4.2Инжекционный полупроводниковый лазер на гомопереходе

В принципе накачку полупроводниковых лазеров можно осуществлять различными методами, однако, до сих пор наиболее эффективным является использование полупроводника в виде диода, в котором возбуждение происходит за счет тока, протекающего в прямом направлении p-n перехода. Для объяснения принципа работы полупроводниковых инжекционных лазеров здесь ограничимся рассмотрением физических процессов на гомопереходе, который образуется в плоскости контакта двух одноименных полупроводников с p и n - типами проводимости.

Как уже было отмечено, у вырожденных полупроводников квазиуровни Ферми E_Fn и E_Fp находятся ответственно внутри разрешенных зон (E_Fn - квазиуровень Ферми для электронов в зоне проводимости, E_Fp - квазиуровень Ферми для дырок в валентной зоне). Если полупроводник n и p -типа привести в контакт, то произойдет встречная диффузия и рекомбинация электронов из n - области и дырок из p - области до наступления равновесия, когда квазиуровни Ферми совместятся, т.е. E_Fn=E_Fp=E_F. При этом возле границы электронно-дырочного перехода в n - области останется положительный объемный заряд ионизированных доноров, а в p - области в результате отхода дырок - отрицательный объемный заряд ионизированных акцепторов. Эти пространственные заряды образуют двойной электрический слой, электрическое поле которого препятствует дальнейшей диффузии и рекомбинации электронов и дырок - устанавливается равновесие. Падение напряжения на границе p - и n -областей называется потенциальным барьером p - n -перехода.

Если к p - n -переходу приложить электрическое напряжение (в прямом или обратном направлении), то равновесие нарушится. При приложении напряжения величиной U в прямом направлении высота потенциального барьера понизится на значение энергии eU, или что то же самое - два квазиуровня Ферми теперь становятся разделенными энергетическими промежутками ∆E=eU. Зонная структура р - п -перехода полупроводника при смещении в прямом направлении показана на рис 4.3. При этом, как видно из рисунка, взаимное расположение уровней удовлетворяют условию квантового усиления (E_Fn-E_Fp)>E_g, т.е. в области квантового перехода возникает инверсное распределение населенностей.

Р ис.4.3. Диаграмма энергетических зон р-n – перехода в отсутствии смещения (а) и при смещении в прямом направлении (б).

По существу, при смещении в прямом направлении происходит инжекция в активный слой электронов из зоны проводимости материала п -типа и дырок из валентной зоны материала р - типа. Как только электрон достигает материала р - типа он становится не основным носителем и диффундирует до тех пор, пока не рекомбинирует с дыркой в валентной зоне.

Таким образом, физические процессы в p-n переходе происходящие в инжекционном лазере можно описать следующим образом. После подачи на лазерный диод напряжения в прямом направлении необходимой величины наступает инверсная населенность зонных состояний. При этом через p - n переход потечет прямой ток, и будет происходить мощная излучательная рекомбинация носителей при переходах "зона - зона" или "примесный уровень - зона". Эффективность этого процесса в лазерных диодах достаточно высока и достигает до 30%.

Через некоторое время взаимодействие электронов и дырок приведет их в равновесное состояние, при этом уровни Ферми совместятся. Приложение следующего импульса напряжения приводит к повторению процесса.

Как видно из рис.4.1(б) световые кванты с энергией от hv_max до hv_min поглощаться не будут, т.к. нижние состояния свободны, верхние заселены. Одновременно эти кванты могут стимулировать рекомбинацию. В результате будет иметь место усиление света в полосе частот  =_max-_min. Ширина этой полосы определяется степенью вырождения () и шириной запрещенной зоны (Е_g).

На рис.4.4. приведена конструкция лазера на арсениде галлия с р - п -переходом. Кристалл полупроводникового лазера имеет размеры порядка 500400100 мкм. Изготовление оптического резонатора таких размеров связано с технологическими трудностями. Поэтому для обеспечения необходимой для генерации обратной связи две выходные плоскости полупроводникового кристалла делают параллельными друг другу (обычно это достигается посредством скалывания вдоль кристаллографических осей). Так как показатель преломления у полупроводникового кристалла, как правило, большой и равняется, например для GaAs n = 3,6, то на поверхности раздела полупроводник - воздух обеспечивается достаточный для лазерной генерации коэффициент отражения (около 35%). Толщина р - п – перехода равна нескольким микрометрам, что является причиной сравнительно большого угла расходимости выходного излучения полупроводниковых лазеров. Следовательно, лазерный пучок довольно далеко проникает в p- и n- области, где испытывает сильное поглощение. Это является главной причиной, почему пороговая плотность тока при комнатной температуре в лазере на гомопереходе оказывается высокой. Например, при 77⁰К для этих лазеров значение J_пор(2 - 3)10² А/см², а при комнатных температур пороговая плотность тока возрастает до 10⁵ А/см². Непрерывная генерация в этих лазерах достигается при охлаждении кристалла до температуры жидкого азота, т.е. до 77 ⁰К. Вслед­ствие этого лазер не может работать в непрерывном режиме при комнатной температуре (или выйдет из строя через очень ко­роткое время!). Однако пороговая плотность тока в диодном лазере быстро уменьшается с понижением рабочей температуры. Это обусловлено тем, что с понижением температуры величина f_c(1-f_v) - увеличивается, а f_v(1-f_c) уменьшается. Поэтому уси­ление [которое зависит от разности f_c(1-f_v) - f_v(1-f_c)] быстро возрастает. Вследствие этого лазеры на гомопереходе могут работать в непрерывном режиме только при низких температурах. Это является серьезным недостатком данного типа лазеров и наложило ограничения на возможности их практического применения.

Рис.4.4. Упрощенная конструкция п/п лазера с р - n -гомопереходом. 1-полированные поверхности (сколы по спайностям); 2-шероховатые поверхности.