分布反馈量子阱和垂直腔面发射激光器

第八章分布反馈、量子阱和垂直腔面发射激光器1. 名词解释：超晶格、 I 型超晶格和 II 型超晶格、组分超晶格、掺杂超晶格、量子阱、量子线、量子点；超晶格： 两种半导体材料交替生长的薄层组成一维周期结构，每层厚度足够薄，以至于其厚度小于电子在该材料中德布罗意波长。一型超晶格： 由于、E g 的不同，可将两种半导体薄层构成超晶格或量子阱的型 和 型结 构 。 型超 晶格 结构 如下 图 1 ， 满足 ： E gECEV，ECE2CE1C ，EV E1VE2V 。型超晶格结构如下图 2，满足：EgECEV， ECE2CE1C Eg2 ， EV E2V E1VEg1 。图 1.1 I 型超晶格示意图图 1.2 II 型超晶格示意图组分超晶格：利用周期性改变薄层半导体组分而形成的超晶格，如Ga1-xAlxAs/GaAs 。掺杂超晶格：利用周期性改变组分相同的半导体各薄层中的掺杂类型而形成的超晶格。量子阱： 与超晶格结构类似，但周期数有限，如果限制势阱的势垒厚度足够厚，大于德布罗意波长， 那么不同势阱中的波函数不再交叠， 势阱中的电子的能级状态变为分立状态，这种结构称为量子阱。量子线：其让导带电子、价带空穴及激子受到二维限制，只有一维自由度，载流子限制在了线状势阱中。量子点： 其让载流子受到三维限制，有零维自由度，载流子限制在箱状势阱中。2. DFB 激光器与 F-P 腔激光器在原理、结构和性能上有何差别？结构：对于普通的 F-P 腔激光器， 结构上主要依赖于一对平行的解理面形成光腔， 进而用以光反馈放大使激光产生； DFB 激光器不是依赖于激光器的端面反射镜形成光腔，而是在整个腔上，依靠刻蚀在激光器有源层（激活区）或其相邻波导层上的周期光栅。原理和性能：F-P 腔激光器的光反馈是通过两个解离面的反射实现，纵模的选择是由增益谱决定的，由于增益谱通常比纵模间隔宽的多，所以难于实现单纵模工作。DFB 激光器的光反馈是通过有源层或其相邻波导层上的周期性光栅所形成的扰动，即通过布拉格衍射提供分布反馈的， 这种反馈作用使得激活区内的前向波与后向波发生相干耦合。 这种工作机制易出现单纵模， 但可能出现的单纵模往往是由于 DFB 区两端的不对称的反射所致，这时输出功率往往不稳定，并可能产生跳模和不稳定的两模振荡。通过在均匀波纹光栅的DFB 区中形成相移区，来4实现以最强的反馈、最低的阈值增益在布拉格波长b下实现动态单纵模工作。3. DFB 激光器中 相移区有何作用？为什么能起到这种作用？4作用：实现以最强的反馈、最低的阈值增益在布拉格波长 b 下实现动态单纵模工作。同时由于主模和次模的阈值增益相差很大， 可能得到次模抑制比大于 30db 的稳定单纵模。 通过扰动正反行波的对称性， 使辐射功率集中到一个主模上， 同时使各振荡模式的阈值增益差增大。原理：将 DFB 区分为左和右两段，在不加入相移区时，左右两段内的各自正4反向行波会形成驻波， 而驻波波节均位于正向波传播方向上等效折射率增加最快之处。由下图可见，图 3.左图 一般正弦光栅、等效折射率分布及光强分布， 右图为加入 位移光栅、4等效折射率分布及光强分布左段和右段的驻波在DFB 区两段的分界处不能平滑相接，因此不能在布拉格波长上发生谐振，b2n， n 为等效折射率， 为正弦光栅周期。但若在分界处引入相移区，行波经过往返会产生 = 的相移，从而使两段的4驻波平滑相接， 一些研究表明，相移区的位置在偏向输出端面时，会使输出功4率增加，且单纵模重复性好，但相应振荡波长也会稍有偏离 b。4. 半导体阈值电流十分依赖工作温度。有一个激光器的实验数据为：在0 、25和 50下，阈值电流 I th 分别为 57.8mA76mA 和 100mA 。试画出 I th 同绝对温度 T 的指数关系，并以这三点数据为基础，推导出I th 同 T 的关系表达式。解：所有半导体激光器的阈值电流密度均随温度的升高而明显增大，增大的幅度随不同的激光器而已，认为影响半导体J th 的温度相关的因素主要是：增益系数 g；内量子效率 i ；内部载流子和光子损耗（将俄歇复合，载流子与有源层中缺陷和异质结界面态的复合损失归于内量子效率考虑）因影响半导体温度特性的因素很多，为便于测量，一般用近似式：I th TI th Tr exp TTr来表示温度对 I th 的影响，其中 Tr为室温， T0 为特征T0温度， I th Tr 为室温下的阈值电流密度。取 25为室温，则由题意可知：I th Tr76mA，将其他数据代入：57.8 76 exp 0 25T0将两式中的特征温度求平均，可得100 76 exp 50 25 T091.391.1T091.22可得I th 同T的关系表达式：I thT76 expT2591.2mA物理意义：半导体激光器的阈值电流随温度升高而明显增大，已。特征温度 T0 越高，代表激光器的温度稳定性越好，增大幅度随不同激光器而T0，则半导体激光器的I th 不随温度变化。图 4a.Ith 与 T 的关系图图 4b.T=0K 时， Ith=2.88mA； T=300K 时， Ith=77.6mA5. 试述量子阱激光器的工作原理。 为什么量子阱激光器的发射波长小于 1.24 ？ Eg工作原理：有源层厚度薄到玻尔半径或德布罗意波长数量级时，会出现量子尺寸效应，这时载流子被限制在有源层构成的势阱中，即量子阱， 这导致自由载流子受到一维限制， 特性发生变化， 利用量子约束在有源层中形成量子能级，使能级之间的电子跃迁来支配产生受激辐射。量子阱有源区的能带由于量子化而与体材料的不同，不像体材料抛物线能带中载流子必须从接近带底处开始填充，电子与空穴复合时，首先是E1C 与 E1V 之间的发生，产生光子能量hE1CE1VE g ，即光子能量大于材料禁带宽度，相应地，其发射波长小于禁带宽度所对应的波长1.24 ，发生了蓝移。E g图 5.量子阱中的电子带间跃迁6. F-P 腔激光器的腔长 200m ，VCSEL 激光器的有源区厚度 2 m ，如果有源区为 (1) GaAs、(2)Al 0.15Ga0.85As，制作 F-P 腔激光器和 VECEL 激光器，试求这四种激光器的纵模模式间隔。解：谐振腔内存在稳定驻波的条件是： 光子来回一周所经的光程必须是波长的整数倍。即： 2nLm 0两边取微分： 2dn Lmd 00 dm2对于相邻两模式， 取： dm1，则 d 00，d 0 为纵模间隔，2nL 10dnnd其中分母方括号代表的是增益介质材料的色散，若不考虑色散的影响，则2d 00。2nL(1)GaAs 的 折射 率 n13.59 ，禁 带宽 度 E g11.424eV ，可知波长11.241.240.87 m。Eg11.424对 于F-P腔激光器，腔长 L1200 m ， 则 纵 模 间 隔 为 ：20.872110.5271nm2nL123.59200对于 VCSEL 激光器，光子振荡有源区 L12 m，则纵模间隔为：20.872152.7nm12nL12 3.59 2(2)Al 0.15Ga0.85As 的折射率 n2 3.59 - 0.710x0.091x23.506 ，禁带宽度 Eg 21.424 1.247 0.15 1.611eV，可知波长1.241.2420.77 m。Eg 21.611对 于F-P 腔激光器，腔长 L2200 m ， 则 纵 模 间 隔 为 ：20.772220.4228nm2nL22 3.506200对于 VCSEL 激光器，光子振荡有源区L22 m ，则纵模间隔为：2220.7742.28nm22 3.506 22nL2物理意义：(1)VCSEL 激光器有源区中光子增益光程L 要远小于 F-P 腔激光器的光反馈光程；(2)纵模间隔与光子增益的光程L 呈反比，L 越小，纵模间隔越大，越易实现单纵模工作，即VCSEL 的单模特性更好；(3)纵模间隔与材料的选择有关，材料的禁带宽度越小，折射率越大，光子增益的光程 2nL 越大，越小，材料对单模工作的限制越好。(4)宽带隙材料纵模间隔小于窄带隙材料。7. 试证明半导体激光器的效率有内量子效率、外微分量子效率和功率效率分别为：eP0iE g Iodedp0 dIE gpiEgeV证明：(1) 半导体激光器的内量子效率的定义为： 激光器内注入的电子 -空穴对在复合发出的光子数的效率。公式可表示为：单位时间内发出的光子数i单位时间内有源区注入的电子 - 空穴对数P0hI eP0EgI eeP0E g I其中： I 为注入电流， P0 为单位时间内发出的光子能量。(2) 外微分量子效率的定义为：工作电流大于 I th 之后的功率同电流的线性关系。公式可表示为：odPoutPthhPoutPtheedPoutI I theI I thEgEgdI其中： I 为注入电流， Pout 为单位时间向体外辐射的光子能量。(3) 功率效率定义为注入功率（电能）转换为激光光能的效率。公式可表示为：p激光器所辐射的光功率P0，激光器所消耗的电功率IV I 2 rs假设 rs0 ，则 I 2r s0pP0eP0Egi Eg eV证毕。IVEg IeV8 ，试对 H J SH DH LOC SCH GAIN-SCH-SQW MQW 激光器的演变进程进行物理解释。半导体激光器的基本结构由三部分组成，即：高效率产生受激发射的工作物质（有源介质或增益介质） ；提供光学反馈的谐振腔；提供粒子数反转的泵浦能量源。以不断对工作物质进行优化， 可解释从同质结到多量子阱激光器MQW 的发展：(1) HJ 同质结激光器有源区是由空间电荷区及P 区的电子扩散长度和n 区的空穴扩散长度所对应的区间所组成的。特点：有源区厚度主要由p 区电子扩散长度决定，而它是随温度的增加而增加，导致阈值电流密度随温度发生剧烈变化；由于电子扩散长度较长，室温下 5 m ，且在一个电子扩散长度范围内受激光子无限制地向结区两边材料扩展，导致阈值电流密度很高，达104 A cm2 。图 8.1 同质结激光器结构、折射率分布、光强分布示意图(2) S.H.单异质结半导体激光器有源层 p- GaAs 被夹在 n-GaAs 和 P-GaAlAs 之间，从 n-GaAs 注入到 p-GaAs 的电子受到 p-GaAs/P-GaAlAs 异质结势垒的限制， 在同样的注入速率下， 使有源层积累的非平衡少子浓度增加， 同时异质结两边的折射率差形成了光波导效应，限制了有源层中所激发的光子从横向逸出该异质结而损失掉。特点：阈值电流密度比 HJ 低一个数量级，能获得高的脉冲值功率；具有光波导层，减少光子横向逸出。具有光波导层，减少光子横向逸出。图 8.2 单异质结激光器结构、折射率分布、光强分布示意图(3) DH 双异质结激光器有源区以另一个异质结Np 代替 SH 中的 np 同质结，发光区为窄带隙材料，两边被宽带隙材料所夹，对光构成了很好的波导限制。特点：能高效率地向 p 区注入载流子；有源区两边的异质结分别对注入该区的非平衡少子和该区多子进行限制； 对受激产生的光子进行了光学限制，光限制因子 增加。阈值电流密度又比 SH 的大幅降低，实现了室温下激光器的连续工作，有源区厚度减小，单模工作特性增强。缺点在于发光区太小，不能提高功率。图 8.3 双异质结激光器结构、折射率分布、光强分布示意图(4) LOC 大光腔结构激光器有源区的一边增加一层波导层，光强能够从有源层扩展到波导层中，波导层与有源层一起形成介质光波导。特点：提高了激光器输出功率，解决了单模运转时要求薄有源层和发光面积太小引起器件烧坏，而要求厚有源层的矛盾，波导层扩展了发光面积；但LOC 只在有源区一边增加波导层， 光和载流子限制仍有很大重叠，仍对高功率输出不利。图 8.4 大光腔激光器结构、折射率分布、光强分布示意图(5) SCH 分离限制异质结激光器有源区的两边各增加一层波导。特点：两波导层同有源层的禁带宽度差E g 将载流子有效地限制在有源层；两波导层同有源层一起构成光波导，光可扩散到这两层中，n 不大；光和载流子分别限制在不同区域，进一步提高激光输出功率。解决了有源层厚度很薄时，不能同时兼有光限制和载流子限制这一双重作用。窄的有源区便于实现载流子限制，使很小的注入电流便可实现粒子数反转，达到激射所需的光增益。宽的光波导层使光束在较宽区域内传播，既解决了光波导问题，又降低了光子流密度，有利于提高激光器的总输出功率和提高器件的可靠性，使其长时间稳定工作。图 8.5 分离限制激光器折射率分布、光强分布示意图(6) GAIN-SCH-SQW 渐变折射率单量子阱结构激光器结构中有源区势阱的两边采用了折射率渐变的限制波导层，通过调节材料组分而实现，阈值电流密度可降到102 A cm2 量级，实现了室温下的高微分量子效率。(7) MQW 多量子阱激光器多量子阱层的上下都需要用SCH 结构对光子进行限制，由于模场限制因子增大，可以获得更小的阈值电流。总结：激光器有源区的一系列改进措施主要是以降低阈值电流密度，增加光功率输出，增大光限制因子为目的进行的，使得以相同注入电流获得更高的输出功率，更稳定的单模光谱，同样的输出功率降低了工作电流。