WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 5 Исследование свойств низкопороговых гетеролазеров с массивами квантовых точек © С.В. Зайцев, Н.Ю. Гордеев, В.М. Устинов, А.Е. Жуков, А.Ю. Егоров, М.В. Максимов, А.Ф. Цацульников, Н.Н. Леденцов, П.С. Копьев, Д. Бимберг, Ж.И. Алферов Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Institut fur Festkorperphysik, Technishe Universitat Berlin, D-10623 Berlin, Germany (Получена 4 июля 1996 г. Принята к печати 8 июля 1996 г.) Свойства инжекционных гетеролазеров GaAs–AlGaAs с квантовыми точками (КТ) (In,Ga) As кардинально зависят от числа плоскостей с КТ (N), внедренных в активную область. Генерация через основное состояние экситона в квантовой точке при комнатной температуре реализовано в структурах с N > 3. Для N = 1 при 300 K генерация осуществляется через возбужденное состояние экситона в КТ или через состояния смачивающего слоя. Увеличение числа плоскостей с квантовыми точками приводит к снижению пороговой плотности тока и увеличению дифференциальной квантовой эффективности. При этом, наименьшая пороговая плотность тока 97 А/см2 ( = 1.05 мкм, 300 K) достигнута в структурах с максимальным N (N = 10).

С появлением нового поколения инжекционных ла- молекулярно-пучковой эпитаксии на подложках GaAs с зеров — лазеров на квантовых точках (КТ) открыва- ориентацией (100), легированных кремнием. Режимы ются новые возможности для кардинального снижения выращивания соответствовали описанным в [4,5]. Испорогового тока, повышения его температурной ста- следовались лазерные структуры с квантовыми точками бильности, улучшения динамических и спектральных InAs и InGaAs, число плоскостей с квантовыми точками характеристик лазеров на гетероструктурах. Ранее было (N) составляло 1, 3, 6, 10. Исследовались как образцы показано [1], что в инжекционных гетеролазерах с оди- полосковой геометрии, так и образцы с полным внутренночной плоскостью с КТ при низких температурах уда- ним отражением с замкнутой модой (четырехсколотые ется реализовать генерацию через основное состояние образцы).

экситона в квантовой точке и сверхвысокую температур- На рис. 1 представлены спектры ФЛ образца с верную стабильность порогового тока (характеристическая тикально связанными КТ с числом плоскостей N = 10.

температура T0 = 350 K) в широком температурном диа- При низких плотностях возбуждения в спектре ФЛ пазоне (50–150 K). Путем увеличения потерь на выход присутствует интенсивная линия, связанная с рекомбинаизлучения в данных структурах была продемонстрирова- цией через основное состояние экситона в вертикально на возможность сужения спектра усиления, и достигнут связанных квантовых точках (A). Полуширина линии режим генерации в одной продольной моде [2].

составляет 40–60 мэВ и определяется статистическим Вместе с тем термический выброс носителей из кван- распределением точек по размерам. Положение пика товых точек при температурах вблизи комнатной при- ФЛ сильно сдвинуто в длинноволновую сторону по водил при тех же потерях к необходимости увеличения сравнению с рассчитанной энергией оптического петока инжекции для поддержания режима генерации и к рехода для ямы InGaAs эквивалентной толщины. Лисмещению длины волны генерации в сторону больших ния A остается доминирующей вплоть до комнатной энергий относительно основного состояния экситона температуры даже при достаточно высоких плотностях в КТ. При комнатной температуре генерация осуще- возбуждения (102 Вт/см2). При более высоких плотствлялась при энергиях вблизи энергии так называемого ностях возбуждения (103 Вт/см2) в спектре появляетсмачивающего слоя, неизбежного для механизма роста ся линия A, связанная с возбужденным состоянием Странского–Крастанова, характерного для InGaAs/GaAs. экситона. При сверхвысоких плотностях возбуждения В предыдущей работе [3] было показано, что увеличение (105 Вт/см2) происходит насыщение люминесценции от числа плоскостей с КТ до трех в структуре с массивом квантовых точек и в спектре начинают доминировать вертикально связанных квантовых точек позволяет до- линии, обусловленные оптическими переходами, связанстичь генерация через основное состояние КТ вплоть ными с экситонами, локализованными в смачивающем до комнатной температуры. Вместе с тем пороговая слое (WL1 и WL2). Интерпретация природы линий A, плотность тока, полученная в указанной работе при A, WL1 и WL2 подтверждается сопоставлением спек300 K, была достаточно велика ( 700 А/см2). тров люминесценции, возбуждения люминесценции и калориметрического поглощения, а также результатами В данной работе мы исследовали возможности для расчетов [6–8].

дальнейшего улучшения характеристик гетеролазеров на основе структур с квантовыми точками путем оптимиза- На рис. 2 показана зависимость пороговой плотноции их геометрии. Структуры были выращены методом сти тока (Jth) лазеров от N. Некоторое увеличение 540 С.В. Зайцев, Н.Ю. Гордеев, В.М. Устинов, А.Е. Жуков, А.Ю. Егоров, М.В. Максимов...

Jth для N = 6 мы связываем с уменьшением толщины промежуточной прослойки GaAs до 5 нм. Для точек InAs, использованных в данной структуре, это, по-видимому, привело к чрезмерным напряжениям в активной области и локальному образованию дефектов и некоторой невоспроизводимости результатов для данной структуры.

Дальнейшее увеличение числа плоскостей с КТ до 10, но применение точек на основе InGaAs позволило добиться в лазерах с замкнутой модой реализации рекордной для лазеров данного спектрального диапазона (1.05 мкм) пороговой плотности тока при 300 K (97 А/см2). Выращивание самосовмещенных КТ позволяет получить массивы туннельно-связанных квантовых точек, где точки, расположенные друг над другом, представляют собой один квантово-механический объект.

Как следует из рис. 3, увеличение N до 3 приводит к некоторому увеличению характеристической температуры T0 (от 350 до 380 K) при малых температурах наблюдения. Дальнейшее увеличение числа слоев и(или) уменьшение расстояния d между плоскостями приводит, однако, к сужению температурного диапазона высокой Рис. 2. Зависимость пороговой плотности тока от количества температуры стабильности. Данный эффект напрямую слоев в образцах с замкнутой модой.

связан с появлением минизоны разрешенных состояний вместо дискретных уровней, характерных для одиночных квантовых точек. Значения T0 в данном диапазоне становятся менее воспроизводимы или теряют смысл. Так, Рис. 3. Зависимость T0 в температурном диапазоне высокой стабильности пороговой плотности тока и верхнего предела этого диапазона (Tstab) от числа слоев в образцах с замкнутой модой.

для N = 6 и N =10 в низкотемпературном диапазоне наблюдается даже участок отрицательного T0 (снижения Jth с ростом T ), что мы связываем с испарением ноРис. 1. Спектры фотолюминесценции образца с вертикальносителей из точек меньшего размера и их перезахватом связанными квантовыми точками.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Исследование свойств низкопороговых гетеролазеров с массивами квантовых точек Рис. 4. Зависимость пороговой плотности тока от потерь на Рис. 5. Зависимость дифференциальной квантовой эффективвыход илучения из резонатора. ности от потерь на выход излучения из резонатора.

точками большего размера, что приводит к некоторому увеличению усиления для генерации через основное состояние. При T = 120 K для структуры с N = 10 мы получили пороговую плотность тока Jth = 18 А/см2, что является абслютным рекордным значением для лазера на основе квантовых точек.

Зависимости пороговой плотности тока от потерь на выход излучения представлены на рис. 4. Как видно, в структуре с N = 1 наблюдается резкий сверхлинейный рост Jth с ростом потерь. В отличие от этого в структурах с мультиплицированными точками зависимость носит линейный характер вплоть до больших значений потерь. Следует отметить, что такой характер нетипичен для структур с квантовой ямой, где также наблюдается сверхлинейный рост. Структура с 10 плоскостями КТ дает наибольший наклон.

На рис. 5 представлены зависимости дифференциальной квантовой эффективности от величины потерь на выход излучения. Следует отметить, что с увеличением числа плоскостей с квантовыми точками растет и дифференциальная квантовая эффективность. Наилучшие значения получены для структуры с N = 10.

Интегральный коэффициент усиления на пороге генерации, оцененный по методике, изложенной в [2], представлен на рис. 6. Из расчета следует, что структуры с N = 3, 6, 10 демонстрируют значительно большие зна- Рис. 6. Зависимость усиления от плотности тока накачки.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 542 С.В. Зайцев, Н.Ю. Гордеев, В.М. Устинов, А.Е. Жуков, А.Ю. Егоров, М.В. Максимов...

чения коэффициента усиления, чем структура с N = 1.

При этом для N = 6, 10 зависимость носит монотонный характер, а для N = 3 наблюдается характерный перелом, связанный с переходом к режиму генерации через состояния смачивающего слоя при длине волны вблизи 933 нм, как это наблюдалось ранее для лазеров с одиночной плоскостью с КТ, полученных методом газофазной эпитаксии из металлоорганических соединений (МО ГФЭ) [3]. Подобный переход не наблюдается для структур с N = 6, 10. Таким образом, максимальное достигнутое усиление в структурах с набором плоскостей с КТ составляет около 300 см-1. При этом для N = 6, N = 10 насыщения усиления не наблюдается по крайней мере до 4.5 кА/см2.

При расчете интегрального усиления мы исходили из обычного для лазерных структур предположения, что внутренний квантовый выход излучательной рекомбинации близок к 1. Поскольку волноводные и эмиттерные слои во всех описанных структурах были одинаковы, степень локализации оптического излучения в волноводной области не изменялась.

Зависимость длины волны генерации от температуры для структуры с N = 10 при больших длинах резонатора или в образцах с замкнутой модой всегда носит монотонный характер. Энергия генерации совпадает в пределах нескольких мэВ с энергией максимума линии фотолюминесценции квантовых точек при малых и умеренных плотностях возбуждения, обусловленной рекомбинацией основного состояния экситонов в КТ (рис. 7, a). Увеличение потерь на выход излучения приводит, как уже отмечалось, к возрастанию Jth. Кроме того, при этом наблюдается монотонный коротковолновый сдвиг линии генерации. Зависимость длины волны генерации от Jth представлена на рис. 7, b. Монотонный характер этих зависимостей позволяет утверждать, что в исследуемых лазерах в широком диапазоне температур (вплоть до комнатной) и во всем диапазоне плотностей порогового тока генерация происходит через состояния КТ.

Коротковолновый сдвиг линии лазерной генерации согласуется с монотонным сдвигом линии фотолюминесценции, наблюдаемым при больших плотностях возбуждения. Этот сдвиг связан с заполнением возбужденных состояний экситона в КТ, обусловливающих излучение в более коротковолновой области спектра. Как следует из рис. 7, b, для структурыс N=10 длина волны генерации, однако, не достигает длины волны, соответствующей смачивающему слою (933 нм) даже при J = 4кА/см2, в отличие от структур с N = 1 и N =3.

Вработе [2] в лазере с одной плоскостью КТ наблюдалось сужение спектра излучения при уменьшении длины резонатора и, таким образом, при высоких плотностях порогового тока. При малых плотностях тока спектр усиления остается широким, что, как уже отмечалось Рис. 7. a — зависимость длины волны генерации и максимума для лазеров с КТ [3], может приводить к необычайно спонтанного излучения от температуры в образце с замкнутой широкому спектру лазерной генерации при комнатной модой на основе структуре с N = 10; b — зависимость длины температуре. Эффект объясняется отсутствием транс- волны генерации от пороговой плотности тока для полоскового порта экситонов и носителей между соседними кванто- лазера на основе структуры с N = 10.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Исследование свойств низкопороговых гетеролазеров с массивами квантовых точек выми точками и их дисперсией по размерам. Для МВЕ лазеров эффект уширения спектра лазерной генерации сильнее выражен для структур с большим N, так как именно для таких лазеров реализуется режим генерации через основное состояние экситона в КТ, обладающее наибольшей пространственной локализацией.

Поскольку волновод лазеров полосковой конструкции при ширине 40–60 мкм допускал существование множества поперечных мод, в отдельных случаях вблизи порога генерации возникала генерация в нескольких поперечных модах одновременно. Спектр излучения лазера на основе структуры с N = 6 при J =1.1Jth представлен на рис. 8, a. На рис. 8, b приведена температурная зависимость длины волны генерации на пороге для того же образца. Отдельно отмечены максимумы спектра спонтанного излучения, соответствующие поперечным модам лазера. Их температурная зависимость может быть объяснена особенностями поперечного растекания носителей в верхних слоях лазера оксидно-полосковой конструкции.

Таким образом, в структурах с вертикально связанными квантовыми точками удается преодолеть эффект насыщения усиления, увеличить T0 вблизи комнатной температуры, реализовать низкие пороговые плотности тока и режим генерации через основное состояние экситона в КТ вплоть до комнатной температуры.

В заключение авторы выражают благодарность В.Б. Халфину за полезные обсуждения полученных результатов.

Список литературы [1] N. Kirstaedter, N.N. Ledentsov, M. Grundmann, D. Bimberg, V.M. Ustinov, S.S. Ruvimov, M.V. Maximov, P.S. Kop’ev, Zh.I. Alferov, U. Richter, P. Werner, U. Gosele, J. Heydenreich.

Electron. Lett. 30, 1416 (1994).

[2] S.V. Zaitsev, N.Yu. Gordeev, M.P. Soshnikov, A.Yu. Egorov, A.E. Zhukov, V.M. Ustinov, N.N. Ledentsov, P.S. Kop’ev. Proc.

of SPIE’s Optical Dimension and Materials (OPTDIM) Conf.

(Kiev, Ukraine, 1995) p. 287.

[3] S.V. Zaitsev, N.Yu. Gordeev, M.P. Soshnikov, V.M. Ustinov, A.Yu. Egorov, A.E. Zhukov, N.N. Ledentsov, I.N. Kochnev, V.P. Komin, P.S.Kop’vev.

Abstract

of SPIE’s Int. Symp.

Photonics West (San Jose, USA, 1996) proc. N2693-80.

[4] V.M. Ustinov, A.Yu. Egorov, A.E. Zhukov, N.N. Ledentsov, M.V. Maksimov, A.F. Tsatsul’nikov, N.A. Bert, A.A. Kosogov, P.S. Kop’ev, Zh.I. Alferov, D. Bimberg. Proc. Mater. Research Society (Boston, USA, 1995) V. 417. P. 141.

[5] N.N. Ledentsov, J. Bohrer, D. Bimberg, S.V. Zaitsev, V.M. Ustinov, A.Yu. Egorov, A.E. Zhukov, M.V. Maksimov, P.S. Kop’ev, Zh.I. Alferov, A.O. Kosogov, U. Gosele, S.S. Ruvimov [to be published in Proc. Mater. Research Society (San Francisko, USA, 1996)].

[6] А.Ф. Цацульников, Н.Н. Леденцов, М.В. Максимов, Рис. 8. a — спектр излучения полоскового лазера на основе А.Ю. Егоров, А.Е. Жуков, В.М. Устинов, Б.В. Воловик, структуры с N = 6 при J =1.1Jth при комнатной температуре;

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

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.