WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 10 Температурная зависимость порогового тока лазеров на квантовых ямах © Н.Л. Баженов¶, К.Д. Мынбаев, В.И. Иванов-Омский, В.А. Смирнов, В.П. Евтихиев, Н.А. Пихтин, М.Г. Растегаева, А.Л. Станкевич, И.С. Тарасов, А.С. Школьник, Г.Г. Зегря Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 29 ноября 2004 г. Принята к печати 14 декабря 2004 г.) Экспериментально исследована температурная зависимость порогового тока в лазерных структурах на основе GaInAs в широком диапазоне температур, 4.2 T 290 K. Показано, что во всем рассмотренном температурном интервале эта зависимость является монотонной. Получены теоретические выражения для пороговой концентрации носителей и показано, что она зависит от температуры линейно. Показано, что при низких температурах основной вклад в пороговый ток вносят процессы мономолекулярной рекомбинации (Шокли–Рида); при температурах T > 77 K пороговый ток определяется излучательной рекомбинацией;

при более высоких температурах, близких к комнатной, вклад в пороговый ток вносят процессы ожерекомбинации. При излучательной рекомбинации пороговый ток растет с температурой линейно, а при 3 оже-рекомбинации приблизительно как T.

1. Введение причем длина волны излучения () при комнатной температуре составляла от 0.95 до 1.54 мкм. Параметры Величина порогового тока полупроводниковых лазеобразцов приведены в таблице, где a — ширина кванторов является важным параметром этих приборов. Извой ямы.

вестно, что при повышении температуры (T ) пороговый Измерение порогового тока проводилось в диапазоне ток в гетеролазерах, в частности в лазерах на квантовых температур 4.2 T 290 K при возбуждении струкямах, возрастает. Для описания температурной зависитур импульсами длительностью 1 мкс. Пороговый ток мости пороговой плотности тока Jth в литературе часто определялся по отсечке ватт-амперной характеристики.

используют следующее выражение:

На рис. 1 представлены температурные зависимости плотности порогового тока для исследованных образцов.

Jth = A exp(T /T0), (1) Для всех лазерных структур наблюдается монотонная где A и T0 являются параметрами, причем T0 име- зависимость плотности порогового тока от температуры.

ет смысл характеристической температуры. Часто на Видно, что при T < 60 K пороговый ток для всех зависимости ln Jth(T ) выделяют несколько линейных образцов практически не зависит от температуры, а участков, и тогда для каждого из них подбирают свое при T > 60 K наблюдается линейная зависимость Jth(T ), значение A и T0, т. е. A и T0 сами зависят от тем- причем, если для образцов 1 и 3 при T > 170 K пературы. Исследованию температурной зависимости она сменяется резким ростом Jth, то для образцов пороговой плотности тока посвящено большое количество работ [1–7]. Однако в них достаточно подробно исследовано влияние температуры на пороговый ток лишь в узком диапазоне температур.

В настоящей работе экспериментально исследованы лазерные структуры на основе GaInAs в широком диапазоне температур, 4.2 T 290 K, и показано, что в таких структурах во всем рассмотренном температурном интервале наблюдается монотонная зависимость пороговой плотности тока от температуры. Кроме того, проведен анализ влияния основных процессов рекомбинации носителей заряда на величину порогового тока в лазерах на квантовых ямах в исследованном диапазоне температур.

2. Эксперимент Рис. 1. Экспериментальные зависимости плотности пороДля экспериментального исследования были выбрагового тока от температуры для образцов с длиной волны ны полупроводниковые лазеры на основе напряженных излучения при комнатной температуре, мкм: 1 — 1.54, гетероструктур InGaAs–AlGaAs с квантовыми ямами, 2 —1.06, 3 — 1.03, 4 — 0.95. Номера кривых соответствуют ¶ E-mail: bazhnil.ivom@mail.ioffe.ru номерам образцов в таблице.

Температурная зависимость порогового тока лазеров на квантовых ямах Параметры исследованных образцов № Количество, мкм, мкм Состав a, образца квантовых ям (T = 300 K) (T = 4.2K) 1 Ga0.2In0.8P0.25As0.75 в In0.1Ga0.9As0.7P0.3 2 65 1.54 1.2 In0.28Ga0.72As в GaAs 1 90 1.06 0.3 In0.22Ga0.78As в GaAs 2 80 1.03 0.4 In0.2Ga0.8As в Al0.125Ga0.875As 1 70 0.95 0.и 4 линейная зависимость Jth(T ) сохраняется вплоть явном виде, до комнатной температуры. В последующих разделах Fe - e n = Nc ln 1 + exp, мы рассмотрим различные механизмы, которые могут T привести к такой температурной зависимости плотности порогового тока.

Fh - h p = Nv ln 1 + exp, (5) T 3. Пороговая концентрация и выражения Fh и h через Fe и e с помощью (4), мы получаем выражение для Fe =(Fe - e)/T Для расчета плотности порогового тока в лазерной Nc ln 1 + exp(Fe) = Nv ln 1 + exp(-Fe), (6) структуре с квантовыми ямами прежде всего необходимо знать пороговую концентрацию двумерных носите что приводит к следующему уравнению для x = exp(Fe):

лей nth и ее зависимость от температуры. Пороговая концентрация может быть получена следующим образом.

e (1 + x)m /(mhh+mhl) - - 1 = 0. (7) x В условиях сильной инжекции электронно-дырочная плазма в квантовой яме квазинейтральна, концентрации Здесь me, mhh и mhl — эффективные массы электронов, электронов и дырок равны:

тяжелых и легких дырок соответственно. При выводе (7) было сделано предположение, что электроны n = p. (2) занимают основной уровень размерного квантования.

Из (7) вытекает следующий вывод: отношение разности Это условие может быть дополнено условием порога квазиуровней Ферми и энергии квантового уровня к генерации температуре, т. е. Fe, является константой, зависящей 1 только от отношений эффективных масс носителей заря g() =i + ln. (3) L R да. Аналогичный результат для трехмерного случая был Здесь g() — коэффициент усиления лазера с кван- получен в работе [10]. Для двумерного случая прибли товыми ямами, — фактор оптического ограничения, женное выражение для Fe было получено в работе [9].

Согласно (5), пороговая концентрация двумерных i — внутренние потери, R — потери на зеркалах, электронов (и равная ей концентрация дырок) равна L — длина резонатора. Для больших L, таких что L-1 ln R-1 i, порог генерации практически совпадает meT nth = ln 1 + exp Fe. (8) с порогом инверсии [8,9]. Тогда условие (3) принимает вид Таким образом, пороговая концентрация оказывается линейной функцией температуры. Этот факт имеет важное g() =G() значение, поскольку именно он в значительной степе1 + exp[(-Fe + e)/T ] ни определяет температурную зависимость порогового 1 тока. Отметим, что в трехмерном случае концентрация + - 1 0, 1.была бы пропорциональна T, как было показано в 1 + exp[(-Fh + h)/T ] цитированной выше работе [10].

и мы получаем 4. Пороговый ток лазера Fe - e + Fh - h = 0, (4) Выражение для пороговой плотности тока Jth лазера где Fe, Fh и e, h — энергии квазиуровней Ферми элекс квантовыми ямами может быть записано следующим тронов, дырок и энергии первых уровней размерного образом:

квантования для электронов, дырок, отсчитанные от краJth = e Rph + RA + Rm, (9) ев зоны проводимости и валентной зоны соответственно, G() — коэффициент поглощения в отсутствие инжек- где Rph — скорость излучательной рекомбинации, RA — ции [9]. Подставляя в (2) зависимости концентрации скорость оже-рекомбинации и Rm — скорость мономоэлектронов и дырок от энергий квазиуровней Ферми в лекулярной рекомбинации с участием локальных ценФизика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 1254 Н.Л. Баженов, К.Д. Мынбаев, В.И. Иванов-Омский, В.А. Смирнов, В.П. Евтихиев, Н.А. Пихтин...

тров. Относительная эффективность этих механизмов 4.2. Оже-рекомбинация рекомбинации меняется в зависимости от температуры.

Выражение для скорости оже-рекомбинации имеет Рассмотрим роль каждого из этих механизмов рекомбивид нации.

RA = CCHCC n2p + CCHHS np2, (14) где индексы CHCC и CHHS относятся к рекомбинации 4.1. Излучательная рекомбинация с участием электрона и тяжелой дырки, причем энергия передается соответственно электрону или тяжелой Для скорости излучательной рекомбинации в предельдырке, которая переходит в отщепленную зону. Выраженом случае, когда электроны и дырки находятся на ния для CCHCC и CCHHS приведены в работах [11–14].

основных уровнях размерного квантования, и в отсутЗдесь следует отметить тот факт, что в случае не ствие спин-орбитального взаимодействия можно полуслишком широких квантовых ям оба коэффициента ожечить приближенное аналитическое выражение (см. [11], рекомбинации имеют слабую зависимость от темперагл. 7) туры (не „экспоненциальную“), и поэтому с учетом (8) Rph (T ) n2, (10) th следует ожидать, что соответствующий пороговый ток зависит от температуры степенным образом как T, где где коэффициент бимолекулярной рекомбинации (T ) 1/T. Следовательно, ток излучательной реком- близко к 3.

бинации, согласно (8)–(10), зависит от температуры линейно.

4.3. Мономолекулярная рекомбинация Точное выражение для порогового тока, отвечающего При низких температурах (т. е. при малых пороговых излучательной рекомбинации, в случае одиночной кванконцентрациях) сильное влияние на процессы рекомбитовой ямы имеет вид [12] нации должна оказывать безызлучательная рекомбина ция через локальные центры. В этом случае темпера2 M Eg(Eg + ) Jth = I2v e I1, (11) c турную зависимость Jth можно оценить следующим об3 1 + M Eg +(2/3) cразом. Запишем выражение для тока мономолекулярной рекомбинации через время жизни носителей в виде [M/(1 + M)](E - E0) +e - Fe -I1 = E exp + 1 enth T Jth =. (15) EВ работе [15] показано, что при каскадном механизме [1/(1 + M)](E - E0) +h - Fh - exp + 1 dE, захвата носителей заряда в двумерных системах время T захвата на притягивающие центры меняется от T (12) при T > T0 до = const(T ) при T < T0, где T0 — где = e2/ c — постоянная тонкой структуры, некоторая характеристическая температура, которая, по Eg — ширина запрещенной зоны активной облаоценкам, в нашем случае попадает в диапазон 20-60 K.

сти, 0 — низкочастотная диэлектрическая проницаПонятно, что на этом переходном участке мы имеем емость, — энергия спин-орбитального взаимодейнекоторую промежуточную зависимость и с учетом темствия, M = mhh/me, E0 = Eg + e + h, Icv — интеграл пературной зависимости nth, которая вновь определяется перекрытия волновых функций электронов и дырок в выражением (8), получаем, что Jth может не зависеть от квантовой яме в направлении, перпендикулярном плостемпературы и даже увеличиваться при ее уменьшении.

кости ямы.

Следовательно, этот механизм также может играть важТемпературная зависимость выражения (11) содерную роль в температурной зависимости Jth в области жится в интеграле (12), который можно оценить, если низких температур.

воспользоваться выражением (4) и считать Fe 1 (это соответствует ситуации, когда электроны вырождены, а 5. Обсуждение результатов дырки не вырождены). В этом случае интеграл берется аналитически и равен На рис. 2 приведена расчетная кривая для образца 4, полученная с использованием выражения (11) для E I1 = T (1 + M)2 exp(-Fe) (1 + M) + порогового тока, определяемого излучательной рекомT бинацией, (кривая 2). Параметры структуры взяты из TE0(1 + M) exp(-Fe). (13) работы [16]. Наилучшее согласие теоретических результатов с экспериментальными данными было достигнуто Здесь учтено, что в рассматриваемом диапазоне тем- при значении интеграла перекрытия Icv = 0.73, которое ператур E0/T (1 + M). С учетом (13) выражение (11) является вполне разумным. Расчетная кривая хорошо также дает линейную зависимость порогового тока от описывает экспериментальную зависимость при темпетемпературы. ратуре выше 70 K.

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Температурная зависимость порогового тока лазеров на квантовых ямах квантовых ям. Из сравнения таблицы и рис. 1 видно, что отклонение от линейной зависимости Jth(T ) имеет место в образцах с двумя квантовыми ямами, тогда как структуры с одной квантовой ямой характеризуются линейной зависимостью Jth(T ) вплоть до комнатной температуры.

Кроме того, аппроксимация экспериментальной кривой Jth(T ) для образцов 1 и 3 при T > 170 K зависимостью Jth(T ) =T дает значение 2.7, что, как отмечалось в предыдущем разделе, близко к предсказываемой теорией величине = 3. Эти факты свидетельствуют в пользу преобладания процессов оже-рекомбинации при T > 170 K. Детальный анализ поведения Jth для этого температурного диапазона будет дан в отдельной работе.

Мы же обращаем внимание на те фундаментальные механизмы рекомбинации, которые вносят основной вклад в пороговый ток рассматриваемых полупроводниковых Рис. 2. Экспериментальная (точки) и расчетные (линии) зависимости плотности порогового тока от температуры для лазеров на квантовых ямах.

образца 4. 1 — расчет с использованием (15), (16), 2 —расчет согласно (11).

6. Заключение В работе проведены исследования зависимостей пороПри температурах вблизи жидкого гелия Jth стре- говой плотности тока от температуры во всем диапазоне мится к насыщению. Ранее было высказано предполо- T = 4-300 K. Анализ показал, что пороговая плотность жение, что одной из причин такого поведения может тока на различных участках зависимости определяется быть рекомбинация электронов и дырок с участием различными процессами рекомбинации. Так, при низких хвостов плотности состояний в зоне проводимости и температурах основной вклад в пороговый ток вносят валентной зоне [17]. Однако для исследованных в данной процессы мономолекулярной рекомбинации (Шокли– работе структур возможная степень неупорядоченно- Рида); при температурах T > 77 K пороговый ток опрести, которая способна привести к образованию хвостов деляется излучательной рекомбинацией; при более выплотности состояний, является низкой. Вместе с тем соких температурах, близких к комнатной, вклад в при низких температурах сильное влияние на процес- пороговый ток вносят и процессы оже-рекомбинации.

сы рекомбинации должна оказывать безызлучательная Работа была частично поддержана Российским рекомбинация через локальные центры. Поскольку темфондом фундаментальных исследований (гранты пературная зависимость пороговой концентрации nth(T ) № 04-07-90148, № 04-02-16786) и Федеральной нам известна и описывается (8) при любых температупрограммой поддержки научных школ (грант рах, то при подгонке температурной зависимости моно№ 2160.2003.2).

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.