мДж/мм для квазинепрерывного режима работы и с линейной плотностью мощности до 4 Вт/мм для непрерывного режима работы. Решена физическая проблема, заключающаяся в взаимном влиянии при плотной (свыше 1500 шт./см2) упаковке лазерных элементов на их излучательные характеристики. Созданы методики расчета конструкции наборного излучателя и разработана технология изготовления диодных лазерных линеек и двумерных матриц.
В настоящее время, в результате использования указанных методик, на предприятии ФГУП «НПП «Инжект» разработаны и ведется производство мощных диодных лазерных линеек (ЛЛД-20, ЛЛД-15, ЛЛД-60 и др.) с мощностью излучения вплоть до 70 Вт для непрерывного и импульсного режимов работы. Двумерные матрицы диодных лазеров (СЛМ-1, СЛМ-2, СЛМ - 3,32ДЛ-502, 32ДЛ-502Л и др.) до значений мощности излучения 1500 Вт. Эти излучатели работают в квазинепрерывном режиме с длительностью импульсов до 500 мкс и с частотой повторения до 600 Гц. Разработана матрица диодных лазеров с частотой повторения импульсов до 1000 Гц. пространственное распределение излучения [93]. В случае использования неустойчивого резонатора большой модовый объем достигается даже в очень коротких резонаторах.
В лазерах с большим коэффициентом усиления активной среды (см., например, [88]) с точки зрения направленности излучения оптимальным являются неустойчивые резонаторы с возможно большим увеличением М (М - коэффициент увеличения поперечных размеров за один проход м=[(f + ту2 + 1У\1г +«)1'2 - (]).
Большие значения коэффициента усиления полупроводниковой среды (g
100 см"1) позволяют для диодных лазеров использовать неустойчивые резонаторы с коэффициентом увеличения в пределах М » 5 +50.
В проведенных исследованиях диодных лазеров с неустойчивым резонатором [5, 24] были использованы образцы с радиусом кривизны зеркал R, с шириной контактов W и длиной резонаторов L (см. рис.12в), которые составляли 50-100 мкм, 200-300 мкм, 250-500 мкм, соответственно. Полученные значения полуширины диаграммы направленности излучения, выходящего со стороны плоского зеркала диодных лазеров с неустойчивым резонатором, изготовленных из гетероструктур GaAlAs/GaAs и GalnPAs/InP составляли около 5 - 10°.(рис. 12в. и 136). Кроме того, наблюдалось, что генерация когерентного излучения одновременно возникает по всей излучающей части зеркал, а не по отдельным независимым каналам, как это имеет место в случае плоскопараллельного резонатора. Преимущества неустойчивого резонатора становились существенными при использовании неустойчивых резонаторов с большим увеличением ( М>10). В случаях, когда радиус кривизны выпуклого зеркала был большим (R > 150 мкм), что соответствовало малым значениям М (<Ю) при L
300-400 мкм, картина дальнего поля имела такую же нестабильную и разрывную форму, как и в обычных лазерах.
Рис. 12 а. Внешний вид однокристального диодного лазера с неустойчивым резонатором. Кристалл смонтирован с активными слоями к теплоотводу.
Рис. 12 6. Схема хода расходящихся лучей в диодном лазере с неустойчивым резонатором.
Рис. 12 в. Распределение излучения в дальней зоне диодного лазера с неустойчивым резонатором при разных токах накачки. Ь=450 мкм, 11=80 мкм. Кривые 1-1=1.03*1пор., 2-1=1.16*1пор.,
Рис. 14 а. Фрагмент кристалла диодной линейки лазеров с неустойчивыми резонаторами. Видны вогнутые зеркальные грани и полосковые контакты.
Рис. 14 б. Схематический ход лучей в линейке диодных лазеров с неустойчивыми резонаторами. Показан примерный ход обратных лучей, оптически связывающие соседние резонаторы. Заштрихованы накачиваемые участки (полосковые контакты). которые представляют собой диодные лазеры с неустойчивыми резонаторами с Я= 40 мкм ,Ь= 400 мкм и с шагом между элементами 250 мкм, оптически связанные между собой.
На рис. 15а показана ватт-амперная характеристика и спектральное распределение излучения при разных уровнях тока накачки фазированной линейки, состоящей из 14 лазерных диодов с неустойчивыми резонаторами. Обнаружено несвойственное обычным инжекционным лазерам спектральное распределение (рис. 156). В начале генерации наблюдаются неэквидистантное расположенные отдельные максимумы. Расстояния между ними не соответствуют предполагаемому межмодовому расстоянию, по-видимому, они относятся к отдельным элементам лазерной линейки. С увеличением мощности благодаря усилению оптической связи между отдельными элементами спектр становится близким к одночастотному. При трехкратном превышении порога наблюдаются всего два рядом расположенных максимума при подавлении остальных, наблюдавшихся в начале генерации.
Интересным с точки зрения наблюдения новых физических эффектов могут оказаться линейки диодных лазеров с неустойчивыми резонаторами при близком расположении элементов. Например, если линейка, состоящая из лазерных элементов с шириной контакта
5 мкм имеет шаг (период повторения элементов)
20 мкм, то грань этой линейки, на которой расположены зеркала неустойчивого резонатора, можно рассматривать, как дифракционную решетку с 50 штрихами на миллиметр. Такое совмещение дифракционной решетки с усиливающей средой, активной областью диодной лазерной линейки, по-видимому, приведет к наблюдению новых свойств излучения этих линеек, и может оказаться интересным направлением исследований.
При отклонении оси резонатора от плоскости р-п перехода на некоторый угол <р возникает возможность распространения электромагнитных волн в лазерном кристалле перпендикулярно зеркалам и пересекающих активную область под этим же углом. Выбором толстых широкозонных слоев можно обеспечить слабое поглощение этих неволноводных мод в пассивных слоях гетероструктуры. Отклонение зеркала резонатора от перпендикулярного к плоскости р-п перехода направления приводит к уменьшению доли отраженного от зеркала излучения, которое попадает в апертуру активного волновода. С увеличением угла наклона увеличивается часть излучения, которая, не попадая в апертурный угол волновода, покидает активную область. Это приводит к увеличению порога возбуждения волноводных мод. В диодах, одно зеркало которых было наклонено под углом <р=13°,- а другое было оставлено перпендикулярным к активному слою, генерация :лазерного излучения не наблюдалась вплоть до пло+ностей тока накачки
На рис.166 показана экспериментальная зависимость плотности порогового тока волноводных мод от угла наклона для гетеролазера на твердом растворе Оа1пРАз/1пР с толщиной активной области 1 мкм и длиной резонатора 250 мкм. Измерения проводились при комнатной температуре в режиме импульсной накачки с длительностью импульса ти= 50 не и с частотой повторения уповх=1 кГц. Видно, что при углах наклона ср > 10^12° наблюдается заметное (почти на порядок) увеличение плотности порогового тока по сравнению с лазерами с плоскопараллельными резонатора (<р=0). Величина угла ср<12° соответствует случаю, когда падающая на наклоненное зеркало волна после отражения падает на гетерограницу Оа1пРАБ/1пР под углом 90°-2(р большем, чем угол полного внутреннего отражения (фПОтр.
66°) на границе раздела с показателями преломления п2=3.5(слой ва1пРАз) и п|=3.2.(слой 1пР)и распространяется в волноводе. При величинах угла наклона <р>12° отраженные волны уже не попадают в угол полного внутреннего отражения на гетерогранице и не удерживаются волноводом,