10.2. Cвойства p-n переходов

Основной способ накачки полупроводниковых лазеров – инжекция носителей электрического тока в p-n –переход путем пропускания через него электрического тока. Такие лазеры называют инжекционными.

Рис. 10.11. Диаграммы энергетических уровней для примесных полупроводников. а – проводник n –типа, в котором почти все донорные примеси ионизованы. б – полупроводник p –типа, в котором почти все акцепторные уровни заняты электронами, возбуждаемыми из валентной зоны.

p-n – переход – резкий пространственный переход, граница в примесном полупроводнике между областями с разным типом проводимости.

В полупроводнике с p-проводимостью основными носителями электрического тока являются положительные (positive) заряды - дырки, а в полупроводнике n – типа основные носители – электроны, имеющие отричательный (negative) заряд.

Рис. 10.12. Электронные уровни энергии p-n – перехода в равновесии. Между p – и n – областями существует контактная разность потенциалов V_D, которая препятствует диффузии основных носителей. Обозначение n⁺ указывает, что область n – типа имеет более высокую степень легирования, чем область p – типа.

В равновесном состоянии, когда нет градиента электрического поля температуры, уровень Ферми E_f един для всего образца.

Рис. 10.13. Концентрация носителей n –p –перехода в равновесии.

Внешнее напряжение, приложенное к n –p –переходу нарушает равновесие. В зависимости от полярности приложенного напряжения потенциальный барьер будет понижаться, или повышаться. Барьер снижается, если к р – области приложен положительный потенциал. В результате поток основных носителей через n –p –переход возрастает пропорционально экспоненте от приложенного электрического напряжения V : I ~ exp(eV/kT).

Рис. 10.14. Вольт-амперная характеристика лазера на двойной гетероструктуре GaAs – Al_0,3Ga_0,7As. Площадь контакта 6 10^-4 см². По оси ординат отложен ток фотоприемника, регистрирующего лазерное излучение.

Масштаб токов по оси ординат на приведенном графике логарифмический. Это означает, что при изменении тока более чем на 10 порядков экспоненциальная зависимость тока от приложенного напряжения сохраняется.

Рис. 10.15. Электронные уровни положительно смещенного n –p –перехода.

Рис. 10.16. Концентрация носителей в положительно смещенном n –p –переходе.

Рис. 10.17. Упрощенный вид функции распределения носителей в n –p –переходе и спектр излучения светодиода.

Рис. 10.18. Спектры излучения светодиодов: а – на основе GaAs, легированного Si; б – диодов на основе InGaAsP разного состава.

10.3. Полупроводниковые лазеры на гетеропереходах

Рис. 10.19. Общий вид кристалла полоскового инжекционного лазера. Излучает полосковый световод, расположенный вблизи верхней грани кристалла и параллельный этой грани, внутри которого находится p-n – переход.

Рис. 10.20,а - Схема пространственной структуры лазера. б – поперечное сечение лазера вблизи активной области.

Рис. 10.21. Структура лазера на двойной гетероструктуре.

Гетеролазер образован двумя волноводными структурами: одна для электронных волн деБройля, а вторая – для оптического излучения. Планарный волновод для пространственного ограничения электронов малой толщины расположен внутри оптического волновода. Внутри этого волновода расположен p-n –переход.

Рекомбинация электронов и дырок в p-n –переходе приводит к оптическому усилению. Коэффициент усиления в активном слое очень велик и может достигать ~ 100 .. 200 см ^-1. Условием образования волновода является создание планарного слоя, показатель преломления которого превышает показатель преломления граничных слоев. При отражении от граничных слоев волны испытывают полное внутреннее отражение и, тем самым оказываются запертыми в волноводной структуре.

Оптический резонатор обычно образован торцами кристалла. Так как показатель преломления арсенида галлия составляет n = 3,6, то коэффициент отражения от грани равен 0,32. Учитывая большое значение коэффициента усиления этого достаточно для получения генерации в кристалле длиной в доли миллиметра.

Технология изготовления полупроводниковых лазеров основана на газовой или жидкостной эпитаксии: нанесению многослойной структуры на подложку из арсенида галлия или другого материала. Кристаллографические оси пластины подложки в процессе ее изготовления из заготовки ориентируют таким образом, чтобы плоскость пластины совпадала с естественной кристаллической плоскостью кристаллической пластины {100}. При этом сразу изготавливают заготовку диаметром до 400 мм, из которой в ходе единого процесса можно изготовить миллионы кристалликов полупроводниковых лазеров. После этого пластину раскалывают вдоль кристаллографических плоскостей на микрокристаллики с размерами в десятые доли миллиметра. Эту операцию называют скрайбированием. Ее осуществляют с помощью специального лазера методом термораскалывания.

Кристалл арсенида галлия имеет кубическую структуру. Поэтому в процессе скрайбирования грани кристаллика, лежащие в плоскости естественного скола {110}, оказываются расположенными нормально к плоскости волновода.

Микрокристллик припаивают легкоплавким припоем - индием к теплоотводящей подложке. Сверху приваривают золотые проволочки для подвода электрического тока (см. рис.13.17). Затем лазер с подложкой помещают в герметизированный корпус с окошком для вывода лазерного излучения.

Рис. 10.22. Упрощенная схема лазера на двойной гетероструктуре на основе твердых растворов Al_x As – Ga_{1 - x} As. x₁> x₂<x₃. x₂ – потенциальная яма, волновод для носителей тока, который усиливает свет. Слои х₃ образуют оптический волновод. Показатель преломления материала в областях х₃ больше, чем в граничных слоях х₁.

Для уменьшения влияния дефектов решетки на деградацию лазеров и улучшения других его параметров гетерослои изготавливают путем последовательного нанесения квантоворазмерных пленок - сверхрешеток. Сверхрешетки изготавливают методом газовой эпитаксии. Толщины слоев сверхрешеток составляют десятки нанометров. Сверхрешетка образует квантовую яму для электронов, дырок а также для дефектов кристаллической решетки. Свойства сверхрешеток зависят от ее толщины и степени согласования атомный слоев сверхрешетки и граничных сред. Причем, напряженное состояние кристаллической решетки (сжатие или растяжение) влияет на ширину запрещенной зоны слоя. Это свойство сверхрешеток используют для оптимизации параметров лазеров.

Рис.10.23. Измеряя зависимость тока фотоприемника, регистрирующего лазерное излучение от тока накачки полупроводникового лазера можно непосредственно измерить дифференциальную квантовую эффективность лазера η_D. η_D = ΔI_D/ΔI_L.

Рис.10.24. Спектры излучения лазера на двойной гетероструктуре GaAs-Al_xGa_1-xAs при токе накачке вблизи порогового значения. а – спектр люминесценции, б – усиленная люминесценция, в - д – лазерного излучения при последовательно возрастающем токе накачки.

При постепенном увеличении накачки вблизи ее порогового значения спектр лазерного излучения очень узкий, существенно меньше ширины спектра усиленной люминесценции. В пороге генерации спектр лазерного излучения содержит единственную дискретную частоту. Весьма незначительное превышение порогового тока приводит к многочастотной генерации. Ширина огибающей спектра излучения лазера возрастает с увеличением тока накачки.

Наличие дискретной структуры в спектре означает, что выходное излучение лазера содержит сверхкороткие импульсы, длительность которых меньше оптической длины лазерного диода. Прямые измерения показывают, что пикосекундная временная структура излучения полупроводниковых лазеров имеет нерегулярный характер. Количество импульсов на периоде резонатора и их амплитуды хаотически изменяются в некоторых пределах. Это свойство лазера связано в основном с влиянием дисперсии волноводного слоя и граничных с ним сред. Характерно, что в пороге генерации спектр содержит единственную частоту. Следовательно, сверхкороткие импульсы в затравочном излучении на ранних стадиях развития генерации отсутствуют.

Построение полупроводникового лазера, генерирующего регулярные фемтосекундные импульсы, - актуальная, но пока не решенная задача.

Рис. 10.26. Угловая расходимость излучения полоскового полупроводникового лазера характеризуется двумя углами. Минимальный угол θ₁ определяет расходимость светового пучка в плоскости p-n – перехода., а максимальный – θ₂ – в перпендикулярной плоскости.

Угловая расходимость излучения лазера определяется дифракцией на излучающей полоске торца лазерного световода. Поэтому минимальному размеру полоски соответствует максимальная расходимость. Минимальный размер полоскового волновода имеют порядок длины волны, поэтому угловая расходимость светового пучка, излучаемого лазером обычно составляет несколько десятков градусов.

Эта особенность полупроводниковых лазеров не является большим недостатком. Излучающий торец можно считать точечным источником света. Поэтому для формирования мало расходящегося светового пучка можно использовать простую линзу, поместив излучающий торец лазера в ее фокусе. Угловая расходимость светового пучка в этом случае будет определяться уже дифракцией на изображении торца лазера, создаваемом линзой. Например, применение линзы с фокусным расстоянием около сантиметра создает пучок с угловой расходимостью порядка 10 угловых минут в лазерной указке на основе полупроводникового лазера красного диапазона спектра.

Рис. 10.25. Типичная зависимость мощности излучения лазера на двойной гетероструктуре GaAs-Al_xGa_1-xAs от тока накачки. Пороговое значение тока накачки определяется, как показано на рисунке, экстраполяцией I_D до нуля. Размеры полоскового волновода в плоскости p-n –перехода - 130 х 360 мкм. Толщина активного слоя 0,1 мкм.

Рис. 10. 26. Спектр (а), ватт-амперная характеристика (б) и огибающая АКФ (в) полупроводникового лазера типа ИЛПН-102. Размеры излучающей площадки 0,5 х 20 мкм. Измерения спектра и АКФ проводились при мощности излучения 2 мВт.

Меньшая ширина огибающей нулевого максимума АКФ излучения полупроводникового лазера обусловлена влиянием люминесценции, ширина спектра которой существенно больше, чем лазерного излучения, а мощность составляет заметную долю от мощности излучения лазера.

АКФ лазера однозначено свидетельствует о существовании квазипериодической временной структуры с периодом 8,5 псек. Характерная длительность нерегулярных сверхкоротких импульсов, генерируемых лазером, примерно в 10 раз меньше, то есть ~ 800 фсек.

ЛИТЕРАТУРА

1. Алферов Ж.И. и др. ФТП, 4, 1826 (1970).

2. Кейси Х. , Паниш М. Лазеры на гетероструктурах. М:. Мир, 1981, тт.1, 2.

3. Гртбковский В.П. Полупроводниковые лазеры. Минск, 1988. – 304 с.

4. РозеншерЭ., Винтер Б. Оптоэлектроника. М. «Техносфера». 2006. – 592 с.

5. Ермаков О. Прикладная оптоэлектроника. М. «Техносфера» 2004. – 416 с.

XI. Газовые лазеры

Оптическая однородность газа позволяет создать резонатор, который мало искажается активной средой. Поэтому газовые лазеры позволяют получать генерацию на простейшей поперечной моде резонатора при достаточно большом (~ мм) поперечном размере светового пучка. Сравнительно узкие спектральные линии свечения газовой среды позволяют легко получать высоко монохроматическое лазерное излучение.

После создания первого гелий-неонового лазера в 1960 гг. начались масштабные исследования спектров поглощения и люминесценции различных газов. Было обнаружено большое число уровней при переходах, между которыми возможно создание инверсной населенности в непрерывном или импульсном электрическом разряде. Газовые активные среды обеспечивают генерацию на дискретных частотах, лежащих в спектральных областях от вакуумного ультрафиолета до инфракрасного, по существу субмиллиметрового диапазона.

На основе непрерывных газовых лазеров, частота излучения которых стабилизирована и привязана к определенным линиям поглощения атомов или молекул были созданы лазерные эталоны единиц длины и времени. Относительная стабильностью частоты излучения таких лазеров достигла 10^-15.

К недостаткам активных сред газовых лазеров следует отнести низкую объемную концентрацию активных частиц. Поэтому для получения значительных средних мощностей (1 … 10 кВт) и энергий импульсного излучения (~ 1… 10 Дж) требуется возбуждать среду сравнительно большого объема. Твердые активные среды с соответствующей энергией и мощностью излучения имеют объем в тысячи раз меньший газовых сред. Возбуждение активной среды за счет столкновений в электрическом разряде требует использования высоковольтных источников электрического питания. Такое возбуждение, как правило, не обеспечивает высокой эффективности работы лазера. Большая часть потребляемой электрической энергии в газовом разряде преобразуется в тепло. Низкая эффективность накачки, в свою очередь, требует оснащения прибора с высокой выходной мощностью излучения громоздкой системой водяного охлаждения.

Указанные недостатки газовых лазеров привели к тому, что в лазерной технике начался процесс постепенного вытеснения мощных газовых лазеров на углекислом газе системами на основе волоконных световодов с накачкой полупроводниковыми лазерами. Указанные системы, генерируя световой пучок высокого качества, обладают более высокой эффективностью, не требуют громоздких систем накачки и охлаждения, обладают меньшими габаритами, массой и большим сроком службы.

Газовые лазеры с мощностью излучения в десятки миливатт, ранее применявшиеся в системах считывания штрих-кодов, для юстировки оптических систем, в медицине и т.д. заменяются непрерывными полупроводниковыми лазерами видимого диапазона.

Газовые эксимерные лазеры по-видимому по-прежнему будут доминировать в ближайшем будущем в ультрафиолетовой области спектра, где альтернативные лазеры на твердом теле пока не созданы. Основное применение таких лазеров – технологии фотолитографии в микроэлектронеке.