авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:   || 2 | 3 |
-- [ Страница 1 ] --

Государственное научное учреждение

«ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ИМЕНИ Б.И. СТЕПАНОВА

НАЦИОНАЛЬНОЙ АКАДЕМИИ НАУК БЕЛАРУСИ»

На правах рукописи

УДК

621.373.826

ЛЕБЕДОК

Егор Викторович

ОПТИМИЗАЦИЯ ПАРАМЕТРОВ ЛАЗЕРНЫХ ДИОДНЫХ

ЛИНЕЕК НА ОСНОВЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР InGaAs/AlGaAs

ДЛЯ НАКАЧКИ ЭРБИЕВЫХ ЛАЗЕРОВ

Диссертация на соискание ученой степени

кандидата физико-математических наук

по специальности 01.04.21 – лазерная физика

Научный руководитель:

доктор физ.-мат. наук Кабанов В.В.

Минск, 2013 ОГЛАВЛЕНИЕ 3 ПЕРЕЧЕНЬ УСЛОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИЙ ВВЕДЕНИЕ

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

ГЛАВА 1 ЛАЗЕРНЫЕ ДИОДНЫЕ ЛИНЕЙКИ ДЛЯ НАКАЧКИ ЭРБИЕВЫХ ЛАЗЕРОВ. ПРОЦЕССЫ РЕКОМБИНАЦИИ И ДЕФЕКТООБРАЗОВАНИЯ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУРАХ 1.1 Лазерные диодные линейки для накачки эрбиевых лазеров 1.2 Усиленная люминесценция и пороговый ток генерации лазерных диодных структур 1.3 Дефектообразование в активных слоях лазерных диодов 1.3.1 Дефекты в активных слоях и оптические характеристики лазерных диодных структур 1.3.2 Метод кластерного приближения для расчета параметров дефектов 1.4 Краткие выводы и постановка задач ГЛАВА 2 УСИЛЕННАЯ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ В МОЩНЫХ ЛДЛ НА ОСНОВЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР InGaAs/AlGaAs 2.1 Коэффициенты потерь усиленной люминесценции для лазерных диодных линеек 2.2 Эффект растекания носителей заряда и выходные характеристики лазерных диодных линеек 2.3 Усиленная люминесценция в лазерных диодных линейках при уровнях накачки, превышающих пороговое значение 2.4 Краткие выводы к главе ГЛАВА 3 ДЕФЕКТЫ В АКТИВНЫХ СЛОЯХ InGaAs И МОЩНОСТЬ ГЕНЕРАЦИИ ЛДЛ 3.1 Дефектообразование в InxGa1-xAs при различном содержании индия 3.1.1 Пространственное распределение индия в InGaAs 3.1.2 Энергия формирования вакансий галлия и мышьяка в InGaAs 3.2 Точечные дефекты и мощностные характеристики ЛДЛ 3.3 Краткие выводы к главе ГЛАВА 4 ОПТИМАЛЬНЫЕ ПАРАМЕТРЫ ЛДЛ ДЛЯ ЦЕЛЕЙ ПОПЕРЕЧНОЙ НАКАЧКИ ЭРБИЕВЫХ ЛАЗЕРОВ 4.1 Пороговая мощность генерации эрбиевого лазера при поперечной схеме накачки излучением ЛДЛ 4.2 Оптимальное значение фактора заполнения ЛДЛ 4.3 Краткие выводы к главе ЗАКЛЮЧЕНИЕ БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК ПРИЛОЖЕНИЕ ПЕРЕЧЕНЬ УСЛОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИЙ АЭ – активный элемент;

АС – активный слой гетероструктуры;

ЛД – лазерный диод;

ЛДЛ – лазерная диодная линейка;

УЛ – усиленная люминесценция;

ФЗ – Фактор заполнения излучением ближнего поля;

ЭЛ – эрбиевый лазер;

aБ – боровский радиус примеси в полупроводниковом кристалле;

aсп – вклад спонтанного излучения в поток УЛ;

B – коэффициент излучательной (спонтанной) рекомбинации;

С – коэффициент оже-рекомбинации;

c – скорость света в вакууме;

d – толщина активного слоя гетероструктуры;

Е – энергия фотона;

e – заряд электрона;

Еc – энергия дна зоны проводимости;

Еg – ширина запрещенной зоны;

Еv – энергия потолка валентной зоны;

Fe – квазиуровень Ферми для неравновесных электронов;

Fh – квазиуровень Ферми для неравновесных дырок;

F – разность квазиуровней Ферми;

g – спектральный коэффициент усиления на частоте излучения;

h – постоянная Планка;

I – ток инжекции;

Iпор – пороговое значение тока инжекции;

J – плотность тока инжекции;

Jпор – пороговое значение плотности тока инжекции;

kБ – постоянная Больцмана;

kr – коэффициент полезных потерь;

kпот – коэффициент полных потерь для генерируемого излучения;

L – длина резонатора ЛДЛ (ЛД);

m0 – масса покоя электрона;

mc – масса электрона в зоне проводимости;

mhh – масса тяжелой дырки в валентной зоне;

mlh – масса легкой дырки в валентной зоне;

– квадрат матричного элемента межзонных оптических M (дипольных) переходов, усредненный по поляризациям и всем направлениям распространения излучения;

N – концентрация неравновесных носителей заряда (электронов) в АС ЛДЛ;

n0 – показатель преломления среды;

Pвых – мощность выходного излучения;

Q – скорость безызлучательной рекомбинации в единице объема;

Ri коэффициент отражения i-ой грани ЛДЛ;

– Rсп – интегральная по частоте скорость спонтанной рекомбинации (люминесценции) в единице объема;

rсп – спектральная скорость спонтанной рекомбинации (люминесценции);

RУЛ – интегральная по частоте скорость рекомбинации, индуцируемой усиленной люминесценцией в единице объема;

S УЛ – интегральная по частоте плотность потока УЛ;

Sг – спектральная плотность потока генерации на частоте ;

S УЛ – спектральная плотность потока УЛ на частоте ;

T – температура;

V – объем АС ЛД или ЛДЛ;

Vg – групповая скорость света в АС;

w – ширина полоскового контакта ЛДЛ (ЛД);

Wсп – спектральная мощность спонтанного испускания (люминесценции);

x – коэффициент потерь для потока усиленной люминесценции, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ;

y – коэффициент потерь для потока усиленной люминесценции, распространяющегося вдоль оси резонатора ЛДЛ;

Г – параметр оптического ограничения волновода гетероструктуры;

– фактор заполнения излучением ближнего поля ЛДЛ;

0 – электрическая постоянная;

– длина волны излучения;

г – длина волны генерации;

– частота излучения;

г – частота излучения генерации;

– коэффициент внутренних оптических потерь в АС.

ВВЕДЕНИЕ Твердотельные лазеры с активным элементом на основе фосфатного стекла, активированного ионами иттербия и эрбия (эрбиевые лазеры), являются источниками излучения, которые находят свое применение в системах целеуказания, дальнометрии, космических системах причаливания, лазерно плазменных двигателях, медицине, лазерной спектроскопии и других областях [1–5]. Одно из преимуществ эрбиевых лазеров для представленных выше целей применения – длина волны генерации 1,54 мкм, которая лежит в условно безопасном для глаз диапазоне излучения [1, 6, с.42] и в спектральной области относительной прозрачности атмосферы [7]. Длина волны излучения эрбиевого лазера также совпадает с областями максимальной прозрачности кварцевых световодов и максимальной чувствительности неохлаждаемых InGaAs фотодиодов, что способствует применению эрбиевых лазеров в волоконных линиях связи [8].

Продолжительное время в качестве источника накачки эрбиевого лазера использовались импульсные газоразрядные лампы. Однако, в течение последних двадцати лет благодаря развитию технологий роста полупроводниковых гетероструктур появилась возможность осуществлять накачку эрбиевого активного элемента с помощью лазерных диодов (ЛД), излучающих в диапазоне 940–980 нм [9–11]. Использование ЛД позволяет более чем на порядок увеличить эффективность преобразования мощности излучения накачки в мощность генерации [10] и существенно снизить тепловые потери в активном элементе (АЭ) [11, 12], что в целом приводит к снижению энергопотребления эрбиевых лазеров. Стоит также отметить, что применение лазерных диодов позволяет существенно уменьшить габариты лазеров.

Лазерная диодная накачка эрбиевых лазеров реализуется по двум схемам:

продольной и поперечной. Продольная накачка позволяет достигнуть наилучшего согласования моды накачки и моды генерации [11]. Однако, применение этой схемы сопряжено с необходимостью использовать относительно сложные технические приспособления для введения излучения накачки в АЭ. Для достижения больших мощностей генерации эрбиевого лазера (ЭЛ) необходима высокая мощность накачки, что при использовании продольной схемы сопряжено с возникновением существенного градиента температур вдоль АЭ [11], а это в свою очередь приводит к ускоренной деградации лазера. Поперечная же схема накачки позволяет использовать большие мощности накачки без возникновения температурного градиента за счет размещения лазерных диодов и лазерных диодных линеек (ЛДЛ) вдоль АЭ, то есть равномерного распределения мощности накачки. Но в схеме поперечной диодной накачки не всегда возможно добиться полного и однородного заполнения излучением накачки АЭ, что обусловлено следующими причинами. В эрбиевых лазерах с высокой энергией используются, как правило, АЭ длиной 20 – 30 мм, при этом, типичная же ширина серийно производимых ЛДЛ составляет 10 мм [13–15]. Следовательно, для накачки длинных активных элементов необходимо использовать несколько ЛДЛ, на стыке которых возникает неизлучающий промежуток. Неизлучающие участки расположены и в самих ЛДЛ, поскольку не следует использовать сплошные полосковые контакты более 300 мкм [16, с.192, 17, с.239].

Поскольку эрбиевый лазер работает по трехуровневой схеме, то наличие в активном элементе непрокачиваемых областей существенно влияет на пороговые и мощностные характеристики ЭЛ [18]. Общеизвестно, что увеличение заполнения АЭ излучением накачки ведет к снижению порога генерации ЭЛ, однако, несмотря на значительное количество работ, посвященных моделированию эрбиевых лазеров [10, 19–22], до сих пор не был исследован точный вид данной зависимости. Знание зависимости порога генерации ЭЛ от степени заполнения излучением накачки важно для целей определения оптимальных геометрических параметров полосковых контактов ЛДЛ, обеспечивающих одновременно и генерацию ЭЛ и эффективность работы самих ЛДЛ. Таким образом, для снижения энергопотребления полностью твердотельных эрбиевых лазеров, что необходимо для систем с ограниченным источником питания – переносных и космических, следует оптимизировать параметры как резонатора ЭЛ, так и лазерных диодных линеек.

Высокие значения мощностей генерируемого излучения ЛДЛ 80 – 150 Вт [23, 24] достигаются за счет увеличения тока инжекции либо путем изготовления резонатора с большой суммарной площадью генерирующих элементов гетероструктуры. Поэтому, следует ожидать, что в активных слоях ЛДЛ будут развиваться интенсивные потоки усиленной люминесценции (УЛ) [25–28], приводящие к росту порогового тока. Растекание тока в слоях гетероструктуры обуславливает рост концентрации неравновесных носителей заряда в областях активного слоя (АС), расположенных в окрестности полоскового контакта [17, с.250, 29], что способствует развитию потоков излучения, распространяющихся перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ, и создает дополнительные условия для деградации лазерных диодных структур [30]. Величина потока усиленной люминесценции может расти в лазерных диодных структурах не только до, но и после превышения порогового значения тока инжекции [31–33], что снижает выходную мощность генерируемого излучения. Несмотря на ряд работ [34–38], посвященных моделированию мощностных характеристик ЛДЛ, формирование потоков усиленной люминесценции, а также ее влияние на величину порогового тока и мощность генерации изучены крайне мало.

Оптические и мощностные характеристики ЛДЛ, используемых для накачки ЭЛ, в значительной степени определяются параметрами гетероструктуры InGaAs/AlGaAs. Все еще существующее несовершенство технологий роста гетероструктур для ЛДЛ [39, 40], применение ЭЛ в космических системах причаливания, лазерно-плазменных двигателях [4, 41], использование ионной имплантации для сдвига длины волны излучения [42, 43] и другие процессы приводят к образованию дефектов в гетероструктурах, в частности, вакансий атомов галлия и мышьяка. Дефектообразование в АС ЛДЛ создает дополнительные центры рассеяния и безызлучательной рекомбинации [43, 44], что приводит к снижению мощностных характеристик и ресурса работы ЛДЛ [45, 46]. Но наличие дефектов в АС также способствует ослаблению (или полному снятию) ограничений на оптические переходы, обусловленных выполнением правил отбора по волновому вектору электрона [47–51]. Знание характеристик дефектов в гетероструктуре, таких как вакансии атомов галлия и мышьяка, важно для определения ряда оптических характеристик ЛДЛ, в частности, оптимальных параметров резонатора [52].

Поскольку гетероструктуры современных ЛДЛ содержат наноразмерные слои, то неравномерное распределение индия в АС ЛДЛ может приводить к изменению параметров квантовых ям и, как следствие, к изменению оптических характеристик ЛДЛ [53]. Таким образом, выявление процессов, которые могут привести к неравномерному распределению индия, а также исследование параметров дефектов в активных слоях лазерных диодных линеек является важной и актуальной задачей улучшения оптических и мощностных характеристик ЛДЛ.

Диссертационная работа направлена на оптимизацию структуры лазерных диодных линеек с целью снижения энергопотребления эрбиевых лазеров с диодной накачкой, а также на повышение надежности работы ЛДЛ. Основное внимание в диссертации уделено исследованию ранее неизученных особенностей формирования и развития потоков усиленной люминесценции в мощных лазерных диодных линейках на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs и определению способов их подавления. Также в работе проведены исследования процессов, влияющих на энергию формирования вакансий галлия и мышьяка и неравномерность распределение атомов индия в твердых растворах InGaAs, установлено влияние вакансий атомов галлия и мышьяка, а также примесных атомов кремния, на оптические и мощностные характеристики ЛДЛ на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ Связь работы с крупными научными программами (проектами) и темами Диссертационные исследования входят в утвержденные научные планы работы Института физики НАН Беларуси и соответствуют приоритетным направлениям фундаментальных и прикладных научных исследований Республики Беларусь на 2011–2015 годы, утвержденным постановлением Совета Министров Республики Беларусь от 19.04.2010 г. № 585: п. 6.4 новые типы лазеров в широком спектральном, временном и мощностном диапазонах, в том числе твердотельные лазеры и п. 6.5 физические основы и разработка лазерных, оптико-электронных технологий и приборов. Результаты работы были получены в рамках выполнения следующих государственных программ научных исследований и хозяйственных договоров:

ГКПНИ «Фотоника», задание 1.20 «Разработка нелинейно-оптических элементов на основе микрорезонаторов и композиционных материалов», № ГР 20063522, срок выполнения 2006–2010 гг.

ГКПНИ «Фотоника», задание 3.19 «Разработка и исследование физико технических основ создания полностью твердотельных перестраиваемых лазерных источников, генерирующих в диапазоне 1–4 мкм, для медицины, экологии и промышленности», № ГР 20090273, срок выполнения 2008–2010 гг.

ГПНИ «Электроника и Фотоника», задание 2.1.03 «Разработка научных основ и технологий создания устройств опто- и микроэлектроники, современной оптики и лазерной физики для использования в промышленности, высокоразрешающей диагностике новых материалов, в медицине и биологии», № ГР 20114143, срок выполнения 2011–2013 гг.

Научно-техническая программа Союзного Государства «Перспективные полупроводниковые гетероструктуры и приборы на их основе», мероприятие 8, № ГР 20120529, срок выполнения 2011–2014 гг.

Хозяйственный договор № 177 с компанией LASTEC, г. Дели, Индия:

«Совместная разработка лазера с диодной накачкой, излучающего в условно безопасной для глаз спектральной области с большой энергией выходного излучения», № ГР 20093303, срок выполнения 2009–2011 гг.

Хозяйственный договор № 178 с Лабораторией физики твердого тела (SSPL), г. Дели, Индия: «Совместные экспериментальные исследования лазерных диодных линеек с целью увеличения выходной мощности излучателей», № ГР 20093304, срок выполнения 2009–2011 гг.

Цель и задачи исследования Цель диссертационной работы – оптимизация структурных и геометрических параметров лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs для повышения надежности их работы, улучшения мощностных характеристик и снижения энергопотребления эрбиевых лазеров при поперечной схеме накачки излучением лазерных диодных линеек.

Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:

1. Рассчитать коэффициенты потерь для потоков усиленной люминесценции в лазерных диодных линейках при различных конфигурациях полосковых контактов и параметрах гетероструктуры.

2. Разработать метод расчета потоков усиленной люминесценции по экспериментальным спектрам излучения, измеренным в относительных единицах, при величинах тока накачки, превышающих пороговое значение.

3. Оценить влияние вакансий атомов галлия и мышьяка и примесных атомов кремния на мощностные характеристики лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs, а также на параметры распределения атомов индия в активных слоях указанных гетероструктур.

4. Установить зависимость пороговой мощности накачки эрбиевого лазера от степени заполнения активного элемента излучением лазерных диодных линеек при поперечной схеме накачки.

5. Определить условия минимизации потоков усиленной люминесценции в лазерных диодных линейках.

Объектом исследования являются лазерные диодные линейки на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs, как источники накачки эрбиевых лазеров, широко применяемых в медицине, промышленности и специальных средствах.

Предмет исследования – оптические свойства и процессы дефектообразования в гетероструктурах.

Положения, выносимые на защиту 1. Вклад электронно-дырочной рекомбинации, индуцируемой усиленной люминесценцией, достигает 15 % и превышает вклад оже-рекомбинации (10 %) в величину порогового тока накачки для лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs с коэффициентом внутренних оптических потерь 50 м–1. При этом вклад рекомбинации, индуцируемой усиленной люминесценцией, возрастает с уменьшением коэффициента внутренних оптических потерь в активном слое.

2. Метод расчета потоков усиленной люминесценции, основывающийся на измеренных в относительных единицах экспериментальных спектрах излучения лазерных диодных структур, при токах инжекции, превышающих пороговое значение. С использованием данного метода показано, что для лазерных диодных линеек на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs процентное отношение суммы потоков усиленной люминесценции к потоку генерации достигает 12 %.

3. Увеличение концентрации замещающих атомов индия в твердом растворе InGaAs приводит к увеличению боровского радиуса вакансий галлия и мышьяка и, тем самым, при прочих равных условиях – к увеличению коэффициента усиления при реализации межзонных оптических переходов без выполнения правил отбора по волновому вектору. В то же время, при увеличении концентрации замещающих атомов индия уменьшается энергия формирования вакансий галлия и мышьяка в InGaAs, что повышает вероятность кластеризации атомов индия, т.е. приводит к ухудшению оптических свойств и снижению ресурса работы лазеров на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs.

4. Существует оптимальное значение фактора заполнения лазерных диодных линеек, обеспечивающее одновременно минимальное влияние процессов усиленной люминесценции на мощностные характеристики линейки и эффективную поперечную накачку эрбиевых лазеров, которое для лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs лежит в диапазоне 0,6 – 0,8 при длинах активного элемента эрбиевого лазера 10 – 30 мм.

Личный вклад соискателя Диссертационная работа отражает личный вклад автора в выполненные исследования, который заключается в постановке некоторых задач исследования, выдвижении и проверке научных идей и гипотез, проведении моделирования, получении результатов, представленных в диссертации, анализе и интерпретации полученных результатов, обсуждении возможностей их экспериментального подтверждения, написании статей.

Научный руководитель диссертационной работы В.В. Кабанов определил общее направление исследований, а также основные цели и задачи, принимал участие в обсуждении полученных результатов. Соавтор работ Г.И. Рябцев участвовал в обсуждении полученных результатов и написании статей.

Соавторы М.В. Богданович, А.В. Григорьев, А.Г. Рябцев и М.А. Щемелев провели экспериментальные исследования, А.С. Смаль и А.А. Романенко оказали помощь при реализации части компьютерных вычислений, Т.В. Безъязычная и В.М. Зеленковский подготовили программный код для моделирования твердотельных кластеров, С.К. Мехта принимал участие в обсуждении некоторых промежуточных результатов, касающихся кластеризации атомов индия. Другие соавторы совместных научных публикаций проводили исследования, не связанные с темой диссертации.

Апробация результатов диссертации Результаты исследований по теме диссертации докладывались автором и обсуждались на следующих международных конференциях, семинарах и симпозиумах: 7-я и 8-я Международные конференции «Лазерная физика и оптические технологии» (Минск, 2008 и 2010 гг.);

International Conference “Laser Optics” (Санкт-Петербург, Россия, 2008 и 2010 гг.);

1-й, 2-й и 3-й симпозиумы «Полупроводниковые лазеры: физика и технология» (Санкт Петербург, Россия, 2008, 2010 и 2012 гг.);

7-й, 8-й и 9-й Белорусско-Российские семинары «Полупроводниковые лазеры и системы на их основе» (Минск, 2009, 2011 и 2013 гг.);

IX Международная конференция «Физика импульсных pазpядов в конденсированных средах» (Николаев, Украина, 2011 г.);

18-й и 20-й Белорусско-Литовские семинары «Лазеры и оптическая нелинейность»

(Вильнюс, Литва, 2009 и 2013 гг.).

Опубликованность результатов диссертации По результатам диссертационной работы опубликовано 7 статей в научных изданиях, соответствующих п.18 Положения о присуждении ученых степеней и присвоении ученых званий в Республике Беларусь. Кроме того, опубликовано статьи в сборниках трудов международных конференций и 2 тезиса докладов на конференциях, получен 1 патент Республики Беларусь на полезную модель.

Общий объем публикаций по теме диссертации, соответствующих пункту 18 Положения о присуждении ученых степеней и присвоении ученых званий в Республике Беларусь, составляет 2,6 авторских листа.

Структура и объем диссертации Диссертация состоит из введения, общей характеристики работы, четырех глав, заключения, библиографического списка и приложения.

Полный объем диссертации составляет 106 страниц, в том числе иллюстраций на 15 страницах, 9 таблиц на 4 страницах, библиографический список из 148 наименований (включая публикации соискателя) на страницах, приложение на одной странице.

ГЛАВА ЛАЗЕРНЫЕ ДИОДНЫЕ ЛИНЕЙКИ ДЛЯ НАКАЧКИ ЭРБИЕВЫХ ЛАЗЕРОВ. ПРОЦЕССЫ РЕКОМБИНАЦИИ И ДЕФЕКТООБРАЗОВАНИЯ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУРАХ Задача повышения энергоэффективности и надежности современных эрбиевых лазеров связана не только с совершенствованием активных элементов и резонаторов, но и оптимизацией блоков диодной накачки. Среди основных физических процессов, приводящих к существенному повышению порогового тока, ухудшению надежности работы и снижению мощностных характеристик лазерных диодных структур, выделяются рекомбинация, индуцированная усиленной люминесценцией, и присутствие дефектов в активном слое гетероструктуры. Как следствие, для снижения энергопотребления лазерных диодов необходимо, в частности, определить пути подавления процессов усиленной люминесценции и уменьшения вероятности образования дефектов.

Настоящая глава посвящена аналитическому обзору литературы о методах расчета потоков усиленной люминесценции в лазерных диодах и процессах образования дефектов (вакансий галлия и мышьяка) в твердом растворе InGaAs, а также обоснованию выбора объекта и направления диссертационных исследований.

1.1 Лазерные диодные линейки для накачки эрбиевых лазеров Твердотельные лазеры с активными элементами, активированным ионами иттербия Yb3+ и эрбия Er3+, работают по квазитрехуровневой схеме, использование которой позволяет существенно снизить порог генерации по сравнению с порогом генерации лазера, АЭ которого активирован только ионами эрбия (чистая трехуровневая схема) [10, 18, 54]. В такой схеме излучение накачки поглощается ионами иттербия и энергия возбуждения передается иону эрбия. Далее происходит безызлучательный переход иона Er3+ с энергетического уровня 4I11/2 на уровень 4I13/2 (см. вставку на рисунке 1.1).

Непосредственно генерация излучения эрбиевого лазера (г = 1,54 мкм) обусловлена оптическими переходами между уровнями 4I13/2 и 4I15/2 [18, 54].

Паразитными процессами для указанной схемы работы лазера, снижающими инверсную населенность на уровне 4I13/2, являются обратная передача энергии от иона Er3+ к иону Yb3+, спонтанное испускание иона эрбия и процессы ап конверсии [19, 20]. В этой связи наиболее подходящей основой для реализации квазитрехуровневой схемы на основе ионов Yb3+ и Er3+ служит фосфатное стекло, поскольку оно обеспечивает высокое сечение вынужденного излучения, малую интенсивность процессов ап-конверсии и низкую вероятность обратной передачи энергии от иона эрбия к иону иттербия [54, 55].

Для накачки активного элемента на основе фосфатного стекла, активированного ионами иттербия и эрбия, необходимо использовать излучение, приходящееся на спектральный диапазон 910 – 990 нм [54–56], см.

рисунок 1.1.

Коэффициент поглощения, см- B Оптимальная область накачки A 900 920 940 960 980 Длина волны, нм На вставке приведена схема уровней ионов иттербия и эрбия, буквами А и В обозначены переходы, соответствующие пикам спектра поглощения Рисунок 1.1 – Спектр поглощения фосфатного стекла с концентрацией ионов иттербия 4·1021 cм–3 и эрбия 5·1019 cм–3 [56] Продолжительное время в качестве источников накачки эрбиевого лазера использовались импульсные газоразрядные лампы, одним из недостатков которых является относительно малое время работоспособности. Однако, в течение последних двадцати лет благодаря развитию технологий роста полупроводниковых гетероструктур появилась возможность осуществлять накачку эрбиевого активного элемента с помощью лазерных диодов или лазерных диодных линеек, излучающих в диапазоне 920 – 980 нм [9–11].

Использование лазерных диодов позволяет увеличить более чем на порядок эффективность преобразования мощности излучения накачки в мощность генерации [10] и существенно снизить тепловые потери в активном элементе [11, 12], что обуславливает снижение энергопотребления эрбиевых лазеров. К дополнительным преимуществам использования полупроводниковых лазеров можно отнести высокое время наработки и низкие габариты, что позволяет использовать эрбиевые лазеры в компактных переносных и космических системах.

Как следует из рисунка 1.1, для накачки АЭ на основе фосфатного стекла, активированного ионами Yb3+ и Er3+, наиболее эффективным является использование ЛД, генерирующих на длине волны 980 нм. Известно [57, с.192, 58, с.24], что с изменением температуры окружающей среды длина волны генерации полупроводниковых лазеров заметно изменяется. Поскольку пик поглощения АЭ достаточно острый (см. рисунок 1.1), то следствием изменения внешней температуры, приводящего к сдвигу длины волны генерации ЛД, будет также и изменение мощностных характеристик эрбиевого лазера.

Устранить влияние изменения температуры на характеристики ЭЛ можно, используя системы термостабилизации ЛД, но это сопряжено с удорожанием изготовления, увеличением габаритов и энергопотребления ЭЛ. Использование же ЛД, генерирующих излучение в диапазоне 930 – 965 нм, позволяет отказаться от термостабилизации, поскольку поглощение излучения накачки более равномерно в указанном спектральном интервале по сравнению с диапазоном вблизи 980 нм и тепловые вариации длины волны генерации ЛД для работы ЭЛ не столь критичны, как в случае ЛД, генерирующих на длине волны 980 нм.

Спектральный диапазон излучения 930 – 980 нм реализуется в полупроводниковых лазерах на основе гетероструктур с активным слоем InxGa1–xAs при величинах содержания индия x = 0,05 – 0,3 [44, 59, 60–63, 64, с.629]. В целях увеличения усиления в активном слое и снижения порогового тока ЛД используются гетероструктуры с наноразмерными активными слоями [65, с.86, 66, с.54, 67, с.166]. Создание в гетероструктуре двух квантовых ям в качестве АС значительно увеличивает внутреннюю квантовую эффективность генерации и приводит к существенно большей линейности ватт-амперной характеристики лазерного диода по сравнению с гетероструктурой, содержащей одну яму. Увеличение же числа квантовых ям более двух дает лишь незначительное улучшение мощностных характеристик ЛД по сравнению с двухъямной структурой, т.е. с точки зрения достижения высоких выходных мощностей и простоты создания гетероструктура с двумя квантовыми ямами является наиболее оптимальной [68].

Большое время жизни возбужденных состояний ионов иттербия (1 мс) и эрбия (около 8 мс) позволяет использовать длинные импульсы накачки (3 – 5 мс) даже для режимов с модулированной добротностью без заметного уменьшения эффективности [21]. Длительность импульса накачки вблизи 5 мс соответствует максимуму эффективности преобразования свет-свет для эрбиевого лазера [10]. На таких длительностях импульсов работают многие серийно производимые лазерные диодные линейки [13–15].

Учитывая вышеизложенное, основным объектом диссертационных исследований выбраны лазерные диодные линейки на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs, содержащей две квантовые ямы, и излучающие в диапазоне длин волн 940 – 960 нм при длительностях импульса 3 – 5 мс. В диссертационной работе исследуются гетероструктуры с параметрами серийно производимых лазерных диодных линеек ФГУП «НИИ «Полюс» им. М.Ф.

Стельмаха» (Россия), см таблицу 1.1.

Таблица 1.1 – Параметры гетероструктуры исследуемых ЛДЛ Концентрация Слой Толщина, легирующей Состав слоя гетероструктуры мкм примеси, см– p+ GaAs:Zn 5,7· Контактный 0, 8,5· P эмиттер Al 0,294Ga0,706As:Zn 1, P волновод Al 0,261Ga0,739As 0,2 не легирован Барьерный GaAs 0,0070 не легирован Активный InGaAs 0,0053 не легирован Барьерный GaAs 0,0100 не легирован Активный InGaAs 0,0053 не легирован Барьерный GaAs 0,0070 не легирован N волновод Al 0,261Ga0,739As 0,2 не легирован 8,5· N эмиттер Al 0,294Ga0,706As:Si 2, n+ GaAs:Si 1· Буферный 0, n+ GaAs:Si (100) 2,5· Подложка Накачка эрбиевых лазеров излучением лазерных диодов реализуется по двум схемам – продольная и поперечная.

Продольная накачка позволяет достигнуть наилучшего согласования моды накачки и моды генерации [11]. Но применение этой схемы сопряжено с необходимостью использовать относительно сложные технические приспособления для введения излучения накачки в активный элемент. Для достижения больших мощностей генерации ЭЛ необходима высокая мощность накачки, что при использовании продольной схемы сопряжено с возникновением существенного градиента температур вдоль АЭ [11], а это в свою очередь приводит к ухудшению оптических характеристик и ускоренной деградации лазера. Поперечная же схема накачки позволяет использовать большие мощности накачки без возникновения температурного градиента за счет размещения полупроводниковых излучателей (лазерных диодов или лазерных диодных линеек) вдоль АЭ, то есть более равномерного распределения мощности накачки и низкой (в сравнении с продольной схемой) плотностью мощности излучения накачки на активном элементе. Стоит добавить, что с учетом вышесказанного оптимальной конфигурацией активного элемента эрбиевого лазера для поперечной накачки является слэб-геометрия [11, 69].

В схеме поперечной диодной накачки не всегда возможно добиться полностью однородного распределения излучения накачки на АЭ, что обусловлено следующими причинами. В эрбиевых лазерах с высокой энергией используются, как правило, АЭ длиной 20 – 30 мм. При этом типичная ширина серийно производимых ЛДЛ составляет 10 мм [13–15]. Следовательно, для накачки длинных активных элементов необходимо использовать несколько ЛДЛ. В результате на стыке соседних ЛДЛ возникает неизлучающий промежуток, см. рисунок 1.2.

1 ЛДЛ ЛДЛ Активный элемент ЛДЛ ЛДЛ 1 – глухое зеркало резонатора, 2 – затвор, 3 – зазор между ЛДЛ в блоке накачки, 4 – выходное зеркало резонатора, 5 – излучение генерации эрбиевого лазера Рисунок 1.2 – Схема поперечной накачки лазера Неизлучающие участки расположены и в самих лазерных диодных линейках, см. рисунки 1.3 и 1.4. Это обусловлено тем фактом, что нельзя использовать сплошные полосковые контакты более 300 мкм, поскольку увеличение ширины полоскового контакта полупроводниковых лазеров приводит к филаментации тока, развитию потоков усиленной люминесценции, нестабильности работы и повреждению выходного зеркала лазерных диодных линеек [16, с.192, 17, с.239].

1 – кристалл ЛДЛ, 2 – термокомпенсирующий слой, 3 – медный теплоотвод, 4 – выходное зеркало ЛДЛ, 5 – внешний электрический контакт Рисунок 1.3 – Фотография лазерной диодной линейки Поскольку эрбиевый лазер работает по трехуровневой схеме, то наличие в активном элементе непрокачиваемых областей значительно влияет на пороговые и мощностные характеристики лазера [18]. Достаточно очевидно, что увеличение заполнения АЭ излучением накачки ведет к снижению порога генерации ЭЛ. Однако, несмотря на значительное количество работ, посвященных моделированию эрбиевых лазеров [10, 19–22], до сих пор не был исследован точный вид зависимости порогового тока от величины заполнения АЭ излучением. Знание зависимости порога генерации ЭЛ от величины заполнения излучением накачки важно для целей определения оптимальных геометрических параметров ЛДЛ, обеспечивающих одновременно и генерацию ЭЛ и эффективность работы самих лазерных диодных линеек. Таким образом, для снижения энергопотребления полностью твердотельных эрбиевых лазеров, что крайне необходимо для систем с ограниченным источником питания – переносные и космические – необходимо оптимизировать параметры как резонатора эрбиевого лазера, так и лазерных диодных линеек, используемых для накачки эрбиевых лазеров.

Лазерные диодные линейки могут быть созданы как с помощью набора отдельных лазерных диодов, так и на основе одного полупроводникового кристалла, на поверхность которого нанесены полосковые контакты (рисунок 1.4).

1 – полупроводниковый кристалл, 2 – АС гетероструктуры, 3 – теплоотводящее основание, 4 – одиночный полосковый контакт шириной w, 5 – одиночная излучающая площадка активной области, 6 – слой припоя (контактный слой), 7 – изолирующий промежуток шириной a между соседними полосковыми контактами;

b – расстояние между группами полосковых контактов Рисунок 1.4 – Основные элементы ЛДЛ [70] Линейки на базе одного кристалла обладают наименьшими размерами и технологически более просты в массовом производстве. В серийно выпускаемых лазерных диодных линейках резонаторы, относящиеся к каждому полосковому контакту, образованы отражающими покрытиями (или сколами), нанесенными на грани кристалла ЛДЛ, и представляют собой плоские резонаторы (резонаторы Фабри-Перо) [58, с.162]. Из современных типов резонаторов для полупроводниковых лазеров резонаторы Фабри-Перо обладают наименьшей добротностью [71], но в то же время их наиболее просто изготовить. В диссертационной работе исследуются ЛДЛ, созданные на основе одного полупроводникового кристалла с полосковыми контактами, поскольку они являются наиболее распространенными среди указанных излучателей.

Для характеризации меры заполнения ЛДЛ излучением ближнего поля используется такая величина, как фактор (коэффициент) заполнения линейки (в англоязычной литературе – fill factor), который в простом случае определяется отношением излучающей апертуры (ширины полоскового контакта w) к периоду следования полосковых контактов в линейке (a + w) [24, 72–77, 38, с.128], см. рисунок 1.4. Поскольку расположение полосковых контактов в ЛДЛ может быть не периодичным, то целесообразно сделать обобщение этого термина: фактор заполнения ЛДЛ есть величина, равная отношению суммарной ширины полосковых контактов (излучающей аппретуры) к общей ширине ЛДЛ.

В таком определении термин фактор заполнения ЛДЛ и будет использоваться ниже в диссертационной работе. Из определения фактора заполнения следует, что увеличение ширины полосковых контактов при постоянной ширине ЛДЛ приводит к увеличению фактора заполнения. С ростом величины ФЗ распределение излучения на выходном зеркале ЛДЛ становится более однородным. Предельное значение величины фактора заполнения, равное 1, соответствует одному сплошному контакту (широкому одиночному диоду) с максимально возможной однородностью выходного излучения.

При поперечной схеме накачки лазерные диодные линейки могут быть либо вплотную прижаты к активному элементу эрбиевого лазера, либо отстоять от него на некоторое расстояние. Очевидно, что при плотном примыкании ЛДЛ к АЭ распределение излучения накачки в АЭ в точности повторяет распределение выходного излучения ЛДЛ. Если ЛДЛ расположена на некотором расстоянии от АЭ, то в силу дифракции распределение излучения в АЭ будет более сглаженным, чем в ЛДЛ. В работе [72] показано, что для достижения выходной мощности в дальнем поле в центре диаграммы направленности на уровне 95 %, необходимо, чтобы ФЗ лазерной диодной линейки был также высоким (более 0,7 для гауссовых излучателей).

Таким образом, для снижения пороговой мощности накачки ЭЛ при поперечной схеме накачки (в независимости от того, прилегают ли ЛДЛ к АЭ вплотную или нет) необходимо увеличивать ФЗ ЛДЛ. Однако, увеличение фактора заполнения излучением ближнего поля (ширины полосковых контактов) сопряжено с развитием негативных процессов, в частности, филаментации тока и формирования потоков усиленной люминесценции, приводящих к росту порогового тока инжекции, нестабильной работе и ускоренной деградации ЛДЛ [16, с.192, 17, с.239, 38, с.128]. Следовательно, необходимы исследования, направленные на оптимизацию условий накачки эрбиевых лазеров и параметров лазерных диодных линеек с целью минимизации указанных негативных процессов и, в результате, на достижение минимального суммарного энергопотребления эрбиевого лазера и лазерных диодных линеек.

1.2 Усиленная люминесценция и пороговый ток генерации лазерных диодных структур Накачка современных полупроводниковых лазеров широкого применения осуществляется электрическим током, проходящим через p-n-переход лазерного диода. В пороге генерации ток инжекции расходуется на процессы излучательной рекомбинации, обусловленные спонтанными оптическими переходами, безызлучательной рекомбинации и рекомбинации, индуцированной усиленной люминесценцией [57, с.322]. Стоит отметить, что в реальных лазерных диодах ток инжекции частично расходуется и на электрические процессы, связанные с конструктивными особенностями и электрическими свойствами контактов (токи утечки). В математическом представлении плотность порогового тока инжекции (за вычетом тока утечки) ЛД можно записать как [57, с.322]:

J пор e d Q Rсп RУЛ, (1.1) где e – заряд электрона, d – толщина активного слоя, Q – скорость безызлучательной рекомбинации, Rсп – скорость излучательной рекомбинации, RУЛ – скорость рекомбинации, индуцируемой усиленной люминесценцией.

Безызлучательная рекомбинация в лазерных диодах негативно влияет на характеристики ЛД, т.к. приводит к разогреву активного слоя, что ведет к снижению мощности генерации и изменению длины волны излучения [57, с.192, 58, c.24]. Основным видом безызлучательной рекомбинации в полупроводниковых структурах на основе твердых растворов InGaAs является оже-рекомбинация [67, c.6]. Скоростью безызлучательной рекомбинации, обусловленной такими процессами, как поверхностная рекомбинация и рекомбинация Шокли-Рида-Холла, при расчете пороговых характеристик современных лазерных диодов можно пренебречь [59, 78].

Оже-рекомбинация в InGaAs обусловлена двумя процессами: 1) рекомбинация электрона и дырки с последующей передачей энергии электрону зоны проводимости и 2) рекомбинация электрона и дырки с последующей передачей энергии дырке в спин-орбитально отщепленной зоне [67, с.153].

Исходя из определения оже-рекомбинации (взаимодействие трех частиц), ее скорость пропорциональна произведению концентрации основных носителей заряда в квадрате и концентрации неосновных носителей [57, с.188]. В условиях квазинейтральности концентрации основных и неосновных носителей заряда равны, следовательно, скорость оже-рекомбинации пропорциональна концентрации носителей заряда в третьей степени [57, с.188]:

Q C N3. (1.2) Значения коэффициента C для ряда ЛД с наноразмерными слоями на основе твердых растворов InGaAs приведены в таблице 1.2. Величина С снижается при уменьшении ширины квантовой ямы [79] и практически не зависит от концентрации неравновесных носителей заряда [80].

Таблица 1.2 – Значения коэффициентов оже-рекомбинации и излучательной рекомбинации для структур с активными слоями на основе InGaAs C, м6/с 5,0·10–42 [35] 6,0·10–42 [81] 7,6·10–42 [82] 9,0·10–42 [79] B, м3/с 1,4·10–16 [35] 0,7·10–16 [81] 2,1·10–16 [82] 1,3·10–16 [79] Поскольку межзонная излучательная рекомбинация в полупроводниках обусловлена спонтанными переходами между зоной проводимости и валентной зоной (рекомбинацией двух частиц – электрона и дырки), то для ее скорости при условии квазинейтральности справедливо соотношение [57, с.109, 83]:

Rсп B N 2. (1.3) Величины коэффициента B для некоторых лазерных диодов с наноразмерными слоями на основе InGaAs приведены в таблице 1.2. В отличие от коэффициента оже-рекомбинации, значение коэффициента излучательной рекомбинации B зависит от концентрации неравновесных носителей заряда [80], которая в свою очередь определяется величиной тока накачки. Вместо формулы (1.3) для более точных расчетов (с учетом изменения величины тока инжекции) следует использовать следующее соотношение [57, с.108]:

h Wсп ( h) Rсп dh, (1.4) h h где Wсп (h) – спектральная мощность спонтанного испускания, 1 и 2 – граничные частоты спектра спонтанного излучения.

Спектральная мощность спонтанного испускания (люминесценции) в полупроводниковых лазерах определяется типом активного слоя, наличием и концентрацией примесей (дефектов), величиной тока инжекции, видом гетероструктуры (с объемным или наноразмерным АС) и другими параметрами. Для гетеролазеров с объемными АС мощность спонтанного испускания в простой модели прямых межзонных излучательных переходов с выполнением правил отбора по волновому вектору задается формулой [84]:

e 2n0 E 2 M св mr3/ Wсп E E Eg 20 3m0 c 3h F E exp 2k T (1.5) Б, mhh mc ( E Eg ) Ec0 Fe Ev0 Fh F E mhh mc ch ch 2kБT 2k БT где mr = mc·mhh /( mc + mhh) – приведенная масса, n0 – показатель преломления активного слоя, M св – квадрат матричного элемента межзонных оптических (дипольных) переходов в модели без выполнения правил отбора по волновому вектору, усредненный по поляризациям и направлениям распространения излучения, Ev0 – энергия потолка валентной зоны, Ec0 – энергия дна зоны проводимости, при этом Eg Ec0 Ev0, f e ( E ) 1/(1 exp[( E Fe ) / k БT ]) – функция Ферми–Дирака для электронов, f h ( E ) 1/(1 exp[( Fh E ) / k БT ]) – функция Ферми–Дирака для дырок.

За начало отсчета энергии для проведения вычислений удобно принять потолок валентной зоны, т.е. Ev0 0, при этом энергия дна зоны проводимости становится равной Ec0 Eg ). Значения величин квазиуровней Ферми Fe и Fh и их разность F определяются из решения уравнения электронейтральности для полупроводника.

Наличие в полупроводнике примесей или дефектов, характеризующихся мелкими энергетическими уровнями в запрещенной зоне, приводит к тому, что становятся возможными оптические межзонные переходы без выполнения правил отбора по волновому вектору электрона [83]. Для такого случая спектральная мощность спонтанного излучения в объемных кристаллах описывается соотношением [57, с.90, 84, 85]:

2 3/ 2 3/ 2 3/ 2n0 e E M mc ( mlh mhh ) Wсп E 5 0m0 c 3 (1.6) E ( Ec Eg )( E Ec ) f e ( Ec ) f h ( Ec E )dEc, Eg где Ec – энергия состояния в зоне проводимости (за начало отсчета выбрана энергия потолка валентной зоны).

Для наглядного сравнения на рисунке 1.5 представлены результаты расчетов спектральной мощности спонтанного излучения для моделей межзонных излучательных переходов без выполнения [85] и с выполнением правил отбора по волновому вектору для дисковых лазерных диодов на основе гетероструктуры InAs/InAsSbP. При вычислениях использованы следующие параметры: T = 85 К, Eg 0, 4027 эВ, n0 = 3,8, mc = 0,230·m0, m lh = 0,026·m0, 2 mhh = 0,410·m0, M 64aБ3 M св 4,4 1072 кг2·м5/ с2 (величины параметров предоставлены М.А. Щемелевым, БГУ). Значения физических констант приняты в соответствии с [86, с.268, таблица 17]: e = 1,6021892·10–19 Кл, с = = 299792458 м/с, = h / 2 = 1,0545887·10–34 Дж·с, m0 = 9,109534·10–31 кг, kБ = 1,380662·10–23 Дж/К, 0 = 8,85418782·10–12 Ф/м. Указанные значения констант используются при всех дальнейших расчетах в диссертационной работе. Помимо того, что кривая спектра мощности излучения, рассчитанная по формуле (1.5), некорректно описывает положение максимума спектра (см.

кривую 3 на рисунке 1.5), расчеты на основе модели оптических переходов с выполнением правил отбора по волновому вектору дают заниженное значение скорости излучательной рекомбинации в сравнении с расчетами, основанными на модели без выполнения правил отбора.

Wсп (), отн. ед.

1. 0. 0., мкм 2.6 2.7 2.8 2.9 3. 1 – экспериментальный спектр [65], 2 – спектр, рассчитанный для межзонных переходов в рамках модели без правила отбора по волновому вектору [65], 3 – спектр, рассчитанный для межзонных переходов в рамках модели с правилами отбора по волновому вектору Рисунок 1.5 – Спектр люминесценции дискового InAs/InAsSbP лазера Обе модели оптических межзонных переходов применяются и в случае полупроводниковых гетероструктур с наноразмерными активными слоями с учетом особенностей плотности энергетических состояний и ярко выраженной дискретной структуры энергетических уровней электронов и дырок в квантовой яме. Так, для гетероструктур с наноразмерными активными слоями модель излучательных переходов с правилами отбора по волновому вектору описывается формулой [50, с.65]:

4e 2 n0 M св ( h) f e (Ecni ) f h (Evni )mri H (h Eni ), Wсп h (1.7) m0 4 c 3d n i где Ecni Ec0 ( mri / mc )(h Eg ) (mri / mvi ) Ecn (mri / mc ) Evin, Evni Ev0 ( mri / mvi )( h Eg ) ( mri / mvi ) Ecn (mri / mc ) Evin, mri mc mvi /( mc mvi ), i – индекс, определяющий легкие и тяжелые дырки, H – функция Хэвисайда.

Для расчета спектральной мощности спонтанного излучения без выполнения правил отбора справедливо соотношение [47–49, 50, с.69]:

32e 2 aБ n0 mc mhh k Б T M ( h) 2 1 exp h F Wсп h 2 m 2 6c 3 d kT 0 0 Б (1.8) H ( h ( Eg Eci Ehi )) i F E g Eci E F h 1 exp e 1 exp hi h F k БT k БT.

exp ln kБT h Fh E g Eci h Ehi Fe 1 exp 1 exp k БT k БT Сравнение результатов расчетов спектров спонтанного испускания по формулам (1.7) и (1.8) для полоскового InGaAs/GaAs/AlGaAs лазерного диода с ассиметричной квантовой ямой проиллюстрировано на рисунке 1.6.

Вычисления проведены в соответствии с методикой и параметрами, приведенными в [82].

Как следует из рисунков 1.5 и 1.6, модель расчета спектров люминесценции без выполнения правил отбора по волновому вектору более адекватно описывает реальные полупроводниковые структуры. Следует также отметить, что применительно к наноразмерным структурам модель без выполнения правил отбора дает гладкие кривые, что позволяет более качественно проводить численные расчеты оптических характеристик лазерных диодных структур, поскольку разрывы существенно усложняют алгоритмы вычислений.

Wсп (), отн. ед.

1. 0. г 0. 880 920 960 1000 1040 1080, нм 1 – экспериментальный спектр [83], 2 – спектр, рассчитанный для оптических переходов в рамках модели без правила отбора по волновому вектору [83], 3 – спектр, рассчитанный для оптических переходов в рамках модели с правилами отбора по волновому вектору Рисунок 1.6 – Спектр спонтанного испускания InGaAs/GaAs/AlGaAs лазера с наноразмерным активным слоем Третьим процессом, определяющим величину порогового тока лазерных диодов, является усиленная люминесценция. Развитие процессов усиленной люминесценции, как и процессов оже-рекомбинации, приводит к уменьшению инверсной населенности в активном слое ЛД и, следовательно, для получения генерации необходимо повышать величину порогового тока. Как показано в работе [27], в результате влияния процессов усиленной люминесценции на инверсную населенность в АС величина порогового тока накачки возрастает в 2–3 раза. Кроме того, процессы рекомбинации, индуцируемой УЛ, могут приводить к неравномерному разогреву активного слоя, что создает дополнительные условия для деградации лазерных диодных структур [30].

В отличие от излучения генерации, потоки УЛ распространяются в АС ЛД по различным направлениям и начинают развиваться до достижения порога генерации [57]. Еще одним отличием УЛ от излучения генерации является существенно более широкий спектр, в силу чего величина RУЛ может быть сравнима с величиной скорости рекомбинации, обусловленной излучением генерации, при токах накачки, не намного превышающих пороговое значение [87]. Величина потока УЛ зависит не только от материала АС, но и от распределения тока и геометрических параметров кристалла ЛД [87]. В силу того, что высокие значения мощностей генерируемого излучения в ЛД достигаются за счет увеличения тока инжекции либо путем изготовления резонатора с большой площадью генерирующих элементов гетероструктуры, в активных слоях мощных лазерных диодов развиваются интенсивные потоки усиленной люминесценции, приводящие к заметному росту величины порогового тока [25–29, 88–90].

Скорость рекомбинации, индуцируемой усиленной люминесценцией, определяется соотношением [87, 57, с.376]:


1 g SУЛ d (h), (1.9) RУЛ h h где h – спектральная область, в которой коэффициент усиления положителен.

Для расчета средней по объёму спектральной плотности потока УЛ S УЛ можно использовать взаимосвязь в квазистационарном режиме между мощностью спонтанного испускания в объеме активного слоя Wсп (h), мощностью усиленной люминесценции g S УЛ и потерями УЛ [57, с.375]:

Wсп, S УЛ, (1.10) УЛ g где Wсп, Wсп (h).

Потери УЛ обусловлены поглощением среды и выходом излучения за пределы резонатора. В общем случае коэффициент УЛ зависит также и от частоты излучения. Коэффициент УЛ имеет смысл среднего значения некоторой функции от координат, типа АС и направления распространения излучения, определяющей потери УЛ в каждой точке объема АС [87, 57, с.375].

Исходя из соотношения (1.10), влияние геометрии боковых поверхностей ЛД (включая коэффициенты отражения граней) и волноводные свойства гетероструктуры на спектральную мощность УЛ в основном определяется коэффициентом потерь УЛ. Как показано в [25, 91, с.111, 92], коэффициент потерь УЛ для ЛД с матированными гранями можно оценить, используя зависимость:

УЛ, (1.11) s где s = wL – площадь p-n перехода, – коэффициент пропорциональности, в общем случае зависящий от структуры активного слоя и пространственных характеристик распределения тока накачки по площади АС ЛД.

Исследованию взаимосвязи между параметрами лазерных диодных структур и коэффициентом потерь УЛ посвящено мало работ [25, 91, с.111, 92] и отсутствуют работы по установлению спектральной зависимости коэффициента УЛ. Важность коэффициента УЛ для определения мощности потоков УЛ и, как следствие, пороговых характеристик ЛДЛ стимулирует проведение дальнейших исследований в данном направлении.

В целом, соотношения (1.9) – (1.11) позволяют провести упрощенную оценку скорости рекомбинации, индуцируемой усиленной люминесценцией, поскольку они являются усредненными и не учитывают ряд пространственных особенностей: распределение тока накачки, направления распространения излучения и др. Лазерные диоды геометрически представляют собой прямоугольник, следовательно, можно предположить [28, 92], что в них наибольшую интенсивность будут иметь потоки УЛ, распространяющиеся вдоль и поперечно оси резонатора ЛД. Для расчета величин указанных потоков УЛ в полупроводниковой структуре используются уравнения переноса излучения [30, 90, 92–95, 96, с.86]:

1 S y, [ g ]S y, aспWсп,, b y (1.12) 1 S x, b x [ g ]S x, aспWсп,, где b – параметр, связанный с усреднением потоков S y, и S x, в пределах некоторого телесного угла, определяемого на гранях резонатора [92], S y, – потоки УЛ, распространяющиеся в прямом (+) и обратном (–) направлениях вдоль оси резонатора ЛД, S x, – потоки УЛ, распространяющиеся в прямом (+) и обратном (–) направлениях перпендикулярно оси резонатора ЛД, – коэффициент внутренних оптических потерь, aсп – вклад спонтанного излучения в поток УЛ.

Взаимное влияние потоков S y, и S x, учитывается посредством уравнения, аналогичного (1.1) и связывающего ток инжекции с процессами рекомбинации в каждой точке АС ЛД, при этом скорость индуцируемой УЛ рекомбинации рассчитывается по формуле [90]:

1 g [ S y, S y, S x, S x, ]d (h). (1.13) RУЛ ( x, y ) h h Для получения точного значения RУЛ на основе решения системы уравнений (1.12) – (1.13) необходимо, среди прочего, учитывать реальное распределение тока накачки. Как показано в [17, с.250, 29], растекание тока в боковых направлениях слоев гетероструктуры приводит к росту концентрации неравновесных носителей заряда в областях АС, расположенных в окрестности полоскового контакта. Это способствует распространению потоков излучения, распространяющихся перпендикулярно оси резонатора ЛД.

Для учёта растекания тока в слоях гетероструктуры полосковых полупроводниковых лазеров можно использовать метод, описанный в [17, с.250, 29]. В рамках данного метода общий ток инжекции It, приходящийся на полосковый контакт, разделяется на ток Ie, протекающий под полосковым контактом, и токи I 0, протекающие в боковом направлении (см. рисунок 1.7), при этом I t I e 2 I 0. Распределение плотности тока через p-n переход j(x) определяется следующим выражением [17, с.250]:

I l L, x w / 2, j ( x) (1.14) I 0 exp[ x w / 2 ], x w / 2.

l0 L l Величины I0 и l0 задаются формулами:

ws It 2L 2L, l0, (1.15) I w s s I ( ) 2L где e / 2k БT, 1/ s 1/( i di ) – приведенное сопротивление слоев гетероструктуры, в которых происходит растекание носителей заряда, di – толщина i-го слоя гетероструктуры (см. рисунок 1.7), i – удельное сопротивление i-го слоя гетероструктуры, w – ширина полоскового контакта, L – длина полоскового контакта (резонатора ЛД).

Параметр l0 определяет расстояние от края полоскового контакта, на котором плотность тока уменьшается в 2,72 (e) раза.

Рисунок 1.7 – Схема растекания тока в ЛД с полосковым контактом [29] Из соотношений (1.14) – (1.15) следует, что с ростом общего тока It и ширины полоскового контакта доля тока, протекающего под полосковым контактом, увеличивается и растекание тока быстро возрастает с уменьшением величины s.

Несмотря на достаточно большое количество работ, в которых моделировались процессы УЛ в одиночных полосковых ЛД (см., например, [27, 30, 92–95]), эффект растекания носителей заряда не был учтен. Как указано выше, эффект растекания становится все более заметным при увеличении ширины полоскового контакта, следовательно, при моделировании оптических характеристик мощных лазерных диодных структур (с широким контактом) учет эффекта растекания является необходимым. Более актуальным учет эффекта растекания носителей заряда становится для лазерных диодных линеек, представляющих собой набор полосковых контактов на едином полупроводниковом кристалле относительно больших размеров. Ширина полосковых контактов в современных ЛДЛ составляет 100 мкм, а расстояние между ними 20 – 50 мкм. В таких структурах эффект растекания может существенным образом повлиять на формирование потока УЛ, распространяющегося в перпендикулярном оси резонатора направлении, и в силу этого приводить к увеличению порогового тока и снижению мощности генерации.

В настоящее время применительно к лазерным диодным линейкам важной и актуальной задачей является снижение энергопотребления, что обусловлено их применением в переносных и космических системах [41]. Одним из способов снижения потребляемой энергии является определение таких параметров ЛДЛ, при которых величина потоков УЛ минимальна.

Моделирование оптических и мощностных характеристик лазерных диодных линеек проводилось в большом числе работ, например [34–38], но эффект растекания тока и распространение потока УЛ в направлении, перпендикулярном оси резонатора ЛДЛ, мало изучены (можно выделить только одну работу, где при расчетах учитывался эффект растекания, но без процессов УЛ [97], и одну экспериментальную работу [24], где распространение потока УЛ перпендикулярно резонатору ЛДЛ упоминается без детального анализа).

Приведенные обстоятельства делают задачу моделирования мощностных характеристик лазерных диодных линеек с учетом процессов усиленной люминесценции весьма актуальной.

Оценить влияние УЛ на мощность генерируемого излучения Sг можно посредством соотношения [54, с.322]:

h г k Sг s ( j jпор ) r (1.13) kr e и формул (1.1), (1.12) и (1.13). Однако, формула (1.13) не учитывает возможность роста величин потоков усиленной люминесценции. Как было установлено в [31–33], величина потока УЛ может расти в лазерных диодах и после преодоления порогового значения тока инжекции. Применительно к лазерным диодным линейкам развитие потоков усиленной люминесценции при токах накачки, превышающих пороговый уровень, и их влияние на мощность генерации не исследовались ранее. Это обуславливает необходимость разработки метода расчета потоков УЛ при токах накачки, превышающих пороговое значение.

1.3 Дефектообразование в активных слоях лазерных диодов 1.3.1 Дефекты в активных слоях и оптические характеристики лазерных диодных структур Оптические и мощностные характеристики лазерных диодов на основе гетероструктур с наноразмерными активными слоями в значительной степени зависят от качества границ слоев гетероструктуры, образующих квантовые ямы, поскольку они определяют положения энергетических уровней электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне. В свою очередь, положения энергетических уровней определяют спектральные и другие свойства излучения ЛД, см. формулу (1.8). Формирование границ слоев гетероструктуры зависит от методов роста и состава твердого раствора, образующих активный и барьерный слои. Для гетероструктур с активным слоем на основе твердого раствора InxGa1–xAs величина содержания индия x является управляемым параметром в процессе роста и во многом определяет спектральные свойства лазерных диодных структур [98].

Как показано в работе [100] распределение индия в направлении, перпендикулярном плоскости p-n-перехода гетероструктуры, заметно отличатся от необходимого для формирования прямоугольных квантовых ям (см. рисунок 1.8), что обусловлено эффектом сегрегации индия. Однако, распределение индия может быть неравномерным (кластеризованным) и в плоскости p-n-перехода, приводя к таким же изменениям структуры квантовых ям.

На вставке приведена теоретическая диаграмма зоны проводимости Рисунок 1.8 – Профиль распределения атомов Al и In в гетероструктуре InGaAs/GaAs/AlGaAs, полученный с помощью электронной оже спектроскопии [98] В отличие от эффекта сегрегации индия в ходе роста гетероструктуры процессы, которые могут привести к кластеризации индия в твердых растворах InxGa1–xAs, изучены крайне мало (автору известно только одно экспериментальное исследование [99]). Поскольку дефекты кристаллов (например, вакансии атомов галлия и мышьяка) изменяют пространственное положение атомов в первой и даже второй координационных сферах вокруг них [100, с.161], то следует предположить, что дефекты структуры могут оказывать существенное влияние на процесс кластеризации атомов индия.


Возникновение дефектов в гетероструктурах и в активных слоях в частности обусловлено все еще существующим несовершенством технологий роста гетероструктур [39, 40], применением ЭЛ в космических системах причаливания и лазерно-плазменных двигателях [4, 41], использованием ионной имплантации для сдвига длины волны излучения [42, 43].

Дефектообразование в АС создает дополнительные центры рассеяния и безызлучательной рекомбинации [43, 44], что приводит к снижению мощностных и ухудшению оптических характеристик [91], а также к ускоренной деградации лазерных диодных структур [44–46].

Среди точечных дефектов в твердых растворах InGaAs наиболее распространены вакансии атомов галлия и мышьяка. Одним из параметров, характеризующих степень вероятности образования дефекта в кристалле, является энергия формирования. Введение индия в решетку арсенида галлия оказывает заметное влияние на формирование и свойства точечных дефектов [101]. Расчет энергий формирования вакансий галлия и мышьяка в GaAs проведен в ряде работ [102–108], но для твердого раствора InxGa1–xAs теоретические исследования проведены только для величины содержания индия x = 0,5 [104, 107]. Стоит отметить, что твердый раствор In0,5Ga0,5As морфологически существенно отличается от InxGa1–xAs с величиной x 0,3.

Таким образом, актуальной является задача определения величины содержания индия в InxGa1–xAs, которая обеспечивает необходимую для накачки ЭЛ длину волны генерации ЛДЛ (см. раздел 1.2) и при которой энергия формирования вакансий галлия и мышьяка максимальна (минимальна вероятность их образования).

Наряду с указанными выше негативными аспектами наличие дефектов в активном слое ЛД увеличивает вероятность оптических межзонных переходов, поскольку дефекты снимают ограничение на переходы без сохранения волнового вектора электрона (модель без выполнения правил отбора по волновому вектору электрона) [47–50]. В рамках данной модели полагается, что волновые функции одной из зон (например, зоны проводимости) невозмущенны и имеют вид [109, с.172]:

н (r ) u н (r ) exp( jkr ), где uн (r ) – блоховская функция параболической (невозмущенной) зоны, j 1, k – волновой вектор электрона, r – радиус-вектор.

Волновая функция локализованного состояния может быть записана в виде [110, с.170]:

к (r ) л (r ) u к (r ), где л – функция, характеризующая влияние примеси (дефекта), uк (r ) – блоховская функция параболической возмущенной зоны (вблизи которой размещена примесь или дефект).

Схематично влияние локализованного состояния (дефекта или примеси) на волновую функцию возмущенной зоны представлено на рисунке 1.9.

uк (r ) – блоховская функция параболической возмущенной зоны, л – функция, характеризующая влияние примеси (дефекта), к – волновая функция локализованного состояния Рисунок 1.9 – Вид волновой функции возмущенной зоны [109, с.171] Вероятность зона-зонных переходов в таком случае определяется матричным элементом, который имеет вид [109, с.172]:

* * exp( jk r ) d 3r M B M л, M uн (r ) p uк (r) (1.14) л V где p – оператор импульса, uн (r ) p uк (r ) M B – усредненный матричный элемент межзонных переходов, * uк (r ) – блоховская функция параболической возмущенной зоны (вблизи которой размещена примесь).

Волновая функция локализованного состояния (в приближении водородоподобного атома) имеет вид 1s-орбитали [109, с.173]:

л (r ) 1/2a Б 3/2 exp(r / aБ ), (1.15) где aБ – эффективный боровский радиус дефекта в кристалле.

Подставляя волновую функцию (1.15) в соотношение (1.14) для матричного элемента получаем [109, с.174]:

M M B 64aБ (1 aБ k 2 ) 4.

3 Таким образом, боровский радиус примеси (дефекта) оказывает существенное влияние на вероятность оптических межзонных переходов в модели без выполнения правил отбора. При этом увеличение значения боровского радиуса приводит к большей вероятности переходов. Это обусловлено тем, что при большей величине aБ пространственное влияние локализованного состояния становится больше и, тем самым, увеличивается вероятность рекомбинации электрона и дырки (т.е. межзонного перехода).

Боровский радиус зависит от типа дефекта и связан с его энергетическим уровнем в запрещенной зоне полупроводника [51]. Энергетический уровень дефекта в запрещенной зоне InxGa1-xAs так же, как и энергия формирования, зависит от x. Значение боровского радиуса примеси или дефекта входит также в выражение для коэффициента усиления (1.8). Таким образом, для адекватного моделирования мощностных характеристик лазерных диодных линеек с активными слоями InGaAs необходимо проведение исследований, направленных на расчет боровского радиуса дефектов в зависимости от их типа и содержания индия в InGaAs.

1.3.2 Метод кластерного приближения для расчета параметров дефектов В диссертационной работе для расчета структурных и энергетических характеристик точечных дефектов в твердых растворах InGaAs используется метод кластерного приближения [110, 111, с.1853], который достаточно широко применяется для исследования твердотельных структур [110, 112–119]. Данный метод заключается в определении характеристик твердого тела с помощью модельного кластера, который создается путем «вырезания» некоторой части из кристалла. Положения атомов в таком кластере соответствуют таковым в реальном кристалле (см. рисунок 1.10а). В результате формирования модельного кластера на его граничных атомах образуются оборванные химические связи (неспаренные электроны), которые приводят к искажению электронной структуры. Во избежание указанной проблемы оборванные связи на границах кластера замыкаются атомами водорода [110, 112], см. рисунок 1.10б.

a) б) Рисунок 1.10 – Кластер InAs (a) и кластер InAs с атомами водорода, замыкающими оборванные связи (б) Чем больше размер модельного кластера, тем лучше расчетные характеристики соответствуют характеристикам реальных кристаллов, однако при достижении определенного числа атомов изменение характеристик становится незначительным. Принимая во внимание требование достижения надлежащей точности расчетов и тот факт, что время вычислений нелинейно зависит от увеличения количества атомов в кластере, оптимальное число атомов в модельном кластере со структурой решетки цинковой обманки для InAs и GaAs составляет 64 – 70 атомов.

В рамках кластерного приближения вакансии моделируются путем удаления соответствующего атома (например, атома мышьяка при моделировании вакансии мышьяка в GaAs) из узла кристаллической решетки. С целью получения неискаженных результатов расчетов вакансию необходимо формировать в центре модельного кластера. На следующем этапе проводится оптимизация геометрии дефекта в пределах первой координационной сферы.

Расширение пространственной области оптимизации до второй и третьей координационной сферы дает несущественное отличие в результатах (положения оптимизируемых атомов отличаются менее чем на 0,05 ) [118, 119].

Для моделирования характеристик твердых растворов InxGa1–xAs нужное число атомов галлия (соответствующее величине x) в кристаллической решетке GaAs заменяется атомами индия с последующей оптимизацией геометрии.

Проводить расчеты в рамках кластерного приближения можно с использованием программных пакетов квантово-химического моделирования GAMESS [120, 121] и MOPAC 2012 [122, 123]. Вычисления в программном пакете GAMESS проводятся на основе неэмпирического (ab initio) метода самосогласованного поля в представлении молекулярных орбиталей в виде линейной комбинации атомных орбиталей (ССП МО ЛКАО). В пакете квантово-химических расчетов MOPAC 2012 применяется полуэмпирический метод на основе модельного гамильтониана PM7 [124]. Оба программных пакета позволяют определить энергетически наиболее выгодную геометрию дефекта (см. рисунок 1.11а) и распределение электрического заряда (потенциала) в его окрестности. Поскольку в MOPAC 2012 используется полуэмпирический метод (в расчетах учитываются только внешние оболочки атомов), то время вычислений для одинаковых по размерам кластеров в MOPAC существенно меньше, чем в программном пакете GAMESS. При этом рассчитанные в двух пакетах геометрии дефектов отличаются не более чем на 0,1.

Однако, существенным преимуществом использования пакета квантово химического моделирования GAMESS является возможность оценить положение энергетического уровня дефекта в запрещенной зоне полупроводника (см. рисунок 1.11б). Так же следует отметить возможность получения и использования рассчитанных волновых функций в пакете GAMESS. Волновые функции можно применить для расчета вероятности (матричного элемента) оптических переходов между зоной и уровнем дефекта [118], а также для расчета коэффициентов оже-рекомбинации [119].

a) б) На рисунке a) указаны смещения (в ) атомов индия при наличии вакансии относительно их положений в бездефектном кристалле Рисунок 1.11 – Пространственная структура вакансии мышьяка a) [117] и положение уровня вакансии индия б) [119] в InAs Рассчитанные распределения электрического потенциала в окрестности дефекта можно использовать для более точных расчетов эффекта растекания носителей заряда в слоях гетероструктуры при наличии дефектов и, тем самым, более точно рассчитать характеристики потоков усиленной люминесценции.

1.4 Краткие выводы и постановка задач Объектом диссертационных исследований выбраны лазерные диодные линейки на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs. Указанные линейки являются источниками накачки эрбиевых лазеров. Выбор объекта исследований обусловлен расширением сферы применения эрбиевых лазеров в промышленности, медицине, экологии и приборах специального применения.

Анализ литературных данных, касающихся моделирования оптических процессов в полупроводниковых лазерах, позволяет заключить, что эффект растекания носителей заряда в слоях гетероструктуры и процессы усиленной люминесценции могут оказывать существенное влияние на мощностные характеристики лазерных диодных линеек. Несмотря на достаточно большое число публикаций, посвященных моделированию оптических свойств ЛДЛ, практически отсутствуют работы по оценке влияния УЛ (при величинах тока накачки как до, так и выше порогового значения) на мощностные характеристики лазерных диодных линеек.

Исходя из проанализированных работ, посвященных моделированию характеристик эрбиевого лазера, следует, что не был установлен точный вид зависимости пороговой мощности накачки от степени заполнения АЭ ЭЛ излучением при поперечной схеме накачки. Знание данной зависимости важно для целей определения оптимальных геометрических параметров полосковых контактов ЛДЛ, обеспечивающих одновременно и генерацию эрбиевого лазера, и эффективность работы самих лазерных диодных линеек. Актуальность исследования в данном направлении обусловлена все более возрастающими требованиями к снижению энергопотребления ЭЛ, что обусловлено их применением в компактных дальномерах, космических системах причаливания, лазерно-плазменных двигателях и других областях с ограниченными источниками электропитания.

Надежность работы лазерных диодных структур во многом определяется параметрами присутствующих в их активных слоях дефектов. Применительно к твердым растворам, на базе которых создаются ЛДЛ для накачки ЭЛ, оценка вероятностей образования дефектов (вакансий атомов галлия и мышьяка) проводились только для GaAs и In0,5Ga0,5As, и нет работ по исследованию образования указанных дефектов при содержании индия от 0,1 до 0, (величины, обеспечивающие длину волны генерации ЛДЛ, необходимую для эффективной накачки ЭЛ). Учитывая все еще существующие недостатки роста гетероструктур, а также возможность использования лазерных диодных линеек, входящих в блоки накачки эрбиевых лазеров, в космосе, исследование дефектообразования в твердых растворах InGaAs является актуальной и важной задачей.

Таким образом, была поставлена цель: оптимизация структурных и геометрических параметров лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs для повышения надежности их работы, улучшения мощностных характеристик и снижения энергопотребления эрбиевых лазеров при поперечной схеме накачки излучением лазерных диодных линеек.

Для достижения поставленной цели необходимо решить следующие задачи:

1. Рассчитать коэффициенты потерь для потоков усиленной люминесценции в лазерных диодных линейках при различных конфигурациях полосковых контактов и параметрах гетероструктуры.

2. Разработать метод расчета потоков усиленной люминесценции по экспериментальным спектрам излучения, измеренным в относительных единицах, при величинах тока накачки, превышающих пороговое значение.

3. Оценить влияние вакансий атомов галлия и мышьяка и примесных атомов кремния на мощностные характеристики лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs, а также на параметры распределения атомов индия в активных слоях указанных гетероструктур.

4. Установить зависимость пороговой мощности накачки эрбиевого лазера от степени заполнения активного элемента излучением лазерных диодных линеек при поперечной схеме накачки.

5. Определить условия минимизации потоков усиленной люминесценции в лазерных диодных линейках.

ГЛАВА УСИЛЕННАЯ ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ В МОЩНЫХ ЛДЛ НА ОСНОВЕ ГЕТЕРОСТРУКТУР InGaAs/AlGaAs Процессы рекомбинации, индуцируемые усиленной люминесценцией, наряду с излучательной и безызлучательной рекомбинацией являются процессами, определяющими величину порогового тока накачки инжекционных лазеров. Исследование указанных процессов является необходимым для поиска путей снижения потребления электрической энергии лазерных диодных линеек. Настоящая глава посвящена исследованию процессов усиленной люминесценции в лазерных диодных линейках на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs при величинах тока накачки до и выше порогового значения.

2.1 Коэффициенты потерь усиленной люминесценции для лазерных диодных линеек Для одиночных лазерных диодов (с одним полосковым контактом) в работах [25–28, 88, 90] было показано, что потоки усиленной люминесценции можно анализировать путем введения коэффициента потерь усиленной люминесценции УЛ, определяемого из условия баланса между испусканием, усилением и поглощением излучения (см. раздел 1.2). Величина УЛ зависит от многих факторов, в частности, от состава активного слоя, геометрии лазерной структуры, уровня возбуждения и т.п. Поэтому, в отличие от коэффициента потерь для излучения генерации, нахождение значения УЛ представляет собой достаточно сложную задачу для большинства практически важных случаев.

В настоящем разделе характеристики усиленной люминесценции исследуются применительно к параметрам лазерных диодных линеек (длина волны генерации 940–950 нм), тип гетероструктуры которых приведен в разделе 1.1. Активный слой гетероструктуры состоит из двух наноразмерных слоев In0,11Ga0,89As (см. рисунок 2.1а). Для такого рода лазерных диодных линеек типичная длина резонатора, образованного сколотыми гранями гетероструктуры ЛДЛ и нанесенными на них отражающими покрытиями, составляет L = 800 мкм, общая ширина ЛДЛ равна WЛДЛ = 10 мм (см. рисунок 2.1б). Во всей ЛДЛ количество полосковых контактов шириной w = 100 мкм и расстоянием между соседними полосками a = 30 мкм составляет 75.

1 – активный слой InGaAs, 2 – барьерные слои GaAs, 3 – волноводные и контактные слои AlGaAs, 4 – полосковые контакты, 5 – области излучения генерации, a – участок активного слоя между соседними полосковыми контактами Рисунок 2.1 – Схематичное представление гетероструктуры ЛДЛ (а) и распространения потоков УЛ в АС ЛДЛ (б) Процесс распространения потоков УЛ в активном слое лазерной диодной линейки можно анализировать на базе системы уравнений переноса излучения [30, 90, 92–95, 96, с.86] (см. раздел 1.2):

1 S y, ( x, y ) [g ( x, y ) ]S y, ( x, y ) aспWсп, ( x, y ), b ( x, y ) y (2.1) S x, ( x, y ) 1 [g ( x, y ) ]S x, ( x, y ) aспWсп, ( x, y ), b ( x, y ) x где S x, ( x, y ) и S y, ( x, y ) – спектральные плотности потоков УЛ на частоте в точке ( x, y ) активного слоя ЛДЛ (см. рисунок 2.1б), распространяющиеся в положительном и отрицательном направлениях осей Ox (перпендикулярно резонатору ЛДЛ) и Oy (параллельно резонатору ЛДЛ) соответственно, b( x, y ) – параметр усреднения потоков УЛ в пределах некоторого телесного угла (с достаточной степенью точности можно принять b( x, y ) 1 [90]), aсп = 0,1 – параметр, характеризующий вклад спонтанного испускания в потоки усиленной люминесценции S x, ( x, y ) и S y, ( x, y ), рассчитанный в соответствии с методикой, изложенной в [96], 1000 м1 – коэффициент внутренних оптических потерь для излучения в активном слое ЛДЛ.

Граничные условия, учитывающие геометрию ЛДЛ, для системы уравнений (2.1) имеют вид:

S y, ( x,0) R1S y, ( x,0), S y, ( x, L) R2 S y, ( x, L), (2.2) S x, (0, y ) R3 S x, (0, y ), S x, (WЛДЛ, y ) R4 S x, (WЛДЛ, y ), где R1 = 0,95 – коэффициент отражения глухого зеркала, R2 = 0,12 – коэффициент отражения выходного зеркала, R3 = R4 = 0,35 – коэффициенты отражения боковых граней ЛДЛ.

Взаимодействие потоков УЛ, распространяющихся во взаимно перпендикулярных направлениях и с различными частотами, учитывается с помощью соотношения, связывающего концентрацию неравновесных носителей заряда в активном слое ЛДЛ N ( x, y ) со скоростями излучательной и безызлучательной рекомбинации [35]:

2 N ( x, y ) J ( x, y ) BN 2 ( x, y ) CN 3 ( x, y ) RУЛ ( x, y ), D (2.3) x 2d e где D = 30 см2/с – коэффициент диффузии носителей заряда в АС ЛДЛ [35], J ( x, y ) – функция пространственного распределения плотности тока инжекции в АС ЛДЛ, d = 5,3 нм – ширина квантовой ямы, B 1,4 1016 м3/с [35], C 5,0 1042 м6/с [35].

Скорость рекомбинации, индуцируемой УЛ, определяется выражением, аналогичным формуле (1.13):

12 RУЛ ( x, y ) g ( x, y )[S y, ( x, y) S y, ( x, y) S x, ( x, y) S x, ( x, y)]d (h), (2.4) h где = 0,011 – фактор оптического ограничения, рассчитанный на основании работы [50, с.76], 1 и 2 – граничные частоты спектрального интервала, в пределах которого коэффициент усиления положителен.

Как было показано в разделе 1.2, для описания оптических характеристик реальных полупроводниковых лазерных структур на основе твердых растворов InGaAs следует использовать модель оптических переходов без выполнения правил отбора по волновому вектору. Поэтому расчет спектрального коэффициента усиления g (h) g для каждой точки ( x, y ) активного слоя ЛДЛ проводился в рамках указанной модели по формуле [50, с.69]:

32e 2 aБ 3 mc mhh k Б T M H (h ( E g h Eci Ehi )) g 0 m0 h 3c n0 d h i F Eg Eci E Fh 1 exp e 1 exp hi (2.5) h F k БT k БT, exp ln k T h Fh Eg Eci 1 exp h Ehi Fe 1 exp Б k БT k БT где aБ = 17,0·10–10 м – боровский радиус примеси [50, с.71], mc = 0,0626 m 0 – эффективная масса электрона в InGaAs [65, с.79, таблица III], mhh = 0,358 m0 – эффективная масса тяжелой дырки в InGaAs [65, с.79, таблица III], T = 293 K – температура окружающей среды, M 2 = 2,05·10–48 кг 2м2/с2 – квадрат матричного элемента межзонных оптических переходов в InGaAs [65, с.49, таблица II], Eg = 1,253 эВ – ширина запрещенной зоны активного слоя InGaAs для исследуемой ЛДЛ [65, c.79, таблица III], Есi – уровень энергии электронов в квантовой яме, Ehi – уровень энергии тяжелой дырки в квантовой яме, i – порядковый номер уровня энергии в квантовой яме.

Уровни энергии электронов Есi и дырок Ehi в квантовой яме определялись по методике, описанной в [124], учитывая значения разрывов энергетических зон в квантовых ямах Ec 0,64 Eg и Eh 0,36 Eg на границе слоев InGaAs–GaAs [125].

Уровень Ферми Fe находился из решения уравнения для концентрации электронов [50, с.63]:

F E ci mc kБT ln 1 exp e N ( x, y ), (2.6) k T Б d i Уровень Ферми для дырок Fh определялся из условия равенства концентраций электронов и дырок в квазистационарном режиме [50, с.63]:

E F F E h ci mhh ln 1 exp vi mc ln 1 exp e.



Pages:   || 2 | 3 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.