Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Инжекционные лазеры для применений в системе волоконно-оптической линии связи. 9
1.1. Особенности волоконно-оптических систем передачи информации 10
1.2. Материалы для лазерных излучателей, используемые для ВОЛС 15
Глава 2 Экспериментальное оборудование и методики. 22
2.1. Методы роста и экспериментальные методы измерения. 22
2.2. Постростовые операции. 26
2.3. Особенности лазерных структур с квантовыми точками в активной области . 43
2.4 Особенности азотсодержащих полупроводниковых материалов. 49
Глава 3. Пространственно-одномодовые лазерные диоды с In(Ga)As квантовыми точками и с InGaAsN квантовыми ямами в активной области. 54
3.1. Переход генерации с основного состояния на генерацию через возбужденное состояние 54
3.2. Пространственно-одномодовые лазеры с In(Ga)As КТ в активной области. 64
3.3. Прострапственно-одномодовое излучение лазеров с InGaAsN/GaAs квантовой ямой в активной области. 79
3.4.Пространственно-одномодовые лазеры с In(Ga)As квантовыми точками и InGaAsN квантовыми ямами на подложках GaAs: сравнительный анализ. 90
3.5. Пространственно-одномодовые лазеры с In(Ga)As квантовыми точками и InGaAsN квантовыми ямами на подложке GaAs: сравнительный анализ с InGaAsP/InP лазерами. 98
Глава 4. Оптимизация активной области, содержащая InGaAsN квантовую яму, излучающую на длине волны 1.3 мкм, для лазерного применения. 102
Глава 5. Управление длиной волны лазерной генерации в диапазоне 1.3-0.85 мкм с помощью высокотемпературного отжига структур с квантовыми точками. 114
Заключение. 121
Список цитируемой литературы. 125
- Материалы для лазерных излучателей, используемые для ВОЛС
- Особенности лазерных структур с квантовыми точками в активной области
- Пространственно-одномодовые лазеры с In(Ga)As КТ в активной области.
- Пространственно-одномодовые лазеры с In(Ga)As квантовыми точками и InGaAsN квантовыми ямами на подложке GaAs: сравнительный анализ с InGaAsP/InP лазерами.
Введение к работе
Актуальность работы.
В последнее время широкое распространение получили волоконно-оптические линии связи (ВОЛС). В ВОЛС передача информации осуществляется с помощью модулированного оптического сигнала, распространяющегося по оптическому волноводному волокну. Этот вид связи, по сравнению с традиционными электрическими проводными и беспроводными системами, характеризуется более высокой помехозащищенностью, слабым затуханием сигнала и высокой скоростью передачи, а также большой информационной емкостью благодаря возможности использования нескольких несущих длин волн.
Перечисленные достоинства ВОЛС, в сочетании с успехами в аппвратной реализации, привели к их полному доминированию в системах сверхдальней (межконтинентальной) и дальней (сотни километров) связи. В последнее время также значительно возрос интерес к использованию ВОЛС и в системах меньшей дальности, таких как кабельное телевидение, телефония, локальные вычислительные сети и т.д. [1]. Постоянное возрастание потока передаваемой информации приводит к необходимости дальнейшего совершенствования аппаратуры ВОЛС, прежде всего источников оптического излучения.
Для использования в ВОЛС требуются высокомощные одномодовые полупроводниковые лазеры. Узкий спектральный характер лазерного излучения обеспечивает минимизацию хроматической дисперсии и позволяет реализовать передачу нескольких неперекрывающихся сигналов на разных длинах волн в пределах одного окна прозрачности волокна. Высокая излучаемая мощность позволяет увеличить дальность связи без использования ретранслятора, а пространственно-одномодовый характер излучения обеспечивает эффективный ввод в одномодовое оптическое волокно.
Для передачи информации в современных ВОЛС используются три спектральных окна вблизи длин волн 0.85, 1.3 и 1.55 мкм. Диапазону длин волн около 1.55 мкм соответствует наименьшее затухание, что позволяет использовать его в системах ВОЛС большой дальности. Помимо затухания сигнала в оптическом волокне, дальность передачи, а также скорость модуляции, определяются хроматической дисперсией оптического волокна, т.е. спектральной зависимостью скорости распространения сигнала от длины волны, приводящей к размытию импульсов передаваемого оптического сигнала. Передача на длине волны, соответствующей минимуму дисперсии, позволяет увеличить информационную емкость
(РОС НАЦИОНАЛЬНАЯ
С.-Петербург
оэ гоо^кт 4fі*""
канала связи. В стандартном одномодовом волокне минимуму дисперсии отвечает длина волны 1310 нм, лежащая в пределах второго окна прозрачности. Таким образом, использование лазерных источников, излучающих в спектральном диапазоне около 1.3 мкм, позволит реализовать высокоскоростную (> 10 Гбит/сек) передачу информации на расстояния средней дальности, до нескольких десятков километров.
Разработка мощных пространственно-одномодовых лазерных диодов диапазона 1.3 мкм в настоящее время является актуальной научно-технической проблемой.
До настоящего времени для создания лазерных излучателей на длину волны 1.3 мкм, так же как и 1.55 мкм, использовались гетероструктуры на основе материалов InGaAsP/InP или InGaAlAs/InP. Существенным недостатком InGaAsP/InP гетероструктур является сильная температурная чувствительность характеристик [2], обусловленная малыми разрывами зон на гетерограницах, достижимыми в этих материалах, и низкой теплопроводностью четырехкомпонентного твердого раствора.
Перспективными источниками излучения для ВОЛС являются вертикально-излучающие лазеры (ВИЛ). Они обладает существенными преимуществами перед лазерами, излучающими с торца. В частности, симметричная форма и меньшая расходимость светового пучка позволяют увеличить эффективность ввода излучения в волокно, а групповая технология изготовления и возможность автоматического тестирования непосредственно на полупроводниковой пластине уменьшают стоимость лазерного диода. ВИЛ диапазона 0.85 мкм были разработаны и реализованы в системе материалов AlGaAs/GaAs с использованием высококонтрастных Брэгговских отражателей Al(Ga)As/GaAs или AlGaO/GaAs. Однако реализация ВИЛ больших длин волн, таких как 1.3 и 1.55 мкм, на основе InGaAsPflnP или InGaAlAs/InP структур затруднена малыми скачками показателя преломления, достижимыми в этих материалах.
Таким образом, разработка активной области лазерных диодов на подложках GaAs, пригодной для создания, как торцевых лазеров, так и ВИЛ диапазона 1.3 мкм, является актуальной задачей. В качестве объекта исследования нами были выбраны пространственно-одномодовые инжекционные лазеры на подложках GaAs, излучающие на длине волны 1.3 мкм.
В настоящее время для достижения длины волны излучения 1.3 мкм на подложках GaAs используются два основных подхода: самоорганизующиеся квантовые точки (КТ) In(Ga)As/GaAs [3, 4], получаемые с использованием эффекта спонтанного формирования
трехмерных островков при эпитаксии решеточно-рассогласованных материалов и InGaAsN квантовые ямы [5].
Использование как квантовых точек In(Ga)As, так и квантовых ям InGaAsN в качестве активной области лазерных диодов может привести к улучшению характеристик по сравнению с лазерами на InP, например, к улучшению температурной стабильности, снижению порогового тока, увеличению выходной мощности в пространственно-одномодовом режиме [6]. Однако, пространственно-одномодовые лазеры с КТ или азотсодержащими квантовыми ямами, необходимые для применения в ВОЛС, к настоящему времени оставались недостаточно изученными, а их приборные характеристики заметно уступали существующим аналогам на InP.
Целями настоящей работы являются
Создание и исследование характеристик пространственно-одномодовых лазерных диодов на подложке GaAs, излучающих в диапазоне 1.3 мкм, с квантовыми точками In(Ga)As и квантовыми ямами InGaAsN в активной области.
Определение возможных путей оптимизации активной области лазеров с InGaAsN квантовой ямой
Для достижения поставленных целей в ходе работы решались следующие основные задачи:
Определение факторов, ограничивающих оптическое усиление лазерного диода с активной областью на основе КТ, и разработка методов, позволяющих повысить оптическое усиление активной области.
Оптимизация конструкции активной области на основе самоорганизующихся КТ In(Ga)As с целью уменьшения пороговой плотности тока, повышения дифференциального эффективности, КПД и выходной оптической мощности в пространственно-одномодовых лазерах, излучающих на длине волны 1.3 мкм.
Определение факторов, влияющих на приборные характеристики пространственно-одномодовых лазеров с КЯ InGaAsN в активной области.
Оптимизация конструкции активной области на основе квантовой ямы InGaAsN и конструкции самого лазерного диода, излучающего на длине волны 1.3 мкм, с целью уменьшения пороговой плотности тока, повышения дифференциальной эффективности и выходной оптической мощности.
Определение факторов, определяющих сдвиг длины волны генерации в лазерном диоде с активной областью на основе КТ In(Ga)As при высокотемпературном отжиге структуры, и разработка методов,
позволяющих управляемо изменять длину волны в широком спектральном диапазоне. Основные положения, выносимые на защиту:
Использование квантовых точек In(Ga)As/GaAs в активной области лазерной структуры позволяет реализовать низкопороговые и высокомощные пространственно-одномодовые лазерные диоды на подложке GaAs, излучающие на длине волны около 1.3 мкм.
Использование напряженных квантовых ям InGaAsN в активной области лазерной структуры позволяет реализовать высокомощные пространственно-одномодовые лазерные диоды на подложке GaAs, излучающие на длине волны около 1.3 мкм.
Использование четверного соединения InGaAsN, согласованного по і параметру решетки с GaAs, в качестве барьеров, окружающих напряженную квантовую яму InGaAsN, позволяет улучшить пороговые характеристики лазеров диапазона длин волн около 1.3 мкм.
Высокотемпературный отжиг лазерных диодов с КТ In(Ga)As позволяет управлять длиной волны генерации в диапазоне длин волн от 1.29 до 0.93 мкм без ухудшения пороговых характеристик.
Научная новизна работы состоит в том, что в ней:
Всесторонне исследованы факторы, влияющие на величину насыщенного усиления в лазерных диодах с активной областью на основе КТ.
Впервые показана возможность использования КТ In(Ga)As в качестве активной области низкопороговых, высокомощных пространственно-одномодовых лазерных диодов на подложках GaAs при длине волны излучения 1.3 мкм.
Впервые показана возможность использования квантовых ям InGaAsN в качестве активной области высокомощных пространственно-одномодовых лазерных диодов на подложках GaAs при длине волны излучения 1.3 мкм.
Обнаружен эффект подавления влияния поверхностной рекомбинации <-на характеристики лазеров на основе квантовых ям InGaAsN.
Выявлена возможность получения практически симметричного выходного пучка для лазерного диода с гребешковой конструкцией волновода.
Произведено всестороннее сравнение характеристик пространственно-одномодовых лазерных диодов с КТ In(Ga)As и КЯ InGaAsN в активной области, а также их сравнение с характеристиками лазера на основе InP.
Впервые изучено влияние окружающих барьерных слоев на приборные характеристики лазерных диодов с напряженной квантовой ямой InGaAsN в активной области.
Впервые показана возможность управления длиной волны излучения лазерных диодов с КТ In(Ga)As с помощью высокотемпературного отжига.
Практическая значимость работы состоит в том, что в ней:
Достигнуты рекордно-низкие значения порогового тока для пространственно-одномодовых лазеров гребешковой конструкции волновода (1.4 мА для лазера с двумя рядами КТ In(Ga)As в активной области).
Получены рекордно-высокие значения внешней дифференциальной эффективности (75%) и КПД (42%) для пространственно-одномодовых лазеров диапазона 1.3 мкм на основе квантовых точек In(Ga)As.
Получены рекордно-высокие значения выходной мощности для пространственно-одномодовых лазеров диапазона 1.3 мкм на основе квантовых точек In(Ga)As: 120 мВт в непрерывном и 280 мВт в импульсном режимах.
Достигнуты рекордно-высокие значения выходной мощности (свыше 200 мВт в непрерывном режиме измерения и 400 мВт - в импульсном) и внешней дифференциальной эффективности (62%) для пространственно-одномодовых лазеров с квантовой ямой InGaAsN с длиной волны излучения 1.3 мкм.
Получена практически симметричная форма выходного пучка для пространственно-одномодовых лазерных структур с КЯ InGaAsN.
Достигнуты рекордно-низкие для лазеров на основе квантовых ям InGaAsN диапазона длин волн 1.3 мкм значение пороговой плотности тока (390 А/см2) и плотности тока прозрачности (190 А/см2) при внешней дифференциальной квантовой эффективности 64%.
Продемонстрировано, что длина волны генерации лазерных структур с КТ In(Ga)As может управляемо варьироваться от приблизительно 1.3 до 0.9 мкм с помощью изменения длительности высокотемпературного постростового отжига без изменения величины пороговой плотности тока (250 А/см2, Г0=110 К).
С помощью высокотемпературного отжига продемонстрирована наименьшая длина волны генерации в структурах с КТ на подложках GaAs (845 нм).
Апробация работы.
Основные результаты, вошедшие в диссертационную работу, докладывались и обсуждались на следующих российских и международных конференциях: Шестой Российской конференции по
физике полупроводников (Санкт-Петербург, 2003), 10-й Международной конференции НАНОСТРУКТУРЫ: Физика и Технология (10thInternational Symposium NANOSTRUCTURES: Physics and Technology) (Санкт-Петербург, 2002), Международной конференции по сверхрешеткам, наноструктурам и наноприборам (The International Conference on Superlattices, Nano-structures and Nano-devices (ICSNN 2002) (Тулуза, Франция, 2002), Международном семинаре по оптоэлектронике (Санкт-Петербург, 2003), Международной конференции «Тенденции и нанотехнологии 2004» ("Trends and Nanotechnology 2004") (Сеговия, Испания, 2004)
Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 13 печатных работах (в том числе 8 в научных журналах и 5 в материалах конференций).
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения, содержит 132 страницы основного текста, 41 рисунок и список литературы из 91 наименования.
Материалы для лазерных излучателей, используемые для ВОЛС
В этой части мы более подробно рассмотрим передающие лазерные устройства, используемые в настоящее время, излучающие на различных длинах волн (850 нм, 1310 нм и 1550 нм, соответствующим трем спектральным окнам прозрачности стандартного оптического волокна). Обсудим недостатки системы материалов InGaAsP/InP, широко распространенной для получения лазерных диодов с длиной волны генерации 1.3 мкм и 1.55 мкм. Кратко рассмотрим альтернативные подходы для формирования эпитаксиальных структур на подложке GaAs, подходящие для формирования 1.3 мкм и 1.55 мкм лазеров. Излучатели диапазона 850 нм. Этот стандарт длины волны остался со времен начала использования ВОЛС. Длина волны 0.85 мкм окно соответствует спектральному диапазону лазерных диодов на основе арсенида галлия, которые исторически были первыми успешно реализованными полупроводниковыми источниками когерентного излучения с инжекционной (токовой) накачкой. В настоящее время данный стандарт длины волны используется в локальных вычислительных сетях.
В настоящее время в качестве передающих устройств диапазона 850 нм используются ВИЛ созданные на основе AlGaAs/GaAs. Однако, локальные сети, использующие эту длину волны, (the local area network, LAN) ограничены длиной 500 м, так как в них используется многомодовое волокно с большим коэффициентом затухания. Более длинноволновые ВИЛ или поверхностно-излучающие лазеры, подходящие для одномодового волокна (single-mode fiber, SMF), могут потенциально использоваться для передачи информации на большие расстояния со скоростью передачи информации выше нескольких Гб/с. Излучатели диапазона І.Змкм.
В настоящее время для создания излучателей на длине волны 1.3 мкм и 1.55 мкм, используются лазеры на основе материалов InGaAsP/InP. Инжекционные лазеры на подложках фосфида индия с длиной волны генерации 1.3 и 1.55 мкм успешно реализованы, при использовании в качестве активной области InGaAsP квантовых ям, а в качестве эмиттерных слоев - слои In(Ga,Al)AsP [11]. Однако такие лазеры имеют несколько очень существенных недостатков: маленький разрыв запрещенных зон между активной областью и эмиттерными слоями (всего 0.39 эВ) и низкая теплопроводность материала приводит к очень слабой температурной стабильности характеристик. Это в свою очередь обуславливает применение специальных систем охлаждения (пельтье), что приводит к значительному удорожанию и, соответственно, ограничению их широкого использования. Использование материалов InGaAlAs/InP позволил получить лазеры с высокой температурной стабильностью характеристик. Общей проблемой лазеров на подложке InP является невозможность создания на ее основе высокодобротных Брэгговских зеркал для ВИЛ вследствие недостаточной разницы в показателе преломления используемых четверных соединений (около 0.3, по сравнению с 0.6 в GaAs/AlAs) [12]. Это делает невозможным синтез Брегговского отражателя и активной области в одном процессе эпитаксиального роста. Существуют попытки создания приборов, основанных на сплавлении InGaAsP активного слоя на InP подложке и AlGaAs/GaAs Брегговского отражателя, выращенного на подложке GaAs [13]. Однако это технология чрезвычайно сложна и едва ли может использоваться для массового производства дешевых световых излучателей.
Альтернативой системе материалов на InP подложке в настоящее время является система материалов на GaAs подложке. Главное преимущество этой системы материалов - возможность роста всей ВИЛ структуры в одном ростовом процессе, так как можно легко сформировать высоко контрастный Al(Ga)As-GaAs или AlGaO-GaAs Брегговский отражатель. Кроме того, наблюдается улучшенная температурная стабильность лазеров, благодаря увеличению ограничения электронов в активной области. Теоретические расчеты Kondow et al [14] показали, что в случае использования InGaAsN квантовых ям в качестве активной области лазерного диода, То может быть 180 К. Следует также отметить и использование для этой системы материалов дешевых высококачественных подложек большой площади.
В последнее время ведется интенсивный поиск путей создания более эффективных излучателей этого диапазона с применением GaAs подложек. На рис. 1.2.1 показаны параметры решетки и энергия запрещенной зоны некоторых III- V двойных и тройных соединений, которые могут потенциально использоваться для создания активной области 1.3 мкм лазерного диода.
Были предложены несколько основных подходов для формирования активной области, излучающей в 1.3 мкм из структур, выращенные на GaAs подложках. Это InGaAs и GaAsSb квантовые ямы, InGaAsN квантовые ямы, и In(Ga)As квантовые точки. На рис. 1.2.1 показано, что материалы InGaAs и GaAsSb могут потенциально использоваться для формирования псевдоморфно напряженных 1.3 мкм квантовых ям для активной области на GaAs подложке. Оба эти тройные соединения характеризуются с помощью почти одинаковых энергий запрещенной зоны напряжение связи около GaAs. Однако, InGaAs соединение, имеющее только один летучий элемент V группы, может быть выращен более просто и воспроизводимо, по сравнению с GaAsSb. На основе GaAsSb квантовых ям были реализованы торцевые лазеры [15], работающие на длине волны 1.3 мкм, а также вертикально-излучающие лазеры [16]. Однако эти лазеры демонстрируют более низкое значение выходной мощности и дифференциальной квантовой эффективности, так как переход GaAsSb/GaAs является гетеропереходом II рода. Также общим недостатком структур с GaAsSb квантовыми ямами на подложках GaAs является невысокая температурная стабильность характеристик, связанная с небольшим по сравнению с InGaAs квантовой ямой электрическим ограничением электронов в активной области.
Рост псевдоморфно напряженных двумерных пленок InGaAs на GaAs подложке ограничен двумя различными механизмами релаксации напряжения: с помощью формирования дислокаций и спонтанного формирования трехмерных островков. Ширина квантовой ямы и, следовательно, длинноволновый край излучения в InGaAs пленках с небольшим содержанием In в основном ограничена дислокациями, тогда как в пленках с высоким содержанием индия (более 50%) напряженные InGaAs слои трансформируется в массив трехмерных островков. В итоге, чрезвычайно трудно достичь длины волны излучения 1.3 мкм из псевдоморфно напряженной InGaAs квантовой ямы, требуются специальные ростовые режимы для распространения бездислокационного двумерного роста.
Особенности лазерных структур с квантовыми точками в активной области
Квантовые точки являются интереснейшим объектом для изучения, как с точки зрения теоретических свойств, так и с точки зрения их практических применений. Огромный прогресс в исследованиях КТ, связан с возможностью получать массивы КТ непосредственно во время роста структуры, используя метод самоорганизации. Спектр фотолюминесценции массива самоорганизованных КТ имеет достаточно узкий пик, что говорит о высокой однородности массива. Понятие "квантовая точка" подразумевает объект, являющийся энергетический спектр, представляющий собой набор дискретных энергетических уровней, а плотность состояний - набор дельта-функций, с чем и связанны основные преимущества КТ для лазерных применений. В идеальном случае ширина плотности состояний определяется только однородным уширением спектра, обратно пропорциональным времени излучателыюй рекомбинацией. Для достижения преимуществ, теоретически предсказанных для идеального массива КТ, необходимо создать массив квантовых точек с параметрами, близкими к идеальным [57]. В 1993 году Leonard и др. [58] пронаблюдали яркую фотолюминесценцию (ФЛ), связанную с рекомбинацией носителей через самоорганизованные трехмерные островки InGaAs в матрице GaAs, указывающую на отсутствие дислокаций. С того времени, считается, что самоорганизующиеся трехмерные островки наиболее полно отвечают требованиям, предъявляемым к идеальным КТ. При осаждении сильно напряженного слоя In Gai.xAs (средний состав х 0.5) на поверхности GaAs(lOO) по достижении некоторой критической толщины происходит морфологический переход: характер роста изменяется от двумерного (послойного) к трехмерному (островковому). Критическая толщина осажденного (In,Ga)As зависит в первую очередь от величины рассогласования постоянных решеток эпитаксиалыюго слоя и подложки, которое, в свою очередь, определяется средним содержание In в выращиваемом слое. Наряду с трехмерными островками, на поверхности GaAs остается существовать тонкий двумерный слой (In,Ga)As -так называемый смачивающий слой. Его сохранение обусловлено меньшей поверхностной энергией открытой поверхности (Jn,Gd)As по сравнению с GaAs [59].
Такой механизм роста называется ростом по Странски-Крастанову. Причиной формирования трехмерных островков (In,Ga)As является снижение полной энергии напряженной системы вследствие частичной релаксации напряжения на вершинах пирамид. Грани основания направлены вдоль осей 001 . Типичные размеры островков составляют 80 А в основании при эффективной толщине осажденного InAs 2 монослоя (МС), и увеличиваются до 150 А с увеличением толщины осажденного слоя до 4МС. Сходные результаты были получены и другими авторами, используя ПЭМ, атомно-силовой микроскоп, просвечивающую электронную микроскопию и туннельный микроскоп высокого разрешения [60,61,62,63]. На рисунке 2.3.1 приведен пример ПЭМ изображения массива островков InAs в матрице GaAs, для случая массива квантовых точек, сформированных осаждением InAs с эффективной толщиной 12 А (4 МС) при температуре подложки 485С. В результате, как было показано теоретически [64] и экспериментально наблюдалось нами (рис.2.3.1), массив островков обладает высокой однородностью по форме и размерам, и, более того, формирует на поверхности квазипериодическую двумерную решетку с примитивными векторами типа 001 , плотность островков составляет величину порядка 4x1010 см 2. В отличие от идеального случая реальные массивы КТ характеризуются весьма значительным разбросом порядка 10-15% (распределение КТ в массиве является Гауссовым).
Также, энергетическая структура реальных КТ характеризуется не только основным состоянием, но и несколькими возбужденными состояниями, количество которых определяется размерами КТ и окружающей их матрицей. В связи с этим возникают трудности в первую очередь связанные с резким уменьшением величины насыщенного усиления. Подробнее проблему насыщенного усиления в лазерах с КТ в активной области мы рассмотрим в п. 3.1. Спектр фотолюминесценции массива InAs КТ имеет пик шириной 50-60 мэВ. Уширение линии люминесценции обусловлено разбросом размеров островков. Однако, проведенные эксперименты по катодолюминесценции высокого разрешения (диаметр электронного пучка порядка 500 А) показали, что когда возбуждается относительно малое число квантовых точек, линия фотолюминесценции распадается на ряд сверхузких линий [65]. Каждая из линий отвечает определенному размеру островка, ширина линии составляла менее 0.15 мэВ и ограничивалась спектральным разрешением экспериментальной установки. Ширина линии не увеличивалась с ростом температуры вплоть до 50 К. Такое поведение отчетливо указывает на нуль-мерный характер ограничения носителей в квантовых островках {In,Gd)As, формируемых в матрице GaAs. Это подтверждает, что система самоорганизованных InAs КТ имеет дельта-образную функцию плотности состояний. Спектры фотолюминесценции образцов с различной эффективной толщиной InAs, снятые при комнатной температуре показаны на рисунке 2.3.2. Длинноволновая линия излучения является следствием излучательной рекомбинации носителей заряда, локализованных на основном состоянии КТ, в то время как более коротковолновая линия возникает вследствие рекомбинации через возбужденное состояние. Формирование массивов КТ наблюдается также и в случае осаждения твердого раствора InGaAs/GaAs, если содержание In в растворе превышает 50%. Квантовые точки характеризуются большими размерами и отличающимся спектральным диапазоном излучения. Диапазон длин волн достижимый в структурах с напряженными КТ InAs в матрице GaAs лежит в пределах 1.05-й .24 мкм. Достичь длины волны 1.3 мкм, важной для практических применений, невозможно, используя осаждение более крупных КТ из-за возникновения большого количества дислокаций. С этим можно бороться, например, используя метод «дефектоубирания» дислоцированных точек во время заращивания [66]. Однако, достичь необходимую длину волны 1.3 мкм возможно и при помещении КТ в более узкозонную внешнюю InGaAs квантовую яму. Варьируя параметры окружающего материала (In,Al)GaAs можно получать длину волны излучения квантовых точек в диапазоне 0,9-1,3 мкм. Применение InAs квантовых точек в многомодовых лазерных диодах, излучающих на длине волны 1.3 мкм. В начале работы над диссертацией нами были изучены характеристики 100 мкм полосковых лазеров с несколькими рядами In(Ga)As КТ в активной области. Для исследования влияния структуры активной области на лазерные характеристики была выращена серия образцов с 2, 5 и 10 рядами InAs квантовых точек в качестве активной области во внешней квантовой яме InGaAs [19].
Пространственно-одномодовые лазеры с In(Ga)As КТ в активной области.
В этой главе мы исследуем влияние различных параметров (число рядов КТ в активной области, длина полоска, покрытия зеркал и т.д.) на выходные характеристики пространственно-одномодовых лазеров. Мы демонстрируем возможность получения низкопороговых, высокоэффективных, мощных пространственно-одномодовых лазеров, основанные на In(Ga)As/AlGaAs/GaAs структурах с квантовыми точками, излучающих в диапазоне длин волн 1.3 мкм. Лазерную структуру невозможно оптимизировать сразу по всем параметрам, так как часто улучшение одного параметра приводит к ухудшению другого (например, увеличение числа рядов КТ в активной области приводит к увеличению насыщенного усиления и одновременно к увеличению тока прозрачности). Поэтому структуру необходимо оптимизировать для каждого конкретного применения. Для исследования влияния структуры активной области на лазерные характеристики была выращена серия образцов с 2, 5 и 10 рядами InAs квантовых точек в качестве активной области во внешней квантовой яме InGaAs. Исследуемые структуры были выращены на установке Riber 32Р методом молекулярно-пучковой эпитаксии в геометрии раздельного ограничения носителей заряда и световой волны. КТ были получены осаждением слоя InAs эффективной толщиной 3 монослоя с последующим заращиванием слоем Ino.15Gao.85As толщиной 5 нм. Ширина волновода составляла примерно 0.4 мкм. Эмиттерные слои AlGaAs с эффективным содержанием алюминия около 80% толщиной 1.5 мкм легировались Si и Be для достижения концентрации соответственно дырок и электронов на уровне 5-Ю17 см 3. Из этих структур изготовлялись лазеры гребешковой конструкции с шириной 2.7 мкм или 4.5 мкм. Гребешковый профиль формировался методом плазмохимического травления в системе газов СУАг в режиме высокой плотности плазмы с контролем глубины травления лазерным интерферометром. Процесс травления останавливался на границе между верхним эмиттером и волноводным слоем. Изолирующий диэлектрик SiNx наносился методом активированного плазмой осаждения из газовой фазы.
Окна в диэлектрике под нанесения Ti/Pt/Au р-контакта вскрывалось методом самосовмещающейся маски. Для надежного электрического контакта на /?-сторону структуры гальваническим методом наносился слой золота толщиной 0.5 мкм. Лазеры напаивались р-стороной вверх на металлизированные носители из AlN-керамики с коэффициентом теплопроводности 1.7 WnV K"1, затем помещались в стандартный корпус Т046. Минимизация тока прозрачности. Для применений, не требующих высоких значений выходной оптической мощности (несколько мВт), лазеры работают при малом токе накачки. Поэтому наиболее важным критерием оптимизации является необходимость получения низкого порогового тока. Исследуем параметры, влияющие на величину порогового тока. Для достижения порога лазерной генерации необходимо создание инверсии заселенности и преодоление оптических потерь, то есть в лазерной среде должно быть создано усиление равное полным оптическим потерям - сумме внутренних потерь и потерь на вывод излучения. Для уменьшения порогового тока необходимо: 1) минимизировать ток прозрачности. Ток прозрачности для структур с КТ можно оценить из формулы: где NQD - число КТ в активной области, q - заряд электрона, а т - время жизни. Уменьшить ток прозрачности можно, используя меньшее число состояний в активной области лазера, то есть, уменьшив число рядов КТ и используя короткий резонатор. 2) уменьшить внутренние потери в резонаторе: рассеивание, поглощение на свободных носителях, уход световой волны из волноводного слоя.
Это можно достичь, оптимизировав волноводный слой во время эпитаксиального роста слоя (резкие гетерограницы, уменьшение фонового легирования активной области). 3) уменьшить потери на вывод излучения из резонатора. Как уже было показано, потери на вывод излучения можно рассчитать по формуле: Наиболее просто уменьшить потери на вывод излучения можно, используя длинный резонатор. Другая возможность - использование высокоотражающие покрытия на гранях резонатора. Из данных оптимизации для получения низкого порогового тока мы выбрали лазерную структуру с двумя рядами КТ в активной области. Благодаря двум рядам In(Ga)As КТ в активной области и длине резонатора 600 мкм можно минимизировать ток прозрачности. Для уменьшения внутренних потерь были использованы AlGaAs эмиттерные слои с долей алюминия в них 80%. Для уменьшения сопротивления на вывод излучения на переднюю и заднюю сколотые грани лазеров методом электронно-лучевого распыления были нанесены интерфереционные высокоотражающие покрытия 3-х и 4-х пар слоев A CVSi, соответственно (Rj = 0.85, R2 = 0.95). Типичная ватт-амперная характеристика таких лазеров, измеренная в непрерывном режиме, приведена на рис. 3.2.1. На рис.3.2.2.(а) приведено изображение дальнего поля при различных токах накачки. Гауссова форма дальнего поля подтверждает пространственно-одномодовый характер генерации. При температуре 25С на лазерном диоде с длиной резонатора 0.6 мм был получен пороговый ток 1.43 мА, что является рекордным результатом для лазеров гребешковой конструкции. Столь малый порог мы объясняем малым числом состояний носителей в активной области лазера, а также малыми внутренними оптическими потерями в структуре (менее 1.5 см"1), которые были определены из зависимости дифференциальной эффективности от длины резонатора. Более низкие пороги, сообщенные в литературе, были получены только в лазерах с конструкциями, обеспечивающими лучшую локализацию носителей заряда в области мезы: в лазерах на квантовых ямах с конструкцией «зарощенная меза» [79] и в лазерах на КТ с «оксидированной апертурой» [80]. На рис. 3.2.2.(6) показаны спектры лазерной генерации при разных токах накачки. Во всем диапазоне токов накачки генерация происходит только через основное состояние массива квантовых точек. Однако в лазерах без отражающего покрытия на основе структуры с двумя рядами In(Ga)As КТ уже при незначительном превышении порогового тока наблюдалось возникновение генерации через первое возбужденное состояние (к = 1.21 мкм).
Пространственно-одномодовые лазеры с In(Ga)As квантовыми точками и InGaAsN квантовыми ямами на подложке GaAs: сравнительный анализ с InGaAsP/InP лазерами.
В настоящее время в качестве излучателя на длине волны 1.3 мкм для волоконно-оптических линий связи используются InGaAsP/InP лазерные диоды. Проблемы, связанные с этой системой материалов, были подробно описаны в главе 1.2. Лазеры на подложках GaAs, излучающие в диапазоне 1.3 мкм, из-за решеточного рассогласования слоев структуры имеют напряженную активную область, что долгое время приводило к более плохим лазерным характеристикам, по сравнению с InGaAsP/InP лазерными диодами. Однако, совершенствование ростовых методик, оптимизация конструкции лазерной структуры и особенно активной области позволило создать пространственно-одномодовые лазерные диоды на подложках GaAs, характеристики которых не уступают характеристикам InGaAsP/InP одномодовых лазеров. Для сравнения с InGaAsP/InP лазером был взят промышленно-изготовленный пространственно-одпомодовый Mithubishi laser diodes ML 776 НЮ MQW InGaAsP/InP laser. В качестве активной области были использованы несколько InGaAsP квантовых ям. Режим малых токов накачки: Для применений при небольших токах накачки наиболее актуально требование получения небольшого порогового тока. Кроме того, низкий пороговый ток уменьшает выделения Джоулевого тепла и увеличивает КПД лазерного диода. Благодаря использованию самоорганизованных массивов квантовых точек в активной области, можно достичь чрезвычайно низких значений порогового тока, в несколько раз меньше, чем при использовании InGaAsP КЯ лазеров. На рис. 3.5.1. показаны ватт-амперные характеристики, измеренные в импульсном режиме, пространственно-одномодовых лазерных диодов на основе In(Ga)As КТ на подложке GaAs и InGaAsP КЯ на подложке InP. При токах накачки 20 мА только возникает генерация для лазера на основе InGaAsP КЯ в то время как лазер с КТ имеет выходную оптическую мощность 10-15 мВт, годную для применений, например в волоконно-оптических линиях связи. Таким образом, в режиме малых токов накачки лазер с In(Ga)As КТ на подложке GaAs может успешно конкурировать с InGaAsP КЯ на подложке InP. Режим высокой выходной мощности: Из-за ограниченного числа КТ в активном слое выходная оптическая мощность ограничена переходом генерации с основного состояния на генерацию через возбужденное состояние. В режиме высокой выходной мощности лазеры с КТ уступают лазерам с InGaAsP КЯ на подложке InP. Сравним пространственно-одномодовые лазерные диоды с InGaAsN КЯ и InGaAsP КЯ. На рис. 3.5.2. приведены ватт-амперные характеристики данных лазерных диодов.
При токах накачки менее 400 мА графики практически совпадают, что указывает на практически одинаковые характеристики порогового тока и дифференциальной эффективности этих лазеров. При больших токах накачки для лазера на подложке InP происходит так называемый температурный загиб, который ограничивает выходную оптическую мощность (максимальная выходная оптическая мощность около 300 мВт). Характеристики InGaAsN лазера имеют меньшую температурную зависимость, и благодаря этому большую максимальную выходную мощность излучения (максимальная выходная оптическая мощность около 400 мВт). Таким образом, в режиме малых токов накачки In(Ga)As КТ лазер конкурирует с InGaAsP/InP лазером. В режиме высокой выходной оптической мощности InGaAsN КЯ лазер конкурирует с InGaAsP/InP лазером. Данная глава посвящена исследованию лазерных структур с InGaAsN квантовой ямой, с целью изготовления высоко эффективных низкопороговых лазеров на длину волны 1.3 мкм с улучшенными мощностными характеристиками. Показана возможность создания высокомощного пространственно-одномодового лазерного диода с активной областью на основе InGaAsN квантовой ямы. В этой главе рассматриваются характеристики лазерных структур с InGaAsN квантовой ямой в активной области, сравниваются с характеристиками лазерной структуры с аналогичным дизайном слоев, но с InGaAs квантовой ямой.
Во второй части - исследуются лазерные характеристики в зависимости от окружающей InGaAsN квантовую яму матрицы: GaAs или InGaAsN. Для лазера на основе In0.3sGaAs квантовой ямы, минимальная измеренная пороговая плотность тока составила 60 А/см2 при длине волны генерации 1085 нм. Для лазера на основе Ino.35GaAsNo.023 квантовой ямы, указанные величины составили 350 А/см2 и 1295 нм, соответственно. Лазер с In0.35GaAs квантовой ямой может служить базой для выращивания азотсодержащего лазера. Добавление 2,3% азота в активную область лазера с InojsGaAs квантовой ямой должно привести к сдвигу длины волны генерации с 1085 нм до 1300 нм. Ранее было показано, что при определенных режимах работы плазменного источника внедрение вплоть до 2% азота в эпитаксиальный слой не вызывает кардинального ухудшения интенсивности фотолюминесценции от квантовой ямы [83]. Структуры выращивались на отечественной установке молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) ЭП-1203, оснащенной плазменным радиочастотным источником азота Ері Unibulb RF Plasma Source и твердотельным источником мышьяка.
Активная область лазерных структур состояла из Ino GaAs или Ino.35GaAsNo.023 одиночной квантовой ямы, шириной 65А. Температура выращивания активной области лазера на основе Ino.35GaAs квантовой ямы составила 440С, а на основе Ino.35GaAsNo.023 квантовой ямы - 425 С. Лазерные структуры содержат Alo GaAs эмиттеры толщиной 1,5 мкм и GaAs волновод толщиной 0,5 мкм. Процесс выращивания контролировался методом дифракции быстрых электронов (ДБЭ). Ранее было показано [84], что постростовой отжиг приводит к улучшению оптических характеристик как InGaAs КЯ, выращиваемых при низких температурах, так и соединений с малым содержанием азота. В нашем случае, активная область отжигалась во время роста верхнего эмиттера в течение 1.5 часа при температуре 700С. Для минимизации потерь на вывод излучения пороговая плотность тока измерялась на образцах с четырьмя сколотыми гранями. Как было уже отмечено, для подавления фазовой сепарации InGaAsN слоев необходимо использовать пониженную температуру роста. Для оптимизации лазерной структуры с InGaAsN квантовой ямой и для подавления отрицательных последствий роста активной области при низких температурах ( 450С), сначала была выращена лазерная структура с InGaAs квантовой ямой. На рис. 4.2.1. представлены спектры электролюминесценции лазера с четырьмя сколотыми гранями на основе InGaAs квантовой ямы. Спектры записаны при значениях плотности тока ниже пороговой, и после наступления лазерной генерации. Пороговая плотность тока, достигнутая в лазере с InojsGaAs квантовой ямой (60 А/см2), близка к лучшим опубликованным результатам [85], что свидетельствует о практически полном отсутствии безызлучательной рекомбинации в лазерной структуре.
