Однодомовые инжекционные лазеры и интегральные оптоэлектронные структуры на их основе тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

АКАДЕМИЯ НАУК СССР ОРДЕНА ЛЕНИНА ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ

На правах рукописи

ГУРЕВИЧ СЕРГЕЙ АЛЕКСАНДРОВИЧ

. УДК 621.382

ОДЮМОДОШЕ ИНФЕКЦИОННЫЕ ЛАЗЕРЫ И ИНТЕГРАЛЬНЫЕ ОПТОЭЛЕКГРОНШЕ СТРУКТУРЫ НА ИХ ОСНОВЕ

специальность 01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков

ДИССЕРТАЦИЯ

1 на соискание ученой степени доктора физико-математических наук в форме научного доклада

им.А.Ф.ИОФФЕ

Ленинград 1989 -

Ткисаши^ л/ 2О0Г ^ Ж- /¿Ч^

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

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук,

академик АН СССР , Ю.В.Гуляев,

доктор физико-математических наук,

профессор П.Г.Елисеев,

доктор физико-математических наук,

профессор Л.Е.Воробьев.

Ведущая организация - Институт полупроводников АН Украинской ССР, г.Киев.

Защита состоится "_"_ 199 г. в_час.

на заседании специализированного совета Д 003.23.02 при Физико-техническом институте им.А.Ф.Иоффе АН СССР (194021, Ленинград, Политехническая ул., 26).

Отзывы о диссертации в двух экземплярах, заверенные печатью, просии направлять по вышеуказанному адресу ученому секретарю специализированного совета.

Диссертация разослана "_" 199 г.

Учений секретарь специализированного совета доктор физико-математических наук

Л.М.Сорокин

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы. Инкекционные лазеры являются, несомненно, одним из наиболее ярких достижений физики полупроводников. Хотя со времени их создания в 1952 году пропло уае почти 30 лет, интерес к разработке новых структур таких .взоров и исследованию необычайно богатой совокупности физических явлений, определяющих их работу, не ослабевает. Ключаяугс роль п достижении современного уровня р. этой области физики полупроводников сыграло создание в 1X8 году в 4ТИ юл.А.б.Моф^е инфекционных лазеров на гетсроструктурах[1к]. В дальнейшем, использование принципов распределенной обратной связи и дифраз^ционно-го вывода излучения[2*,3*], замечательных свойств гетерострук-тур с квантовораэмерными активными слоями, широкого набора полупроводниковых материалов (главным образом А^З"3) для изготовления гетероструктур позволило настолько улучшить параметры инфекционных лазеров, что они стали активно вытеснять всо другие типы лазеров из многих областей их применения.

В ближайшей время существенное увеличение объема использования инжекционных лазеров мояет произойти з сплои с созданием интегральных оптоэлектронних структур, в которых инкекцизнний лазеры интегрированы о пассивными или управляемыми оптическими элементами (зеркалами, модуляторами и т.д.), а та:с«е с управляющими электронными компонентами - транзисторами. Использование интегральных оптоэлектронних схем в вычислительно Р. технике позволяет заменить электрические каналы связи между отдельными кристаллами и,возможно, внутри кристалла, на оптические. Необходимость такой замены возрастает с увеличением количества элементов электронной части схемы и с увеличением частот, н& которых она работает. Интегральные катрииу гапекционних лазеров являются важным элементом разрабатываемых в настоящее время систем оптической обработки информации (в частности, ссерхБМсс-копроизподительдай опгаческоП ЭЕМ с лараллелььой обработкой). Наконец, интеграция инфекционного лазера с другими оптическими волноводннми элементами позволяет создезать интегральные сг,та~

■еские устройства, которые могут чрезвычайно эффективно работать в системах связи и в измерительной технике.

Одна кз актуальных проблем, решенных в процессе выполнения данной диссертационной работы, состояла в создании таких структур инкекционнт>зс лазеров, которые могли бы быть интегрированы с оптическими и электронными элементами. Соответственно, исследовались два варианта инфекционных лазеров с интегральными резонаторами - лазеры с распределенным брэггот.ским зеркалом на основе гофрированного пленочного волновода (непосредственно интегрируемые с оптическими волноводными элементами) и меза-лааеры, в которых зеркалами резонатора Оабри-Леро служат боковые стенки меоа-структуры (оти лазеры интегрировались с управляющем транзисторами),.. Исследования лазеров с брэггозскимл зеркалами, выполненные в настоящей работе, являются продолжением более ранних работ ( } и др.),в которых автор принимал йкткиное участие. Отмотим, что попытки создания инжекциок-ыых кеза-лазеров предпринимались давно, но были безуспешными, поскольку не было найдено способа получения зеркал резонатора достаточно высокого качества. Эта задача была решена нами в 1982 году с помочью оригинальной технологии микроскалывания[1].

В интегральных олтоэлектронных структурах к инжекционным лазерам неизбежно предъявляются взсьыа жесткие требования, а именно: низкий пороговый ток, достаточно широкия полоса частот при модуля:;®! излучения током накачки, одномодовый релиы генерации. Хотя для инфекционных лазеров эти проблемы всегда стояли но повестке дня и до появления интегральных оптоэлектронных структур, можно утверждать, что они стали особенно актуальными в сгяаи с появлением последних. В настоящей диссертационной работе для решения этих задач были проведены комплексные исследования процессов генерации света в полноводных структурах с распределенным отражением, исследованы особенности оптичес-ыогс .усиление в гетероструктурах с квантоьораимеркыми слоями, изучено влияние этих особенностей на пороговые и динамические херактеристики инкокшонных лазеров. Результаты этих исследо-кмеат достаточно общий характер и, по-видимому, могут

представлять интерес для физики полупроводников и квантовой электроники. Таким образом, данная работа является актуальной как с научной, так и с практической точки зрение.

Цель и задачи работы. Основная цель работы заключалась в исследовании физических механизмов генерации когерентного света в одномодовых инжекционннх лазерах, создании новых структур таких лазеров и разработке интегральных оптоолектронных элементов на их основе.

В процессе выполнения работы решились следующие задачи: ~ разработка методов создания инжекционннх лазеров с резонаторами интегрального типа;

- определение условий согласования различных пленочных оптических волноводов на общей подложке;

- изучение процессов взаимодействия и распределенного отражения волноводных мод в гофрированных пленочных волноводах, которые могут служить аффективными брэгговскими зеркалами, обеспечивающими одномодоеыЯ режим генерации инкекцнонши гетеролв-зеров;

- изучение условий генерации в инжекционннх лазерах на основе гетероструктур с квантоворазмерннм активным слоем и оптимизация параметров этих структур для получения низких пороговых токов и, одновременно, максимально широкой ,;олосн частот модуляции излучения током накачки;

- создание быстродействующи* интегральных оптоплектронных Структур с инжекциошгнми лазерами и управляющими полевыми транзисторами.

Научная новизна и практическая значимость. В работе проведены теоретические и оксперименталыше исследования процессов генерации в инфекционных лазерах с распределенным отражением света в брэгговских зеркалах. Показано, что амплитуда и фаза отражения волноводного брэгговского зеркала существенно зависят от начальной фазы гофрировки. Вперрне экспррплен-тплыю обнаружено, что брзгговское зеркало коиет пффектнпно осуществлять селении» не толы») продольных, но I) поперечных мод в пнкегцилпном ляяере. Это полцпляет подумать ре*им одно-

- б -

модовой генерации. Показана возможность определения параметра связи собственных мод гофрированного оптического волновода из измерения ширин полос брэгговского отражения, которые непосредственно наблюдались в спектрах излучения, прошедшего через гофрированный волновод. Изучен вопрос о стыковке многомодовых илексинта оптических волноводов, находящихся на общей подложке. Показано, что толщины волноводных слоев могут быть выбраны та;<, чао бы одна из мод первого волновода резонансно возбуждала только одну из мод второго волновода, при этом дифракци-GHHbie г.отери света на стыке будут незначительными.

В результате отих" исследований впервые созданы инфекционные лазеры на основе гетероструктур AlCaAs/CaAs с брэгговским зеркалом в виде гофрированного волновода кз диэлектрических пленок, характеризующихся высокой степенью однородности оптических параметров и очень малыми потерями. Такие лазеры работают при комнатной температуре в однокодовом реяиме генерации, имеют рекордно большую величину внешней дифференциальной . квинтовой эффективности излучения (32%) и чрезвычайно высокую температурную стабильность линии генерации (0,01 А/К).

Измерения спектров оптического усиления в гетерострукту-рах AlCaAs/CaAs с квантоворазмерным узкозонным слоем показали, что при температуре около 300 К особенности этих спектров, обусловленные размерным квантованием носителей, сильно сглакены. Сопоставление формы экспериментальных спектров с расчетными позволило оценить верхний предел для эффективного ■ времени внутризонной релаксации носителей по энергии

(64-8) •I0""J''ic. На основе квантоворазмерных гетероструктур AlCaAs/CaAs были созданы полосковке инфекционные лазеры, пороговый ток которых составляет единицы миллиампер (ЗСО К), а граничная частота полссы модуляции превышает 10 ГГц. Впервые экспериментально обнаружена взаимосвязь между динамическими .характеристиками таких лазеров и особенностями спектров усиления, обусловленными размерным квантог-аняем. • ' ■ На основании этих исследований создан ряд норнх структур увдекццонных лазеров с существенно улучшенными параметрами, а такяо разработаны элементы интегральных оптоэлектронных схем

на их основе, что представляет значительна интерес для практических применений. Ряд резз'ль.татов работы передан на предприятия МЭИ СССР. .

На защиту выносятся следующие положения:

1. На границе раздела двух различных пленочных оптических волноводов (находящихся на-общей подложке) поле собственной

локалигопанной моды первого волновода может эффективно возбуждать только одну из локализованных мод второго волновода, при этом дифракционные потери света на границе будут малы.

2. Гофрированные оптические волноводы, изготовленные из прозрачных и однородных пленок иирокозонных диэлектриков могут служить эффективными брэггОвскими зеркалами, осуществляющими селекцию как продольных, так и поперечных мод в инжекционннх гетеролазерах при условии, что диэлектрический волновод согласован с волноводом инжекдионного лазера.

3. Амплитудное и фазовые характеристики отражения полубесконечного брэгговского зеркала п значительной мере определяются начальной фазой гофрировки, отсчитываемой от его границы.

4. В спектрах излучения, проведшего через гофрированный пленочный волновод мокко наблядать полосы распределенного отражения, что позволяет экспериментально определять величину параметра связи различных мод волновода и оптимизировать его структуру для получения максимального коэффиЦие:'1'га отражения брэгговского зеркала.

5. Температурная стабильность спектрального положения линии генерации инжекдионного лазера может быть существенно улучшена за счет использования брэгговских зеркал. Для отого материал брэгговского зеркала необходимо выбрать так, чтобы температурный коэффициент его показателя преломления был значительно меньше, чем у полупроводникового материала в усиливающей области лазера.

6. В гетероструктурах А1СаАй/СаА5 с квантовораэмерннм узкозонным слоем СаАй при температурах, близких к комнатной, вид спектров оптического усиления и характер зависимости величины максимального усиления от концентрации неравновесных носителей

определяются толщиной учкозонного слоя, а такие улпрением уровней, связанным с конечной величиной времени внутризонной релак-сании носителей по энергии.

7. Если толщина квантоворазмерного уэкозонного слоя в ге-тероструктурах А1СаА5/СаА£ с раздельным электронным и оптиче-

О

оким ограничением не слишком нала (150+200 А), то минимальные пороговые токи полосковьк инжекшонньк лаг-еров на основе этих гетероструктур достигаются (300 К) при предельно малых длинах резонатора.

8. Динамические характеристики инспекционных гетеролазеров с квантоворазмерным активным слоем существенно определяются конкуренцией оптических переходов с участием различных уровней размерного квантования. При не слишком малой толщине активного слоя (150+200 А) максимальная ширина полосы модуляции излучения током накачки достигается при предельно малой длине резонатора.

Доклады и публикации. Материалы диссертации докладывались на Ш и 1У Всесоюзных конференциях по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах (Одесса, 1982г., Минск, 1986г.на I Всесоюзной конференции по физическим основам твердотельной электроники (Ленинград, 19ь9г.); на У Международной школе по когерентной оптике (Йена, 1984г.); на Ш Советско-американском симпозиуме по лазерной оптике конденсированных сред (Ленинград, 1987г.); на X и XI Международных конференциях по полупроводниковым лазерам (Каназава, 1986г., Бостон, 1988г.); на Международном семинаре по полупроводниковым лазерам (Пловдив, 1969г.), а также на ряде совещаний и семинаров. Результаты, включенные в данную диссортационную работу, опубликованы в 25 статьях.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНКЕ РАБОТЫ Часть I. ИНЖШКЦИ0НШЕ ЛАЗЕРЫ С РАСПРЕДЕЛЕННЫМ БРЭГГ0ВСКШ ЗЕРКАЛОМ

I. Предварительные замечания.

Принципы работы инспекционного лазера с дифракционной решеткой на поверхности волноводного слоя впервые были сформу-

лированы в. Как следует из теории[з№], в таких лазерах обратная связь, необходимая для получения режима генерации, может достигаться за счет взаимодействия полноводных мод с дифракционной решеткой, которое при выполнении брэгговского условия приводит к распределенной связи двух встречных ноли.

Характерная особенность лазеров с распределенной обра«-тной связью (РОС) состоит в том, что брэгговскоо отражение имеет место в узкой спектральной полосе, и если эта полоса уже полосы усиления, может осуществляться селекция продольных мод ' в лазере. Взаимодействие волноводных мод с дифракционной решеткой может приводить к распределенному (дифракшонному) выводу излучения из волновода лазера. Поскольку дифракционный вывод происходит с больной площади (с поверхности гофрированного волновода), решается проблема расходимости излучения ин-иекштонного лазера; это позволяет такие получать большую мощность излучения.

В ФТИ им.А.З.Иоффе эксперименты по создании и исследс ,а-ншо полупроводниковых лазеров с РОС и дифракционным выводом излучения начали проводиться в 1972 году. В [4*] вперг-ыи быч получен узконаправленный дифракционный вывод излучения, генерируемого полупроводниковым лазером. Важным результатом явилось предложение^"], е затем и экспериментальная реализация [бя]одноыодового инфекционного гетеролазера с распределенными брэггоЕСКИМй зеркалами (РВЗ). В отличие от РОС-;; аз еров, в лазерах с РБЗ усиление света достигается в накачиваемом регулярном участке вольовода, а распределенное отракдние - з пассивном гофрироваьном волноводе (яолятацемся продолжением усиливающего). К сожалению, созданные на начальном этапе одномо-довые тоглекционные лазеры с РБЗ имели низкуп эффективность излучения [б*].

В [1,2,з] нами била разработана новая, ыонолитно-гиЯрид-ная технология лазеров с РБЭ. В этих лазерах бр.зггопское зеркало представляло собой гофрироланный волновод из диолзктри--ческих пленок, напыленных на общую полупроводниковую подложку лазерной структуры. Благодаря тому, что диэлектрический гофрированный волновод в области РЕЗ обладал малыми потерями [4]

и характеризовался высокой степенью однородности параметров^*], удалось существенно увеличить эффективность одномодовой генерация , практически полностью подавить возбуждение боковых продольных и неосновных поперечных мод и существенно уменьшить температурный уход линии генерации.

Первая часть настоящей работы посвящена созданию и исследованию инжекшоннпх гетеролазеров с ГБЗ на основе гофрированного диэлектрического волновода. Измерения характеристик лазеров проводились при комнатной температуре (293 К); лазеры накачивались импульсами тока длительностью ^ 200 не.

2. Структура лазера с брэгговским зеркалом

2.1. Структура монолитно-гибридного инжекционного лазера с распределенным брэгговским зеркалом схематически изображена на рис Л. Исходная гетероструктура А16аАь/СаА$ выращивалась методом иидкофазшй эпитаксии на подложке п+-СаАз (100). В этой структуре широкозонные слои П-А1д 55630 ^Аз и

сколы

Г

Та205 Я02

а

2100 икм

300 мкм

. Аи

Р:&аА5

Р_А1а25 Са073АзС№и„, Р Ооод, АзОйкет Р~СаЛз 0.1мкм

П-А1осзЦайа,М0.8и1см

п;«0.55Саол,Аз1.1|ч1см

бадз-подложм

Рис.1

р £5^0 слУжа'т Для ограничения поля световой волны, возбуждаемой в волноводе. Оптический волновод состоит из трех слоев: п «АЗ-о 05^0 9о^5 * Р 85^5 и расположен-

ного между ними тонкого активного слоя р -СаАь , в котором (при накачке лазера) достигается усиление. Параметры волновода были выбраны так, что в нем устойчиво возбуждалась только основная поперечная мода. Помимо укапанных слоев, в структуре

имеется также контактный слой р -GaAs . Область накачки в направлении, параллельном слоям структуры, была ограничена,и её ширина составляла 14 ыкм.

2.2. Как показали наши предварительные эксперименты, возможность практической реализации такого лазера в первую очередь связана с качеством границы раздела между полупроводниковым и диэлектрическим волноводами - она должна быть вертикальной и гладкой [б]. Требуемое качество боковой стенки полупроводниковой меза-структуры невозможно было получить обычными методами. Это было достигнуто с помощью предложенного нами b[1J метода микроскалывания. Суть этого метода заключается в слеиуоцем. В процессе изготовления полупроводниковой структуры с открытой части поверхности пластины вначале селективно стравливались[5] верхние слои до обнажения слоя И ~ALq c^Cgq ^As . Затем этот слой селективно удалялся и в результате дополнительной обработки в травятеле, образовывались нависающие козырьки. Ориентация маски и поверхности подложки были выбраны так, что нависающие козырьки скалывались по плоскостям {Oll}, образуя идеальные гладкие и вертикальные боковые стенки меза-отрунгуры. Скалывание осуществлялось с помощью ультразвука.

2.3. Эффективная стыковка полупроводникового и диэлектрического волноводов может быть получена при вполне определенных толщинах слоев. Важно, чтобы толщины слоев контролировались п процессе изготовления лазера и, что относится к напыленным слоям диэлектрического волновода, были постоянны вплоть до гранит.?.! раздела. Однако обычно при напылении на рельефлую подложку сказывается "теневой эффект", который приводит к резким отклонениям толщин слоев вблизи ступенек. Б разработанном нами методе напыления диэлектрических слоев (использовался источник магнот-ронного типа), за счет выбора относительного положения образца и мишени теневые эффекты были в значительной степени подавлены (либо скомпенсированы), тая что толщины напыляемых слоев были постоянны вблизи ступеньки о точностью порядка 20$; абсолютная точность задания толщин слоев при-напылении сосадвляла 0,1 мкм.

Слои 5^2 и би™ получены реактивным расли---

лешем из мишеней 51 и Та, соответственно, в смеси аргона и кислорода. При оптимальных режимах напыления полученные слои были однородными и аморфными, с хорошей адгезией на подложке СаАз. Оптические потери в пленочных волноводах Та^О^ (1,5 мкм)-оЮр (0,9 мкм) - СаАь составляли «¡1 Дб/см. Слой фоточувствительного халькогенидного стекла А5£$з толщиной 0,24-0,6 мкм наносился на поверхность пленки Та^Ос методом термического распыления. Гофрировка в этом слое, обеспечивающая периодическое возмущение всего диэлектрического волновода, создавалась в результате его засветки интерференционной картиной от Не-Со[ лазера {X а 0,44 мкы) с последующим травлением в 0,54-1,0$ водном растворе ЮН [7,8].

2. Условия согласования пленочных оптических волноводов

3.1. Поскольку в лазеро с брэгговским зеркалом, показан-иом на рис.1, оптические волноводы имемт существенно разную структуру и сильно отличающиеся показатели преломления (л(СаА$) - 3,6; П (Та205) 2,1; п (Аь^д) = 2,3), при их стыковке могут возникать большие дифракционные потери света. Практически, для того, чтобы лазер мог эффективно работать в одномодовом режиме, необходимо было не только устранять эти потери, но и решить значительно более сложную задачу - обеспечить возбуждение в диэлектрическом волноводе только одной поперечной моды (именно в этом смысле используется термин согласование). Это автоматически достигается, если ьолновод брзгговского зеркала одномо-до-ый. Однако, как показали наши эксперименты, одномодовые волноводы (малой толщины) очень трудно согласовывать из-за неконтролируемых отклонений параметров слоев в процессе их изготовления. Поэтому толщины волноводов, полупроводникового и диэлектрического, были выбраны достаточно большими, «1,5 мкм, так чч'О оба они были многомодовыми. Ниже приведены результаты расчетов, позволивших определить оптимальные условия согласования, обеспечивающие резонансное возбуждение одной поперечной моды в волноводе брогговского зеркала.

3.2. Решение задачи о преобразовании мод на стыке двух пленочных оптических волноводов сводится к отысканию коэффици-

ентов возбуждения мод из условия сшивания на границе раздела полей локализованных мод и мод излучения (будем предполагать, что плоскость границы раздела перпендикулярна плоскости слоев и направлению распространения волн). Следуя[8*], для коэффициентов возбуждения (по мощности) Т-^гп, локализованных мод диэлектрического волновода с индексом пъ , одной модой полупровоД. никового волновода с индексом (ТЕ-волны) получим:

Здесь А/^ и К - эффективные показатели преломления, ^ (х) и Ymfe) - функции распределения полей (X - координата, перпендикулярная плоскости слоев). Как видно и (I), коэффициенты возбуждения различных мод диэлектрического волновода определяются интегралами перекрытия их полей с полем возбуждающей волны. Поскольку, как отмечалось вше, структура полупроводникового волновода была выбрана так, что в нем возбуждалась только основная поперечная мода (0 =■ 0), нас будут интересовать коэффициенты Топ •

3.3. Для вычисления величин Г0/71 вначале были найдены функции распределения полей мод в обоих волноводах. В нашем конкретном случае, при толщинах волноводов, примерно равных 1,5 мкм, распределение поля основной моды в полупроводниковом волноводе относительно слабо изменяется при изменении толщин слоев. В диэлектрическом волноводе,наоборот, поле основной моды т =• 0 сильно трансформируется, например, при изменениях средней толщины гофрированного слоя А^^З* показЫБаюг расчеты, величина Tfl0 может быть достаточно большой при толщинах слоя ASgSg k 4 0,1 мкм. Величина Т01 достигает максимального значения ££ 0,8 в диапазоне Я => 0,25-»0,40 мкм. Существенно, что в этом диапазоне величины Т00 и TBZ малы ( Т00 =0,1?. и Тоа .=0,02), что означает резонансное возбуждение основной модой полупроводникового волновода первой поперечной моды брэгговского зеркала.

Такой вариант согласования волноводов (О--» I) оказался

оптимальным потому, что толщина слоя в этом случае до-

статочна для изготовления глубокой гофрировки. Кроме того, поле возбуждаемой моды в брэггопском зеркале имеет дополнительный максимум в области гофрировки, что также увеличивает эффективность распределенного отражения. Наконец, поле моды с /я = I и её эффективный показатель преломления существенно слабее зависят от параметров волновода, чём это имеет место для мод с т» 0, пг = 2 и т.д., что устраняет критическую зависимость условий согласования от тол>дин слоев.

4. Эксперименты по согласованию оптических волноводов в лазере с брэгговским зеркалом

4.1. Эффективность стыковки волноводов в лазере с брэгговским зеркалом вначале оценивалась с помощью методики, предложенной е[4]. При накачке лазера импульсами тока ниже порога генерации- из измерения интенсивностей излучения со стороны торца полупроводникового волновода С/5 и из торца диэлектрического волновода была найдена суммарная эффективность возбутения всех локализованных код в брэгговском зеркале Тс :

где й0,33 и Я^^О.13 - коэффициенты отражения на торцах полупроводникового и диэлектрического волноводов, соответственно; Л - потери в диэлектрическом волноводе, I - его длина. Измеренная таким образом величина Тс ^0,7 была близка к рассчитанному максимальному значению коэффициента Г0А .

4.2. Особый интерес представляет спектр собственных мод, возбуждаемых в брэгговском зеркале в режиме генерации[9]. Этот спектр можно непосредственно наблюдать, если период гофрировки брэгговского зеркала соответствует распределенному отражению во втором порядке дифракции. В этом случае в первом порядке взаимодействия мод с гофрировкой имеет место направленный дифракционный вывод излучения под углами , которые связаны с эффективными показателями преломления возбуждаемых мод Д/т

соотношением:

> О)

где - длина волны излучения, Л - период гофрировки.

На рис.2а показана диаграмма направленности излучения гофрированной поверхности золно вода, полученная в режиме генерации. В этом образце толщина полупроооднинопого волновода

1 а)

Л.4195А т» эоок ™

т-о . Л т=Я | | т=0 т=А-

1 1

Л.407ЬА Т.500К г-Ц Рис.2

. ___■ _1_____*__„

-10 -5 0 5 10 15

Угол от нормали,град

была 1,50 мкм, толщина слоя '-^и^ Ъ «1,5 мкм, средняя толщина слоя АЗоБд ¡1 =0,4 мкм. Видно, что в этом случае в брэлчэвс-ком зеркале возбуждается несколько поперечных мод. Из сопоставления наблюдаемых углов вывода излучения и рассчитанных для гофрированного волновода величин эффективных показателей преломления были идентифицированы пики на диаграмме рис.2а и определены точные значения показателей преломления слоев диэлоктри«ес-кого волновода.

Поскольку по нормали к поверхности выводилось излучение ия первой мода гофрированного волновода, именно для.этой моды было выполнено условие распределенного отражения во «тором порядке

взаимодействия (вывод излучения - в первом). Данный лазер работал в одномодовом режиме; диаграмма рис.2а была зарегистрирована на длине волны генерации.

На рис.26 приведена аналогичная диаграмма направленности лазера, который отличался от первого только толщиной слоя п Аз^д; в данном случае она была выбрана ( к «=0,25 мкм) в соответствии с расчетом. Лазер работал■также за счет распределенного отражения на первой моде, однако, в этом случае, как видно из диаграммы направленности, в гофрированном волноводе возбуждается только одна поперечная мода.

. Отметим, что в обоих случаях диаграммы направленности излучения из торца полупроводникового волновода (регистрируемые в плоскости перпендикулярной волноводным слоям) имели один максимум, что соответствует возбуждению основной поперечной моды в полупроводниковом волноводе. Таким образом показано, что при определенных толщинах волноводных слоев на границе полупроводникового и диэлектрического волноводов имеет место резонансное возбуждение первой поперечной моды брэгговского зеркала осноеной модой полупроводникового волновода.

5. Амплитуда и фаза отражения брэгговского зеркала

5.1. Спектральные и пороговые характеристики исследуемых лазеров в значительной степени определяются зависимостями амплитуды и фазы отражения брэгговского зеркала от частоты света. В ¿10,11}нами рассматривалась задача о спектральных зависимостях амплитуды и фазы отражения брэгговского зеркала в наиболее общем и практически важном случае, когда на границе однородной и периодической сред имеется скачок показателя преломления. Решая эту задачу в рамках обычных предположений теории связанных волн[9*],для коэффициента отражения полубесконечного

брэгговского зеркала получим следующее выражение:

» (4а)

где Рр - коэффициент отражения, обусловленный скачком (сред-

него значения) показателя преломления на границе, Г'д - коэффициент отрешения брэгговского зеркала, который был бы без скачка показателя преломления на границе, при «0. Выражение для Г"в имеет вид:

г» ■ -ЩЩ '

где Л - коэффициент поглощения, ^ - расстройка

продольного волнового вектора р относительно брэгговского условия, об а ¡х'1ехр'1у - комплексный параметр связи, зависящий от глубины гофрировки, у - начальная фаза гофрлровки, отсчитываемая от границы раздела. Величина у находится из соотношения:

r4-(t-t5/+1<

(5)

так, что Z&jf^O. Выражения (4а,б) и (5) определяют спектральные зависимости амплитуды и фазы отражения.

5.2. Анализ полученных выражений показывает, что козффг-^ циент отражения брэггогского зеркала (по мощности) может быть больше величины в окрестности полосы чзс-

тот, границы которой задаются соотношением 5 =. — {Эй-j • э причем в пределах стой полосы, (брэгговской полосы распределенного отражения) & - I при а при сС/ 0 амплитуда отражения уменьшается с ростом оС , Важная особенность полученных спектральных зависимостей коэффициента отражения - ото наличие полосы антиотражения, где /í<jfF|X (на такую возможность впервые было обращено внимание в В [ю] показано, что в зависимости от начальной фазы гофрировки § полоса антиотражения может находиться как вне полосы (Г » i Ja¿¡ , так и в её пределах, оказывая сильное влияние на вид спектральной зависимости хоэффицизнта отражения.

Что касается спектральных зависимостей фазы коэффициента отражения ™ , она также имеет особенность в

окрестности полосы 5 т± f»J . Интересно, что 'при (что обычно и реализуется в эксперименте) в зависимости от на-

чальной фасы гофрировки; § < 0 либо , скачок

фазы X) в окрестности полосы отражения равен либо 0 , либо

Вид спектральных зависимостей при заданной длине

усиливающей области, определяет спектр продольных мод лазера, при этом от вида функции Я(5"_) зависит, какая из этих мод будет возбуждаться. Из-за резкой частотной зависимости &(&) бра гч 1о в с кое зеркало осуществляет селекцию продольных мод и обеспечивает режим одномодовой генерации лазера.

6. Спектральные характеристики излучения

Рассматриваемые ниже экспериментальные результаты были получены при исследовании монолитно-гибридных лазеров с брэг- . говскими зеркалами, в которых период гофрировки был выбран так, чтобы распределенное отражение происходило в первом порядке дифракции

(Л = 2100Л). В этом случае (в отличие от рассмотренного выше, когда для определения спектра возбуждаемых мод распределенное отражение достигалось во втором порядке) отсутствует дифракционный вывод излучения, распределенные оптические потеря в брэгговском зеркале малы, а при условии резонансной стыковки волноводов колы таете потери на границе зеркала. При этом достигается режим одномодовой генерации с предельно высокой эффективностью излучения.

6.1. На рас.За приведен спектр излучения лазера, выходящего из торца полупроводникового волновода, записанный при птеБыаении тока накачки над пороговым током 1/ХП0р =1,2. Как видно из рисунка, в спектре излучения имеется одна узкая линия, которая соответствует брэггогской генерации на первой поперечной моде диэлектрического волновода[12]. Мощность излу-' чокия в дакко« случае около 10 мВт.

На рис.36 приведен спектр спонтанного излучения, прошедшего через гофрированный волновод и регистрируемого со стороны горца этого волновода (спектр записан при токе накачки кк*о порогового). На этом спектре видны два узких провала, которые по спектральному положен;®) были идентифицированы как брэгговские полосы распределенного отражения на различных мо-

Л.-21ШЯ

т-эоок 1-й Шор

8«0 8610 8780 6970

Длина волны.й

м

<о

г = 0.951 пор

А-лтд „ Г-235 К <5!

Рис.3

8550 Вб!0 6670 8730 8790 Длина волны,Я

дах. Одна из полос соответствует распределенному отражению на второй поперечной моде т =• другая - на гибридной моделх=1,2 [12]. Необходимо подчеркнуть, что глубина этих провалов определяется как эффективностью распределенного отражения на каждой из поперечных код, так и относительной долей интенсивности спонтанного излучения в каждой из них. В обсуждаемом случае, рис.36, диэлектрический и полупроводниковый волноноды были рассогласованы.

Наблюдаемые ширины полос брэгговского отражения находятся в хорошем соответствии с величина/ли, вычисленными для соответствующих мод исходя из известных параметров диэлектриче-, ского волновода, глубины и периода гофрировки. Исходя из наблюдаемых ширин полос отражения дА/^били также вычислены величина парамеара связи:

(6)

•Л'т

(который обратно пропорционален длине взаимодействия волн в брэгговском зеркале).

6.2. Длима взаимодействия и параметр связи непосредственно определялись в эксперименте, в которое, гофрированный слой Аб^^з частично удалялся с поверхности брэгговского зеркала. Когда длина гофрированного участка £ была меньше критической £с , наступал срыв брэгговской генерации И лаз-эр работал

в многомодовом режиме за счет отражения света на границе полупроводникового и диэлектрического волноводов (а также от сколотого зеркала). Полученная величина - 50 мкм соответствует параметру связи зе. х 200 cm-*, что, в свою очередь, близко к значениям 150<-190 см""*, вычисленным из (6) по измеренном величинам

6.3. Отк.етим, что во всем диапазоне мощности излучения лазера распределение интенсивности на основном серкале - торце полупроводникового волновода - соответствовало возбуждению основной поперечной моды не только в направлении, перпендикулярном велноводным слоям (что отмечалось выше), но и в плоскости, параллельной слоям. Поэтому выходная ватт-амперная характеристика лазера была линейной. В контрольных экспериментах, когда гофрировка удалялась с поверхности диэлектрического волновода, такая картина не наблюдалась. Таким образом, селехгрш основной поперечной моды (в плоскости слоев) обеспечивало брэгговское зеркало [ivj. Действительно, как показано Bill*], его коэффициент отражения возрастает с убыванием номера моды,возбуждаемой в плоскости слоев (с убыванием угла отклонения лучей от оси резонатора).

6.4. В одномодовом режиме линия генерации всегда находилась в пределах наблюдаемой полосы распределенного отражения. Однако её положение относительно границ этой полосы могло быть различным. Одновременно изменялся и пороговый ток лазеров. По насему мнению, это могло быть связано с тем, что в процессе изготовления "одинаковых" образцов невозможно было зафиксировать начальную фазу гофрировки брогговского зеркала. Как было показано вьше, начальная фаза гофрировки в значительной мере влияет на амплитуду (и фазу) отражения брзгговского зеркала, на спектральные и пороговые характеристики лазера.

6.5. При накачке лазеров импульсами тока максимальная мощность излучения в одноподовом режиме' составила 180 мВт, внешняя дифференциальнаг квантовая эффективность - 325?, что является одним из лучиих достижений для одночастотных инжек-цйонккх лазеров. Пороговый ток лазеров составлял 100-200 мА.

По измеренной величине эффективности излучения был вычислен коэффициент отражения брэгговского зеркала, который оказался равным /¿ = 0,52 [l5~I?].

Исследования режимов модуляции излучения [l2,I3] показали, что сдномодовый режим генерации в этих лазерах сохранязт-ся и при их накачке очень короткими, длительностью до 0,3 не импульсами тока.

7. Температурные зависимости спектрального положения полос отражения и линии генерации.

7.1. Характер температурной зависимости спектрального положения линии генерации одночастотных инжекционных лазеров важен для целого ряда областей иЯ практического использования. В рассматриваемом нами лазере уход линии генерации при изменении температуры образца определяется изменением показателей преломления волноводных слоев в области усиления и в брэггов-ском зеркале. Сдвиг положения лазерной линии, обусловленный изменением оптической длины области усиления, происходил сравнительно быстро, со скоростью ^ I А/К. В то же время, спектральное положение брэгговской полосы отражения, как показали эксперименты, изменялось крайне медленно, ^ 0,01 А/К [14]. При непрерывном изменении температуры образца должны были наблюдаться переключения лазерной линии с одной продольной моды на другую. Эти переключения наблюдались в" эксперименте и происходили в довольно узкой спектральной полосе, шириной 2*3 А, находящейся внутри полосы брэгговского отражения (ширина полосы отражения 15+20 А). (Интересно, что практически всегда наблюдалась асимметрия положения линии генераг ш относительно центра брэгговской полосы - линия генерации была расположена на длинноволновом краю полосы отражения).

7.2. Температурные зависимости спектрального положения брэггозских полос отражения измерялись в диапазоне температур 200+310 К. Средние значения измеренных величин составили:

А/К для полосы, соответствующей распределенному отражению на моде ГП » 2 (см.рис.36) и{dXJг jdl > ■ -0,2-10"^ А/К для гибридной моды tu »1,2. Для того', чтобы

сопоставить оги величины с температурным изменением параметров гофрированного волновода, продифференциируем выранение, определяющее центр брэгговской полосы отражения Хп = 2А/У^ (в первом порядке взаимодействия):

«и» _ оЛ г Ма о/I/

Здесь П-1 - показатели преломления материалов диэлектрического волновода (¿=1, 610I =2. Та^О^; I =3, Аз^д). Последнее слагаемое в (7) связано с термическим расширением СаАб подлок-ки диэлектрического волновода. Коэффициенты ЭА^/дЛ;>0 можно было рассчитать при заданных толщинах слоев диэлектрического волновода. Коэффициенты Ъп-^дТ для ¿10^ и Та£0д нам нэ были заране-? извести* - они могут сильно зависеть от способа получения материалов; для ^/^-ЬЮ""^ К-*. Анализ

показывает, чго сумма только третьего и четвертого слагаемого в (7) больше экспериментально изморенных величин сдвига с1Хт/сП. Поэтому, с учетом того, что ЭЛ^/^ <К ЭЛ^/с^, для пленки Та^Оц иолучим отрицательный температурный коэффициент покаолтеля преломления: 9/1^]дТс* -1.3 •1СР' К"*.

7.З.. Как было показано выше, в лазере с диэлектрическим брэгговским зеркалом стабилизирован по температуре узкий спектральный интервал, в котором находится линия генерации. Тот факт, что у основного материала диэлектрического волновода -пленю: Та^О^;_отоицательныи температурный коэффициент показа-толя преломления, открывает интересную возможность значительно более сильной температурной стабилизации ликии генерации. Для этого, область гофрировки должна бнть отнесена от границы полупроводникового и диэлектрического волноводов. Далее, внутри составной регулярной области соотношение длин полупроводниковой части с дя[оТ > 0 и пассивного участка волновода из ^а2°5 с "^П-^Т < С должны быть выбраны из условия компенсации температурного изменения суммарной оптической длины. Оценки показывают, что это возможно при длине усиливающего участка в структуре лазера « 10 мкк и длине пассивного (не гофрированного)- Волновода ^ I мм.

Отметим, что развитые в эт-'й работе принципы соединения и согласования на единой подложке разнородных пленочных оптических волноводов - лазер с диэлектрическим брэгговским зеркалом является одним из примеров - ыогут использоваться для решения ряда задач интегральной оптики и лазерной техники[18]. На этой основе можно получить интегральные источькки когерентного света, встроенные в оптический волновод, перестраиваемые одномодовые лазеры, эффективные инжекционные лазерные излучатели с узконаправленным (дифракционным. ) выводом излучения и т.д.

Часть II. ИНЖЕКЦИОННЫЕ ГЕТЕРОЛАЗЕРЫ С КВАНТОВОРАЗМЕРгШ АКТИВНЫМ СЛОЕМ И ИНТЕГРАЛЬНЫЕ ОПТОЭЛЕКГРОНШЕ СТРУКТУРЫ НА ИХ ОСНОВЕ.

I. Предварительные замечания.

Как уже отмечалось выше, инфекционный лазер с брэгговским зеркалом является однии из вариантов лазера с резонатором интегрального типа. Этот лазер легко стыкуется с другими оптическими волноводкчми элементами. Другая, не менее важная задача - интеграция инжекционного лазера с управляющими электронными элементами (транзисторами). В таких интегралымх оптоэлектронных схемах основные требования к инфекционному лазеру - это низкий пороговой и рабочий токи и возможно более широкая полоса частот при модуляции излучения током накачки. С учетом этого для интеграции с электроннгми элементами нами были созданы и исследовались низкопороговые инкек-ционные меза-лазеры (с интегральным резонатором Сабри-Перо). Эти лазеры были получены на основе гетере структур А1СаА$/СаА5 со сверхтонким, квантоворазк.ернкм активным слоем.

Однако эксперименты с такими лазерами требовали новых подходов как к технологии выращивания исходных гетерострук-тур, так к к технологии получения полосковых -лазеров. Применительно к лазерным гетероструктурам /ЦСаАа/СаЛа с раздельным электронным и оптическим ограничением и ч нванговоразмер-ным активным слоем, которые были получены в ФТИ им.А.'5.Иоффе методами кидкофазной и КОС-гидридной эпитаксии, нами была

разработана технология полутения полоскоеых лазеров с узким каналом гребневого типа £21,22]. Далее, основная задала за ключалась в оптимизации этих структур для получения одновременно низких пороговых токов и широкой полосы модуляции. Для решения этой задачи потребовалось провести комплексные исследования процессов усиления и генерации света в гетерострукту-рах с. квантоворязмерными слоями. (На начальном этапе работы' мы пришли к выводу о том, что инкекционные лазеры на основе простых двойных гетероструктур /ЛСаАл/Са^з не удовлетворяют нашим требованиям [19,20] ).

Эксперименты, результаты которых пригедены в этой части работы, были внполь ны, в основном, ьа обычных дискретных лазерах с квантесоразмерным активным слоем. Нипе будут рассмотрены токке меза-лазеры и интегральные элементы лазер-транзистор. Характеристики лазеров измерялись при комнатной температуре; накачка осуществлялась либо импульсами тока, либо, в непрерывном режиме, постоянным током.

2. Полос.ковые инфекционные лазеры с квантоьоразмерным активным слоем (спектры усиления, пороговые токи, ■эффективность излучения).

2.1. Для изготовления лазеров использовались гетероетрук-туры АШаАь/ййАь с раздельным электронным и оптическим ограничение!.: и с квантоворазмерним активные слоем СаА&, толщина которого была в пределах 1С'0+2С;0 А. (В структуре между двумя ши-рокоэонньши эмиттерами я- и р -Л^Сат^Аь, х*0,5 имелись неле-гироважые волноводше слои А^Са^^А?. с х»0,3 и к^антоБораз-мзрный слой СаАб между ними; сушарная толщина волновода -0,2+0,3 мкм . Плотности порогового тока в исходных лазерных структурах составляли 2С0-ЗС0 А/см*".

Полоекочые лазеры изготавливались с помощью прецизионного химического травления исходных пластин чероз фотолитографическую маску в виде узких полосок шириной 4^-6 мкм. Глубина травления была па 0,1+С,3 мкя меньше, чем глубина залегания еолноподного слоя[21]. Затем поверхность покрывалась изолиру-»вдим.сдоем ¿¡Ор, на гребне структуры вскрывалось окно и на-

носились омические контакты. Схематически структура лазера изображена на левой вставке рис.4.

Оптическое ограничение канала генерации в плоскости перехода достигалось из-за возникающих на границах гребня скачков действительной и мнимой частей эффективного показателя преломления. Расчет порогового усиления в такой структуре показал, что основная попоречная мода имеет значительное преимущество по сравнению с модами более высокого порядка.

2.2. Важная информация о лазерных структурах была получена из сопоставления рассчитанных и измзренных в эксперименте спектров оптического усиления в квантопоразмзрноы слое. Расчет спектров усиления проводился в рамках модели, в которой учитывается зависимость матричного элемента перехода от энергии носителей и поляризации света[12ч], но не учитываются эффекты смешивания подзон в валентной зоне [13*]. Положение уровней размерного квантозания рассчитывалось исходя из конечной глубины потенциальных ям в зоне проводимости и валентной зона; соотношение разрывов зон было принято, соответственно, 0,6 к 0,4. Учитывалось также уширение уровней Д «= %/'С , обусловленное конечным временем релаксации носителей по энергии.

Расчеты показали, что по крайней мере для первого и второго уровней размерного квантования, которые представляют ин-о терес в нашем случае, при толщинах квантовой ямы /,£=150*200 Л и величинах усиления до (] * Ю^см™ (300 К) ямы в зоне проводимости и валентной зоне являются достаточно глубокими, так что при прямых оптических переходах хорошо выполняется правило сохранения номера подзоны. Для последующего сравнения с экспериментами важно, что характерные пики в спектрах усиления существенно сглаживается по мере увеличения параметра ширинн уровня и при Д =» Ю иэВ ( ? 6,б-Ю~ с) могут быть неразличимы. Были рассчитаны также зависимости величины максимума в спектре усиления Дтах °т концентрации неравновесные носителей для свата ТЕ и ТМ поляризации. В диапазоне концентраций от порога инверсии Я - 1,8Л018сц"^ до П х 6'1018см'"3, когда утах~ 4- Ю^см""^, не наблюдается сильно выраженного насыщения усиления. Усиление для та волн меньше, чем для ТЕ, причем

ТМ , ТЕ

отношение §тсл/§шх к0,740,9.

На полученных зависимостях (¡пох(и) имеются особые точки, вблизи которых происходит смена уровня размерного квантования, отвечающего максимуму в спектре усиления. В этих точках, испытывает скачок величина /ЭП. - дифференциальное усиление. Эти особенности будут рассматриваться ниже, в п.З, в связи с анализом динамических характеристик лааероо.

Спектры усиления при различных уровнях накачки ниже порога генерации (комнатная температура) были измерены с помощью метода Хдкки и Паули [14й]. Экспериментальные образцы - лазеры с узким гребнеььш волноводом и квантоворазмерным активном слоем,-имели очень короткий резонатор, длиной £ - 45-50 ыкм. Это позволяло проследить рост оптического усиления до величин

~ Ширина и форма полученных спектров усиления

для ТЕ и ТМ поляризаций находились в разумном соответствии с расчет у [223. В экспериментальных спектрах максимумы, связанные с переходами 1а -'•ЬЛ \Lt\i ) и -Zh.il были сильно сглажены, что позволяло, сопоставляя эти спектры с расчетными, оценить верхний предел для времени энергетической релаксации г 4 (6-8).10"14с.

Интересная особенность полученных спектров состоит в том, что энергия кванта в точке ^ «О на коротковолновом спаде кривой усиления оказалась разной для ТЕ и ТМ поляризаций. Эта разница тем заметнее, чем ниже ток накачки лазеров. Если бы распределение электронов и дырок в зоне проводимости и валентной яоне описывалось функциями Ферми с одинаковой температурой носителей, то спектральное положение этих точек совпадало бы (что и предполагалось в расчете). Наблюдавшееся в эксперименте расхождение точек ^ =0 можно объяснить, полагая температуру электронов больше, чем дырок.

Уровень распределенных оптических потерь в структуре лазера определялся по положению длинноволнового края спектра усиления; характерные величины потерь -составляли 40-50 см""*.

2.3. На рис.4 приведены зависимости от длиш резонатора : порогового тоиа лааёров с гребневым волноводом (точки), и при-

Рис.4

о 10« ?<Ю ЗЛО

Длина резонатора I, мкм. веденного порогового тока лазеров с широким контактом (_м.правую вставку), изготовленных из той же пластины (кружки). Приведенные значения пороговых токов получены умножением истинной величины лорогоього тока широкого лазера на отношение ширин контактов v/W . Из рис.4 видно, во-первых, что у лазеров с гребневым волноводом минимальные пороговые токи =-'10 мА достигаются при очень малых длинах резонатора. Именно такой характер зависимости порогового тока от длины резонатора - практически • линейное уменьшение тока при уменьшении длина до 1 v. 50 мкмт-следовало ожидать, рассматривая расчетную зависимость усиления от концентрации носителей, при условии, что время жизни в интересующем нас диапазоне концентраций меняется слабо. Во-вторых, из сравнения двух зависимостей следует, что в лазерах с узким гребневым каналом около 2/3 тока составляет ток утечки. Этот вывод не изменится и при учете того, что внутренние потери в полосковом лазере (40см-"'') больше, чем в широком. На рис.4 сплошная прямая получена из штриховой с учетом диффузии носителей из накачиваемой области по активному слою. Согласие расчета с экспериментом достигается при вполне реальных значениях коэффициента диффузии Ъ * Ю си /с и времени жизни носителей T'j -ы 2¡ 0,5-10 с.

При нанесении на зеркала коротких лазеров отражающих покрытий минимальная величина порогового тока составила c¿ 4 мА.

Исследовались также зависимости от длины резонатора внешней дифференциальной квантовой эффективности излучения лазеров. Как и ожидалось, для лазеров с узким каналом эффективность роз-

растала с уменьшением длины резонатора и достигала * 85« при длинах менее 100 мкм. Для лазеров с широким контактом на малых длинах наблюдался спад эффективности, обусловленный поперечным сбросом инверсии. Анализ полученных зависимостей позволил определить внутренние оптические потери, которые оказались равными а; 2 см*"^ для широких лазеров и а 40 для по-.гоеков!.« лазеров, что находится в соответствии с прямыми измерениями уровня потерь по спектрам усиления.

3. Динамические характеристики лазеров.

В этом параграфе рассматриваются результаты исследования динамических свойств инфекционных лазеров с квантоворазмерным активным слоем, которые проявляются при высокочастотной моду- • лянии излучения непосредственно током накачки [23]. Как выяснилось, динамические свойства квантоворазмерных лазеров имеют специфику, связаннул с особенностями их спектров усиления. Сразу подчеркнем, что поскольку исследовавшиеся лазеры с узких! гребневым волноводом работали в режиме генерации основной поперечной моды и, практически, одной продольной, которая доминировала в спектрах излучения, эффекты конкуренции мод не играли существенной роли. Благодаря этому, во-первых, граничная частота модуляции этих лазеров оказалась очень высокой[23]. Кроме того, это позволило экспериментально определить ряд важных параметров структуры, описывающих динамические свойства лазеров.

3.1. Анализ динамических свойств лазеров проводился с помощью уравнений, описывающих баланс носителей и ротонов в активной области. Рассматривались малые колебания концентрации носителей л и плотности фотовдв в моде 5 ; рассмотрение велось в одноыодовом приближении. В этом случае, кат; известно, в системе носители-фотоны имеется резонанс, причем резонансная частота и параметр затухания У определяются следующими при- ' ближенкыми выражениями, справедливыми о точностью до членов, описывающих вклад спонтанного излучения:

Здесь: Vg - груплойая скоросг. света в активной области, fl' а 3^§тах /дп > время жизни фотона в резонаторе, «время спонтанной рекомбинации. Если известны параметры -|0 к f , то граничная частота амплитудно-частотной характеристики лазера может быть найдена hsj_

\г fz -с* r,r¿ arA \а Гг

Видно, что поскольку Jo и ЗГ зависят от S , то и граничная частота зависит от плотности фотонов в резонаторе ( ого1? -мощности излучения лазера).

3.2. В эксперименте определялись параметры релаксационных колебаний (частота и затухание), возникающих в ответ на возбуждение лазера прямоугольным импульсом тот с достаточно коротким передним фронтом. Образцы помещались в специальный коаксиальный держатель, через который на лазер подавались импульсы тока с регулируемой амплитудой. Длительность переднего, фронта была около 100 пс, что существенно меньше времени за-деряки начала релаксационных колебаний. Излучение регистрировалось с помощью изготовленного в ФТИ им.А.Ф.Иоффе р-1-n-ге~ терофотодиода с временным разрешением около 40 пс, который был смонтирован в разрыве высокочастотного коаксиального кабеля.

3.3. Измерялись зависимости резонансной частоты к параметра затухания релаксационных колебаний от мощности излучения. В соответствии с (8), резонансная частота линейно зависела от корня из мощности, причем наклон этих прямых сильно зависел от длины резонатора. Для лазеров с наиболее коротким резонатором, t = 50 мкм, резонансная частота достигала максимальной величины * 10 ГГц (при мощности излучения около 1С мВт). По результатам этого эксперимента была построена зависимость (точки на ркс.5) дифференциального усиления ¿j' от величины усиления (J . зависящей от длины резонатора. На рис.5 сплошной кривей гокозаьа расчетная зависимость (j (§). Вид~ но, что на обеих кривых при усилении Q « 2-Ю^см"" имеются

Рис.5

изломы. Они возникают При смене перехода, отвечающего максимуму спектра усиления; в данном случае это - замена перехода с участием первого уровня на переход о участием второго уровня размерного квантования. Отметим, что если положение излома на экспериментальной кривой хорошо совпадает с расчетом, то сами величины дифференциального усиления, расчетный и полученные из эксперимента, заметно различаются. Зта разница, 'по-видимому, связана с несовершенством модели, используемой в расчете. . '

Экспериментальные зависимости параметра затухания от мощности ¡рС-Р) были линейными в значительном интервале мощностей излучения лазеров; наклон этих прямых также существенно заьисел от длины резонатора. С помощь») экстраполяции полученных прямых в области малой мощности было определено эффективное время яшзни носителей на пороге генерации %0,5-что совпадает с величиной, полученной при анализе порогового тока лазеров.

Наконец, по зависимостям и ДР) из (9) была рас-

считана величина как функция мощности излучения. Для

лазеров с коротким резонатором граничная частота максимальна и достиг ает а 16 ГГц при длина резонатора I « 50 мкм и при мощности излучения, близкой к предельной. Отметим также, что найденная величина ^(/р- это граничная частота полосы модуляции, определяемая свойствами активной области лазера. В ре-ал»НоК структурах- наличие паразитных КС - параметров может

препятствовать достижению граннччой частоты . Это произойдет, если не выполнено условие НС«

4. Инжекдаонные лазеры с интегральным микрорепонатором и интегральные элементы лазер-транзистор.

Как было показано иьте, при не слишком малой толщине кван-товоразмерного активного слоя 150+200 А минимальные поро-

говые токи и в то же время максимальные частоты модуляции тлеют лазеры с очень коротким резонатором, длина которого около 40-50 мкм. Для экспериментов образцы лазеров со столь коротким резонатором могли быть изготовлены обычным "способом - скалыванием. Нами была также разработана технология получения таких лазеров в виде меза-структур, основанная на технике микроскалывания (см. ч.1, п.2). Меза-лазеры имеют неоспоримые преимущества: длина их резонатора монет быть строго задана, появляется возможность легко монпгроЕать короткие лазеры ( обеспечивать теплоотвод и подвод тока). Наиболее важный момент заключается в том, что меза-лазеры могут работать в интегральных схемах с управляющими транзисторами.

4.1, Основные этапы технологического процесса получения меза-лазеров с микрорезонатором сводятся к следующему. Вначале на поверхности пластины вытравливалась меза-структура специальной формы, в которой была задана длина резонатора я, кро» ме того, предусмотрена контактная площадка для подвода тока. Вдоль периметра меза-структуры было сделано подтравливание под волноводные слои на глубину 10-15 мкм, так что образовывались нависающие козырьки. Затем на поверхности меэа-струк-туры был сформирован гребневый волновод, после чего наносились контакты. Последняя операция заключалась в скалывании нависающих козырьков с образованием зеркал резонатора. В полученных меза-лозерах с гребневым волноводом и квантовораэ-мерным активным слоем величины порогового тока, эффективности, их зависимости от длины резонатора были такими ш , как у аналогичных лазеров, но полученных обычным способом скалыва« ния.

Интересную особенность имели диаграммы направленности

излучения ме1-8-лазеров: интерференция излучаемого света и света отраженного от подложки давала узкие лепестки диаграммы направленности под небольшим углом к плоскости подложки. Отметим, что такой вид диаграмм направленности может оказаться удобным для стыковки меза-лазера с оптическим волокном.

' 4.2. Для получения интегральных оптоэлектронных схем с низколороговыми инфекционными лазерами и быстродействующими управляющими транзисторами необходимо было реаить проблему совмещения разных структур этих элементов в едином кристалле. В наших экспериментах лазер на основе гетероструктури А1СаАэ/ СаЛь с квантовсраямерным активным слоем и гребневым волноводом был интегрирован с полевым транзистором Шоттки на общей подлом^ ке из полуизолирумцегс СаАБ [24].

Исходные гетеро-груктуры выращивались методом МОС-гцдред-ной зпитаксии, при этом первыми выращивались (рис.6) буферный (I) и рабочий (2) слои структуры транзистора (I - Л°ЫЮ см"? 0,5 ыкм; 2 - л^'сы-3, 0,2 мкм), затем стоп-слой

^Аь (3), разделительный слой (4) и слои

лазерной структуры (5-10). В процессе изготовления схемы сначала. селективным травлением до стоп-слоя (3) была сформирована меза-структ/ра лазера, затем на её поверхности - гребневый какал шириной 4 мкм. После отого формировалась контактна? площадка на разделительном слое И^-СчАь (4) для обеспечения тско-

подвода к структуре лазера и, наконец, площадка полевого тран-и

я ».ч

Рис. 6

зистсра. Поверхность рабочего слоя полевого транзистора обнажалась селективным стравливанием стоп-слоя. На завершающем этапе проводились операции маскирования диэлектриком, нанесения омических контактов (II - токоподеод к лазеру, сток и исток транзистора) и барьерного контакта (12 - затвор транзистора). Полевой транзистор имел длину затвора 1,5 мкм и ширину канала 250 мкм.

Размеры кристалла отдельной интегральной пары лазер-транзистор составляли 360x1000 мкм; 360 мкм - длина резонатора лазера, зеркала которого были получены обычным скалыванием. Отметим, что описанный выше процесс универсален, то есть позволяет интегрировать также меза-лазеры с любым числом полевых транзисторов. Среднее значение порогового тока для лазеров на полуизолирующей подложке составляло 16 мА. Полевые транзисторы имели следующие характерные параметры: напряжение отсечки 3,5 В, ток насыщения 50 мА, малосигнальная крутизна до 80 мА/В. Совокупносто достигнутых параметров обеспечивала модуляцию лазера по току питания до двухкратного превышения порога при амплитуде управляющего напряжения на затворе транзистора около 2,5 В. Граничная частота полевого транзистора составляла 6-8 ГГц, лазерного диода 6-7 ГГц. Граничная частота схем! с учетом паразитных параметров достигала 3 ГГц [25].

ЗАКЛЮЧЕНИЯ

Основные результаты работы

Разработаны физические принципы и основы технологии стыковки оптических волноводов, что позволяет интегрировать (на единой подложке) волноводные элементы из различных материалов. Важным примером является полученная эффективная стыковка инфекционного лазера на основе полупроводниковой гетерострукту-ры с пленочным волноводом из прозрачных диэлектриков, обладающих низкой оптической плотностью.

Показано, что гофрированные волноводы из прозрачных и однородных диэлектрических пленок могут служить эффективными брэгговскими зеркалами для инжекционвнх лазеров, обеспечивающими одномодовый режим генерации с глубоким подавлением неоо-

но вник продольных и поперечных мод. В таких лазерах с брэггов-скими зеркалами получена рекордная величлна эффективности од~ номодовой генерации 32% и достигнута на два порядка лучшая,чем у известных ранее типов инжокционных лазеров, температурная стабильность спектрального положения линии генерации - O.OlS/K.

Исследования особенностей оптического усиления в гетеро-структурах AlCaAs/GaAs с квантоворазмерным узкозонным слоем привели к выводу о том, что инжехциопные лазеры на основе таких структур при предельно малой длине резонатора (т.е. большом усилении) могут иметь очень низкий пороговый ток и, одновременно, обладать широкой полосой частот модуляции излучения током накачки. Созданы итаекционные лазеры с узким каналом генерации, имеющие при длине резонатора около 50 мкм пороговые токи менее 10 мА, граничную частоту полосы модуляции до 15 ГГц. Разработан интегральный Еариант такого лазера, а также быстродействующая интегральная оптоэлектронная схема, в состав которой входят низкопороговый лазер и управляющий полевой транзистор.

Список включенных в диссертацию работ

1. Гуревич С.А., Портной Е.Л., Пронина Н,В., Скопина В.И. Эффективная монолитно-гибридная стыковка инфекционного гете-ролазера с пленочным волноводом из халькогенщноро стекла.

- Письма в ГО, 1982, т.8, в.4, с.193-107.

2. Gure^icli З.Л., Purtnoy B.L., Sfcopina V.l. Hybrid Integration of a. Dioclii Lat-er viilli a Deposited Waveguide. - Journal of Opt.Communications, 1982, v.3, N0.4, p,133-137.

3. Гуревич C.A., Нестеров С.И., Портной Е.Л., Скопина В.И., Тимофеев Ф.Н. Инфекционный брэгговский гетеролазер с высокой температурной стабильностью длины волны излучения.

- Письма в 2Т5, 1983, т.9, в.6, с.456-460.

4. Гуревич С.А., Портной Е.Л., Райх М.Э. Поглощение света в пленочных волноводах СаА&мАЦСа^^ь и его влияние на пороговые характеристики гетвролазеров с брэгговскими зеркалами. - 5ТП, 1978, т. 12, в.6, c.II60-II69. .-

>. Алфёров Ж.И., Гуревич С.А., Мизеров М.Н., Портной E.JI. Контролируемое травление эпитаксиальных слоев СаАь и твердых растворов AlxCaj_xA5 и его применение в интегральной оптике. -M, 1975,"т.45, B.I2, C.26C2-2606.

j. Гуревич С.А., Портной Е.Л., Скопииа В.И., Тимофея Й.Н., Фронц К. Монолитно-гибридная интегрально-оптическая схема, зключающая инфекционный гетеролазер (AlGa^fo и пленочный волновод из TagOg. - Тезисы докд. Ш Всесоюзной конф. по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах. Одесса, 1982, т.2, с.4-6.

I, Guravich S.A. Distributed feedback and distributed Brass reflector heterostructure lagers in integrated op tics.-Pros.of 5th Int.School of Coherent Opf. Jena 1984, part 1, p.8-20.

3. Ourevich и.A. Y/avolength str-bilized distributed 3reg¿ reflector injection lac^rn for fiber coruaunisation linen <md senaoru. -Там же, р-ЧЮ-из.

Гуревич С.А., Карпов C.D., Нестеров С.И., Портной Е.Л., Скопина В.И., Тимофеев Ф.Н. Исследование инфекционного брзгговского гетерслазера с шсокой температурной стабильностью длины волны излучения. - Письма в Ж1Ф, 1985, т.II, в.9, с.524-530.

10. Гуревич С.А., Карпов C.B., Портной Е.Л. О спектральной зависимости коэффициента отражения брзгговского зеркале.-Письма в ЖТФ, 1Ш4, т.10, в.15, с.945-949.

II. Гуреви. С.А., Карпов С.Ю., Портной Е.Л. Фазовые особенности отражения света брэгговским зеркалом, обусловленное скачком диэлектрической проницаемости на его границе. - Письма в ЖТФ, 1985, т.II, в.16, с.989-993.

12. Гуревич С.А., Нестеров С.И., Портной Е.Л., Скопина В.И., Тимофеев Ф.Н. Спектральные временные характеристики излучения монолитно-гибридных гетеролаоеров с брэгговским зеркалом. - Письма в ЖТФ, IS85, т.II, в.10, с.606-611.

13. Гуревич С.А., Ильич A.A., Портной Е.Л., Тимофеев ffi.Н. Злиякио относительного спектрального положения полосы усиления и линии генерации на динамику излучения гетеролазв-ра с брэгговскими зеркалами. - Писы.;а в ДТЗ, 1984, г.10,

в.З, с.133-138.

14. Гуревич С.А., Карпов C.Ö., Портной Е.Л., Сяопина В.И., Тимофеев î'.H. Исследование температурной стабильности спектральных полос распределенного отражения в монолитно-гибридном брэгговском готеролазере. - Письма d KTŒ, I9U6, т.12, в.5, с.268-274.

15. Алфёров Ж.И., Гуревич С.А., Портной S.J1., Тимофеев Ф.И. Инжекщонные Ga(Al)As гетеролазери с брагговским зеркалом в веде монолитно-стыкованного диэлектрического гофрированного волновода. - Тезисы докл. 1У Всесоюзной конф.по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах. Минск, 1986, т.I, с.52-53.

1С. Alicrov Zh.l., Gurevich S.A., Portnoy tí.L , ïiiiiofeev í.N. í>im;le-i'requency Diode Líiser wich a HLjjh Temperature íHnbi-lity of the E/nit'ii-ion Lina.-Lo,зег Opîics of Condensed Mai tur. Ï3d. by Binnen J.L., Ouioirins h.;-;, arid Kaplyanalfii A.A. Plenum frcsô, Ilcw YorK and London, ly6.i, p.113-118.

17. Alferov Zh.l., Guievich S.A., Karpov S.ïu., Portnoy В.1., Tiffiofeev P.IT. Monolitirically-Integrated Hybrid ileterostruc-ture Diode Laoex1 with Dieloo trie-Film Waveguide DBü. - IKEÏ J.oi Qui. itum Electron., 19H7» v.QE-ЙЭ, No.b, p.H69-fc81.

18. Гуревич C.A., Киккарин СЛ., Петров Д.В., Скопина В.И., Тимофеев Ф.П., Царев A.B., Яковкин И.Б. Акуетоолтическое взаимодействие в волноводе TagO^- SíOg-CaAs. - Письма в M, 1906, т.12, в.20, с. 1225-1227.

19. Алфёров 1.И., Гуревич С.А., Маркова Р.В., Марахонов В.М., Никилин С.А., Портной Е.Л., Синицьм U.A., Синявский Д.В., Тимофеев Ф.Н., _едорович А.Е., Явич B.C. Непрерывные одно-часготные инфекционные гетеролазеры CaAlAs, полученные гибридной технологией с использованием методов газофазной

и жидкофазной опитаксий . - Письма в HTS, 1986, т.12, в.10, с.577-582.

?0. Al Г его/ Zh.'J'., liurevich S.A. Semiconductor He tero¡¡ truc-tiitü LiiRers. — Sii;iii:ondiict or He t".rro.-¡11uctuieo : íhjp.loal t'iuceuytís and A|ípl loa tion». b.t. by Alferov Zh.l. Mir, Moscow, VÍBO, p. 103-125.

21. Alfегоv 2h.I., Gurevich S.A., Khvoatikov V.P., Larionov V.r., Portney Jä.L. , Tiraofeev F.K. Low Threshold ЛЗаАз/ПпАз SCH Single Quantum Well Looerti Crown by LPü. - Ooni'.Dibeat of

11 th InternationaJL Semiconductor Lr.oer Ccnfurcnoo. Boston, 1903, p.80-ei.

22. Гуревич C.'A., Закгейм А.П., Ь'арахонов В.М., Несторов С.И., Портной Е.Л., Тимофеев ¡5.П., Хвостиков В.П., Чебунина И.Э. Ниэкопороговые гетеролазеры AlGaAs/GaAs с квантовораэмерным активным слоем. - Тезисы докл. I Всесоюзной конф.по физическим основам твердотельной электроники. Ленинград, 1989, т.А, с.58-59.

23. Гаврилович П., Гуревич С.А., Портной Е.Л., Тимофеев Ф.Н., Хвостиков В.П., Чебунина И.Э.'Исследование релаксационных колебаний излучения AlCaAs/CaAs инжекционннх лазеров с тонким активным слоем. - Там же, с.60-61.

24. Винокуров Д.Н., Гуревич G.A., Закгейм А.Л., Ларионов В.Р., ЛифшицЮ.А., Марахонов В.М., Хвостиков В.П., Чебунина И.Э., Явич B.C. Оптоэлектронная интегральная схема "инфекционный лазер-полевой транзистор" на основе гетерострукгуры AlCaAs/ CaAs. « Там же, с.4-5.

25. Афанасьев В.Б., Гуревич С.А., Закгейм А.Л., ЛифлицЮ.А., Марахонов В.М., Чебунина И.Э. Модуляционные характеристики оптоэлектронной ИС на основе (AlCa)As/CaAs квантсвораэмер-ного лазера и CaAs полевых транзисторов. - Там же, с.6-7.

Список цитированной литературы

Алфёров Ж.И., Андреев В.М., Корольков В.И., Портной Е.Л., Третьяков Д.Н. Когерентное излучение в эпитаксиальных структурах с гетеропереходом в системе AIAs-CaAs. - ЗТП, 1968,• т.2, в.Ю, с.1545-1547.

2*. Алфёров Я.И., Андреев В.М., Казаринов Р.Ф., Портной ЕЛ.,' Сурис P.A. Полупроводниковый оптический квантовый генера-' тор. - Авторское свидетельство ДО 392675 от 19.С7.19?1г. Опубликовано в бюллетене №1, 1977, е.2139.

3*. Казаринов Р.Ф., Сурис P.A. Инжекционшй гетеролаоер с

р^.кционной решеткой на контактной поверхности. - ОТП, 1972, т.6, в.7, с.1359-1365.

4*. Алфёров Ж.И., Гуревич С.А., Казаринов Р.Ф., Мизеров М.Н., Портной S.I., Сейсян Р.П., Сурис P.A. ПКГ со сверхмалой расходимостью излучения. - 6TII, 1974, т.8, в.4, с.832-833.

5«. Алфёров И.И., Гуревич С.А., Казаринов P.S., Ларионов В.Р., Мизеров М.Н., Портной Е.Л. Инфекционный гетеролазер с выводом излучения через дифракционную решетку. - МП, 1974, т.8, в ДО, с.2031-2033.

6*. Алферов И.И., Гуревич С.А., Клепикова Н.В., Мизеров М.Н., Портной Е.Л. Инжекционный гетеролазер с распределенными брэгговскими зеркалами при комнатной температуре. - Письма в ЖТФ, 1976, т.2, в.6, с.245-251.

7К. Streifer W., Seifree D.R., Bumham R.S. Perturbation analysis oi nonuniform almost periodic Bragg reflectors. -J. Opt.Soc.Aznar., 1976, v.66, No.12, p. 1359-13638*. Карпов С.Ю. Дифракции волн на стпке диэлектрических волно-еодов. - Квантовая электроника, 1982, т.9, в.З, с.605-607.

9*. KORulnilc Н., Shank: C.V. Coupled-wave theory of distributed feedback lasers. - J.Appl.Pnys., 1972, v.43, No.5, p. 23.27-2335.

10*. Константинов O.B., Понахов И.М., Pomqhob Ю.ф. Оптические свойства твердотельной фазовой решетки. - ИТ, 1978, т.20, зЛ, C.II2-II9.

Пк. Достсв В.Л., Карпов С.Ю. Брэгговокое отражение ограниченных свеювых пучков. - ЖТ5, 1987, т.57, з;3, с,6С2-605.

12*. Aufida Ы., Хаше/агаа А., Suemeteu X. Gain and intervalence Dajjd abjorbtion in quantum well lasers. - IEEE J.of Quantum Electron., 1904, v.QE-£0, No.7, p.745-753.

13». Oolak S., Eppanga R., Sohuuimana Ы.БЧН. Band Mixing Effects on Quantum Well (Jain. - IEEE J.of Quantum Electron., 1987, v.Qii-23, No.6, p.960-968.

14*. llakki B.W. , Paoli T.L. ОТ degradation at 3O0K of ОнАя doufcle-haterostructure junction lasers. II- Electronic (гр1 n. - J.Appl..rhyo., 1973, v.44, но.9, p. 4113-'И 13.

PTII ЛИЯФ.saк. 1414,тир. 120,учтизд.л.2; 25/ХП-19Й9 г.,М-28503

FiecrniatKO