Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Основные характеристики и принципы работы полупроводниковых лазеров с активной областью на основе квантовых точек 9
1.1 Полупроводниковые лазеры на основе квантовых точек 9
1.2. Особенности двухуровневой генерации в полупроводниковом лазере на основе квантовых точек 27
1.3 Фактор уширения лини (-фактор) в лазере на основе квантовых точек 39
Глава 2. Задержка включения полупроводниковых лазеров на основе квантоворазмерных гетероструктур 58
2.1 Сравнение задержки включения полупроводникового лазера на основе квантовых точек и квантовых ям. 58
2.2 Экспериментальное исследование задержки включения полупроводниковых квантоворазмерных гетерозаров . 67
Глава 3 Задержка включения возбужденного состояния полупроводникового лазера на квантовых точках . 79
3.1 Экспериментальное наблюдение включения КТ-лазера при одновременной генерации через основное и возбужденное состояния 79
3.2 Теоретическое рассмотрение задержки между включением основного и возбужденного состояний в КТ-лазере . 83
Глава 4. Динамическое взаимодействие между основным и возбужденным состояниями в полупроводниковом лазере на квантовых точках . 95
4.1. Влияние особенностей релаксации носителей на работу КТ-лазера при генерации с двух состояний. 95
4.2 Экспериментальное исследование различных режимов работы лазера на квантовых точках в зависимости от величины тока накачки . 96
Глава 5 Срыв генерации при импульсной накачке лазера на основе квантовых точек 104
5.1 Срыв генерации лазера на квантовых точках. 104
5.2 Описание срыва генерации КТ-лазера на основе системы скоростных уравнений с задержкой 111
Заключение 123
Публикации: 125
Конференции 126
Список используемой литературы 128
- Особенности двухуровневой генерации в полупроводниковом лазере на основе квантовых точек
- Экспериментальное исследование задержки включения полупроводниковых квантоворазмерных гетерозаров
- Теоретическое рассмотрение задержки между включением основного и возбужденного состояний в КТ-лазере
- Экспериментальное исследование различных режимов работы лазера на квантовых точках в зависимости от величины тока накачки
Особенности двухуровневой генерации в полупроводниковом лазере на основе квантовых точек
В последние несколько лет был достигнут значительный прогресс в понимании принципов устройства квантовых точек. Во-первых, объяснение процесса включения лазерной генерации было несколько противоречивым. В идеальном случае, когда функция плотности состояний точек является дельта-функцией, в процесс генерации могут внести вклад только несколько точек. Полное модовое усиление объяснялось очень высоким значением материального усиления. Но это противоречит фундаментальному факту, согласно которому сила осциллятора материи должна быть в приближении нулевого порядка, пропорционально числу задействованных атомов, достаточно низкому в случае нескольких квантовых точек [24].
В то же время, наблюдалось, что работающий при низких температурах КТ-лазер дает широкий многоволновый спектр излучения при узкой однородной линии 0,1 мЭв, тогда как при комнатной температуре спектр излучения довольно узкий [31]. Согласно расчетам, данный эффект сужения спектра при комнатной температуре требует гораздо более широкой линии порядка 10 мЭв. Это однородное уширение линии может быть подтверждено с помощью спектроскопии одиночных квантовых точек и определенная ширина линии 12 мЭв при температуре 300 К может быть объяснена главным образом рассеянием электронов на продольных оптических фононах. В связи с уширением однородно уширенной линии, примерно 20 – 30 % всех точек будут принимать участие в лазерной генерации с помощью электромагнитного взаимодействия распространяющейся волны. Тем не менее, функция спектрального усиления при комнатной температуре остается разделенной на отдельные области усиления, которые позволяют усиление на нескольких длинах волн в отличие от квантовых ям. 1.1.1.5 Диффузия носителей, фундаментальное поглощение и фактор уширения линии.
В дополнение к вышесказанному, существуют другие важные аспекты, благодаря которым квантовые точки становятся привлекательным материалом для полупроводниковых лазеров. В квантовых ямах, благодаря наличию симметрии относительно движения в плоскости, положение рекомбинации не установлено. Квантовые точки дают более низкие энергетические состояния электронов и дырок по сравнению с окружающим материалом, обеспечивая локализацию рекомбинации в точках. Эффект локализации приводит к важным свойствам материалов, таким как уменьшение длины диффузии носителей, сильно сниженному взаимодействию носителей в процессе диссипации энергии и т.д. Это также приводит к уменьшению объема активной области лазера и к более низкой плотности прозрачности носителей в дополнение к улучшению пороговых характеристик, вызванных более высокой плотностью функции состояний в КТ-структуре, как обсуждалось ранее.
Следствием этих, связанных с геометрией точек, эффектов можно было бы ожидать дальнейшего усовершенствования приборов, таких как уменьшение токов утечки в поверхностные состояния в следствие уменьшения длины поперечной диффузии, снижение края полосы поглощения из-за уменьшения объема активной области, а также уменьшение значения фактора уширения линии (а = –АжІХ {dnldN)l{dgldN)). Уменьшение значения а-фактора частично связано с более симметричной функцией усиления, а также является следствием более слабого по сравнению с КЯ-структурой взаимодействия электромагнитной волны с локализованными в точках носителями [33]. -фактор важен для стабильности длины волны при высокочастотной модуляции телекоммуникационных лазеров и при возникновении эффекта шпотования в мощных лазерах [34]. 1.1.1.6 Динамические свойства
В начале исследования КТ-структур в качестве основного ограничивающего фактора быстрой релаксации носителей на основное состояние обсуждалось так называемое «фононное бутылочное горлышко». Оказалось, что в реальных структурах «фононное бутылочное горлышко» не существует, а эффективное рассеяние на продольных оптических фононах происходит при комнатной температуре [35]. Тем не менее, процесс переноса носителей в КТ-структурах до сих пор является проблемой и, в настоящий момент, ограничивает время срабатывания лазеров при быстрой модуляции. Малосигнальная модуляция частотой до 10ГГц значительно ниже, чем в лазерах на основе квантовых ям. Несколько новых подходов адресованы решению проблемы неэффективного транспорта носителей. Популярны идеи, основанные на эффективном туннелировании носителей в точки через смачивающий слой [36] или с помощью локального p-легирования активной области [37], позволяющие избежать медленного переноса дырок. Оба подхода увеличивают вероятность рекомбинации и улучшают температурную стабильность пороговых условий лазера при комнатной температуре[37, 38].
КТ-структуры также очень интересны для полупроводниковых оптических усилителей. Основными проблемами обычных усилителей, основанных на объемных материалах или на квантовых ямах, являются длительное время восстановления в следствие медленного захвата дырок и тот факт, что только одна длина волны может быть усилена из-за быстрой релаксации в зоне проводимости и валентной зоне. Обе проблемы могут быть решены с помощью структур на основе квантовых точек. Проблема усиления нескольких длин волн уже была рассмотрена выше. В связи с локализованным характером носителей, либо в самих квантовых точках, либо в состоянии континуума смачивающего слоя, материал имеет гораздо более высокую скорость ответа, чем структуры на квантовых ямах. Быстрое восстановление коэффициента усиления в квантовых точках было предсказано в работе [39] и подтверждено в работах [40, 41].
Самое высокое качество КТ-материалов было достигнуто с помощью метода самоорганизации, основанном на эпитаксии металлоорганических соединений из паровой фазы (MOCVD) или молекулярно-пучковой эпитаксии (MBE). С помощью травления или заращивания, которые использовались ранее, сопоставимые оптические характеристики до сих пор не были получены.
Структуры, описанные далее, были выращены при помощи молекулярно-пучковой эпитаксии. Для каждого диапазона длин волн применялись различные системы материалов и параметры условий роста. КТ-структуры, излучающие от 1 мкм до 1,3 мкм были реализованы на подложках GaAs. КТ-структуры более длинноволнового диапазона 1,5 мкм были выращены методом MBE из газовых источников на подложках InP [24].
Экспериментальное исследование задержки включения полупроводниковых квантоворазмерных гетерозаров
Это выражение дает значение , отличное от того, которое было получено с использованием предыдущих методик, как показано на рис.1.12. Это означает, что предсказать ширину линии лазера с помощью измерения -фактора однозначно нельзя. Однако, ы линейно растет с инжекцией носителей как N ос J , как и в случае FM/AM. В результате, ширина линии, которая изменяется как Av cc(1 + afw) / Sdc и линейно увеличивается при высокой инжекции носителей, как показано на рис. 1.13 (b). Это подтверждено экспериментально в работе [97].
В работе [90] сообщается об измерении -фактора в КТ-лазерах, излучающих на длине волны 1310 нм, в зависимости от длины прибора. Поскольку короткому прибору необходима более высокая плотность носителей для достижения лазерной генерации, можно измерить значение вблизи области насыщения усиления основного состояния. Более длинные приборы используются для измерения вблизи плотности носителей прозрачности. Измерения, выполненные на приборах длинной 1 мм при токе накачке немного ниже порогового, показали 3. Для более длинных приборов ( 2 мм) это значение уменьшается до 1,5, что означает увеличение -фактора с плотностью носителей. Данная зависимость представляет возможность разрабатывать новые конструкции приборов, работающих при низкой плотности носителей и в то же время обладающих низкой чувствительности к оптической обратной связи и эффектам ЧИРПа.
Неполное удержание носителей на уровне ES в КТ-лазере может сильно влиять на характеристики модуляции. Если лазер работает вблизи уровня насыщения GS, асимметричность спектра усиления увеличивает величину -фактора по сравнению с тем значением, которое можно ожидать при гауссовой форме распределения плотности состояний. В работе [91] были выполнены эксперименты по исследованию высокочастотной токовой модуляции. Для этого были выбраны одномодовые узкополосковые InGaAs лазеры c квантовыми точками InAs.
Фактор уширения линии был измерен с помощью описания индекса фазовой модуляции, используя методику, описанную в работе [85]. Частота модуляции составляла 6 ГГц, индекс модуляции – 2%, измерения спектров были выполнены с помощью оптического спектроанализатора с высоким разрешением. Из отношения между интенсивностью первой и нулевой боковых частот были получены значения -фактора при различных токах смещения, как показано на рис. 1.14.
Наблюдались относительно высокие значения -фактора ( 4), что противоречит теоретическим предсказания об очень меленьком (в идеале нулевом) -факторе, который является следствием симметричного спектра усиления. При этом наблюдается резкое увеличение -фактора как функции тока смещения выше порога. Рост -фактора также наблюдался в лазерах на квантовых ямах и с объемной активной областью [98], когда оптическая мощность достигает критического значения при появлении нелинейного усиления. Такое поведение -фактора в КТ-лазерах объясняется неполным удержанием носителей на уровне ES. Значение при пороговом токе зависит от степени заполнения состояний: спектр усиления симметричен только если населенностью ES можно пренебречь. Очень низкие значения ( = 0,5 – 1,2) были измерены методом Хакки-Паоли ниже порогового тока [84, 99], то есть при небольшом смещении и низком уровне заполнения состояний. Выше порога, когда населенность уровня GS удерживается на пороговом значении, населенность уровня ES продолжает увеличиваться. При этом спектр усиления становится все более ассиметричным, что вызывает наблюдаемый рост -фактора. Так как этот эффект зависит от времени релаксации, он может быть уменьшен путем конструирования лазера таким образом, чтобы порог достигался раньше выхода населенности GS на насыщение. Это помогает носителям релаксировать с уровня ES на GS и существенно уменьшать рост населенности на ES.
Рассмотрим, как влияет населенность уровня ES на модуляционные характеристике КТ-лазера. Были записаны измерения глаз-диаграммы при прямой токовой модуляции в режиме кольцевой проверки (с помощью нескольких метров одномодового волокна), используя одинаковые КТ лазеры (длина 600 мкм, ширина 3 мкм) [91]. На рис. 1.175 приведены глаз диаграммы, записанной для 2.5 Гбит/с псевдорандомной битовой последовательности при токе смещения 25 мА и 45 мА и коэффициенте затухания -10 дБ. Видно, что при увеличении тока смещения от 25 до 45 мА увеличивается время восстановления сигнала. Наблюдаемые результаты связаны с включением генерация ES при более высоком токе смещения, что можно увидеть на изображении спектров модулируемого лазера (рис. 1.15 (a), (d)). Таким образом, присутствие генерации с ES показывает ухудшение лазерного ответа. Отсюда можно сделать вывод, что повышая порог GS, можно увеличивать производительность КТ-лазера.
Теоретическое рассмотрение задержки между включением основного и возбужденного состояний в КТ-лазере
Сложная динамика носителей внутри точек несет в себе трудности при моделировании одновременной генерации в лазерах на основе квантовых точек. Учитывая различные физические воздействия, во всех моделях появление одновременной генерации считаются результатом стационарных бифуркационных переходов [54, 64, 72]. Помимо выключенного состояния лазера (OFF), существуют три включенных (ON) стационарных состояния, а именно, (1) GS (ES) - ON (OFF), (2) ES (GS) - ON (OFF), и одновременная генерация с обоих (GS и ES) уровней. В нашем эксперименте лазер, по мере медленного нарастания параметра накачки, сначала находится в переходном процессе от состояния OFF к состоянию GS (ES) - ON (OFF). Затем он проходит через вторую переходную точку (точку бифуркации), в которой становится возможной одновременная генерация с ES и GS. В связи с изменением параметра накачки во времени, фактический бифуркационный переход происходит не в стационарной точке, а проявляется позже, вследствие критического замедления перехода вблизи точки бифуркации. Последствий медленного прохода через точки бифуркации может быть несколько, поэтому необходимо тщательно проанализировать каждый случай [109]. В нашей задаче мы сталкиваемся с проблемой двух следующих друг за другом устойчивых точек бифуркации, в которых GS и ES состояния последовательно становятся активными.
Используемая нами модель скоростных уравнений, которая наиболее соответствует экситонной модели, впервые предложена в [54, 91.]. Она состоит из уравнений для GS(ES) интенсивности электрического поля Ig(Ie), вероятности захвата на GS(ES) в точку g(e), и плотности носителей n в смачивающем слое (WL), нормированной на 2D плотность точек на слой: rge= [gge (2Pge -1) - \]Ige (3.1) p = n[2F - -g (2/7 -1)1 ] (3.2) Г g /L g g Og rg g p} = n[F -F -p -g(2p -\)I] (3.3) n = rj[J(t)-n-4Fel (3.4) Штрих означает дифференцирование по t = VI zph, где Ґ - время, а zph - время жизни фотона. т] = тфт х «1, где т - время жизни носителей. Усиление g е(2р е -1) определяется населенностью точек и ggg-фактором, где gg = 2g и ge = 4g. Множители 2 и 4 учитывают вырождение по спину энергетических уровней в квантовой точке. Мы определяем усиление g как фактор эффективного усиления, нормированный на потери в резонаторе, и предполагаем, что факторы усиления и потери в резонаторе одинаковы, как для GS, так и для ES. Fg= Bcgappe(1 -р )Bcgap -Begscpg(1 -ре)/zgcи Fe=Bceapn(l-ре)-Всеарре, где множитель (1-р ) описывает принцип запрета Паули. Всар = rlrcgap, Всеар = т/тсеар,где rgap и тсеар - времена захвата. Для определения скорости выброса Besce, мы используем соотношения Крамера [110], связывающие скорости захвата и выброса Bege: В = Bcgapехр(-AEge /квТ\ (3.5) где кв - постоянная Больцмана иГ- температура плазмы. Мы предполагаем, что разница между GS и ES Eg 50 мэВ, а между ES и WL Eg 150 мэВ. При комнатной температуре квТ= 25 мэВ. J - ток накачки, являющийся функцией времени. Импульс накачки появляется в течение фиксированного времени переднего фронта тг= 5 нс, а плато токового импульса J = JP различно для каждого измерения. Следовательно, J(t) = st, где s = Jp / тг. Малый параметр 3 в правой части уравнения (3.1) воспроизводит эффект шума, не позволяющий интенсивности достигать слишком малых значений при медленном росте J(t). Результаты численного моделирования представлены на рис. 3.1 (Ь) и воспроизводят экспериментально наблюдаемое включение на рис. 3.1 (а).
Теперь детально проанализируем медленный проход через две последовательные точки бифуркации. С этой целью пренебрежем процессом выброса носителей из точек (Begs e = 0) и проанализируем решение уравнений (3.1)-(3.4) при J(t) = J0 + st. Начальное значение тока накачки J0«1. Будем искать быстрый экспоненциальный рост сначала Ig, а затем 1е, как функции скорости изменения е = Jp/xr. Устойчивые точки бифуркации расположены на JG и JE, а фактические бифуркационные переходы происходят при Jthl JG и Jth2 JE, соответственно. Из стационарных уравнений мы аналитически определяем JG и JE. Для Вса% 10 они хорошо аппроксимируются следующими выражениями: і=(1+-) ил=(1+— )в:ар(1 - —). (з.б) G 2g Е 4g 8 2g Выражения (3.6) показывают, что JG не зависит от 5fJ, тогда как JE зависит от Всар. На рис. 3.3 показано численное вычисление tthi, tm и t = tm tthi, как функции е. Времена tM и ілг определяются, как времена, где I&e(t) 8x10-3. Пунктирные линии соответствуют более высоким значениям параметра шума д. Как можно ожидать, бифуркационные переходы появляются раньше при увеличении д.
Экспериментальное исследование различных режимов работы лазера на квантовых точках в зависимости от величины тока накачки
Многие интересные и полезные свойства полупроводниковых лазеров на основе квантовых точек связаны с дискретным характером энергетических уровней в квантовых точках. Так, в частности, сравнительно недавно была обнаружена возможность одновременной лазерной генерации через основное (GS) и возбужденное (ES) состояния квантовых точек (КТ) [79]. Позднее были проведены эксперименты по исследованию динамики спектров излучения [116, 117] и теоретические исследования [54] этого эффекта. В данной главе рассмотрен срыв генерации полупроводниковых лазеров на квантовых точках (КТ ППЛ), генерирующих излучение двух квантовых состояний, при импульсной накачке.
Экспериментальные КТ-лазерные структуры были выращены на положках GaAs при помощи молекулярно-пучковой эпитаксии. Активная область включала 5 слоев самоорганизованных квантовых точек InAs, покрытых слоем In0.14Ga0.86As толщиной 5.3 нм с GaAs в качестве разделителя. На структуре был сформирован мезаполосок шириной 4 мкм и изготовлены лазерные чипы длиной от 1.5 до 2.5 мм. На задние и передние зеркала всех изготовленных КТ ППЛ были нанесены, соответственно, высокоотражающие и антиотражающие покрытия. Генерация происходила или с GS (около 1265 нм) или одновременно с GS и ES (около 1190 нм) в полном диапазоне токов накачки.
Схема экспериментальной установки показана на рис. 5.1 Электрическая накачка полупроводникового лазера осуществлялась импульсами тока амплитудой от 0 до 2 А. Лазерное излучение вводилось в одномодовое оптическое волокно, имевшее три выхода с разделением интенсивности в процентном отношении 40/40/20, подключенные к оптическому анализатору спектра, измерителю мощности и
быстродействующему 30-ГГц фотодиоду, подключенному к 50-ГГц осциллографу, что обеспечило одновременное проведение спектральных и динамических измерений. Раздельная регистрация излучения с GS и ES осуществлялось путем включения в оптическую схему брегговского фильтра, пропускавшего коротковолновую и отражавшего длинноволновую часть излучения.
Динамические характеристики КТ-лазеров, генерирующих излучение двух квантовых состояний, наблюдались нами при электрической накачке импульсами тока длительностью 30 нс и передним фронтом 5 нс с частотой повторения 100 кГц. Значения длительности импульсов накачки и частоты повторения были выбраны с целью предотвращения перегрева лазера. Форма выходного оптического импульса лазера наблюдалась в зависимости от тока накачки. Было выявлено, что при низких токах, которые соответствуют генерации с основного уровня, форма оптического импульса повторяет форму импульса тока. При более высоких токах форма выходного оптического импульса становится нестабильной. Нестабильность наиболее выражена вблизи второго порога, который соответствует появлению генерации с возбужденного состояния. Выходная мощность сначала медленно увеличивается, а затем резко падает. Это сопровождается высокоамплитудными флуктуациями. Экспериментальные данные выходных импульсов и соответствующих оптических спектров показаны на рис. 5.2.