Мощные диодные лазерные линейки и матрицы тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

1. Введение.

1.1 Актуальность проблемы и направление работы.

1.2. Научная новизна и практическая ценность.

1.3. Апробация работы.

1.4. Личный вклад автора.

1.5. Структура диссертации.

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 ~ а(тша,™ ~ ) 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:

P~ = 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{uV)T (3), где С - теплоемкость жидкости.

Граничные условия для этих уравнений выбирались следующим образом: на входе микроканала рассматривался параболическая зависимость скорости теплоносителя от поперечной координаты: и = щ—( 1-—) > где d - ширина микроканала, d d u0 =const. На входе микроканала задается также постоянное значение температуры теплоносителя Т = Твх. На стенках канала рассматривается условие смачивания (прилипания) и = 0. Через эти стенки происходит передача тепловой энергии из материала теплоотвода теплоносителю. На выходе канала выбираются граничные условия беспрепятственного движения жидкости т.е. значительного превышения конвективного

Моделирование состояний механических напряженностей производилось решением уравнений структурной механики, адаптированные к рассматриваемому случаю [74,75,54,56].

Было использовано уравнение равновесия с учетом напряжений возникающих за счет тепловых эффектов

ОС, д(аАТ) 0

3(1 - 21/) дх, и соотношение между напряжением и деформацией, которое с учетом

4) тепловых эффектов имеет вид:

Е , V <? . •------• (•'-'., < , ЕаЛТ

А1?--о.,

-2г) Л' '*' 3(1 -V) 4

1 + у) здесь сг^ - компоненты тензора напряжений на плоскости, сгу

5), ву - компоненты тензора деформаций 5 ¡^ = { связанные с ду + дк '' компонентами вектора смещения их, иу для двухмерного случая,

0и Зиу соотношениями: е,х = —— =-—— , дх ' ду еи = ех>х если ) =] =1 и 8и = 8у>у при \=у=2, Е -- модуль Юнга, е-коэффициент Пуассона, а - к.т.р., ДТ=Т - Т „давления

Решениями уравнений (4) и (5) совместно с условием совместимости деформаций (условие Сен-Венана) [75] дге,, дгг, дх ; дх.дх. и условием отсутствия внешних нагрузок, полностью определялись значения напряжений и деформаций в окрестности каждой точки в поперечном сечении рассматриваемого излучателя (диодного лазера, линейки или двумерной матрицы).

С помощью указанного моделирования состояний механических напряжений, для известных параметров технологических процессов, материалов и конструкции диодного лазера и линейки, были рассчитаны механические напряжения и деформации возникающие при охлаждении, после присоединения кристалла к теплоотводу. Кроме того, была создана практическая методика для выработки требований к технологическим процессам, материалам и конструкции (размерам и форме теплоотвода и кристалла) диодного лазера, линейки или двумерной матрицы [54,56].

Проведенные расчеты по данной методике позволили выбрать оптимальные материалы припоев и технологические параметры для монтажа лазерного кристалла к медному теплоотводу, которые уменьшают остаточные механические напряжения, как в кристалле, так и в межсоединении кристалл - теплоотвод до уровней, не влияющих на свойства излучателей. От состояния этого межсоединения, его изменения при эксплуатации и хранении зависят как основные эксплуатационные параметры полупроводниковых лазеров, так и их надежность и долговечность.

Решение задач механических и теплофизических свойств различных конструкций диодных лазеров, линеек и матриц, в рамках предложенного моделирования, позволили разработать и применять практические методы для определения оптимальных требований к конструктивным параметрам и технологических режимам изготовления лазерных диодов, линеек и матриц.

2.3. Расчет тепловых характеристик мощных диодных лазеров, линеек и матриц

Несмотря на заметную разницу к.т.р. между медью и полупроводниковым лазерным кристаллом, в настоящий момент наиболее часто используются медные теплоотводы. В этом случае в качестве припоя используются так называемые «мягкие» припои 1п, РЬЭп, 5пА.§ и другие. «Мягкие» припои позволяют демпфировать напряженности и минимизировать усилие сжатия кристалла после пайки при снижении температуры с точки плавления припоя до комнатной или ниже, если это требуется по условиям применения.

Рассмотрим, в качестве примера, наиболее распространенный вариант лазерного диода - лазерный кристалл, смонтированный с помощью 1п на медный теплоотвод. Для выработки требований к размерам теплоотвода, к выбору покрытий, материалов и толщины припоя, в рамках предложенного численного моделирования, была решена [54,56] трехмерная задача теплопроводности с граничными условиями, вытекающими из требуемой конструкции лазерного излучателя и условий его применения. Рассматривались различные конструкции теплоотводов (некоторые из которых показаны на рис. 1) для однокристальных инжекционных излучателей, мощных диодных лазеров, линеек и матриц, в том числе радиаторы с принудительным охлаждением.

Для однокристального полоскового диодного лазера результаты численного решения уравнения теплопроводности (1) с соответствующими граничными условиями для различных размеров прямоугольного медного теплоотвода приведены на рис. 2. Требование к расширению теплового поля по объему теплоотвода, для эффективной передачи в окружающую среду, приводит к увеличению размеров контактной пластины, что в свою очередь, ведет к увеличению теплового сопротивления излучателя вносимого контактной пластиной. Поэтому в каждом конкретном случае применения диодных лазеров необходимо определение оптимальной конструкции (размеров, форм и материала) теплоотвода с использованием точных решений трехмерного уравнения теплопроводности (1) с заданными граничными условиями, вытекающими из условий применения.

На рис. 2 приведены результаты расчета теплового сопротивления полоскового (\У=10 мкм) лазера на прямоугольном теплоотводе в случае отвода тепла в окружающую среду с заданной температурой через противоположную к монтажной грани поверхность теплоотвода. Результаты расчетов теплового сопротивления, относящейся к теплоотводу и припою, для мощных однокристальных полупроводниковых лазеров с широким полосковым контактом (\У=100 мкм), смонтированного на стандартном теплоотводе типа C-mount (рис. 16) приведены на рис. 3, где показаны зависимости теплового сопротивления от толщины для разных материалов используемых для присоединения лазерного кристалла к теплоотводу (припоев In и ПОС-61).

Для однокристальных диодных лазеров рассматриваемая тепловая задача является трехмерной. В случае же лазерных линеек с длиной 5 мм или 10 мм (рис. 1г) задача становится двухмерной. Если же ширина теплоотвода больше длины кристалла лазерной линейки, условие для крайних кристаллов становится более благоприятным из-за трехмерного распространения тепла в теплоотводе. Что же касается кристаллов, расположенных в середине линейки, то тепло от них уходит по двум направлениям (вниз и назад).

Разработанная модель позволяет учитывать все эти особенности. Созданные методика позволила определить (рис. 4) зависимости распределения температуры по толщине теплоотводов различных конструкций диодных лазерных линеек и двухмерных матриц. Кривая 1 относится к лазерной линейке, работающей в непрерывном режиме, смонтированной на алмазном теплоотводе в случае кондуктивного (рис. 1г) теплообмена с окружающей средой. Противоположная к линейке грань имеет температуру 300 К. На кривой 2 рис. 4 показано распределение температуры по высоте ребра для медного теплоотвода с микроканальным, ребристым радиатором в случае водяного охлаждения. Кривая 3 рис. 4 показывает распределение температуры по толщине теплоотвода для линейки лазерных диодов с полосковым контактом шириной 10 мкм и с шагом 250 мкм. Кривые 4 и 5 рис. 4 показывают аналогичные распределения температуры по высоте ребра ребристого медного теплоотвода для двухмерных лазерных матриц, где в качестве основы, на которой смонтированы лазерные линейки, используется прямоугольная диэлектрическая пластина с теплопроводностью 250 Вт/и- К.

Таким образом, согласно разработанной методике, для заданного случая применения, используя уравнения (1), (2), (3), и задавая соответствующие граничные условия, определяются оптимальные размеры и конструкция контактной пластины, материалы и толщина припоя и режимы технологических процессов, обеспечивающие минимально возможные значения теплового сопротивления, как для конвективного, так и для кондуктивного случаев теплообмена.

Численное решение уравнения теплопроводности с заданными граничными условиями для каждого заданного случая позволило рассчитать тепловые сопротивления для различных конструкций теплоотводов: для мощных диодных лазеров, лазерных линеек и двухмерных матриц, в том числе в случае принудительного охлаждения. Данная методика позволяет определять оптимальные размеры теплоотводов, подходящих к заданным условиям применения, как при кондуктивном, так и при конвективном теплоотводе.

2.4. Анализ режимов технологических процессов монтажа лазерной линейки к теплоотводу

Моделирование состояний механических напряженностей с учетом тепловых процессов [54,56] позволило создать практическую методику для определения необходимых технологических режимов, при использовании которых остаточные ( после монтажа) напряжения минимизированы и не влияют на свойства диодных лазеров и линеек.

В разработанной методике расчета определение параметров технологического режима монтажа, обеспечивающих минимально возможные остаточные напряжения при использовании «мягких» припоев,

Рис. 4. Распределение" температуры по толщине теплоотвода для различных конструкций:

1 - для непрерывной лазерной линейки, смонтированной индием через алмазную прокладку на медный теплоотвод (рис. 26)

2 - для непрерывной лазерной линейки, смонтированной индием на медный ребристый теплоотвод с водяным охлаждением (рис.2а)

3 - для линейки полосковых лазеров (УЛ= 10 мкм) с индивидуальной адресацией, смонтированной оловянно-свинцовым припоем на медный теплоотвод (рис. 1а)

4 -для двухмерных лазерйых матриц с ребристым радиатором водяного охлаждения (рис.3 а) при ¡«отношении ширины микроканала к толщине ребра

4,,(/ар=1,5.

5 - для двухмерных лазерных матриц со стержневым радиатором водяного охлаждения (рис.Зб). Стержни радиатора имеют прямоугольное сечение с отношением ширины зазора к толщине стержня 0,66. осуществляется решением уравнений (4) и (5) для заданных размеров и материалов теплоотвода, конструкции кристалла, толщины и материала припоя. Модель позволяет рассчитать точные значения механических напряжений и времена их релаксации в используемых припоях. Моделированием процесса охлаждения теплоотвода с кристаллом после отвердевания припоя определяется необходимая скорость снижения температуры от температуры плавления до комнатной. Условием выбора режима служит отсутствие напряжений, превышающих разрывные напряжения в материале припоя. При использовании «мягких» припоев, таких как 1п, РЬ8п, необходимо соблюдение определенных требований к технологическим режимам монтажа. Определение температурно-временных режимов процесса монтажа лазерного кристалла к теплоотводу в каждой конкретной конструкции диодного лазер или линейки является ключевым технологическим фактором, влияющим как на параметры, так и на надежность излучателей. Остаточные механические напряжения, возникающие после некорректного процесса монтажа несогласованных по к.т.р. контактной пластины и лазерного кристалла, отрицательно влияют на надежность и долговечность диодного излучателя. Поэтому существенным является корректное определение для каждого конкретного сочетания кристалл-теплоотвод-припой температурно-временных режимов процесса монтажа.

Величина напряжения (о), приложенного к одной из поверхностей припоя, находящегося между кристаллом и теплоотводом, с заданной толщиной (Ъ), и разность скоростей сдвига двух противоположных поверхностей этого материала связаны соотношением [74,74] а-щ (6), к где г| - вязкость вещества, Ь - толщина припоя, - скорость сдвига поверхности припоя, присоединенной к кристаллу, у2 - скорость сдвига поверхности припоя, присоединенной к теплоотводу.

Для упрощения расчетов одна из этих поверхностей (припой-кристалл) считается неподвижной, т.е. у( = 0. Тогда Ау= \2 = Скорость сдвига другой поверхности относительно теплоотвода V = ~ , Д/ = ДаДТ/о (7), где /0 -линейный размер кристалла, А/ - разность укорачиваний теплоотвода и кристалла при уменьшении температуры от температуры плавления припоя до комнатной, А/ - время, за которое происходит это уменьшение, Да -разность в к.т.р. материалов теплоотвода и кристалла.

Выражение (6) принимает вид: а = —• (8).

ИМ

Используя (7) и (8), определяем время релаксации, за которое происходит относительный сдвиг противоположных поверхностей припоя (пластическая деформация) под действием напряжения - а(АТ) возникающая при уменьшении температуры на величину ДГ: Дг - (9). р' к-сг(ЛТ)

Для скорости изменения температуры из (7) и (8) имеем: Д Т к-а д7"?Н^Да (Ю).

В этом выражении все величины, кроме а(АГ), известны для заданной конструкции лазера. Неизвестные величины о (61), возникающие в материале припоя при уменьшении температуры на определенную величинуД7-, рассчитываются с помощью уравнений (4) и (5) с параметрами, соответствующим заданным размерам и материалам лазерного кристалла, теплоотвода и припоя. В процессе монтажа лазерного кристалла необходимо обеспечение условий, при которых исключается возможность возникновение напряжений, превышающих разрывное напряжение для данного материала припоя (авр); т. е. шах{ст)<аЕр. Учитывая это условие и используя выражение (10) получается условие для скорости спада температуры в виде: < 11(11). Другими словами, время спада (М тех) Ы т] ■ /0 • А а температуры на заданную величину (АТ) должно быть больше времени релаксации напряжений (А1 рел), возникающих при уменьшении температуры на эту величину (АТ): А1 тех > Дt рел. .

Результаты проведенных с помощью уравнений (4) , (5) численных расчетов напряжений в межсоединении кристалл-теплоотвод для лазерного кристалла, смонтированного на медный теплоотвод с помощью припоя 1п, показан на рис. 5. В случае охлаждения на 130°, что соответствует уменьшению температуры от температуры плавления 1п (156° С) до комнатной температуры (26° С), возникающее напряжение составляет (2,5 -ь 5)- 107 Па (рис. 5а). Разрывное напряжение для 1п стар=6-10б Па [77]. Если не допускать релаксации напряжений, возникающих в процессе охлаждения после пайки кристалла, то в припое возникнут разрывные участки, пустоты и микротрещины. Это ухудшает как тепловые характеристики межсоединения, так и его механические свойства. Из рис. 5 видно, что напряжения на краях в 1,5 т 2 раза превышают напряжения в центре кристалла. Поэтому при сравнении напряжений с разрывным напряжением ств.р необходимо рассматривать напряжения на краях кристалла.

Согласно данной методике расчета температурно-временных режимов, при разработке технологического процесса монтажа лазерного кристалла к теплоотводу, необходимо задавать такие значения скорости спада температуры, при которых в материале припоя успевают происходить релаксационные процессы. Так, например, для 1п с толщиной 3 мкм при снижении температуры на ДТ=10°С (с точки отверждения) возникающие напряжения составляют (2 ^4)- 106 Па (см. кривая 1 рис. 5а); эти значения меньше, чем а„.р. для 1п. Если этот спад осуществляется за время большее, чем время релаксации этого напряжения, то можно избежать возникновения микротрещин, разрывов и пустот в материале припоя. Например, для 1п время релаксации, рассчитанное по указанной методике при изменении температуры на величину ДТ =10° С, составляет примерно 10 с. В данном случае в технологическом процессе монтажа установка должна быть запрограммирована таким образом, чтобы снижение температуры на каждый градус происходило более чем за одну секунду

Согласно данной методике расчета температурно-временных режимов, при разработке технологического процесса монтажа лазерного кристалла к теплоотводу, необходимо задавать такие значения скорости спада температуры, при которых в материале припоя успевают происходить релаксационные процессы. Так, например, для 1п с толщиной 3 мкм при снижении температуры на ДТ=10°С (с точки отверждения) возникающие напряжения составляют (2 -ь 4)- 10б Па (см. кривая 1 рис. 5а); эти значения меньше, чем ав р для 1п. Если этот спад осуществляется за время большее, чем время релаксации этого напряжения, то можно избежать возникновения микротрещин, разрывов и пустот в материале припоя. Например, для 1п время релаксации, рассчитанное по указанной методике при изменении температуры на величину АТ =10° С, составляет примерно 10 с. В данном случае в технологическом процессе монтажа установка должна быть запрограммирована таким образом, чтобы снижение температуры на каждый градус происходило более чем за одну секунду

Аналогичные расчеты для оловянно-свинцового припоя (8пРЬ) с с!=3 мкм определили значение необходимой скорости спада температуры менее 0,87с. Распределение напряжений по длине лазерного кристалла в центральной плоскости внутри припоя ПОС-61 с толщиной Ь=3 мкм, соединяющего лазерный кристалл с медным теплоотводом, показано на рис. 5а (кривая 2) и рис. 56 (кривые 2 и 3).

Длина кристалла, мм а) б)

Рис. 5. Распределение остаточных механических напряжений, внутри припоя с толщиной 3 мкм, по длине лазерного кристалла с длиной Ь = 1 мм, смонтированного на медный теплоотвод с помощью индия (кривая 1) и ПОС-61 (кривые 2 ,3). а)- При уменьшении температуры с точек плавления припоев до комнатной (А Т=130°), б)- при уменьшении температуры в случае припоя 1п на АТ=10°С (кривая 1); для ПОС-61 при АТ=5° С (кривая 2) и ПОС-61 при ДТ=10° С (кривая 3).

Приведенные в данном разделе результаты, основанные на численном решении системы уравнений структурной механики с учетом тепловых эффектов, позволили определять параметры технологического режима * монтажа для каждой конкретной конструкции лазерного кристалла, теплоотвода и материала припоя. Данная методика также позволяет определять условия, при которых минимизированы механические напряжения, возникающие при монтаже.

80 т

70 -60 -50 -й 40 о.

30 -20

I 10 -о -I о а) б)

Рис.6 Ватт-амперная характеристика а) и фрагмент изображения ближнегополя излучения б) линейки диодных лазеров квазинепрерывного режима работы.

2.5. Результаты экспериментальных исследований и создание мощных диодных лазерных линеек и матриц

Использованием результатов ряда проведенных экспериментальных и теоретических работ [3,4,7,13,22,28-31,35,36,42-58] были созданы и проведены всесторонние исследования мощных диодных лазерных линеек квазинепрерывного и непрерывного режимов работы и двумерных лазерных матриц квазинепрерывного режима работы. Матрицы и линейки конструктивно представляют собой наборы диодных лазеров смонтированных, как на радиаторах с принудительным охлаждением использующих жидкостные теплоносители или термоэлементы Пельтье, так и на контактных пластинах допускающих кондуктивное охлаждение. При разработке линеек диодных лазеров с плотной упаковкой, для получения больших плотностей мощности, были использованы результаты полученные в работах [13,23,34,35,37], которые позволили определит оптимальные, конструктивно-технологические параметры при разработке и изготовлении лазерных кристаллов, для каждого конкретного излучателя в зависимости от условий применения.

Разработка мощных линеек и матриц осуществлялась на базе полученных результатов теоретических моделирований, проведенных в [54,56] и результатов, полученных при проведении обширных исследовательских, экспериментальных и технологических работ [1,3,4,7,13,22,27-31,35,36,42-53,55-58]. Для каждого конкретного лазерного излучателя (мощного диодного лазера, линейки и матрицы), исходя из условий применения, производилось теоретическое моделирование, макетирование и экспериментальное опробование и всесторонные исследования, для проверки правильности выбора соответствующих конструктивно-технологических решений.

На рис 6. показана ватт-амперная характеристика и изображение излучения на выходной зеркальной грани кристалла линейки диодных лазеров, разработанного для работы в квазинепрерывном режиме при длительности импульсов 250 мкс и частоте повторения импульсов 100 Гц. В данном случае степень заполнения составляет 85%. Для обеспечения эффективной генерации излучения в мощных диодных лазерных линейках и матрицах, с высокими значениями коэффициентов заполнения, для исключения внутренних замкнутых мод применен способ исключения генерации волноводных мод, предложенный при создании диодных лазеров работающих на неволноводных модах [1,3,4,7,24] (см.также раздел 4 настоящего доклада) и примененный в одномодовых лазерах с расширенным модовым объемом для селекции мод высоких порядков[35,36,38].

В результате проведенных экспериментальных и теоретических исследований теплоотводящих свойств радиаторов и контактных пластин различных типов, форм и конструктивных особенностей, найден способ выбора наиболее оптимально подходящих к заданным требованиям того или иного диодного излучателя.

Экспериментально было изучено около 12-ти различных вариантов микроканальных радиаторов (некоторые из них показаны на рис. 1. Исследовался также радиатор из пористой меди. Наиболее подходящими для двумерных лазерных матриц оказались ребристые микроканальные радиаторы с определенными для каждого конкретного типа излучателя размерами ширины канала, толщины ребра, материала и размеров радиатора.

На рис. 7а приведены ватт-амперные характеристики двумерной лазерной матрицы диодных лазеров при комнатной и повышенной температурах. Как видно, оптимально выбранные конструктивно-технологические параметры данной матрицы обеспечивают работоспособность при повышенной температуре без изменений мощности излучения. На этом же рисунке (76) показано изображение ближнего поля излучения двумерной диодной матрицы. Ход проведения экспериментальных работ с различной степенью обеспечения оптимальных требований, вытекающих из решений теплофизической задачи, прослеживается сравнительным анализом форм импульсов излучения мощных двумерных диодных лазерных матриц при их накачке импульсами тока прямоугольной формы (рис. 8). При некорректном обеспечении условий теплосъема с лазерного кристалла диодной линейки или матрицы происходит взаимное тепловое влияние излучающих элементов, что приводит к спаду мощности излучения в течение импульса (рис. 8а и 86). Кроме того, происходит нежелательный сдвиг максимума спектра излучения в длинноволновую сторону из-за повышения температуры активных областей излучающих элементов в лазерном кристалле в течение импульса. Эти явления происходят вследствие зависимости от температуры таких важных физических параметров диодных лазеров, как пороговый ток, эффективность и зависимость ширины запрещенной зоны полупроводника от температуры. Все эти недостатки, возникающие при объединении лазерных кристаллов в диодные линейки и матрицы, не влияют существенно на их характеристики при корректном выборе с помощью разработанной методики подходящих для каждого конкретного случая оптимальных материалов, размеров и форм контактной пластины, теплоотвода и радиатора. На рис. 8 в приведена форма импульса излучения при обеспечении корректных условий теплосъема из лазерных кристаллов мощной двумерной лазерной матрицы. Как видно из этих результатов, оптимально выбранная конструкция контактных пластин и радиаторов обеспечивает полностью повторяющую токовый импульс, прямоугольную форму импульса излучения вплоть до значений плотности излучения 1500 Вт/см2. Не наблюдается также заметного спада мощности излучения в течение импульса за счет перегрева активной области. Этот результат был подтвержден и исследованиями динамики спектрального распределения излучения. На Рис. 9а представлены спектры излучения оптимизированной матрицы диодных лазеров в различные моменты времени. Подобного рода исследования позволили прецизионным образом зафиксировать изменения температуры активной области лазерного диода в течение импульса накачки. Действительно, согласно данным Рис. 9а смещение спектрального максимума от значения соответствующего началу импульса генерации к его концу составило ~ 2 нм. Поскольку такое смещение связано исключительно с температурным уменьшением ширины запрещённой зоны, которое для этого состава активной области происходит со скоростью ~ 0,3 нм/градус, то изменение температуры AT в течение импульса не превышает ~ 6°С. При характеристической температуре T0S150° (температура роста порогового тока), такое приращение температуры вызовет относительное увеличение порога не более чем на 4%. Это и означает постоянство выходной лазерной мощности в течение импульса накачки (его прямоугольную форму на Рис.8в).

В свете одного из наиболее важных применений диодных матриц, а именно, для оптической накачки мощных твердотельных лазеров особое внимание уделяется проблеме совпадения спектральной полосы излучения матрицы с полосой поглощения ионов Nd3+ в фосфатном стекле. Данные Рис.9б иллюстрируют решение этой проблемы. Интегральный спектр излучения матрицы практически полностью попадает внутрь полосы для перехода 4l9/2-4F3/2, который рассматривается как один из наиболее перспективных для накачки активного стекла большого объёма (лазерных досок с толщиной прокачиваемой области ~ 4 см).

Что касается расходимости оптического пучка диодной матрицы, то за исключением несущественных деталей она полностью соответствует расходимости одного элементарного излучателя (лазерного диода). Это демонстрируют Рис. 9 в,г.

Зависимость экспериментальных значений теплового сопротивления от скорости охлаждающей жидкости для оптимально выбранной конструкции радиатора приведена на рис. 10а. Радиаторы, разработанные для мощных

870 875 880 Гч 885

X, нм

Коэффициент Интенсивность, o.e.

1.4-i поглощения, см'1 г 1.0

Рис. 9. Излучательные характеристики матрицы диодных лазеров работающих на ^=875нм.: а) Спектр излучения матрицы в различные моменты времени.б) Кривая поглощения для перехода " в стекле и средний по времени спектр диодной матрицы, в), г) Диаграммы направленности излучения диодных матриц при токах накачки 8,12 и 20 Д в горизонтальной и вертикальной плоскостях соответственно.

3. Диодные лазеры и линейки с неустойчивым резонатором 3.1. Создание и проведение исследований диодного лазера с неустойчивым резонатором.

Полупроводниковый инжекционный лазер (диодный лазер) с неустойчивым резонатором был впервые предложен и исследован в работах [5,24]. В последующих работах [78-90], авторы которых подтверждают результаты и признают приоритет работы [5], были продолжены и развиты исследования диодных лазеров с неустойчивым резонатором и подтверждены преимущества этих лазеров с точки зрения повышения стабильного распределения электромагнитного поля в плоскости р-п перехода и повышения пространственной когерентности в этом направлении. Использование вместо одной из естественных граней лазерного кристалла, являющейся зеркалом резонатора Фабри - Перо для обычных лазеров, вогнутой в плоскости р-п перехода (рис. 12а и 126) грани, образующей цилиндрическое зеркало, позволяет оптически связать различные области активного слоя в указанной плоскости. Таким образом, происходит оптическая синхронизация разных излучающих точек, разнесенных в широкой области активного Слоя в плоскости р-п перехода. Благодаря этому эффекту и происходит увеличение пространственной когерентности и стабилизация распределения излучения в пределах ширины активной области.

В лазерах с неустойчивым резонатором поперечная конфигурация электромагнитного поля определяется в основном геометрией резонатора и мало чувствительна к пространственным вариациям диэлектрической проницаемости активной срёды [91,92]. Этим обстоятельством обуславлена высокая степень пространственной когерентности лазеров с неустойчивым резонатором. Кроме того, неустойчивые резонаторы позволяют эффективно отсекать поперечные типы колебаний высоких порядков и улучшить

Выявлено, что пространственное распределение интенсивности излучения диодного лазера с неустойчивым резонатором стабилизирована с большой точностью. Однако, форма распределения, которая в неустойчивых резонаторах с большим коэффициентом увеличения определяется вкладом сходящейся обратной волны [95,96], имеет фрактальный характер [79,82]. Фрактальное распределение излучения основной поперечной моды (рис.12в и 13а), которое наблюдалось в диодных лазерах с неустойчивым резонатором [5,24,59] свойственно лазерам с неустойчивым резонатором [97]. Природа фрактального распределения излучения основной моды в неустойчивом резонаторе обусловлена вкладом краевых волн в формирование распределения когерентного электромагнитного поля в лазерном резонаторе и подробно изучено в работах [97,98].

Обнаружено, что одновременно со стабилизацией поперечной конфигурации электромагнитного поля наблюдается существенное улучшение спектрального состава излучения в диодных лазерах с неустойчивыми резонаторами по сравнению с обычными лазерами [5,24,59,80]. Наблюдается одночастотный или близкий к одночастотному (одна продольная мода) режим генерации, который сохраняется вплоть до двукратного превышения тока накачки над пороговым значением. Спектр излучение диодных лазеров с неустойчивым резонатором, изготовленных из обычных гетероструктур ОаАШ/ОаАя и СаТпРАяЛпР, при малых значениях коэффициента увеличения М ( < 10) имеет несколько продольных мод и также как и в обычных инжекционных лазерах с плоскопараллельным резонатором, не является одночастотным.

Результаты проведенных экспериментальных исследований диодных лазеров с неустойчивым резонатором [5,24,59] позволили определить причину многомодовой генерации в диодных лазерах с плоскопараллельным резонатором, заключающийся не в принципиальных физических процессах взаимодействия света с полупроводниковой средой, происходящих на микроуровне», а в «макроскопических» явлениях, связанных с заполнением полем объема резонатора. Действительно, поскольку материал этих двух лазеров (с неустойчивым и обычном резонаторами) одинаков, то все механизмы, происходящие на «микроуровне» (времена релаксаций, скорости рекомбинаций и т.п.) совершенно идентичны. В отличие от лазеров с плоскопараллельным резонатором, в которых поперечное распределение электромагнитного поля разрывное и нестабильное, в инжекционных лазерах с неустойчивым резонатором отдельные участки по всей ширине активной области оптически связаны между собой со стабильно распределенным излучением, задаваемым неустойчивым резонатором. В результате все излучающие центры синхронизированы, что не может иметь место в случае разрывного и нестабильного распределения излучения в обычных лазерах. По этой же причине, и в тех инжекционных лазерах, в которых распределение электромагнитного поля строго задается встроенным волноводом (например, в зарощенных полосковых лазерах) и вся активная область заполнена стабильно распределенным электромагнитным полем, также наблюдается одночастотный спектр генерации [16,21,26,24,32,99-102].

Научное направление диодных лазеров с неустойчивым резонатором начатое в работах [5,24] на сегодняшний день развито и достигнутые результаты [78-90,59] находятся на высоком уровне. Например, в работе [86] получена стабильная одномодовая генерация диодного лазера с неустойчивым резонатором (при ширине контакта 100 мкм) в непрерывном режиме работы при мощности излучения 0.75 Вт и при 3-х Ваттах в импульсном режиме. Пространственная когерентность излучения определялась по опыту Юнга. Видность полос составляло более 75%, что свидетельствует о хорошей пространственной когерентности излучения по всей ширине (ЮОмкм) активной области. В работе [59] достигнута синхронизированная (фазированная) генерация всех элементов в диодной лазерной линейке вплоть до мощности излучения 4 Вт. Амплитуда интерференционной составляющей распределения излучения в дальнем поле достигала 50%.

3.2. Анализ роли обратной волны в неустойчивом резонаторе инжекционного лазера.

Как уже отмечалось в предыдущем разделе, в неустойчивых резонаторах с большим коэффициентом увеличения обратная (сходящаяся) волна играет существенную роль в процессе возникновения генерации и формирования распределения электромагнитного поля [95,96]. Известно, что сравнительно слабое (1%) диффузное рассеяние приводит к перекачке энергии из основной расходящейся волны в сходящуюся волну, что, в свою очередь, вызывает изменение порога генерации, расходимости излучения и т.п. [96,100].

Выяснена роль сходящейся волны, также в формировании поперечного распределения электромагнитного поля в неустойчивом резонаторе инжекционного лазера и ее влияние на пороговое условие генерации [24]. Потери для расходящейся волны в неустойчивом резонаторе произвольного типа связаны с геометрическим выходом излучения из резонатора и равны 1-1/М2 за проход [94]. Стационарная генерация возможна лишь в том случае, когда коэффициент усиления активной среды ё превышает некоторое пороговое значение gпop., которое определяется из условия: ехр(2 * * /)*#,/?, = М1. Здесь / -длина резонатора, ^ и К2 - коэффициенты отражения зеркал.

Схема хода лучей, показана на рис 6в, где указаны только расходящиеся волны. Волна, уходящая от выпуклого зеркала (исходящая из точки 0[) после отражения на плоском зеркале отражается, как бы исходя из точки 02 и достигая выпуклого зеркала, снова претерпевает отражение и т. д. Из условий само сопряженности центров О) и02 (эти точки должны являться изображениями друг друга в соответственных зеркалах) получены выражения для расстояний от этих центров до соответствующих зеркал\S^{f+lR)m -1, 8г={12+Ш)т при падении лучей под углом ф.хр„.отр. (где фпотр —16° для GaAs /GaAlAs и <рпотр »17° для InP/GalnPAs) на зеркальные грани лазерного кристалла, которые являются границами раздела полупроводник - воздух, происходит полное внутреннее отражение. Наружу из резонатора выходит та часть излучения, которая падает на зеркала под углами ф меньшими, чем фп огр. при этом предельное значение угла наклона выходящих лучей к оси резонатора для выпуклого зеркала меньше, чем для плоского зеркала ( в последнем случае указанный угол совпадает с фп.отр). В таком рассмотрении, когда не учитываются сходящиеся волны, расходимость излучения в дальней зоне должна быть большая. Выходящие наружу лучи должны заполнять угол близкий к 180°. Однако, в реальных экспериментах ширина диаграммы направленности значительно уже. Аналогичная ситуация имеет место и для излучения, выходящего из цилиндрического зеркала. Наблюдаемое на опыте распределение излучения обусловлено существованием в неустойчивом резонаторе инжекционного лазера обратных (сходящихся) волн.

Возникая из затравочных (в том числе диффузно рассеянных) волн, обратные волны сходятся к центру по противоположным к расходящимся волнам направлениям. Высокой добротностью обладают те волны, которые, находясь в приосевой части, распространяются с малым углом наклона к оси резонатора, (т.е. становятся почти коаксиальными). В центральной (приосевой) части резонатора, где наклон поверхности выпуклого зеркала к оси резонатора минимален, образуется нитевидная область (шириной -10 мкм), с хорошей добротностью. Лазер с неустойчивым резонатором можно рассматривать как систему, состоящую из задающего генератора и усилителя. Роль генератора выполняет центральная зона (просевая часть), а остальная часть активной области - роль усилителя. Причем усиление пучка происходит также на стадии его расширения. Характеристики излучения и его пространственное распределение определяются этим участком, поэтому они не чувствительны (или чувствительны очень слабо) к пространственным вариациям диэлектрической проницаемости г (у) вне этого участка.

Определена степень влияния неоднородностей активной области, находящихся в при осевой части резонатора, на излучательные характеристики инжекционного лазера с неустойчивым резонатором [24] Критерий, которому должна удовлетворять фазовая неоднородность произвольного вида для того, чтобы, оказавшись вблизи резонатора, она существенно не повлияла на его свойства, имеет вид 8я2-8-/-М/Н2<(М-1 )2 [100]. Здесь Н - масштаб неоднородности, б - ее «глубина» ( в нашем случае 5 « Н-Ае/2п, где Дг - неоднородный скачок диэлектрической проницаемости, й - показатель преломления активной области), /- длина резонатора, М - увеличение неустойчивого резонатора. Легко оценить, что необходимое увеличение неустойчивого резонатора М, при котором не чувствуются находящиеся в приосевой части резонатора неоднородности диэлектрической проницаемости Ае <10"2 с размерами Н ~ 5 мкм, должно быть М>10. Для размеров неоднородностей ~ 1 мкм нужны М>19. Следует отметить, что величина Ае ~ 102, при размерах Н ~ 5 - 10 мкм. и оказывает существенное влияние на формирование распределения электромагнитного поля в резонаторе в обычных диодных лазерах [6,11,12,17-22]. Существующие в резонаторе неоднородности диэлектрической проницаемости практически не влияют на его свойства, если увеличение М>10 что и наблюдается в экспериментах [5,24,59].

3.3. Исследование линеек диодных лазеров с неустойчивыми резонаторами.

Приведены результаты исследований предложенной впервые в [59] линеек полупроводниковых инжекционных лазеров, состоящих из набора излучающих элементов, представляющих собой лазеры с неустойчивыми резонаторами. Каждый лазерный элемент, имеющий неустойчивый

56 резонатор, образован в едином кристалле лазерной линейки, фрагмент которого показан на рис. 14а. Линейка в зависимости от его длины и периода повторения лазерных элементов может содержать до 20 и более элементов. Линейка с лазерами из неустойчивых резонаторов изготавливалась из двойной гетероструктуры с раздельными оптическим и электронным ограничениями (РО ДГС). В плоскости р-п перехода линейки каждый элемент представляет собой полосковый лазер с широким (50 мкм или 100 мкм) контактом и с одной вогнутой гранью, вершина цилиндрической поверхности которой совпадает с центром полоскового контакта. Цилиндрическая грань изготавливалась методом фотолитографии с использованием полирующего травления в плоскости (110). При изготовлении синхронизированной линейки волноводный слой оставался целым по всей площади кристалла, т. е. не производилось разделение эпитаксиальных слоев для каждого лазерного элемента. Это необходимо для осуществления оптической связи между соседними лазерными элементами, имеющими в качестве одного из зеркал неустойчивого резонатора вогнутую цилиндрическую грань (см. рис.146). На рис. 146 показано схематическое распространение лучей в линейке лазерных элементов с неустойчивыми резонаторами. Области протекания тока заштрихованы. Показан пример хода обратных лучей, благодаря которым осуществляется оптическая связь и синхронизация (фазировка) между каждыми двумя соседними лазерными элементами. Часть расходящихся волн одного из лазеров с неустойчивым резонатором после отражения от плоской грани кристалла лазерной линейки превращается в обратные, сходящиеся волны для соседнего лазерного элемента. Эти волны, сжимаясь к оси резонатора, после определенного числа проходов превращаются благодаря дифракционным явлениям в расходящиеся волны. В качестве таких волн могут служить и те лучи, которые претерпевают неоднократное отражение на противоположных плоских гранях кристалла, находящихся между лазерными элементами. Обратная сходящаяся волна, которая распространяется по ненакачиваемой части волновода, имеет незначительные потери в волноводе из-за малых (<100А° ) размеров активного слоя по сравнению с волноводным (~ 0,3 мкм) слоем. Поэтому потери интенсивности в ненакачиваемой части кристалла лазерной линейки незначительны и не являются препятствием для проникновения излучения, распространяющегося в лазере с неустойчивым резонатором в резонатор соседнего лазера с таким же неустойчивым резонатором в качестве обратной (сходящейся) волны. Для линейки из диодных лазеров с неустойчивыми резонаторами обратная волна осуществляет оптическую связь между ее отдельными элементами. Благодаря этому происходит синхронизация каждых двух соседних лазеров в линейке попарно, что в итоге приводит к синхронизации всех лазеров [59]. Амплитуда колебаний интерференционной картины наблюдаемой в дальней зоне достигала до 50%, в то время, как дальнее поле диодной лазерной линейки состоящей из оптически несвязанных элементов (слои гетероструктуры лазерных элементов в линейке были разделены друг от друга травлеными канавками) представлял с собой простое сложение интенсивностей отдельных диодных лазеров. Результаты исследований лазерных линеек и отдельных элементов инжекционных лазеров с неустойчивыми резонаторами показали, что пространственное распределение излучения, как в ближней, так и в дальней зонах, является стабильным и однородным в широком диапазоне тока накачки [5,24,59]. Лазерный элемент представляет собой лазер с неустойчивым резонатором, образованным из одной плоской и второй вогнутой (И= 40 мкм) гранями кристалла с активно накачиваемой областью с шириной полоска -50 мкм и расстояниями между зеркалами -400 мкм. Распределение излучения в дальней зоне фазированной линейки диодных лазеров имеет вид интерференционного (когерентного) сложения электромагнитных волн, свидетельствующее о пространственной когерентности излучающих областей различных лазерных элементов,

1 825 830 825 830 1

1 835 835 - /

1 840

840 !

825 ¡ 830 , 835 ] 840 / |

01 23456 7 89 10 1.Л

Рис. 15 а. Ватт-амперная характеристика и спектральное распределение излучения при разных уровнях накачки линейки диодных лазеров с неустойчивыми резонаторами.

1.05 0.5 азо sai азз аэз езч взб взб S3i

Длина волны, нм

Рис. 15 6. Спектральное распределение излучения линейки диодных лазеров с неустойчивыми резонаторами при 1=1,2*1пор. Видны неэквидистантно расположенные максимумы.

4. Результаты исследований диодных лазеров, работающих на нелокализованных волноводом модах.

Диаграмма направленности излучения полупроводниковых диодных лазеров в вертикальном к р-п переходу направлении определяется размерами локализованного волноводом электромагнитного поля, которая распространяется вдоль активного слоя и волновода. Для обычных инжекционных лазеров эти размеры небольшие <2 мкм, поэтому дифракционная расходимость излучения составляет ~ 3(Н40 градусов. Прямое увеличение размера волновода проводит к возникновению генерации На более высоких модах.

В исследованиях проведенных автором найдено принципиально другое решение. А именно, предложены и созданы диодные лазеры [1,3,4,7,24] электромагнитное поле в резонаторе которых распространяется не вдоль активного слоя, а пересекает ее под определенным углом. Такие лазеры названы неволноводными лазерами. В неволноводных лазерах моды лазерного резонатора не являются направляемыми модами активного волновода, а пересекают активную область под некоторым углом (ср). В пределе величина угла ф может быть равна 90°. В зависимости от величины угла наклона <р и длины активной области можно расширить размеры излучающей области на зеркалах, тем самым уменьшить величину угла дифракционной расходимости.

4.1 Анализ условий генерации диодных лазеров на нелокализованных волноводом модах

Выявлены условия, при которых генерация на волноводных модах, с большой диаграммой направленности, исключается и возникает генерация лазерного излучения на нелокализованных волноводом модах [3,4,24]. поэтому возбуждение волноводных мод исключается. В случае лазеров на основе GaAÍAs/GaAs угол полного внутреннего отражения на гетерогранице между слоями GaAs(c показателем преломления п2=3.59) и Gao7 Al03 As (п=3.49) и фп.отр. ~ 76°. Поэтому необходимые для исключения волноводных мод углы наклона <р должны быть больше, чем <р « Т.

Анализированы условия возникновения генерации в инжекционных лазерах, работающих на неволноводных модах, рассчитаны значения плотности порогового тока и проведено сравнение с экспериментальными результатами [4,24]. Активная область, которую волны пересекают под углом 90°- <р (см. рис 16а), является своего рода интерферометром Фабри-Перо, заполненным усиливающей средой. Падающая на активную область волна с амплитудой Еф) прежде, чем полностью выйти из нее, терпит некоторое количество отражений. Отраженная на границах активного волновода часть лучей, также как и пересекающая основная часть усиливаются в активном слое. Это приводит к тому, что эффективная длина усиливающей части оптического пути волны больше, чем путь в активной области при одном проходе i¡ = d/cos(y) (здесь d- толщина активной области, у определяется по закону Снелиуса: у = arcsin(n2-cos(p/ni). Амплитуда волны, прошедшей через активную область, определяется суммой комплексных значений амплитуд многократно отраженных волн:

Е'п = (1 - R) ■ Ет • ехр[; • 2л • и, • /, / /10 ] • exp[(g - а,) • /, i 2] •

• ехр[г" -S-(j -1)] ■ exp[(g - а,) • /,-(j-l)]} <12)' где 5 = 4 к n,-drcos у /До - набег фазы, который соответствует двукратному прохождению луча в активной области, величина R связана с пь п2 и ср по формулам Френеля.

-40 -20 0 20 40 -К град

Рис. 17 а. Диаграмма направленности неволноводных лазеров ОаА1Аз/ОаА8. Угол наклона равен 10°. Пунктирной линией показана расходимость обычных лазеров.

••40 -20 0 20 40 >>,град

Рис. 17 6. Диаграмма направленности неволноводных лазеров ОаШРАзЛпР. Угол наклона равен 13°. Пунктирной линией показана расходимость обычных лазеров.

В (12) сумма представляет собой, как и в известной формуле Эйри, сумму первых N членов геометрической профессии, у которой показатель q=/?-exp[(g-<Ti)-/1+/-<5]. Поэтому амплитуда прошедшей волны получено в виде: =(1-/г)-£<0)-ехр[г-2я--й1-/1/Ло+(^-а1)-/|/2]

•0-(Л-ехр[(г-о1)-/|+/-5])''}/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 {i?-exp[(g-úíi)-/i+/-(5|}n , которая по абсолютной величине много меньше 1, можно пренебречь. Для амплитуды прошедшей волны получено выражение: = £<°>. (1 - R) ■ exp[(g - а,) - /, / 2 + / ■■ 2л ■ л,/, / ^ ]/{1 - R■ exp[(g -а,) • /, + / • Ó]} Отношение интенсивностей прошедшей и падающей волн /0) //СО) =|£<»|2 /|е(0)|2 определяется выражением:

I-i?)2-exP[(g-«,)■/,]

01 {1 -R- exp[(g - а,) • /, ] }2 + 4R • sin21 • exp[(g - а,) • /, ]

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:

1 - Rf ■ R0 • exp[(g - а,) - /, - а2 • /2 ] /{[1 - R ■ exp[(g-«,)•/, ]]2 4Я • sin2 - • exp[(g - а, )•/,]}> 1 (14).

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{[2Я+Л-(Л2 + 4Й?)1/2]/2й2}, (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:

Лор = {«, / Р + О / /, Р) ■ 1п[(2й + Л-л/Л2+ 4-Л-Л)/2 Д2 ]}"- (16)

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 ~ 18-34 кА/см2).

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.1~5 см"1, р~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~2(Н50 мкм.

В неволноводных лазерах, изготовленных из гетероструктуры ОаТпРАяЛпР (с с1~1 мкм, Ь~30) угол отклонения зеркал резонатора от нормали к активному слою выбирался большим (ф~13~15°) 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.

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

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)

Д) е)

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 ~ 200 кА/см2.

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,