6.6.2.2. Лазер на двойном гетеропереходе

Ограничения, отмеченные в предыдущем разделе, сдержи­вали широкое использование полупроводниковых лазеров до тех пор, пока не были предложены вначале одинарные гетеропере­ходы, а вскоре после этого — двойные гетеропереходы. Мы огра­ничимся тем, что рассмотрим последний тип перехода, поскольку только он обычно и применяется. Чтобы проиллюстрировать его

поверхность

свойства, на рис. 6.43 при­веден пример лазерной

Подложка из GaAs

Al_ft3Ga₀₇As(nl

0,t- С,3мкм ~f мкм

i ммм

GaAs (р)

-гзш/шзирозаяти

{Медный теплоотвод ) Припои

с труктуры с двойным ге­теропереходом в GaAs. В этом диоде реализова­ны два перехода между различными материалами [Alo,3Ga₀,₇As(p) — GaAs и

Активная ^А Область пред!

Рис. 6.43. Схематическое представление по­лупроводникового лазера с двойным гете­ропереходом. Активная область представ­ляет со ои ^ofi^^gaAsOi) (заштрнхо-

ставляет собой тонкий

СЛОЙ GaAs (0,1—0,3 мкм).

^{В такой структуре Диода}

_{ffepwoW плотность ша}

при комнатной темпера­туре можно уменьшить

примерно на два порядка (т, е. до ~ 10³ А/см²) по сравнению с устройством на гомопереходе. Таким образом, становится

^{возможной работа в непрерывном режиме при комнатной}

температуре. Уменьшение пороговой плотности тока происхо­дит благодаря совместному действию трех следующих фак­торов: 1) Показатель преломления GaAs (щ ж 3,6) значительно больше показателя преломления AWaGaojAs {п₂ ~ 3,4), что при­водит к образованию оптической волноводной структуры

(рис. 6.44, а). Отсюда следует, что лазерный пучок будет теперь сосредоточен главным образом в слое GaAs, т. е. в области, _в которой имеется усиление. 2) Ширина запрещенной зоны E_{g] в} GaAs (~ 1,5 эВ) значительно меньше, чем ширина запрещен-

ной зоны Еа₂в Alo.3Gao.7As (~ 1,8 эВ). Поэтому на обоих пере­ходах образуются энергетические барьеры, которые эффективно удерживают* инжектированные электроны и дырки в активном слое (рис. 6.44, в). Таким образом, для данной плотности тока

концентрация электронов и дырок в активном слое возрастает, а значит, увеличивается и усиление. 3) Поскольку E_gl значи­тельно больше, чем E_gl, лазерный пучок с частотой v »E_gi/h почти не поглощается в А1₀.зОа_{0 7}As. Поэтому крылья попереч­ного профиля пучка, заходящие как в р-, так и в /г-области

L

₁

(рис. 6.44, б), не испытывают

там сильного поглощения.

_t

_а

До сих пор мы рассмат­ривали лазер с двойным ге­Теропереходом на GaAs. Длина волны его излучения (>. = 0,85 мкм) попадает в

диапазон, в котором мы имеем минимум потерь в оп­тическом волокне из плав­леного кварца (первое окно пропускания). В настоящее время усиленно разрабаты­ваются лазеры с двойной ге-тероструктурой, работающие на длине волны либо Я « « 1,3 мкм, либо Я,» 1,6 мкм, на которых наблюдаются два других минимума по­терь оптического волокна

п-область

p-область

6

облаешь

Рис. 6.44. а — профиль показателя пре­ломления; б-поперечное сечение пуч­ка; в — зонная структура полупровод­ника с двойным гетеропереходом, ис­пользуемого в диодном лазере.

(второе и третье окна про­пускания), поскольку потери в этих минимумах суще­ственно меньше. Здесь наи­больший интерес в качестве активной среды представ­ляет четырехкомпонентный сплав Inj^Ga^As^P^yj^e^-

InP. В этом случае добав-которому необходимо удовлетворить: по­стоянная решетка четверного сйлава должна совпадать с посто­янной решетки InP (с точностью порядка 0,1 %). Если это усло­вие не выполняется, то слой четверного сплава, эпитаксиально выращенный на подложке из InP, приведет к достаточно силь­ным напряжениям, которые рано или поздно разрушат переход ¹>,

и переходов вы-

^i} Следует заметить, что эта проблема не возникает в GaAs, поскольку постоянные решетки GaAs (5,64 А) и AlAs (5,66 А) имеют очень близкие значения.

полняются из бинарного соединения ляется новое условие,

Если выбрать значения параметров х и у четверного сплава таким образом, чтобы у ж 2,2*, то решетка четверного сплава согласуется с решеткой InP. Выбирая соответствующим обра­зом х_у можно получать длину волны излучения в диапазоне 0,92—1,5 мкм.

6.6.3. Полупроводниковые лазеры и их характеристики

В данном разделе обсуждение лазеров и их характеристик будет касаться главным образом полупроводникового ДГ-ла­зера на GaAs, поскольку в настоящее время это наиболее ши­роко применяемый диодный лазер, однако мы приведем также некоторые данные по другим полупроводниковым материалам для лазеров (например, InGaAsP), а также но устройствам на гомопереходе.

Металлический контакт

Изолирующий,

( слои

р-GaAs

_ea^Alo^As

{активный слой)

rz~Ga_0f7Al_Of3As

Подложка ш л-GaAs

Металлический контакт

На рис. 6.45 схематически показана одна из возможных кон­струкций диодного ДГ-лазера. Заметим, что благодаря нали­чию соответствующего изолирующего слоя ток от положитель­ного электрода течет в виде узкой полоски (шириной s = 5— 10 мкм). Это имеет результатом следующие два положитель­ных эффекта: 1) Поскольку площадь полоски мала (A=Ls)₉ пороговый ток /пор = /порЛ также мал (например, при /_По_Р = = 2-10³ А/см² и s = 10 мкм имеем /пор = 50 мА). 2) Поскольку

ширина области усиления в плоскости перехода примерно также равна s (см. рис. 6.45), это сужение области усиления позволяет удерживать пучок в основной поперечной моде, если s < 10 мкм. Заметим, что кроме приведенной на рис. 6.45 структуры, в кото­рой сжатие пучка в плоскости перехода осуществляется с по­мощью распределения усиления (лазер с ограничением, созда­ваемым усилением), были разработаны также струк­туры, в которых удержа­ние пучка достигается со­ответствующим профилем

показателя преломления

в плоскости перехода (ла­зер с рефрактивным огра­ничением). В этих обоих случаях получается диф­ракционно - ограниченный пучок эллиптического се­чения (~ 1 мкмХ5 мкм). Отсюда следует, что рас­ходимость 8ц в параллель­ной переходу плоскости примерно в 5 раз меньше расходимости 8± (~45°) в перпендикулярной перс-ходу плоскости. Разрабо-таны оптические системы, компенсирующие это ас­тигматическое поведение иучка.

На рис. 6*46 приведс-ны экспериментальные и

зависимости от толщины ак-ДГ-лазера на AIGaAs. Заме­тим, что с уменьшением d пороговая плотность тока /_ПОр вначале уменьшается, достигает минимума, а затем увеличивается. На­личие спадающей части у зависимости /_ПОр нетрудно понять, потому что с уменьшением d активный объем уменьшается про­порционально d_y а значит, скорость накачки при данной плот­ности тока растет пропорционально l/d [см. также выражение (6.40)]. Однако, если толщина d становится очень малой, поле уже не удерживается внутри активного слоя (см. рис. 6.44, б) и крылья пучка испытывают существенные потери в р- и я-обла-стях перехода. Теперь становится понятным, почему при очень

^{теоретические значения}

пороговых плотностей тока /пор в тивного слоя d для полоскового малых значениях d наблюдается возрастание /нор» когда d умень­шается. Из рис. 6.46 видно, что минимальное значение /нор достигается при d & 0,1 мкм и что это значение /пор приблизи­тельно равно 1 кА/см².

На рис. 6,47 приведены типичные зависимости выходной мощности от выходного тока при двух различных температурах, полученные от полосковых (любого типа) полупроводниковых

ДГ-лазеров. Заметим, что бла­годаря использованию поло-сковой геометрии пороговый ток /_По_Р при комнатной темпе­ратуре не превышает 100 мА. Заметим также» что inop резко увеличивается с температурой. Для большинства диодных ла­зеров эмпирически было най­дено» что этот рост подчиняет­ся закону /пор ~ ехр (Т/То), где Го — характеристическая тем­пература, зависящая от кон­кретного диода. Значение этой

температуры служит показате­лем качества диодного лазера.

^{Действительно, отношение двух}

значений порогового тока при двух значениях температуры, отличающихся между собой на величину ДГ, определяется из выражения Inopjl пор₂ =

— ехр (ДГ/Г₀). Следовательно,

чем больше тем менее чув­ствителен пороговый ток /_пор к изменению температуры. В слу­чае рис. 6.47 можно сразу определить, что То ж 91 К (обычно Г₀ лежит в диапазоне от 70 К для худших лазеров до 135 К для лучших). Заметим, что на рис. 6.47 выходная мощность ограни­чена значением порядка 10 мВт. Большие выходные мощности (обычно выше 30—50 мВт) могут привести к столь высоким ин-тенсивностям пучка, что могут разрушиться грани полупровод­ника. Заметим, что дифференциальный КПД лазера дается вы­ражением ц$ = dP/VdI_f где V—напряжение источника пита­ния. Выбрав V ж 1,8 В, получаем r\_s = 40 %. В действительности имеются сообщения даже о более высоких дифференциальных КПД (вплоть до 60%). На самом деле внутренняя квантовая эффективность (доля инжектированных носителей, которые ре-комбинируют излучательно) еще больше (около 70%). Это

означает, что в настоящее время полупроводниковый лазер имеет наибольший КПД.

Типичный спектр излучения диодного лазера приведен на рис. 6.48. Равномерно расположенные пики соответствуют раз­личным продольным модам резонатора Фабри — Перо. Вспоми­ная, что длина резонатора должна удовлетворять соотношению [см, (4.3) ] L = 1Ко/2п_у где / — целое число, а п — показатель

преломления полупроводника, мы видим, что два соседних пика

1 I I I I I

_{1 0,3 -}

_{I °'}⁸ _-

% 0,7

% 0,6

_{1 а*}

5 0,3-\0,2

Т • 1 t 1 т

_{1 о}

t_fm i_tm 7,438 1,ш imz 1,ш

Энергия hv, эБ

Рис. 6.48. Типичный спектр излучения полупроводникового лазера;.

разделены по длине волны промежутком ДЯ =Xt/2nL. Выбирая в качестве примера снова GaAs (Я =0,85 мкм) и принимая L— = 250 мкм, получаем Акр = 3,9 А. Таким образом, спектр излу­чения обычно захватывает довольно широкую область длин волн (5—10 нм), что может представлять проблему для волоконно-

оптических линий связи из-за хроматической дисперсии оптиче­ского волокна. В настоящее время наилучшим способом получе-

существенно меньших ширин линий является использова­ние лазера с распределенной обратной связью (РОС)-лазера (рис. 6.49). В этой схеме лазерный диод изготавливается таким образом, чтобы получить периодическое изменение эффектив­ного показателя преломления активного канала вдоль направ­ления распространения волны, что приводит к отражению вол­ны, т. е. к распределенной обратной связи. В принципе этого

можно было бы достичь созданием периодической гофрирован­ной структуры на одной из поверхностей активного слоя (рис. 6.49, а). В результате возникает периодическое изменение

показателя преломления, так как показатель преломления актив­ного слоя выше, чем у окружающего материала. Поскольку ме­тоды, применяемые для изготовления гофрированной структуры, всегда создают большую плотность центров безызлучательной рекомбинации на гофрированной поверхности, конфигурация типа той, что изображена на рис. 6.49, а, обладает низкой квантовой эффективностью и, следовательно, высоким порогом. Чтобы преодолеть эту трудность, гофрированная поверхность из­в пограничной плоскости, которая располагается на небольшом расстоянии от плоскости перехода (рис. 6.49,6).

GttAs(p) „ (активный-слой) / / /	/VVVVy / * / т S

Лазерный пучок

АЬ₍збаодА$(п)

_•а

Al^Ga^Ae (р)

Al^Ga^s As (р) GaAs (p)

Сечение	лазерного
WWW.

^—Ai_v^(3a_w^As(p)

Atc^Gtt^tA$ (n)

Рис. 6.49, Схемы полупроводниковых РОС-лазеров. а — гофрированная струк­тура создается на одной из поверхностей активного слоя; б — гофрирован­ная структура создается на дополнительной поверхности вблизи активного

слоя.

Однако эффект от гофрированной поверхности будет большим только в том случае, когда она располагается столь близко от перехода, что попадет в область, в которой поле лазерного из­лучения за счет поперечного распределения достаточно велико. Распределенное отражение возникает при брэгговском рассеянии лазерного пучка на изменении показателя преломления, созда­ваемом этой гофрированной поверхностью, которая действует,

таким образом» как распределенная фазовая решетка. Чтобы по­лучить максимум обратной связи на длине волны Яо, простран­ственный период AL гофрированной структуры должен удовле­творять условию

AL = Л₀/2А1эфф, (6.39)

где я_Эфф — эффективный показатель преломления лазерного ка- нала. Соотношение (6.39) возникает из условия, согласно кото- рому волны, отраженные от следующих друг за другом областей высоким показателем преломления (эти области разделены друг от друга расстоянием AL), должны складываться в фазе (условие Брэгга). Отсюда следует, что сдвиг фазы Ф между двумя отраженными волнами должен быть равен 2л. Поскольку ф = 2к_эфФМ, где Лафф - эффективное волновое число (&_эфй = 2ял_ЭффАо)> ^мы сразу получаем условие (6.39). Заме- тим, что, согласно этому условию, существенная обратная связь имеет место лишь в очень узкой _х

Световой, импульс

_{полосе вблизи Х0 = 2пзфФМ. Сле­довательно, спектр излучения ди­одного РОС-лазера обычно со­стоит из одной продольной моды}

(с шириной линии в несколько мегагерц) резонатора Фабри — Перо, сформированного двумя торцевыми гранями. Технология изготовления РОС-лазеров явля­ется весьма сложной, так как подразумевает создание очень мелкой гофрированной структуры (например, с AL = 0,12 мкм при Я= 0,850 мкм).

В заключение рассмотрим модуляционную способность полу­проводниковых лазеров. Это рассмотрение имеет определенное значение, поскольку, например, модуляционная способность устанавливает предел частоты повторения импульсов лазера в импульсно-кодовой схеме модуляции. Пели диод возбуждается идеальным прямоугольным импульсом, то импульс излучения будет иметь конечную задержку т«*, а также конечные значения длительности переднего т_г и заднего т/ фронтов (рис. 6.50). За­держка %d связана с тем, что для создания необходимой инвер­сии населенностей необходимо определенное время. Конечные значения длительностей переднего и заднего фронтов опреде­ляются следующими двумя причинами: 1) конечным значением емкости перехода, которая ограничивает нарастание скорости накачки в активном слое; 2) конечным временем формирования и окончания процесса вынужденного излучения (как правило, Тг <С Tf; см. также рис. 5.26). В настоящее время величина т = = Тг + Tf имеет значение порядка 1 не, что ограничивает ча­стоту повторения битовых посылок приблизительно до 1 Гбит/е. Для достижения более высоких скоростей передачи можно вос­пользоваться следующими двумя приемами: 1) устанавливать

режим диода с постоянным током смещения чуть ниже или чуть выше порогового тока и 2) применять более короткие резонаторы (L » 100 мкм). Действительно, оба этих способа позволяют уменьшить время формирования лазерного излуче-

J 1 111 А „I

ния, а применение короткого резонатора уменьшает также кость перехода. Использование этих приемов позволило добить- ся намного более высоких скоростей передачи (примерно до 10 Гбит/с). - -