Физические основы полупроводниковых лазеров

СОДЕРЖАНИЕ

1. Физические основы полупроводниковых лазеров

1.1 Зонная структура полупроводников

1.2 Методы создания инверсной населенности

1.3 Устройство и характеристики инжекционных лазеров

1.4 Лазеры на гетеропереходах

2. Экспериментальное исследование

2.1 Исследование ватт-амперной характеристики полупроводникового лазера

2.2 Определение диаграммы направленности

2.3 Исследование спектра излучения

3. Требования к отчету

4. Вопросы для подготовки

Лазеры на гетеропереходах

Выход из создавшегося положения был найден в использовании гетеропереходов, позволивших снизить плотность порогового тока более чем на порядок и получить непрерывный режим генерации полупроводникового инжекционного лазера при комнатной температуре. Гетеропереходы образуются на стыке полупроводников с разной шириной запрещенной зоны. Оптимальной для лазера является двойная гетероструктура, представляющая собой трехслойную полупроводниковую систему, имеющую два гетероперехода.

Наиболее подходящими для создания гетеропереходов оказались два полупроводника: арсенид галлия GaAs и твердый раствор (Ga + Al)As, обладающие практически одинаковыми кристаллическими решетками, но разными величинами запрещенных зон.

На основе этой пары были созданы инжекционные лазеры на арсениде галлия с двухсторонней гетероструктурой типа n(Аl, Ga)As—pGaAs—p(Al,Ga)As. Двойная гетероструктура этих лазеров состоит из тонкого слоя (толщиной около микрона) арсенида галлия р-типа, заключенного между р- и n-областями раствора Al_x Ga_{1 – x}As, имеющего более широкую запрещенную зону.

Рис.1.7 Энергетические диаграммы двойной гетеростуктуры

На рис. 1.7 приведена упрощенная энергетическая зонная диаграмма двойной гетероструктуры в отсутствие напряжения (рис. 1.7,а) и с внешним напряжением (рис. 1.7,б), приложенным в прямом направлении. Приложенное к гетеропереходу напряжение приводит к инжекции электронов из широкозонного n-полупроводника (Al, Ga)As) в область pGaAs, где образуется инверсия населенностей.

Особенностью рассматриваемой гетероструктуры является возможность осуществления режима суперинжекции. Для этого режима характерно то, что плотность инжектируемых в узкозонный активный материал pGaAs электронов превышает их равновесную концентрацию в широкозонном эмиттере (кристалле p(Аl, Ga)As). Суперинжекция создается при напряжениях, близких и больших контактной разности потенциалов пары полупроводников
pGaAs—n(Аl, Ga)As, когда потенциальный барьер для электронов исчезает.

Увеличению инверсии в активном слое pGaAs двойной гетероструктуры способствует также так называемое электронное ограничение. Оно состоит в том, что инжектируемые в pGaAs электроны не могут диффундировать в соседнюю широкозонную область p(Аl, Ga)As полупроводника, и их плотность в активной области возрастает. Диффузии электронов в область р(Аl, Ga)As препятствует, как видно из рис. 1.7, потенциальный барьер, существующий на ее границе.

Важную роль в уменьшении пороговой плотности тока гетеролазеров играют оптические свойства гетероструктур. Для них поперечный размер волноводной моды d существенно меньше, чем для гомоперехода. Это связано с сильной зависимостью показателя преломления Ga_1-xAl_xAs от x: Δ n=-0,4x, где Δn- изменение показателя преломления относительно GaAs. В результате размеры активной области t и ширина волновода d практически совпадают с толщиной центрального слоя pGaAs.

В широкозонных областях (Al, Ga)As, соседних с активным слоем pGaAs, отсутствует межзонное поглощение, поскольку энергия квантов генерируемого излучения меньше ширины их запрещенной зоны.

Совокупность отмеченных особенностей гетеропереходов дает возможность существенно увеличить коэффициент усиления и уменьшить уровень вредных потерь. В результате этого созданы простые и надежные приборы, позволяющие получить непрерывную генерацию при комнатной температуре с рекордными значениями коэффициента полезного действия с выходной мощностью, составляющей единицы ватт. Лучшие инжекционные гетеролазеры на GaAs имеют плотность порогового тока ~(1 – 3)10³ А/см² при комнатной температуре, что почти на два порядка меньше, чем в лучших инжекционных гомолазерах на GaAs.

Дальнейшее развитие исследований привело к разработке многослойных гетероструктур. Цель, преследуемая этим усложнением состоит в контролируемом расширении потока генерируемого излучения с тем, чтобы избежать лучевого разрушения торцов лазера при реализации возбуждении низшего волноводного типа колебаний.

Из-за малых размеров мкм излучающей поверхности расходимость излучения полупроводниковых лазеров значительно больше, чем у других видов лазеров. Как известно, для гауссового пучка угол расходимости, определяемый дифракцией, равен

= λ/d, где λ – длина волны, d- размер ограничивающей апертуры.

Типичная ширина диаграммы направленности в плоскости, перпендикулярной переходу, составляет около 10°, а в плоскости перехода — несколько градусов

В настоящее время созданы инжекционные гетеролазеры, работающие в непрерывном режиме при комнатной температуре на всех смешанных кристаллах указанных в табл. 1.1 и многих других в качестве активной среды. Их излучение перекрывает диапазон длин волн от ближней инфракрасной до коротковолновой области видимого света ( нм). Так на гетероструктуре с активной областью из смешанного кристалла Cd_xZn_{x –1}Se заключенной между слоями ZnSe p и n типа создан инжекционный лазер генерирующий излучение (при подборе состава x) на длинах волн нм. Еще более коротковолновое излучение с длинами волн 376420 нм удалось получить от лазера на гетероструктуре AlGaN/Jn_xGa_{1 – x}/GaN работающей при комнатной температуре. Λ

Полупроводник	Длина волны, мкм	Полупроводник	Длина волны, мкм
Арсенид галлия GaAs Фосфид индия InP Антимонид галлия GaSb Арсенид индия InAs Сульфид свинца PbS Антимонид индия InSb Теллурид свинца РbТе Селенид свинца PbSe	0,85 0,9 1,6 3,2 4,2 5,3 6,5 8,5	Арсенид-фосфид галлия Ga(As + Р) Арсенид-фосфид индия In(As + Р) Смешанный кристалл (Ga + In)As Смешанный кристалл (Ga + Al)As	0,65–0,9   0,90–3,2   0,85–3,2   0,73–0,85

Расширение диапазона рабочих волн и улучшение параметров инжекционных гетеролазеров стало возможным благодаря использованию сверхтонких активных слоев в гетероструктурах. При толщине t активного слоя гетероструктуры меньшей длины свободного пробега электронов физические характеристики материала полупроводника существенно меняются. Электроны в таком тонком активном слое, представляющем квантово-размерную структуру, ведут себя как в квантовой яме. Энергетический спектр электронов и дырок в сверхтонкой активной области становится зависимым от толщины слоя, а также меняется плотность электронных состояний. Как показывают теоретический анализ и экспериментальные исследования изменение энергетического спектра и плотности состояний благоприятно влияют на условия создания инверсной населенности. Инжекционные гетеролазеры со сверхмалой толщиной активной области ( ~ 10 нм ) , т. е. лазеры с квантово-размерной активной областью, принято называть лазерами с квантовыми ямами. Пороговая плотность тока лазеров с квантовыми ямами при комнатной температуре составляет величину А/см, что более чем на три порядка меньше порогового тока гомолазеров.

Указанные выше лазеры, излучающие в коротковолновой (фиолетовой и зеленой) области света, представляют пример лазеров с квантовыми ямами, в которых в качестве квантовых ям использовались квантово-размерные области из смешанных кристаллов Cd_xZn_{x –1}Se и Jn_xGa_{1 – x}N.

Инжекционные лазеры на гетероструктурах обладают уникальными энергетическими характеристиками. Мощность излучения одного лазерного диода в непрерывном режиме может составлять ( ) Вт. Диодные линейки, изготовленные на основе гетерструктур, позволяют генерировать непрерывное излучение в несколько сот ватт.

Гетеролазеры имеют рекордный коэффициент полезного действия из всего богатого набора существующих лазеров. В лабораторных образцах КПД гетеролазеров достигает %. КПД промышленных лазерных диодных линеек составляет %, гетеролазеров со стыкованным световолокнами %. Срок службы гетеролазеров достигает 10 000 ч.

Обладая уникальными весогабаритными, энергетическими и эксплуатационными характеристиками инжекционные гетеролазеры являются самыми востребованными для различных применений.

Так гетеролазеры на структурах AlGaAs/GaAs широко используются в бытовой технике (компакт дисковые системы записи и считывания информации — CD и DVD и минидисковые проигрыватели, CD-драйверы в компьютерах, компьютерные системы памяти, лазерные принтеры и т. д.). Лазеры на гетероструктурах JnGaAsP/JnP являются основными источниками в волокно-оптических линиях связи, обеспечивающих работу Интернет-систем, кабельного телевидения, дальней телефонной широкополосной кабельной связи и т. д. Лазеры на JnGaAsP/JnP структурах работают на длинах волн 1,3 мк и 1,55 мк соответствующих минимальным затуханиям в световолокнах на двуокиси кремния.

Гетеролазеры используют для эффективной оптической накачки твердотельных и волоконных лазеров. Для этих целей разработаны гетеролазеры (диодные линейки и матрицы), длина волны излучения которых совпадает с линиями поглощения активных частиц (ионов) указанных лазеров.

Широко используются гетеролазеры в робототехнике для измерительных целей (дальномеры, доплеровские измерители скоростей и т.д.), лазерной медицине (хирургия, обезболивание, заживление ран и т.д.), лазерной технологии (маркировка, микросварка, резка и т.п.).

Программа эксперимента.

1. Снять зависимость мощности излучения лазера от тока накачки (ватт-амперную характеристику).

Построить характеристику на миллиметровой бумаге,. определить пороговое значение тока накачки.

2. Измерить диаграмму направленности излучения лазера в двух плоскостях:

а) в плоскости р — п перехода;

б) в плоскости, перпендикулярной р — п переходу.

Определить ширину диаграммы направленности.

3. Провести измерения зависимости ширины спектральной линии излучения от ширины выходной щели.

Определить ширину аппаратной функции спектрального прибора.

4. Определить зависимость длины волны излучения от температуры лазера.

Температуры лазера.

Для проведения исследования влияния температуры на спектральные характеристики излучения корпус лазерного диода установлен в термостат. Управление величиной тока, определяющего температуру термостата, осуществляется блоком управления температурой ( см. рис.2.3). Изменять температуру можно путем поворота движка переменного сопротивления. Диапазон изменения температуры составляет примерно 20⁰ С (К). Для индикации температуры используется датчик, сигнал которого,измеряемый вольтметром, пропорционален температуре в градусах шкалы Кельвина. К примеру, при температуре 273К показания вольтметра равны 2,73 В.

Порядок выполнения измерений

1. Включить все приборы, показанные на рис. 2.3.

2. Установить значение ширины выходной щели 0,2 мм.

3. Задать значение температуры термостата, соответствующее нижнему пределу.

Настроить барабан длин волн на центр линии излучения лазера.

Повторить измерения, изменяя температуру термостата для пяти значений в пределах области перестройки.

Построить график зависимости длины волны генерации полупроводникового лазера от температуры.

Содержание отчета по лабораторной работе

1. Формулировка цели работы.

2. Схемы экспериментальных установок.

3. Результаты измерений в виде графиков

4. Объяснение всех полученных зависимостей.

5. Выводы (свойства полупроводникового лазера в сравне­нии с другими типами лазеров, возможное применение в науке, технике, народном хозяйстве).

Вопросы для самопроверки

Способы получения инверсной населенности в полупро­водниках.

Основные характеристики выходного излучения полупроводникового ОКГ (зависимость мощности излучения от тока накачки, диаграмма направленности, спектральный состав излучения, коэффициент по­лезного действия).

Методика снятия спектра излучения полупроводнико­вого ОКГ (устройство спектрометра, его разрешающая способность).

Применение полупроводниковых ОКГ.

РЕКОМЕНДУЕМАЯ ЛИТЕРАТУРА

1. Дудкин В.И., Пахомов Л.Н. Основы квантовой электроники. Изд.ТЕХНОСФЕРА, 2006- 432с.

2. Ищенко Е. Ф., Климков Ю. М. Оптические квантовые генера­торы.—М.: Сов. радио, 1968.—315 с.

3. Базаров В. К. Полупроводниковые лазеры и их применение. — М.: Энергия, 1969.—112 с.

4. Зайдель А. Н, Островская Г. В., Островская Ю. И. Техника и практика спектроскопии, — М.: Наука, 1972.—392 с.

СОДЕРЖАНИЕ

1. Физические основы полупроводниковых лазеров

1.1 Зонная структура полупроводников

1.2 Методы создания инверсной населенности

1.3 Устройство и характеристики инжекционных лазеров

1.4 Лазеры на гетеропереходах

2. Экспериментальное исследование

2.1 Исследование ватт-амперной характеристики полупроводникового лазера

2.2 Определение диаграммы направленности

2.3 Исследование спектра излучения

3. Требования к отчету

4. Вопросы для подготовки

Физические основы полупроводниковых лазеров

1.1 Зонная структура полупроводников

Свойства полупроводников тесно связаны со структурой электронных оболочек атомов, из которых они образованы. Атомы характеризуются стационарными состояниями, соответствующими дискретной последовательности значений энергии, и каждому такому состоянию отвечает определенная конфигурация электронных оболочек атомов. В полупроводнике атомы, образующие его, настолько близко располагаются друг к другу, что внешние электронные оболочки их соприкасаются или даже перекрываются. В результате характер движения валентных электронов резко изменяется. Электроны, находящиеся на определенном энергетическом уровне одного атома, получают возможность переходить без затраты энергии на соответствующий уровень соседнего атома и таким образом свободно перемещаться вдоль всего полупроводника. Вместо индивидуальных атомных орбит образуются коллективные, и подоболочки отдельных атомов объединяются в единый для всего полупроводника коллектив — зону. Дискретные электронные уровни изолированных атомов полупроводника в результате взаимодействия расщепляются в относительно широкие зоны (шириной ~1 эВ) разрешенных значений энергии, разделенные запрещенными зонами.

Каждая разрешенная зона образуется из большого числа уровней, равного количеству атомов в полупроводнике. Расстояние между соседними уровнями в разрешенных зонах очень мало (~10^–22 эВ). Поэтому зоны можно рассматривать как сплошные полосы. Однако существенно, что в зоне число уровней все-таки конечно, что играет важную роль в определении характера распределения электронов полупроводника по состояниям.

Согласно принципу Паули в каждом состоянии может быть только один электрон. Электроны стремятся, как и любые частицы и системы, занять состояния с наименьшей энергией. При ограниченном числе электронов, содержащихся в твердом теле, заполненными оказываются лишь несколько наиболее низких энергетических зон. Характер заполнения зон электронами и ширина запрещенных зон твердого тела определяют его энергетические и другие физические свойства.

Электроны полностью заполненных нижних зон не принимают участия в электропроводности вещества. Действительно, так как все состояния в заполненных зонах заняты, то внешнее электрическое поле не может оказывать какого-либо влияния на движение электронов. Оно может лишь вызвать перестановку электронов местами, не нарушая распределения их по скоростям (увеличение скорости одного электрона компенсируется соответствующим уменьшением скорости другого), т. е. электроны полностью заполненной зоны не могут приобрести под действием внешнего поля преимущественное направление движения, определяющее электрический ток. Поскольку нижние заполненные зоны не влияют на электрические, а также многие другие свойства твердого тела, то их в большинстве случаев вообще не учитывают. Рассматривают только самую верхнюю зону, целиком заполненную при абсолютном нуле температуры, — валентную зону и ближайшую лежащую над ней разрешенную зону, называемую зоной проводимости. Между зоной проводимости и валентной зоной лежит запрещенная зона (рис. 1.1,а), ширина которой для различных полупроводников составляет от долей до нескольких электронвольт. При температурах, близких к абсолютному нулю, в зоне проводимости полупроводникового кристалла электроны отсутствуют, а валентная зона полностью заполнена, т. е. кристалл полупроводника при температурах, близких к нулю, является диэлектриком.

Рис. 1.1 Зонная структура полупроводников

При повышении температуры часть электронов из валентной зоны за счет тепловой энергии переходит в зону проводимости. Уровни энергии в разрешенных зонах, как отмечалось выше, расположены очень близко. Поэтому заброшенные в зону проводимости электроны уже слабым электрическим полем могут переводиться на ближайшие свободные уровни этой же зоны, т. е. электроны в зоне проводимости ведут себя как свободные и определяют проводимость вещества.

Проводимость в полупроводниках создается не только электронами, попавшими в зону проводимости. Дело в том, что после ухода электронов в зону проводимости из полностью заполненной валентной зоны в ней остаются незаполненные состояния — дырки. Благодаря этому электроны валентной зоны получают возможность перемещаться под действием электрического поля и тем самым вносят вклад в ток. Во внешнем электрическом поле электрон валентной зоны совершает переход на освободившееся состояние, в результате дырка движется в направлении, противоположном направлению движения электронов, как если бы она обладала положительным зарядом. Дырка ведет себя как частица с положительным зарядом, равным по величине заряду электрона.

Таким образом, электропроводность полупроводников обусловливается двумя типами носителей тока: электронами в зоне проводимости и положительными дырками в почти заполненной валентной зоне. В первом случае говорят об электронной, во втором — о дырочной проводимости.

Полупроводники, в которых свободные электроны и дырки образуются только за счет переброса из валентной зоны в зону проводимости, называют собственными, а их проводимость — собственной проводимостью. В них число свободных электронов равно числу дырок.

Свойства полупроводников весьма существенно зависят от примесей. Это связано с тем, что атомы примеси, внедряясь в кристаллическую решетку полупроводника, изменяют его энергетическую структуру и влияют на концентрацию носителей тока. Так, если в решетку кристалла входят атомы примеси, то часть энергетических уровней этих атомов попадает в запрещенный промежуток между валентной зоной и зоной проводимости.

Различают донорные и акцепторные примеси. У донорных примесей энергетический уровень основного состояния, занятый валентным электроном, лежит внутри запрещенной зоны вблизи от нижнего края (дна) зоны проводимости (рис. 1.1,б), а уровни возбужденных состояний — в зоне проводимости.

При температуре, близкой к абсолютному нулю, валентные электроны примесей находятся на энергетическом уровне основного состояния и не могут участвовать в проводимости. При возрастании температуры валентные электроны будут переходить в зону проводимости, вызывая в ней проводимость. Поскольку величина энергии, необходимой для перехода с донорного уровня в зону проводимости, значительно меньше ширины запрещенной зоны, то даже при низких температурах в зоне проводимости благодаря переходам с донорных уровней образуются электроны. Полупроводники, у которых электроны в зоне проводимости появляются вследствие перехода с примесных донорных уровней, называются электронными полупроводниками, или полупроводниками n-типа.

У акцепторных примесей электронный энергетический уровень основного состояния лежит в валентной зоне, а следующий за ним свободный уровень расположен выше верхнего края (потолка) валентной зоны вблизи от него (рис. 1.1,в). При температуре абсолютного нуля электроны кристалла и примесей заполняют валентную зону и электропроводность его равна нулю. При повышении температуры часть электронов из валентной зоны будет забрасываться на свободные уровни примесных атомов, в ней появятся пустые места — дырки и станет возможна дырочная проводимость.

Полупроводники, в которых дырки в валентной зоне образуются в результате перехода электронов из нее на примесные уровни, называются дырочными полупроводниками, или полупроводниками р-типа.

В отличие от собственных полупроводников, где проводимость осуществляется одновременно электронами и дырками, в примесных полупроводниках проводимость обусловливается в основном носителями одного типа: электронами — в полупроводниках n-типа и дырками — в р-полупроводниках. Эти носители называются основными. Кроме них в полупроводнике присутствуют неосновные носители: в электронном полупроводнике — дырки, в дырочном — электроны. Концентрация основных носителей обычно превалирует над концентрацией неосновных.

Для анализа и описания различных физических процессов в полупроводниках необходимо знать распределение электронов и дырок по энергетическим уровням. Оно зависит от взаимодействия электронов с тепловыми колебаниями атомов решетки кристалла и внешними электромагнитными полями (например, светом), вызывающими перераспределение электронов как внутри частично заполненных зон, так и из зоны в зону.

Особое значение имеет распределение электронов по энергетическим уровням для полупроводников, находящихся в состоянии термодинамического равновесия. Благодаря взаимодействиям с атомами кристаллической решетки в состоянии равновесия температуры электронов и атомов одинаковы. При этом каждой температуре соответствует вполне определенное распределение электронов по энергетическим уровням. Распределение носителей тока по энергетическим состояниям, которое существует в полупроводнике, находящемся в тепловом равновесии, а также соответствующие ему концентрации электронов и дырок называют равновесными. Если возбуждение электронов происходит не в результате взаимодействия с тепловыми колебаниями атомов решетки, а за счет других процессов (например, облучением светом), то в течение некоторого времени электроны могут обладать температурой, превышающей колебательную температуру атомной решетки. Такие электроны (и дырки) называют неравновесными носителями тока. Неравновесные носители, сталкиваясь с решеткой, быстро (за время 10^–10–10^–13 с в зависимости от типа полупроводника) отдают ей излишки энергии, переходя в тепловое равновесие с решеткой, и становятся не отличимыми от равновесных носителей. Это означает, что распределение неравновесных носителей по энергетическим состояниям такое же, как и равновесных, только их концентрация больше равновесной.

Как показывает теория, при термодинамическом равновесии распределение электронов по энергетическим состояниям описывается функцией Ферми-Дирака:

(1.1)

где Т — абсолютная температура; k — постоянная Больцмана. Величина называется энергией Ферми, или химическим потенциалом. Функция характеризует вероятность того, что состояние с данной энергией Е занято.

Как следует из (10.1), при абсолютном нуле температуры все разрешенные энергетические состояния, лежащие ниже энергетического уровня Ферми, заняты, а лежащие выше него — пусты(рис. 1.2).

Рис. 1.2 Функция распределения Ферми-Дирака

При температуре, отличной от абсолютного нуля, вместо скачкообразного изменения функции Ферми происходит сравнительно плавное ее изменение от значения к значению (пунктирная линия на рис. 1.2). При и функция Ферми-Дирака принимается равной . Следовательно, вероятность заполнения электронами состояния с энергией Ферми равна 0,5.

Так как зависимость определяет вероятность заполнения данного уровня электроном, то функция

означает вероятность того, что уровень свободен, т. е. занят дыркой.

Величина энергии Ферми является основным параметром, определяющим энергетическое распределение электронов и дырок в полупроводнике. Он зависит от типа полупроводника, количества примесей и температуры.