Laserové diody – Část 2. Funkce a základní parametry

Mgr. Michal Lukáš,
Infineon Technologies Trutnov

Laserové diody (LD) jsou zdroje optického záření s kvalitativně novými vlastnostmi ve srovnání s nekoherentními zdroji. Optické záření generované laserem soustředěné do velmi úzkého intervalu vlnových délek, je do značné míry koherentní a samotný laser se vyznačuje vysokou zářivostí a malou rozbíhavostí laserového svazku.

1. Funkce laserových diod

Základem funkce všech laserů je proces stimulované emise. U polovodičových laserů je však tento proces specifický v tom, že v polovodičových krystalech jsou aktivní atomy hustě vedle sebe a zářivé přechody se neuskutečňují mezi diskrétními energetickými hladinami, ale mezi energetickými pásy. Elektrony obsazují nejnižší energetické hladiny ve vodivostním pásu až po Fermiho kvazihladinu pro elektrony E_fn. Stavy ve valenčním pásu jsou bez elektronů až po Fermiho kvazihladinu pro díry E_fp (plyne z principu zachování neutrality náboje). Při dopadu fotonů na polovodič s energií větší než E_g (šířka zakázaného pásu (eV)), ale menší než E_fn – E_fp nemůže dojít k jejich absorpci, protože hladiny, na něž by se mohl uskutečnit přechod spojený s pohlcením fotonu, jsou již obsazeny. Dopadající fotony tedy mohou stimulovat přechody elektronů z vodivostního do valenčního pásu s následnou emisí fotonů nerozlišitelných od budících. Podmínka pro jejich stimulaci je: E_g < hn < E_fn – E_fp, kde h je Plancova konstanta a n frekvence optického záření (n = c/l; c – rychlost světla, l – vlnová délka).

Aktivní prostředí v „injekčních„ polovodičových laserech vzniká při injekci elektronů a děr z přechodu PN nebo z heteropřechodu. Optické záření je pak generováno, jak je tomu i ve všech generátorech, v důsledku zavedení kladné zpětné vazby, která část zesíleného signálu z výstupu přivádí na vstup. K tomu se používají různé typy rezonátorů (např. Fabry-Perot), selektivních odražečů nebo rozložené zpětné vazby.

Při nízkých proudech tekoucích přes přechod PN v přímém směru je generováno spontánní záření šířící se ve všech směrech s náhodnou fází. Růst proudu zvyšuje rychlost zářivé rekombinace; to vede k růstu hustoty fotonového toku. Generované fotony stimulují další rekombinace. Vzhledem k tomu, že největší počet generovaných fotonů má energii rovnou energii maxima spektrálního rozdělení spontánní emise, nastává pro tuto energii nejvíc vynucených přechodů ve srovnání s jinými oblastmi spektrálního rozdělení. Tato okolnost vede k postupnému zužování spektra spontánní emise a k výraznému růstu intenzity vyzařování v oblasti maxima spektrálního rozdělení emise. Roste-li intenzita vyzařování nelineárně s růstem buzení, nazývá se tento proces superluminiscence. Fotony generované v procesu superluminiscence se šíří stejně jako ve spontánním režimu ve všech směrech s náhodnou fází. Přechod k laserovému režimu nastává, když se stimulované zesílení rovná ztrátám a záření se stává koherentním. Koherence se dosahuje použitím optického rezonátoru, který zajistí selektivní zesílení elektromagnetické vlny s určitou frekvencí a definovanou fází, čímž vzniká stojaté vlnění. Stupeň koherence je dán typem a kvalitou použitého rezonátoru.

2. Laserový režim

Úzká oblast energie čerpání, kdy nastává náhlý přechod z režimu spontánní emise do režimu stimulované emise, se nazývá práh. U injekčních polovodičových laserů je to prahová hustota budícího proudu, resp. prahový proud I_P (značí se také I_th – threshold). Laserová dioda při něm přechází z režimu nekoherentního zdroje do režimu laseru (obr. 1).

Obr. 1. L-I charakteristika – závislost emitovaného optického výkonu na budícím proudu

Pro malé proudy má záření spontánní charakter a je lineární funkcí budícího proudu. Po dosažení prahového proudu, resp. po dosažení prahu laserového generování a jeho překročení prudce narůstá výkon stimulovaného záření a ze zrcadel rezonátoru je emitováno koherentní záření v ideálním případě lineárně závislé na velikosti budícího proudu. Důležitou vlastností LD je míra změny vyzářeného světla s přírůstkem proudu, kterou lze vyčíst z tzv. L-I charakteristiky (označuje se také jako výstupní či WA charakteristika). V podstatě jde o její sklon (Slope efficiency – diferenciální účinnost LD). Pro aplikaci LD v telekomunikacích je nutné, aby se změnou proudu např. o 10 mA nad prahem změnila intenzita vyzářeného světla např. o 1 mW. Tento podíl změny optického výkonu ke změně proudu (dP/dI) se označuje parametrem Eta f (používá se také označení řeckým písmenem h_f): Eta f = dP/dI (mW/A)

Obr. 2. Porovnání šířky spektra emitovaného záření

Ideální průběh L-I charakteristiky nad prahovým proudem je lineární. V praxi ovšem lze pozorovat nejrůznější nelinearity. Pro velké proudy v oblasti výkonového maxima nastává u laserových diod tzv. saturace (nasycení), která se projeví zakřivením L-I charakteristiky. Tento jev lze v menší míře pozorovat při vyšších teplotách i při menších proudech, kdy se L –I charakteristika ohýbá směrem k proudové ose (obr. 1). Dále se objevují nelinearity v podobě variací tzv. kinků. To jsou náhlé změny sklonu L-I charakteristiky. Mohou být způsobeny např. zpětným odrazem záření do optického rezonátoru, který má za následek dobuzení laserové diody. Při nárůstu výkonu se zároveň mění kvalita tvaru vyzařovací charakteristiky laserové diody (změna je vyjádřena zmenšováním úhlu vyzařování v rovině kolmé a rovnoběžné s rovinou přechodu PN) a rovněž se mění šířka spektra emitovaného záření (obr. 2).

3. Popis laserového záření

Laserové záření se vyznačuje vysokou směrovostí svazku, monochromatičností, koherencí a vysokou zářivostí. Nyní podrobněji k jednotlivým pojmům.

Vysoká směrovost svazku vyplývá z vlastností Fabryova-Perotova rezonátoru. V něm mohou existovat pouze ty typy vln, které se šíří podél osy rezonátoru nebo ve směrech, které se od ní málo odchylují.

Monochromatičnost je podmíněna především tím, že zesílení elektromagnetické vlny nastává pouze při frekvenci n = (E₂ – E₁)/h a navíc generace nastává pouze na rezonančních frekvencích použitého rezonátoru.

Koherence je v obecném smyslu charakteristika stupně synchronnosti dvou kmitavých dějů. U elektromagnetické vlny se rozlišuje prostorová koherence a časová koherence. Prostorové koherenci je možné snadno porozumět na jednoduchém modelu majícím body P₁ a P₂, jimiž v čase t₀ prochází vlnoplocha elektromagnetické vlny. Těmto bodům příslušejí intenzity elektrického pole E₁(t) a E₂(t). Fázový rozdíl elektrických polí bude v bodech P₁ a P₂ v čase t₀ roven nule. Bude-li fázový rozdíl roven nule i v dalším libovolném čase t, lze říci, že mezi body P₁ a P₂ existuje úplná koherence. Je-li již uvedená podmínka splněna pro všechny dvojice bodů vlnoplochy, je daná vlna charakterizována úplnou prostorovou koherencí. V praxi se při určování stupně koherence vychází ze známé korelace fází.

Všimněme si nyní časové koherence. Je elektromagnetické pole v bodě P a čase t a (t + Dt). Je-li pro daný interval Dt rozdíl fází elektromagnetické vlny stejný pro libovolné t, je možné říci, že v časovém intervalu t existuje časová koherence. Jestliže je podmínka splněna pro libovolnou hodnotu t, je vlna charakterizována úplnou časovou koherencí. Platí-li podmínka pouze pro určité hodnoty t tak, že 0 < t < t_k, je vlna charakterizována částečnou koherencí dobou koherence t_k. Představa časové koherence souvisí s monochromatičností a elektromagnetická vlna s dobou koherence t_k má šířku spektrální čáry Dn » 1/t_k

Pozn.: Důležité je zmínit pojem koherenční délka. Je to délka, na níž je světlo ještě schopno interference. U polovodičových laserů jde řádově o centimetry a např. u kvalitních laseru He-Ne až o metry. Koherenční délka je tedy velmi důležitý parametr právě v aplikacích využívajících interference (např. měření délky či měření poloměrů křivosti optických ploch).

Obr. 3. Profil fokusovaného laserového svazku v jeho ohnisku; na ose z je vynesen proud fotodetektorem, pro zjištění výkonu je třeba hodnotu proudu vydělit citlivostí fotodetektoru udanou v A/W (např. pro GaAs (1 300 m) 0,8/AW)

Zářivost laseru je definována jako zářivý tok vyzařovaný z jednotkového povrchu zdroje do jednotkového prostorového úhlu. Vysoká hodnota zářivosti laserů je podmíněna vysokou směrovostí laserového svazku. V jednotlivých aplikacích LD se lze častěji setkat s parametrem optický výkon (Optical power v miliwattech), který bývá udáván v určitém pracovním bodě, tzn. při určitém proudu LD v propustném směru.

Ideální profil laserového svazku je Gaussovský (obr. 3). Odchylky reálného od ideálního Gaussova průběhu způsobují především nerovnoměrnosti v rozměrech aktivní vrstvy.

Obr. 4. Čip LD s eliptickou stopou svazku

U LD je možné se setkat se značnou divergencí výstupního svazku. Její velikost je nepřímo úměrná tloušťce aktivní vrstvy (místo ve struktuře laserového čipu, kde je generováno záření). To je způsobeno difrakcí světelné vlny, když je vyvazována ven z čipu LD. Uvnitř je světelná vlna omezena v aktivní vrstvě. Jestliže je emitující vrstva tvarována pravoúhle s velmi odlišnými délkami hran, paralelní a vertikální divergence jsou odlišné. Proto se v některých vzdálenostech od emitující plošky jeví svazek jako eliptický (obr. 4), divergence se uvádí v úhlových stupních v obou rovinách os elipsy, např. (30 × 15)°.

Při aplikacích se proto společně s LD používají čočky (mohou být implantovány již v TO pouzdru LD), popř. mřížky, které divergenci eliminují a vytvářejí kolimovaný svazek či jej fokusují do určitého místa. Ohniska svazku ve vertikální a horizontální rovině nemusejí být shodná, ale bývají navzájem posunuta. Tento efekt se nazývá astigmatismus. Typická hodnota se pohybuje okolo 20 µm.

Obsah další části: Laserové diody – část 3. Typy LD.

Literatura:
[1] MIŠEK, J.: Polovodičové zdroje optického záření. Praha, 1988.
[2] SALEH, B. – TEICH, M.: Základy fotoniky 1–4. Matfyzpress, Praha, 1994.
[3] STRUMBAN, E. J.: Lasery a optoelektronika. Praha, 1989.
[4] MAŤÁTKO, J.: Elektronika – lasery: kvantové generátory světla. Idea servis, Praha, 1998.
[5] HÁBOVČÍK, P.: Lasery a fotodetektory. Vysokoškolská učebnice pro elektrotechnické fakulty vysokých škol. Bratislava, 1990.