Tính toán thông số quang học cơ bản của laser bán dẫn công suất cao DFB (Luận văn thạc sĩ)

ĐẠI HỌC THÁI NGUYÊN
TRƢỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC

NGUYỄN ĐÌNH DŨNG

TÍNH TOÁN THÔNG SỐ QUANG HỌC CƠ BẢN CỦA
LASER BÁN DẪN CÔNG SUẤT CAO DFB

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÍ

THÁI NGUYÊN - 2018


ĐẠI HỌC THÁI NGUYÊN
TRƢỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC

NGUYỄN ĐÌNH DŨNG

TÍNH TOÁN THÔNG SỐ QUANG HỌC CƠ BẢN CỦA
LASER BÁN DẪN CÔNG SUẤT CAO DFB
Chuyên ngành: Quang học
Mã số: 84 40 110

LUẬN VĂN THẠC SĨ VẬT LÍ
Ngƣời hƣớng dẫn: TS. Nguyễn Thanh Phƣơng

THÁI NGUYÊN - 2018


Lời cam đoan
Tôi xin cam đoan dưới đây là khóa luận tốt nghiệp của riêng tôi, dưới sự hướng dẫn

của TS Nguyễn Thanh Phƣơng - Viện Vật lý Kỹ thuật - Đại học Bách khoa Hà Nội. Tất
cả những kết quả và số liệu trong khóa luận này là trung thực và có được từ những nghiên
cứu mà tôi đã thực hiện trong quá trình làm luận văn tại phòng Laser và Kỹ thuật ánh sáng,
bộ môn Quang học và Quang điện tử, Viện Vật lý Kỹ thuật, Đại học Bách khoa Hà Nội và
phòng Laser bán dẫn- Viện Khoa học Vật liệu- Viện Hàn lâm Khoa học và Công nghệ Việt
Nam.

Người làm luận văn

Nguyễn Đình Dũng


Lời cảm ơn
Cuốn luận văn này được hoàn thành trong quá trình tôi làm việc tại phòng Laser và
Kỹ thuật ánh sáng, bộ môn Quang học và Quang điện tử, Viện Vật lý Kỹ thuật, Đại học
Bách khoa Hà Nội và phòng Laser bán dẫn - Viện Khoa học Vật liệu - Viện Hàn lâm Khoa
học và Công nghệ Việt Nam.
Lời đầu tiên tôi xin tỏ lòng biết ơn sâu sắc tới TS. Nguyễn Thanh Phƣơng, người
đã hướng dẫn tôi thực hiện luận văn này. Trong suốt quá trình thực hiện luận văn, Cô luôn
hướng dẫn và chỉ bảo tận tình, giúp tôi hoàn thành luận văn một cách tốt nhất.
Tôi xin trân trọng cảm ơn các anh chị tại Viện Khoa học Vật liệu - Viện Hàn lâm
Khoa học và Công nghệ Việt Nam đã luôn động viên, giúp đỡ và tạo điều kiện thuận lợi
cho tôi khi thực hiện luận văn này.
Tôi xin bày tỏ lòng biết ơn chân thành tới Ban Giám hiệu, các thầy các cô trong khoa
Vật lí - Công nghệ, cán bộ phòng Đào tạo trường Đại học Khoa học - Đại học Thái
Nguyên, đã cho tôi những kiến thức, kinh nghiệm vô cùng quý giá cũng như sự giúp đỡ, tạo
điều kiện thuận lợi cho tôi trong quá trình học tập và nghiên cứu.
Tôi xin gửi lời cảm ơn chân thành tới Ban Giám hiệu Trường THPT Nguyễn Trung
Ngạn, anh chị em đồng nghiệp nơi tôi công tác, đã giúp đỡ, tạo điều kiện thuận lợi cho tôi
trong quá trình học tập và nghiên cứu.

Cuối cùng tôi xin gửi lời cảm ơn đến gia đình, bạn bè những người đã luôn bên tôi,
động viên và khích lệ tôi trong quá trình thực hiện đề tài nghiên cứu của mình.

Thái Nguyên, ngày 10 tháng 5 năm 2018
Người làm luận văn.

Nguyễn Đình Dũng


MỤC LỤC
DANH MỤC CÁC TỪ VIẾT TẮT ....................................................................................... i
DANH MỤC CÁC BẢNG .............................................................. .....................................ii
DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ, ĐỒ THỊ.............................................................................. iii
MỞ ĐẦU ............................................................................................................................ 1
Chương 1. Laser bán dẫn công suất cao DFB ...................................................................... 2
1.1. Cấu trúc giếng lượng tử [5]....................................................................................... 2
1.2. Khuếch đại quang và điều kiện ngưỡng .................................................................... 4
1.3. Dẫn sóng và buồng cộng hưởng ................................................................................ 7
1.4. Cấu trúc laser bán dẫn công suất cao ...................................................................... 10
1.5. Hệ số kết hợp mode trong laser bán dẫn DFB ......................................................... 11
1.6. Dải dừng trong laser DFB ....................................................................................... 13
Chương 2. Cơ sở phương pháp tính toán các thông số cơ bản của laser bán dẫn DFB ....... 17
2.1. Đo đặc trưng công suất, xác định dòng ngưỡng của laser DFB ............................... 17
2.2. Đo phổ khuếch đại của laser bán dẫn công suất cao DFB ....................................... 19
2.3. Cơ sở lý thuyết của phương pháp tính toán các thông số cơ bản của laser bán dẫn
DFB .............................................................................................................................. 21
Chương 3. Tính toán các thông số quang học cơ bản của laser bán dẫn công suất cao DFB
phát xạ vùng 780 nm......................................................................................................... 25
3.1. Kết quả đo đạc laser DFB 780 nm .......................................................................... 25
3.1.1. Đặc trưng công suất của laser DFB 780 nm .................................................... 25

3.1.2. Phổ khuếch đại của laser DFB 780 nm ............................................................ 30
3.2. Chương trình tính toán (chương trình fit) ................................................................ 34
3.3. Kết quả tính toán cho laser DFB phát xạ vùng 780 nm. .......................................... 38
KẾT LUẬN ...................................................................................................................... 43
TÀI LIỆU THAM KHẢO. ................................................................................................ 44


DANH MỤC CÁC TỪ VIẾT TẮT ............................................................. i
Ký hiệu

Tiếng Anh

Tiếng Việt

QW

Quantum Well

Giếng lượng tử

BCH

Buồng cộng hưởng


DANH MỤC CÁC BẢNG ........................................................................... ii
Bảng 3.1. Tổng hợp kết quả đo của các laser nhóm 1 ....................................................... 28
Bảng 3.2. Tổng hợp kết quả đo của các laser nhóm 2 ....................................................... 30
Bảng 3.3. Các thông số nhập vào chương trình đối với laser101 ...................................... 35
Bẳng 3.4. Các giá trị biên của các thông số ...................................................................... 36

Bảng 3.5. Kết quả chương trình “fit” với laser101 ........................................................... 36
Bảng 3.6. Các thông số quan trọng của laser bán dẫn DFB nhóm 1 từ chương trình tính
toán................................................................................................................................... 40
Bảng 3.7. Các thông số quan trọng của laser bán dẫn DFB nhóm 2 từ chương trình tính
toán................................................................................................................................... 42


DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ, ĐỒ THỊ .................................................... iii
Hình 1.1. Mật độ trạng thái của bán dẫn cấu trúc giếng lượng tử (đường liền nét) và bán
dẫn cấu trúc khối (đường đứt nét). [21] .............................................................................. 2
Hình 1.2.Phân bố khe năng lượng và mức năng lượng tương ứng của GaAsP-QW được
nhúng trong các lớp sóng dẫn sóng AlGaAs. ....................................................................... 3
Hình 1. 3. Phổ khuếch đại quang của vật liệu bán dẫn khối GaAs ở mật độ hạt tải N=26x1018 cm-3 [9] .................................................................................................................... 5
Hình 1.4. Sơ đồ của một ống dẫn sóng ba lớp: cấu trúc cơ bản của laser bán dẫn. ............. 7
Hình 1. 5.Dẫn sóng ngang trong laser. [30]........................................................................ 8
Hình 1. 6. Cấu hình của laser bán dẫn sử dụng buồng cộng hưởng Fabry-Perot. ............... 9
Hình 1. 7.Sơ đồ cấu trúc laser DFB tích hợp cách tử Bragg, cường độ phân bố theo chiều
ngang Ix. ........................................................................................................................... 10
Hình 1. 8. Sơ đồ mặt cắt ngang của laser bán dẫn DFB; a) Laser bán dẫn DFB ghép mode
thuần; b) Laser bán dẫn DFB ghép mode hỗn hợp; c) Laser bán dẫn DFB ghép mode
khuếch đại thuần; d) Laser bán dẫn DFB ghép mode mất mát thuần . [36]....................... 12
Hình 1. 9.Khuếch đại ngưỡng dao động và dịch chuyển bước sóng dao động bước sóng của
một laser DFB ghép mode thuần. [36] .............................................................................. 14
Hình 1. 10. Cách tử dịch pha λ / 4 [36] ............................................................................. 14
Hình 1. 11. Khuếch đại ngưỡng dao động và dịch chuyển bước sóng dao động của một
laser bán dẫn DFB kết hợp mode thuần, dịch pha λ / 4. [36] ............................................ 15
Hình 1. 12.Sơ đồ mặt cắt ngang (trái) và phổ khuếch đại tương ứng (phải) của một laser
bán dẫn DFB có và không có sự dịch pha. [30] ................................................................ 16
Hình 1. 13.Khuếch đại ngưỡng dao động và dịch chuyển bước sóng dao động của một laser
bán dẫn DFB ghép mode khuếch đại. [36] ........................................................................ 16

Hình 2. 1.Hệ đo đặc trưng công suất, thế phụ thuộc dòng bơm.

18

Hình 2. 2. Đặc trưng công suất, thế phụ thuộc dòng bơm của laser DFB 780 nm tại 25 oC 18
Hình 2.3. Phổ quang của một laser bán dẫn tại các giá trị dưới ngưỡng (a), gần ngưỡng
(b,c) và trên ngưỡng phát laser(d).

19

Hình 2.4. Sơ đồ đo phổ.

20

Hình 2.5. Quang phổ khuếch đại của laser DFB 780 nm tại dòng bơm 34 mA:

21


Hình 3.1. Đặc trưng công suất và thế phụ thuộc dòng bơm của laser101

25

Hình 3.2. Đặc trưng công suất, thế phụ thuộc dòng bơm của laser102 (a), laser103 (b)

26

Hình 3.3.Đặc trưng công suất, thế phụ thuộc dòng bơm của Laser104 (c), Laser105 (d). 27
Hình 3.4. Đặc trưng công suất và thế phụ thuộc dòng bơm của laser201

28

Hình 3.5. Đặc trưng công suất và thế phụ thuộc dòng bơm của laser202(a), laser203(b). 29
Hình 3.6. Phổ khuếch đại của laser101 tại dòng bơm I = 36 mA.

30

Hình 3.7. Phổ khuếch đại của laser102 tại I = 36 mA (a), Laser103 tại I = 33 mA (b)

31

Hình 3.8. Phổ khuếch đại của Laser104 tại I = 38 mA (a), Laser105 tại I = 35 mA (b)

32

Hình 3 9. Phổ khuếch đại của laser201 tại I = 33 mA

33

Hình 3.10. Phổ khuếch đại của laser202 tại I = 36 mA (a), laser203 tại I = 34 mA (b)

33

Hình 3.11. Chương trình “spe and fit”

34

Hình 3.12. Đường thực nghiệm (màu xanh nét đứt) và tính toán (màu đỏ liền nét) phổ
khuếch đại của laser101.

37

Hình 3.13. Đường thực nghiệm (màu xanh nét đứt) và tính toán (màu đỏ liền nét) phổ
khuếch đại của laser102 (a), laser103 (b).

38

Hình 3.14. Đường thực nghiệm (màu xanh nét đứt) và tính toán (màu đỏ liền nét) phổ
khuếch đại của laser104 (a), laser105 (b).

39

Hình 3.15. Đường thực nghiệm (màu xanh nét đứt) và tính toán (màu đỏ liền nét) phổ
khuếch đại của laser201.

40

Hình 3.16. Đường thực nghiệm (màu xanh nét đứt) và tính toán (màu đỏ liền nét) phổ
khuếch đại của laser202 (a), và laser203 (b)

41


MỞ ĐẦU
Laser bán dẫn công suất cao phản hồi phân bố đóng vai trò quan trọng trong các ứng
dụng quang phổ phân giải cao [1, 2] do các ưu điểm như gọn nhỏ, công suất cao, độ rộng
phổ hẹp. Các nghiên cứu gần đây cho thấy độ rộng phổ của DFB laser đạt mức hàng chục
kHz [3]. Tuy nhiên, các tính chất quang của laser phụ thuộc chủ yếu vào các thông số
quang học cơ bản của laser như chiều dài buồng cộng hưởng, hệ số ghép, hệ số phản xạ
của gương ra, pha của trường quang trên bề mặt gương, chiết suất nhóm… Phần lớn các

thông số này, đối với laser sau khi chế tạo khó có thể xác định từ các phương pháp trực
tiếp [4]. Do đó việc nghiên cứu tính toán, xác định các thông số quang học cơ bản của laser
công suất cao phản hồi phân bố để đo đạc đánh giá laser sau chế tạo là cần thiết. Do đó
chúng tôi đã lựa chọn đề tài “TÍNH TOÁN THÔNG SỐ QUANG HỌC CƠ BẢN CỦA
LASER BÁN DẪN CÔNG SUẤT CAO DFB”
Sử dụng phương pháp fit hàm dựa trên cơ sở hàm Green đối với phổ khuếch đại của
laser bán dẫn công suất cao DFB 780nm. Sử dụng kết quả thực nghiêm đo phổ khuếch đại
của các laser chúng tôi đã tiến hành tính toán và xác định các thông số cơ bản của các
laser này. Đưa ra các phản hồi giúp cho việc chế tạo laser phù hợp yêu cầu sử dụng.
Luận văn gồm ba chương:
Chương 1: Laser bán dẫn công suất cao DFB.
Chương 2: Cơ sở phương pháp tính toán các thông số cơ bản của laser bán dẫn
DFB.
Chương 3: Tính toán các thông số quang học cơ bản của laser bán dẫn công suất cao
DFB phát xạ vùng 780 nm.

1


Chƣơng 1. Laser bán dẫn công suất cao DFB
1.1. Cấu trúc giếng lƣợng tử [5]
Ngày nay, do sự phát triển của các phương pháp epitaxy, miền tích cực của laser
bán dẫn được chế tạo dựa trên cấu trúc giếng lượng tử (QW). Giếng lượng tử là một giếng
thế giam giữ hạt tải trong không gian hai chiều, những hạt tải này ban đầu có thể tự do di
chuyển trong không gian ba chiều. Ảnh hưởng của sự giam giữ lượng tử diễn ra khi độ dày
của QW trở nên tương đương với, hoặc nhỏ hơn, bước sóng de Broglie của các hạt tải
(thông thường là các điện tử và lỗ trống), ví dụ, trong GaAs bước sóng de Broglie ~ 50 nm
[6]. Trong QW, dải năng lượng phân chia thành các mức năng lượng gọi là "các dải năng
lượng con", tức là, các hạt tải chỉ có thể có các giá trị năng lượng rời rạc vuông góc với
giếng thế và song song với giếng. Chúng được tự do di chuyển. Độ dày QW thay đổi từ vài

nanomet đến vài chục nanomet. Lớp QW này được bao quanh bởi vật liệu có khe năng
lượng lớn hơn. Các hạt tải bơm vào có thể bị bắt ở một lớp rất mỏng QW do các hàng rào
thế của vật liệu có khe năng lượng lớn hơn. Trong trường hợp này, mật độ các trạng thái
điện tử phụ thuộc năng lượng D (E) tăng theo ở mức năng lượng điện tử của giếng lượng
tử như thể hiện trong Hình 1.1. Do đó, mật độ các trạng thái gần với mức năng lượng thấp
nhất trong một giếng lượng tử cao hơn rất nhiều so với mật độ ở rìa dải của vật liệu dạng
khối. Mật độ của các hạt tải ở một năng lượng nhất định là sản phẩm của mật độ các trạng
thái D (E) và xác suất bị chiếm bởi các điện tử fc (E, T) hoặc các lỗ trống 1 – fv (E, T),
được giảm theo cấp số mũ và được gọi là các hàm Fermi [6]. Do đó, mật độ hạt tải đối với
một cấu trúc laser giếng lượng tử có giá trị cực đại lớn hơn và độ rộng vùng năng lượng
nhỏ hơn so với một cấu trúc dị thể khối (bulk-double heterostructure).

Hình 1.1. Mật độ trạng thái của bán dẫn cấu trúc giếng lượng tử (đường liền nét) và
bán dẫn cấu trúc khối (đường đứt nét). [6]
2


Hình 1.2 là sơ đồ khe năng lượng của một cấu trúc laser bán dẫn thực tế hoạt động
ở vùng bước sóng 780 nm. Lớp giếng lượng tử là vật liệu GaAsP. Giếng này đặt trong các
rào cản của hợp kim AlGaAs với khe năng lượng rộng hơn nhưng gần như cùng một hằng
số mạng với GaAs. Trong giếng lượng tử GaAsP, một số dải con thứ nhất được thể hiện
trong Hình 1.2 và cho thấy nơi định xứ của các hạt tải. Hoạt động của laser dựa trên quá
trình dịch chuyển quang học giữa hai dải con gần nhất (E lh1- Ehh2) như thể hiện trong Hình
1.2.

Hình 1.2. Phân bố khe năng lượng và mức năng lượng tương ứng của GaAsP-QW được
nhúng trong các lớp sóng dẫn sóng AlGaAs.
Sử dụng cấu trúc giếng lượng tử cho vùng tích cực của laser bán dẫn có nhiều ưu
điểm so với các cấu trúc dị thể [7]:
 Thứ nhất, vì khe năng lượng các lớp bên ngoài cao hơn QW, chỉ có khu vực QW

được bơm để tạo ra sự đảo mật độ tích lũy. Thể tích QW là rất nhỏ. Do đó, dòng
ngưỡng giảm khoảng ba bậc so với laser bán dẫn cấu trúc khối điển hình.
 Thứ hai, các hạt tải bị bắt hiệu dụng bởi hàng rào thế của QW, do đó không cần
thiết phải pha tạp tại vùng gần với chuyển tiếp. Hiệu suất tái hợp bức xạ đạt trên
90% trong các linh kiện tiêu chuẩn hiện đại, với các linh kiện chất lượng vật liệu tốt
nhất hiệu suất có thể đạt gần 100%. Hơn nữa, pha tạp thấp trong cấu trúc laser bán
dẫn, dẫn đến mất mát nội thấp. Do đó, bằng cách sử dụng cấu trúc QW, độ dài vùng
tích cực có thể tăng lên trong khi hiệu suất ngoài cao được duy trì, thông số thể hiện
hiệu suất biến đổi quang điện . Việc giảm nhiệt và điện trở nối tiếp liên quan đến sự
3


tăng độ dài buồng cộng hưởng của laser bán dẫn cho phép laser bán dẫn có thể hoạt
động ở công suất ra cao hơn.
 Thứ ba, QW là lớp có độ dày khoảng 10nm. Những lớp mỏng như vậy không đòi
hỏi một hằng số mạng hoàn toàn phù hợp với vật liệu dựa trên GaAs. Vì vậy, các
thành phần vật liệu của lớp QW có thể thay đổi mà ít bị ảnh hưởng từ các hiệu ứng
biến dạng. Bằng cách thay thế một phần Ga (thường là một vài phần trăm) bằng In,
bước sóng hoạt động có thể được thay đổi từ 870 nm đến 1100 nm. Tương tự, sự
thay thế nguyên tử As bằng nguyên tử P sẽ thay đổi bước sóng phát xạ laser xuống
730 nm. Sự tạo ra cấu trúc giếng lượng tử mỏng và biến dạng của nó phải dưới một
giá trị giới hạn. Bên trên giá trị này một số lượng lớn của bẫy điện tử sinh ra dẫn
đến sự tái hợp không bức xạ. Trong cấu trúc giếng lượng tử biến dạng nén, vùng lỗ
trống nặng và nhẹ được tách ra và khối lượng hiệu dụng của các lỗ trống này trong
vùng hóa trị giảm xuống. Sự thay đổi trong cấu trúc của dải dẫn đến sự giảm mật độ
trạng thái ở biên của vùng hóa trị và giảm khối lượng hiệu dụng của các electron và
lỗ trống. Điều này làm giảm mật độ dòng ngưỡng của cấu trúc giếng lượng tử biến
dạng nén so cấu trúc không biến dạng [8,9]
Do những ưu điểm này, các lớp QW biến dạng ngày nay được sử dụng để hình thành vùng
hoạt động của hầu hết các cấu trúc laser bán dẫn [8].

1.2. Khuếch đại quang và điều kiện ngƣỡng
Khi đi qua một vật liệu hấp thụ theo hướng z, cường độ J của sóng quang phẳng
giảm theo biểu thức:

J(z)  J0 exp(  z )

(1.1)

với J0 là cường độ ban đầu và α là hệ số hấp thụ. Trong laser bán dẫn sự khuếch đại quang
đạt được trong vật liệu lớp tích cực. Trong trường hợp này, sự tăng theo hàm mũ của
cường độ sóng quang có thể được diễn tả bởi một giá trị âm của  tương ứng với hệ số
khuếch đại quang g = -. Chúng ta cần phân biệt giữa hệ số khuếch đại của vật liệu lớp
tích cực, được gọi là hệ số khuếch đại vật liệu và hệ số khuếch đại mode quang thấp hơn
đáng kể được gọi là hệ số khuếch đại mode gmod al
4


Hình 1. 3. Phổ khuếch đại quang của vật liệu bán dẫn khối GaAs ở mật độ hạt tải N=26x1018 cm-3 [16]
Trong hình 1.3, sự khuếch đại vật liệu của GaAs ở nhiệt độ phòng được vẽ cho các
mật độ hạt tải N khác nhau. Hệ số khuếch đại lớn nhất đạt được ở mức năng lượng photon
cao hơn một chút so với năng lượng vùng cấm. Mối liên hệ giữa hệ số khuếch đại mode
gmod al và hệ số khuếch đại vật liệu g được xác định bởi hệ số giam giữ Γ. Hệ số này phụ
thuộc vào sự chồng phủ của mode quang với vùng khuếch đại (vùng tích cực) của laser.
Với J(x) là cường độ quang của mốt quang cơ bản trong laser phát cạnh cấu trúc dị thể có
độ dày miền tích cực d, ta có:

gmod al   g

( 1.2 )

d / 2

 



J( x )dx

d / 2


( 1.3 )

 J( x )dx



Trong cấu trúc dị thể với độ dày lớp tích cực từ 50-300 nm, hệ số giam giữ Γ có giá
trị từ 10 - 70%. Nếu lớp tích cực bao gồm một giếng lượng tử với độ dày trung bình 10nm
sẽ thu được thừa số giam giữ cỡ một vài phần trăm.

5


Với mode lan truyền dọc theo dẫn sóng quang, hệ số hấp thụ cường độ quang 
thường được tách thành hai phần, một phần diễn tả sự hấp thụ mode thuần hay hấp thụ nội

i , phần kia diễn tả hệ số khuếch đại mode g mod al   g phụ thuộc vào cường độ của hạt
tải tiêm vào.

  i   gmat

(1.4 )

Sự hấp thụ mode nội gây ra bởi sự tán xạ của mode quang ở các vị trí sai hỏng
(khuyết tật) hoặc bề mặt gồ ghề và bởi sự hấp thụ hạt tải tự do. Trong đó sự tán xạ là rất
thấp cho laser bán dẫn với chất lượng nuôi tinh thể tốt, sự hấp thụ hạt tải tự do là không thể
tránh được vì phần mode quang vượt ra ngoài miền vỏ pha tạp loại n và pha tạp loại p. Khi
sự khuếch đại mode  g lớn hơn mất mát mode thuần i mode quang truyền được khuếch
đại.
Trong linh kiện laser, dẫn sóng quang được kết hợp với buồng cộng hưởng FabryPerot có hai gương phản xạ R1 và R2 . Một phần cường độ quang thoát ra ngoài buồng cộng
hưởng ở mặt gương và tạo thành chùm laser ra, cường độ Jrt của mode quang sau một chu
trình vòng quanh trong buồng cộng hưởng là [10].

J rt  J0 R1 R2 exp  2(  gmat  i )L

( 1.5 )

Sự phát laser xảy ra khi sự khuếch đại của mode sóng quang bù trừ được sự hấp thụ
nội và mất mát ở gương cho một chu kì vòng quanh BCH. Hệ số khuếch đại nhỏ nhất g ở
đó linh kiện bắt đầu hoạt động phát laser gọi là hệ số khuếch đại ngưỡng gth.
Trong trường hợp này cường độ Jrt sau một chu kì vòng quanh BCH lại có giá trị
ban đầu J0.

J rt  J0 .

(1.6 )

Vì thế, ta có:

1  R1R2 exp  2(  gmat  i )L

và

 gth   i 

1  1 

 i   m .
2L  R1 R2 

6

( 1.7 )

( 1.8 )


Ở ngưỡng laser sự khuếch đại mode  gth là tổng của hai số hạng trong (1.8), sự hấp thụ
nội i và mất mát ở gương mirror. Sự mất mát ở gương phụ thuộc vào chiều dài buồng cộng
hưởng và các hệ số phản xạ gương R1 và R2 .

1.3. Dẫn sóng và buồng cộng hƣởng
Laser bán dẫn hoạt động đòi hỏi một điều kiện quan trọng, cụ thể là dẫn sóng của
sóng quang học trong miền tích cực. Mô tả đơn giản, theo hướng thẳng đứng, dẫn sóng dựa
trên tổng số phản xạ nội của sóng quang tại hai giao diện tuân theo định luật của Snell,
xem hình 1.4

Hình 1.4. Sơ đồ của một ống dẫn sóng ba lớp: cấu trúc cơ bản của laser bán dẫn.

Hình 1.4 là một ống dẫn sóng điện môi ba lớp gồm một màng được nhúng giữa hai
lớp đệm. Bởi vì một QW đơn quá mỏng để tạo ra một ống dẫn sóng hiệu quả, một số lớp
mỏng bao gồm nhiều QW và các rào thế có thể được mọc để tạo thành lớp tích cực này. Số
lượng các lớp tạo nên lớp tích cực phụ thuộc vào thiết kế của từng laser bán dẫn. Chiết suất
của các lớp này dẫn đến một chiết suất nf cho toàn bộ màng. Các chiết suất của lớp vỏ bọc
nc1 và nc2 thấp hơn chiết suất nf, miền tích cực có chiết suất cao nhất và khe năng lượng
thấp nhất, do đó cấu trúc này cung cấp dẫn sóng. Loại cấu trúc này được thiết kế là các cấu
trúc dị thể giam giữ phân tách. Dẫn sóng dọc tăng cường hệ số giam giữ Γ đáng kể dẫn đến
giảm mật độ dòng ngưỡng. Một lợi ích khác của cấu trúc dẫn sóng dọc là bắt buộc các bức
xạ mode ngang đơn theo hướng dọc. Thông thường, độ dày lớp dẫn sóng dọc dao động từ
vài trăm nanomet đến vài micromet.
7


So với dẫn sóng dọc được xác định bởi hệ thống lớp epitaxy, việc tối ưu hóa hướng
dẫn sóng ngang theo tiếp giáp p-n là một thách thức. Dẫn sóng ngang có thể đạt được
tương tự như dẫn sóng dọc được mô tả ở trên. Lớp tích cực, theo hướng ngang, cũng được
kẹp giữa hai lớp chiết suất thấp hơn. Cấu trúc này do đó được gọi là index-guide hoặc dị
thể vùi. Cấu trúc này đòi hỏi một quá trình chế tạo phức tạp. Do đó, trên thực tế thiết kế
phổ biến là một cấu trúc gain-guide dựa vào việc xác định một cửa sổ dòng bơm ngang.
Chiều rộng của miền tích cực theo hướng ngang phụ thuộc vào sự trải rộng của dòng bơm
theo hướng đó. Sóng quang học chỉ được khuếch đại trong vùng bơm. Quá trình khuếch
đại lúc này như dẫn sóng ngang trong khi laser hoạt động. Sự giam giữ ngang được mô tả
trong hình 1.5, trong đó khoảng cách mở giữa hai tấm cách điện sẽ xác định cửa sổ ngang
cho dòng bơm.
Tiếp xúc
loại p

Cách điện

Lớp tích cực

Tiếp xúc loại n

Hình 1. 5.Dẫn sóng ngang trong laser. [12].
Để laser hoạt động đơn mode ngang, chiều rộng của cửa sổ dòng bơm chỉ nên
khoảng vài micromet [11]. Đối với laser bán dẫn công suất cao, dòng bơm lớn, cấu trúc
dẫn sóng gò (rigde-waveguide: RW) thường được sử dụng để laser hoạt động đơn mode
ngang. Điều kiện cuối cùng được đề cập liên quan tới dao động laser là điều kiện buồng
cộng hưởng.
Hầu như tất cả các buồng cộng hưởng laser bán dẫn có thể được xem như buồng
cộng hưởng Fabry-Perot. Buồng cộng hưởng Fabry-Perot bao gồm hai gương được song
song song song với nhau. Đối với laser bán dẫn để hai gương song song dựa trên việc tách
các mặt của tinh thể bán dẫn một cách hợp lý. Các mặt của laser bán dẫn được phủ với độ
phản xạ cao ở phía sau và với độ phản xạ thấp ở mặt trước sao cho phù hợp với tỉ lệ công
8


suất hiệu dụng của hệ laser. Cấu hình của một laser bán dẫn được dựa trên buồng cộng
hưởng Fabry-Perot được thể hiện trong hình 1.6.

Lớp đệm

Gương
trước Rr

Gương
sau Rf

Lớp dẫn sóng

Lớp đệm
Miền tích cực QW
Chiều dài buồng cộng hưởng
Hình 1. 6. Cấu hình của laser bán dẫn sử dụng buồng cộng hưởng Fabry-Perot.
Sóng quang học di chuyển qua lại dọc theo buồng cộng hưởng dựa trên sự phản xạ
ở mặt gương. Buồng cộng hưởng quang có nhiều tần số cộng hưởng được gọi là các mode
dọc. Mỗi mode tương ứng với sóng đứng với các nút ở các mặt. Điều kiện sóng đứng được
thỏa mãn khi độ dài của bộ cộng hưởng L tương đương với một số nguyên của một nửa
bước sóng trung tâm λ0 :

1.9 

L  m( 0 / 2neff )

trong đó m là một số nguyên; neff là chiết suất hiệu dụng bên trong ống dẫn sóng. Khoảng
cách các sóng này được cho bởi [10]:

   20 / 2ng L

( 1.10 )

Trong đó:
ng  neff   .

neff


 neff   .

neff



( 1.11)

được gọi là chiết suất hiệu dụng nhóm ng = c / υg với υg là vận tốc nhóm của các mode
quang học. Laser bán dẫn Fabry-Perot thường hoạt động ở chế độ đa mode dọc xung quanh
đỉnh khuếch đại.

9


1.4. Cấu trúc laser bán dẫn công suất cao
Trong phần trước một số khái niệm cơ bản về laser bán dẫn đã được giới thiệu.
Trọng tâm của phần này nêu một số đặc điểm cơ bản của laser DFB (laser phản hồi phân
bố ) bằng việc đưa vào buồng cộng hưởng một cách tử lọc lựa bước sóng. Trong laser DFB
phản hồi quang không được bố trí ở các mặt gương mà được phân bố trong suốt chiều dài
buồng cộng hưởng. Do có cách tử trong buồng cộng hưởng đã làm thay đổi cơ chế lọc lựa
mode. Hình1.7 cho thấy cấu trúc điển hình của một laser bán dẫn DFB với một cách tử
Bragg nằm ngoài vùng tích cực.

Hình 1. 7. Sơ đồ cấu trúc laser DFB tích hợp cách tử Bragg, cường độ phân bố theo
chiều ngang Ix.
Phản hồi quang xảy ra dựa trên nguyên lý nhiễu xạ Bragg, khi xảy ra kết hợp các
sóng truyền theo hai hướng từ phía trước và phía sau. Cơ chế chọn lọc mode dọc tuân theo
điều kiện Bragg, tương tác chỉ xảy ra với các bước sóng λB thỏa mãn:



mB
2neff

( 1.12 )

Trong đó Λ là chu kỳ cách tử Bragg, neff là chiết suất hiệu dụng của vật liệu, m là
bậc của cách tử Bragg. Sự kết hợp giữa các sóng chuyển tiếp và ngược lại là mạnh nhất đối
với nhiễu xạ Bragg bậc 1 (m = 1). Tuy nhiên với một laser DFB hoạt động ở bước sóng λB
= 0,78 μm, Λ khoảng 235 nm nếu chúng ta sử dụng m = 2 và neff = 3,3 trong phương trình
(1.12). Những cách tử này có thể được tạo thành bằng cách sử dụng một kỹ thuật
holography (holographic).
10


1.5. Hệ số kết hợp mode trong laser bán dẫn DFB
Hệ số ghép mode của cách tử có dạng hình chữ nhật κ có thể mô tả như sau:

  sin  m D 
 2n
 
j
  i  j g

2 
m
 

( 1.13 )

ở đây κi bao gồm tất cả các đóng góp từ nhiễu loạn chiết suất trong khi κg bao gồm tất cả
các đóng góp liên quan đến thay đổi khuếch đại [13]. Δn độ thay đổi của chiết suất, Δα: độ
thay đổi của khuếch đại.

Hệ số ghép mode liên quan đến bậc của nhiễu xạ Bragg (m) hình dạng, độ sâu và
chu kỳ của cách tử (Λ). Hệ số D được cho bởi tỷ số Λ 1/Λ (Λ1 là độ rộng mô của cách tử).
Để đạt được hệ số ghép mode cực đại, với nhiễu xạ bậc 1, D = 0,5; nhiễu xạ bậc 2, D =
0,25 hoặc 0,75.
Tùy thuộc vào tính chất của hệ số ghép mode laser bán dẫn DFB được phân làm 3
nhóm khác nhau: ghép mode thuần (index-coupled), ghép mode hỗn hợp (mixedcoupled),
ghép mode khuếch đại hoặc mất mát (gain- or loss-coupled). Hình1.8 cho thấy các sơ đồ
giản đơn giản của các cấu trúc laser bán dẫn DFB
Thực tế đa số các laser bán dẫn DFB thuộc nhóm ghép mode thuần. Hệ số ghép
mode trong trường hợp này chỉ phụ thuộc sự thay đổi chiết suất. Một kết cấu đơn lớp của
cách tử được chế tạo bên trên hoặc bên dưới lớp tích cực. Hầu hết sự tái hợp hạt tải bị giam
giữ dọc theo lớp tích cực, nên độ lớn của khuếch đại không bị ảnh hưởng, do đó hệ số κg =
0. Hệ số ghép mode khi đó chỉ còn phần thực:



2n sin( m D )

m

( 1.14 )

Nếu lớp cách tử được tạo phía trên bên trong miền tích cực (hình 1.8) laser bán dẫn
DFB sẽ thể hiện đặc trưng ghép mode hỗn hợp. Do sự biến thiên của chiết suất dọc theo
cách tử gây ra κi . Như minh họa trong Hình. 1.8b, bề dày lớp tích cực trở thành một hàm
tuần hoàn theo chiều dọc, và do đó là hàm tuần hoàn của hệ số giam giữ quang. Như vậy,
sự biến thiên tuần hoàn của hệ số giam giữ quang làm thay đổi biên độ khuếch đại theo
chiều dọc vì vậy gây ra hệ số κg.

11

sơ đồ chiết suất

sơ đồ chiết suất

lớp tích cực

a)

lớp tích cực

b)

sơ đồ chiết suất

sơ đồ chiết suất

lớp tích cực

lớp tích cực

c)

d)

Hình 1. 8. Sơ đồ mặt cắt ngang của laser bán dẫn DFB; a) Laser bán dẫn DFB ghép
mode thuần; b) Laser bán dẫn DFB ghép mode hỗn hợp; c) Laser bán dẫn DFB ghép
mode khuếch đại thuần; d) Laser bán dẫn DFB ghép mode mất mát thuần . [13]
 Chỉ với một lớp cách tử duy nhất rất khó có thể đạt được một laser DFB ghép mode

khuếch đại thuần nhất. Tuy nhiên, bằng cách tạo ra một lớp thứ hai bên trên cách tử
ghép mode pha trộn đầu tiên sẽ làm cho phần κi bị triệt tiêu. Như hình minh họa
1.8c, cách tử thứ hai có cấu trúc đảo pha với cách tử đầu tiên. Do sự biến điệu trực
tiếp của bề dày lớp tích cực, người ta thấy rằng hệ số κg thực tế của cấu trúc này có
thể dao động theo cường độ của dòng bơm. Đối với câu trúc ghép mode khuếch đại
có κi = 0, hệ số ghép mode chỉ còn phần ảo.
Ngoài phương pháp như trong Hình 1.8c, một phương pháp thứ 2 tạo ra ghép mode
khuếch đại thuần là tạo sự biến thiên tuần hoàn của mất mát như trong Hình 1.8d. Hệ số
giam giữ quang không đổi trong khi mất mát trong buồng cộng hưởng biến thiên tuần hoàn
theo trục z. Với cấu trúc này, độ lớn của κg sẽ không bị ảnh hưởng khi thay đổi dòng bơm.
Mặt khác do tăng mất mát trong buồng cộng hưởng nên cấu trúc ghép mode mất mát dẫn
đến dòng ngưỡng cao.
So sánh trên giải thích tại sao việc thiết kế các laser bán dẫn DFB ghép mode thuần
nhất đã nhận được sự chú ý đáng kể trong những thập kỷ qua. Có một vài lý do tại sao sự
phát triển của laser DFB ghép mode hỗn hợp hoặc ghép mode khuếch đại không được nhắc
đến nhiều. Trong một laser DFB ghép mode hỗn hợp, một số lượng lớn các tâm tái hợp
không bức xạ đã được tạo ra trong quá trình chế tạo lớp cách tử. Vì lớp cách tử có tiếp xúc

12


trực tiếp với lớp tích cực, việc tăng các tâm tái hợp không bức xạ sẽ làm tăng dòng ngưỡng
rất nhiều. Hiệu suất của laser cũng giảm nhanh chóng khi nhiệt độ tăng lên.

1.6. Dải dừng trong laser DFB
Thứ nhất, khái niệm dải dừng của các laser bán dẫn DFB ghép mode thuần là cơ sở
để hiểu về cơ chế tăng độ rộng vạch phổ. Đối với một laser bán dẫn DFB ghép mode thuần
hệ số phản xạ bằng 0, dựa trên lý thuyết do Kogelnik và Shank [14] đưa ra, phương trình
riêng ngưỡng trong mối quan hệ giữa hệ số ghép κ và chiều dài buồng cộng hưởng L có thể
được viết như sau:

 L sinh( j L )   L

(1.15 )

trong đó γ là hằng số truyền phức có chứa hệ số khuếch đại g được xác định bởi biểu thức
sau đây:

g

   j     j 
2


2

2

Với

( 1.16 )

  n(   0 ) / c

(1.17 )

được xem như là tham số dịch tần số ω đến tần số Bragg ω0.

Phân tích chi tiết có thể tham khảo [13], [14], [15]. Hình 1.9 là kết quả cuối cùng
với sự phụ thuộc của độ lệch chuẩn hóa ΔL của bước sóng dao động từ bước sóng Bragg và

khuếch đại ngưỡng chuẩn hóa gL trên hệ số ghép chuẩn hóa. Nó cho thấy khuếch đại
ngưỡng đối với một mode giảm khi tăng ΔL và độ lệch ΔL tăng khi κL tăng. Do sự phụ
thuộc đáng kể của mode vào khuếch đại ngưỡng [15], dao động thực tế diễn ra ở các mode
cơ bản m = 1 và m = -1. Mặc dù các mode này có bước sóng khác nhau nhưng biên độ
khuếch đại là như nhau [13]. Trên thực tế, các dao động hai mode như vậy đã được quan
sát bằng thực nghiệm.

13


khuếch đại ngƣỡng gL

Dịch chuyển từ điều kiện Bragg

Hình 1. 9. Khuếch đại ngưỡng dao động và dịch chuyển bước sóng dao động bước sóng
của một laser DFB ghép mode thuần. [13]
Kết quả trên đã thu được với giả thiết hệ số phản xạ bề mặt bằng 0. Thực tế, phản xạ
bề mặt có thể không bỏ qua, trừ khi các mặt được phủ lớp chống phản xạ. Bằng cách giảm
phản xạ ở mặt trước và tăng phản xạ ở mặt sau của laser, công suất ra có thể được tăng
cường, và dao động chế độ đơn có thể đạt được. Đối với các mặt phản xạ, điều kiện dao
động bị ảnh hưởng bởi pha của phản xạ, thông số được xác định bởi vị trí của mặt gương
liên quan đến pha cách tử [15]. Vì mặt gương được hình thành bằng cách tách mặt tinh thể,
hầu như không thể kiểm soát chính xác vị trí của mặt để tối ưu hóa pha phản xạ, vì đòi hỏi
độ chính xác quá trình tách tinh thể tới dưới m. Theo đó, một số laser được chế tạo dao
động ở hai mode, và một số dao động dao động đơn mode. Do việc kiểm soát quá trình cắt
chíp là rất khó, do đó bước sóng dao động và dòng ngưỡng của các laser bán dẫn trong
cùng một dãy thay đổi đáng kể. Đây là nhược điểm nghiêm trọng nhất của laser bán dẫn
DFB ghép mode thuần.

Phản hồi phân bố

Vùng tích cực

Hình 1. 10. Cách tử dịch pha λ / 4 [13]
14


Để loại bỏ các vấn đề tồn tại hai mode dao động trùng nhau bên ngoài bước sóng
Bragg, cấu trúc cách tử nên được thay đổi để đáp ứng các điều kiện của bước sóng Bragg.
Từ điều kiện biên, để có dao động ở bước sóng Bragg, dịch pha giữa các mode bên trái và
bên trái của cách tử, tức là một phần tư bước sóng quang học trong ống dẫn sóng (λ/4) phải
được đáp ứng. Bằng cách sửa đổi cấu trúc DFB như mô tả trong Hình 1.10 thu được bước

khuếch đại ngƣỡng gL

sóng Bragg tại ΔL = 0 như thể hiện trong hình 1.11.

Dịch chuyển từ điều kiện Bragg

Hình 1. 11. Khuếch đại ngưỡng dao động và dịch chuyển bước sóng dao động của một
laser bán dẫn DFB kết hợp mode thuần, dịch pha λ / 4. [13]
Từ lý thuyết trên, khái niệm dải dừng có thể được đưa ra như sau. Đối với một laser
bán dẫn DFB ghép mode thuần, tại thông số dịch chuyển chuẩn hóa ΔL = 0 (tương ứng với
bước sóng Bragg), bằng việc phân tích hệ số truyền lan sóng phức cho thấy một sự truyền
sóng trong vùng phổ giữa hai mode có bậc thấp nhất m = +1 và m = -1 như thể hiện trong
hình 1.9 [15]. Điều này cũng tương tự như hiện tượng nổi tiếng trong cấu trúc tinh thể,
nghĩa là sự truyền sóng trong các cấu trúc chiết suất thực tuần hoàn làm tăng dải dừng hoặc
khe năng lượng. Dải dừng ở đây được xác định bởi khoảng cách giữa mode m = +1 và m =
- 1 trong Hình 1.9. Phân bố mật độ quang phổ phát xạ laser DFB phụ thuộc ΔL thể hiện
trong Hình 1.12. Trong dải dừng này, sóng suy giảm theo hàm mũ và do đó chỉ lan truyền

trong một khoảng cách hữu hạn. Theo đó, một sóng tới bất kỳ được phản xạ có hiệu quả.
Việc truyền sóng chỉ xảy ra bên ngoài khe. Vì vậy, trong một cách tử có chiều dài hữu hạn,
các sóng phân rã chỉ có xu hướng xảy ra gần những nơi mà tính tuần hoàn của cách tử bị
15


phá vỡ, chẳng hạn như ở biên. Các sóng bên ngoài dải dừng là các sóng lan truyền ít tương
tác với cấu tuần hoàn của laser bán dẫn DFB. Chiều rộng của dải dừng là 2κ và có thể được
xác định bằng thực nghiệm đo phổ khuếch đại (ASE) gần với ngưỡng của laser bán dẫn
DFB.

Hình 1. 12. Sơ đồ mặt cắt ngang (trái) và phổ khuếch đại tương ứng (phải) của một
laser bán dẫn DFB có và không có sự dịch pha. [12]
Bằng cách tăng khuếch đại trong ống dẫn sóng, sự suy giảm có thể được khắc phục.
Đối với cách tử ghép mode khuếch đại, không có dải tần số dừng xảy ra. Mặt khác, có một
dải cấm có chiều rộng 2κ trong vector sóng. Các kết quả tính toán của laser bán dẫn DFB
ghép mode khuếch đại được thể hiện trong Hình 1.13. Một ưu điểm nữa của laser DFB

khuếch đại ngƣỡng gL

ghép mode khuếch đại là ít nhạy với pha của phản xạ gương [15].

Dịch chuyển từ điều kiện Bragg

Hình 1. 13.Khuếch đại ngưỡng dao động và dịch chuyển bước sóng dao động của một
laser bán dẫn DFB ghép mode khuếch đại. [13]
16