DE2514140C3

DE2514140C3 - Verfahren zur Erzeugung von mit hoher Bitrate modulierter kohärenter, modenreiner Strahlung unter Verwendung zweier optisch gekoppelter, getrennt voneinander ansteuerbarer Injektionslaser und Anordnung zur Durchführung dieses Verfahrens

Info

Publication number: DE2514140C3
Application number: DE2514140A
Authority: DE
Inventors: Peter Dr.-Ing. 7900 Ulm Russer
Original assignee: Licentia Patent Verwaltungs GmbH
Current assignee: Licentia Patent Verwaltungs GmbH
Priority date: 1975-03-29
Filing date: 1975-03-29
Publication date: 1978-04-06
Also published as: DE2514140A1; DE2514140B2

Description

Die Erfindung betrifft ein Verfahren zur Erzeugung von mit hoher Bitratc modulierter kohärenter, modenreiner Strahlung unter Verwendung zweier optisch gekoppelter, getrennt voneinander ansteuerbarer Injek-

%o tionslaser, deren erster weit über den Schwellenwert angeregt wird, während der nachgeschaltete zweite Laser lediglich nahe dem Schwellenweri vorangeregt wird, wobei einer der Laser zusätzlich mit einem dem Anregungsstrom überlagerten elektrischen Signal mo duliert wird, wie es aus Solid-State Electronics Pergamon Press, Bd. 7, Nr. 10, Okt. 1964, S. 707 bis 716 oder der DE-AS 20 25 920 bekannt ist.

Für die optische Nachrichtenübertragung über Glasfaserlichtwellenleiter werden Halbleiter-Injek tionslaser als besonders geeignet angesehen. Neben einer Reihe anderer Vorteile weisen Injektionslasur eine direkte Modulierbarkeit bis zu sehr hohen Bitraten auf. Für die optische Nachrichtenübertragung über lange Monomode-Lichtwellenleiter bei Gigabitraten ist nicht nur eine entsprechend schnelle Modulierbarkeit, sondern auch eine schmale Emissionslinie des Lasers erforderlich. Ist der Laser nicht modenrein, so treten auch auf Monomode-Lichtwellenleitern erhebliche Laufzeitverzerrungen auf, die eine Nachrichtenübertra gung mit Gigabitraten über mehrere km Leitungslänge unmöglich machen.

Für schnelle direkte Modulation kommen nur oberhalb des Schwellenwerts angeregte Injektionslaser in Frage, da sonst bei jedem Modulationsimpuls

_S5 zwischen den dem Laser zugeführten elektrischen Impuls und dem optischen Ausgangsimpuls eine Verzögerung von einigen Nanosekunden eintritt. Ist der Laser oberhalb des Schwellenwerts angeregt, so tritt zwar keine Einschaltverzögerungszeit auf, bei einer

(hi sprunghaften Änderung des Injektionsstromes stellt sich aber die Lichtintensität erst unter gedämpften Eigenschwingungen auf den neuen Pegel ein. Im Interesse einer schnellen digitalen Modulierbarkeit sollen diese Eigenschwingungen sehr stark gedämpft

fts sein. Maßgeblich für die Dämpfung der Eigenschwingungen ist der Anteil der spontanen Emission an der Emission der schwingenden Moden. Bei modenreinen Lasern ist der Anteil der spontanen Emission sehr

gering, und die Eigenschwingungen klingen nur sehr langsam ab. In Liisern, bei denen eine größere Anzahl von Moden angeregt ist, spielt die spontane Emission eine stärkere Rolle, Das dadurch hervorgerufene schnellere Einschwingverhalten wirkt sich zwar positiv aus, diese Laser sind aber wegen ihres breiten Spektrums ebenfalls ungeeignet. Aus prinzipiellen physikalischen Gründen erscheint es daher unmöglich, einen herkömmlichen Injektionslaser als direkt modulierbaren optischen Sender für höchste Bitraten zu verwenden.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, ein Verfahren zur Erzeugung von mit hoher Bitrate modulierter kohärenter, modenreiner Strahlung unter Verwendung zweier optisch gekoppelter, getrennt voneinander ansteuerbarer Injektionslaser anzugeben. Diese Aufgabe wird bei einem Verfahren der vorstehend näher beschriebenen Art durch die im Patentanspruch 1 angegebene Erfindung gelöst.

Durch die Erfindung wird die Erzeugung mit hoher Bitrate modulierter kohärenter, mode.ireiner Strahlung ermöglicht, die als optisches Signal insbesondere in optischen Nachrichtenübertragungssystemen mit sogenannten Monomode-Lichtleitfasern als Übertragungsmedium besonders gut übertragbar ist.

Anordnungen zur Durchführung des erfindungsgemäßen Verfahrens sind in der nachfolgenden Beschreibung sowie in Unteransprüchen enthalten.

Optisch gekoppelte Injektionslaser sind bereits aus IEEE Journal of Quantum Electronics, Bd. QE-4, Nr. 11, Nov. 1968, S. 855 bis 864; Solid State Electron, Bd. 7, Nr. 10, Okt. 1964, S. 707 bis 716 oder aus der DE-AS 20 25 920 bekannt. Es handelt sich jedoch in allen drei Vorveröffentlichungen nicht um die Kopplung eines Lasers hoher Resonatorgüte mit einem Laser niedriger Resonatorgüte. In den beiden erstgenannten Vorveröffentlichungen besteht das Ziel darin, ein schnelles bistabilcs Bauieil zu schaffen. In DE-AS 20 25 920 ist ein oberhalb des Schwellenwertes angeregter Laser mit einem unterhalb des Schwellenwertes angeregten Laser optisch gekoppelt, wobei der zweite Laser als sättigbarer Absorber im optischen Rückkopplungsweg vom ersten Laser liegt, wodurch Pendelschwingungen erzeugt werden.

Die Erfindung wird nachfolgend unter Bezug auf die Zeichnung erläutert. Dabei zeigt

F i g. 1 eine Anordnung von zwei optisch gekoppelten Injektionslasern, die getrennt voneinander ansteuerbar sind,

Fig.2 die AnkoppluSi3 des Injektionslaserpaars an eine zur Lichtübertragung vorgesehene Lichtleitfaser,

Fig.3a die Anordnung des Injektionslaserpaars auf einer gemeinsamen, als Wärmesenke und Stromzuführungskontakt dienenden Grundplatte sowie einen zusätzlich zur Modenselektion vorgesehenen äußeren Resonator,

Fig.3b die optische Kopplung des äußeren Resonators an das Injektionslaserpaar über eine Sammellinse,

Fig.3c die Anordnung eines reflexvermindernden Immersionsmediurns zwischen den Injektionslasern,

Fig.3d die optische Kopplung des Injektionslaserpaars unter Verwendung einer Sammellinse,

Fig.3e die Anordnung eines optischen Richtleiters zwischen den Injektionslasern,

Fig.3f die optische Kopplung der Injektionslaser unter Verwendung eines Lichtwellenleiters,

Fig.3g die Laseranrrdnung von Fig.3f mit einem weiteren Lichtwellenleiter als äußerem Resonator,

Fig,4 die Ausbildung des äußeren Resonators zwischen einer Außenfläche eines der beiden Injektionslaser und einem zusätzlich vorgesehenen ebenen Spiegel,

Fig.5 die Verwendung eines Beugungsgitters als weitere Begrenzungsfläche des äußeren Resonators,

Fig.6 ein optisch gekoppeltes Injektionslaserpaar mit periodisch verteilter Rückkopplung,

Fig.7 ein optisch gekoppeltes Injektionslaserpaar, bei dem nur ein Laser eine periodisch verteilte Rückkopplung aufweist,

Fig. 8 ein Diagramm, in dem die normierte Photonendichte als Funktion des normierten Injektionsstroms aufgetragen ist,

Fig.9 die normierte Elektronendichte als Funktion des normierten Injektionsstroms,

Fig. 10 die normierte Dämpfungskonstante als Funktion des normierten Injektionsstroms,

F i g. 11 die normierte Eigenfrequenz als Funktion des normierten Injektionsstroms.

Eine erste Anordnung zur DurcL'jhrung des erfindungsgemäßen Verfahrens ist schematich in F i g. 1 dargestellt. Sie besteht aus zwei Halbleiterinjektionslasern, die optisch gekoppelt aber getrennt voneinander ansteuerbar sind, indem jedem der beiden Injektionslaser über jeweils mindestens einen nicht gemeinsamen Kontakt ein eigener Betriebsstrom zugeführt wird.

Bei der erfindungsgemäßen Lösung besitzt der erste Laser einen Resonator hoher optischer Güte, der durch besondere Maßnahmen, z. B. durch periodisch verteilte Rückkopplung, Rückkopplung mittels periodischer Raumstruktur des stimulierbaren Mediums, oder durch zusätzlicnen äußeren Resonator in einem einzigen longitudinalen und transversalen Modus anregbar ist und der mit einem Gleichstrom, der größer als der Schwellenstrom von Laser 1 ist, angeregt wird. Laser 2 dagegen besitzt einen Resonator geringer optischer Güte, was z. B. durch Entspiegelung einer oder beider Stirnflächen erreicht werden kann. Er wird nahe dem Schwellenwert etwas unterhalb oder auch oberhalb des Schwellenwerts angeregt und zusätzlich noch mit einem Modulationssignal hoher Bitrate direkt moduliert. Dem Laser 1 wird der Gleichstrom An, dem Laser 2 die Summe des Gleichstromes I02 und des Moduiationsstromes /^eingeprägt.

Die Anordnung wirkt in folgender Weise: Die von Laser 1 erzeugte monochromatische Strahlung wird in Laser 2 verstärkt, wenn dieser unterhalb des Schwellenwertes angeregt ist bzw. synchronisiert den Laser 2 auf die optische Frequenz von Laser 1, wenn Laser 2 oberhalb des Schwellenwertes angeregt ist. Weiterhin wird die Elektronendichte in der aktiven Zone 20 von Laser 2 durch die Einstrahlung des Lichtes von Laser i so wviit verringert, daß andere Moden in Laser 2 nicht anschwingen können. Der Laser 2, der von sich aus ohne zusätzliche Einstrahlung nicht modenreiir zu sein braucht, wird durch die Anregung von Laser 1 zum monomodigen Schwingen veranlaßt. Weiterhin wirkt sich die Einstrahlung dämpfend auf den Einschwingvorgang des Lasers 2 aus. Dabei überlagern sich zwei erwünschte Effekte, was dazu führt, daß das wegen der geringen Resonatorgüte bereits gute Modulationsverhalten von Laser 2 durch die Einstrahlung noch weiter verbessert wird.

Die in Fig. 1 g( ?eigte Anordnung zweier optisch gekoppelter Injektionslaser, die getrennt voneinander ansteuerbar sind, ist aufgrund ihrer vorteilhaften Eigenschaften besonders gut als Lichtsender in breit-

bandigen optischen Nachrichtenübertragungssystemen einsetzbar. Als Übertragungsmedium in derartigen Nachrichtenübertragungssystemen sollen dielektrische Lichtweiienleiter verwendet werden, und zwar insbesondere sogenannte Monomode-Lichtleiter, die aus einem Mantelbereich bestehen und einem Kernbereich mit einem in der Größenordnung der Lichtwellenlänge liegenden Durchmesser. Monomode-Lichtleitfasern zeichnen sich nämlich durch besonders günstige Übertragungseigenschaften aus. In Fig. 2 ist nun die Ankopplung des in F i g. 1 dargestellten, optisch gekoppelten Injektionslaserpaares 1, 2 an das Übertragungsmedium Lichtleitfaser gezeigt. Eine mit 3 bezeichnete Lichtleitfaser wird mit möglichst geringem Abstand derart an der Auskoppelfläche des Lasers 2 angeordnet, daß sich der Kernbereich 3' der Faser und die aktive Zone 20 des Lasers 2 unmittelbar einander gcgcnülici sichcM. Auf diese Weise ksriTi dss vorn Laser 2 ausgesandte, mit hohen Bitraten modulierte Lichtsignal mit geringen Kopplungsverlusten in den Lichtwellenleiter 3 eingekoppelt werden. Die in dieser Figur dargestellte Ankopplung eines Lichtwellenleiters an das als Lichtsender wirkende Halbleiterinjektionslaserpaar kann in der gleichen Weise auch bei den in den weiteren figuren dargestellten Ausführungsbeispielen vorgcnommen werden. Diese Ankopplung eines Lichtwellenleiters an die Injektionslaser ist in den folgenden Ausführungsbeispielen nicht mehr im einzelnen dargestellt.

In den Ausführungsbeispielen der F i g. 3a bis 3g sind Mittel dargestellt, mit denen in zweckmäßiger Weise eine für den Betrieb optimale Kopplung /wischen dem ersten und dem zweiten Laser des optisch gekoppelten Injektionslaserpaars nach F i g. 1 eingestellt werden kann. Zusätzlich werden Mittel angegeben, mit denen in vorteilhafter Weise erreicht werden kann, daß die Ausgangsstrahlung eines der beiden gekoppelten Laser möglichst modenrein ist.

Beispielsweise können die Laser 1 und 2 völlig getrennt voneinander hergestellt werden und erst nach dem Herstellungsvorgang auf einer gemeinsamen Grundplatte 30 (Fig. 3a) angeordnet werden, die zugleich als Wärmesenke zur Ableitung der beim Betrieb der Halbleiterlaser entstehenden Verlustwärme und als beiden Lasern gemeinsamer elektrischer Kontakt der Betriebsstromversorgung dient. Die unabhängige elektrische Ansteuerung der beiden Laser wird durch weitere getrennte Kontakte 11, 21 ermöglicht, mit denen jeder der beiden Laser versehen ist. Je nach dem, weicher Abstand zwischen den beiden Lasern 1, 2 bei der Befestigung auf der Grundplatte 30 gewählt wird, kann ein bestimmter für den Betrieb günstiger Kopplungsgrad zwischen dem Laser 1 und dem Laser 2 eingestellt werden. Die von der aktiven Zone 10 des Lasers 1 ausgesandte Strahlung beeinflußt in der bereits zuvor beschriebenen Weise das Verhalten des Lasers Z Dessen Ausgangsstrahlung wiederum kann in der in Fig.2 dargestellten Weise in einen Lichtwellenleiter 3 eingekoppelt werden. Sofern eine modenreine Abstrahlung des Lasers 1 nicht bereits schon durch dessen Aufbau erreichbar ist — die Art der in einem Halbleiterlaser anregbaren Moden läßt sich bekanntlich durch dessen geometrische Abmessungen in bestimmter Weise beeinflussen —, können zweckmäßig außerhalb des Halbleiterlaserkörpers angeordnete Mittel zur Auswahl bestimmter Moden vorgesehen werden, fn Fig.3a ist beispielsweise ein mit 31 bezeichneter äußerer Resonator vorgesehen, der unmittelbar am Halbleiterkörper des Lasers I angeordnet ist. Dieser Resonator kann beispielsweise aus einer an sich bekannten Anordnung von Planspiegeln (Fabry-Perot) oder Hohlspiegeln bestehen. Ein derartiger Resonator unterdrückt die nicht seiner Resonanzfrequenz entsprechenden Moden des benachbarten Lasers 1.

Bekanntlich haben Halbleiterinjektionslaser äußerst geringe Abmessungen. Unter Umständen können daraus Schwierigkeiten bei der Ankopplung an einen äußeren Resonator 31 entstehen, weil dieser nicht mit den gleichen geringen Abmessungen herstellbar ist. Zweckmäßigerweise kann daher, wie in F ι g. 3b dargestellt, zwischen dem Resonator 31 und dem Laser 1, die mit Abstand voneinander angeordnet sind, ein optisches Bauteil, beispielsweise eine Sammellinse 32, eingefügt werden, das die Lichteinkopplung zwischen

An den Stirnflächen der mit Abstand voneinander angeordneten Laser I und 2 treten Reflexionen auf. die unter Umständen geeignet sein könnten, die optische Kopplung zwischen den Lasern in unerwünschter Weise zu beeinflussen. Wie in Fig. 3c dargestellt, kann ein unkontrollierbarer Einfluß auf die optische Kopplung zwischen den Lasern in vorteilhafter Weise dadurch verringert werden, daß der Zwischenraum zwischen den Lasern rr?.'¹. einem reflexvermindernden Immersionsmedium 33 ausgefüllt wird.

In gewissen Anwendungsfällen kann es vorteilhaft sein, daß neben der auf jeden Fall notwendigen optischen Kopplung zwischen beiden Lasern des Halbleiterinjektionslaserpaares auf jede darüber hinaus gehende thermische oder elektrische Kopplung verzichtet wird. Dies kann durch eine völlig getrennte Anordnung der beiden Halbleiterlaser auf eigener Wärmesenke und durch völlig voneinander getrennte Betriebsstromzuleitungen erfolgen. Diese Maßnahmen können unter Umständen einen größeren Abstand der beiden Laser zur Folge haben, so daß keine ausreichen de optische Kopplung zwischen den beiden Lasern mehr erreichbar ist. Bei einem derartigen Ausführungsbeispiel wird eine ausreichende optische Kopplung zweckmäßigerweise durch abbildende optische Mittel erzielt, die (F i g. 3d) im Strahlengang zwischen Laser 1 und Laser 2 angeordnet werden. Beispielsweise kann eine Sammellinse 34 verwendet werden. Bei allen Ausführungsbeispielen der Anordnung zur Durchführung des erfindungsgemäßen Verfahrens wird lediglich eine Einwirkung der Ausgangsstrahlung von Laser 1 auf das Verhalten des Lasers 2 angestrebt. Eine Rückwirkung von dem letztgenannten Laser auf Laser 1 ist dagegen unerwünscht und sollte nach Möglichkeit unterdrückt werden. Dies kann zweckmäßig dadurch erreicht werden (F i g. 3e), daß zwischen den mit Abstand angeordneten Lasern 1 und 2 ein optischer Richtleiter, optisches Ventil 35 eingefügt wird, der die Ausbreitung von Licht lediglich in einer einzigen, der bevorzugten Richtung (Pfeil) ermöglicht Derartige Richtleiter, die beispielsweise nach dem Faraday-Effekt arbeiten, sind an sich bekannL

Neben dem bereits in F i g. 3c dargestellten Ausfüh rungsbeispiel lassen sich bei mit Abstand voneinandei angeordneten Lasern besonders stabile Koppelverhältnisse in vorteilhafter Weise dadurch erreichen, dat zwischen den einzelnen Lasern 1 und 2 ein Stück eine" Lichtwellenleiters 3' eingefügt ist (F i g. 3f).

Zur äußeren Modenselektion war in allen bishei beschriebenen Ausführungsbeispielen der F i g. 3a bis 3

ein Resonator vorgesehen, der beispielsweise nach Art eines Fabry-Perot-Planspiegclpaarcs aus Einzclspiegcln bestand. Fin aus Eimzclspiegeln bestehender Resonator erfordert jedoch eine sorgfältige Justierung, die zudem infolge zeitlicher Änderungen des Resonators von Fall zu FaII wiederholt werden muß. Besonders betriebssicher ist ^rlaher ein Ausführungsbeispiel einer Anordnung zur Durchführung des erfindungsgemäßen Verfahrens, bei dem der äußere Resonator zur Modenselektion einsprechend dem Lichtleiter 3 aus einem Stück eines l.idilwellcnleiters 31' besteht (Fig. 3g). Die Resonanzfrequenz eines derartigen Resonators wird im wesentlichen durch die Länge des Lichtwellenleiterstücks 3Γ bestimmt.

In an sich bekannter Weise (Applied Physics Letters. Hd. 23. Nr. 1, vom I. Juli 1973. Seiten 25 bis 27) kann ein zur Modenselektion geeigneter Resonator auch in der Weise aufgebaut werden, daß eine äußere Stirnfläche 40 des Halbleiterlaser I selbst als Resonatorspiegcl ausgenützt wird (Fig. 4, F i g. 5). Als weitere Begrenzung.xflächc des äußeren Resonators kann vorteilhaft (in ebener Spiegel 3f» (I ig. 4) oder mit einem noch höheren Selektionsvermögcn ein Beugungsgitter 37 (Fig. 5) verwendet werden. Zur Anpassung des Siiahlquerschnitts an die unterschiedlichen liegrcn-/ungsflächen des äußeren Resonators dient ein im Resonator angeordnetes optisches Bauteil 3β', 37' (.Sammellinse).

F.ine weitere vorteilhafte Methode zur Frzielung einer "lodenreinen !{mission bei Laser I besteht darin, einen Laser mit periodisch verteilter Rückkopplung zu verwenden (Fig. 6. 7). und zwar insbesondere bei monolithischem Zusammenbau von Laser I und Laser 2 auf einem gemeinsamen Sockel. Auf diese Weise können die bei einer Ankopplung an einen äußeren Resonator entstehenden Probleme vermieden werden.

Laser mit periodisch verteilter Rückkopplung sind bereits aus Applied Physics Letters. Rd. 25, Nr. 4, 15. August 1974. S. 200 und 201 bekannt.

Fine periodisch verteilte Rückkopplung kann beispielsweise durch eine mit einer periodischen Struktur 60 versehene aktive Zone 100 eines Halbleiterlaser¹· erreicht werden. Zwischen Laser 1 und Laser 2 existiert zur gegenseitigen Abtrennung eine eingeätzte oder eingesägte Vertiefung 70. Die Laserstirnflächen müssen keine hohe Qualität haben, da aufgrund der periodisch verteilten Rückkopplung keine Spiegelflächen an den Stirnflächen benötigt werden und bei Laser 2 ohnehin eine niedrige Resonalorgüle erwünscht ist.

Da bei periodisch verteilter Rückkopplung die Stirnflächen von Laser 1 und Laser 2 keine Funktion zu erfüllen haben, kann auf den Einschnitt zwischen Laser 1 und Laser 2 auch gänzlich vei ziehtet werden. Man gelangt dann zu dem in Fig. 7 dargestellten Ausführungsbeispiel. Um bei Laser 2 eine besonders niedrige Resonatorgüte zu erreichen, wird zweckmäßig die rechte Stirnfläche 80 von Laser 2 entspiegelt. Im Extremfall, wenn in der Anordnung nach Fig. 7 die Stirnfläche 80 vollständig entspiegelt ist, können in Laser 2 überhaupt keine eigenen Schwingungen angeregt werden. Laser 2 arbeitet dann nur mehr als optischer Verstärker für die von Laser 1 emittierte Strahlung.

Um das Modulationsverhalten des Lasers 2 bei Anwendung des erfindursgsgemäßen Verfahrens zu erklären, werden Lichtleistung und Elektronendicbte in Abhängigkeit vom Injektionsstrom sowie die Eigenfrequenz und Dämpfungskonstante der Eigenschwingungen des mit einem Gleichstrom In angeregten Lasers 2 für den Fall der Klcinsignalanrcgung von Eigenschwingungen berechnet. Dabei werden zur Vereinfachung des Rechnungsganges einige idealisierende Annahmen getroffen. Zunächst wird nur der Monomodefall untersucht. Aus dem Ergebnis läßt sich schließen, daß die Annahme des Monomodefalles bei der Einstrahlung kohärenten Lichtes in den Laser 2 gerechtfertigt ist. Weiterhin wird die Wirkung der von Laser 1 kommenden kohärenten Strahlung auf das Verhalten von Laser 2 untersucht, nicht aber die Rückwirkung der Strahlung von Laser 2 auf den Laser 1. Diese Näherung ist zulässig, wenn die beiden Laser schwach gekoppelt sind, Laser 1 eine höhere optische Güte als Laser 2 hat und Laser I stark. Laser 2 hingegen mn schwach angeregt wird. (Im Extremfall, wenn Laser 2 an den Stirnflächen oder in F i g. 7 an der rechten Stirnfläche 80 so weit entspiegelt ist, daß keine Reflexion mehr auftritt, würde Laser 2 das von Laser 1 emittierte Licht beim Durchgang durch Laser 2 nur verstärken und selbst keine Strahlung in Richtung auf Laser 1 aussenden. Dieser Fall bleibt aber hier ausgeschlossen, da dann die im folgenden verwendeten Bilanzgleichungcn nicht mehr anwendbar sind.) Weiterhin wird angenommen, daß die Photonenlebensdaucr ausreichend groß ist, so daß die Bilanzgleichungen anwendbar sind. Die Spontane Emission wird in Laser 2 ebenfalls nicht berücksichtigt, da das Verhalten des Lasers 2 in erster Linie durch die von außen eingestrahlte kohärente Strahlung des Lasers 1 und nicht durch die eigene spontane Exmission bestimmt wird.

Unter den gegebenen Voraussetzungen genügt es, die Bilanzgleichungcn für den Laser 2 zu lösen, wobei sich die Bilanzgleichungcn von den aus der Literatur bekannten durch einen zusätzlichen Term für die Anregung in der Photoncngleichung unterscheiden. Die Bilanzglcichungen lauten

d.v df

(■/•Ι/

F<lμηs .

wobei π die Elektronendichte, sdie Photonenzahi, /der Injektionsstrom, K die Anzahl der pro Zeiteinheit von Laser 1 eingestrahlten Photonen, e die Elektronenladung. Fdie Fläche und ddie Dicke der aktiven Zone des Lasers, η die Lebensdauer der Elektronen in der aktiven Zone aufgrund spontaner Rekombination, r₂ die Photonenlebensdauer und g ein Koeffizient, der die Stärke der stimulierten Emission in der bilinearen Näherung angibt. Der Schwellenstrom des Lasers ist

Mil den Substitutionen

Z = Fdg r

erhält man die normierten

d\

^IJ el/ ^:

Vl",

V I Vl"

Von den eingeführten normierten Grollen isl /; der auf den Sehwellenstrom normierle Injcktionsstroin, ν die Photonenzahl normiert auf die Pliotonenzahl bei doppeltem Sehwellenstrom und /C = O,/ die Elektronendichte in der aktiven Zone normiert auf die Elektronendichte beim Schwellenwert und K — Ound £ ist die normierte Photoneninjektionsrate, wobei ξ so normiert ist, daß die Photonenzahl im Resonator bei ζ = I und η = 0 ebenso groß ist, wie ohne äußere Photoneninjektion und Anregung des Lasers mit doppeltem Sehwellenstrom also wie bei £ = 0 und

Ί = 2.
Für den stationären Fall, gekennzeichnet durch

dv
d/

0.

cL-df

0 .

erhält man ausdenGln.(3)und(9)die Lösungen

(10)

III)

In F i g. 8 isl die normierte Photonendichte χ über den normierten Injektionsstrom η aufgetragen. Die normierte äußere Photoneninjektion ζ ist Parameter. Man sieht, daß die äußere Photoneninjektion sich ähnlich auswirkt, wie ein starker Anteil spontaner Emission, insofern nämlich als bereits unterhalb des Schwellenwertes die Photonendichte ansteigt und oberhalb des Schwellenwertes ebenfalls erhöht ist. Im Unterschied zu den Kurven, die man ohne zusätzliche Photoneninjektion, aber mit Berücksichtigung der spontanen Emission erhält, beginnt hier die Kurve für die Photonendichte bei Injektionsstrom 0 nicht im Ursprung. In F i g. 9 ist der Einfluß der äußeren Photoneninjektion auf die normierte Elektronendichte ζ dargestellt. Ohne äußere Photoneninjektion (ζ = 0) steigt die Elektronendichte in der aktiven Zone des Lasers linear mit dem Injektionsstrom an, bis bei z = 1 der Schwellenwert erreicht ist. Da in dem Modell die spontane Emission vernachlässigt wird, kann der Modus nur dann anschwingen, wenn der totale optische Gewinn unter Berücksichtigung der optischen Rückkopplung gegen unendlich geht. Existiert eine endliche Anregung aufgrund der spontanen Emission oder durch äußere Einstrahlung, so reicht ein endlicher Gewinn aus, um die bereits vorhandenen Schwingungen auf jene Amplitude zu verstärken, die aufgrund der Anregungsrate aufrechterhalten werden kann. Die

K)

Folge ist, dall 'u den entsprechenden Werten des normierten Injektionsstromes η kleinere normierte {•!leklronendich'.'.Mi /gehören, als ohne äußere Einstrahlung und ohne Anregung durch die spontane !!mission. Die Vernachlässigung der spontanen !!mission bedeutet eine Idealisierung, die aber im Monomodefall getroffen werden kann, da sich in jedem Modus die Kate der stimulierten Emissionen in den Modus zur Kate der spontanen Emissionen in den Modus hinein wie die l'holonenzahl im Modus /u I verhalt. Schwingt nur ein Modus, so ist die Photoncii/ahl in diesem Modus sehr groll gegenüber I. Schwingt eine gröllere /aiii von Moden, so isl bei gleicher (iesamtenergie im Resonator auch die Zahl tier stimuliert emittierten Photonen etwa gleich groll, der Anteil der spontan emittierten Photonen in den schwingenden Moden jetzt aber um einen Faktor gleich der Modenzahl größer.

Im Fall der äußeren Einstrahlung kohärenten Lichtes in den Laser kanu die spontane Emission vernachlässigt werden, wenn die von außen eingestrahlte Photonen energie im schwingenden Modus die Strahlungsenergie aufgrund spontaner Prozesse bei weitem übersteigt. Die durch die äußere Einstrahlung erzielte Verringerung der Elcktronendichtc und die damit verbundene Reduzierung eier optischen Verstärkung führt dazu, daß die optische Verstärkung nicht mehr ausreicht, um in anderen Moden aus den spontanen Emissionen heraus starke kohärente Schwingungen aufzubauen. Der Laser 2 wird daher durch die aullere kohärente Einstrahlung optisch synchronisiert und kann nur in dem Modus schwingen, der der Frequenz der äußeren kohärenten Strahlungsquelle entspricht.

Neben dem Einfluß der äußeren Einstrahlung auf das spektrale Verhalten des Lasers 2 verdient noch der Einfluß auf das Einschwingverhalten Beachtung. Für die folgende Kleinsignalrechnung wird der Ansatz

I ν, e

1 '

t r, e

t μ e

-ι <

,„'e

(12a)
(12h)
(12c)
(I2d)

gemacht. Nach Einsetzen in die GIn. (8) und (9) erhält man unter Vernachlässigung der gemischten Glieder mildern Index I die Gleichung

t .V₁, I /.·. r,

V_n

(13)

Unter der Voraussetzung, daß die äußere Einstrahlung nicht moduliert ist (ζ\ = 0) folgt aus Gl. (13):

x, = _f r·^'¹! -τ (14)

IiT₁ = 1 + .ν,, + -L(I - 2„), (15)

T₁

'"ο τ, T₁ = i + .v_n - z_n . (i 6)

Die stationären Größen *o, zb sind in Abhängigkeit von 7}o und ξ₀ durch die oben abgeleiteten GIn.(10), (I I)

gegeben. Die normierte Dämpfungskonstante β Γι und die normici'tc Eingangsfrequenz ojn|/ri τι sind in den Fig. IO und Il in Abhängigkeit vom normierten Injektionsstrom 7)» und mit der normierten Einstrahlung ζ» als Parameter aufgetragen. Es wurde dabei ein s Verhältnis von Γι/Γ2 = 1000 gewählt, entsprechend den realistischen Werten fi = 1 ns, τ₂ = 1 ps. Für ξ,, = 0 und r/< 1 liefert der Laser keine Strahlung. Die Kurven haben daher in diesem Fall nur als Grenzwert für ζ--► 0 Bedeutung und sind strichliert eingezeichnet. Aus ,,, F' i g. 10 ist ersichtlich, daß die Diimpfungszeilkonstante β ' für den Einschwingvorgang ohne äußere Einstrahlung in der Größe von ri liegt. Für das Einschwingverhalten ist also in erster Linie die Lebensdauer der Elektronen aufgrund spontaner Rekombinationsprozes- , ^ se maßgebend. Bei neueren Doppelheterostrukturlasern lieg' die Zeitkonstante zwischen 1 und 5 ns. Selbst bei

erst auf den halben Wert von ri zurück. Bei ζι, = 0,01 erhält man bereits eine merkliche Erhöhung von //. Aus _.,, Fig. K) folgt z.B. bei einer spontanen Elektroncnlebensdauer ri = 2 ns und einer Photonenlebensdauer r.i = 2 ps für ζ» = 0 und η,, = 1.2 eine Dämpfungs/eitkonslante 2 β ' = 3,34 ns. Bei f„ = 0.01 und sonst gleichen Parametern sinkt die Dämpfungszeitkonslante _:s auf 2 β ' = 96 ps. Der Einschwingvorgang klingt jetzt viel schneller ab.

Wie man aus 1 i g. 11 sieht, geht die Eigenfrequenz ω,, iim Schwellenwert nicht auf den Wort 0 zurück. Dieser Vorteil fällt ins Gewicht, wenn der Laser 2 im Bereich ,,, seines Schwellenwertes betrieben werden soll. Im obigen Zahlenbeispiel erhält man für C = O die normierte Eigenfrequenz it><,\'r\~ri = 0.447 und für ξ = 0,01 den Wert (».,(Vi"r. = 0.539. Daraus folgt für ζ» = 0 ein Verhältnis 2ω,,/β = 23,5b und für C„ = 0,01 ^ erhält man 2 ω_η1β = 0.826. Man sieht, daß im ersten F'all der Einschwingvorgang nur schwach gedämpft, bei geringer äußerer Einstrahlung aber bereits aperiodisch

gedämpft verläuft.

liier/u ό Blatt Bei kleinem Cn kommt in erster Linie ein Beirieb von Laser 2 oberhalb des Schwellenwertes in Frage. Aus Gl. (14) ersieht man. daß die Modulalionstiefe .v, bei konstantem i\\ der mittleren normierten Photonenzahl Vn im Resonator proportional ist. Da entsprechend Fig. 8 bei höheren Werten von £« die Photonenzahl bereits unterhalb des Schwellenwertes stark ansteigt, läßt sich bei einer genügend starken äußeren Einstrah lung der Laser 2 auch unterhalb des Schwellenwertes betreiben. Er arbeitet dann nur als optischer Verstärker. Aus Fig. 11 entnimmt man, daß die Dämpfungskonsian· te unterhalb des Schwellenwertes großer, also günstiger ■st. Da bei größeren ζ» der Übergang der Kurven in den Fig. 9 bis Ii von ?y,, < 1 zu η,,> Ι fließend erfolgt, läßt sich auch keine strenge Trennungslinie zwischen dem Betrieb von Laser 2 als synchronisierter optischer Oszillator (η,,> I) und als optischer Verstärker (Ί/ιι< 1)

/jphpn Im bereits weiter oben angedeuteten Grenzfall, wenn Laser 2 keine verspiegeltcn Stirnflächen besitzt, arbeitel er überhaupt nur als optischer Verstärker, da die optische Rückkopplung entfällt. Dieser Fall ist in der hier dargestellten vereinfachten Theorie nicht enthalten, de die Bilanzgleichungen dabei nicht mehr gelten. Es ist aber aufgrund der vorangegangenen Überlegungen plausibel, daß der Laser 2 als aktiver Modulator ein extrem schnelles aperiodisches Einschwingverhalten besitzt. Vom Laser her ist dann die Anstiegszeit vermutlich nur mehr durch die Laufzeit der optischen Welle durch Laser 2 begrenzt. Diese Laufzeit liegt in der Größe von einer Pikosekunde.

Zusammenfassend läßt sich sagen, daß durch die Kombination zweier Injektionslaser, von denen einer die Aufgabe eines kohärenten optischen .Steueroszillators und der zweite die eines aktiven Modulators hat, trotz guter Kohärenzeigenschaften der Strahlung die Modulationsgeschwindigkeit um eine bis drei Größenanordnungen erhöht werden kann.

Zeichnungen

Claims

Patentansprüche:

1. Verfahren zur Erzeugung von mit hoher Bitrate modulierter kohärenter, modenreiner Strahlung unter Verwendung zweier optisch gekoppelter, getrennt voneinander ansteuerbarer Injektionslaser, deren erster weit über den Schwellenwert angeregt wird, während der nachgeschaltete zweite Laser lediglich nahe dem Schwellenwert vorangeregt wird, wobei einer der Laser zusätzlich mit einem den Anregungsstrom überlagerten elektrischen Signal moduliert wird, dadurch gekennzeichnet, daß der nachgeschaltete zweite Laser (2) moduliert wird und daß der optische Resonator der beiden Injektionslaser (1,2) in der Weise unterteilt ist, daß für den optischen Resonator des ersten Injektionslasers (1) eine große Güte und eine große spektrale Reinheit angestrebt wird, während für den des zweiten Injektionslaser (2) gerade umgekehrt eine geringe Güte sowie ein breiteres Modenspektrum vorgesehen wird.

2. Anordnung zur Durchführung eines Verfahrens nach Anspruch 1. dadurch gekennzeichnet, daß die dabei verwendeten Injektionslaser (1,2) in geringem Abstand voneinander derart angeordnet sind, daß die von der aktiven Zone (10) des ersten Lasers (1) ausgesandte Ausgangsstrahlung überwiegend in der lascraktiven Zone (20) des zweiten Lasers (2) weitergeleitet ist, und daß diese Injektionslaser mit Kontakten (IJ. 21) derart versehen sind, daß ihnen getrennt voneinander Betriebsströme (Im. I02) von Betriebsstrornquellen sowie dem zweiten Laser ein Modulationsstrom (12) einer Modulationsstufe zuführbar sind.

3. Anordnung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß die Halbleiterlaser (1, 2) auf einer gemeinsamen Wärmesenke (30) angeordnet sind, die zugleich als gemeinsame Rückleitung für die den Lasern über weitere Kontakte (U, 21) zugeführten Betriebsströme dient.

4. Anordnung nach den Ansprüchen 2 und 3. dadurch gekennzeichnet, daß zur Modenselektion der vom ersten Laser (1) ausgesandten Strahlung ein außerhalb des Lasers (1) und vor ihm angeordneter und mit diesem gekoppelter optischer Resonator (31) vorgesehen ist

5. Anordnung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß als optischer Resonator (31) ein von parallel ausgerichteten ebenen Spiegeln begrenzter Resonator vom Fabry-Perot-Typ verwendet wird.

6. Anordnung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß zur Modenselektion ein Stück eines Lichtwellenleiters (3Γ) verwendet wird, das mit möglichst geringem Abstand an einer Stirnfläche des Lasers (1) angeordnet ist

7. Anordnung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß der Raum zwischen den mit Abstand voneinander angeordneten Lasern (1, 2) mit einem reflexvermindernden Immersionsmedium (33) ausgefüllt ist.

8. Anordnung nach den Ansprüchen 2 bis 7, dadurch gekennzeichnet, daß eine optische Rückwirkung des modulierten Lasers (2) auf den Steucrlaser (1) durch einen zwischen den beiden Lasern angeordneten Richtleiter, optisches Ventil (35), verhindert wird.

9. Anordnung nach Anspruch 2, bei der die Laser

(1, 2) monolithisch aufgebaute Bestandteile eines einzigen Halbleiterkörpers sind, dadurch gekennzeichnet, daß zumindest einer der Laser (I) mit einer periodisch verteilten Rückkopplung (60), d. h. einer Rückkopplung mittels periodischer Raumstruktur des stimulierbaren Mediums, versehen ist.

!0. Anordnung nach Anspruch 9, dadurch gekennzeichnet, daß die aktive Zone (100) des Lasers (1) eine periodische Struktur (60) aufweist.

11. Anordnung nach den Ansprüchen 2 bis 10, dadurch gekennzeichnet, daß ein aus Kern- und Mantelbereich bestehender Lichtwellenlciter (3) derart an das Halbleiterinjektionslaserpaar (1, 2) angekoppelt ist, daß die aus der aktiven Zone (20) des zusätzlich mit einem Modulationsstrom beaufschlagten zweiten Lasers (2) austretende Strahlung über den Wellenleiter weitergeleitet wird.

12. Anordnung nach den Ansprüchen 2 bis II, gekennzeichnet durch ihre Verwendung als Lichtsender in einem breitbandigen optischen Nachrichtenübertragungssyst cm.