Рис. 4.6. Амплитудная автомодуляция световых импульсов инжекционного лазера с выносным зеркалом (/=35 см) при токах, превышающих порог на 8 (а), 10 (б), 15 (в), 20% (г)

Рис. 4.7. Схема поивления отдельных типов колебаний в пучках излучения инжекционного лазера с одним гетеропереходом в системе GaAs - AlAs (а) и усредненный по времени спектр генерации (б) при /п=1,06.

Темные кружки - наиболее интенсивные моды

режимах. В то же время многомодовая генерация всегда нестационарна. Несмотря на, постоянное возбуждение, генерация имеет характер незатухающих регулярных или чаще всего нерегулярных пульсаций (пичков). Во всех типах лазеров происходит внутренняя автомодуляция излучения. Иногда она наблюдается и в одномодо-вом режиме работы лазера.

На рис. 4.6 приведены осциллограммы излучения инжекционного лазера с выносным резонатором. Если / превышает порог на 8 % (см. рис. 4.6, а), то автомодуляция излучения незначительна. При j/jn = \,\ появляются отчетливые пички (см. рис. 4.6, б). С увеличением / частота следования их растет, пички становятся более регулярными (см. рис. 4.6, в). Когда / превышает порог на 20% (см. рис. 4.6, г), колебания интенсивности лазерного луча становятся хаотическими как по форме, так и по интенсивности. Тем не менее средний период повторения пичков задается периодом релаксационных колебаний интенсивности на переходном режиме. Каждому пичку присущ свой модовый состав излучения. В одном пичке возбуждалось одновременно от одной до шести мод, а наиболее часто три-четыре типа колебаний.

Очередность появления мод от пичка к пичку схематически показана на рис. 4.7, а. Мгновенный спектр генерации непрерывно изменяется и отличается от спектра, усредненного по времени (рис. 4.7,6). Центр тяжести

мгновенного спектра (наиболее интенсивная мода) совершает нерегулярные колебания вдоль оси длин волн.

Для получения регулярных колебаний интенсивности модулируется, в частности, инжекционный ток. Если частота колебаний переменной составляющей тока не сильно отличается от средней частоты пульсаций свободной генерации, то удается полностью и весьма эффективно синхронизировать пички излучения. Синхронизация пичков носит резонансный характер и наблюдается в диапазоне частот от 0,4 до 1,75 ГГц. Наряду с автомодуляцией интенсивности излучения происходит и автомодуляция длины волны каждой моды, что указывает на изменение оптической длины резонатора п/. Частотная автомодуляция также может быть синхронизована током инжекции и в конечном итоге приводит к увеличению ширины спектральной линии генерации.

Амплитудная и частотная автомодуляции лазерного излучения при постоянном во времени возбуждении свидетельствуют о том, что либо энергетическое, либо интерференционное условие генерации, либо оба условия одновременно имеют нестационарный характер. Иными словами, коэффициент потерь, коэффициент усиления и оптическая длина резонатора являются функциями плотности генерируемого излучения в резонаторе «r(vi/), а следовательно, и функциями времени:

/C„(V) [«r(v,0], /Cyc(v) =2[/, «r(v,0],

n/ = f3[Ur(v,0].

(4.30)

Каковы бы ни были физические причины условий (4.30), если хотя бы одно из них использовать в теории, то для определенного соотношения параметров получается нестационарный режим генерации.

Пусть, например, в оптический резонатор помещен просветляющийся фильтр. До начала генерации его коэффициент поглощения на частоте Vr достаточно большой, что обеспечивает большое значение порога. С появлением генерации фильтр просветляется, в результате чего мощность генерации резко возрастает. Это приводит к понижению уровня инверсной населенности за счет вынужденных переходов. Мощность генерации падает, и фильтр затемняется. Порог вновь возрастает,

что дополнительно снижает мощность генерации. Когда ы, (v) минимально, наиболее быстро возрастает уровень инверсной неселенности и создаются предпосылки для генерации нового импульса излучения. Так устанавливается автоколебательный режим генерации.

В лазерах с пространственно неоднородным возбуждением, в частности в разрезных диодах, роль просветляющегося фильтра играют менее возбужденные участки активной среды.

Так как для создания необходимого значения коэффициента усиления требуется некоторое конечное время, а величины скоростей спонтанных и стимулированных переходов тоже конечны, то и уменьшение, и увеличение коэффициента потерь с ростом Ur(v) могут привести к пичковому режиму генерации.

В работах Р. Г. Аллахвердяна, В. Н. Морозова и др. развита теория нестационарной генерации в предположении, что показатель преломления кристалла нелинейно зависит от интенсивности света. Появление генерируемого излучения в активном слое диода уменьшает величину скачка диэлектрической проницаемости на границах активного слоя и пассивных областей. Волноводные свойства активного слоя ухудшаются, генерируемая волна глубже проникает в пассивные области и больше поглощается. Коэффициент внутренних оптических потерь р, входящий как слагаемое в коэффициент потерь, возрастает с увеличением плотности генерируемого излучения. Это предположение достаточно, чтобы получить режим незатухающих автоколебаний.

Причины нестационарности коэффициента усиления такие же, как и причины многомодового режима генерации. Важнейшая из них - это несовпадение пространственной локализации различных типов колебаний в активной среде. Однако нестационарный режим генерации создает благоприятные предпосылки для многомодовой генерации. Если изменение оптической длины резонатора меньше К/2, то возможна стационарная одномодовая генерация, сопровождающаяся частотной модуляцией излучения.

Амплитудные шумы инжекционных лазеров. Как уже отмечалось, при определенных условиях инжекционные лазеры, особенно гетеролазеры с полосковым контактом, могут работать в стационарном режиме. Но и в этом

случае мгновенная мощность генерации не остается строго постоянной во времени. Из-за нестабильности тока инжекции, квантового характера оптических переходов в области рекомбинации и других причин наблюдаются беспорядочные флуктуации числа генерируемых квантов, называемые амплитудными шумами лазеров. Для характеристики шумов вводятся понятия частоты повторения флуктуации f и среднеквадратичной флуктуации числа фотонов (ANf), приходящихся на единичный частотный интервал (Д/=1 Гц). Величина (AN) имеет размерность Гц с", а размерность произведения

Относительную интенсивность шума можно характеризовать спектральной величиной

(4.31)

где <Л/г> ~ квадрат среднего числа генерируемых фотонов за единицу времени. Если флуктуации отсутствуют, то /ш(/)=0 для всех значений /. В случае, когда излучение состоит из регулярных импульсов, повторяющихся с частотой fi, /ш( 9)0, а на всех остальных частотах /ш(/) =0, где = 0, 1, 2.

Наряду с /ш(/) шум в лазерах может быть описан отношением сигнал/шум, выраженным в децибелах:

Qu,= 101og (<Sr>V2<AS?>A/) = = 101og(</Vr>V2<A/?>A/) =

= -101og2/„(/)A/, (4.32)

где Sc = Nrhvr; (Sr) и <ASr> - средняя мощность генерации и среднеквадратичная флуктуация мощности в расчете на единичный интервал частоты / соответственно. Величина <ASr> называется также спектральной плотностью флуктуации выходной мощности излучения лазера.

На опыте установлено, что инжекционные лазеры характеризуются низкочастотными и высокочастотными

50 70 90 т 1,ыл тм т 1,мй

Рис. 4.8. Ватт-амперные характеристики {/) и зависимость относительной плотности шума (2) от тока инжекции / при /= = 100 МГц отечественных инжекционных гетеролазеров на основе AixGai-xAs, работающих в многомодовом (а) и одиочастотном (б) режимах {М. Г. Васильев, Л. В. Ривлин, А. Ф. Со-лодков и др., 1985 г.)

шумами в широком интервале частот от нескольких сот гигагерц до сотен мегагерц. В области низких частот флуктуации мощности определяются в основном нестабильностью тока накачки («фликкер»-шум тока, проходящего через диод).

Их зависимость от частоты можно аппроксимировать формулой

ASr(/)=ASr(/o)[l+(-y], (4.33)

где ASr(fo) и fo - константы аппроксимации; показатель степени заключен в пределах 0<<2. Если построить график ASr(/) как функции то получится прямая, проходящая под углом arctg \\ к оси абсцисс и отсекающая от оси ординат отрезок, равный ASr(/o). Следовательно, ASr(/o) давало бы значение ASr(/) при если бы эта формула была справедлива для больших значений /.

Величина зависит от превышения тока над порогом. Если / = 1,1 /п, то 1= 1. При таких уровнях возбуждения ватт-амперная характеристика может быть еще нелинейной (см. рис. 3.4, а). Для /> 1,2/„ Ю. Л. Бессонов, И. Б. Корнилова, В. Д. Курносов и др. получили = 0,5 для лазеров с двойной гетероструктурой на основе AlxGai-xAs с мезополосковым контактом (ш = 5... ...7 мкм), террасной структурой и встроенным оптическим волноводом. При этом максимальное значение относительной плотности шума Qr(f) =20 log [<ASr(/) >/</>] как функции тока на частоте /=100 кГц от диода к диоду варьировалось в пределах -(101... 118) дБ.

Для меньших частот значение Qш возрастало в соответствии с формулой (4.33). Характерно, что низкочастотные шумы, обусловленные нестабильностью тока накачки, не зависят от спектра генерируемого излучения. Однако они резко усиливаются с переходом от стационарного к пичковому режиму генерации.

График зависимости относительной интенсивности высокочастотного (/=100 МГц) шума (см. формулу (4.31)) от тока инжекции полосковых гетеролазеров приведен на рис. 4.8. Видно, что с началом генерации интенсивность шума резко возрастает и превышает значение 10~ Гц в лазере, работающем в одномодовой режиме. В многомодовом генераторе максимальное значение 10~ Гц~ в лазере, работающем в одномодовой пика кривой /ш(/) в несколько раз больше, чем в одно-частотном лазере. Интегральное по спектру излучение многомодового генератора вблизи порога более стабильно, чем генерация одной моды или большого числа мод. В этом заключается важное отличие высокочастотных шумов, обусловленных нестабильностью самой рекомбинации в активной области, от низкочастотных шумов, связанных с флуктуациями тока накачки.

С увеличением тока выше 1,1 /п интенсивность шумов резко падает (в одиочастотном лазере примерно на два порядка). В других типах инжекционных лазеров также обнаружена зависимость функции /„(/) от модового состава генерируемого излучения.

Спектр флуктуации мощности генерации, изучению которого ранее уделялось сравнительно мало внимания, в последнее время стал одной из важнейших характеристик инжекционных лазеров. Это связано с их широким применением в волоконных линиях связи, принтерах, аудио- и видеопроигрывателях и других оптических информационно-измерительных системах.

Модуляция излучения гармоническим токовым сигналом. Одно из достоинств инжекционных лазеров связано с возможностью модулировать мощность генерации непосредственно током накачки. В метрологии, например, используются монохроматические источники излучения, интенсивность которых изменяется по гармоническому закону. Такие источники могут быть созданы на основе одночастотных инжекционных лазеров, ток накачки которых состоит из двух частей. Первая /о = const, а вторая изменяется по синусоидальному закону: