（微电子学与固体电子学专业论文）131μm+gainnas激光器的设计与制作.pdf

摘要 本文较为系统的介绍了g a l n n a s 应变量子阱材料的光增益、输出 波长、对温度的敏感性等特性，并从理论上对其形成机制作了初步的探 讨，对并入其中的n 组分引起的反常弯曲系数的成因给出了一定的解 释。设计并制作了完整的g a l n n a s 量子阱脊形波导半导体激光器，该 激光器的芯片采用脉冲阳极氧化工艺来制各绝缘膜层。对它进行的测试 显示：其输出波长为1 3 i 岫，闽值电流为1 8 m a ，闽值电流密度为 3 6 0 a c m z ，室温下连续工作时的最大功率为1 4 m w ，特征温度为1 3 5 1 k ， 内量子效率7 6 ，这些数据初步展现了g a l n n a s 应变量子阱材料所具 有的优良特性。 关键词：g a ln n a s 应变量子阱半导体激光器特征温度脉冲阳极氧化 a b s t r a c t t h eo p t i c a lg a i n , o u t p u tw a v e l e n g t ha n dt e m p e r a t u r e s e n s i t i v i t yo f g a i n n a ss t a i nq u a n t u m w e l lw a f e r sw e r ed e s c r i b e di nt h i st h e s i s w h a t c a u s e dt h e s ec h a r a c t e r i s t i c sw e r ea n a l y z e di nt h e o r y t h en - r a d i c a l s i n c o r p o r a t e di n t ot h ea c t i v el a y e rw o u l dl e a dt ou n u s u a lb o w i n gp a r a m e t e r s a n dt h ec a u s a t i o no ft h i ss i t u a t i o nw a se x p l a i n e d r i d g ew a v e g n i d e g a i n n a ss t r a i ns i n g l e - q u a n t u m - w e l ll a s e r sw e r ed e s i g n e da n df a b r i c a t e d w i t hp u l s e da n o d i co x i d a t i o n l a s e ro u t p u tp o w e rr e a c h e d1 4 m wi nc w m o d ea tr o o mt e m p e r a t u r ef r o mt h el a s e r sw i t haw a v e l e n g t ho f1 3lg m t h et h r e s h o l d c u r r e n tw a s18 m aa n di t s d e n s i t yw a s3 6 0 a c m 2 t h e c h a r a c t e r i s t i ct e m p e r a t u r eo fl a s e r sw a s1 3 5 1 ka n dt h eq u a n t u me 街c i e n c y r e a c h e dt o7 6 a l lt l l e s ed a t ah a ds h o w nt h ee x c e l l e n tc h a r a c t e r i s t i c so f t h e g a i n n a sq u a n t u m w e l ls t a i n c o m p e n s a t e dm a t e r i a l k e y w o r d s ：g ain n a s ， q u a n t u m - w e c h a r a o t e ris tict e m p e r a t u r e ，p u is e d ， s e mic o n d u c t o r ia s e r ， a n o d i co x i d a t i o n ( p a o ) 长春理工大学硕士学位论文原创性声明 本人郑重声明：此处所提交的硕士学位论文i 3 l i t m g a l n n a s 激光器的设计与制作，是本人在导师指导下，在长春 理工大学攻读硕士学位期间独立进行研究工作所取得的成果。据 本人所知，论文中除已注明部分外不包含他人己发表或撰写过的 研究成果。对本文的研究工作做出重要贡献的个人和集体，均已 在文中以明确方式注明。本声明的法律结果将完全由本人承担。 作者签字：日期：选丑年上月业日 长春理工大学硕士学位论文使用授权书 1 3 1 岫g a l n n a s 激光器的设计与制作系本人在长春理 工大学攻读硕士学位期间在导师指导下完成的硕士学位论文。本 论文的研究成果归长春理工大学所有，本论文的研究内容不得以 其它单位的名义发表。本人完全了解长春理工大学关于保存、使 用学位论文的规定，同意学校保留并向有关部门送交论文的复印 件和电子版本，允许论文被查阅和借阅，同意学校将论文加入中 国优秀博硕士学位论文全文数据库和编入中国知识资源总库。 本人授权长春理工大学，可以采用影印、缩印或其他复制手段保 存论文，可以公布论文的全部或部分内容。 作者签名：逝! 堡】日期：恐4 年互月丝日 导师签名：! 1 3 至墨日期：盟年互月坐日 1 1 引言 第一章绪论 当今的世界处于一个变革的时代，以信息技术为主导的技术革命正 在迅速掀起。作为全球性的战略技术，信息技术已经渗透进国民经济、 国防技术的各个领域，并产生了深远的影响。在光电子和微电子技术的 支撑下，通讯网络已经成为沟通世界的桥梁，并日渐成为各国的核心产 业。而这其中，半导体激光器占据着举足轻重的地位。 半导体激光器转换效率高、体积小、重量轻、可靠性高、便于直接 调制而且能与其他器件紧密集成，所有这些优点使它成为了信息技术的 关键器件。伴随着半导体激光器的出现，以光纤通讯为主体的光通信网 络成为现实并迅速发展，以光盘信息存储为代表的新一代的光信息存储 技术及光复印技术不断更新换代。随着输出功率、相干性的不断提高， 新材料、新结构、新工艺的不断涌现，半导体激光器的应用也不再局限 于信息领域，在材料加工、精密测量等行业中都可以越来越多地见到它 的身影；半导体激光器以其日趋优异的性能及不断下降的制造成本正在 迅速占领着以往气体和固体激光器所占据的一些市场。而以半导体激光 器作为泵浦光源或种子光，反过来又使得固体激光器的性能产生了巨大 提高，从而获得了新的生命力。 半导体激光器所具有的得天独厚的优点使之非常适和于军事方面 的应用。激光测距、制导、引信，强激光非致命性攻击等方面的研究纷 纷取得了丰硕的成果。而由于半导体激光器宽广的波长覆盖范围及易维 护、易操作等特点，它亦适宜于医学及生物学上的应用。 半导体激光器有以上种种领域的应用前景，对于本论文来说，讨论 它在光纤通讯网络中的应用是中心内容。在这一领域，长波长的激光器 件占据着极为重要的位置，这是由通讯网络中的基础器件一光纤自身的 特性决定的。在组成光传输网络的光源、光纤、光探测器三大基本模块 中，光探测器的适应范围是较广的，故系统的性能主要取决于光源，而 光源的选择必须与光纤相匹配。光通讯常用的光纤波段在1 2 9 i n 至 1 6 9 m 附近。当靠近1 3 1 p m 附近时，光纤的色散损耗和衰耗非常低( 标 准的单模石英光纤的全色散零点在1 3 1 5 p a n 处，衰耗 。下面对量子阱及多量子阱激光器 的各个特性加以介绍和分析。 2 1 r 2 量子阱激光器的增益特性 在半导体中，当满足粒子数反转条件时，光波通过该状态的半导体 时将受到放大，即获得增益。根据增益的定义知： g ( e ) = o ( e ) ( e ) 一工( e ) ( 2 1 ) 对于量子阱激光器，可以由辐射复合速率方程求得增益的表达式。 增益谱曲线由下式表示： g ( e ) 2 瓣h e z j 1 蚶( e ) 丘( e ) 一工( e ) 如( 2 2 ) 式中l 坞j 为带间跃迁动量矩阵元；是由导带和价带引入的态密 度；( e ) 和工( e ) 分别是考虑子能带情况下，在一定注入电流下的导 带和价带的费米分布函数。对于量子阱激光器，获得粒子数反转的条件 为f ( e ) 一f ( e l l 。 对于半导体激光器，随着泵浦强度的增加，有源区载流子密度增加， 增益系数也会逐渐增加直至达到阈值增益，激光器产生激射。之后，有 源区的载流子由于参与受激辐射而减少，随着泵浦强度继续加强，更多 载流子参与受激复合，而增益系数不再继续增加，达到饱和，该状态为 增益饱和状态。 对于量子阱激光器，在透明载流子密度附近增益随注入载流子密度 增加而迅速增大，并较快达到近饱和状态，这是量子阱中台阶状态密度 的直接反映，采用多量子阱结构增加光限制因子可以有效地提高量子阱 激光器的最大增益，以优化不同阈值增益器件的阈值电流。 2 ，1 3 量子阱激光器的阈值特性 量子阱激光器是利用量子尺寸效应在半导体激光器的有源层中形 成量子能级，这些量子能级间的电子跃迁支配激光器的受激辐射。由于 量子阱激光器有源区的厚度远小于器件的工作波长，因此在垂直于结平 面方向的光场模式将扩展到有源区以外的波导层内，光场在有源区的分 布仅占模体积的很小比例，因此而定义的光学限制因子r 对波导内的模 式增益有着重要影响。如果假设垂直于结平面的方向为y 方向，则光学 限制因子r 的定义为： 1 l r ( y ) l 方 i = 尝二 ( 2 3 ) j e ( y ) 1 2d y 其中目们为模场分布。 设有源层厚度为磊，有源层和势垒层折射率分别为和磁，但量 子阱激光器的单模限制因子也可近似表示为： 厂j 、2 f 。= 2 z r 2 ( 1 ，2 一力：) i 争l ( 2 r 4 ) k 匈 如为真空中波长。量子阱激光器的光限制因子受到波导层的厚度及 组分、外限制层的组分( 厚度通常大于1 5 r t m ) 的直接影响。波导层的 组分还要满足阻挡载流子扩散出阱区的要求。因此波导层厚度及外限制 层组分成为一般量子阱激光器结构设计时的主要调整参数。 因为量子阱激光器的有源层较薄，所以如果注入载流子的密度过 高，将减弱对平衡载流子的收集能力，从而使激光器的温度特性变差。 而且，在较大的注入电流条件下，单量子阱材料的增益将趋于饱和，如 果激光器结构存在较大的模式损耗，增益饱和就会使激光器很难满足激 射条件。因此，设计器件时一般将有源层做成多量子阱结构以实现激光 器较高的温度稳定性和较强的增益特性。对于多量子阱，其光场限制因 子可表示为： f = 2 r 9 2 0 屯( r 。巩+ 0 以) 兰：云生 ( 2 5 ) 热肛瓮糟警。 对于量子阱激光器，由于态密度的二维特征，其电流增益关系可 近似表达为一对数关系，在一定的电流范围内也可用简单的线性关系近 似描述量子阱激光器的电流增益特性。一般地，量子阱激光器的微分增 益a 高于双异质结激光器的微分增益【2 6 - 3 1 。单量子阱材料的最大增益可 近似表示为p 2 , 3 3 1 ： 乳g o 卜l 。6 ) 对于多量子阱，增益一电流关系可表达为【3 4 】： g ( 咖g 0 卜【矗 j 7 ) 式中为量子阱数目。该式成立的条件是：( 1 ) 多量子阱阱间的 耦合可忽略；( 2 ) 注入电流均匀分布于个阱内。由此可获得多量子阱结 构的增益一电流曲线。 多量子阱结构保持了量子阱约束效应而等效地展宽了有源层，使该 结构光限制因子的数值明显提高。为了对注入量子阱的载流子进行更好 的限制，可在器件中采用渐变折射率包层结构，对应其器件具有较小的 光束发散角和阈值电流。 器件的模式增益为： p ：r g ( 2 8 ) 对于一般的多量子阱结构，当其光限制因子r 远小于1 0 时，可以 近似认为其光限制因子是其单量子阱结构光限制因子r 的阱数倍数， 即 f = r ， ( 2 9 ) 对于法布里珀罗( f p ) 量子阱激光器，其激射闽值条件为光在f p 腔内行进一个往复后其光强保持不变，即增益等于损耗。激光器的光损 耗分腔内损耗和输出损耗，由此阈值条件变为： g f ：口+ 上1 1 1 f 上 ( 2 1 0 ) 劭钳+ 瓦1 1 1 l 丽j u 联立方程( 2 7 ) 、( 2 8 ) 、( 2 9 ) 、( 2 1 0 ) 可得： j 自= n w j q e x p型2l,r1r2)一， ( 2 1 1 ) 考虑到载流子辐射复合的内量子效率聃，可得到多量子阱结构激光 器的阈值电流如条件表达式： 厶：n v j oe x p 矾 2 1 4 量子阱激光器的输出特性 口+ h 2 l 怯 l 冠足j 惭2 r g o ( 2 1 2 ) 激光器输出特性主要体现在输出功率、效率、光谱及发散角。量子 阱激光器的设计应当最大程度地提高注入电功率转换为光功率的效率。 通常，半导体激光器在阈值以上的输出特性近似为注入电流与输出功率 的线性依赖关系，当继续增加注入电流时，由于热效应降低了器件的内 量子效率而使功率一电流关系出现明显的亚线性，量子阱激光器以及普 通的d h 结构激光器均会产生由于大电流注入引起的这种功率热饱和现 象，实际工作中应当极力避免器件工作在热饱和状态。 1 、输出功率 在器件的线性工作区，输出功率尸锄可用下式表达： = 仉阱h ) 、e ， 其中e 是光子能量，p 是电子电荷，是注入电流，厶是阈值电流， 仉是微分量子效率，托的物理含义为注入载流子转化为输出光子的效 率，即 巩= 等“去告= 去臻 ，旬 其中且是发光波长( 岬) ，玑定义为器件的斜率效率( w a ) ，可直 接由器件的p - i 曲线求得。另外微分量子效率桃也可定义为 巩；绣f 垡唑1 l ( 2 1 5 ) 其中聃是器件的内量子效率，其物理含义为注入载流子产生辐射复 合的效率，a o u t 为输出损耗，a t h 为阈值增益。对通常的f p 结构激光器： = 去h 陆 c z ，1 6 ) 2 瓦1 1 1 l 面j ( 2 ， 将式( 2 1 6 ) 代入( 2 1 5 ) ，变换后得： 仉= 由 1 。面赫 l i l f 冠尼l ( 2 1 7 ) 由上式可以看出，器件的量子效率首先取决于材料的内量子效率轨 和腔内损耗a ，而这两项与生长材料的质量及结构和理性有直接关系。 一般地，腔内损耗8 可描述为： 口= 口。+ ( 1 一f ) a c + r ( 口o + 矗) ( 2 1 8 ) 其中为波导散射引起的损耗，a 。为波导层及限制层内损耗， ( 吐矿6 ) 为有源层内包括载流子吸收等引起的损耗。 其中，三为腔长。串联电阻尼为： r ：盟 ( 2 1 9 ) 5 w l m 为激光器结构的面电阻，受到外延层材料及接触电极的电阻率的 影响，缈为激光器条宽。从式中可以看出，增加腔长会减少器件的串联 电阻，从而有利于提高功率转换效率。另外，随着注入电流的增加，接 触电阻引起的功率损耗以电流的平方关系增长，这给器件功率效率的提 高带来极其恶劣的影响。将电流密度户刀( w l ) 和式( 2 1 9 ) 代入式( 2 1 s ) ， 得： ，7 ：r l , ( e e ) ( j - j m )( 2 2 0 ) j ( v o + j p s 、 由极值法可获得最大功率转换效率时的工作电流密度j 矗为： j o z = 厶1 1 + 1 + k 岛) )( 2 2 1 ) 由此可获得峰值功率转换效率吼及此处的输出功率，知为： 吼：仉嘉- 型生 ( 2 2 2 ) 栌仉两两赢蒜丽 q 2 2 = 仇( 詈 嗽丽 “其中殇为二极管开启e g e , 。 2 、模式特性 半导体激光器的激射波长由禁带宽度决定，此波长必须满足谐振腔 驻波条件：2 n = m d , ，其中挖为腔内群折射率，扰为正整数，表示在腔 内振荡的模式数。激光器工作时，腔内有可能存在一系列振荡波长，每 一波长构成一个振荡模式，称之为纵模，并构成一个纵模谱，该谐振条 件决定着激光激射波长的纵模模谱。 为了抑制多模振荡、得到单纵模，必须分析影响单纵模存在的因素。 这些因素主要有： ( 1 ) 、自发发射对半导体激光器的影响：a 使p i 特性曲线变软； b 在稳态条件下振荡模的噪声谱和光谱加宽；c 阈值以上的边模抑制比 下降；d 在直接调制下张弛振荡频率降低。自发发射因子越小，越容易 实现单纵模工作。， ( 2 ) 、电流密度对纵模谱的影响：在小于阈值的低注入电流时，模 谱的包络与自发发射谱相似；当电流增加到阈值以上，模谱包络变窄， 各纵模开始竞争，对应于增益谱中心的注模的增长速率比临近纵模快， 随电流增加，激光能量向主模转移，峰值波长发生漂移现象。 ( 3 ) 、器件结构对纵模谱的影响：侧向有折射率波导结构的基横模 激光器腔内的微分增益高，相比增益波导结构的激光器表现出更好的纵 模激射特性。 ( 4 ) 、温度对纵模模谱的影响：由于有源层材料的禁带宽度随温度 增加而变窄，使激射波长向长波方向漂移，其漂移量与器件的结构和有 源区材料有关。 3 、光斑特征 半导体激光器有源层的宽度远远大于其厚度，使得它的辐射场具有 以下两个明显的特点：一是输出光束存在很大的像散( a s t i g m a t i c a b e r r a t i o n ) 。像散是一种光学像差，指激光器输出光束快轴和慢轴方向 上的光束束腰位置不重合。像散的存在使得光束经过对称光学系统时快 轴和慢轴方向的光束无法同时聚焦。 j d ，2 黑r ： iili i | li 划 d ，2 卜蚁素 一z ，7 7 r - r 1 l 工o f 一 i ；、 ； ， |w 2n ( a ) 快轴方向 ( b ) 慢轴方向 图2 1 半导体激光器输出光束的像散 二是辐射场远场光强分布及不对称【3 ”，光斑成狭长的椭圆形。半导 体激光器的输出光束在垂直于p n 结方向的发散角0 远大于平行于p n 结方向的发散角0 ，0 。通常为3 0 。4 0 。，0 ，为6 。1 2 。平行于 p n 结方向通常也称为激光输出光束的慢轴，相应地垂直于p n 结的方向 称为快轴。在激光束慢轴和快轴方向上的辐射强度角分布为： b ( o ，妒) k = 鼠c o s “0 ( 2 2 4 ) i b ( o ，洲，：鼠c o s 一0 ( 2 2 5 ) 、一p j 。 式中口( 只妒) 为单位面积光源向8 妒方向单位立体角内辐射的光功 率，其单位是w s r c m 2 ，疡为光源辐射面法线方向上的辐射强度。7 1 和1 7 分别为慢轴和快轴方向上的功率分布系数， g 见且两者均为大于1 的 数，而胛更可能大于1 0 0 。历、i 7 越大，光束的方向性越强。 对于任意的方向舅伊，激光辐射强度的角分布可表示为： 曰( 目，妒) ：b oc o s 口) “2 ”“2 9 ( 2 2 6 ) 可见，半导体激光器的输出光束是一个椭圆锥体。光束在垂直平面 ( 快轴) 上的半功率点的最大张角以称为垂直发散角；光束在水平平 面( 慢轴) 上半功率点的最大张角巩称为水平发散角，分别表示为： 六z 2 s i n i 鱼 ( 2 2 7 ) 。d 最，“2 s i n l 鱼 ( 2 2 8 ) 1 4 式中，五。为辐射波长。白和鼠越小，激光束的方向性就越强。 半导体量子阱激光器输出光束的这两个特点对激光的耦合输出极 为不利，为提高耦合效率，需要应用各种光学系统对其校正。 4 、光谱线宽 半导体激光器的光谱线宽可表示为： a v = c q n g , h 。a “一n , , ( 1 + 口2 1 ( 2 2 9 ) 8 x n ；p 、。 式中g t h 为阈值增益，a e n d 为终端界面损耗，是群折射率，饰是 载流子分布没有完全反转的统计因子，一般在室温，幻- 2 5 3 ，它可用 下式表示： 2 i 卜唧l 等j j 。3 a 为线宽展宽因子，它表示载流子变化引起介电常数实部( 折射率) 和虚部( 与增益有关) 变化的联系，它与载流子浓度、温度和激光器结 构有关，可表示为： 一z 昂( 鲁 f 鲁 式中：g e f f 是有效增益。在量子阱结构中a 只有1 5 1 7 。该式很好 地适用于折射率引导激光器。在长距离、高数据传输系统应用中，要求 半导体激光器的线宽很窄。通信系统的容量( 传输距离与传输速率之积) 与光源的光谱线宽成反比。 由式( 2 2 9 ) 可见，减小v ，降低a 很重要，而要降低a ，则需要 增加d g , 哆d n 。在量子阱结构中，由于具有台阶状态密度分布，其微分 增益系数比体材料低2 3 倍之多，故量子阱结构拥有更窄的谱线宽度。 2 2 应变对量子阱材料特性的影晌 2 2 1 超晶格量子阱中应变的引入 定义晶格的失配度为： ，：丝：生堡 8 |q | ( 2 3 2 ) 式中m 为衬底晶格常数，啦为外延层晶格常数。若两种材料晶格常 数相等或失配度小于o 5 ，则称这两种材料晶格常数匹配。在早期生 长量子阱的研究中，主要使用这种晶格常数匹配的材料，因为这样生长 出来的量子阱超晶格材料界面平整，缺陷、位错很少，质量较高。随着 研究的发展，人们希望拓展材料的使用范围，以研制出更多种半导体材 料组成的量子阱。但是在自然界中，两种品格常数相等或相近的半导体 材料是很少的。因此，人们开始研究生长晶格常数不匹配的量子阱超晶 格。实验发现，只要失配在一定限度内( 小于7 ) ，每层材料的厚度不 超过一个临界厚度，就可以靠弹性形变补偿晶格常数之间的差别，在平 行方向上达到一个统一的平衡晶格常数口，并仍保持晶体良好的结构 性质，界面也不会产生位错或缺陷，如图2 2 所示，这样形成的超晶格 量子阱称为应变量子阱。 q ： 6 图2 2 两种不同材料生长时晶格常数的变化 应变超晶格不仅增加了超晶格的种类，更重要的是由于晶格中存在 弹性形变，影响了它的能带结构，从而使材料的特性得到改善。 蘑 白口 2 2 ，2 应变对能带结构的影响 应变的引入将是量子阱受到双轴应变的作用。 在外延生长面的应变为： 肛2 2 警 ( 2 3 3 ) 在垂直于外延生长面的应变为： 屯一毒占 ( 2 3 4 ) 式中c 1 1 、c 1 2 为弹性应变系数。 导带边的漂移值可用下式表示： 厂，、 8 e = ( 气，+ + ) = 2 a c i1 - 净 音 ( 2 3 5 ) 1 1 式中，m 为导带的静压力形变势。 价带的漂移为： 6 e h = 一p ；一q 。 万瓦= 一只+ q p “气+ 勖刊q q ( - 一甜 q = 一兰( + 也) = 旬( 1 + 2 鲁) s ( 2 3 6 ) ( 2 3 7 ) ( 2 3 8 ) 但3 9 ) 式中，m 为价带的静压力形变势，b 是价带的切形变势。 上式表明，应变引起的价带漂移有两个分量，一部分由单轴静压力 引起的分量只，另一部分是应变得切向分量g 。 r 的作用是使整个价带边上升( 轴向压应交) 或者下降( 轴向张应 变) ，其中轴向压应变使价带项重空穴能级上升，轻空穴能级下降，而 轴向张应变则刚好相反。而切向分量g 的作用是使重空穴和轻空穴带 分开，即退简并。 双轴压应变时，重空穴在轻空穴带之上，因此，现在产生了新的带 边： 疋= 乓( x ) + j e e b = 6 e k = 一p ：一9 - e m = 6 e l h = 一p ：+ q c 所以有效带隙为： e 一。= 乓( 石) + j e 一万= 乓( x ) + j 疋+ e + q 吲小：口( ，一针一a ( m 外 ( 2 4 0 ) ( 2 4 1 ) ( 2 4 2 ) ( 2 4 3 ) e 一。= 乓( x ) + 占e 一万玩= 名o ) + j e + 只一绞 吲咖：d ( t 鲁卜( 1 + 2 鲁) g 这时静压力形变势a 表示为：口= a c 一瓯 2 2 3 压应变引起的能带结构变化对材料性能的影响 在超晶格量子阱材料中引入应变，会对半导体的能带结构产生“剪 裁”的作用。相比于张应变，采用压应变量子阱结构可以降低激光器的 阈值电流密度、改善线宽、提高特征温度等特性，这已被许多理论和实 验所证实。下面列举对器件性能影响较大的三项机制加以简要分析。 1 、对俄歇复合的影响 在半导体中，俄歇复合是一耪有害的带间非辐射复合，它能够引起 严重的载流子流失，从而降低半导体激光器的温度稳定性。俄歇复合是 一种很难避免的复合过程，它主要有c c h c 及c h h s 两种过程，它们 的俄歇复合闽值能量西分别可以写成： e r ( c c z c c ) ：毒瓮尝 ( 2 4 5 ) 2 e r ( c h h s ) = 竺2 m 塑。+ m 型, - f m 墨( 二e r 生) 合的速触也，筘( 。c c u c ； 式中，n 和p 分别为导带电子和价带空穴的浓度 c c h c 和c h h s 俄歇复合系数，表示为： e = - “- m r , t - 疋- u , n ) 一： t 一击矧 ( 2 4 6 ) 陀4 7 ) g 和g 分别为 ( 2 4 8 ) q = 矗 等 je 坤( 一击每 亿4 9 ， 式中，a 。和以分别为高能电子和空穴的产生率；胍和r 分别为导 带电子和价带空穴的有效态密度； 为电子与空穴的有效质量之比。 根据上一节的理论分析得知：在压应变量子阱材料中，由于压应变 的作用，导带向上漂移了犯，丽价带边向下漂移了只，然后重空穴带 再向上漂移一个9 ，轻空穴带向下漂移一个珐使两者分开，这令材料 在压应变时带隙届增大。由式( 2 4 5 ) 和( 2 4 6 ) 可知，乓越大，产生 俄歇复合的阈值能量西越大，所越大则越不容易产生俄歇复合。又由 式( 2 4 7 ) ( 2 4 9 ) 得知，蓐越大，俄歇复合率越小，因此，压应变有 效地抑制了俄歇复合的产生，使器件不会产生太多热量，大大提高了器 件的温度稳定性。 而对于张应变量子阱，由于其带边漂移方向与压应变材料相反，所 以带隙会变小，从而令俄歇复合率增加。 2 、对价带间光吸收的影响 与俄歇复合一样，由于价带顶有效质量的变化，使得压应变情况下 的价带光吸收系数相比于无应变时有所减小；而在张应变情况下，价带 光吸收比无应变和压应变时都大。所以在相同温度下，压应变对应的价 带间光吸收系数最小。 综上所述，双轴压应变能够引起半导体价带顶的轻、重空穴带退简 并，重空穴带上升，轻空穴带下降，降低价带顶的重空穴平面有效质量 和态密度，有效抑制了俄歇复合和价带间吸收，从而改善期间的温度特 性。因此可以使激光器更容易得到载流子的粒子数反转，实现低阚值的 室温连续工作。这也正是为何本论文设计及大多数其它关于激光器件的 研究中会采用压应变量子阱材料的主要原因。 2 3g a l n n a s g a a s 应变量子阱材料的特性 如前文所述，对应掺杂原子的种类和数量，量子阱超晶格内部发生 的弹性形变分为张应变和压应变，而本论文研究中采用的 g a l n n a s g a a s 应变量子阱材料中引入的是压应变，这一方面是因为前 文分析得出压应变相比于无应变和张应变材料具有更好的能带结构及 器件性能：另一方面从外延生长的角度考虑，压应变，即高i i l 低n ， 比张应变更容易实现高质量的外延生长。下面将对g a l n n a s 压应变量 子阱材料的各主要特性加以介绍和分析。 2 3 1n 的并入对g a a s 材料产生的巨大能带弯曲 通常情况下，当在半导体中不存在结构上的相变或直接带隙向间接 带隙的转变时，三元合金a b ) c c i x 的带隙能量如和组分x 有着平滑的依 赖关系，可用下式表示： 乓( 彳占。c j 一；) = x e g ( 一b ) + ( 1 一z ) 乓( b c ) 一b x 0 x ) ( 2 5 0 ) 式中最口印和e “b c ) 分别是组成合金的a b 和b c 的相应的带隙能 量，b 称为“弯曲系数( b o w i n gp a r a m e t e r ) ”。根据上式可以反推得到 材料的弯曲系数，由( 2 5 0 ) 式变换得： 6 ：堡! 兰皇! ! ! 二型墨! 皇! l 二墨! 兰垦鱼二! !( 2 5 1 ) x ( 1 一x 1 所有情况下，弯曲系数b 是和组分无关的常数。一般的半导体合金 中弯曲系数b 都小于l e v 。对于常见的v 族化合物半导体合金，例如 g a i n x a s l 。它的弯曲系数可以很好的用下式来描述： ：堡( 里竺! g 二兰堡f 型! ! 二垦! 里坐垒：! ( 2 5 2 ) 工( 1 一工) 计算得出，g a l n x a s l x 的弯曲系数b 约为o 5 e v 。 不同于常见的v 族化合物半导体，当在g a a s 中掺入n 时，该体 系的带隙宽度会减小。例如掺入l 的n ，室温下带宽会由1 4 2 e v 减小 为1 2 5 e v ，如果同样用上式表示的带隙随x 的变化，则需要的弯曲系数 b 约为1 0 2 0 e v ，而且这里的b 还是一个随x 而变化的函数，这是非常 反常的，如图2 3 所示。这些与原有理论的不一致表明了g a a s n 的带 隙能量随n 组分的变化与一般的半导体材料有着迥异的依赖关系。 为了对上述的奇特现象作出解释，产生了多种新的理论，其中l b e l l a i t h e 等人的方法给出了比较合理的解释。他们使用的方法称为“笫 一原理总能量近似( t h ef i r s t - p r i n c i p l e l o c a j d e n s i t ya p p r o x i m a t i o n c a l c u l a t i o n s 简称l d a ) ”，具体操作如下：使用5 1 2 个原予的s u p e r c e l l 来表征g a n x a s l x 体系，每当将s u p e r c e l l 中的一个a s 原子替换为n 原 子时，n 的组分就增加0 4 ，这样不断的将a s 原子换成n 原子，就可 以计算出不同工的g a n x a s l 。的结构和能带参数。掺入的原子首先被随 机的分布在晶体中a s 对应的晶格上，然后让晶格完全驰豫以将整个体 系的能量变为最低，从而得出各个原子的位形坐标和波函数分布。 对于n 随机分布的g a n a s ，b e l l a i c h e 的计算表明它在整个范围内 都是半导体，而且他们发现，在有序的结构中，化合物的带隙会大大减 少。在杂质极限下，分别对应存在两种情况：( 1 ) 、对于g a a s ：n ，存在 一个导带上等共振能级和一个被n 微扰的导带底，但不存在带简和杂 质能级。( 2 ) 、对于g a n ：a s ，存在一个带间的深能级，而且它的位置几 乎与a s 的组分无关，该能级在价带上o 7 5 e v ，它的波函数强烈的局限 在a s 杂质上。这样，i v - n 化合物半导体的带隙能量随n 组分的变化 便分为两个区，即类杂质区( i m p u r i t y 1 i k e ) 和类带区( b a n d 1 i k e ) 。当 n 组分较小( x 1 0 ) 时，b a n a s 材料位于类杂质区；而当n 组分较 大( 1 0 - 4 0 ) 时，材料位于类带区。 1 、类杂质区( x o ，通过材料的光得到放大；当g o ， 通过材料的光因吸收而衰减。对于能量为壳的入射光，增益表达式为： g ( 壳口) = 嚣附岛( 岛- ) ( 五一彳) ( 2 5 9 ) 式中，c 为光速，m d 为自由电子有效质量，g 为电子电量，n 为 g a i n n a s 折射率p 7 1 ，石、f 2 分别是两个跃迁能级的电子占据几率，其位 置由注入载流子浓度决定，p 口一rco再口c坩 第三章1 3 1u m 应变量子阱g a l n n a s 激光器的结构 设计 3 1 激光器芯片的材料结构 x p 面电极 p 型8 “s 接触廛 阳极氧化屠 p 型a i g a a s 包层 g a i f l n a $ 量予阱 n 型a l g a h s 包层 n 面电极 图3 11 3 1 p m 应变量子阱激光器管芯的剖面结构示意图 激光器芯片的横截面如图3 1 所示，自上而下分为若干层，每一层 由不同厚度的不同材料构成，分别具有不同的功能，主要有： ( 1 ) 、p 面和n 面电极：这是由合金材料制作的欧姆接触层，这两 个电极层和电源之间形成电流的回路，从而向激光器的有源区注入电 流。 ( 2 ) 、p 型g a a s 接触层：与上面的合金材料共同构成欧姆接触 ( 3 ) 、阳极氧化层：该层是通过对外延材料中所含的a l 组分进行 脉冲阳极氧化处理得到的氧化绝缘层，阻止电流从非注入区泄漏。 ( 4 ) 、p 型a 1 g a a s 包层：该层经由外延技术得到，是上限制层。 ( 5 ) 、g a n n a s 量子阱：该层由外延生长获得，是激光器的有源层， 通过对它进行载流予注入而产生激光输出。该层是整个器件的核心。 ( 6 ) 、n 型a i g a a s 包层：该层由外延生长制备，是下限制层。 ( 7 ) 、n 型g a a s 衬底：衬底层，作为生长于它之上的各层的载体， 并和下面的金属层共同形成n 面的欧姆接触。 各层的大致厚度如表3 - 1 所示： 表3 - 1 激光器芯片横截面各层结构参数 名称厚度( n m ) p 面电极 p 型g a a s 接触层 阳极氧化层 p 型a 1 g a a s 包层 g a l n n a s 量子阱 n 型a i g a a s 包层 n 型g a a s 衬底 n 面电极 10 0 0 2 0 0 2 0 0 12 0 0 6 4 12 0 0 1 5 00 0 0 1 0 0 0 3 2 谐振腔结构设计 3 2 1 腔长分析 在本论文工作中，激光器的管芯采用经典的法布里。鞠萝( f p ) 结构。f p 谐振腔由两个平行的光学平面组成，在实际生产中，f - p 结 构是通过对条形结构按适当间距进行解理所形成的镜面得到的。 弋 r 。 e 弋vo j ，j7 2 图3 2 平面平行均匀介质板内平面波的干涉图 如图3 2 所示，光线在两个表面 幻和 易之间发生多次反射，使波 的各个分量相互干涉，对于透射或者反射的每一个波分量， 位与前一个相位的相位差值与波两次通过波片相对应3 9 1 。 为： 占：丝2 竹d c o s o 五 波函数的相 该相位差值 ( 3 1 ) 式中，蒯为两个反射表面之间的光学厚度，o = o n 是材料内的光 束折射角，a 是波长。f p 谐振腔的透射率为： 卜f ，+ 南血2 圳2 。2 ， l( 1 一r ) 2 l f 式中，r 为每个反射表面的反射率。当透射光束的光程差为波长的 倍数时，透射率达到最大值：矗。= 1 ， 2 r i d c o s ；m 五m = 1 , 2 ，3 ， ( 3 3 ) 卟忐谢 反射率的最大值为： k 2 南 此时，光束的光程差是半波长的奇数倍，即： ( 3 4 ) ( 3 5 ) ( 3 6 ) 若不存在吸收损耗，透射率和反射率就是互补关系，r + t = i 。 从式( 3 3 ) 可知，f 。p 腔的谐振条件取决于波长 、光学厚度h d 和光束折射角p 。对于本研究中的量子阱激光器，折射角o = 0 。，折射 率取有源区材料的群折射率，a 为激射波长，d 替换位腔长厶若只 考虑单横模，则谐振腔的纵模间隔越为【4 0 】： 12 a a ：兰一 ( 3 7 ) 2 即g 上 相应的频率间隔为： y ：三 ( 3 8 ) 2 三 式中c 为光速。考虑到本论文研究的激光器为通信用途，所以要求 谱线宽度尽可能窄的光束输出，通过理论计算及结合实际的应用情况， 腔长取1 0 0 0 1 m a 。 3 2 2 横向波导设计 激光器的快轴光束发散角由激光器外延材料的波导结构决定，波导 结构与激光器的阈值电流密度、垂直截平面方向的远场发散角、器件的 输出效率和最大输出功率等有着密切的关系。因此波导结构的设计在半 导体激光器结构设计中具有极为重要的意义。 对于要求基模工作的器件，通常有两种横向波导结构：增益导引型 和折射率导引型。相对于增益导引型波导，折射率导引型波导具有稳定 的横向波导结构，不易出现高阶模激射，也就不易出现由模式竞争因素 产生的p i 特性k i n k 现象，是目前高功率基模激光器的首选横向结构。 折射率导引型波导的特性由折射率台阶和有源区的几何形状决定。 使用折射率导引型波导可以从以下几方面抑制高阶侧模的产生：( 1 ) 、 取窄的有源区宽度，使基模集中于中心；( 2 ) 、取小的有源区侧向折射 率台阶，使高阶模易于漏入侧向波导区，同时基模靠弱内建波导效应仍 被限制在波导中心区；( 3 ) 内建折射率反波导以增加高阶侧模的泄漏。 这样，可以获得较低的阈值电流，线性度较好的p i 曲线，稳定的辐射 光丝，及较好的基模工作特性，同时器件输出波前稳定、光束无像散。 本论文设计的1 3 1 i x m g a l n n a s 量子阱激光器采用脊形波导结构， 它是折射率导引波导的一种，是从平板波导的基础上发展起来的。脊形 波导的剖面是一个宽度为形的脊形，如图3 3 所示： 图3 3 脊形波导截面图 通过有效折射率近似分析法4 1 - 4 3 ，如图3 4 所示可以得出脊形波导 的近似单模条件。 查， 珥 1 二j砘 矗 i 瓠1 上l 图3 5 二维波导的两个一维等效波导 适用) 协分别为波导 知 单模截止时一，满足基模工作，即m = o ，有： z t a n 。( 惫 2 石+ z 劬。( 乏 c ，9 ， 因为一，所以一0 ，从而式( 3 9 ) 简化为； o 2 而属i 丽( 3 1 0 ) 因为：孕，带入上述公式可得到在y 方向上的单模条件： o 4 h 属而 ( 3 1 1 ) 同理，在x 方向上的单模条件： o 4 m ，属雨 ( 3 1 2 ) 其中2 w = w ，为脊的宽度，协地分别为脊区、脊两侧在y 方向上 的等效折射率。 根据材料的相关参数，我们计算出脊高为1 岬，脊宽为5 岬，通过 比较，这两个值符合上述的单模限制条件。 3 2 3 激光器的芯片尺寸 根据前面的理论分析并结合实际的工艺情况，激光器芯片的外形及 详细尺寸设计如图3 6 所示： 图3 6g a l i l n a s 应变量子阱激光器芯片的外形及详细尺寸 3 3 激光器的散热系统设计 根据前文的分析，半导体激光器工作时要产生热使芯片的温度升 高，若不加以控制，当温度升高到一定程度时，会令激光器阈值电流升 高，发光效率降低，波长漂移，使模式不稳定，增加内部缺陷，严重时 会缩短激光器芯片的使用寿命，甚至造成器件损坏。控制激光器工作时 的温度，可以从两方面入手：一是改进激光器芯片本身的材料特性和结 构特性，二是增加辅助的外部温度控制装置。考虑在激光器芯片本身的 设计己经完成并相对固定的情况下，增加外部的温度控制装置将是一个 非常有效的减小温升的手段。 如第2 3 4 小节所述，g a l n n a s g a a s 应变量子阱材料具有非常高的 特征温度，因而对温度不像i n g a a s p i n p 那样敏感，可以不使用主动制 冷系统而在室温下长期连续地稳定工作，又因为本课题设计的是小功率 激光器件，正常工作时的功耗并不很大，所以对g a l n n a s 应变量子阱 激光器可以采用被动散热装置。 我们将激光器芯片以倒装的形式焊接在铜质热沉底座上，热沉除了 散热的功能之外，兼具p 面电极引线的作用。采用铜热沉散热主要有以 下几项优点： ( 1 ) 、导热率较高，可满足小功率激光器芯片的散热需求。 ( 2 ) 、安装简单、零部件少且为全固态结构，机械强度及工作稳定 性高。 ( 3 ) 、制造工艺成熟、易加工，可根据芯片要求加工为任意所需形 状。 ( 4 ) 、价格低廉，在批量生产时可极大地降低成本。 3 4 激光器的完整装配结构 根据前文的设计分析，最终完成的1 3 l j m a g a l n n a s 应变量子阱半 导体激光器的焊装结构如图3 7 所示： z 图3 7 激光器整体焊装结构示意图 图中： ( a ) 、铜质热沉：激光器的散热部件，将激光器芯片工作时产生的 热量传到出来以降低芯片的温度；同时和芯片焊接在一起形成欧姆接 触，兼具p 面电极引线的作用。 ( b ) 、g a i n n a s 激光器芯片：激光器的核心部件，通电后产生1 3 1 9 , m 波长的激光辐射。 ( c ) 、n 面电极内引线：焊接在激光器芯片的n 面合金电极上，作 为引线和外电路相连。 3 8 第四章1 3 1 “mg a l n n a s 应变量子阱激光器的制作 4 1g a l n n a s 应变量子阱材料的生长 乞， 4 1 1 分子束外延( m b e ) 技术简介 分子束外延这一名称是( m o l e c u l a rb e a me p i t a x y ，m b e ) 的先驱之 一美国贝尔实验室的卓以和博士于1 9 7 0 年提出的，是一种在超高真空 环境中，利用一种或多种组元的加热分子束或者原子束喷射到受热的衬 底表面，在衬底表面