《激光器件》课件第11章

11.1异质结激光器

11.2量子阱激光器

11.3其他结构的半导体激光器

从激光原理可知，激光器的工作原理是必须实现粒子数反转分布和阈值条件。

激光器的基本结构包括激光工作物质、光学谐振腔和激励源三部分。对半导体激光器来说，激光工作物质是具有直接带隙跃迁的Ⅱ-Ⅵ族或Ⅲ-Ⅴ族化合物半导体材料，其禁带宽度Eg决定的发射光波长λ为

(11-1)11.1.1异质结的构型和主要性质

1.异质结的结构

如图11.1所示，图(a)为同质结，图(b)为单异质结，其中包括一个同质结；图(c)为双异质结，GaAs为有源层，GaAlAs为限制层。11.1异质结激光器图11.1同质结与异质结的构成

2.异质结的主要性质

1)高注入比

注入比r是指PN结加正向偏压时N区向P区注入的电子流密度JN与P区向N区注入的空穴流密度JP之比，即

(11-2)

2)超注入现象

如图11.2所示是P-GaAs和N-GaAlAs异型异质结正向偏压较大时的能带图。图11.2正向偏压下异质结的能带图由半导体物理学可知，在稳态准平衡情况下，窄带和宽带材料中的电子数密度N1和N2分别为

(11-3)

(11-4)

3)对载流子的限制作用

载流子的泄露与温度密切相关，主要是有源区电子向P型限制层导带的扩散，有源区空穴向N型限制层的扩散。从图11.3所示N-GaAlAs/P-GaAs/P-GaAlAs双异质结的能带(图(a))、折射率分布(图(b))和光场分布(图(c))，可以看出从N-GaAlAs限制层注入P-GaAs有源区的电子将受到P-P异质结势垒的限制，大大提高了注入电子的利用率，同时也将大大减小电子的热运动弥散。图11.3双异质结的能带、折射率分布及光场分布

4)对光场的约束作用和布拉格衍射效应

双异质结LD有源区和包层之间的相对折射率差可达5%左右，因而当光波沿一方向射入光密介质层并传播时，将被限制在光密介质层内，这是由于光从光密媒质入射时将发生全反射的原因。由于仍有一部分光会渗入包层之中，由此引入一个新的物理量——模场限制因子Γ，定义为

(11-5)如果把异质结形成的折射率周期变化的概念扩展成极薄的多层周期性结构，则可以形成一个折射率周期性变化的光栅，如图11.4所示，沿周期性结构方向(z轴)传播的光波将受到每一个异质结界面的反射(或散射)。如果传播的光波长λb与折射率变化周期Λ满足布拉格条件，即

(11-6)图11.4周期光栅用作波长选择器

5)窗口效应

两种禁带宽度Eg不同的材料组成异质结后，从对入射光的光谱特性来看，宽带隙半导体就成了窄带隙半导体的“输入窗口”。

如图11.5所示的异质结由带隙分别为Eg1和Eg2的材料组成，且Eg1>Eg2。图11.5异质结对光吸收的窗口效应11.1.2单异质结激光器

单异质结激光器在1969年研制成功。

1.单异质结激光器的工作原理

如图11.6(a)所示是正向偏压下单异质结激光器的工作原理。图11.6单异质结激光器的工作原理

2.阈值条件

室温下单异质结激光器的阈值电流密度Jth与有源区宽度d的关系如图11.7所示，表明有源区宽度存在一个最佳值，当d≈2μm时，Jth最低。实验表明，单异质结激光器的阈值工作电流密度Jth与腔的损耗、腔长、腔镜反射率及工作条件等因素有关，与同质结激光器有相同的表达式

(11-7)图11.8所示为单异质结激光器的阈值工作电流密度Jth

与腔镜反射率R的关系，图中上、下两条斜线分别对应α=33cm-1、β=38×10-3cm·A-1和α=24cm-1、β=39×10-3cm·A-1。图11.7阈值电流密度Jth与有源区宽度d的关系图11.8阈值电流密度Jth与腔镜反射率R的关系图11.9阈值电流密度Jth与温度T的关系11.1.3双异质结激光器

这种激光器为四层结构，即N-GaAs衬底和三层外延生长层。在N-GaAs衬底上外延生长N-Ga1-xAlxAs层，其x取值范围为0.1~0.5，在N-Ga1-xAlxAs层上外延生长P-GaAs层(也可以是N-GaAs)，在P-GaAs层上外延生长P-Ga1-xAlxAs层，如图11.10所示，有源层夹在具有宽带隙和低折射率的限制层之间，以便在垂直于结平面的方向上有效地限制载流子和光子。

双异质结激光器的工作原理如图11.11(a)所示。图11.10双异质结激光器的结构图11.11双异质结激光器的工作原理双异质结半导体激光器的阈值电流密度Jth与有源层厚度d的关系如图11.12所示，表明有源区宽度存在一个最佳值，当d≈0.15μm时，Jth最低。当d超过此值后，Jth随d的增大而线性增加。图11.12双异质结激光器阈值电流密度Jth与有源层厚度d的关系11.1.4条形结激光器

双异质结半导体激光器成功地解决了在垂直于结平面方向对载流子和光子的限制问题。这一类有源区具有限制机构的激光器统称为条形激光器，结构示意图如图11.13所示。图11.13条形激光器的典型结构11.2.1量子阱

在通常块状(常称为体材料)有源层内(厚度在0.1~0.15μm之间)，对于注入的载流子来说，其散射时间太短，宛如在无限大的晶体材料中，因此导带和价带仍是连续的，其态密度仍是如图11.14(a)所示的抛物线。11.2量子阱激光器图11.14体材料、量子阱中的电子能量与态密度的关系量子阱是窄带隙超薄层被夹在两个宽带隙势垒薄层之间形成的，如图11.15(a)所示为单量子阱能带。

窄带隙与宽带隙超薄层交替生长就能构成多量子阱(MQW)，如图11.15(b)所示。

在MQW中，如果各阱之间的电子波函数发生一定程度的交叠或耦合，则这样的MQW也就是超晶格，宛如晶体中原子周期性有序排列一样。图11.15量子阱结构11.2.2量子阱激光器

随着异质结激光器的研究发展，人们自然会想起，如果将有源区做得十分薄，以至于能够产生量子效应，会有什么结果呢？由于量子阱中的电子在平行于异质结平面内是自由的，只是在垂直于异质结方向受限而使能量量子化，故电子的总能量可表示为

(11-8)其中第一项为电子抛物线能量分布。第二项为量子化能量，它在阱底为零，辐射复合发生在导带与价带具有相同量子数n(n=0,1,2,…)的子带之间(跃迁选择定则)，如图11.16

所示。图11.16单量子阱的能带结构

相应的光跃迁波长与块状材料由Eg决定，为

(11-9)式中Ecn、Evn分别为导带、价带的量子化子带能级，并有

(11-10)为改善单量子阱激光器性能，办法是采用如图11.17所示的分别限制单量子阱(SCH-SQW)结构或采取图11.15(b)所示的多量子阱结构。采用多个量子阱组成有源层时光限制因子明显提高。图11.17(a)为漏斗型，图11.17(b)为阶梯型。图11.17分别限制单量子阱结构单量子阱激光器的结构基本上就是把普通双异质激光器的有源层厚度做成数十纳米的激光器。典型结构参数：腔长为120μm，有源区厚度为20nm，阈值电流为0.55mA。多

量子阱(MQW)激光器结构如图11.18所示。图11.18多量子阱激光器结构11.2.3应变量子阱激光器

在异质结和量子阱激光器研究初期，人们都是以寻求晶格常数匹配的材料及完善工艺为目标，这样才能减少晶格失配引起的应变和位错，减少表面态密度(复合中心)。引入适当的应变将会改变材料的重要性质，如晶格常数、能带结构、垂直输运的有效质量和态密度等。以InxGa1-xAs/InP为例，在一定的临界厚度下，在不同应变状态下，在K空间的能带结构如图11.19所示。图11.19在不同应变下应变量子阱K空间的能带结构由图11.19还可以看出，应变的类型与应变量的大小都可以调节带隙的大小，从而可以调节激射波长。例如用来泵浦掺铒光纤放大器的波长为980nm的半导体激光器就是依靠应变量子阱来实现的。利用张应变情况下TE模与TM模的对称性的改善，为实现与偏振无关的半导体光放大器提供了良好的技术保证。在实空间沿生长方向z的能带结构如图11.20所示。图(a)为压应变量子阱图，图(b)为无应变量子阱图，图(c)为张应变量子阱情况。图11.20在不同应变下应变量子阱在实空间的能带结构11.3.1分布反馈和分布布拉格反射半导体激光器

普通结构的F-P腔半导体激光器，能够在直流状态下实现单纵模工作，但在高速调制状态下会发生光谱展宽。11.3其他结构的半导体激光器分布布拉格反射(DistributedBraggReflector,DBR)半导体激光器，都是由内含布拉格光栅来实现光的反馈的。此处的分布还有一个含义，是与利用两个端面对光进行集中反馈的

F-P腔半导体激光器相比而言的。如图11.21所示为DFB-LD的结构示意图，即折射率耦合型；图11.22所示为DBR-LD结构示意图，即增益耦合型。图11.21DFB-LD结构示意图图11.22DBR-LD结构示意图11.3.2垂直腔表面发射激光器

相对于一般的端面发射半导体激光器而言，光从垂直于结平面的表面发射的半导体激光器是另一种基本结构。与边发射半导体激光器相比，VCSEL具有一系列很明显的特点，能够满足并行光通信、大容量光存贮、光计算与光互联等信息技术的