Lézerdiódák az optikai hírközlésben

Lézerdiódák az optikai hírközlésben DR. H A B E R M A J E R

ISTVÁN

B M E Elektronikus Eszközök Tanszéke

DR.

ÖSSZEFOGLALÁS A cikk első része ismerteti a (élvezető lézerekben lejátszódó alapvető fizikai jelenségeket. A második rész áttekintést nyújt a GaAs alapú lézerdiódák konstrukciójának fejlődéséről. A harmadik részben össze­ foglalja az egyes lézerdióda típusok alkalmazási területeit az optikai hírközlésben. ( A )

Annak ellenére, hogy a lézerdiódát m á r t ö b b éve egyre szélesedő k ö r b e n alkalmazzák a hírközlésben és a méréstechnikában, m ű k ö d é s m ó d j á n a k , üzemi tulajdonságainak, valamint konstrukciójának t e r ü ­ letén napjainkban is sok új eredmény születik. E közlemény ezeknek az eredményeknek a figyelemmel kísérését igyekszik megkönnyíteni azáltal, hogy össze­ foglalja a félvezető lézerek működésének fizikai alap­ j a i t valamint á t t e k i n t é s t n y ú j t a lézerdiódák konst­ rukciójának fejlődéséről.

1. Fizikai alapfogalmak 1.1. Einstein

sugárzási

törvénye

Minden lézer működési alapja a fényerősítés vagy m á s néven a stimulált emisszió jelensége. Ezt a je­ lenséget az Einstein által 1916-ban k ö z z é t e t t sugár­ zási t ö r v é n y e k előre megjósolták, még mielőtt m a g á t a jelenséget kísérletileg észlelték volna. Az egyszerű­ ség k e d v é é r t vizsgáljunk, egy az 1. á b r á n vázolt k é t energia szintes rendszert. Ebben a rendszerben a su­ gárzás és a k é m i a i értelemben vett anyag kölcsönha­ t á s á b a n r é s z t vevő elektronok vagy atomok vagy a W energiájú és AW szélességű alacsonyabb, vagy a W energiájú és ugyancsak AW szélességű magasabb energiaszinttel m e g h a t á r o z o t t állapotban lehetnek. Einstein fotonelmélete alapján, a kölcsönhatás egy v frekvenciájú és Av sávszélességű elektromágneses sugárzás és az anyag k ö z ö t t akkor jöhet létre, ha Wz-W^hv és AW=Mv ahol h a P l a n c k ' á l l a n d ó . 1

2

HABERMAJER ISTVÁN

Mérnöki diplomáját 1959-ben szerezte a Bu­ dapesti Műszaki Egye­ tem Villamosmérnöki Karán. Egyetemi doktori disszertációját 1964-ben védte meg. 1959-től 1963-

ig a Magyar Televízió fejlesztési osztályán dol­ gozott. Jelenleg a BME Elektronikus Eszközök Tanszékén félvezetőfizi­ kát és optoelektronikát ad elő. Kutatási szakterüle­ tei : félvezető eszközök mé­ réstechnikája és optoelektronikai eszközök.

Az á t m e n e t sebessége arányos a sugárzás intenzitásá­ val, illetőleg az (1) összefüggés a l a p j á n a fotonsűrű­ séggel. Ahhoz, hogy b á r m i l y e n egyensúlyi állapot lét­ rejöhessen, léteznie kell egy vagy t ö b b ellenkező irányú, fotonemisszióval járó folyamatnak is. Termi­ kus egyensúly esetén az abszorpciós és emissziós fo­ lyamatoknak egyenlő sebességűeknek kell lenni, va­ lamint mind a fotonok mind pedig a k ö l c s ö n h a t á s b a n résztvevő elektronok vagy atomok energia szerinti eloszlásának azonosnak kell lenniük a termikus egyensúlyhoz t a r t o z ó eloszlással. A fotonok egyen­ súlyi eloszlása Planck sugárzási t ö r v é n y e alapján a d h a t ó meg: P= 0

0[exp

(hv/kT)-íj^AW

(2)

ahol <2> = 87m i> 3

2

(3)

A 0 mennyiség a fotonok állapotsűrűsége, azaz az egységnyi térfogatban és energiaintervallumban levő fotonok, rezgésállapotok, (módusok) száma, n az W

Wo — •

Az előzőekkel egybehangzó az a feltételezés is, hogy a sugárzás J intenzitását P térbeli sűrűségű v sebességű és Av energiájú részecskék, fotonok energia­ áramsűrűségének tekintjük. Azaz t

Jj=hvPv

(1)

ahol v a sugárzásnak az anyagban m é r h e t ő sebessége. A sugárzás h a t á s á r a az anyag a fotonokat abszor­ beálja miközben a részecskék a kisebb energiájú ál­ lapotból a nagyobb energiájú állapotba mennek á t .

1. ábra. Sugárzásos átmenetek k é t energiaszintes rend­ szerben

Beérkezett: 1983. V I . 6. Híradástechnika

XXXIV.

|H 686-1

évfolyam 1983. 11. szám

509

anyag t ö r é s m u t a t ó j a , c a fénysebesség v á k u u m b a n , kT a termikus energia. A termikus egyensúlyra vonatkozó feltételeknek b á r m e l y T hőmérsékleten teljesülniük kell. Ehhez v i ­ szont az szükséges, hogy a fotonemisszióval járó á t m e n e t e k n e k k é t összetevőjük legyen (1. 1 á b r á t ) . Az egyik a fotonsűrűségtől vagy fényintenzitástól független, ú g y n e v e z e t t spontán, a másik a fotonsű­ rűséggel arányos stimulált vagy i n d u k á l t á t m e n e t , vagy emisszió. A termikus egyensúlyra vonatkozó fel­ tételek k ö v e t k e z m é n y e az js, hogy ha a k é t vizsgált állapot betöltési valószínűség^ egyenlő, az abszorp­ ció és a stimulált emisszió valószínűségének egyenlő­ nek kell lenni, valamint a stimulált emisszió és a s p o n t á n emisszió sebességének a h á n y a d o s a egyenlő P/0AW-ve\. Ezek az összefüggések akkor is igazak, ha nincs termikus egyensúly és függetlenek a t t ó l , hogy a köl­ c s ö n h a t á s b a n résztvevő részecskék elektronok, ame­ lyekre a Pauli elv m i a t t a Fenni—Dirac statisztika érvényes, vagy molekulák (mint a mézerekben, atom­ ó r á k b a n ) , melyek a klasszikus statisztikával t á r g y a l ­ h a t ó k [1]. Az abszorpció és a stimulált emisszió is a r á n y o s a fotonsűrűséggel. M i n d k é t folyamatot a sugárzás i n ­ dukálja és szinkronizálja. Fizikailag a k é t folyamat eredőjét észleljük. Ezt az eredő folyamatot nevezik stimulált, vagy m á s néven i n d u k á l t á t m e n e t n e k . A s p o n t á n emisszió a külső sugárzástól i r á n y b a n , fá­ zisban független, véletlenszerűen változó sugárzást eredményez, a stimulált á t m e n e t e k b ő l h a t á r o z o t t a n megkülönböztethető. A k é t energianívó közötti, a magasabb szintről az alacsonyabb szint i r á n y á b a m u t a t ó eredő á t m e n e t i sebességet, azaz az egységnyi térfogatban egységnyi idő alatt a nagyobb energiaszintről a kisebb energia­ szintre kerülő elektronok s z á m á t U-t a sugárzási törvények alapján, elektronok esetében a k ö v e t k e z ő formulával adhatjuk meg: (4) ahol B egy egységnyi térfogatban levő elektronnak egységnyi fotonsűrűség h a t á s á r a az időegység a l a t t i á t m e n e t i valószínűsége, ha a kiindulási állapot telje­ sen b e t ö l t ö t t és a végállapot teljesen üres. Az alsó energiaszint betöltési valószínűsége f a felsőé / . Az U mennyiség az úgynevezett n e t t ó rekombiná­ ciós sebesség (ráta) a t á r g y a l t kétszintes és k é t r é szecskés (foton—elektron) rendszerünkben egyben megadja a fotonok keletkezésének sebességét is. A (4) kifejezés első tagja a s p o n t á n emissziót a második tag a stimulált emisszió és abszorpció különbségét, azaz a stimulált á t m e n e t e k sebességét adja meg. H a tekintetbe vesszük, hogy abszorpció esetén a pozi­ t í v x i r á n y b a h a l a d ó sugárzás intenzitása a Jj{x)= =J/0) exp (—az) összefüggés szerint változik és figyelembe vesszük az (1) összefüggést, akkor a csil­ lapodó sugárzás egységnyi térfogatában, időegység alatt a|i?|P foton abszorbeálódik. Ezt egybevetve a (4) kifejezés m á s o d i k tagjával az v

2

(

«=

-0=

összefüggést kapjuk. T e h á t , ha fz^fv

510

(5) akkor abszorp-

ciós t é n y e z ő pozitív, és az abszorpció jelensége do­ minál, ha / = ~ / i akkor a értéke negatív, a fényerősí­ tést, a s t i m u l á l t emisszió jelenségét észleljük. A q— = — a mennyiség az erősítési tényező. Az (5) kifejezést Fermi-féle a r a n y s z a b á l y k é n t is említi az irodalom [4]. Az Einstein-féle sugárzási törvények alaposabb megértése érdekében vizsgáljuk meg, hogy hogyan alakul az (4) kifejezés különféle optoelektronikai eszközökben. Termikus egyensúlyban P=P , f valamint [ / = 0 . T e h á t a (4) kifejezés második tagja negatív és egyenlő az első taggal, azaz a s p o n t á n emissziót az abszorpció elnyeli. 2

0

2

c

• aj

1 (A

Spontán emissziós

Lézerműködés

vagy LED működés •ö N cn

3

1 Gerjesztő áram ÍH886-2Í

2. ábra. Egy lézerdióda jellegzetes transzfer karakte­ risztikája Ha a betöltési valószínűségek közel az egyensúlyi értéken maradnak, de külső megvilágítás h a t á s á r a P > P , akkor U előjele negatív lesz, az, optikai olda­ lon abszorpció az elektromos oldalon az elektronok magasabb szintre t ö r t é n ő gerjesztése, félvezetők ese­ t é b e n töltéshordozó párok generálása lép fel. Ez a helyzet a fotodetektorok működésekor. Abban az esetben, ha a betöltési valószínűségek úgy térnek el a termikus egyensúlyi értéktől, hogy / növekszik és/vagy / csökken, de még fi-=f és külső megvilágítás nincs, vagy kicsiny, akkor C7>0. A domináló jelenség a s p o n t á n emisszió lesz, amelyet részben elnyel az abszorpció. Ez a helyzet világító­ diódák L E D - e k esetében. H a / = / - g y e l az abszorpció megszűnik, az anyag teljesen átlátszóvá válik és a s p o n t á n emisszió sugár­ zása veszteségmentesen j u t k i az anyagból. Ez a szupersugárzás (super radiance) esete. Akkor, ha f >} azaz ha az ú n . populáció vagy be­ töltési inverzió létrejön, m i n d a spontán emisszió­ ból, mind pedig egy külső fényforrásból eredő fény­ intenzitás erősödni fog. í g y fényerősítőket hozhatunk létre. Lézerműködés akkor k ö v e t k e z i k be, ha egy fény­ erősítéssel rendelkező anyagot egy olyan optikai üregrezonátorba helyezünk, amelynek veszteségei egyenlőek vagy közel egyenlőek a stimulált emisszió­ ból eredő erősítéssel. Amíg a gerjesztés kicsiny és így az üregrezonátor veszteségei nagyobbak az erősítés­ nél, lézerekben is az abszorpcióval vagy a stimulált 0

2

x

2

v

1

2

v

Híradástechnika

XXXIV.

évfolyam 1983. 11. szám

emisszióval m ó d o s í t o t t s p o n t á n emisszió dominál. Az erősítés egy gerjesztési küszöbnél, félvezető lézerek­ ben egy I k ü s z ö b á r a m n á l válik közel egyenlővé a rezonátor veszteségeivel. Minden t o v á b b i gerjesztés h a t á s á r a mind a r e z o n á t o r b a n levő, mind pedig az elsugárzott elektronmágneses rezgés intenzitása me­ redeken növekedni fog (2. ábra). Az elektromos ol­ dalról származó b á r m e l y többletteljesítmény nagy hatásfokkal kis sávszélességű sugárzássá alakul. M á r a r á n y l a g kis 3—4% többletgerjesztés h a t á s á r a is a (4) kifejezés második tagja jóval nagyobb lesz az első tagnál. Ez igen nagy rekombinációs sebességet biztosít, t e h á t alkalmassá teszi a lézert arra, hogy a kisugárzott fényintenzitást a gerjesztőáram v á l t o z t a ­ t á s á v a l nagy sebességgel és j ó hatásfokkal m o d u l á l ­ juk.

, e , 30 •

k

1.2. Sugárzási

jelenségek félvezető

•Alt

20 •

:orpciós

o

10 "••

2 í ,

[ni ] 3

T « 297 K

c

h - 1 1,2

1A 1,6 1,8 2•10 « 2í

[ni ] 3

V) •

<

htf [eV]

anyagokban

Az előző fejezetben h a s z n á l t k é t energiaszintes mo­ dell félvezető lézerek esetében közvetlenül nem alkal­ m a z h a t ó . A 3. á b r a egy tipikus félvezető anyagra vonatkozó g(W) állapotsűrűség—energia összefüggést mutat. A hv energiájú sugárzással kapcsolatban na­ gyon sok, a W —W =hv összefüggéssel m e g h a t á r o ­ zott, energia nívó k ö z ö t t jöhet létre elektronforgalom, természetesen más-más sebességgel. 2

p =1,2 1 0 "8 >-

1

ÍÍVfeJ

3. ábra. Félvezető anyagok állapotsűrűsége a W ener<x aia fiiffavénvéhp.n gia függvényében

anapuisuiuacgc

W " ! 6

9

Arra a kérdésre, hogy a (4) összefüggésben szereplő B elemi á t m e n e t i valószínűség milyen kapcsolatban van m á s fizikai mennyiségekkel, a fizika csak jóval később a sugárzási t ö r v é n y e k felfedezése u t á n adta meg a választ. [2] A sugárzási jelenségek kvantummechanikai t á r ­ gyalásából k i t ű n i k , hogy a kölcsönhatáshoz az i m ­ pulzus m e g m a r a d á s törvényének is (kvantummecha­ nikai értelemben) teljesülnie kell. E z é r t a B mennyi­ ségnek függnie kell az M impulzus vagy m á s né­ ven momentum m á t r i x elemtől is, amelyet a kölcsön­ h a t á s b a n résztvevő elektronok hullámfüggvényeiből, valamint az elektromágneses t é r h u l l á m s z á m v e k t o ­ rából h a t á r o z h a t u n k meg [3]. í g y 12

!M lWi)e(W )ziw

B=-

12

(6)

2

2em i> 2

ahol q az elektron töltése Q(W-^ és Q(W ) a W i l l . a W energiákhoz t a r t o z ó állapotsűrűség, m az elekt­ ronok tömege, e a dielektromos állandó. Gyakran az | M | mennyiséget is az impulzus m á t r i x elem néven említik. Az | - M | nulla, ha a kiszemelt energiapárok k ö z ö t t az i m p u l z u s m e g m a r a d á s t ö r v é n y e nem telje­ sül. A 2\M \ /hvm dimenzió nélküli mennyiség az 2

V

2

2

4. ábra. P-típusú GaAs abszorpciója, i l l . erősítése a frekvencia függvényében [4] ú n . oszcillátor erősség. Az impulzus m á t r i x elemet gyakran dipólus m á t r i x elemnek is nevezik, mivel az elektromágneses t é r és az elektromos dipólusok k ö ­ zötti kölcsönhatást is leírja. Ideális, azaz adalékolatlan, kristályhiba és rács­ rezgés mentes félvezetőkben az elektronok h u l l á m ­ függvényei síkhullámokkal közelíthetők. í g y az i m ­ pulzusmegmaradás feltétele egyben a h u l l á m s z á m ­ m e g m a r a d á s feltétele is. Ez az ú n . h u l l á m s z á m k i v á ­ lasztási szabály. Ennek k ö v e t k e z m é n y e , hogy erő­ teljes optikai-elektromos kölcsönhatást csak az olyan félvezető anyagokban v á r h a t u n k , ahol a vezetési sáv minimuma és a valencia sáv maximuma ugyanazon hullámszámértékénél van. Ezek a direkt t i l t o t t sá­ vos félvezetők. Ilyen félvezető anyagok például a legelterjedtebb, 1,45 eV t i l t o t t sávszélességű GaAs, — és az egyre szé­ lesebb k ö r b e n alkalmazásra kerülő InGaAsP négyes ötvözet. Ez u t ó b b i t i l t o t t sáv szélessége az összetétel­ től függően 0,78 és 0,95 eV k ö z ö t t változik. Ideális direkt t i l t o t t sávos anyagokban a h u l l á m ­ számkiválasztási szabály k é t energiaszintet, egyet a vezetési s á v b a n , egyet a valencia s á v b a n engedé­ lyez, amelyek k ö z ö t t energiaforgalom j ö h e t létre egy adott frekvenciájú sugárzás h a t á s á r a . H a azzal a jogos közelítéssel élünk, hogy az egyes s á v o k b a n levő elektronok egymással termikus egyensúlyban vannak a sávokon belüli egyes energiaszintek betöltési valószínűségét a Fermi—Dirac statisztika írja le a vezetési sávra v o n a t k o z ó W és a valencia s á v r a vonatkozó W k v á z i - F e r m i szintekkel, akkor a be­ töltési inverzió feltétele a k ö v e t k e z ő : Fn

Pp

1 2

2

1 2

2

12

Híradástechnika

XXXIV.

évfolyam 1983. 11. szám

W ^hv^W ~W g

Fn

Fp

(?)

Egy adott hőmérsékleten a k v á z i - F e r m i szintek

511

értékét a szabad töltéshordozók koncentrációja ha­ tározza meg. A félvezető lézerek a k t í v rétege jó k ö ­ zelítéssel elektromosan semleges. í g y adott adalék­ koncentráció mellett a k v á z i - F e r m i szintek a kisebb­ ségi töltéshordozók koncentrációjából m e g h a t á r o z h a ­ t ó k , í g y az | M | mennyiség energiafüggésének isme­ retében az (5) és (6) egyenletek alapján az abszorpció frekvenciafüggése m e g h a t á r o z h a t ó [4]. Ilyen Össze­ függést m u t a t a 4. á b r a . Reális félvezetőkben az adalékatomok, a kristály­ hibák, valamint a termikus rácsrezgések m i a t t a su­ gárzás egy adott frekvenciája mellett t ö b b energia­ szint k ö z ö t t j ö h e t létre sugárzásos á t m e n e t . E z e n k í ­ v ü l a rácsrezgések közreműködésével sugárzás nél­ k ü l i elektronforgalom is létrejöhet a sávok k ö z ö t t . E z é r t a (4) összefüggés á l t a l i é u l emisszió-rekombi­ náció kapcsolat fellazul, azaz nem minden rekom­ bináció eredményez sugárzást, és az adott energiájú fotonoknak csak egy része hoz létre töltéshordozó p á r o k a t a vezetési, i l l . a valencia sávban. Ezek a je­ lenségek azonban csak másodlagosan befolyásolják az alapvetően kétsávos működési mechanizmust. A 4. ábrából l á t h a t ó a n megfelelő mennyiségű töl­ téshordozó injektálásával egy aránylag széles frek­ venciasávban hozhatunk létre erősítést. A z t a frek­ venciasávot, amelyben erősítés lép fel erősítés-sáv­ szélességnek (gain-bandwith) nevezik. A lézerműkö­ dés azonban csak azokon a frekvenciákon j ö h e t lét­ re, amelyeken az optikai rezgőrendszer elegendően nagy energiasűrűséget azaz fotonsűrűséget tesz le­ h e t ő v é . Ezek a frekvenciák a rezgő rendszer geomet­ riai méretei és törésmutója által m e g h a t á r o z o t t úgy­ nevezett modusfrekvenciák (lásd 5. ábra). M ű k ö ­ déskor ezek közül egyszerre csak egy, esetleg n é h á n y szomszédos frekvencián sugároz jelentős teljesít­ m é n y t a lézer.

Inverziós tartomány

2

1 2

6. ábra. Elfajult félvezetőkkel létrehozott lézerdióda sávdiagrammja

Sugárzás

Optikailag csiszolt felületek

7. ábra. A legegyszerűbb lézerdióda vázlata cc

Erősítés - sávszélesség Lézer frekvencia

kor jön létre, ha mind a p típusú mind az n típusú ol­ dalt elfajult, direkt t i l t o t t sávos félvezetők alkotják, és a határfelületre j u t ó U feszültség nagyobb mint hvlq. L á s d a 6. á b r á t . Ha az így k i a l a k í t o t t dióda ol­ dallapjai optikailag p á r h u z a m o s a n csiszoltak, k i ­ a l a k í t h a t ó egy Farby—Perot rezonátor, amelyben lézerműködés jöhet létre. Egy tipikus, a 60-as évek elejére jellemző félvezető lézer v á z l a t á t a 7. á b r a mu­ tatja. A dióda GaAs-ből készült, a p — n á t m e n e t felülete ~ 0,25 m m volt. Működési hőmérsékletük alacsony, ( < 7 0 K), k ü s z ö b á r a m u k nagy (>-10 A ) volt és ezért impulzus ü z e m m ó d b a n m ű k ö d t e k . E h á t r á n y o k mel­ lett még jellemzőjük volt az instabil működés. }

Az optikai rezonátor veszteségei

2

HS86-5 5. ábra. A lézerműködés feltétele 2. Lézerdiódák konstrukciója 2.1. Kezdeti

lézerstruktúrák

Az első félvezető lézerek kifejlesztése, a félvezető lézerek elméletének megalapozása Basov és munka­ t á r s a i nevéhez fűződik [5]. K i m u t a t t á k , hogy a be­ töltési inverzió (7) feltétele p—n á t m e n e t e k b e n ak-

512

2.1. A heteroáímenetes

lézer

A széles körben használható félvezető lézerek kialakí­ t á s á b a n a legjelentősebb lépést az 1969—1970-es években kifejlesztett heteroátmenetes s t r u k t ú r á k megjelenése jelentette. A heteroátmenetes lézer alapgondolata az, hogy a lézernek csak egy v é k o n y a k t í v rétegében, a p—n á t m e n e t közelében kell betöltési-inverziót létrehozni a lézerműködés fenntartásához. Ez azáltal is elérhető, hogy egy nem elfajult esetleg indirekt t i l t o t t sávos Híradástechnika

XXXIV.

évfolyam 1983.11.

szám

félvezetőkből álló p—n á t m e n e t határfelületei közé egy kisebb direkt t i l t o t t sávú félvezető réteget is létre­ hozunk. (Lásd a 8. á b r á t ) . Az a k t í v réteg GaAs, a szomszédos rétegek viszont Gaj_ Al As-ből készültek folyadék fázisú e p i t a x i á v a l . A j ó h e t e r o á t m e n e t feltétele az, hogy az a k t í v r é ­ teg és a szomszédos rétegek rácsállandója egyenlő legyen. Ez akkor valósítható meg, ha x értéke k b . 0,3. Ez a konstrukció lehetővé tette, hogy a lézerek szobahőmérsékleten is folyamatos ü z e m m ó d b a n m ű ­ ködjenek. x

x

Aktív réteg 0,1,

N H886-8

8. ábra. Heteroátmenetes lézerdióda sávdiagrammja Ebben az időben a k u t a t á s fő iránya minél kisebb küszöbáramsűrűség elérése volt. Nagyon kevés f i ­ gyelmet szenteltek csak a dióda optikai konstrukció­ j á r a . A z optikai rezgőrendszert a szokásos optikai­ lag csiszolt felületek h a t á r o l t á k . Nagy hibája volt ezeknek a lézereknek a még mindig nagy k ü s z ö b á r a m (1—2A) és a labilis transzfer karakterisztika, azaz bizonyos á r a m i n t e r v a l l u m o k b a n , rendszerint a k ü ­ szöbáram környezetében, az e g y e n á r a m ú gerjesztés ellenére a kijövő fényintenzitás impulzussorozatokből állt, amelyeknek frekvenciája n é h á n y 100 M H z volt. T o v á b b i h á t r á n y a a s t r u k t ú r á n a k az volt, hogy a kicsatoló t ü k r ö k n é l a p—n á t m e n e t síkjában a k i ­ lépő fényintenzitás nem volt egyenletes és stabil. M i n t később kiderült az-előbb e m l í t e t t pulzáció és inhomogén intenzitás egymással összefüggő jelenség. E h á t r á n y o k ellenére j a v í t o t t konstrukciójú k i v i ­ telét az ú n . nagyfelületű (Broad Area Laser) lézert nagy optikai teljesítmény szükséglet esetén ma is alkalmazzák. 2.2. A csíkgeometriájú

A felsorolt l é z e r s t r u k t ú r á k tipikus k ü s z ö b á r a m a 100 mA, az egy oldalon lesugárzott maximális opti_^

|»- Csikszélesség Fém

lézerek

A 70-es évek közepétől a fejlesztés a megfelelő transz­ verzális konstrukció kialakítására i r á n y u l t . Ez első­ sorban abban nyilvánult meg, hogy az injektálási keresztmetszetet leszűkítették azáltal, hogy az ak­ t í v réteget a kontaktusfémezéstől nagy részben el­ szigetelték. Az eszközbe befolyt á r a m csak egy kes­ keny csík m e n t é n j u t el az a k t í v réteghez (lásd a 9. ábrát). A keskeny (kb. 10 \>.m) injektálási csík előnye ket­ t ő s : lényegesen csökkenti a k ü s z ö b á r a m o t , mivel az a k t í v felület 10-edére 20-adára csökkent, másrészt Híradástechnika

lehetőséget n y ú j t arra, hogy olyan lézereket hozza­ nak létre, melyek egyetlen transzverzális optikai m ó dusban rezegnek. Annak ellenére, hogy ezek a szerkezetek m é g jelen­ tős gyermekbetegségekkel rendelkeztek, p l . a kis é l e t t a r t a m , r á i r á n y í t o t t á k a figyelmet arra, hogy op­ tikailag stabil lézerműködést és ezzel e g y ü t t kis k ü ­ s z ö b á r a m o t csak az optikailag minden i r á n y b a n egy­ értelműen definiált r e z o n á t o r - s t r u k t ú r á k k a l lehet el­ érni. A csík geometria bevezetésével azonban olyan elektromágneses energisűrűséget értek el a lézerek­ ben, amelyek mechanikailag t ö n k r e t e t t é k a kilépő t ü k r ö k e t . E z é r t ismét a p — n á t m e n e t síkjára merőle­ ges irányú tervezésre i r á n y u l t a figyelem. Az optikai teljesítménysűrűség csökkentése érdekében h á r o m vagy négy h e t e r o á t m e n e t b ő l álló s t r u k t ú r á k a t fej­ lesztettek k i . Ezek tulajdonságait a 10. á b r a mutatja. Ezzel a s t r u k t ú r á v a l a sugárzó felület nagysága megnő és a teljesítménysűrűség a kritikus érték alatt marad. Ezen szempontok figyelembevételével tervez­ t é k a ma legelterjedtebben használt lézerstruktúrá­ kat, amelyekből bemutatunk n é h á n y jellegzetes t í ­ pust. A 11. á b r a olyan különböző csíkgeometriájú lézer­ s t r u k t ú r á k a t mutat, amelyekben a laterális irányú optikai hullámvezetés azáltal j ö n létre, hogy az i n ­ j e k t á l t részben a t ö r é s m u t a t ó képzetes része, azaz az erősítés nagyobb, m i n t az injektálatlan térrész­ ben. Ezek az ú n . gain-guided s t r u k t ú r á k . A 11. a) á b r a egy o x i d h a t á r o l t c s í k s t r u k t ú r á t mutat. A b) á b r á n l á t h a t ó s t r u k t ú r á b a n az injektálási csík szé­ lességét egy p—n á t m e n e t határolja, mely a cinkkel adalékolt p típusú csík és az n t í p u s ú legfelső GaAs réteg k ö z ö t t j ö n létre. A c) á b r a p r o t o n - b o m b á z o t t csíkgeometriát mutat. A v o n a l k á z o t t proton-bom­ b á z o t t rész vezetőképessége a rácshibák m i a t t jóval kisebb, mint a nem b o m b á z o t t csík vezetőképessége, így az á r a m a b o m b á z a t l a n részre koncentrálódik. A d) á b r a egy V-marásos l é z e r s t r u k t ú r á t mutat, mely jellegzetes AEG-Telefunken konstrukció. A V alakú á r k o t irányszelektív marással hozzák létre, majd egy p típusú diffúzióval összeköttetést teremtenek az árok alján levő p t í p u s ú GaAlAs réteggel. Az oldal irányú szigetelést i t t is a p—n á t m e n e t valósítja meg.

XXXIV.

évfolyam 1983. 11. szám

Nagyfelületű lézer a..

tsik- geometriájú lézer H886 91

9. ábra. Nagy felületű a) és csíkgeometriájú b) lézerek összehasonlítása

513

A laterális hullámvezetóssel és az a k t í v réteg határolásával megvalósított lézerek k v a n t u m h a t á s f o k a jól megközelíti az elméleti értéket. V á r h a t ó a jövő­ ben, hogy a fenti konstrukciók a mikrocsiszolásos integrált technológiával az ugyancsak GaAs meghaj­ tó áramkörökkel monolitikusán integrálhatók lesz­ nek [6]. Az eddig felsorolt konstrukciók k ö z ö t t lényeges k ü ­ lönbségek vannak az előállítási költség t e k i n t e t é b e n . A legolcsóbbak a gain-guided s t r u k t ú r á k . Ezek közül a legmegbízhatóbb a V marásos lézer. Ugyancsak jó megbízhatóságú, stabilabb működésű, de d r á g á b b az árkolt alaplemezű s t r u k t ú r a . Konstrukciós szem­ pontból a legtökéletesebbnek t ű n i k az eltemetett heterostruktúrájú (Buried Heterostructure) lézer, azonban ha az oldal irányú epitaxiális rétegnövesztés nem tökéletes, stabilitási és é l e t t a r t a m problémák merülhetnek fel. 2.4. Egymódusú Távolság-

ÍFT586-10 10. ábra. Négy heteroátmenettel felépített lézer sáv­ diagrammja a), törésmutatóprofilja b) és intenzitás­ eloszlása c) k a i teljesítmény 10 m W nagyságrendű, differenciá­ lis k v a n t u m h a t á s f o k u k (a befolyó á r a m v á l t o z á s egy elektronjára j u t ó elsugárzott fotonszám változás) k b . 30%. Átlagosan 100—150 Mbít/s sebességig modulál­ hatók. 2.3. Lézerstruktúrák

beépített laterális

514

M i n t az 5. ábrából l á t h a t ó a Farby—Perot rezonátoros lézerekben rendszerint csak egy m ó d u s frek­ venciáján teljesül az oszcilláció feltétele, de a szom­ szédos módusok is közel állnak a lézerműködés feltételéhz. E z é r t a lézer impulzusmodulációja esetén ezekben a m ó d u s frekvenciákon is jelentős teljesít­ m é n y t sugároz az eszköz. E z e n k í v ü l a hőmérséklet­ változás h a t á s á r a az erősítés-frekvencia karakterisz­ t i k a eltolódása miatt, m ó d u s v á l t á s jön létre. A lon­ gitudinális módusok önfrekvenciái az átlagos 300— 500 ji,m lézerhosszúság mellett 50—60 GHz távolságZn diffúzió

hullámvezetéssel

A nagyobb 500—1200 Mbit/s sebességgel modulál­ h a t ó lézerek kifejlesztése csak azáltal vált lehetővé, hogy egyrészről az optikai elektromágneses t é r late­ rális irányú kiterjedését nemcsak az injekció által létrehozott h u l l á mvezetés, eléggé labilis, h a t á s á r a bízták, másrészt az a k t í v réteg szélességét is csökken­ t e t t é k . Ilyen k o n s t r u k c i ó k a t mutat a 12. á b r a . A 12. a) á b r a egy olyan alacsony meza s t r u k t ú r á t ábrázol, amelynél az aktív-területen kívüli burkoló rétegeket meza marással egyszerűen eltávolítják majdnem az a k t í v réteg mélységéig. A b) ábra egy árkolt alap­ lemezű (Channeled-Substrate Planar) lézerstruktú­ r á t mutat. Az árambeszűkítés ugyanolyan jellegű mint a 11. b) á b r a konstrukciójának esetében. Az optikai elektromágneses t é r laterális irányú b e h a t á ­ rolását az biztosítja, hogy az erősen abszorbeáló t í ­ pusú GaAs alaplemez az a k t í v területen kívül vas­ tagabb mint belül. Ac) á b r á n egy eltemetett heteros t r u k t ú r á t l á t h a t u n k . Ebben a k o n s t r u k c i ó b a n oldal­ i r á n y b a n is h e t e r o á t m e n e t j ö n létre. Az o l d a l i r á n y ú GaAlAs kisebb t ö r é s m u t a t ó j ú , mint a GaAs a k t í v réteg, s így optikailag is határolja az elektromágneses teret. Ad) á b r á n l á t h a t ó ú n . mart eltemetett hete­ r o s t r u k t ú r á j ú , vagy laterálisán l e s z ű k í t e t t a k t í v r é ­ tegű lézerben a s z u b s z t r á t b a egy legömbölyített ár­ kot marnak, majd e z u t á n növesztik az e g y m á s t k ö ­ vető különböző összetételű rétegeket. Ez a megoldás egyszerűbb technológiával nyújtja ugyanazokat az előnyüket mint a c) á b r á n l á t h a t ó konstrukció.

Uzerstruktúrák

SÍO2

P-GaAs

N-GQAS

P-GaAlAs

P-GaAlAs

N-GaAlAs

N.GaAlAs

N-GQAS

N-GaAs

Imptartfalt rész

Zn diffúzió P-GaAs

GaAs P GaAlAs

P- GaAlAs

1

4

GaAlAs

N-GaAlAs N-GaAs

, N GaAs

Aktiv réteg F&nezes

H886-1II

11. ábra. Többszörös lieterostruktúrás indukált hul­ lámvezetésű csíkgeometriájú lézerstruktúrák Híradástechnika

XXXIV.

évfolyam 1983.11.

szám

Egy rnódusos m ű k ö d é s t elvben k é t ú t o n é r h e t ü n k el: vagy szelektívebbé tesszük az optikai rezgőrend­ szert, vagy szűkítjük azt a f r e k v e n c i a t a r t o m á n y t , amelyben a félvezető erősítésre képes. Az első megoldást az ú n . elosztott visszacsatolású lézerekben alkalmazzák. Ezekben az eszközökben az optikai rezonátor nem Farby—Perot t í p u s ú , a k i csatolás rendszerint reflexió mentes, hanem az optikai rács-hatást létrehozó, a félhullámhossz egész s z á m ú többszörösével egyező térbeli periodicitással rendel­ kező s t r u k t ú r á k k a l hozzák létre az optika vissza­ csatolást, reflexiót. L á s d a 13. á b r á t . A periodikus s t r u k t ú r á k a t vagy az a k t í v rétegbe, vagy a szomszédos az a k t í v réteggel optikai csatolásban levő rétegekbe, vagy az a k t í v rétegen kívüli fényútba helyezik [4].

Zn diffúzió

y ^ ? 7 ? 7 ^

Aktív r é t e g

mmmmmmmmmm F é m e z é s |H886-12Í

12. ábra. Lézerdiódák beépített laterális hullámvezetés­ sel ban helyezkednek el egymástól. Többmódusos m ű ­ ködés esetén az optikai spektrum kiszélesedése az optikai hírközlésben használt hullámvezetők frek­ venciafüggő diszperziója miatt] átviteli sebességkor­ látozást okozhat a nagytávolságú, nagysebességű hírközlő rendszerekben. Méréstechnikai alkalmazá­ sokban szintén h á t r á n y o s lehet a többmódusos m ű ­ ködés. E z é r t a fejlesztés egyik iránya az egy módusban m ű k ö d ő lézerek létrehozása.

Az erősítés sávszélességének lényeges csökkentése a k v a n t u m völgyes s t r u k t ú r á k b a n lehetséges [7]. Akkor, ha az a k t í v réteg vastagsága az elektronok de-Broglie hullámhosszával összemérhető, azaz k b . 10 nm, mind a valencia s á v b a n mind a vezetési sáv­ ban levő elektronok állapotsűrűség függvénye diszkretizálódik. í g y sugárzásos á t m e n e t e k csak a diszkrét energiaszintek k ö z ö t t , aránylag szűk frekvenciasá­ vokban jöhetnek létre. Egyetlen vékony a k t í v réteg helyett előnyösebb, ha t ö b b 4—5 nagyobb t i l t o t t s á v szélességű, ugyancsak n é h á n y n a n o m é t e r vastagságú rétegekkel elválasztott a k t í v réteg s t r u k t ú r á t hoz­ nak létre. Ezeknek a rétegeknek az előállítása mo­ lekulasugaras epitaxiális rétegnövesztéssel lehetséges. Az a k t í v réteg állapotsűrűségének csökkentése még azzal az előnnyel is jár, hogy lényegesen csökken a lé­ zerműködésben részt nem vevő frekvenciákon a su­ gárzásos rekombináció, és így a k ü s z ö b á r a m is. A k v a n t u m v ö l g y e s lézerek jellegzetes k ü s z ö b á r a m a 5 - 1 0 mA. M i n t az előzőekből k i t ű n i k , az egymódusú lézer­ s t r u k t ú r á k technológiája nagyon bonyolult, ezért

réteg

N GaAlAs

«•

U~UT

P GaAtAs

U

P GaAs n r

GaAs Aktív réteg N "GaAtAs N« GaAs c,

H886-13

13. ábra. Elosztott visszacsatolású lézerstruktúrák hosszmetszetei: a), kettős- b), többszörös^heteros t r u k t ú r á k c), külső rácsos konstrukció Híradástechnika

XXXIV.

évfolyam 1983. 11. szám

515

100

<, o< 10 Egymódusű

Tótabmödusu

Indukált hullám vezetős

10

8eepitett hullám vez.

100 Átviteli s e b e s s é g

1008 FMbif/sj jH 686-14]

lé. ábra. A különböző konstrukciójú lézerdiódák alkal­ mazási területei az optikai hírközlésben az előállított költségek is magasak, t ö m e g g y á r t á s b a n még nem készülnek. Megjegyzendő hogy egymódusű lézereknek neve­ zik az olyan a 2.3. pontban t á r g y a l t konstrukciójú lézereket is, amelyek különféle másodlagos m ó d u s stabilizáló h a t á s o k n a k köszönhetően [7], [8], folya­ matos ü z e m m ó d b a n egy longitudinális m ó d u s b a n sugároznak. Impulzus üzemében azonban ezek a lé­ zerek is t ö b b m ó d u s o s működésűek.

3. Típuskiválasztás Az optikai hírközlésben alkalmazott lézerdiódák t í ­ p u s á n a k kiválasztását az optikai hullámvezetők t u ­ lajdonságai h a t á r o z z á k meg. A legelterjedtebb GaAs a k t í v rétegű lézerek működési hullámhosszán, a 800—900 nm-es h u l l á m h o s s z t a r t o m á n y b a n , a leg­ jobb egymódusű szálak csillapítása 2—3 d B / k m , diszperziójuk 5—15 ps/nm k m . E z é r t k b . 10 km-es ismétlőállomás távolságig használható a GaAs a k t í v rétegű lézer úgy, hogy egymódusű szálat egymódusű lézerrel hajtunk meg. A nagytisztaságú optikai hul-

516

lám vezetők csillapítása és diszperziója az 1300—1600 nm-es h u l l á m h o s s z t a r t o m á n y b a n minimális, az előző értékek ötöd-hatodrésze. E z é r t az ebben a hullám­ hossz t a r t o m á n y b a n m ű k ö d ő InGaAsP a k t í v rétegű lézerekkel az ismétlőállomások távolsága 50—60 k m re növelhető. Mindkét alapanyag esetében 100—150 Mbit/s információ sebesség felett b e é p í t e t t h u l l á m vezetős, laterálisán szigetelt a k t í v rétegű s t r u k t ú ­ rájú lézerek h a s z n á l a t a szükséges. A típuskiválasz­ tás szempontjait a 14. ábra foglalja össze. A lézerdiódák egyéb alkalmazástechnikai kérdéseit egy k ö v e t k e z ő közlemény tárg}'alja. Köszönetnyilvánítás E z ú t o n szeretném megköszönni dr. Tarnay K á l m á n , dr. K o r m á n y Teréz és dr. Gottwald P é t e r segítsé­ gét, amelyet hasznos észrevételeikkel n y ú j t o t t a k . IRODALOM [1] R. P. Feynman, R. B. Leighton, M. Souds: Mai fizika. 42.5. és 100. fejezetek. Műszaki Könyvkiadó, Budapest, 1969. [2] Dr. Marx György: Kvantummechanika. Műszaki Könyvkiadó, Budapest, 1964. [3] G. Lasher, F. Stern: Phys. Rev. 133, A 553 1964. [4] H. C. Casey, jr., M. B. Panish: Heterostructure Lasers Academic Press. New York, 1978. [5] N. G. Basov, O. N. Kroklin, Y. M. Popov: Production of negative-temperature states in p—n junctions of degenerate semiconductors Sov. Phys. JETP 1961 vol. 13. pp. 1320-1321. [6] H. Blauvelt, N. Bar-Chaim, D. Fekete, S. Margalit and A. Yariv: AlGaAs lasers with micro-claved mirrors suitable for monolitic integration. Appl. Phys. Lett. vol 40(4) 1982. pp. 289-290. [7] JV. Holonyak, R. M. Kolbas, R. D. Dupius, P. D. Dapkus: Quantum-Well Heterostructure Lasers I E E E J. of Quantum Electronics vol. QE —16 1980. pp. 170-186. [8] J. A. Copeland: Single-Mode Stabilization by Traps in Semiconductor Lasers. I E E E J. of Quantum Electronics vol. Q E - 1 6 1980. pp. 721-727. [9] M. Yamada, Y. Suematsu: Analysis of gain supression in undoped injection lasers. J. Appl. Phys. vol. 52/4 1981. pp. 2653-2664.

Híradástechnika

XXXJV.

évfolyam 1983. 11. szám