формируется путем эпитотсиального выращивания слоя p-типа на подложке n-типа. Электрический ток является источником энергии накачки, необходимой для создания инверсии населенности в активной зоне, примыкающей к p—n-переходу. Две параллельные торцевые поверхности изготавливаются путем скола по кристаллографической оси для работы в качестве зеркал резонатора и создания положительной оптической обратной связи, необходимой для генерации излучения. В силу большого показателя преломления полупроводникового материала коэффициент отражения от граней составляет 30—35%. Боковые грани лазерного кристалла имеют неровности, для того чтобы подавить поперечное нежелательное распространение света.

К основным параметрам лазерного диода относятся спектр частот излучения (оптические моды), пороговый ток, выходная мощность излучения и эффективность работы. Когда ток проходит через лазерный диод , то свет генерируется за счет инверсии населенности посредством спонтанного и стимулированного излучений. Вследствие отражения от торцов свет многократно проходит через активную область и преимущественно усиливается стимулированным излучением. Внутри лазерного диода устанавливается стоячая волна с целым числом полуволн между торцевыми поверхностями. Модовое число m задается числом полуволн

m=2Ln/Lw ,

где L — расстояние между торцами; n — показатель преломления; Lw —длинна волны излучения в вакууме. Модовое разделение можно установить, взяв производную dm/dLw . Тогда

dm/dLw=-2Ln/ Lw2+(2L/ Lw)(dn/ dLw).

При dm=-1, что соответствует потере одной полуволны в резонаторе, получим выражение для модового разделения:

dLw= dLw2/{2L[n- Lw(dn/ dLw)]}.

Спектр излучения лазерного диода показан на рис. 5. Обычно существует несколько

продольных мод , имеющих длины волн вблизи пика спонтанной эмиссии. Модовое разделние для полупроводникового лазера на основе GaAs составляет dLw =0.3 нм. Для того чтобы лазер работал в одномодовом режиме, необходимо каким-либо способом подавить нежелательные боковые моды, оставив основную центральную.

Лазерный диод не сразу начинает излучать при приложении к нему напряжения от внешнего источника. При малом токе имеет место спонтанное излучение (рис. 5) с шириной спектра излучения в несколько сот микрометра. По мере нарастания тока накачки в области p—n-перехода создается высокая степень инверсии населенности и излучается больше света. Отдельные фотоны многократно проходят строго в плоскости p—n-перехода и перпендикулярно к торцам диода усиливаются. С возрастанием тока накачки испускаемое диодом излучение существенно сужается одновременно по ширине спектра и по пространственной расходимости. Когда возникает индуцированное излучение, интенсивность излучения увеличивается за счет образования большого количества электронно-дырочных пар в единицу времени. Спонтанное излучение подавляется вследствие того, что образовавшиеся первоначально фотоны повторяют себя при прохождении через активную область. Излучение лазерного диода, полученное при плотностях тока выше порогового, являются когерентными. При этом форма кривой спектрального распределения резко изменяется от широкой кривой распределения спонтанной эмиссии 1 к кривой с несколькими узкими модами 2 (рис. 5).

Значение порогового тока в зависимости от природы материала и геометрических параметров можно получить из следующих рассуждений. Пусть в области p—n-перехода существует светоизлучающий слой толщины D , который больше толщины d слоя с инверсной населенностью. Тогда можно предположить, что из всех существующих электронно-дырочных пар только часть d/D остается в активной области и может участвовать в индуцированном излучении.

Положим, что световая волна распространяется в кристалле и на каждую торцевую поверхность падает световой поток мощностью Ps , а коэффициент отражении от торца p. При наличии лазерного излучения произведение pPs экспоненциально увеличивается в зависимости от длины активной зоны L. Существующие потери световой волны значительно перекрываются лазерным усилением за счет индуцированного излучения. Каждый торец диода излучает свет мощностью Pвых/2=(1-p)Ps Если µ [см-1[см-1] — коэффициент потерь для волны при ее распространении в кристалле, а H [см-1] — коэффициент усиления, то мощность в зависимости от пройденного волной расстояния вдоль активной области будет

P=pPsexp[H(d/D)-µ]z.

Усиление волны происходит только в области с инверсной населенностью, поэтому величину Н необходимо умножить на d/D, в то время как потери имеют место по всему объему и поэтому коэффициент µ не имеет такого множителя. Тогда при прохождении кристалла длинной L будем иметь:

P=pPsexp[H(d/D)-µ]L;

ln(1/p)=[H(d/d)-µ]L.

Таким образом, условие лазерного излучения имеет вид

H(d/D)=µ+(1/L) ln(1/p). (1)

Коэффициент усиления H связан с плотностью инжектированного тока. Выражение для величины Н будет

H=gLw2 I/(8¶en2dV), (2)

где для GaAs при комнатной температуре квантовая эффективность g=0.7 , длина волны излучения в вкууме Lw=9.0­­­·10­­­­­­­­­­-6 см, показатель преломления n=3.34 при Lw ; V — ширина полосы спонтанного излучения, V=1.5·1013 c-1; e — заряд электрона; d —толщина активной области, d=10-4 см; I — плотность инжектируемого тока.

Выражение (2) справедливо для допорогового тока. Подставляя (2) в (1), поучим

(gLw2I)/(8¶en2VD)=µ+(1/L) ln(1/p). (3)

Левая часть в выражении (3) описывает усиление волны за один проход, а правая часть — потери . Из (3) нейдем значение порогового тока, достаточное для покрытия потерь:

I=(8¶en2VD)/(gLw2I)(µ+(1/L) ln(1/p)). (4)

Cлагаемое (1/L) ln(1/p) определяет потери на излучение. Коэффициент отражения может быть выражен через коэффициент пропускания T=1-p, и тогда разложение

ln[1/(1-T)] в ряд имеет вид

(1/L) ln(1/p)=(1/L) ln[1/(1-T)]=(1/L) [T-(T2/2)+ (T3/3)- (T4/4)+ .].

Принебрегая членами высокого порядка поТ , найдем

(1/L) ln(1/p)=T/L.

Тогда выражение (4) представим в виде

I=(8¶en2VD)/(gLw2I)(µ+T/L). (5)

Формула (5) справедлива для приближенных расчетов. Из формулы (5) также следует, что для уменьшения I необходимо уменьшать D и наиболее оптимальным условием будет D=d . Но практически это условие трудно осуществить на обычном лазерном диоде, так как генерируемая в окрестности p—n-перехода световая волна распространяется не только в активной области, но и за ее пределами, где не выполняются условия инверсности населенности. Еще одной причиной является то, что часть инжектируемых электронов, обладая большой длиной свободного пробега, протаскивает активную часть p—n-перехода и не участвует в образовании электронно-дырочных пар. По этим причинам необходимо ограничить зону распространения генерируемого света и инжектируемых электронов и обеспечить условия, чтобы эти процессы протекали только в активной области. Желаемые свойства оптического ограничения могут быть получены на гетеропереходных структурах. Самым простым из них является лазер с одинарным гетеропереходом (ОГ), представленный на рис. 6, а. Излучающий p—n-переход образуется между GaAS и Ga(1-x)AlxAs посредством специальной технологической обработки. Если концентрации примесей примерно одинаковы на обеих сторонах p—n-перехода, то инжекционный ток будет существовать за счет электронов, инжектируемых в слой p-типа, поскольку эффективная масса электронов почти на порядок меньше эффективной массы дырок. Поэтому слой с инверсной населенностью будет находится в p-GaAs, толщина которого соизмерима с длинной диффузии инжектирумых электронов. Таким образом, область инверсии населенности ограниченна толщиной, где в основном и происходит рекомбинация электронов с последующим излучением.