Содержание к диссертации
Введение
Глава I Литературный обзор. Волноводные, температурные и деградационные характеристики гетеролазеров 20
1.1. Волноводные свойства гетероструктур 20
12. Проблема высокотемпературной генерации в InGaAsP/InP-гетеролазерах 22
1.3. Деградационные явления в гетеролазерах 26
1.4. Особенности деградационных процессов в InGaAsP/InP-гетеролазерах 29
1.5. Радиационные дефекты в лазерных гетерострук турах 33
Выводы 36
Глава II. Методическая часть 37
2.1. Характеристики исходных излучающих структур и методика их получения 37
2.2. Методика исследования деградационных процессов в гетеролазерах 42
2.3. Обсуждение условий высокотемпературных испытаний 47
2.4. Электронно-микроскопическая методика изучения эпитаксиальных структур 50
2.5. Методика облучения гетеролазеров гамма квантами и тепловыми нейтронами 53
Выводы 56
Глава III. Исследование формы волнового фронта планарных по лосковых GaAlAs/GaAs-гетеролазеров 57
3.1. Установка для измерения волнового фронта и астигматизма инжекционных лазеров 57
3.2. Экспериментальное измерение формы волнового фронта планарных полосковых GaAlAs/GaAs- ге теролазеров и её изменение с током накачки 62
3.3. Сравнение экспериментальных данных с теоретической моделью с плавным изменением комплексной диэлектрической проницаемости в виде слоя Эпштейна 69
Выводы 74
Глава IV. Теоретический анализ влияния параметров структуры гетеролазеров на температурную зависимость их излу чательных характеристик 77
4.1. Влияние параметров структуры на температурную зависимость порогового тока гетеро лазеров 77
4.2. Влияние температуры на диаграмму направленности InGaAsP/InP-гетеролазеров 88
4.3. Влияние неровностей гетерограниц на температурные зависимости порогового тока и диффе ренциальную эффективность InGaAsP/InP- гете ролазеров 94
4.4. Расчёт температурной зависимости порогового тока в лазерах с трёхслойным волноводом 103
Выводы 109
Глава V. Экспериментальное исследование температурной зави симости излучательных характеристик низкопороговых инжекционных лазеров на основе InGaAsP/InP и получение непрерывной генерации выше 100С 111
5.1. Низкопороговые лазеры на основе InGaAsP/InP и условия получения непрерывной генерации выше 100С 111
5.2. Экспериментальное исследование влияния температуры на диаграмму направленности InGaAsP/InP-гетеролазеров 119
5.3. Экспериментальное определение показателя оптических потерь в InGaAsP/InP-гетеролазерах 125
5.4. Оптическая передача сигнала из области повышенной температуры с помощью лазера на осно ве InGaAsP/InP 128
Выводы 133
Глава VI. Исследование деградационных процессов в лазерных гетероструктурах на основе InGaAsP/InP 135
6.1. Вопросы кинетики постепенной деградации лазерных гетероструктур 135
6.2. Особенности начального этапа деградационного процесса 147
6.3. Исследование влияния режима работы на скорость деградации гетеролазеров 149
6.4. Электронно-микроскопическое исследование лазерных диодов после ресурсных испытаний 158
6.5. Рекомендации по обеспечению уровня технического ресурса 106 чи более 166
Выводы 168
Глава VII. Влияние радиационных дефектов на излучательные характеристики лазерных гетероструктур на основе InGaAsP/InP и InGaAsP/AlGaAs 170
7.1. Влияние жёсткой радиации на излучательные характеристики InGaAsP/InP-гетеролазеров 170
7.2. Влияние жёсткой радиации на кинетику деградации в лазерах на основе InGaAsP/InP 177
7.3. Обсуждение механизмов влияния жёсткой радиации на излучательные характеристики гетерола зеров 182
7.4. Влияние тепловых нейтронов на пороговый ток InGaAsP/AlGaAs - гетеролазеров 184
7.5. Детекторы нейтронов на основе InGaAsP/AlGaAs
-гетеролазеров 189
Выводы 191
Заключение и выводы 193
Литература
- Деградационные явления в гетеролазерах
- Обсуждение условий высокотемпературных испытаний
- Экспериментальное измерение формы волнового фронта планарных полосковых GaAlAs/GaAs- ге теролазеров и её изменение с током накачки
- Влияние неровностей гетерограниц на температурные зависимости порогового тока и диффе ренциальную эффективность InGaAsP/InP- гете ролазеров
Деградационные явления в гетеролазерах
Быстрый температурный рост порогового тока в гетеролазерах на основе InGaAsP является препятствием для получения непрерывной генерации при высокой температуре, скажем, выше 80-90С . Этот же фактор ограничивает, в конечном итоге, максимальную мощность излучения в непрерывных лазерах, поскольку она определяется перегревом лазерного диода[67].
В работе [35] было показано, что в лазере, работающем на длине волны 1.12 мкм, температурную зависимость порога можно приближённо описать экспоненциальными функциями типа ехр(77Г0), где Т0 - характеристическая температурная константа, описывающая постепенность нарастания порога. Удобно определить этот параметр как обратный логарифмический наклон температурной зависимости пороговой плотности тока I0 (Т), а именно как т = fd\nI0Y { dT )
В этом случае постоянство Т вдоль кривой свидетельствует об экспоненциальном типе зависимости. Оказалось, что 10(Т) в интервале 100-300 К можно представить двумя экспонентами с точкой перехода Тв при 285 К. Низкотемпературное значение Т0 составило 80-100 , высокотемпературное 40 - 80 К.
В отличие от этого, в AlGaAs -лазерах высокотемпературное значение Т0 составляет 120 —150 АГ и, в некоторых специальных случаях, более 200 К, если потенциальные барьеры достаточно велики (200-300 мэВ). Наряду с температурным влиянием на пороговый ток отмечается и снижение наклона ватт-амперной характеристики с ростом температуры. В работе [68] было обращено внимание на этот факт и замечена взаимосвязь обоих температурных эффектов. Уменьшение дифференциальной эффективности гетеролазера должно быть тщательно выделено из маскирующего эффекта нарастания температуры и, следовательно, порогового тока вдоль ватт-амперной характеристики из-за увеличения рассеиваемой мощности с током накачки. Выявление и, если это возможно, устранение причины, вызывающей повышенную температурную чувствительность порогового тока генерации и внешней дифференциальной эффективности остается основной физической проблемой, которую необходимо решить для инжекционных гетеролазеров на основе InGaAsP/InP.
Для объяснения такого поведения порогового тока и дифференциаль ной эффективности был предложен ряд моделей. В одной из них [69] предполагалось, что в системе InGaAsP/InP не происходит достаточного электронного ограничения. Инжектированные электроны, имеющие кинетическую энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера в зоне проводимости на гетерогранице, создают так называемый ток утечки и, тем самым, повышают общий пороговый ток. С увеличением температуры ток утечки будет расти, поскольку увеличивается число таких электронов. Очевидно, что ток утечки должен сильно зависеть от скачка ширины запрещенной зоны AEg на ограничивающем гетеропереходе. Однако исследования [70] показали, что, начиная с AEg « 200 мэВ, скачок ширины запрещенной зоны не оказывает заметного влияния на величину Т0 и, следовательно, ток утечки не играет существенной роли в общем балансе порогового тока.
В работе [71] были предприняты попытки улучшить модель с учётом дрейфовой составляющей тока утечки, но исследования электрических характеристик (зависимостей I — от I, где V - напряжение на диоде, I dl ток диода) показали [71], что для лазеров на основе InGaAsP/InP дрейфовая составляющая тока утечки несущественна (при не очень высоких температурах).
В качестве другого механизма, ответственного за наличие точки излома и аномально низкого значения Т0, была предложена безызлучательная рекомбинация носителей тока [72]. Было предположено, что центрами без-ызлучательной рекомбинации могут служить генерационно-рекомбинацион-ные центры с большой скоростью рекомбинации, расположенные вблизи гетерограниц структуры, или глубокие уровни в самой активной области. Однако исследования температурной зависимости порога [73], проведённые на структурах с большим числом гетерограниц, показали, что центры безызлучательной рекомбинации на гетерограницах не могут служить причиной повышенной температурной чувствительности порогового тока.
Оценки зависимости скорости безызлучательной рекомбинации от концентрации носителей [74] показывают, что с этой точки зрения в качестве механизма безызлучательной рекомбинации должна рассматриваться ударная Оже-рекомбинация. Эта оценка проводилась по измерению насыщения интенсивности спонтанного излучения в зависимости от тока накачки. Наиболее вероятный Оже - процесс состоит в переходе электрона из зоны проводимости в зону тяжёлых дырок с одновременным переходом дырки из зоны тяжёлых дырок в спин-орбитально отщепленную зону [75]. Температурная зависимость скорости такого типа рекомбинации будет в основном определяться температурным ростом количества дырок, для которых при таком переходе выполняются законы сохранения квазиимпульса.
Модели температурной зависимости порогового тока, основанные на безызлучательной рекомбинации через глубокие уровни или ударной Оже-рекомбинации, не могут объяснить падение дифференциальной эффективности за порогом генерации при повышении температуры.
Установленная в работе [76] характеристическая температура для квантоворазмерных структур в диапазоне 20-70С составила величину 140 К, но в диапазоне 70 -110С она снизилась до 67 К.
В работах [77,78] исследована температурная зависимость пороговой плотности тока в полупроводниковых квантоворазмерных лазерах на основе ассиметричных гетероструктур раздельного ограничения, излучающих в диапазоне длин волн 1050-1070 нм. Показано, что при увеличении температуры выше комнатной резко увеличивается Т0. Авторы связывают это с температурной делокализацией носителей заряда в волноводные слои лазерной гетероструктуры.
В работе [79] исследовано влияние толщины активной области на основные характеристики мощных полупроводниковых лазеров на основе ассиметричных гетороструктур AlGaAs/GaAs/InGaAs, изготовленных методом МОС-гидридной эпитаксии. Показано, что пороговый ток, температурная чувствительность пороговой плотности тока, стимулированный квантовый выход и дифференциальная квантовая эффективность подобных структур улучшается с увеличением толщины активной области.
Обсуждение условий высокотемпературных испытаний
В работе представлены результаты систематических исследований излучательных характеристик непрерывных гетеролазеров на основе 1п-GaAsP/InP с малыми пороговыми токами в диапазоне 1.2-1.3 мкм.
Исходные планарные гетероструктуры были изготовлены методом жидкофазной эпитаксии (ЖФЭ). Подложки р-1пР были ориентированы по плоскости (100) и легированы Zn в интервале концентраций 10 -2-10 см" . Плотность дислокаций составляла 3-10-3-10" см" , в некоторых образцах -менее 10 см" . В процессе ЖФЭ выращивался эмиттерный/?-слой толщиной 3-4 мкм, затем активный нелегированный слой толщиной 0.1-0.3 мкм и далее эмиттерный и-слой толщиной около 3 мкм. Материалом эмиттерных слоев для лазеров диапазона І.Змкм служил InP. Относительное различие периодов решетки при 300К не выходило за пределы 0.05%. Второй этап ЖФЭ-заращивания проводился после нанесения фотолитографической маски Si02 в виде полосок шириной 1-5 мкм вдоль направления (ПО) и химического травления до р-сяоя мезаполосок. Ориентация полосок и травитель были подобраны так, чтобы сечение мезаполосок имело форму "ласточкиного хвоста" (расширяющуюся кверху). Узкая область сечения приходилась на активный слой (см. рис. 2.2). Таким образом, ширина активной полоски была систематически меньше ширины защитной полоски на поверхности гетероструктуры. Заращивание проводилось до уровня исходной поверхнос ти гетероструктуры.
Получение плоской поверхности после заращивания методом ЖФЭ достигается не всегда, а механическое выравнивание поверхности нежелательно. Оптимизация режима заращивания позволяет свести неровности по высоте до 2-3 мкм, что оказывается приемлемым для создания надежного электрического и теплового контакта с держателем (с помощью припоя In). Неровности обычно локализованы вблизи полосок и связаны с влиянием ориентации затравочной поверхности на скорость роста, сегрегацией состава и краевым диффузионным эффектом в жидкой фазе. Кроме того, неоднородность смачивания затравочной поверхности может приводить к образованию ямок роста. Материалом заращивания служил InP.
Электрическая изоляция вне активной полоски осуществлялась с помощью встречного / -«-перехода в слое заращивания, а также, в некоторых случаях, с помощью оксидной плёнки. Для создания встречного / -«-перехода успешно использовались два метода. В одном из них заращивание производили материалом и-типа, в который затем диффундировали Zn до глубины, примерно равной глубине залегания активного слоя. В этом случае старая оксидная полоска защищала от диффузии Zn активную область.
Во втором методе применялось заращивание двумя слоями последовательно п и /?-типа. Использовалось компенсационное легирование для понижения концентрации носителей и их подвижностеи в слоях заращивания (типичные концентрации носителей составляли 2-Ю16 см"3). Пробивное напряжение эпитаксиального р-п перехода в InGaAsP составляло до 10-12 В.
Утечки тока накачки, помимо обратного тока встречного р-п перехода, возникают непосредственно вблизи активного слоя из-за несовпадения границ прямого и встречного р-п переходов. В особенности нежелательно образование канала утечки р-р, когда встречный р-п переход расположен глубже, чем активный слой. Кроме того, было необходимо следить за отсутствием/?-/? контактов вне мезаполоски, т.е. закороток, шунтирующих активный р-п переход. Такие закоротки, в частности, могут образовываться при примене ний диффузионной методики в области ямок роста, где толщина п-слоя недостаточна и диффузионный р-п переход достигает р-сяоя. В этом случае полезный эффект даёт нанесение оксидной маски. Утечки могут составлять до 50% полного тока в неоптимизированных структурах. Это означает, что обеспечение боковой изоляции является важнейшим условием получения воспроизводимых низких значений порогового тока. Комбинация различных способов изоляции и оптимизация геометрии свойств встречных р-п переходов позволили довести пороговый ток на отдельных образцах ниже 10 мА. Вольтамперная характеристика имела в прямом направлении отсечку -0.9 В и наклон, соответствующий 2.5-5 Ом.
Образцы третьего типа, использованные в работе, представляли собой типичные маломощные кванторазмерные напряженные InGaAsP/AlGaAs-гетеролазеры, работающие в красном спектральном диапазоне. Среднее значение порогового тока для них при 25С составляло 7 мА.
Испытания долговечных приборов требуют достаточно много времени, что вынуждает использовать способы ускорения деградационных процессов таким образом, чтобы коэффициент ускорения мог бы быть определен и воспроизводился в идентичных условиях. Это достигается путём испытаний при повышенных температурах[81]. Такие испытания позволяют получить форму функции надёжности R(t) и экстраполируемые к более низкой рабочей температуре значения её параметров. Другим способом форсированных испытаний является ужесточение режима, что, по-видимому, даёт менее воспроизводимые результаты для экстраполяции, хотя такие испытания вполне информативны для уточнения роли факторов рабочего режима. Практика показала целесообразность применения температурного ускорения для изучения деградации приборов.
Экспериментальное измерение формы волнового фронта планарных полосковых GaAlAs/GaAs- ге теролазеров и её изменение с током накачки
В случае симметричного распределения є(у) (3.3.13) ап = 0. Напомним, что вследствие того, что диэлектрическая проницаемость является комплексной величиной, т.е. є = є + і є", параметры s и an - также комплексные величины s = s + is", a = a + ia". Фазу электромагнитного по п п п J -Г ля в ближней зоне (на торцевом зеркале) Ф для основной моды (п = 0) можно записать в следующем виде: Ф = -s"\n(ch(y/21)) + а"оУ121. (3.3.18) Распределение интенсивности поля в дальней зоне (диаграмма направленности) известным образом определяется через картину ближней зоны (см, например, [117, 121]).
Попытаемся подобрать значения параметров s, а0 и / в формуле (3.3.18), чтобы удовлетворить экспериментально наблюдаемым волновым фронтам гетеролазера Д.37 (рис. 3.5) и гетеролазеров Д.6.К и Д.45 (рис. 3.7). Хорошее совпадение расчётных кривых с экспериментально измеренными наблюдается при значениях параметров активного волновода, приведенных в подписях к рис. 3.5 и 3.7. Обратим внимание, что при токах накачки, соответствующих нелинейности на ватт-амперной характеристике, наблюдается аномальное изменение кривизны волнового фронта. Если предположить, что оно сопровождается уменьшением волноводных свойств активной области гетеролазера, то при соответствующем подборе величин диэлектрической проницаемости (єх= єг и є2 симметричный активный волновод) можно добиться хорошего согласия между экспериментальными и расчётными кривыми. Кривизна волнового фронта уменьшается с увеличением тока накачки, что сопровождается расширением светового пятна на торцевом зеркале гетеролазера и изменением его волноводных свойств.
Перейдем теперь к решению обратной задачи, а именно попробуем оценить комплексную диэлектрическую проницаемость в активной области є = є + іє" из экспериментально наблюдаемых волновых фронтов и распределения амплитуды электромагнитного поля на торцевом зеркале гетеролазера. Для этого воспользуемся результатами работ [117,118], из которых выпишем следующие соотношения для основной моды (п = 0):
Измерение волновых фронтов даёт нам возможность оценить величины s" и а", а из картины ближнего поля можно определить величины s и а 0. Немонотонные изменения параметров активного волновода s и ап, а также комплексной диэлектрической проницаемости в активной области s = s + is" обусловливают кинки и нелинейности на ватт-амперных характеристиках, вызывают аномальное изменение кривизны волнового фронта и ответственны за немонотонные изменения в картинах дальнего и ближнего полей.
В табл. 3.2 приведены экспериментальные значения параметров / и ап и вычисленные значения величин 8s и 8s" для гетеролазера Д.37, изменения волнового фронта которого с током накачки показаны на рис. 3.5 6.
Как видно из рис. 3.56, волновой фронт светового потока, испускаемого гетеролазером Д.37, имеет симметричную форму. А в случае симметричного распределения s(y) (3.3.13) s0 = sx= s2, a" = 0 (см. (3.3.22)) и расплывание светового пятна на зеркале (увеличение параметра /) с ростом тока накачки обусловлено изменениями величин 8s и 8s" в активном слое. Для случая несимметричного распределения s(y) (3.3.12) проведем анализ поведения гетеролазера Д. 13.К, изменение волнового фронта которого с током накачки показано на рис. 3.6 в.
Экспериментально определенные значения параметров /, s" и а" а также вычисленные значения величин (є 3 - є[) и (є"-є[) даны в табл. 3.3. Как видно из табл. 3.3, параметр асимметрии а" меняет знак с отрицательного на положительный, проходя через нулевое значение при токах накачки, превышающих пороговый более чем в 1.5 раза. Попытаемся вычислить значения величин комплексной диэлектрической проницаемости sx, є2 и є3 используя снятый экспериментально волновой фронт гетеролазера Д 13 К (кривая 1 на рис. 3.6, в) и результаты работ [116, 117].
Сравнение экспериментально измеренного распределения фазы излучения на торцевом (выходном) зеркале планарного полоскового гетеролазера без бокового оптического ограничения с теоретическим расчётом на основе модели с плавным изменением комплексной диэлектрической проницаемости в плоскости р-п перехода в виде слоя Эпштейна доказало правомочность использования этой модели. Качественной особенностью указанной модели является возможность варьирования ширины активного полоскового слоя при заданном профиле комплексной ассиметрии структуры и несовпадения пиков усиления и показателя преломления, а также возможность учёта негативного вклада в действительную часть комплексной диэлектрической проницаемости, обусловленного избыточными носителями тока.
Использование этой модели позволило не только обсудить форму волнового фронта излучения, но и исследовать изменения диэлектрической проницаемости в активном слое при изменении тока накачки. Результаты экспериментальных измерений и теоретического анализа волновых фронтов планарных полосковых GaAlAs/GaAs-гетеролазеров привели к заключению, что изменение формы волнового фронта тесно связано с нелинейностями (кинками) выходных ватт-амперных характеристик, а форма диаграмм направленности излучения определяется профилем комплексной диэлектрической проницаемости в активном слое, причём асимметрия профиля є(у) возрастает с увеличением тока накачки, а малые вариации величины диэлектрической проницаемости є в активном слое обусловлены существенными изменениями в форме волнового фронта.
Используя результаты данной работы, авторы [66] доказали пригодность лазеров на основе планарных полосковых гетероструктур GaAIAs/GaAs с астигматический разностью Az0 10 мкм для получения субмикронной перфорации. Площади меток составляли 0.25-2 мкм (рис.3.8 [66]). При Az0 10 мкм для получения соответствующих перфораций требуется цилиндрическая оптика.
Влияние неровностей гетерограниц на температурные зависимости порогового тока и диффе ренциальную эффективность InGaAsP/InP- гете ролазеров
Согласно результатам расчёта (Гл.ІУ) температурный рост пороговой концентрации носителей приводит к ослаблению волноводных свойств активной области лазеров. В свою очередь, это должно проявиться и в поведении диаграммы направленности с температурой. В связи с этим представлялось интересным рассмотреть экспериментально задачу о температурной зависимости диаграммы направленности InGaAsP/InP - лазеров, работающих на длине волны 1,3 мкм [142].
Схема экспериментальной установки для исследования температурной зависимости диаграммы направленности представлена на рис.5.3 [125].
Особенность измерения диаграммы направленности в нашем случае заключалась в дифференциальной регистрации сигнала. Измерялось угловое распределение интенсивности, которое соответствует "чисто лазерному" излучению и не связано со спонтанным излучением.
При обычной методике измерения диаграммы направленности, когда регистрируется в каком-то угле полный сигнал, т.е. сумма интенсивности генерации и интенсивности спонтанного излучения, трудно получить хорошую точность. При повышении температуры дифференциальная эффективность генерации InGaAsP - гетеролазеров обычно резко падает, поэтому падает и отношение интенсивности генерации к интенсивности спонтанного излучения. Соответственно уменьшается и точность измерения диаграммы направленности. Особенно это существенно для больших углов диаграммы, по которым и определяется её ширина. От этого недостатка свободна установка, представленная на рис.5.3 .
Для дифференциальной регистрации диаграммы направленности в цепь питания лазера наряду с постоянным током вводилась слабая ( 10 мА) модулирующая составляющая на частоте 10 КГц. Переменная составляющая
Схема экспериментальной установки для изучения формы дальнего поля: 1-инжекционный лазер; 2-источник питания постоянного тока; 3-импульсный источник питания; 4-нагреватель; 5-ис-точник переменного тока; 6-фотодиод; 7-широкополосный усилитель; 7-осцилограф; 8-диафрагма. сигнала фотоприёмника отфильтровывалась и усиливалась резонансным усилителем с последующим измерением. Так как дифференциальная эффективность лазерной генерации всегда много выше, чем дифференциальная эффективность для спонтанного излучения (в наиболее простом случае -полного насыщения усиления за порогом генерации дифференциальная эффективность спонтанного излучения равна нулю), то переменная составляющая сигнала фотоприёмника с большой степенью точности соответствует интенсивности "чисто лазерной" генерации.
Исследованные образцы представляли собой зарощенные мезаполосковые InGaAsP - гетеролазеры, работающие в непрерывном режиме в спектральном диапазоне І.Змкм при температуре 25-85С. Геометрия структуры лазеров и толщины слоев измерялись на сканирующем микроскопе JSM-840.
Используя эту дифференциальную методику измерения диаграммы направленности для гетеролазеров на основе InGaAsP, нами обнаружено, что у всех исследованных образцов ширина диаграммы направленности уменьшается с увеличением температуры .
В таблице 5 приведены некоторые сводные результаты температурного поведения исследованных лазеров, в том числе и полуширина диаграммы направленности. Из таблицы видно, что уменьшение ширины диаграммы направленности в температурном интервале 25-80С происходит на уровне 14-30%, что близко к данным теоретического расчёта.
Более точное сравнение теоретических результатов с экспериментальными данными сделано на рис. 5.4. Для расчёта необходимо значение модового усиления gM. На пороге генерации gM равно потерям резонатора ам. В нашем случае величина полных потерь резонатора ам=190см-1 оценивалась из значения r/d - дифференциальной эффективности ам = азерк / ]а, где а - потери резонатора на зеркалах. В качестве подгоночного параметра использовалось значение Т0. Видно, что расчёт удовлетворительно согласуется с данными эксперимента.
Обращает на себя внимание тот факт, что наблюдаемое изменение диаграммы направленности на эксперименте произошло несколько несимметрично. Это может быть следствием разницы в поглощениях широкозонных эмиттеров рип - типа, а также за счет асимметрии волновода, вносимой близостью активной области к одному из контактов.
На рис. 5.5 представлено сравнение расчётной и экспериментальной зависимости порогового тока от температуры для того же лазера, данные которого представлены на рис.5.4. Расчёт даёт избыточный рост (по отношению к росту порога ехр(71 /Т0) за счёт температурного падения усиления) порогового тока вследствие ухудшения волноводных свойств активной области. В целом расчётная зависимость согласуется с экспериментальными данными.