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:     | 1 || 3 |

«Государственное научное учреждение «ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ИМЕНИ Б.И. СТЕПАНОВА НАЦИОНАЛЬНОЙ АКАДЕМИИ НАУК БЕЛАРУСИ» На правах рукописи УДК ...»

-- [ Страница 2 ] --

(2.7) k T k T Б Б i i Значение объемной спектральной мощности спонтанного испускания в каждой точке АС ЛДЛ рассчитывалось на основе универсального соотношения между спектрами спонтанного испускания и усиления [57, с.102]:

n0 ( h) 3 h F g ( h).

Wсп h 2 2 3 1 exp (2.8) c k БT Взаимосвязанные уравнения (2.1) – (2.8) представляют собой полную систему уравнений, определяющую пространственное распределение потоков УЛ S x, ( x, y ) и S y, ( x, y ) в активном слое лазерной диодной линейки. Для численного решения системы уравнений (2.1) – (2.8) активная область ЛДЛ разбивалась на прямоугольные элементы с постоянным шагом вдоль осей Oх и Oy x y 1 мкм;

уменьшение шага разбиения не приводило к изменению результатов. Вычисления потоков УЛ S x, ( x, y ) и S y, ( x, y ) проводились в базовых точках активной области ЛДЛ xm m x и y j j y, где m 0, M 1, M = 1 + WЛДД /x, j 0, N 1, N = 1 + L /y. Решение уравнения (2.3) относительно N(xm, yj) для выделенной j-ой строки находилось методом релаксации [126, c.955]. Каждое из уравнений системы (2.1) решалось методом Рунге-Кутта 4-ого порядка [126, c.907]. Итерационная процедура поиска решения системы уравнений (2.1) – (2.8) начиналась с расчёта распределения концентрации неравновесных носителей заряда N(xm, yj) из уравнения (2.3) в отсутствии УЛ ( RУЛ ( x, y ) 0 ). Используя численные значения N(xm, yj), с помощью уравнений (2.5) и (2.6) определялись пространственные распределения значений уровней Ферми Fe(xm, yj) и Fh(xm, yj). Рассчитанные величины Fe(xm, yj) и Fh(xm, yj) позволили определить g ( xm, y j ) и Wсп, ( xm, y j ) для каждой (m, j)-точки активного слоя. За начало распространения потоков УЛ S y, ( x, y ) и S x, ( x, y ) принимались грани с коэффициентами отражения R1 и R соответственно (см. рисунок 2.1). После каждого шага распространения потока УЛ вдоль осей Oy и Ox для рассматриваемой j-ой строки (m-ого столбца) пересчитывались значения N(xm, yj), g ( xm, y j ) и Wсп, ( xm, y j ), которые использовались на следующем шаге распространения потоков УЛ (так называемая CSM-модель связывания параметров [127]). По достижении потоками S y, ( x, y ) и S x, ( x, y ) граней с коэффициентами R2 и R соответственно происходило отражение и распространение потоков S y, ( x, y ) и S x, ( x, y ) в обратных направлениях. Далее, по достижении потоками S y, ( x, y ) и S x, ( x, y ) граней с коэффициентами отражения R 1 и R3, происходило последующее отражение и так далее. Итерационная процедура продолжалась до тех пор, пока относительное изменение потока усиленной люминесценции в каждой точке (m, j), по сравнению с предыдущей итерацией, не становилось меньше заданной величины 0,01 %.

Плотность тока в уравнении (2.3) имеет вид ступенчатой функции в направлении оси Ox (отсутствие растекания носителей заряда в слоях гетероструктуры) и равномерна в направлении оси Oy. Все расчеты проводились при величинах тока инжекции, не превышающих порогового значения Iпор = 31 А для ЛДЛ с коэффициентом отражения выходного зеркала равным 0,12.

Для определения коэффициентов потерь x и y для потоков УЛ, распространяющихся вдоль осей Ox и Oy соответственно, можно использовать соотношения [57, с.375]:

W сп, W сп, S x,, S y,, (2.9) x g y g где S x, – сумма потоков УЛ, распространяющихся в положительном и отрицательном направлениях оси Ox и усредненные по участкам активной области ЛДЛ, в которых коэффициент усиления положителен, S y, – сумма потоков УЛ, распространяющихся в положительном и отрицательном направлениях оси Oy и усредненные по участкам активной области ЛДЛ, в которых коэффициент усиления положителен, W сп, и g – объемная спектральная мощность спонтанного испускания и спектральный коэффициент усиления, усредненные по участкам активной области ЛДЛ с положительным коэффициентом усиления.

Результаты численных расчетов зависимостей коэффициентов потерь x и y для потоков усиленной люминесценции, распространяющихся вдоль осей Ox и Oy соответственно, от длины волны излучения представлены на рисунке 2.2 для двух значений тока инжекции. Когда ток I1 Iпор, коэффициент потерь x при всех значениях длины волны меньше y приблизительно на 10 – 20 %. С увеличением уровня возбуждения лазерной диодной линейки до I 2 I пор спектр усиления, а, следовательно, и спектральный интервал для коэффициентов потерь усиленной люминесценции значительно расширяется. При этом с продвижением в область коротких длин волн (большие значения h) величина коэффициента потерь x быстро возрастает и в точке А сравнивается со значением y, а затем начинает превышать y. Такое поведение x ( h ) объясняется следующим образом. При всех уровнях возбуждения ( g 0 ) в области больших значений длины волны излучения лучшие условия создаются для развития потока усиленной люминесценции вдоль оси Ox (по сравнению с распространением потока УЛ вдоль оси Oy) вследствие многократного усиления излучения, распространяющегося вдоль оси Ox в областях активного слоя, находящихся под полосковыми контактами. В области больших значений увеличение уровня возбуждения ведет к быстрому расширению спектра усиления и уменьшению потерь для потока УЛ, распространяющегося вдоль оси резонатора лазерной диодной линейки (т.е. вдоль оси Oy).

x, y, см- A г, нм 920 925 930 935 1 – x при токе инжекции I1 = 17,5 А, 2 – x при токе инжекции I2 = 28,7 А, 3 – y при токе I1, 4 – y при токе I Рисунок 2.2 – Спектральная зависимость коэффициентов потерь усиленной люминесценции Зависимости усредненных по частоте коэффициентов потерь x и y от тока инжекции ЛДЛ приведены на рисунке 2.3. Рост x с увеличением тока инжекции обусловлен развитием более интенсивных потоков УЛ, распространяющихся по оси резонатора ЛДЛ, который ухудшает условия для распространения потока УЛ вдоль оси Ox в силу их взаимного влияния на концентрацию носителей заряда в АС ЛДЛ.

Данные, представленные на рисунках 2.2 и 2.3, относятся к ЛДЛ с фиксированными размерами (L = 800 мкм, WЛДЛ = 10 мм). В работах [25, 91, с.111, 92] показано, что коэффициент потерь УЛ для одиночного лазерного диода обратно пропорционален корню квадратному от площади активного слоя s с коэффициентом пропорциональности 3 – 5: УЛ s. Ширина активного слоя современных ЛДЛ, как правило, имеет стандартное значение мм, но длина резонатора L может изменяться в довольно больших пределах, вплоть до 1500 и более микрометров.

x, y, см- 15 18 21 I, А 1 – x, 2 – y Рисунок 2.3 – Зависимости усредненных по частоте коэффициентов потерь усиленной люминесценции от тока инжекции На рисунке 2.4 приведены зависимости величин x и y от 1 L WЛДЛ при уровне накачки ЛДЛ, близком к порогу генерации. Рассчитанные кривые x (1 L WЛДЛ ) и y (1 L WЛДЛ ) с достаточно высокой точностью аппроксимируются прямыми с коэффициентами, равными 2,6 и 31 для коэффициентов x и y соответственно.

Коэффициент потерь для потоков УЛ, как и коэффициент полных потерь для излучения генерации, зависит от внутренних оптических потерь. На рисунке 2.5 представлены результаты расчета величин потоков УЛ, усредненных по частоте и распространяющихся вдоль и перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ, в зависимости от коэффициента внутренних оптических потерь.

x, y, см- 3.2 3.4 3.6 3.8 4.0 4.2 4., см- 1 L WЛДЛ 1 – x, 2 – y Рисунок 2.4 – Зависимости коэффициентов потерь усиленной люминесценции от площади лазерной диодной линейки Sx, 1010 Вт/м Sy, 1010 Вт/м 2. 1. 1., м- 1. 100 200 300 400 500 600 700 800 900, м- 100 200 300 400 500 600 700 800 900 Рисунок 2.5 – Зависимости интегральных по частоте потоков УЛ от коэффициента внутренних оптических потерь Значение внутренних оптических потерь более критично для потока, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ (чем меньше величина, тем меньше поглощение в пассивных областях ЛДЛ), чем для потока УЛ вдоль Oy. Поэтому для малых значений внутренних оптических потерь (менее 200 м–1) величина потока УЛ резко возрастает и приводит к уменьшению потока УЛ, распространяющегося вдоль оси резонатора ЛДЛ.

Таким образом, увеличение значения приводит к подавлению потоков УЛ, что следует рассматривать как положительный эффект для снижения энергопотребления. Однако, рост внутренних оптических потерь сопровождается увеличением порогового тока генерации. На рисунке 2. приведены результаты расчетов зависимостей потоков УЛ и порогового тока от внутренних оптических потерь. Пороговый ток рассчитан без учета влияния потоков усиленной люминесценции на основании формулы [91, с.98]:

I пор I 0 1kпот, где I0 = 8,48 А [52], = 1,09 А–1·см–1 – коэффициент пропорциональности [52].

Sx+Sy, 1010 Вт/м2 Iпор, A 12 10 1 8 6 4 2 100 200 300 400 500 600 700 800 900 -, м 1 – Sx+Sy, 2 – пороговый ток Рисунок 2.6 – Потоки УЛ и порог генерации ЛДЛ в зависимости от внутренних оптических потерь Как следует из рисунка, попытка снижения порогового тока за счет уменьшения внутренних оптических потерь может привести к его росту за счет увеличения потоков УЛ. Учитывая вышесказанное, можно предположить, что существует оптимальное значение величины внутренних оптических потерь АС ЛДЛ. Но подбор заданного значения сопряжен в настоящее время со сложностями технологического роста гетероструктур.

Использованное в настоящем разделе предположение о формировании в активном слое лазерных диодных линеек на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs потока усиленной люминесценции, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора, отчасти подтверждается экспериментально наблюдаемым угловым распределением излучения, выходящего из боковой грани ЛДЛ (см. рисунок 2.7).

Интенсивность, отн.ед.

1. В сторону В сторону выходного зеркала глухого зеркала 0. 0. 0. 0. 0. -15 -10 -5 0 5 10, град R2 = 45 % (сплошная линия), R2 = 20% (штриховая линия), R2 = 7,5% (пунктирная линия) Рисунок 2.7 – Диаграмма направленности излучения, выходящего из боковой грани ЛДЛ в плоскости p-n-перехода, для различных величин коэффициента R2 [1–А*] Объяснить неравномерное угловое распределение УЛ можно следующим образом. При малых значениях коэффициента отражения выходного зеркала R (7,5 – 15 %) значения величин интегральных по частоте потоков УЛ S y и S y в области ЛДЛ вблизи глухого зеркала (см. рисунок 2.1б) существенно меньше чем для R2 20 %. Поэтому условия для распространения потоков S x и S x в области вблизи глухого зеркала ЛДЛ лучше для малых величин коэффициента отражения выходного зеркала, чем для больших R2. Следовательно, пик на угловой диаграмме распределения излучения вблизи глухого зеркала более интенсивный для ЛДЛ с R2 = 7,5 %, чем для лазерных диодных линеек с коэффициентом отражения выходного зеркала ЛДЛ, равным 45 %.

* Примечание – эксперименты выполнены М.А. Щемелевым (БГУ) 2.2 Эффект растекания носителей заряда и выходные характеристики лазерных диодных линеек Представленная в предыдущем разделе методика расчета параметров УЛ не включает в себя эффект растекания носителей заряда в слоях гетероструктуры ЛДЛ. Как показано в разделе 1.2, данный эффект может иметь существенное значение для оптических и мощностных характеристик лазерных диодных линеек. Математически эффект растекания носителей учитывается посредством включения функции пространственного распределения плотности тока инжекции в уравнение (2.3). При этом функция плотности тока является не ступенчатой вдоль оси Ox (как для случая без эффекта растекания), а задается выражениями (1.14) – (1.15), которые можно привести к виду:

wseI t 1 wseI t 4kБT 4k БTL )( x w )]. (2.10) 1)2 ] exp[ ( J ( x) [ ( w se 4k БTL w Распределение плотности тока инжекции вдоль оси Oy по-прежнему полагается независимым от координаты y. Параметры для расчета плотности тока инжекции с учетом растекания приведены в таблице 2.1.

Основным физическим следствием эффекта растекания является увеличение концентрации неравновесных носителей заряда в пассивных областях активного слоя, располагающихся в промежутках между соседними полосковыми контактами. Одновременно уменьшается концентрация неравновесных носителей заряда в областях активного слоя, находящихся непосредственно под полосковыми контактами, см. рисунок 2.8.

Таблица 2.1 – Толщины и соответствующие удельные сопротивления слоев гетероструктуры исследуемых ЛДЛ Параметр Значение Толщина контактного слоя (d1) 0,35 мкм Толщина эмиттера (d2) 1,73 мкм Толщина волновода (d3) 0,2 мкм 2,0·10–4 Ом·м Удельное сопротивление контактного слоя GaAs (1) 1,0·10–3 Ом·м Удельное сопротивление эмиттера Al 0,29Ga0,71As (2) 0,7·10–2 Ом·м Удельное сопротивление волновода Al0,26Ga0,74As (3) N, 1018 см- w a 3 1 3 N пр 2 A A 1 B B 100 150 200 250 x, мкм 1 – расчет без учета растекания носителей заряда, 2 – расчет с учетом растекания, 3 – полосковые контакты;

А – концентрация носителей в середине пассивной области ЛДЛ, рассчитанная с учетом эффекта растекания, B – концентрация носителей в середине пассивной области ЛДЛ, рассчитанная без учета растекания Рисунок 2.8 – Распределение концентрации носителей заряда вдоль оси Ox в активном слое ЛДЛ, рассчитанное при токе инжекции 27 А При токе инжекции I = 27 А, близком к пороговому значению, и факторе = 0,75 концентрация неравновесных носителей (точка А на рисунке 2.8) между соседними контактными полосками NA, рассчитанная с учетом растекания, почти на порядок превышает концентрацию неравновесных носителей, рассчитанную без учета растекания (точка В на рисунке 2.8).

Ненулевое значение концентрации в точке В обусловлено диффузией носителей заряда.

Вблизи порога генерации исследуемых ЛДЛ значение NA практически достигает концентрации прозрачности N пр 2,74 1018 см-3. Рост концентрации NA до уровня N пр приводит к значительному улучшению условий для распространения интегрального по частоте потока УЛ Sx вдоль оси Ox.

Значения потоков Sx при токе инжекции 27 А, рассчитанные без учета и с учетом растекания инжектируемых носителей заряда, различаются почти в три раза – 7,4109 Вт/м2 и 2,31010 Вт/м2 соответственно. Величина интегрального по частоте потока УЛ Sy, распространяющегося вдоль оси Oy, в меньшей степени зависит от эффекта растекания – 3,81010 Вт/м2 (без учета) и 1,91010 Вт/м2 (с учетом растекания). Такое изменение величины потока Sy объясняется уменьшением концентрации неравновесных носителей заряда в областях активного слоя под полосковыми контактами вследствие воздействия эффекта растекания и рекомбинации, индуцируемой потоком Sx. Следует также отметить, что использование при расчетах коэффициента отражения боковых граней 0,05 (соответствующего матированным граням) вместо 0,35 приводит к 1 %-му увеличению величины потока Sy и 15 %-му уменьшению потока УЛ, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ.

На рисунке 2.9 представлены результаты расчета коэффициентов потерь x, y, см- 15 20 25 I, А 1 – x (1, 3) и y (2, 4) от тока инжекции I с учетом (сплошные) и без учета (штриховые линии) растекания носителей заряда в области контактного и волноводного слоя гетероструктуры ЛДЛ Рисунок 2.9 – Зависимости усредненных по частоте коэффициентов потерь усиленной люминесценции от тока инжекции для потоков УЛ, рассчитанных на основании уравнений (2.1) – (2.9) без учета и с учетом эффекта растекания. Из представленных данных видно, что с учетом растекания носителей заряда получаемые значения коэффициента потерь для потока УЛ, распространяющегося вдоль оси Ox, почти на порядок меньше соответствующих значений x, рассчитываемых без учета эффекта растекания.

Кроме того, при учете растекания величина x слабо зависит от тока I, что объясняется уменьшением степени влияния поглощающих участков активного слоя между соседними полосковыми контактами. Как и следовало ожидать, влияние растекания носителей заряда в области контактного и волноводного слоя гетероструктуры ЛДЛ в гораздо меньшей степени сказывается на изменении усиления потока люминесценции вдоль оси Oу, поэтому различие между кривыми 2 и 4 (рисунок 2.9) не велико.

Поскольку растекание носителей заряда имеет заметное влияние на поток УЛ вдоль оси Ox, то помимо прямого влияния на коэффициент усиления (посредством изменения концентрации носителей) он имеет и опосредованное влияние, обусловленное нелинейной связью коэффициента усиления и потоков УЛ [128, 54, с.228]. Нелинейная зависимость интегрального по частоте коэффициента усиления от величины потока УЛ S x приведена на рисунке 2.10.

Невозмущенный коэффициент усиления g0 рассчитывался без учета УЛ.

(g0 / g) - 1. 0. 1 0. 0. 0. 0. 0 1 2 3 4 5 6 3 Sx, 10 кВт/см 1 – расчет без учета растекания носителей заряда, 2 – расчет с учетом растекания носителей заряда Рисунок 2.10 – Зависимость коэффициента усиления от величины потока усиленной люминесценции, распространяющегося вдоль оси Ox На кривой 1 отображена зависимость коэффициента усиления g, рассчитанного без учета эффекта растекания носителей заряда. Данная зависимость достаточно точно описывается формулой:

g, (2.11) g 1 S x где коэффициент нелинейности 3,1 10 11 м2/Вт. Учет эффекта растекания приводит к зависимости, иллюстрируемой кривой 2 на рисунке 2.10, и описывается широко используемой формулой:

g g, (2.12) 1 S x где коэффициент нелинейности 1,3 10 11 м2/Вт.

Роль усиленной люминесценции с учетом эффекта растекания носителей заряда в процессах генерации мощных линеек лазерных диодов определялась с использованием системы скоростных уравнений вида [35, 68]:

dSг, dt Vg [(g k пот ) Sг, aгWсп, ], dS x, dt Vg [(g x, ) S x, aспWсп, ], (2.13) dS y, V [(g ) S a W ], g y, y, сп сп, dt dN J BN 2 CN 3 RУЛ Rг, dt 2 de где aг = 8,0 104 – вклад спонтанного излучения в поток генерации.

Коэффициенты потерь для потоков усиленной люминесценции, распространяющихся вдоль осей Oх ( x, ) и Oу ( y, ), рассчитывались методом, описанным в разделе 2.1 с учетом распределения тока (2.10).

В качестве плотности тока инжекции J бралось значение плотности тока для области под полосковым контактом. Скорости рекомбинаций, обусловленных усиленной люминесценцией и генерацией, рассчитывались по формулам [89]:

N RУЛ g [ S x, S y, ]d (h), h (2.14) N Rг g Sг, d ( h), h где 1 и N – граничные частоты спектрального интервала, в котором коэффициент усиления больше нуля для данного уровня инжекции.

Для определения влияния эффекта растекания на характеристики потоков УЛ моделирование оптических свойств ЛДЛ проводилось без учета и с учетом эффекта растекания носителей заряда в области контактного и волноводного слоев гетероструктуры. На основе уравнений (2.13) – (2.14) были рассчитаны зависимости мощности генерации от времени для исследуемых ЛДЛ (см.

рисунок 2.11). Как следует из рисунка, на кривой, полученной при токе инжекции I0 = 30,5 А без учета эффекта растекания (кривая 1), отчетливо выделяется пороговый пик генерации М. При тех же исходных параметрах учет эффекта растекания приводит к увеличению порогового тока и, как следствие, на соответствующей кривой зависимости мощности генерации от времени (кривая 2) отсутствует пик генерации.

1 – расчет без учета растекания носителей заряда в слоях гетероструктуры ЛДЛ, 2 – расчет с учетом растекания носителей заряда Рисунок 2.11 – Зависимости потока генерации от времени, рассчитанные при = 0,75 и I = 30,5 А Значение порогового тока I1, рассчитанного с учетом эффекта растекания, на 2 % превышает пороговый ток инжекции, рассчитанный без учета растекания I0.

Учет потока УЛ, распространяющегося только вдоль направления Oy, приводит к тому, что порог генерации возрастает на 4,2 % (ср. значения токов I и I2, где I2 – пороговый ток, рассчитанный с учетом потока Sy). При включении в рассмотрение потока Sx (дополнительно к потоку Sy) пороговый ток ЛДЛ I возрастает на 6,2 % относительно I0. Степень влияния УЛ на порог генерации зависит от величины фактора заполнения излучением. В целом, формируемые в АС ЛДЛ потоки УЛ при величине фактора заполнения 0,75 и более могут приводить к росту величины порогового тока на 11 % для ЛДЛ. Полученные значения рассчитаны для величины внутренних оптических потерь 1000 м–1.

Как было отмечено выше, при меньших значениях следует ожидать более значимого увеличения порогового тока вследствие эффекта растекания и влияния потоков УЛ.

Так, вклад рекомбинации, индуцируемой потоками усиленной люминесценции, в величину плотности порогового тока под одним полосковым контактом для гетероструктуры ЛДЛ с = 50 м–1 составляет 15 %. При этом вклад излучательной рекомбинации в пороговый ток равен 75 %, вклад безызлучательной рекомбинации – 10 %. Как следует из полученных данных, влияние УЛ на пороговый ток в 1,5 раза больше, чем влияние безызлучательной оже-рекомбинации. Таким образом, рекомбинация, индуцируемая усиленной люминесценцией, – основной негативный процесс, влияющий на пороговый ток генерации лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs.

Еще одним параметром, влияющим на развитие потоков усиленной люминесценции и ее долю в пороговом токе, является коэффициент отражения выходного зеркала [52], который напрямую влияет на поток УЛ, распространяющийся вдоль оси резонатора, и опосредовано (посредством взаимосвязи потоков УЛ) на поток УЛ, распространяющийся перпендикулярно оси резонатора лазерной диодной линейки. С ростом коэффициента отражения выходного зеркала величина потока УЛ, распространяющийся вдоль оси резонатора, растет, при этом величина потока усиленной люминесценции, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора лазерной диодной линейки, уменьшается.

Следует также отметить, что потери, связанные с рекомбинацией, индуцируемой УЛ, могут возрастать и после преодоления порога генерации [31–33], главным образом, вследствие роста потока УЛ, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора лазерной диодной линейки 2.3 Усиленная люминесценция в лазерных диодных линейках при уровнях накачки, превышающих пороговое значение В разделах 2.1 и 2.2 величины коэффициентов потерь усиленной люминесценции x и y определены при токах накачки, не превышающих пороговое значение Iпор. Однако, согласно результатам [31–33], интегральная по спектру величина потока УЛ, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ, может расти и при токах накачки, превышающих Iпор. Такой рост значения потока Sx обусловлен, главным образом, уменьшением коэффициента потерь x для ЛДЛ с возрастанием I Iпор, что объясняется увеличением концентрации неравновесных носителей заряда в пассивных областях ЛДЛ вследствие эффекта растекания тока в слоях гетероструктуры (см. раздел 2.2). Для более точного определения влияния потоков усиленной люминесценции на мощностные характеристики ЛДЛ предпочтительно получить экспериментальные значения коэффициентов потерь x, и y,. Для определения экспериментальных значений x, и y, были зарегистрированы* спектры излучения, выходящего из передней и боковой грани ЛДЛ, при токах накачки I I пор.

На первом этапе для проверки результатов расчетов x, и y, по методике, описанной в разделе 2.1, исследованы полученные М.А. Щемелевым (БГУ) экспериментальные спектры излучения, выходящего из боковой Px() и передней Py() граней резонатора InGaAs/AlGaAs гетероструктуры лазерных диодных линеек с коэффициентом отражения R2 = 45 %, коэффициентом внутренних оптических потерь в активном слое ЛДЛ = 50 м–1 при пороговом токе инжекции Iпор = 12,5 А (см. рисунок 2.12). Кривой 3 на рисунке 2. представлен спектральный коэффициент усиления g, рассчитанный для области под полосковым контактом исследуемой лазерной диодной линейки по формуле (2.5). Кривая 4 – спектр мощности спонтанного испускания Wсп h, рассчитанный с использованием спектрального коэффициента усиления по формуле (2.8).

Некоторое различие кривых 4 и 1 (рисунок 2.12) в коротковолновой части спектра обусловлено поглощением излучения в пассивных областях лазерной диодной линейки. Различие в длинноволновой части спектра обусловлено усилением спонтанного излучения (см. ниже).

Из анализа кривых 1, 2 и 3 рисунка 2.12 следует, что области спектров в окрестностях максимумов В1 и А, попадающие в пределы g h 0, формируются спектральными потоками усиленной люминесценции S x, и S y,, распространяющимися вдоль осей Ox и Oу соответственно. В стационарном случае величины S x, и S y, при пороговых уровнях накачки можно определить с помощью системы уравнений [35, 90]:

aспWсп, (g x, ) S x,, aспWсп, (g y, ) S y,, (2.15) J пор 2 BN CN g ( S x, S y, )d (h), 2d e 1 h * Примечание – экспериментальные данные получены М.А. Щемелевым (БГУ) где Jпор – плотность порогового тока накачки в области под полосковым контактом, – фактор, учитывающий растекание носителей заряда в слоях гетероструктуры, равный 0,88 для исследуемых ЛДЛ.

Интенсивность, отн. ед. A B 1 г, нм 880 900 920 940 5. - g(), см 1 – излучение, выходящее из боковой грани ЛДЛ Px (), 2 – излучение, выходящее из передней грани Py (), 3 – расчетная зависимость g, 4 – расчетная зависимость Wсп, 5 – расчетный спектральный поток УЛ S x,, 6 – расчетный спектральный поток S y, Рисунок 2.12 – Экспериментальные спектры излучения ЛДЛ с R2 = 45 %, при пороговом уровне накачки Iпор = 12,5 А Путем совместного подбора значений коэффициентов x, и y, в (2.15) положения максимумов и формы спектров потоков S x, (кривая 5) и S y, (кривая 6) в пределах полосы усиления приводились в соответствие с экспериментальными кривыми 1 и 2 на рисунке 2.12. Установлено, что наилучшее согласование экспериментальных и расчетных данных достигается, когда коэффициенты потерь x, и y, близки к величинам, полученным для исследуемой ЛДЛ по методике, описанной в разделах 2.1 и 2.2 (см. рисунок 2.13). Данный факт служит дополнительным подтверждением высказанного выше предположения о природе полос с максимумами В1 и А.

Как следует из рисунка 2.13, при расчете величин потоков УЛ для порогового уровня накачки на основе системы (2.13) вместо спектральных распределений x, и y, почти на всем спектральном диапазоне усиления можно использовать одно значение для всех частот с достаточно высокой степенью точностью.

Спектральные зависимости, аналогичные зависимостям, представленным на рисунках 2.12 и 2.13 для варианта R2 = 45 %, были получены также и для лазерных диодных линеек с R2 = 7,5;

15;

20 и 30 %.

-, см x, - y,, см, нм 920 930 940 950, нм 920 930 940 950 Сплошная линия – результаты, полученные из экспериментальных данных;

пунктирная линия – результаты расчетов на основе [1–A].

На вставке приведено спектральное распределение y, Рисунок 2.13 – Спектральное распределение x, в пороге генерации для ЛДЛ с коэффициентом отражения выходного зеркала R2 = 45 % С увеличением тока инжекции I Iпор максимум спектра потока УЛ, выходящего из боковой грани исследуемых ЛДЛ, смещается в сторону больших длин волн, см. рисунок 2.14. Такого рода спектральный сдвиг максимума S x, с ростом I объясняется уменьшением коэффициента потерь x, для потока усиленной люминесценции, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ. Возможной причиной такого изменения коэффициента x, является уменьшение поглощения в областях активного слоя между соседними полосковыми контактами, а также возможное сужение диаграммы направленности потока усиленной люминесценции S x с увеличением уровня накачки.

Px, отн. ед.

1. 0. 1 2 0. B1 B2 B 0., нм 900 910 920 930 940 950 1 – ток инжекции 12,5 А, 2 – ток инжекции 30 А, 3 – ток инжекции 60 А;

В1, В2 и В3 – максимумы спектров УЛ при токах инжекции 12,5 А, 30 А и 60 А Рисунок 2.14 – Спектр потока усиленной люминесценции, выходящего из боковой грани резонатора ЛДЛ с R2 = 45 % от тока инжекции [2–А*] Взаимосвязь положений максимумов спектрального потока усиленной люминесценции S x, В1, В2 и В3 (см. рисунок 2.14) с уровнями токов накачки ЛДЛ позволяет определить зависимость коэффициента потерь от тока инжекции x, ( I ) при I Iпор, если систему (2.15) дополнить уравнением для потока генерируемого излучения Sг, :

aспWсп, (g x, )S x,, aспWсп, (g y, ) S y,, a W (g k ) S, (2.16) г сп, пот г, J BN 2 CN 3 1 g ( S S S )d (h).

h x, y, г, 2d e Для нахождения коэффициента потерь усиленной люминесценции x, при I Iпор, используя (2.16), в начале для заданной плотности тока инжекции J Jпор необходимо рассчитать спектральные распределения g и Wсп,.

Полагая, что величина потока S y, выходит на насыщение при J Jпор [3–А], в * Примечание – эксперименты выполнены М.А. Щемелевым (БГУ) качестве коэффициента y, можно использовать его значение, полученное для порога генерации. Затем, с помощью (2.16), для заданных значений плотности тока инжекции и частоты излучения находится спектральное распределение потока УЛ S x,.

Полученный таким образом набор значений (спектр) S x, сопоставляется с экспериментальным спектром усиленной люминесценции, выходящей из боковой грани ЛДЛ. В случае несовпадения расчетного и экспериментального спектров S x,, величина x, изменяется в ту или иную сторону относительно начального значения и процедура расчета S x,, Sг, повторяется до совпадения спектров (в относительных единицах). Значения коэффициента потерь x,, при которых достигается совпадение S x, с экспериментальным спектром излучения, является искомым распределением коэффициента потерь для потока усиленной люминесценции, распространяющегося параллельно зеркалам резонатора лазерной диодной линейки, см. рисунок 2.15.

- x,, см, нм 920 930 940 950 1 – ток накачки 12,5 А, 2 – 30 А, 3 – 60 А Рисунок 2.15 – Спектральное распределение x, для ЛДЛ с R2 = 45 %, полученное на основе экспериментальных данных Численные значения x, и y,, полученные для различных токов инжекции (в том числе и для токов, превышающих порог генерации), позволяют определить зависимость интегральной по спектру плотности потока усиленной люминесценции S = Sx + Sy, формируемой в активном слое мощных ЛДЛ, от уровня накачки и оценить влияние процессов усиленной люминесценции на пороговые и мощностные характеристики лазерных диодных линеек.

Проведенные указанным выше методом расчеты потоков усиленной люминесценции и генерации показали, что при уровне накачки равном 3Iпор отношение суммарной величины потоков УЛ к потоку генерации составляет 12 % для ЛДЛ на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs с коэффициентом отражения выходного зеркала R 2 = 45 %.

Основываясь на методе расчета коэффициентов x и y, устанавливающих пропорциональность между x,, y, и величиной 1 L WЛДЛ [4–А], для ЛДЛ с R2 = 45 % при пороговом уровне накачки получены численные значения для коэффициентов пропорциональности x и y: 3,5 и 4,6 соответственно.

Используя значения коэффициентов потерь усиленной люминесценции x,, y,, рассчитанные при R2 = 45 % по методике, описанной в настоящем разделе, для коэффициента y в пороге генерации получено значение 30,6.

Установлено, что зависимость коэффициента x от тока накачки (при I Iпор) можно представить линейной функцией:

x = 7,26 + 0,075·I, (2.17) где ток I измеряется в амперах.

Заметное различие представленного выше расчетного значения y = 4, (полученного по методике, описанной в разделе 2.1 для ЛДЛ с R2 = 45 %) и значения y = 30,6, полученного с использованием экспериментальных спектров усиленной люминесценции, можно объяснить более сильным, чем в модели, описанной в разделе 2.1, влиянием растекания носителей заряда на потоки Sу и Sx, а также изменением диаграммы направленности потоков УЛ внутри активного слоя. Кроме того, в разделе 2.1 при моделировании потоков усиленной люминесценции, возможно, не достаточно полно были учтены конструктивные особенности ЛДЛ, приводящие к утечкам тока накачки.

2.4 Краткие выводы к главе Свойства усиленной люминесценции в активном слое мощных диодных линеек могут анализироваться с помощью модели, учитывающей взаимодействие двух потоков усиленной люминесценции, распространяющихся перпендикулярно и вдоль оси резонатора ЛДЛ соответственно. Значения спектральных потоков S x, и S y, могут быть оценены с помощью усредненных по частоте коэффициентов потерь для потоков усиленной люминесценции x и y. Такой подход позволяет значительно упростить процедуру нахождения спектров УЛ S x, и S y,. Величины потерь x и y для лазерной диодной линейки на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs при токах накачки, близких к порогу генерации, обратно пропорциональны корню квадратному от площади активного слоя ЛДЛ с коэффициентами пропорциональности, равными 2,6 и 31 соответственно [1–А, 4–А – 8–А].

Сопоставление интегральных по частоте и усредненных по участкам активной области ЛДЛ с положительным коэффициентом усиления плотностей потоков усиленной люминесценции S x и S y, рассчитанных на основе системы уравнений (2.1) – (2.8) и полученных c использованием коэффициентов x и y и соотношений (2.9), свидетельствует о следующем. Различия в значениях S x и S y для вышеуказанных двух подходов не превышают 1 % для S x и 14 % для S y, если соответствующие вычисления выполняются без учета растекания носителей заряда;

при учете растекания величины S x различаются не более, чем на 16 %, а S y – не более, чем на 10 % [4–А].

Полученные результаты позволяют сделать вывод, что при анализе влияния усиленной люминесценции на оптические процессы в мощных линейках лазерных диодов на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs важно учитывать растекание инжектируемых носителей заряда. Данный эффект проявляется в увеличении концентрации неравновесных носителей в областях активного слоя, располагающихся в промежутках между соседними полосковыми контактами. Растекание носителей заряда оказывает влияние на процесс развития потока усиленной люминесценции в активном слое ЛДЛ.

Значения потоков Sx, рассчитанные без учета и с учетом растекания инжектируемых носителей заряда, равны 7,4109 Вт/м2 и 2,31010 Вт/м соответственно. В то же время, величина потока Sy, рассчитанная с учетом растекания, в 2 раза меньше Sy, рассчитанной без учета растекания (3, Вт/м2 и 1,91010 Вт/м2 соответственно). Использование в ЛДЛ вместо сколотых боковых граней (коэффициент отражения 0,35) матированных граней (коэффициент отражения 0,05) приводит к 1 %-му увеличению величины потока Sy и 15 %-му уменьшению потока УЛ, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ [3–A, 9–A].

Формирование потоков УЛ при величине фактора заполнения ближнего поля излучения порядка 0,75 и больше может приводить к росту порогового тока более, чем на 11 % ЛДЛ с коэффициентом внутренних оптических потерь = 1000 м–1. Вклад рекомбинации, индуцируемой потоками УЛ, в величину порогового тока увеличивается с ростом коэффициента отражения выходного зеркала ЛДЛ и уменьшением внутренних оптических потерь. Вклад рекомбинации, индуцируемой потоками усиленной люминесценции, в величину порогового тока накачки под одним полосковым контактом для гетероструктуры ЛДЛ с = 50 м–1 составляет 15 %. При этом вклад излучательной рекомбинации в величину порогового тока накачки равен 75 %, вклад безызлучательной рекомбинации – 10 %. Таким образом, рекомбинация, индуцируемая усиленной люминесценцией, – основной негативный процесс, влияющий на пороговый ток генерации лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs [1–А, 3–А, 4–А, 8–А, 9–А].

Коэффициент потерь для потоков усиленной люминесценции в лазерной диодной линейке на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs практически не зависит от частоты в широком спектральном интервале полосы усиления [2–А].

Разработан метод расчета потоков усиленной люминесценции, основанный на измеренных в относительных единицах спектрах излучения лазерных диодных линеек при токах инжекции, превышающих пороговое значение [2–А].

Установлено, что при исследовании мощностных характеристик лазерных диодных линеек на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs с увеличением уровня возбуждения следует учитывать рост потока усиленной люминесценции и после преодоления порога генерации. На основе разработанного метода расчета потоков усиленной люминесценции при токах накачки, превышающих пороговое значение, для указанного типа лазерных диодных линеек показано, что соотношение величин потоков усиленной люминесценции и генерации может достигать 12 % [2–А].

ГЛАВА ДЕФЕКТЫ В АКТИВНЫХ СЛОЯХ InGaAs И МОЩНОСТЬ ГЕНЕРАЦИИ ЛДЛ Наличие дефектов в активном слое наряду с ускорением деградации ЛДЛ способствует участию в оптических процессах дополнительных межзонных переходов без выполнения правил отбора по волновому вектору электрона. В рамках данной модели существенным параметром является боровский радиус, который определяется типом и геометрией дефектов. Знание характеристик дефектов в гетероструктуре важно для определения оптических и мощностных характеристик лазерных диодных линеек. На оптические характеристики ЛДЛ с наноразмерными АС InGaAs также заметно влияет неравномерное распределение атомов индия. В настоящей главе определены энергетические и структурные параметры точечных дефектов, таких как вакансии атомов галлия/мышьяка и примесные атомы кремния, а также проведена оценка степени влияния указанных дефектов на мощностные характеристики лазерных диодных линеек на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs.

3.1 Дефектообразование в InxGa1-xAs при различном содержании индия 3.1.1 Пространственное распределение индия в InGaAs Пространственное распределение индия и энергетические характеристики вакансий рассчитывались в модели кластерного приближения (см. подраздел 1.2.2). Значение постоянной кристаллической решетки GaAs было взято из работы [129] для температуры 300 К. Для более объективного исследования характеристик дефектов и распределения индия расчеты проводились с помощью двух методов: ab initio квантово-химический метод ССП МО ЛКАО, реализованный в программном пакете GAMESS [121], и полуэмпирический метод, реализованный с использованием программы MOPAC 2012 [123].

Модельный кластер состоял из 35 атомов Ga и 35 атомов As.

Моделирование пространственного распределения индия осуществлялось путем замены части атомов галлия в кристаллической решетке GaAs атомами индия. В работе рассматриваются два типа пространственного распределения индия в твердом растворе InGaAs. Первый тип – кластерное распределение (см.

рисунок 3.1а), второй тип – однородное распределение (см. рисунок 3.1б).

Кластерное распределение характеризуется минимальным расстоянием между атомами индия. При однородном распределении расстояние между атомами индия максимально возможное с учетом размеров модельного кластера.

Распределение индия рассчитывалось для трех видов модельных кластеров: 1) бездефектный кластер IGAБД, 2) InGaAs кластер с вакансией атома мышьяка IGAAs и 3) InGaAs кластер с вакансией атома галлия IGAGa. Вакансии галлия и мышьяка располагались в пределах первой координационной сферы по отношению к центру группы атомов индия.

а) б) Рисунок 3.1 – Кластерное а) и однородное б) распределение атомов индия в модельном кластере InGaAs Результаты расчетов максимального расстояния между атомами индия для кластерного распределения rк и для однородного распределения rо, а также разность энергий модельных кластеров Eк – Eо с кластерным и однородным распределением атомов индия приведены в таблице 3.1 для различных методов расчета. Следует отметить, что значения как Eк так и Eо отрицательны по величине в силу их природы.

Таблица 3.1 – Максимальные расстояния между атомами индия для кластерного распределения rк и для однородного распределения rо, а также разность энергий модельных кластеров Eк – Eо для In0,09Ga0,91As GAMESS MOPAC Кластер rк, rо, Eк – Eо, эВ rк, rо, Eк – Eо, эВ IGAБД 4,08 6,88 0,121 4,01 6,85 0, IGAAs 3,96 6,06 –0,366 3,95 6,34 –0, IGAGa 4,03 6,76 –0,109 4,01 6,71 –1, Как следует из таблицы 3.1, для бездефектного твердого раствора In0,09Ga0,91As однородное распределение атомов индия в кристалле более энергетически выгодно, чем кластерное распределение (величина Eо на 0, (GAMESS) или 0,084 эВ (MOPAC) меньше чем Eк). Добавление индия в кластер IGAБД приводит к увеличению разности энергий Eк – Eо. В частности, для твердого растовора In0,11Ga0,89As разность Eк – Eо = 0,189 (GAMESS) или 0,117 эВ (MOPAC). Полученные данные согласуются с результатами экспериментальных исследований квантовой проволоки на основе твердого раствора In0,12Ga0,88As с использованием сканирующей туннельной микроскопии [99]. В указанных экспериментальных исследованиях не было обнаружено кластеризации индия.

Если в In0,09Ga0,91As присутствует вакансия атома мышьяка, то кластерное распределение атомов индия становится более энергетически выгодным (как следует из таблицы 3.1, разность энергий Eк – Eо меняет знак при переходе от IGAБД к IGAAs). Это можно объяснить следующим образом. Атомы индия создают напряжения в кристаллической решетке GaAs. Если вакансия атома мышьяка возникает возле атома индия, она частично снимает это напряжение.

Когда вакансия мышьяка расположена в пределах первой координационной сферы относительно центра группы атомов индия она устраняет напряжение, вносимое в решетку всеми атомами индия, см. рисунок 3.2. Подобное устранение напряжения проявляется в меньшей степени для случая однородного распределения индия, поскольку вакансия располагается только возле одного атома индия.

Рисунок 3.2 – Вид модельного кластера IGAAs Иная ситуация, когда вакансия атома мышьяка размещается вне первой координационной сферы относительно центра группы атомов индия в случае кластерного распределения. В таком случае разность энергий Eк – Eо положительна по знаку и равна 0,206 (GAMESS) или 0,132 эВ (MOPAC).

Положительный знак означает, что однородное распределение энергетически более выгодно.

Согласно расчетам, вакансия атома галлия качественно влияет на распределение индия таким же образом, что и вакансия атома мышьяка.

3.1.2 Энергия формирования вакансий галлия и мышьяка в InGaAs Для расчетов влияния содержания индия в твердом растворе InxGa1-xAs на энергию формирования вакансий был использован 68-атомный кластер (34 Ga + 34 As). Необходимая величина x атомов галлия заменялась атомами индия. Структурные параметры кластеров были оптимизированы по отношению к минимуму энергии. Результаты расчета межатомного расстояния в модельном кластере InxGa1-xAs приведены на рисунке 3.3.

Расстояние Ga-As, нм 0. 0. 0. 0. 0. 0. x 0.0 0.1 0.2 0.3 0.4 0. Сплошная линия – расчет на основе пакета GAMESS, пунктирная линия – экспериментальные данные Рисунок 3.3 – Расстояние между соседними атомами галлия и мышьяка в InxGa1-xAs при различных значениях x Вакансии располагались в центре модельного кластера. Результаты расчетов энергии формирования Eф вакансий атомов галлия и мышьяка представлены в таблице 3.2. Энергия формирования вакансии атома галлия, рассчитанная с помощью GAMESS и MOPAC, для GaAs равна 5,223 и 4,351 эВ соответственно. Эти значения близки к величинам Eф, теоретически рассчитанным различными методами, в основном, на базе теории функционала плотности (ТФП), см. таблицу 3.3. Также полученные в диссертационной работе значения энергии формирования вакансии галлия согласуются с данными экспериментов 3,2 ± 0,5 эВ [130] и 4 ± 0,5 эВ [131].

Теоретически было показано [105], что энергия формирования вакансии галлия в In0,5Ga0,5As равна 3,0 эВ. В соответствии с таблицей 3.2, результаты расчетов энергии формирования вакансии галлия для In0,31Ga0,69As с помощью ab initio и полуэмпирического методов (4,503 и 4,041 эВ соответственно) близки к данным работы [104] при учете величины содержания индия.

Таблица 3.2 – Рассчитанные энергии формирования Eф вакансий атомов галлия (VGa) и мышьяка (V As) в InGaAs при различных содержаниях индия Eф, эВ (GAMESS) Eф, эВ (MOPAC) Кластер VGa VAs VGa VAs GaAs 5,223 4,916 4,351 2, In0,12Ga0,88As 4,931 3,814 4,224 1, In0,21Ga0,79As 4,735 2,764 4,153 1, In0,32Ga0,68As 4,503 1,218 4,041 0, Таблица 3.3 – Результаты расчетов энергии формирования вакансии атома галлия для GaAs в различных работах Метод локально Метод расчета ТФП ТФП ТФП ТФП обобщенной функции Грина Программа QUANTUM- собственный SEQQUEST FHIMD собственный код расчета ESPRESSO код Ссылка на [103] [104] [105] [106] [107] источник Eф, эВ 2,691 2,9 4,2 4,54 4, В соответствии с результатами расчетов различными методами значения энергии формирования вакансии атома мышьяка в GaAs находятся в интервале (2,08 – 5,21) эВ (см. таблицу 3.4). Для Eф в твердом растворе In0,5Ga0,5As были получены значения 2,52 [107] и 2,6 эВ [104]. Как следует из таблицы 3.2, рассчитанные в диссертационной работе значения Eф для вакансии атома мышьяка согласуются с результатами других работ.

Таблица 3.4 – Результаты расчетов энергии формирования вакансии атома мышьяка для GaAs в различных работах Метод локально Метод ТФП ТФП ТФП ТФП обобщенной расчета функции Грина Программа собственный QUANTUM VASP SEQQUEST собственный код расчета код ESPRESSO Ссылка на [108] [105] [109] [103] [107] источник Eф, эВ 2,08 2,2 3,3 3,55 5, Как следует из таблицы 3.2, энергия формирования как вакансии галлия, так и вакансии мышьяка уменьшается с добавлением индия в твердый раствор InxGa1-xAs. Для вакансии мышьяка она уменьшается значительно быстрее. Это объясняется тем, что вакансия мышьяка приводит к более эффективному снятию напряжения в решетке, обусловленного атомами индия, чем вакансия галлия, поскольку атом галлия, в отличие от атома мышьяка, не имеет прямой химической связи с атомом индия и напряжение, вносимое атомами индия, снимается вакансией галлия лишь опосредовано (через смещения атомов мышьяка).

Таким образом, увеличение содержания атомов индия в твердом растворе InxGa1-xAs приводит к увеличению вероятности формирования вакансий, что в свою очередь способствует кластеризации атомов индия (см. подраздел 3.1.1).

3.2 Точечные дефекты и мощностные характеристики ЛДЛ Концентрация дефектов в слоях InGaAs в зависимости от методов и условий роста кристалла, как правило, составляет 10 14 см–3 – 1019 см–3 [39], поэтому при расчете спектров спонтанного испускания и коэффициента усиления инжекционных лазеров целесообразно использовать модель межзонных оптических переходов без выполнения правил отбора по волновому вектору электрона (см. раздел 1.1). Как показано в разделе 1.1, данная модель наилучшим образом согласуется с экспериментальными данными для гетероструктур с активными слоями на основе InGaAs. Одним из параметров модели переходов без выполнения правил отбора является боровский радиус aБ дефекта в активном слое (см. подраздел 1.3.1), который определяется геометрическими и энергетическими параметрами дефектов [16].

Одними из характерных дефектов в активном слое ЛДЛ на основе InGaAs/AlGaAs гетероструктур являются вакансии атомов мышьяка и галлия, а также примесные атомы кремния, диффундирующие в активный слой InGaAs из легированного кремнием эмиттера гетероструктуры ЛДЛ.

В диссертационной работе для определения энергетических и зарядовых характеристик дефектов и примесей был использован метод кластерного приближения (см. подраздел 1.3.2). Расчеты проводились с помощью программного пакета молекулярного моделирования GAMESS неэмпирическим методом ССП МО ЛКАО. Использован базисный набор функций MINI [132], позволяющий достаточно точно рассчитать энергию химических связей и межмолекулярных взаимодействий в кристаллических соединениях, в частности GaAs [102].

В качестве модельного кластера был выбран 70–атомный фрагмент кристаллической решетки на основе GaAs, содержащий по 35 атомов галлия и мышьяка. Как и в разделе 3.1, влияние содержания индия на характеристики дефектов моделировалось путем замены части атомов галлия на атомы индия в необходимом процентном соотношении (0,03 – 0,30).

Для расчета характеристик вакансии галлия VGa и вакансии мышьяка V As соответствующий атом удалялся из узла кристаллической решетки.

Моделирование примеси атома кремния, как донора и акцептора, состояло в замене атома галлия и мышьяка соответственно атомом кремния. Структура и энергетические характеристики дефектов определялись после проведения полной градиентной оптимизации геометрических характеристик кластера с дефектом – длин связей, валентных и торсионных углов. Данный подход позволяет определить релаксацию кристаллической решетки в области дефекта с учетом влияния кристаллического поля окружения.

Результаты расчетов энергетических уровней дефектов в запрещенной зоне InGaAs приведены в таблицах 3.5 и 3.6. Для вакансий галлия (EVGa) и мышьяка (EVAs), а также для примесного акцепторного атома кремния (ESia) уровень энергии приведен относительно потолка валентной зоны. Для примесного донорного атома кремния уровень энергии (ESiд) приведен относительно дна зоны проводимости. Также в таблицах 3.5 и 3.6 приведены значения боровского радиуса для вакансий и примеси кремния, рассчитанные на основании соотношения [16]:

aБ = e 2 /80 E, (3.1) где E – уровень энергии соответствующего дефекта, – диэлектрическая постоянная для кластеров с различным содержанием индия, определяемая в соответствии с [100].

Таблица 3.5 – Энергетическое положение уровня донорного примесного атома кремния (ESiд) в запрещенной зоне InGaAs относительно дна зоны проводимости и примесного акцепторного атома кремния (ESia) относительно потолка валентной зоны, а также соответствующие значения aБ Дефект Кремний (донор) Кремний (акцептор) ESiд, мэВ aБSiд, нм ESia, мэВ aБSia, нм Кластер GaAs 5,5 10,2 32,0 1, In0,03Ga0,97As 5,4 10,3 31,8 1, In0,1Ga0,9As 5,2 10,6 29,6 1, In0,2Ga0,8As 4,8 11,3 27,5 1, In0,3Ga0,7As 4,3 12,5 26,1 2, Полученные значения уровней энергии EVGa, EVas, ESia, ESiд, рассчитанные для GaAs, хорошо согласуются с результатами, полученными в работах [100, 104].

Таблица 3.6 – Энергетическое положение уровней вакансий галлия (EVGa) и вакансии мышьяка (EVAs) в запрещенной зоне InGaAs относительно потолка валентной зоны, а также соответствующие значения aБ Дефект Вакансия галлия Вакансия мышьяка EVGa, мэВ aБVGa, нм EVAs, мэВ aБVAs, нм Кластер GaAs 140 0,40 692 0, In0,03Ga0,97As 140 0,40 681 0, In0,1Ga0,9As 122 0,46 643 0, In0,2Ga0,8As 101 0,54 615 0, In0,3Ga0,7As 89 0,60 589 0, Оценка влияния вакансий атомов галлия/мышьяка и примесных атомов кремния на мощностные характеристики проводилась применительно к лазерным диодным линейкам на основе In0,11Ga0,89As/AlGaAs гетероструктуры с двумя квантовыми ямами InGaAs, разделенными слоем GaAs, и параметрами, аналогичными таковым в работе [52]. Следует отметить, что в работе [52] рассматриваются лазерные диодные линейки, гетероструктуры которых выращены на подложке GaAs с ориентацией (100).


Мощностные характеристики ЛДЛ рассчитывались на основе системы скоростных уравнений, дополненной уравнением, определяющим величину перегрева Т активного слоя ЛДЛ относительно комнатной температуры окружающей среды [52]:

dSг, c [( g kпот ) Sг, aгWсп, ], dt n dS x, c [(g x, ) S x, aспWсп, ], dt n dS y, c [(g x, ) S y, aспWсп, ], (3.2) dt n dN J BN 2 CN 3 RУЛ Rг, dt 2 de N N T RT V ( g [ R3S x, R2S y, ]d ( h) g R2 Sг, d ( h) Eg CN ), 1 где величины коэффициентов x, и y, определяются в соответствии с методикой, описанной в разделах 2.1 – 2.3. В качестве плотности тока инжекции J бралось значение плотности тока для области активного слоя под полосковым контактом, с помощью коэффициента = 0,8 принималось во внимание растекание тока в объеме гетероструктуры.

Для расчетов мощности генерации ЛДЛ при различных величинах содержания индия в активном слое значения эффективных масс электронов и дырок, ширины запрещенной зоны InGaAs E g были взяты из [100]. Величина квадрата матричного элемента межзонных оптических переходов в InGaAs активном слое M с учетом изменения ширины запрещенной зоны взята из [67]. Все расчеты проведены для температуры окружающей среды 293 К.

Влияние дефектов на мощностные характеристики ЛДЛ определяется посредством учета их боровского радиуса aБ на коэффициент усиления, рассчитываемый по формуле (2.5). Влияние дефектов на иные параметры (матричный элемент, положение уровней энергии в квантовой яме и др.) не учитывается.

На рисунке 3.4 приведены рассчитанные в соответствии с системой уравнений (3.2) зависимости мощности генерируемого излучения ЛДЛ Pвых на основе In0,11Ga0,89As/AlGaAs гетероструктуры от коэффициента отражения выходного зеркала для значений боровского радиуса, соответствующих различным типам дефектов (см. таблицы 3.5 и 3.6).

Si д Si a Pвых, Вт aБ=1.7 нм VGa 5 10 15 20 25 30 35 40 R2, % Пунктирной линией приведена кривая Pвых(R2), рассчитанная в работе [52] для величины боровского радиуса 1,7 нм Рисунок 3.4 – Расчетные зависимости мощности генерируемого излучения ЛДЛ на основе гетероструктуры In0,11Ga0,89As/AlGaAs от коэффициента R2 для боровского радиуса, соответствующего донорному примесному атому кремния (Siд), акцепторному примесному атому кремния (Sia) и вакансии атома галлия (VGa) Как следует из рисунка, величина боровского радиуса (при прочих равных условиях) оказывает заметное влияние на мощность генерации, а также на оптимальное (с точки зрения получения максимальной мощности при прочих равных условиях) значение коэффициента отражения выходного зеркала ЛДЛ.

Так, для дефектов, характеризующихся глубоким положением энергетического уровня в запрещенной зоне (вакансии галлия и мышьяка), и, следовательно, меньшим значением боровского радиуса (см. таблицы 3.5 и 3.6), мощность генерации существенно ниже, чем для мелких уровней (донорные и акцепторные примеси кремния).

В работе [52] для расчетов было принято значение aБ = 1,7 нм без привязки к определенному типу дефекта. На основании рисунка 3.4 можно сделать предположение (считая все прочие условия равными), что в активном слое ЛДЛ на основе In0,11Ga0,89As/AlGaAs гетероструктуры присутствует дефект, представляющий собой примесный атом кремния, замещающий атом мышьяка.

Подтверждением данному предположению может служить тот факт, что кремний в процессе роста современных гетероструктур InGaAs/AlGaAs на плоскости (100) кремний ведет себя преимущественно как акцептор [133].

Также, это может быть дефект иного типа с положением энергетического уровня в запрещенной зоне около 0,032 эВ относительно потолка валентной зоны или дна зоны проводимости.

3.3 Краткие выводы к главе Показано, что для твердых растворов InGaAs энергетически более выгодным является однородное распределение атомов индия в кристаллической решетке. Возникновение в кристалле вакансии атома галлия и/или мышьяка способствует кластеризации атомов индия. Увеличение содержания индия в твердом растворе InxGa1-xAs приводит к росту вероятности формирования вакансий галлия и мышьяка, что, в свою очередь, увеличивает вероятность кластеризации атомов индия. Таким образом, использование гетероструктур с как можно меньшим содержанием индия в активном слое InxGa1-xAs приводит к уменьшению вероятности дефектообразования (повышению надежности работы) и лучшей пространственной однородности излучения. Это еще один довод (наряду с описанным в разделе 1.2) в пользу использования для накачки эрбиевых лазеров лазерных диодных линеек, излучающих на длине волы 920 – 950 нм, а не ЛДЛ с длиной волны генерации 980 нм [10–А – 12–А].

Рассчитаны значения уровней энергии в запрещенной зоне InGaAs для вакансий галлия и мышьяка, а также для примеси кремния в зависимости от содержания индия. Для указанных дефектов характерно уменьшение значения энергетического уровня относительно соответствующей зоны с увеличением содержания индия в твердом растворе InxGa1-xAs [10–А].

Проведена оценка влияния дефектов на величину мощности генерации и оптимальное значение коэффициента отражения выходного зеркала лазерных диодных линеек на основе гетероструктур In0,11Ga0,89As/AlGaAs. Установлено, что для дефектов, характеризующихся глубоким положением энергетического уровня в запрещенной зоне, и, следовательно, меньшим значением боровского радиуса, мощность генерации при прочих равных условиях существенно ниже, чем для мелких уровней [10–А].

Наиболее вероятным дефектом в активном слое лазерных диодных линеек на основе гетероструктур In0,11Ga0,89As/AlGaAs (параметры которых соответствуют таковым из работы [52]) является примесный атом кремния, замещающий атом мышьяка, либо дефект другого типа с положением энергетического уровня в запрещенной зоне твердого раствора InGaAs, близким к 0,032 эВ относительно потолка валентной зоны или дна зоны проводимости [10–А].

ГЛАВА ОПТИМАЛЬНЫЕ ПАРАМЕТРЫ ЛДЛ ДЛЯ ЦЕЛЕЙ ПОПЕРЕЧНОЙ НАКАЧКИ ТВЕРДОТЕЛЬНОГО ЭРБИЕВОГО ЛАЗЕРА Увеличение фактора заполнения излучением приводит к улучшению однородности распределения излучения накачки на поверхности активного элемента эрбиевого лазера и, следовательно, к повышению эффективности работы ЭЛ. С другой стороны, увеличение фактора заполнения при одной и той же ширине кристалла ЛДЛ приводит к уменьшению расстояния между соседними полосковыми контактами, в результате чего улучшаются условия для развития потоков усиленной люминесценции, что приводит к увеличению порогового тока ЛДЛ и, как следствие, к ухудшению эффективности работы эрбиевого лазера с накачкой ЛДЛ. Можно предположить, что существует некое оптимальное значение фактора заполнения излучением ближнего поля ЛДЛ, при котором энергопотребление ЭЛ с поперечной диодной накачкой минимально. Настоящая глава посвящена определению значения фактора заполнения, обеспечивающего оптимальные условия работы эрбиевого лазера с поперечной накачкой ЛДЛ, учитывая электрические и оптические процессы в слоях гетероструктуры ЛДЛ.

4.1 Пороговая мощность генерации эрбиевого лазера при поперечной схеме накачки излучением ЛДЛ Пороговая мощность накачки эрбиевого лазера определялась в режиме свободной генерации. Для иона Yb3+ рассматривались три процесса:

поглощение ионом излучения накачки (процесс 1 на рисунке 4.1), спонтанное испускание (процесс 2) и безызлучательный перенос энергии возбуждения от иона Yb3+ к иону Er3+ (процесс 3). Для иона Er3+ учитывались безызлучательный переход (процесс 4), поглощение излучения генерации (процесс 5), излучение генерации (процесс 6) и спонтанное испускание (процесс 7). В непрокачиваемых областях активного элемента рассматривались процессы 5, и 7. Процессы ап-конверсии не учитывались [22], поскольку используются малые концентрации ионов (см. ниже) [20].

1 – поглощение ионом иттербия излучения накачки, 2 – спонтанное испускание, 3 – безызлучательный перенос энергии возбуждения от иона Yb3+ к иону Er3+, 4 – безызлучательный переход, 5 – поглощение излучения генерации, 6 – излучение генерации, 7 – спонтанное испускание Рисунок 4.1 – Диаграмма энергетических уровней и основных переходных процессов для ионов иттербия и эрбия в фосфатном стекле Расчет пороговой мощности накачки для эрбиевого лазера проведен на основе уравнений, схожих с приведенными в работах [20, 22]:

dN 2Yb N 2Yb 4 dt Pнак ( N Yb N 2Yb ) k N 2Yb ( N Er N Er N Er ), Yb V dN 4Er N N Qлаз g п ( N Er N 4Er N Er ) и N 4Er 4Er 3Er, sм L0 dt 3Er Er dN3Er N kN 2Yb ( N Er N 4Er N3Er ) 3Er, dt 3Er (4.1) пас пас Vg dN Er N Er пас пас п ( N Er N Er ) и N Er Qлаз, sм L dt Er dQлаз V Q Vg Lнак N ( N N N ) нак лаз и 4Er п Er 4Er 3Er dt L пас Vg Lпас лазVнак N 4Er лазVпас N Er Qлаз пас пас и N Er п ( N Er N Er ) VпасQлаз L, ph Er Er где N 2Yb – плотность населенности на уровне 2F 5/2, Pнак – мощность излучения накачки, N Yb = 2·1027 м–3 – полная концентрация ионов Yb3+, k = 7,1·10–21 м3·с–1 – коэффициент передачи энергии для процесса 3, N Er = 3·1025 м–3 – полная концентрация ионов Er3+, N 4Er – плотность населенности на уровне 4I13/2, N3Er – плотность населенности на уровне 4I11/2, Yb = 1 мс – время жизни уровня 2F5/2, Er = 8 мс – время жизни уровня 2I13/2, Qлаз – полное число фотонов излучения генерации, п = 5,7·10–25 м2 – сечение поглощения иона Er+3 для длины волны генерации, и = 6,2·10–25 м2 – сечение испускания иона Er+3 для длины волны генерации, 3Er = 10 мкс – время жизни уровня 4I11/2, N 4Er – плотность населенности на уровне 4I13/2 в непрокачиваемой области АЭ, пас Vнак – объем АЭ, занятый излучением накачки, Vпас – объем непрокачиваемой области АЭ, sм – поперечное сечение моды генерации в АЭ, L0 = 0,06 м – геометрическая длина резонатора, Lнак – суммарная длина прокачиваемых областей АЭ, Lнн – суммарная длина непрокачиваемых областей АЭ, лаз – вклад спонтанного излучения в моду генерации, ф – время жизни фотона в резонаторе.


В расчетах также приняты значения коэффициента отражения глухого зеркала 99,5 %, показателя преломления материала активного элемента 1, (для длины волны 1,535 мкм), длительности импульса накачки 5 мс. Порог генерации определялся по характерному пику генерации в рассчитанных переходных характеристиках.

Рассчитанная зависимость пороговой мощности накачки эрбиевого лазера от фактора заполнения представлена на рисунке 4.2 для АЭ с длиной LEr = 10, 20, 30 мм и коэффициентами отражения выходного зеркала 85 и 90 %. Как следует из рисунка, существует такое значение фактора заполнения (который в данном случае определяется соотношением = Lнак/(Lнак+ Lнн) = Lнак/LEr), выше которого пороговая мощность накачки эрбиевого лазера резко уменьшается.

Вид рассчитанных зависимостей пороговой мощности накачки от фактора заполнения излучением подтверждается предварительными экспериментами*, в которых исследовалась разница в PEr,пор для Yb3+, Er3+ лазера с накачкой лазерными диодными линейками с различными факторами заполнения. В указанных экспериментах исследовался эрбиевый лазер с длиной активного элемента 30 мм, который накачивался сначала одним, затем тот же АЭ накачивался другим блоком накачки. Первый блок накачки состоял из трех ЛДЛ с = 0,75, второй блок – трех ЛДЛ с = 0,25. Длительность импульса накачки для обоих блоков накачки составляла 5 мс. Результаты эксперимента показали, что, когда полная мощность выходного излучения первого блока достигала порога генерации для эрбиевого лазера, той же полной мощности * Примечание – экспериментальные исследования выполнили М.В. Богданович (Институт физики НАН Беларуси) и М.А. Щемелев (БГУ) выходного излучения второго блока было недостаточно для начала генерации эрбиевого лазера.

PEr,пор, Вт 0.6 0. 0.8 0.9 1. 1 – длина активного элемента эрбиевого лазера LEr = 30 мм, 2 – LEr = 20 мм, 3 – LEr = 20 мм для коэффициента отражения выходного зеркала 85 %, 4 – LEr = 10 мм Рисунок 4.2 – Зависимость пороговой мощности накачки эрбиевого лазера от фактора заполнения излучением АЭ с коэффициентом отражения выходного зеркала 90 % Генерация эрбиевого лазера, накачиваемого блоком с = 0,25, наблюдалась только, когда мощность выходного излучения была увеличена в четыре раза.

Таким образом, увеличение фактора заполнения позволяет снизить энергопотребление блока накачки эрбиевого лазера при прочих равных условиях.

4.2 Оптимальное значение фактора заполнения ЛДЛ Влияние величины фактора заполнения на мощностные характеристики ЛДЛ исследовалось для лазерных диодных линеек на основе гетероструктуры с параметрами, представленными в таблице 1.1. Общая ширина линейки WЛДЛ, содержащей p = 75 полосковых контактов шириной w = 100 мкм каждый, равна 10 мм. Полосковые контакты ЛДЛ размещены в виде отдельных групп, общее число которых q = 5. Каждая группа содержит m = 15 полосковых контактов, расстояние между соседними полосками в пределах группы a = 30 мкм.

Расстояние между группами полосковых контактов равно b = 80 мкм. Первая группа отстоит от края ЛДЛ на расстоянии a, последняя группа – на расстоянии l = 50 мкм.

Для данных значений геометрических параметров лазерного кристалла фактор заполнения излучением ближнего поля ЛДЛ, определяемый по формуле:

pw pw, (4.1) p w [1 (m 1) q ] a ( q 1) b l WЛДЛ равен 0,75.

При варьировании величины фактора заполнения изменялись значения ширины полосковых контактов w и пассивных областей a.

Степень влияния эффекта растекания на оптические параметры ЛДЛ существенно зависит от расстояния между соседними полосковыми контактами (см. разделы 1.2 и 2.2), а, следовательно, и от величины фактора заполнения излучением ближнего поля ЛДЛ. Например, при возрастании от 0,5 до 0, концентрация NA (см. рисунок 2.8) изменяется от 1,01018 см3 до 2,61018 см3 при одном и том же токе накачки. Это означает, что при прочих равных условиях рост величины фактора заполнения излучением ЛДЛ приводит к усилению потока УЛ, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора, т.е. к ухудшению генерационных свойств ЛДЛ.

Вид зависимостей мощности генерации ЛДЛ от времени, которые рассчитаны для различных значений фактора заполнения излучением ближнего поля в соответствии с подходом, описанным в разделе 2.2, при одинаковых плотностях тока инжекции представлен на рисунке 4.3. При фиксированной плотности тока инжекции в области под полосковым контактом и прочих равных условиях увеличение значения от 0,5 до 0,9 приводит к росту порога генерации. Поэтому на зависимости Sг(t) для ЛДЛ с = 0,5 наблюдается интенсивный пик генерации (кривая 1), а переходные характеристики для линеек лазерных диодов с = 0,75 и 0,9 имеют вид кривых с насыщением.

Фактор заполнения по-разному влияет на потоки УЛ, распространяющиеся вдоль и перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ. Так, увеличение ширины полоска и уменьшение ширины пассивной области способствует развитию потока УЛ, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ (см.

раздел 2.2). В свою очередь, это приводит к уменьшению потока УЛ, распространяющегося вдоль резонатора ЛДЛ. Таким образом, можно ожидать, что существует такое значение фактора заполнения излучением ЛДЛ, при котором суммарная величина потоков УЛ минимальна.

Влияние фактора заполнения на потоки УЛ можно проанализировать с помощью модели, описанной в разделе 2.1 и 2.2.

1 – = 0,5;

2 – = 0,75;

3 – = 0, Рисунок 4.3 – Зависимости мощности генерации от времени, рассчитанные при плотности тока под полосковым контактом 470 А/см На рисунке 4.4 представлены зависимости интегрированных по частоте мощностей потоков УЛ Py и Px, распространяющихся вдоль и перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ соответственно, и суммарная мощность P = Py + Px потоков УЛ, развивающихся в активном слое от фактора заполнения при токе накачки I = 12,5 A, R2 = 30 % и величине внутренних оптических потерь = 50 м–1. Как следует из рисунка, кривая P() имеет минимум при значении фактора заполнения опт. Это значение можно рассматривать как оптимальное с точки зрения уменьшения порогового тока ЛДЛ и степени влияния потоков УЛ на мощность генерации при уровнях накачки, превышающих пороговое значение (см. раздел 2.3) Для ЛДЛ с коэффициентами отражения боковых граней R3 = R4 = 5 % значение опт смещено в сторону больших значений фактора заполнения из-за сравнительно малой величины потока усиленной люминесценции, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ и его слабого роста с увеличением. Изменение фактора заполнения при постоянной величине тока инжекции приводит к изменению плотности тока под полосковыми контактами. Зависимость суммарной мощности потоков УЛ P(), рассчитанная при постоянной плотности тока, минимума не имеет и характеризуется монотонным спадом при увеличении фактора заполнения. Для целей исследования путей уменьшения энергопотребления целесообразно анализировать зависимости P() при постоянном токе инжекции, а не плотности тока, т.к. важно снижение общего потребления тока, а не под конкретным полосковым контактом.

Px, Py, P, Вт опт 0.50 0.55 0.60 0.65 0.70 0.75 0.80 0. 1 – Px, 2 – Py, 3 – P = Px+Py Рисунок 4.4 – Зависимость потоков УЛ от фактора заполнения Лазерные диодные линейки с различными значениями коэффициентов отражения выходного зеркала, лежащими в диапазоне R2 = 5 – 70 %, характеризуются качественно такими же зависимостями суммарной мощности потоков усиленной люминесценции от фактора заполнения P(), как и для лазерной диодной линейки с коэффициентом отражения R2 = 30 %. Но оптимальное значение фактора заполнения опт в значительной степени зависит от коэффициента отражения выходного зеркала ЛДЛ, см. рисунок 4.5. Таким образом, существует возможность управлять мощностью потоков усиленной люминесценции, варьируя значение коэффициента отражения выходного зеркала ЛДЛ. А именно, увеличение коэффициента отражения выходного зеркала ЛДЛ приводит к увеличению опт. С другой стороны, увеличение коэффициента отражения выходного зеркала приводит к падению внешней квантовой эффективности вш ЛДЛ [52]. Как показано в работе [52], при R 20 % наблюдается максимальная мощность генерации для одной и той же гетероструктуры ЛДЛ, но величина R2, при которой мощность генерации максимальна, существенно зависит от теплового сопротивления ЛДЛ (чем выше тепловое сопротивление, тем меньше оптимальное значение R2 и наоборот). Таким образом, увеличить опт, что необходимо для накачки ЭЛ (см.

рисунок 4.2), посредством использования отражающих покрытий на передней грани ЛДЛ с высоким коэффициентом отражения можно только для ЛДЛ с очень низким тепловым сопротивлением ( 0,1К/Вт) и малой величиной внутренних оптических потерь. В настоящее время тепловое сопротивление ЛДЛ составляет около 0,1 К/Вт.

опт вш, Вт/А 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0. 0.64 0. 10 20 30 40 50 R2, % 1 – величина оптимального фактора заполнения, 2 – внешняя квантовая эффективность Рисунок 4.5 – Зависимость внешней квантовой эффективности [52] и оптимального фактора заполнения от коэффициента отражения выходного зеркала ЛДЛ В работе [24] было предложено для подавления потока УЛ, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ, протравливать пассивные области ЛДЛ (участки между полосковыми контактами), см.

рисунок 4.6. На основании системы уравнений (2.1) – (2.8) можно рассчитать зависимость потоков УЛ от глубины травления d et слоев гетероструктуры лазерной диодной линейки (см. рисунок 4.6). Величина d et неявно входит в выражение для распределения плотности тока инжекции (2.10). Травление слоев гетероструктуры ЛДЛ в области между соседними полосковыми контактами удаляет контактный слой гетероструктуры и уменьшает толщину слоя эмиттера, определяющие величину приведенного сопротивления слоев гетероструктуры ЛДЛ s. Как показано в разделе 2.2, растекание тока в область активного слоя между полосковыми контактами (область А на рисунке 2.8) приводит к увеличению концентрации неравновесных носителей заряда вплоть до величины концентрации прозрачности. С помощью травления концентрацию носителей в области между полосковыми контактами можно существенно уменьшить, что создает условия для подавления потока усиленной люминесценции, распространяющегося вдоль оси Ox.

Рисунок 4.6 – Схематический вид ЛДЛ с протравленными областями между полосковыми контактами Как следует из рисунка 4.7, травление слоев гетероструктуры приводит к существенному уменьшению (вплоть до 7 раз) мощности потока Px. Небольшое увеличение мощности потока Py при увеличении глубины травления более половины толщины эмиттера можно объяснить уменьшением мощности потока Px под полосковым контактом (уменьшением скорости рекомбинации, индуцируемой Px), а также повышением концентрации носителей заряда в области под полосковыми контактами из-за уменьшения эффекта растекания (см. рисунок 2.8).

Зависимость опт ( d et ) была получена следующим образом. Для каждого значения глубины травления на основе системы уравнений (2.1) – (2.8) рассчитывались зависимости Px(), Py() и P(), аналогичные представленным на рисунке 4.4. Полученная зависимость оптимальной величины фактора заполнения опт от глубины травления, представленная на рисунке 4.7, позволяет сделать вывод о том, что эффективная работа лазерных диодных линеек с высоким значением фактора заполнения при использовании их в Yb3+, Er3+ лазерных системах может быть достигнута, когда вытравлены контактный слой и слой эмиттера гетероструктуры ЛДЛ.

7 0. 0. опт Px Px,Py, Вт 4 0. опт половина контактный эмиттер 3 слоя эмиттера слой 0. Py 0. 0.0 0.5 1.0 1.5 2. det, мкм Px – мощность потока УЛ вдоль оси Оx, Py – мощность потока УЛ вдоль оси Оy Рисунок 4.7 – Мощность потоков УЛ (при = 0,75) и оптимальное значение фактора заполнения опт в зависимости от глубины травления слоев ЛДЛ при токе инжекции 12,5 А В принципе, полностью подавить поток УЛ, распространяющийся перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ, можно было бы травлением пассивной области вплоть до активного слоя включительно. Однако, в реальных лазерных диодных линейках травление проводят чаще всего до активного слоя во избежание поверхностной рекомбинации и образования дефектов [40, 77, 134], которые могут привести к ускоренной деградации излучателей. При дальнейшем совершенствовании технологий травления, которые обеспечат минимальное образование дефектов в активном слое ЛДЛ, следует протравливать пассивную область гетероструктуры ЛДЛ вплоть до активного слоя включительно (создать так называемое оптическое ограничение). Однако, и в этом случае возможно формирование потоков УЛ Px в пределах каждого полоскового контакта. Величина мощности такого потока будет существенно зависеть от границы активный слой – воздух (или пассивирующий слой).

4.3 Краткие выводы к главе Показано, что увеличение фактора заполнения ЛДЛ на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs приводит к увеличению порогового тока вследствие увеличения потока усиленной люминесценции, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ [2–А].

Соотношение между фактором заполнения лазерных диодных линеек, мощностью потоков усиленной люминесценции, развивающихся в активном слое ЛДЛ, и эффективностью поперечно накачиваемого эрбиевого лазера было получено с учетом оптических процессов в слоях гетероструктуры ЛДЛ.

Установлено, что существует оптимальное значение фактора заполнения излучением, ниже которого наблюдается существенный рост пороговой мощности накачки и ухудшение эффективности эрбиевого лазера. Оптимальное значение фактора заполнения излучением ближнего поля с точки зрения поперечной накачки эрбиевого лазера излучением лазерных диодных линеек лежит в диапазоне 0,6 – 0,8 для длин активного элемента эрбиевого лазера 10 – 30 мм [13–А].

Для подавления потока усиленной люминесценции, распространяющегося перпендикулярно оси резонатора ЛДЛ, при условии низкой вероятности дефектообразования следует вытравливать слои гетероструктуры в области между полосковыми контактами ЛДЛ до половины слоя эмиттера [13–А].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ Основные научные результаты диссертации 1. 1. Свойства усиленной люминесценции в активном слое мощных лазерных диодных линеек могут адекватно анализироваться с помощью модели, учитывающей взаимодействие двух потоков усиленной люминесценции, распространяющихся перпендикулярно S x, и вдоль S y, оси резонатора лазерной диодной линейки [1–А, 4–А – 8–А].

2. Растекание носителей заряда в слоях гетероструктуры InGaAs/AlGaAs мощных лазерных диодных линеек оказывает существенное влияние на процесс развития потока усиленной люминесценции S x, в активном слое ЛДЛ.

Значение усредненного по частоте потока S x, рассчитанного с учетом растекания инжектируемых носителей заряда, в три раза превышает значение S x, рассчитанное без учета растекания. В то же время поток Sy, рассчитанный с учетом растекания, в 2 раза меньше Sy, рассчитанного без учета растекания [3–A].

3. Коэффициент потерь для потоков усиленной люминесценции в лазерной диодной линейке на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs практически не зависит от частоты в широком спектральном интервале полосы усиления [2–А].

4. Рекомбинация, индуцируемая усиленной люминесценцией, – основной негативный процесс, влияющий на пороговый ток генерации лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs. Вклад рекомбинации, индуцируемой потоками усиленной люминесценции, в величину плотности порогового тока для гетероструктуры ЛДЛ с коэффициентом внутренних оптических потерь 50 м–1 составляет 15 %. При этом вклад излучательной рекомбинации в величину порогового тока равен 75 %, вклад безызлучательной рекомбинации – 10 %. Вклад рекомбинации, индуцируемой потоками УЛ, в величину порогового тока увеличивается с ростом коэффициента отражения выходного зеркала лазерной диодной линейки и уменьшением внутренних оптических потерь в активном слое ЛДЛ [1–А, 3–А, 4–А, 8–А, 9–А].

5. Разработан метод расчета потоков усиленной люминесценции, основанный на измеренных в относительных единицах спектрах излучения лазерных диодных линеек при токах инжекции, превышающих пороговое значение. Полученные результаты позволяют заключить, что при исследовании мощностных характеристик лазерных диодных линеек на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs с увеличением уровня возбуждения следует учитывать рост потока усиленной люминесценции и после преодоления порога генерации. На основе разработанного метода расчета потоков усиленной люминесценции при токах накачки, превышающих пороговое значение, для указанного типа лазерных диодных линеек показано, что отношение потоков усиленной люминесценции к потоку генерации может достигать 12 % [2–А, 3–A].

6. Установлено, что повышение содержания индия в твердом растворе InGaAs приводит к увеличению боровского радиуса вакансий галлия и мышьяка, что приводит к возрастанию коэффициента усиления для ЛДЛ на основе гетероструктуры InGaAs/AlGaAs. Показано, что для твердых растворов InGaAs энергетически более выгодным является однородное распределение атомов индия в кристаллической решетке. Возникновение в кристалле вакансии атома галлия и/или мышьяка способствует кластеризации атомов индия.

Повышение содержания индия в твердом растворе InxGa1-xAs приводит к росту вероятности формирования вакансий галлия и мышьяка, что, в свою очередь, увеличивает вероятность кластеризации атомов индия [10–А – 12–А].

7. Наиболее вероятным дефектом в активном слое исследуемых лазерных диодных линеек на основе гетероструктур In0,11Ga0,89As/AlGaAs является диффундирующий из эмиттерного слоя примесный атом кремния, замещающий атом мышьяка, либо дефект другого типа с положением энергетического уровня в запрещенной зоне вблизи 0,032 эВ относительно потолка валентной зоны или дна зоны проводимости [10–А].

8. Показано, что увеличение фактора заполнения ЛДЛ приводит к увеличению порогового тока. Установлено, что величина фактора заполнения лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs, обеспечивающая минимальное влияние процессов усиленной люминесценции на ее мощностные характеристики и эффективную накачку эрбиевых лазеров при поперечной схеме, лежит в диапазоне 0,6 – 0,8 в зависимости от длины активного элемента эрбиевого лазера [13–А].

9. Применение лазерных диодных линеек с полученными в диссертации оптимальными параметрами позволяет повысить стабильность энергии излучения твердотельного лазера с активным элементом на эрбиевом стекле в условиях возможных разъюстировок концевых элементов резонатора и создать энергоэффективные компактные эрбиевые лазеры [14–А].

Рекомендации по практическому использованию результатов 1. Результаты исследования влияния потоков усиленной люминесценции на оптические и мощностные характеристики лазерных диодных линеек на основе гетероструктур InGaAs/AlGaAs, а также результаты исследований влияния содержания индия на мощностные характеристики линеек и процессы дефектообразования в InGaAs могут быть использованы при разработке и создании эффективных полупроводниковых излучателей с длиной волны генерации 940 – 960 нм. Такие работы проводятся в ОАО «НИИ «Полюс» им.

М.Ф. Стельмаха» (Москва, Россия), ЗАО «Полупроводниковые приборы» (С. Петербург, Россия), ОАО «НПП «ИНЖЕКТ» (Саратов, Россия).

2. Полученные оптимальные параметры лазерных диодных линеек для накачки эрбиевых лазеров использованы для разработки и создания компактных эрбиевых лазеров с пассивной модуляцией добротности в Институте физики НАН Беларуси (см. Приложение) и могут быть использованы на предприятиях Беларуси, например, НТЦ «ЛЭМТ» БелОМО и ЗАО «Солар-ЛС».



Pages:     | 1 || 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.