Лекция двадцать пятая. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ (продолжение)

Диодные инжекционныё лазеры. Распределение носителей в полупроводниковом кристалле с p-n-переходом. Инжекция носителей. Зонная структура полупроводника с p-n-переходом. Вырожденный полупроводник с p-n-переходом. Зонная структура. Инверсия при инжекции носителей в p-n-переход вырожденного полупроводника. К. п. д. Мощность. Гетероструктуры. Диапазон длин волн излучения. Перестройка.

Остановимся на методах создания неравновесных электронно-дырочных пар.

Инверсия в распределении электронов между валентной зоной и зоной проводимости полупроводникового кристалла может быть получена несколькими способами. Весьма высокой эффективностью обладает электронно-лучевая накачка, приводящая к генерации неравновесных пар носителей и тем самым к генерации лазерного излучения во множестве материалов, в том числе и достаточно широкозонных (коротковолновый диапазон). Однако наиболее распространенным является возбуждение полупроводников постоянным током, осуществляющим инжекцию электронов и дырок в область p-n-перехода полупроводникового диода. Создаваемые таким образом так называемые инжекционные

(или диодные) полупроводниковые лазеры получили наибольшее распространение в силу своей простоты, надежности и высокого к. п. д.

При контакте двух полупроводников, из которых один имеет проводимость р-типа, а другой -типа, в пограничном слое возникают потенциальные барьеры, которые заметно изменяют концентрации носителей внутри слоя. Свойства пограничного слоя, т. е. области перехода от полупроводника р-типа к полупроводнику -типа или, иначе говоря, области электронно-дырочного (р-n) перехода, зависят от приложенных напряжений. Такая зависимость во многих случаях приводит к нелинейной вольт-амперной характеристике полупроводникового контакта, приобретающего свойства полупроводникового диода.

Рис. 25.1. Схема p-n-перехода (а) и инжекции носителей в р-n-переходе (б).

Хорошо известно, что p-n-переходы широко применяются в современной полупроводниковой электронике для выпрямления электрического тока, преобразования, усиления и генерации электрических колебаний; Мы кратко рассмотрим их лазерное применение, основанное на создании неравновесных носителей в области перехода.

Чтобы избежать неконтролируемых влияний поверхности, -переходы создаются путем образования внутри единого монокристалла нужного распределения донорпой n акцепторной примесей (рис. 25.1). Если эти примеси полностью понизованы, то в левой части кристалла, где велика концентрация акцепторов доминирует дырочная проводимость с концентрацией основных носителей Соответственно, в правой части кристалла преобладает электронная проводимость с концентрацией основных носителей концентрация доноров). Между р- и -областями располагается переходный слой технологического -перехода, в котором концентрации примёсей резко изменяются по толщине слоя. Для некоторой тонкой об; ласти переходного слоя, где доноры и акцепторы компенсируют друг друга характерна собственная проводимость . Строго говоря, р—n-переход, по существу, является -переходом.

Требуемое распределение доноров и акцепторов создается различными технологическими приемами — сплавлением полупроводников р- и n-типа, добавлением нужной примеси в расплав при росте кристалла, диффузией примесей из газовой или

жидкой фазы в кристалл, методом ионной имплантации и т. п. Акцепторами являются атомы элементов, принадлежащих тем столбцам периодической таблицы Менделеева, которые расположены слева от группы, содержащей основной элемент полупроводникового кристалла. Соответственно, доноры принадлежат группе, расположенной справа от основного элемента. Так, для кремния и германия (IV группа) акцепторами являются элементы III группы, а донорами — элементы У группы, например бор и фосфор соответственно. Для арсенида галлия — полупроводникового соединения типа — акцепторной прпмесью являются цинк и кадмий (II группа), а донорной — селен и тел (VI группа).

В равновесном полупроводнике с p-n-переходом в отсутствие тока через переход концентрация основных носителей — дырок в дырочной области велика и постоянна. В области перехода концентрация дырок уменьшается и в электронной области, где дырки являются неосновными носителями, принимает малое значение

Аналогично, концентрация электронов изменяется от большого значения в -области (основные носители) до малого значения в р-области (неосновные носители).

Если к переходу приложено внешнее напряжение так, что «плюс» источника напряжения соединен с -областью, а «минус» с -областыо, то через переход течет положительный ток (через диод ток протекает в прямом направлении). При этом дырки из р-области устремляются в n-область, а электроны из -области в -область. Дырки, пришедшие в -область, и электроны, пришедшие в -область, становятся в этих областях неосновными носителями. Они должны рекомбинировать с соответствующими им основными носителями, имеющимися в р- и n-областях, прилегающих к p-n-переходу.

Время жизни носителей по отношению к рекомбинации конечно, рекомбинация происходит не сразу, и поэтому вдоль по току в некотором объеме за пределами перехода концентрации электронов в р-области и дырок в -области заметно превышают равновесные значения пр в этих областях. Тогда для компенсации объемного заряда из подводящих ток электродов в этот объем поступают в -область электроны, а в -область — дырки. В результате концентрация носителей двух типов по обе стороны от перехода увеличивается, т. е. вблизи перехода возникает квазинейтральная область повышенной проводимости. В этом состоит явление инжекции носителей в -переход. Распределение концентрации носителей при инжекции показано в нижней части рис. 25.1 наряду с их равновесным распределением (в отсутствие тока).

В приближении малой по сравнению с длиной диффузии электронов и дырок толщины перехода концентрация инжектированных носителей на границах p-n-перехода составляет для

невырожденных полупроводников

где е — заряд электрона, U — падение напряжения на переходе. При Т = 300 К имеем . Поэтому небольшое напряжение сильно меняет концентрацию неосновных носителей на границах p-n-перехода. При изменение составляет раз.

Рис. 25.2. Квазиуровни Ферми в невырожденном p-n-переходе: а) без инжекции, б) при инжекции.

Опишем далее зонную структуру полупроводника с p-n-переходом. Для собственных полупроводников ширина запрещенной зоны является характерной константой. В полупроводниках -типа акцепторные примеси дают уровни энергии, расположенные внутри запрещенной зоны и примыкающие к потолку валентной зоны. При большой концентрации примесей их уровни сливаются с валентной зоной и тем самым уменьшают ширину запрещенной зоны, подрезая ее снизу. В полупроводниках -типа ситуация обратна. Донорные примеси уменьшают ширину запрещенной зоны, подрезая ее сверху. Следовательно, в одном и том же полупроводниковом кристалле в -области запрещенная зона располагается выше, а в -области — ниже.

При переходе из одной области в другую, т. е. при р-n-переходе, границы зон изменяются непрерывно таким образом, чтобы запрещенная зона р-области непрерывно переходила в запрещенную зону -области. В результате зонная структура равновесного полупроводника с -переходом приобретает вид, схематически представленный на рис. 25.2, а. Кроме того, в равновесном полупроводнике уровень Ферми, единый во всем объеме кристалла, в области преобладания акцепторов должен лежать ниже середины запрещенной зоны, а в области преобладания доноров — выше. Сдвиг запрещенных зон р- и -областей по отношению друг к другу в полупроводниках с -переходом необходим, как это видно из рис. 25.2, а, для того, чтобы один и тот же уровень Ферми был расположен одновременно ниже середины запрещенной зоны в и выше середины в -области.

При инжекции носителей, когда на -переход подается напряжение U, равновесие нарушается, сдвиг запрещенных зон в р- и -областях по отношению друг к другу уменьшается на

величину и, что наиболее существенно, уровень Ферми F разбивается на квазиуровни Ферми для дыроки электронов существенно отличные друг от друга в окрестности перехода. На большом удалении от области перехода они снова сливаются, по вблизи перехода разность равна

(25.2)

В теории полупроводников справедливость соотношений (25.1) и (25.2) вытекает из простых энергетических соображений.

Ход квазиуровней Ферми в p-n-переходе при инжекции неосновных носителей в невырожденном полупроводнике показан на рис, 25.2, б. В невырожденном, т. е. слабо легированном полупроводнике даже при сильной инжекции. трудно раздвинуть квазиуровни Ферми так, чтобы выполнялись условия инверсии (24.13). Именно этот случай показан схематически на рис. 25.2. Если же р- и n-области кристалла легированы сильно, то электронный и дырочный газы в соответствующих областях кристалла могут быть сильновырождены.

Критерием вырождения фермионов является существенное отличие их распределения по энергиям от больцмановского. Из формулы (24.4) и рис. 24.2 видно, что это отличие, малое при , заметно уже при (слабое вырождение) и становится крайне существенным при (сильное вырождение). Так как в запрещенной зоне электронов нет, нижней границей их энергий является положение дна зоны проводимости . Следовательно, условием сильного вырождения электронов является выполнение неравенства

Это означает, что уровень Ферми электронов должен лежать внутри зоны проводимости. Аналогично, при сильном вырождении дырок их уровень Ферми должен лежать внутри валентной зоны.

Уровень Ферми представляет собой некоторую характерную энергию, зависящую от типа полупроводника, его состояния, его состава. Для нашего рассмотрения существенно, что положение уровней Ферми однозначно связано с концентрацией носителей. Если при сильном легировании ионизующими примесями р- или n-типа концентрация носителей превышает так называемую эффективную плотность состояний в валентнойзоне или в зоне проводимости, то уровень Ферми располагается внутри соответствующей зоны, и дырочный (или электронный) газ становится вырождейным. Для справок укажем, что при температуре 300 К и равенстве эффективной масйы носителя массе покоя свободного электрона эффективная плотность состояний примесей, по превышении которой полупроводник вырождается, составляет .

Итак, в лазерных диодах целесообразно применять сильно легированные полупроводники, в которых электронный и дырочный газы в и р-областях сильно вырождены. Тогда даже без рнжекции уровень Ферми лежит в -области внутри валентной зоны и в n-области — внутри зоны проводимости (рис. 25.3, а).

Рис. 25.3. Квазиуровнп Ферми в вырожденном -переходе: а) без инжекции, б) при инжекции. Косая штриховка показывает области, заполненные электронами.

Искажение зонной структуры вблизи p-n-перехода при инжекции носителей в положительном направлении приводит к выполнению условия инверсии (24.13), как это показано схематически на рис. 25.3, б. Ширина активной области, в которой , может быть значительно больше технологической, ширины перехода. В этой области в спектральном интервале (24.14) созданы условия для усиления на вынужденных рекомбинационных переходах зона — зона. Активная область, показанная на рис. 25.3, а в координатах энергия — расстояние, соответствует. области инверсии, указанной на рис. 24.3, б в координатах энергия — квазиимпульс.

Лазерный эффект при инверсии методом инжекции носителей в р-n-переход реализован во многих однодолинных прямозонных полупроводниках. Одним из лучших является лазер на арсениде галлия. Диод представляет собой тонкий срез монокристалла с поперечными и продольными размерами порядка 0,1-1 мм. Образец вырезан из сильно легированного материала n-типа (донорная примесь ). После диффузии или имплантации р-типа (акцепторы ) верхняя часть образца приобретает проводимость -типа, и недалеко от поверхности (на расстоянии -мкм) образуется пленарный слой p-n-перехода толщиной 1—10 мкм. Контактные поверхности р- и n-областей покрываются золотом. Кристалл крепится (пайка, клей) к теплопроводящей подложке обычно n-областью. Наилучшей подложкой является алмаз, часто используется сапфир. Рис. 25.4 показывает схему устройства такого лазера. При пропускании большого тока в прямом направлении (с плотностью тока 1000 А/см2) инверсия возникает в тонком слое p-n-перехода. Коэффициент усиления велик. Поэтому боковые грани кристалла могут

играть роль фреиелевских зеркал, и генерация возникает при малой длине кристалла.

Одним из удачных технологических приемов образования совершенных плоскопараллельных зеркал резонатора полупроводникового лазера является скалывание боковых граней кристалла.

Рис. 25.4. Схема инжекционного лазера: 1 — подложка, 2 — плоскость p-n-перехода, 3 — кристалл полупроводника, 4 — контактный провод.

Излучение из лазера выходит через узкие полоски, образованные пересечением активного слоя с частично отражающими гранями кристалла. Характерные угловые размеры диаграммы излучения, соответствующей этому сечению, составляют 5° X 50°. Более высокая направленность может быть достигнута при помощи внешнего резонатора. Тогда грани полупроводникового диода должны быть либо просветлены, либо ориентированы под брюстеровским углом к оси резонатора. Как правило, техническое осуществление таких конструкций встречает серьезные трудности.

К. п. д., определяемый как отношение мощности генерируемого излучения к мощности накачки, рассеиваемой диодом, прямо пропорционален внутреннему квантовому выходу рекомбинацнонного излучения (см. формулу (24.16)) и отношению энергии запрещенной зоны , выраженной в вольтах, к падению напряжения на диоде :

При , приближающемся к 100%, и малом падении напряжения на подводящих проводниках и в материале р- и -областей кристалла значение может быть очень велико. В случае арсенида галлия при охлаждении жидким азотом к. п. д. лазеров достигает 70—80%, так что инжекционные полупроводниковые лазеры представляют собой самые эффективные лазеры. Однако их мощность невелика прежде всего в силу малости размеров области -перехода. В непрерывном режиме при излучающей поверхности в излучаемая мощность достигает 10 Вт (GaAs, 77 К).

Выходная мощность лазера пропорциональна квантовому выходу и превышению плотности тока накачки J над ее пороговым значением :

С ростом температуры в силу увеличения роли безызлучательной

рекомбинации значение падает. Кроме того, с ростом температуры резко уменьшается разность скоростей вынужденного излучения и поглощения (24.7), определяющая коэффициент усиления. Учитывая условие (24.13), определяющее возможность получения инверсии в полупроводниках, и используя определения квазиуровней Ферми (24.11), можно заметить, что первый член (24.7) падает с ростом температуры, а второй возрастает. В результате для получения положительного усиления приходится увеличивать ток инжекции. Это приводит к резкому возрастанию пороговой плотности тока с температурой. При увеличении тока кристалл разогревается, и при некоторой температуре непрерывный режим генерации становится невозможным. Величина допустимой температуры непрерывного режима работы полупроводникового лазера определяется конструкцией диода и возможностями теплоотвода. При гелиевой температуре удается отвести от диода 30-40 Вт тепла, при охлаждении жидким азотом 10 Вт, при комнатной температуре около 1 Вт.

Характер зависимости значения пороговой плотности тока от температуры существенно определяется конструкцией диода и условиями его работы. Для лазеров на основе арсенида галлия в районе 77 К пороговая плотность тока нарастает очень резко — пропорционально , что является очень сильной зависимостью. При 77 К для этих лазеров характерно значение . В диапазоне от гелиевых до комнатных температур пороговая плотность тока лазеров на арсениде галлия возрастает от .

Таким образом, в непрерывном режиме ограничение мощности излучения полупроводникового лазера обусловлено перегревом кристалла током накачки.

В импульсном режиме при длительности тока инжекции для арсенида галлия при азотной температуре мощность излучения составляет около . Как обычно, ограничение мощности в импульсном режиме обусловлено оптическим саморазрушением кристалла. При комнатной температуре для этих лазеров реализуется импульсно-периодический режим. работы с частотой следования импульсов излучения до и пиковой мощностью в несколько ватт.

Существенное улучшение характеристик полупроводниковых лазеров и прежде всего резкое снижение пороговой плотности тока и связанная с этим возможность работы в непрерывном режиме при комнатных температурах были достигнуты применением анизотропных гетеропереходов.

До сих пор мы рассматривали p-n-переходы, образованные путем распределения р- и n-примесей в одном и том же монокристалле. В таких переходах, называемых также гомопереходами, по обе стороны границы раздела свойства кристалла одинаковы. Если же наращивать монокристаллический слой одного полупроводника на монокристаллической подложке другого полупроводника,

проводника, то возникает так называемая гетероструктура. Разумеется, такое наращивание без существенного нарушения монокристальности всего образца в целом возможно только для тех полупроводниковых материалов, кристаллические решетки которых почти не отличаются друг от друга. Обычно это осуществляется при изопериодическом замещении методом эпитаксиального, роста. Примерами являются пары и т. п. Вводя должным образом акцепторные и донорные примеси, можно создать полупроводниковые диоды с гетеропереходом. Схема устройства диода полупроводникового лазера с двойным гетеропереходом приведена на рис. 25.5.

Для создания совершенных гетероструктур необходимо, чтобы контактирующие материалы имели одинаковый тип решетки и одинаковый период. Именно такова ситуация в случае . Поэтому в твердом растворе замещение алюминия галлием, и наоборот, происходит практически без изменения периода решетки, и в получаемой на основе этого материала гетероструктуре дефекты несоответствия практически отсутствуют.

Рис. 25.5. Схема диода полупроводникового лазера с двойных гетеропереходом. Активная область заштрихована.

В гетероструктуре -переход носит наиболее резкий характер, отсутствует диффузионное растекание инжектируемых носителей, концентрирующихся при инжекцпи в хорошо определенной узкой области перехода. Поэтому уменьшается величина пороговой плотности тока инжекции. Кроме того, показатель преломления трехкомпонентного полупроводника существенно меньше, чем бинарного полупроводника . Следовательно, возникает эффект оптического волновода, излучение концентрируется в активной области и не проникает в поглощающую область, не подверженную накачке. Все это в целом, а также монтаж диода на подложке высокой теплопроводности, позволило снизить пороговую плотность тока при комнатной температуре более чем в 100 раз, доведя ее до нескольких сотен ампер на квадратный сантиметр. В результате получены устойчивые режимы генерации полупроводниковых лазеров непрерывного действия с выходной мощностью до 100 мВт при комнатной температуре, что резко увеличило практическую значимость этих приборов. Основной областью их применения является лазерная связь, прежде всего по волоконно-оптическим линиям.

Гетероструктуры были предложены для создания полупроводниковых инжекцйонных лазеров Ж. И. Алферовым в 1963 г. Это предложение было реализовано под его руководством в 1968 г.

Диапазон длин волн излучения полупроводниковых лазеров в соответствии с (24.14) определяется шириной запрещенной зоны. Арсенид галлия излучает в области 0,84 мкм. Полупроводниковые растворы переменного состава позволяют перекрывать широкий спектральный диапазон. Так, система дает излучение в зависимости от состава в области 0,63-0,90 мкм, система — в области мкм, система — в области 0,9-3,4 мкм и т. д. В, некоторых твердых растворах, например в при изменении процентного содержания компонент ширина запрещенной зоны проходит через нуль. Это позволяет создавать длинноволновые лазеры с длиной волны до 30—40 мкм. В последнем случае для предотвращения термического заселения зоны проводимости необходимо глубокое охлаждение накачиваемого кристалла.

Длина волны излучения диодных полупроводниковых лазеров может меняться в широких пределах. В отличие от лазеров других типов, она определяется переходами не между дискретными уровнями энергии атомов или молекул, а между зонами разрешенных состояний в полупроводнике .и зависит от многих факторов, влияющих на его зонную структуру, такнх как давление, температура, магнитное поле. Выделение одной моды излучения при этом облегчено большим спектральным расстоянием между модами, обусловленным малыми размерами активной среды лазера (см. формулу (10.21)). Как правило, расстояние между двумя соседними модами составляет . Спектральная ширина одной моды несколько превышает , что обусловлено нестабильностью температуры и тока инжекции.

Наибольшее распространение получила перестройка лазеров путем изменения давления и температуры.

Для лазеров на основе тройных соединений свинца, таких как , всестороннее сжатие, осуществляемое обычно гидростатически, изменяет параметры кристаллической решетки и. тем самым уменьшает ширину запрещенной зоны. В результате этого длина волны генерируемого излучения увеличивается. Изменение это значительно. В доступной области давлений 0—15 кбар возможна перестройка на . В качестве примера укажем диодный лазер на , перестраиваемый давлением в 14 кбар с 8,5 на 22 мкм. Преимущества перестройки лазеров давлением заключены в отсутствии влияния давления на пороговый ток и условия самовозбуждения лазера. Недостатки сводятся к заметной технической сложности устройства в целом и к существенной инерционности перестройки.

Другим методом является понижение температуры лазера от максимально возможной до гелиевой. Для этого широко распространенного метода характерна величина . Недостатком метода является существенная нелинейность зависимости длины волны излучения от температуры. Кроме того, изменение температуры, как это следует из предыдущего

рассмотрения, сильно меняет порог самовозбуждения лазера. Технически при наличии автономных криогенных устройств замкнутого цикла температурный способ перестройки длины волны излучения диодных лазеров достаточно удобен. Разумеется, возможно сочетание температурной перестройки и перестройки давлением одного и того же лазера, что существенно расширяет рабочий диапазон.

Тонкая и относительно безынерционная перестройка осуществляется во время импульса тока пнжекции через p-n-переход за счет его разогрева джоулевым теплом. Токовая перестройка носит квазинепрерывный характер (рис. 25.6), так как смещение полосы усиления сопровождается сдвигом частот спектральных мод лазера вследствие температурного изменения показателя преломления активной среды. Эти процессы идут с разными скоростями, вследствие чего диапазон перестройки не является непрерывным, а состоит из отдельных отрезков кривых плавной перестройки мод лазера, вызванной изменением показателя преломления. Область плавной перестройки током составляет обычно .

Рис. 25.6. Перестроечные кривые узкозонных диодных лазеров: вверху — перестройка -лазера давлением, внизу — -лазера током.

Удобным методом сканирования частоты лазера является добавление к постоянному току инжекции, меньшему порогового, переменной компоненты заданной формы и частоты. Максимальная скорость токовой перестройки определяется тепловой инерцией лазера и может достигать . Подстройка лазера на некоторую заданную длину волны излучения и стационарное, удержание этой длины волны требует высокой стабильности температуры лазера и тока накачки.

Основной областью применения перестраиваемых диодных лазеров является спектроскопия высокого разрешения и обнаружение различного рода примесей в газах и жидкостях.

Завершая рассмотрение полупроводниковых лазеров, целесообразно отметить, что электронно-лучевая накачка полупроводников позволяет получить генерацию в широком спектральном диапазоне, причем особенно эффективно в области коротких длин волн. Инверсия населенностей создается путем лавинного образования

вторичных, третичных и т. д. электронно-дырочных пар в полупроводниковом кристалле, облучаемом пучком электронов с энергиями от десятков до сотен килоэлектронвольт. При этом не требуется высокая электропроводимость и наличие -переходов. Поэтому метод электронно-лучевой накачки применим к полупроводникам с широкой запрещенной зоной. Такие лазеры обладают большой выходной мощностью (до Вт в импульсе), что обусловлено возможностью накачки больших по сравнению с инжекционными лазерами объемов полупроводника. Наилучшими примерами служат лазеры на таких широкозонных полупроводниках, как с длинами волн излучения 0,69, 0,49, 0,46 и 0,33 мкм соответственно.

Первые полупроводниковые лазеры с электронно-лучевой накачкой были осуществлены в 1964 г. под руководством Н. Г. Басова.