量子阱半导体激光器简述

上海大学2016 ～2017 学年秋季学期研究生课程考试

（论文）

课程名称：半导体材料(Semiconductor Materials) 课程编号：101101911

论文题目: 量子阱及量子阱半导体激光器简述

研究生姓名: 陈卓学号: 16722180

论文评语:

（选题文献综述实验方案结论合理性撰写规范性不足之处）

任课教师: 张兆春评阅日期:

课程考核成绩

量子阱及量子阱半导体激光器简述

陈卓

（上海大学材料科学与工程学院电子信息材料系，上海200444）

摘要:

本文接续课堂所讲的半导体激光二极管进行展开。对量子阱结构及其特性以及量子阱激光器的结构特点进行阐释。最后列举了近些年对量子阱激光器的相关研究，包括阱层设计优化、外部环境的影响（粒子辐射）、电子阻挡层的设计、生长工艺优化等。

关键词：量子阱量子尺寸效应量子阱激光器工艺优化

一、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[1]，它具有许多突出的优点：转换效率高、覆盖波段范围广、使用寿命长、可直接调制、体积小、重量轻、价格便宜、易集成等。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，其各方面的性能也进一步得到改善，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。[2]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。[3]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。

二、量子阱的结构与特性

1、态密度、量子尺寸效应与能带

量子阱由交替生长两种半导体材料薄层组成的半导体超晶格产生。超晶格结构源于60年代末期贝尔实验室的江崎(Esaki)和朱肇祥提出超薄层晶体的量子尺寸效应。当超薄有源层材料后小于电子的德布罗意波长时，有源区就变成了势阱区，两侧的宽带系材料成为势垒区，电子和空穴沿垂直阱壁方向的运动出现量子化特点。从而使半导体能带出现了与块状半导体完全不同的形状与结构。1970年首次在GaAs半导体上制成了超晶格结构。江崎(Esaki)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。

图1.理想超晶格空间结构 图2.超晶格材料能带分布图

要想弄清量子阱激光器的工作原理，必须对其结构、量子化能态、态密度

分布等作深入的了解，从而弄清量子尺寸效应、粒子数反转等量子阱以及激光器

工作的条件。[5]半导体材料中，当其吸收光子产生电子-空穴对或其电子-空穴对

复合发射出光子时，都会涉及载流子跃迁的能态及载流子浓度。载流子的浓度是

由半导体材料的态密度和费米能级所决定的，前者表征不同能态的数量的多少，

后者表征载流子在具体能级上的占有几率。在半导体的体材料中，导带中电子的

态密度可以表达为

， （1） 式中m e *为电子的有效质量，h 为普朗克常数，E 为电子的能量。由此可见，体

材料中的能态密度同能量呈抛物线的关系。

在量子阱中，设x 方向垂直势阱层，则势阱中的电子在y -z 平面上作自由运

动(与体材料相同)，而在x 方向上要受两边势垒的限制。假定势阱层的厚度为L x ，

其热势垒高度为无穷大，则量子效应使得波矢k x 取分立数值：

， （2）

式中的 m =1，2，3 …，是不为零的正整数。对应的能量本征值E m 只能取一系

列的分立值，第m 个能级的能量E mc 为

， （3）

式中m em *为导带中第m 个能级上电子的有效质量。m=1时，E 1c 为导带第一个能

级的能量。因此，电子能量小于E 1c 的能态不复存在，只有那些大于E 1c 的能态

才会存在。对应于E 1c 量子态的态密度为

. （4）

依此类推，对于其他量子态E mc 也有相应的态密度表达式，因此量子阱中导带的

总体态密度为

， （5）

2/12/3c )2(4)(E h m E e *

=πρx L m π=x k 2*22x *2)(2h k 2h E x em em mc

L m m m π==)()()(1211c x e c E E H L h m E -=*πρ)(1d 12mc m em x E E H m L h E E -=∑∞=*πρ）（

式中m em *为第m 个能级上电子的有效质量，H( E -E mc )为Heaviside 函数，其表达

式为

（6）

从该式可以看出，导带中的电子的态密度呈阶梯状。同样地，我们也可以用类似

的方式表达价带中空穴的态密度。由于价带通常是简并的，同时存在有重空穴带

和轻空穴带，其有效质量分别以m hh *和m lh *表示。[6]

又有量子阱中电子的运动服从薛定谔方程。如前文分析，在y -z 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，相应的能量表达式

为

， （7）

其中k y 、k z 分别为电子在y 和z 方向上的波矢，m //*是电子y -z 平面上的有

效质量。在x 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，即

2x x x n E E ∝=（n x ＝１,2,3,…）. （8）

所以，电子的总能量Ｅ为：E=E x +E yz ，即由于E yz 的作用，相当于把能级E n

展宽为能带，称为子能带。 即材料能带沿k x 方向分裂为许多子能带（图4（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4（b ））。由图4

（b ）可以看出，尽管量子阱中的电子和空穴态密度为阶梯状，其包络线依然是

抛物线。在该图中还可以看到多个子带，对于第一个子带来说，其态密度都是一

个常数。正是载流子二维运动的这种特性有效地改变了其能态密度和载流子的分

布，因而有效地改进了量子阱中载流子的辐射复合效率。

⎩⎨⎧=-01)mc E H(E ,,mc mc E E E E ≤≥)2/()(*//22

2y z m k k E z y +=