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量子阱半导体激光器的的基本原理及其应用

无研01 王增美（025310）

摘要：本文主要阐述了量子阱及应变量子阱材料的能带结构，以及能态密度和载流子有效质量的变化对激光器阈值电流等参数的影响，简要说明了量子阱激光器中对光场的波导限制。最后对量子阱半导体激光器的应用作了简要的介绍，其中重点是GaN 蓝绿光激光器的发展和应用。

引言

半导体激光器自从1962年诞生以来，就以其优越的性能得到了极为广泛的应用，随着新材料新结构的不断涌现和制造工艺水平的不断提高，其各方面的性能也不断得到改善，应用范围也不在再局限于信息传输和信息存储，而是逐渐渗透到材料加工、精密测量、军事、医学和生物等领域，正在迅速占领过去由气体和固体激光器所占据的市场。

20世纪70年代的双异质结激光器、80年代的量子阱激光器和90年代出现的应变量子阱激光器是半导体激光器发展过程中的三个里程碑。制作量子阱结构需要用超薄层的薄膜生长技术，如分子外延术（MBE ）、金属有机化合物化学气相淀积（MOCVD ）、化学束外延（CBE ）和原子束外延等。我国早在1974年就开始设计和制造分子束外延（MBE ）设备，而直到1986年才成功的制造出多量子阱激光器，在1992年中科院半导体所（ISCAS ）使用国产的MBE 设备制成的GRIN-SCH InGaAs/GaAs 应变多量子阱激光器室温下阈值电流为1.55mA ，连续输出功率大于30mW ，输出波长为1026nm [4]。

量子阱特别是应变量子阱材料的引入减少了载流子的一个自由度，改变了K 空间的能带结构，极大的提高了半导体激光器的性能，使垂直腔表面发射激光器成为现实，使近几年取得突破的GaN 蓝绿光激光器成为新的研究热点和新的经济增长点，并将使半导体激光器成为光子集成（PIC ）和光电子集成（OEIC ）的核心器件。

减少载流子一个自由度的量子阱已经使半导体激光器受益匪浅，再减少一个自由度的所谓量子线（QL ）以及在三维都使电子受限的所谓量子点（QD ）将会使半导体激光器的性能发生更大的改善，这已经受到了许多科学家的关注，成为半导体材料的前沿课题。量子阱和应变量子阱半导体激光器的基本原理

1、半导体超晶格

半导体超晶格是指由交替生长两种半导体材料薄层组成的一维周期性结构，薄层的厚度与半导体中电子的德布罗意波长（约为10nm ）或电子平均自由程（约为50nm ）有相同量级。这种思想是在1968年Bell 实验室的江崎（Esaki ）和朱肇祥首先提出的，并于1970年首次在GaAs 半导体上制成了超晶格结构。江崎等人把超晶格分为两类：成分超晶格和掺杂超晶格。理想超晶格的空间结构及两种材料的能带分布分别如图１和图２：

2、量子阱及量子阱材料的能带结构

图1

由于两种材料的禁带宽度不同而引起的沿薄层交替生长方向（z 方向）的附加周期势分布中的势阱称为量子阱。量子阱中电子与块状晶体中电子具有完全不同的性质，即表现出量子尺寸效应，量子阱阱壁能起到有效的限制作用，使阱中的载流子失去了垂直于阱壁方向（z 方向）的自由度，只在平行于阱壁平面（xy 面）内有两个自由度，故常称此量子系统为二维电子气。

量子阱中电子的运动服从薛定谔方程。

在xy 平面内，电子不受附加周期势的作用，与体材料中电子的运动规律相同，相应的能量

)2/()(*

//222m k k E y x xy += ，其中x k 、y k 分别为电子在x 和y 方向上的波矢，//*m 是电子xy 平面上的有效质量。在z 方向上，电子受到阱壁的限制，能量是量子化的，只能取一些分立的值，既2

z n z n E E ∝=（n z ＝１,2,3,…）。

所以，电子的总能量Ｅ为：xy z E E E +=，即由于xy E 的作用，相当于把能级n E 展宽为能带，称为子能带。即材料能带沿z k 方向分裂为许多子能带（图3（a ））。而且态密度呈现阶梯状分布，同一子能带内态密度为常数，（图３（b ））。

图３ (a)量子阱导带和价带中子能带沿//k 方向的分布：导带子能带仍是抛物线型分布，价带中子能带却与抛物线型相差很多，这是由于价带中轻重空穴带混合（mixing ）所致（b ）体材料与量子阱有源材料态密度)(E ρ对比图：量子阱中能带分裂为子能带（n ＝1,2,…），Eg-b 与Eg-q 为分裂前后禁带宽度，且Eg-b

能带的变化导致以下结果：

(1)带电子与重空穴和轻空穴复合分别产生TE 模与TM 模，重空穴带与轻空穴带在带顶处简并解除加剧了TE 模与TM 模的非对称性。

(2)不象体材料抛物线能带中载流子必须从接近带底处开始填充那样，量子阱的阶梯状能带允许注入的载流子依子能带逐级填充。因此注入载流子能量量子化，提高了注入有源层内载流子的利用率，明显增加了微分增益dg/dN 。高微分增益带来一系列好处：降低了激光器的阈值电流；减少了载流子内部损耗，提高了效率；提高了激光器的调制带宽，减少了频率啁啾。

(3)由于Eg-q>Eg-b,量子阱激光器的输出波长通常要小于同质的体材料激光器。

(4)在导带中子能带沿//k 的分布仍是抛物线型，而在价带中却远非如此，这是由于重空穴带

和轻空穴带混合（mixing ）并相互作用所致，这使得价带的能态密度分布并不象右图所示的那样呈现阶梯状，而是使价带的能态密度增大，加剧了价带和导带能态密度的不对称，提高了阈值电流，降低了微分增益，从而使激光器的性能，这种情况要靠后面要提的应变量子阱来改善。

3、单量子阱（SQW ）和多量子阱（MQW ）激光器中对光子的限制

在量子阱激光器中，由于有源层厚度很小，若不采取措施，会有很大一部分光渗出。对SQW 采取的办法是采用如图4所示的分别限制（separated confinement heterojunction ）结构，在阱层两侧配备低折射率的光限制层（即波导层）。该层的折射率分布可以是突变的（如图4（b ）左图所示）也可以是渐变的（如右图），分别对应波导层带隙的突变和渐变）。

而对MQW 采取如图5所示的在最外层势垒之后再生长低折射率的波导层以限制光子

图4（a ）折射率图4（b ）图4 （a ）单量子阱激光器的禁带宽度分布（b ）分别限制单量子阱激光

器（SCH-SQW ）的折射率分布，左边是阶梯型（step index

），右边是渐

变型（grated index ）（对应带隙渐变）

折射率

E 图5 多量子阱禁带宽度及折射率随厚

4、应变量子阱材料激光器

前面提到的量子阱材料的使用大大改善了半导体激光器的性能，与含厚有源层的双异质结一样，要求组成异质结的材料之间在晶体结构和晶格常数是匹配的，否则将会造成悬挂键，对器件性能造成不利的影响。但是只要将超薄层的厚度控制在某一临界尺寸以内，存在于薄层内的应变能可通过弹性形变来释放而不产生失配位错，相反，薄层之间的晶格常数失配所造成的应力能使能带结构发生有利变化，而且，应变的引入降低了晶格匹配的要求，可以在较大的范围内调整化合物材料各成分的比例。

（1）压应变与张应变

如图6所示，设结平面为xy 平面，晶体生长方向为z 方向，阱层晶格常数为a o ，垒层晶格常数为a s ，当在垒层上生长出很薄的阱层材料时，在xy 平面内，阱层材料的晶格常数变为a //=a s ，为保持晶胞体积不变，在z 方向上，阱层材料晶格常数变为⊥a 。

若a //=a s

若a //=a s >a o >⊥a ,则阱层内产生张应变（tensile strain ）

总的应变可分解为纯的轴向分量和静态分量。

（2）应变导致的材料能带变化

a 、先不考虑阱中的量子效应，而只考虑纯粹的应变的影响（图7）。

（a ）静态分量将使价带整体上移h1（meV ），而使价带整体下移h2（meV ）（对于张应力h1<0,h2<0）。即压应变的静态分量将使阱材料的禁带变宽，而张应变的将使其变窄。这会改变激光器的输出波长。

//k Γ ⊥k //k Γ ⊥k //k Γ ⊥k (a)unstrained (b)under biaxial compression (c)under biaxial tension 图7（a ）无应变时能带分布（b ）压应变下能带变化（c ）张应变下能带变化

（b ）更重要的是，应变的轴向分量将会使价带产生更大的变化：价带在整体移动的基础上，重空穴带和轻空穴带分离，分别上移和下移s/2（meV ）（对张应力，s<0），对1%的晶格失配s 约为60—80meV 。

（c ）在沿⊥k 方向上轻重空穴的有效质量发生变化（对应图中曲线的曲率半径的变化），重空穴的变轻而重孔穴变重。在压应变情况下，价带中能量最高的能带沿//k 方向上的有效质量比沿⊥k 方向上的轻，所以我们可在价带中最高的能带上获得轻的空穴，这可以提高导带和价带的对称性，提高激光器的性能。

b 、应变对量子阱中能带的影响