Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Мощные полупроводниковые лазеры на основе квантово-размерных гетероструктур раздельного ограничения А1-1п- Ga-As-P/GaAs 9
1.1 Мощные лазеры с InGaAs активной областью 9
1.2. Внутренние потери в симметричных гетероструктурах с расширенным волноводом 16
1.3 Асимметричные лазерные гетероструктуры 18
1.4 Эффекты, ограничивающие максимальную мощность излучения лазерного диода 20
1.5 Фундаментальный предел мощности излучения полупроводниковых лазеров 24
1.6 Выводы по обзору литературы 26
Глава 2 Теория асимметричных лазерных гетероструктур со сверхнизкими внутренними оптическими потерями 27
2.1 Анализ пороговой плотности тока и усиления в квантоворазмерных лазерах с активными областями на основе твердых растворов In-Ga-As.. 27
2.2 Модель пятислойного плоского диэлектрического волновода 39
2.2.1 Уравнения Максвелла и волновое уравнение 39
2.2.2 Решения волнового уравнения для ТЕ-мод в пятислойной структуре 40
2.2.3 Дисперсионное уравнение и его решение 42
2.3 Внутренние оптические потери в лазерной гетероструктуре со сверхтолстым волноводом 46
2.3.1 Основные определения 46
2.3.2 Оптические потери в активной области 48
2.3.3 Внутренние оптические потери на рассеяние в волноводе и эмиттерах... 52
2.3.4 Расчет внутренних оптических потерь 55
2.4 Асимметричные лазерные гетероструктуры. Селекция мод высших порядков в многомодовых сверхтолстых волноводах 65
Глава 3 Разработка и исследование излучательных и электрических характеристик полупроводниковых лазеров на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 73
3.1 Эпитаксиальные и постростовые технологии лазерных гетероструктур.. 73
3.2 Анализ ватт-амперных характеристик лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 78
3.3 Внутренние оптические потери и внутренняя дифференциальная квантовая эффективность стимулированного излучения лазерных диодов на основе асимметричных лазерных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 85
3.4 Анализ порогового тока лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 88
3.5 Коэффициент полезного действия лазерных диодов, изготовленных на
основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 91
3.6 Исследование температурной зависимости пороговой плотности тока лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 97
3.7 Исследование диаграммы направленности излучения в дальней зоне от тока накачки лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 100
3.7.1 Диаграмма направленности излучения в дальней зоне лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур с толщиной волновода 1.7 мкм 100
3.7.2 Моделирование асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом, обладающих повышенной способностью селекции мод высших порядков 103
3.7.3 Излучательные характеристики лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом, обладающих повышенной способностью селекции мод высших порядков 106
3.8 Исследование спектральных характеристик лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 112
9 Исследование срока службы лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом 117
Заключение 124
Литература 126
- Эффекты, ограничивающие максимальную мощность излучения лазерного диода
- Внутренние оптические потери в лазерной гетероструктуре со сверхтолстым волноводом
- Внутренние оптические потери и внутренняя дифференциальная квантовая эффективность стимулированного излучения лазерных диодов на основе асимметричных лазерных гетероструктур со сверхтолстым волноводом
- Излучательные характеристики лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом, обладающих повышенной способностью селекции мод высших порядков
Введение к работе
Актуальность темы
Мощные полупроводниковые лазеры прошли долгий путь развития от момента получения первой генерации в непрерывном режиме при комнатной температуре в 1970 г до создания лазерных диодов с мощностями излучения более 10 Вт в 1998 г. В основе прогресса мощных лазеров лежали как усовершенствование технологии изготовления, так и появление новых научных подходов к разработке гетероструктур. Если первые лазерные диоды на основе двойных гетероструктур, созданные методом жидкофазной эпитаксии, имели внутренние оптические потери более 10 см'1, то современные эпитаксиальные технологии, такие как МОС-гидридная и молекулярно-пучковая, позволили создать на основе квантово-размерных двойных гетероструктур раздельного ограничения с расширенным волноводом лазерные диоды с внутренними оптическими потерями менее 1 см'1. Снижение величины внутренних оптических потерь дало возможность существенно повысить выходные мощности непрерывного излучения и КПД приборов. В настоящее время мощные лазерные диоды активно используются для накачки волоконных усилителей, твердотельных и волоконных лазеров. Таким образом, работы, направленные на разработку гетероструктур и создание лазерных диодов со сверхнизкими внутренними потерями на их основе, являются актуальной задачей, как с научной, так и с практической точек зрения. Основная цель работы заключалась в разработке и исследовании электрических и оптических свойств AlGaAs/GaAsAnGaAs квантово-размерных асимметричных гетероструктур раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом (т.е структур, активная область в которых расположена в многомодовом волноводе толщиной более 1 мкм и смещена относительно его центра) и создании на их основе мощных полупроводниковых гетеролазеров со сверхнизкими внутренними оптическими потерями и узкой диаграммой направленности излучения в плоскости, перпендикулярной р-п-переходу.
Для достижения поставленной цели решался следующий комплекс задач.
Построение модели подавления поперечных мод высшего порядка в сверхтолстом многомодовом волноводе квантово-размерной асимметричной гетероструктуры раздельного ограничения.
Разработка AlGaAs/GaAs/InGaAs квантово-размерной гетероструктуры раздельного ограничения со сверхнизкими внутренними оптическими потерями и узкой диаграммой направленности излучения в плоскости, перпендикулярной р-п-переходу.
3 I МСНЛШЮИАЛИМ І МеЛИОТНА I
уйьйЯ
Исследование электрических и оптических характеристик AlGaAs/GaAs/InGaAs квантово-размерных асимметричных гетероструктур раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом.
Создание и исследование свойств мощных многомодовых полупроводниковых лазеров на основе AlGaAs/GaAsAnGaAs квантово-размерных асимметричных гетероструктур раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом.
Представляемые к защите научные положения и результаты Положения.
Прецизионное смещение активной области в двойной гетероструктуре раздельного ограничения обеспечивает подавление генерации мод высших порядков в сверхтолстых многомодовых волноводах.
Расширение волноводного слоя более 1 мкм при прецизионном смещении активной области в двойной гетероструктуре раздельного ограничения снижает величину внутренних оптических потерь.
Нижним пределом внутренних оптических потерь являются потери на поглощение на свободных носителях заряда в активной области квантово-размерной двойной гетероструктуры раздельного ограничения.
Результаты.
Построена модель подавления мод высшего порядка в асимметричной гетероструктуре раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом посредством вариации усиления мод.
Разработана и создана лазерная квантово-размерная AlGaAs/GaAs/ InGaAs гетероструктура раздельного ограничения со сверхтолстым многомодовым волноводом, обеспечивающая устойчивую генерацию основной фундаментальной моды.
В лазерах на базе квантово-размерной AlGaAs/GaAs/InGaAs гетероструктуры раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом достигнуты внутренние оптические потери 0,34 см"1 и расходимость излучения 15 - 20 в плоскости, перпендикулярной р-п-переходу.
В системе твердых растворов AlGaAs/GaAs/biGaAs созданы многомодовые полупроводниковые лазеры со сверхтолстым волноводом, излучающие на длине волны 1080 нм оптическую мощность 16 Вт, и с максимальным КПД, 74 %, в непрерывном режиме генерации.
Научная новизна
Предложен метод подавления мод высшего порядка в сверхтолстом многомодовом волноводе квантово-размерной гетероструктуры раздельного ограничения посредством вариации усиления отдельных мод.
Экспериментально показано, что в асимметричной квантово-размерной двойной гетероструктуре раздельного ограничения со сверхтолстым многомодовым волноводом удается подавить генерацию всех мод, кроме нулевой.
Показано, что нижним фундаментальным пределом величины внутренних оптических потерь в квантово-размерной двойной гетероструктуре раздельного ограничения являются оптические потери на поглощение на свободных носителях заряда в активной области при пороговой концентрации прозрачности.
Экспериментально показано, что в полупроводниковых лазерах на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом практически достигнут нижний фундаментальный предел внутренних оптических потерь.
Практическая ценность
В лазерах на базе квантово-размерных асимметричных гетероструктур раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом внутренние оптические потери снижены до 0,34 см*1.
Созданы мощные (16 Вт) полупроводниковые лазеры на базе квантово-размерных асимметричных гетероструктур раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом в системе твердых растворов AlGaAs/GaAsAnGaAs.
В лазерах на базе квантово-размерных асимметричных гетероструктур раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом достигнуто максимальное значение коэффициента полезного действия, 74 %.
В лазерах на базе квантово-размерных асимметричных гетероструктур раздельного ограничения со сверхтолстым волноводом расходимость излучения в плоскости, перпендикулярной р-п-переходу, снижена до 15 - 20.
Приоритет результатов. В диссертации впервые представлена модель подавления мод высших порядков в сверхтолстых многомодовых волноводах. Достигнутые выходные оптические характеристики (величина непрерывной мощности 16 Вт и КПД 74 %) лазерных диодов, изготовленных на базе разработанных асимметричных
гетероструктур со сверхтолстым волноводом (к = 1080 нм) являются
рекордными значениями в мире на момент написания работы.
Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы
докладывались на 12 -ой Международной конференции «International
Symposium Nanostructures: Physics and Technology», 2004, июнь,
С.-Петербург; на 19-ой Международной конференции «Semiconductor
Laser Conference», 2004, сентябрь, Матсуэ-ши, Япония.
Публикации. По результатам диссертационной работы опубликовано 9
работ, список которых приведен в конце автореферата.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения,
Эффекты, ограничивающие максимальную мощность излучения лазерного диода
В работах [50,51] асимметричные гетероструктуры выполнялись только с целью снижения доли фундаментальной оптической моды в активной области для поперечного волновода (в направлении, перпендикулярном слоям гетероструктуры). Это было вызвано стремлением сместить порог КОДЗ в сторону больших мощностей [52]. Поэтому выбор толщин волноводных слоев ограничивался диапазоном
D=1.2 Xre„eP, где генер- длина волны генерации. При этом использование для
эмиттерных слоев твердых растворов с разными показателями преломления способствовало более глубокому проникновению поля фундаментальной моды в сильнолегированную область эмиттерного слоя с большим показателем преломления. Таким образом, лазерные диоды созданные на основе асимметричных гетероструктур [50,51] уступают по своим излучательным характеристикам (максимальной мощности в непрерывном режиме генерации) лазерным диодам с симметричным положением активной области в многомодовом волноводе [41].
На данный момент можно с уверенностью сказать, что не существует единого мнения относительно причин, ограничивающих дальнейший рост непрерывной мощности излучения полупроводниковых лазеров. В работах [41,44] показано, что получение больших значений мощности излучения лазерных диодов на основе гетероструктур InGaAs/InGaAsPflnGaP/GaAs и InGaAs/GaAsP/GaAs/AlGaAs было невозможно из-за катастрофической оптической деградации зеркал резонатора. Тогда, как авторы [43] утверждают, что КОДЗ можно избежать вплоть до значений плотности мощности на выходном зеркале лазерного диода в 30 МВт/см2. Максимальное значение непрерывной мощности излучения лазерного диода на основе InGaAs/AlGaAs гетероструктуры, полученное в [45], было ограничено разогревом активной области, что подтверждает факт достижения гораздо большей мощности излучения в импульсном режиме генерации.
Исследованию причин катастрофической оптической деградации (КОД) посвящено большое количество работ. Так Генри в [53] выполнил детальное исследование КОД в AlGaAs/GaAs лазерных диодах, из чего сделал заключение: причиной КОД является локальное расплавление активного слоя и «темные линии», зарождающиеся на непокрытых гранях резонатора. Группа из ЮМ разъяснила [54,55], что окисление поверхности есть движущая сила разогрева поверхности, ведущая к КОД в Al-содержащих лазерах. Для напряженных InGaAs/AlGaAs лазеров расширение темной поглощающей области в гетероструктуре начинается от поверхности, ответственной за КОД, в то время, как 100 дефекты темных линий подавлены вследствие усиления решетки за счет In в активной области [56,57]. В [58] показано, что для InGaAs/AlGaAs лазеров в области КОД наблюдается обширный смешанный слой с сильнодефектным ядром расплавленного материала. Локальный термический разогрев, вызывающий КОДЗ, обусловлен тем, что грани резонатора, исполняющие роль выходных зеркал, содержат на своей поверхности большое количество безызлучательных центров рекомбинации. Появление таких центров связано как с процессами окисления поверхности зеркала, так и с наличием оборванных связей атомов, формирующих грань резонатора [59, 60]. С ростом тока накачки безызлучательная рекомбинация на поверхности зеркала ведет к разогреву и, как следствие, сужению ширины запрещенной зоны. Сужение ширины запрещенной зоны ведет к росту коэффициента поглощения и служит причиной дальнейшего разогрева.
В работах [61, 62] порог КОДЗ был смещен за счет пассивации выходных граней резонатора. В [63] было показано, что снижение скорости поверхностной рекомбинации с 4105 см/с до 2.3 105 см/с за счет пассивации зеркал позволило увеличить порог оптической деградации зеркал с 4.8 МВт/см2 до 10.3 МВт/см2. Дальнейшее снижение скорости поверхностной рекомбинации до 1.8 10s см/с позволило увеличить порог более, чем в два раза - до 23 МВт/см2. В связи с этим авторы работы [63] делают заключение, что при дальнейшем снижении скорости поверхностной рекомбинации до 1 105 см/с интенсивность выходного излучения больше не будет ограничиваться разогревом поверхности зеркал.
В сравнении с А1-содержащими лазерами ожидалось, что безалюминиевые лазерные диоды будут обладать высокой стойкостью к быстрой деградации из-за замедления распространения дефектов темных линий и окисления поверхности. Однако в [64] показано, что КОД имеет место и в безалюминиевых лазерных диодах. В работе [65] были исследованы процессы КОД в безалюминиевых InGaAsflnGaP лазерах с длиной волны генерации 980 нм. Лазерные диоды имели мезаполосковую конструкцию с шириной активного полоска 3.5 мкм. С обоих концов резонатора были сделаны изолирующие области для повышения порога КОД. Для лазерных диодов с непокрытыми зеркалами КОД наступал при плотности оптической мощности 7.8 МВт/см2. Исследования электролюминесцентных фотографий показали, что с ростом тока накачки на расстоянии -100 мкм от переднего зеркала появляются яркие точки-капли расплава, вызванные сильным локальным поглощением лазерного излучения. В случае стабилизации тока накачки изменения в картине не происходило. При дальнейшем повышении тока лазер демонстрировал резкое ухудшение выходных характеристик, соответствующее КОД. С ростом тока накачки, наблюдалось смещение ярких точек, которые оставляли за собой поглощающие области. Похожие наблюдения были сделаны в [66]. Правда, там яркие точки наблюдались на выходном зеркале резонатора, в то время как в [65] показана возможность их зарождения внутри резонатора. Исследования, проведенные с помощью ТЕМ спектроскопии, показали, что темные области имеют поликристаллическое сильно дефектное строение и распространяются как в активной области, так и в ограничительных слоях.
Внутренние оптические потери в лазерной гетероструктуре со сверхтолстым волноводом
Достаточным условием достижения порога генерации является равенство модального усиления, достигнутого за счет процессов излучения, всем возможным оптическим потерям. Оптические потери для лазерной гетероструктуры складываются из потерь, связанных с выходом излучения из резонатора (ocxt), и потерь Величина потерь, связанных с выходом излучения из резонатора, зависит от длины оптического резонатора (L) и коэффициентов отражения по мощности зеркал резонатора (Ri и R2) и может быть определена с помощью следующего соотношения:
Внутренние оптические потери связаны в основном с поглощением фотонов моды свободными носителями заряда (aj) и рассеиванием фотонов на неоднородностях слоев (as). Современный уровень технологии роста лазерных гетероструктур позволяет получать эпитаксиальные слои с достаточной степенью однородности и планарности. В этом случае можно считать величину as пренебрежимо малой. Поэтому в дальнейшем будем считать, что внутренние оптические потери определяются только процессами поглощения фотонов моды свободными носителями заряда.
Поглощение света свободными носителями приводит к электронным и дырочным переходам внутри одной зоны и возрастает с ростом концентрации свободных носителей и длины волны поглощаемого света. В силу закона сохранения импульса переходы внутри одной зоны возможны лишь при взаимодействии с третьей частицей (фононом или примесью). Тип частиц, участвующих в рассеянии импульса, определяет величину показателя степени (h) в зависимости коэффициента поглощения свободными носителями от длины волны излучения: Oj A,h [84]. При рассеянии на акустическом деформационном потенциале h = 1.5; на полярных оптических фононах h = 2.5, на ионизованных примесях h = 3.5 [84]. Следовательно, поглощение на свободных носителях должно быть больше в длинноволновых лазерах с сильнолегированными гетерослоями.
В слаболегированных полупроводниках (при рассеянии импульса в основном на фононах) коэффициент поглощения свободными носителями линейно зависит от их концентрации, а в сильнолегированных полупроводниках - квадратично [85]. В слаболегированных полупроводниках коэффициент поглощения выражается следующим образом [83]: су = а„п + оур , (23.2) п, р - трехмерные концентрации электронов и дырок, оп, Op - сечения поглощения свободными электронами и дырками, которые определяются экспериментально. В работе [83] в расчетах коэффициента поглощения для GaAs при комнатной температуре и при энергиях фотонов, близких к ширине запрещенной зоны GaAs, использовались значения оп = 3 Ю-18 см2 и ор = 7 10 18 см2.
Соотношение (2.3.2) справедливо при описании волны, распространяющейся в однородной оптической среде. Лазерная гетероструктура представляет комбинацию слоев с различными оптическими свойствами. Поэтому, для определения вклада каждого слоя j в величину, характеризующую внутренние оптические потери гетероструктуры, необходимо знать фактор оптического ограничения моды m в слое j (Г)_т). Величина Tjm для какого-либо слоя определяется как отношение интенсивности света, приходящейся на данный слой, к суммарной интенсивности света, приходящейся на все слои:
Общее соотношение для внутренних оптических потерь моды m (оцт m) в лазерной гетероструктуре определяется следующим выражением aint_m =Srj_m aj , (2.3.4) где aj - потери на поглощение свободными носителями заряда в j слое.
В данной работе для теоретического анализа будут использованы лазерные квантоворазмерные раздельного ограничения двойные гетероструктуры (КР РО ДГС) классической конструкции, состоящие из широкозонных эмиттеров, узкозонного волновода и квантовой ямы. В этом случае соотношение (2.3.4) может быть переписано следующим образом ctint= OQW + ось + aw, (2.3.5) После того, как нами были даны все основные определения, проведем анализ зависимостей каждой из компонент ai„t от параметров КР РО ДГС.
В рассматриваемом нами случае активная область выполнена на основе квантовой ямы. Тогда, принимая во внимание соотношения (2.3.2) и (2.3.4), оптические потери в квантовой яме (OQW) можно выразить с помощью следующего соотношения aQW = rQW \ п nQW + СТр PQW )» ( 2.3.6)
Для заданного материала активной области с сечением рассеяния для дырок (ор) и электронов (an) величина OQW зависит от фактора оптического ограничения активной области TQW (здесь индекс m опущен) и концентрации свободных носителей (now, PQW). Поэтому, чтобы понять, каким образом параметры КР РО ДГС влияют на значение OQW, нами были рассмотрены две серии модельных структур, схематическая зонная диаграмма которых представлена на рис.2.3.1. Структуры первой серии состояли из двух широкозонных эмиттеров Alo.6Gao.4As , волноводного слоя, выполненного на основе GaAs и InGaAs квантовой ямы толщиной 90А. Структуры второй серии отличалась от первой только тем, что эмиттеры были выполнены на основе твердого раствора Alo.3Gao.7As. Таким образом, эти две серии отличались друг от друга только разностью показателей преломления между эмиттерными и волноводными слоями. Длина волны генерации для структур обоих серий составляла ЮбОнм.
Из соотношения (2.3.6) видно, что для уменьшения величины OQW необходимо, чтобы переменные TQW QQW, PQW одновременно имели наиболее низкие значения. Рассмотрим, каким образом параметры лазерной гетероструктуры влияют на значение каждой из этих переменных. На рис. 2.3.2 представлены зависимости TQW от толщины волновода для модельных структур, зонные диаграммы которых показаны на рис. 2.3.1. Видно, что разница между величинами TQW для структур с более «сильным» волноводом - первая серия (структуры, имеющие большее значение разности между показателями преломления волноводного и эмиттерного слоя) и для структур с меньшей «силой» волновода наблюдается только в области, где зависимости TQW ОТ толщины волновода имеют максимум. С ростом толщины волновода значения факторов оптического ограничения для обеих структур сравниваются. Таким образом, увеличение силы волновода не ведет к росту TQW для структур со сверхтолстыми волноводными слоями. И поэтому, при заданных размерах активной области, не сила волновода, а его толщина определяет значение TQW ДЛЯ структур со сверхтолстыми волноводами.
Внутренние оптические потери и внутренняя дифференциальная квантовая эффективность стимулированного излучения лазерных диодов на основе асимметричных лазерных гетероструктур со сверхтолстым волноводом
Внутренняя квантовая эффективность стимулированного излучения (ПІ) лазерного диода характеризует ту часть носителей заряда, которые участвуют в актах стимулированной рекомбинации в активной области. За порогом генерации можно считать, что величина тц постоянна, когда токи накачки незначительно превышают значение порогового тока. То же можно сказать о внутренних оптических потерях (dint). Это приближение подтверждается линейностью начального участка ВтАХ за порогом генерации. Параметры тц И a t являются удельными характеристиками лазерной гетероструктуры.
Известно, что значения rji и aj„t связаны с величиной внешней дифференциальной квантовой эффективности стимулированного излучения (л 0 следующим соотношением [83]
где R- коэффициент отражения по мощности естественно сколотых граней резонатора.
На основании проведенных исследований свет-токовых характеристик (параграф 3.2) лазерных диодов с различной длиной резонатора можно построить экспериментальную зависимость величины обратной внешней дифференциальной квантовой эффективности от длины резонатора. На рис. 3.3.1 представлена такая зависимость для исследуемой асимметричной лазерной гетероструктуры со сверхтолстым волноводом. Виден разброс экспериментальных значений. Он обусловлен наличием неоднородностей в выращенной лазерной эпитаксиальной гетероструктуре и издержками постростовых операций. Однако величина разброса не превышает 10 % от максимального значения.
Полученная зависимость может быть аппроксимирована прямой. Прямая проводится по лучшим точкам. Это позволит исключить из дальнейшего анализа влияние неоднородностей и дефектов на величину параметров лазерной гетероструктуры ПІ и aim.
Точка пересечения прямой с осью абсцисс дает значение г], (рис. 3.3.1). Эффективность преобразования электрической энергии в когерентное оптическое излучение в первую очередь зависит от величины х\\. В лазерных гетероструктурах могут быть два неблагоприятных фактора, влияющие на величину стимулированного квантового выхода: малая глубина квантовой ямы для электронов, приводящая к выбросу электронов [46,80] и большая толщина волноводных слоев, способствующая утечкам электронов в р-эмиттер [90]. В симметричной структуре [42,43] с толщиной волновода 0.4 мкм величина стимулированного квантового выхода достигала 98% (рис. 3.3.1), что, указывает на отсутствие токовых утечек за порогом генерации. Для исследуемой асимметричной лазерной гетероструктуры со сверхтолстым волноводом внутренний квантовый выход стимулированного излучения составил величину 99 %, что по нашему мнению свидетельствует о высокой степени локализации дырок, не позволяющей выброшенным электронам диффундировать к р-эмиттеру. Таким образом, использование сверхтолстых волноводов не снижает внутренний квантовый выход стимулированного излучения. Это значит, что увеличение толщины волновода до 1.7 мкм не способствует появлению новых паразитных рекомбинационных каналов.
В тоже время увеличение толщины волновода до 1.7 мкм обеспечило снижение внутренних оптических потерь в асимметричной структуре практически в три раза по сравнению с симметричной структурой (рис. 3.3.1).
Внутренние оптические потери в данной конструкции асимметричной гетероструктуры со сверхтолстым волноводом достигали 0.34 см"1 и позволяли изготавливать лазерные диоды со сверхдлинными резонаторами (более 3 мм) без заметного падения внешней дифференциальной квантовой эффективности. Увеличение длины резонатора дает возможность использовать для непрерывной накачки лазерных диодов большие токи, и, соответственно, значительно повысить мощность излучения при сохранении высокой эффективности преобразования электрической энергии в оптическую. 3.4 Анализ порогового тока лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом
Исследованию влияния параметров классической КР РО ДГС на величину порогового тока (Ith) лазерных диодов посвящено большое количество работ. Считается, что эта величина особенно важна для одномодовых лазерных диодов, рабочий ток которых незначительно превышает значение порогового тока. В [52] автор утверждает, что для мощных полупроводниковых лазеров, работающих при токах накачки во много раз превышающих величину порогового тока, его величина не столь критична. Однако в главе 2 показано, что для лазерных диодов на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом основную часть внутренних оптических потерь составляют потери в активной области (OQW)- Связь величины OQW С пороговой концентрацией, а следовательно, и с пороговым током позволяет говорить о важности значения Іц, для достижения больших мощностей излучения полупроводниковых лазеров.
Прежде, чем мы приступим к анализу экспериментальных данных, определим какое значение тока накачки считать порогом генерации. Исследования спектров излучения показали, что появлению первого пика генерации соответствует стимулированное излучение из отдельных областей активного полоска многомодового лазерного диода. Это говорит о том, что в оставшейся части полоска концентрация не достигла своего порогового значения, и будет продолжать расти с увеличением тока накачки. Для диапазона токов, в котором ВтАХ имеет линейный участок с углом наклона, характеризуемым внешней дифференциальной эффективностью стимулированного излучения, можно утверждать, что переходные процессы стабилизировались и в генерацию вовлечен весь объем активного полоска. Поэтому за порог генерации будем брать значение тока накачки лазерного диода, начиная с которого угол наклона ВтАХ остается постоянным, и определяется величиной внешней дифференциальной квантовой эффективности стимулированного излучения.
Как показано в параграфе 2.1 зависимость материального усиления квантовой ямы от порогового тока хорошо аппроксимируется логарифмической функцией, поэтому удобно для анализа использовать полулогарифмический масштаб. В свою очередь материальное усиление связано с потерями на выход согласно выражению (2.3.1). Поэтому при построении зависимости пороговой плотности тока лазерных диодов от обратной длины резонатора в полулогарифмическом масштабе экспериментальные точки можно аппроксимировать прямой. На рис.3.4.1 показана зависимость экспериментальных значений пороговой плотности тока лазерных диодов от обратной длины резонатора. В измерениях использовались лазерные диоды на основе асимметричной гетероструктуры со сверхтолстым волноводом с естественными зеркалами (коэффициент отражения по мощности 30 %). ВтАХ таких лазеров были получены в режиме непрерывной генерации при температуре 20 С. Для сравнения на рис. 3.4.1 также приведена зависимость симметричной гетероструктуры [43], отличающейся от асимметричной толщиной волновода (D=0.4 мкм). Видно, что внесение асимметрии в конструкцию лазерной гетероструктуры не привело к росту пороговой плотности тока, хотя фактор оптического ограничения активной области в асимметричной структуре был несколько меньше. Напротив, в лазерах с длиной резонатора более 2 мм наблюдается уменьшение пороговой плотности тока, что обусловлено использованием более тонкой квантовой ямы в асимметричной гетероструктуре.
В параграфе 2.1 предложена модель анализа порогового тока лазерных диодов. В представленной модели показано, что в рассматриваемых лазерах существует три основных компоненты, определяющих величину порогового тока: Jo -ток прозрачности; Jj -ток, необходимый для компенсации внутренних оптических потерь и Jext - компонента тока, связанная с компенсацией полезных потерь, вызванных выходом излучения из резонатора. Проанализируем вклад каждой из этих компонент в пороговый ток. Значение тока Jj зависит от величины внутренних потерь лазерного диода. В рассматриваемых лазерных диодах внутренние потери составляют 0.34 см"1. В параграфе 2.1 показано, что компонента Ji начинает заметно влиять на пороговый ток, когда внутренние оптические потери превышают величину 10 см 1. Поэтому вкладом компоненты (Jj) в общий пороговый ток можно пренебречь.
Для оценки величины плотности тока прозрачности будем использовать соотношение, полученное из выражений (2.1.1), (2.1.6), (2.1.10)
Для рассматриваемого случая соотношение (3.4.1) можно считать справедливым, так как внутренний квантовый выход стимулированного излучения составляет 99 %. Из (3.4.1) видно, что пороговая плотность тока лазерных диодов с бесконечно длинными резонаторами стремится к току прозрачности за счет ничтожного вклада в общий ток компоненты Jj. Тогда интерполяция экспериментальных значений пороговой плотности тока прямой в область бесконечно больших длин резонатора дает значение порогового тока прозрачности (рис. 3.4.1). Величина Jo, определенная из экспериментальной зависимости, составляет 61 А/см2. Значение компоненты Jext определяют параметры конструкции лазерного диода: длина резонатора и коэффициенты отражения зеркал резонатора. В параграфе 2.1 показано, что при длинах резонатора (L) больше 1.5 мм вклад компоненты Jext в общий пороговый ток становится несущественным. Поэтому основную часть порогового тока лазерных диодов на основе гетероструктур со сверхтолстым волноводом составляет ток прозрачности.
Излучательные характеристики лазерных диодов, изготовленных на основе асимметричных гетероструктур со сверхтолстым волноводом, обладающих повышенной способностью селекции мод высших порядков
Принимая во внимание параметры лазерной гетероструктуры, полученные в процессе моделирования с целью повышения селективной способности, методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений была выращена структура, имеющая Alo.3Gao.7As волновод толщиной D = 4 мкм, Alo.3eGao.62As эмиттеры толщиной 1.5 мкм (Р-эмиттер) и 3 мкм (N-эмиттер), активную область, образованную двумя InGaAs (длина волны электролюминесценции 960 нм) напряженными квантовыми ямами толщиной 53 А, заключенных между слоями GaAs (три слоя с толщинами 70 А, 100 А и 70 А). Зонная диаграмма такой структуры показана на рис. 3.7.5.
Используя описанную в параграфе 3.1 методику постростовых операций, из описанной выше структуры были изготовлены гетеролазеры конструкции «мелкая меза» с шириной полоска W=100 мкм и различной длиной Фабри-Перо резонатора L=1000-4000 мкм. Полученные диоды напаивались по лоском вниз с помощью индиевого припоя на медные теплоотводы.
Для всех изготовленных приборов проводились измерения ватт-амперных характеристик в непрерывном режиме генерации при температуре теплоотвода 20 С. На основании полученных данных была построена зависимость величины обратной внешней дифференциальной квантовой эффективности от длины резонатор. Аппроксимация полученной зависимости прямой позволила определить значения внутреннего квантового выхода стимулированного излучения и внутренних оптических потерь, которые составили ТІ=97 % и щ=0.7 см"1 соответственно.
Исследования излучательных характеристик лазерных диодов с естественными зеркалами показали, что максимальная мощность излучения в непрерывном режиме генерации при постоянной температуре тешюотвода 20 С достигала 4 Вт с одной грани резонатора и была ограничена катастрофической оптической деградацией зеркал (КОДЗ). Чтобы избежать явления КОДЗ на торцы лазера методом магнетронного распыления наносились диэлектрические пленки Si/SiC 2 , играющие одновременно роль зеркал и пассивирующих покрытий.
Выходная мощность в непрерывном режиме генерации таких лазерных диодов с прасветляющими (5 %) и отражающими (95 %) покрытиями достигала 8.6 Вт и 6.8 Вт при постоянной температуре лазерного кристалла и тешюотвода, соответственно (рис.3.7.6). Характерной особенностью всех исследованных лазерных диодов было насыщение ватт-амперной характеристики, начинающееся при сравнительно низких плотностях токов накачки. Насыщения не удалось избежать за счет поддержания постоянной температуры лазерного кристалла. Данный факт говорит о том, что снижение внешней дифференциальной эффективности при увеличении тока накачки связано в большей степени с низкой эффективностью транспорта носителей заряда в активную область и в меньшей степени с разогревом активной области.
Пороговая плотность тока при бесконечной длине резонатора составила значения 130 А/см2. Найденное значение порогового тока не превосходит аналогичные величины для лазеров с обычным волноводом [93].
Типичные картины излучения в дальней зоне в плоскости, перпендикулярной р-n-переходу, при различных значениях непрерывного тока накачки лазерных диодов приведены на рис.3.7.7. Значения ширины поля на половине интенсивности (j.FWHM) составили 15 - 19 во всем диапазоне токов накачки. Это хорошо согласуется со значениями, полученными при теоретическом расчете. Видно, что с ростом тока накачки величина 01FWHM и форма, описываемая с функцией Гаусса, практически не меняются. Такое стабильное поведение диаграммы направленности говорит об одномодовом характере излучения лазерного диода в плоскости, перпендикулярной р-п-переходу.
Таким образом, использование встроенного волновода дало возможность увеличить толщину основного до 4 мкм. Внесение асимметрии в такую гетероструктуру, за счет смещения активной области со встроенным волноводом позволяет подавить моды высших порядков и существенно снизить расходимость излучения в плоскости перпендикулярной р-п-переходу вплоть до 15 при сохранении высоких значений выходной оптической мощности.
