《半导体光电子器》PPT课件.ppt

第十一章 半导体光电子器件 原子核 电子 高能级 低能级 孤立原子的能级 围绕原子核旋转的电子能量不能任意取值，只能取特定的离 散值(离散轨道)，这种现象称为电子能量的量子化。 电子优先抢占低能级 半导体的能带 在大量原子相互靠近形成半导体晶体时，由于半导体 晶体内部电子的共有化运动，使孤立原子中离散能级 变成能带。 在晶体物理中，通常把这种形成共价键的价电子所占 据的能带称为价带，而把价带上面邻近的空带（自由 电子占据的能带）称为导带。 N个原子构成晶体时的能级分裂 N = 4 N = 9 当 N 很大时能级 分裂成近似连续 的能带 满带：各个能级都被电子填满的能带 禁带：两个能带之间的区域其宽度直接决定导电性 能带的分类 空带：所有能级都没有电子填充的能带 价带：由最外层价电子能级分裂后形成的能带 未被电子占满的价带称为导带 禁带的宽度称为带隙 导体、绝缘体和半导体 导体： (导)价带电子 绝缘体： 无价带电子 禁带太宽 半导体： 价带充满电子 禁带较窄 外界能量激励 满带电子激励 成为导带电子 满带留下空穴 半导体的能带结构 在图中，半导体内部自由运动的电子(简称自由电子)所填 充的能带称为导带；价电子所填充的能带称为价带；导 带和价带之间不允许电子填充，所以称为禁带，其宽度 称为禁带宽度，用Eg表示，单位为电子伏特(eV)。 直接带隙与间接带隙 Ef： Fermi能级。它与物质特性有关，它并不 是物质的实体能级，而是描述电子能量分布所 用的假想能级。 费米能级 A.电子占据能量为E的状态的几率 对一个电子而言，它具有的能量时大时小，处在经常 变化中。但是对于大量电子群体，在热平衡状态下， 电子能量大小服从Fermi-Dirac统计分布规律。 费米分布函数变化曲线 B.热平衡状态下的系统导带和价带具有统一的Fermi 能级。 C.准热平衡状态 在非热平衡时，导带和价带之间不存在统一的 Fermi能级。然而，如果向能带注入的载流子速率不 太大时，则每个能带中的载流子仍处在准平衡状态 ，可以用各自的Fermi能级来描述导带和价带的载流 子分布，亦称准Fermi能级。 ：导带中的Fermi能级。 导 带中能级被电子占据的几率。 ：价带中的Fermi能级。 导 带中能级被电子占据的几率。 本征半导体 N型半导体 P型半导体 半导体的能带和电子分布 PN结的能带和电子分布 根据量子统计理论，在热平衡状态下，能量为E的能级被电子 占据的概率为费米分布 式中，k为波兹曼常数，T为热力学温度。Ef 称为费米能 级，用来描述半导体中各能级被电子占据的状态。 在费米能级，被电子占据和空穴占据的概率相同。 一般状态下，本征半导体的电子和空穴是成对出现的，用 Ef 位于禁带中央来表示，见图 (a)。 在本征半导体中掺入施主杂质，称为N型半导体，见图 (b) 。 在本征半导体中，掺入受主杂质，称为P型半导体，见图 (c)。 硅的晶格结构 硅的晶格结构 (平面图) 本征半导体材料 Si 电子和空穴是成对出现的 受热时，Si电子受到热激励跃迁到导带，导致电子和空穴成对 出现。此时外加电场，发生电子/空穴移动导电。 导带 EC 价带 EV 电子跃迁 带隙 Eg = 1.1 eV 电子态数量 空穴态数量 电子浓度 分布 空穴浓度分 布 空穴 电子 本征半导体的能带图 电子向导带跃迁相当于空穴向价带反向跃迁 Ef 电子或空隙的浓度为: 其中 为材料的特征常数 T为绝对温度 kB 为玻耳兹曼常数, h为普朗克常数 me 电子的有效质量 mh 空穴的有效质量 Eg 带隙能量 本征载流子浓度 例：在300 K时，GaAs的电子静止质量为m = 9.1110-31 kg， me = 0.068m = 6.1910-32 kg mh = 0.56m = 5.110-31 kg Eg = 1.42 eV 可根据上式得到本征载流子浓度为 2.621012 m-3 非本征半导体材料：n型 第V族元素(如磷P, 砷As, 锑Sb)掺入Si晶体后，产生的多余电子 受到的束缚很弱，只要很少的能量DED (0.040.05eV)就能让它 挣脱束缚成为自由电子。这个电离过程称为杂质电离。 As除了用4个价电子 和周围的Si建立共价 键之外，还剩余一个 电子 As+ 导带 EC 价带 EV 施主能级 电子能量 电子浓度分布 空穴浓度分布 施主能级 施主杂质电离使导带 电子浓度增加 N型材料，施主能级 第V族元素称为施主杂质，被它束缚住的多余电子所处的能级 称为施主能级。由于施主能级上的电子吸收少量的能量DED后 可以跃迁到导带，因此施主能级位于离导带很近的禁带。 Ef 非本征半导体材料：p型 由于B只有3个价电 子，因此B和周围4 个Si的共价键还少1 个电子 B容易抢夺周围Si原 子的电子成为负离 子并产生多余空穴 B 第III族元素 (如铟In,镓Ga,铝Al) 掺入Si晶体后，产生多余的空 穴，它们只受到微弱的束缚，只需要很少的能量 DEA 漂移 h f h f E f E p c E p f E p v E n c n E n v 电子，空穴 内部电场 外加电场 (c) 正向偏压下P - N结能带图 在PN结上施加正向电压，产生与内部电场相反方向的外加 电场，结果能带倾斜减小，扩散增强。电子运动方向与电场方 向相反，便使N区的电子向P区运动，P区的空穴向N区运动， 最后在PN结形成一个特殊的增益区。增益区的导带主要是电子 ，价带主要是空穴，结果获得粒子数反转分布，见图4.5(c)。 外加电场 注入载流子 粒子数反转 载流子复合发光 电致发光 正向偏压使pn节形成一个增益区： -导带主要是电子，价带主要是空穴，实现了粒子数反转 -大量的导带电子和价带的空穴复合，产生自发辐射光 p n 外加正偏压 注入载流子 粒子数反转 载流子复合发光 hv 光电效应 半导体材料的光电效应是 指如下这种情况：光照射 到半导体的P-N结上，若 光子能量足够大，则半导 体材料中价带的电子吸收 光子的能量，从价带越过 禁带到达导带，在导带中 出现光电子，在价带中出 现光空穴，即光电子空 穴对，又称光生载流子。 当光照射在某种材料制成的半导体光电二极管上时， 若有光电子空穴对产生，显然必须满足如下关系， 即 c称为截止波长，fc称为截止频率。 存在的问题： 1. 增益区太厚(110 m)，很难把载流子约束在相对小的区域 ，无法形成较高的载流子密度 2. 无法对产生的光进行有效约束 同质pn结： 两边采用相同的半导体材料进行不同的掺杂构成的pn结 特点： - 同质结两边具有相同的带隙结构和光学性能 - pn结区的完全由载流子的扩散形成 pn 同质pn结 折射率 电子能量 有源区 注入电子 电子势垒 电子-空穴复合 注入空穴空穴势垒 波导区 异质结： 为提高辐射功率，需 要对载流子和辐射光 产生有效约束 1. 不连续的带隙结构 2. 折射率不连续分布 + 典型的GaAlAs双异质结 不连续的带隙结构 加强对载流子的束缚 不连续分布的折射率 加强对产生光子的约束 三种跃迁：三种跃迁： 自发发射、受激吸收和受激发射自发发射、受激吸收和受激发射 h h E E2 2 E E1 1 自发发射跃迁自发发射跃迁 E E2 2 E E1 1 受激吸收跃迁受激吸收跃迁 h h h h E E2 2 E E1 1 受激发射跃迁受激发射跃迁 h h h h 受激发射的光子受激发射的光子 与原光子具有相与原光子具有相 同的波长、相位同的波长、相位 和传播方向和传播方向 自发辐射 发射光子的频率 自发辐射的特点如下： 这个过程是在没有外界作用的条件下自发产生的，是自 发跃迁。 辐射光子的频率亦不同，频率范围很宽。 电子的发射方向和相位也是各不相同的，是非相干光。 受激吸收 物质在外来光子的激发下，低能级上的电子吸收 了外来光子的能量，而跃迁到高能级上，这个过 程叫做受激吸收。 受激吸收的特点如下。 这个过程必须在外来光子的激发下才会产生，因 此是受激跃迁。 外来光子的能量要等于电子跃迁的能级之差。 受激跃迁的过程不是放出能量，而是消耗外来光 能。 受激辐射 处于高能级E2的电子，当受到外来光子的激发而 跃迁到低能级E1时，放出一个能量为hf的光子。 由于这个过程是在外来光子的激发下产生的，因 此叫做受激辐射。 受激辐射的特点如下。 外来光子的能量等于跃迁的能级之差。 受激过程中发射出来的光子与外来光子不仅频率 相同，而且相位、偏振方向和传播方向都相同， 因此称它们是全同光子。 这个过程可以使光得到放大。 受激辐射光的频率、相位、偏振态和传播 方向与入射光相同，这种光称为相干光。 自发辐射光是由大量不同激发态的电子 自发跃迁产生的，其频率和方向分布在一定 范围内，相位和偏振态是混乱的，这种光称 为非相干光。 物体成为发光体需要光辐射 光吸收 激光器的工作原理 激光器是指能够产生激光的自激振荡器。 要使得光产生振荡，必须先使光得到放大 ，而产生光放大的前提，由前面的讨论可 知，是物质中的受激辐射必须大于受激吸 收。 受激辐射是产生激光的关键。 粒子数反转分布与光放大之间的关系 在热平衡条件下，物质不可能有光放大作用 要想物质能够产生光的放大，就必须使受激辐射 作用大于受激吸收作用，也就是必须使N2N1。 这种粒子数一反常态的分布，称为粒子数反转分 布。 粒子数反转分布状态是使物质产生光放大的必要 条件。 将处于粒子数反转分布状态的物质称为增益物质 或激活物质。 粒子数反转分布状态 1. 粒子数正常分布状态 设在单位物质中，处于低能级E1和处于高能级E2(E2E1)的 电子数分别为N1和N2。 当系统处于热平衡状态时，存在下面的分布 式中， k=1.38110-23J/K，为波尔兹曼常数，T为热力学温度。 由于(E2-E1)0，T0，所以在这种状态下，总是N1N2。 这是 因为电子总是首先占据低能量的轨道。 受激吸收和受激辐射的速率分别比例于N1和N2 ，且比例系数(吸收和辐射的概率)相等。 如果N1N2，即受激吸收大于受激辐射。当光 通过这种物质时，光强按指数衰减， 这种物质称为 吸收物质。 如果N2N1，即受激辐射大于受激吸收，当光通 过这种物质时，会产生放大作用，这种物质称为激 活物质。 N2N1的分布，和正常状态(N1N2)的分布相反 ，所以称为粒子(电子)数反转分布。 2. 粒子数反转分布状态 为了使物质发光，就必须使其内部的 自发辐射和/或受激辐射几率大于受激吸 收的几率。 有多种方法可以实现能级之间的粒子 数反转分布状态，这些方法包括光激励 方法、电激励方法等。 激光器的基本组成 激光振荡器必须包括以下三个部分： 能够产生激光的工作物质， 能够使工作物质处于粒子数反转分布状态的泵 浦源， 能够完成频率选择及反馈作用的光学谐振腔。 光学谐振腔 1. 将工作物质置于光学谐振腔 (F-P腔) 2. 光的产生及方向选择 1) 少数载流子的自发辐射产生光子 2) 偏离轴向的光子产生后穿出有源区，得不到放大 3) 轴向传播的光子引发受激辐射，产生大量相干光子 3. 通过来回反射，特定波长的光最终得到放大，并被输出 法布里珀罗 (F-P) 谐振腔 100% 90% 受激发射和受激吸收 受激发射-能量等于导带和价带能级差的 光所激发而发出与之同频率、同相位的光 ； 受激吸收-当晶体中有光场存在时，处在 低能带某能级上的电子在入射光场的作用 下，吸收一个光子而跃迁到高能带某能级 上。在这个过程中能量保持守恒。 受激吸收的概率与受激发射的概率相同。 当有入射光场存在时，受激吸收过程与受激发 射过程同时发生，哪个过程是主要的，取决于 电子密度在两个能带上的分布。 若高能带上电子密度高于低能带上的电子密度 ，则受激发射是主要的，反之受激吸收是主要 的。 激光器工作在正向偏置下，当注入正向电流时 ，高能带中的电子密度增加，这些电子自发地 由高能带跃迁到低能带发出光子，形成激光器 中初始的光场。 在这些光场作用下，受激发射和受激吸收过程 同时发生，受激发射和受激吸收发生的概率相 同。 LD发射激光的 首要条件-粒子数反转 另一个条件是半导体激光器 中必须存在光学谐振腔，并 在谐振腔里建立起稳定的振 荡。 有源区里实现了粒子数反转 后，受激发射占据了主导地 位，但是，激光器初始的光 场来源于导带和价带的自发 辐射，频谱较宽，方向也杂 乱无章。 为了得到单色性和方向性好 的激光输出，必须构成光学 谐振腔。 LD 发射激光的 第二个条件-光学谐振腔 法布里-珀罗（Fabry- Perot）光学谐振器 镀有反射镜面的光学谐振腔只有在特定的频率内 能够储存能量，这种谐振腔就叫做法布里-珀罗 （Fabry-Perot）光学谐振器。 它把光束闭锁在腔体内，使之来回反馈。当谐振 腔内的前向和后向光波发生相干时，就保持振荡 ，形成和腔体端面平行的等相面驻波。此时的增 益就是激光器的阈值增益，达到该增益所要求的 注入电流称作阈值电流。 光在谐振腔里建立稳定振荡的条件 与电谐振一样，光也有谐振。要使光在谐振腔里建立 起稳定的振荡，必须满足一定的相位条件和阈值条件。 相位条件-使谐振腔内的前向和后向光波发 生相干； 阈值条件-使腔内获得的光功率正好与腔内 损耗相抵消。 只有谐振腔里的光增益和损耗值保持相等， 并且谐振腔内的前向和后向光波发生相干时 ，才能在谐振腔的两个端面输出谱线很窄的 相干光束。 光在法布里珀罗(F-P) 谐振腔中的干涉 激光器起振的相位条件 - 使谐振腔内的前向和后向光波发生干涉 多纵模 ( 多频 ) 激光器 -谐振腔长度 L 比波长大很多 激光器起振的阈值条件 受激发射使 腔体得到的 增益 = 腔体 损耗 F-P光腔谐振器 衰减倍数与 放大倍数 必须相等 半导体激光器的增益频谱 g() 相当宽（约10 THz），在 F-P 谐振腔内同 时存在着许多纵模，但只有接近增益峰的纵模变成主模。 在理想条件下，其它纵模不应该达到阈值，因为它们的增益总是比主模小 。实际上，增益差相当小，主模两边相邻的一、二个模与主模一起携带着 激光器的大部分功率。这种激光器就称作多模半导体激光器。 激光器增益谱和损耗曲线 阈值增益为两曲线相交时的增益值 激光器 起振阈 值条件 的简化 描述 例题 激光器光腔越长，模式越多 小 结 -光在谐振腔里建立稳定振荡的条件 在半导体激光器里，由两个起反射镜作用 的晶体解理面构成的法布里珀罗谐振腔， 它把光束闭锁在腔体内，使之来回反馈。 当受激发射使腔体得到的放大增益等于腔 体损耗时（阈值条件），并且谐振腔内的 前向和后向光波发生相干时（相干条件） ，就保持振荡，形成等相面和腔体端面平 行的驻波，然后穿透谐振腔的两个端面， 输出谱线很窄的相干光束。 L D 的 工 作 原 理 同质结构只有一个简单P-N 结，且 P 区和 N 区都是同一 物质的半导体激光器。 该激光器阈值电流密度太大 ，工作时发热非常严重，只 能在低温环境、脉冲状态下 工作。 为了提高激光器的功率和效 率，降低同质结激光器的阈 值电流，人们研究出了异质 结的半导体激光器。 同 质 结 构 LD 异质结 半导体 激光器 为了提高 LD 的功率和效率，降低同质结 LD 的阈值电流，人们研究出 了异质结 LD 所谓“异质结”，就是由两种不同材料（例如 GaAs 和 GaAlAs ）构成 的P-N结。在双异质结构中，有三种材料，有源区被禁带宽度大、折射 率较低的介质材料包围。 这种结构形成了一个像光纤波导的折射率分布，限制了光波向外围的泄 漏，使阈值电流降低，发热现象减轻，可在室温状态下连续工作。 为进一步降低阈值电流，提高发光效率，提高与光纤的耦合效率，常常 使有源区尺寸尽量减小，通常w =10 m，d = 0.2m, L=100 400 m 同质结、双异质结LD能级图及光子密度分布的比较 分布反馈激光器(DFB) DFB激光器是单纵模(SLM) LD，即频谱特性只有一个纵 模（谱线）的 LD。 SLM LD与法布里-珀罗 LD 相比，它的谐振腔损耗与模 式有关，即对不同的纵模具有不同的损耗。 这是通过改进结构设计，使DFB LD 内部具有一个对波 长有选择性的衍射光栅，从而使只有满足布拉格波长条 件的光波才能建立起振荡。 由这种激光器的增益和损耗曲线图可见，增益曲线首先 和模式具有最小损耗的曲线接触的模开始起振，并且变 成主模。其它相邻模式由于其损耗较大，不能达到阈值 ，因而也不会从自发辐射中建立起振荡。 SLM LD与法布里-珀罗 LD 相比，它的谐振腔损耗 与模式有关，即对不同的纵模具有不同的损耗 单纵模 DFB 半导体激光器 增益和损耗曲线 DFB LD的分类 分布反馈激光器 DFB: Distributed Feed Back 分布布拉格反射激光器 DBR: Distributed Bragg Reflector DFB LD的谐振腔损耗与模式有关，即对不同的纵模具 有不同的损耗。 这是通过改进结构设计，使DFB LD 内部具有一个对波 长有选择性的衍射光栅，从而使只有满足布拉格波长条 件的光波才能建立起振荡。 DFB LD结构及其原理 DBR LD 结构及其原理 DBR激光器除有源区外，还在紧靠其右側增加了一段分布式布拉 格反射器，它起着衍射光栅的作用。 DBR激光器的输出是反射光相长干涉的结果。只有当波长等于两 倍光栅间距 时，反射波才相互加强，发生相长干涉。例如当部 分反射波 A 和 B 具有路程差 2 时，它们才发生相长干涉。 可调谐DBR激光器 二段式 三段式 Bragg Section: 大范围调节 Phase Section:精细调节 调谐范围：10nm 取样光栅可调谐DBR激光器 工作原理： 结构： 调谐范围： 100nm 外腔DBR激光器： 线宽几十KHz 光纤式外腔激光器： 线宽50KHz 垂直腔表面发射激光器 垂直腔表面发射激光器（VCSEL, Vertical Cavity Surface Emitting Laser） 顾名思义，它的光发射方向与腔体垂直 ，而不是像普通激光器那样，与腔体平 行。这种激光器的光腔轴线与注入电流 方向相同。 VCSEL 激光器示意图 量子阱器件很薄的GaAs有源层夹在两层很宽的AlGaAs半导体材料中， 所以它是一种异质结器件。在这种激光器中，有源层的厚度 d 很薄，导 带中的禁带势能把电子封闭在 x 方向上的一维势能阱内，但是在 y 和 z 方向是自由的。这种封闭呈现量子效应，导致能带量化分成离散值。 这种状态密度的变化，改变了自发辐射和受激发射的速率。量子阱半导 体激光器有源层厚度仅是10nm，约为异质结器件的1/10，所以注入电 流的微小变化就可以引起输出激光的大幅度变化。 量子阱(QW) LD 量子阱 LD 示意图 自发辐射-LED工作原理 当电子返回低能级时，它们各自独立地分 别发射一个一个的光子。因此，这些光波 可以有不同的相位和不同的偏振方向，它 们可以向各自方向传播。 同时，