Принцип работы и конструкции полупроводниковых лазеров.

ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ «МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В.ЛОМОНОСОВА»

физический факультет

кафедра физики низких температур и сверхпроводимости

ВЛИЯНИЕ ОДНООСНОГО СЖАТИЯ
НА ПОЛЯРИЗАЦИЮ ИЗЛУЧЕНИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРНЫХ ДИОДОВ

Выпускная работа
на степень бакалавра.

Cтудент 4 курса

Нескородов А.В.

Научные руководители:

доктор физ.-мат. наук

Минина Н.Я.

доктор физ.-мат. наук

Богданов Е.В.

Допущен к защите

«__» июня 2013г.

Зав. Кафедрой физики низких температур и сверхпроводимости

Профессор Васильев А.Н.

Москва-2013 г.

Оглавление

Введение……………………………………………………………………..............3

1. Полупроводниковые лазеры…………………………………………...............4

1.1 Принцип работы и конструкции полупроводниковых лазеров……………………….4

1.2 Влияние одноосного сжатия на излучение полупроводниковых лазеров на основе p‑AlGaAs/GaAsP/n-AlGaAs …………………………………………………………………….….8

2. Методика расчёта……………………………………………………………………….…16

2.1 Исследуемая гетероструктура………………………………………………………...16

2.2 Особенности используемой программы………………………………………….…..17

2.3 Порядок расчёта………………………………………………………………………..20

3. Результаты расчёта и их обсуждение....................................................................................................................................25

Выводы...……………………………………………………………………………………........32

Список используемой литературы…………………………………………………..….34

Введение.

С целью проверки возможности управления спектром излучения лазерных диодов с помощью одноосных деформаций в последнее время в нашей лаборатории были проведены исследования влияния одноосного сжатия на электролюминесценцию гетероструктур с встроенной квантовой ямой GaAs_yP_1-y. Основное внимание уделялось изучению смещения длины волны излучения и его интенсивности при сжатии в различных кристаллографических направлениях, определению барических коэффициентов, проблеме деградации излучающего элемента при многократных циклах нагрузки.

Спектры электролюминесценции изучались при температуре Т = 77 К, токах через структуры до 30 мА и нагрузках до Р = 5 кбар вдоль направлений [1-10] и [110] [1-4]. Согласно этим данным, независимо от направления сжатия под нагрузкой наблюдалось существенное, до 100% и более, увеличение интенсивности электролюминесценции, а максимум излучения, наблюдаемый вблизи 753 нм при P = 0 и T = 77 K, смещался в область более коротких длин волн. Сдвиг максимума был полностью обратим и соответствовал росту энергии фотонов примерно на 20 - 25 мэВ при P = 4 кбар, что, как было показано расчетами [1, 2], связано с увеличением энергетической щели в квантовой яме GaAs_0.84P_0.16 под нагрузкой.

Вопрос о механизме роста интенсивности электролюминесценции был решен позднее в работах [3, 4], где также было показано, что при одноосном сжатии должна существенно меняться поляризация излучения. Учитывая важность управления поляризацией излучения для спектроскопии, представляло интерес исследовать, насколько эффективно можно воздействовать на поляризацию и другие параметры излучения в этих структурах, если осуществлять сжатие вдоль других кристаллографических направлений, чему и посвящена настоящая работа.

1. Полупроводниковые лазеры.

Методика расчёта

Исследуемая гетероструктура

Интересующие нас структуры ранее исследовались не только теоретически, но и экспериментально в работах [1- 4, 12,13]. Они были выращены в Институте Фердинанда Брауна (Берлин) методом металлоорганической парофазной эпитаксии на ориентированных в плоскости (100) подложках из легированного кремнием GaAs (Рис.11). Сначала на подложку наносились слои Al_xGaAs_1-x n-типа с плавно меняющейся концентрацией алюминия и различным уровнем легирования. Далее для создания квантовой ямы размещался слой GaAs_yP_1-y, причем из-за различия постоянных решетки слоев GaAs_yP_1-y и слои Al_xGa_1-xAs квантовая яма получалась биаксиально растянутой на 0,58%. Затем размещались слои Al_xGa_1-xAs только уже p-типа. Состав каждого слоя (представлен на Рис.11), а также их толщины и уровень легирования (на Рис.11 по просьбе изготовителя не представлены) использованы в качестве вводимых параметров при расчёте.

p-GaAs

p-Al0.7-0Ga0.3-1As

p-Al0.7Ga0.3As

p-Al0.45Ga0.55As

p-Al0.45Ga0.55As

p-Al0.45Ga0.55As

p-Al0.45Ga0.55As

p-Al0.3-0.45Ga0.7-0.55As

GaAs0.84P0.16

n- Al0.3-0.45Ga0.7-0.55As

n-Al0.45Ga0.55As

n-Al0.45Ga0.55As

n-Al0.45Ga0.55As

n-Al0.45Ga0.55As

n-Al0.45-0.7Ga0.55-0.3As

n-Al0.7Ga0.3As

n-Al0.7GaAs0.3

n-Al0.7-0Ga0.3-1As

n-GaAs

Рис.11 Схематическое изображение исследуемой структуры

Порядок расчета.

Для расчета уровней размерного квантования, квазиуровней Ферми и волновых функций электронов и дырок в условиях одноосного сжатия при использовании программы необходимо было проделать следующие процедуры: (1) ввод необходимых параметров соединений, из которых состоит изучаемая структура; (2) моделирование гетероструктуры; (3) далее указываются внешние параметры (давление, температура); (4) расчёт зонной диаграммы гетероструктуры; (5) наконец, после выбора модели расчета из 5-ти возможных (модели: Латтинжера-Кона 4x4+conduction band, Латтинжера-Кона 6x6+conduction band, Латтинжера-Кона 8x8, Латтинжера-Кона 4x4, Латтинжера-Кона 6x6), программа рассчитывает значения уровней размерного квантования, волновые функции, уровни Ферми.

•Расчёт начинался с того, что на основании литературных данных [24, 25] для GaAs, AlAs, Al_xGa_1-xAs, GaP вводились значения необходимых для проведения расчётов параметров: постоянная кристаллической решетки и величина энергетической щели, константы упругости, значения деформационных потенциалов и диэлектрической проницаемости, параметры Латтинжера и т.д. (Рис.12). Поскольку для GaAs_yP_1-y в литературе данные о параметрах отсутствовали, то необходимые величины определялись предусмотренной в программе процедурой линейной экстраполяции между значениями, отвечающими бинарным сплавам GaAs и GaP. Эта же процедура применялась для определения значений некоторых параметров в Al_xGa_1-xAs по литературным данным для GaAs и AlAs. Чтобы убедиться в разумности результатов экстраполяционной процедуры тем же методом был проведён расчёт значений таких параметров, как энергетическая щель и постоянной решетки, для хорошо представленных в литературе [24] четверных сплавов InGaAsP на основании литературных данных [25] о параметрах InGa и рассчитанных нами значений для GaAs_yP_1-y.

Рис.12. Таблица вводимых параметров.

• При моделировании структуры было необходимо ввести для подложки и каждого слоя состав, толщину, концентрацию и тип легирующих примесей (в дальнейшем при расчётах примесь считалась полностью ионизованной, что обеспечивало моделирование встроенного поля p-n-перехода (Рис. 13)).

Рис.13. Зонная диаграмма центральной части гетероструктуры
p-Al_xGa_1-xAs/GaAs_1-yP_y/n-Al_xGa_1-xAs при Р = 0 (в валентной зоне состояния легких и тяжелых дырок расщеплены из-за биаксиальной деформации).

При расчёте конкретной структуры программой возникла следующая проблема: в программе “Heterostructure Design Studio 2.1” не предусмотрено описание варизонных структур. Поэтому, прилегающие к квантовой яме из GaAs_0.84P_0.16 слои Al_xGa_1-xAs с плавно изменяющимся содержанием алюминия от х = 0.3 до x = 0.45 (Рис.11) были разбиты на три независимых слоя одинаковой толщины и имеющие состав x=0.3, x=0.4 x=0.45 (Рис.13).

• Для моделирования реальных условий эксперимента вводится необходимое значение температуры, а также предусмотрен учёт приложенного одноосного давления с указанием его направления. Учёт влияния внешних воздействий описан выше.

• При расчёте зонной диаграммы структуры учитывалось, что из-за значительной разницы постоянной решетки слой GaAs_0.84P_0.16 находится во внутренне напряженном, а именно биаксиально растянутом состоянии. Полагая, что тонкий слой GaAsP повторяет структуру слоёв Al_xGa_1-xAs, рассчитывались значения деформации в нём:

, (14)

где a₀ и а - постоянные решетки AlGaAs и GaAsP соответственно (при этом a₀ > а), C₁₁ и C₁₂ ,- упругие константы в GaAsP. Затем, используя необходимое из выражений (10), (11) или (13), рассчитывался вклад в деформацию, вызванный внешним воздействием, и, наконец, используя значения деформационных потенциалов определялись значения энергетических щелей между дном зоны проводимости и потолком лёгких и тяжёлых дырок в GaAsP.

Также считалось, что скачок потенциала на гетерогранице составляет 60% и 40% от величины изменения энергетической щели для зоны проводимости и валентной зоны соответственно [26].

• Далее проводился расчёт волновых функций электронов и дырок и соответствующих значений энергии пространственного квантования. Чтобы иметь возможность сравнить результаты с данными работ [1-4, 12], считалось, как и в перечисленных работах, что концентрация неравновесных носителей в КЯ n = p = 2×10¹² см^-2.

Возможности использованной вычислительной техники позволяли провести расчёт за разумное (порядка часа) время на сетке не более чем из 200 точек только при использовании для описания спектра дырок наиболее простой модели - гамильтониана Латтинжера 4x4. В результате при равномерном распределении точек по всей структуре реальная точность воспроизведения вида волновой функции, которая, очевидно, сосредоточена прежде всего в квантовой яме, оказывается недостаточной, чтобы корректно рассчитать пространственный потенциал из уравнения Пуассона, а, значит, гарантировать достаточную точность расчёта энергии пространственного квантования. Поэтому расчёт проводился в два этапа. На первом использовалось равномерное распределение точек, и на полученных в результате волновых функциях выяснялась реальная область локализации, которая фактически ограничивалась квантовой ямой и прилегающими к ней ближайшими слоями (огибающая волновых функций затухала в 100 раз на расстоянии 18 нм от границы КЯ). На следующем этапе расчёт проводился для сетки, имеющей большую концентрацию точек в значимой части структуры: в квантовой яме GaAs_0.84P_0.16 и четырёх ближайших к ней слоях Al_xGa_1-xAs.

Следует сказать, что в использованной программе волновые функции электронов и дырок вычисляются в виде разложения по базисным функциям в представлении Латтинжера-Кона с полным угловым моментом J=3/2 и его проекциями m_j = ±1/2 и m_j = ±3/2 для лёгких и тяжёлых дырок соответственно. При одноосном сжатии в плоскости структуры симметрия падает, и это приводит к перемешиванию базисных функций, описывающих лёгкие и тяжёлые дырки в недеформированном кристалле. Вследствие этого при такой деформации определить связь уровня с лёгкими или тяжёлыми дырками становится непросто. Однако интерфейс используемой программы предусматривает вывод огибающих волновых функций по базисным для каждого из уровней в КЯ. В результате, следуя подходу работы [27], если проинтегрировать квадрат модуля огибающей в значимой области её существования, то можно установить вклад в волновую функцию от каждой из базисных функций и связать природу уровня с лёгкими или тяжёлыми дырками.

•После расчета спектра и волновых функций использованная программа позволяла ввести схему возможных оптических переходов между системой уровней и рассчитать значения матричных элементов оператора электрон фотонного взаимодействия для этих переходов между состояниями i и j:

A ep_ji, (15)

где A = A₀e- векторный потенциал электромагнитной волны, e – единичный вектор, задающий поляризацию фотонов, – оператор импульса, e – заряд и m₀ – масса электрона, а затем по известной методике [28, 29] и коэффициент оптического усиления g для энергии E_ph = hω:

çep_vc÷².(16)

Здесь суммирование идет по волновому вектору k, отсчитываемому от Г точки, E_(c) и E_(v) – энергии соответствующих состояний в зоне проводимости и в валентной зоне, n_r – коэффициент преломления, f_c и f_v – Фермиевские функции распределения электронов и дырок, квазиуровни Ферми которых определяются концентрацией носителей: ò f_c(v).dE = n(p).

Коэффициент оптического усиления показывает, как нарастает интенсивность волны I по мере прохождения среды на расстояние d за счет рекомбинации электронов и дырок. По сути это отрицательный коэффициент поглощения a и рассчитывается по той же формуле во втором порядке теории возмущений, о чем говорит квадрат матричного элемента в выражении (16). Только положительный вклад, как видно из формулы (16), дают теперь переходы между занятыми состояниями электронов в зоне проводимости c и свободными состояниями в валентной зоне v, т.е. процессы рекомбинации электронов и дырок с энергиями E_(с) - E_(v) = hω.

Выводы.

1. Выполнены численные расчеты профиля валентной зоны и зоны проводимости, уровней размерного квантования и волновых функций электронов и дырок, а также спектров коэффициента оптического усиления ТЕ- и ТМ-мод для гетероструктуры n‑Al_xGa_1‑xAs/GaAs_yP_1‑y/p‑Al_xGa_1‑xAs (y = 0.84) при внешнем одноосном сжатии до 10 кбар вдоль направлений [100] и [001].

2. Установлено, что при сжатии вдоль направления [100] спектры коэффициента оптического усиления сдвигаются в область более высоких энергий для обеих поляризационных мод (сдвиг достигает 30 мэВ при Р = 8 кбар), отражая рост оптической щели, тогда как величина коэффициента оптического усиления для ТЕ-моды быстро растет (почти в 3 раза при Р = 8 кбар), а для ТМ-моды несколько падает (не более чем на 30% при Р = 8 кбар), что связывается с перемешиванием состояний легких и тяжелых дырок и смягчением правил отбора. Обнаруженное быстрое изменение соотношения коэффициентов оптического усиления ТМ и ТЕ-мод под нагрузкой свидетельствует о перспективности использования одноосного сжатия вдоль [100] для управления, а возможно и переключения поляризации излучения диодов на основе гетероструктур n‑Al_xGa_1‑xAs/GaAs_yP_1‑y/p‑Al_xGa_1‑xAs.

3. В случае сжатия вдоль направления [001] спектры коэффициента оптического усиления для обеих поляризационных мод незначительно сдвигаются в область более высоких энергий, отражая небольшой рост оптической щели, а их амплитуда увеличивается примерно на 20% при Р = 10 кбар, что обусловлено ростом под нагрузкой матричных элементы операторов импульса, отвечающих за электрон-фотонное взаимодействие как с ТМ, так и ТЕ-модой, вероятно вследствие изменения законов дисперсии.

Пользуясь случаем, выражаю глубокую благодарность моим научным руководителям профессору Мининой Наталье Яковлевне и доценту Богданову Евгению Владимировичу за предоставление интересной темы и за неоценимую поддержку и внимание. Я также благодарен преподавателям и всему коллективу кафедры физики низких температур и сверхпроводимости за внимание, помощь и поддержку.

Список используемой литературы

[1] I. V. Berman, E. V. Bogdanov, H. Kissel, N. Ya. Minina, S. S. Shirokov, A. E. Yunovich. Electroluminescence in quantum well heterostructures p-Al_xGa_1-xAs/GaAs_1-yP_y/n-Al_xGa_1-xAs under uniaxial stress. Phys. stat. sol. (b) v.246, №3, pp.522-526 (2009).

[2] N. Ya. Minina, E. V. Bogdanov, H. Kissel, S. S. Shirokov, A. E. Yunovich. Uniaxal compression influence on electroluminescence spectra in p-Al_xGa_1-xAs/GaAs_1-yP_y/n-Al_xGa_1-xAs heterostructures, HPR v.28, №4, pp.559-563 (2008).

[3] E. V. Bogdanov, P.S. Marintsev, N. Ya. Minina, D. E. Mironov. Energy shifts of heavy and light holes and electroluminescence intensity increase in p-Al_xGa_1-xAs/GaAs_1-yP_y/n-Al_xGa_1-xAs laser diode heterostructure under uniaxial compression. – Mold. J. Phys. Sci. 10, 109 (2011).

[4] E. V. Bogdanov, N. Ya. Minina, J. W. Tomm, H. Kissel. Effect of uniaxial stress on electroluminescence, valence band modification, optical gain and polarization modes in tensile strained p-AlGaAs/GaAsP/n-AlGaAs laser diode structures: Numerical calculations and experimental results. – J. Appl. Phys. v. 112, №9, pp.093113-1-093113-10 (2012).

[5] Зветло О. “Принципы лазеров”, изд.3, Москва, “Мир”, 1990.

[6] Елисеев П. Г. Инжекционные лазеры на гетеропереходах. Квантовая электроника, №6(12), 1972.

[7] Наний О. Е. Оптические передатчики. - Lightwave Russian Edition, №2, с. 48 (2003).

[8] Алферов Ж. И. Двойные гетероструктуры: концепция и применения в физике, электронике и технологии. УФН 172, 1068 (2002).

[9] N. Kirstaedter, N. N. Ledentsov, M. Grundmann, D. Bimberg, V. M. Ustinov, S. S. Ruvimov, M. V. Maximov. Low threshold, large T_o injection laser emission from (InGa)As quantum dots. Electronics Letters 30, pp.1416 – 1417 (1994).

[10] Пилкун М., Инжекционные лазеры. УФН, 98, 295 (1969).

[11] W. Trzeciakowski, A. Bercha, F. Dybala, R. Bohdan, P. Adamiec, O. Mariani. Pressure and temperature tuning of laser diodes. Phys. stat. sol. (b), v.244, №1, 179-186 (2007).

[12] Богданов Е. В., Брандт Н. Б., Минина Н. Я., Широков С. С., Юнович А. Э. Спектры излучения диодов p-AlGaAs/GaAsP/n-AlGaAs при одноосном сжатии. - Вестник Московского университета. Сер.3. Физика. Астрономия. №5 , 65 (2010).

[13] Орел А. Б. Дипломная работа. М.:МГУ, Физический факультет, 2008

[14] Кравченко В. Н., Минина Н. Я., Савин А. М., Хансен О. П. Пьезоэлектрический эффект и долговременные релаксации сопротивления, индуцированные одноосным сжатием, в гетероструктурах p-GaAs/Al_хGa_1-xAs ЖЭТФ 118, 1443 (2000).

[15] Шуберт Ф. Е. Светодиоды. М.:МГУ, Физматлит, 2008.

[16] S-C. Hong, G. P. Kothiyal, N. Debbar, P. Bhattacharya, J. Singh. Theoretical and experimental studies of optical absorption in strained quantum-well structures for optical modulators. Phys. Rev. B. 37, 878 (1988).

[17] F. Agahi, A. Baliga, K. M. Lau, N. G. Anderson. Dependence of polarization mode and threshold current on tensile strain in AlGaAs/GaAsP quantum well lasers. Solid State Electron. 41, 647 (1997).

[18] H. Tanaka. 780 nm band TM-mode laser operation of GaAsP/AlGaAs tensile-strained quantum-well lasers, Electronics Lett. 29, 1611 (1993).

[19] M. Levy, Y. Berk, and Y. Karni, Effect of compressive and tensile strain on the performance of 808 nm QW High Power Laser diodes. Proc. SPIE 6104, 61040B (2009).

[20] Бир Г.Л., Пикус Г.Е. Симметрия и деформационные эффекты в полупроводниках. – М.:Наука, 1972.

[21] J. M. Luttinger, W. Kohn. Motion of electrons and holes in perturbed periodic fields. Physical Rev. v.97, №4, pp.869-883 (1955).

[22] K. I. Kolokolov, A. M. Savin, S. D. Beneslavski, N. Ya. Minina, O. P. Hansen. Stress induced anisotropy of Fermi surface in p-AlGa/AlGaAs quantum wells. – Energy spectrum and topology evolution of Fermi surface of 2D holes in GaAs/Al_0.5Ga_0.5As heterostructures under uniaxial compression. Theory and experiment. - Phys. Rev. B, v.59, pp.7537-7545 (1999).

[23] D. A. Broido, L. J. Sham. Effective masses of holes at GaAs-AlGaAs heterojunctions. - Physical Rev. B. v.31, №2, pp.888-892 (1985).

[24] M. Levinstein, S. Rumyantsev, M. Shur (eds.). Ternary and Quaternary III-V Compounds, Handbook Series on Semiconductor Parameters, v.2 (World Scientific, London, 1999).

[25] I. Vurgaftman and J. R. Meyer. Band parameters for III-V compound semiconductors and their alloys. J. Appl. Phys. 89. №11, pp.5815-5875 (2001).

[26] G. Platero, M. Altarelli Electronic structure of superlattices and quantum wells under uniaxial stress. – Phys. Rev. B, v.36, №12, pp.6591-6595 (1987).

[27] R. J. Warburton, C. Gauer, A. Wixforth, J. P. Kotthaus, B. Brar, H. Kroemer. Intersubband resonances in InAs/AlSb quantum wells: Selection rules, matrix elements, and the depolarization field. Phys.rev. B 53, p.7903 (1998).

[28] K. I. Kolokolov, S. D. Beneslavki, N. Ya. Minina, A.M. Savin. Far-infrared intersubband absorption in p-type GaAs/Al_xGa_1-xAs single heterojunctions under uniaxial compression. - Phys. Rev. B, v.63, pp.195308-1-195308-6 (2001).

[29] S. L. Chuang. Physics of Optoelectronic Devices (Wiley, New York, 1995).

[30] D. C. Larrabee, G. A. Khodaparast, J. Kono, K. Ueda, Y. Nakajima, M. Nakai, S. Sasa, M. Inoue, K. I. Kolokolov, J. Li, C. Z. Ning. Temperature dependence of intersubband transitions in InAs/AlSb quantum wells, Appl. Phys. Lett. 83, no.19, 3936-3938 (2003).

ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ «МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В.ЛОМОНОСОВА»

физический факультет

кафедра физики низких температур и сверхпроводимости

ВЛИЯНИЕ ОДНООСНОГО СЖАТИЯ
НА ПОЛЯРИЗАЦИЮ ИЗЛУЧЕНИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРНЫХ ДИОДОВ

Выпускная работа
на степень бакалавра.

Cтудент 4 курса

Нескородов А.В.

Научные руководители:

доктор физ.-мат. наук

Минина Н.Я.

доктор физ.-мат. наук

Богданов Е.В.

Допущен к защите

«__» июня 2013г.

Зав. Кафедрой физики низких температур и сверхпроводимости

Профессор Васильев А.Н.

Москва-2013 г.

Оглавление

Введение……………………………………………………………………..............3

1. Полупроводниковые лазеры…………………………………………...............4

1.1 Принцип работы и конструкции полупроводниковых лазеров……………………….4

1.2 Влияние одноосного сжатия на излучение полупроводниковых лазеров на основе p‑AlGaAs/GaAsP/n-AlGaAs …………………………………………………………………….….8

2. Методика расчёта……………………………………………………………………….…16

2.1 Исследуемая гетероструктура………………………………………………………...16

2.2 Особенности используемой программы………………………………………….…..17

2.3 Порядок расчёта………………………………………………………………………..20

3. Результаты расчёта и их обсуждение....................................................................................................................................25

Выводы...……………………………………………………………………………………........32

Список используемой литературы…………………………………………………..….34

Введение.

С целью проверки возможности управления спектром излучения лазерных диодов с помощью одноосных деформаций в последнее время в нашей лаборатории были проведены исследования влияния одноосного сжатия на электролюминесценцию гетероструктур с встроенной квантовой ямой GaAs_yP_1-y. Основное внимание уделялось изучению смещения длины волны излучения и его интенсивности при сжатии в различных кристаллографических направлениях, определению барических коэффициентов, проблеме деградации излучающего элемента при многократных циклах нагрузки.

Спектры электролюминесценции изучались при температуре Т = 77 К, токах через структуры до 30 мА и нагрузках до Р = 5 кбар вдоль направлений [1-10] и [110] [1-4]. Согласно этим данным, независимо от направления сжатия под нагрузкой наблюдалось существенное, до 100% и более, увеличение интенсивности электролюминесценции, а максимум излучения, наблюдаемый вблизи 753 нм при P = 0 и T = 77 K, смещался в область более коротких длин волн. Сдвиг максимума был полностью обратим и соответствовал росту энергии фотонов примерно на 20 - 25 мэВ при P = 4 кбар, что, как было показано расчетами [1, 2], связано с увеличением энергетической щели в квантовой яме GaAs_0.84P_0.16 под нагрузкой.

Вопрос о механизме роста интенсивности электролюминесценции был решен позднее в работах [3, 4], где также было показано, что при одноосном сжатии должна существенно меняться поляризация излучения. Учитывая важность управления поляризацией излучения для спектроскопии, представляло интерес исследовать, насколько эффективно можно воздействовать на поляризацию и другие параметры излучения в этих структурах, если осуществлять сжатие вдоль других кристаллографических направлений, чему и посвящена настоящая работа.

1. Полупроводниковые лазеры.

Принцип работы и конструкции полупроводниковых лазеров.

Полупроводниковым лазером называют оптоэлектронное устройство, генерирующее когерентное излучение при пропускании через него электрического тока. Механизм генерации стимулированного когерентного излучения, или лазерный эффект, был разработан для газовых лазеров и хорошо теоретически описан, используя представление об электронных уровнях в атомных системах.

Рассмотрим атомы, характеризующиеся наличием двух энергетических уровней E₁ и Е₂, один из которых E₁ представляет основное, а другой Е₂ - возбужденное состояние (рис.1).

Рис. 1. Схема электронных переходов в двухуровневом атоме (системе).

Любой переход между этими состояниями сопровождается испусканием или поглощением фотона с частотой ν₁₂, определяемой из соотношения hν₁₂=E₂-E₁, где h - постоянная Планка. При обычных температурах большинство атомов находится в основном состоянии. Эта ситуация нарушается в результате воздействия на систему фотона с энергией, равной hν₁₂. Атом в состоянии E₁ поглощает фотон и переходит в возбужденное состояние E₂. Возбужденное состояние является нестабильным и через короткий промежуток времени без какого-либо внешнего воздействия атом переходит в основное состояние, испуская фотон с энергией hν₁₂ (спонтанная эмиссия). Время жизни, связанное со спонтанной эмиссией, может изменяться в широком диапазоне (обычно в пределах 10^-9-10^-3 с) в зависимости от параметров полупроводника, таких, как структура зон (прямая или непрямая энергетическая щель) и плотность центров рекомбинации. Столкновение фотона, обладающего энергией hν₁₂, с атомом, находящемся в возбужденном состоянии, стимулирует мгновенный переход атома в основное состояние с испусканием фотона с энергией hν₁₂ и фазой, соответствующей фазе падающего излучения (стимулированное излучение) [5].

Принцип действия и конструктивные особенности полупроводниковых лазеров во многом сходны с полупроводниковыми светодиодами. Инверсная населенность, необходимая для стимулированного когерентного излучения, формируется путем инжекции через прямосмещенный p-n переход. Резонатор типа Фабри-Перо, необходимый для усиления когерентного излучения формируется путем шлифовки граней кристалла. При малых плотностях тока (низкий уровень инжекции) высока вероятность спонтанного излучения и спектральная линия достаточно широка. При высоких плотностях тока (высокий уровень инжекции) вероятность стимулированного излучения возрастает как по отношению к вероятности спонтанного излучения, так и по отношению к вероятности поглощения, и на спектральной характеристике появляется узкая линяя когерентного излучения. Значение тока, при котором появляется линия когерентного излучения, называют пороговым током [6].

Предложение конструкции полупроводниковых лазеров на р-n-переходах, экспериментальное наблюдение эффективной излучательной рекомбинации в р-n-структуре на основе GaAs с возможностью стимулированного излуче­ния и создание лазеров и светоизлучающих диодов (СИД) на р-п-переходах были теми зернами, из которых начала расти полупроводниковая оптоэлектроника. Однако лазеры были неэффективными из-за высо­ких оптических и электрических потерь. Пороговые токи были очень высоки, и для получения генерации требова­лись низкие температуры.

Следующий важный шаг был сделан сразу же после создания лазеров на р-n-переходах, когда был реализован лазер на двойной гетероструктуре. Было предложено использовать двойные гетеростуктуры для пространственного ограничения носителей в активной области, а так же то, что "с помощью пары гетеро-переходных инжекторов лазерная генерация может быть осуществлена во многих непрямозонных полупроводни­ках и улучшена в прямозонных" [6]. На (рис. 2а) изображен лазер на основе такого двойного гетероперехода, который состоит из p- и n-областей полупроводника с широкой запрещенной зоной (широкозонного полупроводника), между которыми расположен тонкий слой полупроводника с узкой зоной (узкозонный полупроводник).

		Рис. 2. а) Структура энергетических зон p-n перехода с встроенной двойной гетероструктурой во внешнем электрическом поле б) Поперечное сечение световой волны [6].

Благодаря наличию в двойных гетероструктурах пространственного ограничения для носителей, лазеры на их основе по существу стали прямыми предшественниками структур с кванто­выми ямами, в которых средний узкозонный слой имеет толщину порядка нескольких сотен ангстрем, что приводит к расщеплению электронных уровней вследствие эффектов размерного квантования. Однако лишь с развитием новых методов выращивания гетероструктур стала возможной реализация высококачественных двойных гетероструктур (ДГС) со сверхтонкими слоями. Наиболее сложные лазерные структуры с квантовыми ямами соединили в себе одиночную квантовую яму (КЯ) и короткопериодные сверхрешетки (КПСР). На основе этих структур удалось создать лазер, работающий в непрерывном режиме при комнатной температуре. Стало понятно, что в сверхрешетках с напряженными слоями деформация решетки является дополнительной степенью свободы и, варьируя толщины и составы слоев, можно изменять непрерывно и независимо друг от друга такие фундаментальные пара­метры, как ширина запрещенной зоны, постоянная решетки и т.д. Пример такой лазерной структуры изображен на (рис. 3). Используя КПСР, удалось не только достичь желаемого профиля показателя преломления в волноводной области и создать барьер движению дислокаций в активную область, но также получить возможность выращивать различные части структуры при существенно различных температуpax. Самое низкое значение пороговой плотности тока в таком инжекционном лазере 40 А/см² [7]. Это служит хорошей демонстрацией эффективного применения квантовых ям и сверхрешеток в электронных приборах.

	Рис. 3. Выращенная методом молекулярно-лучевой эпитаксии структура ДГС-лазера с квантовой ямой, ограниченной короткопериодной сверхрешеткой [7].
		Рис. 4. Плотность состояний N(E) для носителей заряда в структурах с различной размерностью [7].

Принципиальное преимущество применения квантово-размерных гетероструктур для лазеров является след­ствием существенного возрастания плотности состояний при уменьшении размерности электронного газа (рис. 4). Поэтому дальнейший шаг был сделан в сторону получения лазера со структурой более низкой размерности, так называемых лазеров на квантовых точках (КТ). С момента первой реализации лазеров на КТ [8] стало сразу ясно, что достигаемая современными технологиями однородность КТ по размеру вполне достаточна для обеспечения хорошей работы лазера. Но также понятно, что основное препятствие для работы КТГС-лазера при комнатной и высокой температурах связано с термически индуциро­ванным выбросом носителей из квантовых точек. Чтобы улучшить работу лазера, были разработаны различные методы: (1) увеличение объемной плотности КТ за счет увеличения количества слоев, содержащих массивы КТ; (2) вставка КТ в КЯ; (3) использование более широкозонного полупроводника для матрицы. В результате были получены КТГС-лазеры, многие параметры которых лучше, чем у КЯГС-лазеров, сделанных на том же материале. Так, например, был достигнут мировой рекорд плотности порогового тока в 13 А/см²,что в 3-4 раза меньше, чем лучшие значения для лазера на квантовых ямах [9].

В полупроводниковых лазерах используются главным образом бинарные соединения типа А³В⁵, А²В⁶, А⁴В⁶ и их тройные и четверные твёрдые растворы. Все они — прямозонные полупроводники, в которых межзонная излучательная рекомбинация может происходить без участия фононов или других электронов и поэтому имеет особенно высокую вероятность. В твёрдых растворах величина прямой энергетической щели зависит от химического состава, благодаря чему можно изготовить полупроводниковый лазер на любую длину волны от 0,32 до 32 мкм [10].