（物理电子学专业论文）850nm高亮度半导体激光器腔面膜的设计与制备.pdf

摘要 8 5 0 n m 高亮度半导体激光器是以h l g a h s 晶体的( 1 l o ) 自然解理面 作为谐振腔。本论文采取在芯片的前端面镀增透膜、后端面镀制高反射 膜的方法，以获得高的阈值增益、降低阈值电流、提高量子效率和激光 器的输出功率。采用吸收小，散射少的薄膜材料设计介质膜堆，使得后 腔面反射率为9 7 ，前腔面反射率约为3 2 。此时，器件的外微分量子 效率从镀膜前的4 9 8 提高到镀膜后的8 9 7 6 ，功率效率从2 5 6 提高 到4 0 2 。最高输出功率达到3 6 w ，与未镀膜的器件相比提高了2 5 3 1 倍。与此同时，镀制的膜层保护了器件端面，防止氧化和水蒸气的 侵蚀。 为了改善高亮度半导体激光器的散热问题和有效提高激光器芯片 的光学灾变损伤阈值( c o d ) ，本论文中的半导体激光器芯片采取大光腔 结构设计，并采取了无电流注入和透明窗口结构。 该实验采用的设备是d e n t o ni n t e g r i t y 一3 6 全自动真空镀膜机，利 用电子束蒸发离子辅助进行沉积镀膜，采用u v 一3 1 0 0 p c 分光光度计测试 光谱特性曲线，给出了实验曲线和工艺参数，以及综合评价结果。 关键词：半导体激光器谐振腔腔面膜光学灾变损伤阈值( c 0 d ) t h e8 5 0 n mh i g h 1 u m i n a n c es e m i c o n d u c t o rl a s e ri st a k e st h er e s o n a n t c a v i t yb yt h ea i g a a sc r y s t a l ( 1 1 n a t u r a lc l e a v a g ep l a n e i no r d e rt oo b t a i n t l l eh i g hg a i n r e d u c e st h et h r e s h o l dv a l u ee l e c t r i cc u r r e n t ，e n h a n c e st h e q u a n t u me f f i c i e n c ya n dt h el a s e ro u t p u t ，b e f o r et h ed e s i g nt h ee n ds u r f a c e p l a t e st h ea n t i r e f l e c t i o nf i l m ，t h ea f t e re n dp l a t e st h es y s t e mh i g hr e f l e c t i o n m e m b r a n e u s e sa b s o r b ss l i 曲t l y , s c a t t e r st h ef e wm e m b r a n em a t e r i a l c o m b i n a t i o nt op i l ea sm u l t i 1 a y e r e dm e d i u mh i g hr e f l e c t i o nf i l m c a u s e st h e b a c kc a v i t ys u r f a c ei n d e x o fr e f l e c t i o ni s9 7 t h ef r o n tc a v i t ys u r f a c e t r a n s m i s s i b i l i t ya c h i e v e s3 2 a f t e rt h ec o a t i n g s t h ec o m p o n e n to u t s i d e d i 疵r e n t i a lq u a n t u me f f i c i e n c ye n h a n c e sf r o m4 9 8 t o8 9 7 6 t h ep o w e r e f f i c i e n c ye n h a n c e sf r o m2 5 6 t o4 0 2 n em a x i m u mo u t p u tp o w c l - a c h i e v e s3 6 w , h a sn o tc o m p a r e dw i t ht h ec o a t i n gc o m p o n e n te n h a n c e d 2 5 q 1t i m e s a tt h es a m et i m e t h ef i l mp r o t e c t st h ec o m p o n e n te n d s u r f a c ef r o mo x y g e na n dw a t e ri nt h ea i r n e p r e s e n tp a p e rs e m i c o n d u c t o rl a s e ra d o p t st h eb i gc a v i t ys t r u c t u r e i x ) m si n t ot h et r a n s p a r e n tw i n d o ws t r u c t u r ea n dt h es u p e r f i c i a id e a c t i v a t i o n t e c h n o l o g yw i t h o u tt h ee l e c t r i cc u r r e n t i m p r o v e do p t i c sc a t a c l y s md a m a g e t h r e s h o l dv a l u e ( c o d ) a n dt h er a d i a t i o nw h i c ht h eh i 曲l u m i n a n c e s e m i c o n d u c t o rl a s e re a s yt oa p p e a ra n ds oo nt h ek e yq u e s t i o n t h ef i l mi sc o a t e db yd e n t o ni n t e g r i t y 3 6v a c u u md e p o s i t i o n e q u i p m e n ta s s o c i a t e dw i t hi o nb e a ma i ds y s t e m t h es p e c t m mc u r v ei s t e s t e db ys p e c t r o m e t e ra n dt h el a y e rs t r u c t u r ei sa n a l y s e db ye l l i p s o m e t e r k e yw o r d s ：s e m i c o n d u c t o rl a s e r r e s o n a n tc a v i t i e s c a v i t yf a c e tf i l m c o d 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：扬、趋毖塑2 年三月型曰 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：签生益回年立月旦r 艚新签名么孵专月和日 1 1 引言 第一章绪论 随着激光技术的日趋成熟和应用领域的不断拓展，半导体激光器 的应用范围已经覆盖了光电子学的诸多领域，成为当今光电子科学的核 心技术。但是目前，国际上高亮度、大功率半导体激光器的研究方面主 要集中于8 1 0 n m 、9 8 0 n m 波段。 1 9 9 7 年美国w i s c o n s i n - m a d i s o n 大学的j k w a d e 、l j m a w s t 和 d b o t e z 报道了一种基于i n g a a s p i n 仉。( g a 0 9 a 10 1 ) n5 p i n o5 ( g 乱5 a l os ) m s p 无铝有源材料的高功率密度8 1 0 n m 波长半导体激光器的研究，腔面c o m d 功率密度高达9 1 姗c m 2 ( 腔面未镀膜) 、1 8 删c m 2 ( 腔面镀膜) 。1 9 9 9 年德国的九k n a u e r 、g e r b e r t 、h w e n z e l 等人采用a i g a a s 量子 阱，a i g a a s 大光腔激光器结构在7 3 5 n m 波长、1 0 0p m 发射区条件下获得 了最大连续功率7 w 的激光输出。2 0 0 1 年德国f b u g g e 、g e r b e r t 、 j 。f r i c k e 、h w e n z e l 等人采用应变i n g a a s g a a s p 量子阱激光器结构、 1 0 0 腕发射区宽度获得了1 1 2 0 n m 波长、1 2 w c w 功率输出的高功率密度激 光输出，腔面c o m d 功率密度高达2 3 m w c m “”。虽然高亮度半导体激光器 的研究在国际上获得了很大进展，但目前只有美国的n l i g h tp h o t o n i c s 提供5 w 、1 0 0 “m 发射区宽度的高亮度半导体激光器产品，并在出口方 面对我国限制，影响了我国开展相应研究的能力。 1 2 高亮度半导体激光器面临的主要问题 目前高亮度半导体激光器面临的问题主要是：一方面，与大功率半 导体激光器类似，高亮度半导体激光器亮度的提高同样受制于大电流工 作下的严重发热和如何提高器件的光学灾变损伤阂值( c o d ) ；另一方面， 现有的高亮度的关键技术具有成本高、工艺复杂等缺点。 1 3 论文研究目的和内容 本论文通过对8 5 0 h m 波长高亮度半导体激光器的芯片镀膜、腔面钝 化等技术的研究，获得高亮度、大功率半导体激光器腔面膜制备的关键 技术。提高了高亮度半导体激光器的c o d 值。 内容： 一、通过理论分析推导出腔面膜的最佳反射率数值范围。 二、选取合适的材料设计并制备出吸收小、c o d 值高的腔面膜。 三、选用几种材料进行实验，在不影响光学性能的情况下，优选钝 化膜。 四、测试分析，优化工艺参数。 第二章半导体激光器的物理基础及基本结构 半导体激光器的基本原理系基于电磁辐射与半导体( 内部载流子) 的相互作用。与光子和原子中的电子相互作用类似，半导体中电子与光 子间的相互作用亦有三个基本过程受激吸收、自发吸收和受激发 射。 2 1 光的自发发射、受激发射与受激吸收 原子是由原子核及周围环绕的电子组成的。电子只能在某些确定的 分立的轨道上运动。玻尔认为电子轨道半径只能取下列分立的值 2e o h 2 o 蛐磊7 ( 2 1 ) 其中：n 是主量子数，它只能取正整数；h 是普朗克常量：是介电常 数；m 是电子的质量；e 是电子的电荷。 电子在轨道上的运动动能与电子原子核的静电势能之和就构成了 原子的总能量。可见原子的能量状态不能连续改变，它是量子化的。在 量子力学中，把原子的能量状态称为量子态。能量最低的量子态称为基 态。能量高于基态的量子态称为激发态。 当处在高能级的原子向低能级跃迁时可以发射光子。这里要区分两 种不同的发射：自发发射和受激发射。当然对原子体系来说，也必定存 在受激吸收的过程f 2 j 。下面分别介绍这三个过程的特点及它们之问关 系。 一、光的自发发射 处在高能级，上的原子，都具有向往稳定而自发地回到低能态的 特性。当它们纷纷返回低能级e 时，它们就以光的形式释放出能量来。 这就是原子的自发发射。由于每个原子的跃迁都是自发和独立进行的， 因此它们辐射出的光波方向和相位都不一致。对于二能级系统中的原子 跃迁来说，它们发射出的光波列的频率是相同的，而相位却是不相关的， 波列的偏振方向和传播方向也是随机分布的。因此原子自发发射出来的 光波，在物理上称之为非相干的自然光。 正是由于原子的自发发射是独立地自发地进行的物理过程，这就使 得一旦外界激发停止后，高能级上的原子数日的减小将经历一个时间历 程，其所遵从的规律，可做如下考虑。设在t 时刻( 从外界停止激发的 时刻算起) ，在物质的单位体积内处于高能级e ：上的原子数目为：p ) ， d f 时间间隔内由于自发发射光子而跃迁到e 能级去的原子数目为 d i g ，o ) ，则单位时间内自发发射的比例系数a ：，满足 小等 汜z ， 从统计平均的角度，可以把a ，看作是一个比例常数，称之为自发 发射几率，它是原子能级系统的特征参量。对于每一种原子的每两个能 级都有一个确定的a ：，几率值。也可以把4 。理解为处于高能级上的每一 个原子，在单位时间内发生自发发射的几率。因此在出时间间隔内高能 级减少的原子数目为： 一d n 2 ( f ) a a 2 ，n 2 ( o a t ( 2 3 ) 解上式得： 2 8 ) in c x p ( - a 2 l f ) ( 2 - 4 ) 式中，。代表起始时刻，在单位体积内处于高能级上的原子数目。可 见在外界停止激发后，高能级上的原子数密度，将随着它们的停留时间 ( 即寿命) 的增加而按指数规律衰减。利用式2 4 ，可以求得激发态寿 命。既然在单位时间内跃迁至q 低能级的原子数目为a ：，n ：( f ) ，它们在高 能级上停留时问之和为t a 。n ：( f ) ，则a ：，个原子在激发态上的平均寿命 f 即为： f 一p 2 l n 2 ( o a t 一4 t f t e x p ( - a 2 1 f 弦一 ( 2 5 ) “2 0 气勺 1 2 1 f 就是每个原子在激发态上停留的平均时间，称为激发态寿命，其典型 值为1 0 一s 。显然原子辐射光波列为有限长的根本原因，就是激发态寿命 的有限性。由式2 5 可知，自发发射几率与激发态寿命成反比。 二、光的受激发射 如新所述，光子对处于低能级上原子的作用结果，可以产生受激吸 收，而当光子作用于高能级的原子上时会产生受激发射。受激发射有什 么特点昵? 为简便起见，仍以二能级系统为例。设高能级原子受到光予 激励，变到低能级 e 2 + h y 2 1 一e ( 2 6 ) 那么欲使上式变成等式，则必须给巨再加上一项z ： e 2 + h y 2 l 一局+ z ( 2 7 ) 因此有 z = h y 2 1 + ( e 2 一e 1 ) 一h y 2 1 + h y 2 1 2 h y 2 l ( 2 8 ) 于是 e 2 + h y 2 l = 巨+ 2 h r 2 1 ( 2 9 ) 这就是说，若输入一个光子，则输出两个光子。显然在受激发射过 程中，光子数获得了放大。受激发射的光子与入射光子频率相同，相位 相同，偏振方向和传播方向也相同，二者是完全相干的。 不难想象，输入光子数目越多，受激发射的原子数目也会越多，因 此在出时间内，单位体积中从高能级受激跃迁到低能级的原子数目 a n ；，除了与出及高能级原子数密度，成正比外，还与入射光的单色辐 射能密度( 即以频率y ：。为中心的单位频率间隔内的辐射能密度) 成成 比例，写成公式即为 a n ；l b 2 l n 2 p ，d t ( 2 1 0 ) 式中，口，称为受激发射系数，它也是原子能级系统的特征参量。如果 引入。；b ：。p ，则 职- 加：，驴急 ( 2 1 1 ) 显然，职，代表高能级e 上的原子在单位时问内发生受激发射的几 率。不难看出，受激发射几率与自发发射几率不同，前者与入射光强有 关，而后者是一个常数。 三、光的受激吸收 受激吸收用公式可表述为： l + h y 2 1 一e 2 ( 2 1 2 ) 此式表明：低能态e 的原子吸收光子 的能量才能被抽运到高能态 e 上；原子对光能量的吸收是有选择性的，即惟有频率为y ：，的光子对 丘能级上的原子作用，才能使原子激发到e ，能级上去。与受激发射类 似，在出时i 日j 内，单位体积中由于吸收入射光子从低能级丘跃迁到高 能级e ，的原子数d n 1 ，应为 d n ，；e ，p ，n ，d t ( 2 1 3 ) 式中，比例常数e ，称为受激吸收系数，它也是原子能级系统的特征参 量：p ，为入射光的单色辐射能密度；n 。为低能级臣上的原子数密度。 引入嵋：s b l ：p ，则有 j ， 彤：一b 。p ，一竺孚 ( 2 1 4 ) 一 l d f 显然彬：代表低能级巨上的原子在单位时间内发生受激吸收的几 率，因此，彤：称为受激吸收几率。它也是一个与入射光强有关的参数m 。 最后需要指出，受激吸收与受激发射并非简单的逆过程。比较式 2 1 2 与式2 9 容易看出，受激吸收是靠消耗外来光子能量来完成泵浦过 程，即把低能级上的原子抽运到高能级上去。而受激发射则是靠高能级 的原子发射光子来完成光放大过程。 四、爱因斯坦系数关系式 自发发射，受激发射与受激吸收三者之间是相互联系的，这定量地 反映在爱因斯坦系数4 ：，口。且：之间有着十分简单而又重要的关系。为 了推导这一关系，可设想大量原子处于温度为r 的热平衡空腔中。空腔 内壁的热辐射在腔内来回反射，形成一个稳定的辐射场，根据普朗克黑 体辐射公式，单位体积内黑体辐射能量按频率分布( 即单色辐射能密 度) ，密度p ，为： p ，。8 z r h n - r 土一 ( 2 1 5 ) c 。 e x p ( h y k t ) 一1 式中：h 是普朗克常量；k 是玻耳兹曼常数；c 是光速；r 是热力学温度； n 是腔内介质的折射率。 这种辐射对于处在空腔中的原子来说就是外来辐射，因此原子除了 经历自发发射过程外，还要在辐射场的激励下发生受激吸收的量子态衰 变过程1 3 l 。显然在热平衡下在单位体积内和单位时间内从上能级向下能 级跃迁的原子数目( 包括自发发射和受激发射) 应当等于从下能级向上 能级跃迁的原子数目( 受激吸收) ，即 n 2 a 2 l + 2 8 2 1 p r 一1 8 1 2 p ， ( 2 1 6 ) 又因为热平衡状态下，能级上的原子数目服从玻耳兹曼分布，根据下式 m = g n oe x p ( - e i k t ) 可得到 ，打 墨k r 一亟e x p - ( e 2 一) k t 】。s 2e x p ( - h y k t ) ( 2 1 7 ) 。1g lg l 将此式代入式2 1 6 ，则得到 驴色b21南bngle , x p ( h y k t ) - i ( 2 1 8 ) 显然，将此式和式2 1 5 进行比较后，可得到 a 2 1 ，8 砌n s y 3 ( 2 1 9 ) b 2 l c 竺l 三，鱼 ( 2 2 0 ) 嚣2 lg l 式2 。1 9 和2 2 0 就是十分重要的爱因颠坦系数a ：，b 。：，b ：，之间的关系式 1 4 1 。由于这三个系数都是原子能级系统的特征参量，所以虽然这些公式 是在热平衡条件下推导出来的，但它们对普遍情况也是适用的。从这两 个公式可以直接得出两点结论： l 、热平衡条件下，自发发射占主导地位a 因为监- 4 2 1t 鲁丹，若假定 t 一1 5 0 0 k ，a = 5 0 0 h m ，9 2 一g l ，则 竖j 爿2 lc x p ( h y k t ) 一1 即自发发射比受激发射强九个数量级。 * 2 x 1 0 9 2 2 1 ) 2 、热平衡条件下，受激吸收能量大于受激发射能量。 光对低能级和高能级原子的刺激，分别产生了“受激吸收”和“受 激发射”。然而这两个过程发生的几率哪个大些答案是机会相等。但在 热平衡条件下，低能级上原子数目多而高能级上的原子数目少( 由玻耳 兹曼分布规律确定) ，就造成了受激吸收能量大于受激发射能量。关于 这一推论，将式2 1 0 和式2 1 3 相比较自然会得到 型量：g l n _ 里2 ；e x p ( 山y k t ) 2 e 1 9 pc l a d d i n ga 1 ( 0 5 ) g a a s1 5 p mp = 1 e 1 8 pg r i n h l ( x ) g a a s ，x = o 2 - 0 5 0 1 5 mp = 5 e 1 7 q w l g a a s8 0 u n d o p e d b a r r i e r a l ( 0 2 ) g a a s 1 5 0 0an = i e l 7 q w 2g a h s1 1 0a u n d o p e d b a r r i e ra 1 ( 0 2 ) g a a s1 5 0 0a n = l e l 7 q w 3 g a b s1 3 0a u n d o p e d ng r i n a l ( x ) g a a s ，x = o 5 - 0 20 1 5 p mn ：5 e 1 7 nc l a d d i n g a l ( 0 5 ) g a a s i 5 啪n = l e l 8 nb u f f e rg a h s1 o 岫n l e l 8 3 ”s u bg a a sn 1 e 1 8 3 3 腔面膜反射率数值优化 目前，因制备薄膜工艺和测量方法的不同导致同种膜系的损伤阈 值有时会有数量级的差别。我们发现后腔面高反膜的第一层和衬底的接 触界面上的电场分布比前腔面增透膜的大很多。这种情况决定后腔面的 激光损伤阈值会比前腔面低。反过来照在前腔面的单位面积光功率比后 腔面的大好几倍l “。这些情况决定无论是前腔面还是后腔面都有必要 通过优化设计提商损伤阈值的必要。高亮度半导体激光器镀前后腔顽膜 的目的在于实现单丽出光且保证在尽量小的工作电流下得到尽可能高 的输出功率。对激光器的腔面进行镀膜，即在一端镀减反射膜，一端镀 高反射膜，不仅可以保护端面，防止其与大气中的水气灰尘相互作用导 致氧化，抑制腔面的退化，提高器件的可靠性，还可以提高半导体激光 器的外微分量子效率，而且能够影响发射光的波长。 3 3 1 理论分析 半导体激光器在自然解理面作为谐振腔时，其端面反射率为： ，、2 r ，f 堑鱼1 ( 3 1 ) i + j 其中为腔外折射率，一般为空气一1 ，为激光腔内波导的模式折 射率，一般* 3 5 。根据式3 1 ，可以推算出其反射率为3 0 左右。这 对于许多实际应用来说，并不是最有利的。 根据光学薄膜的物理分析，可以推导出端面镀单层膜时的反射率 为： r =竖! 型兰：生兰 k 饥阳纠等竹卜嘎 ( 3 2 ) 其中r 为反射率，以为入射介质即波导的等效模式折射率，n ，为膜层介 质的折射率， 。为出射光介质即空气的折射率，6 一了4 7 t ，d ，d r 为膜 层的厚度 ”- 3 2 1 。 经计算，当选用膜层的折射率介于波导结构的折射率和空气折射率 之间时，具有增透特性，且在玎，d ，- , v 4 时，透射率最大，此时其反射 率为： ，： r ，f 笪掣1 ( 3 3 ) i n g ，n o 当斤，越接近0 丽时，反射率越低，当一，一i 瓦时，r = o ，即透 射率达1 0 0 。对于i n g a a s g a a s a 1 g a a s 应变量子阱激光器，一般为 3 2 3 5 左右，当取3 5 时，玎，一1 8 7 。 而且，当n e d ，一a 2 时，膜层的反射率不随折射率变化，与不镀膜 时一样。当膜层的折射率n ，高于波导结构的折射率时l ，膜层具 有增反性，当n ：d ，一v 4 时，反射率最大，其反射率值如式3 3 ，膜层 的折射率n ，越大，反射率越大。 3 3 2 腔面反射率的优化 一、对阈值电流的影响 量子阱激光器的阈值电流密度可由f 式表不 小百j oc x p i 而a i + a ) 其中，。为透明阈值电流密度，吼为内量子效率，磊为增益系数，r 为 光学限制因子，q 为腔内损耗，口为端面损耗，且： 咿壶k ( 击l 。4 ， 足为腔背面反射率，r ，为出光面的反射率。 阈值电流k = w z 3 。，w 为条宽，l 为腔长，则： 11 厶一耽纠嚣) 吼蚓等 i a + 一一 ( 3 5 ) 从表达式3 5 可以看出，阀值电流与墨和吩的乘积砖碍有关，r r 的值增大时，屯的值会降低；r ，r ，的值减小时，乇的值会变大。因而， 从降低阂值电流的角度出发，r r r ，的值越大越好”删图3 1 为相对于 不镀膜时阚值电流的相对变化量随端面反射率乘积的变化关系。其中 r 2 墨r 2r ，r ， r = r 。如 图3 1 未镀膜时阈值随端面反射率乘积变化的曲线 二、对外微分量予效率的影响 从半导体激光器的典型p _ i 曲线的线性部分， 效率仉： 1 + 2 a l 】 ， 一 可以确定外微分量子 i l 拍l 托a 【c n r 图3 2a ) 归一化的出光面外微分量子效率协在激光器 镀以不同反射率的膜时随激光器内损耗的芙系 ( 3 6 ) o 9 8 7 6 5 3 2 l o ，o o o o o o o o o o 02 1 6 8 0 01 0 0 0 腔i 圭l t a t m i 图3 2b ) 归一化的出光面外微分量子效率仇在激光器 镀以不同反射率的膜时随激光器腔长的变化关系 如图3 2 ，给出了出光面外微分量子效率在激光器腔面镀以不同反 射率的膜时随激光器内损耗和腔长的变化关系1 3 7 1 。可以看出，内损耗 越小，外微分量子效率越高；腔长越短，外微分量子效率越高：同时提 高背面反射率r 和降低出光面的反射率r ，可以有效的提高外微分量子 效率仉。 1 由公式3 6 和图3 2 a ) 、3 2 b ) 可知，当2 a l “i n i ：- - 时，提高r ，对 r f 提高仇有效，也就是说当内部损耗口；很小或腔长很短时提高r 有效； 1 而当孙上l l l 三一时，降低r ，有效，即内部损耗大，材料生长质量不 。 r ，r f ? 好时，减小出光面的r ，对提高仇有利。 三、对发射波长的影响 半导体激光器的阈值增益为： 瓯2 9 f m q + 壶h 赢 7 增益谱为： 鼽，= 等卜p ( 警) 】 s ， 其中n 为载流子浓度，z ( h v ) 是能量为 v 处的模式密度，o v ) 为自发辐 射速率，a f 为导带和价带的准费米能级之差。腔面镀膜后，由于腔面 一 s 一 损耗的改变对激光器的阈值产生影响。当反射率提高时，达到阈值时a f 减小，使发射波长向长波方向移动，且反射率越高，移动量越大；相反， 当反射率降低时，将会使波长向短波方向移动。 四、对光功率转换效率的影响 峰 值 光 功 盎 转 换 效 益 腔长微米 函3 3 峰值光功率转换效率与腔长的关系 如图3 3 所示，腔长分别为4 0 0 m 、6 0 0 p 小、8 0 0 坍、1 0 0 0 肛研、 1 2 0 0 z m 的i n g a a s g a a s a i g a a s 应变量子阱激光器，首先同时镀高反膜， 然后分别镀5 、1 0 、2 0 的增透膜情况下的峰值转换功率。当尺，改变 时，光功率转换效率基本保持不变，但对应的腔长不同。对输出功率较 大的激光器，一般采用的腔长为8 0 0 1 0 0 0 口埘左右，此时要优化增透膜 的反射率l 强4 j 。 五、激光对膜的损伤 腔面镀膜对改善半导体激光器性能起到了一定的作用，同时，激光 也对膜层进行破坏，导致膜的损伤，对整个激光器的可靠性有不良影响。 激光对膜的破坏机理尽管很复杂，但总的说来主要是两种：一是热，一 是场。 1 热效应 激光作用在薄膜上之所以会产生热，主要是由薄膜吸收了激光能量 引起的。由于薄膜吸收存在着本征吸收和外因吸收，这种吸收随温度的 增加而成指数升高。薄膜吸收能量后，不仅温度升高，而且由于短时1 日j 内的急剧加热，在局部热点周围产生热弹性应力和热应力波，从而加剧 了薄膜的最后破坏。激光对薄膜的破坏是能量破坏和功率破坏的综合结 果。对特定的薄膜，在长脉冲激光作用下，主要表现为热破坏：在短脉 冲作用下，则表现为弹性波或热应力波的破坏。 2 场效应 高强度的激光可以在介质内部形成高频强场，介质膜在高频强场作 用下，可能发生类似予介电击穿的电子雪崩离化，导致薄膜损伤。损伤 过程大致是这样：由于热离化或表面缺陷形成的场离化，使薄膜内部产 生自由电子，这些电子在激光场中吸收能量而使自己的能量大大增加， 当它们与介质材料的原子碰撞时，便会从中打出电子，这种过程持续下 去便会产生雪崩式的离化，雪崩离化与薄膜内部的电场相关，电场越大， 损伤的可能性越大。这种损伤机理在低功率激光器中是不明显的，但随 着功率的增加，这种作用将逐渐加强，在超短脉冲的激光器中，它是导 致薄膜损伤的主要原因。 ， s i 专 l t k f 爱饥 l f - m | f q - l i f p t 口 、 o i j l t $ ：敏脚h 图3 4 薄膜折射率和消光系数与薄膜损伤阈值的关系 热吸收和场离化都可能是薄膜损伤的起源，对于半导体激光器，激 光对膜的破坏主要是热效应。而表面等离子体可能对破坏的发展起主要 作用。一旦薄膜开始损伤，就会产生很强的等离子闪光。等离子体的产 生大大增加了薄膜吸收，进一步加速了薄膜的破坏。对于1 4 或1 2 波长 的薄膜，破坏阈值较高。破坏阈值还与薄膜本身性质有关。如图3 4 ， 一般情况下，薄膜的损伤阈值随薄膜材料的折射率n 的增大而降低，随 消光系数k 的增大而降低。可以看出& n 材料损伤阈值很高m “l 。 3 提高薄膜损伤阈值的途径 a r 膜是最容易破坏的。因为a r 膜要承受最大的能量，所以端面膜层 爨面的热效应便成了a r 膜损伤阈值低的主要原因。根据a r 膜的损伤机 理，为了提高损伤阈值，在镀膜之前要对半导体激光器的腔面进行清洗， 镀膜时要保持高的真空度。 对h r 膜，它的损伤阈值随吸收减小而趋向增加。在h r 膜的空气侧加 保护膜可以大大提高损伤阈值，如在h r 膜外侧加一层d ，保护膜，抗损 伤性能明显改善。 经过理论计算，我们发现当后腔面的反射率取9 5 9 7 、前腔面的 反射率为3 o 3 5 时，半导体激光器的功率效率达到最高。 第四章光学薄膜理论基础 4 1 单层膜的反射率 g 。 ， 、r t 岛 图4 1 单层薄膜的等效界面 在界面上应用边界条件可以写出： h l ，h ：+ h ；一h n 仇( x ) = 叩o ( i 昂- k e o ) 一h o ( 4 - 1 ) e i e ；+ e ；。e o k i | i e ；+ 七e i 互七e o ( 4 2 ) 其中町为修正导纳，因为应用边界条件写出p _ 分量和s 一分量的等式 形式是一样的，所以不再区分p 一分量和s 一分量的情况，同时在下面的推 导过程中电向量和磁向量都是指它们的切向分量。将上面两式的模相除 得： 仉k 墨i7 7 0 肛昂一七爵l k x e lk x e ：+ k x e ； 即 则振幅反射系数 同样 厍i e ；翮- e ；i ，。r o - r h + 仉 f ：鱼0 _ + 仉 显然，这是垂直入射情况得推广，因此只要将导纳n 用修正导纳印代 替，垂直入射得结果也适用于倾斜入射的情况。计算p _ 分量得反射率时 签? 鼍基。 荦 用一m c o s o , ，丽在计算s 一分量时用r h , 一m c o s o , 带入，然后 ( r p + 尺j ) 2 得到自然光合成的反射率。在所有媒质都是非磁性的假设下 我们可以把单层薄膜的两个界面用一个等效界面来代替 4 7 - 4 9 】。如图4 1 假设膜层和基底组合的导纳是y ，由式4 1 和4 2 n 以知道： y ( 七e 1 ) 一h o 其中h l h ：+ h i e t t e ：+ e i 那么可以得到单层膜的振幅反射系数为： ，。t o - y 叩o + y 因此只要决定了组合导纳y ，就可以计算单层膜的反射率和透过率。 在界面1 ，应用e 和i t 的切向分量在界面两侧连续的边晃条件写出： 磊一日+ 岳一+ 4 k 一k 聪+ 七x ， h o ，w + 蛳一巩+ h f i h 。一r h ( k 一k x j 对于另一界面2 上具有相同坐标的点，只要改变波的位相因子，就 可以确定它们在同一瞬时的状况。正向行进的波的位相因子应乘以p ， 而负向彳亍进的波的位相因子应乘以e 呜，其中一哦一譬n , d c o s 0 1 ，即 e l ；一瓦p 1 “，e 1 ；瓦e 吨 所以 k x 岛= 吏瓦) 一+ ( k x e l j ) p 。， h o ；( t e 矗) t r e i 6 一( t x e 五) t h e 一瞒 这可以用矩阵形式写成： 吲= 【嘉剥憋 他s ， 在基底中没有负向行进的波，于是在界面2 应用边界条件可以写出： + 一e 2 t h ( t 之+ 七e 二) 一h 2 k e 鑫一( k e 2 ) 2 一h 2 2 r t 爿甚+ 月矗再- 2 ，t h ( k 矗+ 七x e , - = ) 置h 2 因此， 七x e 矗；( t ：) 2 + h ：2 ， k e 矗；( t 易) 2 一h z 2 r h 。 写成矩阵形式为： 隧h 滋箍”】 将此式带入式4 3 ，得 【】_ 【嘉善屿 ：；箍”毒】 一【嚣：芸鬈2 茹锄】【2 】l 屿一卯啦) ，2 阮舻+ 编。啦) | | l 一瞄如墨吼”】 a ， 因为e 和h 的切向分量在界面两边是连续的，而且由于在基片中仅有 一正向行进的波，所以关系式4 4 就把入射界面的e 和h 的切向分量与透 过最后界面的e 和h 的切向分量联系起来l “。又因为： h o - y ( k x e o ) ，日：= r i ：( k x e 2 ) 于是方程式4 4 可以写成：， 吣堋。【。鑫括裂仉m ：， 刖鑫括裂仉心 s ， 叫茹麓如i 嘲n 6 t 仉p 膜的特征黼叫c ! 卜汊燧底和 l l 叩l s md lc o s 嘎iil 薄膜组合的特征矩阵，显然由 y = c a ( 4 6 ) 得到：y - 翌2 竺! 鱼纽尘! !( 4 7 ) c o s 3 1 + f ( 町2 ，7 1 ) s i n 6 1 振幅反射系数为 ，；丝(ro-r：)cos6,+i(r2rh-r,)sin6t + y ( ，7 0 + r 2 ) c o s + f ( 吼叩2 仇+ r 1 0 s i n 五 能量反射率为 4 2 多层膜的反射率 利用递推法和矩阵法可把对单层膜组合导纳的推导推广到任意层 膜的场合在折射率为4 磊y + 历+ t c i o s 五6 + 云+ i i t 而+ s i n 6 + i 一”+ 醚2 + l k 的衬 c 0 s o 。+ f l ，s l n o 。，玎。 底上敷有折射率为n t 的膜层，其组合导纳l ，由公式4 7 确定。就是说在 衬底上敷有一层膜以后，可以用导纳为叩。的入射媒质和组合导纳为y 的 膜系之问的单一界面来等效。可以利用这个方法来与衬底相邻的底层膜 开始，逐步递推到顶层膜”。如果令 匕一：iii：糕。jc!ols兰6；：；糍rb。-，?+妒：”，c o s 6 j + f 匕+ 1s i n 6 ， 7 ，+ f ( y 觜+ 妒搿) s i n 6 j 叫 叫 按照式4 7 ，衬底和第k 层膜的组合导纳为： e ，玉理堕! 咝：y ，+ 卯 c o s 菇+ f 誓“s i n 魄 1 r l 2 3 互二互- k 。1 n 6 妒一+ 1 | ， | ， 图4 2 求解多层膜的导缡推导法 在等效界面上迭加第k - 1 层膜，仍然可以用组合导纳x - 一1 + 砂：2 的虚拟界面来等效。这样，递推至第j 层膜，则 一：y；ii*iiciojs五ejji=：+而irlj s i n6 j t：ij+坚z!(兰y?i+：z：糍rby尹+妒j2 。 c o s 6 ，+ f “s i n 6 ，叩，c o s 6 ， + 耖：) s i n 6 ， 叫 ( 4 9 ) 一直到所有膜层都算完，最后得到整个膜系的组合导纳 x 一一1 + 叫2 除了递推法还有矩阵法、矢量法和应用菲涅尔系数的计算方法也可以计 算多层介质膜的光谱特性。其中矩阵法用的最广泛，它几乎是全部薄膜 计算的基础。下边利用矩阵法计算多层介质膜的反射率。 姆 泠 圈4 3 求群多层膜愆眸 在界面1 和2 应用边界条件可以得到： m k e o l ；瞄i t h s i n ；。s i 傩n 6 x 瓯尝】 滢心c o 咖s 6 2 屯趣i 茹n z 2 ”毒】 【2 卷2 h 嚣i 并a 6 , 剖 滢m k x e 2 2 j ，= 滢h k 如。e 3 1 j r 象h 剖 经过连续的线性变换，最后，可以得到矩阵方程式： 【】- 冉 。嚣麓如：0 象1 】 挚警鬻 刖冉 鑫如裂吼雌】 对p 一偏振n n s 一偏振波，膜层的位相厚度是： 6 i 一 n 叠。c o s 8 折射角由折射定律决定。 fn ，c o s q ( 对于p 一偏振波) 叩j 。 ，。* c o s ；，( 对于s 偏振波) 显然，多层膜和基底的组合导纳为：y = c b 那么 多层介质膜的反射率为 n , 7 0 b - c ) ( 豢) 透过率为 t ： ! ! q 塾2 ( b + c 勋o b + c ) 反射相移为 妒；n 怫1 承i t l o ( c 丽b - b c ) ( 4 1 0 ) ( 4 1 1 ) ( 4 1 2 ) ( 4 1 3 ) ( 4 1 4 ) ( 4 1 5 ) 第五章膜系设计 根据理论分析得知本课题对膜层的要求为：h r 膜反射率( 比) 为9 5 9 7 ，a r 膜反射率控制在3 o 3 5 。基底材料为a 1 g a a s 。 5 1 膜料的选取 8 5 0 n t a 高亮度半导体激光器是采用a i g a a s 晶体的( 1 1 0 ) 自然解理 面作为谐振腔。商亮度半导体激光器有极小的出光面积( 单管为十几平 方微米) ，但是却有极高的光功率密度( 一般为几个m w c m 2 以上) 。而 且a i g a a s 晶体的特性决定了高亮度半导体激光器腔面膜的特殊性与制 各的难度。高反射膜保证激光器的单面出光，有一定反射率的增透膜保 证了一定的激光增益。腔面膜还起到提高斜率效率，防止氧化，保护腔 面，提高可靠性等重要作用【4 ”。对于制备腔面膜来说膜料的选取很重 要，稳定坚固的光学薄膜要求稳定的膜料和适当的蒸发工艺，其中最关 键是激光损伤阈值和膜料的关系，包括膜料的纯度、光学机械特性、化 学特性等等l ”】。 半导体激光器腔面高反射膜通常采用的高折射率材料主要有： 死，d 、h f 0 2 ，低折射率材料主要是d ，和a i ，0 3 。增透膜一般 采用彳! n 、z ，以、目女吸、s i 0 2 等膜料束设计单层或双层膜。其中z ，0 2 在8 0 0 附近有个转折点结晶结构从单斜晶系结构变到正方晶系结 构，这个变化引起7 的体积变化从而导致膜的破裂。电子束激烈的加热 会导致膜料的崩溅。n s ：一3 5 在8 5 0 h m 存在较大的吸收，虽然早期半导体 激光器腔面采用s i 一厶n 膜系得比较多，但随着半导体激光器功率密度 的提高，腔面膜损伤阀值的要求也不断提高，这样就需要无吸收的膜材 料来代替。口一s i ：h 爿f ，d 1 膜系虽然吸收较小但和一般的氧化物薄膜材 料比较吸收系数还是比较大的，而且组分的控制也比较困难。 综合考虑，选择甄0 2 、爿l a 和h 。作为膜料设计膜系，以下简要介 绍这三种膜料。 d ：熔点1 7 3 0 ，沸点2 2 3 0 ，折射率为1 4 6 ，在1 0 。t o r r 真空 下蒸发温度为1 0 2 5 ，可用钽舟加热蒸发，也可用a 厶彼坩埚加热蒸发， 但由电阻加热蒸发时会产生分解，由电子束加热蒸发效果较好，2 0 0 n m 4 0 0 0 n m 波段为无吸收区。0 ，薄膜为无定型结构( 非晶态) ，淀积时基底 温度不同，所制备的a 薄膜的填充密度也不同。基底温度为3 0 时填 充密度为o 9 ，基底温度为1 5 0 时填充密度为0 9 8 。 a 膜呈现压应力，具有良好的化学稳定性，机械性能极为牢固， 无吸湿性。为了制备在可见区和近紫外区可忽略吸收的a 薄膜，必须 在较高的氧气分压下以较低的淀积速率进行淀积。代表性的淀积参数为： 真空度7 9 x 1 0 4 t o n - ，淀积速率0 3 o 5 n m s 。由紫外线处理爨d ，薄膜 时，其光学性质和成分会发生变化，不过