WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 8 Конечное время рассеяния энергии носителей заряда как причина ограничения оптической мощности полупроводниковых лазеров © С.О. Слипченко¶, З.Н. Соколова, Н.А. Пихтин, К.С. Борщев, Д.А. Винокуров, И.С. Тарасов Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Воронежский государственный университет, 394006 Воронеж, Россия (Получена 20 декабря 2005 г. Принята к печати 13 января 2006 г.) Установлено, что причиной, ограничивающей максимально достижимую мощность оптического излучения в полупроводниковых лазерах, является конечная величина времени рассеяния энергии электронов на неравновесных оптических фононах в квантово-размерной активной области.

Экспериментально исследованы мощностные и спектральные характеристики полупроводниковых лазеров при высоких уровнях возбуждения (до 100 кА/см2) в импульсном режиме генерации (100 нс, 10 кГц).

Получено, что с увеличением тока накачки максимальная интенсивность стимулированного излучения насыщается, а рост излучаемой мощности происходит за счет расширения спектра в коротковолновую область. Насыщение интенсивности излучения обусловлено ограничением скорости стимулированной рекомбинации. Фактором, ограничивающим скорость стимулированной рекомбинации, является конечная величина времени рассеяния энергии электронов на полярных оптических фононах. Обнаружено, что расширение спектра стимулированного излучения связано с ростом концентрации носителей тока в активной области, что приводит к усилению выброса электронов в волноводные слои.

С ростом тока накачки концентрация носителей тока в волноводе достигает порогового значения и возникает эффективный канал токовых утечек из активной области. Экспериментально показано, что появление волноводной полосы генерации коррелирует с резким снижением дифференциальной квантовой эффективности полупроводникового лазера.

PACS: 42.55.Px, 78.45.th, 63.40.Kr Увеличение оптической мощности излучения полу- выводы. Позже в работах [13,14] подробно проанализипроводниковых лазеров является актуальной проблемой. рован эффект накопления носителей тока у эмиттера Во всех ведущих центрах мира по разработке полу- p-типа, приводящий к росту внутренних оптических проводниковых лазеров максимально достижимая мощ- потерь. В работе [15] теоретически рассматривался ность оптического излучения превысила рубеж в 5 Вт температурный выброс носителей тока в волновод из в непрерывном режиме генерации в диапазоне длин квантовой ямы, что объясняет рост токовых утечек с волн 800–1500 нм [1–8]. Лучшие результаты достигнуты увеличением тока накачки. В работе [16] была преддля длин волн излучения 1060 нм [5,6]. В основе принята попытка проанализировать рост внутренних достижений, полученных в ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, оптических потерь за счет насыщения усиления с ростом лежит концепция создания мощных полупроводниковых тока накачки. В лазерах на основе четверных твердых лазеров на базе асимметричных гетероструктур раздель- растворов на подложке фосфида индия экспериментального ограничения с расширенным волноводом [9,10]. но исследовалось насыщение ватт-амперной характериВ непрерывном режиме генерации все полупроводни- стики с ростом тока накачки, которое было вызвано ковые лазеры имеют насыщающуюся ватт-амперную ха- ростом температуры активной области и пороговой рактеристику (более слабую, чем линейная). Снижение плотности тока [17].

дифференциальной квантовой эффективности наблюдаВсе перечисленное вносит вклад в снижение мощноется во всех полупроводниковых лазерах независимо сти оптического излучения полупроводниковых лазеров.

от состава используемых твердых растворов, диапазона Однако ответа на вопрос о фундаментальной причине, длин волн, уровня эпитаксиальной технологии и оптиограничивающей максимально достижимые мощности мизации конструкции полупроводниковой гетерострукоптического излучения в полупроводниковом лазере, не туры. Для объяснения этого явления было предпринято установлено.

несколько попыток, включающих экспериментальные и В непрерывном режиме генерации увеличение темрасчетно-аналитические подходы. В работах [11,12] вперпературы активной области при пропускании больших вые было обращено внимание на расширение спектра токов накачки очевидно. Простые расчеты и экспегенерации и наличие излучения из волноводных слоев рименты по определению перегрева активной области при высоких уровнях возбуждения. Однако исследование дают величину в 50-100C в зависимости от длины полупроводниковых лазеров, полученных методом жидрезонатора (2–4мм) и уровня тока (15–25 A). Перекостной эпитаксии, не позволяло делать обобщающие грев активной области приводит к различного рода ¶ E-mail: Serghpl@mail.ioffe.ru последствиям: выбросу носителей в волновод, росту 1018 С.О. Слипченко, З.Н. Соколова, Н.А. Пихтин, К.С. Борщев, Д.А. Винокуров, И.С. Тарасов ниже, чем в непрерывном режиме, в ватт-амперных зависимостях наблюдается снижение дифференциальной квантовой эффективности. Это происходит в диапазоне токов 100–200 A в зависимости от конструктивных особенностей лазерной гетероструктуры и лазерного диода.



1. Спектральные характеристики полупроводниковых лазеров при высоких уровнях накачки Известно, что мощные полупроводниковые лазеры имеют широкий спектр излучения [12,18–20]. Однако нам не известны работы, посвященные исследованию причин, приводящих к увеличению ширины спектра в Рис. 1. Ватт-амперные характеристики в импульсном (1) и полупроводниковых лазерах при высоких уровнях нанепрерывном (2) режимах генерации для лазерного диода с качки. На рис. 2 приведены спектры генерации полудлиной резонатора L = 3 мм и шириной полоска 100 мкм с выпроводникового лазера в зависимости от тока накачки в сокоотражающим (95%) и просветляющим (5%) покрытиями импульсном режиме. С ростом тока накачки в развитии на гранях резонатора при температуре 20 (Ith = 400 мА).

спектра имеется несколько особенностей. Наблюдается смещение спектра в длинноволновую область спектра, обусловленное разогревом активной области за время импульса тока накачки. Коротковолновая граница порогового тока, увеличению внутренних оптических спектра генерации также смещается с ростом тока потерь и другим. В результате наблюдается насыщение накачки. При токе накачки 80-100 кА/см2 в некоторых ватт-амперной характеристики. Исследование эффекта случаях ширина спектра генерации достигает 60 нм.

насыщения в непрерывном режиме генерации проходит Еще одной важной особенностью является насыщение в условиях, при которых может наступить деградация максимума интенсивности спектра излучения. После лазерного диода в любой момент времени. Поэтому в достижения некоторой величины тока накачки интенсивнастоящей работе мы попытались исключить перегрев ность излучения прекращает расти, и наблюдается тольполупроводникового лазера за счет перехода от непреко уширение спектра генерации. На рис. 3 приведены рывного режима накачки к импульсному. Для этого был типичная ватт-амперная характеристика и зависимость использован импульсный генератор тока с длительноинтенсивности максимума спектра генерации от тока стью импульса менее 100 нс, током в импульсе до 200 А накачки. Очевидных причин, объясняющих этот эффект, и частотой повторений 1–10 кГц. Использование такого нет. Работы [21–25], посвященные вопросу многомодорежима при токах накачки 20–25 A практически полнового (продольные моды) режима генерации, не могут стью исключает перегрев лазерного кристалла. Однако объяснить возникновение в полупроводником лазере при токах накачки в 200 А за время импульса активная область полупроводникового лазера перегревается на 20–30 градусов.

В работе исследованы полупроводниковые лазеры с 1040 нм со 100 мкм апертурой, полученные на основе асимметричных гетероструктур раздельного ограничения методом МОС-гидридной эпитаксии. Их свойства и характеристики подробно исследованы в наших работах [6,10,18].

На рис. 1 приведены ватт-амперные характеристики полупроводникового лазера в непрерывном и импульсном режимах генерации. При токах накачки около 20 A в непрерывном режиме наблюдается насыщение ваттамперной характеристики, а в импульсном режиме признаков насыщения не отмечено. Это позволяет нам сделать вывод, что температурный разогрев полупроводникового лазера в непрерывном режиме генерации Рис. 2. Спектры генерации в импульсном режиме при является основной причиной насыщения ватт-амперной различных плотностях тока накачки для лазерного диода с характеристики. Все остальные причины являются его длиной резонатора L = 1.5 мм и шириной полоска 100 мкм:

производными. Однако и при импульсном режиме на1 —13 кА/см2, 2 —40 кА/см2, 3 —67 кА/см2, 4 —73 кА/см2, качки, когда перегрев активной области значительно 5 —80 кА/см2.

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Конечное время рассеяния энергии носителей заряда как причина ограничения оптической... жение в квантовой яме активной области концентрации 1.2 · 1019 см-3 и коэффициента усиления 4100 см-1.

В работах [16,27] рассматривался эффект насыщения усиления в квантово-размерных гетероструктурах. Насыщением усиления в полупроводниковых лазерах принято называть отклонение от линейного закона возрастания усиления с током, характерное для лазеров с объемной активной областью. В полупроводниковых лазерах с квантово-размерной активной областью эмпирически установлено, что усиление возрастает как логарифм пороговой концентрации [28]. Однако насыщение усиления при возрастании тока накачки не может служить причиной насыщения интенсивности стимулированного излучения. Интенсивность стимулированного излучения полностью определяется скоростью стимулированной излучательной рекомбинации или временем жизни ноРис. 3. Зависимости мощности излучения (1) и интенсивсителей тока, участвующих в стимулированных излуности максимума спектра генерации (2) от плотности тока чательных переходах. Скорость стимулированной излунакачки для лазерного диода с длиной резонатора L = 1.5мм чательной рекомбинации пропорциональна количеству и шириной полоска 100 мкм в импульсном режиме генерации при температуре 20C. инжектированных носителей и количеству фотонов в резонаторе. Оба эти параметра не имеют физических причин, ограничивающих их рост при увеличении тока накачки в полупроводниковом лазере. В случае процесса спонтанной излучательной рекомбинации, когда времена жизни ограничены несколькими наносекундами, можно наблюдать заполнение плотности состояний квантоворазмерных уровней в фотолюминесцентных спектрах излучения. Это было сделано многими исследователями в период экспериментов с квантово-размерными эпитаксиальными слоями [11,27,29]. Снятие ограничений по скорости излучательной рекомбинации (выполнение пороговых условий) приводит к росту интенсивности стимулированных излучательных переходов в некотором спектральном диапазоне.





2. Токовые утечки в волноводном слое Ток носителей заряда в полупроводнике обусловлен Рис. 4. Экспериментальная зависимость материального усиледиффузионной и дрейфовой составляющими. Учитывая, ния (G) от пороговой концентрации (nth) для InGaAs-квантовочто слой объемного заряда в исследуемых лазерных размерной активной области исследуемых гетероструктур.

гетероструктурах не превышает 0.1–0.3 мкм, а толщина волноводного слоя, прилегающего к n- и p-эмиттеру, достигает толщины в один микрон, для обеспечения длиной 1.5 мм по крайней мере 750 продольных мод тока излучательной рекомбинации в активной области (межмодовое расстояние 0.8 ). Расширение спектра необходимо создание некоторой концентрации носитегенерации до 50-60 нм возможно только при условии лей тока в волноводных слоях. Коэффициент диффузии и выполнения пороговых условий для вышележащих энер- подвижность дырок в полупроводниковых твердых расгетических уровней по отношению к уже участвующим творах, используемых для создания лазеров, обычно в в генерационном процессе. Для этого на вышележащих десятки раз меньше, чем электронов [30]. Для обеспечеуровнях концентрация носителей тока должна возрасти ния непрерывности рекомбинационного тока в активной до порогового значения. Используя набор полупровод- области, в прилегающей к p-эмиттеру части волновода никовых лазеров с различной длиной резонатора, как концентрация носителей тока превышает концентрацию и в [26], была определена связь между коэффициентом в части волновода, прилегающей к n-эмиттеру. Этот усиления и пороговой плотностью тока, из которой эффект, отмеченный впервые в работе [11], а затем мы получили зависимость усиления от концентрации изученный в работах [13,14], может привести к росту (рис. 4). Согласно этой зависимости, для обеспечения токовой утечки в p-эмиттер. Расчет величин токовой ширины спектра генерации в 60 нм необходимо дости- утечки и внутренних оптических потерь в этом случае Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 1020 С.О. Слипченко, З.Н. Соколова, Н.А. Пихтин, К.С. Борщев, Д.А. Винокуров, И.С. Тарасов p-эмиттеру, и токовые утечки в виде излучательной рекомбинации в волноводе растут. На третьем участке, когда концентрация носителей в волноводе достигает пороговой и наблюдается генерация излучения в волноводе, открывается интенсивный канал утечек тока, приводящий к резкому снижению дифференциальной квантовой эффективности (рис. 5).

3. Время рассеяния энергии носителей тока и время стимулированных излучательных переходов в активной области Насыщение интенсивности в максимуме спектра геРис. 5. Зависимости выходной оптической мощности (1) и ин- нерации из активной области четко коррелирует с ротенсивности максимума спектра люминесценции волноводного стом токовых утечек в волноводные слои. Поэтому, по слоя в направлении, перпендикулярном оси резонатора (2) от нашему мнению, процессы, приводящие к насыщению плотности тока накачки для лазерного диода с длиной резоинтенсивности в спектре генерации, приводят также натора L = 1.5 мм и шириной полоска 100 мкм в импульсном к росту концентрации в активной области и росту режиме генерации при температуре 20C.

токовых утечек и играют решающую роль в насыщении дифференциальной квантовой эффективности (рис. 1, рис. 5).

полностью зависит от выбора констант и эксперимен- Согласно классическим представлениям о скорости тально определенных параметров, а главное, эти потери рассеяния энергии носителей тока на полярных опплавно возрастают с током накачки, что не согласуется тических фононах в квантовой яме лазерной гетерос пороговым характером насыщения ватт-амперной за- структуры, время рассеяния энергии можно представить висимости в импульсном режиме генерации. следующим образом [31,32]:

Pages:     || 2 | 3 |





© 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.