Параметры Стокса излучения мощных поперечно-одномодовых квантоворазмерных InGaAs/AlGaAs-гетеролазеров

• Автор: Дьячков, Николай Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2012
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 105 с. : ил.

Оглавление
Введение
1 Методика измерения поляризационных характеристик
1.1 Принцип измерений
1.2 Описание установки и процесса измерения
1.3 Калибровка пластины
1.4 Результаты калибровки пластины
1.5 Оценка погрешности определения параметров Стокса
Полная погрешность
Статистическая погрешность
1.6 Примеры результатов измерения параметров Стокса и их обсуждение
Выводы
2 Параметры Стокса излучения в лазерном режиме
2.1 Базовые характеристики лазеров и их особенности
Измерение базовых характеристик лазерных диодов
Характеристики исследуемых диодов
2.2 Параметры Стокса
Особенности поляризационных характеристик
Оценка возможных значений второго и третьего параметров Стокса, наведенных
сдвиговыми деформациями
Выводы
3 Поляризация спонтанного излучения лазерных диодов
3.1 Интенсивности ТЕ и ТМ компонент спонтанного излучения лазера в рамках
трехзопной модели
Описание модели

Результаты расчета и сравнение с экспериментом
3.2 Расчет поляризационных особенностей излучения лазерных диодов с учетом
усиления
Описание расширенного варианта модели
Токовая зависимость первого параметра Стокса спонтанного излучения
Спектральные профили различных поляризационных компонент спонтанного излучения
Учет зависимости матричного элемента перехода от энергии
Выводы
Заключение
Литература

Введение
Идея создания лазера с полупроводниковой активной средой была впервые выдвинута около полувека назад Н.Г. Басовым, Б.М. Вулом, О.Н. Крохиным и Ю.М. Поповым [1], [2]. Впервые эта идея была реализована в 1902 году группой Р.Н. Холла [3]. Практический интерес полупроводниковые лазеры стали представлять с момента создания первого такого лазера, работающего при комнатной температуре (первые образцы лазеров требовали для своей работы охлаждения до криогенных температур). Одной из первых генерацию при комнатной температуре в полупроводниковом лазере — на основе двойной гетероструктуры СаАз/АЮаАэ — удалось получить группе Ж.И. Алферова в 1970 году [4]. Современные полупроводниковые лазеры на основе квантоворазмерных полупроводниковых гетероструктур являются примером наукоемкого и высокотехнологичного продукта, использующегося не только в научных лабораториях, но и в бытовой технике.
На сегодняшний день доля рынка лазеров, занятого полупроводниковыми лазерами, составляет более 50% в стоимостном исчислении [5]. Такое завоевание рынка связано прежде всего с высоким КПД, рекордные значения которого находятся на уровне 75% [6], широким диапазоном длин волн, компактностью, высокой надежностью (срок службы порядка 105 часов) и возможностью модуляции интенсивности выходного излучения путем изменения тока накачки при напряжении питания, по порядку величины соответствующем стандартам для цифровой полупроводниковой электроники — единицы вольт. Так последнее обстоятельство делает такие лазеры незаменимыми для средств оптической связи, в то время как высокий КПД вместе с широким диапазоном рабочих длин волн делает их универсальным средством оптической накачки других типов лазеров и усилителей оптических сигналов — во всяком случае, тех, что предполагают непрерывный режим работы в пидимом и ближнем инфракрасном спектральных диапазонах. Расширение возможностей устройств, в которых используются полупроводниковые лазеры, требует улучшения характеристик самих лазеров. Для решения задач, связанных с совершенствованием лазерных диодов, очень важным является получение информации об особенностях структуры

точности считать известной всю функцию I(t), представляющую из себя кусок реального случайного процесса. Если нам известна функция I(t) в шггервале 0 < t < Т, то мы можем вычислить коэффициенты Фурье этой функции, соответствующие частотам Д = к/Т, где к — натуральное число, которое, если учесть приведенные выше рассуждения, должно быть много меньше числа точек в последовательности измерений. Косинус- и синус- коэффициенты Фурье, соответствующие к-й частоте (а(Д) и 6(Д)) будут действительной и мнимой частями комплексного коэффициента Фурье с (Д.), вычисленного следующим образом:

с(Д) = 111(t)e2dt = о(Д) + ib(fk). (1.18)

При этом исходная функция выразится через значения своих компонентов Фурье (1.18) следующим образом:
1 ОО
m ЦЕс(Д)е-а”Л‘ + с*(Д)е2ж‘л*; с(0) = (J(O). (1.19)

Если у нас имеется серия из iVe таких измерений над различными реализаций случайного процесса /р(і), 1 < р < Ne, то для каждой частоты Д мы можем вычислить набор значений соответствующих коэффициентов Фурье ср(Д). Кроме того, имея множество экспериментальных кривых Ip(t), являющихся различными реализациями одного стационарного процесса, мы можем путем усреднения по упомянутому множеству произведения /(0)1(т) получить автокорреляционную функцию этого процесса:
В(т)

= — /р(0)Д(т), при 0 < т < Г;
(1.20)

О при т > Т
Здесь мы считаем, что величина автокорреляционной функции исследуемого процесса при
т > Т является пренебрежимо малой (точнее пренебрежимо мало меняющейся, поскольку
речь идет о процессе флуктуаций относительно отличного от нуля среднего значения).
Теперь, зная автокорреляционную функцию, можно вычислить спектральную плотность
флуктуаций, которая, согласно [48], равна
00 Т
g(f) = 2 J В{т)е-Чт = J- Е Ш / Ip(r)e-2*if4T. (1.21)
о е P=1 о
Это выражение, пользуясь разложением (1.19), можно для дискретного набора частот Д.
представить следующим образом:
rj-y Ne ОО rrt Ne ггу
Mk) = 2F Е Е » W E Mfb)2 = 2 1+ b2{fk))- (L22)
e p=l fc,=0 e p=l