Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Полупроводниковые лазеры на основе квантово-размерных InGaAsP/InP и АЮаІпАзЯпР гетероструктур раздельного ограничения 11
1.1. Основные этапы создания гетеролазеров с квантовыми ямами 11
1.1.1. Лазеры на основе двойных гетероструктур 11
1.1.2. Лазеры с расширенным волноводом 13
1.1.3. Внутренние потери в симметричных гетероструктурах с расширенным волноводом 16
1.1.4. Асимметричные лазерные гетероструктуры 18
1.2. Гетеролазеры ближнего инфракрасного диапазона на основе твердых растворов, изопериодических с InP 23
1.2.1. Гетеролазеры с длиной волны излучения 1.3 — 1.55 мкм на основе твердых растворов, изопериодических с InP 23
1.2.2. Гетеролазеры с длиной волны излучения 1.7 — 2.2 мкм на основе твердых растворов, изопериодических с InP 24
Выводы к главе 1 26
Глава 2. Исследование гетероструктур InGaAsPAnP и AlGalnAsAnP с напряженной квантово-размерной активной областью 28
2.1. Влияние деформации на энергетическую зонную структуру полупроводников со структурой-цинковой обманки 28
2.2. Влияние деформации на глубину квантовых ям и положения уровней, размерного квантования для электронов и дырок в напряженной квантовой яме 32
2.3. Влияние состава и деформации слоя квантовой ямы на длину волны излучения 36
2.4. Влияние состава твердого раствора волноводного слоя на длину волны излучения 43
2.5. Критическая толщина активной области и выбор оптимальной толщины активной области 47
Выводы к главе 2 51
Глава 3. Асимметричные InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP гетероструктуры раздельного ограничения с расширенным волноводом и непрерывные лазеры на их основе 53
3.1. Внутренние оптические потери в гетероструктурах на основе твердых растворах InGaAsPAnP и AlGalnAs/InP 53
3.1.1. Внутренние оптические потери 53
3.1.2. Внутризонные переходы 54
3.1.3. Внутренние оптические потери, обусловленные межзонными переходами 55
3.2. Симметричные и асимметричные гетероструктуры раздельного ограничения в системе твердых растворах InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP 57
3.3. Исследования излучательных свойств симметричных и асимметричных AlInGaAs#nP гетероструктур раздельного ограничения 63
3.4. Исследования излучательных свойств симметричных и асимметричных ЪтСаАзРЯпР гетероструктур раздельного ограничения 74
Выводы к главе 3 82
Глава 4. Импульсные лазеры на основе асимметричных АЮаІпАвЯпР гетероструктур раздельного ограничения с, расширенным волноводом 83
4:1. Импульсные лазеры на основе AlGalnAs/IhP гетероструктур раздельного ограничения 83
4.2. Исследование спектральных характеристик импульсных лазеров на основе AlGalnAs/InP гетероструктур раздельного ограничения 87
4.3. Исследование концентрации носителей заряда в активной области за порогом генерации импульсных лазеров на основе АЮаІпАБЯпР гетероструктур раздельного ограничения 91
4.4. Вклад оже-рекомбинации в насыщение ватт-амперных характеристик мощных полупроводниковых лазеров 97
Выводы к главе 4 108
Заключение 109
Литература 112
- Внутренние потери в симметричных гетероструктурах с расширенным волноводом
- Влияние деформации на глубину квантовых ям и положения уровней, размерного квантования для электронов и дырок в напряженной квантовой яме
- Внутренние оптические потери
- Исследование спектральных характеристик импульсных лазеров на основе AlGalnAs/InP гетероструктур раздельного ограничения
Введение к работе
Актуальность темы.
Мощные полупроводниковые лазеры в настоящее время можно выделить в отдельный подкласс полупроводниковых лазеров. Область применения мощных полупроводниковых лазеров распространяется на системы навигации, мониторинга и специального назначения, химических процессов, медицину, а также технологические системы обработки,
сварки, резки и испарения материалов. Благодаря высокому КПД = 75% [1*-4*] одним из главных применений мощных полупроводниковых лазеров является накачка оптических усилителей, твердотельных и волоконных лазеров. Для накачки материалов на основе кристаллов, легированных ионами переходных металлов, требуется расширение диапазона длин волн излучения мощных полупроводниковых лазеров. На диапазон длин волн 1.6-1.85 мкм приходится большое количество полос поглощения молекул газов, поэтому этот диапазон является столь же востребованным, насколько сложным к освоению в связи со свойствами исходных полупроводниковых твердых растворов InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP, которые обладают высокими внутренними оптическими потерями, повышенной скоростью оже-рекомбинации и большим поглощением в отщепленную SO-подзону [5*]. Таким образом, разработка гетероструктур, излучающих в диапазоне длин волн 1.6-1.85 мкм, и создание мощных полупроводниковых лазеров с низкими внутренними потерями на их основе является актуальной задачей как с научной, так и с практической точек зрения.
Основная цель работы заключалась в исследовании свойств симметричных и асимметричных лазерных ШваАвРЯпР и АЮаІпАвЯпР гетероструктур раздельного ограничения и разработке на их основе мощных источников излучения в диапазоне длин волн 1.6-1.85 мкм.
Для достижения поставленной цели решался следующий комплекс задач.
Разработка асимметричных ІпСаАєРЯпР и АЮаІпАвЯпР гетероструктур с низкими оптическими потерями и максимально возможной длиной волны излучения.
Исследование факторов, ограничивающих максимально достижимую мощность источников излучения в диапазоне длин волн X = 1.6-1.85 мкм.
Создание и исследование свойств мощных многомодовых импульсных и непрерывных источников излучения на основе асимметричных ІпСаАвРЯпР и АЮаІпАвЯпР гетероструктур раздельного ограничения.
Представляемые к защите научные положения и результаты.
Положения.
В InGaAsP/InP и АЮаІпАвЯпР гетероструктурах, имеющих значительно большие внутренние оптические потери по сравнению с AlGaAs/GaAs/InGaAs гетероструктурами, расширение волновода до 2.8 мкм снижает внутренние оптические потери до 1 см"1 в диапазоне длин волн X = 1.6-1.85 мкм.
Применение в асимметричных InGaAsP/InP и АЮаІпАвЯпР гетероструктурах сжато-напряженных слоев твердых растворов InGaAs в качестве активных областей позволило получить мощное лазерное излучение на длинах волн до 1.85 мкм при высоких уровнях накачки в непрерывном и импульсном режимах генерации.
Рост концентрации носителей заряда в активной области полупроводникового лазера за порогом генерации усиливает вклад процесса оже-рекомбинации в насыщение интенсивности стимулированного излучения.
Выполнение условий инверсной заселенности в кулоновской яме волноводного слоя полупроводникового лазера при высоком уровне накачки ведет к срыву генерации излучения в активной области.
Результаты:
Разработаны и созданы методом МОС-гидридной эпитаксии асимметричные InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP гетероструктуры раздельного ограничения с внутренними оптическими потерями порядка 1 см"1 на длине волны генерации 1.85 мкм.
В системе твердых растворов InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP созданы многомодовые полупроводниковые лазеры, излучающие на длине волны 1.85 мкм оптическую мощность 2.5 Вт в непрерывном и 20 Вт в импульсном режимах генерации.
Научная новизна.
Экспериментально показано, что в InGaAsP/InP и АЮаІпАвЯпР гетероструктурах раздельного ограничения с высоким уровнем внутренних оптических потерь, расширение волновода позволяет снизить внутренние оптические потери до 1 см"1.
Применение сжато-напряженных слоев твердых растворов InGaAs в качестве активных областей в асимметричных InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP структурах позволяет при высоких уровнях накачки в непрерывном и импульсном режимах генерации расширить диапазон длин волн излучения до 1.85 мкм.
Установлено, что рост концентрации носителей заряда в активной области ІпСаАєРЯпР и АЮаІпАвЯпР полупроводниковых лазеров за порогом генерации делает определяющим вклады процессов оже-
рекомбинации и поглощения в спин-орбитально отщепленную зону в насыщение стимулированного излучения. 4. Показано, что выполнение условий инверсной заселенности в кулоновской яме волноводного слоя полупроводникового лазера при высоком уровне накачки ведет к срыву генерации излучения в активной области.
Практическая ценность:
Разработаны асимметричные InGaAsP/InP и АЮаІпАвЯпР гетероструктуры раздельного ограничения с внутренними оптическими потерями порядка 1 см"1, излучающие на длине волны 1.85 мкм.
В одиночных лазерах на основе асимметричных гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP мощность оптического излучения в непрерывном режиме генерации доведена до 2.5 Вт.
В одиночных лазерах на основе асимметричных гетероструктур в системе твердых растворов InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP мощность оптического излучения в импульсном режиме генерации доведена до 20 Вт.
Приоритет результатов. В диссертации впервые применена модель асимметричных гетероструктур с расширенным волноводом для снижения внутренних оптических потерь в системе твердых растворов АЮаІпАвЯпР и InGaAsP/InP. Оптические характеристики лазерных диодов (величины внутренних оптических потерь - 1см"1, непрерывной мощности - 2.5 Вт и импульсной - 20 Вт), изготовленных на основе разработанных гетероструктур (А, = 1850 нм), находятся на уровне лучших мировых результатов на момент написания работы.
Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы докладывались на Международной Конференции «CLEO/Europe'2000», 2000, 10-15 сентября, Ницца, Франция; Международном семинаре по инфракрасным источникам излучения «MICS'2001», 2001, 25-29 июня, С.Петербург; на 27-й Европейской Конференции по оптической связи «ЕСОС01», 2001, 30 сентября-4 октября, Амстердам, Нидерланды; на 11-ой Международной Конференции «1С MOVPE XI», 2002, 3-7 июня, Берлин, Германия; на 4-м Российско-белорусском семинаре по полупроводниковым лазерам и системам, 2002, 20-22 мая, Минск, Белоруссия и на 10-й и 11-й конференциях по лазерной оптике «Шч2003», 2003, 30 июня-4 июля, С.Петербург.
Публикации. По результатам диссертационной работы опубликовано 7 работ, список которых приведен в конце автореферата. Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитированной литературы. Общий
объем диссертации составляет: количество страниц , в том числе
страниц основного текста , рисунков на страницах и _
таблицы. Список цитированной литературы включает в себя
наименований.
Внутренние потери в симметричных гетероструктурах с расширенным волноводом
Для получения минимальной пороговой плотности тока Jth толщина РО ДГС слоев была выбрана таким образом, чтобы сделать максимальным перекрытие оптической моды с активной областью. Лазеры такой конструкции рассчитаны на работу при плотностях тока накачки, не сильно превышающих пороговые значения, тогда как для работы при плотностях lOJth и больше максимальную выходную мощность, прибора определяет уже не плотность порогового тока, аг внешняя квантовая эффективность rjd, коэффициент полезного действия (КПД), температурная зависимость внешней квантовой эффективности Ті и порог катастрофической оптической деградации зеркал (КОДЗ).
Для улучшения перечисленных параметров и характеристик была изменена конструкция мощных лазерных диодов — было предложено в лазерных гетероструктурах использовать расширенный волновод (РВ) [23]. За счет увеличения толщины волновода уменьшается перекрытие основной оптической моды с эмиттерными слоями, имеющими высокий уровень легирования и, следовательно, большой коэффициент поглощения. Увеличение толщины волновода приводит к снижению оптических потерь на свободных носителях и значительно повышает внешнюю дифференциальную квантовую эффективность. Также это приводит к некоторому уменьшению интеграла перекрытия оптической моды с квантовыми ямами, что на приборах с большой длиной резонатора (больше 1.5 мм) лишь незначительно увеличивает пороговую плотность тока. Таким образом, для получения высокой мощности (для чего требуются лазеры с большой длиной резонатора) структура с РВ дает значительный выигрыш по сравнению с обычной РО ДГС за счет низких оптических потерь и высокой эффективности. Также больший размер оптической моды в плоскости, перпендикулярной р-п-переходу, снижает плотность оптической мощности на выходном зеркале лазера, что уменьшает его перегрев [24] и увеличивает порог КОДЗ.
Первые лазерные диоды на основе симметричной РО ДГС с РВ с непрерывной мощностью излучения более 10 Вт на длине волны 0.97мкм были продемонстрированы в [25]. Однако авторы этой работы обнаружили в лазерных диодах на основе гетероструктур с толщиной волновода 1.3 мкм генерацию мод второго порядка. По их мнению, это было связано с продолжением роста материального усиления за порогом генерации, что, в свою очередь, обусловлено неоднородным распределением излучения вдоль апертуры активного полоска из-за образования шпот вблизи порога генерации. Подавление моды второго порядка стало возможным при использовании более тонкого р-эмиттера (толщиной 1 мкм) [25]. Однако в случае слабой локализации второй моды в волноводе происходит значительное рассеяние света на свободных носителях в металлическом контакте со стороны р-эмиттера. Это справедливо только при толщинах волноводного слоя, близких к значениям, соответствующим условию отсечки вновь появившейся моды. На основе ІпСаАБЯпОаАзР/ІпСаР РО ДГС с РВ, выращенных методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений, были созданы лазеры с апертурой 100 мкм [25]. Внутренние оптические потери 0Cint и последовательное дифференциальное сопротивление в созданных лазерных диодах были 1 см"1 и 0.52-Ю-4 Ом-см2 соответственно. Характеристические температуры порогового тока Т0 и внешней квантовой эффективности Tj были 210 К и 1800 К. Высокий показатель Т0 достигнут за счет очень большой разности (около 630 мэВ) ширины запрещенной зоны эмиттеров и активной области. Что касается температурной зависимости внешней квантовой эффективности, то она кажется менее достоверной. Тем более, что согласно приведенным в той же работе [25] данным, ватт-амперная характеристика испытывает сильный температурный загиб, который соответствует характеристической температуре Ті около 400 -г 500 К. Выходная мощность в непрерывном режиме генерации достигала 11 Вт. Плотность мощности на зеркале, при которой наступила КОДЗ, составила 18 МВт/см .
В работах [26,27] показано, что при оптимизации технологии нанесения высокоотражающего и просветляющего покрытий на зеркала лазера, а также при использовании оптимизированных структур с низкими оптическими потерями и низким последовательным сопротивлением, порог КОДЗ может быть существенно увеличен. Полученная максимальная плотность оптической мощности на выходном зеркале лазера составила более 30 МВт/см при традиционном охлаждении лазера и 40 МВт/см при стабилизированной температуре чипа (10 С) в непрерывном режиме генерации.
Достижение высоких непрерывных мощностей излучения в сильнонапряженных InGaAs квантовых ямах было продемонстрировано в работе [28]. Исследуемые лазерные диоды на основе InGaAs/GaAs/AlGaAs гетероструктуры излучали на длине волны 1120 нм. Максимальная мощность в непрерывном режиме генерации составила 12 Вт и была ограничена КОДЗ. При этом плотность мощности на зеркале достигала 23 МВт/см2.
Влияние деформации на глубину квантовых ям и положения уровней, размерного квантования для электронов и дырок в напряженной квантовой яме
При решении задачи увеличения длины волны излучения в квантовой яме активного слоя лазерной гетероструктуры необходимо учесть, что в напряженном полупроводниковом слое по сравнению с ненапряженным изменяется энергетическая глубина квантовых ям, как для дырок в валентной зоне, так и для электронов в зоне проводимости. Глубина квантовой ямы в зоне проводимости в напряженном полупроводнике описывается соотношением [21,22].
Таким образом, в напряженной полупроводниковой квантовой яме энергетический спектр преобразуется следующим образом: а) происходит расщепление подзон легких и тяжелых дырок, б) изменяется ширина запрещенной зоны между экстремумами зоны проводимости и дырочной подзоны, в) изменяется глубина квантовой ямы как для электронов в зоне проводимости, так и для дырок в валентной зоне в тонком напряженном слое, окруженном широкозонным ненапряженным волноводным слоем. Проделанные расчеты показали, что в гетероструктурах ЪтОаАзРЛпР двуосное сжатие квантоворазмерного слоя приводит к уменьшению глубины квантовой ямы для электронов в этом слое (гл.2, 2.3).
Как будет показано далее, глубина квантовой ямы для электронов играет определяющую роль» в температурной, чувствительности пороговой плотности тока в лазерах на основе квантоворазмерных гетероструктур раздельного ограничения, так как влияет на выброс носителей заряда с уровней размерного квантования активной области в волноводные слои. Положение уровней размерного квантования зависит от энергетической глубины квантовой ямы. Энергию уровней размерного квантования мы определим, используя уравнение Шредингера для потенциальной ямы конечной глубины с учетом отличия эффективных масс электронов и дырок в квантовой яме и окружающем ее волноводе. Энергия уровня размерного квантования определяется из выражения где rriQw, q — эффективная масса и поперечный волновой вектор частицы в квантовой яме толщиной d, С — константа, зависящая от единиц измерения входящих в формулу (2.14) величин. Если в (2.14) JTIQWзаменить на (mQW/ т0), ad на (d/lA), то С = 6.474 10"5 (мэВ)-1.
Сшивая волновые функции на границах квантовой ямы конечной глубины при значении продольного волнового вектора кц=0, получим два дисперсионных уравнения для четных и нечетных уровней размерного квантования. Эти уравнения являются трансцендентными уравнениями для безразмерного поперечного волнового вектора х.
Приведенные формулы показывают, что внесение дополнительных напряжений сжатия в активную область лазерной гетероструктурьг раздельного ограничения приводит к уменьшению энергетической глубины квантовой ямы для электронов, следствием чего является уменьшение энергии их уровней размерного квантования и это, соответственно, приводит к увеличению длины волны генерации.
Для увеличения длины волны генерации InGaAsPAnP и AlGalnAs/InP гетеролазеров с напряженными квантовыми ямами (КЯ) была проведена оптимизация параметров гетероструктуры. Сначала исследовались КЯ из Ixii_xGaxAs и Ini_xGaxAsyPi_y твердых растворов. Тройные твердые растворы Ini_xGaxAs во всем диапазоне составов имеют меньшую ширину запрещенной зоны (Eg), чем четверные твердые растворы Ini_xGaxAsyPi_y при одинаковом значении постоянной кристаллической решетки а. Поэтому использование в качестве активной области КЯ из InGaAs должно быть более предпочтительным. Несмотря на это, оптимизация проводилась для структур как с КЯ из твердых растворов Ini.xGaxAs, так и из Ini.xGaxAsyPi_y (с небольшим содержанием фосфора, у=0.93). Сначала были проведены расчеты глубины КЯ в напряженных слоях тройных Ini_xGaxAs и четверных Ini.xGaxAsyP i.y твердых растворов при двух значениях деформации є = 1% и є = 1.5% (см. формулы 2.1 и 2.2). В качестве волновода был выбран твердый раствор Ini.xwGaxwAsywPi.yw с Eg = 1 эВ, изопериодический с InP (постоянная решетки 3jr=5.869 А). Для твердого раствора Ini.xwGaxwAsywPi.yw, изорешеточного с InP, выполняется соотношение: xw = 0A7-yw (2.18) и ширина его запрещенной зоны следующим образом зависит от состава yw [74]: Eg(w) = 135-0.12-yw+Q.U-yw1, (2.19) При xw=0.251 и yw=0.534 ширина запрещенной зоны Ini.xwGaxwAsywP yw составляет 1 эВ. В проводимых далее расчетах для КЯ из Ini.xGaxAsyPi_y сначала при заданном значении постоянной решетки волновода aw — 5.869 А определялась постоянная решетки квантовой ямы aQW, соответствующая заданному напряжению сжатия є (формулы 2.1; 2.2). Затем для твердого раствора Ini_xGaxASyPi_y (не изорешеточного с InP) с заданным содержанием фосфора у, используя правило Вегарта: ІпА - + шЛ - У+ аР -УУх+ У аА, (2.20) находились состав х и ширина запрещенной зоны Eg; ai„p, аШ5, асар, QGOAS -постоянные решеток соответствующих бинарных соединений. Ширина запрещенной зоны ненапряженного четверного твердого раствора InLxGaxAsyPj.y при любом соотношении х и у может быть вычислена по формуле [75]: Е(0) = 1.35 + 0.668-х-1.17- v+ 0.758-х2+0.18-.у2-0.069-х-v--0.322-х2 -у + О.ОЗ Х-у2 Сначала исследуем сжато-напряженную КЯ, состоящую из напряженного тройного твердого раствора Ini.xGaxAs с тензором деформации є = 1%, окруженную волноводом из InGaAsP. Из формулы (2.20) при у=1 можно определить состав твердого раствора Ini_xGaxAs; при этой деформации х=0.248. Ширина запрещенной зоны ненапряженного твердого раствора Ino.752Gaa248As была вычислена по формуле [75]: Eg(0) = 0.36+0.629- х+ОАЗ&х2 (2.22) и была равна =543 мэВ.
Далее определим глубину КЯ для электронов и дырок в квантоворазмерном напряженном слое In0.752Ga0.248As, окруженном волноводным слоем In0.749Gao.25iAso.534Po.466-c шириной запрещенной зоны 1 эВ. Из выражений (2.9) - (2.12) получим, что при є = 1% глубина квантовой ямы для электронов равна AESC =133 мэВ, а для дырок AESH = 229 мэВ. При є = 1.5% глубина квантовой ямы для электронов равна AESC = 153 мэВ. Аналогичный расчет был проведен для напряженных квантовых ям из четверного твердого раствора InGaAsP с такими же значениями є. Ширина их запрещенной зоны определяется выражением (2.21). Для увеличения длины волны выбирались четверные твердые растворы с небольшим содержанием фосфора (у = 0.93). Для деформации є = 1% состав х = 0.288, Eg(0) = 637 мэВ, Egs(H) = 665 мэВ. Глубина квантовой ямы для электронов составляла АЕ sc = 122 мэВ, а для дырок AESV =212 мэВ. При деформации є = 1.5% состав х = 0.214, Eg(0) = 574 мэВ, Egs(H) = 610 мэВ. Глубина квантовой ямы для электронов составляла AESC =142 мэВ, а для дырок АЕ = 247 мэВ.
Внутренние оптические потери
В силу закона сохранения импульса переход носителя заряда внутри одной зоны возможен лишь при взаимодействии с фононом или примесью. Тип частицы, участвующей в рассеянии импульса, определяет величину показателя степени (К) в зависимости коэффициента поглощения света носителями от длины волны излучения: а, Хк [79]. При рассеянии на акустических фононах К = 1.5; на полярных оптических фононах К = 2.5, на ионизованных примесях К = 3.5 [79]. Следовательно, поглощение света носителями заряда больше в сильно легированных слоях с меньшей шириной запрещенной зоны.
В лазерных структурах, состоящих из эпитаксиальных слоев прямозонных полупроводниковых материалов типа А3В5 и изготовленных согласно концепции мощных полупроводниковых лазеров, 90-95% излучения распространяется по волноводным слоям. Волноводные слои гетеролазеров преднамеренно не легируются, поэтому основным механизмом рассеяния импульса при внутризонных переходах является взаимодействие с полярными оптическими фононами, которым в двумерных слоях (квантовых ямах) к тому же присущ эффект накопления [80]. В результате внутризонных переходов носителей заряда коэффициент поглощения света (а в эпитаксиальных слоях прямозонных полупроводников типа А3В5, из которых состоят наши гетероструктуры, следующим образом зависит от длины волны {Х)\ а, Х2-5.
В слабо легированных полупроводниках (при рассеянии импульса в основном на полярных оптических фононах) коэффициент поглощения света свободными носителями линейно зависит от их концентрации, а в сильно легированных полупроводниках - квадратично [81].
Поглощение света при межзонных переходах в исследуемых полупроводниках возможно при переходе электронов в боковые X или L -долины, а также при переходе дырок в спин-орбитально отщепленную (so) зону.
Особенностью зонной структуры InAs и близких к нему по составу твердых растворов (в частности, Ino.75Gao.25As, X = 1.8 мкм) является близость значений ширины запрещенной зоны Eg и спин-орбитального расщепления А. Поэтому генерируемое в лазере излучение с hco Eg испытывает сильное поглощение дырками в валентной зоне, которые при этом возбуждаются в спин-орбитально отщепленную зону. Благодаря этому механизму коэффициент поглощения света в прямозонном А В полупроводнике р -типа намного превышает коэффициент поглощения света в полупроводнике п — типа проводимости [74]. В работах [82,83] показано, что коэффициент внутризонного поглощения в валентной зоне практически линейно зависит от концентрации дырок.
Поглощение света электронами из Г - долины с их возбуждением в L -долину начинает проявляться, когда энергия квантов света становится больше энергетического расстояния между минимумами ГиЬ- долин (АЕГ1) (рис.3.2) и пребольших концентрациях электронов в Г— долине (-6 10 см" и больше) [84]. В твердом растворе Ino.75Gao.25As (А, = 1.8 мкм) AErL = 595 мэВ, а расстояние между минимумами Г и X — долин ЛЕгх = 867 мэВ [74]. В Ino.27Gao.73As (X = 1.04 мкм) ЛЕп = 403 мэВ, а ЛЕГх - 624 мэВ [74], т.е. в этих твердых растворах X — долина расположена выше по энергии, чем L — долина. При увеличении состава х в твердом растворе Inj.xGaxAs энергетический зазор до L и X долин уменьшается.
Проделанные расчеты показали, что перераспределение электронов между Г и L - долинами в длинноволновых гетеролазерах оказывается несущественным даже при больших уровнях токовой накачки. Проведенные исследования поглощения света в InGaAs активной области гетероструктур, изготовленных на основе твердых растворов InGaAsP/InP и AlGalnAs/InP, показывают, что основой вклад в оптические потери вносят внутризонные переходы носителей, взаимодействующих с полярными оптическими фононами, а также межподзонное поглощение света дырками в валентной зоне. Суммарный уровень оптических потерь в лазерных структурах на подложках ІпР на порядок превышает оптические потери в коротковолновых лазерных структурах на подложках GaAs, поэтому только экспериментальное исследование может подтвердить целесообразность применения асимметричных гетероструктур раздельного ограничения с расширенным волноводом в системе твердых растворов InGaAsP/InP или AlGalnAs/InP.
Согласно концепции мощных полупроводниковых лазеров расширение волновода лазерной структуры раздельного ограничения ведет к снижению внутренних оптических потерь и увеличению излучаемой мощности. Неизбежным следствием увеличения толщины волновода является то, что в нем могут существовать моды высшего порядка. Выполнение пороговых условий для таких мод ведет к ухудшению излучательных характеристик полупроводникового лазера. Это происходит потому, что независимо от толщины волновода разница между пороговой концентрацией фундаментальной моды и мод высшего порядка не превышает 6%. Такое незначительное отличие в пороговых концентрациях приводит к выполнению пороговых условий генерации мод высшего порядка. В реальных лазерных диодах это происходит за счет флуктуации значений концентрации свободных носителей заряда в квантовой яме за порогом генерации [25]. Известны способы, позволяющие подавить моды высшего порядка [86]. Однако они связаны с увеличением полных оптических потерь в лазере, что противоречит концепции мощных полупроводниковых лазеров. Поэтому был применен способ снижения усиления мод высших порядков в асимметричной структуре раздельного ограничения [33,48].
Лазерные гетероструктуры раздельного ограничения изготавливались методом МОС-гидридной газофазной эпитаксии в системе твердых растворов АЮаІпАзЯпР [87]. Были изготовлены две лазерные асимметричные гетероструктуры: с волноводами толщиной 1.7 мкм (V-897) и 2.8 мкм (V-900). Схематическая энергетическая зонная диаграмма гетероструктуры V-897 приведена на рис. (3.1,а). В лазерной гетероструктуре V-897 с X = 1.8 мкм активная область состояла из двух сжато-напряженных квантовых ям из твердого раствора Ino.72Gao.28As толщиной 55 А. Толщина волновода составляла 1.7 мкм, а смещение активной области от центра волновода к р - эмиттеру - 0.2 мкм. Эмиттеры изготавливались из AlInAs, а волноводные слои — из твердых растворов AlGalnAs, изопериодических с фосфидом индия.
Лазерная гетероструктура V-900 с X = 1.85 мкм имела активную область из твердого раствора bio.8Gao.2As, смещенную от центра волновода к р - эмиттеру на 0.3 мкм, и отличалась толщиной волновода в 2.8 мкм. Смещение активной области от центра волновода рассчитывалось следующим образом.
Исследование спектральных характеристик импульсных лазеров на основе AlGalnAs/InP гетероструктур раздельного ограничения
Для определения причин снижения внешней дифференциальной квантовой эффективности АЮаІпАзЯпР лазеров были исследованы спектральные характеристики. На рис. 4.3 приведено развитие спектров генерации с ростом тока накачки АЮагпАзЛпР лазеров. В спектрах излучения обнаружено три особенности (рис.4.3): расширение спектра с током накачки в длинноволновую и в коротковолновую области, и при достижении некоторой мощности излучения насыщение интенсивности максимума спектра излучения. Наблюдаемая картина полностью соответствует результатам аналогичных исследований лазеров на подложках GaAs, излучающих на длине волны 1.06 мкм [46,47] и подтверждает сделанные в работе [47] выводы.
Обнаруженное поведение спектров и насыщение максимума интенсивности излучения в режиме генерации, носит принципиальный характер и обусловлено насыщением скорости стимулированной излучательной рекомбинации вследствие конечной величины времени рассеяния энергии носителей заряда в активной области [47].
Расширение спектра генерации с током накачки косвенно указывает на рост концентрации носителей заряда в активной области лазерной гетероструктуры. Исследовались спектры спонтанного излучения, которые более наглядно отражают распределение неравновесных носителей заряда в активной области и волноводных слоях. При достижении некоторого тока накачки непрерывный спектр состоит из двух полос - излучения активной области и волноводного слоя. Это свидетельствует о непрерывном распределении неравновесных носителей заряда в квантово-размерной активной области и волноводном слое. В спектре излучения из волноводного слоя вдоль оси резонатора Фабри - Перо наблюдалась стимуляция, а затем и генерация. Возможно, пороговые условия выполнялись не для всего волноводного слоя, а только для кулоновской ямы в непосредственной близости к активной области [96], поскольку толщина волновода составляла 1.7 мкм. Следовательно, в случае выполнения пороговых условий в волноводных слоях активизируется новый канал стимулированной рекомбинации, коррелирующий с резким снижением дифференциальной квантовой эффективности. Переход от спонтанной рекомбинации в волноводе со «спонтанными» временами жизни носителей заряда (порядка нескольких наносекунд) к стимулированной рекомбинации с временами жизни (порядка пикосекунд) обуславливает высокую эффективность токовых утечек излучательного характера. На рис. 4.5 приведены зависимости интенсивности максимума волноводной полосы излучения от тока накачки. Характерный излом в зависимостях соответствует началу генерации в волноводном слое. Причем в лазерах с наибольшей длиной волны генерация в волноводе наступает при меньших плотностях тока.
Расширение спектра генерации, наблюдаемое в лазерах при высоких уровнях возбуждения импульсным током (рис. 4.3), свидетельствует о выполнении пороговых условий для высокоэнергетических уровней в энергетическом спектре квантовой ямы активной области. Для оценки величины пороговой плотности тока для высокоэнергетических уровней в спектре генерации исследовались лазеры с разной длиной резонатора Фабри— Перо, что обеспечивало изменение оптических потерь на выход. Увеличение оптических потерь на выход приводит к росту пороговой плотности тока и смещению длины волны генерации в коротковолновую область. В результате для AlGaInAs#nP лазеров были получены зависимости длины волны генерации от пороговой плотности тока. На рис. 4.6 приведена зависимость сдвига энергии генерации от пороговой плотности тока. В коротких лазерах потери на выход были настолько велики, что стимулированное излучение в активной области не возникало, и генерация сразу же наблюдалась в волноводных слоях. В построенной зависимости это отражается в скачке длины волны генерации. Зависимость сдвига энергии генерации от пороговой плотности тока для лазеров и на подложках InP. Следовательно, зная коротковолновый край спектра генерации при заданном токе накачки можно определить пороговый ток, необходимый для обеспечения соответствующей ширины спектра генерации. Величина порогового тока с ростом тока накачки растет и соответствующая ему доля тока накачки не участвует в стимулированной рекомбинации. Полученные зависимости пороговой плотности тока от длины волны генерации позволяют определить пороговую концентрацию носителей заряда в активной области лазеров на подложках ІпР от длины волны генерации. Для этого мы использовали известное выражение для пороговой плотности тока лазеров (Jth в А/см ) от концентрации электронов (п) и дырок (р) в активной области [32]: Jth=C-d-(B-n-p + R-n-p2) (4.1), где d - толщина квантовой ямы активной области в мкм, В - коэффициент излучательной рекомбинации в активной области в см /с, R - коэффициент оже - рекомбинации в активной области в см6/с, п ир в см-3, С = 1.6 10-23. Расчет пороговой концентрации носителей заряда в активной области проводился с учетом выброса электронов из квантовой ямы активной1 области в волновод, а также с учетом зависимости коэффициента излучательной рекомбинации (В) от концентрации электронов и дырок в вырожденном полупроводнике. Значения коэффициента оже-рекомбинации (К) брались из работ [76, 97-100].
