CC BY
12
УДК 621.315; 621.378
ГЕНЕРАЦИЯ ИЗЛУЧЕНИЯ В ДИОДНЫХ ЛАЗЕРАХ НА ОСНОВЕ ХАЛЬКОГЕНИДОВ СВИНЦА РЬЗБе, ОБУСЛОВЛЕННАЯ САМОРАСПРЕДЕЛЕНИЕМ ТОКА ПРИ НЕОДНОРОДНОМ РАЗОГРЕВЕ В ПЛОСКОСТИ
АКТИВНОГО СЛОЯ
М. С. Мурашов
В результате анализа процесса развития генерации излучения в диффузионных диодных лазерах на основе халько-генидов свинца РЬвБе в условиях сильного разогрева пассивных областей, сопровождаемого немонотонным изменением тока, выявлен тепловой механизм формирования каналов генерации в диодных лазерах. Он заключается в модуляции показателя преломления в плоскости активного слоя в силу развития температурно-токовой неустойчивости, обусловленной эффектом самораспределения тока при локальном понижении напряжения на р-п-переходе из-за неоднородности разогрева в плоскости активного слоя.
Тепловые эффекты играют существенную роль в работе полупроводниковых лазеров. Они ограничивают мощность излучения и рабочую температуру. Токовый разогрев активной области диодных лазеров является основным механизмом перестройки частоты излучения и лежит в основе их применения в спектроскопии высокого разрешения и газоанализе. Другим положительным тепловым эффектом является возникновение температурного оптического волновода при разогреве активной области в полупроводниках с отрицательным температурным коэффициентом ширины запрещенной зоны ¡3 = ¿Ед/дТ < 0. С этим эффектом связаны долговременные задержки начала генерации и повышение рабочей температуры диодных лазеров с относительно слабым волноводом на основе соединений А3 В5 при импульсном возбуждении [1]. Однако в халькогенидах
свинца с их аномальным положительным ß dn/dT — (dn/dEg)(dEg/dT) < 0 (где n показатель преломления), что должно приводить к дефокусировке излучения и ухуд-шению условий генерации. Тем не менее, в диодных лазерах на PbSxSeнаблюдаю ! ся длительные задержки начала генерации и уменьшение порогового тока Ith по мер« разогрева при увеличении длительности импульса тока в микросекундном диапазон' [2]. Эти факты могут быть количественно объяснены возникновением термоупругою волновода при неоднородном разогреве активной области вследствие высокой тензо-чувствительности и низкой теплопроводности халькогенидов свинца [2]. В работе [3] методом двойных импульсов показано, что генерация изучения в исследованных ди одах действительно определяется градиентами температуры (grad Т) в направлении, перпендикулярном плоскости активного слоя.
Необходимо отметить, что представленные в [2] и [3] результаты относятся к приме няемым в спектроскопии лазерным диодам с относительно малыми последовательными сопротивлениями пассивных областей Rpsas = р(Н — d)/WL, соответствующими расстоянию между контактами H = 130 — 150мкм, ширине резонатора W ~ 100 — 200 ик и и длине резонатора L ~ 300 — 600 мкм. Здесь р - среднее значение удельного сопротивления пассивных областей, d = Ln + Lp - толщина активной области, Ln и Lp длины диффузии электронов и дырок. В этих случаях при I < Ith приложенное к дио ду напряжение (за вычетом падения напряжения на контактах) падает в основном на р-п-переходе, что приводит к локальному тепловыделению (главным образом за сче т безызлучательной рекомбинации инжектированных носителей) и разогреву активной области.
В данной работе с целью уменьшения влияния grad Т в направлении, перпендикулярном плоскости р-п-перехода, и выявления влияния grad Т в плоскости активного слоя на генерацию излучения были использованы лазерные диоды с относительно большими B's". Для этого были изготовлены нестандартные диоды с большими H (до 500 мкм), а также структуры полоскового типа с W ~ 30 — 60 мкм. Длина резонатора при этом сохранялась прежней. В этих диодах становится существенным джоулев раю грев пассивных областей, следствием чего является более однородное температурное поле в окрестности активной области. Это позволяет выявить новый механизм генерации излучения, связанный с возникновением оптического волновода в плоскости активно го слоя из-за неоднородности ее разогрева, сопровождаемой перераспределением тока по поперечному сечению диода вследствие локального понижения напряжения на р-п-переходе.
Риг. 1. Зависимости интегральной интенсивности излучения Ф от времени I диода из (IV = 45мкм, // = 315л«?с.м) при длительности импульсов = 15лкс дли токов (в порядке возрастания Ф): 1,6 А, 1,7 А, 1,8 А, 1,83 А, 1,85 А, 1,87 А. 1.89 А. Т = 77 А', частота повторения импульсов 20 Гц.
На рис. 1 показана зависимость интегральной интенсивности излучения Ф от времени I. в течение импульса тока длительностью tp = 15мкс для лазерного диода с Н = 315мкм, W = \Ъмкм, L = 440 мкм. Видно, что в диоде при I > 1,8/1, начиная с конца импульса, развивается генерация излучения. Однако механизм ее возникновения отличен от выявленного в [3] механизма генерации, связанного с grad Т в направлении, перпендикулярном плоскости активного слоя. Теперь генерация возникает на фоне уменьшения допорогового излучения со временем. Это резко контрастирует со случаем малых , когда Ф(£) растет в силу роста оптического ограничения в направлении, перпендикулярном плоскости активного слоя [3]. В данном случае при плотности тока .1 ~ 10:i А/см2, соответствующей порогу инверсной населенности в подобных структу pax при 77 джоулев разогрев пассивных областей приводит к гладкому профилю температуры в направлении, перпендикулярном плоскости активного слоя, уменьше шло оптического ограничения и росту потерь излучения, основным источником кото-
рых в диффузионных лазерах служит поглощение на свободных носителях в сильно легированных пассивных областях. Это затрудняет достижение генерации и ведет к росту .J,h.
Рис. 2. Зависимости относительного изменения тока AI(tp)/I0 в конце импульса длительностью Lj, от /0 = /(1 мке) для диода с II — 315 мкм, W = 45 мкм при tp = 3 мке (1) и 1р = 15 мке (2) и для диода с II = l.'lO мкм, W = 190 мкм при 1р = 3 мке (3). Стрелками указаны значении пороговых токов.
О сильном разогреве пассивных областей свидетельствует и форма импульсов тока. При малых токах форма импульса тока соответствует прямоугольному импу гьс\ напряжения. По мере увеличения напряжения генератора форма импульса тока, начиная с I ~ 1 мке, искажается. На рис. 2 представлено относительное изменение тока в конце импульса AI(tp)/I0 = [I(tp) — /о]/Л>, (где /0 - значение тока при I = [мке) в зависимости от /о для двух значений tp. Изменениям I(t) соответствуют нротивофаз пые изменения падения напряжения на диоде V(t), так что А/(/о,/) < 0 отвечает росту сопротивления диода по мере его разогрева. Исследованным в [2] и [3] лазерным диодам, у которых вплоть до / = Ith форма импульса тока остается близкой к прямоугольной
при < 1 5мке, на рис. 2 отвечает Д/(/0,/) = 0. Однако это наблюдается лишь на диодах этойтерии (// — 130 — 150 м кл) с полными последовательными сопротивлениями Я*, включающими сопротивление контактов Яс, Яв = Яр5а" + Яс — Яс, в диапазоне ~ 0.2 — 0. 5 Ом. Неличины Я$ почти полностью определяются сопротивлением контактов. поскольку даже при азотных температурах Яр3ая ~ 10_3 Ом. При < 0,1 Ом уже при относительно малых допороговых токах /0 (тем меньших, чем меньше /?>•) наблюдается рост тока в течение импульса, сопровождаемый ростом интенсивности излучения. На рис. 2 для иллюстрации приведена зависимость Д/(/0)//о для диода с Я$ — 0, 08 Ом при 1р = 3 м. КС.
Анализ зависимостей Д///0 как функций 10, I и совместно с люкс-амперными характеристиками позволяет выявить новый механизм генерации излучения в диодных лазерах, связанный с неоднородным разогревом в плоскости активного слоя. Такая неоднородность существует- даже при однородном по сечению диода тепловыделении при прохождении тока в силу теплоотвода в окружающую среду через торцевые грани. В обычных условиях (жидкий хладоагент без принудительной конвекции или газообразная среда) цгах! У в плоскости активного слоя невелик и имеет максимальную величину в момент времени I — И<'2/&а, определяемый диффузией тепла на расстояние И /2 (а коэффициент температуропроводности). Однако, как будет показано, неоднородность распределения температуры в плоскости активного слоя может сильно увеличиться за сче т эффекта самораспределения тока (СРТ) в диоде.
' )ффект СРТ. помучивший это название в работе [4], впервые был рассмотрен в связи с проблемой растекания тока в полосковых гстероструктурах [5]. Эффект заключается во влиянии электрического поля в плоскости активного слоя, возникающего при про ст ране, твенно неоднородном распределении напряжения Уа на р-п.-переходе. на ток ин жекции. В лазерном диоде Уа определяется разностью квазиуровней Ферми в активной области и при не слишком большой степени вырождения инжектированных носителей аппроксимируется выражением [6]
К = Ея/е + (¿7Уе){21п[ЛУ(Л'сАгИ1/2] + Л,(1/Ас + 1/ЛГ„)ЛГ},
где Л концентрация инжектированных носителей, Л'с и Л> - плотности состояний в зоне проводимости и валентной зоне при температуре Т, е - элементарный заряд, .4] ~ 0,3536 коэффициент поправочного члена Ферми - Дирака первого порядка.
До сих пор при рассмотрении эффекта СРТ причиной неоднородного распределения \''„(у) (у - координата в плоскости активного слоя вдоль И'") служила зависимость
Л'(//), обусловленная либо наличием полоскового контакта, либо "выжиганием инверсии" локальным уменьшением N = дт (д - скорость накачки) за счет уменьшения времени жизни т инжектированных носителей при наличии стимулированного излучения лазерной моды [4]. Самораспределение тока приводит к локальному увеличению его плотности в области минимума К,(у), выравниванию напряжения по р-п-переходу и концентрации инжектированных носителей в меру малости Rs- В результате этого CP I противодействует "выжиганию инверсии", способствуя стабильности модового режим; №
В простейшем одномерном приближении (нет »/-компонент тока) плотность тока ./(</) в соответствии с [7] можно записать, локально применяя закон Ома. в виде
J(y) = [V - Va{y)]/р*Н~, (2)
где V - приложенное к диоду напряжение, р" - эффективное удельное сопротивление более высикоомной пассивной части диода толщиной Н" = Н — h — d с учетом сопротивления контак та к ней. Здесь h << Н — h - расстояние от /j-п-перехода до ближайшего контакта, определяющее последовательное сопротивление низкоомной пассивной части диода, влиянием которого на перераспределение потенциала при СРТ пренебрегаю т [4, 5. 7]. Рассматривая трубки тока по аналогии с [4], легко показать, что в этом приближении
р- = р+ RcWL/H". (3)
Как показано в [7], решение (2) служит хорошим приближением более точного решения, учитывающего перераспределение под влиянием Va(y) потенциала V(x, y) (z координата в направлении, перпендикулярном р-n-переходу) в высокоомной пассивной части диода, в случае малых плавных вариаций Va(y), особенно при H'/W « 1.
Анализ показывает, что пространственно неоднородное распределение температуры Т„(у) в плоскости активного слоя может служить источником СРТ. Исходя из dVa/dT = OVJOT + {dVjdN){dN/dT)(dT/dT) и используя (1), (2) и соотношение N = Jr/td [8], находим
d(eVa) = 0/k + 21п(N/Nc) ~ 3 - AjN/Nc + 2АгГ(1 + A,N/Nc)d(\nT)/d(kT) d{kT) ■ 1 + 2kT{\ + AXNINc)t/Nе2p'dH"
где 3 — дЕд/д'Г. Здесь вследствие зеркальной симметрии с- и и-зон в халькогенидах свинца принято Nc = Nv-
Знак и величина dVa/dT в решающей степени зависят от д(\пт)/дТ. Для лазерных структур на основе халькогенидов свинца основными механизмами рекомбинации.
определяющими г (г 1 = J2T, )> являются излучательный (гг), Оже (тА) и связанный
>
с дефектами (т^) [9]. В зависимости от концентрации носителей вклад различных механизмов в г меняется. Однако для определения dVa/dT важна скорость изменения т(Т), поскольку
¿(In r)/dT = -т[дт~1/дТ + дт^/дТ + дт^/дТ]. (5)
И злу нательное время жизни слабо зависит от температуры: в невырожденном случае тг ~ Е]'2Т3'2 [9] и тг ~ Е~1 при сильном вырождении [9]. В промежуточной области при слабом вырождении, характерном для режима генерации в халькогенидах свинца, тт, по-видимому, почти не зависит от Т, поскольку дЕд/дТ > 0.
При рекомбинации инжектированных носителей на уровнях дефектов с tj = exp(ET/kT)/ap{n)Nv{C)(T) [9]
д(1пт)/дТ = -(3/2 + Ег/кТ)Т~1. (6)
Здесь в случае PbSe при Т < 100 А' Ет ~ 20 — 50 мэВ - энергия ионизации рекомбинаци-онных уровней, отсчитанная от ближайшей зоны, ap(n) ~ (Ю-19 — Ю-20) см2 сеч(-ния захвата неосновных носителей на эти уровни в п- и р-частях р-п-перехода. Предпола-гается, что ар(п) не зависят от температуры. Для 77 К при ¡3 = 4 • 10~4 эВ/К [10] и Л ~ Nth — Nc(77K) — 2,9 • 1017 см~3 числитель в правой части (4) при этом механизме рекомбинации отрицателен и составляет по абсолютной величине от 9 до 24. Поэтому Va действительно уменьшается с ростом Т. При этом основной вклад в это уменьшение дает зависимость т(Г), a. не рост плотностей состояний Nc и Ay ~ Г1,5.
Не меньший вклад в уменьшение Va с ростом Т дает Оже-рекомбинация, поскольку та ~ cxp[(mt/mi)Eg/2kT] [11], где mt и т; - поперечная и продольная эффективные массы (mt/rni ~ 0,5 для PbSe).
Следствием рассмотренных температурных зависимостей тг, тА и tj является наблюдаемое уменьшение внутренней квантовой эффективности излучения т/, = т/тг с ростом температуры [12].
Принципиально важно, что при dVa/dT < 0 мощность, рассеиваемая в активной области, Р = VaI(1 — »/,•) = Va(V — Va)(l — T]i)LW/p*H", а следовательно, и температура активной области Та растут при убывании Va, если I < I'. Исследование функции P(Va) на экстремум с учетом V = Va + IRs дает
vadVi/dT '•-1
(1 -T,i)dVa/dT
Поскольку (%/(/Т и ¿Уа/в,Т имеют один знак (отрицательный), I* растет нелинейно с ростом инжекции, определяемой Уа, и дополнительно увеличивается при достижении порога инверсной населенности, когда гц начинает расти. Таким образом возникает положительная обратная связь между самораспределением тока и температурой актив ной области: локальный разогрев активной области, сопровождаемый уменьшением 1 . вызывает локальный рост плотности тока и выделяемой мощности, что, в свою очередь. увеличивает Та, дальнейший рост .1 и т.д. В диоде возникает неустойчивость, при которой экспоненциально во времени нарастают амплитуды фурье-компонент воз мутений плотности тока, и температуры в плоскости активного слоя. Обычно рост амплитуды возмущений при развитии неустойчивости ограничивается каким-либо не линейным эффектом [13]. Как будет показано, в данном случае причиной ограничения роста перераспределения тока является генерация стимулированного излучения, в ре зультате чего резко уменьшается тепловыделение в активной области и, следовательно, положительная обратная связь.
Причиной возникновения генерации является флуктуация показателя преломления в плоскости активного слоя Дгг(у) = ^АТ(у) при ^ > О, приводящая к фокусировке излучения и образованию оптического волновода (канала генерации). Выражение для температурной дисперсии показателя преломления, зависящей от частоты и, можно записать в виде.
¿п(и) дп дЕд дп{ 1/) дЕп дп(и) дЕр дп да дп дN с1Т = ~дЩ ~дТ + 0Еп ~дТ + дЕр ~Иг + д^дТ + Ш'дТ'
Для получения ¿п/(1Т > 0 должен быть с запасом перекрыт отрицательный вклад аномальной для халькогенидов свинца дЕд/дТ > 0. Как показано в [2], в определенных кристаллографических направлениях для этого достаточно термоупругого вкла да (дп/да)(да/дТ), где а биаксиальное напряжение. Уменьшение энергий Ферми электронов (Еп) и дырок (^р) в зоне проводимости и валентной зоне при разогреве (дЕп(р)/дТ < 0), а также уменьшение при этом степени заполнения электронами зон ниже Еп и Ер, приводит к ¿п/вТ > 0 для энергий квантов Ни" < Еэ + Еп 4- Fp, отражая влияние сдвига Бурштейна - Мосса на коэффициент поглощения а и, согласно соотношению Крамерса - Кронига, на п [14]. Локальное уменьшение концентрации инжек тированных носителей при локальном разогреве активной области за счет увеличения темпа безызлучательной рекомбинации также способствует локализации излучения, нескольку дn/дN < 0 [8]. При этом нужно учитывать, что СРТ сглаживает профиль так как ¡\(у) ~ .1{у) и т(у) изменяются в нротивофазе. Предельное СРТ соответствует
выравниванию напряжения и концентрации инжектированных носителей в плоскости р-п-перехода. Однако это состояние практически недостижимо из-за конечности /?5 и нелинейных эффектов. Поэтому вклад ^(г/) в п(у) может быть заметен, если учесть, что значения ()п/д.\[ в халькогенидах свинца довольно велики. Так, для РЬЯе при 80 К дп/дМг. ~ —Ю-19 см3 [15] и более чем на порядок превышает соответствующее значение для Со. Л.я [8].
Какая из этих трех составляющих положительного вклада в Ап(Т) доминирует зависит в общем случае от материала, типа структуры, геометрических параметров и в значительной степени от последовательного сопротивления диода.
Используя выражения (2) и (4), относительное пиковое изменение плотности то ка Д./(,/0, ¿)/./0, связанное с самораспределением тока при неоднородном разогреве в плоскости активного слоя, можно представить в виде
Д./
Л 1 + е
3 + ЛхТУ/^с-21п(Л7ад3(1пт)
+ дТ
&тгх(у)
То
-[д(\пр')/дТ]АТ3Ы, (9)
где АТ™ах = Д7о(7,1,уо) ~ максимальный разогрев решетки в плоскости активного слоя при у = уо, ДГ5Ы ~ усредненный вдоль направления протекания тока разог рев более высокоомной части последовательного сопротивления толщиной Я", N — ./о7о/е(/. Параметр е в (9)
2£Г'(1/-/Уо + А^с)т0 С = -2 .гг. ,--(10)
сгрщп а
характеризует эффект самораспределения тока в конкретной структуре.
Полученное выражение (9) качественно объясняет представленные на рис. 2 завис и мости. Наблюдаемые при малых токах на диодах с большими Н отрицательные значения величины Д^/^о, растущие по абсолютной величине с ростом Jo и ¿р, отражают факт разогрева последовательного сопротивления ATs(J■,t), поскольку д(\п р*)/дТ > 0. Прекращение уменьшения и рост AJ/Jo (со сменой знака при малых tp) при увеличении Jo свидетельствуют о преобладающем положительном влиянии на Д.7 эффекта СРТ. когда степень неоднородности разогрева в плоскости активного слоя становится достаточно большой.
Подтверждением адекватности предложенной модели возникновения генерации излу чения служит характер изменения Д7/.7о в околопороговой области. При приближении к скорость роста Д.//./о с ростом </0 замедляется, обращаясь в нуль вблизи При •Уо > -Л/г AJ/Jo уменьшается с ростом Jo, причем скорость этого уменьшения прямо
коррелирует с: величиной дифференциальной квантовой эффективности rjext = е(дФ/д[). зависящей от времени (кривые 1 и 2 на рис. 2). Такое поведение A.J/J0 объясняется уменьшением доли подводимой к р-п-переходу энергии, идущей на разогрев активной области Л/„, при наличии стимулированного излучения, а также дополнительным к тепловому уменьшением т с соответствующими (5) и (9) уменьшениями д(\т\т)/дТ и A.J/.J0. Таким образом, из электрических измерений в условиях СРТ может быть определен порог генерации и оценена величина T¡ext.
Представленная на рис. 2 зависимость AJ/Jo для Rs - 0,08 Ом иллюстрирует влияние последовательного сопротивления диода на СРТ и генерацию излучения. В этом случае уже при относительно малых J наблюдается рост J(t) (AJ > 0) и рост интенсивности излучения вызванные самораспределением тока в диоде. Рост Ф(.У. /.), коррелирующий до ,У < Jth с ростом A.J(.J0. /.), отражает рост оптического ограничения в плоскости активного слоя. Оптическое усиление в этом случае двумерного оптического ограничения можно представить в соответствии с [16] в виде
g(J,t) = rx(J,t)Ty(J,t)g0(N,t), (11)
где Г., и Гу параметр оптического ограничения соответственно в направлении, перпендикулярном плоскости р-п-перехода, и в плоскости активного слоя, д0 модовое материальное усиление, уменьшающееся с ростом t из-за роста Т и уменьшения Л. Величина Г(/ служит мерой локализации излучения в каналах генерации и коррелирует <
4<rt-
Наблюдаемое на рис. 1 развитие генерации на фоне убывания допорогового излучения со временем, характеризуемое большой величиной 7/exí, свидетельствует о сильном нелинейном росте Гу. Это проявление имеющей место в диоде неустойчивости одно родного распределения плотности тока и температуры в плоскости активного слоя и образования каналов (канала) генерации. В этом случае в условиях ослабления Гг и увеличения потерь за счет сильного разогрева пассивных областей (в силу выбора значений /У, W, Re и tp) Jth = 9 к А/см,2, что достаточно велико по сравнению со средними значениями. Кроме роста Гу за. счет увеличения ./¡/,. достижению генерации способе гву ет малая величина И , поскольку определяющая величина AJ согласно (9). (10) и (3) при соблюдении неравенства рН~ « WLRc пропорциональна .Уо/WLRe■
Соотношение между Гу и Гх, влияющее на степень фокусировки излучения в канатах и ijr,ri. зависит от Rs и Jth- На рис. 3 схематически представлены зависимости Г,,(/>'-,) и ГУ lis) для диодов со слабым разогревом пассивных областей (Я = 130 мкм.
10
,-(m+l)
10
-ш
0.1 0.2
0.5 1 Ro. Ом
Рис. 3. Схематические зависимости параметров оптического ограничения Гг (1) и Ту (2) от величины последовательного сопротивления диода для случая слабого разогрева пассивных областей.
W ~ 200 мкм., 1.р = 7 мке) при J0 = jth для Rs — 0.3 Ом. Показатель степени т здесь, по-видимому, близок к единице. Уменьшение Гг с ростом Rs вызвано обсуждавшимся разогревом последовательного сопротивления. Здесь в области доминирования Ту (Rs < 0, 1 Ом) также, как и в случае, соответствующем рис. 1, наблюдаются большие величины f]exti свидетельствующие о сильном оптическом ограничении излучения в плоскости активного слоя.
Для вычисления Гy(Rs), Гx(Rs) и количественного сравнения экспериментальных зависимостей AJ/Jo с расчетными необходимо знать нелинейную зависимость Д7'„(.У./.. х.у, Rs), возникающую из-за положительной обратной связи между Та и самораспределением тока, контролируемым Rs. Задача нахождения АТа. требующая совместного решения скоростного уравнения, связывающего N(t) с J(t), и уравнения баланса энергии, на этом этапе не рассматривалась.
Следует отметить, что согласно (9) и (10) рассмотренные эффекты должны очень сильно проявляться в гетероструктурах в силу малости Н (~ нескольких микрометров) по сравнению с Н для диффузионных лазеров (~ 100 мкм) и малой толщины активной
области в гетеролазерах d 1 мкм) по сравнению с d ~ 10 м.км в гомоструктурах.
Все сказанное относительно формирования каналов генерации в диффузионных лазерах на основе халькогенидов свинца в полной мере и с еще большим основанием относится к диодным лазерам на материалах с обычным отрицательным температурным коэффициентом ширины запрещенной зоны, поскольку при этом дЕд/дТ < 0 дает дополни тельный вклад в уменьшение напряжения на р-п-переходе при разогреве актив ной области и рост эффекта самораспределения тока. Кроме того, в этих случаях при дп/дТ > 0 увеличивается степень фокусировки излучения в каналах генерации.
Таким образом, показано, что неоднородное распределение температуры в плоскости активного слоя диодных лазеров, сопровождаемое локальным уменьшением напряжет! и я на р-п-переходе и перераспределением тока, приводит в силу наличия в определенной области токов положительной обратной связи к развитию температурно-токовой неустойчивости и усилению во времени флуктуаций показателя преломления, служащих каналами генерации излучения. Установлено, что возникновение стимулированного излучения является нелинейным процессом, ограничивающим развитие неустойчивости. Выяснено влияние геометрических факторов и последовательного сопротивления диода па степень оптического ограничения излучения в каналах и динамику генерации.
В заключение автор выражает благодарность Е. Г. Чижевскому за изготовление лазерных диодов и А. П. Шотову за обсуждение результатов работы.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проект 97-02-17742), МНТП 020/1 "Лазерная физика и нелинейная оптика" (проект N 4.6) и ФЦП "Интеграция" (проект '"Фундаментальная оптика и спектроскопия").
ЛИТЕРАТУРА
[1] N unes F. D., Р a t е 1 N. В., Ripper J. Е. IEEE J. Quantum Electron., 13, 675 (1977).
[2] M у p а ш о в M. С., Ш о т о в А. II. Квантовая электроника, 22, 1255 (1995).
[3] Мурашов М. С., Ш о т о в А. П. Краткие сообщения по физике ФИАН. N 3-4, 93 (1997).
[4] Е л и с е е в П. Г., Д р а к и н А. Е. Квантовая электроника, 23. 307 (1996).
[5] J о у с е W. В. J. Appl. Phys., 51, 2394 (1980).
[6] J о у с е W. В., Dixon R. W. J. Appl. Phys., 49, 3719 (1978).
[7] Champagne Y., McCorthy N. J. Appl. Phys., 72, 2110 (1992).
[8] К л и с е е в П. Г. Введение в физику инжекционных лазеров. М., Наука. 1983.
[9] Z о g g И., Vogt VV., Baumgartner W. Solid State Electron., 25. 1147 (1982).
[10] P а в и ч Ю. И., Ефимов Б. Л., Смирнов И. А. Методы исследования полупроводников в применении к халькогенидам свинца PbTe, PbSe. PbS. М. Наука, 1968.
[11] К m tage Р. 11. J. Appl. Phys.. 47, 2565 (1976).
[12] Зол о то в С. II., Юно вич А. Э. ФТП, 20, 263 (1986).
[13] Б о н ч - Б р у е в и ч В. JI., Звягин И. П., Миронов А. Г. Доменная электрическая неустойчивость в полупроводниках. М., Наука, 1972.
[11] М о с с Т. Оптические свойства полупроводников. М., ИЛ, 1961.
[15] В я т к и и К. В., 111 о г о в А. П. ФТП, 14, 1331 (1980).
[16] С h afouri-Shiras, Таи Р. W. Semicond. Sei. Technol., 11. 1443 (1996).
Поступила в редакцию 23 октября 1998 г.
