（材料物理与化学专业论文）高应变13μm+gainnas量子阱脊型波导半导体激光器的研究.pdf

摘要 本文较为系统的介绍了g a l n n a s 应变量子阱材料在光增益、输出波长以及对温度 的敏感性等方面的特性，劳从理论上对其形成枫割作了视步钓探讨。对并入其串的n 组分引起的反常弯曲系数成因给出了一定的解释。同时利用分子束外延( m b e ) 技术生 长了i n g a a s n 量子阱半导体激光器材料，采用脉冲阳极氧化( p a o ) i 艺制作了脊型波 导半导体激光器。并对其制作工艺进行系统介绍和研究。 对该激光器进行的测试显示：其输出波长为l ，3 1 岫，阈值电流为1 8 m a ，阈值电 流密度为3 6 0 c m 2 ，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 i k ，内 量子效率7 6 。这些数据初步展现了g a i n n a s 应变量子阱材料所具有的优良特性。 关键词：g a i n n a s 脊型波导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 es e n s i t i v i t yo fg a l n n a ss t a i n q 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 tc 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 e a n a l y z e di nt h e o r y 1 1 1 en r a d i c a l si 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 l b o w i n gp a r a m e t e r sa 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 ，m a t e r i a lo fg a i n n a s s t a i nq u a n t u m w e l ll a s e rg t o - nb ym o l e c u l a rb e a me p i t a x y ( m b e ) r i d g ew a v e g u i d e g a l n n a ss t a i ns i n g l e q u a n t u m w e l li 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 dw i t hp u l s e da n o d i c o x i d a t i o n ( p a 0 1 m o r e o v e ri n t r o d u c e da n dr e s e a r c ho ni t sp r o d u c t i o np r o c e s ss y s t e m t h et e s to ft h el a s e rs h o w e d ：o u t p u tp o w e rr e a c h e d1 4 r o wi nc wm o d ea tr o o m t e r n p e r a t u r ef r o mt h el a s f r sw i t haw a v e l e n g t ho f1 3 l u m t h et h r e s h o l d - c u r r e n tw a s1 8 m a a n di t sd e n s i t yw a s3 6 0 a c m 。t h ec h a r a c t e r i s t i ct e m p e r a t u r eo f l a s e r sw a s1 3 5 1 ka n dt h e q u a n t u me f f i c i e n c yr e a c h e dt o7 6 a 1 1t h 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 eg a l n n a sq u a n t u m w e l is t a i n c o m p e n s a t e dm a t e r i a l k e yw o r d s ：6 a i n n a s ，r i d g ew a v e g u i d e ，s t r a i nq u a n t u m - w e ii ，s e m i o o n d u o t o ri a s e r c h a r a c t e ri s t i ct e m p e r a t u r e 。p u i s e da n o d i co g i d a * i o n ( p a 0 】 长春理工大学硕士学位论文原创性声明 本人郑重声明：所呈交的硕士学位论文，高应变1 31 1mg a l n n a s 量子阱脊 型波导半导体激光器的研究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 己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。 惴名：难年一月一同 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：丕象 年一月一r 指导导师签名：皇轴三月孕同 1 1 引言 第一章绪论 信息技术作为全球性的战略技术，它已经渗透迸国民经济、国防技术的各个领域， 并产生了深远的影响。以光电子和微电子为基础所支持的通信和网络技术已成为高技 术的核心，并已经成为沟通世界的桥梁。同时深刻影响着国民经济、国防建设的各个 领域。其中，半导体激光器占据着举足轻重的地位。 1 9 6 2 年出现的半导体激光器，以转换效率高、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。如激光 测距、制导、引信、对潜通信，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从紫外到红外宽广的波长覆盖范围内有着大量不同波长的 激光输出，及易维护、易操作、可靠性高等特点，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 1 a m 至1 6 r t m 附近。当靠近1 3 l 岬附近时，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 m 处，衰耗 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： 肥y ) 1 2d y o w( 2 3 )t 1二j ， f i e ( y ) 2 砂 其中e 为模场分布。 o 设有源层厚度为巩，有源层和势垒层折射率分别为n w 和蚀，但量子阱激光器的单 模限制因子也可近似表示为： 厂，- x 2 卜2 石2 ( 砖吲 亿4 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 i _ u n ) 的直接影豌。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 万2 n w d , ，( n 。d w + n 。d 月) 兰三 ( 2 - 5 ) 式中：。：型! 当丝丝当丝。 n p + n b d b 对于量子阱激光器，由于态密度的二维特征，其电流一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盯高于双异质结激光器的微分增益【2 6 1 。1 3 ”。 单量子阱材料的最大增益可近似表示为1 3 3 1 ： g = q 卜 眨6 ， 对于多量子阱，增益一电流关系可表达为【3 4 】： g h 一，g 卜 矗 偿乃 式中 。为量子阱数目。该式成立的条件是：( 1 ) 多量子阱阱问的耦合可忽略；( 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： g = r t g ( 2 8 ) 对于一般的多量子阱结构，当其光限制因子f 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 和f ( 2 9 ) 对于法布里珀罗( f p ) 量子阱激光器，其激射阈值条件为光在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： 既纠r - z 1 ) 亿 既硝+ 万m lj 。w 联立方程( 2 7 ) 、( 2 8 ) 、( 2 9 ) 、( 2 1 0 ) 可得： j t f j e x p口 2 ln ( 志r ) i 冠，j 2 r g o ( 2 1 1 ) 考虑到载流子辐射复合的内量子效率r ，可得到多量子阱结构激光器的阂值电流 如条件表达式： 厶：划掣 2 1 4 量子阱激光器的输出特性 ( 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弓i 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。可用下式表达： = 仇( 永训 其中e 是光子能量，e 是电子电荷，i 是注入电流，l , h 是阈值电流， 效率，的物理含义为注入载流子转化为输出光子的效率，即 仉= ( 昙) 鲁m 去警= 去仉 ( 2 1 3 ) 是微分量子 佗1 4 ) 其中a 是发光波长( 斗m ) ，枷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。另外微分量子效率也可定义为： 仉l 剖 其中玑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 。， 为输出损耗，t l t h 为阈值增益。对通常的f p 结构激光器： a o 。= 驯志 偿旧 w2 瓦m l 面j ( 2 1 6 ) 将式( 2 ，1 6 ) 代入( 2 1 5 ) ，变换后得： 玑= 七 ( 2 1 7 ) l n ( r r 2 ) 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珂，和腔内损耗吐， 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： 岱= 口。+ ( 1 一r ) q + f ( a o 十五) ( 2 1 8 ) 其中为波导散射引起的损耗，为波导层及限制层内损耗，( a o + b n ) 为有源层内 包括载流子吸收等引起的损耗。 其中，为腔长。串联电阻凡为： r ：旦 ( 2 1 9 ) 耽 仇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，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( 耽) 和式( 2 1 9 ) 代入式( 2 1 8 ) ，得： 研= 黼 由极值法可获得最大功率转换效率时的工作电流密度j o 为 = 厶( + 乒而) 由此可获得峰值功率转换效率轨及此处的输出功率p 硎，为： 老篇 = 仉( 詈) 喊丽 其中为二极管开启电压。 2 、模式特性 佗2 0 ) f 2 2 1 ) ( 2 2 2 ) ( 2 2 3 ) 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 = 研 ，其中甩为腔内群折射率，小为正整数，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面变窄， 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 4 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 ca 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。 卜越 一f ：磊t i ， ，n 1 l t r j j | 、 l jw 2 、 ( 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 5 】，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 结方向的发散角巩远大于平行于p n 结方向的发散角以，0 1 通常为 3 0 。4 0 。，以为6 。1 2 4 。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 ( 口，伊) 1 9 - - - 0 = 岛c o s ”口 ( 2 2 4 ) 占( 口，妒) i ，= 瑞c o s 4p ( 2 2 5 ) l p j 式中b ( 鼠妒) 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 ，屁为光源辐射面法线方向上的辐射强度。7 和7 分别为慢轴和快轴方向上的功 率分布系数， 见且两者均为大于1 的数，而更可能大于1 0 0 。2 、力越大，光束的 方向性越强。 对于任意的方向8 p ，激光辐射强度的角分布可表示为： b ( 占，妒) ：玩( c 。s 口) ”耐。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如称为垂直发散角；光束在水平平面( 慢轴) 上半功率点的最大 张角钆称为水平发散角，分别表示为： 伊，。2 s i t l - l 鱼 ( 2 2 7 ) “d 眵。2 s i n i 鱼 ( 2 2 8 ) w 式中， 。为辐射波长。以和巩越小，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 h v g h g a n ”( 1 + a 2 、 ( 2 2 9 ) 8 丌n j p 式中g t h 为闽值增益，d 删为终端界面损耗，是群折射率，月妒是载流子分布没有 完全反转的统计因子，一般在室温，_ 2 5 3 ，它可用下式表示； 斗h x p ( 等 - l 亿3 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： 一蜀 鲁 ，( 鲁 亿s ， 式中：g 。n - 是有效增益。在量子阱结构中a 只有1 5 m 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l a v ，降低a 很重要，而要降低a ，则需要增加d g 。f f a 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响 2 2 1 超晶格量子阱中应变的引入 定义晶格的失配度厂为： r ：竺：丝二堡( 2 3 2 ) 1 a 、 q s 式中吼为衬底晶格常数，a 。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0 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，两种晶格常数相等或相近的半导体 6 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a ， 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 吒 图2 2 两种不同材料生长时品格常数的变化 应变超品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，从雨使材料的特性得到改善。 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： 弘2 2 警 在垂直于外延生长面的应变为： 屯q 毒6 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： 跏以( 材铲。) 咄( 鲁 s 式中，a 。为导带的静压力形变势。 价带的漂移为： 6 e h h = 一p ：一q s ( 2 3 3 ) ( 2 3 4 ) r 2 3 5 ) ( 2 3 6 ) 同因口口 j 瓦= 一只+ q ( 2 3 7 ) 只= 一吼( 气+ + 乞) = 之q c t 一鲁) 占 ( 2 3 8 ) q 一尝( + 乞) 一【l + 2 甜 式中，仉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 。 只的作用是使整个价带边上升( 轴向压应变) 或者下降( 轴向张应变) ，其中轴向 压应变使价带顶重空穴能级上升，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： e = 乓( x ) + j e 压厶= 万e k = 一只一q 。 e l h = 6 e | h = 一p i + q f 所以有效带隙为： e o _ 。= 芝0 ) + j 疋一8 e h h = o ) + 艿e + 只+ q 吲小2 口( 一针一。( t + z 针 ( 2 4 0 ) ( 2 4 1 ) ( 2 4 2 ) ( 2 4 3 ) e 。= 乓( x ) + 万e 一占乓= 乓o ) 十占e + 只一q 吲小z d ( 一鲁 m ( m 盼 ， 这时静压力形变势口表示为：a = 啡- - a v 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，这己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 8 1 、对俄歇复合的影响 在半导体甲，俄歇复合是一秤碉吾聃币1 日j 非辑射夏苗，4 e h 邑蟛弓i 起，“里阴甄况于 流失，从而降低半导体激光器的温度稳定性。俄歇复合是- - d t 艮难避免的复合过程， 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厮分别可以写成： 易( c c u c ) = 警 ( 2 4 s ) e r ( c h h s ) = 瓦( 2 m , h 瓦+ m , i ) ( e g 而- a ) ) 一黼腕 筘：焉； 亿4 7 ， 式中，和p 分别为导带电子和价带空穴的浓度：c 和g 分别为c c h c 和c h h s 俄歇复合系数，表示为： e = “以r v o x 恃南 亿4 8 ， q = 志 等 2 e x p - 击南 q 4 式中，a 。和a 分别为高能电子和空穴的产生率；和j p 分别为导带电子和价带 空穴的有效态密度；u 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，而价带边向下漂移了以，然后重空穴带再向上漂移一个g ，轻空穴带 向下漂移一个g 使两者分开，这令材料在压应变时带隙乓增大。由式( 2 4 5 ) 和( 2 4 6 ) 可知，最越大，产生俄歇复合的阂值能量厨越大，所越大则越不容易产生俄歇复合。 又由式( 2 4 7 ) ( 2 4 9 ) 彳导知，最越大，饿歇复合率越小，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，压应变对应的价带问光吸收系数最小。 9 综上所述，双轴压应变能够引起半导体价带项的轻、重空穴带退简并，重空穴带 上升，轻空穴带下降，降低价带项的重空穴平面有效质量和态密度，有效抑制了俄歇 复合和价带阊吸收，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，实现低阈值的室温连续工作。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 n 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 i 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i 日j 接带隙的转变时， 三元合金a b 。c 1 x 的带隙能量乓和组分x 有着平滑的依赖关系，可用下式表示： 乓( 丘巨c l 。) = 啦( a 8 ) + ( 1 功乓( b c ) 一缸( 1 一工) ( 2 5 0 ) 式中尾“回和e g ( 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f 生型塑二兰堡! 竺2 二垦! 兰堡刍：! ! ( 2 5 1 ) x ( 1 一工) 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i i i v 族化合物半导体合金，例如g a l n x a s l x ，它的弯曲系数可 以很好的用下式来描述： 6：xeg(gain)+(1-x)ee(1nas)-e。(gainas,_) ( 2 5 2 ) x ( m x 1 计算得出，g a i n 。a s l 。的弯曲系数b 约为o 5 e v 。 不同于常见的i i i 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1 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 2 0 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 c 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“第一原理总能量近似( t h e f i r s t - p r i n c i p l el o c a l - d e n s i t y a p p r o x i m a t i o nc 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 个原子的s u p e r e e l l 来表征g a n 。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o 4 ，这样不断的将a s 原子换成n 原子，就可以计 算出不同x 的g a n 。a s l x 的结构和能带参数。掺入的原子首先被随机的分稚在晶体中 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0 7 5 e v ，它的波函数强烈的局限在 a s 杂质上。这样，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 - l i k e ) 和类带区( b a n d 1 i k e ) 。当n 组分较小( x o ，通过材料的光得到放大 对于能量为h c a 的入射光，增益表达式为： 单位长度中所产生的附加光子通量与总 当g 0 ，通过材料的光因吸收而衰减。 水小( - j 1 。硝z t q 2 h m 斤岛( 剐( z 卅 ( 2 5 9 ) 式中，c 为光速，所。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， 石、五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，从易，) 是 量子阱内的折合态密度，i 膨i2 是动量矩阵元。对应从导带到轻重空穴带的不同跃迁， i m l2 可以取不同值，对于压应变材料： t e 模： i m r = 嬲罱 t m 模： 胙0 一喜裂 口6 磁= ( 刊卷嵩乓 式中，乓是体材料禁带宽度，是价带自旋轨道能量分裂值，在低n 组分的g a l n n a s 材料中，其取值和相同i n 组分的i n g a a s 材料一致。 经过对6 4 n m 的g a i n n a s 应变量子阱材料样品计算得知，材料中t e 模式增益大 于t m 模式，这表明由于应变的作用，t m 模式被抑制。同时，无论t e 模式还是t m 模式，其最大模式增益值都出现在1 3 p m 处，表明应变g a l n n a s g a a s 材料对该波长 的光有着明显的放大作用，完全适合作为1 ，3 1 p _ m 半导体激光器的有源区材料。 2 3 3g a l n n a s g a a s 应变量子阱激光材料的输出波长 激射光子能量厅v 近似等于有源区带隙乓，在量子阱激光器中，量子阱的等效带 2 4 隙： 髟却( 去+ 去) 仁s ， 式中，h 为普朗克常量，巩为有源层厚度，m 。、m h h 分别为电子和重空穴的有效质 量，最为体材料带隙宽度，由式( 1 1 ) 可得： 乓；胁= 了h c ( 2 6 2 ) 用乓- 替换最，变换后得： 五：了h c 。学 ( 2 6 3 ) = 一一 i z o jj e ，e ， 、。 g a l n n a s 中i n 和n 组分的不同比例对应不同的最值，根据实际已经生长出的 g a l n n a s 的组分计算可以得出，g a l n n a s g a a s 应变量子阱激光器的出射波长可以从 o 8 7 i t m 延伸至2 u m 这一波段完整覆盖了实际应用的光纤通信用波段。本论文中使用的 g a l n n a s g a a s 应变量子阱材料的波长为1 3 1 n ，该点接近石英光纤的最小衰耗和色 散损耗点。 2 3 4g a l n n a s g a a s 应变量子阱材料的温度特性 半导体激光器工作中有源区会产生热，使工作温度升高，温度升高会使阈值电流 升高，发光效率降低，寿命缩短，波长漂移，造成模式不稳定，增加内部缺陷，对应 用十分不利。 半导体激光器的闽值电流跟温度具有如下关系： 厶，( r ) = k ( 丁e “7 5 ( 2 6 4 ) 式中乃是特征温度，它表征阈值电流对温度的敏感性，越小，敏感度越大。可以看 出，随着温度的升高，阈值电流将以指数形式增大，激光器的工作稳定性将降低，效 率也会下降。 目前主要有四种机制与这一问题相关，分别是( 1 ) 、价带间吸收引起的光损耗：( 2 ) 、 由无辐射俄歇复合引起的载流子损失；( 3 ) 、注入有源区的载流子泄漏到限制层中形成 的势垒泄漏；( 4 ) 、界面及缺陷引起的无辐射复合。第四种机制主要是由生长工艺的缺 陷等人为原因造成，而且所占的比重不大；除去它以外的前三种情况均是由材料本身 的结构决定的。针对这三种“先天性”缺陷，在第2 2 3 小节中已经阐述了在量子阱材 料中引入压应变对于前两者的改善作用；对于第三种情况，不同元素组分的超品格量 子阱材料的表现迥然不同。通常应用于通信波段的l n g a a s p i n p 激光器，由于具有不 理想的电流限制结构而导致注入有源区的载流子从有源区越过异质结势垒而泄漏到限 制层中，形成严重的势垒泄漏，从而令材料的只能停留在9 0 k 以下。如此低的值使 i n g a a s p i n p 激光器对温度非常敏感，在温度较高时激光输出会明显减小，甚至不能正 常工作。为使其能恒温工作，需要加装光探测器和控制电路及制冷系统使激光输出功 率稳定，这使得整个激光模块的成本增加。体积和重量也相应增大 3 】。g a l n n a s g a a s 材料则拥有较令人满意的电子限制结构，根据式( 2 5 7 ) 和( 2 5 8 ) 计算得知。4 e c 4 e ，值要比常见的6 4 大，这表明g a l n n a s 和g a a s 形成量子阱时，大部分的带价差 都落在了导带，这样也就提高了g a l n n a s g a a s 量子阱材料在导带对电子的限制能力， 从而提高了激光器的特征温度。一般情况下，g a l n n a s g a a s 应变量子阱材料的特征温 度超过2 0 0 k 。这样，激光器将无需制冷而能在室温下连续稳定地产生高功率的激光输 出。 2 3 5g a l n n a s 材料的品格常数 乏 i p 墨 。 爵 早， 罢 叠 l a t t i c ec o n s t a n t 儇) 圈2 ，5 i v 族p 导体化合物的带隙与品格常数的芙系 从图2 5 中可以看出，向g a a s 中掺入n ，晶格常数减小；而掺入i n ，则晶格常数 增加。所以，通过适当改变n 和i n 组分的比例，即可以改变g a l n n a s 材料的晶格常 数至理想的值，以实现和不同衬底的匹配生长。 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 匿电极 p 型6 a a s 接触罄 阳极氧化层 p 型h 1 6 a a s 包层 8 矗l n 枞s 纛子阱 n 型 1 6 a a s 包屡 n 面电极 翻3 11 3 1 p m 意变鼙子阱激光器管芯的剖面结构示意豳 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 i g a a s 包层：该层经由外延技术得到，是上限制层。 ( 5 ) 、g a i 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 行载流子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，并和下面的会 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 i g a a s 包层 g a l n n a s 量子阱 n 型a 1 g a a s 包层 n 型g a a s 衬底 n 面电极 l0 0 0 2 0 0 2 0 0 l2 0 0 6 4 l2 0 0 1 5 00 0 0 1 0 0 0 3 2 谐振腔结构 3 r 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一珀罗( 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j卜力 i! wo fq 8 、 i n 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m 和物之间发生多次反射。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，波函数的相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 】。该相位差值为： 占：丝2 ”d c o s o ( 3 1 ) a 式中，胛d 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，五是 波长。f p 谐振腔的透射率为： r = + 南s i n 伽 2 ， 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：t m a x = 1 ， 2 r i d c o s 0 ：砒肼：1 , 2 ，3 ， ( 3 3 ) 谐振腔的反射率可表示为： 十盎甜 4 ， 反射率的最大值为： k 2 南 ( 3 _ 5 ) 此时，光束的光程差是半波长的奇数倍，即： 2 n d c o s o ：m 2 2 ，m ：l