Лекции по гетеропереходам / курс лекций физика и технология полупроводниковых наноструктур / 25_многослойные КТ лазеры

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

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

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

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:

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

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

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:

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

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