На гетерогранице между подложкой из GaAs и слоем Gai-.rAljcAs происходит резкое изменение ширины запрещенной зоны Eg: это отличает приборы с так называемой гетерострукту­рой. Хотя светодиоды с гетероструктурой и инжекционные ла­зеры в настоящей книге специально не рассматриваются, мы. кратко упомянем об успехах, достигнутых в последнее время в области увеличения эффективности лазеров, в которых исполь­зуются уникальные свойства этой системы твердых растворов. Хорошее согласование постоянных решетки GaAs и AlAs дает возможность создавать приборы с чрезвычайно низкой концен­трацией неидентифицированных безызлучательных рекомбина­ционных центров, которые обычно появляются на резкой гра­нице между областями кристалла с сильно отличающимся со­ставом (разд. 3.4.5).

Известно, что, когда ао резко изменяется, около границы между фазами появляется большая концентрация дислокаций несоответствия и что из-за разности коэффициентов термиче­ского сжатия при охлаждении кристалла после выращивания может образоваться дополнительное число дислокаций. Декори­рованные дислокации уменьшают хе в GaAsi-xP* [142] и GaAs [376], а недекорированные дислокации начинают играть важ­ную роль при больших плотностях (>5-106 см-2) [315а].

В плавном гетеропереходе плотность этих дефектов может уменьшаться обратно пропорционально ширине переходного слоя [341, 364]. Если полная величина рассогласования, кото­рое надо компенсировать, не очень велика, можно избежать сильного ухудшения качества материала [310а]. Напряжения изгиба могут быть уменьшены выбором профиля состава [341]. Лютер [313] показал, что величина квантового выхода красных светодиодов из GaP, изготовленных методом жидкостной эпи­таксии путем однократного погружения подложек п-тнпа, вы­ращенных из газовой фазы, не сильно зависит от плотности де­фектов упаковки (их плотность уменьшалась по экспоненциаль­ному закону при увеличении расстояния от стороны подложки, находившейся в контакте с затравкой из GaAs в процессе вы­ращивания из газовой фазы). Однако он обнаружил заметное уменьшение т} с увеличением концентрации остаточного алюми­ния на первой стадии наращивания из газовой фазы.

Для импульсных лазеров с односторонней гетероструктурой на основе Gai-^AUAs можно получить пороговую плотность тока jt меньше 9000 А/см2 при 300 К [377а, 3776, 378]. Это до­стигается благодаря усилению инверсного распределения элек­тронов, которое возникает вследствие ограничения инжектиро­ванных неосновных носителей в области между р — «-переходом в GaAs и гетерограницей GaAs — Gai_*Al*As, на которой резко изменяется положение края зоны проводимости; гетерограница расположена в /7-области на расстоянии нескольких микрометров от р — n-перехода. Для первых конструкций значение х состав­ляло ~0,5 и приводило к увеличению Eg на •—■ 0,5 эВ при пе­реходе через гетерограницу. Оптическое ограничение в той же области может быть также существенным, в особенности если расстояние между р — «-переходом и гетерогранйцей превышает диффузионную длину инжектированных неосновных носителей [379] (рис. 3.64).

В последующих конструкциях были использованы преиму­щества двойной гетероструктуры [380] (рис. 3.64) и величина jt была уменьшена до <2300 А/см2 при 300 К. К преимуществам^ относятся улучшение волноводных свойств структуры и подав­ление инжекции дырок, обусловленное существенным увеличе­нием ширины запрещенной зоны и скачкообразным изменением положения края валентной зоны при добавлении /г-слоя из AUGaj-xAs. В этом случае р — /г-переход формируется между данным слоем и GaAs р-типа. Толщину активной области можно уменьшить до значений, меньших 1 мкм; при этом плотность тока jt непрерывно понижается с уменьшением толщины. До­статочно однородные плоские металлургические переходы полу­чались методом жидкостной эпитаксии даже в ранней работе [382а] (рис. 3.65),

Односторонняя Двойная

гетероструктура гетероструктура

, P~Alx fl-Alx і p~Alx j п-GaAs p-GaAsGa,.xAs Ga,.xAs GaAsGaf. xAs

n-Ga Asp-SaAs і і. і і

4-е------------------------------------------ ! I J! ------- ‘—

J I

Показано распределение электронов и дырок в вырожденных гг - и p-областях (рис. 2,8), изменение показателя преломления и распределение генерируемого излучения для р—^-пе­рехода, односторонней гетероструктуры и двойной гетероструктуры. Толщниа активной области из GaAs, равная 1—2 мкм, характерна для ранних разработок приборов.

Влияние плавного изменения состава в гетеропереходах AljtGai-jtAs — GaAs с толщиной переходной области, равной не­скольким сотням ангстрем, исследовали Вомак и Редикер [381]; они обнаружили, что это необходимо для омического характера п — /г-гетероперехода. В работах [382, 382а] величина jt в двой­ных гетероструктурах была „уменьшена до ~ 1000 А/см2, что позволило получить генерацию в непрерывном режиме при тем­пературе теплоотвода выше комнатной (до 311 К). При 297 К была получена мощность 20 мВт при hv = 1,446 эВ. Для срав­нения максимальная температура теплоотвода для непрерывного режима генерации простых диодов из GaAs с наиболее эффек­тивной в смысле теплоотвода полосковой геометрией равна 206 К [383]. Необходимо отметить, что вследствие дифракции в плоскости, перпендикулярной плоскости перехода, использо­вание очень тонких активных областей (с<1 мкм) приводят к сильной расходимости в картине дальнего поля (ширина ле­пестка ~40°). Зависимость расходимости пучка лазера с двой­ной гетероструктурой от толщины активной области и состава твердого раствора исследована в работе [383а]. Расходимость пучка в плоскости р — /г-перехода обычно составляет ~

Угловая расходимость, равная всего лишь —0,35°, получается при выводе света перпендикулярно плоскости перехода из ла­зера GaAs — GaAlAs с односторонней гетероструктурой и гете­рограницей, гофрированной в виде дифракционной решетки для создания так называемой структуры с распределенной обратной связью [388а].

Из оптических спектров, полученных на специальной пяти­слойной гетероструктуре с активной областью /7-типа из GaAs : Si и разрывом края зоны проводимости с соседней /7+-областью из AUGai-xAs : Ge, равным 0,06 эВ, следует, что потери за счет но­сителей, преодолевающих этот барьер, имеют термоактивацион­ный характер с энергией 0,06 эВ [3826]. Поперечный профиль лазерного пучка также указывает на существование скачкооб­разного изменения показателя преломления, который определяет оптическое ограничение света с длиной волны 900 нм; эти ре­зультаты согласуются с результатами прямых измерений зави­симости показателя преломления от х в ALGa^As [222д].

Дингл и др. [382в] обнаружили квантовые эффекты в спект­рах края оптического поглощения GaAs, которые следует ожи­дать при ограничении носителей в очень тонких слоях (кон­тролируемую толщину ~ 100 А можно легко получить методом молекулярно-лучевой эпитаксии). В этом эксперименте для по­лучения особенностей в спектре поглощения была использована структура типа «сэндвича», содержащая приблизительно 50 не­взаимодействующих слаболегированных слоев одинаковой тол­щины, которую можно было создать лишь методом молекуляр­но-лучевой эпитаксии. Различные эффекты слабого дырочного и сильного электронного ограничений, проявляющиеся в опти­ческих спектрах, позволили определить, как изменение ширины запрещенной зоны от GaAs к Alo^Gao. eAs распределяется между зоной проводимости и валентной зоной. Методом молекулярно­лучевой эпитаксии можно было получать скачки по энергии на гетерогранице менее чем через 5 А, и с этой точностью струк­тура оставалась стабильной во время хранения при 300 К после выращивания при 900 К - Из сравнения с результатами для объемного GaAs следует, что в этих узких потенциальных ямах существуют двумерные экситоны, энергия связи которых в 4 раза превышает энергию связи для трехмерного экситона; это выте­кает из уравнения (2.4), в котором масса т* заменена приве­денной массой электрона и дырки. Очевидно, эти экситоны могут существовать вплоть до гетерограницы GaAs — GaAlAs в отли­чие от границы GaAs — воздух [221, 222], что еще раз под­тверждает вывод об очень низкой плотности состояний на гете­рогранице в этой системе [222в] (разд. 3.4.5).

В работе [384] описывается структура с широким оптическим резонатором, в которой функции оптического волновода и огра­ничение носителей пространственно разнесены путем создания соответствующего профиля изменения ширины запрещенной зоны и показателя преломления; это осуществляется изменением концентрации А1 в выращенных на GaAs четырехслойных ла­зерах с двойной гетероструктурой. Такие структуры позволяют сильно уменьшить плотность светового потока без существен­ного уменьшения дифференциального квантового выхода, так что выход из строя, обусловленный катастрофическим разру­шением оптических зеркал, становится гораздо менее вероят­ным. Расходимость лазерного пучка в дальнем поле, обуслов­ленная дифракцией, также сильно уменьшается. Этот тип лазе­ров имеет самое низкое значение jt = (690 + 40) А/см2 в непре­рывном режиме генерации при 300 К [384а]. Самым главным здесь является то преимущество, которое можно получить при уменьшении jt с толщиной d активной (ограничивающей носи­тели) области до d 0,1 мкм, не уменьшая, коэффициент уси­ления (дифференциальный квантовый выход), из-за неполного ограничения излучаемого света в столь узком волноводе. Очень широкое пространственное распределение излучаемого света появляется при d < Я в отсутствие окружающих, гораздо более широких областей с повышенным значением диэлектрической постоянной, которые уменьшают хвосты негауссова профиля из­лучения.

Крессель и Локвуд [385] утверждают, что зависимость ко­эффициента усиления от плотности тока в лазерных гетеропере­ходах AlGaAs—GaAs при 300 К не согласуется с моделью ла­зерных переходов между зонами с параболическим распреде­лением плотности состояний. Пинкас и др. [386] также обнару­жили, что для сильно компенсированного кремнием материала усиление возрастает с током значительно менее резко; в этих об­разцах усиление при малых токах оказывается больше, чем в образцах с низким уровнем компенсации и п да 1018 см-3. Они показали, что такое поведение качественно согласуется с теоретическими работами Штерна [387] и Хуанга [388].

Зависимость коэффициента усиления от тока можно понять также из графического рассмотрения Хайаши [389], основан­ного на анализе распределения плотности состояний (рис. 3.66). В слаболегированном некомпенсированном материале (хвосты плотности состояний отсутствуют) (рис. 3.66, а) при низкой кон­центрации инжектированных носителей п большая их часть на­ходится выше уровня Ферми. Следовательно, лишь немногие

из них могут участвовать в вынужденном излучении, а рост их числа с уровнем возбуждения (а-^-Пг) оказывается быстрым. Для сильнолегированного компенсированного материала, в ко­тором существенно влияние хвостов плотности состояний (рис. 3.66,6) (разд. 3.3.1), справедливо обратное. Число элек­тронов, участвующих в вынужденном излучении, и, следова­тельно, коэффициент усиления при более высоких уровнях воз­буждения становятся сравнимыми. Пинкас и др. [386] показали, как из зависимости дифференциального квантового выхода от длины резонатора для набора диодов можно вычислить значе­ние внутреннего квантового выхода и получили г)/ « 65% для двойной гетероструктуры.

Соммерс [390] из исследований односторонних и двусторон­них гетероструктур из GaAs также получил высокие значения внутреннего квантового выхода лазерного излучения (до 100%), хотя безызлучательные эффекты не могли быть совсем исклю­чены. Он перечисляет ряд важных выводов линейной теории ла­зерной генерации [387, 388], которые сильно расходятся с экс-, периментальными данными: переключение мод, непрерывное (т. е. во всей области длин волн) увеличение интенсивности спонтанного излучения при лазерной генерации, плавное изме нение концентрации накопленных электронно-дырочных пар (без выделения пороговой концентрации), распределение мощности когерентного излучения между модами резонатора и появление максимума дифференциального квантового выхода излучения при уровнях накачки значительно выше порога. Очевидно, что выше порога лазерного излучения наблюдается заполнение хво­стов (разд. 3.3.3) [196]; это явление не описывается линейной теорией. Пинкас и др. [386] обнаружили, что потери на погло­щение в активной области хорошо согласуются с ожидаемым эффектом от поглощения на свободных носителях.

Такой анализ стал возможным для инжекционных лазеров с гетероструктурой, в которых гетерограница GaAlAs — GaAs практически свободна от дефектов и действительно не вносит су­щественной рекомбинации, а плотность возбуждения сравни­тельно однородна. Хайаши и Паниш [3776] показали, что эти характеристики сильно влияют на ряд физических свойств GaAs (например, уменьшают степень температурного гашения в ин­тервале 100—300 К, когда возбуждаемый светом GaAs защищен слоем GaAlAs толщиной, сравнимой с диффузионной длиной не­основных носителей). Миллер и др. [391] описали технологию изготовления лазеров с двойной гетероструктурой с контроли­руемой толщиной активной области всего — 0,14 мкм и допол­нительными слоями толщиной только —0,5 мкм. Эти лазеры имеют пороговую плотность тока 1100 А/см2 при 300 К и дают 200 мВт мощности в непрерывном режиме и 6 Вт в импульсном режиме (последняя величина ограничена катастрофическим раз­рушением оптических зеркал) (разд. 3.6.3).

Исследования фотолюминесценции активных областей из GaAs в лазерах с двойной гетероструктурой [549в] при возбуж­дении Kr-лазером показали, что точные детали механизма ре­комбинации могут быть установлены при использовании актив­ных областей с уровнями легирования ^1016 см-3. В спектрах имеются уширенные линии, но структура спектра аналогична структуре, показанной на рис. 3.39. Ясно видно, что лазерный эффект в таком материале возникает на межзонных переходах с hv = 1,54 эВ при 77 К, что согласуется с результатами, при­веденными на рис. 3.44. Имеются данные, свидетельствующие о том, что лазеры с двойной гетероструктурой и нелегированной активной областью имеют меньшее значение параметра jt/d по сравнению с обычными легированными структурами (d—тол­щина активной области). По предварительным данным jt до­стигает 3000 А/(см2-мкм) для нелегированных слоев при 3500— 5000 А/(см2-мкм) для легированных активных областей прибо­ров, изготовленных таким же способом [549в].

В работах [392, 370а] проведены предварительные исследо­вания лазеров на основе четверных твердых растворов, напри­мер в системе твердых растворов AlGaAsP. С помощью этих со­единений можно создать лазеры из GaAsP, практически свобод­ные от сильной рекомбинации ка гетерогранице и поверхностной рекомбинации и, следовательно, с малой плотностью порогового тока при 300 К для генерации видимого света. Из четверных фа­зовых диаграмм можно выбрать другие системы, имеющие бо­лее широкую область прямых переходов [393]. Излучающие красный свет лазеры с гетеропереходом были получены вплоть до длин волн 657 нм (для непрерывного режима генерации) и до 628 нм (в импульсном режиме) при 77 К. В этих приборах в качестве активной области используется Alo,3Gao,7As, а барье­ры в гетеропереходах поддерживаются равными ~0,1 эВ [392а]. Двойные гетероструктуры также использовались для об­легчения режима лазерной генерации в GaAs : Si при больших уровнях легирования кремнием и, следовательно, в области бо­лее длинных волн [393а]. В этом случае трудности, обусловлен­ные чрезвычайно большими диффузионными длинами в легиро­ванном кремнием GaAs, могут быть легко преодолимы.

К сожалению, опыт работы с системой GaAs — GaAlAs, опи­санный здесь и в разд. 3.6.3, приводит к выводу, что приборы с гетеропереходами, в которых неизбежно большое резкое рас­согласование постоянных решетки (например, больше 1%), не следует изготавливать на основе простой экстраполяции этого опыта. Согласно имеющимся данным, эти приборы, по-види­мому, должны иметь малую величину начального квантового

10 За к, 1242

выхода и особенно быстро деградировать. К этой большой ка­тегории относятся многие интересные лазерные структуры: InGaP для переходов с большой энергией кванта и InGaAs для работы в области длин волн — 1,06 мкм, которые предпочти­тельны для систем оптической связи. Однако и лазеры с р — п - переходоім в InGaAs, выращенные из газовой фазы с неболь­шим числом промежуточных слоев между подложкой из GaAs и активной областью с концентрацией In около 20%, имеют свой­ства, сравнимые с GaAs [3366]. Об изготовлении инжекционных лазеров с двойной гетероструктурой методом молекулярно-луче­вой эпитаксии сообщалось в работе [393в]. Плотность порого­вого тока в этих лазерах превышает плотность порогового тока в изготовленных жидкостной эпитаксией структурах не более чем в 2 раза. Преимущества этого способа выращивания заклю­чаются в лучшей воспроизводимости очень тонких слоев и боль­шей гибкости при создании некоторых новых структур. К недо­статкам следует отнести высокую стоимость и некоторые огра­ничения на легирующие примеси и на общую толщину, которая не превышает нескольких микрометров (скорость роста — 1 мкм/ч). Кроме того, изготовленные из BN ячейки выдер­живают только —30 опытов. Было обнаружено, что для того, чтобы уменьшить порог генерации в 10 раз (до —4-Ю3 А/см2), после выращивания при 600 °С необходимо провести отжиг при ^>,700 °С в течение 2 ч.