Лекции по гетеропереходам / курс лекций физика и технология полупроводниковых наноструктур / 25_многослойные КТ лазеры
.pdfЭкспериментальные данные, представленные на предыдущем графике, хорошо описываются полученным выражением, если использованы следующие параметры:
|
|
|
Gsat |
J0 |
J1 |
J2 |
Jtr |
γ |
|
|
|
см-1 |
|
А/ |
см2 |
|
|
Генерация |
через |
основное |
9.5 |
60 |
0.05 |
0 |
60 |
0.999 |
состояние |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Генерация |
через |
первое |
25.8 |
500 |
120 |
0 |
620 |
0.84 |
возбужденное состояние |
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 11
В случае КТ-лазеров, излучающих вблизи 1.3 мкм, разделение основного состояния КТ и матрицы весьма велико, так что вклад матрицы близок к 0. Это и объясняет возможность достижения в этих лазерах весьма низких значений пороговой плотности тока для генерации через основное состояние.
Отношение насыщенных усилений на первом возбужденном и
основном состояниях: |
Gsat |
/ Gsat |
≈ g |
, определяемое степенью |
|
1ES |
GS |
1ES |
|
вырождения возбужденного уровня, для большинства КТ лазеров оказывается близко к 3.
Полученные данные для многослойного КТ лазера могут быть распространены на произвольное число плоскостей КТ с целью определения оптимальной конструкции активной области.
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 12
N-кратное изменение поверхностной плотности массива КТ приводит к соответствующему N-кратному изменению вкладов в ток прозрачности, обусловленных основным и возбужденным состояниями (J0 и J1), а также величины насыщенного усиления Gsat.
|
|
|
|
|
|
|
J |
|
(n |
)= n |
|
|
|
th |
j |
0 |
1+ |
|||
|
QD |
QD |
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
1 |
+ |
|
|
α |
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
nQD g |
sat |
|
|||||||
α |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||
|
|
+ j |
|
|
|
|
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
nQD g |
sat |
1 |
|
|
|
|
|
α |
|
|
|||
|
|
|
1 |
− |
|
|
|
||||||
|
|
|
|
g sat |
|
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
n |
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
QD |
|
|
|
|
+
|
1 |
+ |
|
|
α |
|
2 |
||
|
|
|
|
|
|
|
|||
n |
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
g sat |
|||
J2 |
|
|
|
|
QD |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
α |
|
|||
1 |
− |
|
|
|
|
||||
|
n |
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
g sat |
|||
|
|
|
|
|
QD |
|
|
|
|
Все параметры усиления, приведенные к единичной плотности массива КТ, обозначены строчными буквами.
Например, типичное отношение gsat=Gsat/nQD составляет около
10-10 см-1/см-2.
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 13
2 |
1000 |
|
|
|
|
|
|
Асм/ |
|
|
α,см-1= |
|
50 |
|
|
|
|
|
|
|
|||
, |
|
|
|
30 |
|
|
|
th |
|
|
|
|
|
|
|
J |
|
|
20 |
|
|
|
|
тока |
|
|
|
|
|
|
|
|
10 |
|
|
|
|
|
|
плотность |
100 |
5 |
|
|
|
|
|
|
1.5 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Пороговая |
100 |
0 (ток прозрачности) |
|
|
|
||
2 |
4 |
6 |
8 |
10 |
|||
Плотность массива nQD, 1011 |
см-2 |
||||||
Зависимость пороговой плотности тока при различном уровне полных потерь от плотности массива КТ.
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 14
Пороговая плотность тока постепенно уменьшается с уменьшением плотности массива КТ вследствие уменьшения плотности тока прозрачности.
Существует некоторая оптимальная плотность массива КТ, nQDopt, позволяющая достичь наименьшей возможной пороговой плотности тока
Jthmin при заданном уровне полных потерь α.
Дальнейшее снижение плотности массива менее величины nQDopt приводит к быстрому возрастанию пороговой плотности тока как результат насыщения усиления на основном состоянии массива КТ.
Если необходимый уровень потерь слишком велик для данной плотности массива КТ и превышает насыщенное усиление, лазерная генерация на основном состоянии КТ не будет достигнута ни при каком токе, однако она возможна на возбужденном состоянии.
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 15
|
1012 |
|
1000 |
|
||
|
|
J |
min |
|
|
|
-2 |
|
th |
100 |
|
||
|
|
|
|
|||
,см |
1011 |
|
|
2 |
|
|
opt QD |
|
n |
opt |
10 |
Асм, / |
|
n |
|
QD |
min |
th |
||
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
J |
|
|
10 |
10 |
1 |
|
|
|
|
10 |
1 |
|
|
||
|
|
Оптические потери α, см-1 |
|
|
|
|
Зависимость минимальной пороговой плотности тока и соответствующей оптимальной плотности массива КТ от полных оптических потерь.
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 16
Оптимальная плотность массива КТ возрастает почти линейно с увеличением потерь. Для большинства приборных применений требуемый уровень оптических потерь достаточно велик (более 10 см-1), т.к. более короткий лазерный резонатор позволяет достичь более высокой внешней дифференциальной эффективности.
Оптимальная плотность массива КТ, отвечающая такому уровню потерь, составляет (2-5)×1011 см-2, что в 5-10 раз превосходит типичные значения плотности в одном ряде самоорганизующихся КТ (~5×1010 см-2).
Если оптимальная плотность массива КТ будет достигнута, пороговая плотность тока даже в режиме достаточно больших потерь может быть весьма мала (<100 А/см2).
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 17
Таким образом, для использования в качестве активной области лазера наиболее предпочтительны плотные массивы КТ, осажденные специальными технологическими методами, или массивы, состоящие из нескольких рядов КТ.
Модовое усиление для лазера на основе нескольких рядов КТ в активной области может быть записано как:
|
|
|
|
g( y)ε( y)2 dy = g |
|
N |
|
|
1 |
|
N |
|
))2 |
|
G |
|
= |
∫ |
|
∑Γ( y |
) = G |
|
∑(ε( y |
||||||
|
|
|
|
))2 |
||||||||||
|
N |
|
|
0 |
= |
i |
0 (ε( y |
0 |
= |
i |
|
|||
|
|
|
|
|
|
i 1 |
|
|
|
|
i 1 |
|
|
|
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 18
g0 – материальное усиление (одинаковое для всех плоскостей КТ)
Г(yi) – фактор оптического ограничения для i-ой плоскости КТ, расположенной в точке yi
ε( yi ) - напряженность электрического поля оптической моды в положении i-ой плоскости КТ
ε( y0 ) - напряженность электрического поля оптической моды в центре волновода
G0 – модовое усиление для КТ лазера с 1 плоскость КТ в центре волновода При расположении нескольких плоскостей КТ в волноводе, боковые
плоскости располагаются вне максимума моды, так что ε( yi )<ε( y0 )
и следовательно GN < NG0
модовое усиление увеличивается сублинейно с числом рядов КТ
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 19
AlAs
:Si |
|
|
|
|
|
|
:Be |
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
||
|
x |
N |
|
||||
|
|
||||||
|
|
||||||
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
InAs |
|
|
|
|
|
Боковые плоскости |
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
dsp |
вне максимума моды |
||||
|
|
|||||
Расположение нескольких плоскостей КТ в волноводе лазера
А.Е.Жуков, Физика и технология полупроводниковых наноструктур, гл. 25, стр. 20