МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ

НИЖЕГОРОДСКИЙ ГОСУДАСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

им. Н.И. ЛОБАЧЕВСКОГО

Научно-исследовательский физико-технический институт

Нижегородского государственного университета им. Н.И. Лобачевского

Определение параметров полупроводникового инжекционного лазера с квантовыми ямами из анализа его электрофизических характеристик

Описание лабораторной работы

Составитель: н.с. НИФТИ ННГУ Звонков Н. Б.

Нижний Новгород, 1999

Содержание

ВВЕДЕНИЕ …………………………………………………………………2

ПРИНЦИП ДЕЙСТВИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ИНЖЕКЦИОННЫХ

ЛАЗЕРОВ С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ………………………………………………… 2

КОНСТРУКЦИЯ ИССЛЕДУЕМОГО ЛАЗЕРА………………………………………… 7

ОПИСАНИЕ УСТАНОВКИ……………………………………………………………….. 8

ВОПРОСЫ…………………………………………………………………………………… 8

ТЕХНИКА БЕЗОПАСНОСТИ…………………………………………………………….. 9

ПОРЯДОК ВЫПОЛНЕНИЯ РАБОТЫ………………………………………………….. 9

ЛИТЕРАТУРА………………………………………………………………………………. 9

ПРИЛОЖЕНИЕ 1……………………………………………………………………………..10

ПРИЛОЖЕНИЕ 2……………………………………………………………………………..11

Введение.

Полупроводниковые инжекционные лазеры как малогабаритные и экономичные источники когерентного излучения высокой яркости находят чрезвычайно широкое применение в науке, технике, системах связи, медицине и т. д. Целью настоящей работы является знакомство с физическими основами работы полупроводникового инжекционного лазера, измерение вольт- и ваттамперных характеристик мощного полупроводникового лазера на структуре InGaAs/GaAs/InGaP и определение по ним некоторых параметров этого лазера.

Цель работы: ознакомиться с принципом работы полупроводникового инжекционного лазера с квантовыми ямами в активной области.

Принцип действия полупроводниковых инжекционных лазеров с квантовыми ямами.

Мы будем рассматривать физические основы работы полупроводникового инжекционного лазера с квантовыми ямами на примере лазера на системе материалов InGaAs/GaAs/InGaP. Такие лазеры могут работать в спектральном диапазоне 0.93 - 1.06 мкм и применяются в основном для накачки волоконных усилителей в линиях оптической связи и твердотельных лазеров на ионах редкоземельных металлов.

Уменьшение толщины активного слоя инжекционного лазера до величины, сравнимой с длиной де Бройля для носителей ( = h/p, где h – постоянная Планка, p -импульс), приводит к двумерному квантованию дискретных уровней. Энергия уровней зависит от величины потенциальных барьеров на границах конечной прямоугольной ямы. При наличии квантовых ям плотность состояний имеет ступенчатое изменение.

Рисунок 1. Лазерная структура и её зонная диаграмма. 1 - подложка n⁺-GaAs, 2 - ограничивающий слой n-InGaP, 3 - волноводный слой нелегированного GaAs, 4 - активная область InGaAs, 5 - ограничивающий слой p-InGaP, 6 - контактный слой p⁺-GaAs, 7,8 - омические золотые контакты к n- и p-типу GaAs соответственно.

На рисунке 1 показана (не в масштабе) лазерная структура и её зонная диаграмма при прямом смещении p-n перехода, что имеет место при работе инжекционного лазера.

Рассмотрим более подробно назначение каждого слоя.

В полупроводниковых инжекционных лазерах ограничение световой волны и распространение излучения происходит в диэлектрическом волноводе. На рисунке 2 показан плоский симметричный диэлектрический волновод с показателями преломления слоёв n₁ (ограничивающие слои) и n₂ (волноводный слой).

Рисунок 2. Оптический волновод и профиль электрического поля волны для трёх волноводных мод.

Для того, чтобы световая волна могла без затухания распространяться вдоль плоскости такого волновода, необходимо, чтобы она испытывала полное внутреннее отражение от верхней и нижней границ волноводного слоя. Из этого сразу следуют условия:

n₂>n₁, _carcsin(n₁/n₂) (1)

Отраженные от границ лучи интерферируют между собой. Условием максимума интенсивности при интерференции является фазовый сдвиг между интерферирующими волнами, равный 2n, где n-целое число. Поскольку в нашем случае сдвиг фаз определяется длиной волны излучения, толщиной волноводного слоя и углом распространения луча _с, то при заданных длине волны и толщине волноводного слоя угол _с может принимать только конечное число дискретных значений. Каждому значению угла соответствует свой профиль электромагнитного поля световой волны в направлении поперёк волновода, называемый собственной модой волновода и своя скорость распространения волны в волноводе. Обычно при расчётах пользуются величиной n_e^m, называемой "эффективным показателем преломления для моды с номером m". Он вводится по формуле:

^m=c/n_e^m, (2)

где ^m - скорость распространения волноводной моды, а с - скорость света в вакууме. На рисунке 2 справа показаны профили интенсивности для основной моды, имеющей один центральный максимум интенсивности, а также первой моды (2 максимума) и второй моды (3 максимума). Известно, что при полном внутреннем отражении света в среду с меньшим показателем преломления проникает экспоненциально спадающий "хвост" электромагнитного поля падающей волны, что отражено на рисунке. Это может привести к тому, что значительная часть энергии электромагнитной волны будет распространяться в ограничивающих слоях. При недостаточной толщине ограничивающих слоёв может происходить "туннелирование" волны из волновода, что приведёт к потерям энергии волны. В лазерных структурах, как правило, выбирают толщины слоёв таким образом, чтобы распространяться с малыми потерями энергии могла только основная волноводная мода. В этом случае говорят об "одномодовом волноводе" или "одномодовой лазерной генерации". Отметим, что здесь мы не рассматриваем профиль электромагнитного поля волны в направлении, перпендикулярном рисунку, считая волновод в этом направлении неограниченным. В реальных лазерах края активной области могут влиять на профиль волны в этом направлении, если ширина активной области становиться сравнима с длиной волны излучения.

В нашем лазере ограничивающими слоями служит In_0.5Ga_0.5P, согласованный по параметру решётки с GaAs подложкой и имеющий показатель преломления n₁=3.23, а волноводным слоем служит GaAs с показателем преломления n₂=3.52 на длине волны около 0.98 мкм. Толщину волноводного слоя обычно выбирают в пределах 0.2  0.8 мкм при толщине ограничивающих слоёв 1.0  0.6 мкм.

В центре волноводного слоя находится активная область In_yGa_1-yAs. Ширина запрещённой зоны In_yGa_1-yAs меньше чем GaAs, поэтому он работает как потенциальная яма, эффективно захватывающая инжектированные p - n переходом носители. В литературе для этой области принято название "квантовая яма". Попавшие в квантовую яму носители могут рекомбинировать как излучательным, так и безизлучательным образом. Для эффективного действия лазера необходимо, чтобы вклад безизлучательной рекомбинации не превышал нескольких процентов от общего числа инжектированных p - n переходом носителей. Постоянная решетки In_yGa_1-yAs больше чем у GaAs, поэтому слой In_yGa_1-yAs испытывает напряжения сжатия. В результате дефекты структуры могут "выдавливаться" в окружающую активную область слои, что приводит к уменьшению вклада безизлучательной рекомбинации. Однако так происходит только если толщина слоя In_yGa_1-yAs не превышает некоторую зависящую от содержания индия y толщину H_c, называемую критической. При превышении этой толщины происходит релаксация упругих напряжений с образованием дислокаций несоответствия, которые действуют как центры безизлучательной рекомбинации, резко ухудшая характеристики инжекционного лазера. Поэтому толщину слоя In_yGa_1-yAs выбирают в пределах 520 нм при содержании индия у=0.40.1.

Длина волны излучения в напряжённых структурах определяется как содержанием в активной области In у, так и толщиной активной области. Это обусловлено следующими факторами: с увеличением содержания In уменьшается ширина запрещенной области In_yGa_1-yAs E_g(y), но увеличение несоответствия решеток приводит к сжатию слоя и увеличению ширины запрещённой зоны на E_str(y). При используемых толщинах активной области попавшие в квантовую яму носители не могут двигаться поперёк потенциальной ямы, поэтому возникает квантово-размерный эффект. Это означает, что энергия носителей может принимать лишь некоторые дискретные уровни, положение которых зависит от ширины и глубины квантовой ямы, лежащие выше дна зоны проводимости InGaAs для электронов и ниже дна валентной зоны для дырок. Кроме того, напряжения сжатия снимают вырождение для лёгких и тяжёлых дырок, в результате энергетические уровни лёгких дырок оказываются вытесненными в валентную зону GaAs и заполненными носителями оказываются только уровни тяжёлых дырок. Таким образом, варьируя ширину квантовой ямы и содержание в ней In, можно получать лазерные структуры на заданную длину волны. Перекрываемый таким образом диапазон длин волн лежит в пределах 0.931.06 мкм. Поскольку в плоскости квантовой ямы носители могут свободно двигаться, каждый энергетический уровень представляет из себя подзону размерного квантования, но в отличие от энергетических зон GaAs плотность состояний носителей в подзонах имеет не квадратичную, а прямоугольную зависимость.

В простейшем случае, который обычно имеет место на практике, заполненными носителями оказываются только нижние подзоны электронов и тяжёлых дырок, для излучательных переходов между которыми и наблюдается лазерная генерация.

Для возникновения лазерной генерации необходимо усиливающую излучение среду поместить в резонатор для создания положительной обратной связи. В полупроводниковом инжекционном лазере таким резонатором служат плоскопараллельные зеркала, образуемые скалыванием лазерной структуры по кристаллографической плоскости (110), расположенной перпендикулярно плоскости волновода (100). Коэффициент отражения на естественных сколотых гранях около 30%, что достаточно для создания положительной обратной связи, но в современных лазерах с целью вывести всё генерируемое излучение в одну сторону обычно на одну из сколотых граней напыляют многослойное диэлектрическое зеркало с коэффициентом отражения R₂>95%, а другую грань просветляют до R₁310%. Рекомбинационное излучение может испытывать поглощение на свободных носителях, рассеяние на неоднородностях волновода, выходить из резонатора через полупрозрачные зеркала а также взаимодействовать с инжектированными носителями, вызывая вынужденное испускание идентичных фотонов. Когда концентрация инжектированных носителей становится достаточно высокой, уровень вынужденного излучения может превысить суммарный уровень потерь и начинается генерация. Необходимое для этого усиление активной области можно описать формулой:

(3)

Здесь g - оптическое усиление, Г - коэффициент оптического ограничения, показывающий, какая часть мощности оптической волны распространяется в активной области, _i - внутренние оптические потери, равные сумме потерь на рассеяние и поглощение, L - длина резонатора лазера. Второй член формулы (3), таким образом, описывает потери излучения на выход из резонатора.

Количество состояний носителей в квантовой яме конечно, поэтому при увеличении плотности тока усиление не может неограниченно возрастать. При определённой плотности тока нижние энергетические уровни квантовой ямы оказываются заполненными носителями. Если порог генерации при этом не достигнут, начинается заполнение вышележащих энергетических уровней квантовой ямы, на которых и может начаться генерация.

Возникновение лазерной генерации в лазерах с однородно уширенной полосой усиления сопровождается насыщением коэффициента оптического усиления. Действительно, если бы усиление выше порога продолжало возрастать, это привело бы к бесконечному нарастанию амплитуды поля, что противоречит законам сохранения энергии. Это означает, что при увеличении тока накачки выше порога не может происходить дальнейшее заполнение носителями энергетических уровней, а все дополнительно инжектированные носители участвуют в лазерной генерации. При этом распределение носителей в соответствующих подзонах можно рассматривать как квазиравновесное, т.е. подчиняющееся функции Ферми-Дирака. А значит, можно использовать понятие квазиуровней Ферми, разность которых F в активной области (определяющая инверсию населённости рабочих уровней в активной области) стабилизируется около некоторого постоянного значения U_j, называемого напряжением отсечки и соответствующего падению напряжения на p-n переходе.

Таким образом, если p-n переход непосредственно примыкает к активной области, то при наличии лазерной генерации возможно следующее отождествление:

F=eU_j (4)

где е - заряд электрона. В реальных лазерах имеется некоторое ненулевое последовательное сопротивление, которое складывается из сопротивления подложки, структуры и контактов, поэтому вольтамперная характеристика лазера выше порога принимает вид:

(5)

где R - последовательное сопротивление лазера. Поскольку можно показать, что лазерная генерация возможна при условии:

h<F (6)

где h - энергия кванта излучения, а ширина линии спонтанного излучения примерно равна kT, где k - постоянная Больцмана, Т - абсолютная температура, то по напряжению отсечки можно с достаточно высокой точностью определить длину волны генерации. Ниже порога вольтамперная характеристика лазера имеет обычный для p-n перехода вид:

(7)

где I₀ - ток насыщения, n - коэффициент идеальности p-n перехода. Таким образом, отличительной особенностью полупроводниковых инжекционных лазеров является возможность определить наличие генерации и оценить длину волны генерации только по вольтамперной характеристике лазера.

Выше порога уровень спонтанного излучения перестаёт расти и в спектре излучения появляется узкая линия, соответствующая лазерной генерации. Мощность лазерного излучения начинает быстро расти с током накачки, и на ваттамперной характеристике лазера (зависимости излучаемой мощности от тока накачки) появляется резкий излом вверх. Ток накачки, соответствующий этому излому, называется пороговым током лазера I_th. Важной характеристикой полупроводникового инжекционного лазера является плотность порогового тока j_th:

(8)

где S - рабочая площадь p-n перехода лазера. Обычно для лазеров с квантовыми ямами j_th лежит в пределах 100300 А/см².

В хороших лазерных структурах внутренняя дифференциальная квантовая эффективность генерации _i, определяемая как:

(9)

где P_i - излучаемая внутри лазерного резонатора мощность, близка к 1. Однако часть излучения поглощается, не успев выйти из резонатора, а часть выходит через заднее зеркало и теряется, поэтому внешняя квантовая эффективность _ex

(10)

где Р - полезная мощность излучения, меньше 1. Для лазера с напылёнными диэлектрическими зеркалами внешняя квантовая эффективность с переднего (просветлённого) зеркала выражается формулой:

(11)

Обычно _ex лежит в пределах 0.50.8.