WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!


Pages:     || 2 |
ФИЗИКА ФИЗИКА ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ СРЕДНЕГО ИНФРАКРАСНОГО ДИАПАЗОНА:

ДОСТИЖЕНИЯ И ПРОБЛЕМЫ Г. Г. ЗЕГРЯ Санкт-Петербургский государственный технический университет им. Петра Великого Интерес к полупроводниковым лазерам среднего инфракрасного (ИК) диапазона (2–5 мкм) связан SEMICONDUCTOR прежде всего с широкими возможностями их научного MID-INFRARED LASERS:

и практического применения в различных областях науADVANCES AND PROBLEMS ки и техники. C помощью ИК-лазеров как элементов полупроводниковых газоанализаторов осуществляют G. G. ZEGRYA химический контроль выбросов в атмосферу, так как в диапазоне длин волн 2–5 мкм лежат полосы поглощеSemiconductor mid-infrared lasers are actively ния многих вредных (токсичных) промышленных гаutilized in various fields of science and tech- зов. Длины волн излучения современных ИК-лазеров попадают в окна прозрачности атмосферы 3,5–5 и 8– nology. However the design of the lasers ope13 мкм. Это означает, что они могут находить широкое rating at high temperatures is difficult to практическое применение в области телекоммуникаmake. Physical mechanisms that prevent the ции и локации. Широкое применение находят длинноmid-infrared lasers to be designed have been волновые лазеры в ИК-спектроскопии и медицине.

Известно, что высокоэнергетические лазеры используdiscussed. Several approaches for creating such ют в качестве хирургического инструмента – это так lasers that could effectively operate at high называемый световой скальпель. Низкоэнергетические temperatures have been considered.

лазеры, каковыми являются полупроводниковые лазеры, используются для: 1) избирательного разрушения Полупроводниковые лазеры среднего инклеток раковой опухоли – фотодинамическая терапия, фракрасного (ИК) диапазона широко при- 2) облучения плохо заживающих ран или крови человека – лазеротерапия [1].

меняются в различных областях науки и техники. Однако создание таких лазеров, Однако создание ИК-лазеров, эффективно работающих при комнатной температуре в непрерывном рекоторые могли бы работать при комнатжиме, затруднено главным образом из-за заметного ной температуре, сложно. Обсуждаются преобладания процессов безызлучательной рекомбифизические механизмы, которые препятнации неравновесных носителей над процессом излуствуют созданию ИК-лазеров. Рассматричательной рекомбинации. Кроме того, в ИК-лазерах ваются несколько подходов к созданию ИК- заметно усилены потери, связанные с внутризонным поглощением излучения. И наконец, у длинноволнолазеров, эффективно работающих при вывых лазеров усилены процессы разогрева носителей и соких температурах.

решетки, что приводит к срыву генерации.

Для решения указанных проблем с целью создания эффективных ИК-лазеров исследования ведут по двум www.issep.rssi.ru направлениям. Первое – создание квантово-каскадных лазеров на межподзонных переходах (ККЛ) [2, 3] и СОРОСОВСКИЙ ОБРАЗОВАТЕЛЬНЫЙ ЖУРНАЛ, ТОМ 7, №6, Зегря Г.Г., © ФИЗИКА второе – создание ИК-лазеров на межзонных переходах тонких барьера из AlInAs таким образом, чтобы элекна основе полупроводниковых гетероструктур с кванто- тронный уровень E2, на который электрон совершает выми ямами (КЯ) и сверхрешетками (СР) типа II [4, 5]. излучательный переход с верхнего уровня E3, был расположен вблизи уровня E1 основного состояния в кванВ первом случае ККЛ импульсная генерация с отнотовой яме. Благодаря антикроссингу уровней E2 и Eсительно высокой мощностью излучения (до 325 мВт) оптический переход с уровня E3 на уровень E2 преобладабыла получена при комнатной температуре в диапазоет над оптическим переходом с уровня E3 на уровень E1.

не 5–8 мкм [6]. Такой лазер является униполярным. В нем излучение возникает в результате внутризонных пеДля переходов с испусканием оптического фонона реходов электронов между уровнями размерного кванситуация обратная: переход E3 E1 намного интентования в яме. Кратко остановимся на принципе рабосивнее, чем переход E3 E2. Кроме того, и это очень ты ККЛ.

важно, расстояние между нижними уровнями E2 и EКвантово-каскадные лазеры представляют собой выбрано для этой структуры равным 38,3 мэВ, что близслоистые гетероструктуры [2], состоящие из активных ко к энергии оптического фонона 34 мэВ для InGaAs.

областей, в которых происходит излучение фотонов, и При таких условиях квантовый уровень E2 активной инжекционные области, через которые носители про- области гораздо быстрее опустошается от электронов летают до следующей активной области (рис. 1) [6]. На за счет перехода с испусканием фонона на уровень E1, этом рисунке волнистыми линиями показана прост- чем заполняется с верхнего уровня E3 с испусканием ранственная зависимость квадрата модуля волновой оптического фонона. При этом характерное время функции для различных уровней электронов. Инжекци- испускания оптического фонона при переходе с уровня онная область (инжектор) обладает высокой туннель- E2 на уровень E1 порядка 0,3 10- 12 с, а время испусканой прозрачностью для электронов низких энергий и ния фонона при переходе с уровня E3 на уровень Eнизкой прозрачностью для высоких энергий. В таких больше и составляет 3,6 10- 12 c. Такое соотношеККЛ оптические фононы играют деструктивную роль. ние времен безызлучательных переходов позволяет создавать инверсную заселенность между уровнями E3 и В обычной квантовой яме интенсивный переход E2 активной области. В итоге между уровнями E3 и Eмежду уровнями размерного квантования с излучением возникают вынужденные оптические переходы, а следооптического фонона препятствует созданию инверсной вательно, и генерация лазерного излучения. (Впервые заселенности, необходимой для лазерной генерации.



идея ККЛ была сформулирована в работе [2].) Следует Для подавления процессов излучения оптических фоотметить, что вероятность излучательного перехода с нонов приходится особым образом конструировать испусканием фотона меньше вероятности безызлучаквантовую яму активной области. В квантовой яме актельного перехода с испусканием фонона. Это ведет к тивной области из InGaAs (см. рис. 1) размещаются два уменьшению квантового выхода излучения и мощности генерации.

Активная область Важно отметить, что длины волн излучения современных каскадных лазеров попадают в оба окна проИнжектор зрачности атмосферы 3,5–5,0 и 8–13 мкм. Тем не меАктивная нее, несмотря на успехи, униполярные ККЛ до сих пор область не нашли коммерческого применения из-за крайне жестких технологических требований.

Как отмечено выше, второе направление исследоваМини-зона 2 ний по созданию ИК-лазеров базируется на межзонных переходах. Для создания ИК-лазеров на межзонных переходах используются гетероструктуры с квантовыми 2 ямами и сверхрешетками типа II на основе соединений (In, Ga)(As, Sb)/(Al, Ga)(As, Sb). Такие структуры в настоящее время наиболее перспективны для создания полупроводниковых лазеров, излучающих в диапазоне 3–5 мкм.

Рис. 1. Энергетическая зонная диаграмма (один Здесь существуют два подхода. Первый подход свяпериод) униполярного квантового каскадного лазезан с созданием биполярных каскадных лазеров. Изра. Волнистыми линиями показана пространственлучение фотона в них осуществляется в результате реная зависимость квадрата модуля волновой функции для различных уровней [6] комбинации электрона и дырки в активных областях ЗЕГРЯ Г. Г. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ СРЕДНЕГО ИНФРАКРАСНОГО ДИАПАЗОНА: ДОСТИЖЕНИЯ И ПРОБЛЕМЫ ФИЗИКА каскада (рис. 2) [4]. Преимущество биполярных ККЛ уходит в инжекционную область (инжектор), а затем перед униполярными состоит в следующем: все это повторяется сначала.

1) используя гетеропереходы второго рода, у котоС помощью рассмотренной структуры для длины рых разрывы зоны проводимости и валентной зоны волны лазерного излучения 4 мкм был достигнут репроисходят в одну сторону, можно сколь угодно сбликордный квантовый выход выше 200%. Отметим, что в жать уровни электронов и дырок в соседних квантовых идеале величина квантового выхода должна быть равямах и получать длинноволновое излучение;

ной количеству периодов структуры (их было 23) и, 2) в таких структурах практически полностью последовательно, она должна составлять 2300% [4]. Для давлена релаксация на оптических фононах. Однако в такой структуры был также установлен и рекорд по побиполярных ККЛ возникает другой механизм безызлуроговому току при комнатной температуре – 130 А/см2.

чательной рекомбинации – оже-рекомбинация, котоТем не менее такой подход к созданию ИК-лазеров не рая доминирует над излучательной рекомбинацией в позволяет получать при комнатной температуре более длинноволновом диапазоне лазерного излучения при длинные волны из-за преобладания процессов оже-ревысоких температурах. Вероятность оже-рекомбинакомбинации над процессами излучательной рекомбиции на несколько порядков ниже вероятности испусканации. С ростом длины волны усиливаются внутризонния оптического фонона в униполярных ККЛ. Кроме ное поглощение (потери) и разогрев носителей заряда того, как будет показано ниже, вероятность оже-реи решетки, которые губительно действуют на работу комбинации можно значительно снизить с помощью ИК-лазеров: 1) безызлучательная оже-рекомбинация специальной инженерии квантовых ям (оже-инженесущественно снижает внутренний квантовый выход изрия), что в итоге приводит к увеличению квантовой эфлучения лазера; 2) усиление потерь излучения приводит фективности лазера и значительному снижению порок резкому возрастанию пороговой концентрации, а слеговых токов.

довательно, и порогового тока; 3) разогрев электронов На рис. 2 изображена зонная диаграмма одного пеи дырок, а также решетки приводит к немонотонной риода биполярного каскадного лазера [4], показаны зависимости мощности излучения от тока накачки, уровни энергии электронов и дырок, а также сверху что, в свою очередь, приводит к срыву генерации.

приведены волновые функции состояний, участвующих в процессе рекомбинации.

Для ослабления оже-рекомбинации, процессов раЭлектрон с уровня E1 в квантовой яме из InAs пере- зогрева и внутризонного поглощения был предложен ходит с испусканием фотона на уровень тяжелых дырок новый, фундаментальный подход к созданию ИК-лаHH1 в соседней квантовой яме из GaInSb. Далее с уров- зеров, работающих при комнатной температуре [5].

ня HH1 электрон туннелирует на аналогичный уровень Суть новой концепции состоит в возможности управHH1 в третьей квантовой яме из GaSb, с которого потом лять скоростью безызлучательной оже-рекомбинации ° ° ° AlSb 23 A AlSb 15 A AlSb 12 A AlSb Ec e 1hh 2hh EОбласть инжекции ° ° GaInSb 34 A GaSb 35 A e– EHHHH1 LHe– EHHLHHH2 HHEHH ° InAs InAs 25 A InAs Рис. 2. Зонная диаграмма одного периода структуры биполярного каскадного лазера.

Отмечены уровни энергии электронов и дырок, а также приведены волновые функции состояний [4] СОРОСОВСКИЙ ОБРАЗОВАТЕЛЬНЫЙ ЖУРНАЛ, ТОМ 7, №6, ФИЗИКА (оже-инженерия), внутризонным поглощением излу- оже-рекомбинации представляет собой экспоненцичения и процессами разогрева. альную функцию температуры.

Рассмотрим глубокие квантовые ямы для электро- Рассмотрим более подробно механизм оже-рекомнов и дырок на основе гетеропереходов II типа. При бинации в глубокой квантовой яме. В результате кулоэтом глубина квантовых ям такая, что расстояние меж- новского взаимодействия электронов в состояниях 1 и ду ближайшими уровнями размерного квантования 2 один из электронов рекомбинирует с дыркой, то есть для электронов (дырок) (то есть между основным и переходит в состояние 3, а второй – в состояние 4, оспервым возбужденными уровнями) больше, чем эф- таваясь на основном уровне размерного квантования.





фективная ширина запрещенной зоны Eg (рис. 3):

Такой оже-переход возможен при условии, что электрон-электронное взаимодействие является сильным, E2c - E1c > Eg = E1c - E1h.

так как переданный импульс q порядка q4 qт, где Здесь E1c, E1h – энергии первого уровня размерного qт – тепловой импульс. При этом имеет место закон квантования электронов и дырок; E2c, E2h – энергии сохранения для продольной компоненты квазиимпульпервого возбужденного уровня размерного квантоваса: q1 + q2 = q3 + q4. Скорость GB такого процесса вычисния для электронов и дырок.

ляют в рамках первого порядка теории возмущений по Рассмотрим в такой глубокой квантовой яме без- электрон-электронному взаимодействию. В результате ызлучательный процесс оже-рекомбинации: взаимо- оказывается, что GB зависит от температуры экспонендействуют два электрона на основном уровне E1c в со- циально [5]:

стояниях 1 и 2, в результате один из них рекомбинирует 2mcEg с дыркой (состояние 3), а другой переходит в высокоGB ~ exp –--------------, (1) mh T возбужденное состояние 4 (см. рис. 3). При этом высоковозбужденный электрон 4 оказывается между уровгде mh – эффективная масса дырки. Если бы оже-перенями размерного квантования, то есть возбужденный ход был резонансным, то есть электрон с уровня Ec1 поэлектрон остается по-прежнему на основном уровне падал бы на уровень Ec2, то скорость такого перехода размерного квантования E1c. Для этого необходимо избыла бы экспоненциально велика по сравнению с (1).

менение продольной (z, y) компоненты импульса от Если бы квантовая яма была неглубокой, так что q1 = qт = 2mcT до q4 = 2mcEg, где mc – эффеквозбужденный электрон 4 попадал бы в непрерывный тивная масса электрона, T – температура в энергетиче- спектр, скорость оже-рекомбинации Gs по-прежнему ских единицах, – постоянная Планка. Механизм та- была бы степенной функцией температуры [5] и сущекой оже-рекомбинации аналогичен механизму оже- ственно превосходила скорость оже-рекомбинации GB.

рекомбинации в однородном полупроводнике. Это оз- В результате оказывается, что в глубоких квантовых начает, что процесс является пороговым, а скорость ямах возможно существенное подавление процессов оже-рекомбинации (GB Gs), а следовательно, и увеличение внутреннего квантового выхода излучения.

E2c 4 Другой важный результат состоит в том, что в такой глубокой квантовой яме при тех же условиях, когда скорость оже- рекомбинации меньше скорости излучательной рекомбинации, имеет место подавление проE1c 1 цесса внутризонного поглощения лазерного излучения.

Eg В такой структуре внутризонное поглощение излучения возможно только при участии фононов или примесей E1h (требование законов сохранения энергии и импульса), то есть такой процесс появляется только во втором порядке теории возмущений. Коэффициент внутризонного поглощения оказывается при этом меньшим i E2h коэффициента потерь излучения на зеркалах лазера.

Полагая потери на зеркалах = 30 см- 1, а длину волны L = 3,5 мкм, легко показать [5], что пороговая конценРис. 3. Схематическое изображение гетероструктутрация при комнатной температуре (T = 300 К) порядры типа II с глубокими квантовыми ямами. Стрелками указаны переходы электронов из начального со- ка 2 1012 см- 2.

стояния (1, 2) в конечные состояния 3 и 4 при ожеТогда для глубокой квантовой ямы типа I скорость рекомбинации. Отмечены уровни энергии для элекоже-рекомбинации GB 2 1020 см- 2 с- 1. Следовательно, тронов E1c и E2c и для дырок E1h и E2h ЗЕГРЯ Г. Г. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ СРЕДНЕГО ИНФРАКРАСНОГО ДИАПАЗОНА: ДОСТИЖЕНИЯ И ПРОБЛЕМЫ ФИЗИКА пороговый ток оже-рекомбинации JA, th 30 А/см2. При Пороговый ток, А/смтех же условиях излучательный ток составляет JR, th 80 А/см2. Таким образом пороговая плотность тока Jth лазера на глубокой квантовой яме не превышает 100 Jth 120 А/см2 при комнатной температуре. Внутренний квантовый выход излучения при этом больше 50%. Это означает, что такой лазер будет работать и при комнатJR ной температуре, и при более высоких температурах. На рис. 4 представлена зависимость от температуры тока Оже JA и излучательного тока JR для лазера на глубоких квантовых ямах типа I [5]. Излучательный ток растет с JA ростом температуры примерно по линейному закону;

ток Оже зависит от температуры по экспоненциальному закону. Тем не менее при T = 300 К имеет место со50 100 150 200 250 отношение JA, th < JR, th. Все изложенные выше выводы и Температура, K соображения относятся в равной мере и к электронам, Рис. 4. Температурная зависимость порогового тои к дыркам.

ка лазера на глубоких квантовых ямах типа I [5]. Длина волны излучения = 3,5 мкм, ширина квантовой Для частичного подавления процессов разогрева ямы необходимо инжектировать носители в квантовых ямах не через гетеробарьеры, а прямо на уровни Ec1 и Eh1. Это ЛИТЕРАТУРА возможно, если между эмиттерами и квантовыми ямами создать слои, туннельно-прозрачные для электро1. Владимиров Ю.А. Лазерная терапия: Настоящее и будущее нов и дырок. При этом электроны (дырки) из эмиттера, // Соросовский Образовательный Журнал. 1999. № 12. C. 2–8.

без изменения энергии, за счет резонансного туннели2. Казаринов Р.А., Сурис Р.А. // Физика и техника полупроводрования инжектируются прямо на уровень размерного ников. 1972. Т. 6, вып. 1. С. 148–162.

Pages:     || 2 |










© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.