Теоретическое исследование оптических свойств полупроводниковых лазерных структур на основе нитридов металлов III группы

• Автор: Бугров, Владислав Евгеньевич
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1998
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 108 с.

Оглавление.
Введение
Глава 1 Обзор работ по теме диссертации
Глава 2. Усиление света в лазере с активной областью в виде массива квантовых точек
§2.1. Модель сферической квантовой точки
§ 2.2. Волновые уравнения и энергия
§ 2.3. Статистика заполнения энергетических состояний
§ 2.4. Спектр усиления света и скорость спонтанного излучения
§ 2.5. Пороговый ток
'.» ЛЧ.. м V '*
• ’ у.гг-’-'

Глава 3. Оптическое ограничение и потери света в разных типах гетероструктур на основе нитридов металлов III группы
Глава 4. Влияние на пороговые характеристики параметров широкозонных слоев гетероструктуры
§4.1. Влияние составов и толшин широкозонных слоев на волноводные свойства
гетероструктур
§ 4.2. Эффект резонансного перетекания оптической энергии из активной области во внешние слои структуры
Заключение
Литература.

Введение.
В течение 1990-х годов достигнут большой прогресс в развитии технологии полупроводниковых излучательных приборов синего и ультрафиолетового диапазонов спектра. Интерес к этим приборам - светодиодам и лазерам - в последние годы стал очень велик. Основными материалами для их производства являются нитриды металлов Ш группы и А!1В'/! материалы. Синие светодиоды уже используют при создании полноцветных экранов, светофоров, источников освещения белого света. Ин терес к коротковолновым лазерам в первую очередь связан с развитием технологии оптических накопителей данных и лазерных печатающих устройств. В них плотность записи определяется параметром 1/А,2, где А - длина волны излучения. Современный .промышленный стандарт - это А = 780 нм (инфракрасные лазерные диоды). Использование коротковолновых лазеров увеличит плотность записи в несколько раз. Например, в оптических накопителях данных в сочетании с усовершенствованиями технологии оно способно привести к достижению плотности записи порядка 10 Гбит/дюйм2.
Основной проблемой на пути внедрения коротковолновых полупроводниковых лазеров являются их малые сроки работы. Именно поэтому не находят своего применения демонстрируемые уже более 10 лет лазеры на основе А11В'/1 материалов. Успехи последних лет в области создания коротковолновых лазерных диодов на основе 1пОаИ твердых растворов принципиально изменили ситуацию. Уже сейчас, несмотря на сравнительно высокую плотность дефектов в лазерных структурах, Накамурой и др. [1] получены сроки работы 1пСаИ лазеров при комнатной температуре в непрерывном режиме генерации свыше 1000 часов. Столь продолжительные сроки работы делают реальной возможность уже в ближайшее время внедрения в промышленность лазеров

ца основе нитридов металлов III группы. Однако для этого необходимо дальнейшее улучшение характеристик Ш-нитридных гетеролазеров. Это улучшение во многом определяется тем, насколько хорошо будут изучены происходящие в них физические процессы. Дело в том, что существующие представления об оптимальных конструкциях инжекционных лазеров и принципах их изготовления основываются преимущественно на данных, полученных для арсенидов металлов III группы и четверных твердых растворов. Вместе с тем стало очевидным, что Ш-нитридные материалы обладают целым рядом важных особенностей. Эти особенности носят как фундаментальный, так и чисто технологический характер, и состоят в следующем.
Во-первых, неожиданно долгие сроки работы лазеров с активной областью из
твердых растворов ЫОаИ, видимо, обусловлены тем, что слои, образующие активную
область, самопроизвольно распадаются на обогащенные индием области, и
окружающую их матрицу с пониженным содержанием 1пЫ [2-4]. Таким образом,
активную область лазера необходимо рассматривать как массив квантовых точек
определенных формы и размера. Первая особенность поэтому оказывается позитивной.
Во-вторых, до сих пор выращивание толстых слоев АЮаЫ приводит к возникновению »
в них множественных дислокаций. Наличие этих дислокаций снижает срок работы лазера. Однако слои АЮаЫ выполняют в лазере роль волновода для оптической моды. Недостаточная их толщина способна привести к плохому оптическому ограничению моды, увеличению пороговой плотности тока и, как следствие, уменьшению срока работы. Вторая особенность оказывается негативной. Из-за нее необходим аккуратный поиск оптимальных толщин и составов АЮаИ слоев в сочетании с оптимизацией размеров всех остальных слоев гетероструктуры. Наконец, неизученной остается третья особенность, а именно, проблема возможного влияния низкоэнергетических “хвостов” в спектрах поглощения ОаИ и твердых растворов АЮаИ на рабочие характеристики

где /4 и цр - квазихимпотенциалы электронов и дырок, отсчитываемые от дна зоны проводимости и потолка валентной зоны в матрице, соответственно. Они определены как положительные для невырожденных электронов и дырок в матрице.
3. Электронно-дырочная пара (экситон) в квантовой точке. Здесь возможное число частиц как п = т- 1, так ип = ш = 2. Следует, однако, иметь в виду, что два экситона в одной квантовой точке - это крайне короткоживущее состояние, поскольку оно легко распадается путем Оже-рекомбинации. Поэтому мы будем пренебрегать такими состояниями, считая п — т= 1. По той же причине мы в дальнейшем будем пренебрегать состояниями, когда в квантовой точке содержится не только экситон, но и дополнительные дырка или электрон.
В квантовой точке могут находиться два типа экситонов: еинглетный (Рис. 8с) и триплетный (Рис. 6с1). В синглетном экситоне, когда спины электрона и дырки направлены анти параллельно, электрон и дырка способны к излучательной рекомбинации. Полный спин синглетного экситона равен нулю, и #п = 1. Тогда функция распределения
/ех = Р'п=С-ехр
Едр Ме
кцТ _]
( 1 в4!
где = Е - цп - ир - квазихимпотенциал экситона, определяемый расстоянием
между квазиуровнями Ферми электрона в зоне проводимости и в валентной зоне. В триплетном экситоне спины электрона и дырки направлены параллельно, и излучательная рекомбинация невозможна. Полный спин синглетного экситона равен единице, и gu — 3. Тогда функция распределения
г(1) ОО №ех г
/« = -1С' ехр - --- --- э/ет (19)