Полупроводниковые лазеры. Инжекционный лазер, конструкция, принцип действия. Гомои-гетеро – структуры ППЛ. Параметры и характеристики ППЛ

ЛЕКЦИЯ_10.- 4часа (17.04- 24.04) ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ. ИНЖЕКЦИОННЫЙ ЛАЗЕР, КОНСТРУКЦИЯ, ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ. ГОМОИ-ГЕТЕРО – СТРУКТУРЫ ППЛ. ПАРАМЕТРЫ И ХАРАКТЕРИСТИКИ ППЛ. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ЛАЗЕР. (Материалы из энциклопедии, стр.355 – 361) 10.1.ПОЛУПРОВОДНИКИ КАК РАБОЧЕЕ ВЕЩЕСТВО ДЛЯ лазеров привлекли к себе внимание исследователей, во-первых, возможностью создания лазеров в широком диапазоне длин волн — от далекой инфракрасной области до ультрафиолeвого диапазона, во-вторых, возможностью достижения очень высокого кпд генераторов света, близкого к 100%. Обе эти воз­можности связаны с особенностями энергетического спектра элек­тронов в полупроводниках. Первые ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ были созданы, когда уже работали и газовые лазеры, и твердотельные (рубиновые и др.) лазеры, хотя оптические и электрические свойства полупроводников были изучены давно. Тот факт, что ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ были созданы позже, объясняется технологическими трудностями при изготовлении нужных полупроводниковых материалов, которые были преодолены лишь годы спустя. Основы теории ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРОВ были заложены в работах Н. Г. Басова и сотрудников за несколько лет до запуска первого ПОЛУПРОВОДНИКОВОГО ЛАЗЕРА, осуществленного в конце 1962 г. в США и в 1963 г. в СССР. В настоящее время работает большое количество ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРОВ различных типов и на разных полупро­водниковых материалах. Прежде чем перейти к их описанию, сле­дует остановиться на особенностях энергетического спектра электронов в полупроводниках. 10.1 УРОВНИ ЭНЕРГИИ ЭЛЕКТРОНОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ. Основные понятия: - разрешенные энергетические уровни - Зона проводимости - Валентная зона -Запрещенная зона Ширина запрещенной зоны — очень важная ха­рактеристика полупроводника. Она определяет как его электропро­водность, так и оптическую прозрачность. Последнее особенно существен­но для создания ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРОВ 10.2 ЭЛЕКТРОНЫ ПРОВОДИМОСТИ И ДЫРКИ. Основные понятия: электроны проводимости Дырка Генерация пар- электрон -дырка 10.3 ПОГЛОЩЕНИЕ И ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕТА В ПОЛУПРОВОДНИКАХ. Перескок электрона из ва­лентной зоны в зону про­водимости, в результате которого появляется пара — электрон проводимости и дырка, может происходить не только под действием тепловых колебаний кристаллической решетки. Он может быть вызван многими внеш­ними воздействиями на полупроводник, в частности светом. Если энергия светового кванта — фотона, равная hv (h — Планка посто­янная, v — частота электромагнитных колебаний световой полны), больше ширины запрещенной зоны: hv > ∆E , то при поглощении света полупроводником в нем будут возникать электронно-дырочные пары (рис.10. 1, а). Это явление получило назва­ние внутреннего ф о т о о ф ф е к т а. Для света с энергией кванта hv <∆E полупроводник прозрачен. Рис.10.1. Взаимодействие полупроводника со светом. А – внутренний фотоэффект. Б – спонтанная рекомбинация электорона и дырки, сопровождающаяся излучением фотона Одновременно с генерацией электронно- дырочных пар в полу­проводнике может происходить, и обратный процесс электроны проводимости могут с а м о и р о и а в о л ь и о (с п о н т а н н о) соскакивать вниз на незанятые уровни валентной зоны. При этом они заполняют пустые места (дырки) в валентной зоне, дырка и электрон проводимости исчезают — рекомбинируют. При рекомбинации электрон, перескакивая с уровня вниз через за­прещенную зону, теряет энергию. Потерянная порция (квант) энергии излучается электроном в виде фотона с энергией (рис. 10.3,б). Помимо спонтанной рекомбинации электронов и дырок, в полу­проводнике может иметь место и вынужденная рекомби­нация под действием света. Электрон может «упасть» из зоны проводимости в валентную зону не самопроизвольно, а вынужденно, если его «подтолкнет» фотон, энергия которого hv достаточно близка к разности энергий электрона и дырки. При этом будет излучен вторичный фотон, тождественный по частоте, энергии, направлению распространения и поляризации с фотоном, вызвавшим рекомбина­цию (рис.10.2). Рис. 10.3,б. Вынужденная рекомбинация электронов и дырок Это означает, что в полупроводнике при определенных условиях возможны усиление и генерация света. Основные понятия: внутренний фотоэффект Спонтанная рекомбинация Вынужденная рекомбинация 10.4 ТЕПЛОВОЕ РАВНОВЕСИЕ. Оно характеризуется некоторым равновесным коли­чеством электронов проводимости и дырок, которое определяется температурой Т и шириной запрещенной зоны полупроводника (см. Ферми распределение). При тепловом равновесии вблизи потол­ка валентной зоны всегда больше электронов, чем дырок. Поэтому несмотря на то, что при освещении полупроводника вероятность единичного акта образования электронно-дырочной пары с погло­щением фотона точно равна вероятности рекомбинации электронно-дырочной пары с испусканием фотона, общее число актов погло­щения преобладает. Это означает, что полупроводник при тепловом равновесии, как и др. вещества, способен лишь поглощать, а не усиливать свет. Основные понятия: тепловое равновесие Уровень Ферми Равновесное количество электронов и дырок 10.5 ИНВЕРСИЯ НАСЕЛЕННОСТЕЙ В ПОЛУПРОВОДНИКЕ. Для того чтобы заставить полупроводник усиливать падающий свет, а не поглощать его, необходимо сильно нарушить в нем тепловое равновесие с тем, чтобы электроны плотно заполнили область, примыкающую ко дну зоны проводимости, а дырки плотно заполнили область у потолка валентной зоны. При этом вследствие равенства вероятностей единичных актов рождения и рекомбинации электронно-дырочных пар, число актов рекомбинаций будет преобладать. Поэтому такой полупроводник будет усиливать свет за счет вынужденного испуска­ния фотонов. Состояние полупроводника, при котором большинство уровней в нижней части зоны проводимости за­нято электронами, или в верхней части валентной зоны — дырками, называется в ы р о ж д е и н ы м (вырож­дение может иметь место одновремен­но и для электронов и для дырок). Рис.10.3. Расщепление уровня Ферми на два квазиуровня э и Д ; а – вырождения нет; б – электроны и дырки вырождены В этом случае зона проводимости напоминает собой сосуд, частично заполненный жидкостью (электрона­ми). Наивысший уровень энергии μэ, до которого электроны плотно запол­няют зону проводимости, называется уровнем Ферми для элек­тронов проводимости. Чем больше электронов попало в зону проводи­мости, тем выше расположен уровень Ферми, тем больше вырождение элек­тронов в полупроводнике (рис.10. 4,). Рис.10.4 Энергетическая схема вырожденного полупроводника (вырождены электроны и дырки) Аналогичная картина наблюдается и для дырок, только и этом случае уровень Ферми для дырок μд расположен в валентной зоне и с увеличением числа дырок опускается вниз. Если в полупроводнике вырождены одновременно электроны и дырки, то расстояние между уровнями Ферми для электронов μэ, и для дырок μд, больше, чем ширина запрещенной зоны, т. е. Естественно, что при этом электроны из зоны проводимости могут «упасть» в валентную зону только на «свободные» уровни, лежащие в интервале от EV до μд, ( т. к. остальные уровни заняты электронами (не заняты дырками). Электроны из валентной зоны по той же при­чине практически могут быть заброшены в зону проводимости только на уровни, лежащие выше μэ. Т. о., если пропустить через вырожденный полупроводник свет, энергия квантов которого лежит в интервале от ОТ hvмах = (μэ — μд) ДО hvмин = (Eс - EV ) то такие фотоны не могут вызвать электронных переходов из валент­ной зоны в зону проводимости и, следовательно, не могут погло­титься в полупроводнике. В то же время эти фотоны могут «столкнуть» электроны из зоны проводимости в валентную зону, т. е. вызвать вынужденную реком­бинацию. При этом рождаются фотоны, точно совпадающие по своим свойствам с первичными. Такой полупроводник может усиливать свет в полосе частот ∆v = vмах— vмин. Ширина этой полосы опре­деляется степенью вырождения электронов и дырок полупроводника, т. е. расположением уровней Ферми электронов и дырок и шириной его запрещенной зоны Т. о., условие (10.1) необходимо для работы полупроводникового лазера. По аналогии с другими лазерами условие называется условием ИНВЕРСИИ НАСЕЛЕННОСТЕЙ, что, в известном смысле, справедливво. Действительно, при условии концентрация электронов у дна зоны проводимости, т. е. суммарная на­селенность нижней части зоны проводимости, выше, чем концентра­ция электронов в верхней части валентной зоны (т. е. населенности верхней части валентной зоны). Итак, для получения инверсии населенностей в полупроводнике, а следовательно, для усиления и генерации в нем света, необходи­мо достичь ВЫРОЖДЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ И ДЫРОК в полупроводнике, т. е. такого его состояния, когда все уровни хотя бы в небольшой полосе энергии вблизи «дна» зоны проводимости заняты электронами, а все уровни у «потолка» валентной зоны — дырками. Чем выше темпеpaтура полупроводника, тем труднее это осуществить, т. к. с по­вышением температуры электроны и дырки стремятся перейти на более высокие энергетические уровни и плотность заполнения нижних уров­ней уменьшается, оба уровня Ферми прибли­жаются к запрещенной зоне. Поэтому все ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ легче возбудить при низких температурах. Если поместить вырожденный полупро­водник, усиливающий свет, между отражаю­щими зеркалами, заставляющими родившие­ся фотоны снова и снова проходить через кристалл, создавая каждый раз новые ла­вины фотонов, то при каждом проходе по­лоса энергии родившихся фотонов будет сужаться. Причина этого заключается в том, что усиление в полосе частот ∆v неодинаково (РИС.10.5) Рис. 10.5. Коэффициент усиления света в вырожденном полупроводнике зависит от его частоты. На частоте максимального усиления рождается больше всего фотонов и при проходе свет этой частоты усиливается больше, чем свет других частот, поэтому при большом числе проходов, спустя сравни­тельно короткое время подавляющее число фотонов будет обла­дать очень близкими значениями энергии. Иначе говоря, свет, заключенный между зеркалами, станет монохромтичным. Если одно из зеркал сделать полупрозрачным, то через него будет «просачиваться» монохроматичный свет в виде остро направленного луча, т. е. мы полу­чим ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ЛАЗЕР Вырожденное состояние полупроводника удается осуществить благодаря некоторым особенностям процессов взаимодействия элек­тронов и дырок друг с другом и с колебаниями кристаллической решетки. Если в полупроводнике к. -л. образом искусственно создать неравно­весные электроны и дырки, кинетическая энергия которых боль­ше средней энергии равновесных электронов и дырок, то решетка «отбирает» у них этот избыток энергии. Электроны при этом сме­щаются ближе ко «дну» зоны проводимости, а дырки — к «потолку» валентной зоны. Этот процесс происходит очень быстро, за время t ~ 10 -10 — 10 -12 сек. С др. стороны, время, необходимое дли «встречи» электрона и дырки, при которой электрон и дырка смогут рекомбинировать, излучив фотон, значительно больше. Т. к. фотон, рождающийся при рекомбинации электрона и дырки, имеет небольшую энергию hv ~ а скорость его огромна (3 *10'° см/сек) он обладает ничтожно малым импульсом. Поэтому закон сохранения импульса требует, чтобы электрон и дырка перед актом рекомбинации имели почти равные импульсы, отличающиеся на величину им­пульса фотона (импульсы электрона и дырки противоположны по зна­ку). Иными словами, рекомбинация произойдет только тогда, когда встретятся электрон проводимости и дырка, импульсы которых почти равны. Естественно, что такие встречи происходят значительно реже, чем столкновения электронов и дырок с произвольными импульсами. Это обусловливает сравнительно большое время жизни неравновесных электронов проводимости и дырок (в зависимости от природы полупроводника ~- 10 -3 — 10 -5 сек). В результате, если в полупроводнике появились каким-то обра­зом новые неравновесные электроны и дырки, то прежде всего они придут в равновесие с тепловыми колебаниями кристалла и толь­ко после этого будут рекомбинировать друг с другом. Это и даст возможность искусственно перебросить в зону проводимости столько электронов и дырок, что они, не успев рекомбинировать, скопятся - электроны у дна зоны проводимости , а дырки у потолка валентной зоны плотно заполнив там все уровни. Именно эта важная особенность взаимодействия электронно-ды р о ч ного газа с колебаниями решетки позволила создать ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ. Основные понятия: Вырожденный полупроводник Инверсия населенностей 10.6. Инжекционный лазер (штатная лекция) В инжекционных лазерах используется p-n -переход, образованный вырожденными полупроводниками с разным типом электропроводности. Если взять два полупроводника п- и р-типов, в которых электроны и дырки вырождены, и соединить их (рис. 10.6), п-область р-область Рис. 10.6. Энергетическая схема р-n-перехода в момент соединения полу­проводников р- и n-типа. то в месте их соединения или p-n— переходе, может быть выполнено условие инверсии населенностей: Часть электронов проводимости из n-области очень быстро перей­дет в р-область, а часть дырок из р-области — в n-область. В про­цессе этого перехода электроны и дырки будут рекомбинировать друг с другом, излучая фотоны. Эти фотоны не могут поглощаться в р-n-переходе, а следовательно, свет будет усиливаться до тех пор, пока выполняется условие Однако это усло­вие будет выполнено в области перехода только в первый момент присоединения полупроводников. Через небольшое время движе­ние электронов и дырок прекратится. Они перераспределятся по энергетическим уровням и придут в равновесие друг с другом. Уровни Ферми в р- и n-областях совместятся (рис. 10.7), а в области р-n-перехода исчезнет одновременное вырождение электронов и дырок, а следовательно, и инверсия населенностей. Рис. 10.7. Энергетическая схема р-n-перехода после установления равно­весия. Для того чтобы снова создать инверсию населенностей в р — n-переходе, т. е. добиться, чтобы уровни Ферми в n- и р-областях снова разошлись на расстояние, большее ширины запрещенной зоны нужно приложить к переходу электрическое напряжение V, как показано на рис.10.8. При этом через р-n-переход потечет электрический ток, состоящий из двух компонент: электронов и дырок, двигающихся навстречу друг другу. Рис.10.8. Энергетическая схема р — n-перехода при наложении напряжения V,е — заряд электрона. . Эти два потока частиц встречаются в тонком слое перехода и рекомбинируют, излучая свет. Т. к. встречные потоки частиц будут поддерживать в переходном слое концентрацию, достаточную для вырождения электронов и дырок, то при этом условие будет выполнено. Это означает, что при освещении р — n -перехода число вынуж­денно испущенных фотонов будет превышать число фо­тонов поглощенных. Условие инверсии в р — n- переходе выполняется с тем большим запасом, чем выше элект­рическое поле в переходе, т. е. чем больший ток проте­кает через переход. Минимальный ток, при котором вынужденное излучение сравнимо с поглощением (потерями) света в p-n-переходе, называется пороговым током. Если ток, пропускаемый через p-n- переход, больше порогового, то p-n-переход является усиливающей средой для света, распространяющегося в плоскости p-n-перехода. Для по-­ лучения генерации нужно ввести обратную связь, т. е. р — n-переход нужно поместить между зеркалами. В полупроводнике роль зеркал обычно выполняют гладкие грани самого полупроводникового кристалла. При некотором пороговом напряжении (пороговом токе), когда вынужденное излучение, вызванное спонтанным излучением, достаточно для компенсации потерь света в материале полупроводника и в отражающих поверхностях, наступит генерация. Таким образом, p-n-переход при малых токах является источником спонтанного (рекомбинационного) излучения (светодиод). а при токах более порогового - источником когерентного излучения (лазер) рис.10.9. Пороговый ток сильно зависит от температуры и концентрации примесей. Понижение температуры облегчает вырождение полупроводника и, следовательно, уменьшает пороговый ток. Широкое распространение получил инжекционный лазер на основе вырожденного арсенида галлия (GaAs), конструкция которого показана на рис. 10.10. Две грани полупроводника перпендикулярны плоскости p-n-перехода и образуют после полировки зеркала резонатора. Две другие грани наклонены к плоскости p-n-перехода, чтобы не создавать в этом направлении условий для самовозбуждения. Размеры сторон полупроводника порядка нескольких десятых долей миллиметра. Излучение выходит из узкой области p-n-перехода перпендикулярно параллельным граням полупроводника. Излучение инжекционного лазера имеет большую угловую расходимость вследствие дифракционных явлений в резонаторе. Пусть толщина области p-n-перехода, в которой происходит генерация, =1 мкм, а расстояние между зеркалами L = 0,1 мм. Оценки показывают, что для этого примера угловая расходимость составляет 5...60. Однако в другой плоскости (в плоскости p-n-перехода) угловая расходимость значительно меньше (примерно 1°) из-за большего размера области излучения. Спектр излучения инжекционного лазера зависит от выходной мощности, которая, в свою очередь, определяется плотностью тока через p-n-переход. Когда плотность тока незначительно превышает пороговую плотность тока, имеется только одна мода с шириной линии излучения около 0,05 нм и длиной волны  = 0,84 мкм, соответствующей ИК-диапазону. С ростом плотности тока число мод увеличивается. Частота генерируемых мод зависит от температуры, так как последняя влияет на коэффициент преломления кристалла и ширину запрещенной зоны. При изменении температуры возможен «переход» от одной моды к другой. Поэтому долговременная стабильность частоты оказывается гораздо меньше, чем у газовых лазеров. Следует отметить, что излучение инжекционных лазеров поляризовано. Обычно инжекционные лазеры работают в импульсном режиме, при этом максимальная мощность в импульсе ограничивается перегревом кристалла и зависит от рабочей температуры и длительности импульса. Наибольшая импульсная мощность при температуре жидкого азота в лазерах на GaAs составила 100 Вт при длительности импульсов примерно несколько микросекунд и частоте следования до 10 кГц. Основным достоинством инжекционных лазеров является возможность модуляции излучения изменением напряжения на p-n-переходе. Коэффициент полезного действия полупроводникового лазера , определяемый как отношение мощности генерируемого излучения к мощности накачки, в первом приближении может быть определен формулой =внутрDE0 /qU0 , где hвнутр - внутренний квантовый выход рекомбинационного излучения. Он учитывает то, что не все электроны рекомбинируют с излучением кванта света (излучательная рекомбинация), а часть электронов рекомбинирует без излучения кванта света (безызлучательная рекомбинация). Отношение DE0/qU0 учитывает то обстоятельство, что энергия полученного кванта света приблизительно равна ширине запрещенной зоны DE0, а энергия, которую нужно затратить, чтобы ввести из внешней цепи электрон и дырки, равна qU0. Правильный выбор степени легирования и использование чистых материалов позволяет получить hвнутр близким к единице, поэтому КПД инжекционных лазеров теоретически должен быть также близким к единице. У реальных лазеров он меньше. Это объясняется следующими причинами. Во-первых, часть электронов, двигающихся в p-n-переходе, вследствие большой длины свободного пробега проходит активную область, не участвуя в создании вынужденного излучения. Во-вторых, генерируемое световое излучение распространяется не только в активной области, но и рядом с ней, где отсутствует инверсия населенностей, и, следовательно, происходит поглощение излучения. Кроме этих причин имеется потеря мощности источника питания, связанная с прохождением тока через области и контакты. Тем не менее у лазеров, изготовленных из арсенида галлия, при охлаждении жидким азотом получен КПД 70...80 %. Особенностью полупроводниковых лазеров является сильная зависимость от температуры КПД и мощности. Это объясняется рядом причин. Во-первых, с ростом температуры растет доля безызлучательной рекомбинации, что приводит к снижению hвнутр, во-вторых, снижается разность населенностей уровней. Ж.И.Алферовым предложены инжекционные лазеры на основе гетеропереходов (гетеролазеры), имеющие высокий КПД. В этих лазерах для создания переходов используются полупроводниковые материалы с различной шириной запрещенной зоны. В отличии от p-n – перхода, образованного изменением концентрации примеси в одном полупроводниковом материале, что называется гомопереходом, гетеропереходом называют переход, образованный полупроводниками различной физико-химической природы, т.е. полупроводниками с различной шириной запрещенной зоны. Однако серьезной проблемой на пути реализации преимуществ гетеропереходов является наличие технологических трудностей со­здания бездефектной границы в гетеропереходах. На рисунке 10.11 приведена структура полупроводникового лазера и энергетическая схема в присутствии внешнего прямого напряжения U. Через p-n-переход инжектируются электроны из n-области 1 в активную область 2, где происходит излучение фотонов с энергией hν. Переход типа р-р+ между р-областью 2 и р+ -областью 3 создает барьер для электронов, попавших в активную область 2, и способствует накоплению электронов в этой области. Однако при малых уровнях инжекции присутствует только спонтанное излучение, поскольку имеются такие мешающие факторы как поглощение в среде, затрата подводимой энергии на разогрев кристалла, краевые эффекты, неидеальность зеркал резонатора. Лазерный эффект достигается при определенных пороговых значениях тока через переход. Начиная с этих значений полоса излучения значительно сужается. Кроме этого были разработаны также гетеролазеры с полным внутренним отражением света с обеих сторон от активного слоя, лазеры с двойной гетероструктурой, или ДГС-лазеры. В этих лазерах удалось существенно понизить плотность порогового тока и получить большой КПД, что позволило при комнатной температуре осуществить режим непрерывного излучения, который был ранее возможен только при температуре жидкого азота. В ДГС-лазерах на основе GaAs-GaAIAs при комнатной температуре получена плотность порогового тока менее 1 кА/см2. Особенностями гетеролазеров являются высокий КПД, удобство возбуждения, малые габариты. Путем изменения концентрации примесного алюминия от 0 до 30 % в AlxGa1-xAs можно изготовлять лазеры с различной длиной волны излучения в пределах 0,9...0,68 мкм. Преимущества полупроводниковых лазеров заключаются также в простоте модуляции излучения, осуществляемой изменением тока накачки. Недостатки полупроводниковых лазеров - невысокая степень когерентности излучения, плохая температурная и радиационная устойчивость и пока еще низкая долговечность. Так. в лабораторных условиях получена долговечность 104 ч, однако в промышленных образцах она на один-два порядка ниже. Крупным достижением лазерной техники последних лет явилось создание гетеролазера с распределенной обратной связью. В таком полупроводниковом лазере торцевые зеркальные поверхности, образующие оптический резонатор, заменены дифракционной решеткой, которая, как известно, на определенных частотах полностью отражает падающее на нее излучение. 10.7. Основные характеристики и параметры Пороговая плотность тока существенно зависит от температуры инжекционного лазера: Рис. 10.13. Ватт-амперная характеристика инжекционного лазера Для лазеров на основе арсенида галлия пороговая плотность тока порядка 102 А/см2 при Т =4,2 К и порядка 104 А/см2 при 77 К. Таким образом, для уменьшения пороговой плотности тока необходимо глубокое охлаждение инжекционного лазера. Инжекционные лазеры с использованием гетеропереходов, имеющие значительно меньшие пороговые плотности токов, могут работать при комнатной температуре в непрерывном режиме. Лазер с одиночной гетероструктурой имеет плотность инжекционного тока 104 А/см2 при комнатной температуре. Еще лучшими показателями обладают лазеры с двойной гетероструктурой (ДГС). Разра­ботан ДГС-лазер, который при комнатной температуре имеет плотность порогового тока всего 1600 А/см2. Спектральная характеристика (Рис.10.11) лазера, как и любого другого источника света, представляет собой зависимость интенсивности излучения (чаще в относительных единицах) от длины волны При малых токах (меньше порогового) излучение, возникающее в основном из-за самопроизвольной рекомбинации, является некогерентным. Поэтому спектральная характеристика получается широкой, т. е. лазер работает как светоизлучающий диод. При больших токах (больше порогового) интенсивность излучения значительно больше, так как излучение получается когерентным и строго направленным. Диаграмма направленности излучения лазера характеризует пространственное распределение интенсивности излучения, излучение полупроводниковых лазеров обладает достаточно малым (не превышающим нескольких градусов) углом расходимости светового пучка. Рис. 10.14. Сечение светового пучка в дальней зоне (а) и диаграмма направ­ленности (б, .в) Но по этому параметру полупроводниковые лазеры значительно уступают газовым и твердотельным диэлектрическим лазерам, что связано с малыми размерами кристалла полупроводника и особенно с малыми размерами активной области, где происходит вынужденная рекомбинация. Коэффициент полезного действия полупроводникового инжекционного лазера на основе арсенида галлия достигает 70%, в то время как значение внутреннего квантового выхода, возможно, достигает 100%, т. е. каждый инжектированный электрон при рекомбинации с дыркой создает фотон. По КПД полупроводниковые инжекционные лазеры превосходят газовые и твердотельные диэлектрические лазеры, у которых он равен соответственно тысячным и сотым долям процента. Яркостная характеристика лазера, т. е. зависимость интенсивности излучения от проходящего через лазер тока, представляет собой почти линейные зависимости в диапазоне токов, соответствующих преобладанию самопроизвольной рекомбинации (режим работы светоизлучающего диода) и преобладанию вынужденной рекомбинации (режим работы лазера). . 10.8. Полупроводниковые лазеры с возбуждением электронным лучом Помимо инжекционных лазеров получили распространение полупроводниковые лазеры с возбуждением электронным лучом. Такой лазер (ЛПЭ-лазер полупроводниковый с электронным возбуждением) представляет собой электронно-лучевую трубку, в которой электронный пучок с энергией 20 кэВ и более бомбардирует охлаждаемую подложку, на которой сформирован полупроводниковый лазер. Такие лазеры применяются в телевидении для создания проекционных кинескопов повышенной яркости, в фотометрии и других областях. В качестве примера приведем параметры лазера 1ЛПЭ-3, применяемого в фотометрии: материал -сульфид кадмия,  = 0,5...0,7 мкм, импульсная мощность 100 Вт, длительность импульсов 10-9….10-5 с. Одной из перспективных областей применения полупроводниковых лазеров является система оптической связи и обработки информации. Для применения в волоконно-оптических линиях связи разрабатываются полупроводниковые лазеры специальной конструкции для эффективного согласования лазера с волоконной линией. 10.9. Полупроводниковые лазеры с оптической накачкой 10.10. Полупроводниковые лазеры с прямым электрическим возбуждением.