Влияние одноосного сжатия на излучение полупроводниковых лазеров на основе p-AlGaAs/GaAsP/n-AlGaAs.
ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ «МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В.ЛОМОНОСОВА»
физический факультет
кафедра физики низких температур и сверхпроводимости
ВЛИЯНИЕ ОДНООСНОГО СЖАТИЯ
НА ПОЛЯРИЗАЦИЮ ИЗЛУЧЕНИЯ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРНЫХ ДИОДОВ
Выпускная работа
на степень бакалавра.
Cтудент 4 курса
Нескородов А.В.
Научные руководители:
доктор физ.-мат. наук
Минина Н.Я.
доктор физ.-мат. наук
Богданов Е.В.
Допущен к защите
«__» июня 2013г.
Зав. Кафедрой физики низких температур и сверхпроводимости
Профессор Васильев А.Н.
Москва-2013 г.
Оглавление
Введение……………………………………………………………………..............3
1. Полупроводниковые лазеры…………………………………………...............4
1.1 Принцип работы и конструкции полупроводниковых лазеров…………………….….4
1.2 Влияние одноосного сжатия на излучение полупроводниковых лазеров на основе p_AlGaAs/GaAsP/n-AlGaAs …………………………………………………………………….….8
2 Методика расчёта………………………………………………………………………….17
2.1 Исследуемая гетероструктура………………………………………………………...17
2.2 Особенности используемой программы……………………………………………..18
2.3Порядок расчёта………………………………………………………………………..21
3 Результаты расчёта и их обсуждение.........................................................................26
|
|
|
Выводы...……………………………………………………………………………………......33
Список используемой литературы………………… …………………………….….35
Введение.
С целью проверки возможности управления спектром излучения лазерных диодов с помощью одноосных деформаций в последнее время в нашей лаборатории были проведены исследования влияния одноосного сжатия на электролюминесценцию гетероструктур с встроенной квантовой ямой GaAsyP1-y. Основное внимание уделялось изучению смещения длины волны излучения и его интенсивности при сжатии в различных кристаллографических направлениях, определению барических коэффициентов, проблеме деградации излучающего элемента при многократных циклах нагрузки.
Спектры электролюминесценции изучались при температуре Т = 77 К, токах через структуры до 30 мА и нагрузках до Р = 5 кбар вдоль направлений [1-10] и [110] [1, 2, new1, new2]. Согласно этим данным, независимо от направления сжатия под нагрузкой наблюдалось существенное, до 100% и более, увеличение интенсивности электролюминесценции, а максимум излучения, наблюдаемый вблизи 753 нм при P = 0 и T = 77 K, смещался более коротких длин волн. Сдвиг максимума был полностью обратим и соответствовал росту энергии фотонов примерно на 20 - 25 мэВ при P = 4 кбар, что, как было показано расчетами [1, 2], связано с увеличением энергетической щели в квантовой яме GaAs0.84P0.16 под нагрузкой.
|
|
|
Вопрос о механизме роста интенсивности электролюминесценции был решен позднее в работах [new1, new2], где также было показано, что при одноосном сжатии должна существенно меняться поляризация излучения. Учитывая важность управления поляризацией излучения для спектроскопии, представляло интерес исследовать насколько эффективно можно воздействовать на поляризацию и другие параметры излучения в этих структурах, если осуществлять сжатие вдоль других кристаллографических направлений, чему и посвящена настоящая работа.
1. Полупроводниковые лазеры.
Принцип работы и конструкции полупроводниковых лазеров.
Полупроводниковым лазером называют оптоэлектронное устройство, генерирующее когерентное излучение при пропускании через него электрического тока. Механизм генерации стимулированного когерентного излучения, или лазерный эффект, был разработан для газовых лазеров и хорошо теоретически описан, используя представление об электронных уровнях в атомных системах.
|
|
|
Рассмотрим атомы, характеризующиеся наличием двух энергетических уровней E1 и Е2, один из которых E1 представляет основное, а другой Е2 - возбужденное состояние (рис.1).
Рис. 1. Схема электронных переходов в двухуровневом атоме (системе).
Любой переход между этими состояниями сопровождается испусканием или поглощением фотона с частотой ν12, определяемой из соотношения hν12=E2-E1, где h - постоянная Планка. При обычных температурах большинство атомов находится в основном состоянии. Эта ситуация нарушается в результате воздействия на систему фотона с энергией, равной hν12. Атом в состоянии E1 поглощает фотон и переходит в возбужденное состояние E2. Возбужденное состояние является нестабильным и через короткий промежуток времени без какого-либо внешнего воздействия атом переходит в основное состояние, испуская фотон с энергией hν12 (спонтанная эмиссия). Время жизни, связанное со спонтанной эмиссией, может изменяться в широком диапазоне (обычно в пределах 10-9-10-3 с) в зависимости от параметров полупроводника, таких, как структура зон (прямая или непрямая энергетическая щель) и плотность центров рекомбинации. Столкновение фотона, обладающего энергией hν12, с атомом, находящемся в возбужденном состоянии, стимулирует мгновенный переход атома в основное состояние с испусканием фотона с энергией hν12 и фазой, соответствующей фазе падающего излучения (стимулированное излучение) [3].
|
|
|
Принцип действия и конструктивные особенности полупроводниковых лазеров во многом сходны с полупроводниковыми светодиодами. Инверсная населенность, необходимая для стимулированного когерентного излучения, формируется путем инжекции через прямосмещенный p-n переход. Резонатор типа Фабри-Перо, необходимый для усиления когерентного излучения формируется путем шлифовки граней кристалла. При малых плотностях тока (низкий уровень инжекции) высока вероятность спонтанного излучения и спектральная линия достаточно широка. При высоких плотностях тока (высокий уровень инжекции) вероятность стимулированного излучения возрастает как по отношению к вероятности спонтанного излучения, так и по отношению к вероятности поглощения, и на спектральной характеристике появляется узкая линяя когерентного излучения. Значение тока, при котором появляется линия когерентного излучения, называют пороговым током [4].
Предложение конструкции полупроводниковых лазеров на р-n-переходах, экспериментальное наблюдение эффективной излучательной рекомбинации в р-n-структуре на основе GaAs с возможностью стимулированного излуче_ния и создание лазеров и светоизлучающих диодов (СИД) на р-п-переходах были теми зернами, из которых начала расти полупроводниковая оптоэлектроника. Однако лазеры были неэффективными из-за высо_ких оптических и электрических потерь. Пороговые токи были очень высоки, и для получения генерации требова_лись низкие температуры.
Следующий важный шаг был сделан сразу же после создания лазеров на р-n-переходах, когда был реализован лазер на двойной гетероструктуре. Было предложено использовать двойные гетеростуктуры для пространственного ограничения носителей в активной области, а так же то, что "с помощью пары гетеро-переходных инжекторов лазерная генерация может быть осуществлена во многих непрямозонных полупроводни_ках и улучшена в прямозонных". На (рис. 2а) изображен лазер на основе такого двойного гетероперехода, который состоит из p- и n-областей полупроводника с широкой запрещенной зоной (широкозонного полупроводника), между которыми расположен тонкий слой полупроводника с узкой зоной (узкозонный полупроводник).
Благодаря наличию в двойных гетероструктурах пространственного ограничения для носителей, лазеры на их основе по существу стали прямыми предшественниками структур с кванто_выми ямами, в которых средний узкозонный слой имеет толщину порядка нескольких сотен ангстрем, что приводит к расщеплению электронных уровней вследствие эффектов размерного квантования. Однако лишь с развитием новых методов выращивания гетероструктур стала возможной реализация высококачественных двойных гетероструктур со сверхтонкими слоями. Наиболее сложные лазерные структуры с квантовыми ямами соединили в себе одиночную квантовую яму (КЯ) и короткопериодные сверхрешетки (КПСР). На основе этих структур удалось создать лазер, работающий в непрерывном режиме при комнатной температуре. Стало понятно, что в сверхрешетках с напряженными слоями деформация решетки является дополнительной степенью свободы и, варьируя толщины и составы слоев, можно изменять непрерывно и независимо друг от друга такие фундаментальные пара_метры, как ширина запрещенной зоны, постоянная решетки и т.д. Пример такой лазерной структуры изображен на (рис. 3). Используя КПСР, удалось не только достичь желаемого профиля показателя преломления в волноводной области и создать барьер движению дислокаций в активную область, но также получить возможность выращивать различные части структуры при существенно различных температуpax. Самое низкое значение пороговой плотности тока в таком инжекционном лазере 40 А/см2 [5]. Это служит хорошей демонстрацией эффективного применения квантовых ям и сверхрешеток в электронных приборах.
Принципиальное преимущество применения квантово-размерных гетероструктур для лазеров является след_ствием существенного возрастания плотности состояний при уменьшении размерности электронного газа (рис. 4). Поэтому дальнейший шаг был сделан в сторону получения лазера со структурой более низкой размерности, так называемых лазеров на квантовых точках (КТ). С момента первой реализации лазеров на КТ [6] стало сразу ясно, что достигаемая современными технологиями однородность КТ по размеру вполне достаточна для обеспечения хорошей работы лазера. Но также понятно, что основное препятствие для работы КТГС-лазера при комнатной и высокой температурах связано с термически индуциро_ванным выбросом носителей из квантовых точек. Чтобы улучшить работу лазера, были разработаны различные методы: (1) увеличение объемной плотности КТ за счет увеличения количества слоев, содержащих массивы КТ; (2) вставка КТ в КЯ; (3) использование более широкозонного полупроводника для матрицы. В результате были получены КТГС-лазеры, многие параметры которых лучше, чем у КЯГС-лазеров, сделанных на том же материале. Так, например, был достигнут мировой рекорд плотности порогового тока в 13 А/см2,что в 3-4 раза меньше, чем лучшие значения для лазера на квантовых ямах [7].
В полупроводниковых лазерах используются главным образом бинарные соединения типа А3В5, А2В6, А4В6 и их тройные и четверные твёрдые растворы. Все они — прямозонные полупроводники, в которых межзонная излучательная рекомбинация может происходить без участия фононов или других электронов и поэтому имеет особенно высокую вероятность. В твёрдых растворах величина прямой энергетической щели зависит от химического состава, благодаря чему можно изготовить полупроводниковый лазер на любую длину волны от 0,32 до 32 мкм [8].
Влияние одноосного сжатия на излучение полупроводниковых лазеров на основе p-AlGaAs/GaAsP/n-AlGaAs.
Одним из преимуществ полупроводниковых лазеров является возможность управлять их излучением с помощью внешних воздействий, что существенно расширяет возможности их применения в спектроскопии.
В частности, выполненные в [1,2] исследования спектров электролюминесценции (ЭЛ) у лазерных диодов n_AlxGa1_xAs/GaAsyP1_y/p_AlxGa1_xAs демонстрируют при одноосном сжатии вдоль кристаллографических направлений [110] и сдвиг в голубую область спектра (рис.5), который достигает 25 мэВ при давлении 4 кбар, при этом интенсивность излучения возрастает более, чем в 2 раза. Таким образом, было показано, что одноосное сжатие может быть использовано для подстройки длины волны диодов в небольшом интервале.
Рис.5. Спектры электролюминесценции, снятые при 77 К в условиях одноосного сжатия вдоль направлений [1-10] (а) и [110] (б) [1].
Сдвиг излучения в работах [1,2] был связан с увеличением энергетической щели в квантовой яме GaAs0.84P0.16 под нагрузкой, поскольку экспериментально наблюдаемые изменения энергии фотонов при сжатии вдоль направлений и [110] хорошо согласуются с рассчитанным значением изменения оптической щели (Рис.6.).
Рис.6. Изменение энергии излучения диода при сжатии вдоль направлений [] (1) и [110] (2). Штриховая кривая – результат теоретического расчета изменения оптической щели [new2].
В то же время, вопрос о механизме роста интенсивности электролюминесценции долго оставался открытым. Надо заметить, что причиной увеличения интенсивности люминесценции (рис.5) прежде всего может быть либо подавление каналов безизлучательной рекомбинации, либо рост вероятности излучательной рекомбинации.
Поскольку при сжатии энергетическая щель растет (Рис.6), то естественно предположить, что происходит подавление Оже - рекомбинации. Именно подобным образом и предлагали объяснить рост выхода излучения в экспериментах по влиянию всестороннего сжатия на спектры лазерных диодов [15], тем более, что в этом случае эффект наблюдался на ИК - диодах со значительно меньшей щелью.
Для структуры n_AlxGa1_xAs/GaAsyP1_y/p_AlxGa1_xAs, работающей в видимом диапазоне, Оже – механизм вряд ли актуален. Для подтверждения этого предположения был проведен анализ спектральных зависимостей электролюминесценции, полученных при различных значениях токов через диоды в интервале 0.1 ¸ 30 мА и давлений в интервале 0 ¸ 4 кбар с целью получения барических и мощностных зависимостей коэффициента полезного действия (КПД) светодиодов [new3]. КПД светодиодов определялся как отношение площади под кривой спектральной интенсивности электролюминесценции к подводимой к диоду электрической мощности. КПД существенно возрастал с нагрузкой в соответствии с ростом максимума спектральной интенсивности. Величина КПД диодов в зависимости от подводимой мощности носила суперлинейный характер и не имела тенденции к насыщению (Рис.7). Это указывает на отсутствие в используемом диапазоне токов заметного вклада в рекомбинацию безызлучательных Оже-процессов, подавление которых по мере роста величины запрещенной зоны под давлением могло бы объяснить рост интенсивности электролюминесценции. Таким образом, маловероятно, что основным механизмом роста интенсивности электролюминесценции при сжатии является подавление Оже – рекомбинации из-за роста величины энергетической щели.
Рис. 7. Зависимость КПД преобразования электрической энергии в световую структуры p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs от подводимой мощности (P = 0) [17].
Первоначально, когда были выполнены исследования влияния на спектры электролюминесценции одноосного сжатия только вдоль направления [110], представлялось перспективным связать явление роста интенсивности с увеличением перекрытия волновых функций электронов и дырок по мере роста нагрузки [2]. Расчеты зонных диаграмм изученных гетероструктур при P = 0 показывают, что форма квантовой ямы не является прямоугольной. Соответственно волновая функция Y1 электронов в основном состоянии E1 (n=1) имеет максимум ближе к гетерогранице GaAs0.84P0.16/n-Al0.45Ga0.55As, тогда как волновая функция YH1 легких дырок в основном состоянии ELH1 (n = 1) расположена ближе к гетерогранице GaAs0.84P0.16/p-Al0.45Ga0.55As. При приложении напряжения в прямом направлении UBIAS форма квантовой ямы GaAs1-yPy становится все более прямоугольной, а максимумы волновых функций электронов и дырок движутся к центру квантовой ямы, соответственно перекрытие их возрастает, что должно приводить к росту вероятности межзонных переходов, а, значит, и интенсивности люминесценции. Как известно [18], при одноосном сжатии вдоль [110], возникающее пьезоэлектрическое поле направлено как раз от р- области к n- области, это как раз прямое направление, и может привести к тому же самому эффекту. Однако, рост интенсивности электролюминесценции был обнаружен и в ходе выполненных позднее исследований спектров в условиях сжатия гетероструктур p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs вдоль направления [1-10] (рис.5a), когда возникающее пьезополе направлено в противоположном направлении – от n- области к p- области [18].
Еще одной возможной причиной роста интенсивности ЭЛ под давлением может быть увеличение инжекции носителей в КЯ вследствие изменения структуры потенциальных барьеров. В работах [1,2] измерения проводились при фиксированных токах, что, вообще говоря, не означает фиксацию концентраций рекомбинирующих электронов и дырок в квантовой яме. Дело в том, что кроме туннельных токов через барьеры, отделяющие квантовую яму от областей p- и n-типа при небольших смещениях, а именно так и проводился эксперимент, есть ещё токи утечки [21], в частности, через поверхностные состояния и закоротки или мосты в самой структуре, токи неосновных носителей в барьерах.
Соотношение между, так сказать, полезным туннельным током и токами утечки может меняться, в частности при изменении величины барьеров. Величина же барьеров определяется разницей величин энергетических щелей в GaAsP, и в остальной структуре, т.е. в AlGaAs разного состава. Как показывают расчеты зонной структуры, изменение ширины запрещенной зоны при сжатии в подложке из GaAs и барьерных слоях Al1-xGaxAs происходит в 3 ¸ 4 раза медленнее, чем в КЯ GaAs0.84P0.16 [new3]. Это ведет к понижению барьеров и росту инжекционного тока. Вместе с тем, в экспериментально изученном диапазоне давлений до 4-5 кбар изменение барьеров невелико по сравнению с исходными значениями, сравнимо с тепловым уширением (6.6 мэВ при Т=77 К), а поэтому вряд ли может полностью объяснить рост интенсивности ЭЛ в 2 ¸ 3 раза.
В настоящее время [new1, new2] на основании анализа, проведенного в рамках численного расчета зонной структуры, уровней размерного квантования, волновых функций, матричных элементов оператора электрон-фотонного взаимодействия и коэффициента оптического усиления, усиление интенсивности излучения у лазерных диодов n_AlxGa1_xAs/GaAsyP1_y/p_AlxGa1_xAs связывают с сильным смешиванием состояний легких и тяжелых дырок в широком интервале давлений.
Дело в том, что из-за несоответствия постоянных кристаллических решеток квантовая яма в структуре n_AlxGa1_xAs/GaAsyP1_y/p_AlxGa1_xAs растянута биаксиально на 0.58% уже в процессе эпитаксиального роста [1,2]. Вследствие такого сильного встроенного растяжения материала КЯ, основное состояние легких дырок (LH1) оказывается в валентной зоне наивысшим состоянием (Рис.8а), вместо основного состояния тяжелых дырок (HH1), характерного для структур из материалов АIIIВV с малым несоответствием кристаллических решеток. Согласно проведенным расчетам, зоны легких и тяжелых дырок движутся навстречу друг другу при одноосном сжатии (Рис.8а). Таким образом, при достаточно высоких давлениях сначала уровень LH2, а потом и LH1 должны пересечься с HH1. Как показано в ряде работ [new4], вблизи точки пересечения (точнее, квазипересечения, поскольку пересекаться могут только термы разной симметрии) происходит смешивание состояний легких и тяжелых дырок, что сильно влияет на оптические свойства. Так аналогичное пересечение LH1 и HH1 состояний было зарегистрировано в похожих GaAs1-yPy/AlGaAs лазерных диодах в зависимости от состава твердого раствора [new4]. Оно сопровождалось двукратным увеличением коэффициента поглощения, которое было объяснено прежде всего возрастанием комбинированной плотности состояний в точке пересечения уровней. В нашем случае, рассуждая качественно, изменение оптических свойств можно связать с тем, что под нагрузкой из-за уменьшения разницы энергий между основными состояниями легких и тяжелых дырок должен возрастать вклад от межзонных переходов с участием имеющих большую плотность состояний тяжелых дырок. Кроме того, при деформации симметрия падает и это приводит как видно из Рис.8b,c к перемешиванию волновых функций, описывающих тяжелые и легкие дырки, что отразится на значении матричного элемента электрон-фотонного взаимодействия. Так сказать, смягчаются правила отбора, в частности, снимается запрет на переходы между состояниями легких дырок и электронов в точке Г в результате взаимодействия с ТМ-модой. В результате, коэффициент оптического усиления ТЕ-моды быстро возрастает при сжатии (Рис.9 b), что и отвечает за рост интенсивности излучения (Рис.5) тем более, что, как хорошо известно [new5, new6, new7], благодаря особенностям распределения волны в резонаторе и разным условиям вывода излучения ТЕ-мода доминирует в излучении полупроводниковых диодов с малой длиной резонатора и плотностях тока, меньших порога стимулированного излучения, как это и было реализовано в работах [1,2].
Рис.8. Рассчитанное смещение пяти уровней размерного квантования дырок в центре зоны Бриллюэна (а) и барические зависимости вклада базисных функций с проекциями полного момента mj=±1/2 (1) и mj=±3/2 (2) в состояния на уровнях h1 (b) и h2 (c) при сжатии вдоль направления [110] для квантовой ямы из GaAs0.84P0.16 шириной 140 Ǻ [new 2].Рис.9. Изменение спектров коэффициента оптического усиления ТМ-моды (a) и ТЕ-моды (b) при сжатии вдоль направления [110] для квантовой ямы из GaAs0.84P0.16 шириной 140 Ǻ [new 2].
Следует сказать, что работы [new1, new2] не только позволили объяснить обнаруженный ранее эффект роста интенсивности излучения диодов на основе p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs при нагрузкой [1,2], но и показали возможность использования одноосного сжатия для управления поляризацией излучения. Такая возможность представляет большой интерес для спектроскопии, поскольку позволяет расшифровывать спектры. В качестве примера на Рис.10 приведены спектры фотопроводимости структур p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs, снятые при использовании источников излучения разной поляризации. Исчезновение особенностей 2, 4 и 6 на спектрах, записанных при возбуждении светом, поляризованным как ТЕ-мода, позволило сразу эти особенности однозначно связать с переходами с участием тяжелых дырок и расшифровать спектр.
Рис.10. Спектры дифференциальной фотопроводимости структуры p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs, снятые при Т=300 К с источниками излучения разной поляризации [new 2].
Учитывая важность возможности управления поляризацией излучения для спектроскопии, нам представлялось интересным исследовать насколько эффективно можно воздействовать на поляризацию и другие параметры излучения в структурах p-AlxGa1-xAs/GaAs1-yPy/n-AlxGa1-xAs, если осуществлять сжатие вдоль других основных кристаллографических направлений [100] и [001].
Методика расчёта
Исследуемая гетероструктура
Интересующие нас структуры ранее исследовались не только теоретически, но и экспериментально в работах [1,2,new2/ new1, new3]. Они были выращены в Институте Фердинанда Брауна (Берлин) методом металлоорганической парофазной эпитаксии на ориентированных в плоскости (100) подложках из легированного кремнием GaAs (Рис.2.1). Сначала на подложку наносились слои AlxGaAs1-x n-типа с плавно меняющейся концентрацией алюминия и различным уровнем легирования. Далее для создания квантовой ямы размещался слой GaAsyP1-y, причем из-за различия постоянных решетки слоев GaAsyP1-y и слои AlxGa1-xAs квантовая яма получалась биаксиально растянутой на 0,58%. Затем размещались слои AlxGa1-xAs только уже p-типа. Состав каждого слоя (представлен на Рис.11), а также их толщины и уровень легирования (на Рис.11 по просьбе изготовителя не представлены) использованы в качестве вводимых параметров при расчёте.
P-GaAsp-Al0.7-0Ga0.3-1Asp-Al0.7Ga0.3Asp-Al0.45Ga0.55Asp-Al0.45Ga0.55Asp-Al0.45Ga0.55Asp-Al0.45Ga0.55Asp-Al0.3-0.45Ga0.7-0.55AsGaAs0.84P0.16n- Al0.3-0.45Ga0.7-0.55Asn-Al0.45Ga0.55Asn-Al0.45Ga0.55Asn-Al0.45Ga0.55Asn-Al0.45Ga0.55Asn-Al0.45-0.7Ga0.55-0.3Asn-Al0.7Ga0.3Asn-Al0.7GaAs0.3n-Al0.7-0Ga0.3-1Asn-GaAs
Рис.11 Схематическое изображение структуры
Дата добавления: 2018-05-13; просмотров: 338; Мы поможем в написании вашей работы! |
Мы поможем в написании ваших работ!