Исследование особенностей ватт-амперных и теплофизических характеристик квантоворазмерных лазерных диодов с λ =0,8 МКМ и разработка диодной системы накачки АИГ: Nd3+ на основе ИнГаАсП/ГаАс ГЕТЕРОСТРУКТУР тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

'! ос

я

АКАДЕЖЯ НАУК СССР ОРДЕНА ЛЕНИНА ФИЗШО-ТЕШЧЕСКИИ ИНСТИТУТ им. А.Ф. ЖФ1<Е

На правах рукогшси

Рудаков Аркадий Борисович

ИССЛЕДОВАНИЕ ОСОБЕННОСТЕЙ ВАТТ-АМПЕРНЫХ И ТШОФИЗИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК КВАНТОВОРАЗМЕРНЫХ ЛАЗЕРНЫХ ДИОДОВ С Х.=0,8 МКМ И РАЗРАБОТКА ДИОДНОЙ СИСТЕМЫ НАКАЧКИ АИГ:М34" НА .ОСНОВЕ 1пСаАаР/СаАз ГЕТЕРОСТРУКТУР

(Специальность 01.04.10 - (физика полупроводников и диэлектриков)

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

САНК.Т -ПЕТЕРБУРГ 1991

Работа выполнена в Ордена Ленина физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе АН СССР.

Научный руководитель -

доктор физико-математических наук

лауреат Ленинской и Государственной

премий, профессор Д.З. ГарОузов.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук М.П. Михайлова,

кандидат физико-математических наук А.Л. Закгейм.

Ведущая 'организация - Государственный оптический институт им. С.И. Вавилова.

Защита состоится " /2 199/ г. в № часов на заседании специализированного совета К 003.23.01 при Ордена

Ленина физико-техническом институте им. А.Ф. 'Иоффе АН СССР по

адресу: 194021,г. Санкт-Петербург,ул. Политехническая , д.26,

ФТИ им. А.Ф. Иоффе АК ССрР.

Отзывы на автореферат в двух экземплярах, заверенные печатью, просьба высылать по вышеуказанному адресу на имя ученого секретаря специализированного совета.

Автореферат разс:лан ____199 ( г.

Ученый секретарь специализированного совета, кандидат физико-математических наук

/Т.С. Куликов./

_Антуальнрсть_раОоты. В настоящее время инжекционные лазеры являются одними из самых распространенных полупроводниковых приборов. Непрерывно увеличивается выпуск инжекционных полупроводниковых лазеров и устройств на их основе. К таким устройствам относятся бытовые системы записи и воспроизведения звука и изображения на компакт-дисках, оптические накопители, лазерные принтеры, оптические линии связи, твердотельные лазеры' с полупроводниковой накачкой. В последние года использование прецизионных технологий молекулярно - пучковой ( МВЕ ) и металлоорганической ( МОСТБ ) эпитаксий в системе А1СаАз/0аАз, а также модифицированного метода жидкофазяой эпитаксии —позволило получить полупроводниковые гетероструктуры раздельного ограничения { БСН ) с квантоворазмерными активными областями (304).'

Актуальность данной работы определяется тем, что в ней Епервыз подробно исследовано влияние токовых утечек на характеристики лазеров раздельного ограничения с тонкой активной областью, предложен новый способ измерения температуры активной области мощных гетеролазеров.

Основная__цель работы заключалась в исследовании

особенностей Ватт-Амперных и тешюфизических характеристик лазерных диодов на основе 1пСаАзРУСаАз и АЮаАз/СаАз квантоворазмернык гетероструктур, а также применение ХгйаАзР/СаАэ лазеров в качестве источника накачивающего излучения АЯГ:Щ3+ лазеров.

Ш?Пё§я.ЛК®изна определяется тем, что установлено, что выброс носителей из активной области квантоворазмерних лазеров, у которых разница ширин запрещенных зон активной области и эмиттера менее ЗБО мэВ, является основной причиной возрастания пороговой плотности тока при ее значениях более 2 кА/см~ .На основании сравнения экспериментальных данных с теоретическими расчетами устапоплено, что падение дифференциальной эффектишосга квачтопоразмерных .лэзеро;з раздельного ограничения ¡три уменьшении длина резонатора в области Г,<200 мкм может оыть объяснено наложением друх причин: увеличениям токовой утечки и усилением

пространственной неоднородности излучения по площади полоска. На основе предложенного метода измерения температуры активной области мощных InGa.AsP/GaA3 лазеров показано, что перегрев активной области этих лазеров зависит не только от теплофизических параметров, но и от КЦЦ лазера.

Практач0ская_ценность работы заключается в том, что в ней показано, что применение мощных InGaAsP/GaAs гетеролазеров в системах накачки твердотельных AMT:Md3+ лазеров позволяет получить параметры этих систем, близкие к достигнутым в случае традиционных AlGaAs/GaAs . систем накачки.

AgE2i5Sffi!S_pa6oTy. Результаты работы докладывались на Conference on baser and Electro-Optics, USA, Anaheim, may, 1990, 12th IEEE International Semiconductor Laser Conference, Switseland, Davos, sept., 1990, Joint Soviet-American Workshop on the Physics of Semiconductor Lasers, Leningrad, nay, 1991..

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 3 научные работа, список которых приведен в конце автореферата.

_00Ъ9м_работы. Диссертация состоит из введения, грех глй1 заключения и списка цитируемой литературы. Общий объем диссертации составляет 85 страниц , из них 50 страниц текста, 35 страниц рисунков. Список цитируемой литературы включает 27 наименований.

. Содержание работы

Введение,. Во введении обоснована актуальность теш, сформулирована основная цель, работа, приведены положения, выносимые на защиту.

Первая глава посвящен? расчету токоеых утечек в квднтовора?м9рны.х. лагерных диодах раздельного огра лчешя и исследованию особенностей ватт-амперных характеристик лазероь раздельного , ограничения с тонкой -активной областью.

В йачале иерьой главы анализируются литературные

данныо, которые свидетельствуют о том, что в отличив от обычных ДГС-лазеров для квантоворазмерных лазеров характерным является наличие спада значений дифференциальной эффективности при увеличении потерь на выход. В этом же параграфе обсуждается предложенное. в одной из ранее опубликованных работ объяснение этой особенности, основанное на увеличении внутренних потерь на поглощение свободными носителями в волноводных слоях при уменьшении длины резонатора. На наш взгляд, данное объяснение вызывает ряд существенных возражений.

Во втором параграфе рассматривается модель, позволяющая объяснить отмеченную выше особенность пор*цс:л«я дифференциальной эффективности БСН-БСДО . лазеров '.три уменьшении длины резонатора. При проведении соответствующих расчетов были приняты следующие предположения и допущения.

1) Все слои структуры ( активная область, волноводные и змиттэрные слои) считаются квазинейтральннми, причем толщин« слоев пространственного заряда, расположенных в волноводе, составляют малую часть его толщины и рекомбинацией в них можно пренебречь.

2) Квазиуровни Ферми электронов и дарок предполагаются непрерывными на гетарогракицах.

3) Пространственное квантование учитывается только при расчете -положения квазиуровней Ферми и скорости излучательной рекомбинации в активной области.

4) Скорость излучательной рекомбинации в активной области рассчитывается в модели простых параболических зон с правилами отбора по квазиимпульсу и номеру зону, а ¡»сладом безызлучателышх процессов ггренебрегастся.

5) Для расчетов рекомбинации в волноводе г. случае 1пСаАрР/0айя диодов и МСаАв/СаАз диодов приняты разные модели. Действительно, для 1пО&АбР/С,чАз структур, выращенных методом ЬРЕ, имеются экспериментальные доказательства высокой эффективности излучательной рекомбинации во всех слоях структура. Напротив, для волноводных слоев А1СаЛэ/Са4з структур, выращенных методом МОС'/Б и МВЕ, имеются сведения о высокой скорости бес,излучательной рекомбинации в них .

Позтому в волноводе МаАзР/ваАв диодов учитывалась- только излучательная рекомбинация, а в волноводе АМаАБ/СаАз диодов - линейная по концентрации безызлучательная рекомбинация и квадратичная излучательная рекомбинация.'

6) Предполагалось, что в волноводе имеется градиент концентрации неравновесных носителей, связанный с диффузионным переносом дырок через волновод от эмиттера к активной области. Величина указанного градиента рассчитывается из уравнения диффузии. В силу условия квазинейтральности плотность электронов должна также возрастать в волноводе по направлению от активной области к р-эмиттеру.

7) Бренебрегалось утечкой в п-эмиттер и рассматривалась только утечка электронов в р-эмиттер, которая рассчитывалась с ^четом диффузии неравновесных носителей и .их дрейфа под действием омического поля.

8) При расчете влияния утечек на дифференциальную квантовую эффективно 'ть предполагалось, что за порогом генерации квазиуровни Ферми фиксированы з активной области, а градиент концентрации неравновесных носителей в волноводе растет приблизительно пропорционально рекомбинационному .току в кглнтовой яме.

Расчет утечек разбивался на две части: расчет соотношения токов до порога генерации и после порога генерации. Расчет тока утечки до порога генерации производился по следующей схеме:

1) рассчитывались концентрация носителей и скорость рекомбинации в квантовой■яме, а также положение квазиуровня Ферми в квантовой яме,

2) вычислялись электронная и дарочная концентрация в волноводных слоях на границе с квантовой ямой и рекомбинационный ток в волноводшх слоях,

3; рассчитывались градиент концентрации элек ронов и дырок в волноводе и ток утечки в р-эмиттер,

4) полный ток вычислялся как сумма рекомбинационных токов всех слоев: квантовой ямы, волновода, и эмиттера. Квантовая эффективность вычислялась как отношение тока

излучательной рекомбинации в квантовой яме к полному току.

После порога генерации расчет производился в рамках наших допущений по следующей схеме:

Г рассчитывалось приращение тока в квантовой яме,

2) вычислялся уточненный градиент тока в волновода при той же фиксированной концентрации носителей в квантовой яме,

3) рассчитывался уточненный ток в эмиттерных слоях,

4) коэффициент падения эффективности за счет утечек (т)0) вычислялся как отношение приращения тока квантовой ямы и суммы приращений токов всех слоев,

5) значение дифференциальной эффективности получалось после умножения козффициэнта падения эффективности за счет утечек на отношение потерь на выход к полным потерям.

В третьем параграфе приведены энергетические диаграммы ТпСаАвР/СаАз и А^яАз/СаАй гетероструктур, а также дано описание методов изготовления исследуемых образцов, экспериментальной установки и методам измерений. Структуры 1пСаАзР/0аАз выращивались модифицированным методом жидкофапной эпитаксии, а структуры АЮаАа/СаАа методом МОС-гидридной эпитаксии. В этом же параграфе дано описание методов вывода излучения, распространяющегося перпендикулярно слоям гетероструктуры, которые позволяли исследовать поведение спонтанной компоненты излучения как в генерирующих .лазерных диодах, так и в коротких диодах, в которых режим генерации не достигался.

В начале четвертого параграфа приведены результаты измерения зависимости порогового тока и дифференциальной квантовой эффективности вблизи порога генерации от длины резонатора лазерных диодов в системах МаАрР'ГСаАа и А1СаАа/СаАз. Длина резонатора в исследуемых диодах варьировалась от 50 мкм до 2 мм. Уровень внешних потерь менялся также за счет нанесения просветляющих и отражающих покрытий на зеркала диодов. В случаю 1паа/.еР/СаАв структур для диодов с одинаковой длиной резонатора, изготовленных чз разных партий, наблюдался довольно сильный разбрис как значений пороговой плотности тока, ток и дифференциальной квантовой эффективности. Поэтому для »тих диодов приведены

-а-

зависимости не от внешних потерь, а от пороговой-плотности тока. В. данном параграфе приведет также 1 зависимости дифференциальной эффективности от потерь на • выход для AlGaAs/GaAs диодов с толайкой активной области

60, 100 и 200 А.

С целью выяснения механизмов, ответственных за лазерные характеристики, были проведены дополнительные эксперименты по измерениям квантовой эффективности спонтанного излучения из активной области (г}а) и волновода (т)в) в зависимости от плотности тока. Эксперименты проводились ня специально изготовленных образцах , позволяющих выводить излучение перпендикулярно слсям гетерострукт/ры. При этом измерялась интегральная интенсивность полос излучения, связанных со спонтанной излучательной рекомбинацией в активной-области и волноводе. Измерения проводились как на генерирующих лазерах до и после порога генерации, так и на очень коротких образцах, длиной 50-70 мкм, в которых режим генерации при исследованных плотностях тока не достигался. Измерения с торцевым выводом на коротких образцах позволяют оценить и а олютную квантовую эффективность спонтанного излучения.

Согласно данным измерений максимальные значения • т)а, достигающиеся три плотности тока 0,5-1 кА/см2, соответствуют внутренней эффективности излучательйых переходов, близкой к 100$ для обоих типов исследованных диодов.'. Характер зависимостей т)а от плотности тока не зависел от направления вывода излучения. Уменьшение.. квантовой эффективности излучения активной области при малых плотностях тока может быть объяснено безызлучательной рекомбинацией через глубокие уровни, а падение т}0 при высоких плотностях тока - выбросом ■ неравновесных носителей в волновод и утечкой . в эмиттерные слои, что подтверждается и ростом т;в в соответствующей области плотностей тока. Эксперименты, проведенные на доинных 'генерирующих образцах, показывают, что при сравнительно небольших пороговых плотностях тока после перехода к режиму генерации интенсивность спонтанного излучения из активной ■ облаете насыпается, а интенсивность спонтанного излучения из • волновода продолжает расти, хотя и медленнее, чем до порога

генерашш.

Во второй чести четвертого параграфа сопоставляются результата расчетов, проведенных в рамках описанной выше модели, с экспериментальными данными. Результата расчетов квантовой эффективности спонтанного излучения активной области (i]g) и волновода (i)B) для InClaAsP/GaAs и AlGaAs/GaAs диодов в зависимости от плотности тока показывают, что в области максимальных плотностей токов квантовая эффективность излучения из волновода должна насыщаться для InGaAaP/GaAs диодов, а для АЛОаАа/ОаАз диодов в этой области токов рост "пв с током должен продолжаться. Насыщающийся характер расчетной зависимости v)B для InGaAsP/GaAa лазерных диодов связан с утечкой электронов в р-эмиттер. Хорошее совладение расчетных кривых с экспериментальными данными позволяет заключит!. что малая высота барьера эмиттер-волновод в InGaAsP/GaA3 структурах является причиной различия в зависимостях квантовой эффективности спонтанного излучения волноводиых слоев .от плотности тока для InGaAaP/Gf-Aa и AlGaAs/GaAs диодов.

Сравнение расчетных кривых, характеризующих зависимости дифференциальной квантовой эффективности от плотности порогового тока для InGaAsP/GaAa-- структур с экспериментальными данными показывает, что большинство коротких лазерных даодов, для которых пороговая плотность тока превышает 3 кА/см> ймемт дифференциальную эффективность^ меньшую, чем это следует из расчетов. Это свидетельствует о наличии дополнительных , механизмов, уменьшающих' дифференциальную квантовую эффективность в коротких лёзерах с высокой пороговой платностью тона.

Сопоставление экспериментальных данных и расчетных

кривых, относящихся к зависимости дифференциальной квантовой

эффективности от длины розоньторв для AlGaAa/GpAs диодов с

о

толщинами активной области СО ,100 и 200 А позволяет

заключить, что спад дифференциальной эффективности для

о

AlGaAs/GaAs лазеров с толщинами активной области 60 и 100 А наступает только для лазерных диодов, резонаторы которых

-ю- ■

имеют длину в 2-3 раза меньше, чем у ХпваАз/СаАз лазерных

диодов. Однако, что касается значений пороговых плотностей

тока, при которых происходит падение т)^, то их значения

практически одинаковы для 1пСаАэР/СаАз и АЮаАз/СаАз диодов.

о

Для ЛЮаАз/СаЛз диодов с толщиной активной области 200 А,

имеющих минимальные пороговые плотности для коротких лазеров

при длине 100 мгд, спад дифференциальной эффективности

практически на обнаруживается. Этот экспериментальный

результат соответствует расчетам, согласно которым в таких

диодах спад ^ не должен превышать 5% при пороговых

плотностях тока менее 10 кА/см2. Вследствие большой разницы

ширин запрещенных зон эмиттеров и волноводов теория

предсказывает только очень слабое уменьшение и, и для

. о

А."!"аАа/0аАа диодов с толциной активной области 60 и 100 , А. Однако экспериментальные значения для АЮаАз/СаАз диодов уменьшаются с ростом пороговой плотности тока почти так же, как и для 1пГ>аАаР/Ся4з лазеров. Этот результат еще раз подчеркивает существенное влияние на спад дифференциальной эффективности других механизмов ) помимо- рассматриваемых токовых утечек. Представляется, что одной из возможных причин резкого падения дифференциальной эффективности с уменьшением длины резонатора может являться усиление пространственной неоднородности в распределении излучения по площади хюлоскз для коротких лазерных диодов. Проведенные ранее исследования пространственного распределения интенсивности блик то поля для обоих типов рассматриваемых диодов показали резкое ухудшение однородности ближних полей при укорочении длины резонатора.

Влияние избыточного тока через негенерирующие области страйпа проявляются и в экспериментах по исследованию интенсивности спонтанного излучения из активной области за порогом генерации. Продолжение роста интенсивности спонтанного излучения квантовой ямы за порогом генерации докаьчзает существование в прокачиваемой области участков, не охвачзнннх генерацией, в • которых продолжается рост концентрации носителей. Наличие таких участков

подтверждается вщщ .ближнего шля исследованных образцов. П образцах с меньшей длиной резонатора величина частя прокачиваемой, но не участвующей в генерации области заметно больше. -''екомбинашонный ток в этих участках не дает вклада в генерацию, что приводит к уменьшению дифференциальной квантовой эффективности лазерного диода. Вклад этого эффекта мозкно численно оценить на основании экспериментальных зависимостей интенсивности спонтагнгого излучения ст тока с помощью введения поправочного коэффициента. Разница экспериментально наблюдаемых значений интенсивности спонтанного излучения после порога генерации и значений интенсивности, которая была бы при тех не токах в отсутствие генерации, характеризует ту часть тока, которая дала вклад в генерацию. Поправочный коэффициент, отражающий вышерассматриваемый эффект,можно вычислить по формуле:

. эксп.

где 1сп - ишчнсгзность спонтанного излучения, которая была бы при отсутствии генерации, полученная из. аппроксимации роста интенсивности спонтанного излучения -до порога генерации; 1эксп - экспериментально наблюдаемое значение интенсивности спонтанного излучения активной области после порога генерации.

Удовлетворительное совпадение расчетных зависимостей от 1/Ь, полученных с учетом поправочного коэффициента, и экспериментальных данных позволяет заключить, что одной из причин резкого падения дифферен"чальной эффективности с уменьшением длины резонатора лазерных диодов с широким полоском является усиление пространственной неоднородности в распределении излучения по площади полоска для коротких лазерных диодов.

Для подтверздени,. факта влияния неднорлдностей в распределении генерации по ширине пот-оска на зависимость от 1/Ь для лазерных диодо? с широкой полоской нами били исследованы зарощеннке мезаполосксвые лагоргам диода ь системе 1п0аАзР/СаАз с шириной полоска 3 мкм. Исследование

-Г2-

этих лазерных диодов показали, что после порога генерации интенсивность спонтанного излучении из квантовой ямы фиксируется посдэ порога генерации для всего диапазона дяин резонатора, (оч1 500 до , 1Ь0 мкм) где наблюдается спид даФФрвнциальной эффективности. Совпадение для

мезанолоскових лазерных диодов экспериментальных данных и теоретической зависимости, полученой из расчетов на основе модели токовой утечки, описанной во втором параграфе, подтверждает факт влияния кеоднородностей на зависимость дифференциальной 'квантовой эффективности от длины резонатора для4 лазеров с широким полоской.

Втдр8Я_глава посвящена результатам измерения температуры активной области и теплового сопротивления ыощннх квачтоворазмерных ГпСаАзРЛЗаАб лазеров с раздельным ограничением.

В начале второй главы приведен обзор и сравнительный анализ различных методов измерения температуры активной области инкекциотшх лазеров, а также обсувдается преимущество предложенного метода измерения температуры активной области БСН-ЭТ лазеров по излучению волноводных слоев.

Второй параграф посвящен подробному описанию метода измерения температуры активной области БСН-БСДО лазеров по излучению волноводных слоев. При исследовании коротковолновой части электролюминесценции 1п0аАаР/СаАз квантоворазмерных лазеров с раздельным ограничением была выделена полоса, связанная со спонтанным излучением волноводных слоев. Излучение волноводных слоев проявляется на фоне спада интенсивности спонтанного излучения активной области в ылде дополнительного максимума на длине волны &90 нм. Шурина этой полосы Составляла около 20 нм. Предположение о невырожденном характере распределения электронов и дырок в волноводных' слоях гвтер.)структурц были подтверждены экспериментально .вплоть до плотности тока Г-кА/см2 : при измерениях на коротких импульсах форма и положение максимума подоен- спонтанного излучения волноводных слоев не изменялись. При измерении в непрерывном режиме было

обнаружено, что при милых гоках максимум излучения совпадал с максимумом при импульсных измерениях. При увеличении тока происходило смещение полосы излучения в длинноволновую область. Приведенные выше факты позволяют связать это смещение с изменением ширины запрещенной зоны волноводтшх слоев вследствие увеличения температуры лазерного диода при работе в непрерывном ретаме. Эта связь является основой нашего метода. Полученный из специальных экспериментов коэффициент, характеризующий скорость сдвига длины волны при изменении температуры слоев, равен приблизительно 6 град/нм.

Из величин» коэффициента самопоглощения волноводамх слоев (около 103см~1) нотою сделать вывод, что размер области, из • которой выводится спонтанное излучение волновод!шх слоев, равен 10 мкм. Оценки показывают, что при обычном способе напайки перегрев,связанный с рекомбинацией на поверхности околч, монет привести к дополнительному увеличению температуры ь области размером около 3 мкм. Таким образом, при измерении температуры, активной области по излучению волноводных слоев momio пренебречь эффектами, связанными с перегревом зеркал, и считать, что перегрев, полученный этим методом, характеризует объемный разогрев активной области лазерного диода.

В третьем параграф? ■приведены результаты экспериментов по измерению перегрева актирной области мощвдх квантоворазмеряых, InCaAsP/GaAs лазеров раздельного ограничения. Показано, что ход зависимости температуры от тока мокно разбить на два участка: более резкий до порогового тока и более плавный чосле порога генерации. По первому участку можно вычислить- тепловое сдпротивлепив диода, определяемое по формуле:

Rj,=AT/(l+U) , (I)

где I и U - ток и напряженно, прилокенное к диоду. Их произведение фактически равно количеству энергии, перешедшей в тепло при токе меньше порогового, так как частью энергии, еыносимэй спонтанным излучением (по порядку величины нерколько мВт при токах 200-300 мА), можно пренебречь. После.

порога генерации скорость нарастания температуры заметно уменьшается.. Это связано с тем,что при генерации доля анергии, уносимой светом, резко возрастает. Влияние этого э<1фектя можно учесть, применяя следующую расчетную формулу:

АТ=^(1*И~Р01И>), ■ (2)

где Ропт - оптическая мощность, выводимая из диода.. Совпадение (2) с экспериментальными значениями ДГ свидетельствует о том, что перегрев активной области мощных диодов зависит не только от их теплофизических характеристик, но и от к.п.д. диода.

В четвертом параграфе приведены результаты измерения теплового сопротивления мощных 1пСаА8р/иаА8 лазерных диодов. Для лучших из исследованных образцов значение температурного сопротивления, приведенного на единицу длины, составило Б К*мм/Вт при ширине полоска 100 мкм. Расчет теплового сопротивления для этих образцов, проведенный в простейшей одномерной модели, дает значение 3,Б К*мм/Вт. Сравнение экспериментальных и расчетного значений теплового сопротивления дает возможность сделать вывод, что технология пайки и нанесения контактов, применявшаяся для изготовления исследованных образцов, в принципе, позволяет добиться качественного теплового контакта между активной областью и теилоотьпдом. Однако, анализ результатов измерений для большого количества образцов показал наличие разбро1 I экспериментально измеренных значений приведенного теплового сопротивления для диодов различной длина, Чтс> указывает на недостаточную воспроизводимость технологии пайки, вероятно связанную с возмозсным существованием окисвдх пленок на поверхности 1п-припоя.

Т£'Й2ья_глана посвящена одной из важнейших областей применения мощных полупроводниковых МЗаАзР/СаАа лазеров на длину "волны 0,8 мкм - накачке твердотельных ЛИГ:N4 лазеров.

В первом параграфе о^сывается диодная система накачки с использованием 1пЛаАаР/0аАз лазеров. Накачка активного элемента АИГ:Ш-"' осуществлялась в простейшем париант« продольной схемы. Актирный здемоит представлял собой стержень из ЛИГ', . «ктинироьанный ионами с

концентрацией I ат.Ж, длиной 10 мм и диаметром 4 мм.Выходное излучение полупроводникового IriGaAsP/GaAs лазера фокусировалось трехлинзовым объективом с яппертурой 0,6 вглубь активно о элемента. На входной грани стержня было нанесени селективное зеркало, которое обеспечивало коэффициент отражения не менее 99,5Х для длины волны 1,06 мкм и коэффициент пропускания не менее 90% для длины волны накачивающего излучения. Резонатор твердотельного лазера состоял из плоского глухого зеркала, нанесенного на торец кристалла AliT:Nd:5+ и выходного сферического зеркала с радиусом кривизны 150 мм и коэффициэнтом пропускания ?". Длина резонатора равнялась 70 мм, что обеспечивало радиус каустики для ТИЧ00 мода около 150 мкм.

Во второй параграфе приведены результаты экспериментов по накачке АИГ:Ш3+ лазера InGaAsP/GaAs лазерным диодом. Ширина огибающей спектра излучения лазерного диода по уровню 0,1 при токе т,4 А составляла около 2,5 чм, а мощность излучения накачки равнялась 1,4 Вт. При токе накачки ди<. да 1,4 А максимальная мощность излучения с Я=1,06 мкм составляла 320 мВт при температуре +6°С, полный КПД системы при этом равнялся 12%. Зо всем диапазоне исследуемых мощностей генерации твердогельшй AMT:ivd3+ лазер излучал только одну TEMqq моду.

Для увеличения мощности накачивающего излучения наряду с экспериментами с непрерывной накачкой нами были проведены эксперименты по накачке АИГ:М3+ в квазинепрерывном режиме (т=0,2мс). При токе через лазерный даод^равном 5 А, мощность излучения на длине водны Г,06мкм составляла 1Вт, которая является максимальной из известннх нам опубликованных данных по накачке одиночным лазерным диоде Коэффициэнт полезного действия всей системы равнялся 10%.

В__заключении диссертации с^рмулированы осноччч"

результаты работы.'

1) При увеличении плотности тока накачки до значений, гфнвь'гг'юаих 2 кА/см2 в ,.аэнтоворазмерн^х. лазерных доод*х <•. толщиной актиеной облает порядка ?<Х> А при рагиицо ширин запрещенных зон эмиттера и актиьной области менее 350 мзБ_

наОшдается падение квантовой эффективности спонтанного излучения, которое обусловлено выбросом неравновесных носителей из активной области в волноводные слои и электронной утечкой в р-эмиттер. Этой же причиной объясняется сверхлинейное возрастание пороговой плотности тока в соответствующих лазерных диодах при увеличении потерь на выход.

2) Расчетная модель, основанная на предположениях о кьазинейгральности и отсутствии скачков квазиуровней Ферми на готерогранице дает правильное описание процесса выброса носителей из квантоворазмерной активной области в ьолнов'одаце слои и возникновение тока электронной утечки в р -эмиттер.

3) Установлено, что концентрация неравновесных носителей в волноводе должна продолжать расти и после порога генерации, что может приводить к возрастанию утечки в ;чмиттир с увеличением пороговых плотностей тока и аномальному уменьшению дифференциальной эффективности в >:оротких лазерных диодах.

4} Уменьшение дифференциальной эффективности в коротких диодах с широким полоском при уменьшении длины резонатора, обнаруженное экспериментально, является существенно более острим, чем следует из расчетов утечек в рамках рассматриваемой моде.та. Усиление при переходе к коротким лазерам пространственной неоднородности в распределении излучония по щирице полоска явля тся одной из причин дополнительного- уменьшения дифференциальной эффективности.

Г->) Предложен метод измерения перегрева активной области квпнтоворазмерныя лазеров раздельного ограничения по из.«учению волноводных слоев и на его основе экспермментадья доказано, что перегрев активной области лазерного диода зависит не только от его теплофизичоских свойств, но и от чго КВД. ' '

6) Показана перепек личность использования лазерных диодов на основе 1пСдАрР/СаА» гетероструктур и системах накачки ты-рдотельных АИТ:Ш .иазироь. Достигнутый пярчштры :ти систем сришшми с параметрами, пелучнкчнмн в

случае использования традиционных AlGaAs/GaAs гетеролячероь.

опубликовано в следующих работах:

I) Д.З. /арбузов, А.Б. Гулаков, A.B. Кочергин, H.A.

2) D.Z. Garbuzov, A.B. Guiackov, A.V. Kodieren, A.P. Shkurkn, U.A. strnigov. A.L. Ter-WarUma/nn, V.P. CJialyL Hlf.li power .single stripe SOU SOW TnGaAtiP/GaAii pumping diodes.// CIEO-90, USA, p.468-469.

3) n.r,. Garbuzov, N.Y. Antonlshkls, A.D. Bondarev, A.B. Gulakiw, S.N. 3hJgnHn, N.I. Katsavetu, A.V. Koohergln, K.U. Tiafailov. High power 0.8 (un InGaAsP/CaAs SCH SQW laser: j.// IEEE ,T. of Quantum Electr., 1991, v.27.

Основное содержание

диссертационной работы

РТП ЛИЯ«,эакЛ033,тир.Ю0,уч.-изд.л.0,8;12ДГ-1991г. Бесплатно