Polovodičový optický zisk - Semiconductor optical gain

Optický zisk je nejdůležitějším požadavkem na realizaci a polovodičový laser protože to popisuje optické zesílení v polovodič materiál. Tento optický zisk je způsoben stimulované emise spojené s emisemi světla vytvořenými rekombinací elektrony a díry. Zatímco v jiných laserových materiálech jako v plynové lasery nebo lasery v pevné fázi, procesy spojené s optickým ziskem jsou poměrně jednoduché, v polovodičích jde o komplex problém s mnoha těly interakce fotony, elektrony a díry. Proto je pochopení těchto procesů hlavním cílem jako základní požadavek na optimalizaci zařízení. Tuto úlohu lze vyřešit vývojem vhodných teoretických modelů k popisu optického zisku polovodiče a porovnáním předpovědí těchto modelů s nalezenými experimentálními výsledky.

Teorie optického zisku v polovodičích

Jelikož je definování optického zisku polovodiče ambiciózní, je užitečné porozumění budovat postupně. Základní požadavky lze definovat bez větších komplikací vyvolaných Coulombovou interakcí mezi elektrony a otvory. Abychom vysvětlili skutečnou činnost polovodičových laserů, je třeba tuto analýzu vylepšit systematickým zahrnutím efektů Coulombovy interakce.

Obrázek dopravce zdarma

Pro jednoduché kvalitativní pochopení optického zisku a jeho spektrální závislosti, často tzv modely s volným nosičem jsou použity, což je diskutováno s ohledem na příklad hromadného laseru. Termín doprava zdarma znamená, že jakékoli interakce mezi dopravci jsou zanedbávány. Model s volným nosičem poskytuje následující výraz pro spektrální závislost [1][2]

s snížená hmotnost energie , kvazi-Fermiho distribuce funkce pro vodivé pásmo a pro valenční pásmo , respektive, a s dána:[1][2]

s být frekvence, the prvek dipól-matice, snížená hmotnost, the vakuová permitivita, a the index lomu.

Tedy tvar ziskového spektra je určeno hustota stavů, úměrný , pro sypký materiál a kvazi-Fermiho distribuční funkce. Tento výraz poskytuje kvalitativní dojem závislosti spektra zisku na distribučních funkcích. Srovnání s experimentálními údaji však okamžitě ukazuje, že tento přístup není vůbec vhodný k poskytnutí kvantitativních předpovědí o přesných hodnotách zisku a správném tvaru spekter. Za tímto účelem je vyžadován mikroskopický model zahrnující interakce více těl. V posledních letech byl mikroskopický model mnoha těl založený na polovodičové Blochovy rovnice (SBE) byl velmi úspěšný.[3][4][5][6]

Mikroskopický model mnoha zisků těla

Model je založen na SBE popisující dynamiku mikroskopických polarizací mezi vodivými a valenčními pásmy distribuční funkce ,[1] a mnoho těl korelace vytvořené interakcemi.

Pokud jsou zajímavá pouze stacionární spektra zisku v lineárním režimu, lze zanedbat časovou závislost distribučních funkcí a , a jednoduše je vyjádřit kvazi-Fermiho distribucemi pro danou nosnou hustotu a teplotu. Mikroskopické polarizace jsou dány vztahem:

kde je renormalizováno přechodová energie mezi vodivými a valenčními pásmy a je renormalizován Frekvence Rabi.

Na rozdíl od popisu volného nosiče obsahuje tento model příspěvky kvůli interakcím Coulomb s mnoha těly, jako jsou a a kolizní termín který popisuje účinek korelací, které mohou být zpracovány různými aproximacemi. Nejjednodušší přístup je nahradit kolizní člen fenomenologickou relaxační rychlostí (-přiblížení).[1] Ačkoli se tato aproximace často používá, vede k poněkud nefyzickým výsledkům vstřebávání pod polovodičem mezera v pásmu. Správnější, ale také mnohem komplexnější přístup zohledňuje kolizní termín kineticky a tedy obsahuje rychlosti rozptylu pro mikroskopické polarizace.[2] V tomto kvantově kinetickém přístupu vyžadují výpočty pouze základní vstupní parametry (struktura materiálového pásma, geometrická struktura a teplota) a poskytují spektra polovodičového zisku a indexu lomu bez dalších volných parametrů.

Podrobně výše uvedené pohybová rovnice polarizace je řešeno numericky výpočtem prvních dvou členů na pravé straně ze vstupních parametrů a výpočtem kolizních příspěvků. Poté je pohybová rovnice numericky časově integrovaná a mikroskopické polarizace se sečtou získat komplex makroskopická polarizace který pak poskytuje spektra zisku a indexu lomu v teorie polovodičového laseru. Je třeba zmínit, že současné modelování předpokládá dokonalou polovodičovou strukturu, aby se snížilo početní úsilí. Efekty poruchy, jako jsou variace složení nebo kolísání tloušťky materiálu, nejsou mikroskopicky zvažovány, ale takové nedokonalosti se často vyskytují ve skutečných strukturách. Tyto příspěvky k nehomogennímu rozšíření lze do teorie zahrnout konvolucí s Gaussovou funkcí rozšíření pro kvantitativní srovnání s experimentálními daty.

Experimentální stanovení optického zisku

Prediktivní kvalitu mikroskopického modelování lze ověřit nebo vyvrátit měřením optického zisku. Pokud je návrh schválen, lze pokračovat v laserové výrobě. Pokud experimenty vykazují neočekávané vlastnosti zesílení, lze modelování vylepšit zahrnutím systematicky nových efektů. Jak je zahrnuto více efektů, zvyšuje se prediktivní síla modelu. Obecně se návrh uzavřené smyčky, kde se cyklicky nahrazuje modelování a experiment, ukázal jako velmi efektivní metoda pro hledání a vývoj nových laserových návrhů s požadovaným výkonem.

Metoda délky proužku

Pro stanovení optického zisku polovodičových struktur lze použít různé experimentální přístupy. Například metoda optického proužku je široce používána.[7] Tato metoda využívá silný laserový zdroj pro optické buzení zkoumaného vzorku. Laserový paprsek je zaměřen na proužek (např. S ​​válcovou čočkou) na vzorek tak, že proužek pokrývá vzorek, ale sahá k jednomu z jeho okrajů. Pak intenzita amplifikované spontánní emise (ASE) vzorku z této hrany se měří jako funkce délky proužku . Zisk pak lze extrahovat z vhodného uložení data. Metoda délky proužku poskytuje přiměřené kvalitativní výsledky pro polovodičové vzorky, které dosud nebyly zpracovány směrem k elektricky čerpaným laserovým strukturám. Více kvantitativně přesnějších výsledků se však dosahuje jinými metodami, které vyžadují kompletně zpracované laserové struktury, které vyzařují v základním postranním režimu pouze jako například metoda Hakki – Paoli a metoda přenosu.

Metoda Hakki – Paoli

U metody Hakki – Paoli[8] polovodičový laser musí být provozován pod laserový práh. Poté je spektrum emitovaného ASE silně řízeno Fabry – Pérot režimy diodový laser rezonátor. Jsou-li známa délka zařízení a odrazivosti fazet, lze zisk vyhodnotit z maxim a minim Fabry-Pérotových vrcholů ve spektru ASE. To však vyžaduje, aby byla data ASE zaznamenávána pomocí a spektrometr dostatečné spektrální rozlišení. Pak je tato metoda poměrně snadná a přímá, ale poskytuje údaje o zisku pouze v režimu pod prahovou hodnotou laseru, zatímco v mnoha případech by byl zajímavý také zisk nad prahovou hodnotou laseru, zejména pro kvantitativní srovnání s teoretickým modelem.

Způsob přenosu

Způsob přenosu[3] vyžaduje slabý širokopásmový světelný zdroj, který spektrálně pokrývá oblast zájmu pro zisková spektra. Tento světelný zdroj se přenáší sledovaným zařízením a poměr intenzit po a před laserovým zařízením poskytuje spektra zisku.[3] U této metody by zařízení mělo fungovat v základním bočním režimu a výskyt režimů Fabryho-Pérota by měl být potlačen depozicí alespoň jednoho antireflexní vrstva na výstupní ploše zařízení. Ve srovnání s metodou délky proužku a metodou Hakki – Paoli poskytuje přenosová metoda nejpřesnější údaje o zisku pro nejširší rozsah vstřikovacích proudů. Metodu Hakki – Paoli lze přímo porovnat s výpočty v rovnicích Semiconductor Bloch.

Srovnání teorie a experimentu

Obrázek ukazuje srovnání experimentálních ziskových spekter pro vlnovodovou laserovou strukturu kvantového vrtu (GaIn) (NAs) / GaAs určenou přenosovou metodou se spekterami zisku vypočítanými pomocí mikroskopického modelu mnoha těl.

Obrázek ukazuje sady teoretických a experimentálních spekter spekter pro (GaIn) (NA) /GaAs kvantová studna struktura.[4] U experimentálních spekter se měnil vstřikovací proud, zatímco u teoretických křivek se uvažovaly různé hustoty nosiče. Teoretická spektra byla spletitá s Gaussovou funkcí s nehomogenním rozšířením 19,7 meV. Zatímco u dat zobrazených na obrázku bylo nehomogenní rozšíření přizpůsobeno pro optimální shodu s experimentem, lze jej také jednoznačně určit z luminiscenčních spekter studovaného materiálu s nízkou hustotou.[5] Je možné dosáhnout téměř dokonalé kvantitativní shody teoretických a experimentálních spekter spekter vzhledem k tomu, že se zařízení při experimentu při vyšších vstřikovacích proudech mírně zahřívá. Teplota se tedy zvyšuje pro spektra zisku při vyšších hustotách nosiče. Všimněte si, že kromě toho do teorie vstupovaly bez parametrů volného lícování. V souladu s tím, jakmile jsou známy materiálové parametry, poskytuje mikroskopický model s mnoha těly přesnou předpověď spektra optického zisku jakéhokoli nového polovodičového materiálu, jako například (GaIn) (NAs) / GaAs[4] nebo Ga (NAsP) / Si.[6]

Viz také

Další čtení

  • Chow, W. W .; Koch, S. W .; Sargent, Murray (1994). Fyzika polovodičových laserů. Springer-Verlag. ISBN  978-3-540-57614-3.
  • Chow, W. W .; Koch, S. W. (27. srpna 1999). Základy polovodičového laseru: Fyzika ziskových materiálů. Springer. ISBN  978-3-540-64166-7.
  • Sze, S. M .; Kwok, K. N. (2006). Fyzika polovodičových součástek. Wiley-Interscience. ISBN  0471143235.
  • Bhattacharya, P. (1996). Polovodičová optoelektronická zařízení. Prentice Hall. ISBN  0134956567.

Reference

  1. ^ A b C d Chow, W. W .; Koch, S. W .; Sargent, M. (1994). Fyzika polovodičových laserů. Springer-Verlag. ISBN  978-3-540-57614-3.
  2. ^ A b C Chow, W. W .; Koch, S. W. (27. srpna 1999). Základy polovodičového laseru: Fyzika ziskových materiálů. Springer. ISBN  978-3-540-64166-7.
  3. ^ A b C Ellmers, C .; Girndt, A .; Hofmann, M .; Knorr, A .; Rühle, W. W .; Jahnke, F .; Koch, S. W .; Hanke, C .; Korte, L .; Hoyler, C. (1998). "Měření a výpočet ziskových spekter pro (GaIn) As / (AlGa) jako jednotlivé kvantové lasery". Aplikovaná fyzikální písmena 72 (13): 1647. doi:10.1063/1.121140. ISSN  0003-6951.
  4. ^ A b C Hofmann, M.R .; Gerhardt, N .; Wagner, A. M .; Ellmers, C .; Hohnsdorf, F .; Koch, J .; Stolz, W .; Koch, S. W .; Ruhle, W. W .; Hader, J .; Moloney, J. V .; O'Reilly, E.P .; Borchert, B .; Egorov, A.Y .; Riechert, H .; Schneider, H. C .; Chow, W. W. (2002). „Emisní dynamika a optický zisk laserů 1,3 μm (GaIn) (NAs) / GaAs“. IEEE Journal of Quantum Electronics 38 (2): 213–221. doi:10.1109/3.980275. ISSN  0018-9197.
  5. ^ A b Hader, J .; Zakharian, A. R .; Moloney, J. V .; Nelson, T. R.; Siskaninetz, W. J .; Ehret, J. E .; Hantke, K .; Hofmann, M. a kol. (2002). "Kvantitativní predikce charakteristik polovodičového laseru na základě fotoluminiscenčních měření s nízkou intenzitou". IEEE Photonics Technology Letters 14 (6): 762–764. doi:10.1109 / LPT.2002.1003085. ISSN  1041-1135.
  6. ^ A b Koukourakis, N .; Bückers, C .; Funke, D. A .; Gerhardt, N. C .; Liebich, S .; Chatterjee, S .; Lange, C .; Zimprich, M .; Volz, K .; Stolz, W .; Kunert, B .; Koch, S. W .; Hofmann, M. R. (2012). "Vysoký optický zisk při pokojové teplotě v Ga (NAsP) / Si heterostrukturách". Aplikovaná fyzikální písmena 100 (9): 092107. doi:10.1063/1.3690886. ISSN  0003-6951.
  7. ^ Hvam, J. M. (1978). "Přímý záznam spektra optického zisku ze ZnO". Journal of Applied Physics 49 (6): 3124. doi:10.1063/1.325304. ISSN  0021-8979.
  8. ^ Hakki, B. W. (1973). „degradace cw při 300 ° K GaAs dvojitých heterostrukturních spojovacích laserů. II. Elektronický zisk“. Journal of Applied Physics 44 (9): 4113. doi:10.1063/1.1662905. ISSN  0021-8979.