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

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. 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 Cách điện Lớp tích cực Tiếp xúc loại p Tiếp xúc loại n 9 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. 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:  0 effL m( / 2n ) 1.9 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]: 2 0 g/ 2n L (1.10 )  Trong đó: eff eff g eff eff n n n n . n . (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. Gương trước Rr Gương sau Rf Miền tích cực QW Lớp đệm Lớp đệm Lớp dẫn sóng Chiều dài buồng cộng hưởng 10 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: B eff m (1.12 ) 2n    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). 11 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:   i g sin m D2 n j j (1.13 ) 2 m                 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 Λ1/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 ) (1.14 ) m      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. 12 a) b) 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 lớp tích cực sơ đồ chiết suất sơ đồ chiết suất sơ đồ chiết suất sơ đồ chiết suất lớp tích cực lớp tích cực lớp tích cực 13 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: Lsinh( 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: 2 2 gj (1. ) 2 1j 6           Với 0n( ) / 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. 14 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. Hình 1. 10. Cách tử dịch pha λ / 4 [13] k h u ếc h đ ạ i n g ƣ ỡ n g g L Dịch chuyển từ điều kiện Bragg Phản hồi phân bố Vùng tích cực 15 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 sóng Bragg tại ΔL = 0 như thể hiện trong hình 1.11. 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 k h u ếc h đ ạ i n g ƣ ỡ n g g L Dịch chuyển từ điều kiện Bragg 16 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 ghép mode khuếch đại là ít nhạy với pha của phản xạ gương [15]. 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] Dịch chuyển từ điều kiện Bragg k h u ếc h đ ạ i n g ƣ ỡ n g g L 17 Chƣơng 2. Cơ sở phƣơng pháp tính toán các thông số cơ bản của laser bán dẫn DFB 2.1. Đo đặc trƣng công suất, xác định dòng ngƣỡng của laser DFB Đặc trưng công suất quang của laser bán dẫn thể hiện sự phụ thuộc vào dòng bơm công suất quang ra. Qua đường đặc trưng này ta có thể xác định được thông số và tính chất quan trọng của laser, như dòng ngưỡng, điện trở nối tiếp của laser, hiệu suất độ dốc từ đó, làm sáng tỏ một số vấn đề về công nghệ chế tạo. Ở dưới dòng ngưỡng, ta thấy chỉ có các photon phát xạ tự phát ở công suất quang rất thấp. Ở trên dòng ngưỡng, công suất ra tăng tuyến tính với dòng cung cấp. Hiệu suất độ dốc phụ thuộc vào hiệu suất lượng tử nội, sự phản xạ ở các bề mặt, sự hấp thụ bên trong vật liệu bán dẫn, và phụ thuộc vào bước sóng của photon phát. Khi tăng dòng qua laser, thế sụt trên chuyển tiếp nhanh chóng tăng đến một giá trị ngưỡng, bên trên giá trị ngưỡng này thế sụt trên laser tăng rất chậm. Công suất quang đầu ra và điện áp của laser được đo với dòng điện qua chuyển tiếp thay đổi. Sơ đồ hệ đo được thể hiện trong Hình 2.1 Nguồn nuôi Thorlabs ITC Laser đƣợc gắn cố định trên pin Peltier Đầu thu photo diode Laser Máy đo công suất quang dải rộng Melles Griot 13 PEM001 18 Hình 2. 1.Hệ đo đặc trưng công suất, thế phụ thuộc dòng bơm. Trong sơ đồ hệ đo trên bao gồm: nguồn Thorlabs ITC 4005 được sử dụng với dải dòng cấp 0 - 5A cho laser diode, độ ổn định dòng ± 0,1% ; dải dòng cấp cho pin nhiệt điện peltier (TEC) 0 A - 15A, độ ổn định nhiệt độ ± 0,2 o C. Sử dụng nguồn nuôi Thorlabs ITC 4005 có thể điều khiển được nhiệt độ của pin Peltier theo mục đích nghiên cứu, xác định được thế ngưỡng của laser bán dẫn, đồng thời cũng đặt được giới hạn dòng đối với từng loại laser bán dẫn hạn chế việc làm hỏng laser bán dẫn. Tín hiệu quang được đưa đến đầu thu photo diode được đặt ngay sát laser để thu toàn bộ bức xạ ra khỏi laser (hình 2.1), đầu thu này được nối với một máy đo công suất. Sau khi căn chỉnh đúng vị trí giữa đầu ra của tín hiệu quang với đầu thu ta sẽ thu được giá trị công suất tối ưu hiện lên trên máy đo. Máy đo công suất chúng tôi sử dụng là máy đo công suất quang dải rộng Melles Griot 13 PEM001. Laser được cấp dòng liên tục, được ổn định nhiệt độ bằng pin peltier. Hình 2. 2. Đặc trưng công suất, thế phụ thuộc dòng bơm của laser DFB 780 nm tại 25oC Trên Hình 2.2. là đặc trưng công suất và thế phụ thuộc dòng bơm của một laser 780 nm tại nhiệt độ 25 o C. Khi dòng bơm nhỏ hơn 35 mA, khuếch đại chưa đủ thắng mất mát nên lúc này chưa thu được tín hiệu laser phát ra. Từ I = 39 mA, khuếch đại lớn hơn mất mát tổng cộng, laser bắt đầu phát. Giá trị dòng bơm I = 39 mA được xác định là giá trị dòng ngưỡng của laser. 0 50 100 150 200 250 300 0 50 100 150 200 250 0 1 2 3 Dßng ®iÖn I / mA C « n g s u Ê t P / m W § iÖ n t h Õ U / V T = 25°C I th = 39mA  =0.83W/A L = 1500µm 19 Hiệu suất độ dốc được tính thông qua biểu thức: (2.1)slope P I     Với ∆P là độ chênh lệch công suất quang khi thay đổi dòng bơm lượng ∆I. 2.2. Đo phổ khuếch đại của laser bán dẫn công suất cao DFB 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). Ngoài việc phân tích đặc trưng PUI, đặc trưng phổ của laser cần phải được khảo sát. Đặc trưng phổ cho ta biết bước sóng phát xạ trung tâm, hoạt động chế độ đơn mode dọc, tỉ số nén mode giữa mode trung tâm và mode bên. Hình 2.3 mô tả cụ thể phổ quang của một laser bán dẫn Fabry-Perot ở các giá trị trên và dưới ngưỡng phát laser. Tại các giá trị dòng khác nhau, phổ quang của laser bán dẫn sẽ có dạng khác nhau. Bước sóng nm Bước sóng nm Bước sóng nm Bước sóng nm 20 - Ở dưới giá trị dòng ngưỡng I << Ith (hình 2.3a): là vùng laser phát bức xạ huỳnh quang. - Gần giá trị dòng ngưỡng I ~ Ith (hình 2.3b và 2.3c): laser phát siêu huỳnh quang là vùng cạnh tranh giữa bức xạ tự phát và bức xạ cưỡng bức. - Trên giá trị dòng ngưỡng I >> Ith (hình 2.3d): là vùng phát laser; công suất quang đầu ra tăng tuyến tính với dòng cung cấp. Hình 2.4. Sơ đồ đo phổ. Để khảo sát phổ phát xạ phổ của laser bán dẫn, hệ đo tương tự như khảo sát đặc trưng PUI. Hình 2.4. là sơ đồ khảo sát phổ phát xạ nói chung và phổ khuếch đại của laser bán dẫn. Phổ khuếch đại chỉ có thể được ghi khi laser hoạt động ở dòng bơm gần bên dưới ngưỡng (hình 2.3b). Từ kết quả đo công suất quang phụ thuộc dòng bơm ở phần trên, ta xác định giá trị ngưỡng của laser. Việc khảo sát phổ khuếch đại cho laser bán dẫn DFB 780 nm sử dụng máy phân tích quang phổ OSA Advantest Q8384. Các bức xạ phát ra từ mặt trước của laser DFB được ghép vào một sợi quang đơn mode truyền tín hiệu tới OSA. Laser DFB được giữ ở 25°C trong quá trình đo. Dòng bơm được điều chỉnh xuống dưới ngưỡng. Do không thể xác định chính xác ngưỡng, nên trong quá trình thực nghiệm một số phổ khuếch đại gần ngưỡng được ghi lại (thường là 1, 2 và 3 mA dưới ngưỡng). Đầu tiên tiến hành đo phổ khuếch đại với độ rộng dải đo 20 nm để xác định dải dừng của phổ khuếch đại, hoặc bất kỳ bất thường nào trong dải phổ. Sau đó ghi lại phổ Thấu kính hội tụ Nguồn nuôi và điều khiển nhiệt độ 21 khuếch đại với độ rộng dải đo là 1 nm với dải dừng ở trung tâm phổ. Để tăng tỉ số tín hiệu trên nhiễu, phổ được ghi lặp lại 20 lần và lấy giá trị trung bình. Trên hình 2.5 là một ví dụ đo phổ khuếch đại của laser DFB 780nm tại dòng bơm 34 mA (thấp hơn giá trị ngưỡng 1 mA). Độ rộng dải đo trên hình 2.5a là 20 nm, kết quả thể hiện trên hình 2.5b là phổ khuếch đại với dải đo 1 nm. Hình 2.5. Quang phổ khuếch đại của laser DFB 780 nm tại dòng bơm 34 mA: a) Độ rộng dải đo phổ là 20 nm; b) Độ rộng dải đo phổ 1 nm tính trung bình sau sau 20 lần đo.[5] 2.3. Cơ sở lý thuyết của phƣơng pháp tính toán các thông số cơ bản của laser bán dẫn DFB Phổ khuếch đại của laser bán dẫn DFB được đo bên dưới, sát ngưỡng chứa các thông tin quan trọng về các tham số cơ bản của laser, những thông số khó có thể xác định trực tiếp. Những thông số này mô tả tính chất của vùng tích cực của laser như chiều dài, chiết suất nhóm. Bên cạnh đó còn liên quan đến buồng cộng hưởng quang học như hệ số phản xạ bề mặt gương, hệ số ghép của cách tử Bragg trong laser DFB. Cơ sở lý thuyết của phương pháp tính toán được mô tả chi tiết trong [17] bắt nguồn từ một giải pháp dựa trên hàm Green mới của phương trình sóng không đồng nhất. C ƣ ờ n g đ ộ t ƣ ơ n g đ ố i/ d B C ƣ ờ n g đ ộ t ƣ ơ n g đ ố i/ d B Bƣớc sóng λ/nm Bƣớc sóng λ/nm 22 Bức xạ tự phát truyền dọc theo trục z của một buồng cộng hưởng đa chiều với giả thiết vùng hoạt động của bán dẫn lấp đầy theo trục z. Giả thiết trên mặt phẳng xOy số mode ngang là 1, chỉ có các mode dọc thay dổi phụ thuộc thời gian. Sự phụ thuộc thời gian được mô tả qua tích phân Fourier. Do đó, trường điện từ được mô tả: i t i t A(x, y) E(x, y,z,t) E (z)e d 2 B(x, y) H(x, y,z,t) H (z)e d ( 2.3 ) 2                 Ở đây các mode giống TE (Transverse Electric), ví dụ E  Ey và H  Hx có thể áp dụng. Các hàm trường ngang (phân bố mode) A(x,y) và B(x,y), phụ thuộc tham biến theo chiều dọc z, được chuẩn hóa:  *1 Re A(x,y)B (x,y) dxdy 1 ( 2.4 ) 2   Ở đây * biểu thị liên hợp phức và dấu trên (hoặc dưới) áp dụng cho TE (hoặc TM: Transverse Magnetic) mode. Thành phần Fourier được phân ly thành sóng truyền đi và sóng phản xạ dọc theo trục buồng cộng hưởng. 0 0 0 0 i z i z i z i z E (z) (z)e (z)e H (z) (z)e (z)e ( 2.5 )                         Ở đây, 0 là hệ số truyền liên quan có giá trị thực. Đối với laser DFB, 0 có giá trị m, trong đó m là bậc và  là chu kỳ cách tử. Sự thay đổi chậm của biên độ sóng tới và sóng phản xạ   và   , tương ứng, tuân theo cái gọi là phương trình sóng kết hợp. H (z) (z) F (z) ( 2.6 )    Ở đây, ký hiệu vector: . ( 2.7 )                 23 Số hạng f F ( 2.8 ) f              ở phía bên tay phải của (2.6) bao gồm hàm nhiễu Langevin, mô hình các sự kiện phát xạ tự phát phân bố ngẫu nhiên. Toán tử ma trận trong (2.6) được mô tả rad i rad i i i z H ( 2.9 ) i i z                          Ở đây 0( ,z) ( ,z)      là hệ số lan truyền tương đối. Phần ảo có thể được viết như   1 Im ( ,z) Im ( ,z) g( ,z) ( ,z) ( 2.10 ) 2          Trong đó, g là hệ số khuếch đại,  là hệ số mất mát, phương thức, tính trung bình trong một chu kì cách tử. Các hệ số ghép là giá trị phức. Phần thực và phần ảo có thể phụ thuộc thêm vào một pha chung   2 i (z)r i(z) (z) i (z) e . ( 2.11)       Bằng cách này, chiết suất, khuếch đại, và các phần DFB kết hợp hấp thụ với cách tử Bragg bậc 1 hoặc cao hơn có thể được tính. Chú ý là các dấu phần thực và phần ảo của r i, , ,    tương ứng phải được chọn chính xác. Ví dụ, trong trường hợp của một cách tử khuếch đại phản pha, i 0 đã được chọn. Với một cách tử thuần bậc 2: dra i i 0   được áp dụng, và dấu của r phụ thuộc vào duty cycle của cách tử. Pha  cho phép một mô phỏng cách tử dịch pha. Đối với cách tử bậc 2 (và tương tự đối 24 với các cách tử bậc cao hơn), phần ảo của hệ số ghép dra i do phát xạ bậc 1 phải được cộng thêm vào hệ số truyền tương đối. Ở bề mặt gương của laser, giả thiết điều kiện biên phản xạ thông thường 0 L (0 ) r (0 ) 0 ( 2.12 ) (0 ) r (0 ) 0 ( 2.13 )                 Ở mặt phân cách giữa hai phần tại z = zd, điều kiện truyền tổng quát đối với biên độ của cả hai phía tại mặt phân cách được giả thiết phù hợp là d d d d (z ) (z )t t r r r1 . ( 2.14 ) t(z ) r 1 (z )                                        Ở đây t + , r + là hệ số truyền qua và phản xạ biên độ đối với sóng truyền tới mặt phân cách, t - , r - là hệ số tương ứng của sóng truyền theo hướng ngược lại. Nếu không có mất mát do tán xạ hoặc hấp thụ ở mặt phân cách, điều kiện bảo toàn năng lượng đòi hỏi t + t - - r + r - = 1 và r - = -r +* . 25 Chƣơng 3. Tính toán các thông số quang học cơ bản của laser bán dẫn công suất cao DFB phát xạ vùng 780 nm 3.1. Kết quả đo đạc laser DFB 780 nm Chúng tôi đo đạc và tính toán trên 2 nhóm mẫu laser bán dẫn DFB phát xạ vùng bước sóng 780 nm được chế tạo với các yêu cầu như sau: Nhóm 1: Chiều dài buồng cộng hưởng L = 1.5 mm, hệ số phản xạ gương mặt sau là R r = 95%, hệ số phản xạ gương mặt trước Rf < 0,01%, chiết xuất nhóm của vật liệu ng = 3,9, hệ số ghép = 1 cm -1 . Các mẫu này được gắn trên phiến CuW và đóng vỏ trên đế C - mount. Nhóm 1 gồm 5 laser được kí hiệu lần lượt: Laser101, laser102, laser103, laser104, laser105. Nhóm 2: Chiều dài buồng cộng hưởng L = 1.5 mm, hệ số phản xạ gương mặt sau là R r = 95%, hệ số phản xạ gương mặt trước Rf < 0,01%, chiết xuất nhóm của vật liệu ng = 3,9, hệ số ghép = 2 cm -1 . Các m