Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 8
1.1. Длинноволновые лазерные гетероструктуры на квантовых точках 8
1.2. Характеристики усиления и пороговая плотность тока лазеров на квантовых точках 12
1.3. Температурные и мощностные характеристики лазеров на квантовых точках 19
1.4. Особенности Оже-рекомбинации в низкоразмерпых гетеро структурах 23
1.5. Свойства полупроводников лазеров с InGaAsN квантовой ямой в качестве активной области 24
Глава 2. Температурные характеристики длинноволновых лазеров на квантовых точках 29
2.1. Методика подготовки образцов и особенности проведения экспериментов 29
2.2. Температурные характеристики лазеров па квантовых точках, излучающих в диапазоне длин волн 1.25-1.29 мкм 32
Глава 3. Характеристики InGaAsN/GaAs лазеров
3.1. Особенности выращивания и подготовки экспериментальных образцов 49
3.2. Температурные зависимости излучатсльпьгх характеристик InGaAsN/GaAs лазеров 50
Глава 4. Особенности влияния р-легирования активной области на температурную стабильность пороговой плотности тока лазеров па InAs/GaAs квантовых точках 62
Глава 5. Эффективный коэффициент Оже-рекомбинации и к безызлучательное время жизни в длинноволновых лазерах на квантовых точках 74
5.1. Теоретическая модель оценки эффектиииого коэффициента Оже-рекомбинации и безызлучательного времени жизни 74
5.2. Температурная зависимость эффективного коэффициента Оже-рекомбипации и безызлучательного времени жизни в длинноволновых InAs/GaAs лазерах на квантовых точках 76
Заключение 85
Литература 89
- Характеристики усиления и пороговая плотность тока лазеров на квантовых точках
- Свойства полупроводников лазеров с InGaAsN квантовой ямой в качестве активной области
- Температурные характеристики лазеров па квантовых точках, излучающих в диапазоне длин волн 1.25-1.29 мкм
- Теоретическая модель оценки эффектиииого коэффициента Оже-рекомбинации и безызлучательного времени жизни
Введение к работе
Изобретение инжекционных лазеров на полупроводниковых гетероструктурах [1,2], где носители в полупроводнике с узкой шириной запрещенной зоны ограничены с двух сторон более широкозонным полупроводником, совершило прорыв в электронике и сделало возможным демонстрацию непрерывной работы полупроводникового лазера при комнатной температуре. Следующим прорывом было предложение Дингла и Генри использовать квантово-размерный эффект в полупроводниковых гетероструктурах. Изобретение лазера на основе квантовой ямы [3] наглядно показало, что зонная структура активной области может быть целенаправленно изменена с помощью использования эффектов размерного квантования, при этом приборные характеристики лазерного диода значительно улучшаются. Дальнейший прогресс технологии полупроводниковых лазеров связан с использованием структур с размерностью ниже двух - квантовых проволок и квантовых точек. В предельном случае размерного квантования реализуется случай квантовых точек, когда ограничение носителей заряда происходит сразу в трех направлениях.
С точки зрения приборного применения одним из важнейших спектральных диапазонов является диапазон 1.3 мкм, используемый в волоконно-оптических линиях связи, отвечающий минимуму дисперсии и второму окну прозрачности оптического волокна. До недавнего времени, вес инжекциоппые лазеры спектрального диапазона 1.3 мкм эпитаксиалыю выращивались па подложках ІпР в системах материалов InGaAsP или InGaAlAs. К недостаткам подобных структур можно отнести недостаточную температурную стабильность длины волны лазерной генерации и порогового тока, а также сравнительно высокую стоимость изготовления приборов на их основе. В связи с этим, на протяжении последних лет растет интерес к возможности создания длинноволновых лазеров, выращенных на подложках GaAs. Система материалов GaAs/AlGaAs позволяет достичь достаточно высокого фактора оптического ограничения вследствие большей разницы показателей преломления на границе волновода и эмиттерных слоев, В то же время, обеспечиваются высокие потенциальные барьеры на границе активная область-волновод, тем самым подавляется тепловой выброс носителей из активной области. Также система материалов GaAs/AlGaAs является очень привлекательной средой для создания высокоэффективных поверхностно излучающих лазеров [4, 5].
Использование InAs/GaAs квантовых точек (КТ) в качестве активной области притягивает большое внимание, обусловленное тем, что использование эффекта спонтанной трансформации слоя InAs в массив трехмерных островков позволяет в лазерных структурах на подложках GaAs достичь длины волны 1.3 мкм [6], Теоретические расчеты предсказывают для лазеров на квантовых точках высокий коэффициент дифференциального усиления, сверхнизкую пороговую плотность тока, сверхвысокую температурную стабильность, увеличение предельной скорости модуляции и достижение более узких спектров оптического усиления [7,8]. Альтернативой КТ и возможности достижения длины волны генерации 1.3 мкм па подложках GaAs является использование InGaAsN [9] и GaAsSb [5] квантовых ям в качестве активной области.
К началу данной работы был достигнут значительный прогресс в создании длинноволновых лазеров на подложках GaAs. Разработка новых методик роста позволила создавать полупроводниковые лазеры с массивами КТ с малым (< 10%) разбросом по размеру, высокой однородностью по составу, с эффективным ограничением носителей и длиной волны генерации до 1,5 мкм. Лазеры па КТ продемонстрировали уникальные свойства: малая пороговая плотность тока, высокая температурная стабильность и высокая дифференциальная квантовая эффективность [10]- Были созданы полупроводникоііьіе лазеры в системе материалов InGaAsN/GaAs, работающие при комнатной температуре [11]. Вместе с тем, существенные характеристики лазерных гстсроструктур оставались неисследованными. Отсутствовали исследования низкотемпературных зависимостей пороговой плотности тока, дифференциальной квантовой эффективности излучения, механизмов безызлучателыюй рекомбинации, позволяющие улучшить эффективность лазерной генерации и приблизить температурную стабильность пороговой плотности тока к теоретическим предсказанным пределам.
Целью настоящей работы являлось определение путей улучшения характеристик инжекционных гетеролазеров спектрального диапазона 1.3 мкм за счет создания и исследования их нового поколения; лазеров с активной областью на основе массивов квантовых точек InAs-lnGaAs и твердого раствора InGaAsN, выращенных на подложках GaAs.
Для достижения поставленной цели в ходе работы решались следующие основные задачи: развитие электролюминесиептного метода исследования спонтанной и вынужденной рекомбинации применительно к квантоворазмерным гетероструктурам; исследование особенностей спонтанной и вынужденной излучатсльной рекомбинации в лазерах па основе гетероструктур с InAs/GaAs квантовыми точками и InGaAsN квантовыми ямами; исследование влияния температуры на основные характеристики квантово-размерных лазерных гетероструктур: пороговую плотность тока, дифференциальную квантовую эффективность, излучателиіую и безызлучательную рекомбинацию; исследование особенностей влияния р-легирования активной области на характеристики излучения лазеров на квантовых точках; определение параметров безызлучатсльной и Ожс-рекомбинации в гстсроструктурах с InAs/GaAs квантовыми точками.
На защиту выносятся следующие положения:
Положение I (о температурной зависимости пороговой плотности тока лазеров на квантовых точках)
Наличие N-образного характера температурной зависимости пороговой плотности тока в длинноволновых лазерах с InAs/GaAs квантовыми точками обусловлено процессом термического заселения близко лежащих уровней размерного квантования дырок и изменением распределения носителей заряда с неравновесного на равновесный.
Положение 2 (о влияния азота)
Увеличение содержания азота в InGaAsN квантовой ямс приводит к образованию кластерных состояний в активной области и возникновению лазерной генерации через эти состояния при температурах ниже 130 К.
Положение.3 (о механизме Оже-рекомбинации)
В длинноволновых лазерах с InAs/GaAs квантовыми точками обнаружено проявление беспорогового механизма Оже-рскомбинации при температурах ниже 200 К и квазипорогового механизма при температурах выше 200 К.
Характеристики усиления и пороговая плотность тока лазеров на квантовых точках
При наличии рассогласования по постоянной решетки между осаждаемым материалом и подложкой, первоначальный рост может проходить послойно. Однако, более толстый слой имеет большую упругую энергию, и возникает тенденция уменьшения упругой энергии путем образования изолированных островков. В этих островках происходит релаксация упругих напряжений и соответственное уменьшение упругой энергии. Так возникает режим роста Странски-Крастанова.
В работе [14] впервые сообщалось о росте структур в матрице GaAs методом эпитаксии из металл-органических соединений , в которых квантовые точки имели максимум люминесценции основного состояния на длине волны 1.32 мим. Авторы отмечали, что использованный ими режим атомно-слосвой эпитаксии (АСЭ), т.е. поочередного осаждения элементов, позволяет продлить бездислокационный характер роста и сформировать большие островки (20 нм в основании, 10 нм в высоту) при осаждении 24 мопослоя (МС) InO.5GaO.5As. Сходный режим АСЭ был вскоре реализован методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) [15]. Электролюминесценция в диапазоне длин волн 1.3 мкм нз структур с квантовыми точками также была впервые реализована с использованием АСЭ [16]. Исследования, выполненные с помощью атом носил ового микроскопа, показали [17], что эти КТ, сформированные методом АСЭ и излучающие вблизи 1.3 мкм, характеризуются низкой поверхностной плотностью (1-1.5)х1010 см 2, что в 3-5 раз ниже типичных значений для самоорганизующихся КТ на GaAs, выращенных в стандартном режиме энитаксиального роста.
Наилучшие результаты для лазеров на КТ диапазона 1,3-1,5 мкм были получены с помощью модификации метода Странски-Крастанова, так называемого активированного фазового распада (АФР) [18]. В этом методе InAs КТ формируются путем осаждения определенного количества InAs (1.7-3 МС), а затем заращиваются раствором InxGai.xAs определенной толщипы(// = 0-6 нм, х = 0-0.2). Поля напряжений, возникающие при формировании каждой КТ, приводят к миграции In в КТ, что приводит к увеличению их объема. Увеличение объема, в свою очередь, ведет к частичной релаксации напряжений в КТ, встроенных в слой IiixGai-sAs, и к заужению ширины запрещенной зоны. Это ведет к улучшению ограничения электрона и дырки и соотсетствующсму длинноволновому сднигу пика фотолюминесценции [18, 19]. Лазеры на КТ, выращенные данным способом, демонстрируют длину волны генерации до 1,3 мкм, что является недостижимым диапазоном при использовании InGaAs квантовой ямы. Данный процесс сильно зависит от количества осаждаемого InAs, а также от толщины и состава покрывающего InxGa.xAs слоя [18]. Одним из главных преимуществ описываемого метода активированного фазового распада, по сравнению с использованием АСЭ, является сохранение высокой плотности массива КТ, которая, как и в случае массива КТ в матрице GaAs, составляет 4-5x1010 см"2. Существует также схожий с АФР метод, названный авторами «КТ в ямс» [20]. В этом методе КТ формируются на InxGai.xAs буферном слое толщиной несколько нанометров, в отличие от АФР, где формирование КТ начинается без формирования буферного слоя. Наилучшие результаты, полученные обоими методами очень близки.
Первые теоретические расчеты параметров КТ основывались на том, что в КТ находится один электронный уровень и один дырочный. На самом деле структура уровней в КТ существенно сложнее [19, 21]. Пирамидальная КТ имеет длину основания 14-20 нм и содержит несколько электронных и дырочных уровней [21]. Из-за пьезо-эффскта и кулоновского взаимодействия в К Г нет вырождения даже па возбужденных состояниях. Однако, несколько возбужденных переходов, если их энергии близки, могут выступать как один «эффективный». Спектр поглощения (усиления) «эффективного» перехода будет суперпозицией спектров отдельных возбужденных переходов. Максимальное поглощение (усиление) такой суперпозиции может быть выше, чем для основпого перехода [22].
Типичный спектр электролюминесценции лазера на КТ представлен на рис. 1. При малых плотностях накачки вклад в излучение дает только основное состояние, при повышении уровня накачки наблюдается проявление более высоко лежащих состояний. При всех температурах ширина спектра основпого и возбужденного состояний достаточно узка, порядка 40-60 им, и пики хорошо различимы. При SO К лазерная генерации начинается примерно при плотности тока 500 А/см2, в то же время, при 290 К лазер не переходит в режим генерации вплоть до 5 кА/см .
Спектр модального усиления лазерной структуры с 3 слоями КТ, выращенной методом молекулярно-пучковой эпитаксии, представлен на рис.2. Поверхностная плотность КТ, оцененная из измерений методом просвечивающей электронной микроскопии, составила 4-5x10 см . Максимумы при 1,254 мкм и 1,18 мкм соответствуют основному и возбужденному состоянию. При плотности накачки 900 А/см2 усиление основного уровня насыщается. Эффект насыщения усиления связан с конечной поверхностной плотностью КТ, неоднородным уширением ансамбля КТ и конечной величиной скорости излучения КТ. Максимальное усиление для перехода с і-го электронного уровня на j-ый дырочный выражается [22]:
Свойства полупроводников лазеров с InGaAsN квантовой ямой в качестве активной области
Впервые лазеры в системе материалов InGaAsN/GaAs были предложены и реализованы в работе Kondow и др. [9] и с тех пор являются одной из основных альтернатив InGaAsP/InP лазерам. Увеличение доли In в составе раствора InGaAs приводит к увеличению постоянной решетки, в то же время увеличение N в составе раствора GaAsN ведет к уменьшению постоянной решетки раствора, поэтому согласование постоянных решеток растворов InGaAsN и GaAs можно обеспечить путем варьирования содержания In и N в InGaAsN. В свою очередь, добавление In в GaAs уменьшает ширину запрещенной зоны, в то же время, добавление N в GaAs уменьшает запрещенную зону. Поскольку InGaAs и GaAsN являются прямозоннымн полупроводниками, InGaAsN также является прямозонным полупроводником. Таким образом, раствор InGaAsN имеет ширину запрещенной зоны (0.8-1.0 эВ), поэтому оп хорошо подходит для создания длинноволновых светоизлучающих приборов, выращиваемых на подложках GaAs. Одновременное увеличение содержания In и N в растворе приводит к опусканию дна зоны проводимости и к росту потолка валентной зоны. Поэтому использование GaAs или AIGaAs материалов в качестве широкозошюй матрицы позволяет легко сформировать гетеропереход I-типа. Электронное ограничение в данных структурах должно быть очень высоким в связи с тем, что на высоту гстсробарьера в зоне проводимости приходится до 70-80% от разницы между энергиями запрещенных зон. Важно отметить, что увеличение содержания In в InGaAs увеличивает деформацию сжатия, в то время как добавление N в GaAsN приводит к росту напряжения растяжения. Как отмечалось выше, In и N оказывают разнонаправленное действие па положение дна зоны проводимости и потолка валентной зоны, поэтому одновременное добавление In и N компенсирует возникающие упругие напряжение, а также компенсирует изменение ширины запрещенной зоны, связанное с этими упругими напряжениями,
К настоящему моменту несколько научных групп продемонстрировали лазерную генерацию на гетероструктурах с InGaAsN квантовой ямой, выращенных па подложках GaAs. Низкие значения пороговой плотности тока сообщались группой «Икфинеон» для лазеров с InGaAsN одиночной квантовой ямы ОКЯ) и тремя квантовыми ямами (ТКЯ), значения составили 400 и 680Л/см, соответственно [53]. Длина волны излучения для данных лазеров составляла около 1,29 мкм. Лазерные гетероструктуры были выращены методом молекулярпо-пучковой эпитаксии (МПЭ) с радиочастотным (РЧ) плазменным источником для получения активного азота N2. Температура роста и температура последующего отжига были тщательно оптимизированы для достижения максимальной интенсивности фотолюминесценции. Лазерные гетероструктуры имели ток прозрачности на уровне 145 и 540 А/см , внутренние потери 4 и 10 см" и внутреннюю эффективность стимулированного излучения 93% и 81% для ОКЯ и ТКЯ, соответственно. Стоит отметить, что полученные значения тока прозрачности оказались приблизительно в три раза больше, чем типичные значения для InGaAs квантовых ям с длиной волны генерации 0.98 мкм. Это объяснялось более высокой эффективной массой электрона и материале InGaAsN и Оже-рскомбинацией, которая пренебрежимо мала в коротковолновых лазерах. Высокие внутренние потери можно объяснить увеличением поглощения па свободных носителях в длинноволновых лазерах.
Как отмечалось выше, традиционно используемые для спектрального диапазона 1,3 мкм гетероструктуры GalnAsP или AlGalnAs на подложках InP обладают недостаточной температурной стабильностью длины волны генерации и порогового тока (TV-60 К). В основном это связано. с тем, что ширина запрещенной зоны InP эмиттеров составляет 1.34 эВ при комнатной температуре, а 1.3-мкм InGaAsP квантовой ямы - 0.95 эВ, энергетическое разделение между ними всего 0.39 эВ, которые должны быть поделены, с одной стороны, между разрывами зоны проводимости и валентной зоны, а с другой стороны, между гетероинтерфейсами эмиттер-волновод и волновод-активная область. Малые разрывы ширины запрещенной зоны в сочетании с невысокими различиями показателей преломления материалов в этой системе приводят тому, что в лазерной структуре трудно достичь компромисса между высоким фактором оптического ограничения и слабым тепловым выбросом носителей в волноводные слои. Одновременно, вследствие малой разницы показателей преломления между GalnAs и AlInAs, для достижения требуемого для вертикального лазера коэффициента отражения распределенного Брэгговского зеркала ( 0.99) необходимо не менее 50 пар слоев. Таким образом, создание монолитных поверхностно излучающих лазеров (VCSEL) на основе вертикального микрорезонатора в данной системе материалов представляется чрезвычайно затруднительным.
Для лазеров InGaAsN/GaAs было показано, что значение модального усиления (30-50 см"1), равное типичной величине потерь в вертикально излучающих лазерных гетероструктурах (VCSEL), может быть достигнуто при плотностях тока накачки порядка 1-1.5 А/см . Значения усиления (2800 см" ) и концентрации носителей на пороге прозрачности (2.43х1018 см 3), были получены в работе [И] при учете Оже-рекомбипации для лазеров InGaAsN/GaAs. Представленные значения существенно выше, чем аналогичные для лазеров с InGaAsP КЯ, излучающими в диапазоне І.Змкм, где соответствующие значения составляют 1545 см 1 для усиления и 1.453х1018 см"3 для концентрацииII]. Это связывалось с большей эффективной массой электрона в материале (/;/ - около 0.1 массы свободного электрона). Значение дифференциального усиления, измеренное для InGaAsN КЯ, составило (dg/dJV = (5±1) 10"16смг), что указывает на возможность использования этих лазеров в качестве источника излучения в системах высокоскоростной передачи данных.
Разрывы зон проводимости и валентной зоны между InGaAsN н GaAs существенно больше, чем для пары материалов InGaAsP/InP, обычно используемой для лазеров на 1.3-1.5 мкм. Это должно существенно улучшить температурную стабильность пороговой плотности тока длинноволновых лазеров. Теоретически предсказанное значение для характеристической температуры составляет около 170 К, однако, измеренные значения заметно ниже [54,55] и в лучших образцах составляют 130 К [56]. Низкая температурная стабильность InGaAsN лазеров связывалась с наличием тока Оже-рекомбинации, а также тока утечки носителей в барьеры. Однако, в работе [57] анализ зависимости эффективности спонтанного излучения от температуры выявил большое влияние мономолекулярной безызлучательной рекомбинации на характеристики InGaAsN лазерных гетероструктур.
Температурные характеристики лазеров па квантовых точках, излучающих в диапазоне длин волн 1.25-1.29 мкм
Таким образом, задавая ток инжекции и величину порогового усиления и варьируя времена захвата тсе и т ,, чтобы удовлетворить условиям электронейтралыюсти ансамбля КТ и равенству скорости рекомбинации заданному току инжекции, можно полностью определить компоненты матрицы А. Далее, решая уравнение A xN=0, может быть найден вектор N. При этом будем считать, что лазерная генерация происходит через «основное» дырочное состояние, и вклад в оптическое усиление дает только переход электрона па «основной» дырочный уровень [34]. Таким образом, наличие «возбуждеиного» дырочного уровня существенно влияет на температурную зависимость населенности основного дырочного состояния (см. выражение 2.2). Тогда усиление будет пропорционально следующей величине: где Noo. Nu и N/2 - компоненты вектора N. Пороговый ток определяется значением тока инжекции, при котором оптическое усиление (2.5) становится равным заданному пороговому усилению (#, ).
Результаты расчета температурной зависимости пороговой плотности при различных значениях уровня порогового усиления по изложенной выше модели и значение энергии Еф{=13мэВ представлены па рис. 9а. Зависимость нормирована па пороговый ток при 300 К. Видно, что зависимость носит характерный N-образный характер, особенно выраженный при низких значениях порогового усиления. Такое поведение объясняется тем, что при что высоком пороговом усилении растет и пороговый ток и, как следствие, растет число носителей в КТ (растет заполнение КТ). При этом становится невозможным перераспределение носителей между КТ, поскольку псе КТ оказываются заполненными. Стоит обратить особое внимание на то, что с ростом порогового усиления положение максимума зависимости пороговой плотности тока смещается в сторону больших температур.
На рис. 10. представлена экспериментальная температурная зависимость пороговой плотности для гетероструктур с 2, 5 и 10 слоями КТ для длин образцов с длиной резонатора 1.5 мм, нормированная на количество слоев КТ. Видно, что с ростом числа слоев максимум пороговой плотности тока (низкотемпературный) также смещается в сторону меньших температур. Несмотря на то, что абсолютный пороговый ток для 10-слойной структуры больше, чем для структуры с 2 слоями КТ, значения порогового тока и усиления, приходящиеся на один слои, оказываются меньше. Таким образом, можно утверждать, что уменьшение порогового усиления ведет к сдвигу положения максимума пороговой плотности тока в сторону меньших температур, что полностью согласуется с результатами, полученными на основе расчета. На рис. 9Ь представлен результат расчета , температурной зависимости пороговой плотности при различных значениях уровня порогового усиления и при значении энергии Е1рц,=0мэВ (это соответствует случаю, когда нет разделения дырочных уровней). Видно, что все зависимости насыщаются с уменьшением температуры и не имеют характерного спада при низких температурах, что подтверждает определяющее влияние «возбужденного» дырочного уровня на рост пороговои плотности тока при низких температурах. Таким образом, причина появления N-образного поведения состоит в том, что увеличение температуры приводит к увеличению термического заселения вышележащих уровней размерного квантования дырок и тем самым уменьшает дырок на основном состоянии, и как следствие, ведет к падению эффективности достижения порогового усиления и, соответственно, увеличивает пороговую плотность тока. Дальнейший рост температуры ведет к росту скорости выброса носителей из КТ, что приводит к появлению возможности обмена носителями и установлению квазиравповесия между КТ. Это приводит к модификации спектра усиления и уменьшению уровня накачки необходимого для достижения порогового усиления. Указанные два процесса оказывают противоположное влияние на поведение температурной зависимости пороговой плотности тока в лазерах па КТ. При низких температурах более существенным оказывается первый процесс, и пороговая плотность тока растет с температурой (участок А). Дальнейший рост температуры и, как следствие, рост выброса носителей приводит к преобладанию второго процесса. Поэтому область отрицательной То (участок В) отвечает переходу от неравновесного к равновесному распределению носителей в массиве КТ. Доказательством этому также служит и температурная зависимость полуширины (full width at half maximum - FWHM) линии электролюминесценции (рис. 8). Зависимость измерялась для всех структур в одинаковых условиях: длина резонатора 250 мкм (такая длина обеспечивала высокие потери на выход излучения, а также сильно уменьшала эффекты перепоглощения), плотность тока накачки 20 А/см2. Хорошо видно превосходное совпадение диапазона температур, отвечающего уменьшению ширины линии, и области отрицательной характеристической температуры особенно для структуры с 10 слоями квантовых точек. Дальнейшее увеличение температуры приводит к росту выброса носителей в матрицу и, как следствие, к росту пороговой плотности тока (участок С).
Были проведены спектральные измерения, позволившие определить длину волны генерации во всем температурном диапазоне. Результаты представлены на вставке на рис.11. Зависимость носит линейный характер и позволяет утверждать, что ко всем исследованном температурном диапазоне лазерная генерация происходит через основное состояние квантовых точек. Зависимость дифференциальной квантовой эффективности (ДКЭ) от температуры для образцов длиной 2 мм представлена на рис. 11. Все зависимости имеют хорошо различимый минимум при 180-200 К. Необычным является тот факт, что увеличение ДКЭ сопровождается и увеличением пороговой плотности тока (рис. 8) на участке С.
Теоретическая модель оценки эффектиииого коэффициента Оже-рекомбинации и безызлучательного времени жизни
В первой главе отмечалось, что сверхвысокая температурная стабильность пороговой плотности тока была предсказана в одной из первых теоретических работ, посвященных лазерам на квантовых точках [7] и в значительной степени мотивировала интерес к их созданию и исследованию. В то же время, более детальное рассмотрение показало, что отсутствие зависимости пороговой плотности тока от температуры может быть реализовано только в идеальном случае, когда весь ток инжекцни расходуется на излучательпую рекомбинацию в КТ[24].
Успехи в технологии выращивания КТ [89J позволили получить массивы квантовых точек, обладающих малым разбросом по размерам и высокой степенью локализации основного состояния электронов и дырок относительно возбужденных состояний и состояний широкозоппой матрицы (материала волновода). Была достигнута характеристическая температура 170 К в диапазоне температур 10-65 С [10]. Для повышения температурной стабильности лазеров на КТ были предложены такие подходы как туннельная ипжскция носителей в КТ [32], а также легирование активной области акцепторной примесью. Использование легирования активной области для улучшения характеристик полупроводниковых лазеров на квантовых ямах исследовалось теоретически в работе [39]. Было показано, что n-легирование способствует уменьшению тока прозрачности [39], в то время как р-легирование увеличивает максимальное усиление. Высокая характеристическая температура (7 =230 К в диапазоне температур от 0 до 80 С) была продемонстрирована к лазерах на квантовых точках с р-легировапной активной областью [38], Однако легирование активной области привело к значительному падению дифференциальной квантовой эффективности, которая составила менее 20 %. Для проведения исследований, лазерные структуры были выращены методом молекулярно-пучковой эпитаксии в геометрии раздельного ограничения носителей заряда и световой волны. Были выращены три структуры, одна с нелегировашюй активной областью («нелегированная» структура) и две структуры с различной степенью легирования активной области («умеренно легированная» и «сильно легированная»). Толщина волновода составляла 0.4 мкм. Эмиттерпые слои AlGaAs толщиной 1.5 мкм с эффективным содержанием алюминия 35% легировались Si и С для достижения концентрации электронов и дырок, соответственно, на уровне I01 см" . Активная область лазерных структур состояла из 10 рядов квантовых точек InAs, разделенных слоями GaAs толщиной 33 нм (в дальнейшем «спейсерные слои»). КТ были сформированы методом активированного распада раствора InGaAs [18]. Центральная часть каасдого «спейсерпого слоя» толщиной 10 им легировалась акцепторной примесью (углеродом), при этом уровень легирования составлял 5-10 см" акцепторов на одну плоскость КТ для «умеренно легированной» и 2Т02см"2 для «сильно легированной» структуры. Все три структуры излучали в диапазоне длин волн 1.28-1.285 мкм.
Из выращенных структур были изготовлены лазеры полос ко вой конструкции с шириной полоска 100 мкм в геометрии мелісой мезы с длиной резонатора в пределах 0.5-4 мм. На зеркала резонатора, полученные скалыванием, просветляющие и отражающие покрытия не наносились. Образцы напаивались на медный теплоотвод р-контактом вниз при помощи индиевого припоя.
Для проведения температурных измерений использовалась экспериментальная установка, представленная па рис. 6. Численное значение тока накачки определялось с помощью осциллографа. Приборные характеристики исследовались в температурном диапазоне 15-150 С при возбуждении импульсами тока (длительность 300 пс, частота 1 кГц). Температура образца стабилизировалась с помощью термоэлемента Пельтье с точностью стабилизации 1 С.
На рис. 20 представлена зависимость пороговой плотности тока от потерь на выход излучения. «Нслегированная» структура продемонстрировала самое низкое значение пороговой плотности тока 110 А/см (лазер с длиной резонатора 2 мм), в то время как «умеренно легированная» и «сильно легированная» лазерные структуры показали значение пороговой плотности тока 233 Л/см2 и 380 А/см2 , соответственно, для лазеров той же длины.
На рис.21 представлена зависимость обратной дифференциальной квантовой эффективности от длины резонатора для всех трех структур. Данная зависимость позволила оценить внутренние оптические потери и внутреннюю квантовую эффективность стимулированного излучения. Видно, что «нелегированная» структура имеет самые низкие внутренние потери 1.6 см"1 и высокую внутреннюю квантовую эффективность около 80%, в то же время, потери в «легированных» структурах растут с ростом степени легирования и составляют 2 см" и 5.4 см для «умеренно легированной» и «сильно легированной» структур, соответственно. На рис. 22 представлены зависимости пороговой плотности тока от температуры. На вставке приведены зависимости длины волны лазерной генерации от температуры для всех трех структур. Характеристическая температура пороговой плотности тока составила 70 К для «нелегированной» и 1200 К. для «сильно легированной» структур в диапазоне температур 17-65 С. Для «умеренно легированной» структуры она составила 550 К в диапазоне температур 17-55С. Монотонный, близкий к линейному, ход зависимости длины волны лазерной генерации, представленный на рис. 22, позволяет утверждать, что во всем исследуемом температурном диапазоне генерация происходит через основное состояние КТ. Обращает на себя внимание тот факт, что если в случае «нслегироваппой» структуры температурная зависимость пороговой плотности тока носит практически линейный характер, то температурная зависимость для «легированных» структур содержит два линейных участка (см. рис.22). При температуре выше 75С температурная стабильность «легированных» структур ухудшается, что сопровождается уменьшением характеристической температуры до 57 К и 59 К для «умеренно легированной» и «сильно легированной» структур, соответственно. Для «нелегироваппой» структуры диапазон выше 75 С описывается характеристической температурой 56 К.
