第一章　外腔半導體激光器技術

1.1　前言

激光技術是光電子學各相關方向的基礎，自1962年第一支半導體激光器問世以來，半導體激光器有了很大的發展。20世紀70年代末，隨著半導體激光介質制作工藝的改進和完善，半導體激光器的性能得到了很大的提高，各種類型的新產品不斷涌入市場。由于半導體激光器具有體積小、效率高、結構簡單、價格便宜、便于調諧等優點，目前已被廣泛運用于光纖通信、激光印刷、激光唱機、激光測距、激光醫療等方面。另外在激光光譜、原子分子物理、量子頻標、原子核物理等基礎研究領域，半導體激光器也越來越發揮其重要作用。

半導體激光穩頻是半導體激光實現頻率控制的一種重要技術。穩頻激光不但可用于長度的精密測量，而且在激光通信、原子鐘、納米科技、三維精密控制、原子分子結構的精密測量和能態的標定以及物理基本常數的精密測量等方面有著廣泛的應用，目前常用的穩頻半導體激光有532nm、633nm、780nm、850nm和1500nm等幾個波段，前四種主要應用于精密測量、原子鐘、激光光譜等領域，后一種主要應用于光纖通信。半導體激光頻率標準是穩頻半導體激光中穩頻精度最高的一種，它是將激光頻率鎖定于原子或分子的超精細能級間的穩定躍遷頻率從而獲得高精度的激光頻率，并以此作為光頻率的標準（簡稱光頻標）。常用的光頻標最好的不確定度為10-13量級，對于1km的長度測量其誤差僅為0.1nm。目前用于科研的最高精度的光頻標的不確定度為10-18量級，若用于計時，相當于300億年誤差不超過1s。

本章詳細介紹半導體激光器產生激光的基本原理以及其基本特性，包括其頻率調諧特性和功率輸出特性，然后介紹應用最為廣泛的外延腔半導體激光器，包括外延腔壓窄激光線寬的基本原理和外延腔頻率調諧的基本原理。

1.2　半導體激光器產生激光的基本原理

半導體激光器是利用少數載流子注入產生受激發射的器件，和其他激光器一樣，半導體激光器發射激光也必須具備三個條件：粒子數反轉、共振腔和激勵源。由于構成半導體激光管的晶體材料不同，半導體激光器從結構上可分為PN結激光器、異質結激光器和分布反饋激光器。

半導體晶體是構成半導體激光器的工作物質，由于其晶體內部電子的共有化運動，使半導體晶體內部原子的費米能級形成的能帶結構，如圖1.1所示。

在晶體中，由價電子能級分裂而成的能帶稱為價帶，如有電子因某種原因受激進入空帶，則此空帶稱為導帶。在導帶和價帶的間隔范圍內，由于電子不能處于穩定能態，實際上形成了一個禁區，稱為禁帶，其寬度常用Eg表示。對于直接躍遷，例如電子吸收一個光子，它將從價帶頂躍遷到導帶底，反之，如從導帶底躍遷到價帶頂則放出一個光子，放出光子和吸收光子的頻率ν滿足關系：

hν≌Eg

（1.1）

由半導體激光器的理論可知，若半導體晶體中的PN結兩端電壓U滿足：

U＞Eg/e

（1.2）

相互作用區的電子準費米能級（EF）N和空穴準費米能級（EF）P則滿足產生受激發射的粒子數反轉條件：

ΔEF=（EF）N-（EF）P≥Eg

（1.3）

半導體激光器產生的基本原理是在外部激勵源作用下，在半導體晶體中的PN結兩端加上適當的電壓，使載流子形成反轉分布，即導帶中擁有電子，而其對應的價帶中則留有空穴，如圖1.1所示。導帶中的電子向下躍遷至能量低的價帶，而發生電子和空穴的復合，躍遷時發出光子，由于諧振腔的反饋作用使特定頻率的光子可以在腔內因受激輻射而得到放大，最終產生激光。

1.2.1　半導體激光器的頻率調諧特性

對于半導體激光器，激光輸入的波長由腔長和激光增益二者決定。為了分析方便，可以假設激光波長λc（T）由接近于增益峰值波長λP（T）的腔模λM（T）決定，即

λc（T）=λM（T）=2n（T）L/M

（1.4）

這里，M是最接近2n（T）L/λP（T）的整數，也即

M=int{2n（T）L/λP（T）}

（1.5）

由于折射率n（T）和溫度有關，

n（T）=n0+pT

（1.6）

而增益峰值頻率νP（T）又由禁帶寬度決定。當溫度變化時，禁帶寬度Eg（T）隨之變化，

Eg（T）=Eg（0）-aT2/（T+b）

（1.7）

即

νP（T）=νP（0）-aT2/h（T+b）

（1.8）

對于給定的材料和溫度范圍，a和b可以看作常數，由此可得激光波長λc（T）和溫度T的關系為：

由式（1.9）得到如圖1.2（a）的λc（T）—T關系曲線，由于腔模的分裂，導致了跳模現象（ModeHopping）。為了表述激光波長（頻率）隨溫度變化的敏感性，定義溫調率為：

其單位為GHz/K，對于一般激光管，FT≈60GHz/K。

另外，當改變激光器的工作電流I時，由于電流流過激光介質產生的熱效應也會改變激光頻率，我們將這種激光隨工作電流的變化率稱為電調率：

其單位為MHz/mA，對于SDL-5420型激光管，FI≈1.3GHz/mA。如圖1.2（b）所示為λc-I的關系曲線，其中也有跳模現象產生。

1.2.2　半導體激光器的功率輸出特性

半導體工作物質實現了粒子數反轉后，光在諧腔內傳播時就有增益，但能否有效地形成激光振蕩，還與腔內損耗有關。只有當光在腔內來回傳播一周的過程中增益G等于損耗α時，才能滿足振蕩的閾值要求，此時的增益為閾值增益Gth。如圖1.3所示，半導體激光介質腔，則有：

R1R2I（0）e（Gth-α）2L=I（2L）

（1.12）

亦即：

e（Gth-α）2LR1R2=1

（1.13）

或

式1.14的右式中第二項為輸出端面引起的損耗，當腔長L越短，引起的損耗越大。由于半導體激光器是固體激光器，其能產生受激輻射的粒子密度（非平衡載流子）要比氣體激光器的粒子密度高幾個數量級，所以其增益系數遠大于氣體激光器的增益系數。因此，半導體激光器的諧振腔長L可比氣體激光器的短很多，另外，共振腔端面的反射率也不必很高。對于砷化鎵（GaAs）半導體激光器，其增益G和工作電流I呈線性關系：

G=βI

（1.15）

其對應的閾值電流為：

由式1.16可知，Ith與反射率R1和R2有關，通常兩個共振腔端面都是天然解理面，有R1=R2=0.32和ln（1/R1R2）=2.28，若其中一個端面鍍全反膜，有R1=1，則ln（1/R1R2）=1.14。因此，當一個端面鍍全反膜時，可以降低閾值電流。另外，當腔長增大時，也可以降低閾值電流。

半導體激光器的輸出功率為：

P=η（hν/e）（I-Ith）

（1.17）

其中η為量子效率，如圖1.4所示，半導體激光器輸出功率和工作電流的關系。

1.2.3　半導體激光器的結構和封裝

半導體激光器，顧名思義就是用半導體材料作為激光介質的一類的激光器。半導體激光器所涉及的半導體的種類很多，但目前最常用的有兩大類，一類是砷化鎵（GaAs）和鎵鋁砷（Ga1-xAlxAs，下標x表示GaAs中被Al原子取代的Ga原子的百分數）系列；另一類是InP和Ga1-xInxAs1-yPy系列（下標x、y表示In和P的摻雜濃度）。砷化鎵和鎵鋁砷類半導體激光器的波長λ取決于摻雜濃度x，一般為0.85μm左右，InP和Ga1-xInxAs1-yPy類半導體激光器的波長也取決于摻雜濃度x和y，一般為0.92～1.65μm，其中最常用的波長為1.3μm和1.55μm。目前光纖通信所用半導體激光波長主要在1.55μm附近，由于這種波段的激光在光纖中的傳輸損耗僅為0.15dB/km，適用于長距離光纖通信，因此1.55μm波段半導體激光器倍受青睞。

如圖1.5所示為雙異質結AlGaAs/GaAs半導體激光器的典型結構，其中間有源區材料為GaAs，它在x方向上的厚度為0.1～0.2μm，有源區被兩層相反摻雜的Ga1-xAlxAs包圍層所夾持，受激輻射的產生與放大就在GaAs有源區中進行。該層的z方向兩端分別鍍有反射膜，在出光端的反射率為14%～70%，在后向反射端的反射率高達99%以上。z方向的長度一般為300μm。因此，半導體激光器的腔長為300μm。在y方向有源區長度約為1μm左右，周圍被折射率較低的半導體材料所包圍，形成如圖1.6所示的二維波導結構。由于有源區在x和y方向尺度不同，形成了x方向光束發散角大（30°左右），y方向光束發散角小（10°左右），如圖1.7所示。

半導體發光介質經切割和鍍膜后被粘貼在一個導熱性能很好的銅制底座上，該底座和激光密封窗、半導體激光器極性引線構成半導體激光器。工作時需要對激光介質進行控溫，一般控溫的方法是將激光器固定在如圖1.8所示的熱沉塊（或散熱塊）上，半導體制冷器（Thermoelectric Cooler,TEC）的一個端面一般和熱沉塊相接觸，另一個端面與一塊更大的散熱底板接觸，控制TEC電流的流向即可對激光器進行加熱或者制冷。對于高功率激光器，散熱底座要進行水冷，以保證及時換熱。半導體激光器的溫度控制由TEC控制器調整TEC的電流來實現。半導體激光器的溫度通過測量熱沉的溫度得到，在半導體激光器工作時，熱沉通過熱敏電阻將半導體激光器的溫度信息傳遞給TEC控制器，通過其中的比較電路得到設置溫度和探測溫度的差來決定提供給TEC電流的大小和方向，從而實時地控制溫度。

另外還有大功率半導體激光器和激光通信專用半導體激光器，如圖1.9所示。大功率激光器實際上是由許多單管疊加而成的，一般稱這種激光器為半導體激光器列陣，如圖1.10所示。

1.3　外腔半導體激光器

1.3.1　外腔半導體激光器壓窄線寬的基本原理

在半導體激光器的諸多應用中，半導體激光器的線寬是一個非常重要的指標。目前常用的半導體激光器的線寬一般在15～100MHz左右，若加外延腔形成光反饋則激光線寬可以減小幾十倍，一般都能壓窄到1～5MHz左右。雖然它對于一般應用（如激光光線通信、激光印刷、激光醫療等）已經滿足要求，但是對于基礎研究（如高分辨率光譜、激光冷卻、囚禁原子和量子頻標等）仍然不能滿足要求。為了讓半導體激光器在基礎研究中發揮作用，就必須設法將其線寬變窄。半導體激光器線寬的壓窄方法主要有兩種，電反饋法和光反饋法。由于光反饋法結構簡單，已經為大家普遍采用。

半導體激光器在工作時，腔內同時存在著受激輻射和自發輻射兩種過程。自發輻射產生的光子相位是隨機分布的，彼此不相干。由于這種相位的隨機分布，形成了激光場線寬的下限，即激光本征線寬，其計算由著名的Shawlow-Townes關系式給出：

此計算式只適用于單模激光，其中P是激光輸出功率，Δνc是無源腔的自然線寬，它由下式表示：

其中L為無源腔的光學長度，α為腔的單程損耗，c為光速。由以上兩式可以看出，激光的功率越大，激光器的腔長越長，激光的本征線寬就越窄。由于半導體激光器的腔長比氣體激光器的腔長要短許多，因此它的本征線寬會比氣體激光器大很多。

引入a=Δn1/Δn2，其中n1+in2為半導體激光介質的折射率。在半導體激光器中，自發輻射不僅引起相位的起伏，還能引起光場強度的起伏，這種強度的變化引起載流子密度的變化，從而引起了介質折射率的變化。這種效應將使單模激光的線寬增大為（1+a2）Δν。

為了使現有的半導體激光器的線寬能得到有效的壓窄，常用的方法是利用外腔光反饋，如圖1.11所示。從原理上講，外腔光反饋可以從兩個方面使線寬壓窄：加外腔等效于腔長的增加；引入光反饋，有利于增強受激發射而抑制自發輻射。

下面我們將外腔光反饋半導體激光器的結構簡化為如圖1.11所示的三腔結構，在此只給出定量的結論，具體的推導計算可以參考有關文獻。壓窄后的線寬計算式：

有關參數的定義如下：

（1）a=Δn1/Δn2，其中n1+in2為半導體激光介質的折射率；

（2）Δν為單模激光的本征線寬；

（3），它表示由于外腔引起的凈損耗和反饋光引起的腔內介質折射率變化的耦合效應，正是此效應導致了線寬的變化，它決定了線寬變化的大小，K和τ分別是外腔損耗引起的光強隨腔軸坐標變化的衰減率和無源腔的時間常數（即光子在腔中的壽命），τ=2d/c；

（4）φ0=2π（2d/λ），反饋光在外腔往返一次所引起的相位滯后，此處不計激光增益介質引起的相位變化；

（5）φR=tan-1a，由激光增益介質折射率變化引起的附加相位變化。

定義線寬壓窄系數D：

D=[1+xcos（φ0+φR]）2

分情況討論D的變化：

（1）當無外腔光反饋時，x=0，D=1；

（2）當外腔長為縱模的整倍數時，φ0=2mπ，D=（1+Kτ）2；

（3）當相位匹配時，φ0+φR=2mπ，D=（1+x）2。

由此可以看出，在相位匹配時，線寬有最大壓窄。

進一步還可以推導出半導體激光器電調率和溫調率的計算公式（具體過程略）：電調率；溫調率。

這說明當有外腔光反饋時，半導體激光管本身的電調率與溫調率都將變小，即主要受到外腔的控制。

1.3.2　外腔半導體激光器頻率調諧的基本原理

半導體激光器的頻率調諧是指通過改變半導體激光器的工作溫度、工作電流和外腔參數等來獲得輸出激光頻率的相應改變。在大多數應用場合要求激光頻率可以做連續的調節，同時激光是單模的并且有較窄的線寬（即單色性好），為了達到這樣的要求，通常采用調節外腔參數的方法來進行激光頻率調諧。

這里，我們主要介紹兩類外腔半導體激光器的調諧原理：

（1）Fox型外腔半導體激光器的腔長調節。

這類半導體激光器的外腔結構如圖1.11所示，根據激光縱模條件，

L=2mλ

（1.21）

這里L是外腔的腔長，一般L遠大于半導體介質腔的腔長，d是外延腔反射面到最遠的介質腔面的距離，m是縱模數，λ是波長。由式（1.21）我們可以得到外延腔腔長和激光頻率變化的關系：

在不發生跳模的情況下，激光的頻率連續改變可以通過外腔腔長的改變獲得，這里需注意外腔腔長的變化斜率與激光頻率的變化斜率符號相反。

（2）Littrow型外腔半導體激光器的光柵調節。

Littrow型外腔半導體激光器是常見的商用可調諧激光器，其結構如圖1.12所示。這類半導體激光器也是通過加外腔的方式壓窄了線寬，不過它還引入光柵反饋，使得激光線寬進一步壓窄，同時通過改變光柵轉角就可以獲得更好的激光調諧頻率。

如圖1.13（a）所示是閃耀光柵的閃耀特性，其中0級反射光沿平面反射的角度出射，而其他級（±1，±2，……）衍射光的衍射角度則取決于入射光的波長和光柵的常數，由此可以看出閃耀光柵的選頻作用。圖1.13（b）是Littrow型外腔半導體激光器的光柵反饋示意圖，利用閃耀光柵的閃耀特性，選擇適當的入射光波長和入射角度，使閃耀光柵只有0級和+1級反射光，0級反射光作為出射激光，+1級反射光作為反饋光，則光柵就構成了激光器的外腔。

當閃耀光柵旋轉時，激光器的腔長改變，入射光的波長和入射角也隨之改變，由于閃耀光柵的選頻作用，如圖1.13（b）所示，+1級反射光的反射角也隨之改變，使+1級反射光可以仍然按原路返回激光器，這就是調諧激光波長的基本原理。由圖1.13可知，激光的波長應該滿足光柵方程：

d（sinθ+sinαm）=mλ

（1.23）

這里d為光柵常數，θ為激光對于光柵平面的入射角，稱為光柵轉角，m為一正數。在此類激光器中，入射激光與+1級反射光在一條軸上且反向，所以可以進步寫出：

2dsinθ=λ

（1.24）

則激光頻率與光柵轉角變化量的關系為：

如圖1.14所示為Littrow型外腔半導體激光器中光柵對激光頻率控制的影響。

在不發生跳模的情況下，激光的頻率連續改變可以通過調節光柵轉角獲得。Fox外腔雖能壓窄線寬和調諧頻率，但由于該結構屬三鏡腔結構，由式（1.9）可知，在連續改變腔長L時，將發生跳模現象，以致形成激光頻率的不連續性。為了避免這種現象，最近幾年利用輸出端面鍍減反射膜（ARcoating）的半導體激光管加Litt-man型形成連續可調諧色散腔的方法擴大激光器的連續可調諧范圍以及進一步壓窄線寬，如圖1.15和圖1.16所示。

由于外腔半導體激光的波長受控于腔長，因此，其電調率和溫調率曲線與不加外腔情況下稍有區別，如圖1.2（c）（d）所示。