Широкополосные суперлюминесцентные диоды для оптической когерентной томографии тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 05.27.03, кандидат технических наук Костин, Юрий Олегович

• Костин, Юрий Олегович
• кандидат технических наук
• 2012

Оглавление диссертации кандидат технических наук Костин, Юрий Олегович

Содержание.Сокращения и условные обозначения.

Сокращения и условные обозначения.

Обозначения переменных.

Введение. Оптическая когерентная томография и используемые в ней источники света.

Принцип оптической когерентной томографии (ОКТ).

Основные параметры используемых в ОКТ источников света.

Источники света для ОКТ сверхвысокого разрешения.

Суперлюминесцентные диоды (СЛД) для ОКТ.

Основные принципы работы СЛД.1В

Типичные параметры современных СЛД.

Мощные и широкополосные источники света на базе СЛД.

Вопросы надежности лазерных и суперлюминесцентных диодов.

Описание работы.

Глава I. Новые широкополосные суперлюминесцентные диоды.

Введение.

1.1 СЛД диапазона 790-870 нм с повышенной широкополосностью и мощностью на основе однослойной квантоворазмерной гетероструктуры в системе (ОаА1)Аз/ОаА8.

1.2 СЛД на основе двухслойных квантоворазмерных гетероструктур.

1.3 Двухсекционные широкополосные су пер люминесцентные диоды.

1.4 СЛД спектрального диапазона 820-900 нм на основе однослойных квантоворазмерных гетероструктур в системе (1пОа)А8/ОаАз.

1.5 СЛД спектрального диапазона 750-800 нм на основе однослойной квантоворазмерной (ОаА1)Аз гетероструктуры с алюмосодержащим активным слоем

Глава II. Исследование надежности широкополосных СЛД.

2.1 Особенности изменения выходных характеристик СЛД на основе квантоворазмерных структур в ходе продолжительной работы.

2.2. Методика ресурсных испытаний активных элементов СЛД-модулей.

2.3 Критерии отказа и результаты ресурсных испытаний.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Широкополосные суперлюминесцентные диоды для оптической когерентной томографии»

ВгоасИ^ег 0-810.106

ВгоасИ^Ыег ВАЗОО.,.И1

Приложение. СЛД повышенной мощности.116

Введение.116

Образцы.117

Заключение.121

Заключение.122

Благодарности.124

Литература.125

Сокращения и условные обозначения

АКМ - автоматический контроль мощности

АКТ - автоматический контроль тока

АКФ - автокорреляционная функция

ГЭС - гетероэпитаксиальная структура

ДКРС - двуслойная квантоворазмерная структура

ИК - инфракрасный

КОД - катастрофическая оптическая деградация КРС - квантоворазмерная структура ЛД - лазерный диод

МВС - многомодовый волоконный световод МКРС - многослойная квантоворазмерная структура

МОС-гидридная эпитаксия - осаждение металло-органических соединений из газообразной фазы.

МРТ - магнитная резонансная томография

ОВС - одномодовый волоконный световод

ОГЭС - обработанная гетероэпитаксиальная структура

ОКМ - оптическая когерентная микроскопия

ОКРС - однослойная квантоворазмерная структура

ОКТ - оптическая когерентная томография

СЛД - суперлюминесцентный диод

СЛД-33 - серия широкополосных суперлюминесцентных диодов диапазона 780 нм

СЛД-37 - серия широкополосных суперлюминесцентных диодов диапазона 840 нм

BroadLighter - серия комбинированных источников света на основе СЛД CCD камера (charge-coupled device - прибор с зарядовой связью) - камера на основе матрицы с зарядовой связью en face - с лицевой стороны full field ОКТ - полномасштабная ОКТ- технология, позволяющая получать en face изображения объекта за одно сканирование.

FWHM (full width at half maximum) - ширина кривой на половине высоты in vivo - на живом организме, объекте in situ - на прежнем месте

МО CVD (Metal-organic chemical vapour deposition) - МОС-гидридная эпитаксия

MTTF - median time to failure - средняя наработка до отказа PILOT - серия электронных драйверов для СЛД-модулей WDM/DWDM (Wavelength Division Multiplexing/ Dense Wavelength Division Multiplexing) - спектральное уплотнение.

Обозначения переменных.

Ъ - конфокальный параметр с - скорость света d - размер пятна пучка на линзе объектива ; da - толщина активного слоя

Еа - энергия активации

- фокусное расстояние g - погонное оптическое усиление

G - интегральное усиление h - постоянная Планка

1о - ток накачки СЛД, при котором интенсивности пиков спектра равны 12 - токи накачки первой и второй секций двухсекционного СЛД, соответственно

Isld ~ ток накачки СЛД j - плотность тока накачки к - постоянная Больцмана

La - длина активного канала

Lc - длина когерентности

MTTF - median time to failure - срок службы прибора N- плотность носителей No - порог прозрачности Р - оптическая мощность

Р+(0) - мощность излучения на передней грани активного канала P~(L) - мощность излучения на задней грани активного канала PFS - оптическая мощность излучения в открытое пространство Psm~ мощность излучения из ОВС

R - сопротивление резистора между контактами секций двухсекционного СЛД

Rback ~ коэффициент отражения от входной грани диода

Rout - коэффициент отражения от выходной грани диода гхх(т)- автокорреляционная функция rip - глубина модуляции спектра, риппл

Sf - плотность фотонов, распространяющихся в активном канале в прямом направлении

ST- плотность фотонов, распространяющихся в активном канале в обратном направлении

Sxx(f) - спектральная плотность функции/ t - время, продолжительность теста Т], Т2 - рабочие температуры прибора

U0 - напряжение на СЛД, при котором интенсивности пиков спектра равны zR - релеевская длина а - нерезонансные оптические потери

3 - доля спонтанного излучения, введенного в основную моду

Г- фактор оптического ограничения

SS - разница интенсивности пиков спектра СЛД

AS - глубина спектрального провала

Ах - величина пространственного разрешения

Az - ширина на полувысоте автокорреляционной функции

ДЯ - ширина на половине высоты спектра излучения

X - центральная длина волны спектра

Хт - медианная длина волны v - частота излучения

Л - размер моды т - срок службы, определяемый по совокупности критериев изменения мощности и спектра тр - срок службы, определяемый по критерию изменения мощности Ts — срок службы, определяемый по критерию изменения спектра zsp - спонтанное время жизни

Введение. Оптическая когерентная томография и используемые в ней источники света.

Новые медицинские технологии формирования изображений способствуют прогрессу диагностики и клинических методов ведения болезни. Более того, они могут внести вклад в лучшее понимание развития болезни, и таким образом дать импульс к развитию новых методов терапии. Таким образом, эти новые технологии играют важную роль в развитии медицинских исследовательских и клинических методов.

Минимально разрушающие методы сканирования, такие как рентгеновская компьютерная томография, магниторезонансная томография (МРТ), функциональная МРТ, диффузная оптическая томография, совершили революцию в диагностической медицине в последние десятилетия. Эти методы позволяют получать трехмерные изображения; однако, их пространственное разрешение как правило ограничено несколькими миллиметрами - в стандартных клинических установках.

Оптические методы воспроизведения изображений, такие как традиционная микроскопия, а также конфокальная, флуоресцентная и многофотонная микроскопия, дают высокое (<1мкм) разрешение, но обладают слишком малой глубиной проникновения в биологические ткани. Эксцизионная биопсия и гистопатология остаются таким образом образцовыми методами диагностики раковых заболеваний. Однако информацию в этих методах нельзя получать в реальном времени. Кроме того, диагностика на основе биопсии характеризуется неприемлемым процентом ложноотрицательных результатов из-за ошибок выборочного обследования.

Метод получения изображений, сочетающий неразрушающее получение 3-мерных изображений в реальном времени с разрешением клеточного масштаба и обладающий большой глубиной проникновения в образец, мог бы существенно улучшить раннюю медицинскую диагностику, а также внести вклад в лучшее понимание развития заболеваний и улучшить наблюдение за лечением. Оптическая когерентная томография (ОКТ) - это новый неразрушающий метод получения изображений для медицинской диагностики, который включает в себя in vivo томографическую визуализацию сечений внутренних микроструктур биологический систем. С момента ее изобретения в конце 80-х годов прошлого века исследования в области ОКТ были направлены на то, чтобы создать неразрушающую оптическую биопсию, т.е. методику получения изображений микроструктур тканей в реальном времени in situ с разрешением близким к таковому в гистологии, но без необходимости иссечения ткани и последующей обработки информации. Для достижения этой цели последние исследования в ОКТ достигли существенных улучшений в разрешении, скорости обработки информации, оптимизации проникновения в ткань, а также улучшении контраста. Разработка современных систем доставки облегчила применение ОКТ во многих медицинских областях, включая изображение внутренних органов тела. Более того, были разработаны расширения ОКТ, включающие неразрушающее функциональное формирование изображений с разделением по глубине и обеспечивающие спектроскопическую, поляризационно-чувствительную или физиологическую информацию о ткани. Эти новые технологии ОКТ обещают не только улучшение контраста изображения, но также должны позволить дифференциацию развития патологий с помощью анализа локальных метаболических свойств или функционального (физиологического) состояния.

В технологии ОКТ произошло множество улучшений, и к ней был проявлен значительный интерес в области офтальмологии, гастроэнтерологии и кардиологии. Об этом объективно свидетельствует впечатляющий рост публикаций (90 в 1998 г., 900 - в 2006 г., а всего около 5000), патентов (9 в 1998, более 90 в 2006) и компаний работающих в области ОКТ (от ~3 в 98, до более 20 в 2006). Стоит отметить, что около половины всех публикаций изданы в офтальмологических журналах, что говорит о значительном влиянии ОКТ в этой области; и еще 25% - в журналах по оптике, что отражает многочисленные технические улучшения [1]. Вклад ОКТ в клиническую практику, особенно в офтальмологии, наглядно показывает тот факт, что во всем мире около 10 компаний используют эту технологию при изготовлении серийных приборов для офтальмологической диагностики.

Принцип оптической когерентной томографии.

ОКТ основывается на низкокогерентной интерферометрии. В традиционной лазерной интерферометрии длина когерентности используемого излучения обычно составляет сантиметры или метры. В ОКТ, благодаря использованию широкополосных источников света, эта величина составляет десятки или единицы микрометров.

Пучок света в ОКТ делится на два: сканирующий, который взаимодействует с исследуемым объектом, и опорный. Взаимодействие пучка света, отраженного от объекта, с опорным пучком даёт интерференционную картину - в случае, если оптическая разность хода этих пучков не превышает длины когерентности. Изменяя положение опорного зеркала, получают распределение коэффициента отражения в исследуемом объекте (ОКТ с разрешением по времени). Участкам исследуемого объекта с большим коэффициентом отражения будет соответствовать более интенсивная интерференция. Однако, при превышении разницей оптического пути пучков длины когерентности, интерференции не будет совсем. Полученное таким образом распределение (так называемый А-скан) содержит информацию о расположении и поперечных размерах структур в исследуемом объекте. Сечение (В-скан) объекта вычисляется по результатам серии А-сканов. В некоторых методах возможно также получить en face изображение (С-скан) на требуемой глубине.

На рисунке В-1 представлено схематическое изображение традиционной ОКТ установки. Интерференция достигается при попадании объектного пучка на участок с высоким коэффициентом отражения и разнице оптической длины хода опорного и объектного пучков в пределах длины когерентности. продольное сканирование (2) поперечное сканирование (X или У)

Рис. В.1. Схема установки классической OKT. Здесь 1 - низкокогерентный источник света, 2 - коллиматор, 3 - делитель пучка, 4 - опорное зеркало, 5 -сканирующее зеркало, 6 - объектив, 7 - образец, 8 - собирающая линза, 9 -фотодетектор, 10 - фильтр, 11 - блок обработки, 12 - аналого-цифровой преобразователь, 13 - вывод данных.

Подобный дизайн был использован в ОКТ с применением микроскопов с низкой числовой апертурой для получения изображения экспериментальных биологических образцов in vivo, а также для применения в хирургии [2, 3, 4]. Получаемые изображения сетчатки могут обрабатываться компьютером, таким образом могут быть получены изображения различных участков сетчатки для диагностики специфических заболеваний.

Фурье-ОКТ отличается использованием дифрагирующего элемента и линейки фото детекторов (см. рис. В-2). Теорема Винера-Хинчина (В-1) позволяет рассчитать скан по глубине Фурье-преобразованием полученного спектра, не используя в установке подвижных частей.

SM)= jrxx(T)e-2*iTdT,

B.l) где гхх(т) - автокорреляционная функция, спектральная плотность функции

Таким образом, информацию полного скана по глубине можно получить единовременно. Однако, соотношение сигнал-шум здесь хуже из-за меньшего динамического диапазона линейки детекторов по сравнению с одиночным детектором.

Рис. В.2. Схема Фурье - OKT. Здесь 1 - низкокогерентный источник света, 2 - делитель мощности, 3 - опорное зеркало, 4 - образец, 5 - дифракционная решетка, 6 - камера (работает как спектрометр), 7 - блок обработки, 8 -вывод данных.

Другой распространенный подход в ОКТ связан с использованием т.н. свипирующих источников - источников света, длина волны которых меняется по заданному закону. Это позволяет значительно упростить расчеты и достичь хорошего соотношения сигнал/шум, однако на высоких скоростях перестройки ведет к появлению нелинейности зависимости длины волны от времени. Схема такой установки представлена на рисунке В-3. А л

1—о

Рис. В.З. ОКТ с использованием свипирующего источника света. Здесь 1 -свипирующий источник света, 2 - делитель мощности, 3 - опорное зеркало, 4 - образец, 5 - фотодетектор, 6 - блок обработки, 7 - вывод данных.

Основные параметры используемых в ОКТ источников света.

Разрешение - один из самых важных факторов, определяющих качество изображения. Поэтому развитие методов улучшения разрешения является важнейшей темой исследований. В отличие от стандартной микроскопии в ОКТ можно достичь хорошего аксиального разрешения независимо от фокусировки пучка и размера пятна. Аксиальное разрешение изображения в ОКТ определяется разрешением измерения времени задержки отраженного света. В низкокогерентной интерферометрии аксиальное разрешение определяется шириной автокорреляционной функции, которая обратно пропорциональна ширине спектра источника света. В случае гауссовской формы спектра аксиальное разрешение дается формулой: где Дг - ширина на полувысоте автокорреляционной функции, АХ - ширина на половине высоты спектра излучения, а X - центральная длина волны спектра. [5]

Аг =-;--, ж А Л

21п2 Л2

В.2)

Поскольку аксиальное разрешение обратно пропорционально ширине спектра источника света, то широкополосные источники света необходимы для достижения высокого аксиального разрешения. Поперечное разрешение в ОКТ такое же, как в оптической микроскопии и определяется минимальным размером пятна сфокусированного пучка, который ограничен дифракционной расходимостью. Минимальный размер пятна обратно пропорционален числовой апертуре пучка. Пространственное разрешение задается выражением: я й где с1 - размер пятна пучка на линзе объектива, а/- фокусное расстояние.

Хорошее пространственное разрешение может быть получено при использовании высокой числовой апертуры, которая фокусирует пучок в пятно меньшего размера. В то же время, пространственное разрешение связано с глубиной поля, или конфокальным параметром 6, который равен удвоенной Рэлеевской длине: ттАх2 (В.4)

Ь = 2гк = ■ Л

Таким образом, увеличение поперечного разрешения приводит к уменьшению глубины поля, также как в традиционной микроскопии. Обычно в ОКТ используется фокусировка с низкой числовой апертурой, позволяющая добиться большей глубины поля. В этом случае конфокальный параметр больше, чем длина когерентности Ь>Аг, а аксиальное разрешение определяется точностью измерения задержки отраженного света. В отличие от микроскопии в ОКТ можно получить хорошее аксиальное разрешение независимо от числовой апертуры. Это свойство особенно важно для таких применений как офтальмология, получение эндоскопических изображений, где недоступна высокая числовая апертура.

Однако, низкая числовая апертура ограничивает поперечное разрешение, так как ведет к увеличению размера пятна.

В ОКТ можно использовать высокую числовую апертуру, но это уменьшает глубину поля. Такой режим типичен для микроскопии или конфокальной микроскопии.

Если требуется получить хорошее поперечное разрешение, то более эффективно использовать en face сканирование вместо сканирования сечения. В этом случае глубина поля будет сравнима или даже меньше, чем длина когерентности: b

ОКМ обладает лучшим поперечным разрешением порядка 1-2 мкм и применяется для сканирования тканей, поскольку отбор по когерентности исключает нежелательный рассеянный свет более эффективно, чем конфокальный отбор. В ОКМ можно достичь глубины и контраста сканирования сравнимых с конфокальной микроскопией. Недавно начала развиваться техника, известная как full field ОКТ, суть которой заключается в en face сканировании с высоким разрешением с использованием отбора по когерентности при помощи интерферометра Линника и CCD камер[9-11]. Метод full field ОКТ позволяет достичь разрешения порядка размеров клетки, и поскольку одномодовый свет для него не требуется, имеет преимущество высокого аксиального разрешения при использовании дешевых тепловых и газоразрядных источников света (см. рис. В.4).

Поскольку улучшение поперечного разрешения требует жертвовать глубиной поля, до настоящего времени большинство исследований было направлено на улучшение аксиального разрешения. Первые клинические ОКТ системы имели аксиальное разрешение 10-15 мкм. В то же время в современных ОКТ системах достигается сверхвысокое аксиальное разрешение менее 5 мкм для эндоскопического и 2-3 мкм для офтальмологического сканирования [12-14]. Такое улучшение аксиального разрешения в основном обеспечивается совершенствованием суперлюминесцентных и лазерных источников света.

TVs X h © о

Рис. В.4. Установка full-field ОКТ. Камера работает как двумерный массив фотодетекторов. При помощи ОКТ-метода сканирования по глубине возможно получение трехмерных изображений. Здесь: 1 - низкокогерентный источник света, 2 - выпуклая линза, 3 - делитель пучка, 4 - опорное зеркало, 5 - образец, 6 - объектив камеры, 7 - ПЗС-камера, 8 - вывод данных.

Источники света для ОКТ сверхвысокого разрешения.

Мощным инструментом для исследовательских применений в ОКТ являются фемтосекундные лазеры, генерирующие экстремально широкие спектры в различных участках ближнего ИК-диапазона. Спектры с центральной длиной волны 800, 1000 и 1300 нм получают при использовании твердотельных фемтосекундных лазеров, таких как титан-сапфировый лазер, лазер на ниодимовом стекле, или иттербиевом волокне, и хром-фостеритовый лазер.

Титан-сапфировый лазер с модуляцией добротности при помощи Керровской линзы - наиболее часто используемое решение в фемтосекундной оптике. В ранних исследованиях по ОКТ на основе титан-сапфирового лазера было продемонстрировано аксиальное разрешение ~4 мкм [15]. Современные титан-сапфировые лазеры позволяют получить разрешение ОКТ ~1 мкм [16], что обеспечивается шириной спектра излучения -260 нм. В офтальмологии ОКТ сверхвысокого разрешения позволяет наблюдать внутренние слои сетчатки, в том числе подробности структуры фоторецепторов и их внешних сегментов, которые могут служить ранними признаками заболевания [17,18].

Титан-сапфировый лазер обладает очень широким спектром. Однако, поскольку большинство биологических тканей рассеивают свет, для многих применений ОКТ требуются большие длины волн, около 1300 нм, которые позволяют более глубокое сканирование тканей. Хром-фостеритовый лазер с модуляцией добротности керровской линзой работает на длине волны около 1300 нм, а также имеет то достоинство, что его можно накачивать светом с длиной волны 1 мкм, используя компактные лазеры на иттербиевом волокне. Изучение ОКТ на основе хром-фостеритового фемтосекундного лазера было начато уже в 1996 году, когда были продемонстрированы разрешения —5-10 мкм при вводе излучения фемтосекундного лазера в нелинейное волокно и уширении спектра фазовой автомодуляции [19]. Первые подобные опыты осложнялись тем, что приходилось использовать призмы внутри резонатора для компенсации дисперсии. Однако, изобретение так называемого «двух-чирпованного» зеркала (double-chirped mirror - зеркало, где толщина слоев и их отражательная способность изменяются вдоль длины) позволило значительно улучшить параметры хром-фостеритового фемтосекундного лазера, и позволило генерировать импульсы длиной всего 14 фс при ширине спектра до 250 нм без дополнительных приспособлений [20].

Наконец, диапазон 1000 нм являет собой компромиссное решение между хорошим разрешением, но малой глубиной сканирования на 800 нм и, напротив, меньшим разрешением, но при большей глубине сканирования на 1300 нм [21]. Коммерчески доступные фемтосекундные лазеры в сочетании с сильно нелинейными оптическими волокнами представляют собой привлекательное решение для ОКТ сверхвысокого разрешения. Продемонстрировано использование коммерчески доступного фемтосекундного лазера на ниодимовом стекле в Сочетании с нелинейным оптическим волокном для достижения спектра шириной 200 нм с центром около 1050 нм, что соответствует разрешению примерно 3.5 мкм в тканях [22]. Коммерческие лазерные системы, такие как фемтосекундный лазер на ниодимовом стекле, или лазер на иттербиевых волокнах, находят применение для in vivo ОКТ сверхвысокого разрешения вне исследовательских лабораторий.

Суперлюминесцентные диоды (СЛД) для ОКТ.

В отличие от лазерных диодов, преимущества суперлюминесцентных диодов долгое время оставались неисследованными. Существовал чисто научный интерес к получению суперлюминесцентного света при использовании лазерных гетероструктур в подпороговом режиме при ухудшении добротности резонатора (например, при наклоне активного канала) [23-25].

Однако практического интереса к таким источникам света не было, пока не были продемонстрированы преимущества СЛД как источника света для оптоволоконных гироскопов.[26] Успешное применение первых СЛД в гироскопах в начале 80-х, а также несколько переоцененный прогноз рынка гироскопов значительно усилили интерес к развитию дизайна СЛД. Это повлекло за собой создание «СЛД первого поколения» с выходными характеристиками по мощности, необходимыми для гироскопов, т.е. несколько милливатт из одномодового (далее ОВС) или сохраняющего поляризацию волокна в диапазонах 800-850 нм, 1300 нм, 1550 нм. Развитие СЛД первого поколения дало импульс к использованию их как источников света в других перспективных системах датчиков таких, как датчик электрического тока на эффекте Фарадея, датчики на распределенной брэгговской решетке и некоторых других.

Вторая волна интереса к СЛД как источникам света возникла после успешной демонстрации методов ОКТ и их преимуществ по сравнению с другими зондовыми методами в медицине и других применениях [27]. Для ОКТ требовались гораздо более мощные СЛД, чем существовавшие в 90-х годах, а именно мощности превышающей 10 мВт из ОВС при сохранении широкого и гладкого спектра. В то же время получили развитие новые применения СЛД, такие как тестирование телекоммуникационных оптоволоконных компонентов, включая WDM/DWDM (Wavelength Division Multiplexing - спектральное уплотнение каналов, Dense Wavelength Division Multiplexing - плотное спектральное уплотнение каналов).

В результате на сегодняшний день СЛД являются наиболее популярным источником света для огромного количества различных приложений. Хотя в некоторых специфических областях таких, как ОКТ сверхвысокого разрешения, у СЛД есть серьезные конкуренты в виде фемтосекундных лазеров, СЛД считаются наиболее привлекательными источниками света, благодаря своим малым размерам, простоте использования и гораздо меньшей стоимости.

Каждое приложение выдвигает собственные требования к выходным характеристикам СЛД, но наиболее жесткие требования предъявляются к источникам света для ОКТ. Это обусловлено тем, что такие характеристики как высокая мощность, широкий спектр и незначительная паразитная модуляция спектра должны быть реализованы одновременно. С этой точки зрения ОКТ можно считать основной движущей силой для дальнейшего улучшения параметров СЛД и разработки новых подходов к увеличению мощности СЛД и уменьшению длины когерентности получаемого света [1].

Основные принципы работы СЛД.

Уникальным свойством суперлюминесцентных диодов является сочетание высокой мощности лазерных диодов и широкого спектра светодиодов. Такое сочетание становится возможным благодаря высокому оптическому усилению и широкому спектру усиления в полупроводниковых лазерных материалах.

Идеальный СЛД» представляет собой оптимизированный лазерный усилитель бегущей волны с нулевыми коэффициентами отражения на концах активного канала. В каждом СЛД вдоль активной области распространяются

2 встречных пучка усиленного спонтанного излучения. Для оценки выходной мощности СЛД можно пользоваться относительно простой моделью, не учитывающей спектральные эффекты и полагающей распределение плотности носителей равномерным по активной области СЛД. Стационарное распределение плотности фотонов в каждом направлении, плотности носителей и плотности тока накачки описываются хорошо известными выражениями для лазерного усилителя бегущей волны [28,29]: dS+ , чо+ а N (В.5) dz tsp dS~ , flJV (B.6)

-c-— = c(g-a)S +pz ^ sp

V 4 N (B.7) j(z) =-+ cg(S++S ) v >

TSP где S* и S~ - плотности фотонов волн, распространяющихся в активном канале в прямом и обратном направлении соответственно g - погонное усиление основной моды, а - нерезонансные оптические потери основной моды, Р - доля спонтанного излучения, введенного в основную моду, N -плотность носителей, tsp - спонтанное время жизни, j - плотность тока накачки, а с- скорость света.

Уравнения (В.5)-(В.7) можно решить аналитически, предполагая, что плотность носителей неизменна в поперечном сечении [28], что является хорошим приближением для СЛД, по крайней мере при обычных (1,5 мм и меньше) длинах активного канала. В этом случае выходная мощность СЛД Р+(0) на выходе канала длины La при относительных коэффициентах отражения от граней Rout и Яьаск можно выразить из (В.5) как:

PL (0) - Г (0) = ^-UJexrffe - 1 - ЖеХР[(?Г)41 (В'8'

С ^ <£р ^ (X

А мощность Р (L) на задней грани активного канала можно выразить как

В.9) ctsp g-a

В случае идеального СЛД коэффициенты отражения на границах равны О, и выходную мощность СЛД можно выразить так: т5Р % — а

Для оценки можно использовать линейную зависимость усиления от плотности носителей: V где Г- фактор оптического ограничения.

Выражения (В. 10) и (В. 11) позволяют оценить оптическое усиление необходимое для получения высокой выходной мощности и смоделировать работу СЛД. Для СЛД, работающего на длине волны 850 нм, плотности носителей Ы=2-1019 см-3, порога прозрачности N0=5'1017 см"3, Р=5'10"4, х8р=2

2 1 не, размеров моды 0,3-5 мкм , потерь а=5 см" , длины активного канала СЛД 1 мм для получения выходной мощности 30 мВт необходимо усиление О=е(ё"а)ъоколо30 дБ.

Однако, реализовать нулевые коэффициенты отражения на границах активного канала практически невозможно из-за высокого коэффициента отражения от скола кристалла лазерного диода без дополнительной обработки. Такие остаточные отражения всегда ведут к паразитной модуляции модами Фабри-Перо с периодом и глубиной модуляции, определяемыми длиной активного канала, усилением, потерями и коэффициентами отражения. Паразитная модуляция, в свою очередь, ведет к т.н. «вторичным пикам» функции когерентности, как показано на рис В.5. Модуляция спектра глубиной среднем 1-3% приводит к вторичным пикам функции когерентности с интенсивностью ~ - 25 .- 20 дБ, что может вызвать проблемы в ОКТ системах из-за соответствующих «ложных изображений». В случае небольшой модуляции глубина ее в СЛД может быть выражена как[29,30]:

Пр = 2 О^оа11ьаск (В. 12)

Рис В.5: Влияние паразитной модуляции спектра на автокорреляционную функцию

Сравнение выражений (В. 10) и (В. 12) приводит к одному из важнейших свойств СЛД - линейной зависимости глубины спектральной модуляции от выходной мощности. Действительно, как мощность, так и глубина модуляции линейно зависит от усиления О. Хотя выходная мощность обратно пропорциональна усилению в мощных СЛД g»a. Мощные СЛД работают при концентрации носителей сильно выше порога прозрачности. Таким образом, в области высокого усиления можно считать, что g пропорционально плотности носителей ]У, поэтому зависимость (В. 10) выходной мощности от усиления (7 становится линейной. Для получения выходной мощности в несколько десятков милливатт с грани в поперечно-одномодовом СЛД необходимо усиление около 30 дБ, поэтому чтобы глубина спектральной модуляции оставалась в районе 1-2%, произведение Кчни'Кьаск должно быть не выше Ю~10, т.е. 10~5 для каждой отражающей грани. Получить такие низкие коэффициенты отражения в полупроводниковых СЛД очень трудно. Коэффициент отражения скола кристалла для большинства структур для диапазона 600-1600 нм составляет приблизительно 0,35. Хотя возможность получить коэффициент отражения 10~5 от просветленной грани кристалла лазерного диода была показана в [31], на практике все СЛД, при изготовлении которых применялось просветление грани лазерного диода, обладают очень большой глубиной модуляции модами Фабри-Перо уже при средних (3-5 мВт) мощностях с грани (см. например [32-33] - публикации об СЛД на базе просветленных лазерных диодов с лучшими выходными параметрами автору неизвестны). Наиболее вероятно, что такие высокие коэффициенты отражения при подобной конструкции обусловлены технологической невозможностью получения большого числа образцов с низким коэффициентом отражения из-за незначительных вариаций центральной длины волны и расходимости дальнего поля лазерных диодов. Проблемы высокого коэффициента модуляции СЛД на базе просветленных лазерных диодов привела к разработке специфических геометрий СЛД, которые сделали возможным сильное подавление обратных отражений.

Геометрии СЛД с низким коэффициентом отражения можно разделить на две группы: первая - так называемые «наклонные» структуры, где волновод расположен под углом к грани кристалла СЛД [24], вторая группа -структуры, в которых концы активной области СЛД продолжены относительно длинным прозрачным участком и/или встроенным поглощающим участком позади активного канала. Все современные мощные СЛД с низким коэффициентом спектральной модуляции основаны либо на наклонной структуре, либо на структуре с прозрачным участком, либо со встроенным поглотителем, либо на их комбинации, например [34, 35, 36, 37, 38].

Однако, даже если проблема обратных отражений решена на уровне конструкции путем применения подходящей геометрии СЛД, антиотражающее покрытие должно быть нанесено, хотя бы на выходную грань кристалла. В то время как для СЛД средней мощности может быть использовано «обычное просветление», для мощных СЛД (особенно на базе АЮаАэ) требуется специальное покрытие, являющееся не только антиотражающим, но также и защитным. Эту проблему обычно решают двухслойным покрытием выходной грани, где первый слой работает как защитный, при этом не влияя на отражение, а второй оптимизирован для получения как можно меньшего коэффициента отражения [39].

Дальнее поле любого поперечно одномодового СЛД подобно дальнему полю классического поперечно одномодового лазерного диода. Однако, у мощных СЛД активный канал, как правило, расположен под углом к выходной грани кристалла. Это приводит к тому, что дальнее поле приобретает форму серпа (Рис. В.6) [40]. Несмотря на то, что для фокусировки и коллимации излучения СЛД можно использовать традиционную для лазерных диодов оптику, для получения аксиально симметричного сколлимированного пучка могут понадобиться дополнительные оптические элементы.

1,0

0,9

ЕЕ 0,8 ш

X 0,7 о 0,6

Б °>5

§ 0,4 ш

0 0,3 1 0,2 0,1 0,0

-60 -40 -20 0 20 40 60 80 угол в плоскости, перпендикулярной р-п переходу, град.

-80

-г

-60 -40 -20 0 20 40 60' угол в плоскости р-п перехода, град.

1—г а. б.

Рис В.6. Типичное сечение выходного пучка (а) и распределение интенсивности в дальнем поле излучения (б), (в) для СЛД с наклонным активным каналом.

Спектр излучения СЛД определяется спектром оптического усиления. Ширина спектра излучения первых СЛД, основанных на объемных полупроводниковых гетероструктурах с относительно толстым активным слоем составляла от 15 -20 нм в диапазоне 800 нм (АЮаАэ) до 30-40 нм для длин волн 1300 и 1550 (ЫлаАзР). Хотя для увеличения ширины спектра излучения «объемных» СЛД были предложены несколько вариантов конструкции, например, «слоеный» СЛД с двумя активными слоями с различным составом[41], серьезный прогресс в увеличении ширины спектра СЛД начался после успешной демонстрации СЛД на базе квантовых ям [42].

Уширение спектра СЛД на базе квантоворазмерных гетероструктур (далее КРС) обусловлено двумя основными причинами. Первая - это возможность уширения спектра усиления благодаря высокой плотности состояний в КРС по сравнению с объемными гетероструктурами при тех же концентрациях носителей [42]. Дополнительное уширение спектра возникает, когда в выходное излучение дают вклад переходы из различных энергетических подзон в активных слоях [43-44]. Например, в наиболее распространенных однослойных КРС (далее ОКРС) на базе АЮаАз возможны переходы из двух состояний зоны проводимости [43]. Хотя в [42] была показана мощность всего лишь 3 мВт при ширине спектра 50 нм, в [44] было продемонстрировано, что оптимизация длины активного канала СЛД делает возможным значительное увеличение спектра путем одновременного усиления переходов с основного и первого возбужденного энергетических уровней, таким образом была получена выходная мощность 10 мВт при ширине спектра около 70 нм. Возможность значительного уширения спектра для более длинноволновых многослойных КРС (далее МКРС) была впервые показана в [44]. С тех пор большинство мощных широкополосных СЛД всех спектральных диапазонов создают на основе МКРС или ОКРС.

Следует отметить, что ширина спектра СЛД на базе ОКРС или МКРС может зависеть от тока накачки гораздо сильнее, чем для СЛД на базе объемной гетероструктуры. В объемных АЮаАэ/СаАз гетероструктурах ширина спектра усиления обычно составляет около 20 нм, при температуре близкой к комнатной, она может несколько отличаться для различных составов материала и легирования активной области, например, [45]. Все СЛД на базе объемной АЮаАэ гетероструктуры имеют ширину спектра 1520 нм, незначительно зависящую от тока накачки. В СЛД на базе ОКРС/МКРС ширина спектра гораздо сильнее зависит от тока накачки, а именно, она была увеличена в 2-3 раза в СЛД диапазонов 820 и 1550 нм, но спектр стал двугорбым в режиме, соответствующем максимальной ширине спектра [43, 44]. Изменение тока накачки приводило к преобладанию одного из максимумов спектра и уменьшение ширины последнего. Стоит отметить, что сложная форма спектра приводит к деформации функции когерентности. На Рис.В.7. представлен центральный пик автокорреляционной функции излучения СЛД на базе объемной гетероструктуры и широкополосной ОКРС. Хотя некоторые незначительные отклонения автокорреляционной функции от идеальной (гауссовой) формы из-за несимметричности спектра заметны и у СЛД на базе объемной гетероструктуры, в случае ОКРС они гораздо больше. о Яо; С си о Iо <

1,0 0,8 4 к з з

I 0,6-■& к га

1 0,4-1

0 ы З' о;

1 0,2.

О Iт 0,0

1-1-1-1-Г

-0,10 -0,05 0,00 0,05

Оптическая разность хода, мм

0,10

-0,10 -0,05 0,00 0,05

Оптическая разность хода, мм

0,10

Рис В.7. Влияние формы спектра на автокорреляционную функцию интенсивности. Показан центральный пик автокорреляционной функции СЛД с формой спектра, близкой к гауссовой (а) и СЛД с «двугорбым» спектром (б)

Типичные параметры современных СЛД.

1. Видимый диапазон.

СЛД красного диапазона с длиной волны -680 нм на сегодняшний день являются самыми коротковолновыми из обладающих хоть сколько-нибудь значительной надежностью. В [36] описаны СЛД на базе объемной гетероструктуры с мощностью до 4 мВт. Использование МКРС в [40] позволило существенно увеличить мощность - до 50 мВт. Однако ширина спектра в обоих случаях составляла всего 8-10 нм. В статье [46] упоминались СЛД синего диапазона, однако их срок службы составил всего лишь около 100 часов, поэтому они могут представлять ценность только для лабораторных применений.

2. СЛД ближнего ИК- диапазона: 780 - 870 нм

В этом диапазоне представлено огромное количество СЛД высокой мощности. В [39, 47] была получена мощность 100 мВт без признаков катастрофической оптической деградации (КОД). В [48] было показано, что порог КОД можно значительно увеличить, добавляя не накачиваемые области вблизи выходных граней кристалла (так называемые «холодные концы»). Мощность в открытое пространство 250 мВт с грани была получена при оптимизации длины таких областей. При вводе излучения таких СЛД в цилиндрическую микролинзу на конце волокна была получена мощность в 100 мВт из ОВС. По мощности на выходе из ОВС такие СЛД вполне сравнимы с мощными лазерными диодами.

В СЛД на базе КРС при оптимизации структуры СЛД и длины активного канала в [40] были получены мощности до 100 мВт при ширине спектра излучения 50 нм. Коммерчески доступные СЛД этого спектрального диапазона, как правило, обладают мощностью до 30 мВт и шириной спектра до 50 нм. Такая ширина спектра соответствует длине когерентности 10 мкм в воздухе.

Возможность получения гораздо большей ширины спектра была показана в [49, 50]. В [49] был получен спектр 100 нм из СЛД на базе ОКРС и использовании комбинированной импульсной и постоянной накачки. В [50] был получен спектр шириной до 98 нм из СЛД на базе МКРС, состоящей из 4 активных слоев с толщиной, изменяющейся от 2 до 12 нм. Хотя достижение 100 нм ширины спектра позволило бы получать сверхвысокое разрешение ОКТ при использовании единственного источника света, коммерчески доступные СЛД на 820 нм до сих пор имели ширину, не превышающую 50 нм.

3. СЛД ближнего ИК диапазона 920- 1060 нм

В этом диапазоне также были получены широкие спектры и высокие выходные мощности. В [30, 40] описаны СЛД с колоколообразным спектром шириной 25-30 нм и мощностью 100 мВт и шириной 70 нм с мощностью 30 мВт. Позднее была получена ширина спектра 100 нм при мощности в открытое пространство до 30 мВт (более 10 мВт из ОВС) при использовании СЛД на базе ОКРС [51]. Коммерчески доступные СЛД обладают мощностью до 30 мВт из ОВС при ширине колоколообразного спектра до 50 нм или шириной до 100 нм при мощности 10 мВт из ОВС.

Стоит отметить, что наиболее широкополосные мощные СЛД диапазона 780 - 1000 имеют двугорбый спектр. На рисунках В.8. а и б соответственно представлены спектры СЛД шириной около 50 нм при мощности 35 мВт диапазона 840 нм и шириной 100 нм при мощности 10 мВт диапазона 930 нм.

Гетероструктуры в системе ТпОаАзАЗаАз использовались также для создания СЛД, излучающих в диапазоне 1050 нм, интерес к применению которого в системах ОКТ растет [52,53].

Первые СЛД этого диапазона были продемонстрированы в работе [39] и имели мощность менее 10 мВт в открытое пространство (менее 2 мВт из ОВС). Этого явно недостаточно для большинства ОКТ систем. Однако, в [54] были получены СЛД этого диапазона с мощностью, достигающей 10 мВт из ОВС и относительно широким спектром (более 100 нм).

Длина волны, нм Длина волны,нм

Рис.В.8. Спектры широкополосных СЛД диапазона 840 нм (а) и 930 нм (б)

Дальнейшее улучшение выходных параметров СЛД диапазона 980 было достигнуто при использовании структур на квантовых точках. Такие структуры обладают трехмерным квантовым ограничением, что дает возможность получения очень широкого спектра оптического усиления благодаря неоднородности распределения размеров точек в активных слоях на базе т.н. самоорганизованных квантовых точек. Будучи недостатком для создания высокопроизводительных лазеров на квантовых точках, такое распределение может позволить значительно уширить спектр СЛД [55]. Например, в таком СЛД были получены мощности в открытое пространство до 200 мВт при ширине спектра около 60 нм [56].

4. СЛД ИК-диапазона 1300- 1600 нм

Для этого диапазона были созданы широкополосные и мощные СЛД на базе МКРС [57, 58, 59, 60]. В [57] был представлен СЛД диапазона 1550 нм с постоянной мощностью до 90 мВт и шириной спектра 65 нм.

Увеличение длины волны влечет за собой уменьшение длины когерентности по квадратичному закону. Поэтому, чтобы получить то же разрешение, как на длине волны 820 нм, спектр с центром в 1300 нм должен быть хотя бы в 2,5 раза шире. Хотя увеличение длины волны может обеспечить лучшее прохождение пучка в ткань, СЛД диапазона 1300 нм должен обладать спектром шириной ощутимо больше 100 нм, чтобы дать разрешение сравнимое с таковым у СЛД диапазона 820 нм с шириной спектра 50 нм. Хотя возможность получения очень широких спектров СЛД диапазона 1300 - 1550 на базе МКРС или квантовых точек была показана в работах [61,62] ширина мощных (10-20 мВт из ОВС) коммерчески доступных СЛД диапазона 1300 нм составляет около 60 - 70 нм. Изучение свойств пространственной когерентности [63] показало, что излучение СЛД даже с узким волноводом и дальним полем близким к таковому у поперечно-одномодовых структур не является полностью пространственно когерентным, вероятнее всего это обусловлено наличием дополнительных мод высшего порядка малой интенсивности. Поэтому СЛД с волоконным одномодовым выводом излучения могут оказаться полезными также и для ОКТ систем для открытого пространства.

Мощные и широкополосные источники света на базе СЛД.

В предыдущем разделе были рассмотрены выходные характеристики СЛД различных диапазонов. Стоит отметить, что дальнейшее улучшение параметров СЛД наверняка возможно. Однако, СЛД обладают еще одним преимуществом, которое делает возможным дальнейшее увеличение ширины спектра в источниках света на базе СЛД, а именно, простотой изменения длины волны спектра путем небольших изменений состава активного слоя и его толщины.[64, 65] Например, на рис В.9 представлены спектры различных СЛД диапазонов 780-1000 нм, полученные путем изменений структуры и/или состава активных слоев в системах AlGaAs/GaAs и InGaAs/GaAs. Комбинируя два и более подобных СЛД с помощью оптоволоконных разветвителей можно получить экстремально широкий спектр. Для примера на рис.В.Ю представлен спектр одного из наиболее востребованных комбинированных источников - BroadLighter Т-860. С помощью аналогичного источника еще в 2004 году были получены изображения сетчатки человеческого глаза с разрешением 3,5 мкм и изображения слоев эпидермиса с разрешением 2,3 мкм [66]. Такое разрешение вполне сравнимо с тем, которое можно получить при использовании фемтосекундных лазеров в качестве источника света. Однако, фемтосекундные источники света весьма громоздки, дорогостоящи и сложны в эксплуатации. Кроме того, они характеризуются высоким уровнем относительных шумов интенсивности, что приводит к необходимости использования сложных схем двойного балансного детектирования полезного сигнала. Источники же на основе СЛД лишены таких недостатков, и уровень шумов в них обычно не превышает -130 дБ/Гц в полосе радиочастот, используемых в ОКТ, что позволяет отказаться от указанных схем.

Длина волны, нм

Рис.В.9. Спектры СЛД, составляющих комбинированный источник.

Длина волны,нм

Рис.ВЛО. Спектр Вгоаё^^ег Т-860

Современные комбинированные источники обладают шириной спектра до 200 нм при медианной длине волны 870 нм и 300 нм - при центре спектра около 940нм.

Вопросы надежности лазерных и суперлюминесцентных диодов.

При практическом использовании СЛД одной из важнейших характеристик является надежность. Для лазерных диодов вопрос надежности давно и тщательно изучается, этой теме посвящено множество научных статей и обзоров [см., например, 67-71].

Основные физические механизмы деградации ЛД, а также анализ характерных для различных материалов режимов деградации, подробно описаны в [69, 71]. Различают три режима деградации ЛД: катастрофическая, быстрая и постепенная деградация. Катастрофическая деградация проявляется как резкое падение оптической мощности после некоторого времени нормальной работы ЛД. Отказ ЛД может быть связан с появлением дефектов как на гранях, так и внутри активного канала. Быстрая деградация характеризуется постоянным падением мощности в первые сотни часов наработки. Постепенная деградация (старение) ведет к отказу ЛД при длительной эксплуатации (порядка тысяч часов), проявляясь в снижении квантовой эффективности.

Явления деградации тесно связаны с существованием, созданием и развитием дефектов в гетероструктуре. Для получения надежных изделий необходимо не только обеспечить отсутствие дефектов при росте гетероструктуры, но и избежать внесения таковых при дальнейшей её обработке.

Быстрая деградация связана с наличием протяженных дефектов, разрушающих активную область ЛД. Такие дефекты проявляются как области с очень низкой эффективностью люминесценции. Рост их представляет типичный процесс распространения дислокаций благодаря взаимодействию дислокаций, точечных дефектов и неосновных носителей, внесенных в активный слой электрической накачкой и оптической генерацией при поглощении света внутри резонатора.

Постепенная деградация проявляется на снимке электролюминесценции как однородное потемнение активной области. Причиной её является формирование точечных дефектов. Процесс этот при температурах, характерных для активной области ЛД, должен идти крайне медленно. Однако, энергия для существенного ускорения его может быть получена при безызлучательной рекомбинации инжектированных носителей. Образование и распространение дефектов уже при 20-30 °С наблюдается, если энергия, освобожденная при безызлучательной рекомбинации, концентрируется в центре рекомбинации в возбужденном состоянии. При таких условиях освобожденная энергия делает возможными простые реакции, такие как диффузия, диссоциация или аннигиляция.

Катастрофическая деградация обычно ассоциируется с повреждением зеркал граней. Однако, она может возникать и внутри активной области [72]. При этом характер электролюминесценции и катодолюминесценции активного слоя после катастрофической и быстрой деградации практически одинаков, что говорит о том, что механизмы их также близки, различаясь в следующих двух свойствах. Во-первых, время проявления быстрой деградации, как правило, составляет первые несколько сотен часов; катастрофическая же может появиться и после тысяч часов нормальной работы. Во-вторых, быстрая деградация характеризуется быстрым, но монотонным спадом выходной мощности, в то время как катастрофическая -резким падением последней.

Деградация зеркал - основной фактор, ограничивающий выходную мощность ЛД. Классическая модель её включает следующие процессы. Безызлучательная рекомбинация на гранях увеличивает тепловую энергию решетки, поднимая локальную температуру. Это приводит к сужению запрещенной зоны в областях, близких к зеркалам, что усиливает поглощение на гранях, создавая дополнительные свободные заряды, которые, в свою очередь, безызлучательно рекомбинируют, увеличивая температуру еще больше. Таким образом развивается лавинообразный процесс, приводящий к критическому росту температуры на гранях и разрушению последних. [73,74]

Итак, деградация ЛД - результат взаимодействия различных внутренних (свойства материалов, дефекты кристалла, качество гетерограниц) и внешних (конструктив, контакты, температура, ток накачки, покрытия граней) факторов, которые приводят к изменениям физических характеристик активных элементов приборов, что в результате ведет к снижению квантовой эффективности. Для создания надежных приборов нужны высококачественные гетероструктуры, избавленные от дефектов, с четкими гетерограницами, минимальными механическими напряжениями и оптимизированными покрытиями граней.

Для оценки надежности полупроводниковых ЛД широко распространен метод ускоренного тестирования [75]. Отказом прибора в этой методике принято считать спад выходной мощности на 50% при испытаниях в режиме поддержания постоянного тока накачки или возрастание тока инжекции на 50% при испытаниях в режиме поддержания постоянной оптической мощности. При этом предполагается, что процесс медленной деградации при различных температурах определяется одним физическим механизмом активации дефектов, а величина срока службы МТТЕ подчиняется соотношению Аррениуса:

М'ПТ(Т 1 )/МТТР(Т2) = ехр[(Еа/к)(1/Т1 - 1/Т2)], (ВЛ 3) где Т;, Т2 - рабочие температуры, к - постоянная Больцмана, Еа - энергия активации, составляющая для ЛД десятые доли эВ. Такой подход позволяет проводить ускоренные ресурсные испытания при повышенных температурах и достаточно уверенно оценивать срок службы высоконадежных ЛД, процесс деградации которых при комнатной температуре протекает очень медленно. Этот метод успешно применяется и для некоторых типов СЛД [76, 77].

Однако, на практике, далеко не всегда имеется понимание того какие физические механизмы определяют процесс деградации того или иного типа ЛД. В обзоре П.Г.Елисеева [70] таких механизмов рассматривается более десятка. В недавно построенной теоретической модели КОД поперечно-одномодовых ЛД [78], учитывается шесть механизмов тепловыделения. По-видимому, каждый из них в какой-то мере влияет и на процесс медленного старения. К сожалению, вклад каждого из механизмов в процесс деградации не всегда поддается определению.

Надежность конкретной партии ЛД зависит не только от конструкции, но и от того, как она прошла технологический маршрут. Процесс изготовления ЛД включает в себя десятки технологических операций. Отклонение от оптимального режима при выполнении любой из них может привести к возникновению дефектов, влияющих на надежность прибора. При неидеально отлаженной технологии неизбежен разброс в ресурсных характеристиках однотипных ЛД из различных партий. Возможны ситуации, когда для различных партий однотипных ЛД доминирующими могут оказаться различные физические механизмы деградации. Все сказанное относится и к СЛД. Традиционный СЛД, по существу, отличается от традиционного ЛД только экстремально низкими коэффициентами отражения на торцах активного канала. Если сравнить СЛД и ЛД одинаковых конфигураций на основе одинаковых ГЭС при одинаковых выходных мощностях, то основные отличия наблюдаются в распределениях световых потоков и концентраций неравновесных носителей вдоль оси активного канала, причем среднее значение последней величины в СЛД значительно выше. Эти отличия могут отразиться на ходе деградационных процессов.

В работах [79,80] исследовался процесс старения поперечно-одномодовых СЛД ближнего ИК-диапазона спектра (800-900 нм), изготовленных из «объемной» (ОаА1)Аз двусторонней гетероструктуры с раздельным ограничением. В [80] показано, что общепринятая методика ускоренного ресурсного тестирования не всегда применима: для одной из исследованных партий СЛД сколько-нибудь заметного ускорения процесса старения при увеличении температуры не наблюдалось.

Во всех перечисленных выше работах по изучению стабильности СЛД [76,77,79,80] речь идет об узкополосных СЛД, имеющих колоколообразную форму спектра. В широкополосных же СЛД задача усложняется тем, что отказ прибора стоит рассматривать не только в контексте выходной мощности, но и спектра выходного излучения. О работах, посвященных таким исследованиям, мне неизвестно.

Несмотря на достаточно сложную технологию изготовления СЛД, они нашли широкое применение в промышленных установках, медицинских диагностических приборах, метрологических установках волоконно-оптических линий связи (ВОЛС), волоконно-оптических датчиках, навигационном оборудовании и многих других областях деятельности человека благодаря огромному количеству преимуществ перед альтернативными широкополосными источниками излучения.

Итак, основные преимущества суперлюминесцентных диодов следующие: широкий спектр излучения; высокая выходная мощность; простота ввода излучения в одномодовый световод; возможность создания излучателей в широком оптическом диапазоне (от 420 до 1700 нм); малые габариты светоизлучающего модуля с волоконным выходом, как следствие - простота интеграции в оптоэлектронные схемы и установки; большой ресурс работы (несколько десятков тысяч часов); сравнительно невысокая стоимость.

Описание работы.

Несмотря на широкий спектр источников излучения на основе СЛД, представленных на рынке оптоэлектроники на сегодняшний день, динамично развивающиеся научно-прикладные области (спектроскопия, оптическая метрология, оптическая когерентная томография и ряд других) постоянно повышают требования к широкополосным источникам излучения. Поэтому цель данной работы заключалась в разработке источников излучения на основе суперлюминесцентных приборов с выходными параметрами, превосходящими аналогичные приборы, коммерчески доступные на сегодняшний день, а также улучшении выходных параметров серийно выпускаемых приборов.

В рамках диссертационной работы велись исследования по следующим направлениям: создание суперлюминесцентных диодов ближнего ПК-диапазона с рекордными спектральными параметрами исследование надежности выпускаемых широкополосных СЛД диапазона 840 нм создание новых и совершенствование конструкции выпускаемых комбинированных источников света на основе суперлюминесцентных диодов создание суперлюминесцентных диодов повышенной мощности в различных спектральных диапазонах.

Новизна работы:

Разработаны и исследованы СЛД с мощностью из ОВС более 30 мВт и спектром с шириной более 70 нм при центральной длине волны около 820 нм.

Разработаны и исследованы СЛД диапазона 840 нм на основе ДКРС. Показано, что использование ДКРС позволяет улучшить спектральные характеристики широкополосных СЛД.

Разработаны и исследованы СЛД диапазона 840 нм с пространственно неоднородной инжекцией. Экспериментально показано, что использование двухсекционной конструкции СЛД на основе КРС дает изготовителям широкополосных светоизлучающих модулей дополнительную степень свободы, позволяющую для каждого конкретного модуля плавно изменять выходную мощность в широких пределах, сохраняя при этом ширину спектра на максимальном для данной КРС уровне.

Разработаны и исследованы СЛД диапазона 840 нм на основе ГпваАз ОКРС. Получены двугорбые спектры шириной более 55 нм при мощностях до 60 мВт из ОВС. Использование 1пОаАз позволило сохранить при этом центральную длину волны вблизи 845 нм. Также получены СЛД с колоколообразным спектром шириной более 50 нм при мощности более 3 мВт из ОВС. Форма спектра излучения, близкая к гауссовой, позволяет получить АКФ с минимальными искажениями центрального пика, что, в свою очередь, улучшает отношение сигнал-шум при использовании таких СЛД в интерференционных схемах.

Разработаны и исследованы широкополосные СЛД диапазона 780 нм. Получена мощность до 30 мВт из ОВС и ширина спектра до 54 нм, в зависимости от длины активного канала СЛД.

Разработана методика ресурсных испытаний широкополосных СЛД, позволяющая производить селекцию ОГЭС по ожидаемому сроку службы изготавливаемых из них СЛД в зависимости от режима их эксплуатации.

На основе разработанных СЛД создан новый комбинированный источник света - ВгоасИ^Мег Б-810. Спектр излучения прибора имеет ширину около 105 нм при неоднородностях не превышающих 2 дБ, мощность составляет 5 мВт из ОВС.

Совершенствование технологии изготовления СЛД-модулей диапазонов 1280 нм и 1330 нм позволило значительно улучшить выходные характеристики комбинированного источника света Вгоас11^Ы;ег Б-1300. Спектр излучения усовершенствованного прибора имеет ширину 120 нм при мощности 10 мВт из ОВС. Также удалось снизить неоднородность спектра, которая теперь не превышает 20%. Разработаны и исследованы многомодовые СЛД высокой надежности с длинами волны 840, 890 и 950 нм, обладающие мощностью более 100 мВт и эффективным вводом излучения в многомодовый волоконный световод (МВС).

Большинство из вышеперечисленных результатов работы уже на сегодняшний день нашло своё практическое применение и внедрено в производство. Так, компанией ООО «Суперлюминесцентные Диоды» коммерчески реализованы новые типы серийно выпускаемых и перспективных с практической точки зрения светоизлучающих модулей БЬЛЭ-ЗЗ1-МР/НР, 81Т)-351-МР/НР, 81Л>М381. Разработанная методика ресурсных испытаний широкополосных СЛД принята компанией ООО «Суперлюминесцентные Диоды» для обязательного тестирования ОГЭС, используемых для создания серийных 81Л>371. Коммерчески реализованы также новый комбинированный источник света ВгоасИ^Ыег 0-810 и улучшенный ВгоасЦ^Ьйег Б-1300.

Диссертационная работа состоит из введения, трёх глав, приложения, заключения, и списка литературы.

Заключение диссертации по теме «Квантовая электроника», Костин, Юрий Олегович

Основные результаты диссертационной работы сводятся к следующему:

1 Разработаны новые широкополосные СЛД ближнего ИК-диапазона спектра:

1.1 Изготовлены и исследованы СЛД на основе усовершенствованной ОКРС в системе (ваА^АзАлаАз мощностью от единиц до десятков милливатт с центральной длиной волны около 820 нм с шириной спектра излучения более 70 нм и длиной когерентности менее 10 мкм при сохранении величины неоднородности спектра в пределах 50%.

1.2 Изготовлены и исследованы СЛД на основе ДКРС в той же системе (АЮа)Аз/ОаАз диапазона 830-840 нм с неоднородностью спектра в пределах 30% и увеличенной полушириной последнего - более 55 нм. Длина когерентности излучения этих СЛД составила менее 13 мкм. Показано, что, несмотря на повышенную плотность рабочего тока инжекции, эти СЛД могут обладать достаточно продолжительным сроком службы. Благодаря малой длине активного канала использование данной конструкции СЛД позволяет значительно увеличить выход годных приборов при массовом выпуске.

1.3 Изготовлены и исследованы СЛД на основе (ОаА1)Аз ОКРС и ДКРС с пространственно неоднородной инжекцией. Экспериментально показано, что использование двухсекционной конструкции СЛД на основе КРС дает изготовителям широкополосных светоизлучающих модулей дополнительную степень свободы, позволяющую для каждого конкретного модуля плавно изменять выходную мощность в широких пределах, сохраняя при этом ширину спектра на максимальном для данной КРС уровне. Использование ДКРС при изготовлении таких СЛД позволило уменьшить неоднородность спектра выходного излучения.

1.4 Использование однослойных квантоворазмерных гетероструктур в системе (InGa)As/GaAs позволило создать СЛД диапазона 845-865 нм с шириной спектра излучения - около 60 нм, с длиной когерентности около 12 мкм. При использовании аналогичных ОКРС с тонким активным слоем толщиной 6.0 нм были реализованы СЛД этого диапазона с колоколообразным спектром шириной до 53 нм.

1.5 Впервые реализованы достаточно надежные широкополосные СЛД спектрального диапазона 750-800 нм на основе однослойной (GaAl)As гетероструктуры с алюмосодержащим активным слоем. При различных длинах активного канала эти СЛД обеспечивают непрерывную выходную мощность 3-55 мВт (1-30 мВт через ОВС, соответственно) при ширине спектра около 50 нм (длина когерентности около 12 мкм).

2 Исследовано изменение выходных характеристик широкополосных квантоворазмерных СЛД серии SLD-37 в ходе долговременной работы. Предложена методика ресурсных испытаний таких СЛД. Особое внимание уделено изменению спектров излучения СЛД в процессе их старения. Показано, что использование данной методики при входном контроле обработанных полупроводниковых гетероструктур, предназначенных для изготовления активных элементов СЛД-модулей, позволяет обеспечить их селекцию по ожидаемому сроку службы, который составляет в среднем десятки тысяч часов.

3 Разработаны новые комбинированные источники света на основе СЛД серии BroadLighter:

3.1 Разработан двухканальный комбинированный источник света с центральной длиной волны 810 нм и шириной спектра более 100 нм (длина когерентности около 6.5 мкм). Создание такого источника стало возможным благодаря разработке надежных СЛД спектрального диапазона 750-800 нм.

3.2 Использование усовершенствованной технологии создания торцевых оптоволоконных микролинз позволило значительно улучшить характеристики двухканальиого источника света с центральной длиной волны 1300 нм. Разработан источник света с выходной мощностью более 10 мВт через ОВС, со спектром шириной более 120 нм (длиной когерентности 17 мкм) и величиной спектральных неоднородностей не более 20%.

4 Исследованы три типа многомодовых СЛД с длинами волны 840, 890 и 950 нм. Получена эффективность ввода в стандартный МВС с диаметром жилы 50 мкм - 80%. При токе накачки 1000 мА непрерывная мощность из МВС превысила 150 мВт для СЛД диапазонов 840 и 950 нм и 100 мВт для СЛД диапазона 890 нм. По предварительным оценкам, срок службы этих СЛД превышает 4000 часов.

Благодарности.

Автор выражает глубокую признательность научному руководителю С. Д. Якубовичу за предложенную тему диссертации, интересное сотрудничество и неоценимую помощь в организации работы; А.Т. Семенову и В.Р. Шидловскому за инициацию ряда исследований и внимание к ним; Мармалюку A.A. с сотрудниками за проведение многочисленных экспериментальных ростовых процессов ГЭС; Лобинцову A.B. с сотрудниками за изготовление экспериментальных ОГЭС; A.A. Бахареву с сотрудниками за сборку образцов СЛД-модулей; Д.Р. Шидловскому с сотрудниками за изготовление оптомеханических узлов и электронных плат для новых приборов серии BroadLighter; сотрудникам лаборатории R&D Е.В. Андреевой, П.И. Лапину и С.Н. Ильченко за помощь в измерениях и расчетах; сотруднику лаборатории контроля качества A.B. Куртепову за помощь в проведении ресурсных испытаний и руководителю этой лаборатории Д.С. Мамедову за неусыпный контроль качества.

Заключение.

Список литературы диссертационного исследования кандидат технических наук Костин, Юрий Олегович, 2012 год

1. W.Drexler, J.G. Fujimoto "Optical Coherence Tomography", SpringerVerlag (2008)

2. M. E. Brezinski, G. J. Tearney, S. A. Boppart, E. A. Swanson, J. F. Southern, and J. G. Fujimoto, "Optical biopsy with optical coherence tomography, feasibility for surgical diagnostics," Journal of Surgical Research 71, 32-40 July1997).

3. S.A. Boppart, M.E. Brezinski, B.E. Bouma, G.J. Tearney, J.G. Fujimoto. "Investigation of developing embryonic morphology using optical coherence tomography," Dev. Biol. 177, 54-63 (1996)

4. S. A. Boppart, B. E. Bouma, C. Pitris, G. J. Tearney, J. F. Southern, M. E. Brezinski, and J. G. Fujimoto, "Intraoperative assessment of microsurgery with three-dimensional optical coherence tomography," Radiology, 208, 81-86, July1998)

5. E.A. Swanson, D. Huang, M.R. Hee, J.G. Fujimoto, C.P. Lin, C.A. Puliafito. "High-speed optical coherence domain reflectometry" Opt. Lett. 17, 151153 (1992).

6. J.A. Izatt, M.D. Kulkarni, H.-W. Wang, K. Kobayashi, M.V. Sivak, Jr., "Optical coherence tomography and microscopy in gastrointestinal tissues," IEEE J. Sei. Top. Quantum Electron. 2, 1017-28 (1996)

7. J.A. Izatt, M.R. Hee, G.M. Owen, E.A. Swanson, J.G. Fujimoto, "Optical coherence microscopy in scattering media" Opt. Lett. 19, 590-592 (1994)

8. A.D. Acquirre, P. Hsiung, T.H. Ko, I. Hartl, J.G. Fujimoto. "Highresolution optical coherence microscopy for high-speed, in vivo cellular imaging," Opt. Lett. 28, 2064-2066, November (2003)

9. A. Dubois, L. Vabre, A.-C. Boccara, E. Beaurepaire, "High-resolution full-field optical coherence tomography with a Linnik microscope" Appl. Opt. 41(4), 805-812 (2002).

10. L. Vabre, A. Dubois, and A. C. Boccara, "Thermal-light fulleld optical coherence tomography," Opt. Lett. 27, 530 -533 (2002)

11. A. Dubois, K. Grieve, G. Moneron, R. Lecaque, L. Vabre, A.-C. Boccara, "Ultrahigh-resolution full-field optical coherence tomography," Applied Optics, vol. 43 No. 14, 2874-2883 (2004)

12. W. Drexler, U. Morgner, R.K. Ghanta, F.X. Kartner, J.S. Schuman, J.G. Fujimoto, "Ultrahigh-resolution ophthalmic optical coherence tomography," Nat. Med. vol. 7, pp. 502-507, (2001).

13. P.R. Herz, Y. Chen, A.D. Acquirre, J.G. Fujimoto, H. Mashimo, J. Schmitt, A. Koski, J. Goodnow, C. Petersen, "Ultrahigh Resolution Optical Biopsy with Endoscopic Optical Coherence Tomography," Optics Express, 12, 3532-3542 (2004)

14. B. Bouma, G.J. Tearney, S.A. Boppart, M.R. Hee, M.E. Brezinski, J.G. Fujimoto, "High-resolution optical coherence tomographic imaging using a mode-locked Ti:A1203 laser source," Opt. Lett. 20 13 , 1486-1488 (1995)

15. W. Drexler, U. Morgner, F.X. Kartner, C. Pitris, S.A. Boppart, X.D. Li, E.P. Ippen, J.G. Fujimoto, "In vivo ultrahigh-resolution optical coherence tomography," Opt. Lett. 24, 1221-1224 (1999).

16. T.H. Ko, J.G. Fujimoto, J.S. Duker, L.A. Paunescu, W. Drexler, C.R. Baumal, C.A. Puliafito, E. Reichel, A.H. Rogers, J.S. Schuman, "Comparison of Ultrahigh- and Standard-resolution Optical Coherence Tomography for Imaging

17. Macular Hole Pathology and Repair"., Ophthalmology, 111(11), 2033-43, Nov (2004)

18. B.E. Bouma, G.J. Tearney, I.P. Bilinsky, B. Golubovic, J.G. Fujimoto, "A Self-Phase-Modulated KerrLens-Modelocked Cr:forsterite Laser Source for Optical Coherence Tomography," Opt. Lett. 21,1839-41 (1996)

19. C. Chudoba, J.G. Fujimoto, E.P. Ippen, H.A. Haus, U. Morgner, F.X. Kartner, V. Scheuer, G. Angelow, T. Tschudi, "All-solid-state Cr:forsterite laser generating 14-fs pulses at 1.3 ¡im," Opt. Lett. 26, pp.292-294, (2001)

20. Y. Wang, J.S. Nelsen, Z. Chen, B.J. Reiser, R.S. Chuck, R.S. Windeler, "Optimal wavelength for ultrahigh-resolution optical coherence tomography," Opt. Express Vol. 11, No. 12, 1411-1417 (2003)

21. L.N. Kurbatov, S.S. Shakhidzhanov, L.V. Bystrova, V.V. Karpukhin, S.I. Kolenkova, "Investigation of superluminescence emitted by a gallium arsenide diode" Sov.Phys. Semicond. 4(11), 1739-1744 (1971)

22. C.A.Burrus, B.I.Miller, "Small-area double heterostructure aluminum-gallium arsenide electroluminescent diode sources for optical-fiber transmission lines", Opt.Commun, 4, 307-309 (1971).

23. B.A. Ступников, С.Д. Якубович, "Влияние конфигурации инжекционного излучателя на характеристики излучения" Электронная Техника, 11(5), 62-67 (1978) (работа выполнена в 1970-71гг.)

24. С.С. Culter, S.A. Newton, H.J. Show, "Limitation of rotation sensing by scattering" Opt. Lett. 5, 488-490 (1980)

25. D. Huang, E.A. Swanson, C.P. Lin et. al. "Optical coherence tomography." Science 254, 1178-1181 (1991)

26. A.T. Semenov, L.A. Rivlin, S.D. Yakubovich, "Dynamics and spectra of semiconductor lasers" J. Sov. Laser Res. 7(2), 57-206, (1986)

27. N.S.K. Kwong, K.-Y. Lau, N. Bar-Chaim, "High-power, high-efficiency GaAIAs superluminescent diodes with integral absorber for lasing suppression" IEEE J. Quantum Electron. QE-25 (4), 696-704 (1989)

28. G. Alphonse, "Design of high-power superluminescent diodes with low spectral modulation" Proc. SPIE 4648, 125-138 (2002)

29. D.J. Gallant, M.L. Tilton, D.J. Bossert, J.D. Barrie, G.C. Dente, "Optimized single-layer antireflection coatings for semiconductor lasers" IEEE Photon, Technol. Lett. 9 (3), 300-302 (1997)

30. C.S. Wang, W.H. Cheng, J. Hwang, W.K. Burns, R.P. Moeller, "High power low-divergence superradiance diode" Appl. Phys. Lett. 41(7), 587-589 (1982)

31. N.K. Duta, P.P. Daniel, "Optical Properties of a GaAIAs Superluminescent Diode" IEEE J. Quantum Electron. QE-19(4), 496-498 (1983)

32. T.-P. Lee, C.A. Burrus, B.I. Miller, "A Stripe-Geometry Double-Heterostructure Amplified-Spontaneous -Emission (superluminescent) Diode" IEEE J. Quantum Electron. QE-9, 820-828 (1973)

33. S.A. Safin, A.T. Semenov, V.R. Shidlovski Zhuchkov N.A., Kurnyavko Yu.V., "High-power 0.82 jim superluminescent diodes with extremely low Fabry-Perot modulation depth" Electron. Lett. 28(6), 530-532 (1993)

34. A.T. Semenov, Y.R. Shidlovski, S.A. Safin, V.P. Konyaev, M.V. Zverkov, "Superluminescent diodes for visible (670 nm) spectral range based on AlGalnP/ GalnPheterostructures with tapered grounded absorber" Electron. Lett. 29(6), 530531 (1993)

35. Y. Kashima, M. Kobayashi, H. Takano, "High Output Power GalnAsP/InP superluminescent diode at 1.3 ¡im "Electron. Lett. 24, 1507-1508 (1988)

36. H. Nagai, Y. Noguchi, S. Sudo, "High-power, high-efficiency 1.3 |im superluminescent diode with a buried bent absorbing guide structure" Appl. Phys. Lett. 54(18), 1719-1721 (1989)

37. A.T. Semenov, V.R. Shidlovski, "Very high power, broad and flat spectrum superluminescent diodes and fiber modules for OCT applications", paper presented at BIOS 2000, Photonics West '99, San-Jose, CA, 24-26 January 2000, Paper 3915-43 (2000)

38. O. Mikami, Y. Noguchi, H. Yasaka, "Broader spectral width InGaAsP stacked active layer superluminescent diodes" Appl. Phys. Lett. 56 (11), 987-989 (1990)

39. T.R. Chen, L. Eng, H. Zhuang, A. Yariv, N.S. Kwong, P.C. Chen, "Quantum well superluminescent diode with very wide emission spectrum" Appl. Phys. Lett. 56(14), 1345-1346 (1990)

40. S. Kondo, H. Yasaka, Y. Noguchi, K. Magari, M. Sugo, O. Mikami, "Very wide spectrum multi quantum well superluminescent diode at 1.5 ¡j,m" Electron. Lett. 28(2), 132-133 (1992)

41. A.T. Semenov, V.R. Shidlovski, S.A. Safin, "Wide spectrum SQW superluminescent diodes at 0.8 (im with bent optical waveguide" Electron. Lett. 29(10), 854-856 (1993)

42. H.C. Casey, M.B. Panish (ed.), "Heterostructure Lasers" (Academic, New York, 1978)

43. T. Tokayama, O. Imafuji, Y. Kouchi, M. Yuri, A. Yoshikawa, K. Itoh "100-mW high power angled-stripe superluminescent diodes with a new realrefractive-index-guided self-aligned structure" IEEE J. Quantum Electron. QE-32(11), 1981-1987(1996)

44. P.A. Lobintsov, D.S. Mamedov, V.V. Prokhorov, A.T. Semenov, S.D. Yakubovich, "High-power superluminescent diodes with non-injection output sections"Quantum Electron. 34(3), 209-212 (2004)

45. A.T. Semenov, V.K. Batovrin, I.A. Garmash, V.R. Shidlovski, M.V. Shramenko, S.D. Yakubovich "(GaAl)As SQW superluminescent diodes with extremely low coherence length" Electron. Lett. 31(4), 314-315 (1995)

46. C.-F. Lin, B.-L. Lee, "Extremely broadband AlGaAs/GaAs superluminescent diodes" Appl. Phys. Lett. 71(12), 1598-1600 (1997)

47. P.I. Lapin, D.S. Mamedov, S.D. Yakubovich, M. Wojtkowski, J.G. Fujimoto, "Novel near-IR broad-band light sources for optical coherence tomography based on superluminescent diodes" Proc. SPIE-OSA 5861, 586108 (2005)

48. B. Povazay, K. Biaheva, B. Hermann et ah, "Enhanced visualization of choroidal vessels using ultrahigh resolution ophthalmic OCT at 1050 nm" Opt. Express 11, Issue 17, 1980-1986 (2003)

49. A. Unterhuber, B. Povazay, B. Hermann, H. Sattmann, A. Chavez-Pirson, W. Drexler, "In vivo retinal optical coherence tomography at 1040nm-enhanced penetration into the choroid" Opt. Express 13(9), 3252 3258 (2005)

50. Лапин П.И., Мамедов Д.С., Мармалюк A.A., Падалица А.А., Якубович С.Д. "Мощные и широкополосные суперлюминесцентные диоды спектрального диапазона 1000—1100 нм", Квантовая электроника, 36(4), 315-318 (2006)

51. Z.Z. Sun, D. Ding, Q. Gong et al., Opt. Quantum Electron. "Quantum dot superluminescent diode: A proposal for an ultra-wide output spectrum 31, 1235-1246(1999)

52. Z.Z. Zhang, Z.G. Wang, B. Xu et al. "High performance quantum-dot superluminescent diodes" IEEE Photon. Technol. Lett. 16(1), 27-29 (2004)

53. T.-K. Ong, M. Yin, Z. Yu, Y.-C. Chang, Y.-L. Lam, "High performance quantum well intermixed superluminescent diodes" Meas. Sei. Technol. 15(8), 1591-1595 (2004)

54. J. Wang, L.T. Li, W. Xu, R. Yu, J. Ramalingam, Z. Wu, W. Zhu, and Xun Li "Ultrabroad-bandwidth and high-power superluminescent light-emitting diodes" Proc. SPIE 5690, 531 (2005)

55. Song, J.H.; Cho, S.H.; Han, I.K.; Hu, Y.; Heim, P.J.S.; Johnson, F.G.; Stone, D.R.; Dagenais, M. "High-power broad-band superluminescent diode with low spectral modulation at 1.5-|im wavelength" IEEE Photon. Technol. Lett. 12(7), 783-785 (2000)

56. L.H. Li, M. Rosetti, A. Fiore, L. Occhi, C. Velez, "Wide emission spectrum from superluminescent diodes with chirped quantum dots multilayers" Electron. Lett. 41(1) 41-43, 2005

57. C.K. Hitzenberger, M. Danner, W. Drexler, A.F. Fercher, "Measurement of the spatial coherence of superluminescent diodes"; J. Mod. Opt. 46(12), 1763-1774 (1999)

58. A.A. Marmalyuk. D.R. Sabitov, A.V. Sukharev et al., "Quantum Well Engineering for the Broadband SLD Heterostructures Grown by MOCVD" in Proceedings of the 11th European Workshop on MOVPE, Lausanne, June 5-8, p. 297 (2005)

59. М. Войтковский, П,И. Лапин, Д.С. Мамедов, Дж.Дж. Фуджимото, С.Д. Якубович. «Многоканальные сверхширокополосные источники излучения ближнего ИК-диапазона для оптической когерентной томографии». Квантовая Электроника. 35(7), 667 (2005)

60. Т.Н. Ко, D.C. Adler, J.G. Fujimoto, D. Mamedov, V. Prokhorov, V. Shidlovski, and S. Yakubovich, "Ultrahigh resolution optical coherence tomography imaging with broadband superluminescent diode light source," Optics Express 12: 2112-2119, May (2004).

61. П.Г. Елисеев "Причины и распределение отказов в полупроводниковых лазерах", Квантовая Электроника т. 13(9) с 17-19 (1986)

62. М. Fukeda "Reliability and degradation of semiconductor lasers and LEDs" Artech House, Boston MA (1991)

63. R.G. Waters "Diode laser degradation mechanisms: a review" Prog. Quant. Electron, vol 15 pp 153-174 (1991)

64. P.G. Eliseev "Optical strength of semiconductor laser materials" Prog. Quant. Electron, vol 20 N1 pp. 1-82 (1996)

65. J. Jimenez, "Laser diode reliability: crystal defects and degradation modes" C.R. Physique 4 pp 663-673 (2003)

66. M. Vanzi, A. Bonfiglio, F. Magistrali, G. Salmini, "Electron microscopy of life tested semiconductor laser diodes", Micron. 31 259 (2000).

67. C.H. Henry, P.M. Petroff, R.A. Logan, F.R. Merritt, "Catastrophic damage of AlxGal-xAs double-heterostructure laser material", J. Appl. Phys. 50 3721 (1979).

68. G. Chen, C.L. Tien, "Facet heating of quantum well lasers", J. Appl. Phys. 74 2167. (1993)75. "Reliability assurance for optoelectronic devices" Telcordia Generic Requirements GR-468-CORE, Issue 2 (2004)

69. D. Chao, J.Ma, X.Li "Research on the reliability of SLD through accelerated life testing" Proc. of ICRMS'2009 pp 1263-1267 (2009)

70. L.Wang, X/Li, Т. Jiang, В.Wan "SLD constant stress ADT data analysis based on time series method" Proc. of ICRMS'2009 pp 1313-1317 (2009)

71. Д.Р. Мифтахутдинов, А.П. Богатов, A.E. Дракин "Катастрофическая оптическая деградация выходной грани мощных поперечно-одномодовых диодных лазеров" Квантовая Электроника, т. 40(7) с 583-588 (2010)

72. А.Т. Semenov, V.R. Shidlovski, D.R. Shidlovski, "Long-term stability of SLED as lightsource for fiberoptic sensor", Proc. of SPIE, v. 3860 pp 488-494 (1999)

73. П.А. Лобинцов, Д.С. Мамедов, С.Д. Якубович "Ресурсные испытания суперлюминесцентных диодов" Квантовая Электроника, т. 36(2) стр. 111-113 (2006)

74. Fujimoto G., "Optical coherence tomography for ultrahigh resolution in vivo imaging," Nature Biotechnology, 21, 1361-1367 (2003).

75. Chen R., Duker J., Srinivasan V., Fujimoto J. "Speed and resolution improve in newest OCT", Rev. of Ophtalmology, 84-88, July (2007).

76. Андреева E.B., Шраменко M.B., Якубович С.Д., " Влияние оптической обратной связи на выходные характеристики квантоворазмерных суперлюминесцентных диодов" Квантовая Электроника, 37, №5, 443-445 (2007).

77. Е.В.Андреева, Н.А.Волков, Ю.О. Костин, П.И.Лапин, А.А.Мармалюк, Д.Р.Сабитов, С.Д.Якубович «Широкополосные СЛД ближнего ИК диапазона спектра на основе двуслойных квантоворазмерных гетероструктур.», Квантовая электроника, 38(8), стр. 744-746, (2008)

78. Басов Н.Г., Никитин В.В., Семенов А.С., "Динамика излучения цнжекциониых полупроводниковых лазеров" УФН, 97, №4, 561-600 (1.969)

79. Ривлин JI.A., Семенов А.Т., Якубович С.Д., "Динамика и спектры излучения полупроводниковых лазеров", М. Радио и связь (1983)

80. Батоврин В.К., Семенов А.Т., Шраменко М.В., Якубович С.Д., "Динамика излучения многофункционального трехсекционного гетеролазера" Квантовая электроника, 23, №2, 125-129 (1996)

81. Semenov А.Т., Shidlovski V.R., Jackson D.A., Willsch R., Ecke W., "Spectral Control in multisection AlGaAs SQW Superluminescent Diodes at 800 nm" Electron. Lett., 32, 255-257 (1996)

82. Мамедов Д.С., Прохоров B.B., Якубович С.Д., "Сверхширокополосный мощный суперлюминесцентный диод с длиной волны излучения 920 нм" Квантовая электроника, 33, №6, 471-473 (2003)

83. E.B. Андреева, С.Н.Ильченко, Ю.О.Костин, П.И.Лапин, Д.С.Мамедов, С.Д. Якубович «Изменение выходных характеристик широкополосных СЛД в ходе продолжительной работы», Квантовая электроника, 41(7), стр. 595-601, (2011)

84. Kincade К., "OCT Market to Top $800 Million by 2012" Laser Focus World 44 (2), Feb. 2008, p.49-51

85. Ю.О. Костин, С.Д.Якубович "Двухсекционные широкополосные суперлюминесцентные диоды" Квантовая электроника, 2009, 39(5), Стр. 421424

86. Ю.О. Костин, С.Д.Якубович "Двухсекционные широкополосные суперлюминесцентные диоды", Труды XII Международной конференции «Опто-, нанофотоника, нанотехнологии и микросистемы», стр. 35, Ульяновск (2010)

87. Kostin Yu.O., Lapin P.I., Shidlovsky V.R., Yakubovich S.D., "Towards lOOnm Wide SLDs at 840 nm", Proc. of SPIE, v.7139, 713905 1-7 (2008).

88. Yu.O. Kostin, P.Lapin, V.Shidlovski, S.Yakubovich. "Towards lOOnm wide SLDs at 840nm band." in 1st Canterbury Workshop on OCT and AO, Univ. of Kent, UK, Tech.Prog., p.23 (2008)

89. E.V.Andreeva, Yu.O. Kostin, P.Lapin, A.Lobintsov, V.Shidlovski, M.Shramenko, S.Yakubovich "Strained QW InGaAs/GaAlAs/GaAs SLDs and SOAs for HR OCT at 840 and 1060 nm Bands" in Biomedical Optics (BIOMED), St.Petersburg, Florida (2008) Conf. Prog. BMD80

90. Лобинцов A.A., Успенский М.Б., Шишкин В.А., Шраменко М.В., Якубович С. Д. "Высокоэффективный полупроводниковый оптический усилитель спектрального диапазона 820 — 860 нм" Квантовая электроника, 40(4), 305-309 (2010)

91. С.Н.Ильченко, Ю.О.Костин, И.А.Кукушкин,М.А.Ладугин, П.И.Лапин, А. А. Лобинцов, А.А.Мармалюк, С. Д. Якубович «Широкополосные СЛД и ПОУ спектрального диапазона 750-800 нм », Квантовая электроника, 41(8), стр. 677-680, (2010)

92. Eliseev P.G. "Reliability problems of semiconductor lasers", Nova Sei. Publ. Inc. NY (1991)

93. Kwong N. S. "High-Power, Broad-Band 1550 nm Light Source by Tandem Combination of a Superluminescent Diode and an Er-Doped Fiber Amplifier", IEEE Photon. Tech. Lett., v. 4, No, 9, p. 996 (1992).

94. Baumgartner A., Hitzenberger C.K., Sattmann H., Drexler W., and Fercher A.F., "Signal and Resolution Enhancements in Dual Beam Optical Coherence Tomography of the Human Eye," J. Biomed Opt., No. 3, p. 45-54 (1998).

95. Schmitt J. M., Lee S. L., and Yung К. M. "An optical coherence microscope with enhanced resolving power", Opt. Commun., v. 142, p. 203 (1997).

96. Yu.O. Kostin, P.Lapin, V.Prokhorov, V.Shidlovski, S.Yakubovich "Towards 1.0W reliable SLD at 840 nm." in 1st Canterbury Workshop on OCT and AO, Univ. of Kent, UK, Tech.Prog., p.24 (2008)

97. Yu.O. Kostin, P.Lapin, V.Prokhorov, V.Shidlovski, S.Yakubovich. «Towards 1.0W reliable SLD at 840 nm. » Proc. of SPIE, 7139, p.713904-1 7 (2008)

98. Ю.О. Костин, A.A. Лобинцов, С.Д. Якубович "Novel High-power SLDs with wide active channels", Proc. Of 10th Int. Conf. On Laser & Fiber-Optical Networks Modeling (LFNM'2010), p. 10, Sevastopol (2010)