Фотоэлектрический эффект в полупроводниковых лазерах и оптических усилителях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

2 2 ДПР 1996

"РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ФИЗИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. П. Н. ЛЕБЕДЕВА

ВУ ВАН ЛЫК

На правах рукописи УДК 621.378.325

ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРАХ Ж ОПТИЧЕСКИХ. УСИЛИТЕЛЯХ

(Специальность 01.04.21 -лазерная физика)

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

научный консультант проф. П.Г. Елисеев

Москва 1996 г.

Работа выполнена в Физическом институте юл. П.Н.Лебедева Академии наук Российской Федерации.

Официальные оппоненты

1. Профессор доктор физико-математ. наук В.С.Вавилов

2. Доктор Физико-математ. наук И.Г.Гончаров

3. Профессор доктор Физико-математ. наук А.С.Логгинов

Оппонирующая организация: НИИ Полюс ■

Автореферат разослан " ^ " Ап-релХ 1996 г.

Защита диссертации состоится " 2-с " Л^А- 1996 г. в 42-—час на заседании Специализированного Совета № Д002.39.02 при Физическом институте им. П.Н.Лебедева РАН по адресу: 117924 Москва, Ленинский проспект 53.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФИАН.

Ученый секретарь Специализированного совета доктор фаз.-мат. наук профессор

А.П. Шотов

Введение "

Принципиальная возможность усиления электромагнитных волн за счет вынузденного"" излучения в полупроводнике- была рассмотрена в работах [1,21. Полупроводниковый оптический усилитель (ПОУ) на основе лазерного диода является привлекательным элементом для применений в опто-злектронике. Эксперименты с ПОУ известны с 60-нх годов [3 > 4], когда просветленные лазерные диоды на СаАз были исследованы в качестве усилителя бегущей волны (УБВ). Усиление в полупроводниковой активной среде с учетом эффекта насыщения теоретически рассмотрено в работе [5]. До начала настоящей работы в 1982 г. число работ по исследованиям и разработкам ПОУ было невелико. Стационарные и динамические характеристики ПОУ на основе СаАн сообщались, в частности, в статьях [6-8]. В 80-е годы к ПОУ возрос интерес ввиду того, что была развита техника волоконно-оптической связи в одномодовом варианте. В настоящее время имеется много публикаций, касающихся свойств ПОУ и их практических применений [9-113. Ряд публикаций в отечественной литературе 112-171 посвящен различным сторонам исследований ПОУ на основе гетероструктур.

Электрический отклик ПОУ на проходящий оптический импульс (называемый далее "оптоэлектроншм сигналом") был "впервые обнаружен л изучен в работе Ш 3. Этот вариант фотоэффекта оказывается полезши для нового класса фотоприемников, в которых взаимодействие излучения со средой происходит не путем поглощения, а путем вынужденного излучения фотонов. При етом излучение не исчезает, как в обычных фотоприемниках, а усиливается и может использоваться для дальнейшей передачи к другим терминалам. Таким образом, отоэлектронный сигнал (ОЭС) соответствует явлению, противоположному обычному фотоэлектрическому аффекту, в такой же мере, в какой вынужденное излучение противоположно поглощению.

Целесообразно указать здесь на отличие ОЭС в усилителе от электрического отклика лазерных диодов на возврат собственного излучения в резонатор. Оно состоит в том, что, во-первых, ОЭС в ПОУ порождает-

ся внешним излучением и зависит от длины волны, от ее расстроез относительно центра полосы усиления и относительно собственных мо; (в резонансном ПОУ); во-вторых, наблюдение ОЭС возможно начиная с порога инверсии активной среда и для втого не требуется самовозбуждение диода. Благодаря этим особенностям ОЭС в усилителе имеет более широкое применение, например, он может быть применен для диагностики режимов и для спектроскопических исследований.

После опубликования наших результатов по оптоэлектронному отклику ПОУ IA1, А2] появились независимые подтверждения этого аффекта в работах других лабораторий, а также примеры его использования в технике передачи информации. Так, в 1984 году в работе [18] воспроизведена кривая оптоэлектроняого отклика в зависимости от тока ПОУ. Таы же сообщено об испытании фотоприемника на ПОУ в волоконной оптической связи со скоростью передачи 100 Мбит/с. Дальнейшие разработки пс фотоприему на ПОУ велись в ряде лабораторий. В работе L19J продемонстрирован фотоприем на ПОУ бегущей волны с рекордной чувствительностью до 200 В/Вт при скорости передачи 150 Мбит/с для диапазона 1,3 ш. В работе [20] был представлен пример эффективного использования фотоприема на ПОУ в системе со скоростью передачи 1,2 Гбит/с. Показано, что ПОУ могут конкурировать с фотоэлектрическими приемниками. Это означает, что преимущество приемника на ПОУ (совмещение в одном приборе оптического предугашггеля с детектором) может превосходить его недостаток, связанный с ограниченной величиной фотоотклика.

В последнее время появились сообщения о новых применениях ОЭС в полупроводниковых лазерах и ПОУ [21,22]. Например, в [21] сообщается об исследованиях, направленных на создание сверхбыстродействующих оптических переключателей на основе ПОУ с оптическим управлением. Использовался режим "прозрачности", т. е., усилитель находился напо-роге инверсии для проходящего излучения. Преимущество такого режима состояло в том, что для оптического переключения можно использовать нелинейность полупроводниковой среды, не связанную с перезаполнением рабочих уровней в зонах. Естественно, величина нелинейности {tu =

—112

10 см /Вт) оказывается на несколько порядков ниже той, которую

~а р

дает насыщение межзоншх переходов (1С ^ - 10 см /Вт). Однако, она достаточна для получения-значительного фазового сдвига с быстродействием в пикосекундном диапазоне. Контроль режима прозрачности осуществляется по ОЭС и проверяется линейностью оптического пропускания.

Основные положения настоящей диссертации состоят в следующем:

1) В полупроводниковых оптических усилителях на основе лазерных диодов ааНАяЛ}аА.а} ХпСаАй/ОаАз/СаАМз и 1п(ЗаАзР/1пР наблюдается электрический отклик на проходящий оптический сигнал (0№0ЭАежрстъ& сигнал), обратный по зпаку относительно обычной фото-ЭДС. Смена знака соответствует переходу через порог инверсии [А1 ,А2,А4-А10,А23].

2) Оптозлектронный сигнал позволяет вести электрическую диагностику режимов усилителя и снятие информативного сигнала без потери оптического сигнала. По ОЭС могут быть определены диапазоны поглощения, усиления и захвата генерации. На этой основе даны новые методики ха-рактеризащм НОУ [А2-А13,А19,А23-А27,А38-А423.

3) Сдвиг фазы в П0.У может быть обнаружен при "интерферометричеекой" юстировке устройства, обеспечивающей расщепление потока на опорный и усиливаемый пучки; интерферометрическая конфигурация позволяет модифицировать характеристики ПОУ и, в частности, разделить типы модаля-щи (АМиФМ) [А21-А25,А40-А42 ].

4) На базе оптозлектронного сигнала в ПОУ осуществлены функции датчика субмикронных смещений и вибраций, а также быстрого считывания информации [А6-А8,А22,А25,А36].

5) Исследования и разработки в ходе данной диссертационной работы завершились созданием одного из первых в мире полупроводниковых усилительных модулей для оптимальных диапазонов дальней волоконно-оптической связи [А14-А17.А18-А2 0,А? 4,А2б-АЗ5»А371.

Диссертация содержит Введение, шесть глав, Заключение и Выводы. Общий объем работы 204 страниц, включая 57 рисунков, 7 таблиц. Список литературы включает 152 наименнований. В первой главе дан лите-

ратурный обзор. Она посвящена лазерным диодам в режиме оптическогс усиления, электрическим свойствам инжектирующего контакта я возможностям их использования для детектирования излучения. Вторая глав; посвящена физической модели фотоэлектрического отклика. В ней рассмотрены как аналитическая, так и численная модель оптоэлектронногс сигнала, коэффициент усиления, и анализ фазового сдвига в оптическст усилительном диоде. Глава III посвящена экспериментальному обнаружению и исследовании оптозлектронного сигнала: в лазерных диодах щи внешней обратной связи собственного излучения, в полупроводниковы: оптических усилителях при инжекции внешнего излучения и особенност! оптозлектронного сигнала в квантоворазмерных структурах лазерньи оптических усилителей. В главе IV предложены новые методы изучена полупроводниковых оптических усилителей при помощи фотоэлектрического эффекта. Представлены метода определения порога инверсии населенности в лазерных диодах и усилителях, коэффициента внутреннее усиления, а также метод измерения сдвига фазы, зависящего от ток; накачки и интенсивности в усилителях бегущей волны. Глава V посвящена вопросу изготовления и изучения полупроводниковых оптических усилителей и усилительных модулей с одномодовыми волоконными световодами. Даны характеристики оптических усилительных модулей, включая шумовые, в ПОУ-детекторе и предельная чувствительность при оптоэлек-троннам считывании. В главе VI приведены исследования по практическому применению ОЭС. Рассмотрены двусторонняя оптическая передач« информации по одному волоконному световоду с одинаковыми лазерным! диодами, некоторые возможности модуляции, оптического перекличения I считывания, оптоэлектронный датчик субмккрошшх вибраций.

- 7 -

' СОДЕРЖАНИЕ

----------1Аналитическая модель одтоэлектронного сигнала.

Введем следующие упрощения:

1)рекомбинация в активной области описывается постоянным временем жизни 1 избыточных носителей;

2) оптическое усиление и теш вынувденного излучения предполагаются линейными по концентрации избыточных носителей.

Благодаря вышеуказанным допущениям рекомбинационный баланс в активной области можно загасать в вид- ^/ей - + аЩ - где

J - плотность тока, й - толщина активной области, й - коэффициент пропорциональности, Н0 - концентрация на пороге генерации, Ф - интенсивность излучения. Пусть вольт-амперная характеристика р-п перехода описывается простой формой 7 = (пкТ/е)1п^Л1), где п и <7„ -

о 3

константы. Если оптический сигнал невелик, то можно использовать дифференциальную форму 6У/<Ы = т\кТ/еЗ. При малом отклонении от обычной 1-У характеристики, связь между ДУ и ДJ может быть выражена в

виде ДУ = ПкТ{№/е-1). В режиме короткого замыкания А</ определяется

* *

величиной U/J = е&ц'И - А!0)Ф = [И - J0)Ф/JФ , где Ф - характерная интенсивность насыщения. В случае малого оптического сигнала.из дифференциальной формы вольт-амперной характеристики можно получить оценку изменения напряжения под действием подсветки,

|¿У| = (пШ/е.1)(,1 - ,10)Ф/Ф*.

Эта оценка получена для однородной величины Ф. Так как в усилителе Ф может существенно изменяться вдоль длины, эта оценка не является точной в случаях, когда усиление велико.

Для уточнения измеряемой величины рассмотрим вариацию интенсивности вдоль длины усилителя. Зависимость Ф(а) легко найти в случае линейного усиления: Ф(л) = Ф ехр(Сг), где С = 6Г(А' - Л'0)~а - коэффициент модового усиления, (3 - дифференциальный коэффициент усиления, Г - коэффициент оптического ограничения, а - коэффициент нерезонансных потерь. В общем случае выражение для Ф(л) можно найти в следую-

щем виде 1п[Ф(2)/Ф0] + [Ф(2) - Ф]/Ф* = Gz, Ф0 - интенсивность на входе. Когда отклонение от линейного режима усиления мало, можно получить Ф(2) = Ф0(1 + [exp(GL) -1]/[1 + (Ф/Ф)ехр(С1)]}, где X -длина усилителя. Видно, что при малом Ф эта формула даст обычную формулу Бугера Ф(1) = $Qeip(GI).

В случае, когда р-п переход находится под действием неоднородно распределенного электромагнитного излучения, возникают неоднородные вариации У, и плотность тока тоже становится неоднородной. Если пренебречь сопротивлением растекания в толще полупроводника, то можно аналитически выразить величину напряжения на диоде У. В этом случае границу р-П перехода вновь можно рассматривать-. . как эквипотенциальную плоскость (со стороны активной области). Расчет может быть сделан для изменения полного тока при включении подсветки путем интегрирования локальной плотности тока вдоль оси Z. Такой расчет дает для полного тока:

1{Ф0) = J(0[J(О)-Г0] (1+Ф0/Ф*)/G£}ln{ [Ф* + Ф0е2р(й)]/(Ф* + Ф0)>,

где 1(0) - темноЕой (равномерный) ток, IQ - ток порога инверсии. Заметим, что точкам 1(Ф0) при подсветке и 1(0) соответствует неодинаковое напряжение на р-п переходе, иначе говоря, в этом случае имеется смещение вольт-амперной характеристики под действием подсветки. При 1(0) = JQ это смещение исчезает, т. е. все характеристики пересекаются в этой точке.

В дифференциальном варианте электрического отклика можно получить

А7 = Ш/eGL) (1 -1/1Q)/(1 ^Ф*) 1М [Ф* + Ф0ехр(&;)]/(Ф* + Ф0)>

или при Ф « Ф* имеем AV = (пШ0/еСШ*)() -I/IQ)leip (GZ)-1}.

При GI « 1 будем иметь exp(GI) ^ 1 + GL, и А? возвращается к однородному случаю с заменой $ на входное Ф0. Таким образом, геометрический фактор имеет вид AV/bVQ = (WGL)íexp(GL) - 1], где А? - отклик в неоднородном поле, А?0 - отклик в однородном поле.

- 9 -

2. Численная модель оптоэлектронного сигнала. Рассчитаем влияние внешнего излучения на вольт-амперную характеристику диода с учетом следующих"процессов:----------------- -------------- -------

1)снижение концентрации носителей вследствие вынужденного излучения (или ее повышение вследствие поглощения).

2)изменение положения квазиуровней Ферми вблизи инжектирующего р-п перехода вследствие изменения концентрации избыточных носителей.

3)изменение электропроводности активной области вследствие изменения концентрации носителей.

4)изменение эффективной ширины запрещенной зоны в результате куло-новского взаимодействия носителей разных знаков (эффект "сжатия" запрещенной зоны).

Вследствие этих изменений возникает смещение вольт-амперной характеристики, зависящее, во-первых, от интенсивности внешнего излучения, во-вторых, от соотношения между энергией кванта и разностью

квазиуровней Ферми АР. При заданной энергии фотона ¡IV внешнего излучения с увеличением тока накачки АР растет, и при I = I величина АР сравнивается с 7п>. Переход через Г0 соответствует смене знака взаимодействия излучения со средой: при АР < /гу преобладает поглощение и при АР > 7ш преобладает усиление. В отличие от известных расчетов фотоотклика р-п перехода (для фотоэлементов или фотодиодов), в нашем случае принципиальное значение имеет учет того факта, что взаимодействие излучения со средой изменяет знак, и, кроме того, мн учитываем влияние большой концентрации носителей на сопротивление активного элемента и на ширину запрещенной зоны.

Ток через диод считаем рекомбинациошшм и ограниченным в активной области. Кинетическое уравнение дая носителей имеет вид: <1Л*Л11= Лей - Ж - - Ор - г„+ (Л')Ф, где А, В и С - коэффициенты рекомбина-цйи (линейной безызлучательной, излучательной и безызлучателъной ударной), - коэффициент вынужденного излучения.

В стационарном состоянии = 0, и уравнение рекомбшационного

баланса имеет вид:

<7 (Я) = ейШ + ВЯ2 + Ш3 + гд1(Я)Ф]. Напряжение,

приложенное к диоду, равно и = V + V + 7 , где V = (Е„ + АР)/е

Го £

вольтаж р-п перехода, 7Г = + Ъ)И - вольтаж активного слоя

У = (7р?1 - вольтаж пассивной толщи диода. Как уже отмечалось, к кое

центрации избыточных носителей чувствительны АР, Е_ и V . Эффект су

1 /3®

жения запрещенной зоны учтен в виде: ДЕ = - 7'< .

ё

Численная модель дает семейство кривых для вольт-ашерной харак теристики при различных интенсивностях внешней подсветки. Эти кривь пересекаются при I = 1"0 и выше точки инверсии расходятся, так чт зазор между ниш цри фиксированной плотности тока дает величину ОЭС Расчетный аффект укладывается в интервале величин, измеряемых £ опыте. Изменения 7г имеют противоположный знак аффекту на р-п пере ходе, но его величина сравнительно мала (в пределах 1,5%), приче эта добавка также проходит через ноль на пороге инверсии и, следов? тельно, не влияет на определение 1П.

3. Активный элемент.

В начале работы в основном использовались полосковые лазерные дг ода на основе гетероструктуры ИСаАз/ОаАз, излучающие в диапазон длин волн 0,8-0,85 мкм, с пороговым током от 60 до 120 мА в непрерь вном режиме цри комнатной температуре. После разработки полупрово; никовых лазерных диодов на основе четверной гетероструктуры 1п0аАз1 излучающих в диапазоне длин волн 1,3-1,55 мкм, мы использовали заре щенвые мезаполосковые лазеры на этой структуре. Выбор этих активнь элементов обусловлен тем интересом, который проявляется к ним в евг зи с развитием оптической связи. В зарощенных структурах активнг область ограничена в боковых направлениях гетеропереходами, что обе спечивает формирование трехмерного волновода. "Встречные" р-П пере ходы препятствуют растеканию тока вне активной области. Ширина акт! вной области была меньше 3 мкм, что обеспечивало генерацию на одяс поперечной моде. Толщина активной области составляла 0,1-0,3 мк* пороговый ток большинства исследуемых образцов составлял 20-60 мА, мощность излучения от 2 до 10 мВт.

Для активного элемента усилителя бегущей волны были использованы лазерные диоды, нз торцы были нанесены диэлектрические просветляющие покрытия 510, ЯгОр, АЬ,Со или Еи^О^. Характерные" значения "остаточного коэффициента отражения граней составляли 10 ^ - 10 При атом пороговый ток лазерного диода после просветления увеличивался от 2 до более чем 10 раз.

4. Оптоэлектронный сигнал в лазерных диодах.

Явление ОЗС в лазерах при введении шгегшгсй обратной связи было объяснено эффектом насыщения напряжения, приложенного к инжектирующему контакту лазерного диода после перехода через порог генерации. Явление насыщения напряжения V на пороге генерации отражает следующие закономерности. Величина V определяет разность квазиуровней Ферми АР на границе активной области (обычно е7 можно отождествить с АР). Эта разность, в свою очередь, определяет уровень оптического усиления в лазерной моде, который в стационарном режиме генерации остается постоянным. Это соответствует насыщению усиления на пороговом уровне и, следовательно, ведет к насыщению напряжения 7 на инжектирующем контакте.

Для наблюдения и излучения оптоэлектронного сигнала (ОЭС) была использована схема экспериментальной установки, в которой излучение от лазерного диода с помощью микрообъектава фокусировалось на внешнее зеркало таким образом, чтобы отраженный свет попадал обратно в активную область лазера. Прерывающее устройство, помещенное на пути луча, периодически включало.и выключало обратную связь. Оптоэлектронный сигнал при этом определяется как амплитуда импульсов напряжения, возникающих на диоде с частотой прерывателя. Влияние отраженного излучения рассматривается как квазистационарная модуляция добротности и, следовательно, напряжения на диоде. Было проведено исследование изменения амплитуды ОЭС Д7 с током накачки, а также ватт-амперной характеристики в режиме собственной генерации и в режиме с внешней обратной связью. Оптоэлектронный сигнал появляется на пороге

генерации (соответствует насыщенному напряжению ) с внешнем резонатором и возрастает до порога генерации (соответствует

насыщению напряжения У0) без обратной связи. При этом изменение напряжения за счет обратной связи равняется У^ -У0 = -АУ. При дальнейшем увеличении тока накачки амплитуда оптоэлектронного сигнала стабилизируется, оставаясь равной -АУ. Отметим, что АУ имеет отрицательный знак, т. е. противоположный знаку фотоотклика в фотодиоде (обусловленного поглощением света). Для выяснения физических свойств ОЭС в лазерах проводилось исследование связи их с изменением порогового тока, приращением мощности, дифференциальным сопротивлением диода, тока накачки, фазой обратной волны. Заметим, что ОЭС в полосковых гетеролазерах на основе А1СаАз может иметь нерегулярный характер. При токе выше порога собственной генерации его величина может быть постоянна, но иногда растет или падает и даже меняет знак от отрицательного к положительному. Это явление было связано со структурой р-п перехода. При этом фотоэлектрический отклик в лазерном диоде включает 1)собственно эффект на инжектирующем контакте., 2)фотопрово-димость в прилегающих слоях полупроводника, наведенную отраженным светом лазера и 3)сигнал, связанный с модуляцией тока утечки.

Для подтверждения этого предположения проводилось исследование ОЭС в зарощенном гетеролазере на основе 1пСаАзР. В этом лазере ОЭС имеет более регулярный характер. На пороге генерации ОЭС резко (скачкообразно) увеличивается и достигает максимума, а при дальнейшем увеличении тока накачки ОЭС монотонно уменьшается. В качестве практического применения полученных результатов мы предложили методы измерения порога инверсии и внутреннего усиления, оптоэлектронного считывания информации (в 1982 г.) и в последующем - датчик субмикронных смещений и вибраций.

5. Оптовлектронный сигнал в оптических усилителях при инжекции внешнего излучения.

Наличие ОЭС в ПОУ не было очевидно до его прямого наблюдения, по-

скольку с формальной точки зрения полоса усиления в ПОУ образуется за счет суммирования переходов между отдельными парами уровней в зоне проводимости и валентной зоне, т. е., как неоднородно -уширенная полоса.

Фактором однородного уширения является быстрая внутренняя релаксация, которая может привести заселенности в обеих зонах в квазиравновесное состояние. Поскольку напряжение на лазерном р-п переходе связано с разностью АР квазиуровней Ферми, то регистрируемый опто-злектронный сигнал есть отклик заполнения вблизи квазиурохшэй Фермг на оптический сигнал, а не заполнения состояний, непосредственно взаимодействующих с оптическим сигналом. Следовательно, при наблюдении оптоэлектронного сигнала происходит передача изменений заполнения рабочих уровней к более высоким уровням у квазиуровяей Ферми.

Тем не менее, о таких наблюдениях в ПОУ не было сообщений до нашей публикации в 1982 г. Работа была посвящена электрической диагностике режимов усилителя-монитора (т.е. датчика усиливаемого сигнала) на основе лазерного диода ПСаАй/иаАз.

В эксперименте задающий оптический генератор испускал импульсы лазерного излучения, а усилительный диод работал при накачке постоянным током, таким образом, на усилительном диоде мог быть наблюден импульсный фотоотклик на фоне постоянного прямого смещения.

В первом опыте просветление торцевых граней не применялось, таким образом, исследовался усилитель резонансного типа. В дальнейшем исследование проводилось на усилителях бегущей волны. Из полученных результатов следует:

1) 3 области прямых смещений до порога инверсии Т фотооткллк ПОУ совпадает с обычным ожинком фотодиода. При нулевом смещении отклик соответствует фото-ЭДС фотоэлемента с полярностью сигнала, соотвст--' етвущей фотоэлектрическому поглощению света. Оптический сигнал практически полностью теряется в активной среде. По мере приближения к 10 фотоответ быстро уменьшается, что свидетельствует об уменьшении поглощения.

2) Бри токе 10 фототклик исчезает, что означает достижение порога инверсии, характерного для данного излучения с анергией фотонов 1\У, которая приравнивается к разности квазиуровней Ферми ЬР. В этой рабочей точке скорости переходов с поглощением и с вынужденным испусканием фотонов сравниваются так, что активная среда формально не взаимодействует с излучением. Другими словами, оптические переходы происходят без обмена анергией между излучением и активной средой. Это не относится к потерям, обусловленным рассеянием и нерезонансным поглощением в активном элементе. Поэтому реально в ПОУ при 10 имеет место некоторое ослабление оптического потока, обусловленное другими процессами, не связанными с межзонными переходами в активной среде. Величина Г0 зависит от спектральной рабочей точки (или от энергии фотона Тй>).

3) Выше порога инверсии 10 и до порога самовозбуждения Гш наблюдается возрастающий оптоэлектронный сигнал, зависимость которого от тока качественно повторяет зависимость выходного излучения ПОУ.

4) При достижения порога генерации (самовозбуждения) и дальнейшем увеличении тока накачки ОЭС начинает уменьшаться, что вызывается насыщением разности квазиуровней Ферми под влиянием собственного излучения ПОУ. Наличие ОЭС выше порога свидетельствует о наличии усиления наряду с генерацией. Оно может быть использовано для изучения режима захвата генерации внешним излучением. Таким образом, установлено существование электрического отклика и в лазерах, и в оптических усилителях.

Были предложены следующие применения ОЭС. 1 )Для определения порога инверсии в ПОУ (и других задач диагностики, например, диапазона усиления и порога генерации);

2)Для контроля юстировки при монтаже ПОУ (вместо менее точных измерений спонтанного излучения и трудоемких оптических измерений усиления);

3)Для слежения за прохождением оптического сигнала в интегральных оптоэлектронных схемах с затрудненным доступом к промежуточным кас-

кадзм;

4)Для распределенного съема информации в линиях связи с усилителями (информативный электрический сигаал снимается без"потери оптического сигнала, но с его усилением);

5)Для двусторонней передачи по одному оптическому тракту с идентичными оконечными устройствами;

6) Для считывания информации и регистрации микровибраций и смещений (с использованием оптической обратной связи).

ОЗС в ПСУ характеризуется дифференциальной чувствительности) T¡ -йАУ/<1Ф и максимальной величиной . Чувствительность Т] зависит от тока накачки и возрастает от нуля на пороге инверсии до максимального значения около порога самовозбуждения. В некоторых образцах с высоким порогом собственной генерации возрастание ОЭС ограничивается вследствие перегрева диода (типичный предельный ток ПОУ составляет 120-200 мА). Таким образом, обе максимальные величины, 1] и мо-

гут сильно отличаться от образца к образцу из-за различия в качестве просветления торцевых зеркал, а также различия характеристик усиливающей среды в лазерном диоде и тепловых сопротивлений. Характерные значения rj составляли в наших диодах 20-40 В/Вт, а максимальнее í| достигало 200 В/Вт в образцах с наилучшим просветлением торцов.

Максимальная величина ОЭС ограничивается вследствие того, что в пределе большой интенсивности еУ стремится к hv, тогда как в темноте оно превышает hv на величину порядка ширины полосы межзонного излучения, примерно на Й1. Эта последняя величина определяет предел амплитуды ОЭС (при комнатной температуре - около 26 мВ). Опыт не противоречит этому выводу (наибольшее значение напряжения ОЭС равно 20 мЗ). Что касается разброса максимальных величин от образца к образцу, то он вполне объясним вариациями характеристик использованных диодов, з частности, различием порогового тока самовозбуждения ПОУ, который ограничивает диапазон возрастания усиления. Таким образом, разброс значений ОЭС в различных диодах характеризует скорее степень воспроизводимости технологических параметров, чем внутренние свойст-

ва диодов ПОУ.

6. Особенности ОЭС в квантоворазмерных лазерных оптических усилителях.

В эксперименте использовались квантоворазмерные усилительные да ода на основе гетероструктуры (InGaAs/GaAs/GaAlAs) с мелкой мезапо лоской. Ширина активной области составляла не более 3 мкм, толщин активной области - около 10 нм. Лазерные диоды излучают в спектраль ной области 980 нм. .

В квантоворазмерных лазерах общие закономерности формирования 0Э остаются теш же, что и в лазерах с "объемной" активной областью Отличия были обнаружены в лазерных диодах со слабым боковым ограни чением, в которых антиволноводный эффект избыточных носителей може вызывать немонотонный ход оптического усиления. Кривые ОЭС для этог типа лазера характеризуются аномальным поведением, а именно, 0Э снижается перед тем как начать возрастание к точке самовозбуждения Объяснение этому явлению можно найти в теории модового усиления, гд получено отрицательное дифференциальное усиление в подобных структу pax [231. Вследствие этого взаимодействие излучения со средой в ин тервзле отрицательного дифференциального усиления ослабевает, чт ведет к понижению величины ОЭС. Однако с ростом интенсивности имее место заметное изменение формы кривых и область снижения ОЭС исчеза ет. Кроме того имеет место изменение IQ. Таким образом, особенаост ОЭС выражаются в следующем. Первая особенность состоит в том, чт наблюдается максимум ОЭС нормального знака (соответствующего режим, усиления) в допороговом режиме, выше которого происходит понижени ОЭС вплоть до смены знака на знак фотодиодного эффекта. Вторая осо бенность состоит в том, что формально определенный порог инверсии п нулю фотоответа оказывается зависимым от интенсивности внешнего из лучения. Обе эти особенности можно объяснить на основе тех же сооб ражений, которые приводятся для объяснения отрицательного дифферен циального усиления 1231.

Изменение кривой зависимости ОЭС от тока накачки при изменении интенсивности излучения на входе отражает, во-первых возрастание роли засветки пассивных областей, во-вторых явление насыщения усиления, величина которого в активной области быстро падает с ростом интенсивности излучения,

7. Новые методы изучения полупроводниковых оптических усилителей при помощи фотоэлектрического аффекта.

7.1.Определение порога инверсии в лазерах и усилителях.

Как указано ранее, порог инверсии в ПОУ соответствует значению 10, при котором электрический отклик меняет знак. Если отклик полностью определяется активной средой, то этот ток практически не зависит от входной мощности излучения. Отклонения от этого правила свидетельствуют о неоднородности среды, взаимодействующей с излучением, как это имело место в квантоворазмерных мезаполосковых лазерах с антиволноводвым эффектом (см. раздел 5)- Мы проследили, что в за-рощенных структурах на основе 1пСаАзР с точностью до 0,3 мА величина

1 сохраняется неизмененной в диапазоне интенсивности на входе ПОУ р

от 3 до 30 кВт/см". С другой стороны, порог инверсии существенно зависит от дайны волны усиливаемого излучения. Ныло проведено исследование зависимости порога инверсии от спектрахоной рабочей точки

и

путем использования разных лазерных источников со спектром, близким

к одночастотному. Входная мощность была в диапазоне 10-22 мкВт. Теоретический расчет совладает с экспериментальным результатом.

При определении Г0 должно обращаться внимание на следующие обстоятельства: 1 )роль пассивной среды, прилегающей к активной области. Если внешнее излучение порождает таи ОЭС противоположного знака, то он вычитается из ОЭС активной области: наиболее близкое к порогу инверсии значение тока достигается в пределе слабого излучения и при точной юстировке в активную область; 2)в случае существенной неоднородности в активной области диода (например, наличия поглощающих участков в активном слое) может возникать аномалия ОЭС и затруд-

- 18 -

нения при определения порога инверсии.

Мы обращаем внимание на то, что предложенный наш метод измерени 10 по ОЭС является прямым методом определения порога инверсии. Хот эта величина часто фигурирует в расчетах лазерных параметров, обычн она определяется косвенно или берется из теоретических расчетов Знание этой величины позволяет расширить возможности анализа харак теристик ПОУ и расчета параметров лазеров.

7.2. Определение внутреннего коэффициента оптического усиления.

Под внутренним коэффициентом усиления К__ мы подразумеваем вели

вн

чину, характеризующую усиление оптического потока в моде активног

элемента за счет вынужденных излучательных переходов в активной сре

де. Этот коэффициент зависит от тока накачки, но не включает потери

которые имеются в оптическом потоке за счет не полного согласовани

на входе и выходе активного элемента, а также за счет нерезонансны

потерь в активной среде - рассеяния, поглощения на дефектах и сво

бодных носителей. Суть предложенного в настоящей работе метода зак

лючается в следующем. На пороге инверсии (отсутствуют и поглощение

и усиление) внутренний коэффициент усиления равен единице, а переда

точный коэффициент прибора равен К0 = Г)1К(10)Т)2 = Т]1е~С^]2> гДе ^

- коэффициенты согласования на входе и выходе диода, а - коэффициент

нерезонансных потерь в диоде. При произвольном токе I > I имеем К_.

о в.

-К(Г)/К . Поскольку К(I) и К0 определяются при одной и той же вход ной мощности излучения, то их отношение равно отношению выходных мо щностей Р(Т)/Р(10). Итак, измерение передаточного коэффициента К0 я; пороге инверсии позволяет определить суммарные нерезонансные потер] на стыках и в активном элементе, а отношение ?(Г)/?(10) дает внутреннее усиление ПОУ. В отличие от других способов, предлагаемый метод не требует точного измерения вводимой мощности, затруднительного из-за малой входной апертуры ПОУ.

7.3- Метод измерения сдвига фазы, зависящего от тока накачки.

Набег фазы за один проход усилителя бегущей волны составляет Дф : 6К1 = {КоЫх/ей), где К = 2%/к, а = (Зп/сШ. При интерференции <

опорной волной период полос соответствует набегу фазы 2и. Это приращение может быть обусловлено изменением тока А1^ = еА.0й|О|Гт1, что

составит при К - 1,3 да, й - 0,3шм, Г - 0,5; % = 10~^су I " = " 250

о

мкм величину 3,33 кА/см или, в диоде с шириной полоски 2,5 мкм Д10/т.

с. ь

- 20,8 мА. Таким образом, ток накачки влияет не только на амплитуду, по и на фазу волны. Детальное описание этого явления требует знания характеристик активной среда усилителя, в частности, зависимости Й(1) ап(1). В регенеративных усилителях изучение этих характеристик можно осуществить исследованием сдвига резонансных длин волн, а в УБВ такой метод неприменим, поскольку отсутствуют резонанси. В данной работе описана новая простейшая методика прямого измерения сдвига фазы в УБВ. В ней используется конфигурация интерферометра Маха-Цендера. Новизна этого метода заключается в том, что он реализуется в самом чипе ПОУ и не требует внешних оптических элементов. Изменением входного узла стыковки получен опорный (неусиливаемый) луч, который представляет собой часть пучка, проходящую через прозрачную подложщ__чиш;и_Другая часть проходит по активной области и усиливается в ней при увеличении тока накачки. На выходе ПОУ (в выходном световоде) имеем суперпозицию двух волн. Мощность Р на выходе будет осциллировать при изменении тока накачки, поскольку будет меняться разность фаз из-за зависимости показателя преломления от тока, П{1), Осцилляции будут заметны при малых значениях выходной мощности, когда сравнимы опорная и усиленная волны. Предположив, что оперная не зависит от тока, с помощью анализа кривой Р{1) можно получить зависимости п(1) и К(1). Отсюда можно определить коэффициент изменения показателя преломления с током: \(М/(11\ в разных образцах составляет от -3,5 х 10~~4мА~1 до -4,6 х 10~4(мА)~1; при этом АГ?7 = 12 мА. Этот метод кажется простейшим для получения пабега фазы в УБВ. 7.4. Нелинейный сдвиг фазы в оптических усилителях.

Рассмотрим теперь фазовый сдвиг, зависящий от интенсивности (не-

I

линейный сдвиг), Аф = К0 Г | 5л(Ф,1)с1£. Аналогично тому, как это было проведено при расчете ОЭС, влияние излучения должно быть внесе-

но в рекомбинационный баланс, что позволяет рассчитать локальную концентрацию Е = ?< (Ф,1). В рамках упрощенной модели будем иметь Аф = (2яЛ.)0ГЩ1 + (М - 1)/(1 + Ф/Ф*)]. В частности, при J = JQ, будем иметь Аф =(21сД )0ГЙГ т. е. сдвиг не зависит от Ф, тогда как при (7 > такая зависимость появляется, как и при И < но с противоположным знаком. Смена знака при J = находится в полной аналогии со сменой знака ОЭС. Период по току для набега фазы 21С равен = {К0ей/\а\т1%)(1 + Ф/Ф*). Опыт проводился с образцом усилителя при интерферометрической схеме стыковки. Интенсивность вводимого излучения в УБВ изменялась путем регулировки волоконно-оптического аттенюатора между задающим генератором и УБВ или путем вариации тока накачки задающего генератора. Качественные результаты измерения фазы были идентичными. Анализ интерферограмм показывает, что с ростом мощности на входе: 1)экстремумы сдвигаются в сторону меньших токов; 2)величина периода осцилляции (по оси тока) уменьшается. По смещению экстремумов можно определить величину нелинейности п^ - йп/с1Ф. Линеаризованная величина набега фазы Аф при вариации АФ должна составить Аф =

КпЛ9ПАФ. При АФ = 200 мкВт, Ъ = 240 мкм, К = 1345 нм и принимая Г =

- -8 ? 0,3 получим Аф = 1 рад и = 10 см /Вт. Это соответствует "гигантской" нелинейности, характерной для прямозонного полупроводника у края собственного поглощения. При заданном токе сдвиг фаз нарастает с ростом Ф, что свидетельствует об увеличении оптической длины активного слоя пЪ. Так как длина усилителя фиксирована, увеличение происходит за счет увеличения показателя преломления. Это, в свою очередь, свидетельствует о положительном знаке проведения о нелинейном сдвиге фазы в усилителе в данном случае получены прямым методом в стационарном режиме работы П0У. Это же явление играет важную роль в динамических режимах, поскольку ведет к уширению оптического спектра импульсов.

8. Изготовление и изучение оптических усилительных модулей.

Для целей практического применения разработан и изготовлен миниатюрный усилительный модуль с волоконными вводом и выводом, совместимый с-панелями интегральных микросхем. Модуль включает активный элемент, одномодовые волоконно-оптические выводы, микроохладитель на основе термоэлемента Пельтъе и датчик для измерения и стабилизации температуры. Световоды состыкованы с активным элементом усилителя с обей сторон. Осуществление эффективной состыковки в ПОУ встречает немало трудностей. Дело в том, что в отличие от лазера, активный элемент усилителя работает в режиме спонтанного излучения, и юстировка на максимум спонтанного излучения ыогет не совпадать с вотировкой на моду полосковой активной области. Поэтому обычная методика стыковки (по максимуму вводимого в волокно излучения диода) не всегда дает оптимальное согласование с ПОУ. Мы предложили более точный метод двусторонней стыковки для усилителя бегущей волны. Он заключается в использовании оптоэлектронного сигнала диода на вводимое в него внешнее излучение. Оптическое согласование с эффективностью ввода 0,4-0,6 осуществляется при помощи микролинзы на торце световода, через которую излучение вводится в усилительный элемент. Процесс юстировки контролируется но ОЗС (или фототоку) усилителя. После фиксации стыковочного узла осуществляется стыковка на второй стороне аналогично 1-ому этапу или по усиленному оптическому сигналу, так как усиление прямо связано с ОЭС.

3 нервом образце модуля для исследовательских целей был использован диод с остаточным коэффициентом отражения граней 3% и порогом собственной генерации 40 мА (исходное значение до просветления 25 мА). Аппаратный коэффициент усиления 13 дБ, достигался в ненасыщенном режиме при входной мощности 16 мкВт и токе накачки 35 «А. В области ниже порога инверсии (18 мА) оптическая мощность сильно ослаблялась, а между током инверсии и порогом самовозбуждения реализуются режимы бегущей волны, а затем резонансного усиления (вблизи порога), и выходная мощность достигает 0,8 мВт при токе накачки 35 мА. При токе выше порога самовозбуждения имеет место режим захвата и конку-

ренция с модами неконтролируемой генерации. В другом модуле исполь

зовался диод длиной 625 мкм, у которого исходный пороговой ток сос

тавлял 55 мА, а после просветления переход к генерации не наблюдало,

до 300 мА. При токе 240 мА и входной мощности Р__ - 37 мкВт аппарат

вх

ный коэффициент усиления модуля равен 15 дБ. Проведено исследован® зависимости выходной мощности и ОЭС сигнала от тока накачки усилите льного модуля и входной мощности. Выходная мощность увеличивается 1 ростом тока почти линейно и достигает 6 мВт цри токе 240 мА. Просле жен аффект насыщения усиленной мощности с ростом входного сигнала д 240 мкВт. Некоторые характеристики оптических усилительных модуле] приведены в таблице 1.

/л X 'аблица 1.

Номер образца 1 2 3 4 8 33 65

Длина диода, мкм 250 270 270 250 625 625 623

Порог инверсии, мА 20 17 16 16 27 23 28

Порог генерации, мА 55 50 >100 >250 >250 >250 >250

Длина волны, нм 1327 ' 1325 1335 1320 1310 . 1325 1330

Ширина спектра, нм 20 30 35 60 80 82 85

Внутреннее усиление, дБ 26.4 22 13 15 26 >20 >20

Аппаратное усиление, дв 13 12 - - 14 11 16

Полные потери, дБ -8.6 -8.7 - - - -

ОЭС, мВ 2 2.5 3 2 5 4 2

9. 0 шумовых характеристиках П0У и предельной чувствительности при оптоэлектронном считывании.

Шумовые характеристики полупроводниковых оптических усилителе! изучались во многих работах [19.20] как для АЮаАз, так и дои ЗлОаАэР - лазеров. Известно, что шумовой фактор в П0У на 1,3 и 1,5? мкм составляет около 5 дБ, что лишь немного хуже, чем шумовой факто] усилителя на эрбиевом волокне (2-2,5 дБ в диапазоне 1,55 мкм).

В наших исследованиях проводились оценки предельной чувствительности датчика на П0У с оптоэлектронным считыванием. Для схемы с вне-

шней обратной связью'рассчитано отношение сигнал/шум (ОСШ) в зависимости от тока накачки и величины микросмещения^внешнего зеркала (в диапазоне сравнительно низких частот, до 100 кГц). В расчете ОСШ -АУ/267 учтет основные компоненты, характерные для низкочастотных шумов, включая 1/1-шум. Учитывая, что напряжение на р-п переходе в допороговой области равно V = (Я1МУе)1п(Т/Г ), а выше порога происходит насыщение напряжения, для оптоэлектронного сигнала получаем следующее выражение А7 = (иМУе)1п(1 + Д£/Д$0), где Ш - т.н. показатель нецдозльности волът-ампэрной характеристики.

Спектральная плотность 1/1-шумов может быть представлена в виде

—11

= А,//, где коеффициент 4 имеет характерное значение 10

2

В Гц. Погрешность измерения напряжения связана с соответствующими спектральными плотностями флуктуаций интегральными соотношениями, запример, для 1/1-кошюнеиты, следующим образом:

г

ОТ = (у£)<1?]1/2,

где I а 1 - нижняя и верхняя частоты в полосе детектирования. В селективном режиме регистрации на частоте, например, 1 кГц и при шири-5е полосы 20 Гц оценки погрешностей дают 67 - 0,5 мкВ. Зависимость )СШ от смещения внешнего зеркала А1 при считывания информации в слу-регистрами при оптоэлектронном эффекте с 67 = 0,5 мкВ. Предельная обнаружятельнэя способность датчика АЪ составляет 0,012 нм.

Теперь рассмотрим некоторые данные, касающиеся обнаружительной способности ГЮУ-фотоприемника. Наиболее подробный анализ этих вопросов в П0У-УВВ с использованием простой эквивалентной электрической ¡хеш П0У был проведен в работе [131. Шумовой ток фотоприемника ¡кладывается из следующих трех компонент: шумов оптической подсие-■емн, тепловых и дробовых шумов в электрической цепи. Расчетные зна-¡ения ОСШ использовались для вычисления вероятности ошибки ВЕН при гриеме сигналов. Эта величина дает отношение количества ложных им-[ульсов к их полному числу на выходе приемника и характеризует каче-тво передачи.

Расчет в литературе выполнен для ПОУ на длине волны 1,3 мкм

различными параметрами геометрии и тока накачки. При полосе регис

рируемых радиочастот 200 МГц и оптической полосе 40 нм усилитель

внутренним усилением 25 дБ обеспечивает прием с компьютерным ста:

-1?

дартом качества, ВЕЙ <10 , при входной мощности около 0,5 мкВ т. е. при количестве фотонов на импульс около 10^. Такое число ф тонов требуется поскольку 0СШ должно составить более 30 дБ, что по воляет в достаточной мере подавить ложные срабатывания. Очевид также, что формальная обнаружительная способность может быть пов: шена, во-первых, за счет применения, когерентного приема приемником-усилителем, чувствительным к фазе входного сигнала), в вторых, путем сужения полосы радиочастот. Поэтому обнаружительн способность может быть доведена обоими вышеупомянутыми способами , нескольких десятков фотонов для широкополосных систем и до един фотонов в узкополосных системах.

10. Исследования по практическому применению оптоэлектронного сигнала в полупроводниковых лазерах и ПОУ.

10.1. Двустороняя оптическая передача информации по одному во конному световоду с идентичными лазерными диодами.

Сразу после обнаружения 0ЭС в ПОУ мы впервые предложили и изучи в 1982 г. двустороннюю связь на АЮаАз-лазерах (передатчика приемниках), т. е., с идентичными терминалами. Инжекционные лазер: имеющие близкие длины волны излучения (в пределах полосы усиления взаимодействуют при наличии между ними оптической связи так, что связанной системе может быть осуществлена двусторонняя передача си налов. Для регистрации сигнала измерялась переменная компонента на ряжения Ш (0ЭС) на принимающем лазерном диоде при различных знач ниях постоянного смещения. На передающий лазер подавались сигнальн импульсы прямого смещения. На оси тока смещения имеются две облас чувствительности: фотодиодная область поглощения I < 10 и усилител ная при I > 1п. Отрицательный 0ЭС наблюдается и в области выше пор

га генерации, иначе говоря, передача сигналов с электрической регистрацией оказывается возможной - и в том случае, когда оба диода находятся в режиме генерации. Таким образом, имеется несколько вариантов этического взаимодействия лазерных диодов, обеспечивающих передачу сигналов, причем такая передача может осуществляться попеременно в эбоих направлениях по одному световоду путем изменения режима лэзер-яых диодов. Передающий лазер может также работать в качестве прием-вика в паузах между сигнальными импульсами накачки.

10.2. Функция модуляции и оптического переключения.

Мы рассмотрели возможность интерферомэтрической модуляции с помо-цью ПОУ на лазерном диоде. Проведены расчеты кривых для Р(Г) и ф(Г) (параметры подбирались для получения наилучшего согласования с зкс-гериментальныш данными). Экстремумы выходного сигнала Р(Г) приходятся на точки, где Аф = ш (ш - целое число). При совпадении амплитуд з обоях пучках л сдвиге фаз на нечетное число полупериодов, т. е., три сложении в нротивофазе) возможно запирание интерферометра и появление выходного сигнала без выключения ПОУ. При сложении в фазе *аблюдался сигнал на 4-7 дЗ больше, чем в одном усиливаемом пучке. Сарактеристика амплитудной модуляции представляет и другие возможности, в частности, поскольку ее наклон меняет знак, можно получить сак воспроизведение, так и инверсию аналогового сигнала. Далее, на зтделышх участках крутизна характеристики много больше, чем средин. Таким образом, оказывается возможным увеличить дифференциальное гсиление. Еще одно важное преимущество данной схемы состоит в возмо-ягости получения чистых Ш и ФМ или заданной смеси при импульсной юдуляции тока. Проведен расчет взаимозависимости: мопрюсти и фэзн анодного сигнала. Вследствие неоднозначности полеченной зависимости »называются возможными импульсные переключения режима ПОУ с сохрапе-ием либо фазы, либо амплитуда сигнала, т. е., варианты чистых АМ щи Ш. По статической характеристике интерферометрического ПОУ мож-[о показать следующие его преимущества перед обычным ПОУ: 1 )увеличил© крутизны, 2)возможность запирания сигнала без выключения нака-

чки, 3)возможность инверсии сигнала модуляции, 4)получение чистых А1 и ® или их комбинации.

10.3. Оптоэлектровный датчик субмикронных смещений и вибраций.

В работе мы использовали одномодовые оптические модули и такж: серийный промышленный лазерный диод (ИЖШ-202) в схеме датчика субмикронных смещений и вибрации на основе ОЭС. Р1нжекционный лазер < внешним зеркалом может служить датчиком продольного (вдоль оси резонатора) смещения внешнего зеркала, поскольку это смещение модулируе1 знак оптической обратной связи. Предполагается, что обратная связ] когерентна, т. е. длина внешней цепи укладывается в длину когерентности излучения. При этом отраженный сигнал интерферирует с поле? внутри резонатора и может усиливать или гасить колебания. В некогерентном случае при многомодовой генерации отраженный сигнал усиливает одни моды и гасит другие, так что эффект усредняется. Если щя расстоянии 10 от внешнего зеркала получена положительная обратна5 связь, то смещение зеркала на Х/4 изменит оптический путь во внешне} цепи обратной связи на полволны, что будет соответствовать противофазным колебаниям в резонаторе, т. е. отрицательной обратной связи, От величины обратной связи зависит влияние на режим лазера. Сведем эффект внешнего зеркала к добавке 6й к коэффициенту отражения торцевой грани диода, положительной при синфазном отраженном сигнале зг отрицательной - при противофазном. Пороговый ток представим в виде:

= J0S + (5/р){а - (1/21) 1л[Я(Я ± бй)]}, где «7 - плотность токг порога инверсии, Б - площадь диода, р - дифференциальный коэффициент усиления, а - коэффициент внутренних оптических потерь, I - длтг диодного резонатора, Е - коэффициент отражения торца диода; разш{ знак перед 6Й означает два случая, когда длина внешней цепи обратной связи изменилась на Я/4. Вариация порогового тока составляет: ¿1^ = (5/2(31) 1п [ (К - бй)/(й + 6К)], а электрический сигнал будет равен: А? =(е/е)1п{1 + (5/2рХГ1.0)1п[(й - 6Й)/(Й + бй)]}, если рабочий ток выше верхнего значения порога При бй/й « 1 имеем ¿7 =

-(6/е) (55Д/р!Д1+ ). Например, при е/е = 26 мВ, I. /5 = 1 кА/см2,

6Я/Й = 0.1, Р = 2.10 ^ см/А получим Ат/ - 5.7 мВ, и поскольку Д1. =

и

\/4, т. е., составляет 0.2 жм,---чувствительность- датчика к малым смещениям составит ДУ/АI =28.5 мВ/мкм. Это соответствует возможности субмикропных измерений при надлежащей стабилизации режима лазера. Например, если шумы напряжения позволяют зарегистрировать 10 мкВ, то измерению достунны смещения 0.35 нм, т. е. на уровне одного атомного слоя. Датчик такого рода может давать информацию об инерционном или тепловом смещении, стрикционном смещении (например, измерять магнитное полэ), регистрировать вибрации, работать в качестве микрофона или гидрофона и т. п. Основная техническая трудность состоит в стабилизации лазерного режима по накачке и по длине внешнего резонатора. Чувствительность датчика к малым смещениям составляет А7/А1 =¡10 мВ/мкм, а обнаружительная способность - в интервале 1-4 нм. Дистанционная регистрация микровибраций осуществлялась с помощью датчика с волоконным световодом длиной 300 м. Эта? способом можно обнаружить вибрации с амплитудой 12 нм.

В отличие от датчиков на газовых лазерах в данном случае устройство существенно проще, компактнее и экономичнее, а также надежнее. Особые требования для работы датчика сводятся к следующим: 1 фондируемая плоскость должна быть зеркальной и расположенной нормально к лазерному пучку; 2}зазор между торцом волоконного вывода лазера и зондируемой плоскостью (в отсутствие коллиматора) должен быть в интервале 5~50 мкм; 3)ток накачки необходимо удерживать на пороговом уровне, т.е., например, целесообразно стабилизировать ток и температуру лазерного диода (поскольку порог зависит от температуры).

10.4. Оптоалектронное считывание информации.

Известно, что для считывания информации, в частности, с цифровых дисковых систем можно использовать светодиод в режиме суперлюминесценции, который находится в интегральном исполнении о фотодетектором, или инжекционный лазер с модуляцией добротности с помощью внешнего резонатора с отдельным фотоприемником. Мы использовали уникальное свойство инжекционного лазера служить одновременно источником и

приемником собственного излучения, отраженного от носителя информации. На основе этого способа были созданы оптоэлектронные датчикз для многих целей практического применения.

С целы) исследования возможности использования малого коэффициента отражения внешней поверхности объекта-носителя, информация в виде поглощающих и отражающих (коэффициент отражения В. ^ 3%) полос шириной 45 и 75 мкм, соответственно, наносилась на фотопленку, котораз приклеивалась к вращающемуся диску. Такая конструкция позволяла получить сигнал в виде последовательности импульсов длительностью ( мкс и частотой повторения 200 кГц, для контроля мощности которого вс внешний резонатор вводилась полупрозрачная пластинка. В ряде экспериментов для более детального исследования физической природы оптоэлектронного сигнала в качестве внешнего резонатора применялось глухое зеркало, что позволяло получить большие значения амплитуды оптоэлектронного сигнала. Амплитуда сигнала была максимальной при токе соответствующем порогу собственной генерации, и составляла 0.5 мВ При отражении от дюралевой поверхности диска модулятора (й * 50% амплитуда ОЭС сигнала достигала 3 мВ. Кривая зависимости от тока накачки амплитуды оптоэлектронного сигнала качественно повторяет кривую разности ДР мощностей лазера с внешним резонатором и в режиш

собственной генерации. На данном этапе исследований шумы определя-

2 3

лись усилителем, и ОСШ достигало 5.10 - 10 . В принципе, источнико; шумов и помех может быть и оптическая схема, в которой осуществляется механическое перемещение носителя информации. В частности, лазерный режим чувствителен к длине внешней оптической цепи обратной связи, т. е. к расстоянию от торца диода до отражающей поверхности. Эт< чувствительность может быть использована для наблюдения неровностей этой поверхности или для считывания информации, записанной в форш геометрических вариаций поверхности.

ВЫВОДЫ

1. Обнаружено и детально изучено явление электрического фотоотк-

пса усилителя на оптический сигнал (оптоэлектронний сигнал), обус звленноё '"отрицатёльшш'?~шутреннт,г- фотоэффектом-при вынужденном »лучении в противоположность обычному фотоэффекту при поглощении •лучения, Это явление дополняет физическую картину эффектов, сопро-ззвдающих стимулированное взаимодействие излучения с веществом. Оно >зволяет, во-первых, осуществлять мониторинг оптического сигнала, . е. извлекать проходящую информацию без поглощения (с усилением) гигаеского сигнала, ззо-вторнх, вести электрическую диагностику ре-мов усилителя или лазерного диода (резонансного усилителя). Обе и возможности впервые предложены и практически применены в иссле-юаииях, в частности, впервые продемонстрирована возможность двус-ронней передачи информации по одному тракту с идентичными терми-1льными устройствами (лазерными диодами, фоточувствительными к оп-чеекому сигналу).

2. Сформулирована физическая модель усилителя, включающая аффект тоэлектрояного сигнала и позволяющая проводить компьютерное моде-рование усилителя. Модель адекватно учитывает известные факторы линейного поведения усиливающей среды и эффекта оптического огра-чешя в многослойной полосковой зарощснной гетероструктуре и соот-тственно описывает основные характеристики НОУ. Даш результату счетов для усилителя диапазона 1,3 мкм.

3. Предложена и применена методика исследования усилителя, основная на определении порога инверсии, т. е. точки смены знака опто-эктронного сигнала (где меняет знак взаимодействие лазерного излу-зия с активной средой); знание этого тока позволяет откалибровзть члитель по сигналу при коэффициенте передачи активной среды, раз-л единице, и затем рассчитать внутреннее усиление при любом рабо-д токе. Данный метод дает величину усиления отдельно от нарезонан-IX потерь в приборе и нечувствителен к абсолютной точности измере-т входной и выходной оптических мощностей.

4. На основе одяомодовой технологии состыковки (согласования) ак-зных элементов с волоконными волноводами и применения модифициро-

ванных лазерных диодов (с просветленными торцевыми гранями) изгото лены полупроводниковые оптические усилители (в том числе, в модул ном герметическом варианте), пригодные для применения в одномодов волоконно-оптических системах, включая линии дальней связи. Подуче внутреннее оптическое усиление на уровне 25 дБ и аппаратное усилен до 15 дБ. Изучены характеристики усиления, включая определение ши рины полосы и мощности насыщения.

5. Изучено влияние тока усилителя на фазовый сдвиг и цредложе оригинальная "интерферометрическая" конфигурация усилителя бегун волны, позволяющая производить прямое измерение фазового-' сдвига зависимости от тока и интенсивности излучения. Определены из зт измерений на образце диапазона 1,3 мкм нелинейность сдвига фазы

_ Л _А

током и среднее значение производной йп/Ш = -3,5x10 4 (м4) . Инз рферометрическая конфигурация предложена в качестве варианта моду! тора с чисто амплитудной или фазовой цифровой модуляцией.

6. Дана физическая модель и компьютерный расчет оптоэлектроннс сигнала в резонансном усиливающем диоде для определения его электр ческой чувствительности к внешней оптической обратной связи использования такого элемента в качестве датчика субмикронных смен ний, макровибраций и других физических величин, переводимых в микр смещение. Экспериментально продемонстрировано детектирование ультр малых смещений, идентифицирован его механизм и изучены возможное прямого применения лабораторных и серийных (ИЛПН-202) лазерных да дов для целей датчиков микросмещений. Наблюдалось детектировав смещений на уровне 1-4 нм с помощью оптоэлектронного отклика в ода

модовом лазерном модуле диапазона 1,3 мкм.

* # *

В заключение автор выражает благодарность сотрудникам Лаборатор инжекционных лазеров Физического института им. П. Н. Лебедева РАН помощь в работе, В. П. Дураеву за сотрудничество в создании опытв образцов усилителей, В. М. Попову и П. Г. Елисееву за постоянный и терес к работе к полезные рекомендации.

Основные результаты диссертация опубликованы в работах:

l1v By Ван Лык, Елисеев II.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т., Охотников

О.Г. Квантовая электровика, 1982, т.9, стр.1825-1830. l2. Tu Tan Lúe, Eliseev P.G., Man*ko M.A., and Mikaelyan G.T.

IEEE J. Quant. Electron., 1983, Vol. 19, pp. 1080-1084. O. By Ван Лык, Калшабеков А.С., Манько М.А., Микаелян Г.Т.,

Соколов С.В.,- Квантовая элктроника, 1981, т.8, стр.2697-2699-i4. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т.

Препринт ФИАН, 1982, 224, 29 стр. 6. Елисеев П.Г., Охотников О.Г., Пак Г.Т., By Ван Лык.

Труды ФИАН СССР, 1983, т.141, стр.29-117. U>. Vu Tan Luc, Eliseev P.O., Man'ko M.A., Teotsoriya ¡Ú.7.

International Conference on Semiconductor Injection Lasers. Holzhau, GDR, 1987, p. 14. L7. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Цоцория М.В.,

Препринт ФИАН, 1987, Л72, 24 стр. [8. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Цоцория М.В.

Квантовая электроника, 1988, т.15, $11, стр.2227-2229. L9. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т., Охотников

О.Г., Пак Г.Т. - Труда ФИАН СССР, 1986, т.166, стр.174-204. И0. Tu Tan Luc, Eliseev P.G., Man'ko W.A. and Tsotsoriya M.B. J. Soviet laser research, 1932, Vol.13, $1, pp.13-24.

111. Зу Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т., Квантовая электроника, 1982, т.9, стр. 1851-1854.

112. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А. - Международная конферен ция по когерентной и пелинейной оптике. Минск, 1988, ч.2, ст.29.

ИЗ. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А. Труды ФИАЛ СССР, 1987, т.185, стр.48-63.

114. Tu Tan Luc, Duraev 7.P., Eliseev ?.G., Man'ko M.Á., Nguyen Thi Thanh Phuong, Nguyen Truong Thong Nhat.

YII Int. Conf. on Integrated Optics and Optical Complication, (IOOC'89), Kobe, Japan, 1989, pp.18-24.

115. Vu Tan Luc, Duraev V.P., Eliseev P.O., Man'ko M.A., Nguyen Thi Thanh Phuong and Hguyen Truona: Thong Ifhat. -II nd Europ. Conf. on Quant. Electron. EQEC'89, Dresden, GDR, 1989, pp.1.14.

i.16. Vu Tan Luc, Duraev V.P., Eliseev P.G., Man'ko M.A., Nguyen Thi ' Thanh Phuong and Nguyen Truong Thong Nhat. J. Soviet laser research, 1989, Vol.10, M4, pp.310-317-i17. Vu Tan Luc, Eliseev P.G., Man'ko M.A., and Tsotsoriya M.V.

Proceed, of the Conf. on Suerging Optoelectronic Technologies. Bangalore, India, 1991, pp.151-155. M8. By Ван Лык, Елисеев P.Г., Манько М.А., Микаелян Г.Т.

Краткие сообщения по физике, ФИАН, 1982, т.10, стр.31-34. 119. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Цоцория М.В.

Труды ФИАН СССР, 1991, т.216, стр.140-172. Ü.20 Vu Van Luc, Eliseev P.G., Man'ko M.A., and Tsot3oria M.V.

J. of the Korean Physical Society, 1991, v.24, pp.586-590. A21. Vu Van Luc, Duraev V.P., Eliseev P.G., Nedelin E.T. and

Tsotsoria M.V.,- Sov. lightwave Commun. 1992, M2, pp.229-236, 122. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Цоцория М.В.

Краткие сообщения по физике, ФИАЛ, 1992, т.1, М2, стр.4б~49. А23. Eliseev P.G., Vu Van Ьис -"Риге and Appl. Phys", 1995, V.<

pp.295-313. A24. Уи Van Ьис, Nguyen Thi Thanii Phuong.

J. Vietnam Physics, 1986, V.11, M, pp.19-24. A25. Цоцория М.В., - Кандидатская диссертация. Москва 1991. А26. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., - 1 Мевдународный

семинар стран-членов СЭВ по волоконно-оптическим линиям связ! и элементарной базе для них. Ленинград 1987, стр. 106. А27. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Цоцория М.В.

III Всесоюзная конф. по вычислительной оптоалектронике. Еревг 1987, ч.2, стр.190.

А28. By-Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., - V Всесоюзная конф. i

волоконно-оптическим системам передачи. Москва, 1988. А29. Bui Huy, Vu Van Luc, Eliseev P.G., Man'ko M.A., Nguyen Thi Thanh Phuong, Nguyen Truong Thong Nhat and Strakhov V.P. J. Russian laser research, 1995, V.16, M3, pp.189-202. A30. By Ван Лык, Дураев В.П., Елисеев П.Г., Манько М.А., Неделин I Нгуен Чыонг Тхонг Ньят - I Всесоюзная конф. по физическим основам твердотельной электроники, Ленинград, 1989, стр.25. А31. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Нгуен Чыонг Тхонг Ньяч

Фам Тхи Лиен. - Препринт ФИАН, 1989, т.137, 39 стр. А32. By Ван Лык, Дураев В.П., Елисеев П.Г., Манько М.А., Нгуен Чыс Тхонг Ньят, Неделин Е.Т. - Всесоюзная конференция по физике полупроводниковых лазеров. Вильнюс, 1989, стр.54. АЗЗ. Вуй Зуи, By Ван Лык, Елисеев П.Г., Дураев В.П., Манько М.А., Неделин Е.Т., Нгуен Тхи Тхань Фыонг, Нгуен Чыонг- Тхонг Ньят. Квантовая электроника, 1989, т.16, ¡'В, стр. 1606-1608. А34. By Ван Лык, Дураев В.П., Елисеев П.Г., Манько М.А., Нгуен Чыс Тхонг Ньят, Цоцория М.В.

Международное совещание "0птозлектроника-89", Баку, 1989, c.f А35. By Ван Лык, Дураев В.П., Елисеев П.Г., Неделин Е.Т., Цоцория

М.В. - Квантовая электроника, 1992, т.19, Щ, стр.674-676. А36. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Цоцория М.В.

Краткие сообщения по физике, ФИАН. 1988, т.4, стр.42-44. А37- By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., Цоцория М.В.

IV Всес. конф. "Проблемы опт. памяти", Телави, 1990, стр.246, А38. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А. - 10-ая Всесоюзная кои]

по физике полупроводников, Минск, 1985, ч.2, стр.37. А39. By Ван Лык, Елисеев П.Г., Манько М.А., - XI Всесоюзная конф.

по физике полупроводников. Кишинев, 1988, т.2, стр.29. А40. Елисеев П.Г., By Ван Лык. - 1-ая Российская конф. по физике

полупроводников. Н.Новгород, 10-14 сент. 1993- Тезисы докладе А41. Елисеев П.Г., By Ван Лык. - Известия Академии наук, серия

физическая, 1994, Т.58, Щ, стр.215-218. А42. Eliseev P.G., Vu Van Ьис. - European "COST Workshop 94", Nice Prance, April 17-21, 1994, p.67.

ЛИТЕРАТУРА

БасовН.Г.,-Вул Б.М., Попов.Ю.М.ЖЭТФ, 1959 , 37 вып.2, с.587. . Басов В.Г., Крохин D.H., Попов Ю.М. - УФК, i960, 72, вшт.2,"с.1бТ . Coupland M.J., HarrMeton K.G., Hilsuic С.

Phys. Lett. 1963, vol.7, p.231 . Oraevski I.N., Popov Yu.M.

Phys. 5tat. Sol., 1969, vol.32, pp.55-60. . Крохип O.H., - ФТТ 1965, Wl, стр.2612. . Лукьянов B.H., Семенов ¿.Т., Якубович С.Д..

Квантовая электроника, 1980, т.7, $11, стр.2460-2466. . Лукьянов В.Н., Семенов А.Т., Солодков А.Ф., Якубович С.Д.

Квантовая электроника, 1961, т.8, ¡¡О, стр.1С95-1С38. . Голдобин И.О., Семенов А.Т., Табунов В.П., Якубовяч С.Д.

Квантовая электроника, 1982, т.9, $6, стр. 1264-1267. . O'Mahony M.J.J. - Lightwave Tech., 1988, vol.6, Щ, pp.531-544. D. Saitoh Т., Mukai T.

J. Lightwave Technol., 1988, vol.6, #11, pp.1656-1664. 1. Eisenstein G.

IEEE Ctrcuits and Devices Mag., 1989, V.5, $4, pp.25-30. I. Васильев M.F., Голдобин И.О., Курнявко Ю.В., Табунов В.П., Тамбиэв В.А., Федоров Ю.Ф., Якубович С.Д. Квантовая электроника, 1985, т.12, $6, стр.1316-1317. 3. Вогатов А.П. - Труды ФИАН, 1906, т.166, стр.68-75. U Вогатов А.П., Елисеев П.Г., Охотников О.Г., Рахвальский М.П.

Труды ФИАН, 1986, т.166, стр.91, з. Быковский Ю.А., Дедушенко К.Б., Мамаев А.К. Сб. "Применение оптико-электронных приборов и волоконной оптики в народном хозяйстве", Мат. семинара/0-ва "Знание" РСФСР, Моск. дом'н.-тех. пропаганды. М. 1989, стр.121-122. >. Мэреуце А.З., Сырбу A.B., Яковлев В.П.

Письма в ЖГФ. 1990, т.16, 110, стр.83-86. '. Анненков Д.М., Вогатов А.П., Елисеев П.Г., Охотников О.Г., Пак Г.Т., Рахвальский М.П., Федоров Ю.Ф., Хайретдянов К.А. Квантовая электроника, 1984, т.11, стр.231-232. 3. Alping А., Bentland В., Eng S.I.

Electron. Lett. 1984, Т.20, JH9, РР-794-795. !. Gustavsson M., Karlsson A., Thylen L.

J. Lightwave Technol., 1990, T.8, /Й, pp.610-617. ). Dali'Ära R., Melchior H. - 13-th IEEE Int. Semicond. Laser Conf.

(Digest) - Sakamatau, Japan, 1992, pp.126-127. . Davies D.A.0,, Fischer M.A., Elton D.J., Perrin S.D., Adams M.J..Kennedy G.T., Grant R.S., Roberts P.D., Sibett W. Electron. Lett., 1993, Y.29, *19, pp.1710-1711. !. Hall K.L., Ippen E.P., Eisenstein G.

Appl. Phys. Lett., 1990, V.57, *2, pp.129-131. I. Eliseev P.G., Beister G., Drakin A.B., Erbert G., Konyaev V.P., Maege J. Proc. SPIE, 1994, 7.2146, pp.185-196.