Лазеры на квантовых точках для волоконной связи

 

Развитие оптоволоконных телекоммуникаций привело к необходимости создания эффективных полупроводниковых лазеров и оптических усилителей, работающих в спектральной области минимальных потерь волноводов (1.25-1.65 мкм). Наибольшая длина волны, достигнутая лазерами на квантовых ямах InGaAs/GaAs, составляет 1230 нм - для устройств, генерирующих с торца, и 1260 нм для лазеров с вертикальным резонатором. Достаточно большие пороговые токи, низкая рабочая температура и невысокая температурная стабильность таких лазеров не всегда удовлетворяют требованиям, предъявляемым к высокоскоростным телекоммуникационным устройствам.

Прогресс в изготовлении многослойных структур самоорганизованных квантовых точек соединений A₃B₅, достаточно однородных по размеру и форме при большой поверхностной плотности, привел к созданию полупроводниковых лазеров с квантовыми точками в качестве активной среды. В результате спектральная область 1.0-1.7 мкм стала доступной для генерации как для лазеров традиционной конструкции, так и для лазеров с вертикальным резонатором, использующих квантовые точки InGaAs и подложки GaAs. В частности, оба типа лазеров могут генерировать излучение с длиной волны 1.3 мкм с чрезвычайно низкими пороговыми токами и высокой выходной мощностью. Недавно был продемонстрирован широкополосный лазер на квантовых точках, излучающий на 1.5 мкм с плотностью тока всего в 70 А/см2 на один слой квантовых точек при комнатной температуре. Оптические усилители на основе квантово-точечных структур представляют интерес для высокоскоростной обработки сигналов со скоростью свыше 40 Гбит/с. Существенно, что развитые GaAs-технологии позволяют изготавливать достаточно дешевые монолитные лазеры на квантовых точках с вертикальным резонатором c распределенными брэгговскими зеркалами на основе пар AlAs/GaAs и AlOx/GaAs.

Следует отметить, что благодаря неоднородному уширению электронных переходов в квантовых точках возникает возможность расширения области непрерывной перестройки длины волны генерации. При некотором увеличении пороговых токов она может достигать 200 нм (1.033-1.234 мкм). Лазеры, использующие InAs-квантовые точки и InP-подложки, также представляют интерес, поскольку они позволяют получать генерацию в более длинноволновом диапазоне (1.8-2.3 мкм), важном для применений в молекулярной спектроскопии и дистанционном контроле газовых атмосфер с помощью лидаров. В то же время, генерация излучения с длиной волны 1.9 и 2 мкм лазера с активной средой из такой гетероструктуры была получена пока только при низкой (77 К) температуре. Интересно, что генерация на длинах волн 1.6 и 1.78 мкм была также продемонстрирована для лазеров на InAs квантовых проволоках - одномерных квантовых структурах на (001) InP-подложке. И наконец, непрерывная генерация в области 2 мкм получена при комнатной температуре при использовании в качестве активной среды лазера квантовых точек на основе InAsSb, выращенных на (001) InP-подложке. Интенсивное развитие этого направления привело к тому, что в настоящее время некоторые типы полупроводниковых лазеров с активной средой на основе квантовых точек стали коммерчески доступны.

Преимущества лазера на квантовых точках по сравнению с лазером на квантовых ямах можно условно разделить на физические и технологические. Физические преимущества обусловлены в основном д-образным спектром плотности состояний и гигантской силой осциллятора оптических переходов на единицу объема КТ, обусловленную эффективным перекрытием волновых функций электрона и дырки из-за их пространственной локализации. К таким преимуществам относят сверхвысокую температурную стабильность пороговой плотности тока [4], гигантские коэффициенты максимального удельного усиления материала (material gain) и максимального дифференциального усиления материала (differential gain), на два-три порядка превышающие аналогичные значения для лазера на квантовых ямах. К преимуществам лазеров на КТ можно также отнести малое время заселения основного состояния и, соответственно, высокие рабочие частоты. К технологическим преимуществам можно отнести отсутствие или подавление диффузии неравновесных носителей, что приводит к уменьшенному растеканию неравновесных носителей из области полоска, подавлению безызлучательной рекомбинации на точечных и протяженных дефектах и, соответственно, подавлению эффекта роста дислокаций, а также подавлению эффекта перегрева зеркал за счет поверхностной рекомбинации. Кроме того, упорядоченный массив квантовых точек, расположенный в оптическом волноводе, может приводить к распределенной обратной связи и одномодовой генерации. В случае вертикально излучающих лазеров имеется принципиальная возможность создания лазера на одной квантовой точке, что позволяет избежать неоднородного уширения, характерного для ансамбля квантовых точек, и полностью реализовать преимущества трехмерного квантования. Рабочие характеристики лазеров на КТ, полученных различными методами, исследовались в работах [5].

При низких температурах лазерная генерация начинается при энергиях, близких к максимуму пика фотолюминесценции, указывая на то, что за лазерную генерацию ответственны переходы через основное состояние квантовых точек. С повышением температуры пороговая плотность тока практически не изменялась, сохраняя свое значение 80 А/см2 до температур порядка 180 K. Если аппроксимировать температурную зависимость пороговой плотности тока выражением вида J = J ₀ exp (− T / T ₀), то в этом температурном диапазоне T ₀ = 380 K, что выше теоретического предела для лазеров на квантовых ямах. При этом длина волны генерации находится вблизи максимума пика ФЛ и ЭЛ при слабом уровне возбуждения. При повышении температуры свыше 180 K пороговая плотность тока начинала расти, что совпадает с уменьшением интегральной интенсивности фотолюминесценции с энергией активации ∼ 80−90 мэВ. Данная величина хорошо согласуется с энергией локализации дырок в квантовых точках и указывает на то, что причиной роста пороговой плотности тока является недостаток усиления, связанный с термическим выбросом носителей из квантовых точек. Эффект насыщения усиления сопровождается сдвигом длины волны генерации в коротковолновую сторону, соответствующую области излучения возбужденных состояний квантовых точек и смачивающего слоя InGaAs.

Таким образом, инжекционные лазеры на квантовых точках демонстрируют низкие значения пороговой плотности тока и рекордную температурную стабильность при низких температурах в соответствии с теоретическими предсказаниями. Однако недостаточная энергия локализации носителей приводит к сильной температурной зависимости пороговой плотности тока при температурах вблизи комнатной.

Возможность реализации инжекционного лазера на квантовых точках в существенной степени зависит от соотношения между усилением излучения из квантовых точек и оптическими потерями в структуре. В случае инжекционного лазера на квантовой яме, типичная ширина которой составляет? 100 A˚, фактор оптического ограничения (пропорциональный интегралу перекрытия между волновой функцией электрона и световой волной) составляет порядка 0.03.  В случае уменьшения толщины ямы до 10-30 A˚ данный коэффициент существенно не уменьшается из-за проникновения волновой функции в барьеры. Следует отметить, что усиление в лазерах на квантовых ямах мало, и низкие пороговые плотности тока могут быть реализованы только для больших длин резонатора, когда удается в существенной степени уменьшить влияние потерь на вывод излучения, или в четырехсколотых образцах. В случае массива квантовых точек волновая функция основного состояния полностью локализована внутри квантовой точки. Даже в случае плотного массива островков только примерно 2 монослоя InAs преобразуются в квантовые точки, что соответствует усредненному по площади поверхности экситонному объему, вследствие чего фактор оптического ограничения очень мал [5].    Тем не менее реализация инжекционного лазера на квантовых точках оказалась возможной вследствие гигантского возрастания «удельного усиления» в соответствии с теоретическими оценками.

Удельное усиление было непосредственно определено из условия равенства усиления и потерь на пороге генерации. Внутренние потери измерялись из зависимостей пороговой плотности тока от длины резонатора и дифференциальной эффективности от потерь на выход. Фактор оптического ограничения оценивался исходя из известных данных электронной микроскопии геометрических размеров точек. Полученное значение максимального «удельного усиления» составляет 1.5 Ч 10−5 см−1 [7], что более чем на порядок превосходит значение для лазеров на квантовых ямах. Вследствие линейной зависимости между усилением и током, дифференциальное усиление в лазерах на квантовых точках возрастает также более чем на 3 порядка [101] по отношению к лазерам на квантовых ямах и достигает величин порядка 10−12 см².

Возрастание усиления является прямым следствием размерного квантования в квантовых точках. Последнее уменьшает число состояний, которое необходимо заполнить для достижения определенного усиления. Основными факторами, снижающими усиление при определенной плотности тока, являются тепловой выброс носителей из квантовых точек и утечки через безызлучательную рекомбинацию в материале барьера.

Ухудшение характеристик лазера на квантовых точках при температурах выше 150−180 K обусловлено недостаточным усилением. Для увеличения усиления необходимо либо повысить однородность массива квантовых точек, что в принципе может быть достигнуто путем оптимизации режимов выращивания, либо путем увеличения концентрации точек, что достигается путем использования вертикально связанных квантовых точек (ВСКТ) [71-74]. Преимущество вертикально связанных КТ это - наряду с большим коэффициентом оптического ограничения, возможность более быстрой релаксации носителей в основное состояние, меньшее время излучательной рекомбинации [7] и возможность эффективного туннелирования электронов и дырок между точками в соседних рядах, которая отсутствует в случае рядов изолированных КТ.

Лазеры на вертикально связанных квантовых точках демонстрируют гораздо большее оптическое усиление, а насыщение усиления в них отстутствует вплоть до коротких длин резонатора. Они демонстрируют генерацию через основное состояние квантовых точек до комнатной температуры, и длина волны генерации следует за температурной зависимостью ширины запрещенной зоны GaAs. Пороговая плотность тока резко уменьшается до величин порядка 90 А/см2 (300 K) при увеличении числа циклов складирования до 10 (рис. 16). Данный эффект обусловлен увеличением усиления вследствие роста фактора оптического ограничения. Дифференциальная эффективность также возрастает с увеличением N, достигая 50% при N = 10. Невысокие значения дифференциальной эффективности обусловлены низкой величиной внутренней квантовой эффективности (0.5), что означает, что существенная часть носителей рекомбинирует безызлучательно, наиболее вероятно в GaAs, покрывающем квантовые точки, который осаждается при низкой температуре 480◦C.

 

 

Рисунок 28.Зависимость плотности порогового тока от циклов осаждения InAs или InGaAs для инжекционного лазера на вертикально связанных квантовых точках

 

Длина волны лазерного излучения в зависимости от температуры приведена на вставке справа вверху (рис 28). Спектр излучения представлен на вставке справа внизу.

Хорошие динамические характеристики лазера на КТ следуют из малых времен релаксации носителей в основное состояние и больших коэффициентов дифференциального усиления. Прямые измерения частоты отсечки лазера на КТ дают величину порядка 10 ГГц [4].

Другой важный аспект, характеризующий работу лазера при высоких частотах, - это фактор спектрального уширения линии генерации. Всякий пик поглощения или усиления обусловливает модуляцию коэффициента преломления вблизи энергии соответствующего резонанса согласно соотношениям Крамерса-Кронига. Таким образом, длина волны фотона в кристалле может изменяться за время импульса тока накачки. Этот эффект описывается фактором спектрального уширения линии (б). В случае структур с квантовыми ямами форма спектра поглощения или усиления является сильно асимметричной, что обусловливает большую величину б (от единицы до двух). Напротив, в случае структур с квантовыми точками спектр поглощения и усиления более симметричени имеет гауссову форму. Таким образом, производная по энергии и, соответственно, изменение коэффициента преломления в области максимума поглощения или усиления равны нулю. Экспериментально измеренные величины б составляют ∼ 0.5, что связано с конечным вкладом возбужденных состояний КТ в спектр усиления вблизи порога генерации, обусловливающим некоторую асимметричность профиля коэффициента усиления [4].

Условие прозрачности в КТ реализуется тогда, когда КТ захватывает один экситон. В этом случае вероятности излучить или поглотить квант света с образованием биэкситона равны. Следует, однако, отметить, что, в общем случае, энергии экситонного и биэкситонного состояния в КТ различны, и заселение КТ одним экситоном может приводить одновременно к появлению линии экситонного усиления и линии биэкситонного поглощения. Если неоднородное уширение линий меньше, чем энергетическая разность между энергиями экситона и биэкситона в КТ, то возможен чисто экситонный механизм усиления. Следует также отметить важность вклада заряженных экситонов в спектр усиления [10].

Если возможность транспорта носителей между соседними КТ отсутствует (что типично при низких температурах), тогда вероятность захвата экситонов и носителей в КТ не зависит от температуры. При высоких температурах термический выброс носителей из более мелких КТ может приводить к преимущественному заселению более глубоких КТ. Поведение спектров усиления различно в этих двух случаях: в первом случае максимум усиления не изменяет своего положения при увеличении тока накачки, во втором случае он смещается в сторону больших энергий [11].

Поверхностно излучающие лазеры на КТ, работающие при оптическом возбуждении при низких температурах через основное состояние КТ, были получены в работе. Инжекционные лазеры на вертикально складированных изолированных КТ были реализованы в работе. Пороговая плотность тока при комнатной температуре составила ∼ 500 А/см2, а генерация осуществлялась через возбужденные состояния КТ. При использовании структур с 7-микронной апертурой в окисле AlO для уменьшения областей токовой инжекции в работе был реализован режим генерации через основное состояние КТ при комнатной температуре (300 K), плотности тока ∼ 1000 А/см2 и пороговом токе 0.5 мА[4].

 

 

Рисунок 29Схема лазера, излучающего с поверхности, на вертикально связанных квантовых точках InGaAs в матрице GaAs

На рис. 29 приведены для сравнения спектры оптического усиления для структуры с квантовыми ямами и для структуры с квантовыми точками. На рис. 30 приведено поперечное сечение активной области лазера.

 

 

Рисунок 30. Зависимости выходной мощности и кпд лазера на вертикально связанных квантовых точках InGaAs в матрице GaAs от тока инжекции. Сплошные линии - мощность лазера; короткий пунктир - кпд лазера, длинный пунктир - вольтамперная характеристика