Одномодовий та багатомодовий режими генерації
Теорія ідеальних резонаторів встановлює, які типи електромагнітних коливань, у принципі, можуть існувати в резонаторі. Питання про те, які хвилі реально генеруватимуться і яке буде співвідношення між амплітудами різних типів коливань, виходить за рамки цієї теорії. Щоб визначити модовий склад випромінювання, що генерується, необхідно при вирішенні рівнянь Максвелла врахувати
нелінійні оптичні властивості активного середовища (залежність від ) та вихід випромінювання за межі резонатора. Завдання це дуже складне і вирішується зазвичай приблизно.
У двох вкрай ідеалізованих випадках картина генерації представляється у такому вигляді. Припустимо, що випромінювання, що генерується, не надає зворотної дії на активне середовище. Коефіцієнт посилення повністю визначається спектроскопічними властивостями речовини та накачуванням. Тоді генерація мод відбуватиметься незалежно одна від одної. Зі зростанням накачування процес генерації буде поширюватися на нові і нові моди. Генеруватимуть усі моди, для яких коефіцієнт втрат менший або дорівнює коефіцієнту посилення.
В іншому крайньому випадку після виникнення генерації на одній або кількох модах вся надмірна над порогом енергія збудження трансформується на енергію випромінювання цих мод. Випромінювання, що генерується, викликає інтенсивні вимушені переходи і перешкоджає збільшенню рівня інверсної населеності. Після початку генерації коефіцієнт посилення залишається постійним при всіх інтенсивностях збудження, що перевищують поріг, а число мод, що генеруються, не змінюється.
Досліди доводять, що реальна картина генерації укладена між цими випадками. Справді, часто генерація виникає однією моді. Зі зростанням накачування інтенсивність цієї моди швидко зростає. До певного часу вонапригнічує генерацію інших мод. Проте пригнічує в повному обсязі. При подальшому збільшенні накачування у спектрі генерації з'являється друга мода, потім третя
На рис. 117 наведено спектри спонтанного та стимульованого випромінювання GaAs інжекційних гомолазерів при різних значеннях струму інжекції. Якщо спостерігається лише широка смуга люмінесценції (рис. 117, а). При фоні цієї смуги виникає перший пік стимульованого випромінювання (рис. 117, б). Зі зростанням накачування його інтенсивність швидко збільшується. Висота пічка стає на кілька порядків більшою за максимум смуги люмінесценції. Тож на рис. 117, в де масштаб по осі ординат зменшений у багато разів в порівнянні з масштабом рис. 117 б, контур смуги люмінесценції наближається до осі абсцис. Коли щільність струму перевищує поріг в 1,1 рази, спектр генерації складається з двох мод. Надалі генерація стає багатомодовою.
Основні причини багатомодового характеру генерації зводяться до наступного. По-перше, кожна мода має властиву лише їй просторову неоднорідність і
специфічну локалізацію в активному середовищі. Жодна з мод не може знімати енергію з усього активного середовища. Навіть якщо будь-який тип коливань охоплює все активне середовище, всередині резонатора встановлюються стоячі хвилі з вузлами та пучностями. Ділянки активного середовища, розташовані у вузлах хвилі, практично не віддають своєї енергії генеруючій моді. Рівень інверсної населеності таких ділянок із зростанням накачування підвищується. Тому створюються сприятливі умови для генерації інших типів хвиль, пучності та вузли яких інакше локалізовані у просторі. В інжекційних лазерах часто генерують окремі нитки активного середовища (див. рис. 110). Зрозуміло, що в цьому випадку мода, що генерує в одній нитці, не можепридушити генерацію мод в інших нитках
По-друге, генеруюча мода може хоча б трохи «пропалити дірку» у спектрі посилення (див. рис. 75), так що коефіцієнт посилення для сусідніх у спектрі мод стане більшим, ніж для генеруючої.
По-третє, через ряд причин, що розглядаються в § 24, процес генерації в часі завжди має пічковий характер. Навіть за умов безперервної генерації загалом час генерації окремої моди порівняно невелика. Зрив генерації однією моді сприяє появі генерації в інших модах.
Мал. 117. Спектри люмінесценції та генерації GaAs лазерного діода, отримані В. А. Самойлюковичем та Г. І. Рябцевим при (довжина діода ширина ;
У попередньому параграфі було показано, що після подолання порога потужність люмінесценції інжекційних лазерів продовжує зростати зі збільшенням струму інжекції (див. рис. 109). Отже, не лише одна мода, але навіть усі генеруючі моди загалом не можуть повністю стабілізувати рівень інверсної населеності. Хоча і значно повільніше, ніж до порогу генерації, але неухильно коефіцієнт посилення активного середовища зі збільшенням накачування продовжує зростати, що неминуче призводить до появи нових мод, що генерують.
Якщо генерація виникла спочатку на частоті то для цієї частоти кус для всіх інших мод з частотами справедлива нерівність
Чим менше відношення (22.12), тим важче отримати генерацію другою моді, якщо перша мода вже генерує.
У системах з дискретними рівнями енергії (газових та твердотільних лазерах) коефіцієнт посилення виражається функцією з досить гострим максимумом. Тому простіше здійснити одномодову генерацію в резонаторі з неселективними втратами, тобто при практично однаковому для всіх частотмежах смуги посилення. У лазерах на розчинах складних молекул і напівпровідникових ОКТ коефіцієнт посилення виражається плавною функцією. Щоб відношення (22.12) було значно менше одиниці, необхідно використовувати резонатори із селективними втратами, тобто штучно збільшувати добротність для вузького інтервалу частот. Це досягається, наприклад, нанесенням на дзеркала інтерференційних покриттів, що відбивають. Коефіцієнт відбиття таких покриттів на заданій частоті значно більший, ніж на сусідніх частотах.
Для отримання одномодової генерації широко застосовуються дифракційні решітки, які використовуються як одне із дзеркал резонатора. При цьому якщо постійна решітка дорівнює а нормаль до ґрат розташована під кутом до осі резонатора, то генеруватиме мода, довжина хвилі якої задовольняє умові
Шляхом зміни кута легко здійснити плавну перебудову частоти генерації.
У лазерах із виносними дзеркалами застосовується також просторова селекція мод, коли за допомогою вузьких
діафрагм, ліквідуються бічні пелюстки індикатриси випромінювання.
Якщо спеціально не проводити селекції мод, то в інжекційних лазерах друга мода часто з'являється вже при збудливому струмі, що перевищує поріг всього на 5-20%, в поодиноких випадках одна мода генерує до -кратного перевищення порога. Найкращі результати виходять у лазерах з дуже малою (десятки мікрон) шириною активної області, в межах якої генерує лише одна нитка (смужкові лазери).
Шляхом зменшення довжини резонатора можна збільшити відстань між модами та створити більш сприятливі умови для одномодової генерації. У лазерах на основі арсеніду галію з чотиристороннім резонатором, де досягається більш рівномірний розподіл випромінювання вмежах активного шару, зменшення площі переходу до дозволило отримати одномодову генерацію при кратному перевищенні порога генерації [641]. У лазерах з більшою довжиною хвилі випромінювання одномодова генерація реалізується за ще більшої кількості порогів накачування.
Найменша ширина лінії випромінювання при одномодової генерації визначається добротністю резонатора, щільністю випромінювання, що генерується, в резонаторі і флуктуаціями фази і амплітуди хвилі, тобто ступенем її когерентності. У роботі [642] при потужності генерації мкВт лазерного діода на основі отримана ширина лінії, що близько до теоретичної межі. Методи селекції мод розглянуті у огляді [643].
Як було показано раніше (рис. 76, формули (20.17), (20.38)), зі збільшенням рівня інверсної населеності максимум коефіцієнта посилення зміщується у спектрі у бік великих частот. Так як частота генерації зазвичай відповідає максимальному коефіцієнту посилення, а поріг генерації є функцією коефіцієнта втрат, то частоту генерації можна представити як функцію порога
Функція (22.14) та відповідні їй графіки називаються спектрально-пороговою характеристикою лазера. Шляхом простої зміни неселективного коефіцієнта втрат вдається змінити енергію квантів, що генерують, на десятки міліелектрон-вольт [613, 644].
Частота генерації напівпровідникових лазерів легко перебудовується не тільки за допомогою селективних елементів, що вводяться в резонатор, або зміни добротності резонатора
в цілому, але і шляхом всіляких зовнішніх впливів на активне середовище (§ 12): гідростатичного [645, 646] та одновісного тиску [647], магнітного поля [648], зміни температури тощо. Зміщення лінії генерації відбувається і при зміні концентрації легуючих домішок [649]. Варіаціїконцентрацій компонентів потрійних сполук дозволяє перекрити лазерним випромінюванням величезний діапазон частот [650-653]. Це створює сприятливі передумови для широкого застосування напівпровідникових лазерів у спектроскопії як джерела інтенсивного монохроматичного випромінювання. Особливу цінність вони становлять інфрачервоної спектроскопії, де досі відсутні потужні джерела випромінювання.