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Die Nobelpreise des Jahres 2000 in Physik sind Herbert Kroemer, Zhores Alferov und Jack Kilby verliehen worden.
Physik an der Universität in Göttingen. Seit 1976 lehrt und forscht Krömer an der Universität von Kalifornien in Santa Barbara, USA.
Herbert Kroemer
Zhores Alferov wurde in 1930 in Vitebsk geboren, ehemalige Sowjetunion. In 1970 promovierte er in Physik und Mathematik am A.F. Ioffe Institute für Physik und Technik in St. Petersburg. Seit 1987 ist Zhores Alferov Leiter dieses Instituts.
Zhores Alferov Herbert Kroemer und Zhores Alferov haben die Hälfte des Nobelpreises 2000 für die Entwicklung von Halbleiterheterostrukturen für Hochgeschwindigkeits- und Optoelektronik bekommen.
Die Originalarbeit von Herbert Krömer wurde auf einer Konferenz am 12. Dezember, 1963 veröffentlicht. Zu dem Zeitpunkt, als Herbert Kroemer seine Arbeit geschrieben hat, waren bereits Halbleiterlaser in Materialien mit direkter Bandlücke demonstriert worden. Bei diesen Lasern waren Schwellstrom bzw. Schwellstromdichte bei Raumtemperatur sehr hoch, ca. J th ~100kA/cm 2 und ein kontinuierlicher Betrieb bei Raumtemperatur war daher nicht möglich. Herbert Krömer schlug in seiner Arbeit vor: Mit der Anwendung der Heterostrukturen kann der Laservorgang nicht nur in Halbleitern mit direkter sondern mit indirekter Bandlücke und die Lasereigenschaften von Halbleiterlasern mit der direkter Bandlücke können verbessert werden.
2 Zhores Alferov und seine Arbeitsgruppe haben die theoretischen Vorschläge experimentell geprüft und bestätigt
Teil aus der Originalarbeit von Herbert Kroemer:
Die zweite Hälfte des Nobelpreises wurde Jack Kilby für die Entwicklung des integrierten Schaltkreises verliehen .
Jack Kilby wurde in 1923 in Great Bend, Kansas, USA geboren. Im Jahre 1947 erwarb er die Doktorwürde an der Universität in der Stadt Illios. Seit 1958 war Jack Kilby bei der Firma Texas Instruments in Dallas, USA, tätig.
Jack Kilby
3
1.2.Halbleiterheterostrukturen.
Abb.1.1: HRTEM- Aufnahme von GaAs und AlAs (High Resolution Transmission Electron Microscopy) [10]
Als eine Halbleiterheterostruktur bezeichnet man die Kombination von zwei verschiedenen Halbleitern, die aufeinander epitaxisch aufgewachsen sind, wie in Abbildung 1 zu sehen ist. Dieses Bild wurde mit einem Elektrons -Transmission Mikroskops aufgenommen.
Abb.1.2: Banderschema einer Heterostruktur aus zwei Halbleitern. [6]
Abbildung 1.2 zeigt zwei Halbleiter im Kontakt, aber nicht in thermischem Gleichgewicht. Die Fermi-Niveaus E F1 , E F2 auf beiden Seiten stimmen nicht überein. Der erste Halbleiter ist n-dotiert und hat kleinere Bandlücke E g1 , der zweite Halbleiter ist p-dotiert und hat eine größere Bandlücke E g2 . Sehr wichtige, materialbezogene Größen einer Halbleiterheterostruktur sind Leitungs- und Valenzband-Diskontinuitäten ∆E L bzw. ∆E V . Bei dieser Betrachtung werden beide Banderschemata der Halbleiter so aneinander gelegt, dass die Vakuum-Energieniveaus übereinstimmen. Damit ergibt sich die Leitungsbanddiskontinutät ∆E L als die Differenz zwischen der Elektronenaffinitäten ∆χ.
χ ∆ = χ − χ = ∆ ) ( E 2 1 L 4
(1) Die Elektronenaffinität χ ist die Differenz zwischen Vakuumenergie und unterer Leitungsbandkante. Leitung- bzw. Valenzbanddiskontinuitäten werden i.d.R. experimentell bestimmt.
Nun schauen wir uns an, welche Prozesse zwischen beiden Halbleitern vorkommen, wenn sich thermisches Gleichgewicht einstellt.
Abb. 1.3: zwei Halbleiter im Kontakt
Wegen verschiedener Ladungsträgerkonzentrationen im n- bzw. p-Bereichen wird Diffusion von Elektronen und Löchern stattfinden: die Elektronen (bzw. Löcher) werden aus dem n (bzw. p)- Bereich in den p (bzw. n)-Bereich fließen. In der Übergangsschicht bilden sich positive und negative unkompensierte, ortsfeste Raumladungen, die von den ionisierten Donatoren bzw. Akzeptoren stammen. Im Übergangsbereich bildet sich ein elektrisches Feld und der Ladungsstrom hört auf zu fließen, wenn sich ein thermisches Gleichgewicht einstellt und die Fermi-Niveaus auf beiden Seiten übereinstimmen.
Die Bandverbiegung einer solchen Struktur wird durch das Makropotentials beschrieben:
(2) Die Krümmung des Makropotentials entspricht der Raumladungsdichte ρ(x) und lässt sich aus der Poisson-Gleichung berechnen:
(3)
Im p-Bereich bildet sich eine negative Raumladung im Übergangsbereich. Deswegen wird die Krümmung des Makropotentials positiv (siehe 3). Da die Bandverbiegung ein entgegensetztes Vorzeichen hat, wird sie ‚nach unten’ gehen (Abb.1.4). Im n-Bereich bildet sich eine positive Raumladung, die Krümmung des Makropotentials wird negativ und die Bandverbiegung geht ‚nach oben’. (Abb.1.4)
) x ( V e ) x ( E ⋅ − = ( ) 0 2 , 1 2 2 x dx ) x ( V d ε ε ρ − = 5
Abb.1.4: Bandschema einer Heterostruktur aus beiden Halbleitern im thermischen Gleichgewicht. [6]
Den Übergangsbereich nennt man die Raumladungszone. Die Ausdehnungen x 1 , x
2 der
Raumladungszone sind durch die Konzentrationen der ionisierten Donatoren (Akzeptoren) bestimmt.
Vom besonderen Interesse sind Heteroübergänge zwischen verschiedenen Halbleitern, die gleich dotiert sind - so genannte isotype Heteroübergänge.
Ebenso sind Heterostrukturen von großer Bedeutung, bei denen ein HL mit größerer Bandlücke hoch n-dotiert und ein zweiter Halbleiter mit kleinerer Bandlücke nahezu intrinsisch ist ,wie aus der Abbildung 1.5 zu sehen ist.
Abb.1.5: Bandschema eines Halbleiter-Heteroüberganges zwischen hoch n-dotiertem Halbleiter und nahezu intrinsischem Halbleiter. [2]
Im Kontakt werden die Elektronen aus hoch n-dotiertem Bereich in den nahezu intrinsischen Bereich fließen. Im thermischen Gleichgewicht wird das Fermi-Niveau in der gesamten Heterostruktur konstant sein. Aufgrund der Bandverbiegung dieser Struktur wird das Leitungsband unterhalb des Fermi-Niveaus liegen, wodurch sich eine dreieckige Potentialtasche bildet, in der die Elektronen in z-Richtung eingesperrt sind (Abb.1.5). Man spricht in diesem Fall von einem zweidimensionalen Elektronengas (2DEG).
6 Da die Ausdehnung des Potentialtopfs von der Größenordnung der de-Broglee-Wellenlänge ist und gleich d z =50 – 100 Å, kann man die eingesperrten Elektronen als mit dem Modell des Teilchens im Potentialtopf betrachten. Die Energiewerte sind in der z-Richtung quantisiert, d.h., nehmen diskrete Werte an (Abb.1.6).
Abb.1.6: Die Energieniveaus, die sich aus der Quantisierung der Elektronenzustände längs z ergeben. [2]
In den x,y-Richtungen können sich die Elektronen frei bewegen. Dadurch kann man die Energiedispersion der Elektronen in diesen beiden Richtungen mit der Dispersion freier Elektronen berechnen:
(4)
Die Energiewerte nehmen also im k-Raum einen parabolischen Verlauf (Abb. 1.7).
Abb.1.7: Die Energieparabeln im k-Raum senkrecht zur z-Achse.[2] Die Elektronen im Potentialtopf sind von den Störstellen, von denen sie entstammen, räumlich getrennt (Abb.1.5.). Daher wird die Streuung an ionisierten Störstellen und damit der elektrische Widerstand bei tiefen Temperaturen für zweidimensionales Elektronengas stark unterdrückt. Man beobachtet hohe Tieftemperaturbeweglichkeiten für Elektronen senkrecht zur z-Achse.
) k k ( m 2 ) k , k ( E 2 y 2 x * y , x 2 y x + = h 7
Quasi-2D Elektronengasen in der AlGaAs/GaAs Struktur. [2]
Die Abbildung 1.8 zeigt experimentell gemessene Abhängigkeiten der elektronischen Beweglichkeit einer solchen quasi-2DEG am Beispiel einer AlGaAs/GaAs Struktur. Zum Vergleich sind die Beweglichkeiten von homogen dotiertem GaAs und AlGaAs als Funktion der Temperatur dargestellt. Der gestrichelte Bereich zeigt eine Vielzahl von verschiedenen 2DEG- Heterostrukren. Die Beweglichkeit wird durch folgende Effekte begrenzt: Phonon–Streuung und Streuung an ionisierten Störstellen. Man sieht, dass die Beweglichkeit für das 2DEG bei tiefen Temperaturen hoch wird. 2DEG-Heterostrukturen bilden die Grundlage vieler wichtiger Experimente und Anwendungen, etwa zum Quanten-Hall-Effekt oder im Feld-Effekt-Transistor.
Abb.1.9: Eine Molekularstahlepitaxieanlage.
8
Das Prinzip besteht im Verdampfen von festem Ga, As oder Al (z.B.) auf einem geheizten Substrat (GaAs, Saphir, o.ä.).
Abb.1.10: Schema einer UHV -Kammer für Molekularstrahlepitaxie (MBE). [2]
Der Hauptteil einer MBE - Anlage ist die UHV-Kammer (Abb.1.10). Das Ultrahochvakuum wird mittels einer Ionengetterpumpe/Turbomoleklarpumpe hergestellt. Der Druck liegt im Bereich von 10 -8 Pa. Das Ultrahochvakuum ist notwendig um die erforderliche Reinheit im Molekularstrahl und auf der Substratoberfläche zu erzielen. Die UHV-Kammer ist im Innern mit einem Stickstoff-gekühlten Kryoschild ausgekleidet, um Fremdatome und Moleküle „auszufrieren“ und den Restgasdruck zu erniedrigen. Der Substrat befindet sich auf einem rotierenden Substrathalter und wird während des Wachstums auf eine Temperatur von 500-600C 0 geheizt, um eine hohe Oberflächenbeweglichkeit der Atome zu erzielen. Die Ausgangsmaterialen, Al, Ga oder As, befinden sich in Effusionszellen und werden durch Heizen aus Bornitrid-Tiegeln verdampft. Der Molekularstrahlfluss wird durch regelbare Klappen, so genannte Shutter, kontrolliert. Um bestimmte Dotierungs- bzw. Kompositionsprofile zu erzielen, werden Tiegeltemperatur und die Shutteröffnungs- und Schließzeiten mittels eines Computers gesteuert. Die Vorteile dieses Epitaxieverfahrens bestehen in schneller Umschaltzeit zwischen verschiedenen Quellen, so dass scharfe Dotierungs- und Kompositionsprofile erzielt werden. Die typische Wachstumsrate ist eine Monolage pro Sekunde.
9
1.6. MOCVD - metallorganische Gasphasenepitaxie MOCVD wird hier am Beispiel von GaAs erklärt. Das Prinzip besteht in der Abscheidung von festem GaAs aus gasförmigen Materialen (Precursoren), die Ga oder As enthalten. Als typischen Precursoren verwendet man Trimethylgalium Ga(CH 3 )
und Arsin AsH 3.
Die Gesamtreaktion schreibt ist:
Abb.10.11: Schema einer MOCVD –Apparatur. [2] Die Abbildung 10.11 zeigt den schematischen Aufbau einer MOCVD- Anlage. Das Arsin AsH 3
geregeltes Ventil in den Reaktor transportiert. Das Trimethylgallium Ga(CH 3 ) 3 befindet sich in einem Kolben, in dem der TMG Dampfdruck durch ein Temperaturbad eingestellt wird. Das Trimethylgallium wird mittels H 2 in den Reaktor transportiert. Nach der Reaktion werden die nicht verbrauchten Reaktionsprodukte mittels einer Pumpe abgepumpt. Die überschüssigen Komponenten z.B. das gefährliche AsH 3 werden in einem Zerlegungsofen zerlegt. Wenn man zusätzliche Dotierungs- bzw. Kompositionsprofile braucht, sind zusätzliche Precursoren erforderlich.
Der Vorteil dieser Methode besteht insbesondere in der höheren Wachstumsrate. Deswegen findet MOCVD in der Optoelektronik industriell Anwendung.
[ ] [ ] [ ] [ ] gas
4 fest
gas 3 gas 3 3 CH 3 GaAs
AsH ) CH ( Ga + → + 10
Kapitel 2
In diesem Kapitel wird die Anwendung von den Halbleiterheterostrukturen für Laserstrukturen erläutert.
Laser bedeutet Lichtverstärkung bei der stimulierten Emission.
Die Eigenschaften von einem Laser sind: besonderes hohe Monochromasie aufgrund der zeitlichen Kohärenz. stark paralleles Licht in axialer Richtung durch einen Resonator. sehr hohe Strahlungsintensität Betrachten wir ein quantenmechanisches System, das nur zwei Energieniveaus E 1
2
besitzt 1 als Grundzustand und den Zustand E 2 >E 1 als angeregten Zustand. Zwischen elektromagnetischer Strahlung und einem solchen Zweiniveausystem können drei möglichen Wechselwirkungsprozesse stattfinden: spontane Emission, Absorption und stimulierte Emission. (Abb. 2.1)
Abb.2.1: Drei Wechselwirkungsprozesse: spontane Emission, stimulierte Emission, Absorption.[3]
Befindet sich ein Atom, Ion oder Molekül im oberen Energieniveau E 2 , so kann es unter Einwirkung des äußeren Strahlungsfeldes vom Niveau E 2 in das untere Niveau E 1 übergehen unter stimulierter Emission eines Photons. Die entsprechende Übergangswahrscheinlichkeit ist der Strahlungsdichte u( ν) proportional und wird durch den Einstein-Koeffizienten B 21
beschrieben: 11
dW 21 ind =u( ν)B
21 dt (5)
B 21 =1/t (6) Pro Zeitintervall dt machen insgesamt dN 21 ind
Atome von dem oberen Niveaus E 2 einen Übergang ins untere Niveau E 1 durch stimulierte Emission: dN 21 ind
=N 2 dW 21 ind
(7)
Die stimulierte Emission ist ein kohärenter Prozess.
Die Änderung der Photonenzahl mit der Zeit in axialer Richtung, die zur Laseremission beiträgt, wird durch folgende Gleichung bestimmt:
(8)
Die Photonenzahl wird durch die stimulierte Emission uB 21 N 2 erhöht und durch die Absorption uB 21 N 1 reduziert und muss, natürlich, für einen Laservorgang größer als Null sein. Die spontane Emission A 21 N 2 führt nicht zum Laservorgang, sie bringt nur inkohärentes Rauschen. Aus der oben beschriebenen Gleichung folgt die Laserbedingung:
Für die Laseremission ist es notwendig, dass die Zahl der Atome im angeregten Zustand N 2
größer als die Zahl der Atome im Grundzustand N 1 (Besetzungsinversion).
Die Besetzungsinversion produziert man mittels eines Pump-Prozesses. Damit die stimulierte Emission die spontane Emission überwiegt werden optische Resonatoren verwendet. Im Zweiniveau-System kann kein Laservorgang stattfinden, da die beiden Niveaus in thermodynamischem Gleichgewicht zu einander stehen, deswegen wird die Laserbedingung nicht erfüllt. In den Halbleiterlasern findet der Laservorgang zwischen dem Leitungs- und Valenzband statt. Die Leitungs- bzw. Valenzbänder bestehen aus einer großen Zahl von sehr eng beieinander liegenden Energiezuständen, die ein Quasi-Kontinuum bilden.
2.2. Gitteranpassung Nicht alle Halbleitermaterialien können für die Herstellung von Halbleiterlasern kombiniert werden. Eine wichtige Bedingung ist: die Gitterkonstanten der aktiven Region, wo die Laseremission stattfindet, und der benachbarten Schicht müssen zueinander passen. Wenn der Gitterkonstatenunterschied groß ist, werden die Versetzungen und Verzerrungen im Halbleiterkristall entstehen. Diese Dislokationen und die Verzerrungen sind Zentren für nichtstrahlende Rekombination. Als aktive Region benutzt man GaAs oft, als die Barrieren-Schicht dient dann eine Al x Ga
As- Verbindung.
0 ) N N ( uB N A dt dn 1 2 21 2 21 > − + = 12
Abb.2.2: Bandlücke E g wichtiger Element- und binärer Verbindungshalbleiter, aufgetragen Gegen die Gitterkonstante bei 300K. [2]
Aus der Abbildung 2.2. sieht man, dass die Gitterkonstanten von GaAs und AlAs fast identisch sind:
Um die Verbindung Al x Ga
As zu bekommen wird Al zum GaAs hinzugefügt.
2.3. Die Band-Struktur von einem Doppel-Heterolaser
Abb.2.4: Die Bandstruktur von einem p-Al x Ga
As/GaAs/n-Al x Ga 1-x As Heterolaser. [3]
Diese Laserdiode hat zwei Übergänge zwischen verschiedenen Materialien, nämlich einen p- Al x Ga 1-x As/GaAs – und einen GaAs/n-Al x Ga
As Übergang, wie aus der Abbildung 2.4 zu sehen ist. Ein typischer Wert für den Al-Inhalt x ist 0,3. 0 A
, 5 ) GaAs ( a = 0 A 668 , 5 ) AlAs
( a = 13 Bei Anlegen einer Spannung zwischen p- und n-Kontakt werden aus den p(n)-Al x Ga 1-x As Bereichen Elektronen bzw. die Löcher in die Übergangsschicht injiziert. Da die Bandlücke E g2
x Ga 1-x As größer als die Bandlücke E g1 von GaAs ist, werden diese Ladungsträger in der Übergangsschicht eingesperrt. Die Übergangsschicht nennt man die aktive Region. Die Dicke der aktiven Region ist klein und beträgt d~0,15µm. (Abb.2.4.) Mittels der angelegten Spannung, die als Pump-Prozess dient, wird die Konzentration der Ladungsträger in der aktiven Region erhöht und dadurch wird die Bedingung für die Besetzungsinversion erfüllt. Bei der Rekombination der Elektronen mit den Löchern in der aktiven Region wird die werden Photonen mit der Frequenz ν ≈E g1 /h.
Abb.2.5. Das Brechungsindexprofil. [3]
Die Abbildung 2.5 zeigt das Profil des Brechungsindexes entlang der Heteroverbindung. Da der Brechungsindex von
Al
Ga 1-x
As kleiner als der Brechungsindex von GaAs ist, wird an der Grenze der beiden Halbleitern Totalreflexion stattfinden. Solche Struktur dient als optischer Wellenleiter. (Abb.2.6)
Abb.2.6: die Trajektorie des emittierten Lichts in dem p-Al x Ga
As/GaAs/n-Al x Ga 1- Heterolaser. [6]
Dadurch wird das optische Feld in der aktiven Region eingesperrt (Abb.2.7)
Abb.2.7: Das optische Intensitätsprofil des emittierten Lichts. [3]
14 Wegen dem Unterschied in den Bandlücken E g1 und E
g2 von GaAs und Al x Ga
As findet fast keine Absorption des emittierten Licht in den p, n –Regionen statt.
Abb.2.8: der AlGaAs/GaAs-Halbleiterheterolaser. [2]
In der Abbildung 2.8 ist der gewöhnliche Halbleiterheterolaser dargestellt. Als die aktive Region dient GaAs, die benachbarten Schichten sind p-n dotiertes AlGaAs. Im Halbleiterlaser wirken die Facetten des Kristalls als optische Resonatoren, da die Brechungsindexes der Luft und des Halbleiter verschieden sind. Der Reflektionskoeffizient R für GaAs ist gleich:
(9)
Das bedeutet, dass 32% des Lichts zurückreflektiert wird. Die Herstellung des Resonators im Halbleiterheterolaser findet durch Kantenbruch oder durch Ätzen des Kristalls statt.
2.4. Die Schwellstromdichte J th und ihre Abhängigkeit von der Dicke der aktiven Region Eine sehr wichtige charakteristische Größe in einem Halbleiterlaser ist die Schwellstromdichte J th
spontane Emission, Absorption und Spiegelverluste aus. Wenn man J th überschreit, wird die stimulierte Emission überwiegen und die Laserintensität nimmt stark zu. Die Schwellstromdichte J th in einem Halbleiterheterolaser hängt von der Dicke d der aktiven Region. Die Abbildung 2.9 zeigt die experimentell gemessene Abhängigkeit der Schwellstromdichte J th
) 6 , 3 n~ ( = 32 . 0 1 n~ 1 n~ R 2 = + − = 15
Abb.2.9: gemessene Abhängigkeit der Schwellstromdichte J th von
Der Dicke d der aktiven Region im GaAs/AlGaAs –Halbleiterheterolaser.[3]
Aus der Abb.2.9 sieht man deutlich, dass das Minimum der Schwellstromdichte J th der Dicke d von der aktiven Region d ~ 0,1µm und ist. Bei Vergrößerung von d nimmt die Schwellstromdichte J th stark zu. 2.6. der Quanten-Topf Laser Eine interessante Art des Halbleiterheterolaser stellt der Quanten-Topf Laser dar. Man spricht von einem Quanten-Topf Laser, wenn die Dicke der aktiven Region von der Größenordnung der de-Broglie Wellenlänge des Elektrons ist (d~10-20nm). Dadurch werden die Ladungsträger in der aktiven Region d als in einem Potentialtopf in der z-Richtung eingesperrt, in den beiden anderen Richtungen x,y können sie sich frei bewegen. (Abb.2.11) Das ist ein wichtiger Unterschied zwischen dem Quanten-Topf Laser und dem gewöhnlichen Halbleiterheterolaser, in dem die Ladungsträger in allen drei Richtungen x,y,z frei beweglich sind.
Abb.2.11: Die Bandschema des AlGaAs/GaAs Quanten-Topf Lasers. [6] Die Energiewerte der Elektronen bzw. der Löcher sind in der y-Richtung quantisiert, d.h. nehmen die diskreten Werte an. (Abb. 2.12)
16
Abb.2.12: Diskrete Energiewerte der Ladungsträger in der y-Richtung.[6] Die Übergangsenergie bei der Rekombination der Elektronen mit der schweren Löchern (E b
E= E g +E e +E 0hh -E b (12) Die Energien für die Elektronen E e bzw. schweren Löcher lassen sich aus der Quantenmechanik berechnen und hängen von der Dicke L der aktiven Region ab:
(13)
Je kleiner die Dicke L der aktiven Region ist, desto größer ist die Übergangsenergie (siehe oben).
Abb.2.13: Die Zustandsdichte der Elektronen bzw. der Löcher im Quanten-Topf Laser[6Aus der Abbildung 2.13 für Elektronen bzw. der Löcher beim Quanten-Topf Laser nimmt statt eines wurzelfömigen Verlaufs wie beim gewöhnlichem Halbleiterheterolaser einen stufenförmigen Verlauf an und wird konstant sein.
(14)
2.7. Quantentopf-Laser mit step – index Profil Beim Quantentopf-Laser mit step – index Profil befindet sich die Quantentopfschicht von dem GaAs mit der Dicke der aktiven Region d=10nm in der Mitte, dazu kommt eine Schicht von 2 e , hh 2 hh , e L m 2 E h = 2 0 m dE dN h π =
17 AlGaAs zur Wellenleitung mit einer Dicke d~0,1µm und außen befindet sich AlGaAs – Schichten mit höherem Al-Gehalt mit einer Dicke d~1µm. (Abb.2.14)
Abb.2.14: Schematischer Aufbau des Quantentopf-Lasers mit dem step-index-Profil. [3]
Schicht GaAs stattfindet, wird das optische Feld in dem Bereich zwischen dem GaAs- Al 0.2 Ga 0.8
As eingesperrt, da die Brechungsindexes von dem GaAs und Al 0.2
Ga 0.8
As verschieden sind. Das bedeutet, dass die Quantentopfschicht GaAs wegen ihrer dünner Schichtdicke keinen Einfluss auf den optischen Einschluss hat. Die Übergangswellenlänge in solchen Lasern liegt im Bereich 707nm. Die Quantentopflaser haben eine Reihe von Vorteilen: - da die Dicke der aktiven Region sehr klein ist, findet eine weitere Senkung der Schwellstromdichte bis zur J th ~200A/cm 2 statt.
- Da die Bindungsenergie der Exzitonen in der Quantentopfschicht größer als die Bindungsenergie der Elektronen und Löcher in gewöhnlichem Halbleiterheterolaser ist, wird eine schwächere Temperaturabhängigkeit des Schwellstroms beobachtet. Die Ausgangsleistung bei dem GaAs/AlGaAs- Quantentopflaser liegt im Bereich von etwa 50mW.
2.8. Die Modenverbreitung im Halbleiterheterolaser. Im Halbleiterlaser breitet sich das Licht in drei verschiedene Richtungen aus: in x-, y- und z- Richtung. Jetzt betrachten wir die Modenausbreitung in diesen drei Richtungen am Beispiel des GaAs/AlGaAs Quantentopf-Lasers. (Abb.2.15)
. 18
Abb.2.15 Die Modenverbreitung in einem GaAs/AlGaAs Halbleiterheterolaser.
In der z-Richtung wird sich nur eine transversale Hauptmode bilden, die der Emission der Photonen entspricht. Zum besseren Verständnis ist die Intensitätsverteilungsprofil der resultierenden optischen Mode in der z-Richtung dargestellt. (Abb.2.16)
Abb.2.16: Das transversale Intensitätsprofil entlang der z-Achse.
In der x-Richtung können sich verschiedene transvale Moden einstellen, da hier in der Regel die Länge des Bauelemts größer ist als die Wellenlänge der Emission im Medium (Abb.2.17).
Abb.2.17: Die transversale Modenverbreitung in der x-Richtung.
Die optimale Betriebsart eines Lasers ist der Betrieb in den transversalen Grundmoden (TEM00):
Wenn man die transversalen Modenverbreitungen in beiden x,z- Richtungen betrachtet, sieht man, dass die Maxima der transversalen Grundmoden in diesen beiden Richtungen das Modenprofil in der Form eines Ellipsoids bilden. (Abb.2.18). Diese Grundmode wird als TEM00 Mode bezeichnet.
19 Abb.2.18: Modenprofil für die transversale Grundmode TEM00. In der y-Richtung überlagern sich die hin- und herlaufenden Wellenzüge im Resonator zu einer stehenden Welle. Wenn L der Spiegelabstand für den Resonator ist, dann können nur solche ebene Wellen mit Wellenlänge λ auftreten, die folgender Resonanzbedingung entsprechen:
L= q*( λ/2); q=1,2,3... (15)
Diese Resonatorbedingung besagt, dass die Elektromagnetischen Felder der Welle (bei idealen Spiegeloberflächen) an den Grenzflächen null sein müssen. Die den verschiedenen q zugeordneten stehenden Wellen bezeichnet man als longitudinale Grundmoden. (Abb.2.19)
Abb.2.19: die longitudinale Modenverbreitung in der y-Richtung.
Die Intensitätsverteilung der Photonen-Emission und der longitudinalen Moden in y-Richtung sind in Abbildung 2.20 dargestellt. Man sieht, dass im Bereich, wo sich das optische Emissionsprofil bildet, die Moden dicht zueinander liegen. Im Laserbetrieb wird eine einzelne Mode für die Emission ausgewählt.
2.9. Aufbauvarianten des Halbleiterheterolasers. 2.9.1. Gewinngeführter Laser. Das Arbeitsprinzip des gewinngeführten Laser besteht in der Streifengeometrie Konfiguration, wobei die Streifenbreite klein ist (3-10µm). (Abb.2.21)
20
Abb.2.21: Schematischer Aufbau des gewinngeführten Lasers.[3]
Als aktive Region dient das GaAs, die benachbarten Schichten sind p, n-Al x Ga 1-x As. Der Strom fließt von oben nach unten. Eine Oxidschicht aus SiO 2 , die als Isolationsschicht wirkt, begrenzt den Stromfluß auf eine schmale Streifenregion S. Der Streifenbereich entspricht in diesem Fall der Verstärkungsregion, wo die Laseremission stattfindet. Der Strom I fließt durch den Bereich A:
I=J*A (16) Der Bereich A lässt sich durch die Streifenbreite und die Kavitätslange bestimmen:
A=S*L (17)
Da die Streifenbreite S klein ist, wird der Bereich A, durch den der Strom I fließt, verringert (siehe (17)). Dadurch wird die Schwellstromdichte bereits bei niedrigeren Strömen erreicht. Die Laseremission bei dem gewinngeführten Laser findet in der lateralen Richtung statt. Der gewinngeführte Laser hat einen Nachteil: das emittierte Licht wird stark in der ungepumpten Region absorbiert. Um das zu vermeiden, werden indexgeführte Laser verwendet.
Indexgeführte Laser arbeiten auch in der Streifengeometrie-Konfiguration. (Abb.2.22)
Abb.2.22: Schematischer Aufbau des indexgeführten Lasers.[3] 21 Der Unterschied zwischen den gewinngeführten und indexgeführten Laser besteht darin, dass die Verstärkungsregion des letzten mit einer Schicht mit kleinerem Brechungsindex n ausgekleidet ist (z.B. SiO 2 oder AlGaAs). Wegen des Brechungsunterschieds findet in der laterale Richtung ein optischer Einschluss statt. Darüber hinaus wirken die Abdeckschichten nich als Absorber. (Abb.2.22)
2.10. Vertical-Cavity Surface-Emitting Laser
Bei dem Vertical-Cavity Surface-Emitting Laser wird das emittierte Licht senkrecht zur Heteroverbindung reflektieren, da die hoch reflektierten Spiegel oben und unten der aktiven Region sich befinden(Abb.2.23). Man nennt sie Bragg Reflektoren (BR).
Abb.2.23: Vertical-Cavity Surface-Emitting Laser.[14]
Die Bragg Reflektoren (BR) bestehen aus einer Folge von je zwei verschiedenen Schichten (z. B. GaAs-AlAs), die verschiedenen Brechungsindizes haben. (Abb.2.24)
Abb.2.24: Schichtsystem aus AlAs-GaAs mit unterschiedlichen Brechungsindizes.
Wegen des Brechungsindex-Wechsels zwischen beiden Schichten AlAs-GaAs und durch die Periodizität werden hohe Reflexionen (bis 99%) erreicht. 22
Die Schichtdicken von dem GaAs bzw. dem AlAs können verschieden sein, aber man muss beachten, dass die optischen Wege in beiden Schichten gleich lang sein müssen:
d L n L =d H n H =λ 0 /4 (17)
0 /4- ist die Bedingung für die konstruktiven Interferenz in Reflexion.
Dadurch kann man mithilfe der Schichtdicken eine ausgewählte Wellenlange λ 0 einstellen, bei der die hohe Reflexion erreicht wird.
Abb.2.25: Berechnete Abhängigkeit des Reflexionskoeffizients R von der Wellenlänge.
Wir nehmen an, dass die Emissionswellenlange im Bereich λ 0 =700nm liegt. Dadurch ergeben sich Schichtdicken für GaAs d H = 60 nm und für AlAs d L =49 nm. Die Schichtenzahl N beträgt 24. Aus der Abbildung 2.25 sieht man, dass der Reflektionskoeffizient bei der ausgewählten Wellenlange λ 0 =700nm maximal ist und gleich R=95%. Die Abbildung 2.26 stellt den schematischen Aufbau des Vertical-Cavity Surface-Emitting Lasers dar.
23
y
Abb.2.26: schematischer Aufbau des Vertical-Cavity Surface-Emitting Lasers. [13] In der Mitte befinden sich drei Quantentopfschichte von In 0,2 Ga
As/GaAs, die als die aktive Region dienen. Die BR mit verschiedener Zahl von GaAs/AlAs- Perioden sind ober- und unterhalb der aktiven Region. Al 0,5
Ga 0,5
As wirkt als eine Abstandschicht zwischen den hoch- reflektiernden Spiegel. Da die Zahl der Schichte GaAs/AlAs von dem BR oben kleiner als unten ist, wird das Licht senkrecht zur Heteroverbindung noch oben emittiert. (Abb.2.26) Bei solchem Aufbau wird die longitudinale Modenverbreitung der Wachstumsrichtung entsprechen und mit einer kurzen Kavitätslange L~200nm kann man einzelne longitudinale Mode von der Größenordnung der optischen Wellenlänge erreichen (single-mode Betrieb). Die Vorteile von dem Vertical-Cavity Surface-Emitting Laser sind folgende:
- wegen der einzelnen longitudinalen Modenoszillation ist es die Kopplung an Einzel-Mode- Fasern einfacher und leistungsfähiger.
- Da die Kavitätslange L klein ist, wird der Bereich, über den der Strom fließt, noch weiter verringert(siehe (16) bzw.(17)). Es führt zu verhältnismäßig niedrigen Schwellströmen I th ~ 1mA.
- Vertical-Cavity Surface-Emitting Laser haben weniger Energieverbrauch und weniger Hitzeerzeugung als Standardhalbleiterlaser.
- Sie sind kompakt wie aus dem Bild 2.27 zu sehen ist.
Abb.2.27: zwei Beispiele von dem Vertical-Cavity Surface-Emitting Laser.[12] 24
2.11. Die Anwendungen der Halbleiterheterolaser Material/Substrat InGaAlP/GaAs AlGaAs/GaAsInGaAsP/InPInGaAs/GaAs InGaN/GaN Eg=3,30eV Wellelänge(nm) 630-700 720-850 1200-1650 900-1100 470-380 Schwellstromdichte Jth (A/cm2) 800-700 200-1500 500-400 200-3000 1200 Charakteristische Temperatur T0 (K) 120-200 50-70 100-200 60-100 In der Tabelle sind verschiedene Halbleiterheterolaser nach Materialgruppen dargestellt, wobei die Emissionswellenlänge von der Bandlückeenergie der aktiven Region und von der Dicke der aktiven Region, wenn es um einen Quantentopf-Laser geht, abhängt. Vom besonderen Interesse ist die neue Generation der Halbleiterheterolaser- InGaN/GaN- Laser. Sie haben kürzere Emissionswellenlängen, da die Bandlücke der aktiven Region GaN groß ist und arbeiten im blau- ultravioletten Bereich.
Wo benutzt man Halbleiterheterolaser? - in der optischen Kommunikation (λ=1550nm)
- in CD-Player ,DVD-Player (λ=670nm)
- im Unterhaltungsbereich
- im Laser – Pointer
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[2] H. Ibach, H. Lüth, Festkörperphysik, 2. Auflage [3] Orazio Svelto, Principles of Lasers, 4. Edition
[4] F. K. Kneubühl, M. W. Sigrist, Laser [5] Heinrich Rieck , Halbleiter-Laser
[6] S. M. Sze, Physics of Semiconductor Devices [8] Physik und Technik von Halbleitern, Band 32,1998
[9] Physik und Technik von Halbleitern ,Band 34,2000 [10] Petroff, UC Santa Barbara, private Überlassung
[11] www.nobel.se [12] www.greg.hart@adopco
[13] mne.umd.edu/faculty-profiles/christou/VCSEL.pdf [14] www.intwissen.ifolindex.php Yüklə 209,72 Kb. Dostları ilə paylaş:
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