ПРИНЦИПЫ ЛАЗЕРОВ

НАПРЯЖЕННЫЕ КВАНТОВЫЕ ЯМЫ

В случае КЯ в ОаА8/А10 2Оа0)8А8 постоянные решетки ОаАв и А^^Оао^Ав (все соединения групп Ш-У обладают кубической симметрией) совпадают с точностью выше, чем 0,1%. Аналогичная ситуация имеет место и для КЯ в Гп^Оа^АвуРх-у/ГпР, если выбрать х = 0,45у. Рассмотрим теперь, например, случай квантовой ямы в 1пЛ. Оа1_ЛА8/А10 2Оа0 8А8, где Гп^-Са^дАв является под­ходящим соединением, поскольку замена А1 на 1п уменьшает ширину запре­щенной зоны. При 0 ^ х ^ 0,5 имеем 1,424 эВ ^ Её ^ 0,9 эВ, а испускаемое излучение перекрывает важный диапазон длин волн 840 нм ^ X ^ 1330 нм. Постоянная решетки в ГпОаАв больше, чем в АЮаАв (примерно на 3,6% при х = 0,5), и, прежде чем КЯ сформируется, структура этих двух соединений будет выглядеть так, как показано на рис. 3.29а. При формировании КЯ обе постоянных решетки должны стать одинаковыми в плоскости ямы, что при­водит к двухосному сжатию ГпОаАв в этой плоскости и одноосному растяже­нию его вдоль оси, ортогональной этой плоскости (рис. 3.296). При этом 1пОаАз в КЯ теряет свою кубическую симметрию, что изменяет величины эффективных масс в валентных зонах и ширину запрещенной зоны.[23]

Что является в наибольшей степени важным, так это эффективная масса тяжелых дырок в плоскости КЯ, поскольку она входит в выражение для плот­ности состояний в валентной зоне (см. раздел 3.4.2). В условиях напряжения

Рис. 3.29

Деформация кристаллической решетки в результате эпитаксиального роста тонкого слоя КЯ из полупроводника групп Ш-У с первоначальной постоянной решетки а0 (например,

Хп/ха^Ав) между двумя толстыми слоями полупроводника с постоянной

Решетки аг<а0 (например, А10 2Оа0 8Аз)

При сжатии эта масса заметно уменьшается (вплоть до двух раз при х = 0,2), приближаясь по величине к эффективной массе электронов в зоне проводимо­сти. Это делает плотности состояний в валентной зоне р2В и в зоне проводимо­сти р2£ сравнимыми. Уменьшение эффективной массы тяжелых дырок и со ответствующее уменьшение плотности состояний р2Г> обусловливают два оче! важных преимущества напряженной КЯ по сравнению с типичной ненапр женной: /

■ концентрация носителей при условии прозрачности И1г значительно

Уменьшается — вплоть до двух раз (до Игг = (0,5-1) • 1018 см"3); ;

■ дифференциальный коэффициент усиления йё/йЫ существенно увели­чивается — также вплоть до двух раз (до (15-30) • 10"16 см2).

Оба обстоятельства принципиально связаны с уменьшением величины р2£> и сдвигом положения квазиуровней Ферми при условии прозрачности в результате уменьшения эффективной массы дырок [17]. Действительно, наи­меньшая величина Ыгг и наибольшая величина йё/йЫ достигаются в полно­стью симметричном случае ти = тс.

В заключение этого раздела можно отметить три основных полезных эффекта, характерных для лазеров на основе гетероструктур с напряжен­ными КЯ:

■ Значительное уменьшение концентрации носителей при условии прозрач­

Ности ЛУ*Г. Это приводит к соответствующему снижению пороговой плот­ности тока накачки *1^, поскольку, как будет показано в главе 9 (см. раз­дел 9.4.4), непосредственно зависит от Ыгг.

■ Увеличение времени электрон-дырочной рекомбинации т, поскольку ве­роятности как излучательных переходов (1/тг) = ВЫ, так и рекомбина­ции Оже (1/тА) = СЫ2 уменьшаются вследствие уменьшения Ыгг. Этот эф­фект также приводит к уменьшению«/^, поскольку Jtr^ 1/т (снова см. раздел 9.4.4).

■ Существенное возрастание дифференциального коэфициента усиления в веществе и, следовательно, дифференциального коэфициента усиления моды. В главе 9 показано, что это обстоятельство приводит не только к уменьшению пороговой плотности тока, но и к увеличению КПД лазер­ной генерации.

По указанным причинам полупроводниковые гетероструктуры с напряжен­ными квантовыми ямами приобретают все большее значение в качестве ла­зерных сред.