（理论物理专业论文）具有45°反射器的水平腔面发射半导体激光器研究.pdf

摘要 本论文对4 5 0 偏转镜面发射半导体激光器结构进行了优化设计，具 体考虑了两种4 5 0 偏转镜面发射半导体激光器：折叠腔面发射和组合式 发射，设计了具体的工艺过程。采用分子束外延设备对 i n g a a s g a a s a 1 g a a s 应变量子阱材料进行了外延生长，分析了v i i i 束 流比、衬底温度、衬底取向、掺杂及生长速率等一些重要工艺参数对外 延材料质量的影响。利用x 射线双晶衍射仪、光荧光谱仪( p l ) 等多种 方法研究了i n g a a s g a a s a 1 g a a s 应变量子阱激光器外延材料的性质。 考虑了应变对i n g a a s 材料晶格参数的影响，由x 射线衍射实验数据确 定了多量子阱材料的结构参数。光荧光实验中观察到了l # i n g a a s g a a s 量子阱中n = l 的基态发光峰。在此基础上进行了面发射半导体激光器二 维面发射半导体激光器二维( 2 0 ) 列阵的制备研究，初步获得了具有较 低阀值电流密度和较高功率的4 5 0 偏转镜面发射列阵半导体激光器，为 研制高可靠性、高功率、低阀值电流的面发射阵列半导体激光器奠定了 一定的基础。 关键词：面发射半导体激光器；4 5 。偏转镜；半导体激光器二维阵列 x 射线双晶衍射；光荧光谱 a b s t r a c t i nt h i st h e s i s ，t h eo v e r a l lo p t i m i z m i o nd e s i g n so ns u r f a c e e m i t t i n g l f l s e r s ( s e l ) w i t h4 5 0d e f l e c t o rs t r u c t u r ea r ec a r d e do u t w bh a v em a i n l y c o n s i d e r e dt w ot y p e so fs u r f a c e e m i t t i n gl a s e r sw i t h4 5 0d e f l e c t o r ： s u r f a c e e m i t t i n gl a s e r sw i t h4 5 0i n t r a c a t i v i t ym i c r o - m i r r o r sa n dc o m p o s i t e s u r f a c e e m i t t i n gl a s e r s t h ee p i t a x i a lg r o w t h so fi n g a a s g a a s a l g a a s s t r a i n e dq u a n t u mw e l ll a s e rm a t e r i a l sa r ee x t e n s i v e l ys t u d i e db ym o l e c u l a r b e a m e p i m x y i no u rw o r k t h ei n f l u e n c e so fi n d i v i d u a l g r o w t h c o n d i t i o n s ，s u c ha sv i i ir a t i o s ，s u b s t r a t e t e m p e r a t u r e ，s u n b s t r a t e o r i e n t a t i o n d o p i n ga n dg r o w t hr a t e o nt h e e p i t a x i a l w a f e rq u a l i t ya r e a n a l y z e d p l x r da n ds e mw e r ea d o p t e d t oe v a l u a t e t h e i n g a a s g a a s a l g a a ss t r a i n e dq w1 a s e rm a t e r i a l s t h ee 位c t so fs t r a i no ni n g a a sc r y s t a lp a r a m e t e r sw e r et a k e ni n t o c o n s i d e r a t i o n a n dt h e r e f o r e o p t i m i z e dm u l t i q u a n t u mw e l ll a s e l s t r u c t u r e s w e r ed e t e r m i n e df r o mx r d e x p e r i m e n t a ld a t a t h en = lf u n d a m e n t a ls t a t e e x c i t o n 】i g h te m i s s i o np e a kf r o m1 # i n g a a s g a a sq u a n t u mw e l jh a sb e e n o b s e r v e df r o mp le x p e r i m e n t s b a s e do nt h ea b o v e ，w eh a v em a d ear e s e a r c ho nt h ef a b r i c a t i o n t e c h n o l o g yo ft w o d i m e n s i o n a l l ya r r a y e ds e ll a s e r s s e la r r a y e d1 a s e r s h a v eb e e np r e l i m i n a r i l yf a b r i c a t e dw i t h4 5 0d e f l e c t o r sw i t hl o w e rt h r e s h o l d c u r r e n td e n s i t ya n dh i g h e ro u t p u tp o w e r t h ep r e s e n tw o kh a sp a v e dt h ew a yt of a b r i c a t es e la r r a y e dl a s e r s w i t hh i g h e rr e l i a b i l i t y , l o w e rt h r e s h o l dc u r r e n ta n dh i g hp o w e ro u t p u t k e yw o r d s ：s u r f a c e - e m i t i i n gl a s e r ( s e l ) 4 5 。d e f l e c t o r x - r a yd e f r a c l i o n ( x r d ) p h o t o l u m i n e s c e n e 口l ) 长春理工大学硕士( 或博士) 学位论文原创性声明 本人郑重声明：所呈交的硕士( 或博士) 学位论文，论文题 目是本人在指导教师的指导下，独立进行研究工作所取得的成 果。除文中已经注明引用的内容外，本论文不包含任何其他个人 或集体已经发表或撰写过的作品成果。对本文的研究做出重要贡 献的个人和集体，均已在文中以明确方式标明。本人完全意识到 本声明的法律结果由本人承担。 作者签名：孕盈醢骂垒孑年毒月- 丝日 长春理工大学学位论文版权使用授权书 本学位论文作者及指导教师完全了解“长春理工大学硕士、 博士学位论文版权使用规定”，同意长春理工大学保留并向国家有 关部门或机构送交学位论文的复印件和电子版，允许论文被查阅 和借阅。本人授权长春理工大学可以将本学位论文的全部或部分 内容编入有关数据库进行检索，也可采用影印、缩印或扫描等复 制手段保存和汇编学位论文。 作者签名 指导导师签名 年j 月丝日 年立, 9 ，- o e i 第一章绪论 1 1 半导体激光器及面发射半导体激光器的发展概述 早在1 9 5 3 年9 月，美国的冯纽曼( j o h nv o nn e u m a n ) 在他一篇 未发表的论文手稿中第一个论述了在半导体中产生受激发射的可能性； 认为可以通过向卧结注入少量载流子来实现受激发射；计算了在两个 白罩渊区之l b j 的辐射跃迁率。巴丁( j b a r d e e n ) 在总结冯纽曼关于 半导体激光器的基本理论后认为，通过各种方法( 例如向p n 结注入少 量载流予) 扰动导带电子和价带空穴的平衡浓度，致使非平衡少数载流 子复合而产生光子，其辐射复合的速率可以象放大器那样，以同样频率 的电磁辐射作用柬提高。这应该说是激光器( l a s e r ) 的最早概念，这 比戈登( g o r d e n ) 和汤斯( t o w e s ) 所报道的微波量子放大器的概念还 要早一年。苏联列别捷夫物理研究所的巴索夫( b a s o v ) 等对半导体激 光器的杰出贡献，在于他于1 9 5 8 年首次公丌发表文章提出在半导体中 实现负温念( 即粒子数翻转) 的理论论述。他们又于1 9 6 1 年最先公丌 发表将载流子注入半导体p n 结中实现粒子数反转( 这是产生受激发射 的必要条件) 的可能性，而且还认为有渊区周围高密度的多数载流子造 成有源区边界两边的折射率有一差值，因而产生光波导效应。这些理论 对其后半导体激光器的出现起了积极的促进作用，巴索夫因此而得到诺 贝尔奖会。然而，1 9 6 3 年| ； ，巴索夫等所发表的关于半导体激光器的 理论与实验的文章多是以半导体( ；e 为有源材料的。这一重要论断的证 确性为后来所出现的半导体激光器所证实。 同年，前苏联列别捷夫物理研究所、美国麻省理工学院( m i t ) 、国 际商业机器公司( i b m ) 、通用电器公司都分别研制出了在液氮温度( 7 7 k ) 下工作的同质结半导体激光器。1 9 6 7 年，用液相外延生长出了 a 1 g a a s - g a a s 室温下脉冲工作的单异质结半导体激光器。1 9 7 0 年，静苏 联和美国贝尔实验室所研制的双异质结半导体激光器实现了室温下的 连续工作，丌创了半导体激光器在光纤通讯、光信息处理等领域应用的 纪元。进入8 0 年代以来，由于吸取了半导体物理研究的新成果，同时晶 体外延生长新工艺，包括分子束外延( m b ) 、会属有机化学气相沉积 ( m o c v d ) 和化学束外延( c b e ) 等取得的重大成就，使得半导体激光器 成功地采用了量子阱是：各类量子阱激光器( 极低阀值、单频、高调 制速率等) ，应变量子阱激光器，垂直腔面发刺激光器及高功率激光器阵 列等。 从垂直于激光器方向取出发剩光的垂直腔结构面发射半导体激光 器，是由m i t 林肯实验室的【me ln g a il s 在1 9 6 5 年用i n s b 材料，在 i o k 低温和强磁场条件下得到实验证实的i lj ，这是世界上第一支面发射 半导体激光器。后柬，利用衍射光栅进行光学反馈的d f b 或d b r 型激光 器的研究工作丌始兴起。7 0 年代中期那些具有2 缴光栅的d f b 激光器 中，首先从实验上证实了光栅耦合的表面发射特性1 2 】。1 9 7 4 年在a t l a n t a 举行的半导体激光器会议上，有好几个研究小组报道了光栅表面光发射 的实验结果。几年后a z s p r n gt h o r p e 等人又发表了具有4 5 。转角 腐蚀镜面结构的面反射半导体激光器1 3 j 。尽管当时有多种形式的面发射 半导体激光器( s e l ) 相继问世，然而真到8 0 年代，对于s e l 的研制丌 发工作仍处于停止不前的状态。 8 0 年代中期，随着半导体激光器性能水平的同益提高，光电子的 应用领域不断扩大。除了纤维光学、小型光盘和光记录之外，人们还期 望用大功率l d 取代泵浦固体激光器的闪光灯，甚至希望在自由空间通 讯、卫星通讯及激光切割等应用中，用半导体光电子技术已经丌始向并 行光电子技术阶段边进。在处理图象信息时，若采用二维并行的光逻辑 系统，则无需将二维图象信息变成时序信号，因而可以快速的处理大量 图象信息。此外，利用二维列阵并行光传输方案还可以发展超宽带光纤 通讯以及v l s i 芯片问和计算机内部实现光互连。面发射半导体激光器 与其他光学功能器件组成的二维集成器在丌辟并行光电子新技术方面 起着重要作用。在这些应用发展的推动下，近些年面发射激光器的研制 丌发得以复苏，近几年的发展尤为迅速。为满足各种特定应用的需求， 美、同等固有许多研究小组矿在积极，r 展这方面的研究工作，竞相探索 最佳的器件结构。 1 24 5 。偏转镜面激光器的特性及材料物性研究的意义 所谓面发射半导体激光器，就是从半导体衬底垂直方向发出光束的 新型激光器，而4 5 。偏转镜面发射激光器是将充当有源层的量子阱双异 质结作在两4 5 。偏转镜之间的激光器。 早在1 9 9 1 年，j e a h o o nk i m 等人研制的具有4 5 。偏转器的 i n g a a s g a a s a l g a a s 单量子阱水平腔面发射激光器输出功率达到 1 2 6 m w 。到1 9 9 3 年d w n a m 等人已经实现了4 5 。腐蚀镜面的面发射器 单片1 6 9 4 二维面发射阵列，在 = 9 4 4 n m 高连续输出功率超过5 0 w ，而 且，二维面发射列阵2 5 w c w ，连续工作超过1 5 0 小时。随着半导体生长技 术、微细刻蚀等半导体工艺技术的发展，最近美国加州光谱二极管实验 室( s d l ) 积极丌发4 5 。内腔微反射镜面阵以4 1 2 元获得了3 2 w ( c w ) 输出功率。 9 8 0 h m 左右的i n g a a s g a a s a l g a a s 折叠腔面发射激光器泵浦：固体 激光器很受重视，与a 1 g a a s 材料激光器相比，i n g a a s 应变量子阱激光 器的一个重要特征是具有相当高的光学灾变损伤阉值( c o d ) ，比a i g a a s 材料激光器的c o d 高一个数量级，这主要是因为i n g a a s 降低了表面复合 速率，防止了端面的光学损伤。这使激光器的性能方面得到了改善和提 高，如闽值电流密度变得更低、增益系数更高、温度敏感性更小，更适合 于制备高功率和长寿命的半导体激光器。而且由于其发射波长范围在 0 9 - 1 1um ，填补了匹配的g a a s a 1 g a a s 和i n g a a s p i n p 材料的发射波 长盲区，它可以作为许多新型固体激光材料的泵浦光源，如e r ： y a g ，e r y b ：玻璃，e r ：y l f ，e r ：y 2 s i 0 2 ，e r ：b a y 2 f 8 等等，可以获得 1 5 5 1 6 6 um 以及2 6 0 - 2 9 0 u m 两个波段范围的激光。与1 0 6 pm 激光相比，1 5 5pm 波长对人眼的安全性要强得多，被称为人眼安全( e y e s a f e ) 激光。同时9 8 0 n m 波长面发射激光器在红外夜视方面可作为很好 的红外照明光源，在军事上也显示了广阔的应用l j i 景。美国休斯公司 d a n b u r y 光电系统，采用3 4 列阵获得2 0 瓦连续输出，这种光源可用于 1 0 0 公罩左右的远程激光雷达。高功率i n g a a s g a a s4 5 。偏转镜面发射 激光器的研究必然推动半导体激光器在军事上的广泛应用。 本论文的目的是优化4 5 。偏转镜水平腔面发射半导体激光器结构 设计，并研究其材料生长工艺以及对生长材料的特性进行分析，为制各 新型超大功率面发射半导体激光器提供技术基础。 1 3 本论文的主要工作内容与研究进展情况 本论文主要围绕国防科技重点实验室基会项目“4 5 。偏转镜面发射 激光器”进行了部分的研究工作，在4 5 。偏转镜面发射激光器材料生 长方面和材料的特性分析方面做了大量的工作。在器件研究方面取得了 一定的进展。 本论文开展的主要研究工作有如下四个方面： 1 、4 5 。偏转镜面发射激光器外延及器件中4 5 。偏转镜结构设计。 主要对i n g a a s g a a s a i g a a s 应变量子阱激光器外延结构进行了设计分 析。主要分析了激光器有源层、波导层及限制层等结构参数对器件阀值、 效率输出功率的影响，设计出具有较低阀值、较高输出效率的 9 8 0 n m i n g a a s ( ；a a s a g a a s 应变量子阱激光器的外延结构。 2 、高质量i n g a a s g a a s a 1 g a a s 应变量子阱激光器材料外延生长。 主要采用英国v g 公司的v s o h 全固态源分子束外延设备对 i n g a a s g a a s a l g a a s 应变量子阱材料进行了外延生长，分析t i i i v 束 流比、衬底温度、衬底取向、掺杂及生长速率等一些重要工艺参数对激 光器输出特性的影响。 3 、通过x 射线双晶衍射和光荧光谱方法研究了 i n g a a s g a a s a l g a a s 应变量子阱激光器外延材料的光学性质。x 射线双 晶回摆曲线表明，i n g a a s g a a s a 1 g a a s 半导体多层外延结构的质量较 好，考虑了应变对i n g a a s 材料晶格参数的影响，由衍射实验数掘决定 了多量子阱材料的结构参数。光荧光实验中观察到了l # i n g a a s g a a s 量 子阱中n = l 的基念发光峰。此外，实验上还发现了2 # i n g a a s g a a s 量子 阱样品中的深能级的发光峰，根据实验现象和杂质束缚能的差别，讨论 了两个发光峰的末源。 4 、组合式激光器的工艺过程和初步器件结果。 制备时把己安装好热沉的普通条形结构激光器与4 5 。偏转镜直接 组合在一起，保持了条形激光器高功率输出特性，而且不影响激光器的 散热。微三棱镜的斜4 5 。面具有良好的全反射特性，将其安装到激光 器中作为外腔4 5 。偏转镜，反射效果要远好于镀全反射膜的反射镜， 而且不会给激光器散热带柬影响。 第二章4 5 。偏转镜面发射半导体激光器结构设计与分析 4 5 。偏转镜面发射激光器是在9 8 0 n m 条形边发射激光器中，用4 5 。 光束偏转镜面使光束传输方向偏转9 0 。的面发射激光器。在单片集成 工艺中，它与其它器件的耦合特性类似于一般条形激光器。其光束质量 强烈地依赖于反射镜转角和镜面的平整度。在4 5 。偏转镜面面发射激 光器制作过程中涉及较多的工艺制作过程，工艺之日j 相互制约以及各工 艺本身的负面影响会使激光器自身性能和光束输出质量发生变化。对激 光器整体结构设计过程中需要综合考虑各工艺特点，其中激光器外延层 结构及其生长的特性研究作为论文的阐述重点。 2 ，14 5 。偏转镜面发射激光器外延层结构设计优化 4 5 。偏转镜面发射半导体激光器核心部分采用9 8 0 n m 应变量子阱结 构，对外延层结构设计作了理论分析。主要分析了激光器有源层、波导 层及限制层等结构参数对器件输出特性的影响，分析了不同条件下激光 器的输出功率。参照典型的i n g a a s g a a s a 1 g a a s 应变量子阱激光器层 结构并结合具体工艺条件对激光器外延片进行结构优化设计。 表2 一l 典刑的i n g a a s g a a s a i g a a s 府变封子阱激光器层结构示意| j | !窒氢_ 2 q 2l q q ! 堡 2鱼拯星! z ! 12 q q q 哩 董星鱼垒2 q q n 里 4退亟屋 ! q ；生q 垒q ：!旦女! ：3m 堡 遮昱屋! 15 鱼i l ：l ! ! ：q 二q ：12z q 型 塑垒屋鱼i i! 坠 z量i 隧屋 ! ! q ：2 垦q8 !z ! 堡 垒筮垒屋g ! 堡 2遮昱星垒! x q 垒j ：x ! ! ：q ：4 二q21 q d 四 ! q 王限剑屋! q4 9 垒q q g ! ：3g 旦 ! l 缓泣星 。璺。2 q q 堡 2 1 1 品格失配、应变及临界厚度 为了实现9 8 0 h m 波长，由于其跃迁能量在1 。2 7 e v 左右，比g a a s 的带 隙小许多，因此利用通常的匹配的g a a s a 1 g a a s ( 九= o ? - 0 9t lm ) 和 i n g a a s p i n p ( = 1 1 - i 6 5 um ) 是难以实现的。i n g a a s 材料的发射波 长可以在0 ，9 - 1 】弘1 1 之j 日j 。然而，没有任何一种二元化合物的衬底与它 的晶格相匹配。在i n g a a s g a a s 异质结中，如果外延生长层足够薄，则 由于品格失配形成的应力能够有生长层的弹性形变来“承受”，而不至 于产生由过大的应力引起的缺陷或位错。与晶格匹配的g a a s a i g a a s 量 子阱结构相比，应变量子阱具有更大的能量。但是含有位错等缺陷的晶 格结构与完美晶格相比，其能量也有很大增加。所以只要应变层中所含 的应变能小于位错等晶格缺陷产生所需要的能量，则其结构就处于一种 稳定的状态。应变层所含的能量大小与其厚度有着密切的关系，控制应 变层的厚度，就可以控制应变层中的能量大小，从而保证其应变能小于 晶格缺陷产生所需要的能量。在这种情况下，晶格完整性就不会受到破 坏。 图2 1 是张应变、品格匹配、压应变能带及其晶格偏差示意图。 ( 对l o h 哪 目日苷 a a oa a o 幽2 1 张虑变( a ) 品格匹配( b ) 乐麻交( c ) 能带幽及其品格偏斧示意i 璺| 从图中可以看出：a a o 时，外延晶格在x ，y 方向受到双轴压应变，此方向的晶格常数 变小。对于压应变量子阱结构，其价带是重空穴带位于轻空穴上，c h h 跃迁占优势，具有类似普通品格匹配的照于阱的载流子辐射复合有效 6 l 利用率，即沿t m 偏振方向的跃迁矩阵元强度由体材料的i 3 又提高到 期l 2 。因此要比晶格匹配的量子阱结构更容易实现受激发射的粒子数 反转条件，因此阈值电流减小，也可以实现高的增益和微分增益。 在量子阱结构生长中，对于小于7 的品格失配，在外延厚度不超 过定数值的情况下，可以由均匀的弹性应变柬调节，如果外延层的厚 度过厚则失配将由应变和界面的失配位错共同来调节。对于晶格失配 产生的应力和应变，a t t h e e w s 和b 】a k e s l e e 引入了临界厚度b c 柬描迷 这特征。临界厚度对生长应变异质结材料束讲是非常重要的，目 前已经出现了许多种计算方法，这些方法一般可分为两类，一类实力平 衡模型，另一类是能量平衡模型。但是，由于半导体晶格缺陷的成因十 分复杂，目前尚无准确的解释，所以理论计算所给出的值只能当作估算 值，好在实验中发现临界厚度都比理论计算值大，所以这样的理论计算 还是有价值的。 对应一定组分的i n g a a s 应有一确定的临界厚度，当小于该临界厚 度时，应变是弹性的，失配应力的存在不会导致失配位错的产生；当大 于临界厚度时，应变则会弛豫，并产生失配位错。h c 可由下式求解得到： 红2 南警卜引 汜。， 2 七厅厂 1 + v ( 口 7，o1 、 其中a 为应变层的晶格常数失配f = a a ，v 为泊松比，定义为： v = ! ! ! c l l + c 1 2 ( 2 2 ) 其中c ，c ，：为材料的弹性常数，系数k 对于应变超晶格，单量子阱 和单应变层取值分别为1 、2 和4 。根掘公式( 2 1 ) ，我们可以计算出 i n g a a s g a a s 应变超晶格、单量子阱和单应变层的临界厚度。表2 列出 了i n a s 和g a a s 材料与应变相关的材料参数【2 】o 表2i n a s 和g a a s 材料与应变相关的材料参数 ( 2 1 ) 式的计算方法对所有的穿透( t h r e a d i n g ) 位错都有效，不论这 种位错是由衬底位错延仲而束的，还是成核过程引入的。 i n g a a s 的取值由表中i n a s 和g a a s 的二元线性插值获得： a l n g a a s = x a l n a s + ( 卜x ) a g a a s ( 2 3 ) 7 f 5 ( a l n a s a g a a s ) a g a a s 幽2 2i n o a a s 临界j 宁皮和1 n 组分的，之系 ( 2 4 ) 图2 2 给出了i n g a a s 不同组分i n g a a s g a a s 超晶格结构、量子阱 结构及单层i n g a a s 应变结构的临界厚度的计算结果。从图中可以看出 随着i n 组分的增加，临界厚度减小。因此，在设计应变量子阱的i n g a a s 材料厚度不能随意选取，而受到相应组分下的临界厚度的限制，否则将 会导致失配位错的产生，使激光器性能急剧变坏，寿命变短。 m b e 材料生长中缓冲层的应用必不可少。缓冲层可以使器件的有源 区远离衬底，减少由衬底带来的表面损伤和沽污；减少杂质从衬底向生 长表面的扩散；可以得到原子级平整的光滑内表面：减少在外延层中的 晶格缺陷密度( 卵形缺陷，位错等) 。通常的缓冲层包括：简单的g a a s 缓冲层，a 1 g a a s 缓冲层，组分渐变的a 1 g a a s 缓冲层，以及量子阱和超 晶格缓冲层。使用最广泛的缓冲层是简单的g a a s 缓冲层的厚度为o 2 2 um 。本论文采用厚度为2 0 0 n m 简单g a a s 缓冲层。 2 1 2 激光器外延层中的应变量子阱的设计 ( 1 ) 量子阱激光器有源层组分x 关系着阈值电流密度大小，文献【3 】 给出的不同组份的i n 。g a i - x a s g a a s 半导体激光器得到的阈值电流密度 和组份x 的关系曲线如图2 3 所示，从图中可知，具有i 巩g a j x a s g a a s 有源层的组份满足0 1 5 x o 2 5 时较低。 量 u 、 i n a _ m o l ei r a c t i o nzi ns c t i v el a y e r 。 | 鳘| 2 3 觑j 值电流密度平i n 组分的天系 ( 2 ) 对于量子阱激光器，其激射波长主要受到阱、垒材料和量子阱宽 度的影响。半导体量子阱激光器通常t e 模激射，主要由第一子带电子到 重空穴的跃迁决定。第一子带电子到重空穴的跃迁的光子能量表示为： h v = e g + e c l ( l z ) + e h h l ( l z ) ( 2 5 ) 其中，e g 为阱材判的禁带宽度，e c l 为电子第一子带能级位 臂，e h h l 为空穴第一子带能级位置。对于有限深势阱，当阱问电子波函 数不发生重叠时，决定子带能级的本征值方程为【j j ： m - ：( v o - e , ) ：伽f 尊2 h1【v 2 j ( 2 6 ) 其中所：和肌：分别为垒和阱载流予有效质量； 在i n g a a s g a a s 应变量子阱激光器中，双轴压应力破坏了晶格材料 的立方对称性，在平行于结平面方向，品格常数比原来的要小，在垂直 方向晶格常数则被拉长。晶格对称性的变化将导致能带结构的变化1 4 j ， 即所谓的能带工程。i n ( ；a a s g a a s 应变蕈子阱结构的跃迁能量是量子阱 宽度和x 的函数，只考虑l e l h h 的跃迁，方程( 2 5 ) 中将增加一项由 于应变导致的重空穴价带边向高能方向的移动，即 e ( x ，l = ) = t ( x ) + 毛 ( z ) + 巨。( t ) + 毛 i ( 三二) 、 半导体激光器的有源区应该是直接带隙跃迁的，其带隙大小决定 着半导体激光器的发射波长，对应跃迁能量的波长为： 五( x ，t ) = h c e ( x ，t ) 9 ( 2 8 ) 其中h 为酱朗克常数，c 为光速。 3 0 0 1 ( 时i n g a a s 带隙与i n 组分的关系为阁： & 5 1 - 4 2 4 1 6 1 4 x + 0 - 5 4 ， ( 2 9 ) 应变导致的重空穴能量移动为f 6 j ： 虹协= 6 e h 一 8 s ； 嘞= 2 a l e 。( c - c 1 2 ) c j l ( 2 1 0 ) 昆。= q 2 e o ( q i + 2 c 1 2 ) q 2 其中c 。和c 。：为弹性系数，a ，和乱分别为流体净压力和切向形变势。 所有参数均可以由表2 1 中i n a s 和g a a s 材料的线性插值得到。对于 应变量子阱，e c ，( l z ) 和e h h l ( l z ) 由( 2 ，6 ) 式求得，其中阱深为： 蝇= ( 簧 乓( g 鲥s ) 一乓( 以面。加) 一 。， 地2 ，爱归g 叫刮l n , g a i _ a s ) 一峨 汜 其中e 。e 。为导带不连续比，取值为0 6 5 l j j 。 当i n 组分增加时，瞻减小，量子阱的芨射波长也增大，并超过g a b s 的0 8 7um 。图2 4 给出了发射波长与应变量子阱宽度、i n 的组分的 关系曲线。从图中可以看出，i n g a a s 量子阱结构可覆盖匹配材料的发 射盲区( 0 8 7 “m 1 1 “j t l ) 。图2 5 给出了为实现9 8 0 n m 波长所需的组 分及相应量子阱宽度的计算结果偈】。 根据以上分析，综合考虑临界厚度、阈值电流密度、激光器发射波 长和载流子限制等因素。一般选取i n 组分为0 2 左右，阱宽为5 - 7 n m 。 l o 图2 4 1 n g a a s 颦子阱中i n 的组分 帮【l 韩宽与发射波k 艾系曲线 图2 ，59 8 0 h m 波妖所对麻的 i n 组分和i 阱宽度关系 2 1 3 波导结构的优化设计 波导层的结构在半导体激光器设计中非常重要，它直接影响半导 体激光器的阈值电流密度、远场发散角和量子效率等。波导层一般采 用突变波导分别限制结构、线性缓变折射率分别限制波导结构和抛物 线型分别限制波导结构，如图2 6 所示。 幽2 6 典掣的蕈子1 5 l 缴光器波导结构示意图 在波导分析中，我们取量子阱宽为7 n m ，垒宽为1 5 r i m 。对应9 8 0 n m 波 长，i n o2 g a os a s 的折射率为3 6 ，a 1 ，g a i x a s 的折射率采用如下关系式 n ( x ) = 3 5 4 0 5 8 x ( 2 1 3 ) 图2 7 中给出了限制层组分x = o 4 的突变波导结构、线性和抛物 线折利率缓变波导结构的光学限制因子、闽值电流密度，以及远场发散 角随波导层厚度变化的计算结果。 q 岫坤- 圳州钠- a w 舯l - i d 1 竹竹l i 嘲峨豫- b r t f 汕”r 口k 弹k 肆“_ j c 幽2 7 中给u j 了限制层绍分x = o 4 的突变波导结构、线性和i 抛物线折射率缓变波 导结构的光学限制冈子、蚓值电流密度，以及远场发散角随波导层厚度变化的计算 刍! i 栗 由图2 7 a 中可以看出，垒层厚度的变化可以改变量子阱结构的光 学限制因子。限制因子随波导厚度快速增大到某一最大值后缓慢下降。 在图2 7 b 中，波导层厚度很小时，阙值电流密度显著增大。在阈值电流 密度达到最小值后随波导层厚度的增大而缓慢增加。由图2 7 c 中可以 看出。当选择波导厚度在具有较大的限制因子时，其远场光束发散角也 很大。因此利用传统结构要获得小于3 0 。的发敖角，须付出较大的阈值 电流密度增大的代价。 从载流子限制的角度柬看，线性缓变折射率波导结构较其它波导 结构具有更好的载流子收集作用。 w m 口i 和1 ，r 。- ，h 一* v _ 、_ 钳唱i “i 町 l l i c h # 嘶w 扣_ w s v e g u i d e h ，e ，埔i c k _ w ( o m ) 幽2 8 不同限制层组分线忖缓变折射率波导结构的 光学限制| = i 子、阙值电流密度和远场光束发散角的计算结果 hr：；皇lr-：-尊，tl苎 0，；lr -l曼盎絮，二a：0 不同的波导结构对激光器的影响不同。从图2 8 中可以看出，突变 波导结构、线性缓变折射波导结构和抛物线型缓变折射率波导结构的 光学限制因子最大值分别在波导层厚度为9 0 n m 、1 6 0 n m 和3 0 n m 。突变 波导结构较缓变波导结构随波导厚度的变化敏感一些。从载流子限制 的角度来看，线性缓变折射率波导结构较其它波导结构具有更好的载 流子收集作用。 2 1 - 4 限制层结构的优化设计 1 、组分的设计： 图2 8 给出了不同限制层组分线性缓变折射率波导结构的光学限 制因子、阂值电流密度和远场光束发散角的计算结果。从中可以看出， 高的限制层组分可使光学限制因子更大，即光场限制的更强，因此也具 有更低的闽值电流密度和更大的发散角。对于低的限制层a 1 组分，由 于较小的折射率差别使得光场扩展更大，光限制因子减小，有利于发散 角的减小，但太低也会由于与有源区的带隙差别造成载流子的泄漏严 重【l7 3 l ，从而使内量子效率下降，阈值电流密度增大。对于9 8 0 n m i n g a a s g a a s a 1 g a a s 量子阱结构，选取x 。= 0 4 5 比较合理。 2 、厚度的优化设计 太厚的限制层会增加外延生长时f b j ，增大激光器的热阻和串联电 阻，使激光器的性能变差。我们利用复折射率方法柬分析限制层厚度对 激光器的影响。对于i n g a a s g a a s a i g a a s 量子阱结构，其衬底和盖层 均为g a a s 层，而其波导结构式中的导波模式的有效折射率一定小于 g a a s 的折射率，因此实际模式只能是准波导模式。根掘对图2 7 的分析 可知，当某层的折射率大于有效折射率时，则在陔层中的电场解为谐 振形式，因此光场在衬底和盖层g a a s 中将会形成辐射模式，产生漏模损 耗。其损耗的大小直接取决于限制层的厚度大小。增益损耗可出有效复 折射率的虚部得到，即有1 ”j ： g m = 2 k b i m 啊、 ( 2 1 4 ) 图2 9 为典型的生长层结构，考虑了从g a a s 衬底或缓冲层到会属 电极和空气介质的整个层结构。主要分析了波导层厚度为7 0 n m 时的情 况。 - 翻艘度d p m ， 幽2 9 波导层片度为7 0 时计算的 辐射损耗随限制层片度的变化天系 图2 9 给出了波导层厚度为7 0 n m 时计算的辐射损耗随限制层厚度 的变化关系【2 。其中a 代表固定上限制层足够厚时，下限制层厚度的影 响；b 代表固定下限制层足够厚时，上限制层厚度的影响；c 代表上下 限制层厚度相同时的情况。可以清楚地看出，薄的下限制层厚度要比薄 的上限制层厚度引起激光器更大的损耗。表明下限制层厚度比上限制 层厚度对激光器性能有更为敏感的影响。 图2 9 还给出了近场光强分和，从图中可以看出，对应于损耗较小 时，其光强衰减的也比较小。为减小辐射损耗，应该使限制层足够厚。 以使光强衰减足够弱。对于7 0 0 h m 波导厚度时，当上限制层厚度大于l i3 um ，下限制层大于1 5 um 时，光损耗趋近于零，对应的光强分别为0 2 和0 0 4 。上下限制层厚度不同影响的差别主要柬源于会属电极的作用 对于薄的上限制层厚度，部分光场被会属电极反射回波导中，而对于薄 的下限制层厚度，光场将会漏入g a a s 中形成辐射损耗，且厚度越薄，损 耗越大。 为避免辐射损耗对激光器性能的影响，就必须使限制层的厚度大 于计算的最小厚度。通过与波导内光强g a a s 的边界处衰减至峰值光强 的0 2 ，而在下限制层的外边界应衰减至峰值光强的0 0 4 。 富一呈蜒謇茹群 2 24 5 。偏转镜面发射半导体激光器腔长与条宽设计 在宽面激光器中，电流只是在垂直于结平面方向流动，有源区中的 电流密度为外部驱动电流除以接触层面积。然而在侧向无折射率波导情 况下，出于存在注入电流的侧向扩散和载流子的侧向扩散，使阈值电流 密度乩随条宽w 发生变化，条宽的增加可9 1 起阈值电流密度的减小， 如图2 1 0 。 o 2 0 ，4 0 6 08 01 0 0l2 01 1 n 幽2 t o 激光器闽值电流密度与条宽的关系 出阈值电流密度一般表示式 。= 以+ 击( 耐+ 圭一n 去) ( 2 1 5 ) ( a 为介质的内部损耗，r 为功率反射系数，j 。是增益曲线在电流 密度坐标上的截距) 可以看到，随着腔长的增加，光子所经历增益增 加，因而引起阈值电流密度的减少。 对于半导体激光器，在腔内损耗极低的f j i 提下，一般是通过增加 器件的腔长实现高功率输出，如式 口、r - i p 。“= 班i 詈1 w l j 曲1 + ( vo ( j , h p s ) ) 2 ( 2 1 6 ) 不过器件腔长不应超过材料的吸收长度( 1 a ) 0 4 1 ，否则将引起激 光器输出的快速饱和，这主要是出于附加的腔内非均匀分向吸收造成 的。 6 从串联电阻引起的功率效率下降方面看如式( 2 1 7 ) ，增加腔长减 少了器件的串联电阻，从而有利于提高器件的功率转换效率。 r s = ! 二 ( 2 1 7 1 w l p s 为激光器结构的面电阻率，受到外延层材料及接触电极的电阻率 的影响，w 为激光器条宽，l 为激光器腔长。图2 1 l 给出一宽条激光器 ( w = l o o u m ，l = i 2 m m r t h = 6 。c w ) 不同串联电阻r ，时其输出功率特 性曲线与有源区温升的变化曲线。 图2 1 1 宽条激光器r s 条什f 的p _ i 特性及升温绪 蓄 导 b 喜 芎 霎 为了提高激光器的输出功率，本论文采取条宽w 为l o o n m ，腔长为 1 0 0 0 n m 。 2 34 5 。偏转镜面发射激光器的结构设计 2 3 14 5 。偏转镜面发射半导体激光器结构分类 在实验中采用离子刻蚀( i b e ) 、反应离子刻蚀( r i e ) 技术或湿法刻 蚀技术在外延片p 面实现4 5 。偏转反射镜面，激光器输出光束经4 5 。 偏转镜反射出腔面垂直方向输出。丽发刺激光器的设计及制作方法有很 多种，其中4 5 。偏转镜的设计大体分为两种：内反射和外反射。 外4 5 。偏转镜面发射半导体激光器： 这种类型的激光器主要有两种： ( 1 ) 第一种是水平腔面发射激光 器，这种激光器由一个普通的f - p 型激光器外加一个4 5 。偏转镜构 成。采用a r 离子柬( i b e ) 亥0 蚀方 法在激光器外延片一个定域区进 行离子束辅助刻蚀，刻蚀过程中控 制外延片的倾斜度，经过浅层和深 幽2 1 2 水平脖面发射激光器 层质子轰击两步过程以达到电流限制和形成侧向介质波导。二维列阵面 积小，容易实现单片集成。由于有源层远离衬底层靠近p 面，离子束刻 蚀速度较慢，4 5 。偏转镜的刻蚀面选择靠近有源层一侧，这就影响到激 光器的自身散热。2 d 面发刺激光器列阵结构如图2 1 2 所示。 ( 2 ) 第二种称为混合集成式面发射 半导体激光器。由于单晶硅片具有晶 体的各向异性，利用晶面的腐蚀速率 差可以在硅片上刻蚀出具有4 5 。斜 面的腐蚀槽，将普通的解理端面边发 射激光器线性列阵装配在4 5 。斜面 幽2 1 3 混合集成式 的腐蚀槽内制成组合式2 d 列阵。并采取上表面散热方式，散热效率受 到限制。如图图2 1 3 。内4 5 。偏转镜面发射半导体激光器： 根掘文献报导，具有内4 5 。偏转镜的面发射半导体激光器主要有 三种： ( 1 ) 一种是无白拉格反射层的 面发射激光器，利用自然端面反射 产生光束反馈。通过湿法腐蚀在外 延片p 面刻蚀出具有光滑侧面的梯 剀2 1 4 无布拉格反射层刍l i 构 形槽，光束经斜面反射垂直p 面发射。与其他激光器样，为了实现产 生相干光的振荡器，必须对激光器各端面采取镀膜处理。半导体材料折 射率高，在自然端面可以得到3 5 的反射率，p 型表面是自然端面，反 射率为3 5 ，输出的光束通过p 型表面反射回激光器有源区内形成激 光谐振。梯形槽侧面镀全反膜，起镜面反射作用，使光束偏转9 0 “垂直 p 型表面输出，如图2 1 4 所示。 ( 2 ) 第二种内4 5 。偏转镜面发 射激光器产生的光束由h 面输出， 由于有源层距离衬底表面大约 l o o n m ，依靠衬底自然表面反射达 不到反馈要求，需要在有源区与衬 底之i 日j 生长反射率为5 的如拉格 图2 1 5 一端贝有4 5 ”偏 车专镜结构 反射层柬构成激光器谐振腔。采用两步刻蚀法再外延片的p 形面上4 5 。倾斜面和9 0 。垂直面，并镀上全反射膜起到全反射镜的作用。不同 处是光束经4 5 。倾斜面反射垂直于衬底( n 型面) 表茄输出，p 型表面 与热沉接触有利于激光器的散热，结构如图2 1 5 。 ( 3 ) 第三种内反射4 5 。偏转镜半导 体激光器结构如图2 1 6 所示，也可制作 折，其光束通过同一激光器两个4 5 。偏 转镜反射由衬底表面输出，衬底与有源区 之间生长的布拉格反射层作为激光器的 谐振腔面，可使激光器两端输出的光同时 反馈到谐振腔内，这种结构的面发射激光 器也可叫做折叠腔面发射半导体激光器。 幽2 1 6