9.3.Пороговая плотность тока в двойной гетероструктуре (дгс).
С уменьшением толщины активной области и волновода (в ДГС это одно и тоже) усиление падает, и потери растут. Внутренние оптические потери в сильнолегированных эмиттерах растут значительно при проникновении в них электромагнитного излучения. Другими словами фактор оптического ограничения (Га) для активной области падает в результате пороговый ток и пороговая концентрация растут. 
Рис 84. Иллюстрация процесса резкого снижения фактора оптического ограничения в зависимости от толщины активной области (волновода). Серым цветом обозначена толщина активной области. Пороговая плотность тока в ДГС начинает расти с уменьшением толщины активной области. Это происходит в результате увеличения фактора оптического ограничения для сильнолегированных эмиттерных слоев. В которых внутренние оптические потери велики из-за высокого уровня легирования р — и п — эмиттера. 
Рис.85 Зависимость пороговой плотности тока от толщины активной области в ДГС. При уменьшении толщины активной области менее 0.3 мкм наблюдается возрастание пороговой плотности тока поскольку начинает снижаться фактор оптического и внутренние оптические потери растут.
9.4.Пороговая плотность тока в двойной гетероструктуре раздельного ограничения (ро дгс).
Двойная гетероструктура раздельного ограничения (РО ДГС) это лазерная гетероструктура с раздельным ограничением для носителей заряда (тонкая активная область) и фотонов (толстый волновод). Ниже приведено схематическое изображение двойной гетероструктуры раздельного ограничения. Раздельное ограничение позволяет быстрее достигать значение порогового тока, поскольку в тонкой активной области быстрее достигается пороговая концентрация носителей заряда. 
Рис. 86. Схематическое изображение РО ДГС, зависимости показателя преломления слоев РО ДГС и интенсивности электромагнитного излучения от координаты перпендикулярной эпитаксиальным слоям. 
Рис. 87. Схематическое изображение реальной энергетической диаграммы двойной гетероструктуры раздельного ограничения с размерами толщин эпитаксиальных слоев активной области и волновода. Узкозонная активная область (малая ширина запрещенной зоны активной области) помещена в широкозонный (с большей шириной запрещенной зоны) волноводный слой. 
Рис.88. Зависимость пороговой плотности тока от толщины активной области при сохранении постоянной толщины волновода для ДГС и РО ДГС. В результате использования не легированных волноводных слоев, излучение ограниченное широкозонным волноводом не поместившееся в тонкой активной области имеет низкие внутренние оптические потери и как следствие наблюдается снижение пороговой плотности тока при малых значениях толщины активной области. Изменяя число квантовых ям в активной области можно влиять на усиление в полупроводниковом лазере – увеличивать его пропорционально числу активных областей. Увеличение усиления позволяет достигать пороговые концентрации в коротких полупроводниковых лазерах с коротким резонатором, а значит достигать минимальных значений абсолютного порогового тока. 
Рис. 89. Зависимость усиления от числа квантовых ям в активной области РО ДГС и пороговой плотности тока. Минимальное значение пороговой плотности тока достигается в коротком лазере с максимальным числом квантовых ям. Однако абсолютное значение порогового тока снижается на единицы процентов, но главным является снижение пороговой концентрации носителей заряда в одной квантовой яме. 
Рис. 90. Зависимость порогового тока от длины резонатора Фабри – Перо и числа квантовых ям в активной области. 
Рис. 91. Зависимость пороговой плотности тока от длины резонатора Фабри — Перо и числа квантовых ям в активной области. При длине резонатора порядка 0,3 мм пороговая концентрация носителей заряда в одной квантовой яме, в структуре с тремя квантовыми ямами в три раза ниже, чем в структуре с одной квантовой яме. Это свойство широко используется для изменения основных характеристик полупроводниковых лазеров.
9.5.Температурная зависимость пороговой плотности тока в полупроводниковых лазерах.
Эмпирическое выражение для температурной зависимости пороговой плотности тока. Параметр То – является характеристическим параметром в температурной зависимости пороговой плотности тока. Чем выше это значение, тем стабильнее все характеристики полупроводниковых лазеров. Характерное значение То = 50-100°С для лазеров на основе подложек InP (фосфида индия). Для лазеров на основе подложек GaAs (арсенида галлия) То = 120-250 °С.
(66)
Рис.92. Зависимость пороговой плотности тока от температуры окружающей среды.
Распределение носителей заряда по энергетическим состояниям плотности состояний полностью определяется температурным распределением носителей заряда. С увеличением температуры высокоэнергетичные состояния заполняются, низкоэнергетичные состояния освобождаются, что вызывает необходимость увеличить ток накачки для достижения пороговой концентрации в активной области.
Рис.93. Распределение носителей заряда по состояниям плотности состояний.
Лекция 10. Рабочие характеристики полупроводниковых лазеров.
10.1 Расходимость излучения. Диаграмма направленности излучения полупроводникового лазера.
Расходимость излучения полупроводникового лазера является наиболее «не лазерной» характеристикой и полностью зависит от геометрических размеров излучающей области.
Рис. 94. Схематическое изображение волновода с показателем преломления n2 и излучения выходящего из лазерного волновода и распространяющегося в направлении z.
Интенсивность излучения в зависимости от угла Ɵ толщины является функцией волновода d и показателей преломления n1, n2, и n3. В расчетной формуле расходимости излучения используются некоторые эмпирические приближения, и упрощенная формула выглядит следующим образом:
(67)
Рис. 95. Экспериментальная и расчетная картина расходимости излучения в дальней зоне симметричного ДГС-лазера в плоскости параллельной и перпендикулярной слоям гетероструктуры. Расчетные и экспериментальные значения фиксируются на половинной от максимального значения интенсивности излучения.
Размер излучающей области определяется толщиной волноводного слоя и скачком показателя преломления на границах волновода. Наибольший интерес представляет одномодовый режим генерации который представлен на рис. 95. Лазер работает на основной (нулевой ) моде в обоих направлениях х и у волноводного резонатора.
Рис. 96. Диаграмма направленности излучения полупроводникового лазера в параллельной (Θ║) и перпендикулярной (Θ┴) плоскости эпитаксиальных слоев.
Из-за малых размеров толщины диэлектрического волновода наибольшей расходимостью обладает расходимость излучения в направлении перпендикулярном слоям лазерной гетероструктуры. Ниже на рисунке приведена зависимость расходимости излучения в плоскости перпендикулярной слоям структуры от толщины волноводного слоя. Расходимость излучения измеряется на половинной интенсивности излучения и и часто называется расходимостью излучения на полувысоте ( или полуширине).
Рис. 97. Зависимость расходимости излучения в плоскости перпендикулярной эпитаксиальным слоям от толщины активной области ДГС.
Увеличение толщины волновода более 0.8 – 1.0 мкм приводит к возникновению мод высшего порядка. На рисунке 97 эта область изображена пунктиром. На рис.99 приведен именно такой случай, когда толщина волновода достаточна для удержания основной и первой моды. Уменьшение толщины волновода менее 0,3-0,4 мкм приводит к вытеканию электромагнитной волны из волновода и эффективный размер волновода увеличивается что приводит к уменьшению расходимости излучения (рис. 97).
Наблюдается прямая связь с зависимостью фактора оптического ограничения и расходимости излучения толщины волновода.
Рис. 98. Зависимость фактора оптического ограничения в двойной лазерной гетероструктуре от толщины активной области (волновода для ДГС) и состава эмиттерных слоев.
Однако, необходимо отметить, что в зависимости от толщины волновода, с его увеличением, он начинает удерживать моды высшего порядка и в этом случае выражение (67) не применимо.
Рис. 99. Зависимость интенсивности нулевой и второй моды от положения на торце резонатора. (Другими словами картина ближнего поля полупроводникового лазера.)
Состав эмиттерных слоев влияет на скачек показателя преломления и на силу волновода. Чем больше скачек показателя преломления, тем сильнее волновод и при меньших толщинах он удерживает больше мод.
Картины ближнего и дальнего поля полупроводникового лазера связаны. Картина дальнего поля определяется полностью картиной ближнего поля. По картине дальнего поля можно судить о модовом составе излучения лазерного волновода. Например, картина дальнего поля в вертикальном направлении, определяется профилем электрического вектора вертикальной моды (или совокупности вертикальных мод:
(67)
Рис. 100. Картины ближнего и дальнего поля в зависимости от ширины полоскового контакта полупроводникового лазера. Порядок генерируемых мод возрастает с увеличением ширины волновода и области протекания тока в результате волновод становится многомодовым.
gurtov
10.5. Полупроводниковые лазеры Любой переход между этими состояниями сопровождается испусканием или поглощением фотона с частотой ν 12 , определяемой из соотношения h ν 12 = E 2 – E 1 . При обычных температурах большинство атомов находится в основном состоянии. Эта ситуация нарушается в результате воздействия на систему фотона с энергией, равной h ν 12 . Атом в состоянии E 1 поглощает фотон и переходит в возбужденное состояние E 2 . Это и составляет процесс поглощения излучения. Возбужденное состояние является нестабильным, и через короткий промежуток времени без какого-либо внешнего воздействия атом переходит в основное состояние, испуская фотон с энергией h ν 12 (спонтанная эмиссия). Время жизни, связанное со спонтанной эмиссией (т. е. среднее время возбужденного состояния), может изменяться в широком диапазоне, обычно в пределах 10 –9 —10 –3 с, в зависимости от параметров полупроводника, таких, как структура зон (прямая или непрямая) и плотность рекомбинационных центров. Столкновение фотона, обладающего энергией h ν 12 , с атомом, находящимся в возбужденном состоянии, стимулирует мгновенный переход атома в основное состояние с испусканием фотона с энергией h ν 12 и фазой, соответствующей фазе падающего излучения (стимулированное излучение). 10.5.1. Зонная диаграмма и конструкция полупроводникового лазера Принцип действия и конструктивные особенности полупроводниковых лазеров во многом сходны с полупроводниковыми светодиодами. Инверсная населенность, необходимая для стимулированного когерентного излучения, формируется путем инжекции через прямосмещенный p — n -переход. Резонатор, необходимый для усиления когерентного излучения, формируется путем шлифовки граней кристалла. Для того чтобы переходы с излучением преобладали над переходами с поглощением, необходимо область рекомбинации в полупроводниковом лазере легировать до вырождения. В подобных лазерах p- и n- области выполнены на одном материале. Причем обе области являются вырожденными полупроводниками с концентрацией носителей порядка 10 20 ат/см 3 . При такой концентрации уровень Ферми F n для p- области попадает в валентную зону, а уровни Ферми F n для n- области — в зону проводимости (рис. 10.11а). В отсутствие напряжения оба уровня имеют одну и ту же энергию. Когда напряжение будет приложено, то оба уровня расщепляются на величину E = eU . Зонная структура примет вид, изображенный на рис. 10.11б. Из рисунка видно, что в области p-n- перехода, а также на расстоянии порядка диффузионной длины в квазинейтральном объеме возникает инверсная заселенность. В силу того что энергия оптических переходов с излучением меньше, чем энергия переходов с поглощением, вероятность первых переходов выше, чем вторых. Дальнейший процесс рекомбинации вызовет лазерную генерацию. Конструктивно активный слой из p-n- перехода помещается между двумя металлическими электродами. Типичные размеры активной области не превышают 200–500 мкм, отражающие поверхности создаются путем скалывания выходных граней полупроводникового монокристалла. В таком виде полупроводниковый лазер имеет недостаток, заключающийся в том, что размер лазерного пучка ( ~ 5 мкм) значительно превышает активную область в поперечном направлении ( d = 1 мкм). В результате чего проникает далеко в p- и n- области, где испытывает сильное поглощение. По этой причине пороговая плотность тока достигает большой величины ( ~ 10 5 А/см для GaAs) и лазер быстро выходит из строя от перегрева. Работоспособен такой лазер только в импульсном режиме, а для непрерывного режима излучения необходимо глубокое охлаждение.
| Gurtov.indd 293 | 17.11.2005 12:29:04 |
| Глава 10. Полупроводниковые лазеры | ||
| а | p | n |
| E g | ||
| F p | F n | |
| б | активная область | ||||||
| p | n | ||||||
F n E g ∆ E F p Рис. 10.11. Принцип действия полупроводникового лазера на основе p — n -перехода: а ) отсутствие смещения; б ) при смещении в прямом направлении При прямом смещении в p + и n + происходит инжекция неравновесных носителей, и в этих областях на расстояниях порядка диффузионной длины L p , L n будет происходить рекомбинация неравновесных носителей. При малых плотностях тока (низкий уровень инжекции) высока вероятность спонтанного излучения и спектральная линия достаточно широкая. При высоких уровнях тока (высокий уровень инжекции) вероятность стимулированного излучения возрастает по отношению к вероятности как спонтанного излучения, так и поглощения и на спектральной характеристике появляется узкая линия когерентного излучения. Значение тока, при котором появляется линия когерентного излучения, называют пороговым током. На рис. 10.12 показана базовая структура лазера с p-n- переходом. Две боковые грани структуры скалываются или полируются перпендикулярно плоскости перехода. Две другие грани делаются шероховатыми для того, чтобы исключить излучение в направлениях, не совпадающих с главным. Такая структура называется резонатором Фабри – Перо. Смещение лазерного диода в прямом направлении вызывает протекание тока. Вначале, при низких значениях тока, возникает спонтанное излучение, распространяющееся во всех направлениях. При увеличении смещения ток достигает порогового значения, при котором создаются условия для стимулированного излучения, и p-n- переход испускает монохроматичный луч света, направленный в плоскости p-n- перехода.
| Gurtov.indd 294 | 17.11.2005 12:29:04 |
10.5. Полупроводниковые лазеры
| контакт | Ток | |
| необработанная | I | активная |
| поверхность | область |
p-тип когерентное излучение n-тип контакт оптически ровные и параллельные грани Рис. 10.12. Структура полупроводникового лазера на гомопереходе 10.5.2. Лазеры на гетероструктурах С целью уменьшения пороговой плотности тока были реализованы лазеры на гетерос- труктурах (с одним гетеропереходом — n- GaAs– p- Ge, p- GaAs– n- Al x Ga 1–x As; c двумя гетеропереходами — n- Al x Ga 1–x As – p- GaAs – p + -Al x Ga 1–x As. Использование гетероперехода позволяет реализовать одностороннюю инжекцию при слаболегированном эмиттере лазерного диода и существенно уменьшить пороговый ток. Схематично одна из типичных конструкций такого лазера с двойным гетеропереходом изображена на рис. 10.13. В структуре с двумя гетеропереходами носители сосредоточены внутри активной области d , ограниченной с обеих сторон потенциальными барьерами; излучение также ограничено этой областью вследствие скачкообразного уменьшения показателя преломления за ее пределы. Эти ограничения способствуют усилению стимулированного излучения и соответственно уменьшению пороговой плотности тока. В области гетероперехода возникает волноводный эффект, и излучение лазера происходит в плоскости, параллельной гетеропереходу. Активная область представляет собой слой n -GaAs толщиной всего 0,1–0,3 мкм. В такой структуре удалось снизить пороговую плотность тока почти на два порядка ( ~ 10 3 А/см 2 ) по сравнению с устройством на гомопереходе. В результате чего лазер получил возможность работать в непрерывном режиме при комнатной температуре. Уменьшение пороговой плотности тока происходит из-за того, что оптические и энергетические характеристики слоев, участвующих в переходах, таковы, что все инжектированные электроны и оставшиеся дырки эффективно удерживаются только в активной области; лазерный пучок сосредоточен также только в активной области, где и происходит его основное усиление и распространение; лазерный пучок не испытывает по этим причинам поглощения в областях, соседних с активной. Длина волны излучения такого лазера ( λ = 0,85 мкм) попадает в диапазон, в котором оптический волоконный кварц имеет минимум потерь. В настоящее время разработаны и широко внедряются лазеры на материалах GaAs с присадками In, P и др. с λ = 1,3 и 1,6 мкм, также попадающие в окна прозрачности оптического кварца. Уменьшением ширины полоски лазеров с полосковой геометрией удалось довести пороговый ток до 50 мА, КПД до 60% (величина, рекордная для всех видов существующих в настоящее время лазеров). Дальнейшее развитие лазеров на двойной гетероструктуре лежит в области новых полупроводниковых материалов на основе нитрида галлия с использованием квантовых ям в качестве областей рекомбинации. Генерация лазерного излучения в такого
| Gurtov.indd 295 | 17.11.2005 12:29:04 |
| Глава 10. Полупроводниковые лазеры | |||
| а | n | p | p + |
| Al x1 Ga 1–x1 As | GaAs | Al x2 Ga 1–x2 As | V G |
| б | E c | ||
| E g2 | E | E i | |
| g3 | E v | ||
| E g1 | F | ||
| в | j n |
| h ν = E g2 | |
| V G > 0 | |
| j p | |
| г | Металлизированная |
| поверхность | |
| Подложка GaAs |
| 1 | Al 0,3 Ga 0,7 As ( n ) |
| 0,1–0,5 | |
| 1 | Активная область GaAs ( n ) |
| 1,5 | Al 0,3 Ga 0,7 As ( p ) |
| GaAs ( p ) | |
| Окисел | |
| Металлизированный слой |
| 13 мкм | Медный теплоотвод |
Рис. 10.13. Зонная диаграмма ( а , б , в ) и структура ( г ) полупроводникового лазера на двойном гетеропереходе: а ) чередование слоев в лазерной двойной n-p-p + -гетерострук- туре; б ) зонная диаграмма двойной гетероструктуры при нулевом напряжении; в ) зонная диаграмма лазерной двойной гетероструктуры в активном режиме генерации лазерного излучения; г ) приборная реализация лазерного диода Al 0,3 Ga 0,7 As ( p ) – GaAs ( p ) и GaAs ( n ) – Al 0,3 Ga 0,7 As ( n ), активная область — слой из GaAs ( n ) [2, 54]
| Gurtov.indd 296 | 17.11.2005 12:29:04 |
1.3. Статистика электронов и дырок в полупроводниках сорта лазерных диодах проходит в направлении, перпендикулярном плоскости гетеропереходов, поскольку внешний слой GaN имеет большую ширину запрещенной зоны и является оптически прозрачным. На рис. 10.14 приведена структура голубого инжекционного лазера на основе нитрида галлия с квантовой ямой.
p -электрод p -GaN p -Al 0,12 Ga 0,88 N p -GaN n -Al 0,2 Ga 0,8 N InGaN-квантовая яма n -GaN n -Al 0,12 Ga 0,88 N n -In 0,1 Ga 0,9 N GaN-буферный слой
n -электрод n -GaN сапфировая подложка
Рис. 10.14. Схема голубого инжекционного лазера на основе нитрида галлия с двойной гетероструктурой и квантовой ямой [9, 27] На рис. 10.15 приведена зависимость пороговой плотности тока J th от рабочей температуры для трех лазерных структур. Самая слабая зависимость от температуры наблюдается для лазеров на двойных гетероструктурах (ДГ-лазеров). Поскольку J th в ДГ-лазерах при 300 К может достигать значений порядка 10 3 А/см 2 и менее, оказывается возможным реализовать режим непрерывной генерации при комнатной температуре. Благодаря этому лазеры нашли широкое применение в науке и промышленности, в частности в ВОЛС.
Пороговая плотность тока, А/см 2
Гомоструктура 5·10 4 10 4 Структура с одним гетеропереходом (d = 5 мкм) 10 3 Двойная гетероструктура (d = 0,5 мкм)
| 10 2 | 200 | 300 | T , К |
| 100 |
Рис. 10.15. Зависимость пороговой плотности тока от температуры для различных типов полупроводниковых лазеров [10]
| Gurtov.indd 297 | 17.11.2005 12:29:05 |
Глава 10. Полупроводниковые лазеры Лазер на гомопереходе интересен в чисто историческом (так были устроены первые полупроводниковые лазеры) и физическом смыслах, а также тем, что позволяет лучше оценить преимущества лазеров на ДГ, которые работают в непрерывном режиме и при комнатной температуре. Спектр применений лазеров на ДГ интенсивно расширяется. В настоящее время эти лазеры используются в качестве считывающего элемента в компакт-дисковых системах, лазерных указках, источников излучения для волоконно-оптической связи. Лазеры на соединениях AlGaInP излучают в видимой области спектра, что позволяет считывать более плотно записанную информацию. Срок службы лазеров на двойных гетероструктурах достигает 5·10 5 часов. Контрольные вопросы 10.1. Каковы критерии выбора полупроводниковых материалов для оптоэлектронных приборов? 10.2. В какой области светодиодов происходит генерация оптического излуче- ния? 10.3. Назовите три условия, необходимые для генерации когерентного излучения в полупроводниковых лазерах на основе p — n -перехода. 10.4. Как можно реализовать одностороннюю инжекцию в гомо- и гетеропере- ходах? 10.5. Как отличается спектр излучения светодиода и полупроводникового лазера? 10.6. В чем преимущество полупроводникового лазера с двойным гетеропереходом перед полупроводниковым лазером с одним гетеропереходом? Задачи 10.1. Эффективность преобразования внешней (электрической) мощности планарного GaAs-светодиода h равна 1,5% при прямом токе I = 50 мА и разности потенциалов U = 2 В. Оценить генерируемую прибором оптическую мощность P i , если коэффициент отражения R на границе GaAs – воздух равен R = 0,8. Коэффициент преломления GaAs n = 3,6. 10.2. Оценить эффективность преобразования внешней мощности планарного GaAs-светодиода η , когда внутренняя оптическая мощность P i составляет 30 % от приложенной электрической мощности. Коэффициент преломления GaAs n = 3,6. 10.3. Рекомбинационное время жизни неосновных носителей заряда фотодиода τ = 5 нс. При протекании постоянного тока оптическая выходная мощность равна P dc = 300 мкВт. Определить выходную мощность P f , когда сигнал через диод модулирован на частоте 20 МГц и 100 МГц. 10.4. Ширина запрещенной зоны слаболегированного GaAs при комнатной температуре 1,43 эВ. Когда материал сильно легирован (до вырождения), появляются «хвосты состояний», которые эффективно уменьшают ширину запрещенной зоны на 8%. Определить разницу в излучаемой длине волны света в случае слабого и сильного легирования.
| Gurtov.indd 298 | 17.11.2005 12:29:05 |
ГЛАВА 11 ФОТОПРИЕМНИКИ 11.1. Статистические параметры фотодетекторов Фотодетекторы — полупроводниковые приборы, регистрирующие оптическое излучение и преобразующие оптический сигнал на входе в электрический сигнал на выходе фотодетектора. Термину фотодетектор соответствует как эквивалентный термин фотоприемник , так и термин приемник оптического излучения . Поскольку основная задача фотоприемников — регистрация, то существует набор статических характеристик, которыми описываются качества фотоприемника. Если регистрируемый сигнал на выходе фотоприемника — напряжение, то вводят понятие вольтовая чувствительность , показывающая, насколько изменится напряжение U на выходе фотоприемника при единичном изменении мощности P падающего лучистого потока:
| S V | = | U | В | |
| P | , | . | (11.1) | |
| Вт | ||||
Если на выходе фотоприемника изменяется ток, то фотоприемник характеризуется токовой чувствительностью S i . Токовая чувствительность — величина, характеризующая изменение тока I , регистрируемого в цепи фотоприемника при единичном изменении мощности P падающего оптического излучения:
| S i | = | I | В | |
| , | . | (11.2) | ||
| P | ||||
| Вт | ||||
На фотоприемнике всегда есть хаотический сигнал, связанный с флуктуациями микропараметров приемника. Этот сигнал характеризуется средним квадратичным значением шумового напряжения:
| U m 2 . | (11.3) |
Наличие шумового напряжения на фотоприемнике является физической границей регистрации внешнего сигнала. Параметр, описывающий этот эффект, получил название пороговой чувствительности . Пороговая чувствительность — это минимальная энергия оптического излучения P m , которая вызовет на выходе фотоприемника сигнал, находящийся в заданном отношении ( m ) к шуму. m = U = P m S V ;
| U m 2 | U m 2 | ||||
| P m | = | m U m 2 | , | [ Вт ] . | (11.4) |
| S V |
| Gurtov.indd 299 | 17.11.2005 12:29:05 |
Лазеры на квантовых точках для волоконной связи
Развитие оптоволоконных телекоммуникаций привело к необходимости создания эффективных полупроводниковых лазеров и оптических усилителей, работающих в спектральной области минимальных потерь волноводов (1.25-1.65 мкм). Наибольшая длина волны, достигнутая лазерами на квантовых ямах InGaAs/GaAs, составляет 1230 нм — для устройств, генерирующих с торца, и 1260 нм для лазеров с вертикальным резонатором. Достаточно большие пороговые токи, низкая рабочая температура и невысокая температурная стабильность таких лазеров не всегда удовлетворяют требованиям, предъявляемым к высокоскоростным телекоммуникационным устройствам.
Прогресс в изготовлении многослойных структур самоорганизованных квантовых точек соединений A3B5, достаточно однородных по размеру и форме при большой поверхностной плотности, привел к созданию полупроводниковых лазеров с квантовыми точками в качестве активной среды. В результате спектральная область 1.0-1.7 мкм стала доступной для генерации как для лазеров традиционной конструкции, так и для лазеров с вертикальным резонатором, использующих квантовые точки InGaAs и подложки GaAs. В частности, оба типа лазеров могут генерировать излучение с длиной волны 1.3 мкм с чрезвычайно низкими пороговыми токами и высокой выходной мощностью. Недавно был продемонстрирован широкополосный лазер на квантовых точках, излучающий на 1.5 мкм с плотностью тока всего в 70 А/см2 на один слой квантовых точек при комнатной температуре. Оптические усилители на основе квантово-точечных структур представляют интерес для высокоскоростной обработки сигналов со скоростью свыше 40 Гбит/с. Существенно, что развитые GaAs-технологии позволяют изготавливать достаточно дешевые монолитные лазеры на квантовых точках с вертикальным резонатором c распределенными брэгговскими зеркалами на основе пар AlAs/GaAs и AlOx/GaAs.
Следует отметить, что благодаря неоднородному уширению электронных переходов в квантовых точках возникает возможность расширения области непрерывной перестройки длины волны генерации. При некотором увеличении пороговых токов она может достигать 200 нм (1.033-1.234 мкм). Лазеры, использующие InAs-квантовые точки и InP-подложки, также представляют интерес, поскольку они позволяют получать генерацию в более длинноволновом диапазоне (1.8-2.3 мкм), важном для применений в молекулярной спектроскопии и дистанционном контроле газовых атмосфер с помощью лидаров. В то же время, генерация излучения с длиной волны 1.9 и 2 мкм лазера с активной средой из такой гетероструктуры была получена пока только при низкой (77 К) температуре. Интересно, что генерация на длинах волн 1.6 и 1.78 мкм была также продемонстрирована для лазеров на InAs квантовых проволоках — одномерных квантовых структурах на (001) InP-подложке. И наконец, непрерывная генерация в области 2 мкм получена при комнатной температуре при использовании в качестве активной среды лазера квантовых точек на основе InAsSb, выращенных на (001) InP-подложке. Интенсивное развитие этого направления привело к тому, что в настоящее время некоторые типы полупроводниковых лазеров с активной средой на основе квантовых точек стали коммерчески доступны.
Преимущества лазера на квантовых точках по сравнению с лазером на квантовых ямах можно условно разделить на физические и технологические. Физические преимущества обусловлены в основном д-образным спектром плотности состояний и гигантской силой осциллятора оптических переходов на единицу объема КТ, обусловленную эффективным перекрытием волновых функций электрона и дырки из-за их пространственной локализации. К таким преимуществам относят сверхвысокую температурную стабильность пороговой плотности тока [4], гигантские коэффициенты максимального удельного усиления материала (material gain) и максимального дифференциального усиления материала (differential gain), на два-три порядка превышающие аналогичные значения для лазера на квантовых ямах. К преимуществам лазеров на КТ можно также отнести малое время заселения основного состояния и, соответственно, высокие рабочие частоты. К технологическим преимуществам можно отнести отсутствие или подавление диффузии неравновесных носителей, что приводит к уменьшенному растеканию неравновесных носителей из области полоска, подавлению безызлучательной рекомбинации на точечных и протяженных дефектах и, соответственно, подавлению эффекта роста дислокаций, а также подавлению эффекта перегрева зеркал за счет поверхностной рекомбинации. Кроме того, упорядоченный массив квантовых точек, расположенный в оптическом волноводе, может приводить к распределенной обратной связи и одномодовой генерации. В случае вертикально излучающих лазеров имеется принципиальная возможность создания лазера на одной квантовой точке, что позволяет избежать неоднородного уширения, характерного для ансамбля квантовых точек, и полностью реализовать преимущества трехмерного квантования. Рабочие характеристики лазеров на КТ, полученных различными методами, исследовались в работах [5].
При низких температурах лазерная генерация начинается при энергиях, близких к максимуму пика фотолюминесценции, указывая на то, что за лазерную генерацию ответственны переходы через основное состояние квантовых точек. С повышением температуры пороговая плотность тока практически не изменялась, сохраняя свое значение 80 А/см2 до температур порядка 180 K. Если аппроксимировать температурную зависимость пороговой плотности тока выражением вида J = J0 exp (?T /T0), то в этом температурном диапазоне T0 = 380 K, что выше теоретического предела для лазеров на квантовых ямах. При этом длина волны генерации находится вблизи максимума пика ФЛ и ЭЛ при слабом уровне возбуждения. При повышении температуры свыше 180 K пороговая плотность тока начинала расти, что совпадает с уменьшением интегральной интенсивности фотолюминесценции с энергией активации ? 80?90 мэВ. Данная величина хорошо согласуется с энергией локализации дырок в квантовых точках и указывает на то, что причиной роста пороговой плотности тока является недостаток усиления, связанный с термическим выбросом носителей из квантовых точек. Эффект насыщения усиления сопровождается сдвигом длины волны генерации в коротковолновую сторону, соответствующую области излучения возбужденных состояний квантовых точек и смачивающего слоя InGaAs.
Таким образом, инжекционные лазеры на квантовых точках демонстрируют низкие значения пороговой плотности тока и рекордную температурную стабильность при низких температурах в соответствии с теоретическими предсказаниями. Однако недостаточная энергия локализации носителей приводит к сильной температурной зависимости пороговой плотности тока при температурах вблизи комнатной.
Удельное усиление было непосредственно определено из условия равенства усиления и потерь на пороге генерации. Внутренние потери измерялись из зависимостей пороговой плотности тока от длины резонатора и дифференциальной эффективности от потерь на выход. Фактор оптического ограничения оценивался исходя из известных данных электронной микроскопии геометрических размеров точек. Полученное значение максимального «удельного усиления» составляет 1.5 Ч 10?5 см?1 [7], что более чем на порядок превосходит значение для лазеров на квантовых ямах. Вследствие линейной зависимости между усилением и током, дифференциальное усиление в лазерах на квантовых точках возрастает также более чем на 3 порядка [101] по отношению к лазерам на квантовых ямах и достигает величин порядка 10?12 см 2 .
Возрастание усиления является прямым следствием размерного квантования в квантовых точках. Последнее уменьшает число состояний, которое необходимо заполнить для достижения определенного усиления. Основными факторами, снижающими усиление при определенной плотности тока, являются тепловой выброс носителей из квантовых точек и утечки через безызлучательную рекомбинацию в материале барьера.
Ухудшение характеристик лазера на квантовых точках при температурах выше 150?180 K обусловлено недостаточным усилением. Для увеличения усиления необходимо либо повысить однородность массива квантовых точек, что в принципе может быть достигнуто путем оптимизации режимов выращивания, либо путем увеличения концентрации точек, что достигается путем использования вертикально связанных квантовых точек (ВСКТ) [71-74]. Преимущество вертикально связанных КТ это — наряду с большим коэффициентом оптического ограничения, возможность более быстрой релаксации носителей в основное состояние, меньшее время излучательной рекомбинации [7] и возможность эффективного туннелирования электронов и дырок между точками в соседних рядах, которая отсутствует в случае рядов изолированных КТ.
Лазеры на вертикально связанных квантовых точках демонстрируют гораздо большее оптическое усиление, а насыщение усиления в них отстутствует вплоть до коротких длин резонатора. Они демонстрируют генерацию через основное состояние квантовых точек до комнатной температуры, и длина волны генерации следует за температурной зависимостью ширины запрещенной зоны GaAs. Пороговая плотность тока резко уменьшается до величин порядка 90 А/см2 (300 K) при увеличении числа циклов складирования до 10 (рис. 16). Данный эффект обусловлен увеличением усиления вследствие роста фактора оптического ограничения. Дифференциальная эффективность также возрастает с увеличением N, достигая 50% при N = 10. Невысокие значения дифференциальной эффективности обусловлены низкой величиной внутренней квантовой эффективности (0.5), что означает, что существенная часть носителей рекомбинирует безызлучательно, наиболее вероятно в GaAs, покрывающем квантовые точки, который осаждается при низкой температуре 480?C.
Рисунок 28. Зависимость плотности порогового тока от циклов осаждения InAs или InGaAs для инжекционного лазера на вертикально связанных квантовых точках
Длина волны лазерного излучения в зависимости от температуры приведена на вставке справа вверху (рис 28). Спектр излучения представлен на вставке справа внизу.
Хорошие динамические характеристики лазера на КТ следуют из малых времен релаксации носителей в основное состояние и больших коэффициентов дифференциального усиления. Прямые измерения частоты отсечки лазера на КТ дают величину порядка 10 ГГц [4].
Другой важный аспект, характеризующий работу лазера при высоких частотах, — это фактор спектрального уширения линии генерации. Всякий пик поглощения или усиления обусловливает модуляцию коэффициента преломления вблизи энергии соответствующего резонанса согласно соотношениям Крамерса-Кронига. Таким образом, длина волны фотона в кристалле может изменяться за время импульса тока накачки. Этот эффект описывается фактором спектрального уширения линии (б). В случае структур с квантовыми ямами форма спектра поглощения или усиления является сильно асимметричной, что обусловливает большую величину б (от единицы до двух). Напротив, в случае структур с квантовыми точками спектр поглощения и усиления более симметричени имеет гауссову форму. Таким образом, производная по энергии и, соответственно, изменение коэффициента преломления в области максимума поглощения или усиления равны нулю. Экспериментально измеренные величины б составляют ? 0.5, что связано с конечным вкладом возбужденных состояний КТ в спектр усиления вблизи порога генерации, обусловливающим некоторую асимметричность профиля коэффициента усиления [4].
Условие прозрачности в КТ реализуется тогда, когда КТ захватывает один экситон. В этом случае вероятности излучить или поглотить квант света с образованием биэкситона равны. Следует, однако, отметить, что, в общем случае, энергии экситонного и биэкситонного состояния в КТ различны, и заселение КТ одним экситоном может приводить одновременно к появлению линии экситонного усиления и линии биэкситонного поглощения. Если неоднородное уширение линий меньше, чем энергетическая разность между энергиями экситона и биэкситона в КТ, то возможен чисто экситонный механизм усиления. Следует также отметить важность вклада заряженных экситонов в спектр усиления [10].
Если возможность транспорта носителей между соседними КТ отсутствует (что типично при низких температурах), тогда вероятность захвата экситонов и носителей в КТ не зависит от температуры. При высоких температурах термический выброс носителей из более мелких КТ может приводить к преимущественному заселению более глубоких КТ. Поведение спектров усиления различно в этих двух случаях: в первом случае максимум усиления не изменяет своего положения при увеличении тока накачки, во втором случае он смещается в сторону больших энергий [11].
Поверхностно излучающие лазеры на КТ, работающие при оптическом возбуждении при низких температурах через основное состояние КТ, были получены в работе. Инжекционные лазеры на вертикально складированных изолированных КТ были реализованы в работе. Пороговая плотность тока при комнатной температуре составила ? 500 А/см2, а генерация осуществлялась через возбужденные состояния КТ. При использовании структур с 7-микронной апертурой в окисле AlO для уменьшения областей токовой инжекции в работе был реализован режим генерации через основное состояние КТ при комнатной температуре (300 K), плотности тока ? 1000 А/см2 и пороговом токе 0.5 мА[4].
Рисунок 29 Схема лазера, излучающего с поверхности, на вертикально связанных квантовых точках InGaAs в матрице GaAs
На рис. 29 приведены для сравнения спектры оптического усиления для структуры с квантовыми ямами и для структуры с квантовыми точками. На рис. 30 приведено поперечное сечение активной области лазера.
Рисунок 30. Зависимости выходной мощности и кпд лазера на вертикально связанных квантовых точках InGaAs в матрице GaAs от тока инжекции. Сплошные линии — мощность лазера; короткий пунктир — кпд лазера, длинный пунктир — вольтамперная характеристика