Гетероструктуры с квантовыми точками InGaAs/AlGaAs/GaAs и InAs/InGaAs/InP для лазерных применений

• Автор: Ковш, Алексей Русланович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1998
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 157 с. : ил.

Содержание
Введение
Глава 1 Обзор литературы
1.1 Метод молекулярно-пучковой эпитаксии
1.1.1 Основные принципы и аппаратное обеспечение
1.1.2 Кинетические модели молекулярно-пучковой эпитаксии
1.1.3 Термодинамическая концепция роста при МПЭ
1.2 Полупроводниковые гетероструктуры с самоорганизующимися
квантовыми точками
1.2.1 Теоретические преимущества квантовых точек
1.2.2 Требования, предъявляемые к массивам КТ для практической реализации их преимуществ
1.2.3 Формирование и свойства массивов КТ (1п,Са)А& в матрице ОаЛэ
1.2.4 Лазеры на основе КТ ЬпСаАя в матрице ОаАв
1.2.5 Диапазон длин волн, достижимый на структурах с КТ
(1п,Оа)Аз/ОаАз
Глава 2 Особенности проведения экспериментов
Глава 3 Термодинамическое описание процессов роста при молекулярно
пучковой эпитаксии
3.1 Равновесный термодинамический подход к росту тройных и четверных
соединений с двумя летучими компонентами методом МПЭ
3.1.1 Равновесная термодинамическая модель
3.1.2 Результаты расчетов
3.1.3 Рамки применимости равновесной термодинамической концейЦии 57 роста при МПЭ

3.2 Новый термодинамический подход к МПЭ. Отказ от рассмотрения
равновесной ситуации
3.2.1 Неравновесная термодинамическая модель МПЭ роста тройных соединений с двумя летучими компонентами
3.2.2 МПЭ рост в условиях существования жидкой фазы на поверхности
3.2.3 Случай роста четверного соединения
3.2.4 Формирование гетерограниц между соединениями содержащими
разные летучие компоненты
3.2.5 Результаты расчетов 74 Глава 4. Влияние материала матрицы на свойства квантовых точек
/иСаНх
4.1 Квантовые точки ЫСаЛя в матрице АЮаАя
4.1.1 Влияние состава АЮаАя матрицы на свойства квантовых точек
1пОаАз
4.1.2 Инжекционный лазер на основе квантовых точек 1пСаА$ в матрице АЮаАя
4.2 Квантовые точки МАз на подложках ОаЛ$ излучающие в диапазоне
1.3 мкм
4.3 Массивы КТ /я4х в матрице АпОаАх решеточно согласованной к
подложкам 1пР
4.3.1 Структурные и оптические свойства квантовых точек
1пА я/ 1пСа А .у/ 1п Р
4.3.2 Инжекционный лазер на основе квантовых точек 1пЛв11пОаАх11пР

Глава 5 Влияние поверхностной концентрации квантовых точек на
пороговые характеристики и усиление лазеров на их основе
5.1. Увеличение плотности квантовых точек ІпСаАз
5.1.1 Насыщение усиления в лазерах на основе квантовых точек
5.1.2 Стимулированное формирование квантовых точек ЬчСаА.ч
5.1.3 Характеристики лазера на основе составных ЫРААяНпСаАя
квантовых точек
5.2. Особенности усиления в инжекционных лазерах на основе самоорганизующихся квантовых точек
5.2.1 Теоретическая модель зависимости усиления от плотности тока
накачки
5.2.2 Зависимость усиления от плотности тока накачки для структур с квантовыми точками
Заключение
Литература

длины волны генерации (б) для структур с четырьмя сколотыми гранями, содержащих один слой КТ [59]. Также на рис.1.2.3(а) приведено положение пика ФЛ от температуры. Из данного рисунка видно, что в области низких температур генерация происходит через состояние КТ и характеристическая температура составляет 430 К, что значительно превосходит теоретический предел для лазеров на основе КЯ [60]. Однако, начиная со 120 К, пороговая плотность тока резко возрастает, что сопровождается смещением длины волны генерации от КТ в сторону состояний смачивающего слоя. Аналогичный перескок генерации с состояний КТ на смачивающий слой имеет место и при уменьшении длины резонатора. О подобных поведении порогового тока и длины волны генерации в лазерах на основе КТ сообщалось также в работах [61-64].
Для определения круга задач, которые необходимо решить для реализации лазерной генерации через основное состояние КТ, постараемся выявить физическую причину указанных эффектов.
Мы полагаем, что основной причиной являются недостаточное усиление, достигаемое на КТ. В работе [59] было показано, что меньшие КТ характеризуются меньшим значением времени излучательной рекомбинации, а следовательно большей силой осциллятора, и, соответственно, более высоким значением удельного усиления. Другими словами, спектр максимального модового усиления сдвинут в коротковолновую сторону по отношению к спектру плотности состояний. В предположении равновесного распределения носителей по состояниям КТ (вопрос о равновесном и неравновесном распределении будет подробно обсуждаться нами в разделе 4.1) при низкой температуре заполнена длиноволновая часть спектра усиления. Увеличение температуры наблюдения приводит к перераспределению носителей по состояниям и, соответственно, более высокому значению модового усиления, достигаемому на точках меньшего размера вследствие их температурного заполнения, что и объясняет плавное изменение пороговой плотности тока и длины волны генерации. Дальнейшее увеличение температуры вызывает сильную термическую депопуляцию КТ за