光电器件基础 第三章 半导体激光器

1、光电器件基础·第三章 半导体激光器§3.1 半导体激光器的基础理论§3.2 半导体激光器的分类§3.3 半导体激光器的基本结构§3.4 几种常见的半导体激光器§3.5 半导体激光器的基本特性§3.6 量子阱激光器激光是1964年钱学森首先倡议对LASER 一词的意译名。LASER 是Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation的首字母缩写，意思是“光的受激发射放大”。激光器是以发射高亮度光波为特征的相干光源，是一种光频振荡器，或理解为“激光振荡器”。1962年

2、砷化镓同质结激光二极管实现了脉冲激射。1963年H. Kroeme首先提出了用AlGaAs/GaAs双异质结构做成激光二极管可以使激射的阈值电流密度大大降低，从而能得到连续的激光输出的建议。1969年，前苏联的Zh. I. Alferov与其他几位科学家几乎同时独立地得到了AlGaAs/GaAs异质结激光器的激射，开启了半导体激光器应用的新时代，H. Kroemer和Zh. I. Alferov因此获得了2000年诺贝尔物理学奖。本章着重介绍半导体激光器的基本原理、基本结构和基本特性。半导体激光器又称激光二极管（laser diode，LD ），是以半导体材料为工作物质的一类激光器件。它诞生于

3、1962年，除了具有激光器的共同特点外，还具有以下优点：(1 体积小，重量轻；(2 驱动功率和电流较低；(3 效率高，工作寿命长；(4 可直接电调制；(5 易于与各种光电子器件实现光电子集成；(6 与半导体制造技术兼容，可大批量生产。由于这些特点，半导体激光器自问世以来得到了世界各国的广泛关注与研究，成为世界上发展最快、应用最广泛、最早走出实验室实现商用化且产值最大的一类激光器。经过40多年的发展，半导体激光器已经从最初的低温（77K ）脉冲运转发展到室温连续工作，工作波长从最开始的红外、红光扩展到蓝紫光，阈值电流由105 A/cm2量级降至102 A/cm2量级，工作电流最小到亚mA 量级，

4、输出功率从最初的几mW 到现在的阵列器件输出功率达数kW ，结构从同质结发展到单异质结、双异质结、量子阱、量子阱阵列、分布反馈型（DFB ）、分布布拉格反射型（DBR ）等270多种形式，制作方法从扩散法发展到液相外延（LPE ）、气相外延（VPE ）、金属有机化合物淀积（MOCVD ）、分子束外延（MBE ）、化学束外延（CBE ）等多种制备工艺。§3.1 半导体激光器的基础理论广义而言，无论是固体激光器、气体激光器还是半导体激光器以及别的激光器，若要发出激光，必须满足三个基本条件：(1 能产生激光的物质。如镱铝石榴石（YAG ）、He-Ne 气体、GaAs 晶体等，它们都具有一定

5、的能级或能带结构和载流子复合速率等。对于半导体来说，直接带隙半导体的发光效率比间接带隙半导体高3个数量级，因此只有直接带隙半导体材料才能制作激光器。(2 粒子数反转。在通常的情况下，高能态上的粒子数总是比低能态上的粒子数少许多。这就像地球上的水总会向下流淌，高处的水总是比低处的水少许多，这就是水的正常分布。可是人们可以通过某种方式，比如农田里的水泵，把江河湖海中的水抽送（泵浦）到高处的田地里。我们同样可以采取某些措施，比如光照、高压放电、电流注入、化学反应等不同方式把能量转换给能产生激光的物质，使其中的粒子由低能态泵浦到高能态。如果泵浦能力足够强，使位于高能态上的粒子数目远远大于该温度下平衡时

6、低能态上的粒子数，从而实现粒子数反转。假定在半导体材料中存在有两个能级E 1和E 2，并且E 2 > E1, 分布于这两个能级上的电子数分别为N 1和N 2。如果采用电注入或其他泵浦方式使得N 2 > N 1，则实现了粒子数反转。(3 谐振腔。谐振腔对合适波长的光产生正反馈，使其获得足够大的增益，克服内部和端面的损耗，从而发生谐振，产生激光振荡。谐振腔的作用犹如部队的连长，它的口令使得全连战士的步伐整齐一致，非常有力。谐振腔起到了产生反馈、选择波长、形成谐振、发出激光的作用。在各种半导体材料中，凡是能带结构为直接带隙的半导体材料都适合于制作激光器，也就是说，它们是合适的激光物质；半

7、导体的泵浦方式有光照、电子束激发和通过pn 结注入载流子等许多种，前两种泵浦方式的效率不高，而pn 结注入是很简便的方式。特别是异质结构具有高注入比和超注入等优异特性，可以非常方便有效地在半导体结构中实现载流子数目的反转；半导体晶体的（110）面很容易解理，这些解理面相互平行，又有一定的反射率，因而通过解理的方法很容易地就形成了谐振腔。当然也可以通过周期性的光栅、布拉格反射器等方式制成性能更好的谐振腔。总之，直接带隙材料、电注入实现粒子数反转和谐振腔这三大要素构成了半导体激光器的基本支柱，成为研究半导体激光器的三个重点。在半导体中注入载流子，其位于导带或施主能级上的电子同价带或受主能级上的空穴

8、复合时，便发出能量h = E 2 - E 1的光，其中E 1和E 2分别表示低能态能级和高能态能级。由于这种复合过程是随机的，电子-空穴对复合时产生光子的波长、相位等彼此不相关，是一种自发性的行为，因此称之为自发辐射。自发辐射所产生光波的光谱较宽，相位不一致，没有偏振性，输出的光功率也较弱。前面讲的发光二极管的发光过程就是典型的自发辐射。如果半导体中正在传播一个光子，其能量正好等于E 2 - E 1，并且它没有被E 1能级上的电子所吸收（没有发生光吸收过程），而是诱发已在E 2上的电子向下跃迁，同E 1能级上的空穴复合，产生一个新的光子。由于这一过程是前一个光子诱发的结果，因此后一个光子的能量

9、、相位、偏振等特性与前一个光子完全相同。这种受前一个光子诱发而发生的辐射复合过程称之为受激辐射。同自发辐射形成对照的是：受激辐射的光谱窄，相位一致，有偏振方向，光输出功率大。半导体中的电子是依照费米-狄拉克统计规律而分布在价带中和导带中的不同能态上，这是电子的正常分布。费米-狄拉克统计公式表示为1exp 1 (+=T k E E E f B F ， (3.1其中E F 为材料的费米能级，k B 为玻耳兹曼常数，T 为温度。从费米分布公式看出，电子优先占据能量较低的能级，从低能态到高能态依次填充。设定在一定的温度下，系统处于非平衡状态。应用电子和空穴的准费米能级E Fn 和E Fp ，则电子占据

10、导带或价带中某一能级E 的概率f c (E 和f v (E 分别为1exp 1 (+=T k E E E f B Fn c ， (3.21exp 1 (+=T k E E E f B Fp v ， (3.3同时，未被电子占据的概率分别为1- fc (E 和1- fv (E 。若用能量h 、能流密度为I (h 的光子束照射半导体系统，则必然同时引起光吸收和受激辐射过程。现分别讨论辐射率和吸收率。因为受激辐射是导带上能量为E 的电子跃迁到价带中能量为E -h 的空能级的过程，因此，辐射率应与导带上能态密度N c (E 和电子占据概率f c (E 的乘积成正比，而且还与价带上能态密度N v (E -

11、h 和未被电子占据概率1- fv (E -h 的乘积成正比。对全部能量范围积分，可求得总的辐射率W r 为dE h I h E f h E N E f E N W v v c c r (1( ( (。 (3.4与受激辐射相反，吸收是价带中能量为E -h 的电子跃迁到能量为E 的导带空能级上的过程，用相同的处理，求得总吸收率应为dE h I E f E f E N h E f h E N W c c c v v a (1( ( ( (。 (3.5 显然，要达到分布反转（光量子放大），必须有W r > W a ，从上面两个公式中可以得出 (1(1(E f h E f h E f E f c

12、v v c >。 (3.6 把费米分布公式代入到式(3.6中，经化简后得到h E E Fp Fn >， (3.7 上式是本征跃迁时，受激辐射超出吸收的必要条件，也就是达到分布反转的必要条件。这说明，要产生受激辐射，必须使电子和空穴的准费米能级之差大于入射光子能量h 。同时，受激辐射发生的光子，其能量必须是h > E g ，所以g Fp Fn E h E E >。 (3.8 在分布反转下，若有能量为h 的光子束通过半导体，且h 满足上式，则受激辐射占主导地位，可以得到光量子放大。式(3.8的物理意义在于，其导带中电子的准费米能级E Fn 同价带中空穴的准费米能级E Fp

13、之差应当大于该材料的禁带宽度E g ，如图3.1所示。因此，在半导体激光器中，有源区常常采用重掺杂，其浓度足够高，常常形成杂质带。杂质带与导带底或价带顶相连，构成杂质尾带。当外加正向偏压时，注入进来的电子或空穴很容易使带尾的能态填满。也 就是说，电子的准费米能级很容易进入导带，空穴的准费米能级很容易进入价带，从而使电子和空穴的准费米能级之差E Fn - E Fp 大于该材料的禁带宽度E g ，很容易实现粒子数反转，满足光增益 条件，发射出强的激光。因为受激光发射具有频率相同、位相相同、偏振方向相同和传播方向相同的特点，所以每一对电子-空穴对受激发射产生的光相互之间可以发生干涉，只要参加干涉的光

14、子足够多，就能得到单色性和方向性极好的强光，称之为激光。使介质变成增益介质只是提供了产生激光的前提，而要使激光能够出现还必须有一个谐振腔，使光在谐振腔中反复加强。谐振腔的种类很多，半导体激光器中最常用的谐振腔是两块平行晶面组成的谐振腔，称为E k E Fn E Fp 图3.1 满足粒子数反转的理想能带结构法布里-帕罗谐振腔，如图3.2所示。 设镜面1和镜面2的透射率及发射率分别为t 1、r 1、t 2、r 2，谐振腔的腔长为L 。从左边入射进来的光的原始电场强度为E i ，进入镜面后变为t 1E i ，沿着腔传播到镜面2时变为t 1E i exp(-L ，为复数传播常数，它包括相位改变和衰减（

15、或增益）两部分。到达镜面2的光的一部分t 1 t 2E i exp(-L 穿出镜面2，而另一部分t 1 r 2E i exp(-L 反射回去。当这一部分再回镜面1时变为t 1 r2E i exp(-2L 。又有一部分穿出镜面1，另一部分反射回谐振腔中。依次类推，光经过多次反射后从右边出来的光的总电场强度E t 应为 4exp( 2exp(1exp(22212121L +=L r r L r r L E t t E i t ， (3.9 得到2exp(1 exp(2121L r r L t t E E i t =。 (3.10 当镜面1左边没有输入而镜面2右边还有很强的输出时，达到了自激振荡的条

16、件，即激光出现了。由公式(3.10知道，在E i = 0的条件下，要使E t 0，只有使括号内的分母为零，即1 2exp(21=L r r 。 (3.11a 这个公式就是激光出现的阈值条件。复数传播常数一般可以写成0(k j j =， (3.11b 其中k 0为光在真空中的波矢002=k ，0为真空中的波长。括号中的项也称为复数折射率，它的实数部分就是通常的折射率，只对位相起作用，它的虚数部分反映了使振幅发生变化的吸收或增益，有40=，于是有 220+=j ，(3.12 图3.2 光波在法布里-帕罗谐振腔中的传播公式(3.11变为(1/22exp 2exp 021=L j L r r ， (3

17、.13为满足这一阈值条件，上式的实数部分和虚数部分必须分别等于1。它的物理意义是：光在谐振腔中传播经过一个来回后振幅和相位都不变。先看实数部分12exp 21=L r r ， (3.14把系数分为吸收和增益两部分g i =，其中i 是腔内介质的内部损耗，包括体内吸收、散射损失、自由载流子的吸收损失等，g 则为增益。由式(3.14可得出阈值增益的条件为 +=211ln 1r r L g i th ， (3.15 式中r 1和r 2的为电场强度的反射率，换算成一般地发射率R 1和R 2（光强的反射系数）后，公式变为+=211ln 21R R L g i th ， (3.16 此式的物理意义是增益必

18、须克服介质的内部损耗和两个谐振镜面穿透出去所造成的损耗才能产生激光。为了实现公式(3.13所示的阈值条件，公式的虚数部分也必须等于1(1/22exp 0=L j ， (3.17 这就是说，受激发射时在谐振腔中不是任意波长的光都能存在，只有满足下面条件的波长才能被允许存在K , 3, 2, 1, 2/40=m m (3.18 我们称这些波长为谐振腔的纵模，相邻两模之间的波长差为00200/2d d d =， (3.19如果忽略分母中的色散项，纵模间隔为 d 2200=。 (3.20从公式可以看出，腔长愈短，纵模间隔愈大。一般半导体激光器腔长只有数百微米，比气体和固体激光器的腔长要短得多，所以它的

19、纵模间隔要宽得多。上式表示的只是谐振腔所允许的纵模，它是一个无穷系列。究竟激光器中出现哪些纵模，还要看激光器介质的增益谱。只有那些增益达到阈值条件，而又被谐振腔所允许的波长才有激光振荡，如图3.3所示。因为半导体激光器的增益比气体和固体激光器要宽得多，尽管纵模间隔很大，一般半导体激光器还是多纵模振荡，因而单色性很差。不过由于模式竞争中强者愈强的特性，一般半导体激光器有时也会有在单纵模下工作，只是这种单纵模并不稳定。综上所述，当加载激光二极管上的电流逐渐增加使增益达到阈值增益时，输出的光功率突然加强，同时光谱也会突然变窄，出现纵模，这时的电流称为阈值电流。图3.4是输出光功率和电流关系的示意图，

20、图3.5是输出光谱随电流增大时的变化示意图。有时输出光功率和电流关系的变化不是特别明显。一般都有光谱由超辐射变为激光时的突然变窄来衡量是否已达到激射。 结型激光器结构如图3.6所示。为了实现分布反转，p 区及n 区都必须重掺杂，一般达到1018 cm-3。平衡时，费米能级位于p 区的价带及n 区的导带内， 如图3.7(a所示。当加正向偏压V 时，pn 结势垒降低， n 区向p 区注入电子，p 区向n 区注入空穴，这时pn结处于非平衡状态。准费米能级E Fn 和E Fp 之间的距 离为qV ，见图3.7(b。因pn 结重掺杂，平衡时的势垒很高，即使正向偏压加大到qV E g ，也还不足以 使势垒

21、消失。这时结面附近出现E Fn - E Fp > E g ，成为 分布反转区。在这个特定的区域内，导带电子浓度和价带空穴浓度都很高。这一分布反转区很薄（1 m左右），却是激光器的核心部分，称为激活区（有源区）。可见要实现分布反转，必须由外界输入能量，使电子不断地激发到高能级。这种作用称为载流子的“抽运”或泵浦。上述pn 结激光器中，利用正向电流输入能量，这时常用的注入式泵浦源。此外，电子束或激光等也可以作为泵浦源，使半导体晶体中的电子受激发，形成反转分布。采用这种电子束泵浦或光泵浦的半导体激光器的优点，是可以激发大体积图3.3 法布里-帕罗腔的半导体激光器的纵模图3.4 输出功率与电流的

22、关系示意图图3.5 输出光谱随电流的变化图3.6 结型激光器结构示意图的材料。这对于那些难于制成pn 结的材料尤其适用。图3.8是双异质结构激光器的能带图。由于异质结上导带带阶和价带带阶的存在，注入载流子被限 制在窄带作用区内。而作用区的宽度很小，只有数十纳米，远远小于电子扩散长度，所以在相同的电流密度下，过剩载流子浓度会大出许多，这将大大 降低激光器的阈值电流密度，使激光器可以在室温下连续工作。除此之外，异质结还有高注入比及超 注入现象等特性，这很大程度上提高了注入效率，可以允许两边的宽度的P 和N 型材料和中间的窄带 材料都不必有太高的掺杂。这样避免了高掺杂材料带来的晶体质量问题，从而对器

23、件的寿命有利。另 外，作用区的厚度愈小，载流子的限制作用就愈好。图3.9是GaN/Al0.2Ga 0.8N 单量子阱激光器在不同阱 宽下的增益极大值和面电子密度的关系，可以看出阱宽愈小，增益极大值随面电子密度的增加愈快。 §3.2 半导体激光器的分类 半导体激光器的种类很多，可依据半导体材料、发射波长、器件结构、输出功率和用途等不同方式划分。图3.10表示半导体激光器材料、发射波长的分类。依材料的形态划分，激光器有固态激光 器、液态激光器和气态激光器。半导体是固体，因此半导体激光器是固态激光器的一种。由于半导体激光器的性能非常特别，工作电流很小，一节或两节干电池就能驱动；产量非常大，

24、其数目远远超过其他所有激光器的图3.7 结型激光器的能带图图3.8 双异质结激光器能带图图3.9 GaN/Al0.2Ga 0.8N 单量子阱激光器的增益极大值与面电子密度的关系图3.10 半导体激光器的材料、发射波长分类总和；应用非常广泛，世界各地、各领域、各家各户都能见到它的身影。因此，半导体激光器常常有别于其他固体激光器，单独列为一类，以便同其他激光器区分开来。应当说，泵浦激光器的方法有多种，通过pn 结注入载流子、电子束泵浦、光泵浦和雪崩激励等。这四类泵浦方式中，电注入和光泵浦被广为采用。光泵浦多用于研究工作，无需制作pn 结和电极，只需将能量大于禁带宽度、功率足够高的光照射到有谐振腔的

25、半导体材料上，就可能获得激光输出。这对于研究材料性质、探索激射机理来说，是非常方便的，是强有力的科研手段。pn 结注入具有效率高、易调制、便于控制、方便应用等一系列优点，因此它发展得最快，各方面技术都很成熟，已完全成为半导体激光器的主流。所以，凡是以后未特别注明，半导体激光器就是半导体激光二极管。下面将半导体激光器按材料、发射波长、器件结构、输出功率和应用领域划分类别。(1 依材料划分。激光二极管主要集中在III-V 族AlGaAs 、GaInAsP 、InGaAlP 、InGaNg 以及II-VI 族ZnSSe 、ZnO 等材料上。研究、开发、生产最多的是AlGaAs 、GaInAsP 、I

26、nGaAlP ，InGaN 在最近几年非常引人注目。(2 依波长划分。半导体激光二极管分为可见光、红外长波长、远红外长波长三大类。红外长波长的激光二极管由1.3 m 、1.55 m 和1.48 m 的GaInAsP 激光器，以及980 nm的InGaAs 激光器，近红外波长（760 900 nm）的激光二极管由AlGaAs 激光器，可见光波段中有红色的AlGaAs 激光器（760 720 nm）、InGaAlP （680 630 nm）、蓝绿光的InGaNg （490 400 nm）。还有远红外波长II-VI 族激光器。(3 依器件结构划分。图3.11示出了半导体激光器的发展脉络和结构分类图。

27、在结构上，半导体激光器二极管主要依三条主线发展的。依异质结构的方式发展。其发展历程为同质结（HJ ：Homo-Junction ）单异质结（SH ：Single Heterostructure）双异质结（DH ：Double Heterostructure）大光腔（LOC ：Large Optical Cabity）分离限制异质结（SCH ：Separated Confinement Heterostructure）量子阱（QW ：Quantum Well）量子线（QWr ：Quantum Wire）量子点（QD ：Quantum Dots）。依谐振腔的方式发展。其发展历程为法布里-帕罗（F

28、-P ）腔分布反馈（DFB ：Distributed Feedback）分布布拉格反射器（DBR ：Distributed Bragg Reflector）垂直腔微腔等。其中还应包括双区共振腔、C 3腔（即解理耦合腔：Cleaved Coupling Cavity）、圆形 图3.11 半导体激光器按结构分类图腔、外腔等不同谐振腔。依条形结构发展。宽接触条形结构。宽接触激光二极管没有任何条形，其工作电流大，发热严重，无法在室温下连续工作，因此研究开发了条形结构。在激光二极管的平面上，通过各种工艺形成条形，使电流只从条形部分流过，既降低电流，减少发热，在室温下甚至在高温下都能够连续工作；又通过各种

29、条形构成波导结构，从而又具有选模和导波的作用，能够获得单纵模工作。(4 依输出功率划分。激光二极管的输出功率通常为毫瓦量级。经过研究和开发，现在已经有了各种规格的功率输出了。除了常规的小功率（通常为1 10 mW）的AlGaAs 、InGaAsP 、InGaAlP 激光二极管之外，大功率（高达1 10 W，甚至100 W、1000 W）以及脉冲功率为万瓦级的激光器阵列也越来越受到重视，并且已经进入实用化。(5 依应用领域划分。半导体激光二极管主要应用于光纤通信、光盘存储、光纤传感、激光仪器等。半导体激光二极管的常规外形如图3.12所示，包括带有玻璃窗口的半导体激光二极管单管和带有光纤尾纤的半导

30、体激光二极管组合件，最后一支是键合在热沉上的管芯。 1.3 m 和1.55m 分别为光纤的两个窗口，光纤在1.55 m 处的损耗最小，仅为0.15 dB/km，因而在长距离光通信中应用得最多，而1.3 m 处是光纤的次低损耗点，约为0.4 dB/km，但色散为0，因而在短距离光通信中应用得最多。红外长波长的1.3 m 、1.55 m 和1.48 m 的GaInAsP 激光器和980 nm的InGaAs 激光器在光通信中应用广泛，非常适合作光通信中的光源。在掺铒光纤放大器中，1.48 m 和980 nm激光器是很好的泵浦源，780 850 nm的AlGaAs 激光器，它在短距离光纤通信、激光条码

31、、激光测距、报警等应用中非常普遍。近年来，作为固体激光器的泵浦源，808 nm的大功率AlGaAs 激光器受到人们的特别重视。可见光InGaAsP （630 680 nm）激光器因其激光为可见的红色，并能部分代替He-Ne 激光器（632.8 nm），是目前可见光波段最常用的激光器。发蓝绿光的InGaN 是近年升起的新星，ZnSSe 和ZnO 的II-VI 族激光器也在蓝绿光波段参与竞争。图3.12 各种不同类型半导体激光二极管的外形图§3.3 半导体激光器的基本结构异质结构激光器的发展历程为同质结单 异质结双异质结大光腔分离限制异质结。同质结（HJ ）激光器和单异质结（SH ）激光

32、器曾在历史上起过重要作用，但是现在还在生产中的已经很少了。双异质结（DH ），英文名字为Double Heterostructure。图3.13示出了一个典型的法布里-帕罗腔条形双异质结激光器的管芯结构，有源区为窄直接带隙半导体材料，厚度仅为0.1 0.2 m ，它夹在两层掺杂型号相反的宽带隙半导体限制层之间，构成一个三明治结构。有源层的带隙比限制层的带隙小，但折射率比限制层的大，由此引起的禁带宽度不连续性E g 和折射率不连续性 n ，分别起着限制载流子和光限制的作用，将注入的自由载流子有效地限制在很薄的有源区中，它们复合产生的光波又能够被有效地限制在波导层中，从而为有效地受激辐射放大提供了

33、有利的条件。图3.14给出了载流子限制作用和光限制作用的示意图。在研制半导体激光器的历史中，双异质结激光器是个重要的里程碑。双异质结构同时提供了载流子限制和光限制，这是此前的半导体激光 器所没有的优点。因此它能将阈值电流密度由以前的5000 A/cm2以上降至1000 3000 A/cm2的范围。电注入引起的增益足够大，足以形成受激辐射发出激光；电流密度足够小，所产生的热量不会引起激光的淬灭。1970年首次采用这种双异质结构实现了室温下半导体激光二极管的连续工作，可以连续地发出激光，这是一个非常重大的突破。30多年来，人们对双异质结进行了深入的研究，使其形式、结构、特性多种多样，丰富多彩。此后

34、的结构几乎都是双异质结构的延为了比较，图3.15分别列出了（a ）双异质结（DH ）激光器，（b ）大光腔（LOC ）激光器和（c ）分离限制（SCH ）激光器的结构。LOC （Large Optical Cabity）是一种四层非对称介质波导结构，SCH （Separated Confinement Heterostructure）是一种五层对称介质波导结构。双异质结激光器在室温下光输出功率不够大，主要是受发光面面积的限制，如果激光输出为几毫瓦，则发光处的光能密度可高达106 W/cm2，这一能量密度相当于太阳表面的能量密度。如果再进一步增加双异质结激光二极管的光输出功率，它就会将端面处的半

35、导体材料烧熔了，从而将光亮的镜面熔成一个个小坑，这就破坏了谐振腔，使其无法工作了。图3.13 法布里-帕罗腔条形双异质结构激光器的管芯结构图3.14 双异质结构激光器的能带、折射率同距离的关系示意图激光器输出功率太大就会烧坏器件，这是发光面积太小所限制的结果。 双异质结激光器的有源层厚度为0.15m 左右或者更小，只有如此薄才能实现激光器室温连续工作，同时也只有如此薄才能保证激光器单模工作。这就是说增大有源区厚度不可行。在有源区和限制层之间加入一层波导层，人们设计出一种大光腔结构。大光腔 激光器中，在有源区的一边增加一层波导层，光强能够从有源层扩展到波导层中，波导出与有源层一起形成介质光波导。

36、大光腔激光器是不对称介质波导结构，只在有源区的一边增加一层波导层。如果在有源区的两边个增加一层波导层，就构成了分离限制 异质结构。在分离限制异质结激光器中，两层波导层的作用有二：一方面它们同有源层的禁带宽度差E g 能将载流子有效地限制在有源层中，另一方面，它们同有源层的折射率差n 不是很 大，有源区中载流子复合发出的光能扩展到这两层波导层中，它们与有源层一起构成光波导。因此光场被限制在有源层、波导层（共计三层）的光波导中，因而光和载流子是分别限制在不同的区域中。 近年来，随着量子阱（QW ：Quantum Well）激光器的发展，分离限制结构得到了广泛的重视和应用。除了上述折射率两步跃迁分别

37、限制外，还出现三步、四步分别限制结构，甚至提出了折射率渐变的分别限制结构（GRIN-SCH ，Graded index SCH ）。在GRIN-SCH 中，禁带宽度和折射率的变化可以是线性的，也可以是抛物线型的，或者其他的渐变方式的。以上我们讨论了垂直于pn 结平面的法线方向上的载流子限制和光限制结构，当时假定平行于结平面的方向上是无限延伸的。然而在实际的器件中，我们希望在平行于结平面的方向上也能同垂直于结平面方向上一样对载流子和光进行限制，由此引进各种条形结构。条形结构是半导体激光器的设计和制造中的关键。条形结构对激光器性能的影响很大，直接决定了阈值电流，光谱模式等，同时条形结构又十分依赖于

38、工艺流程和制作方法，因此全世界每年都有新的条形结构的专利申请。有的条形结构非常容易制造，但是性能不太好；有的条形结构非常难于制造，可是它的性能优异。图3.16给出了八种代表性的条形结构，这些条形结构在实际中应用非常广泛。图3.16(a是质子轰击条形激光器。在上述多层异质结构（DH 结构、LOC 结构、SCH 结构）上，采用镀膜和光刻腐蚀技术形成条形掩膜，利用一定剂量的高能质子（H +）轰击图3.15三种激光器的剖面图结构和相应的折射率分布外延片，中间有掩膜的条形部分未受质子轰击。电流只在条形部分流过，使得电流相对集中，有源区中的电流密度大为增加，相对应光学增益也大为增加，易于实现受激发射，因而

39、在室温下可以连续工作。图3.16(b为扩散条形，图3.16(f为横向条形，它们和图图3.16(a一样属于增益型条形，制作工艺简单，只需一次外延生长，之后外延片经过质子轰击或杂质扩散，就能形成条形结构。在3.16(c所示的脊形条形激光器中，控制好刻蚀工艺，只刻蚀到很接近有源层上部的地方，又不将上限制层完全切断。虽然有源层在水平方向上的组分和厚度是均匀连续的，但由于脊形条附近的上限制层的厚度突然发生变化，也会在水平方向上引起一个有效折射率的变化，在脊形的正下方，有效折射率较高，而远离脊形条两旁的有源区内，有效折射率比较低，从而在水平上也形成实折射率波导。然而，水平方向上的折射率变化较小，因而波导的

40、作用比较弱，称这种波导为弱折射率波导。增益波导性激光器和弱折射率波导型激光器的激光模式不太好，也不稳定，于是人们又设计出各式各样的折射率波导型激光器，如图3.16(d、(e、(g、(h。图3.16(e所示的结 图3.16 各种条形结构的半导体激光器构为掩埋异质结条形激光器。有源区的折射率为n 2，它被折射率为n 1， n 3的上下限制层和折射率为n 4， n 5的左右掩埋层所包围，n 2 > n 1、n 3、n 4、n 5，通常n 1 = n 3、n 4 = n 5。显然，在水平方向上，载流子限制和光限制的机理完全类似于在垂直方向上的限制。如果有源区与其周围的限制层、掩埋层之间的折射率差

41、足够大，n > 0.01，光的限制作用很强，称这种波导为强折射率波导。总之，对于半导体异质结激光器，在垂直于结平面的方向上，采用双异质结构（DH ）、大光腔（LOC ）结构或载流子和光分离限制结构（SCH ）等各种不同的异质结构，通过有源区与其上下限制层之间的带隙差E g 和折射率差n ，来实现载流子限制和光限制。而在平行于结平面的方向上，设计制造了各式各样的条形结构，通过折射率的阶跃变化或折射率的逐渐变化来实现折射率光波导。强折射率波导时n > 0.01，弱折射率波导时5×10-3< n >10-2，还可以通过增益的适当空间分布来实现增益光波导。在弱折射率波

42、导和增益波导中，载流子限制和光限制不如垂直方向那么有效。因此，为了获得模式稳定的激光振荡，最好采用强折射率波导限制。§3.4 几种常见的半导体激光器法布里-帕罗（F -P ）腔半导体激光器中，利用解理而成的两个(110面构成谐振腔，简单易做，的确为制作半导体激光器的谐振腔提供了一种有效实用的方法。然而这类激光器有一个致命的弱点，就是它仅能在直流驱动下实现静态单纵模工作，而在高速调谐状况下不能保证动态单纵模工作，增益峰值、振荡模式、工作频率都会随着驱动电流、环境温度等外部因素发生较大的变化。要想实现动态单纵模工作，稳定地获得单一波长的激光，最有效的方法就是在半导体激光器的内部建立一个布

43、拉格光栅，利用布拉格光栅来构成谐振腔，稳定地选择固定的波长，从而获得稳定的单纵模激光输出。含有布拉格光栅的激光器有分布反馈激光器和分布布拉格反射激光器。分布反馈激光器简称DFB （Distributed Feedback），分布布拉格反射激光器简称DRB （Distributed Bragg Reflector ）。图3.17给出了这两种激光器的结构简图。可以看出，在DFB-LD中，布拉格光 图3.17 DFB-LD和DRB-LD 结构图栅分布在整个谐振腔中，因而称之为分布反馈（所谓分布，是相对于两个端面对光进行集中的F-B 腔而言）。在DRB-LD 中，光栅区仅在激光器的两侧（或一侧），光栅

44、区和增益区分开，布拉格光栅在两端（或一端）起着反射器的作用。无论DFB 激光器还是DRB 激光器，所有光栅都必须满足布拉格反射条件：光栅的周期长度等于光波在介质中二分之一波长的整数倍，其倍数m 即为光栅的级数，nm m 220=， (3.21其中，n 为折射率，0为光波在真空中的波长。由于光栅的引入会造成波导层中介电常数的周期变化，从而会引起激光器中特定的激光模式的前向波和后向波之间的耦合。计算和实验得出的振荡模式为对称的振荡模谱，并且两边的振幅对称地随着模式指数地增加或减少。这种对称模式结构给我们带来了两个同时振荡的主模，光栅周期均匀分布的DFB 激光器发射出来的激光不是单纵模，而是具有两个

45、主模的多模光谱，这是我们所不期望的。这两个主模是由完全对称的、并且均匀分布的周期光栅造成的。为了将辐射功率集中在一个主模上，同时使各振荡模式的阈值增益差增大，可采用如下方法：在光栅中引入一个/4相移；将解理面做成斜面，使该面与激光束不垂直，或将端面镀上增透膜，造成非对称的端面反射率；在有源区中靠近腔面的一小段区域上，没有布拉格光栅，形成无分布反馈的透明区；对光栅周期进行适当啁啾。引进/4相移和不对称端面反射率两种方法可行有效。图3.17(b示出了/4相移的DFB-LD 的波纹光栅结构。至今介绍的激光器的结构均为端面发射激光二极管，也就是说，它们的激光发射方向平行于pn 结平面，激光束是由激光器

46、的侧面发射出来的。端面发射有一定的局限性：在芯片解理成激光器管芯之前，无法对单管进行性能测试；激光光束为一椭圆状椎体，平行于和垂直于pn 结平面的两个方向上的光束发散角度不同，光束形状不对称；难于实现二维光束阵列，无法实现单片集成的二维器件集成阵列。有鉴于此，研究发展了一种可在线检测的、光束为对称圆形图样的、能够实现二维阵列激光器集成结构的器件，它能为二维图像信息处理、超宽带光纤通信、超大规模集成电路的光互连以及未来光计算机的并行处理等应用，提供了非常有用的光源。图3.18示出了几种不同的垂直腔面发射激光器的器件结构。这类激光器的腔面平行于pn 结平面，激光的发射方向垂直于pn 结平面，称这类

47、激光器为垂直腔面发射激光器（VCSEL ，Vertical Cavity Surface Emitting Laser）。从图中可以看出，为了构成谐振腔，设计了多种镜面结构，有金属镜面、介质镜面和分布布拉格反射器（DRB ）等。金属镜面是在平面上镀上金属薄膜，提高其反射率。介质镜面是采用折射率不同的多层介质膜，如SiO 2/TiO2多层结构，制成腔面，提高腔面的反射率。DRB 腔多采用半导体异质结构的分布布拉格反射器，如AlAs/GaAs DRB，构成反射性能很好的腔面。在VCSEL 中，有源区可以是异质结构的体材料，也可以是量子阱结构材料。它们的厚度非常薄，有源区连同腔面一起构成谐振腔很短的

48、短腔激光器。同时，VCSEL 激光器的发射面不再像端面发射激光器那样是一个细窄的条形，而是半径可达几微米甚至几十微米的圆形。因此，VCSEL 激光器的结构尺寸具有两大特征：短的谐振腔和大的发光面。这一短一大给VCSEL 激光器带来了一系列独特的性质：谐振腔的腔长很短，使得发射光谱的模式间隔0很大，容易实现单纵模工作，发射光谱为一很窄、很纯的单纵模；发光面既大又对称，因而激光光束的发散角度很小，仅仅几度；发光面积大，发光面上的功率密度小。即使在很高输出功率的情况下，也不会因功率大于临界值而发生灾变性退化现象； 工作电流小。由于腔长短，VCSEL 激光器的整个有源区的体积比端面发射激光器小很多，即

49、使很小的注入电流也能获得足够高的增益产生激光辐射，因而VCSEL 激光器的阈值电流仅仅为毫安量级，更有一些VCSEL 激光器的阈值电流小于1 mA，仅仅为几十到几百微安的电流就能够获得激光输出。 研究可见光半导体激光器的动力首先来自于70年代迅速发展的光盘和条形码扫描所需要的光源。第一代光盘机中所装备的He-Ne 激光器体积庞大、工作电压太高而且寿命很短，70年代末被Al x Ga 1-x As /GaAs半导体激光器（产生波长780 nm激光）所代替。半导体激光器体积小、重量轻、寿命长（可达106 h 以上），只需26 V电压和2040 mA的直流供电，充分显示出它在应用上的优越性。由 =

50、1.24/E g 可知，要想得到630700 nm的红光，有源层材料需有 1.971.77 eV的直接带隙，用Al x Ga 1-x As/GaAs材料体系已显得无能为力，又开发了发射波长为670 nm的Ga 0.52In 0.48P 激光器，其材料结构如图3.19所示。有源层Ga 0.52In 0.48P （习惯上写为Ga 0.5In 0.5P ）与衬底GaAs 晶格匹配，两侧的限制层分别用N 型和P 型的(Ga1-x Al x 0.5In 0.5P ，用Al 代替部分Ga 可以增加带隙和降低折射率，从而实现对有源层中电子和光子的限制。图3.18 几种不同的垂直腔面发射激光器的器件结构图3.

51、19 670nm半导体激光器的基本结构该材料体系的直接带隙与间接带隙交叉点的能量为2.3 eV（对应波长为539 nm），因此难以用这种材料体系获得 < 600 nm的可见光。为了获得更短的波长，在有源层中也采用(Ga1-x Al x 0.5In 0.5P ，室温连续激射的638 nm半导体激光器，其限制层为(Ga0.3Al 0.7 0.5In 0.5P 。另一种提高限制层的方法是利用MOCVD 生长工艺在偏离(100晶面平行的011晶向57°的衬底上生长，可增加限制层的带隙0.050.06 eV，得到631 nm波长下的室温连续工作，其有源层为(Ga0.85Al 0.15 0

52、.5In 0.5P 。人们将蓝、绿波段的半导体激光器简称为蓝绿激光器，约覆盖从400555 nm的波长范围。蓝绿激光的发射需要宽带隙（3 eV左右）材料，目前研究并取得成功的蓝光激光二极管材料有II-VI 族化合物半导体ZnSe ，它有能量大于2.75 eV的直接带隙。如图3.20为ZnSe/ZnMgSSe激光器结构，其有源区采用增益波导结构，激射波长为514 nm。III 族氮化物材料，所产生激光波长范围在420370 nm波段。如图3.21所示的脊形分离限制结构，在蓝宝石(0001面上低温（550）生长厚度30 nm GaN缓冲层，再生长限制层和多量子阱层。该激光器激射峰值波长为405.8

53、3 nm。 §3.5 半导体激光二极管的特性V -I 特性为半导体激光二极 管的外加工作电压同驱动电流的关系，P -I 特性为半导体激光二极管的激光输出功率同驱动电流的关系。在达到阈值之前，流经二极管的电流同电压呈指数关系，激光器的V-I 特性为：( 10=IR V j e I I ， (3.22 式中，I 0为饱和电流，j 为二极管参数。当电流达到阈值之后，流经二极管的电流同电压呈线性关系，其V-I 特性可以近似表示为图3.20 ZnSe/ZnMgSSe激光器结构图3.21 InGaN多量子阱蓝紫光激光器结构图3.22 AlGaInP量子阱激光器的P-I 特性曲线和光谱特性IR e

54、 E V g+， (3.23式中，E g 为禁带宽度，e 为电子电荷。V-I 特性呈现线性关系，其斜率为串联电阻R 。 图3.22示出了一种可见光激光器的P-I 曲线和光谱特性。在室温90的范围内，有相当好的线性特性，器件以单纵模的方法稳定地工作，25、80、90的阈值电流分别为25 mA、53 mA、67mA 。80下很容易获得10 mW的功率输出，光谱特性证实了该激光器单纵模工作。半导体激光二极管的光谱曲线显示出它工作时输出的激光的频谱结构，图3.23示出了 法布里-帕罗腔条形激光器和DFB 条形激光器发出的典型光谱图。可以看出，当工作电路小于阈值I th 之前，它们类似于发光二极管，发射

55、的光谱较宽，光谱中包含许多个纵模。随着驱动电流的增加，谐振腔的选膜作用增强，发射光谱变窄。电流达到阈值电流时，激光管开始受激辐射，发出激光，光谱明显变窄。由于布拉格光栅的选膜作用，DFB 激光器以单纵模的方式工作，也就是说发射光谱为一很锐的单一光谱。 事实上，如果器件结构没有专门的设计，法布里-帕罗腔条形半导体激光器常常处于多纵模工作状态，也就是说它的发射光谱中包含有多个光谱峰，参见图3.23(a中上半部分所示的光谱。我们把这种具有多个峰值的光谱称之为多模。进一步的分析表明，多模光谱中，两个相邻的纵模之间的距离为nL 220=， (3.24式中0为纵模间隔，0为空气中测得的激光峰值波长，n 为

56、激光器有源区的折射率，L 为激光器的腔长。可以看出，模式间隔0是随着腔长L 的缩短而增大的。垂直腔面发射激光器（VCSEL ）和微腔激光器正是利用这一性质，将腔长做得很短，仅仅数个微米，大大加大了纵模的模式间隔0，从而能够有效地获得单模工作。激光器输出的光场特性分为近场特性和远场特性。近场特性为发光面上的光强分布，远场特性是光束从谐振腔的腔面输出之后的空间分布，通常是发射光束的发散角度。激光器中垂直于pn 结平面方向（x 方向）上，由于有源区厚度d 相当薄，衍射作用很强，因而光束发散角度较大，通常为30°45°。平行于pn 结侧向（y 方向）上，条宽W通常为几微米，这比有源

57、层厚度d 大几倍到十几倍，衍射作用弱一些，应地其发散角为10°20°。因此半导体激光器发出的是一束×=(30°45°×(10°20°的椭圆形的扇形光束。半导体激光器对温度很敏感，其阈值电流密度J th 随温度的升高而明显增大，呈指数关系，图3.23 法布里-帕罗腔条形激光器和DFB 条形激光器发光的典型光谱=00exp (T T T J T J r th ， (3.25 式中，J 0为室温T r 时的阈值电流密度，T 0为表征半导体激光器的温度稳定性的物理参数，称为特征温度。显然，特征温度越大，阈值电流密度J th 随温度T 的变化越小，激光器也就越稳定。温度对阈值电流密度J th 的影响主要来