86

Рис. 2.26. Изменение порога генерации jth c числом квантовых ям Na. d = 100˚A. κn = 0 (1), 50 (2), 100 (3), 150 (4), 200 см−1 (5). Звездочками отмечены минимальные значения плотности порогового тока при заданных потерях. σ0 ≈ 100 A/см2·мэВ.

наковой угловой расходимостью излучения будут обладать лазеры с Na = 2, d = 200˚A, когда Γ ≈ 0.13, и Na = 5, d = 91˚A, когда Γ ≈ 0.15. Если κn < 80 см−1, то предпочтительнее лазерная структура с двумя квантовыми ямами. При больших потерях порог оказывается ниже для лазера с Na = 5. Таким образом, если длина резонатора L составляет менее 120 мкм, то лучшими пороговыми характеристиками будут обладать лазеры с несколькими квантовыми ямами (Na > 2).

Свойства лазеров с высокой концентрацией нарушений и дефектов в активной области более адекватно описываются в модели без правила отбора [10]. В этом случае зависимость jth(κn) сглажена и имеет вид jth = j0 + Bκn/Γ, где j0 Na/d, а коэффициент B изменяется, как Nad. В результате зависимости Γ от Na и d снова следует оптимум по числу квантовых ям Na (рис.2.26).

2.6.Новые типы квантоворазмерных лазеров

2.6.1.Лазеры с поверхностным излучением и вертикальным резонатором

Инжекционные лазеры с выходом генерируемого излучения под углом или перпендикулярно p −n-переходу стали интенсивно разрабатываться с 1979

87

Рис. 2.27. Структура инжекционных лазеров с поверхностным излучением. а – вертикальный резонатор, б – излучение из решетки, в – отражающее угловое зеркало, г – поворотный резонатор, д – искривленный резонатор.

г., когда были реализованы лазерные структуры с вертикальным резонатором (H.Soda et al.). Такая структура позволяет создавать монолитные двухразмерные лазерные решетки, излучающие в одномодовом режиме остронаправленные световые пучки с круглым сечением.

Кроме лазеров с вертикальным резонатором, к поверхностным излучателям относятся лазерные диоды с распределенной обратной связью и структуры с брэгговскими зеркалами (рис.2.27). Резонатор образуется в этом случае с помощью дифракционной решетки, созданной интерференционным травлением в области лазерного волновода. Для поворота генерируемого излучения можно использовать скошенную под углом 45◦ зеркальную грань кристалла, либо искривленный волноводный слой. Характеристики таких структур плохо воспроизводятся, их упаковка в интегральном исполнении ограничивается длиной резонатора [12].

Использование микрорезонатора вертикальной конструкции позволяет уже сейчас изготовлять на одной пластине несколько тысяч лазерных решеток с поверхностным излучением. Решетки обладают достаточно высокой однородностью, легко сопрягаются с такими оптическими элементами, как линзы и волокна. Основные области применения лазерных диодов с вертикальным резонатором - многоканальная оптическая связь, лазерные принтеры и сканеры, видеодисковые системы. Они охватывают диапазон длин волн 630–1050 нм, обладают выходной мощностью порядка 2–10 мВт в непрерывном режиме. Для лазеров в системе InGaAs достигнуты рекордно низкие пороговые токи 190 мкА.

Поскольку размеры микрорезонатора малы и составляют величины, сравнимые с длиной волны излучения, то для уменьшения внешних потерь, связанных с выходом света из резонатора, необходимо увеличивать коэф-

88

Рис. 2.28. Структуры лазерных диодов с вертикальным резонатором, состоящим из одного (а) или двух брэгговских отражателей (б). 1 - активный слой, 2 - выходное зеркало, 3 - брэгговские отражатели, 4 - металлический электрод.

фициенты отражения зеркал резонатора вплоть до значений порядка 0.9 и выше. Металлические зеркала вносят дополнительные потери, связанные с поглощением света. Чаще используются многослойные диэлектрические зеркала или брэгговские отражатели, состоящие из набора чередующихся четвертьволновых слоев узкозонного и широкозонного полупроводников (рис.2.28). Брэгговские отражатели позволяют поднять коэффициент отражения до значения 0.99. Иногда в состав брэгговских зеркал включают сверхрешетки, чтобы сгладить скачки зон соседних четвертьволновых слоев.

С уменьшением размеров сечения активной области увеличиваются дифракционные потери и возрастает удельный вес токов утечки. В результате оптимальные условия для генерации в лазерах с вертикальным резонатором и меза-структурой соответствуют сечению активной области диаметром порядка 5 мкм.

Важной проблемой для лазеров с микрорезонатором остается нагрев. Обычно инжекция носителей в активную область происходит через слои, формирующие зеркала. Поэтому, например, слои брэгговских зеркал n− и p−типа легируются, соответственно, донорами и акцепторами. Нагрев приводит к ограничению выходной мощности микролазеров в непрерывном режиме.

89

2.6.2.Лазеры со структурой n −i − p −i- кристалла

Периодическое легирование кристалла донорами и акцепторами приводит к возникновению модуляции энергии краев зоны проводимости и валентной зоны из-за перераспределения пространственного заряда в объеме кристалла (рис.2.29). Обычно в таких периодических структурах слои полупроводника,содержащие донорные и акцепторные примеси, разделяются собственными, нелегированными, областями. Поэтому они получили название n − i − p − i-кристаллов. Электроны и дырки оказываются разнесенными пространственно по возникающим ямам электростатического потенциала. Профиль потенциала изменяется при возбуждении неравновесных носителей в ямах и, соответственно, перестраиваются спектры люминесценции, поглощения и усиления. На этой основе разрабатываются новые принципы действия управляемых источников света, оптических усилителей, модуляторов и фотодетекторов.

В простейшем случае периодическая n − i − p − i-структура содержит однородно легированные донорами и акцепторами слои полупроводника n- и p-типа толщиной dn и dp, соответственно, разделенные i-областями шириной di (рис.2.29а). Для компенсированного n −i − p −i-кристалла, когда выполняется условие Nd dn = Nadp, где Nd и Na - концентрация доноров и акцепторов, глубина модуляции электростатического потенциала достигает

Здесь ε - диэлектрическая постоянная полупроводника, d = dn + dp + 2di - период структуры.

Потенциальные ямы, возникающие в зоне проводимости и валентной зоне полупроводника, имеют, в отличие от композиционных квантоворазмерных гетероструктур, параболический профиль с линейными участками в i- областях (рис.2.29б). Тогда уровни размерного квантования на дне потенциальных ям подобны уровням гармонического осциллятора. Например, для электронов набор эквидистантных уровней подзон задается выражени-

где n = 0,1,2,... – квантовое число, mc - эффективная масса электронов. С учетом эффективных масс тяжелых и легких дырок mvi(i = h,l) записывается аналогичное выражение для уровней подзон дырок Evin.

Эффективная ширина запрещенной зоны n − i − p − i-кристалла Eg0

90

(а)

(б)

(в)

Рис. 2.29. Профиль легирования n − i − p − i-кристалла (а) и зонная диаграмма при термодинамическом равновесии (б) и возбуждении неравновесных носителей тока (в). z-координата, Ec и Ev – энергии дна зоны проводимости и потолка валентной зоны, F – уровень Ферми, Fe и Fh – квазиуровни Ферми для электронов и дырок.

определяется как разность энергий уровней нижней подзоны электронов и верхней подзоны тяжелых дырок. Она зависит от значения E и поэтому уменьшается с концентрацией легирующих примесей и толщиной слоев структуры. Как видно из рис.2.30б, величина Eg0 равна

При некоторых значениях Na, Nd , dn и dp n − i − p − i-кристалл становится полуметаллом, т.е. Eg0 ≤ 0. В частности, для GaAs эта ситуация реализуется, если при dn = dp = 65 нм концентрации доноров и акцепторов в легированных областях кристалла превышают 1018 см−3. В этом случае расчеты электронной структуры n −i − p −i-кристалла следует проводить самосогласованно. Это же относится к некомпенсированным и возбужденным сверхрешеткам.

91

При заполнении электронами и дырками уровней подзон электрический заряд ионизированных примесей в n- и p-областях кристалла частично нейтрализуется. Если "поверхностные"концентрации локализованных электронов и дырок составляют n2 и p2, то ширины областей простран-

Очевидно, в условиях макроскопической электронейтральности выполняется

и для компенсированного кристалла n2 ≡ p2.

При возбуждении неравновесных носителей тока в n − i − p − i- кристалле распределение потенциала в центральных частях n- и p-слоев структуры становится плоским и уменьшается глубина квантовых ям E (рис.2.29в). Для компенсированного кристалла находим

Когда n2 = 0, т.е. при термостатическом равновесии, выражение (2.52) переходит в (2.47), так как тогда 2dn0 = dn.

Изменение E с уровнем накачки n − i − p − i-кристалла прямо отражается на величине Eg0 . Вариации E и, соответственно, Eg0 могут быть значительными. Например, в n − i − p − i-кристалле на GaAs с параметрами Nd ≈ Na ≈ 4 × 1018 см−3, dn ≈ dp ≈ 20 нм и di = 0 значение Eg0 возрастает от 1.0 эВ до 1.3 эВ c увеличением концентрации n2 до 2.4 ×1012 см−2. Таким образом, заполнение уровней подзон в квантовых ямах n − i − p − i- кристалла неравновесными носителями тока приводит в результате перераспределения пространственного заряда к изменению профиля электростатического потенциала, которое сопровождается перестройкой самих уровней размерного квантования, уменьшением глубины квантовых ям и возрастанием эффективной ширины запрещенной зоны.

В сверхрешетках со структурой типа n −i − p −i-кристалла инверсная заселенность может быть достигнута при сравнительно низком уровне инжекции, так как время жизни электронов и дырок увеличено из-за их пространственного разделения. Кроме того, спектр усиления можно перестраивать вместе с Eg0 в широких пределах.

Первое сообщение об инжекционном лазере со структурой n − i − p − i-кристалла появилось в начале 1985 г. (E.F. Schubert et al.). Активная область состояла из δ- легированного слоя GaAs толщиной 0.2 мкм

92

(а)

(б)

(в)

Рис. 2.30. Распределение примесей (а) и зонная диаграмма δ-легированной лазерной структуры типа n − i − p − i-кристалла при термодинамическом равновесии (б) и прямом смещении (в). Активная область на GaAs расположена между эмиттерами n− и p−типа из AlGaAs.

93

(рис.2.30а). Физически δ-легирование получается, когда при выращивании кристалла донорные или акцепторные атомы осаждаются в виде монослоя. В лазерной структуре период сверхрешетки составлял 20 нм, а поверхностные концентрации примесей достигали 5 × 1012см−2. При таком легировании профиль электростатического потенциала имеет зубчатообразный вид (рис.2.30б). Прямое смещение выравнивает энергетические зоны, и вблизи порога генерации разность квазиуровней Ферми F близка к эффективной ширине запрещенной зоны сверхрешетки (рис.2.30в). При этом излучательная рекомбинация осуществляется в областях n −i − p −i-кристалла между легированными плоскостями n- и p-типа.

Порог генерации при комнатной температуре достигается при плотности тока 2.2 кА/см2 и напряжении порядка 1 В. Лазер излучал на длине волны 905 нм, энергия генерируемых квантов ~ω = 1.37 эВ была существенно ниже ширины запрещенной зоны GaAs при комнатной температуре. Путем подбора параметров сверхрешетки можно регулировать спектральные и энергетические характеристики лазера.

2.6.3.Лазеры видимого диапазона на соединениях AII BV I

Полупроводниковые лазеры с оптической накачкой и возбуждением пучком быстрых электронов на основе широкозонных соединений типа AII BV I известны давно. Однако реализовать инжекционные лазеры на этих материалах традиционными методами не удавалось. Основное препятствие

— это явление самокомпенсации, которое не позволяло получить вырожденный p − n-переход. Кроме того, качество гетеропереходов было недостаточно высоким. Лишь современные технологии - молекулярно-лучевая эпитаксия и химическое осаждение из металлоорганических соединений - привели к созданию нового класса инжекционных лазеров, излучающих в зелено-голубой области спектра.

Первое сообщение о работе лазерного диода на длине волны 490 нм появилось в середине 1991 г. (M.A. Haase et al.). Лазер содержал квантовую яму шириной 100˚A на ZnCdSe, а эмиттерами служили гетеропереходы ZnSe − ZnSSe. Вся гетероструктура выращивалась методом молекулярнолучевой эпитаксии на подложке GaAs. Лазеры работали в импульсном режиме при температуре жидкого азота 77 К.

Наинизший порог генерации (500 А/см2) и высокие выходные мощности (500 мВт) в импульсном режиме получены при комнатной температуре для лазеров с псевдоморфной гетероструктурой, излучающих на длине волны 516 нм. В этих гетероструктурах вместо эмиттерных слоев ZnSSe ис-

94

Рис. 2.31. Схематическое изображение сечения лазерной псевдоморфной гетероструктуры с активной областью на основе ZnCdSe.

пользованы слои четверного соединения ZnMgSSe, что повысило оптическое ограничение. Лазеры содержат барьерные слои ZnSSe и одну квантовую яму шириной 65˚A, состоящую из нескольких периодов сверхрешетки CdSe − ZnSe (рис.2.31). Вся гетероструктура псевдоморфна, в ней не возникают дислокации несоответствия при выращивании на подложке GaAs n- типа, ориентированной в плоскости (100). Несмотря на это, лазерные диоды действуют при накачке субмикросекундными импульсами тока лишь в течение 5–10 мин. К быстрому выходу лазерных диодов из строя приводит сравнительно высокое рабочее напряжение (порядка 12 В) из-за недостаточно качественных электрических контактов к верхним слоям ZnSe p-типа.

Таким образом, дальнейшее улучшение параметров и работоспособности инжекционных лазеров видимого диапазона на соединениях AII BV I может быть достигнуто, прежде всего, путем снижения электрического сопротивления контактов к p-слоям. Важной задачей остается повышение оптического ограничения и поиск с этой целью новых материалов для волноводных областей, которые не вносили бы заметных искажений в лазерную гетероструктуру. Из-за низкой теплопроводности широкозонных полупроводников необходимо также искать новые способы повышения эффективности отвода тепла из активной области.

Чтобы снизить рабочее электрическое напряжение на лазерном диоде, предлагается, например, использовать вместо простого Au-электрода низкоомный Au − Pt − Pd-контакт и слой, состоящий из шести квантовых ям разной ширины на ZnTe, которые разделены барьерами из ZnSe. Такой подконтактный слой обеспечивает резонансное туннелирование дырок из верх-