Оптические свойства мезаполосковых гетеролазеров на основе твердых растворов A3 B5 тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

г 6 ол

\ О ^ОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ФИЗИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. П.Н.ЛЕБЕДЕВА

На правах рукописи

ДРАКИН АЛЕКСАНДР ЕВГЕНЬЕВИЧ

)ПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА МЕЗАПОЛОСКОВЫХ ГЕТЕРОЛАЗЕРОВ НА ОСНОВЕ ТВЕРДЫХ РАСТВОРОВ А3В5

(01.04.21 - лазерная физика)

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва - 1996

Работа выполнена в Физическом институте им. П.Н.Лебедева РАН Научные руководители - доктор физико-математических наук,

профессор Елисеев П.Г. доктор физико-математических наук Богатов А.П:

Официальные оппоненты - доктор физико-математических наук

Засавицкий Иван Иванович кандидат физико-математических наук Плявенек Андрей Григорьевич Ведущая организация - НИИ "Полюс"

Защита состоится ,1997 года в

часов на заседании Специализированного совета К002.39.01 Физического института им. П.Н.Лебедева РАН по адресу: 117924 Москва, В-333 , Ленинский проспект 53.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Физического института им. П.Н.Лебедева РАН.

Автореферат разослан "_"____1997 года.

Ученый секретарь Специализированного совета

В.А.Чуенков.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

Полупроводниковые лазеры в 80-90-е годы прочно вошли в повседневную практику. Со времени изобретения и первой практической реализации эти приборы квантовой электроники претерпели существенные изменения и усовершенствования с точки зрения как своей конструкции и рабочих характеристик, так и используемых материалов и применяемой технологии изготовления. Особое место среди полупроводниковых лазеров занимают инжекционные лазеры. Они производятся в коммерческих масштабах (несколько десятков миллионов приборов в год). Благодаря своим уникальным характеристикам - таким, как низковольтное питание, миниатюрность, малая инерционность, высокий к.п.д. и др. - они получили широкое применение в системах связи, бытовой и промышленной аппаратуре.

В широком распространении инжекционных лазеров определяющую роль сыграл переход к гетеролазерам, обладающим значительно улучшенными характеристиками по сравнению с гомолазерами. На основе гетероструктур стало возможным создание лазеров с узкой активной областью (полосковых лазеров), работающих в непрерывном режиме при комнатной температуре. В основе дальнейшего прогресса инжекционных лазеров лежало существенное улучшение характеристик лазерных диодов после освоения методов выращивания ультратонких слоев и развития технологий получения полосковых структур различных типов.

Рабочие характеристики тех систем, в которых используются инжекционные лазеры, напрямую зависят от параметров самих лазеров. Например, в системах записи и считывания информации для достижения максимальной плотности записи необходима фокусировка лазерного луча в пятно с размерами порядка длины волны излучения, в системах воло-

конно-оптической связи ввод излучения осуществляется в одномодовое волокно, имеющее размер сердцевины всего несколько микрометров, и т. д. Все это предъявляет повышенные требования к качеству излучения лазерного диода, его модовой структуре и, следовательно, к конструкции.

Среди полосковых лазерных структур особое место занимают структуры с т. н. "поперечной стабилизацией" поля, т. е. с конфигурацией, обеспечивающей удержание моды в боковых направлениях. Из многочисленных вариантов подобных полосковых структур наибольшее распространение получили лишь некоторые, среди них - заращенные мезаполо-сковые и структуры с мелкой мезаполоской, известные также как структуры с гребневым волноводом (пс^е-'Л'ауеошс1е, ИЛУ).

Лазеры мезаполосковой конструкции с гребневым волноводом занимают сейчас, по-видимому, основную долю рынка полосковых лазеров. Сравнительно простая, дешевая и надежная технология на этапе формирования активной полоски делает эти приборы привлекательными с потребительской точки зрения. Широкое практическое использование лазеров этой конструкции, применение все новых полупроводниковых материалов в качестве их активных сред для расширения уже освоенного спектрального диапазона требует дальнейшего исследования таких лазеров, оптимизации их характеристик, в том числе и оптических. Оптимизация геометрии полосковой лазерной структуры в настоящее время базируется на моделировании оптической структуры лазерного диода.

Все это определило задачи данной работы.

Целью работы являлся расчетный анализ конфигурации и характеристик (частоты, усиления, потерь) лазерной моды в многослойных лазерных структурах, сформированных различными материалами: АЮаАз, ОэАб, 1пОаАз и 1пСаАзР, а также по возможности наиболее детальное сравнение результатов расчета с опытом; экспериментальные исследования включали разработку некоторых новых лазерных структур (для полу-

чения излучения в диапазоне длин волн около 1.3 мкм и более 2 мкм), изучение Э1их лазерных диодов и других, работающих в диапазонах от 0.78 до 1.0 мкм, с точки зрения тех характеристик лазерного луча, которые связаны с оптической структурой и могут дать сведения о ней.

Научная новизна. В данной работе проведены экспериментальные исследования взаимосвязи бистабилыгости ватт-амперной характеристики и картины излучения в дальней зоне в плоскости р-п-перехода в мезаполо-сковых лазерах ГпОаАз/ОаАз с узким гребнем. На основе моделирования оптической структуры таких лазеров найдены параметры структуры (волновода), при которых зависимость модового усиления от накачки становится немонотонной (появляются участки с отрицательным дифференциальным модовым усилением). При двумерном численном моделировании оптических свойств мезаполосковых лазеров учтена дисперсия показателей преломления всех слоев гетероструктуры. Проведен анализ влияния "вытекающего" поля из активного волновода в перпендикулярном слоям направлении на модовое усиление лазера.

Практическая ценность работы. На основе напряженных квантово-размерных гетероструктур ГпСаЛя/ОаЛБ получены непрерывные лазеры (в диапазоне 980 нм) с бистабильным режимом генерации и скачком мощности 50 - 70 мВт. Созданы первые гетеролазеры, работающие в непрерывном режиме в диапазоне X > 2 мкм, в которых использованы преимущества мезаполосковой конструкции с гребневым волноводом. В результате оптимизации гетероструктур с трехслойным волноводом на основе ГпОаАвРЛпР (в диапазоне 1.3 мкм) продемонстрировано снижение плотности порогового тока до 400 А/см2 и получена генерация в непрерывном режиме при комнатной температуре на лазерах с широким контактом.

Совокупность представленных в диссертации экспериментальных и теоретических результатов позволяет сформулировать следующие выносимые на защиту положения:

- Разработана численная модель многослойной (произвольное число слоев) полупроводниковой лазерной структуры для расчета конфигурации и интегральных характеристик лазерных мод, в которую включены а) комплексные оптические константы каждого слоя, б) поперечные вариации толщины, в) зависимость показателя преломления в активном слое от концентрации носителей. На этой основе выполнено численное моделирование лазерных диодов с гетеросгруктурами AlGaAs/GaAs, InGaAs/GaAs/AlGaAs и InGaAsP/InP.

- Установлены следующие свойства лазерных структур, зависящие от волноводных параметров а) почти линейное убывание параметра оптического ограничения от толщины активного слоя в трехслойной структуре в отличие от квадратичного в обычных двойных гетерострукгу- . pax; б) немонотонный ход модового усиления в лазерах с гребневым волноводом (явление отрицательного дифференциального усиления) при переходе от рефрактивного к диссипативному боковому ограничению; в) резонансный характер нарастания оптических потерь в лазерной моде при взаимодействии с паразитными модами в объеме диода в условиях фазового синхронизма.

- Дано объяснение ряду явлений в изученных лазерах, связанных с волно-водными свойствами активной зоны: а) обратимому срыву генерации и гистерезису оптической мощности в InGaAs/GaAs-лазерах с узкими гребневыми волноводами; б) пульсациям излучения вблизи точки срыва в тех же лазерах; в) спектральной модуляции интенсивности в продольных модах InGaAs/GaAs -лазеров; г) взаимосвязи между плотностью тока и длиной волны в InGaAsP/InP-лазерах. Интерпретация этих явлений основана на детальном моделировании волноводной структуры.

- В разработках и экспериментальных исследованиях лазеров на основе InGaAs/GaAs/AlGaAs (А=0.95-1.0 мкм), InGaAsP/InP (А=1.28-1.58 мкм) и InGaSbAs/AlGaSbAs/GaSb (Х=2.0-2.3 мкм) использованы данные и рекомендации, полученные при моделировании оптической структуры. При этом достигнуты следующие оригинальные результаты: а) в оптимизированных гетероструктурах на X. ~ 1.3 мкм с трехслойным волноводом продемонстрировано снижение пороговой плотности тока до 400500 А/см2 и осуществлен непрерывный режим при 300 К в диодах большой площади; б) получены непрерывные лазеры при X ~ 0.98 мкм с бис-табильным режимом и скачком оптической мощности 50-70 мВт; в) созданы первые непрерывные лазеры, работающие при комнатной температуре в диапазоне /I >2.0 мкм в которых использованы преимущества гетероструктур с гребневым волноводом.

Подробное изложение результатов дано в заключительной части реферата.

Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы докладывались на научных семинарах Физического института им. П.Н.Лебедева РАН , на 9 й Международной конференции по полупроводниковым лазерам (Рио-де-Жанейро, Бразилия, 1984г.), на 10 й Международной конференции по полупроводниковым лазерам (Каназава, Япония, 1986г.), на 1 И' Международной конференции по полупроводниковым лазерам (Бостон, США, 1988г.), на Международной конференции SPIE (OE/LASE'94, Лос-Анджелес, США, 1994г.), на Международной конференции SPIE (OE/LASE'95, Сан-Хосе, США, 1995г.).

Публикации. По результатам диссертации опубликовано 11 научных работ.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и выводов. В конце работы приведен список лите-

ратуры из 192 наименований. Общий объем диссертации, включая 47 иллюстраций, составляет 158 машинописных страниц.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во Введении обоснована актуальность решаемых в диссертации задач, сформулирована основная цель работы. В литературном обзоре прослежено развитие оптической модели инжекционных лазеров. Описан переход от гомолазеров к ДГС с трехслойным волноводом (или с раздельным ограничением, ДГС-РО), позволивший резко снизить плотность порогового тока. Рассмотрен вопрос об исследовании потерь на "вытекание" излучения из активного волновода в вертикальном направлении. Описаны три механизма формирования бокового оптического ограничения - рефрактивное ограничение, диссипативное за счет усиления и "антиволноводное" ограничение. С точки зрения использования этих типов оптического ограничения рассмотрено развитие конструкций полос-ковых лазеров. Представлены результаты исследования оптического ограничения в лазерах с гребневым волноводом.

В конце Введения приводятся основные положения, Ъыносимые на защиту.

Глава 1 посвящена методике расчета параметров оптического волновода мезаполосковых гетеролазеров и измерения их излучательных характеристик.

В §1 представлены схемы расчета спектральной зависимости показателей преломления бинарных соединений А3В5 и твердых растворов на их основе, образующих диэлектрический волновод в исследованных гете-ролазерах. Для бинарных соединений использовалась формула Селлмейе-ра с эмпирическими параметрами, определенными из подгонки к имеющимся экспериментальным результатам. Расчет показателей преломления твердых растворов проводился на основе модифицированной модели одиночного осциллятора (модели Афромовица) с параметрами, интерпо-

лированными по соответствующим значениям для бинарных соединении. Приведены использовавшиеся значения параметров и интерполяционные формулы.

В §2 описан матричный метод определения константы распространения и распределения поля моды в одномерной многослойной структуре с кусочно-постоянными оптическими константами. Дан алгоритм расчета, позволяющий рассматривать структуры с практически неограниченным числом слоев. Распространение метода на структуры с комплексными значениями диэлектрических проницаемостей дает возможность прямым путем учесть поглощение и усиление в слоях гетеролазеров, а также включить в единую схему расчета металлические слои (контакты). Для гетеро-структур, содержащих слои с линейно меняющимися диэлектрическими проницаемостями (СЫМ-слои), описание поля с помощью функций Эйри позволяет использовать тот же алгоритм расчета, но значительно увеличивает затраты машинного времени. Поэтому при расчете таких структур использовалась линейно-ступенчатая апроксимация ОШК-слоев. При этом общее число слоев при расчетах доходило до 60.

В §3 онисан метод эффективного показателя преломления (ЭПП), который использовался для моделирования двумерной оптической структуры мезаполосковых гетеролазеров. Метод ЭПП наиболее адекватен в случаях, когда изменение показателей преломления в одном направлении в поперечном сечении волноводной структуры существенно отличается от вариации показателей преломления в другом направлении, что имеет место для многих современных конструкций мезаполосковых гетеролазеров. Описан алгоритм расчета эффективного показателя преломления лазерной моды методом ЭПП. Указаны ограничения в его применимости.

В §4 кратко изложена экспериментальная методика измерения из-лучательных характеристик инжекционных лазеров. Описано использованное оборудование и его характеристики.

В Главе 2 рассмотрены вопросы оптического ограничения, модово-го усиления и потерь на "вытекание" излучения в направлении, перпендикулярном слоям гетеролазера.

В §1 рассчитана зависимость от толщины активного слоя параметра оптического ограничения Г в гетеролазерах с трехслойным волноводом на основе ЫСаАвРЛпР. Показано, что уменьшение Г с уменьшением толщины активного слоя в таких структурах существенно замедляется по сравнению с таковым в обычных ДГС в области ультратонких (квантово-размерных) толщин и имеет почти линейный характер в отличие от квадратичного для ДГС. Приведены также расчетные зависимости Г от суммарной толщины волновода при разных значениях толщины активного слоя, имеющие пологий максимум при ширине волновода около 0.4 мкм. Используя результаты расчетов, были изготовлены лазеры с трехслойным волноводом на основе ХпСаАвРЯпР с рекордно низкой (на время изготовления) плотностью порогового тока (до 400 А/см3) при комнатной температуре.

Остальная часть главы посвящена рассмотрению вопроса вертикального ограничения излучения в вертикальном направлении в кванго-во-размерных лазерах на основе ТпСаАв/СаАз.

В §2 рассмотрена оптическая модель вертикального волновода в этих лазерах. Оптическое ограничение в вертикальном направлении в таких структурах имеет особенности по сравнению с таковым в ранее изученных системах АЮаАз/СаАв и 1пСаАзР/1пР. Эти особенности связаны с тем, что, во-первых, эффективный показатель преломления лазерной моды в квантово-размерных напряженных структурах 1пОаАь/СаАь оказывается меньше, чем показатели преломления и подложки, и контактного слоя, которые, во-вторых, являются оптически прозрачными на длине волны собственной генерации лазерного диода. Таким образом, лазерные моды в этих лазерах носят, в принципе, "вытекающий" характер, т. е.

часть энергии моды, туннелируя через обкладочные слои, уносится из активного волновода в подложку и контактный слои. Вследствие же оптической прозрачности последних оптическое излучение, отражаясь от контактов, может возвращаться в активный волновод и оказывать заметное влияние на модовое усиление. Описана схема лазерной многослойной ге-тероструктуры, послужившей основой для численного моделирования и приведены использованные значения параметров, типичные для практических реализаций лазеров на основе InGaAs/GaAs. Для значения локального коэффициента усиления 2000 см-' (выбранного из расчета, чтобы модовое усиление лежало в диапазоне 40-60 см-', характерном для реальных значений) представлены расчетные значения модового усиления и эффективного показателя преломления лазерной моды лазеров с GRIN -структурой для ряда значений толщин активной области и волноводных слоев.

В §3 исследуется зависимость модового усиления от толщины об-кладочных слоев. Приведены результаты численного расчета потерь на "вытекание", полученные в результате предположения о бесконечно толстых подложке и контактном слое (т. е. без учета отражения излучения от контактов). Рассмотрены GRIN - структуры с разными толщинами волноводных слоев. Потери на "вытекание" определялись как разность между модовым усилением при конкретной толщине обкладочного слоя и мо-довым усилением при толщине обкладочного слоя 2 мкм, когда "вытеканием" излучения можно пренебречь. В случае малых потерь, когда вытекающее излучение не меняет профиль поля в активном волноводе, построена аналитическая модель, дающая экспоненциальную зависимость потерь от толщины обкладочного слоя. Приведены результаты численного расчета модового усиления при учете конечной толщины контактного слоя. Эти результаты свидетельствуют, что учет металлического контакта оказывает заметное влияние на модовое усиление, которое, в зависимости

от толщины контактного слоя, может быть как больше, так и меньше значения, соответствующего бесконечному контактному слою.

В §4 рассмотрена зависимость модового усиления лазерной моды от толщины контактного слоя и толщины подложки. При расчете модового усиления лазерный диод рассматривался как единый волновод со сложным профилем показателя преломления. Такое рассмотрение является альтернативным методу связанных волноводов, являющемуся по существу методом возмущений, и который обычно применяется при рассмотрении подобных задач в интегральной оптике. Расчетом показано, что исследуемая зависимость носит резонансный характер, обусловленный взаимодействием лазерной моды с модами подложки и контактного слоя. Более подробно проанализирована связь с последними. Приведены расчетные кривые зависимости модового усиления (поглощения) и эффективного показателя преломления лазерной моды и мод контактного слоя от толщины этого слоя. При тех толщинах, когда эффективные показатели преломления лазерной моды и очередной моды контактного слоя сравниваются (выполняется условие фазового синхронизма с точки зрения метода связанных волноводов), усиление лазерной моды имеет резонансный минимум. Ширина и глубина этого минимума зависят как от толщины обкладочного слоя, так и от металла контакта. В промежутках между минимумами эффективный показатель преломления и модовое усиление лазерной моды практически не меняются. В области резонанса провал в мо-довом усилении тем больше и шире, чем меньше толщина обкладочного слоя (чем сильнее связь активного волновода с контактным слоем). Показано, что использование платины в качестве контакта (п=3.29, а=7.2-105 см-1 при а=0.98 мкм) приводит к увеличению модовых потерь по сравнению с золотыми контактами (п=0.24, а=8-105см-1 ). Приведены расчетные кривые зависимости.усиления лазерной моды от толщины подложки. Как и при взаимодействии с модами контактного слоя, модуляция модового

усиления с изменением толщины подложки носит периодический характер с периодом, соответствующим последовательному возникновению подложечных мод с более высоким индексом.

В §5 рассмотрена спектральная зависимость модового усиления при наличии "вытекания" излучения из активного волновода. Наблюдающаяся на практике плавная модуляция суперлюминесцентного излучения (в допороговом режиме) объяснена влиянием на модовое усиление отраженного от нижнего контакта "вытекающего" из активного волновода излучения. Приведены расчетные кривые спектральной зависимости модового усиления для разных значений толщин подложки и нижнего обкладочного слоя. Периодичность модуляции объясняется периодическим набегом фазы отраженного от контакта излучения. Для рассмотренных структур период составлял 3 - 4 нм, что согласуется с экспериментальными данными. Глубина модуляции определяется оптической толщиной нижнего обкладочного слоя.

В Главе 3 рассмотрены свойства оптического волновода гребневых лазеров на основе 1пОаА5/СаЛя в плоскости р-п - перехода.

В §1 анализируется влияние инжекции носителей тока на боковое оптическое ограничение и модовое усиление в лазерах с гребневым волноводом. Описан механизм формирования оптического ограничения в таких лазерах, определяющегося в значительной степени остаточной толщиной Ь верхнего обкладочного слоя в области вне гребня (в пассивной области). Для моделирования зависимости модового усиления от накачки рассмотрена упрощенная модель с прямоугольным профилем инжектированных носителей в активной области. Влияние последних на показатель преломления активной области учитывалось в линеаризованной форме п=по+я1Ч, а зависимость локального усиления в активном слое от инжектированных носителей полагалась логарифмической 2=Оо1п('1М/Ко), где п - показатель преломления активного слоя (по- в отсутствие носителей), N - концентра-

ция инжектированных носителей, а Со=4760 см-1, N0=2.3-1018 см-3, а=-1.7-10"20 см3 - константы, численные значения которых брались из литературы. Расчет модового усиления велся в рамках метода ЭПП. На примере расчетной кривой зависимости модового усиления от накачки, имеющей немонотонный вид, проанализирована смена типа бокового оптического ограничения. Показано, что перегибы на кривой соответствуют изменению удельного вклада в боковое ограничение от скачков реальной и мнимой частей квадрата эффективного показателя преломления. Приведенные расчетные картины излучения основной моды в дальней зоне при разных уровнях накачки показывают ее эволюцию от колоколообразной кривой до кривой с двумя острыми максимумами с при смене типа бокового ограничения от рефрактивного к диссипативному. Угловое расстояние между максимумами определяется скачком эффективного показателя преломления.

В §2 исследуется зависимость модового усиления от геометрии гребневого волновода и рассматривается влияние растекания носителей. Приведено расчетное семейство кривых зависимости модового усиления от ширины активной полоски (в диапазоне 3 -г 5 мкм) и остаточной толщины верхнего обкладочного слоя вне гребня Ь (0.1 н- 0.4 мкм). Определен диапазон параметров, при которых модовое усиление в районе 40 -60 см-1 имеет спадающий (при увеличении накачки) участок. Этот участок соответствует "развалу" оптического волновода в плоскости р-п-перехода. Рассмотрено изменение зависимости модового усиления от накачки при наличии сглаженного (в плоскости р-п-перехода) профиля концентрации инжектированных носителей в активной области. Сглаживание учитывалось введением экспоненциального спада концентрации в боковом направлении с эффективной глубиной проникновения носителей Ь. Показано, что с увеличением Ь имеется тенденция к сохранению рефрактивного ограничения. В пределе сильного размытия концентрации инжек-

тированных носителей (превышающего эффективный размер моды в горизонтальном направлении) при увеличении накачки будет полностью сохраняться "встроенный" боковой скачок эффективного показателя преломления.

В §3 приводятся результаты выполненных экспериментальных исследований лазеров с гребневым волноводом на основе напряженных квантово-размерных структур InGaAs/GaAs. Даны параметры (состав и толщина слоев) исследованных лазеров, кратко описана методика их изготовления. Пороговая плотность тока для лазеров с широким контактом составляла 190 А/см2, пороговые токи полосковых лазеров лежали в диапазоне 7- 22 мА. Лазеры с сильным боковым оптическим ограничением (h < 200 нм) демонстрировали линейную ватт-амперную характеристику с выходной мощностью до 180 мВт при токе 250 мА. Лазеры с h > 200 нм обнаруживали аномалию в виде срыва генерации при увеличении накачки сверх некоторого критического порога. Срыв мог быть как с полным гашением генерации, так и с переключением на более низкоэффективную ветвь. При этом наблюдался гистерезис мощности с амплитудой по току до 50 мА. Скачок мощности при срыве достигал 70 мВт. Дальнее поле излучения при неполном срыве распадалось на два острых пика с угловым расстоянием »20°. Исследования показали, что с увеличением температуры критическая мощность срыва и ток срыва уменьшаются. При накачке импульсами тока с амплитудой, равной току срыва генерации, на некоторых диодах наблюдалось возникновение автопульсаций с периодом нано-секундного диапазона. Все полученные экспериментальные результаты качественно объяснены на основе развитых в предыдущих параграфах представлений о смене типа бокового оптического ограничения и явлении "нелинейного усиления", т. е. падения усиления при увеличении плотности фотонов. Основной причиной срыва генерации является попадание рабочей точки в область с отрицательным дифференциальным модовым

усилением, а дальнейшие особенности поведения определяются уровнем накачки лазерного диода в момент срыва генерации ("перекачкой" диода).

В Главе 4 рассмотрены некоторые излучательные характеристики мезаполосковых лазеров с гребневым волноводом, излучающих в диапазонах 0.78 мкм (АЮаАэ/СаАБ) и 2.4 мкм (1«Оа8ЬАь/АЮа5ЬАя).

В §1 представлены результаты оптического моделирования гребневых гетеролазеров АЮаАэ/СаАз, заращенных ХпБе. Приведены параметры многослойной структуры, принятые при расчете оптической модели и соответствующие реальным лазерным диодам с мощностью непрерывного одномодового излучения до 80 мВт. Показаны расчетные профили вертикального сечения моды в области вне гребня при разных значениях толщины волноводного слоя и остаточной толщины верхнего обкладочного слоя. Даны расчетные значения модовых характеристик и угловой расходимости излучения в вертикальном направлении при разных толщинах слоев. В зависимости от ширины гребня рассчитана угловая расходимость излучения в плоскости р-п-перехода. Эллиптичность пучка"в рассмотренном диапазоне параметров составила около 0.5 (вертикальная полуось эллиптического пятна в дальней зоне примерно вдвое больше горизонтальной полуоси). Экспериментально измеренная расходимость излучения исследованных лазерных диодов согласуется с полученными расчетными значениями.

В §2 приведены экспериментальные излучательные характеристики мезаполосковых 1ребневых лазеров на основе ХпОаАзЗЬ/ЛЮаАзБЬ/ОаБЬ с длиной волны генерации 2.4 мкм. На момент изготовления это были самые длинноволновые инжекционные лазеры, работающие в непрерывном режиме при комнатной температуре. Описаны преимущества конструкции с гребневым волноводом для изготовления полосковых лазеров с боковым оптическим ограничением на основе этой системы. Кратко описана

технология изготовления таких лазеров. Пороговые токи экспериментальных образцов в непрерывном режиме составляли 80 - 150 мЛ (при плотности порогового тока на широких диодах до 1.5 кА/см2). Температурная зависимость пороговой плотности тока вблизи комнатной температуры описывалась экспонентой с параметром То = 40 50 К. Приведен спектр генерации и ватт-амперная характеристика лазерного диода, работающего в непрерывном режиме при комнатной температуре.

Глава 5 посвящена рассмотрению вопроса о вариации длины волны излучения в диапазоне 1.5 мкм в лазерных диодах на основе [пваАвРЛпР с заращенной гребневой структурой.

В §1 рассмотрено влияние конструктивных параметров лазерных диодов на длину волны его генерации. Как правило, длина волны лазерных диодов, изготовленных из одной и той же партии, варьируется в некоторых пределах вокруг среднего для партии значения и диапазон вариаций определяется полосой усиления, развиваемого активной средой. Конструктивные особенности влияют на длину волны генерации как регулярным (волноводная структура, длина диода, коэффициенты отражения зеркал), так и случайным образом (флуктуации состава, толщин слоев и т. д.). Современный уровень технологии изготовления лазерных диодов позволяет снизить роль случайных факторов и исследовать регулярную зависимость длины волны лазерной генерации от параметров диода, и в частности, от длины резонатора. Описывается механизм этой зависимости, вызванной изменением заполнения энергетических зон носителями (на пороге генерации) при изменении длины диода (и, следовательно, его добротности). Приводится схема исследованной в данной главе конструкции лазера с заращенной гребневой структурой.

В §2 описана схема расчета спектральной зависимости коэффициента усиления для четверного твердого раствора ГпОаАяР, изопериодиче-ского с фосфидом индия. Расчет велся в рамках стандартного подхода

Лэшера и Стерна в приближении параболических зон. Приведены зависимости вдоль изопериодического состава материальных параметров, использованных в расчете. Зависимость ширины запрещенной зоны от концентрации носителей бралось в виде Е=Ео-(3(р1/3+п1/3) с параметром Р= 1.6-10"8 эВ-см таким же, как и для GaAs. Матричный элемент перехода вычислялся согласно модели Кейна. При расчете усиления и скорости спонтанной рекомбинации учитывалось уширение уровней. Использовалась форма линии L(hv,E), вычисленная в [1]. Приведены расчетные спектральные зависимости усиления в InGaAsP с длиной волны краевой люминесценции 1.55 мкм для модели без уширения, с лоренцевой формой линии с Tim =10'13 с и с формой линии из [1]. Сравнение показало, что учет уширения уровней в виде L(hv,E) из [1] практически убирает сильное поглощение, которое получается в области ниже края собственного поглощения при использовании в качестве формы линии функции Лоренца.

В §3 приводятся результаты расчета модового усиления в рассматриваемой двумерной структуре. Модовое усиление рассчитывалось в рамках метода ЭПП, причем учитывалась спектральная зависимость показателя преломления всех слоев. Учет дисперсии показателей преломления приводит к смещению максимума спектральной кривой модового усиления относительно кривой локального усиления в активной области. Вклад инжектированных носителей в показатель преломления активной области брался в линеаризованной форме со значением параметра dn/dN=-1.8-10-20 см3, взятым из литературы. Представлена рассчитанная эволюция спектра усиления с увеличением накачки до уровня 3.5-1018 см-3. Приведены расчетные зависимости энергии фотонов лазерной генерации от уровня накачки, полученные в предположении, что они определяются спектральным положением максимума кривой модового усиления. Приведены также расчетные зависимости длины волны генерации от длины лазерного

диода, полученные из приравнивания максимума модового усиления полным потерям в диоде.

В §4 представлены результаты экспериментального исследования зависимости длины волны генерации от длины лазерного диода. Приведены характеристики исследованных лазеров. Были изучены три группы лазерных диодов. Одна группа имела толщину активной области 80 нм, две другие - по 50 нм, причем в одной из последних полоска была скошена на угол ~5° для уменьшения добротности резонатора. Различие внешних потерь вело к вариациям порогового тока от 545 А/см2 (для диодов с толщиной активной области 50 нм и длиной резонатора 1.6 мм) до 7.5 кА/см2 (для диодов из той же пластины, с наклонной полоской и длиной резонатора 0.4 мм). Полученные экспериментальные точки хорошо согласуются с расчетными кривыми, причем для диодов со скошенной полоской подгоночным параметром служил коэффициент отражения на выходном зеркале (наилучший результат дало значение 0.15). Для изученных образцов построена спектрально-пороговая характеристика, отражающая корреляцию длины волны излучения и плотности порогового тока.

В Заключении сформулированы основные результаты работы:

1. Расчет параметра оптического ограничения Г в структурах с "трехслойным волноводом" и с ультратонкнм (<0.1 мкм) активным слоем привел к тому результату, что Г зависит от толщины почти линейно, в отличие от квадратичной зависимости в обычных двойных гетерост-руктурах, и это позволяет получить более высокое модовое усиление (на порядок величины но сравнению с ДГС). В применении к 1пОаЛ5Р/1пР конфигурация "трехслойного волновода" позволила существенно понизить порог генерации (400-500 А/см2) и получить непрерывный режим при комнатной температуре в диодах большой площади.

2. Предложенная и использованная в работе модель оптической структуры лазерного диода (двумерный волновод, метод эффективного показа-

теля преломления) включает учет всех слоев структуры, в которые проникает лазерное излучение, обладающих разными комплексными оптическими константами, в том числе, слоев с развитым поперечным профилем (мезаполоски, слои заращивания).

Ее применение к реальной структуре 1пОаА$/ОаА5 лазеров позволило предсказать и рассчитать резонансные эффекты, обусловленные взаимодействием лазерной моды с паразитными модами пассивной среды диода. Накопление "вытекающего" излучения в таких паразитных модах может вести к срыву генерации и к известным спектральным осцил-ляциям излучения (в ЫОаАзЛЗаАз лазерах).

3. Расчет модового усиления в квантово-размерных ¡пСаАв/ОаАБ лазерах с гребневой структурой показал, что при определенных условиях (слабый встроенный волновод, узкая мезаструктура) модовое усиление немонотонно зависит от концентрации избыточных носителей. Участок с отрицательным дифференциальным модовым усилением отвечает . примерно переходу от рефрактивного к диссипативному оптическому ограничению в боковых направлениях. Отрицательное дифференциальное усиление ведет к ряду динамических и статических аномалий в режимах генерации.

4. Экспериментальное изучение квантово-размерных \nGdLAslGa.As, лазеров выявило следующие необычные особенности (при ширине гребня менее 3-4 мкм и при достаточно слабом исходном скачке эффективного показателя преломления):

а) обратимый срыв генерации со скачками мощности до 50-70 мВт;

б) уменьшение критической мощности с уменьшением ширины активной полоски;

в) периодические высокочастотные пульсации излучения около точки срыва.

Эти наблюдения согласуются с моделью лазера с отрицательным дифференциальным усилением и находят адекватное объяснение как результат "прорыва" волновода в боковых направлениях.

5. Применение развитой модели к InGaAsP/InP-лазсрам с заращенными гребневыми структурами позволило рассчитать пороговую плотность тока и длину волны излучения и показать их закономерную взаимосвязь при вариации добротности резонатора (длины резонатора, коэффициента отражения). Получено хорошее согласие с опытными данными для лазеров в диапазоне 1.46-1.57 мкм. Продемонстрирована возможность управления длиной волны в указанном диапазоне, например, для целей спектрального уплотнения коммуникационных каналов.

6. Изучение лазеров на основе InGaSbAs/AlGaSbAs/GaSb показало преимущество структуры с гребневым волноводом для снижения порога генерации и стабилизации лазерной моды. На опыте впервые достигнута непрерывная генерация при комнатной температуре на длине волны более 2 мкм (пороговый ток 80 мА, Я-2.3 мкм).

Основное содержание диссертации отражено в работах [2-12].

ЛИТЕРАТУРА

1. Yamanishi М., Lee Y. IEEE J. Quantum.Electron., QE-23, №4, p.367 (1987).

2. Елисеев П.Г., Дракин А.Е. Качественный анализ порогового тока в квантово-размерных полупроводниковых лазерах. Квантовая электроника, 1984, т.11, №1, с. 178-181.

3. Долгинов J1.M., Дракин А.Е., Елисеев П.Г., Свердлов Б.Н., Скрипкин В.А., Шевченко Е.Г. Инжекционные лазеры на основе InGaAsP/InP с пороговой плотностью тока 0,5 кА/см2 при 300 К. Квантовая электроника, 1984, т.11, №4, с. 645-646.

4. Drakin A.E., Eliseev P.G., Sverdiov B.N., Dolginov L.M., Shcvchenko E.G. Low-threshold current density InGaAsP/InP injections lasers with three-layer-waveguide double heterostructure (jth = 0.5 kA/cm2 at 300 K). Electronics letters, 1984, vol.20, №13, pp. 559-561.

5. Dolginov L.M., Drakin A.E., Eliseev P.G., Sverdiov B.N., Shevchenko E.G. CW InGaAsP/InP Injection Lasers with Very Low Threshold Current Density at Room Temperature. IEEE J. Quantum Electron., 1985, QE-21, №6, pp. 646-649.

6. Бочкарев А.Э., Долгинов Jl.M., Дракин A.E. Елисеев П.Г., Свердлов Б.Н. Непрерывная генерация при комнатной температуре в инжекци-онных лазерах на гетероструктуре InGaSbAs/GaAlSbAs, работающих в спектральном диапазоне 2,2-2,4 мкм. Квантовая электроника, 1988, т.15,№11, с. 2171-2172.

7. Давыдова Е.И., Дракин А.Е., Елисеев П.Г., Пак Г.Т., Поповичев В.В., Успенский М.Б., Хлопотин С.Е., Шишкин В.А. Излучательные характеристики и диаграмма направленности квантово-размерного ин-жекционного лазера в спектральной области 780 нм. Квантовая электроника, 1992, т.19, №10, с. 1024-1031.

8. Eliseev P.G., Drakin A.E. Analysis of the Mode Internal Coupling in InGaAs/GaAs Laser Diodes. Laser Physics, 1994, vol.4, №3, pp. 485-492.

9. Eliseev P.G., Drakin A.E., Pittroff W. A Study of Laser Emission Wavelength Variations in 1.5 jam InGaAsP/InP BRS Laser Diodes: Theoretical Model and Experiment. IEEE J. Quantum Electron., 1994, vol.30, №10, pp. 2271-2276.

10. Eliseev P.G., Beister G., Drakin A.E., Erbert G., Konyaev V.P., Maege J. Study of stained-layer InGaAs/GaAs SQW RW lasers including analysis of internal coupling of modes and antiguiding effects. Proc. SPIE, 1994, vol.2146, pp.l85-196.

11. Eliseev P.G., Drakin Л.Е. The Negativ Differential Gain in SL InGaAs Q\V Laser Diodes. Proc. SPIE, 1995, vol.2399, pp.302-306.

12. Елисеев П.Г., Байстер Г., Дракин А.Е., Акимова И.В., Эрберт Г., Ме-ге Ю., Себастиан ГО. Гистерезис мощности и волноводная бистабиль-ность в полосковых квантово-размерных гетеролазерах на основе InGaAs/GaAs/GaAlAs с напряженным активным слоем. Квантовая электроника, 1995, т.22, №4, с. 309-320.