Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы 7
1.1. Сверхизлучение в двухуровневых системах 7
1.2. Особенности сверхизлучения в полупроводниках 16
Глава 2. Исследование особенностей спектральных характеристик излучения низкоразмерных гетероструктур 25
2.1. Методы исследования сверхкоротких лазерных импульсов 25
2.2. Форм-фактор однородного и неоднородого уширения 27
2.3. Изготовление низкоразмерных гетероструктур, методика подготовки образцов 32
2.4. Методика проведения мощностных и спектральных исследований 35
2.5. Особенности спектров излучения низкоразмерных гетероструктур 39
Глава 3. Динамические характеристики излучения низкоразмерных гетероструктур 59
3.1. Методика измерения временной когерентности 59
3.2. Результаты измерений временной когерентности спонтанного излучения лазерной гетероструктуры на квантовой яме 62
Глава 4. Феноменологическая модель спонтанного возникновения в активной области гетероструктуры вблизи порога лазерной генерации сверхизлучающих доменов ("макродиполей")
4.1, Образование доменов с повышенной концентрацией неравновесных носителей заряда в активной области гетерострукутры на квантовой яме 65
4.2. Вычисление профиля концентрации неравновесных носителей в домене 72
4.3. Модель возникновения сверхизлучения в полупроводниковых гетероструктурах 76
Заключение 78
Литература 85
- Особенности сверхизлучения в полупроводниках
- Изготовление низкоразмерных гетероструктур, методика подготовки образцов
- Результаты измерений временной когерентности спонтанного излучения лазерной гетероструктуры на квантовой яме
- Образование доменов с повышенной концентрацией неравновесных носителей заряда в активной области гетерострукутры на квантовой яме
Введение к работе
Развитие прикладных направлений полупроводниковой оптоэлектроники долгое время было направлено, в основном, на достижение большей мощности излучения, расширение спектрального диапазона излучения, повышение температурной стабильности характеристик, увеличение времени жизни приборов. Современные оптические системы передачи данных предъявляют высокие требования к временным характеристикам излучения, лежащим уже в субпикосекундном диапазоне [1]. Однако, связанные с ними фундаментальные физические проблемы до сих пор остаются недостаточно исследованными.
В последние годы неуклонно растет интерес к резонансному взаимодействию неравновесных носителей заряда в полупроводниковых лазерных структурах через электромагнитное поле их излучения в процессе рекомбинации [см. напр. 2]. Такого рода резонансные процессы хорошо изучены для твердотельных и газовых лазеров и называются "сверхизлучение Дике". Этот эффект вызван малым расстоянием между излучающими центрами по сравнению с длиной волны излучения и проявляется в возникновении всплесков когерентного излучения, причем интенсивность излучения пропорциональна квадрату числа излучающих центров, участвующих в процессе. Такого рода процессы могут оказывать серьезное влияние на характеристики инжекционных лазеров.
К началу данной работы импульсы сверхизлучения субпикосекундной длительности наблюдались в излучении инжекционных лазеров с помощью оптического автокоррелятора [2,3]. Кроме того, были предприняты попытки теоретического описания особенностей сверхизлучательных процессов в квантоворазмерных гетероструктурах [4]. Тем не менее, детального исследования сверхизлучательных процессов в полупроводниковых гетероструктурах проведено не было. Так, в частности, не были исследованы зависимости длительности импульсов сверхизлучения от накачки, температуры и размеров активной области. Кроме того, не существовало теоретической модели для описания механизма возникновения сверхизлучения в полупроводниковых гетероструктурах. Влияние присутствия сверхкоротких импульсов в излучении полупроводниковых гетероструктур на спектральные характеристики также не было исследовано.
Целью настоящей работы являлось детальное исследование процессов сверхизлучения и их проявлений во временных и спектральных характеристиках излучения низкоразмерных полупроводниковых гетероструктур, а также создание теоретической модели механизма возникновения сверхизлучения в таких структурах.
Для достижения поставленной цели, в ходе работы решались следующие основные задачи: -развитие электролюминесцентного метода исследования спонтанной рекомбинации применительно к изучению коллективных эффектов в квантоворазмерных гетероструктурах; получение на базе выражений теории сверхизлучения двухуровневых систем аналитических выражений, позволяющих описывать спектры спонтанного излучения квантоворазмерных гетероструктур; исследование особенностей спонтанной излучательной рекомбинации в лазерах на основе гетероструктур с активной областью на квантовых ямах и квантовых точках; экспериментальная оценка характеристического времени сверхизлучения в полупроводниковых гетероструктурах, а также размеров сверхизлучающей области; исследование влияния температуры, плотности тока накачки и размеров активной области на характеристическое время сверхизлучения; разработка теоретической модели механизма возникновения сверхизлучения в квантоворазмерных гетероструктурах.
На защиту выносятся следующие положения:
Положение 1
Неравновесные носители заряда (электрон-дырочная плазма) в лазерной гетероструктуре вблизи порога лазерной генерации могут спонтанно образовывать сверхизлучающие домены, имеющие характерный мезаскопический размер 1-1.5 мкм.
Положение 2
Модель на основе теории сверхизлучения двухуровневых систем позволяет численно описывать с высокой степенью точности экспериментальные спектры спонтанного излучения низкоразмерных лазерных гетероструктур.
Положение 3
Характеристическое время сверхизлучения в лазерных гетероструктурах при плотностях тока накачки, соответствующих рабочему режиму инжекционных лазеров, составляет десятки фемтосекунд и практически не меняется при изменении тока накачки больше, чем на порядок, что отличает сверхизлучение в полупроводниках от ситуации классических двухуровневых систем.
Особенности сверхизлучения в полупроводниках
Полупроводниковые лазеры привлекают к себе внимание главным образом в силу того, что их малые размеры и незначительное потребление энергии обеспечивают для многих применений существенные преимущества. При этом часто, например для быстрой передачи и обработки информации, важную роль играет возможность генерации ультракоротких импульсов. В отличие от лазеров других типов в диодных лазерах очень короткие импульсы могут быть получены в режиме самовозбуждающихся пульсаций [21], а также методом включения усиления или добротности [22-25]. Модуляция добротности резонатора или усиления необязательно должно проводиться с жестко заданной частотой повторения, как это имеет место при активной синхронизации мод, а может, например, осуществляться в виде одноразового включения, ведущего к образованию короткого моноимпульса [33, раздел 2.5]. Минимально достижимая длительность импульсов определяется при этом временем затухания поля в резонаторе, которое соответствует по крайней мере нескольким периодам пробега резонатора 2Х/с. Типовые лазерные диоды позволяют работать с резонаторами порядка 1 мм, время прохода которых имеет порядок 10 " с. Это указывает на возможность генерации очень коротких моноимпульсов. Короткие импульсы инжекционного тока позволяют получить импульсы длительностью порядка 50 пс. Выбирая резонаторы специальной конструкции и используя оптический способ включения усиления, удается проникнуть даже в пикосекундную и субпикосекундную области. Так, в работе [27] был создан резонатор с оптической длиной 12 мкм, время прохода которого равнялось 0.08 пс. При этом толщина активного полупроводникового элемента, полоски из GaAs, составляла лишь 1-2 мкм. Это устройство накачивалось моноимпульсом длительностью I пс от лазера на красителе с синхронизацией мод. Имевшее при этом предельно быстрое включение усиления позволило получить импульсы с длительностью менее 1 ПС.
Из изложенного следует, что реализуемые длительности импульсов ограничены областью, лежащей выше времени прохода резонатора. Еще более короткие импульсы могут быть получены только при синхронизации мод [33]. Для этого, в частности, применяются активная синхронизация мод путем модуляции инжекционного тока с частотой, равной обратному времени прохода резонатора [28,29], а также синхронная накачка. Предельно короткие импульсы в полупроводниковых лазерах можно получить при пассивной синхронизации мод. Впервые пассивная синхронизация мод полупроводниковых лазеров наблюдалась Иппеном, Эйленбергером и Диксоном [30]. Для минимизации длительности импульса обычно используется оптическая система, в которой лазерный диод используется в качестве активного элемента во внешнем резонаторе [30]. Выходное зеркало внешнего резонатора образуется непросветленной торцевой поверхностью лазерного диода. Излучение, проходящее через хорошо просветленную поверхность противоположного торца диода, достигает объектива микроскопа с большой апертурой, а затем падает на глухое зеркало. С помощью описанной системы авторы работы [31] получили длительность импульса 0.65 пс. Получаемые в лабораторных условиях полупроводниковые лазеры с интегрированным насыщающимся поглотителем, способные работать в режиме модуляции добротности, излучающие импульсы света в несколько пикосекунд, уже с успехом используются. Например, в качестве источника оптической накачки в установках для исследования фотолюминесценции с временным разрешением [32]. В работе [33] авторы исследовали GaAs/AIGaAs лазеры, в конструкции которых использовался насыщающийся поглотитель, создаваемый имплантацией в зеркала лазера тяжелых ионов с высокой энергией. Такие лазеры, работающие в режиме модуляции добротности, излучают ультракороткие импульсы (типичные параметры: 10 пДж энергии в одном импульсе длительности 10 пс). В работе лазеров такого типа используется эффект насыщения оптических потерь в ионно-имплантированном слое, в результате которого поглотитель просветляется. Этот эффект обычно описывается за счет существенного сдвига края поглощения вследствие эффекта Бурштейна-Мосса, вызванного ростом концентрации носителей заряда.
Проведенные авторами оценки показали, что, при имевших место параметрах излучения, размерах слоя, подвергшегося имплантированию, разумных временах жизни носителей заряда, поперечном сечении активной области, концентрация носителей заряда на два порядка меньше, чем та, которая необходима для существенного сдвига края поглощения. Было высказано предположение о том, что достаточно длинный ( 1 не) импульс спонтанного излучения, «просветляющий» поглотитель, на самом деле состоит из хаотически возникающих коротких и мощных (длительность меньше I пс) световых импульсов, которые обычными методами не зарегистрировать. Наличие таких мощных импульсов позволило бы объяснить природу динамического сдвига края поглощения за счет эффекта Бурштейна-Мосса. Таким образом, удалось описать механизм внутренней модуляции добротности в исследуемых лазерах.
В 1988 году при исследовании излучения GaAs/AIGaAs инжекционных лазеров (7, = 850нм), работающих в режиме модуляции добротности, авторы работы [34] наблюдали разбиение огибающей мощных ультракоротких импульсов на субимпульсы. Впоследствие, один из авторов, П.П.Васильев, исследовал трехсекционные полупроводниковые лазеры с насыщающимся поглотителем в центре резонатора (лазеры с пассивной модуляцией добротности) [35]. Были обнаружены когерентные осцилляции оптического поля излучения с изменением знака поля с частотой более 1 ТГц. Оптический спектр для такого режима работы лазера представлял собой дублет с расстоянием между модами, равным обратному периоду осцилляции.
Отмеченные выше особенности характеристик излучения указывают на наличие когерентного взаимодействия поля и среды [2,11,36]. Используя всю совокупность полученных экспериментальных данных (в том числе, данных автокорреляционных измерений излучения лазеров с насыщающимся поглотителем), П.П.Васильев делает вывод о том, в данном случае имеет место когерентный процесс, обусловленный сверхизлучением (СИ) в среде полупроводникового лазера. Кооперативное излучение в многосекционном полупроводниковом лазере приводит к генерации мощного ультракороткого импульса, который когерентно взаимодействует с полупроводниковой средой.
Изготовление низкоразмерных гетероструктур, методика подготовки образцов
Двойная гетероструктура с раздельным ограничением (РО ДГС) в системе InGaAs/GaAs была выращена методом молекулярно-пучковой эпитаксии (МПЭ) на и-GaAs подложке (100), легированной кремнием, В середине слоя GaAs толщиной 200 нм, отделенного от поверхности и лодложки короткопериодными сверхрешетками AlAs/GaAs, размещалась активная область. Активная область представляла собой квантовую яму — слой Ino.isGao.sjAs толщиной 100 А.
После выращивания подложка утоньшалась путем химического травления до 100-150 мкм, Образцы для исследований изготавливались в полосковой геометрии с шириной полоска 60 мкм. В качестве межполосковой изоляции использовался слой a-Si (удельное сопротивление 108-109Ом см при 300 К). Омические контакты формировались методом термического напыления в вакууме: AuZn/Ni/Au (0.2 мкм) к слою р+ -GaAs и AuGe/Ni/Au (0.3 мкм) к подложке н+ - GaAs. Контакты вжигались при температуре 430С в течение 1 мин.
Лазерная AlGaAs/GaAs гетероструктура, имеющая в качестве активной области массив из 10 слоев вертикально-связанных InGaAs квантовых точек, была выращена методом Странского-Крастанова с помощью МПЭ [48]. Структуры выращивались на подложках GaAs (100) в установке молекулярно-пучковой эпитаксии Riber 32Р с твердотельным источником мышьяка. Чтобы избежать сегрегации и переиспарения In, температура подложки при осаждении КТ и слоя AlxGa.xAs толщиной 100 А, непосредственно прикрывающего массив КТ, была выбрана 485С. Температура роста остальной части структуры составляла 700С. Рост проводился в As-стабилизированных условиях. Массив вертикально-совмещенных квантовых точек (ВСКТ) формировался в результате десятикратного осаждения слоев КТ, разделенных прослойками AlGaAs с эффективной толщиной 50 А. В качестве материала квантовых точек использовался Ino.5Gao.5As с эффективной толщиной 12 А.
При осаждении сильно напряженного слоя InGaAs на поверхности AlGaAs (100) по достижении некоторой критической толщины происходит морфологический переход от двумерного (послойного) к трехмерному (островковому) режиму роста. На поверхности образуется массив островков InGaAs, лежащих на тонком (около 2 монослоев) смачивающем слое InGaAs. Заращенные слоем AlGaAs эти островки могут рассматриваться как массив квантовых точек в матрице более щирокозонного материала.
На основе описанной выше гетероструктуры с квантовыми точками были созданы РО ДГС инжекционные лазеры. В середину нелегированного волноводного слоя AlxGai.xAs (х = 0.5 + 0:15) толщиной 0.4 мкм помещался массив ВСКТ Ino.5Gao.5As/Alo.15Gao.g5As (N - 10). Толщина эмиттерных слоев Alo.5Gao.5As составляла 1.5 мкм. В качестве легиругощей примеси я- и р-типа использовались Si и Be, соответственно. Омические контакты формировались аналогично структуре на квантовой яме. Исследовались полосковые лазеры с шириной полоска 114 мкм.
При создании экспериментальных образцов для электролюминесцентных исследований использовалась процедура раскалывания эпитаксиальной пластины по плоскостям естественного скола (кристаллографические плоскости кристалла). При этом сколотые по плоскости {110} поверхности служили зеркалами оптического резонатора Фабри-Перо. Причем, коэффициент отражения от них, рассчитанный по формулам Френеля, составляет Rj = R2 35 %. В данной работе были исследованы лазеры только полосковой геометрии с длиной резонатора в диапазоне 300-500 мкм.
Для температурных исследований и измерений при квазинепрерывной накачке, когда необходим интенсивный отвод тепла вследствие разогрева активной области, образцы припаивались со стороны эпитаксиальных слоев на покрытый тонким слоем индия (толщиной 2-3 мкм), выполняющего роль припоя, медный теплоотвод, одновременно являющийся электрическим контактом. Механические напряжения, возникающие при пайке вследствие различия коэффициентов теплового расширения, сводятся к минимуму относительно мягким индием [49, т.2, стр.188]. Другой электрический контакт формировался припаиванием золотой проволоки диаметром 20-50 мкм к контактному слою со стороны подложки, в качестве припоя использовался сплав Розе (7 . 75 С) или ПОС (Гвд. 220 С).
Также для исследований были изготовлены светодиоды с малыми оксидными апертурами, по технологии, используемой для создания вертикально-излучающих лазеров (vertical cavity surface emitting lasers, VCSEL) [50]. Они представляли собой AlGaAs/GaAs гетероструктуру с InGaAs квантовой ямой в качестве активной области. Однако поверхность гетероструктуры не покрывалась диэлектрическим зеркалом, что исключало лазерную генерацию. Диаметр апертуры варьировался от 20 до 1.5 мкм. Исследования проводились при 77 К. Для измерений образец наклеивался теплопроводящим клеем подложкой вниз на медный держатель. Такой монтаж неизбежно несколько повышает тепловое сопротивление. Кроме того, высокое омическое сопротивление малой апертуры приводило к существенному разогреву активного слоя. То есть фактическая температура активного слоя превышала 77 К.
Результаты измерений временной когерентности спонтанного излучения лазерной гетероструктуры на квантовой яме
Обычно процессы, уширяющие линию спонтанного излучения, разбивают на две категории, которые характеризуются разными качественными свойствами и связаны с двумя основными формами линии [52]. Одна категория содержит такие источники уширения, в которых благодаря статистическому распределению некоторых параметров, определяющих частоту перехода, разные излучатели поглощают или излучают свет, немного различный по частоте. Такие процессы уширения обычно приводят к гауссовой форме линии. Доплеровское уширение принадлежит к этой категории, причем скорость атома (или другого излучателя) является статистическим параметром. Атомы, излучающие на данной частоте, в принципе отличаются от остальных атомов своей компонентой скорости, параллельной излученному световому пучку. Другим примером служит испускание света атомами, внедренными в кристалл. При этом флуктуации локального напряжения могут вызвать сдвиги частоты атомных переходов. Эти механизмы принадлежат к категории механизмов неоднородного уширения.
Лоренцева форма линии соответствует механизмам однородного уширения, когда все излучающие или поглощающие объекты идентичны друг другу. Это свойственно процессам излучательного или ударного уширения, когда ширина линии Ахи обусловлена неким средним временем At, в течение которого излучательный переход не возмущается. Эти две величины связаны между собой квантово механическим принципом неопределенности.
Относительно форм-фактора однородного уширения для излучения полупроводникового лазера в литературе нет единого мнения. В современных расчетных работах используются различные формы контура - от лоренцевой до гауссовой [44]. Необходимо отметить, что полученные в рамках данной работы спектры излучения не описываются ни классической линией Лоренца (рис. 76), ни линией Гаусса. Авторы работ [44] также указывали на отличие формы спектра излучения гетероструктуры на квантовой яме от контура Гаусса или Лоренца. Как уже отмечалось выше, линия с профилем (2.2.7), являющаяся однородно уширенной линией сверхизлучения, имеет характерные экспоненциальные симметричные подъем и спад. Из рисунка 7а,б видно, что спектр излучения лазерной гетероструктуры на квантовой яме при температуре 77 К почти идеально может быть описан с помощью формулы (формула 2.2.7).
Спектр излучения образцов также исследовался в широком интервале плотностей тока накачки при температурах от 77 К до комнатной. Результаты для плотности тока накачки 500 А/см2 представлены на рис. 8. Видно, что при 100 К спектр имеет четко очерченные симметричные экспоненциальные подъем и спад. По мере возрастания температуры максимум спектра сдвигается в сторону низких энергий, в соответствии с температурной зависимостью ширины запрещенной зоны. Правый склон спектра искажается излучением носителей, имеющих энергию заметно выше ширины запрещенной зоны. Начиная с 250 К спектр имеет выраженное плато. Наклон левого края спектра остается выражено экспоненциальным во всем температурном интервале.
Разумно предположить, что при более высоких температурах тепловое распределение носителей должно искажать спектр, т.к. фактор Ro в формуле (2.2.5) нельзя полагать равным -функции. Это было проверено экспериментально. Если посмотреть на рис, 8, то видно, что при ШОК доминирует фактор однородного уширения и спектр имеет четко очерченные симметричные экспоненциальные подъем и спад. Такой спектр может быть описан с помощью выражения (2.2.7). По мере возрастания температуры форма спектра начинает искажаться, наклон левого края спектра уменьшается с температурой, но он остается выражено экспоненциальным, что позволяет вычислить параметр г# во всем диапазоне температур. Для вычислений была использована формула (2.2.9). Эта зависимость приведена на рис. 9, на котором представлены параметры Тн и для других плотностей тока. Обращает на себя внимание немонотонный характер приведенной зависимости.
Спектр излучения образцов также исследовался в широком интервале плотностей тока накачки при температурах от 77 К до комнатной. При этом, чем выше был ток накачки, тем дольше однородное уширение доминировало с увеличением температуры. Рис. 10 показывает зависимость спектров излучения от тока при комнатной температуре. Видно, что если при накачке в 500 А/см2 спектр имеет уплощенную вершину, дальнейшее возрастание тока приводит к появлению максимума с характерной формой, близкой к описываемой формулой (2.2.7). Правый край спектра остается уширенным тепловым распределением носителей. Спектр также показывает, что при плотности тока в 1660 А/см2 основная доля энергии излучается посредством коллективного резонанса. Зависимость характеристического времени ты от тока накачки при комнатной температуре, вычисленная по наклону левого края спектра, показана на рис. 11. Обращает на себя внимание факт несущественного изменения этого параметра при изменении накачки на порядок, в то время как из формулы (1.1.5) следует обратно пропорциональная зависимость т от ЛГпри piN».
Образование доменов с повышенной концентрацией неравновесных носителей заряда в активной области гетерострукутры на квантовой яме
Проведенное выше рассмотрение позволяет говорить о том, что с ростом концентрации неравновесных носителей заряда в активной области гетерострукутры при достижении некоторого критического значения (в данном случае По) система разбивается на домены, тем самым происходит неравновесный фазовый переход второго рода. Домены представляют собой устойчивые образования, обладающие характерным мезаскопическим размером. Каждый домен представляет собой область квантовой ямы, в которой излучение локализовано, так как диэлектрическая проницаемость внутри домена больше, чем снаружи. То, что домен представляет собой оптически более плотную среду связано с тем, что мнимая часть диэлектрической проницаемости внутри домена положительна и равна нулю на границе. Таким образом, можно говорить о том, что в пределах одного домена возникает эффект наподобие "обратной связи", приводящий к тому, что домен излучает когерентно (все излучатели внутри домена находятся в одной фазе) как единое целое. При этом суммарное излучение лазерной гетероструктуры ниже порога лазерной генерации все еще остается некогерентным, так как домены в активной области не сфазированы между собой. Таким образом, был рассмотрен процесс спонтанного образования в активной области лазера когерентно излучающих доменов. Именно спонтанная фазировка излучающих носителей без какого-либо внешнего когерентного воздействия на систему является отличительной чертой "сверхизлучения Дике" [11]. Разумно предположить, что в образовавшихся доменах рекомбинация неравновесных носителей происходит именно сверхизлучательным образом.
Исходя из такого предположения, оценим характеристическое время излучения, присущее таким доменам. Для этого воспользуемся критерием, связывающим максимальный размер сверхизлучающей области Zmax с характеристическим временем сверхизлучения TSR (смотри 1.1, выражение (1.1.11), а также [11]). В выражении (1.1.11) под с следует понимать скорость света в материале. Подставляя в выражение (1.1.11) ранее полученную оценку размера домена с повышенной концентрацией неравновесных носителей и скорость света в материале 0.97-10шсмсек" , получаем оценку значения характеристического времени сверхизлучения TSR = 10 фс. Отметим, что данное значение находится в хорошем согласии с ранее полученными экспериментальными оценками (см. 2.5).
При дальнейшем увеличении концентрации неравновесных носителей, концентрация доменов щ в активной области полупроводникового лазера увеличивается, и при некотором значении концентрации неравновесных носителей домены начинают перекрываться. Это происходит при выполнении следующего соотношения: пЦ3 2х0 -1. При этом происходит фазовый переход из состояния сверхизлучения в состояние вынужденного излучения.
В ходе данной работы получены следующие основные результаты: 1. Детально исследованы мощностные и спектральные характеристики излучения гетероструктур с активной областью на основе квантовых ям и квантовых точек, а также их временная когерентность. 2. На базе выражений теории сверхизлучения двухуровневых систем получено аналитическое выражение для однородно уширенного спектра спонтанного излучения лазерных полупроводниковых гетероструктур, имеющего характерные экспоненциальные подъем и спад. Наблюдалось хорошее согласие теории с экспериментальными данными для InGaAs/GaAs лазерной гетероструктуре на квантовой яме. 3. На базе выражений теории сверхизлучения двухуровневых систем получено аналитическое выражение, позволяющее описывать спектры спонтанного излучения гетероструктур, учитывающее неоднородное уширение. Параметрами при этом описании являются физически понятные переменные: энергия перехода, энергия неоднородного уширения, характеристическое время сверхизлучения. Полученное выражение с высокой степенью точности описывает экспериментально полученные данные для InGaAs/GaAs гетероструктуры, имеющей в качестве активной области массив из 10 слоев вертикально-связанных квантовых точек. 4. Исследование параметров спектров излучения лазерных гетероструктур позволили оценить величину характеристического времени сверхизлучения, составившую десятки фемтосекунд. Исследование зависимости временной когерентности спонтанного излучения InGaAs/GaAs лазерной гетероструктуры на квантовой яме дало такую же оценку для характеристического времени сверхизлучения, 5. Обнаружено, что характеристическое время сверхизлучения слабо зависит от плотности тока накачки и температуры, что объясняется особенностями процесса сверхизлучения в полупроводниковых гетероструктурах, проявляющимися в формировании сверхизлучающих доменов с постоянным характерным размером в активной области гетероструктур. 6. Исследование зависимости параметров спектров излучения от размеров поперечной области лазерных гетероструктур позволило установить верхнюю границу размеров области, которая может быть вовлечена в сверхизлучательный процесс, Этот размер составил 1.5 мкм. 7. Сформулирована феноменологическая модель, описывающая спонтанное возникновение сверхизлучающих доменов ("макродиполей") в активной области гетероструктуры вблизи порога лазерной генерации. Полученные оценки показали, что эти домены имеют характерный мезаскопический размер 1 мкм, а их характеристическое время излучения лежит в субпикосекундном диапазоне.
