О С Кривець, О О Шматько, О В Ющенко - Квантова електроніка - страница 30

Страницы:
1  2  3  4  5  6  7  8  9  10  11  12  13  14  15  16  17  18  19  20  21  22  23  24  25  26  27  28  29  30  31  32  33  34  35  36  37 

 

 

7.6.2.   Лазери на гетеропереходах на потенщальшй ямі

Майже одразу із винайденням лазерів на гомопереході ста­ло зрозуміло, що основні його недоліки пов'язані і з структу­рою кристала й активного шару. Тому покращання характери­стик лазера потрібно було шукати в інших структурах — гетеро-структурах.

На ранній стадії вивчення гетероструктур важливий теоре­тичний внесок у їх дослідження зробив Г. Кремер, який розділив з Ж. І. Алферовим Нобелівську премію. У 1963 р. Ж. І. Ал­феров і Г. Кремер незалежно сформулювали концепцію напів­провідникових лазерів на основі подвійної гетероструктури: су-перінжекція носіїв; оптичне обмеження; електронне обмежен­ня [21]. Це означає, що області рекомбінації випромінювання світла та інверсійної заселеності збігаються та зосереджені у серединному шарі. Завдяки потенціальним бар'єрам на межі напівпровідників з різною шириною заборонених зон рекомбі­нація в емітерах дорівнює 0. Інверсійна заселеність для отрима­ння вимушеного випромінювання може бути досягнута спосо­бом подвійної інжекції, і для її отримання немає необхідності у високих рівнях легування середньої області. Завдяки істотній різниці в діелектричних сталих світло повністю зосереджене в середньому шарі, який виконує роль високоякісного оптичногохвилеводу.

Гетероструктурою називають напівпровідникову стру­ктуру з декількома гетеропереходами на основі сполук A і B -A/B, а сполуки A і B називають гетеропарою). Гетеропере­ходом називають контакт двох різних за хімічним складом на­півпровідників, що різняться шириною заборонених зон, стали­ми кристалічної решітки та ін. параметрами).

Саме пошук гетеропар став причиною затримки поширен­ня гетеролазерів. Основними вимогами для гетеропари є поді­бність сталих кристалічної решітки при різній ширині забороне­них зон та діелектричній проникності. Відомі на той час гетеро-пари не відрізнялися хімічною стійкістю до окислення та вологи (AlAs-GaAs) і мали незадовільні сталі решітки (GaP-GaAs).

Ще у 1966 р. Ж. І. Алферовим та його колегами було пе­редбачено, що в гетероструктурах густина інжектованих носіїв у середньому вузькозонному шарі може перевищувати на кіль­ка порядків густину носіїв у широкозонних емітерах (ефект су-перінжекції) [21]. Два роки потому майже випадково з'ясувало­ся, що кристали твердих розчинів AlxGa\-xAs не змінили своєї структури протягом двох років. Так був винайдений один із ком­понентів найпоширенної гетеропари AlGaAs-GaAs, яка і досі широко використовується.

Дослідження властивостей гетеропереходу GaAs-AlGaAs і вдосконалення технології вирощування структур дало можли­вість уже в 1970 р. знизити пороговий струм на 2 порядки і ре­алізувати безперервний режим лазерної генерації при кімнатній температурі у спектральному інтервалі 0,6 — 0,9 мкм. Також ге-тероструктури були отримані на базі InGai-xAsi-xPx, яка мо­же генерувати в сперктральному діапазоні 0,5 — 1,6 мкм, який містить у собі вікна малих втрат для кварцу.

Як приклад розглянемо подвійну гетероструктуру (n)AlxGai-xAs - (p)GaAs - (p+)AlxGai-xAs, що зображена на

рис. 7.21.
* У


О


 

(p*) AlxGai-xAs

(n) AlIGa1_IAs

 

а)


 

si


б)



0,3 мкм

и—и_Рисунок 7.21 Спрощена конструкція напівпровідникового лазера на гєтєропєрєході (а); енергетична схема заборонених активної та емітерних зон (б); залежність значень показника заломлення гетероструктури від вертикальної координати

 

 

 

Центральна область (p)GaAs є активною. Із широкозон-ної області (n)AlxGa1_xAs до неї, при прямому зміщенні, ін-жектуються електрони (рис. 7.21 б). За рахунок ефекту супе-рінжекції їх концентрація в активній області буде перевищу­вати концентрацію в n- області. Також цьому сприяє енерге­тичний бар'єр гетеропереходу p-p+, який утримує електрони в активній області, утворюючи електронне обмеження. Анало­гічна ситуація відбувається і для дірок на межі гетероперхо-ду (n)AlxGa1_xAs-(p)GaAs, хоча для них ефект суперінжекції проявляється слабше [22].

Крім електронного обмеження, в гетероструктурі реалізує­ться й оптичне обмеження, яке пояснюється рис. 7.21 в. Зав­дяки різниці в показниках заломлення матеріалів гетеростру­ктури в активній області утворюється ефективний хвилевід, що утримує в ній випромінювання та перешкоджає його поглинан­ню в зонах емітерів. Таким чином, у достатньо широкій активній зоні реалізується електронне та оптичне обмеження в напрям­ку, перпендикулярному до її площини, а енергетична структура, за рахунок достатньої ширини області, отримала назву потенці­альної ями. Всі ці чинники дозволили знизити пороговий струмна два порядки й отримати безперервну генерацію при кімна­тній температурі.

Незважаючи на значний прогрес, напівпровідникові гете-ролазери з потенціальною ямою мають досить великі порогові струми та слабкі спектральні характеристики. Спроби їх покра­щання привели до еволюції гетероструктурних лазерів за кіль­кома напрямками.

Смужкові лазери. Зменшення струмів накачування (робо­чих струмів) та поліпшення спектральних характеристик мо­жна досягти за рахунок збільшення концентрації основних но­сіїв в обмеженій активній області. Це можливо реалізувати, якщо активну область виготовити у вигляді вузької смуги. Та­ка конструкція дозволяє зменшити робочі струми при незмін­них порогових струмах, забезпечує селекцію поперечних мод у напрямку, паралельному p-n- переходу, та більш стійку роботу лазера. Завдяки формі активної області такі лазери отримали назву смужкових.

Смуга активного шару утворюється завдяки обмеженню електричного контакту діелектричними шарами, отриманих ме­тодом фотолітографії, і, як правило, має V- подібну форму ши­риною 2 — 20 мкм. Завдяки цьому струм накачування проходить не через усю площину p-n- переходу, а тільки через вузьку сму­гу [18], [22], [31], [19]. Важливо, що така конструкція лазера ще забезпечує поєднування електронного та оптичного обмежува­ння.

 

7.6.3. Лазери на гетеропереходах із квантоворозмірними структурами та роздільним електронним та опти­чним обмеженням

На початку 90-х років минулого століття під керівництвом Ж. I. Алферова досліджуються властивості квантоворозмірних структур або наноструктур зменшеної розмірності: квантовихдротів та квантових точок. I вже в 1993 — 1994 роках уперше реалізований гетеролазер на основі квантових точок, або "шту­чних атомів". У 1995 році Ж. I. Алферов зі своїми співробітни­ками досягає безперервної роботи гетеролазера на квантових точках при кімнатних температурах. Квантоворозмірними стру­ктурами можна назвати наноструктури, властивості яких ви­значаються їхніми характерними розмірами. Принциповою ста­ла можливість розширення спектрального діапазону лазерів, що використовують відомі напівпровідникові матеріали. Таким чином, дослідження Ж. I. Алферова заклали основи нової еле­ктроніки на базі гетероструктур із широким діапазоном викори­стання, відомої як "зонна інженерія" [84], [21].

Зменшення товщини активного шару до квантоворозмірної величини (наприклад, за допомогою молекулярно-променевої епітаксії) призводить до перетворення потенціальної ями на квантову. Різниця між потенціальною та квантовою ямами по­лягає в тому, що в останній, завдяки одновимірному обмежен­ню електронного газу, її глибина матиме скінченне значення. Це означає, що хвильова функція електронів усередині неї не до­рівнюватиме 0 на її межі. А оскільки кожне обмеження при­зводить до квантування, то й енергетичний спектр електронів при малій товщині активного шару буде також квантуватися. Ця властивість сприяє поліпшенню монохроматичності випро­мінювання і впливу на спектральні властивості через товщину шару та ступеню обмеження електронного газу взагалі. Еле­ктрони, що знаходяться не у квантоворозмірних структурах, тобто без обмежень, мають назву 3D- електронного газу. Еле­ктрони, що знаходяться в тонкому шарі, мають один ступінь обмеження руху (подвійна гетероструктура) і мають назву 2D-електронного газу. За подвійного ступеня обмеження (смужкові квантоворозмірні гетерострукутри, або квантові нитки чи дро­ти) 1D- електронний газ. За тривимірним обмеженням, ко­ли електрони обмежуються потенціальними бар'єрами в кван­товорозмірному об'ємі, 0D- електронний газ (квантові точки або скриньки).


З іншого боку, зменшення товщини активного шару призво­дить до порушення умови d > X/n i проникнення лазерного ви­промінювання в широкозонні напівпровідники. Саме тому ефе­ктивна робота квантоворозмiрних гетеролазерiв можлива тіль­ки за роздільним електронним та оптичним обмеженнями, коли електронне обмеження реалізується однією гетероструктурою товщиною d, а оптичне іншою товщиною D (рис. 7.22).

Наступним кроком розвитку квантоворозмірних гетерола-зерів було використання квантових смуг і більш перспектив­них квантових точок. Останні складаються із тисяч та сотень тисяч атомів і, подібно до справжніх атомів, можуть мати один або декілька вільних електронів. Технології вирощування кван­тових точок викладені в працях [83], [84], [21] та ін. Вони базу­ються на штучному створенні напружень на межі двох структур за рахунок розсинхронізації параметрів решіток на рівні 0,7, які є осередками зародження квантових точок.Напівпровідникові гетеролазери на надрешітках. Узагалі дискретизація енергій електронного газу в квантово­розмірних структурах зменшує теплове розмиття в розподілі носіїв та полегшує досягнення умов інверсії. Коефіцієнт підсилення збільшується, а залежність порогового струму зменшується.

Таким чином, використання квантоворозмірних структур в активній області дозволяє зменшити пороговий струм до 60 — 300 А/см2 та послабити його температурну залежність, збіль­шити коефіцієнт підсилення і поліпшити спектральні характе­ристики.

Усе ж таки основним недоліком напівпровідникових лазерів залишається їх мала потужність. Для її підвищення в подвійних гетероструктурних лазерах із роздільним обмеженням можна використовувати не одну, а кілька квантоворозмірних структур, що знаходяться в одній хвилевідній області оптичного обмеже­ння D. При кількості таких структур, меншій за 6, вони пово­дять себе як окремі квантові ями, точки та дроти. При збіль­шенні їх кількості із дозволених станів утворюються мінізони, що є більш характерним для одновимірних надрешіток або над-структур [22]. Керуючи параметрами окремих структур, можна керувати параметрами мінізон. У таких надструктурах відбува­ється енергообмін носіями зарядів між окремими квантовими ямами за рахунок тунельного ефекту, що істотно поліпшує їх потрапляння на нижні квантові рівні зони провідності.

Активна область лазера на надрешітках має GaAs- кван­тову яму шириною близько 10 нм. Оптичний хвилевід складає­ться з розташованих на краях ями короткоперіодних надреші­ток, кожна з яких має загальну ширину 0,1 мкм, та прилеглих до них широкозонних шарів AlxGa\-xAs змінного складу (n- та p- типів). Активна область та надрешітки є нелегованими.

Правила відбору для міжзонних випромінювальних перехо­дів у квантових ямах визначають, що An = 0. А це означає, щоз випромінюванням фотонів можуть рекомбенувати електрони лише з окремих станів зони провідності з дірками, що знаходя­ться на визначених правилами відбору станах валентної зони. Точність виконання цих правил може порушуватися дефектами в активному шарі та неідеальністю структури надрешіток.

Загалом використання надрешіток дозволяє, з одного боку покращити надходження носіїв до квантової ями, поліпшуючи спектральні характеристики, а з іншого боку, виключає утворе­ння деформацій та дефектів кристалічної решітки на межі GaAs та AlxGa\-xAs. У лазерах із надрешітками густина порогового струму зменшується до 40 А/см2.

Гетеролазери з розподіленим зворотним зв'язком. На відміну від багатьох інших напівпровідникових лазерів, у яких позитивний зворотний зв'язок утворюється відбиттям від полі­рованих або сколотих поверхонь, у цьому лазері він реалізує­ться завдяки гофруванню однієї із меж гетеропереходу. Гофру­вання забезпечується періодичною зміною показника залом­лення, що призводить до інтерфераційних ефектів (див. роз­діл 5). Період зміни показника заломлення b має задовольня­ти умову b = X/2n і становить десяті частки мікраметрів (для GaAs « 0,13 мкм).

Зміною періоду можна керувати кутом напрямку випромі­нювання. До істотних переваг лазера з розподіленим зворотним зв'язком можна віднести більш високу температурну стабіль­ність спектральних характеристик та легшу реалізацію одномо-дового режиму. Перша перевага реалізується завдяки більшій температурній залежності ширини забороненої зони, ніж пока­зник заломлення матеріалів, значення та періодична зміна яко­го визначає частотну селекцію та кути генерації.

Таким чином, оптимальний зв'язок встановлюється шири­ною активної області, а підвищення ефективності — встанов­ленням багатошарових структур, у тому числі й із роздільним електронно-оптичним обмеженням.7.6.4.   Поверхнево-випромінювальні інжекційні лазери

Завдяки особливостям електронного спектра квантоворо­змірних гетероструктур стало можливим отримання великих значень коефіцієнта підсилення (аш > 1/d >1000 см-1) й отри­мати активні областi в лазерах у кілька мікронів. Це i ста­ло базою для створення лазерів, що генерують когерентне ви­промінювання перпендикулярно до площини активної обла­сті в напрямку, паралельному проходженню струму накачува­ння, схема якого подана на рис. 7.23. Максимальна довжи­на активної області d обмежується дифузійною довжиною нео­сновних носіїв заряду в активному шарь Активна область скла­дається з подвійної гетероструктури, що має набір узгоджених вертикально-зв'язаних шарів квантових ям, дротів та точок.
Бреггівські багатошарові чвертьхвильові дзеркала резо­натора створюються в процесі епітаксії з шарів GaAs та AlxGa1-xAs і можуть пропускати електричний струм. Коефі­цієнт відбиття задається кількістю шарів дзеркала [22], [84], [21]. Довжина резонатора становить декілька довжин хвиль, авідстань між власними типами коливань є великою, що зву­жує спектр підсилення. З одного боку, це полегшує реаліза­цію одночастотного режиму, а з іншого вимагає узгоджувати параметри резонатора із властивостями активного середовища, які залежать не тільки від складу, а й від його внутрішніх геоме­тричних параметрів.

З метою реалізації максимального коефіцієнта підсилен­ня перпендикулярно до поверхні активного шару (шарів) пло­ща активної області обмежується високоомними напівпровід­никовими шарами, й електричний струм проходить тільки че­рез отвір у діелектричній масці. її поперечні розміри становлять кілька мікрометрів.

Робочий струм окремого мікролазера не перевищує одиниці міліамперів. У такого лазера поліпшена комутація з оптоволо­кном і завдяки його малій інерційності можливе використання поверхнево-випромінювальних мікролазерів у системах оброб­ки та передачі інформації до 100 Гбіт/с.

 

 

7.6.5.   Каскадні лазери

Усі розглянуті раніше напівпровідникові лазери використо­вують для генерації міжзонні переходи електрона: зона провід­ності валентна зона або квазіміжзонні за участі екситронних та дрібних домішкових станів. Такі переходи мають назву пря­мих, або вертикальних, а матеріали прямозонних.

У каскадних лазерах як робочі переходи використовують переходи між рівнями розмірного квантування, що належать одній зоні, або внутрішньозонні переходи. Це проміжні кван-товорозмірні зони квантових ям і точок надструктур.

Принцип роботи каскадного лазера на квантових ямах мо­жна пояснити за допомогою енергетичної діаграми (рис. 7.24).

 

Активна область складається з трьох квантових ям товщи­
ною d1,d2 і d3, що розділені бар'єрами шириною b1 і b2. Зв'я­зок між ямами задається шириною бар'єрів, а положення рів­нів розмірного квантування висотою бар'єра та товщиною ями. В електричному полі за рахунок резонансного тунелювання [83] електрони з емітера будуть переходити в основному на рівень 3 (рис. 7.24). Параметри першої ями di підібрані таким чином, що цей рівень для неї не є найнижчим і тому релаксація всередині ями неможлива, а квантові переходи 3 — 2 проходять з випро­мінюванням фотонів. Нижчий робочий рівень спустошується за рахунок переходів 2 — 1 та електрони переходять у третю яму, звідки вони електричним полем переводяться в колектор [22].

 

Схема робочих енергетичних рівнів схожа на трирівневу схему другого типу, за якою переважно працюють газові лазери, але на відміну від останніх параметри енергетичної схеми мо­жна задавати штучно. Робоча довжина хвилі каскадних лазерів може варіюватися від 3 до 100 мкм [22].7.6.6.   Нашвпровщниког^ лазери з електронним та опти­чним збудженням

 

В основі дії напівпровідникових світлодіодів та інжекційних лазерів лежить явище електролюмінесценції. Збудження лю­мінесценції під час дії на напівпроводник високоенергетични­ми електронами має назву катодолюмінесценції [22] і широ­ко використовується, наприклад, для збудження люмінофору в електронно-променевих трубках. Накачування швидкими еле­ктронами напівпровідників є найбільш універсальним методом і може застосовуватися до матеріалів з довільною шириною за­бороненої зони, типів електропровідності та не вимагає спеці­альних структур типу p-n-переходів. Тому лазерна генерація була отримана на всіх прямозонних напівпровідниках та їх роз­чинах.

На рис. 7.25 а, б показано схеми накачування напівпровід­никового лазера з накачуванням електронним пучком. Залежно від цілей можлива реалізація випромінювання як через бічні грані-дзеркала резонатора (поперечна схема), так і через фрон­тальні грані (поздовжня). Остання схема реалізує вихід лазер­ного променя як у бік пучка накачування, так і на простріл — у зворотний бік, через прозору підложку охолодження.

Електрони, що інжектуються електронною гарматою (на рис. 7.25 вона не наведена), прискорюються до високих енер­гій, рухаючись у напрямку до напівпровідника. Діапазон енер­гій електронів становить 0,015 — 1 МеВ. Кожен електрон висо­кої енергії, проникаючи в напівпровідник, генерує велику кіль­кість електронно-діркових пар. Наприклад, електрон з енер­гією 50 кеВ в GaAs генерує в середньому 104 електронно-діркових пар [19], [32]. Оскільки на генерацію однієї пари необ­хідно затратити енергію приблизно в 3 рази більшу за ширину забороненої зони, то 2/3 енергії накачування буде перетворю­ватися в тепло, що робить необхідним використання охолоджу-а)         б) в)

Страницы:
1  2  3  4  5  6  7  8  9  10  11  12  13  14  15  16  17  18  19  20  21  22  23  24  25  26  27  28  29  30  31  32  33  34  35  36  37 


Похожие статьи

О С Кривець, О О Шматько, О В Ющенко - Квантова електроніка