Скачиваний:
54
Добавлен:
02.05.2014
Размер:
282.56 Кб
Скачать

Многослойные КТ-лазеры

Увеличение насыщенного усиления в лазерах на основе многослойных массивах КТ позволило пронаблюдать генерацию через основное состояние КТ в лазерах полосковой конструкции, переход к генерации через возбужденные состояния при увеличении потерь (уменьшении длины резонатора) и экспериментально установить зависимость оптического усиления от плотности тока накачки для КТ лазеров.

Эксперимент: Jth(L), ηD(L), λ(L) – зависимости пороговой плотности тока, внешней дифференциальной эффективности и длины волны генерации от длины резонатора.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 1

 

10000

 

 

 

 

 

 

GS

 

1,26

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,24

 

/см

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,22

 

, А

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1000

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Пороговая плотность тока

 

 

 

 

 

 

 

 

1,20

Длина волны, мкм

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ES1

 

 

 

 

 

1,18

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,16

100

 

 

 

 

 

 

 

 

1,14

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,12

 

ES2

 

 

 

 

 

 

 

1,10

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,08

 

10

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

 

 

 

 

 

Длина резонатора, мкм

 

 

 

Зависимость пороговой плотности тока и длины волны генерации от длины резонатора для КТ лазера на основе трех рядов КТ.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 2

Из зависимости внешней дифференциальной эффективности ηD(L) находим внутренние потери αin.

Для данной длины резонатора вычисляются полные оптические

 

 

 

 

 

1

 

1

 

потери: α

tot

=α

in

+

ln

 

 

 

 

 

 

2L

 

R1R2

 

 

 

 

 

 

 

 

Из зависимости Jth(L), данных для полных потерь αtot и условия порога лазерной генерации: Gth=αtot

находим зависимость модового усиления от плотности тока накачки G(J)

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 3

Модовое усиление, см-1

30

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,28

 

 

GS

 

 

 

 

 

 

 

 

1,26

 

25

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,24

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

20

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,22

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,20

мкм

 

 

 

 

 

ES1

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,16

волны,

15

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,18

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

10

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,14

Длина

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,12

 

5

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,10

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

0

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1,08

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

 

Плотность тока, А/см2

Зависимость модового усиления и длины волны генерации для трехслойного КТ лазера от плотности тока накачки (основное и первое возбужденное состояния).

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 4

Экспериментальные зависимости усиления от плотности тока накачки могут быть описаны в предположении, что существенный вклад в ток рекомбинации дают состояния матрицы, а также возбужденные состояния КТ.

Ранее было показано, что пороговая концентрация носителей в КТ (на основном состоянии):

NGthS = (1 +αGsat )nQD

При этом в матрице существует концентрация носителей:

N th

 

 

1

+α G

sat

 

 

 

 

 

 

 

= n

matrix

 

, где n

matrix

= N

eff

W exp

 

 

 

 

 

matrix

 

1

α Gsat

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

kBT

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 5

Аналогично, при существовании возбужденных состояний в КТ, заселение возбужденного состояния:

NESth

nES

1 +α Gsat

,

1

α

Gsat

 

 

 

где n

 

= g

 

n

 

 

E

ES

E

GS

 

ES

ES

exp

 

 

 

 

 

 

 

 

 

QD

 

 

 

2kBT

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

gES – степень вырождение возбужденного состояния

Вообще говоря, типичное разделение основного и возбужденного состояний относительно мало, так что замена функции Ферми экспонентой не вполне правомочна, что и отражено знаком приближенного равенства.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 6

Рекомбинация носителей, заселяющих состояния матрицы, возбужденных уровней КТ и основного уровня КТ дают соответствующие вклады в пороговую плотность тока:

 

 

(α)= J

 

(1+α

Gsat )+ J

 

1+α G

sat

 

 

 

1+α G

sat 2

J

th

0

 

 

+ J

2

 

 

 

 

 

1

1α G

sat

 

 

1α G

sat

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Здесь:

J0 = qnτQD и J0 = qnτES - вклады основного и возбужденного состояний

КТ в плотность тока прозрачности (предполагается экситонная рекомбинация)

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 7

J2 = q(nmatrix )2 B описывает вклад матрицы в плотность тока прозрачности (в отличие от состояний КТ, в матрице предполагается рекомбинация типа “зона-зона” с коэффициентом рекомбинации B)

Полная плотность тока прозрачности: Jtr = J0 + J1 + J2

Хотя вклад “паразитной” рекомбинации в плотность тока прозрачности может быть весьма мал (J1 + J2<< J0), при увеличении уровня потерь происходит заселение более высоко лежащих состояний и их вклад резко возрастает.

Для генерации через возбужденное состояние может быть написано аналогичное выражение, хотя значения параметров J0, J1, J2, а также насыщенного усиления Gsat будут другими.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 8

Когда оптическое усиление мало (при малом превышении порога прозрачности) связь между оптическим усилением и плотностью тока может быть представлена в виде:

G γGsat J Jtr QD Jtr ,

так называемый линейный режим усиления.

Это выражение аналогично полученному ранее для идеального КТ-лазера:

G = Gsat J J0

QD J0

Отличие заключается в том, что плотность тока прозрачности теперь имеет смысл совокупного вклада нескольких состояний, а также появился фактор неидеальности γ

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 9

γ =

Jtr

Jtr + J1 +3J2

Этот параметр описывает влияние заселения более высоко лежащих состояний. Он близок к 1, если их вклад пренебрежим.

А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 10