WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Для установления характера токовых утечек в волно 0 Ee,h воде лазерной гетероструктуры мы исследовали излуче =, (1) ние из волноводного слоя в направлении оси резонатора dE/dt Nq 0 me,h Фабри–Перо и перпендикулярно ей для снижения доли где dE/dt — скорость рассеяния энергии носителя стимулированного излучения в регистрируемом спектока, 0 — энергия полярного оптического фонона, тре. На рис. 5 приведена зависимость интенсивности me,h — эффективная масса электрона или дырки, Nq — излучения из волноводного слоя ( = 870-890 нм) в функция распределения оптических фононов и Ee,h — лазерной гетероструктуре от тока накачки, в которой энергия электрона или дырки (Nq > 1, E > 0). Из появляются две характерные области при плотностях формулы (1) следует, что медленнее релаксируют легтока 15 и 60 кА/см2. Первая соответствует значениям кие электроны, поэтому в дальнейшем мы ограничимся тока, при которых наступает насыщение интенсивности в спектре генерации. Вторая — плотностям тока, соот- только рассмотрением релаксации электронов. Испольветствующим резкому падению дифференциальной кван- зуя материалы работ [31,32], была проведена оценка времени рассеяния энергии электронов в исследуемой товой эффективности. При наблюдении излучения вдоль лазерной гетероструктуре. В расчете учитывалось неравоси резонатора появление второй области совпадает с новесное распределение полярных оптических фононов порогом генерации излучения из волноводных слоев.

(Nq), приводящее к эффекту их накопления. Время Токовые утечки в волноводном слое представляют рассеяния энергии для электронов при взаимодействии с собой три процесса с последовательно нарастающей интенсивностью. На первом участке (рис. 5), с наи- полярными оптическими фононами составило величину меньшей интенсивностью, излучательная рекомбинация 2 · 10-11 с. Необходимо отметить, что время рассеяния в волноводе, прилегающем к p-эмиттеру, пропорцио- энергии электронов имеет тенденцию роста с увеличенальна токовым утечкам из активной области и опре- нием концентрации электронов [31]. Другими словами, деляется наличием избыточной концентрации дырок в при высоких уровнях накачки время рассеяния энергии этой части волновода [11,14]. На втором участке, после электронов возрастает и может различаться на порядки.

насыщения максимума интенсивности спектра генера- Из этой оценки времени рассеяния энергии электронов ции, концентрация в активной области начинает резко в квантовой яме следует, что электроны доставляются на расти, и выброс носителей в волноводные слои также энергетические уровни с конечной скоростью за время резко увеличивается [15]. Соответственно возрастает 2 · 10-11 c. Дырки в этих же условиях из-за большей концентрация электронов в волноводе, прилегающем к массы успевают термализоваться.

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Конечное время рассеяния энергии носителей заряда как причина ограничения оптической... Теперь рассмотрим время жизни носителей заряда или скорость стимулированной излучательной рекомбинации. Время стимулированных излучательных переходов можно представить в следующем виде [28]:

N stim =, (2) GVgrNph при этом скорость стимулированной излучательной рекомбинации принимает следующий вид: Rstim = N/stim, где N — концентрация электронов в активной области, G — коэффициент материального усиления, Vgr — групповая скорость световой волны, Nph — концентрация фотонов в резонаторе и — фактор оптического ограничения активной области. Используя скоростные уравнения для электронов и фотонов, можно выразить Рис. 6. Зависимости усредненного стимулированного времени время стимулированных излучательных переходов в дружизни носителей заряда в квантово-размерной активной обгом виде:

ласти от плотности тока накачки лазерного диода с длиной qNVar stim =, (3) резонатора L = 1.5 мм и шириной полоска 100 мкм. 1 — пороiI говая концентрация носителей заряда в активной области растет с ростом тока накачки, 2 — пороговая концентрация где q — заряд электрона, Var — объем активной области, и материальное усиление постоянны во всем диапазоне токов i — квантовый выход стимулированного излучения, накачки (nth = 5 · 1018 см-3, G = 1600 см-1).

I — ток накачки полупроводникового лазера. В режиме генерации можно связать ток накачки с мощностью излучения известным способом [28]:

ной рекомбинации в зависимости от плотности тока mirr h P = i (I - Ith), (4) накачки полупроводникового лазера (рис. 6, кривая 1).

mirr + i q При достижении величины порядка 10-12 с произошла где mirr — оптические потери на выход, i —внутрен- стабилизация времени стимулированной излучательной ние оптические потери, h — энергия фотона, Ith — рекомбинации (рис. 6, кривая 1).

пороговый ток полупроводникового лазера. Подставив выражение (4) в (3), можно выразить время стимули4. Обсуждение результатов рованных переходов в полупроводниковом лазере через мощность оптического излучения.

Наблюдаемый эффект можно объяснить следующим Воспользовавшись выражением (3), можно построить образом. За порогом генерации с увеличением тока назависимость времени жизни носителей тока, участвуюкачки происходит уменьшение времен жизни носителей щих в стимулированной излучательной рекомбинации, заряда, участвующих в стимулированной излучательной от плотности тока накачки полупроводникового лазера рекомбинации, и интенсивность излучения растет. При (рис. 6, кривая 2). В расчетах концентрация электронекотором токе накачки время жизни носителей заряда, нов принималась равной пороговой 5 · 1018 см3, а внуучаствующих в стимулированной излучательной рекомтренний квантовый выход стимулированного излучения бинации, сравнивается с временем рассеяния энергии 100%. За начало отсчета было принято время спонтанэлектронов, и для определенной группы энергетических ной излучательной рекомбинации на пороге генерации.

переходов наступает насыщение скорости стимулированХод зависимости указывает, что в идеальном полупроводниковом лазере с ростом тока накачки время стиму- ной излучательной рекомбинации. С увеличением тока накачки возрастает концентрация носителей (электролированной излучательной рекомбинации уменьшается нов) на энергетических уровнях, лежащих выше по энернезависимо от величины тока.

гии, и достигает порогового значения. Спектр генерации Наибольший интерес представляет рассчитанная из экспериментальных данных зависимость времени стиму- расширяется. Далее с ростом тока накачки процедура повторяется. При этом с ростом концентрации в лированной излучательной рекомбинации от плотности активной области увеличивается выброс электронов в тока накачки полупроводникового лазера, приведенная на рис. 6 (кривая 1). Для построения этой зависимо- волноводные слои. Экспериментально это подтверждасти использовались экспериментальная ватт-амперная ется ростом интенсивности излучения из волноводных характеристика (рис. 5) и зависимость усиления от слоев. Затем при некотором токе накачки концентрация концентрации (рис. 4). Затем, применяя выражение (3), выброшенных носителей достигает пороговой в части мы рассчитали усредненное время жизни носителей волноводного слоя и наблюдается генерация излучения заряда, участвующих в стимулированной излучатель- из волноводного слоя. Это означает, что открывается Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. 1022 С.О. Слипченко, З.Н. Соколова, Н.А. Пихтин, К.С. Борщев, Д.А. Винокуров, И.С. Тарасов эффективный канал утечек рекомбинационного тока из Список литературы активной области. На ватт-амперной характеристике [1] J.K. Wade, L.J. Mawst, D. Botez, J.A. Morris. Electron. Lett., наблюдается излом и снижение дифференциальной кван34, 1100 (1998).

товой эффективности (рис. 5).

[2] J. Sebastian, G. Beister, F. Bugge, F. Buhrandt, G. Erbert, H.G. Hansel, R. Hulsewede, A. Knauer, W. Pittroff, R. Staske, M. Schroder, H. Wenzel, M. Weyers, G. Trankle. IEEE J.

5. Заключение Select. Topics Quant. Electron., 7, 334 (2001).

[3] X. He, S. Srinivasan, S. Wilson, C. Mitchell, R. Patel. Electron.

Исследованы мощные полупроводниковые лазеры, поLett., 34, 2126 (1998).

лученные методом МОС-гидридной эпитаксии на основе [4] A. Al-Muhanna, L.J. Mawst, D. Botez, D.Z. Garbuzov, асимметричных квантово-размерных лазерных гетероR.U. Martinelli, J.C. Connolly. Appl. Phys. Lett., 73, структур раздельного ограничения с расширенным вол(1998).

новодом. Для возбуждения лазерного излучения при[5] F. Bugge, G. Erbert, J. Fricke, S. Gramlich, R. Staske, менялся генератор токовых импульсов с длительноH. Wenzel, U. Zeimer, M. Weyers. Appl. Phys. Lett., 79, стью 100 нс, частотой повторения 10 кГц и током в (2001).

импульсе 200 А. Переход к импульсному режиму гене[6] N.A. Pikhtin, S.O. Slipchenko, Z.N. Sokolova, A.L. Stankevich, рации позволил значительно снизить перегрев активной D.A. Vinokurov, I.S. Tarasov, Zh.I. Alferov. Electron. Lett., 40, области и увеличить излучаемую мощность до 145 Вт из 1413 (2004).

лазера с 100 мкм апертурой. [7] D.Z. Garbuzov, R.J. Menna, R.U. Martinelli, J.H. Abeles, J.C. Connolly. Electron. Lett., 33, 1635 (1997).

Исследование полупроводниковых лазеров в импульс[8] Е.Г. Голикова, В.А. Курешов, А.Ю. Лешко, Д.А. Лившиц, ном и непрерывном режимах показало, что насыщеА.В. Лютецкий, Д.Н. Николаев, Н.А. Пихтин, Ю.А. Ряние ватт-амперной характеристики в непрерывном ребоштан, С.О. Слипченко, И.С. Тарасов, Н.В. Фетисова.

жиме генерации полностью определяется перегревом Письма ЖТФ, 26, 40 (2000).

активной области полупроводникового лазера. Другие [9] Н.А. Пихтин, С.О. Слипченко, З.Н. Соколова, И.С. Тарапричины носят второстепенный характер. Исследования сов. ФТП, 38, 374 (2004).

в импульсном режиме генерации, снижающие влияние [10] С.О. Слипченко, Д.А. Винокуров, Н.А. Пихтин, З.Н. Сокоперегрева активной области, позволили определить фунлова, А.Л. Станкевич, И.С. Тарасов, Ж.И. Алфёров. ФТП, даментальные причины, ограничивающие максимально 38, 1477 (2004).

достижимые оптические мощности излучения из по[11] Д.З. Гарбузов, А.В. Овчинников, Н.А. Пихтин, З.Н. Соколупроводниковых лазеров. Фундаментальной причиной, лова, И.С. Тарасов, В.Б. Халфин. ФТП, 25, 928 (1991).

приводящей к ограничению максимально достижимой [12] Н.А. Пихтин, И.С. Тарасов, М.А. Иванов. ФТП, 28, мощности оптического излучения полупроводникового (1994).

лазера, является конечная величина времени рассея- [13] B.S. Ryvkin, E.A. Avrutin. J. Appl. Phys., 97, 123103 (2005).

[14] B.S. Ryvkin, E.A. Avrutin. J. Appl. Phys., 97, 113106 (2005).

ния энергии носителей заряда в квантовой яме. При [15] L.V. Asryan, N.A. Gun’ko, A.S. Polkovnikov, G.G. Zegrya, совпадении времени стимулированной излучательной R.A. Suris, P.-K. Lau, T. Makino. Semicond. Sci. Technol., 15, рекомбинации и минимального значения времени рас1131 (2000).

сеяния энергии наступает стабилизация интенсивности [16] Г.Г. Зегря, И.Ю. Соловьев. ФТП, 39, 636 (2005).

излучения с определенного энергетического уровня, что [17] Е.Г. Голикова, В.А. Курешов, А.Ю. Лешко, А.В. Лютецкий, является причиной интенсивного роста концентрации Н.А. Пихтин, Ю.А. Рябоштан, Г.А. Скрынников, И.С. Таносителей в активной области. Как следствие, растет расов, Ж.И. Алфёров. ФТП, 34, 886 (2000).

ширина спектра генерации и увеличивается выброс [18] Д.А. Винокуров, С.А. Зорина, В.А. Капитонов, А.В. Муэлектронов в волноводные слои.

рашова, Д.Н. Николаев, А.Л. Станкевич, М.А. Хомылев, Рост концентрации электронов в волноводных слоях В.В. Шамахов, А.Ю. Лешко, А.В. Лютецкий, Т.А. Налет, приводит к выполнению порогового условия и наблю- Н.А. Пихтин, С.О. Слипченко, З.Н. Соколова, Н.Ф. Фетисова, И.С. Тарасов. ФТП, 39, 388 (2005).

дается генерация излучения из волноводного слоя. Ге[19] Al-Muhanna, A. Mawst, L.J. Botez, D.Z. Garbuzov, R.U. Marнерация излучения из волноводного слоя является эфtinelli, J.C. Connolly. Lasers and Electro-Optics Society фективным каналом токовых утечек рекомбинационного Annual Meeting. 1997. LEOS 97 10 th Annual Meeting.

тока активной области, приводящих к резкому снижению Conf. Proc. IEEE, 2, 205 (1997).

дифференциальной квантовой эффективности.

[20] J.G. Kim, L. Shterengas, R.U. Martinelli, G.L. Belenky, Работа выполнена при частичной поддержке Програм- D.Z. Garbuzov, W.K. Chan. Appl. Phys. Lett., 81, 3146 (2002).

[21] A.A. Chelny, M.Sh. Kobyakova, P.G. Eliseev. IEEE J. Quant.

мы фундаментальных исследований ОФН РАН.

Electron., 40, 113 (2004).

В заключение авторы выражают благодарность за [21] Y. Nishimura. IEEE J. Quant. Electron., 9, 1011 (1973).

полезные консультации и плодотворное обсуждение ре[23] B. Zee. IEEE J. Quant. Electron., 14, 727 (1978).

зультатов Л.Е. Воробьеву и В.Л. Зеровой, С.А. Гуревичу [24] T. Honc, J. Zavadil. J. Appl. Phys., 73, 7978 (1993).

за ценные замечания и за оказанную помощь в решении [25] M.P. Kesler, C.S. Harder, E.E. Latta. Appl. Phys. Lett., 59, технических задач А.В. Рожкову. 2775 (1991).

Физика и техника полупроводников, 2006, том 40, вып. Конечное время рассеяния энергии носителей заряда как причина ограничения оптической... [26] Н.А. Пихтин, С.О. Слипченко, З.Н. Соколова, И.С. Тарасов. ФТП, 36, 364 (2002).

[27] Д.З. Гарбузов, А.В. Тикунов, В.Б. Халфин. ФТП, 21, (1987).

[28] L.A. Coldren, S.W. Corzine. Diode lasers and photonic integrated circuits (John Wiley and Sons, Inc., 1995).

[29] Ж.И. Алфёров, Д.З. Гарбузов, С.В. Зайцев, А.Б. Нивин, А.В. Овчинников, И.С. Тарасов. ФТП, 21, 825 (1987).

[30] A. Dargys, J. Kundrotas. Handbook on physical properties of Ge, Si, GaAs and InP (Vilnius, Science and Encyclopedia Publishers, 1994).

[31] Л.Е. Воробьев, С.Н. Данилов, В.Л. Зерова, Д.А. Фирсов.

ФТП, 37, 604 (2003).

[32] Л.Е. Воробьев, С.Н. Данилов, Е.Л. Ивченко, М.Е. Левинштейн, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгин. Кинетические и оптические явления в сильных электрических полях в полупроводниковых наноструктурах (СПб., Наука, 2000).

Редактор Л.В. Беляков Finite energy scattering time of charge carriers as an origin of optical power limitation in semiconductor lasers S.O. Slipchenko, Z.N. Sokolova, N.A. Pikhtin, K.S. Borschev, D.A. Vinokurov, I.S. Tarasov Ioffe Physicotechnical Insitute, Russian Academy of Sciences, 194021 St. Petersburg, Russia Voronezh State University, 394006 Voronezh, Russia

Abstract

We show that the origin of optical power limitation in semiconductor lasers is a finite energy scattering time of charge carriers on nonequilibrium optical phonons in quantum well active region.

Pages:     | 1 || 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.