Перестраиваемые лазеры на основе гетероструктур InAsSb/InAsSbP, работающие в спектральном диапазоне 3-4 мкм Астахова Анастасия Павловна

Содержание к диссертации

Введение

Глава 1. Перестраиваемые по частоте диодные лазеры в средней ИК области спектра. Обзор литературы 11

1.1. Предварительные замечания. Полупроводниковые диодные лазеры средней ИК области спектра. 11

1.1.1. Лазеры на основе соединений А 13

1.1.2. Лазеры на основе соединений AniBv. 29

1.2. Тепловая перестройка частоты диодных лазеров. 38

1.3. Применение лазеров в диодно-лазерноЙ спектроскопии. 42

1.4. Выводы. 48

1.5. Постановка задачи. 50

Глава 2. Методика изготовления диодныж лазеров на основе гетероструктур InAsSbflnAsSbP

2.1. Технология выращивания лазерных гетероструктур InAsSb/InAsSbP 51

2.1.1. Использование твердых растворов соединений А В для изготовления полупроводниковых приборов .

2.1.2. Методы получения твердых растворов А3В5. 52

2.1.3. Технология постростовой обработки лазерных гетероструктур InAsSb/InAsSbP.

2.2. Конструкция гетеролазеров 55

2.3. Описание исследованных образцов 58

2.3.1. Лазеры на основе двойных гетероструктур 58

2.3.2. Лазеры с раздельным электрическим и оптическим ограничением. 58

2.4. Методика измерений спектрального и пространственного распределения излучения лазеров

2.4.1. Схема питания и модуляции 62

2.4.2. Схема механической развертки по длинам волн. 63

2.4.3. Схема механической развертки по углам. 63

2.4.4. Схема регистрации диаграмм направленности и спектров излучения 63

2.4.5. Методика измерения перестройки лазера. 64

Выводы. 67

Глава 3. Токовая перестройка длины волны излучения диодных лазеров на основе гетероструктур InAsSb/InAsSbP Предварительные замечания 68

3.1. Электрические и электролюминесцентные свойства лазерных диодов на основе гетероструктур InAsSbP/InAsSb/InAsSbP.

3.1.1. Вольт-амперные характеристики лазеров на основе ДГС 68 biAsSb/biAsSbP и лазеров с раздельным ограничением .

3.1.2. Вольт-фарадные характеристики гетеропереходов InAsSbP/InAsSb/InAsSbP

3.1.3. Электролюминесцентные характеристики лазеров на основе InAsSbP/InAsSb/InAsSbP

3.2. Зависимость порогового тока диодных лазеров от геометрии меза-полоска 74

и от температуры.

3.2.1. Зависимость порогового тока лазеров на основе ДГС DnAsSb/InAsSbP от геометрических параметров мезаполоска.

3.2.2. Максимальная рабочая температура лазеров 76

3.2.3. Поляризация когерентного излучения лазеров на основе гетероструктур InAsSb/InAsSbP.

3.2.4. Дифференциальная квантовая эффективность лазеров. 80

3.3. Перестройка диодных лазеров на основе двойных гетероструктур InAsSb/InAsSbP

3.3.1. Температурная перестройка спектра излучения лазеров. 83

3.4. Токовая перестройка спектра излучения лазеров. Предварительные замечания. 89

3.4.1. Пространственное распределение лазерного излучения в зависимости от тока (пространственные колебания

3.4.2. Быстрая перестройка длины волны излучения лазеров с током 101

Выводы. 115

Глава 4. Применение диодных лазеров на основе гетероструктур InAsSb/InAsSbP для записи линий поглощения газов. Предварительные замечания 116

4.1. Основные требования, предъявляемые диодно-лазерной спектроскопией і 16 высокого разрешения к перестраиваемым диодным лазерам.

4.2. Ширина лазерной линии в перестраиваемых диодных лазерах 117

4.3. Методика исследований. 121

4.4. Диодная лазерная спектроскопия на основе одномодового перестраиваемого на 100А лазера .

4.4.1. Характеристики одномодового перестраиваемого на 100А лазера на основе InAsSb/InAsSbP.

4.4.2. Спектры пропускания газов вблизи длины волны 3,2jim, измеренные при сканировании лазерным лучом.

4.5. Диодная лазерная спектроскопия в двух модах на основе лазера InAsSb/InAsSbP вблизи длины волны 3,6мкм.

4.5.1. Характеристики перестраиваемого в двух модах лазера на основе InAsSb/biAsSbP.

4.5.2. Спектры пропускания газов вблизи длины волны 3,6|лт, измеренные при сканировании лазерным лучом.

Выводы. 137

Заключение 138

Список литературы

• Лазеры на основе соединений А
• Использование твердых растворов соединений А В для изготовления полупроводниковых приборов
• Вольт-амперные характеристики лазеров на основе ДГС 68 biAsSb/biAsSbP и лазеров с раздельным ограничением
• Диодная лазерная спектроскопия на основе одномодового перестраиваемого на 100А лазера

Введение к работе

Данная работа посвящена как исследованию частотной перестройки лазеров на основе двойных гетероструктур InAsSb/InAsSbP для спектрального диапазона 3-4мкм и выяснению ее природы, так и разработке нового физического подхода к быстрой перестройке частоты генерации лазера.

Актуальность темы

Перестраиваемые полупроводниковые лазеры, работающие в спектральном диапазоне 3-4 мкм, становятся в последнее время ключевым элементом молекулярной спектроскопии высокого разрешения. Дело в том, что в данная область спектра уникальна. С одной стороны, здесь находится большее количество характеристических линий поглощения природных и промышленных газов таких, как метан CRt, сероводород H2S, аммиак ЫНз, пропан СгНб и других [1], чем в ближней инфракрасной области, для которой имеются высококачественные лазерные диоды. С другой стороны, в этом диапазоне отсутствуют сильные линии поглощения воды, что важно для дальнометрии. Поэтому источники излучения на спектральную область 3-4 мкм могут использоваться для решения многих научных и практических задач молекулярной спектроскопии, таких как создание газовых анализаторов высокой чувствительности и быстродействия, химического анализа, активного мониторинга окружающей среды, медицинской диагностики, контроля за технологическими процессами. В некоторых случаях для газоанализа достаточно использовать и светодиоды. Хотя их мощность и невелика (несколько мкВт), они способны работать при комнатной температуре в непрерывном режиме (CW), гораздо дешевле по стоимости и проще в эксплуатации. Однако для молекулярной спектроскопии высокого разрешения (на уровне ppb) требуется узкая ширина линии 1-ШМГц, которую могут обеспечить только когерентные источники излучения. Использование в качестве источника излучения перестраиваемого лазерного диода дает возможность не только определить присутствие газа в смеси и сделать вывод о его концентрации, но и прописать профиль линии поглощения его молекул.

Кроме того, излучение в этой области спектра имеет низкие оптические потери во флюоритных стеклах. Такой эффект связан с тем, что с ростом длины волны уменьшаются потери на релеевское рассеяние (-1/Х⁴). Применение этих лазеров в средствах волоконно-оптической связи нового поколения на основе флюоритных стекол позволяет уменьшить величину оптических потерь до 2.5*10"⁴ дБ/км, благодаря чему становится возможным

увеличить протяженность световодных линий без ретрансляторов на большие расстояния

* вплоть до 1000 км.

Поэтому полупроводниковые диодные лазеры в этой спектральной области очень

* перспективны, несмотря на то, что работают при температурах, близких к криогенным.

Целью настоящей работы являлось исследование перестройки длины волны излучения лазеров на основе ДГС InAsSb/InAsSbP, излучающих в спектральном диапазоне 3-4мкм, и разработке нового метода перестройки частоты генерации лазера

Научная новизна г

1. Исследована тепловая перестройка длины волны излучения в сторону больших длин

волн диодного лазера на основе гетероструктур InAsSbP/InAsSb/InAsSbP при изменении температуры.

2. Впервые экспериментально обнаружена и исследована быстрая перестройка длины волны излучения в сторону более коротких длин волн диодного лазера на основе гетероструктур InAsSbP/mAsSb/InAsSbP при изменении величины питающего тока.

3. Обнаружено сужение потока лазерного излучения (самофокусировка) в интервале токов, где наблюдался максимальный сдвиг длины волны излучения в сторону более коротких длин волн.

4. Впервые установлено, что такой характер перестройки вызван влиянием нелинейных оптических эффектов, которые возникают в активной области по причине неоднородности инжекции по ширине полоска. Рассмотрена теоретическая модель явления.

5. На основе расчетов произведена оценка скорости токовой перестройки длины волны излучения.

6. Измерены спектры пропускания ряда природных газов таких как OCS, СО, НгО СНзСІ, ЫгО при сканировании кюветы перестраиваемым диодным лазером.

Научные положенья

Результаты проведенных исследований позволили сформулировать следующие научные

*

положения, выносимые на защиту:

) 1. В лазерах на основе гетероструктур InAsSbP/InAsSb/InAsSbP, работающих в

," спектральном диапазоне 3-4 мкм при нагревании их импульсом тока или при

изменении температуры происходит смещение длины волны излучения отдельной

7 моды в сторону больших длин волн со скоростью 1-2 А/К. Эта перестройка носит название тепловой и вызвана, главным образом, зависимостью коэффициента преломления полупроводника от температуры. Быстродействие тепловой перестройки определяется временем тепловой релаксации кристалла и составляет десятки - сотни микросекунд.

7. В полосковых лазерах на основе гетероструктур InAsSbP/InAsSb/InAsSbP с шириной полоска 10+40мкм и длиной резонатора 200*5ООмкм при изменении величины питающего тока от одного до четырех пороговых значений наблюдается токовая перестройка длины волны излучения в коротковолновую сторону, обусловленная нелинейными оптическими эффектами. Выгорание носителей в середине полоска вследствие вынужденного лазерного излучения приводит к уменьшению их концентрации чуть ниже порогового значения и аккумуляции носителей на краях полоска выше пороговой концентрации. В результате этого показатель преломления изменяется по ширине полоска и формируется плавный поперечный волновод. Такой процесс приводит к увеличению скорости распространения лазерного излучения в резонаторе, и длина волны генерации плавно смещается в сторону более коротких длин волн при увеличении тока.

8. В полосковых лазерах на основе гетероструктур InAsSbP/InAsSb/InAsSbP перестройка длины волны излучения в коротковолновую сторону сопровождается расширением диаграммы направленности в плоскости, параллельной р-n переходу вследствие самофокусировки лазерного потока за счет уменьшения коэффициента преломления от середины к боковым краям полоска и формирования плавного концентрационного волновода по ширине полоска. Впервые была показана связь самофокусировки с изменением длины волны излучения.

9. Впервые обнаружено, что в образующемся плавном концентрационном волноводе происходят поперечные колебания лазерного потока, в результате которых диаграмма направленности излучения раздваивается, и поперечные моды резонатора подавляются.

Практическое значение работы заключается в следующем:

- созданы и исследованы перестраиваемые лазеры на основе двойных гетероструктур mAsSb/biAsSbP для спектрального диапазона 3-4мкм. Их плавная перестройка при изменении питающего тока и узкая ширина линии излучения делает возможным не только сканирование с из помощью газовых сред и идентификацию содержащихся в

8 ней газов, но и определение профиля линии поглощения, что чрезвычайно важно для молекулярно-лазерной спектроскопии; - измерены линии поглощения газов сероокись углерода OCS, паров воды Н;0, хлористого метила СНзСІ, оксида азота ЩО и аммиака ЫНз при сканировании кюветы перестраиваемым диодным лазером

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы. Общий объем работы составляет 150 страниц, включая 69 рисунков и 2 таблицы. Список цитируемой литературы включает 76 наименований и занимает 7 страниц.

Во введении обоснована актуальность, проведенных в данной работе исследований, сформулирована основная цель работы, показаны научная новизна и практическая значимость полученных результатов, приведены выносимые на защиту научные положения и краткое содержание диссертации по главам.

Первая глава посвящена обзору литературы по теме работы и постановке задач исследования. Рассматриваются излучательные свойства и перестройка лазеров среднего инфракрасного диапазона, применяемых в качестве источника когерентного излучения в молекулярной спектроскопии. В разделе 1.1 даны характеристики перестраиваемых лазеров на солях свинца (соединения А В ¹) и на основе твердых растворов A^mB^v, излучающих в диапазоне длин волн 2-10мкм, и проведено сравнение их свойств с точки зрения применимости в диодно-лазерной спектроскопии.. Подробно описаны методы изготовления полупроводниковых диодных лазеров, приведены температурные и излучательные характеристики. В разделе 1.2 описана тепловая перестройка частоты излучения диодных лазеров и ее физическая природа, приведены «плюсы» и «минусы» такого способа изменения длины волны генерации. В раздел 1.3 посвящен применению полупроводниковых лазеров в молекулярной спектроскопии высокого разрешения в качестве источника когерентного излучения. Приведены схемы экспериментальных установок и записанные с их помощью спектры поглощения газов. Показаны преимущества лазеров на основе соединений A^IllB^v по сравнению с лазерами на солях свинца и сделаны выводы и перспективности их использования для целей диодно-лазерной спектроскопии.

Вторая глава является методической и посвящена технологии создания лазеров на основе гетероструктур InAsSb/InAsSbP и разработанной нами методике исследования их электролюминесцентных характеристик. В разделе 2.1 изложены способы выращивания лазерных структур на основе соединений A^n,B^v, технология их постростовой обработки и различные конструкции гетеролазеров. Описание исследованных образцов, состав слоев

гетероструктур, параметры легирования представлены в разделе 2.3. Раздел 2.4 посвящен методам исследования излучательных характеристик лазеров. Описаны установки для измерения спектрального и пространственного распределения излучения лазеров, методики изучения поляризации лазерного излучения. Создана методика определения перестройки лазера используя внешний кремниевый резонатор Фабри-Перо.

Третья глава посвящена исследованию быстрой токовой перестройки и теоретическому обоснованию явления, учитывающему влияние нелинейных оптических эффектов на частоту генерации диодного лазера В главе сведены все результаты изучения температурных и излучательных характеристик лазеров на основе ДГС InAsSb/biAsSbP. В разделе 3.1 приведены воль-амперные и вольт-фарадные характеристики данных лазеров. Зависимость порогового тока генерации лазеров от температуры и от геометрии мезаполоска представлена в разделе 3.2. Приведены экспериментальные и расчетные данные о зависимости порогового тока от температуры и сделан выводы о влиянии Оже-рекомбинации на гетерогранице в лазерах с гетеропереходами I и П типа. Из преобладания ТМ поляризованного света в излучении лазера сделан вывод о существенной роли интерфейсной рекомбинации в наших лазерах. Раздел 3.3. посвящен перестройке частоты генерации диодных лазеров на основе ДГС InAsSb/biAsSbP. Приведены экспериментальные результаты тепловой и токовой перестройки. Тепловая перестройка характеризуется увеличением длины волны излучения при увеличении температуры активной области, а токовая - уменьшением длины волны с ростом питающего тока. Анализируя данные об изменении длины волны генерации и синхронном с ним сужении диаграмм направленности (самофокусировке) был сделан вывод о влиянии нелинейных оптических эффектов на изменение частоты генерации наших лазеров. Выгорание носителей в процессе лазерного излучения приводит к уменьшению их концентрации в середине полоска и аккумуляции носителей на краях, в результате этого показателя преломления изменяется по ширине полоска и формируется плавный поперечный волновод. Такой процесс вносит изменение в условия прохождения световой волны через резонатор, и частота генерации смещается. Изложено теоретическое обоснование процесса.

Четвертая глава диссертации посвящена применению разработанных и исследованных лазеров в диодно-лазерноЙ спектроскопии высокого разрешения. В разделе 4.1 перечислены требования молекулярной спектроскопии к перестраиваемым лазерам. Данные о ширине спектральной линии наших лазеров приведены в разделе 4.2. Методика измерения спектров пропускания газов при сканировании кюветы лазерным лучом изложена в разделе 4.3. Далее в разделах 4.4 и 4.5 описаны характеристики лазеров,

10 использовавшихся в эксперименте, и приведены полученные спеьстры пропускания исследованных газов.

Б заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы,

Апробация работы. Основные результаты настоящей работы были представлены на следующих Всероссийских и Международных конференциях: Conference on Mid-Infrared Optoelectronics: Materials and Devices, (Prague, Czech Republic, 1998; Montpellier, France, 2001; St. Petersburg, 2004), Tunable Diode Laser Spectroscopy (Moskow, 1998), Nanotechnologies (St. Petersburg 2002).

По материалам, входящим в диссертацию, опубликовано 16 работ.

Работа выполнена в лаборатории инфракрасной оптоэлектроники ФТИ им. Иоффе РАН.

1.1 Полупроводниковые лазеры в средней ИК области спектра.

Предварительные замечания.

Средняя инфракрасная область спектра замечательна тем, что в ней находятся линии поглощения большинства природных и промышленных газов [см. Табл.1]. Исследованием линий колебательно вращательного спектра газов, определением их концентрации в заданном объеме, их идентификацией занимается диодно-лазерная спектроскопия. Диодные лазеры представляют несомненный интерес для спектроскопии высокого разрешения. Это связано, во-первых, с узкой шириной линии излучения (менее іоЛм"¹), которая на один-два порядка уже монохроматической линии колебательно-вращательного спектра поглощения исследуемых газов, что позволяет не только идентифицировать исследуемые материалы, но и описывать профиль монохроматической линии. Во-вторых, благодаря широкому диапазону перестройки, существует возможность определять состав газовых сред по их характеристическим линиям. Кроме того, диодные лазеры могут быть достаточно одномодовыми (одночастотными), что существенно облегчает запись спектров поглощения с низким соотношением сигнал/шум.

Первые эксперименты по использованию полупроводниковых лазеров в диодно-лазерной спектроскопии были проведены на лазерах на основе соединений А^В . Эти эксперименты показали перспективность использования диодных лазеров в спектроскопии высокого разрешения. Поэтому наш обзор мы начнем с рассмотрения лазеров на основе соединений А^В^УІ.

Таблица 1,

ХАРАКТЕРИСТИЧЕСКИЕ ЛИНИИ ПОГЛОЩЕНИЯ НЕКОТОРЫХ ГАЗОВ

13 1.1.1. Лазеры на основе A^IVB^VI,

В настоящее время для целей диодно-лазерной спектроскопии наиболее широко используются лазеры на основе халькогенидов свинца. Выращенные на основе узкозонных соединений A^IVB^VI (PbS, PbSe РЬТе), эти лазеры работают в спектральном диапазоне 3-40 мкм (рис. 1.1.1.1.) и перестраиваются по частоте при изменении температуры и тока [2-4]. В связи с низкими рабочими температурами лазеры на A^IVB^V1 обычно требуют криогенного охлаждения при помощи гелиевых дьюаров. Мощность излучения этих лазеров колеблется в пределах 0,l-10mW. Такая мощность в сочетании с узкой шириной спектральной линии (Ю^см"¹) обеспечивают высокую спектральную плотность, что крайне важно для целей диодно-лазерной спектроскопии. Перестройка частоты лазерного излучения осуществляется путем изменения величины питающего тока и температуры, что приводит к соответствующему изменению ширины запрещенной зоны E_g и показателя преломления полупроводника п. Лазеры могут работать как на постоянном токе (CW-режим), так и на коротких (менее 1мкс) и длинных импульсах (0,1-Імс).

Лазеры на основе соединений А^В^ изготавливались несколькими методами: диффузионным методом, методом жидкофазной эпитаксии, а также методом газотранспортной эпитаксии. Если эти методы, главным образом, использовались для создания лазеров с активной областью на основе объемных материалов (толщины слоя более 0,1 мкм), то в последние годы интерес стал смещаться в сторону использования квантово-размерных лазерных структур. Для создания таких структур интенсивное развитие начинает получать метод молекулярно-пучковой эпитаксии. Вначале рассмотрим диффузионные лазеры.

1.1.1.1. Лазеры, выращенные диффузионным методом. Тройные соединения PbCdS, PbSSe и PbSnSe используются для создания лазеров диффузионным методом для спектрального диапазона 3-40мкм. Кристаллы выращивались в герметичной трубке методом направленной паровой фазы. Для изготовления р-п перехода использовались кристаллы n-типа с концентрацией носителей 5-10 - 5-10 см" . Пластины определенной толщины отрезались от выращенного кристалла. Для всех составов р-п переход формировался путем диффундирования паров Se из селен-содержащего источника. Подложки n-типа и источник РЬодрЗеод помещались в откаченную кварцевую ампулу, которая в свою очередь помещалась в диффузионную печь. В диффузионной печи ампула нагревалась при температуре 400-450С в течение 0,5-1 часа и за счет диффузии Se в твердой фазе создавался р-п переход на глубине 10-20мкм [4]. Для улучшения температурной стабильности были сделаны многоуровневые низкоомные электрически

_l

14 Frequency, cm"

2000
I

l_

PbCdS

PbSSe

PbSnSe

PbSe

PbSnSeTe

PbSSe

PbSrSe

PbSnSTe
1

"I 1 1 Г

4 5 7 10 Wavelength, |лт

Рис. 1.1.1.1. Спектральный диапазон, перекрываемый лазерами на основе солей свинца [2].

DIRECT CURRENT, mA

ELECTRIC POWER, mW

Рис. 1.1.1.2. Положение спектральных мод лазера на основе ^в зависимости от величины питающего тока [4],

стабильные контакты Ьл/Pd/Au на обе стороны р-n перехода. Слои Аи и Pd были напылены на обе стороны пластины, после гальваническим методом наносился In. Далее были сформированы полоски шириной 150-200мкм и скалыванием получены лазеры, длина которых варьировалась от 300 до бООмкм. Лазеры припаивались In на медный теплоотвод. Модовая структура приведена на рисунке ІЛ.1.2. при импульсном токе (т=1мкс) в полтора раза превышающем пороговое значение. Температурная и токовая перестройка составляли всего 1-2 см"¹(рис.1ДЛ.2). Рекордное значение перестройки у этого типа лазеров было получено А.П.Шотовым с сотрудниками в 1992 году и составляло 5см"'[6]. Данный тип диодных лазеров демонстрировал хорошую термическую стабильность и долговременную надежность.

1.1. 1.2. Лазеры на основе А В , выращенные методом жидкофазной эпитаксии.

Лазеры на основе двойных гетероструктур A^IVB^vt имеют более высокие рабочие температуры, чем диффузионные лазеры, однако дают меньшую выходную мощность и из-за рассогласования решеток, как правило, деградируют после нескольких термических циклов. Двойные гетероструктуры PbSnSeTe/PbSe с достаточно хорошим согласованием решетки были выращены методом жидкофазной эпитаксии в горизонтальном реакторе[7,8]. Структуры p-PbSe/n-PbSnSeTe/n-PbSe (рис. 1.1.1.3.) изготовлялись на основе подложек из кристаллов, легированных Те при выращивании из паровой фазы. Узкозонный и ограничивающий .слой в этом случае получались методом жидкофазной эпитаксии. Толщина активной области варьировалась в пределах 2-5 мкм. Ограничивающий слой PbSe имел толщину 2-4 мкм.

Рис. 1Л Л.З. Лазерные структуры, выращенные методом жидкофазной эпитаксии. Для создания р-п перехода слой р-типа образован диффузией избыточных атомов Se из паровой фазы.

Жидкофазная эпитаксия
активной области лазеров
проводилась при относительно
низких температурах <600С,
чем достигались достаточно
резкие гетерограницы, а также
более низкие концентрации
носителей в активной области
(2-7-10¹⁸ см"³). Высокие

температуры (650-760С)

приводят к смещению

г*

T=77K

гетерограниц из-за диффузии
Sn, а также Те в подложку.
При температуре эпитаксии
760С смещение

гетерограницы, составляет ~10 мкм.

I=2.9A

1095 1100 1105 Wavenumber, cm"¹

Рис. 1.1.1.4. Спектры излучения ДГС лазера в непрерывном режиме при двух токах при 77К [8].

Контакты к ДГС структурам изготовлялись путем последовательного электролитического осаждения Au, Pd, Jn. Площадь р-п. переходов составляла около 10" см при длине резонатора 400-600 мкм,

На рис.1.1.1.4.

приведены спектры

излучения лазера на основе ДГС p-PbSe/n-PbSnSeTe/n-PbSe[8]. В импульсном режиме

предельная рабочая температура

лазеров составляла 170 К. В непрерывном режиме максимальная

рабочая

была **

температура

достигнута при 61К (жидкий азот при откачке).

Благодаря электронному и
оптическому ограничению

_т,к

Рис. 1.1.1.5. Зависимость длины волнь
излучения (1) и пороговой плотности тока (2
в импульсном режиме от температуры дл;
гетеролазера p-PbSe/n

Pbo,94sSno.os5Seo.98iTeo.oi9>/n-PbSe.

пороговый ток с температурой растет слабее (при Т<120 К), чем в диффузионных гомолазерах. Резкое возрастание порогового тока Jo-T⁴³ наблюдался при Т>120 К. Следует заметить также, что на ДГС лазерах пороговые токи при понижении температуры от 80 до

17 4.2K уменьшались слабее, чем в диффузионных гомолазерах. Причем при 4.2 К наблюдались (рис. 1.1 Л.5) даже более высокие пороговые токи, чем при 80 К. Такой аномальный ход порогового тока при низких температурах может быть объяснен ослаблением волноводных свойств гетероструктуры при понижении температуры, если концентрация свободных носителей в активном слое настолько велика, что превышает концентрацию хотя бы в одном из прилегающих широкозонных слоев. В этом случае скачок показателя преломления на гетерогранице становится меньше, и одновременно уменьшается величина d/Л . Вследствие этих двух причин снижается доля потока излучения, заключенного в активной области, возрастают дифракционные потери и пороговый поток.

Таким образом, для дальнейшего снижения пороговых токов, помимо уменьшения толщины активной области, необходимо понизить и концентрацию свободных носителей в нем.

1.1.1.3. Диодные лазеры на основе PbSSe с контролируемым профилем концентрации носителей.

Решеточное рассогласование в двойных гетероструктурах является обычной причиной деградации по причине разных коэффициентов линейного расширения и, соответственно изменения параметров решетки слоев разного состава при резком перепаде

температур от криогенных до
комнатных. Этой проблемы
можно избежать и одновременно
достигнуть эффективного

ограничения, если создать
гомоструктуру с заданным
профилем концентрации

носителей [9], Причиной

улучшения оптического и
электрического ограничения

2 4 6 8 10 12 14 является потенциальный барьер в

Carrier concentration (10'W³) ^{cxnmype n+pp+ и СШІЬная}

зависимость показателя
преломления узкозонного

Рис. 1.1.1.6. Зависимость показателя преломления от концентрации носителей [9].

18 полупроводника A^IVB^VI от концентрации носителей.

Диодные лазеры на основе PbSSe с контролируемым профилем концентрации носителей работают в инфракрасном диапазоне спектра от 4 до 8 мкм - наиболее полезном для мониторинга и анализа широкого разнообразия загрязняющих воздух газов.

Возможность оптического ограничения благодаря профилю концентрации носителей можно увидеть из рисунка 1.1.1.6., где показана зависимость показателя преломления от концентрации носителей для PbSo,65Seoj5 при значениях энергии фотона, близких к величине запрещенной зоны. При изменении в концентрации от 10^п до 2 10¹⁸ см"³ показатель преломления изменится приблизительно на 10%. Результаты расчета оптического ограничения показывают, что 80% излучения сосредоточено в активном слое толщиной 1,5-2мкм.

Расчет энергетической структуры п⁺рр⁺ [9] показывает, что потенциальный барьер при концентрации носителей в активном слое 1 10¹⁷ см"³ и 2 10¹⁸ см"³ в п⁺ и р⁺ слоях может быть ЮкТ при 4,2К и несколько кТ при 80К (рис. 1.1 Л.7.). Эти величины достаточны для электронного ограничения.

n7p/p⁺ structure (Т=77К)

Лазер на

гомоструктуре п рр

⁺—⁺ был

выращен газо-

транспортной эпитаксией

^v^>h.V ^g U./jyeV (рис. 1.1.1.7.) На подложке

/ ІІу КО ориентированной в

_wwnnmfim

_*б>

_{ГТАп/п=6-11%}

Рис.1 Л Л.7. Энергетическая схема лазера на основе гомоструктуры п+рр+ при прямом смещении [9].

направлении [100] был выращен толстый слой п⁺ PbSSe толщиной ЮОмкм и концентрацией носителей 2 10¹⁸ см"³, который после растворения КС1 в воде по окончании эпитаксиального процесса

выступил в качестве подложки. Остальные последующие слои были выращены на

наружной стороне подложки PbSSe (рис. 1.1.1.8).

Высококачественные п слой (п=2 10^і см"³ при толщине около Юмкм) и активный р-слой были выращены со скоростью Змкм/ч с должной корректировкой давления паров селена и температуры роста. Контактный р⁺ слой легировался ТІ до концентрации

и его толщина

носителей 2 10¹⁸ см"³ составляла 5-Юмкм.

Рис. 1.1.1.8. Лазерная гомоструктура

п+рр+

Лучшие результаты были
получены для активного р-слоя
толщиной 1,5мкм и концентрацией
носителей 1.2 10¹⁷см"³. Оценки

концентрации были произведены из Вольт-Фарадных характеристик р-п

перехода. Низкая концентрация носителей в активном слое очень важна для понижения

поглощения на свободных носителях. Пороговые токи лучших лазеров на основе

4.00

были около 25А/см² при 4.2К и 700А/см² при 80К.
На рис.1.1.1.9

показана зависимость пика

г-

!— О ел

огибающей спектра лазера

Temperature, К

на основе от
температуры. В широком
диапазоне температур от
4.2 до 150К происходит
смещение пика на 500см"
(от 5.3 до 4.1мкм).
Максимальная мощность
была получена при
температуре 4.2 К и
равнялась 22 мВт. При
этом внутренняя

Рис.1.1.1.9. Температурная зависимость пика огибающей спектра излучения лазера на основе гомоструктуры [9]

дифференциальная квантовая эффективность

20 составляла приблизительно 20%, что является достаточно высоким значением для этого типа лазеров. Была улучшена температурная стабильность: после более чем 100 циклов охлаждения и нагревания лазера от гелиевой температуры до комнатной у большинства лазеров не произошло изменения порогового тока.

1.1.1.4. Лазеры на основе гетероструктур PbS/PbSSe/PbSnSe с квантовыми ямами в активной области.

Для улучшения таких характеристик диодных лазеров как пороговый ток и рабочая температура были разработаны лазеры с раздельным электронным и оптическим ограничением и с квантовыми ямами в активной области [10,11].

Состав семи слоев

n-type

P-type

E_c 'E_v

175meV

E=117meV

Рис. 1.1.1.10. Послойная структура и энергетическая зонная диаграмма лазера с одиночной квантовой ямой в активной области PbSnSe [10].

структуры показан на рис. 1.1.1.10 Создание лазерной структуры с активной областью с одиночной квантовой ямой и двумя волноводными слоями PbSo.4Seo.6 приводит к увеличению разрыва запрещенной зоны на ДЕ₈=10мэВ при 77К. Слои п-типа были легированы висмутом. Концентрация селена была подобрана так, чтобы получить р-тяп проводимости. Активная область с квантовыми ямами была нелегирована. Толщина активной области, ее толщина Lz была 400, 500, 1000, 2000А и до 4мкм. В лазерах с толщиной активной области с толщиной 1ОООА энергия фотона соответствовала ширине запрещенной зоны. В лазерах с толщиной 400 и 500А излучения происходило с двух

уровней размерного квантования (см. рис. 1.1.1.11.)

Т=77К

„ ДЕ =109meV n=2 ⁸

п=1

ДЕ,

! Т

В лазере с активной
областью толщиной 400 А
излучение шло с двух уровней
размерного квантования

_Е„

hv^!55meV А,=8.0цт

'22

п=1 п=2

Рис. 1.1.1.11. Уровни размерного квантования в лазере с одиночной квантовой ямой в активной области PbSnSe [10].

hv=127meV Еи=Ьуі-127мзВ (9,8мкм) и ,=9.8Lim Е₂2=1іУ2=155мзВ (8мкм) при 77К. Разница в энергии с шириной запрещенной зоны активной области составила 9,7мэВ и 38мэВ для каждого уровня соответственно. Эта разница была вычислена путем сравнения спектров лазера с квантовой ямой и лазера на двойной гетероструктуре с толстой активной областью.

Расчет уровней

10.0

размерного квантования был выполнен на модели квадратной потенциальной ямы конечной глубины. Он показал, что излучение происходит с локализованных состояний п=1 (Ец) и п=2 (Егг) потенциальной ямы. Схожие результаты были получены и для лазера с активной областью толщиной 500 А.

1.0

L_Z=1000A

Рис. 1.1.1.12. показывает

100 Т,К

Рис. 1.1.1.12. Температурная зависимость плотности порогового тока лазеров с одиночной квантовой ямой [П].

температурную зависимость порогового тока для лазеров с шириной активной области 400 и 1000А при питании импульсным током. При низких температурах Т<60К, лазер с Lz=400 А работает только на оптических переходах с n=l (hvi=En) поскольку этот уровень находится близко к границе запрещенной зоны и заполнен носителями.

Переходы между состояниями с n=2 (hv₂=E₂₂) требуют более высокого тока накачки. При Т>6(Ы20К наблюдаются две линии излучения. При Т>125К наблюдалось излучение только с уровня п=2, где плотность состояний была более высока. Как видно из рис. 1.1.1.12. пороговый ток для переходов с Ец и Е22 на зависит от температуры. Этот факт отражает ступенчатую форму плотности состояний в двумерных потенциальных ямах. Кривая зависимости порогового тока лазера с шириной активной области 1000А имеет структуру с чертами, отражающими включение уровней размерного квантования п=1 и п=2, но энергия фотона в этом случае близка к значению ширины запрещенной зоны активной области. В лазерах с Lz=2000 А температурная зависимость порогового тока имеет вид, стандартный для лазеров на солях свинца.

показывает между порогового толщиной

Рис.1.1.1.13

соотношение

плотностью

тока и

активной

области для лазеров на
двойных гетероструктурах
и

Рис. 1.1.1.13. Зависимость порогового тока от толщины активной области при Т=77К [11].

лазеров с раздельным ограничением при 77К. У лазеров с раздельным ограничением и Lz=2000 А плотность порогового тока была самой низкой и составляла 230А/см при 77К и при питании импульсным током. В лазерах с Lz<1000 А с одиночной квантовой ямой пороговый ток рос с уменьшением толщины активной области. Возможно, причиной этого является утечка носителей из потенциальной ямы из-за малых разрывов AEg в этих структурах. По-видимому, для лазеров с квантовыми ямами в активной области для создания ограничительных слоев более перспективно будет использовать более широкозонный материал, например, PbSrSe.

1.1.1.6. Лазеры на основе гетероструктур Pbj^Eu^eyTei.j/Pb^njre с зарощенным полоском.

23 Для улучшения излучательных характеристик лазеров на основе двойных

. IVt"*V1

гетероструктур А В , используемых в диодно-лазерной спектроскопии, была создана конструкция лазера с зарощенным полоском [12]. Благодаря малому скачку коэффициента преломления на границе полоска удается превратить активную область во встроенный волновод и подавить формирование поперечных мод, сузив при этом диаграмму направленности.

Лазеры выращивались методом молекулярно-пучковой эпнтаксии на основе двойных гетероструктур PbEuSeTe/PbTe. После выращивания активного слоя эпитаксиальный процесс прерывался. С помощью фотолитографии и Аг⁺ ионно-пучкового травления формировались мезаполоски шириной 5-40мкм. Далее процесс молекулярно-пучковой эпнтаксии возобновлялся и выращивался верхний ограничительный слой PbEuSe. Далее лазеры получались скалыванием с шириной чипа 500мкм,

Полученные приборы излучали в области 4.2-6.4мкм и имели более низкий пороговый ток, чем аналогичные лазеры на двойных структурах с меза-полоском. При температуре 77К значение порогового тока составляло приблизительно 3 мА. На этих лазерах была достигнута генерация на постоянном токе (cw-режим) до температуры 203 К и достаточно широкий диапазон одномодовой генерации. Диапазон перестройки составил 4.4см"¹ с мощностью одной моды до 1,2мВт (см.Табл.2).

Состав

активной

области

Максимальная рабочая

температура в cw-режиме, [К]

Диапазон

перестройки,

[см"']

Табл.2. Параметры и оптические свойства диодных перестраиваемых лазеров на основе РЪТе и PbSnTe с зарощенным полоском [12].

Скорость

перестройки,

РТц/мА]

Рассогласование решетки, Да/а

РЬТе

Pbo.932Sno,06gTe РЬо.904$По.09бТе

0.36 при 200К

2.05 при 100К

2.1 при 100К 2.2 при ШОК 8.2х10⁴

1.44 при 80К 2.65 при 60К 1.0x10

1.15 при І00К 2.0 при 80К 1.4x10

1.58 при 80К 1.65 при 80К 1,96x10

0.0001

0 50 ЇМ 150 200

Heat Sink Temperature (K)

Рис. 1.1.14. Зависимость порогового тока диодных лазеров с зарощенным полоском с активным слоем РЬТе от температуры [12].

R5.5 76.0

57Л 47J

»5

LASER NO, 225.85 T*I00K

^'Ift

««to,

ЗїчІ_л

30« Гл

и»іл

20*1*

15*1«,

P»0.27mW

P« 0.24 raW

P»0,2I mW

P«018mW

P-0.t5mW

P-O.I2mW

P-0.(»mW

19.0

9.5

Южіоі

І*І_А

P» 003 row

P*Oi>lmW

1822.61

1SCSL55 EMISSION FREQUENCY (on i)

Ш2Д9

Рис. 1.1.15. Спектры излучения диодного лазера с зарощенным полоском с активным слоем РЬТе, измеренные при различных значениях постоянного тока при ЮОК [12].

1.1.1.7. Лазеры на основе гетеро структур PbSe/PbEuSe с распределенной обратной связью.

Для дальнейшего усовершенствования лазеров с зарощенной активной областью, улучшения его излучательных характеристик была предложена конструкция лазера с

Рис. 1.1.16. Микрофотография слоев
лазерной структуры с распределенной
обратной связью и зарощенным
полоском, сделанная при помощи
сканирующего электронного

микроскопа [13].

распределенной обратной связью в активной области. Введение распределенной обратной связи, основанной на брэгговском отражении, приводит к получению лазерного излучения в одной продольной моде, что крайне полезно для целей молекулярной спектроскопии [13]. Создание встроенного волновода путем формирования зарощенного полоска или меза-полоска подавляет генерацию поперечных мод и дает значительное улучшение диаграммы направленности. Группа немецких ученых из Фраунгоферовского института предложила совместить эти преимущества двух конструкций [14].

Лазеры с распределенной обратной
связью в зарощенной активной области были
выращены методом молекулярно-пучковой
эпитаксии на основе двойной гетероструктуры
PbSe/PbEuSe на подложке PbSe,

ориентированной в направлении (100) (рис. 1.1.1.16). С помощью фотолитографии и ионного травления был сформирован полосок. Далее в направлении, перпендикулярном полоску, была впрессована кремниевая решетка с периодом 0,71мкм и глубиной ЗООнм, ориентированная в направлении (111) и приготовленная при помощи фотолитографии и травления ионами аргона. После того, как решетка была помещена в активный слой, вторым шагом эпитаксии был выращен верхний ограничительный слой. С помощью фотолитографии были открыты окна под контакты. Низкоомные контакты были сделаны одновременно гальваническим методом. Структура раскалывалась на лазерные чипы с длиной резонатора 500мкм, которые монтировались на стандартный корпус.

27 Лазеры излучали в диапазоне около 1500см' (рис. 1.1.1.17), Спектральные характеристики исследовались при температуре 90К и была достигнута одномодовая генерация. Диапазон одномодовой перестройки составил 7см'¹. Максимальная рабочая температура равнялась 120К.

с о -а

Ш кэо

I 550

Wavenumber, cm-1

Н9Б 1502 1508

Wavenumber, cm-1

S

Wavenumber, cm-1

Рис. 1.1.17. Зависимость положения моды от тока инжекции при различных температурах для лазеров с распределенной обратной связью [13].

Выводы: Из приведенного обзора свойств лазеров на основе соединений A^IVB^V1 следует, что данные лазеры способны генерировать излучение до комнатных температур (Т=296К) только в импульсном режиме с мощностью одной моды до 1,2 мВт, а в непрерывном - до 200К с мощностью одной моды 0,18 мВт. Эти лазеры обладают низкими пороговыми токами (~ЗмА при температуре жидкого азота) и способны работать при высоких значениях тока накачки, превышающих пороговое значение в 45 раз. При этом одномодовый режим генерации сохраняется до токов накачки, равных llbj,. Как перестраиваемые источники когерентного излучения такие лазеры могут работать только при криогенных температурах (до 110К). Полный диапазон перестройки достигает до 4,5см"¹, однако интервал плавной перестройки очень мал (менее 1см' ) из-за значительного разогрева питающим током активной области. Эти лазеры сильно подвержены деградации из-за значительного рассогласования решетки разных слоев и плохой теплопроводности, что приводит к очень короткому сроку службы подобных лазеров. Перечисленные свойства являются существенными недостатками лазеров на солях свинца, поэтому встал вопрос о разработке лазеров на основе новых полупроводниковых соединений, пригодных к использованию в качестве источника когерентного излучения.

1. L2. Лазеры на основе А^ШВ^У для спектрального диапазона 3~4мкм. Предварительные замечания.

Последнее время все больший интерес проявляется к перестраиваемым диодным лазерам на основе соединений А В и их использованию для целей молекулярной спектроскопии высокого разрешения. Это связано с тем, что по сравнению с соединениями А⁴В⁶ полупроводники А³В⁵ обладают рядом преимуществ: более высокой теплопроводностью, достаточно однородным составом (всего около 1% примеси), хорошей морфологией, более высокой эффективностью излучательной рекомбинации, для них имеются подложки лучшего качества. Здесь можно добиться гораздо лучшего согласования решеток для разных слоев лазерной структуры. Лучше решена проблема легирования как донорными, так и акцепторными примесями, что позволяет создавать р- и п- слои с заданной концентрацией носителей. Перечисленные преимущества приводят к тому, что пороговые токи генерации лазеров на соединениях А³В⁵ ниже, чем у лазеров на солях свинца, лазеры способны работать при питании как короткими импульсами тока (менее 100нс), так и в непрерывном режиме в широком диапазоне температур. Частотная перестройка длины волны излучения осуществляется плавно в одномодовом режиме при изменении питающего тока. Возможно также управление длиной волны излучения посредством изменения температуры.

В данном обзоре мы ограничимся рассмотрением существующих лазеров для спектрального диапазона 3-4мкм.

Для лазеров спектрального диапазона 3-4 мкм используются многокомпонентные твердые растворы А В на основе InAs и GaSb как тройные (InAsSbJnGaSb) так и четверные (GamAsSb,InAsSbP,GaAlAsSb).

Первое сообщение о создании лазеров, излучающих в области Змкм, появилось в 1980 году [15]. Лазерные двойные гетероструктуры /'-InAso.82Po.ioSboWn-InAso.94Po,o4Sbo.o2W-InAso.g2Po.t2Sbo.o6 выращивались на подложке n-InAs с ориентацией (001) методом жидкофазной эпитаксии (ЖФЭ). Лазеры имели при 77К пороговую плотность тока jth=3KA/cM², характеристическую температуру То=23К в температурном интервале 77-145К и максимальную рабочую температуру Тпих⁼145К. Лазерные структуры имели полосковую геометрию с шириной полоска 20 мкм и длиной 350 мкм. Продемонстрированный спектр при 77К и токе 0.6 А состоял из одной достаточно слабой спектральной моды.

1.1.2.1. Лазеры на основе полупроводников А^ШВ^У, выращенные методом жндкофазной эпитаксии.

Первые работы по созданию
лазеров на основе полупроводников
A d , излучающих в спектральном
диапазоне 3-4 мкм, были начаты в
конце 80^х годов в Физико-техническом
институте (С.-Петербург, Россия) [16-
18] и во Франции (Universite des
Sciences et Techniques du Languedoc,
Montpellier) [19]. Лазеры

лгкм*

изготовливались методом жидкофазной
эпитаксии. В работах [16-18]
исследовались лазерные структуры с
активной областью, состоящей из
нелегированных слоев л-InAs, п-
biAsSb, л-InGaAs, л-InGaAsSb.
Двойные гетероструктуры

Рис. 1.2.1. Спектр стимулированного излучения ДГС biAsSbP/taAs/biAsSbP при токе 1=1.5 для Т=77К №1

выращивались на нелегированных
подложках n-biAs с ориентацией (111)
(п=1-210^|6см'³). В качестве

ограничительных слоев использовались твердые растворы, содержащие фосфор,

InAsi-jtSbxPy 0.05^x^0.06, 0.09<у<0.13. Разность показателей преломления между ограничительными слоями и активной областью составляла Дп=0.02-0,05. Слои выращивались изопериодными с подложкой. Рассогласование решеток между слоями составляло не более Да/а*Ю.05%, где а - период решетки. Лазеры скалывались с четырех сторон и имели размер 200х300мкм. При 77К была получена непрерывная генерация с пороговой плотностью тока 240 А/см и длиной волны Х~3.1мкм. При других составах активной области была достигнута длина волны лазерного излучения 3.5 мкм при пороговом токе 117 А/см² при 77К (рис. 1.2.1-1.2.3.).

В работе [19] сообщается об изготовлении лазеров, излучающих на длине волны ~3.2 мкм при 78К, полученных методом жидкофазной эпитаксии на подложке л-InAs,

ориентированной в

плоскости (100). Лазеры имели активную область

n-InAso.gsSbo.os и

ограничительные слои
InAso.soSbo. 19>Ро.зь
Рассогласование
периодов решетки

Рис. 1.2.2. Температурная зависимость порогового тока ДГС InAsSbP/InAs/InAsSbP. На вставке - энергетическая диаграмма

ИССЛеПУеМОЙ CTDVKTVDbl Г171.

эпитаксиальных слоев по
отношению к подложке
составляло 3.5 х 10'³.
Разность показателей
преломления Ал=0.15-
0.20. Лазерная

конструкция
представляла собой

резонатор Фабри-Перо шириной 100 мкм и длиной ЗООмкм с зеркалами, полученными

скалыванием. При 77 К пороговая плотность тока была 4.5 кА/см² , а характеристическая и

максимальная рабочая температуры были Т_о=30К и Ттах=110К в импульсном режиме.

Лазеры излучали на длине

волны ~ 3.2 мкм. Спектры,

в основном, многомодовые,

- 480 >

некоторые лазеры имели

практически одномодовый

спектр.

Дальнейшей целью

развития лазеров,

излучающих в области 3-4

мкм, являлось повышение

Рис. 1.2.3. Зависимость плотности порогового тока от ширины запрещенной зоны ограничивающих слоев InAsSbP и от несоответствия параметров решетки на гетерогранице

рабочей температуры

вплоть до комнатной,

достижение больших

мощностей излучения и

4 (41 Т\ *Т ГЧ

32 улучшение спектра излучения, получение спектра с практически одной модой, стабильно плавно смещающейся с изменением температуры или тока, что необходимо для применения лазеров, в частности, в спектроскопии высокого разрешения.

1.1.2.2. Лазеры на основе полупроводников А^ШВ^У, выращенные методом

газофазной и молекулярно-пучковой эпгапаксии.

В 90-х годах большое развитие получили методы молекулярно-пучковой (МПЭ) и
газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений (МОСГФЭ). Эти методы
позволили растить твердые растворы In_xGai-_xAsySbi-_y и InAsi._x__ySb_yP_x в широком интервале
» составов, в то время как методом ЖФЭ раствор In_xGai-_xAsySbi._y можно вырастить слои либо

близким по составу к GaSb (0<х<0.29), либо близким по составу к InAs (1>х>0.74) [20]. Раствор In Asi-x-ySbyP_x методом ЖФЭ был получен только для составов 0<х<0.35 [21]. Наличие больших областей составов, недоступных получением методом ЖФЭ, происходит вследствие реализации ограничений по области несмешиваемости твердых растворов, т.е. области их спинадального распада, и по условию молекулярное расплава [20].

Метод ЖФЭ не дает возможность контролировать выращивание очень тонких слоев

- ЮА, и поэтому таким методом трудно вырастить структуру с квантовыми ямами.

* Методом МПЭ и МОСГФЭ можно получить очень тонкие слои, что позволяет создать в

активной области квантовые ямы. Обычно выращиваются структуры с толстыми

ограничительными слоями, изопериодными с подложкой, и активной областью на основе

напряженных квантовых ям. В лазерах с активной областью, состоящей из многих

напряженных квантовых ям, уменьшается температурная зависимость порогового тока, т.к.

можно уменьшить скорость оже-рекомбинации вследствие изменения кривизны валентной

зоны в напряженной квантовой яме. Изменяя ширину квантовой ямы можно в некоторых

пределах изменить длину волны лазерного излучения. Тем не менее, у лазеров, работающих

в области 3-4 мкм, не была достигнута генерация при комнатной температуре. Лучшие

результаты получены на лазерах, излучающих в области 3.20-3,55 мкм, с активной областью

. Лазеры имели предельную рабочую температуру 225 К в импульсном

режиме и 175 К на постоянном токе [22]. Несколько большая предельная рабочая

температура получена для лазеров, излучающих в области 3 мкм: 255 К в импульсном

режиме и 170 К на постоянном токе. Лазеры созданы МПЭ на основе двойной *

гетероструктуры с метастабильным слоем в активной области [23]. Недавно появилось

\ сообщение [24] о создании диодного лазера, излучающего 3.3 мкм в импульсном режиме

33 при комнатной температуре (300К). Ширина многомодового спектра при 300 К не превосходит 12 нм. Активная область состоит из 5 или 10 периодов, состоящих из InAs/GalnSb/InAs/AlGaSb слоев, имеющих профиль зоны проводимости в форме "W", в каждом периоде. В лазерах создан расширенный волновод за счет окружения активной области ел- ир- стороны слоем AlGaAsSb толщиной 0.6 мкм, затем следуют слои оптического ограничения. Значительные результаты были достигнуты на квантово-каскадных лазерах, полученных методом МПЭ, но в более длинноволновой области спектра (Я>5 мкм)

1.1.2.3. Квантово-каскадные лазеры.

Идея создания квантово-каскадных лазеров на межподзонных переходах в зоне проводимости впервые была выдвинута и обоснована сотрудниками ФТИ Р.Ф.Казариновым и Р.А.Сурисом.[25].

Первыми, кто создал квантово-каскадную структуру и продемонстрировал эффективную работу лазера были Ф.Капассо и Дж.Фейст с сотрудниками [26]. Работа квантово-каскадного лазера основана только на одном типе носителей и на межподзонных переходах между уровнями размерного квантования в зоне проводимости полупроводниковой гетероструктуры. Поэтому соответствующая плотность состояний и спектр усиления лазера являются очень узкими и симметричными.

Предложенная Капассо и Фейстом схема лазера работала на электронных переходах между уровнями размерного квантования в слоях гетероструктуры толщиной порядка нанометра (рис. 1.2.4.а). Соответствующие энергетические подзоны (рис.1.2.4.Ь) были почти параллельны. В результате, электроны совершали излучательные переходы в более низкую подзону (с уровня п=3 на уровень п=2) и излучали фотоны с энергией соответственно Ьу=Ез-Еі. Результирующая плотность состояний этих переходов подобна 8-функции в отсутствии теплового растекания. Поэтому, если инверсия заселенности возбуяеденного состояния создана, то лазерный спектр усиления будет узким, почти симметричным, гораздо менее чувствительным к тепловому уширению плотности распределения электронов.

0.8nm

,fL53T

_-I^а

,3.5nm

^

Distance

Г Active regionTDigitally ~) graded alloy

\

_і

Рис. 1.2.4. Принцип работы квантово-каскадного лазера. Сверху (а) - диаграмма зоны проводимости квантово-каскадного лазера; внизу (Ь) - схематическое представление дисперсии энергии уровней размерного квантования п=1, 2 и 3 по волновому числу [26].

35 Лазерная структура была выращена методом молекулярно-пучковой эпитаксии на основе гетероперехода на материалах, хорошо согласующихся с InP постоянной решетки. Активная область представляла из себя сверхрешетку AlInAs-GalnAs, которая состояла из 25 каскадов самосогласованных квантовых ям с периодом короче длины волны де Бройля и изменяющимся «рабочим циклом» для получения уровней размерного квантования псевдочетверного раствора. Каждый каскад состоял из квантоворазмерных слоев шириной 0,8нм, 4,5нм и 3,5нм (слева направо), разделенных более широкозонным материалом. Слои располагались так, что уровни размерного квантования чередовались от высших к низшим слева направо в каждом периоде. Для минимизации эффектов объемного заряда, вызываемых инжекцией, слои с уровнями размерного квантования были легированы Si. Таким образом, при нулевом смещении структура имела пилообразную форму.

При подаче напряжения соответствующей полярности диаграмма зоны

. п.

4- о о

ф

*з

О

"і >"

г - I

Ay ₁/2*0.3 СПҐ¹

а.

i-Jd

.ь, и.

_{- А}

Wav* пшлЬмг (cm*¹)

Х1000

^! - і *

0.4 0.8

Bias current (А)

Рис. 1.2.5. Зависимость оптической мощности от тока для квантово-каскадного лазера при Т=10К. На вставке спектр высокого разрешения продольных мод резонатора с равным межмодовым расстоянием при токе 1,05 А [26].

36 проводимости приобретала каскадный вид как только внешнее электрическое поле превышало противоположное квазиэлектрическое поле, созданное объемным зарядом в слоях размерного квантования, В представленной структуре это происходило при напряженности электрического поля 10⁵В/см. Расчеты показывают, что при этом значении области с размерным квантованием квазинейтральны. Электроны из эмиттера попадают в слой с размерным квантованием на уровень возбужденного состояния п=3 и туннелируют дальше, в соседнюю квантово-размерную область, где и происходит излучательная рекомбинация. Туннелирование через трапециевидный барьер происходит очень быстро (~0,2пс), обеспечивая эффективное заполнение уровня п=3, время излучательной рекомбинации несколько дольше тз2=0,6пс. Активная область является, по существу, 4-х уровневой лазерной системой, где инверсия заселенности достигается между двумя возмущенными состояниями п=3 и п=2. Далее электрон релаксирует с подзоны п=2 в сильно перекрывающуюся с ней подзону п=1, а за тем за время менее 0,5пс туннелирует дальше на уровень инверсной заселенности п=3 следующего каскада активной области.

Излучательная эффективность перехода 3->2 оценивалась как тзэ/т^З-Ю"⁴ в поле напряженностью 10⁵В/см, где т_г- время жизни спонтанного излучения ~13нс.

Для осуществления оптического ограничения были выращены слои AlInAs толщиной 100 и 150мкм и легированные до 1,5*10¹⁷см~³ и 5-10¹⁷см"^э соответственно. Согласно расчетам ограничительный фактор составлял Г=0,46 и показатель преломления ограничительных слоев п=3,2б. Методом стандартной фотолитографии протравливались мезаполоски шириной 12мкм, резонаторы длиной 500-732мкм получались скалыванием. Сколотые грани резонатора имели коэффициент отражения R=0,27.

Спектры излучения были получены при 10 К на длине волны 4,26 мкм, что соответствует межподзонному переходу 3->2. Пороговые токи составляли 600 мА для лазера с длиной резонатора 500 мкм и 850 мА для лазера с длиной резонатора 720 мкм. Плотность порогового тока была приблизительно 1кА/см². Мощность лазерного излучения составила ~8,5мВт на одну грань. /Длина волны излучения не смещалась с током по причине того, что электронная плотность зажата на возбужденном состоянии п=3.

В дальнейших работах было показано, что квантово-каскадные лазеры могут иметь дифференциальную квантовую эффективность значительно больше единицы. Эти лазеры позволяют достичь генерации при комнатной температуре и даже выше (до 320 К) в импульсном режиме [27].. Квантово-каскадные лазеры на межзонных переходах, использующие оптические переходы между зоной проводимости и валентной зоной,

излучают в области 3-4мкм. У них достигнуты большие выходные мощности (9 Вт на одну сторону), но максимальная рабочая температура составляет всего 210 К в импульсном режиме. При температуре 100 К внешняя дифференциальная квантовая эффективность 480% и длина волны излучения 3.8-3.9 мкм [28]. Имеется теоретически рассчитанная модель квантово-каскадного лазера на основе межзонных переходов, излучающего длину волны 3.15 мкм и работающего при комнатной температуре [29]. Создание квантово-каскадных лазеров, работающих на межподзонных переходах, на спектральный диапазон 3-4 мкм затруднено рядом технологических проблем, связанных с необходимостью создания квантово-размерных структур с большим разрывом зон проводимости. Эта задача может быть решена путем выращивания напряженных слоев на основе гетероперехода GalnAs/AlInAs.

Выводы:

Лазеры на основе соединений А³В⁵ обладают лучшими рабочими и температурными ' характеристиками по сравнению с лазерами на солях свинца. Так, лазеры на основе ДГС структур для спектрального диапазона 3-4 мкм могут работать до 225 К в импульсном режиме и до 170 К в непрерывном. Лазеры с квантовыми ямами в активной области способны работать вплоть до комнатной температуры (300 К) в импульсном режиме. Квантово-каскадные лазеры с длиной волны излучения более 5 мкм могут работать и при температуре выше комнатной (до 320 К). Создание квантово-каскадных лазеров, работающих на межподзонных переходах, на спектральный диапазон 3-4 мкм затруднено рядом технологических проблем, связанных с необходимостью создания квантово-размерных структур с большим разрывом зон проводимости и выращивания для этого напряженных слоев. Поэтому пока существует лишь теоретически рассчитанная модель лазера с длиной волны генерации 3,15 мкм.

1.2. Тепловая перестройка частоты диодных лазеров.

Изменение температуры является наиболее очевидным внешним воздействием, способным привести к сдвигу спектральной моды. Зависимость спонтанного спектра излучения от температуры связана с уменьшением ширины запрещенной зоны с температурой, смещением вследствие этого спектра усиления в сторону длинных волн и его расширением.

B_Kg(0)-j^ (i.i)

Спектральное положение максимума усиления в полупроводниковых лазерах hv_max соответствует ширине запрещенной зоны активной области. Его температурное изменение hvjnax, в основном, определяется температурной зависимостью ширины запрещенной зоны узкозонных слоев Egnnn, т.к. другие параметры полупроводниковой структуры слабее

зависят от температуры. *—-—. Соответствующее изменение длины волны

dX излучения —^^- составляет:

dX ^Е_впіа -X

Ї2±* ї= (1,2)

dT dT-hv^

Лазерные моды соответствуют частотам резонатора и смещаются с изменением показателя преломления и длины резонатора с температурой. Относительное изменение коэффициента преломления с температурой в 4 раза слабее, чем изменение ширины запрещенной зоны полупроводника, в котором распространяется излучение.

Изменение температуры позволяет настраивать лазеры на заранее выбранный диапазон, где лежат линии поглощения газов. Длительность всей записи должна быть порядка 1 мс, чтобы записать несколько линий поглощения и обеспечить узнаваемость линий и их идентификацию. Для неискаженной записи спектров газов необходимо, чтобы стационарная температура устанавливалась за время меньшее длительности импульса тока (-1мкс), и чтобы ток увеличивался в процессе импульса. В этом случае длина волны излучения лазерного диода будет изменяться в течение импульса линейно со временем.

Первые работы в области лазерной спектроскопии на основе перестраиваемых полупроводниковых лазеров А³В³ были сделаны сотрудниками ФТИ им Иоффе совместно с московскими учеными В.Г.Аветисовым, А.И.Надеждинским и А.Н.Хуснутдиновым [30].

Для записи основных линий поглощения были созданы лазеры с узкозонными слоями из InAsSb и широкозонными из InAsSbP [31], излучающие в области длин волн 3-З.бмкм в зависимости от состава узкозонного слоя. Исследования температурной перестройки спектра излучения проводилось [31] на лазерах с шириной полоска 60 мкм и длиной резонатора «350 мкм. Энергетическая диаграмма лазеров представлена на рис. 1.2а. Для исследования температурной зависимости излучения лазеры питались импульсным током с длительностью импульса более 300 мкс и работали при Г=77К в одномодовом режиме генерации излучения вблизи порогового тока (рис. 1.2Ь). Генерация обычно происходит в максимуме спонтанной полосы. На рис. 1.2с видно, что интенсивность излучения, прошедшего через внешний интерферометр Фабри-Перо, изменяется со временем по синусоидальному закону. Мода устойчива в течение импульса тока. При этом длина волны моды изменяется на 5А (0.5-1.0 см"') за счет нагрева активной области. Изменение происходит в сторону уменьшения волнового числа С ростом температуры длина волны увеличивается практически линейно, (Ы/аТ«0.002 мкм/К. Ширина линии когерентного излучения исследуемых лазеров оценена как 0.005 см"¹ [32]. Рабочая температура составляла 80-100К,

Эти лазеры использовались в составе автоматизированного лазерного спектрометра, с их помощью были зарегистрированы. спектры пропускания метана и этилена с возможностью спектрального разрешения не хуже 0,005 см"¹ [32].

Недостатком тепловой перестройки является необходимость подбора такой амплитуды и длительности импульса, чтобы лазер нагревался на 1-5К, оставаясь в одномодовом режиме. При низких температурах приходилось сильно увеличивать длительность импульса, так как падал пороговый ток. Соответственно, быстродействие записи спектров поглощения газов уменьшалось. Здесь надо отметить, что лазер почти не должен нагреваться при высоком квантовом выходе излучательной рекомбинации и малых потерях излучения в объеме кристалла. Только превышение разности квазиуровней Ферми для электронов и дырок над энергией фотонов, обусловленное полезными потерями

0.383

z, a.u.

CO

1 h

0.5

3.24

3.26 X, (am

3.28

Рис. 1.2. Лазерная структура и послойный профиль ширины запрещенной зоны Eg (а), спектр излучения лазера при температуре 77К (Ь) и осциллограммы импульсов лазерного излучения, прошедшего через воздух (1) и резонатор Фабри-Перо, при начальной температуре 80К (с) [32].

41 ГОС/ЛйРСТІїіїї-ї'Л»

излучения на выход из кристалла и составляющее порядка энергии тепловых колебаний кТ, должно нагревать активную область.

Выводы:

Таким образом, лазеры на основе двойных гетероструктур InAsSbP/InAsSb/InAsSbP для спектрального диапазона А=3.2-3.4 мкм, перестраиваемые с температурой, могут быть применены для целей молекулярной спектроскопии высокого разрешения. Однако температурная перестройка является очень медленным процессом, составляющим десятки -сотни микросекунд. Её инерционность связана со временем тепловой релаксации носителей в активной области и теплоотдачей из активной области лазерной структуры в другие слои полупроводника.

1.3. Применение лазеров в диодно-лазерной спектроскопии.

Предварительные замечания.

Спектральная область 3-4 мкм интересна тем, что в ней фундаментальных линий поглощения молекул многих атмосферных и промышленных газов, гораздо больше, чем в близкой инфракрасной области, для которой имеются высококачественные лазерные диоды. С другой стороны в этой области спектра нет сильных линий поглощения воды, что важно для дальнометрии. Поэтому источники когерентного излучения в спектральной области 3-4 мкм могут использоваться для решения многих практических и научных задач молекулярной спектроскопии, таких как газовый анализ с высокой чувствительностью и быстродействием для химического анализа, медицинской диагностики, контроль загрязнения окружающей среды, контроль за технологическими процессами. В некоторых случаях для газоанализа используются источники и спонтанного излучения, работающие в этой спектральной области при комнатной температуре. Однако для молекулярной спектроскопии высокого разрешения требуются источники излучения с узкой спектральной линией, шириной 1-10 Мгц, иногда достаточна ширина 10-100 Мгц. У лазеров, излучающих в области 3-4 мкм эта величина составляет, примерно, 10'³ - 10'² А. Поэтому полупроводниковые диодные лазеры в этой спектральной области очень перспективны несмотря на то, что до сих пор для их работы необходимо охлаждение.

В данном обзоре были рассмотрены излучательные характеристики и перестройка лазеров на основе соединений А^гаВ^уи A^IVB^VI. Лазеры на основе солей свинца способны работать в импульсном режиме до комнатных температур (Т=296К) и в непрерывном режиме до 200К с мощностью одной моды до 1,2 мВт. Эти лазеры сильно нагреваются при протекании питающего тока через его активную область. Диапазон тепловой перестройки одной моды составляет 2,2см' у лазеров с резонатором Фабри-Перо и до 7см'¹ у лазеров с распределенной обратной связью при изменении тока от 5 до 45 пороговых значений. Несмотря на высокие значения рабочей температуры у этих лазеров широкий диапазон перестройки наблюдается только при криогенном охлаждении до 80-100К. Лазеры на солях свинца сильно подвержены деградации из-за значительного рассогласования решетки разных слоев и плохой теплопроводности.

По сравнению с соединениями полупроводники А³В⁵ обладают рядом

преимуществ: более высокой теплопроводностью, достаточно однородным составом (всего около 1% примеси), хорошей морфологией, более высокой эффективностью излучательной рекомбинации, для них имеются подложки лучшего качества Здесь можно добиться

гораздо лучшего согласования решеток для разных слоев лазерной структуры. Поэтому здесь лучше решена проблема легирования как донорными, так и акцепторными примесями, что позволяет создавать р- и п- слои с заданной концентрацией носителей. Перечисленные преимущества приводят к тому, что пороговые токи генерации лазеров на соединениях А В гораздо ниже, лазеры способны работать при питании как короткими импульсами тока (менее 100нс), так и в непрерывном режиме в широком диапазоне температур. Но частотная перестройка лазеров на основе соединений А³В⁵ под воздействием температуры гораздо слабее. Плавная перестройка одной моды при нагревании на 5К составляет —1см", Лазеры на основе соединений А³В⁵, работающие в спектральном диапазоне 3-4мкм, имеют возможность перестраиваться по частоте генерации при изменении тока в сторону более коротких длин волн, а это значит, что такой вид перестройки частоты генерации не связан с изменением температуры активной области. Это гораздо более быстрый процесс (10'⁹-10"¹⁰с), нежели тепловая перестройка, происходящая за десятки-сотни микросекунд.

1.3.1. Диодно-лазерная спектроскопия на перестраиваемых лазерах А⁴ВР. Опыты по измерению спектров пропускания различных природных и промышленных газов с помощью диодно-лазерной спектроскопии проводились группой

_ЙЇЇК)

GC L D

Рис. 1.3.1. Оптическая схема спектрометра на перестраиваемых диодных лазерах на основе солей свинца, DL - диодный лазер, помещенный в криостат; L - линзы; FP-эталон Фабри-Перо; М -монохроматор; D - детекторы; А - усилители; SI - интеграторы сигнала; С - компьютер; GC - газовые кюветы [34].

газ и после контроля монохроматором попадал на фотоприемник. Второй луч проходил через кювету с эталонным газом, характеристики которого известны, и попадал на фотоприемник. Далее сигналы подавались на порт компьютера для контроля и обработки. Полученные таким образом спектры представлены на рис.1.3.2.. Их разрешение (приблизительно 10"³ см"¹) ограничено Доплеровскнм уширением линии.

Рис. 1.3.2. Спектры поглощения молекул NH3, SiF4 и ВСІз, полученные при помещи спектрометра на перестраиваемых диодных лазерах на основе солен свинца [34].

московских ученых В.Г.Аветисова,

А.Н.Надеждинского, А.Н.Хуснутдинова и их коллег из лаборатории молекулярной спектроскопии института общей физики РАН [33]. Используя диодный лазер на солях свинца в качестве источника когерентного излучения в спектральном диапазоне —ІОмкм, они измерили спектры пропускания аммиака Nrlj, тетрафторида кремния SiF₄H трихлорида бора ВСЬ [34].

Созданная для изменений

экспериментальная установка представлена на рис. 1.3.1... Источником когерентного излучения служил диодный лазер на основе Pbi._xSn_xSe с пороговым током 0,2-0,7А при 4ДК и 0,7-2А при 77К и мощностью одной моды 0,1-2мВт. Для охлаждения использовался гелиевый криостат с системой стабилизации и управления температурой от 10 доЮОК. Лазер питался импульсным током с длительностью импульса 0,01-Юме.

Оптическая схема спектрометра была основана на использовании лазерного излучения с обеих граней кристалла: «первый» луч проходил через исследуемый

J.3.1. Дгюдно-лазерная спектроскопия на перестраиваемых лазерах А¹ В⁵.

45 В той же лаборатории проводились и опыты по измерению линий пропускания паров воды с различной концентрации [35]. Созданная экспериментальная установка для точных измерений профиля линий пропускания различных газов представлена на рис. 1,3.3., В качестве источника когерентного излучения этой установки использовались ДГС лазеры на основе GalnAsSb, работающие в диапазоне длин волн 1,7-2,4мкм. Лазеры помещались в откачиваемый криостат и охлаждались жидким азотом, система управления температурой позволяла варьировать ее от 80 до ЗООК, изменяя тем самым и длину волны излучения лазера. Лазеры питались пилообразными импульсами тока длительностью 0,2-1мс и частотой следования 100Гц. В процессе импульса лазер перестраивался и, таким образом, происходило сканирование спектра пропускания газа.

Фотодиоды

Рис. 1.3.3. Оптическая схема экспериментальной установки [35].

і і і—і—і—і—і—і—і—|—і—і—і—I—і—і—і—і—і—|—і—Г
0 50 100 150 200

Time ( Microsecond )

Рис. 1.3.4. Одновременная запись спектров пропускания паров воды, reference cell и эталонного резонатора Фабри-Перо, сделанная при помощи диодно-лазерного спектрометра на основе GalnAsSb лазеров [35].

Оптическая схема эксперимента была следующей: лазерное излучение делилось на три луча. Первый пропускался через кювету, где находился исследуемый газ (пары воды) под различным давлением (от 0,2 до 15 Торр), измеряемым при помощи манометра. Второй луч проходил через газовую кювету с постоянной концентрацией паров воды. И третий луч следовал через стеклянный резонатор Фабри-Перо с шагом пропускания 0,08016см' для контроля за частотой генерации диодного лазера. Все лучи регистрировались фотодиодами. Электрический сигнал поступал на аналого-цифровые преобразователи и далее оцифрованные данные обрабатывались компьютером. Все спектры пропускания были получен при комнатной температуре 294+1 К. Полученные результаты представлены на рис. 1.3.4.

Выводы:

Представленные здесь два вида спектрометров с использованием лазерных диодов на основе соединений А³В³ и А*В^б явно демонстрируют преимущество первых. Для питания GalnAsSb лазеров требовались гораздо более низкие токи, они имели более высокие рабочие температуры, для них требовался криостат, в то время как для лазеров на солях свинца необходим гораздо более сложный гелиевый дьюар. Излучение лазеров на на основе

47 GabiAsSb более стабильно по частоте и модовому составу, для их контроля требовался лишь резонатор Фабри-Перо, а не монохроматор, как для Pbi._xSn_xSe лазеров. Все эти преимущества упрощают оптическую схему эксперимента и удешевляют спектроскопические исследования.

48 1.4 Выводы.

10. Лазеры на основе соединений А^1УВ^уг(соли свинца) способны генерировать излучение до комнатных температур (Т=296 К) только в импульсном режиме, а в непрерывном - до 200 К с мощностью одной моды до 1,2 мВт. Как перестраиваемые источники когерентного излучения такие лазеры могут работать только при криогенных температурах (до ПО К). Эти лазеры сильно подвержены деградации из-за значительного рассогласования решеток разных слоев и плохой теплопроводности, что приводит к очень короткому сроку службы подобных лазеров. Малая величина разрыва зоны проводимости ДЕс делает невозможным создание на их основе квантово-каскадных лазеров. Перечисленные свойства являются существенными недостатками лазеров на солях свинца.

11. Полупроводники A³B^S по сравнению с соединениями A*B⁶ обладают рядом преимуществ: более высокой теплопроводностью, достаточно однородным составом (не более 0,001% незапланированной примеси), хорошей морфологией, более высокой эффективностью излучательной рекомбинации (до 100% внутренний квантовый выход излучения). Для выращивания А В⁵ гетероструктур налажено промышленное производство подложек соединений А^ЭВ⁵, в том числе GaAs, InAs, GaSb, InSb и др.. Здесь можно добиться гораздо лучшего согласования решеток для разных слоев лазерной структуры. Лучше решена проблема легирования как донорными, так и акцепторными примесями, что позволяет создавать р- и п- слои с заданной концентрацией носителей. Перечисленные преимущества приводят к тому, что пороговые токи генерации лазеров на соединениях А В гораздо ниже (почти на порядок), чем у лазеров на солях свинца, и такие лазеры способны работать при питании как короткими импульсами тока (менее 100 не), так и в непрерывном режиме в широком диапазоне температур. Частотная перестройка длины волны излучения осуществляется плавно в одномодовом режиме при изменении питающего тока. Возможно также управление длиной волны излучения посредством изменения температуры.

12. Лазеры на основе соединений А³В⁵ обладают лучшими рабочими и температурными характеристиками по сравнению с лазерами на солях свинца. Так, лазеры на основе ДГС структур для спектрального диапазона 3-4 мкм могут работать до 225 К в импульсном режиме и до 170 К в непрерывном. Лазеры с квантовыми ямами в

49 активной области способны работать вплоть до комнатной температуры (300 К) в импульсном режиме. Квантово-каскадные лазеры с длиной волны излучения более 5 мкм могут работать и при температуре выше комнатной (до 320К). Создание квантово-каскадных лазеров, работающих на межподзонных переходах, на спектральный диапазон 3-4 мкм затруднено рядом физико-технологических проблем, связанных с необходимостью создания квантово-размерных структур с большим разрывом зон проводимости и выращивания для этого напряженных слоев. Поэтому пока существует лишь теоретически рассчитанная модель лазера с длиной волны генерации 3,15 мкм.

5. Для спектрального диапазона Я,=3-4 мкм наиболее перспективны лазеры на основе
двойных гетероструктур InAsSbP/biAsSb/InAsSbP. Такие лазеры могут быть созданы
различными технологическими методами, как методом жидкофазной эпитаксии, так
и методом газовой эпитаксии из металло-органических соединений.

6, В настоящее время частотная перестройка осуществляется за счет теплового нагрева
лазерного кристалла при тепловом нагреве или за счет пропускания тока. При этом
процессе изменяются фундаментальные параметры лазерного чипа: ширина
запрещенной зоны, показатель преломления, его геометрические размеры (особенно
важна длина резонатора), что приводит к смещению длины волны излучения в
сторону более длинных волн. К недостаткам температурной перестройки можно
отнести то, что она является очень медленным процессом, составляющим десятки -
сотни микросекунд. Её инерционность связана со временем тепловой релаксации
носителей в активной области.

1.5 Постановка задачи.

Как следует из вышеизложенного, разработка перестраиваемых диодных лазеров на основе полупроводников А³В⁵, работающих в диапазоне 3-4 мкм, является перспективной и обусловленной практическими требованиями времени.

Основная цель данного исследования заключается в создании перестраиваемых лазеров по частоте диодных лазеров в средней ИК области спектра (3-4мкм).

Для достижения поставленной цели необходимо решить следующие задачи:

1. Разработать методику исследования основных характеристик лазеров для спектрального диапазона 3-4мкм на основе ДГС InAsSbP/InAsSb/InAsSbP.

2. Исследовать процесс тепловой перестройки частоты генерации гетеролазеров на основе InAsSbP/InAsSb/InAsSbP.

3. Разработать методику быстрой (безынерционной) плавной перестройки диодных лазеров за счет нелинейных оптических эффектов,

4. Использовать перестраиваемые диодные лазеры для изучения спектров следующих газов OCS, NH3, НгО, CH^Cl методом диодно-лазерной спектроскопии.

Лазеры на основе соединений А

В настоящее время для целей диодно-лазерной спектроскопии наиболее широко используются лазеры на основе халькогенидов свинца. Выращенные на основе узкозонных соединений AIVBVI (PbS, PbSe РЬТе), эти лазеры работают в спектральном диапазоне 3-40 мкм (рис. 1.1.1.1.) и перестраиваются по частоте при изменении температуры и тока [2-4]. В связи с низкими рабочими температурами лазеры на AIVBV1 обычно требуют криогенного охлаждения при помощи гелиевых дьюаров. Мощность излучения этих лазеров колеблется в пределах 0,l-10mW. Такая мощность в сочетании с узкой шириной спектральной линии (Ю см"1) обеспечивают высокую спектральную плотность, что крайне важно для целей диодно-лазерной спектроскопии. Перестройка частоты лазерного излучения осуществляется путем изменения величины питающего тока и температуры, что приводит к соответствующему изменению ширины запрещенной зоны Eg и показателя преломления полупроводника п. Лазеры могут работать как на постоянном токе (CW-режим), так и на коротких (менее 1мкс) и длинных импульсах (0,1-Імс).

Лазеры на основе соединений А В изготавливались несколькими методами: диффузионным методом, методом жидкофазной эпитаксии, а также методом газотранспортной эпитаксии. Если эти методы, главным образом, использовались для создания лазеров с активной областью на основе объемных материалов (толщины слоя более 0,1 мкм), то в последние годы интерес стал смещаться в сторону использования квантово-размерных лазерных структур. Для создания таких структур интенсивное развитие начинает получать метод молекулярно-пучковой эпитаксии. Вначале рассмотрим диффузионные лазеры.

Лазеры, выращенные диффузионным методом. Тройные соединения PbCdS, PbSSe и PbSnSe используются для создания лазеров диффузионным методом для спектрального диапазона 3-40мкм. Кристаллы выращивались в герметичной трубке методом направленной паровой фазы. Для изготовления р-п перехода использовались кристаллы n-типа с концентрацией носителей 5-10 - 5-10 см" . Пластины определенной толщины отрезались от выращенного кристалла. Для всех составов р-п переход формировался путем диффундирования паров Se из селен-содержащего источника. Подложки n-типа и источник РЬодрЗеод помещались в откаченную кварцевую ампулу, которая в свою очередь помещалась в диффузионную печь. В диффузионной печи ампула нагревалась при температуре 400-450С в течение 0,5-1 часа и за счет диффузии Se в твердой фазе создавался р-п переход на глубине 10-20мкм [4]. Для улучшения температурной стабильности были сделаны многоуровневые низкоомные электрически

Положение спектральных мод лазера на основе PbSo.67Seo.33 в зависимости от величины питающего тока [4], стабильные контакты Ьл/Pd/Au на обе стороны р-n перехода. Слои Аи и Pd были напылены на обе стороны пластины, после гальваническим методом наносился In. Далее были сформированы полоски шириной 150-200мкм и скалыванием получены лазеры, длина которых варьировалась от 300 до бООмкм. Лазеры припаивались In на медный теплоотвод. Модовая структура приведена на рисунке ІЛ.1.2. при импульсном токе (т=1мкс) в полтора раза превышающем пороговое значение. Температурная и токовая перестройка составляли всего 1-2 см"1(рис.1ДЛ.2). Рекордное значение перестройки у этого типа лазеров было получено А.П.Шотовым с сотрудниками в 1992 году и составляло 5см" [6]. Данный тип диодных лазеров демонстрировал хорошую термическую стабильность и долговременную надежность.

Лазеры на основе двойных гетероструктур AIVBvt имеют более высокие рабочие температуры, чем диффузионные лазеры, однако дают меньшую выходную мощность и из-за рассогласования решеток, как правило, деградируют после нескольких термических циклов. Двойные гетероструктуры PbSnSeTe/PbSe с достаточно хорошим согласованием решетки были выращены методом жидкофазной эпитаксии в горизонтальном реакторе[7,8]. Структуры p-PbSe/n-PbSnSeTe/n-PbSe (рис. 1.1.1.3.) изготовлялись на основе подложек из кристаллов, легированных Те при выращивании из паровой фазы. Узкозонный и ограничивающий .слой в этом случае получались методом жидкофазной эпитаксии. Толщина активной области варьировалась в пределах 2-5 мкм. Ограничивающий слой PbSe имел толщину 2-4 мкм.

Рис. 1Л Л.З. Лазерные структуры, выращенные методом жидкофазной эпитаксии. Для создания р-п перехода слой р-типа образован диффузией избыточных атомов Se из паровой фазы.

4.2K уменьшались слабее, чем в диффузионных гомолазерах. Причем при 4.2 К наблюдались (рис. 1.1 Л.5) даже более высокие пороговые токи, чем при 80 К. Такой аномальный ход порогового тока при низких температурах может быть объяснен ослаблением волноводных свойств гетероструктуры при понижении температуры, если концентрация свободных носителей в активном слое настолько велика, что превышает концентрацию хотя бы в одном из прилегающих широкозонных слоев. В этом случае скачок показателя преломления на гетерогранице становится меньше, и одновременно уменьшается величина d/Л . Вследствие этих двух причин снижается доля потока излучения, заключенного в активной области, возрастают дифракционные потери и пороговый поток. Таким образом, для дальнейшего снижения пороговых токов, помимо уменьшения толщины активной области, необходимо понизить и концентрацию свободных носителей в нем.

Использование твердых растворов соединений А В для изготовления полупроводниковых приборов

Для улучшения таких характеристик диодных лазеров как пороговый ток и рабочая температура были разработаны лазеры с раздельным электронным и оптическим ограничением и с квантовыми ямами в активной области [10,11].

Послойная структура и энергетическая зонная диаграмма лазера с одиночной квантовой ямой в активной области PbSnSe [10]. структуры показан на рис. 1.1.1.10 Создание лазерной структуры с активной областью Pbo.95Sno.05Se с одиночной квантовой ямой и двумя волноводными слоями PbSo.4Seo.6 приводит к увеличению разрыва запрещенной зоны на ДЕ8=10мэВ при 77К. Слои п-типа были легированы висмутом. Концентрация селена была подобрана так, чтобы получить р-тяп проводимости. Активная область с квантовыми ямами была нелегирована. Толщина активной области, ее толщина Lz была 400, 500, 1000, 2000А и до 4мкм. В лазерах с толщиной активной области с толщиной 1ОООА энергия фотона соответствовала ширине запрещенной зоны. В лазерах с толщиной 400 и 500А излучения происходило с двух уровней размерного квантования (см. рис. 1.1.1.11.)

Разница в энергии с шириной запрещенной зоны активной области составила 9,7мэВ и 38мэВ для каждого уровня соответственно. Эта разница была вычислена путем сравнения спектров лазера с квантовой ямой и лазера на двойной гетероструктуре с толстой активной областью. размерного квантования был выполнен на модели квадратной потенциальной ямы конечной глубины. Он показал, что излучение происходит с локализованных состояний п=1 (Ец) и п=2 (Егг) потенциальной ямы. Схожие результаты были получены и для лазера с активной областью толщиной 500 А.

Температурная зависимость плотности порогового тока лазеров с одиночной квантовой ямой [П]. температурную зависимость порогового тока для лазеров с шириной активной области 400 и 1000А при питании импульсным током. При низких температурах Т 60К, лазер с Lz=400 А работает только на оптических переходах с n=l (hvi=En) поскольку этот уровень находится близко к границе запрещенной зоны и заполнен носителями. Переходы между состояниями с n=2 (hv2=E22) требуют более высокого тока накачки. При Т 6(Ы20К наблюдаются две линии излучения. При Т 125К наблюдалось излучение только с уровня п=2, где плотность состояний была более высока. Как видно из рис. 1.1.1.12. пороговый ток для переходов с Ец и Е22 на зависит от температуры. Этот факт отражает ступенчатую форму плотности состояний в двумерных потенциальных ямах. Кривая зависимости порогового тока лазера с шириной активной области 1000А имеет структуру с чертами, отражающими включение уровней размерного квантования п=1 и п=2, но энергия фотона в этом случае близка к значению ширины запрещенной зоны активной области. В лазерах с Lz=2000 А температурная зависимость порогового тока имеет вид, стандартный для лазеров на солях свинца.

Зависимость порогового тока от толщины активной области при Т=77К [11]. лазеров с раздельным ограничением при 77К. У лазеров с раздельным ограничением и Lz=2000 А плотность порогового тока была самой низкой и составляла 230А/см при 77К и при питании импульсным током. В лазерах с Lz 1000 А с одиночной квантовой ямой пороговый ток рос с уменьшением толщины активной области. Возможно, причиной этого является утечка носителей из потенциальной ямы из-за малых разрывов AEg в этих структурах. По-видимому, для лазеров с квантовыми ямами в активной области для создания ограничительных слоев более перспективно будет использовать более широкозонный материал, например, PbSrSe.

Лазеры на основе гетероструктур Pbj Eu eyTei.j/Pb njre с зарощенным полоском. Для улучшения излучательных характеристик лазеров на основе двойных гетероструктур А В , используемых в диодно-лазерной спектроскопии, была создана конструкция лазера с зарощенным полоском [12]. Благодаря малому скачку коэффициента преломления на границе полоска удается превратить активную область во встроенный волновод и подавить формирование поперечных мод, сузив при этом диаграмму направленности.

Лазеры выращивались методом молекулярно-пучковой эпнтаксии на основе двойных гетероструктур PbEuSeTe/PbTe. После выращивания активного слоя эпитаксиальный процесс прерывался. С помощью фотолитографии и Аг+ ионно-пучкового травления формировались мезаполоски шириной 5-40мкм. Далее процесс молекулярно-пучковой эпнтаксии возобновлялся и выращивался верхний ограничительный слой PbEuSe. Далее лазеры получались скалыванием с шириной чипа 500мкм,

Полученные приборы излучали в области 4.2-6.4мкм и имели более низкий пороговый ток, чем аналогичные лазеры на двойных структурах с меза-полоском. При температуре 77К значение порогового тока составляло приблизительно 3 мА. На этих лазерах была достигнута генерация на постоянном токе (cw-режим) до температуры 203 К и достаточно широкий диапазон одномодовой генерации. Диапазон перестройки составил 4.4см"1 с мощностью одной моды до 1,2мВт (см.Табл.2).

Вольт-амперные характеристики лазеров на основе ДГС 68 biAsSb/biAsSbP и лазеров с раздельным ограничением

В этой главе будут представлены как методика изготовления лазеров на основе двойных гетероструктур InAsSb/biAsSbP, так н основные методики, связанные с исследованием спонтанной и когерентной люминесценции лазеров, такие как: методики изучения спектрального и пространственного распределения излучения, а так же методика изучения перестройки частоты лазерной генерации.

Исследуемые структуры были созданы в лаборатории Инфракрасной Оптоэлектроники ФТИ им. А.Ф.Иоффе РАН под руководством Ю.П.Яковлева сотрудниками лаборатории В.ВЛІерстневьш и [МВ.Степановым] при участии группы фотолитографии Е.АХребенщиковой и С А.Евдокимовой. Методика выращивания лазерных гетероструктур InAsSb/InAsSbP. Использование твердых растворов соединений А3В5 для изготовления полупроводниковых приборов.

Для создания лазеров, светодиодов и фотоприемников, работающих в спектральном диапазоне 3-4 мкм, целесообразно использовать полупроводниковые материалы с шириной запрещенной зоны 0.4-0.25 эВ. Среди соединений А3В5 имеется одно бинарное соединение в этой области: InAs (Е8=0.36эВ, Т=300К) и трехкомпонентные растворы на основе InAs и InSb.

Гомо- и гетероструктуры, созданные на основе бинарных соединений, не имеют дислокаций несоответствия на границе слой-подложка благодаря совпадению постоянных решеток. Они структурно совершенны, но охватывают лишь дискретные участки спектра. Переход к трехкомпонентным твердым растворам позволяет перекрыть более широкий спектральный диапазон. Использование подложек из трехкомпонентных материалов позволило бы избежать структурных дефектов на гетерогранице слой-подложка, но производство монокристаллов трехкомпонентных твердых растворов отсутствует в связи со значительными технологическими трудностями. Поэтому трехкомпонентные растворы выращивают на бинарных подложках. Для работы прибора допустимо рассогласование постоянных решеток не более -0.5%.

Четырех-компонентные твердые растворы позволяют получить любое совпадение с подложкой по постоянной решетки, но имеют небольшой диапазон изменения ширины запрещенной зоны (рис.2.1.1).

Спектральный диапазон, перекрываемый различными многокомпонентными растворами на основе соединений А В .

Все традиционные методы выращивания кристаллов элементарных полупроводников и бинарных соединений - метод Чохральского, направленная кристаллизация, зонная плавка, плавка в температурном градиенте - в принципе могут быть использованы для получения твердых растворов на основе соединений А3В5.

Но технологические трудности, связанные с неизбежным изменением состава в процессе роста, с несоответствием параметров решеток исходных состояний, с отсутствием полных и точных диаграмм делают, по существу, непригодным использование классических методов выращивания для получения гетероструктур.

Поэтому при изготовлении полупроводниковых структур с гомо- и гетеропереходами на основе соединений А В наиболее приемлемо использование эпитаксиального выращивания. К нему относятся методы жидкофазной эпитаксии (ЖФЭ), газофазной эпитаксии (ГФЭ) и молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ). Методы ГФЭ и МЛЭ очень точны, они позволяют получать низкоразмерные структуры с толщиной слоев от 10А до 1мкм и создавать структуры с квантовыми ямами. Метод ЖФЭ технологически более прост и не требует дорогостоящего оборудования, но позволяет создавать слои толщиной 0.2-10 мкм.

Методика выращивания гетероструктур на основе твердых растворов InAsSbP методом жидкофазной эпитаксии заключалась в следующем. Шихту заданного состава, кристаллизующегося при температуре кристаллизации Тк, загружали в кассету; затем кассета помещалась в реактор и откачивалась форвакуумным насосом до остаточного давления 110 3мм рт.ст.. Затем реактор заполнялся водородом и продувался им при комнатной температуре в течение ЗОмин, после чего поток водорода снижался на порядок и на реактор надвигался нагреватель, дальнейшая продувка осуществлялась при температуре 523-S-573 К. Через 2 часа температура поднималась до 1023 К - температуры гомогенизации заданного раствора-расплава. Выбор такой температуры гомогенизации обусловлен малой растворимостью мышьяка и фосфора при используемых ЖФЭ температурах (873-973 К) и медленной скоростью растворения компонентов шихты. Растворение компонентов шихты при выбранной температуре происходило за 15 минут, после чего раствор-расплав резко охлаждали до комнатной температуры.

В кассету помещали подложку и снова проводили гомогенизацию при Т=Тк в течение 30 мин., после чего начинали охлаждение системы со скоростью 0,15-И) ,6 град/мин. При температуре Тк подложка приводилась в контакт с жидкой фазой, и синтезировался слой в интервале температур охлаждения от 1 до 10 град. Интервал выбирался из условий необходимой толщины d. Затем подложка выводилась из раствора-расплава и систему охлаждали до комнатной температуры.

Впервые качественные пленки были получены методом ЖФЭ более 30 лет тому назад [36], но создать приборные структуры с удовлетворительными параметрами удалось впервые лишь в 1977 [37] и 1980 [38] годах.

Диодная лазерная спектроскопия на основе одномодового перестраиваемого на 100А лазера

Как было отмечено выше, ширина лазерной линии является важнейшим параметром лазерных диодов, по которому можно судить о перспективности его дальнейшего применения в спектроскопии. Такая работа по изучению ширины линии генерации перестраиваемых лазеров на основе InAsSb/biAsSbP была проведена группой сотрудников лаборатории ИК оптоэлектроники А.Н.Именковым, Т.Н.Даниловой, Н.М.Колчановой и др. в сотрудничестве с коллегами из института Геровского Чешской Академии наук С.Цивишем и П.Кубатом. Ими была исследована ширина линии генерации перестраиваемых током лазеров на основе гетероструктур InAsSbP/InAsSb/InAsSbP [48], [49].

Лазеры питались постоянным током, промодулированным пилообразным током, в интервале от 1 до 5 пороговых значений и в интервале температур 12 -100 К. Излучение моды направлялось в кювету с исследуемым газом или в эталонный резонатор. Детектированный сигнал подавался как на дифференцирующий RC-фильтр так и на один из каналов цифрового осциллографа. На рис.4.2.1 представлена осциллограмма сигнала излучения лазера .прошедшего через кювету с СНзСІ (кривая /), и производная по времени от этого сигнала (кривая 2). По интервалу времени между двумя минимумами сигнала, соответствующими известным линиям поглощения СНзСІ, определялась скорость изменения волнового числа излучения лазера v со временем т (v ) в процессе питания его пилообразным током. При использовании отдельных линий поглощения скорость v определялась по собственным частотам эталонного резонатора. По второму каналу цифровой осциллограф измерял линейно усредненную величину производной Е7д и среднеквадратичное отклонение от ее среднего значения (/м). Указанные величины

Осциллограммы сигнала U, пропорционального интенсивности лазерного излучения, прошедшего через кювету с газом СНзСІ, при питании лазера пилообразным током (1) и производной от него по времени dU/dt, получаемой после RC-цепочки (2). измерялись в точках перегиба кривой /, где эти величины максимальны, и усреднялись. Полуширина линии излучения лазеров определялась по формуле

Экспериментальные значения полуширины линии излучения А/ зависят от питающего тока (рис.4,2.2). При некотором значении тока І=Ітія полуширина линяй генерации минимальна. При токах 1 1ты &/ увеличивается с отклонением тока резко, а при токах Г Ітіп плавно, 1тя . (3-4)/ . В представленном лазере ДГ остается в пределах 32-18 Мгц. В многомодовых лазерах полуширины нескольких одновременно генерируемых мод различаются не более чем на 20%. При отклонении температуры в пределах +10 К от оптимальной, при которой ширина диапазона перестройки максимальная, полуширина линии генерации при фиксированной разности І-їц, изменяется в ту же сторону, что и абсолютная температура, но слабее.

Кроме экспериментальных точек на рис.4.2.2 имеются две теоретические кривые, штриховая линия и сплошная линия. Штриховая кривая построена для исследуемого лазера V-12191-3, по формуле, выведенной Генри [69], для полуширины линии генерации полупроводниковых лазеров где R - средняя скорость спонтанного испускания, а„ - отношение вариации действительной и мнимой частей коэффициента преломления, Р - количество фотонов в резонаторе.

2. Экспериментальные значения полуширины линии генерации Af лазера V12191-3 при различных токах, измеренные на полосах поглощения газов CH3CI, OCS, и теоретические зависимости Af от тока в предположении независимости концентрации неравновесных носителей заряда от тока (штриховая линия) и в предположении увеличения концентрации неравновесных носителей заряда с током (сплошная линия).

120 теории Генри предполагалось, что средняя концентрация неравномерных носителей заряда N не зависит от тока после достижения порогового значения No,. В этом случае R , апя полуширина Д/ определяются изменением числа фотонов в резонаторе Р, и Д/" обусловлена флюктуациями спонтанного испускания в моду, что соответствует теории Шавлова - Таунса [70]. Уменьшение Д/ с ростом 1-1,ь по гиперболическому закону наблюдалось экспериментально [71]. В перестраиваемых лазерах концентрация неравновесных носителей заряда увеличивается с током. В этом случае полуширина линии генерации определяется флюктуацией собственных частот резонатора вследствие флюктуации количества зарядов в нем и соответствующим изменением коэффициента преломления.

Похожие диссертации на Перестраиваемые лазеры на основе гетероструктур InAsSb/InAsSbP, работающие в спектральном диапазоне 3-4 мкм

Асимметричные гетероструктуры раздельного ограничения и мощные лазеры на их основе (=1.6-1.85 мкмЛютецкий Андрей Владимирович

Исследование свойств и оптимизация гетероструктур на подложках GaAs и разработка мощных лазеров на их основе: =0,78 - 1,3 мкмЛившиц Даниил Александрович

Особенности жидкофазного выращивания лазерных InGaAsP/GaAs РО ДГС ( =0.8 мкм) структур ориентации (100) и лазеры на их основеФуксман, Михаил Викторович

Инжекционные лазеры на основе квантовых ям и квантовых точек на подложках GaAs, излучающие на длине волны 1.3 мкмНикитина Екатерина Викторовна

Физические принципы повышения мощности полупроводниковых лазеров на основе AlGaAs/InGaAs/GaAs гетероструктур в непрерывном режиме генерацииШашкин, Илья Сергеевич

Полупроводниковые вертикально-излучающие лазеры на основе самоорганизующихся квантоворазмерных гетероструктур в системе материалов InGaAs-AlGaAsКузьменков Александр Георгиевич

Генерационные характеристики лазеров с вертикальным резонатором на основе гетероструктур InGaAs-AlGaAsДеребезов, Илья Александрович

Физические основы технологии гетероструктур для мощных полупроводниковых лазеров с большим сроком службы (молекулярно-пучковая эпитаксия в системе AlGaAs)Фокин, Георгий Анатольевич

Исследование излучательных характеристик гетероструктур InGaAsP/IпР и лазеров на их основе Тарасов Илья Сергеевич

Гетероструктуры в системе твердых растворов InGaAsP и лазеры на их основе Тарасов Илья Сергеевич