Полупроводниковые лазеры среднего инфракрасного диапазона: достижения и проблемы

ФИЗИКА ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ СРЕДНЕГО ИНФРАКРАСНОГО ДИАПАЗОНА: ДОСТИЖЕНИЯ И ПРОБЛЕМЫ Г. Г. ЗЕГРЯ Санкт-Петербургский государственный технический университет им. Петра Великого

SEMICONDUCTOR MID-INFRARED LASERS: ADVANCES AND PROBLEMS G. G. ZEGRYA

© Зегря Г.Г., 2001

Semiconductor mid-infrared lasers are actively utilized in various fields of science and technology. However the design of the lasers operating at high temperatures is difficult to make. Physical mechanisms that prevent the mid-infrared lasers to be designed have been discussed. Several approaches for creating such lasers that could effectively operate at high temperatures have been considered.

70

Полупроводниковые лазеры среднего инфракрасного (ИК) диапазона широко применяются в различных областях науки и техники. Однако создание таких лазеров, которые могли бы работать при комнатной температуре, сложно. Обсуждаются физические механизмы, которые препятствуют созданию ИК-лазеров. Рассматриваются несколько подходов к созданию ИКлазеров, эффективно работающих при высоких температурах.

www.issep.rssi.ru

Интерес к полупроводниковым лазерам среднего инфракрасного (ИК) диапазона (2–5 мкм) связан прежде всего с широкими возможностями их научного и практического применения в различных областях науки и техники. C помощью ИК-лазеров как элементов полупроводниковых газоанализаторов осуществляют химический контроль выбросов в атмосферу, так как в диапазоне длин волн 2–5 мкм лежат полосы поглощения многих вредных (токсичных) промышленных газов. Длины волн излучения современных ИК-лазеров попадают в окна прозрачности атмосферы 3,5–5 и 8– 13 мкм. Это означает, что они могут находить широкое практическое применение в области телекоммуникации и локации. Широкое применение находят длинноволновые лазеры в ИК-спектроскопии и медицине. Известно, что высокоэнергетические лазеры используют в качестве хирургического инструмента – это так называемый световой скальпель. Низкоэнергетические лазеры, каковыми являются полупроводниковые лазеры, используются для: 1) избирательного разрушения клеток раковой опухоли – фотодинамическая терапия, 2) облучения плохо заживающих ран или крови человека – лазеротерапия [1]. Однако создание ИК-лазеров, эффективно работающих при комнатной температуре в непрерывном режиме, затруднено главным образом из-за заметного преобладания процессов безызлучательной рекомбинации неравновесных носителей над процессом излучательной рекомбинации. Кроме того, в ИК-лазерах заметно усилены потери, связанные с внутризонным поглощением излучения. И наконец, у длинноволновых лазеров усилены процессы разогрева носителей и решетки, что приводит к срыву генерации. Для решения указанных проблем с целью создания эффективных ИК-лазеров исследования ведут по двум направлениям. Первое – создание квантово-каскадных лазеров на межподзонных переходах (ККЛ) [2, 3] и

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 6 , 2 0 0 1

ФИЗИКА второе – создание ИК-лазеров на межзонных переходах на основе полупроводниковых гетероструктур с квантовыми ямами (КЯ) и сверхрешетками (СР) типа II [4, 5]. В первом случае ККЛ импульсная генерация с относительно высокой мощностью излучения (до 325 мВт) была получена при комнатной температуре в диапазоне 5–8 мкм [6]. Такой лазер является униполярным. В нем излучение возникает в результате внутризонных переходов электронов между уровнями размерного квантования в яме. Кратко остановимся на принципе работы ККЛ. Квантово-каскадные лазеры представляют собой слоистые гетероструктуры [2], состоящие из активных областей, в которых происходит излучение фотонов, и инжекционные области, через которые носители пролетают до следующей активной области (рис. 1) [6]. На этом рисунке волнистыми линиями показана пространственная зависимость квадрата модуля волновой функции для различных уровней электронов. Инжекционная область (инжектор) обладает высокой туннельной прозрачностью для электронов низких энергий и низкой прозрачностью для высоких энергий. В таких ККЛ оптические фононы играют деструктивную роль. В обычной квантовой яме интенсивный переход между уровнями размерного квантования с излучением оптического фонона препятствует созданию инверсной заселенности, необходимой для лазерной генерации. Для подавления процессов излучения оптических фононов приходится особым образом конструировать квантовую яму активной области. В квантовой яме активной области из InGaAs (см. рис. 1) размещаются два Активная область

Активная область 3 Мини-зона 3 2 1

Рис. 1. Энергетическая зонная диаграмма (один период) униполярного квантового каскадного лазера. Волнистыми линиями показана пространственная зависимость квадрата модуля волновой функции для различных уровней [6]

Для переходов с испусканием оптического фонона ситуация обратная: переход E3 E1 намного интенсивнее, чем переход E3 E2 . Кроме того, и это очень важно, расстояние между нижними уровнями E2 и E1 выбрано для этой структуры равным 38,3 мэВ, что близко к энергии оптического фонона 34 мэВ для InGaAs. При таких условиях квантовый уровень E2 активной области гораздо быстрее опустошается от электронов за счет перехода с испусканием фонона на уровень E1 , чем заполняется с верхнего уровня E3 с испусканием оптического фонона. При этом характерное время τ21 испускания оптического фонона при переходе с уровня E2 на уровень E1 порядка 0,3 ⋅ 10−12 с, а время испускания фонона при переходе с уровня E3 на уровень E2 больше и составляет τ32 ≈ 3,6 ⋅ 10−12 c. Такое соотношение времен безызлучательных переходов позволяет создавать инверсную заселенность между уровнями E3 и E2 активной области. В итоге между уровнями E3 и E2 возникают вынужденные оптические переходы, а следовательно, и генерация лазерного излучения. (Впервые идея ККЛ была сформулирована в работе [2].) Следует отметить, что вероятность излучательного перехода с испусканием фотона меньше вероятности безызлучательного перехода с испусканием фонона. Это ведет к уменьшению квантового выхода излучения и мощности генерации. Важно отметить, что длины волн излучения современных каскадных лазеров попадают в оба окна прозрачности атмосферы 3,5–5,0 и 8–13 мкм. Тем не менее, несмотря на успехи, униполярные ККЛ до сих пор не нашли коммерческого применения из-за крайне жестких технологических требований.

Инжектор

2 1

тонких барьера из AlInAs таким образом, чтобы электронный уровень E2 , на который электрон совершает излучательный переход с верхнего уровня E3 , был расположен вблизи уровня E1 основного состояния в квантовой яме. Благодаря антикроссингу уровней E2 и E3 оптический переход с уровня E3 на уровень E2 преобладает над оптическим переходом с уровня E3 на уровень E1 .

Как отмечено выше, второе направление исследований по созданию ИК-лазеров базируется на межзонных переходах. Для создания ИК-лазеров на межзонных переходах используются гетероструктуры с квантовыми ямами и сверхрешетками типа II на основе соединений (In, Ga)(As, Sb)/(Al, Ga)(As, Sb). Такие структуры в настоящее время наиболее перспективны для создания полупроводниковых лазеров, излучающих в диапазоне 3–5 мкм. Здесь существуют два подхода. Первый подход связан с созданием биполярных каскадных лазеров. Излучение фотона в них осуществляется в результате рекомбинации электрона и дырки в активных областях

З Е Г Р Я Г . Г . П О Л У П Р О В О Д Н И К О В Ы Е Л А З Е Р Ы С Р Е Д Н Е ГО И Н Ф РА К РА С Н О ГО Д И А П А З О Н А : Д О С Т И Ж Е Н И Я И П Р О Б Л Е М Ы

71

ФИЗИКА каскада (рис. 2) [4]. Преимущество биполярных ККЛ перед униполярными состоит в следующем: 1) используя гетеропереходы второго рода, у которых разрывы зоны проводимости и валентной зоны происходят в одну сторону, можно сколь угодно сближать уровни электронов и дырок в соседних квантовых ямах и получать длинноволновое излучение; 2) в таких структурах практически полностью подавлена релаксация на оптических фононах. Однако в биполярных ККЛ возникает другой механизм безызлучательной рекомбинации – оже-рекомбинация, которая доминирует над излучательной рекомбинацией в длинноволновом диапазоне лазерного излучения при высоких температурах. Вероятность оже-рекомбинации на несколько порядков ниже вероятности испускания оптического фонона в униполярных ККЛ. Кроме того, как будет показано ниже, вероятность оже-рекомбинации можно значительно снизить с помощью специальной инженерии квантовых ям (оже-инженерия), что в итоге приводит к увеличению квантовой эффективности лазера и значительному снижению пороговых токов. На рис. 2 изображена зонная диаграмма одного периода биполярного каскадного лазера [4], показаны уровни энергии электронов и дырок, а также сверху приведены волновые функции ψ состояний, участвующих в процессе рекомбинации. Электрон с уровня E1 в квантовой яме из InAs переходит с испусканием фотона на уровень тяжелых дырок HH1 в соседней квантовой яме из GaInSb. Далее с уровня HH1 электрон туннелирует на аналогичный уровень HH1 в третьей квантовой яме из GaSb, с которого потом AlSb 23 A°

уходит в инжекционную область (инжектор), а затем все это повторяется сначала. С помощью рассмотренной структуры для длины волны лазерного излучения 4 мкм был достигнут рекордный квантовый выход выше 200%. Отметим, что в идеале величина квантового выхода должна быть равной количеству периодов структуры (их было 23) и, следовательно, она должна составлять 2300% [4]. Для такой структуры был также установлен и рекорд по пороговому току при комнатной температуре – 130 А/см2. Тем не менее такой подход к созданию ИК-лазеров не позволяет получать при комнатной температуре более длинные волны из-за преобладания процессов оже-рекомбинации над процессами излучательной рекомбинации. С ростом длины волны усиливаются внутризонное поглощение (потери) и разогрев носителей заряда и решетки, которые губительно действуют на работу ИК-лазеров: 1) безызлучательная оже-рекомбинация существенно снижает внутренний квантовый выход излучения лазера; 2) усиление потерь излучения приводит к резкому возрастанию пороговой концентрации, а следовательно, и порогового тока; 3) разогрев электронов и дырок, а также решетки приводит к немонотонной зависимости мощности излучения от тока накачки, что, в свою очередь, приводит к срыву генерации. Для ослабления оже-рекомбинации, процессов разогрева и внутризонного поглощения был предложен новый, фундаментальный подход к созданию ИК-лазеров, работающих при комнатной температуре [5]. Суть новой концепции состоит в возможности управлять скоростью безызлучательной оже-рекомбинации

AlSb 15 A° ψe

ψ1hh

AlSb 12 A°

AlSb Ec

ψ2hh

E2 Область инжекции –

e

E1

GaInSb 34 A° HH1 HH2 LH1

InAs

InAs 25 A°

GaSb 35 A° HH1 LH 1

E1

HH2 HH3

e–

EHH InAs

Рис. 2. Зонная диаграмма одного периода структуры биполярного каскадного лазера. Отмечены уровни энергии электронов и дырок, а также приведены волновые функции состояний [4]

72

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 6 , 2 0 0 1

ФИЗИКА (оже-инженерия), внутризонным поглощением излучения и процессами разогрева. Рассмотрим глубокие квантовые ямы для электронов и дырок на основе гетеропереходов II типа. При этом глубина квантовых ям такая, что расстояние между ближайшими уровнями размерного квантования для электронов (дырок) (то есть между основным и первым возбужденными уровнями) больше, чем эффективная ширина запрещенной зоны Eg (рис. 3): E2c − E1c > Eg = E1c − E1h . Здесь E1c , E1h – энергии первого уровня размерного квантования электронов и дырок; E2c , E2h – энергии первого возбужденного уровня размерного квантования для электронов и дырок. Рассмотрим в такой глубокой квантовой яме безызлучательный процесс оже-рекомбинации: взаимодействуют два электрона на основном уровне E1c в состояниях 1 и 2, в результате один из них рекомбинирует с дыркой (состояние 3 ), а другой переходит в высоковозбужденное состояние 4 (см. рис. 3). При этом высоковозбужденный электрон 4 оказывается между уровнями размерного квантования, то есть возбужденный электрон остается по-прежнему на основном уровне размерного квантования E1c . Для этого необходимо изменение продольной (z, y) компоненты импульса от q 1 = q т = 2m c T ⁄ " до q 4 = 2m c E g ⁄ " , где mc – эффективная масса электрона, T – температура в энергетических единицах, " – постоянная Планка. Механизм такой оже-рекомбинации аналогичен механизму ожерекомбинации в однородном полупроводнике. Это означает, что процесс является пороговым, а скорость E2c

E1c

4

1

2

Eg 3

E1h

E2h

Рис. 3. Схематическое изображение гетероструктуры типа II с глубокими квантовыми ямами. Стрелками указаны переходы электронов из начального состояния (1, 2) в конечные состояния 3 и 4 при ожерекомбинации. Отмечены уровни энергии для электронов E1c и E2c и для дырок E1h и E2h

оже-рекомбинации представляет собой экспоненциальную функцию температуры. Рассмотрим более подробно механизм оже-рекомбинации в глубокой квантовой яме. В результате кулоновского взаимодействия электронов в состояниях 1 и 2 один из электронов рекомбинирует с дыркой, то есть переходит в состояние 3, а второй – в состояние 4, оставаясь на основном уровне размерного квантования. Такой оже-переход возможен при условии, что электрон-электронное взаимодействие является сильным, так как переданный импульс q порядка q 4 @ q т , где q т – тепловой импульс. При этом имеет место закон сохранения для продольной компоненты квазиимпульса: q1 + q2 = q3 + q4 . Скорость GB такого процесса вычисляют в рамках первого порядка теории возмущений по электрон-электронному взаимодействию. В результате оказывается, что GB зависит от температуры экспоненциально [5]: 2m E G B ~ exp – ---------c -----g , mh T

(1)

где mh – эффективная масса дырки. Если бы оже-переход был резонансным, то есть электрон с уровня Ec1 попадал бы на уровень Ec2 , то скорость такого перехода была бы экспоненциально велика по сравнению с (1). Если бы квантовая яма была неглубокой, так что возбужденный электрон 4 попадал бы в непрерывный спектр, скорость оже-рекомбинации Gs по-прежнему была бы степенной функцией температуры [5] и существенно превосходила скорость оже-рекомбинации GB . В результате оказывается, что в глубоких квантовых ямах возможно существенное подавление процессов оже-рекомбинации (GB ! Gs), а следовательно, и увеличение внутреннего квантового выхода излучения. Другой важный результат состоит в том, что в такой глубокой квантовой яме при тех же условиях, когда скорость оже- рекомбинации меньше скорости излучательной рекомбинации, имеет место подавление процесса внутризонного поглощения лазерного излучения. В такой структуре внутризонное поглощение излучения возможно только при участии фононов или примесей (требование законов сохранения энергии и импульса), то есть такой процесс появляется только во втором порядке теории возмущений. Коэффициент внутризонного поглощения αi оказывается при этом меньшим коэффициента потерь излучения на зеркалах лазера. Полагая потери на зеркалах αL = 30 см−1, а длину волны λ = 3,5 мкм, легко показать [5], что пороговая концентрация при комнатной температуре (T = 300 К) порядка 2 ⋅ 1012 см−2. Тогда для глубокой квантовой ямы типа I скорость оже-рекомбинации GB ≈ 2 ⋅ 1020 см−2 ⋅ с−1. Следовательно,

З Е Г Р Я Г . Г . П О Л У П Р О В О Д Н И К О В Ы Е Л А З Е Р Ы С Р Е Д Н Е ГО И Н Ф РА К РА С Н О ГО Д И А П А З О Н А : Д О С Т И Ж Е Н И Я И П Р О Б Л Е М Ы

73

ФИЗИКА пороговый ток оже-рекомбинации JA, th ≈ 30 А/см2. При тех же условиях излучательный ток составляет JR, th ≈ ≈ 80 А/см2. Таким образом пороговая плотность тока Jth лазера на глубокой квантовой яме не превышает 120 А/см2 при комнатной температуре. Внутренний квантовый выход излучения при этом больше 50%. Это означает, что такой лазер будет работать и при комнатной температуре, и при более высоких температурах. На рис. 4 представлена зависимость от температуры тока Оже JA и излучательного тока JR для лазера на глубоких квантовых ямах типа I [5]. Излучательный ток растет с ростом температуры примерно по линейному закону; ток Оже зависит от температуры по экспоненциальному закону. Тем не менее при T = 300 К имеет место соотношение JA, th < JR, th . Все изложенные выше выводы и соображения относятся в равной мере и к электронам, и к дыркам. Для частичного подавления процессов разогрева необходимо инжектировать носители в квантовых ямах не через гетеробарьеры, а прямо на уровни Ec1 и Eh1 . Это возможно, если между эмиттерами и квантовыми ямами создать слои, туннельно-прозрачные для электронов и дырок. При этом электроны (дырки) из эмиттера, без изменения энергии, за счет резонансного туннелирования инжектируются прямо на уровень размерного квантования Ec1 (Eh1). Такой способ туннельной инжекции “холодных” носителей позволяет увеличить температурную стабильность ИК-лазеров при комнатной температуре и более высоких температурах. В заключение отметим, что материалами, наиболее подходящими для создания ИК-лазеров на глубоких квантовых ямах, являются гетероструктуры II типа. В таких структурах можно независимо управлять расстояниями между уровнями размерного квантования электронов и дырок. Следовательно, в гетероструктурах II типа c квантовыми ямами возможно одновременное подавление процессов оже-рекомбинации, внутризонного поглощения и процессов разогрева для электронов и дырок. В последнее время интерес исследователей прикован к новому классу полупроводниковых гетероструктур – квантовым точкам [7]. Характерные размеры квантовых точек могут достигать величины порядка 30 Å. В таких квантовых точках энергия электронов (дырок) полностью квантуется. Очевидно, что в квантовых точках с глубокими квантовыми ямами возможно полное подавление и оже-рекомбинации, и внутризонного поглощения. В рамках подхода, развитого выше, наиболее перспективными для создания лазеров, работающих при высоких температурах, являются квантовые точки типа II с глубокими квантовыми ямами.

74

Пороговый ток, А/см2 120 100

Jth

80 JR

60 40

JA

20 0 50

100

150 200 250 Температура, K

300

Рис. 4. Температурная зависимость порогового тока лазера на глубоких квантовых ямах типа I [5]. Длина волны излучения λ = 3,5 мкм, ширина квантовой ямы 80 Å

ЛИТЕРАТУРА 1. Владимиров Ю.А. Лазерная терапия: Настоящее и будущее // Соросовский Образовательный Журнал. 1999. № 12. C. 2–8. 2. Казаринов Р.А., Сурис Р.А. // Физика и техника полупроводников. 1972. Т. 6, вып. 1. С. 148–162. 3. Faist J., Capasso F., Sivco D. // Science. 1994. Vol. 264–556. P. 553. 4. Zhang D., Yang R.Q., Lin C.-H. et al. // Appl. Phys. Lett. 1998. Vol. 72, № 18. P. 2220–2222. 5. Zegrya G.G. Mid-Infrared Strained Diode Lasers // AntimonideRelated Strained Layer Heterostructures / Ed. by M.O. Mamasreh. Amsterdam: Gordon and Breach, 1997. Vol. 3. P. 510. 6. Gmachi С., Tredicucci A., Capasso F. et al. // Appl. Phys. Lett. 1998. Vol. 72, № 24. P. 3130–3132. 7. Демиховский В.Я. Квантовые ямы, нити, точки. Что это такое? // Соросовский Образовательный Журнал. 1997. № 5. C. 80–86.

Рецензент статьи Ю.В. Копаев *** Георгий Георгиевич Зегря, доктор физико-математических наук, профессор физико-механического факультета Санкт-Петербургского государственного технического университета им. Петра Великого, ведущий научный сотрудник Физико-технического института им. А.Ф. Иоффе РАН. Область научных интересов – физика полупроводниковых наногетероструктур, квантовая электроника. Автор и соавтор более 120 публикаций в отечественных и зарубежных научных журналах, одной монографии и восьми учебных пособий.

С О Р О С О В С К И Й О Б РА З О В АТ Е Л Ь Н Ы Й Ж У Р Н А Л , Т О М 7 , № 6 , 2 0 0 1