089

1. Введение

Интенсивное развитие полупроводниковых дисковых лазеров (ПДЛ) с оптической накачкой лазерными диодами связано с их способностью генерировать мощное излучение при высоком качестве пучка с высокой эффективностью [1, 2]. В настоящее время в ПДЛ в основном используются гетероструктуры на основе соединений A3B5, излучающие в ближнем ИК диапазоне спектра. В связи с этим актуальной является разработка ПДЛ, излучающих в сине-зеленом диапазоне спектра, с перспективой реализации внутри резонатора этих лазеров второй гармоники, соответствующей среднему УФ диапазону.

Для сине-зеленого диапазона излучения подходят гетероструктуры соединений A2B6. В отличие от InGaN/ GaN, гетероструктуры соединений A2B6 могут быть относительно легко отделены от ростовой подложки, которой обычно является GaAs, поскольку существуют селективные травители для GaAs. Это позволяет отказаться от встроенного брэгговского зеркала, выращивание которого связано со значительными трудностями для этих гетероструктур, и сформировать резонатор двумя внешними зеркалами [3].

В работах [4 – 8] мы исследовали возможность использования гетероструктуры c 8-10 квантовыми ямами (КЯ) CdS/ZnSe/ZnSSe с разрывами зон II-го типа и резонанснопериодическим усилением в полупроводниковых лазе­ рах для зеленой области спектра. Предполагалось, что такая гетероструктура, в отличие от ранее изученной

М.Р.Бутаев, В.И.Козловский, Я.К.Скасырский. Физический ин-

ститут им. П.Н.Лебедева РАН, Россия, 119991 Москва, Ленинский просп., 53; e-mail: kozlovskiyvi@lebedev.ru

Н.Р.Юнусова. Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ», Россия, 115409 Москва, Каширское ш., 31

Поступила в редакцию 1 апреля 2024 г., после доработки – 2 мая

2024 г.

ZnCdSe/ZnSSe [9], менее восприимчива к твердофазной диффузии при температурах эпитаксиального роста и к интенсивному возбуждению из-за более сильных химических связей серы в КЯ.

На основе гетероструктуры с КЯ CdS/ZnSe/ZnSSe, выращенной методом парофазной эпитаксии из элементоорганических соединений, нами впервые был реализован полупроводниковый лазер с микрорезонатором и продольной оптической накачкой импульсным лазерным диодом с длиной волны 440 нм [6, 7]. Была достигнута импульсная мощность 0.32 Вт на длине волны 525 нм при дифференциальном КПД относительно поглощенной мощности 10 %. Также был реализован ПДЛ с длиной волны излучения 521 нм и дифференциальным КПД ме-

нее 1.5% [8].

Одной из причин относительно низкого КПД, дос­ тигнутого в этих работах, может быть низкая эффективность сбора неравновесных носителей заряда в КЯ при продольной оптической накачке барьерных слоев. Действительно, если длина диффузии неравновесных носителей будет заметно меньше толщины барьерных слоев, то значительная часть носителей за время жизни не будет успевать собраться в КЯ и будет рекомбинировать в барьерных слоях. Для достижения резонансно-периоди­ ческого усиления, используемого в полупроводниковых дисковых лазерах, ширина барьерных слоев выбирается кратной половине длины волны излучения ПДЛ в гетероструктуре и обычно равна примерно 100 нм. Низкая эффективность сбора носителей в КЯ может быть также обусловлена низкой вероятностью их захвата в эти ямы.

Влияние диффузии на характеристики ПДЛ с активной гетероструктурой AlxGa1 – xAs/AlyGa1 – yAs, излучающей на длине волны 780 нм, было исследовано в [10]. В этой работе структура из десяти квантовых ям накачивалась продольно излучением с различной длиной волны. Дифференциальный КПД практически не изменялся при изменении длины волны накачки от 601 до 656 нм, хотя при этом существенно изменялась однородность на-

сированного в пятно 2 мм на ростовой подложке, а также с помощью атомно-силового микроскопа при сканиро­ вании скола гетероструктуры [9]. Квантовые ямы образовывались двумя слоями ZnSe (ямы для дырок) и слоем CdS (ямы для электронов) между ними. Разрыв зон на гетерограницах ZnSe и CdS соответствовал разрывам зон II-го типа. Толщина слоев ZnSe и CdS составляла 3 и 2 нм соответственно. Толщины барьерных слоев ZnS0.07Se0.93 между трехслойными КЯ задавались равными 92 нм, так что период структуры должен был составлять примерно 100 нм, что соответствовало достижению резонансно-периодического усиления (когда период равен половине длины волны лазера в структуре). Буферный

слой ZnS0.07Se0.93 имел толщину 196 нм, а верхний слой ZnS0.07Se0.93 – 100 нм. Число квантовых ям было равно восьми.

На рис.1,б представлена схема регистрации спектров катодолюминесценции. Электронный пучок формировался в электронно-лучевой трубке 1 с фокусирующими и отклоняющими магнитными катушками 2, направляющими электронный пучок в заданную точку на поверхности исследуемой гетероструктуры 8. Угол падения электронного пучка относительно нормали к поверхности гетероструктуры составлял 45°. Гетероструктура со стороны подложки крепилась серебряной пастой к медному теплоотводу 9. Энергия электронов изменялась в диапазоне 3 – 7 кэВ, ток электронного пучка был 4 мкА, пятно возбуждения имело диаметр 1 мм.

Часть излучения гетероструктуры выводилась из вакуумного объема с помощью поворотного зеркала 3 с алюминиевым покрытием через кварцевое окно 4 и собиралось кварцевой линзой 5. Далее излучение фокусировалось кварцевой линзой 6 на входную щель 10 спектрометра (PGS-2) 7, на выходной щели 11 которого размещался фотоэлектронный умножитель (ФЭУ-100) 12. Линзы и выходное окно не были просветлены. Фокусное расстояние линз было 100 мм. Измерение спектров проводилось при комнатной температуре (25 °С).

3. Результаты эксперимента

верхнего и барьерных слоев ZnS0.07Se0.93, а вторая – излучению квантовых ям. Шумы, проявляющиеся в спектрах,

связаны с недостаточно высокой стабильностью тока электронного пучка и шумами ФЭУ. Спектры на рис.2 нормированы по интенсивности излучения барьерных слоев. Видно, что относительная интенсивность излучения КЯ растет примерно в 5.2 раза с увеличением энергии электронов от 3 до 7 кэВ.

4. Моделирование эксперимента

Прежде всего мы рассчитали ионизационные кривые при разных энергиях электронов. Расчет проводился

для однородного толстого слоя ZnS0.07Se0.93 методом Монте-Карло с помощью программы CASINO-2.4.

Наличие тонких квантовых ям с плотностью примерно равной плотности ZnS0.07Se0.93 не должно сказываться на результатах расчета. Плотность ZnS0.07Se0.93 принималась равной 5.19 г/см3 в предположении линейной зависимости плотности твердого раствора ZnSSe между бинарными соединениями ZnSe и ZnS.

На рис.3,а представлена проекция траекторий 20000 электронов при малом диаметре электронного пучка, входящих в структуру под углом 45° при энергии электронов E0 = 3 кэВ. Красные траектории соответ­ ствуют электронам, которые выходят из структуры. Изменение цвета вдоль других траекторий соответствует уменьшению энергии электронов. Из рис.3 видно, что при E0 = 3 кэВ электроны практически не достигают глубины в 100 нм, где залегает первая квантовая яма в гетероструктуре. Появление в спектре катодолюминесценции гетероструктуры линии излучения КЯ свидетельствует о том, что длина биполярной диффузии по меньшей мере больше 20 нм.

Ионизационные кривые для E0 = 3, 5 и 7 кэВ представлены на рис.3,б. Точечные данные соответствуют расчету методом Монте-Карло. Сплошные кривые являются аппроксимацией по формуле

Интенсивность (отн. ед.)

Длина волны (нм)

Интенсивность (отн. ед.)

E0 = 7 кэВ

3

б

1

0.1

Длина волны (нм)

ZnSSe

x (нм)

0

20

40

60

80

z (нм)

а

dE/dz

1.0

0.8

E0 = 7 кэВ

0.6

0.43 кэВ

0.2

z (нм)

где h – толщина гетероструктуры; k1 и k2 – коэффициенты, характеризующие внутренний квантовый выход люминесценции. Эти коэффициенты, особенно для барьерных слоев, могут быть меньше единицы. Они не известны, но не должны зависеть от используемой энергии электронов накачки. Следовательно, относительное изменение S при

изменении энергии электронов можно сравнивать с от­ носительным изменением S, полученным в эксперименте. Эти изменения показаны на рис.4, где крестиками представлены экспериментальные данные. Расчетные­ линии нормированы на экспериментальные данные, полученные при энергии электронов 5 кэВ.

На рис.4,а – в представлены зависимости без учета поверхностной рекомбинации. Видно, что ни при каких значениях длины диффузии Ld и параметра захвата k расчетные кривые не описывают экспериментальную зависимость. На рис.4, г – е представлены результаты с учетом быстрой поверхностной рекомбинации. Наилуч­шее со-

Iqw/Ibar

Iqw/Ibar

Iqw/Ibar

40

30

20

10

0

40

30

20

10

0

40

30

20

10

0

3

3

3

40

30

20

10

0

40

30

20

10

0

40

30

20

10

0

3

3

3

Ld = 15 нм 30 нм

50 нм

100 нм

г

Ld = 15 нм 30 нм

50 нм

100 нм

д

Ld = 15 нм 25 нм

30 нм

50 нм

е

Рис.5.  Распределение по глубине концентрации неравновесных носителей в объемном слое ZnSSe (синяя кривая) и в исследуемой гетероструктуре (красная кривая) при однородной накачке при

Ld = 25 нм и k = 10.

впадение расчетных кривых с экспериментальными данными достигается при Ld = 25 – 30 нм и k = 10.

На рис.5 представлено распределение неравновесных носителей n(z) в гетероструктуре (см. уравнение (4)) и n1(z) в объемном слое ZnSSe при однородной накачке (в этом случае F(z) = 0), рассчитанные при Ld = 25 нм и k = 10. Доля неравновесных электрон-дырочных пар K, которая рекомбинирует в квантовых ямах, определяется формулой

Расчет по этой формуле дает K = 0.3. Значит, предельный КПД лазера ограничивается значением 0.3 только из-за неэффективного сбора неравновесных носителей в КЯ при оптической накачке.

5. Заключение

В настоящей работе мы с помощью разрешенной по глубине католюминесценции оценили длину диффузии неравновесных носителей в барьерных слоях ZnSSe гетероструктуры CdS/ZnSe/ZnSSe, предназначенной для полупроводниковых дисковых лазеров зеленого диапазона. В результате моделирования экспериментальных результатов мы оценили длину диффузии значением 25 – 30 нм. Характерное время захвата неравновесных носителей в квантовые ямы лишь в 10 раз меньше времени жизни носителей в барьерных слоях ZnSSe. При полученных значениях длины диффузии и эффективности захвата КПД лазера при продольной оптической накачке ограничивается величиной 0.3. Полученные результаты носят оценочный характер, поскольку исследования выполнены при малых уровнях возбуждения. При высоких уровнях, возможно, длина диффузии будет увеличиваться из-за

насыщения безызлучательных каналов рекомбинации в барьерных слоях. Но, с другой стороны, при высоких уровнях накачки может уменьшаться эффективность захвата неравновесных носителей в КЯ. Цель настоящей статьи – показать, что эффективность транспорта неравновесных носителей в квантовые ямы является важным параметром, ограничивающим КПД лазера при оптической накачке.

Работа выполнена по Государственному заданию по теме FFMR-2024-0017.

1.Jetter M., Michler P. (Eds) VerticalExternalCavitySurfaceEmitting Lasers: VECSEL Technology and Applications (Weinheim: WileyVCH, 2021, pp. 1-416).

2.Hastie J.E., Calvez S., Dawson M.D. Semiconductor Disk Lasers (VECSELs) in Semiconductor Lasers 9 (Woodhead Publishing Limited, 2013, pp. 341-393).

3.Priante D., Zhang M., Albrecht A.R., Bek R., Zimmer M., Nguyen C., Follman D., Cole G.D., Sheik-Bahae M. Electron. Lett., 57, 337 (2021).

4.Бутаев М.Р., Козловский В.И., Скасырский Я.К. Квантовая электроника, 50 (10), 895 (2020) [Quantum Electron., 50 (10), 895 (2020)].

5.Бутаев М.Р., Козловский В.И., Скасырский Я.К. Квантовая электроника, 50 (7), 683 (2020) [QuantumElectron., 50 (7), 683 (2020)].

6.Бутаев М.Р., Козловский В.И., Скасырский Я.К. Квантовая электроника, 52 (4), 359 (2022) [Quantum Electron., 52 (4), 359 (2022)].

7.Butaev M.R., Kozlovsky V.I., Skasyrsky Y.K. Opt. Laser Technol., 158, 108890 (2023).

8.Бутаев М.Р., Козловский В.И., Скасырский Я.К., Юнусова Н.Р.

Краткие сообщения по физике, 50 (2), 41 (2023).

9.Butaev M.R., Kozlovsky V.I., Martovitsky V.P., Skasyrsky Y.K., Sviridov D.E. J. Alloys Compd., 880, 160555 (2021).

10.Козловский В.И., Женишбеков С.М., Скасырский Я.К., Фролов М.П., Андреев А.Ю., Яроцкая И.В., Мармалюк А.А. Квантовая электроника, 53 (8), 636 (2023) [Bull. Lebedev Physics Institute, 50

(12), S1348 (2023)].

11.Barjon J., Brault J., Daudin B., Jalabert D., Siebera B. J. Appl. Phys., 94 (4), 2755 (2003).

12.Sheng B., Schmidt G., Bertram F., Veit P., Wang Y., Wang T., Rong X., Chen Z., Wang P., Bläsing J., Miyake H., Li H., Guo S., Qin Z., Strittmatter A., Shen B., Christen J., Wang X. Photonics Research, 8 (4), 610 (2020).

13.Brandt O., Kaganer V.M., Lähnemann J., Flissikowski T., Pfüller C., Chèze C., Calarco R., Grahn H.T., Jahn U., Sabelfeld K.K., Kireeva A.E. Phys. Rev. Appl., 17 (2), A18 (2022).

14.Алешкин В.Я., Дубинов А.А., Гавриленко Л.В., Красильник З.Ф., Курицын Д.И., Крыжков Д.И., Морозов С.В. Физика и техника полупроводников, 46 (7), 940 (2012).

15.Данилов Л.В., Зегря Г.Г. Физика и техника полупроводников, 47

(10), 1347 (2013).

16.Соколова З.Н., Бахвалов К.В., Лютецкий А.В., Пихтин Н.А.,

Тарасов И.С., Асрян Л.В. Физика и техника полупроводников, 50

(5), 679 (2016).

17.Asryan L.V., Sokolova Z.N. J. Appl. Phys. 115, 023107 (2014).

18.Massa J.S., Buller G.S., Walker A.C., Simpson J., Prior K.A., Cavenett B.C. Appl. Phys. Lett., 64, 589 (1994); https://doi. org/10.1063/1.111086.

19.Zheng J.-Zh., Allen J.W., Spence D.E., Sleat W.E., Sibbett W. Appl. Phys. Lett., 62, 63 (1993); https://doi.org/10.1063/1.108820.

20.Allen J.W., Reid D.T., Sibbett W., Sleat W., Zheng J.-Zh., Hommel D., Jobst B. J. Appl. Phys., 78 (3), 1 (1995).

21.O’Donnell K.P., Parbrook P.J., Henderson B., Trager-Cowan C., Chen X., Yang F., Halsall M.P., Wright P.J., Cockayne B. J. Crystal Growth, 101, 554 (1990); https://doi.org/10.1016/0022- 0248(90)91036-P.