DE60305910T2

DE60305910T2 - Thz-halbleiterlaser mit einem gesteuerten plasmon-confinement-wellenleiter

Info

Publication number: DE60305910T2
Application number: DE60305910T
Authority: DE
Inventors: Alessandro Tredicucci; Fabio Beltram; Edward Harvey Cambridge BEERE; Giles Alexander Leeds DAVIES; Ruedeger Koehler; Harold Edmund Leeds LINFIELD
Original assignee: Consiglio Nazionale delle Richerche CNR; Istituto Nazionale per la Fisica della Materia INFM CNR
Current assignee: Scuola Normale Superiore (sns) Pisa It
Priority date: 2002-03-27
Filing date: 2003-03-24
Publication date: 2007-02-01
Anticipated expiration: 2023-03-25
Also published as: DE60305910D1; WO2003081736A8; US7382806B2; ATE329394T1; US20050117618A1; WO2003081736A1; AU2003209936A8; ITTO20020274A1; ITTO20020274A0; EP1500176B1; JP2005521266A; AU2003209936A1; EP1500176A1

Description

Die vorliegende Erfindung betrifft einen Halbleiterlaser von der im Oberbegriff von Anspruch 1 beschriebenen Art.
Es ist allgemein bekannt, dass der Frequenzbereich von 1–10 THz (auch als fernes Infrarot definiert) schwer mit Quellen zu erreichen ist, die auf Halbeitervorrichtungen oder, allgemeiner ausgedrückt, auf Festkörpervorrichtungen beruhen (R. E. Miles et al., Terahertz Sources and Systems, NATO ASI Series, Kluwer 2001). Tatsächlich können elektronische Bauelemente, die auf der Oszillation freier Ladungen beruhen, wie Gunndioden oder Resonanztunneldioden, Frequenzen von höchstens etwa einhundert GHz erreichen. Am anderen Ende des Spektrums sind herkömmliche Diodenlaser, die auf der Basis optischer Übergänge vom Leitungs- zum Valenzband arbeiten, typischerweise auf sichtbare oder nahe/mittlere Infrarotfrequenzen (> 30 THz) begrenzt.
Es besteht jedoch ein sehr großes technisches Interesse an diesem Bereich des Spektrums hinsichtlich des hohen Bedarfs auf den Gebieten der Spektroskopie, der drahtlosen Kommunikation und der Erzeugung von Bildern für medizinische Zwecke oder Sicherheitskontrollen. Tatsächlich sind die speziellen Transparenz- oder Opazitätseigenschaften verschiedener Substanzen in diesem Frequenzbereich sehr geeignet für die Untersuchung biologischer Gewebe (in einer Röntgenstrahlen ähnlichen und ergänzenden Weise) oder zur Verwendung bei Kontrollhandlungen, bei denen es notwendig ist, Gegenstände zu untersuchen, die durch Kleidungsstücke oder Kunststoffbehälter dem Blick verborgen sind. Schließlich macht die Transparenz von Baustoffen und die große verfügbare Bandbreite diese Frequenzen zu einer optimalen Wahl für gebäudeinterne Kommunikation der Zukunft.
Im Prinzip bieten die Quantenkaskadenlaser (QKL), die kürzlich entwickelt worden sind, das Potential, elektromagnetische Strahlung im fernen Infrarotbereich zu erzeugen. Diese sind faktisch unipolare Vorrichtungen, deren Funktionsweise auf Übergängen zwischen Subbändern von Zuständen, die zum selben Leitungsband gehören, beruht, welche von dem Quantenconfinement (Quanteneinschluss) der Elektronen in einer im wesentlichen zweidimensionalen Heterostruktur herrühren (J. Faist et al., Science 264, 553, 1994). Die Energieseparation zwischen diesen Subbändern und folglich die Frequenz der emittierten Photonen hängt daher hauptsächlich von der Dicke der Halbleiterschichten ab, in denen die Elektronen eingeschlossen sind, und nicht von der elektronischen Struktur des ursprünglichen Materials. Im gegenwärtigen Stand der Technik sind QKL hergestellt worden, die den gesamten mittleren Infrarotbereich bis zu einer maximalen Wellenlänge von 24 μm (12,5 THz) abdecken (R. Colombelli et al., Appl. Phys. Lett. 78, 2620, 2001). Jedoch ist die Herstellung eines QKL, der im THz-Bereich arbeitet, bisher aus verschiedenen Gründen undurchführbar geblieben. Erstens ist es erforderlich, Wellenleiter mit Dicken (etwa 10 μm), die mit dem QKL-Wachstumssystem (Molekularstrahlepitaxie oder MBE) kompatibel sind, zu entwickeln, welche die Strahlung viel längerer Wellenlängen (~100 μm) ohne einen Anstieg optischer Verluste auf unzulässige Werte wirksam einschließen können. Zweitens ist es notwendig, den aktiven Bereich derart zu konzipieren, dass die für den Ausgleich der Resonatorverluste erforderliche Populationsinversion gewährleistet ist. Diese letztere Notwendigkeit ist aufgrund der Tatsache, dass die beteiligten Energien geringer werden als die des optischen Phonons, komplexer als bei herkömmlichen QKL. Dies verändert die Dynamik der nicht-strahlenden Relaxationsprozesse völlig und erfordert eine andere Methode als Basis für die Schaffung der elektronischen Struktur.
Im gegenwärtigen Stand der Technik gibt es daher nur QK-Vorrichtungen, die zu einer spontanen Emission bei den Frequenzen, die hier von Interesse sind, in der Lage sind (mit Leistungen in der Größenordnung von mehreren zehn pW im THz-Bereich), ohne jegliche Anzeichen einer Laserwirkung oder, noch weniger, einer Verstärkung (M. Rochat et al., Appl. Phys. Lett. 73, 3724, 1998 und J. Ulrich et al., Appl. Phys. Lett. 76, 19, 2000).
Die vorliegende Vorrichtung besteht wie andere Halbleiterlaser aus einem aktiven Material, in dem die elektromagnetische Strahlung mittels Elektroneninjektion erzeugt wird. Diese wird in einen Wellenleiter eingekoppelt, der die Strahlung in dem speziellen räumlichen Bereich einschließt, welcher von dem aktiven Material eingenommen wird, und der die seitlichen Abmessungen des optischen Resonators definiert, der für den Betrieb des Laser erforderlich ist. Angesichts der zweidimensionalen charakteristischen Struktur der aktiven Bereiche von QKL ist es notwendig, einen planaren Wellenleiter zu implementieren, der für den Einschluss der Strahlung in Wachstumsrichtung des Halbleitermaterials sorgt, wobei die Begrenzung des Resonators in den senkrechten Richtungen einfach den Verfahren überlassen bleibt, durch welche die Vorrichtung hergestellt wird (Lithographie etc.). Bei sichtbaren oder nahen und mittleren Infrarotfrequenzen wird dieser Wellenleiter gewöhnlich durch Einschließen des aktiven Materials zwischen zwei oder mehreren Schichten eines anderen Halbleiters mit einem geringeren Brechungsindex hergestellt. Bekannterweise wird auf diese Weise kraft des Prinzips totaler interner Reflexion ein allgemein als dielektrischer Wellenleiter bezeichneter Wellenleiter mit einer den Lichtleiterfasern ähnlichen Funktionsweise hergestellt. Jedoch lässt sich diese Methode nicht für Frequenzen im THz-Bereich (Wellenlängen von etwa 100 μm) anwenden, da sie Dicken der Halbleiterschichten erfordern würde, die in der Größenordnung der Wellenlängen oder darüber lägen und die bei den gewöhnlich verwendeten Wachstumstechniken (MBE, MOCVD) absolut unausführbar sind. Da überdies Injektionsvorrichtungen beteiligt sind, müssen die verwendeten Halbleiter einen vorbestimmten Dotierungspegel aufweisen, um optimale Transporteigenschaften zu gewährleisten. Dies würde zu sehr hohen Verlusten durch Absorption führen, da der Absorptionskoeffizient "k" der freien Träger in einem dotierten Halbleiter proportional zum Quadrat der Wellenlänge ist und somit im fernen Infrarotbereich gewaltig wird (P. Y. Yu und M. Cardona, Fundamentals of Semiconductors, Springer-Verlag, Berlin, 1996). Kürzlich wurde infolge der Entwicklung von QKL mit Wellenlängern von über 15 μm ein neuartiger Wellenleiter auf der Basis von Oberflächenplasmonen verwendet (C. Sirtori et al., Opt. Lett. 23, 1366, 1998; A. Tredicucci et al., Appl. Phys. Lett. 76, 2164, 2000). Oberflächenplasmonen sind optische Moden, die an der Grenzfläche zwischen zwei Materialien mit dielektrischen Konstanten von entgegen gesetztem Vorzeichen wie etwa einem Metall und einem Halbleiter eingeschlossen sind. Sie sind TM-polarisiert (und sind daher sehr geeignet für QK-Laser, die TM-polarisiertes Licht aussenden) und besitzen ein elektrisches Feldprofil mit dem Maximum an der Grenzfläche und einem exponentiellen Abfall auf beiden Seiten in der zur Oberfläche senkrechten Richtung. Wenn ε₁ die dielektrische Konstante des Metalls und ε₂ die des Halbleiters ist, ist die Eindringtiefe des Oberflächenplasmons in die beiden Materialien gegeben durch:
Die Eindringtiefe in die Metallschicht wird folglich umso geringer, je negativer deren dielektrische Konstante ist [Re(ε) = n² – k²]. Dieser Aspekt ist wichtig, da das Metall beträchtlich absorbiert (k >> 1) und ein zu ausgeprägtes Eindringen der optischen Mode unakzeptable Verluste bewirken würde. Dies erklärt, warum Wellenleiter auf der Basis von Oberflächenplasmonen nur bei Lasern von genügend langen Wellenlängen (λ > 15 μm) wirksam sind, bei denen die dielektrischen Konstanten der Metalle zunehmend negativ werden (k² >> n²).
Die Größenordnung des Verlusts in Oberflächenplasmon-Wellenleitern, die in QK-Lasern größerer Wellenlängen gebildet werden, beträgt etwa einhundert cm^–1 (A. Tredicucci et al., Appl. Phys. Lett. 76, 2164, 2000; R. Colombelli et al., Appl. Phys. Lett. 78, 2620, 2001). Da überdies die dielektrische Konstante des Halbleiters relativ klein und fast genau real ist, scheint aus der oben angegebenen Formel auch klar, dass die Eindringtiefe in den Halbleiter etwa umgekehrt proportional zu der in das Metall ist (und im fernen Infrarotbereich somit auch sehr beträchtlich werden kann). Diese Eigenschaften bedeuten, dass ein Oberflächenplasmon-Wellenleiter von der bis jetzt verwendeten Art ebenfalls nicht mit Erfolg für einen THz-Laser verwendet werden kann.
Das Ziel der vorliegenden Erfindung ist die Bereitstellung einer Laservorrichtung, welche die oben erwähnten Probleme überwinden kann und daher imstande ist, bei Frequenzen von 1–10 THz wirksam zu arbeiten.
Erfindungsgemäß wird dieses Ziel durch eine Laservorrichtung mit den in Anspruch 1 definierten Merkmalen erreicht.
Bevorzugte Ausführungsformen sind in den abhängigen Ansprüchen beschrieben.
Bei einer derart konstruierten Laservorrichtung umfasst der Wellenleiter eine hochdotierte Halbleiterschicht (vorzugsweise mit einer Trägerkonzentration in der Größenordnung von 10¹⁸ cm^–3), die eine negative dielektrische Konstante aufweist, jedoch mit einem Absolutbetrag, welcher der Dicke der Schicht (vorzugsweise einige hundert nm) und der dielektrischen Konstante des umgebenden Materials in geeigneter Weise angepasst ist. Dies ermöglicht die Bildung einer speziellen optischen Mode, die strikt auf Dimensionen begrenzt ist, welche sogar geringer als die Wellenlänge in dem Material sind, und zugleich mit sehr niedrigen Dämpfungsfaktoren in der Größenordnung von 10 cm^–1.
Ein Vorteil dieser Lösung besteht auch darin, dass es möglich ist, diese dotierte Schicht für die Herstellung eines elektrischen Kontakts mit dem aktiven Bereich des Lasers zu nutzen, wodurch die Verwendung undotierter Substrate ermöglicht wird, die weniger absorbierend sind als die gewöhnlich in QKL verwendeten dotierten Substrate.
Die Verwendung dieses Wellenleiters von neuartiger Konzeption gestattet optische Verluste in der realen Vorrichtung von kaum 17 cm^–1 mit einem Confinement-Faktor der Strahlung in dem aktiven Bereich von 0,46 bei einer Wellenlänge von 70 μm. Diese äußerst günstigen Eigenschaften ermöglichen, dass die Laserwirkung sogar mit aktiven Materialien erzielt wird, bei denen in diesem Bereich des elektromagnetischen Spektrums die Populationsinversion minimal und die Verstärkung begrenzt ist, wie es bei den bisher konstruierten QK-Strukturen der Fall ist.
Weitere Vorteile und Merkmale werden aus der folgenden genauen Beschreibung ersichtlich werden, die unter Bezugnahme auf die beigefügten Zeichnungen gegeben wird, wobei:
1 eine schematische perspektivische Ansicht einer Ausführungsform der vorliegenden Erfindung in einer Fabry-Perot-Laservorrichtung mit einem Stegresonator ist. Die Isolierschicht kann entfernt werden, was die Metallisierung des oberen Kontakts auf die Oberseite des Streifens beschränkt. Dies ist bei Streifenbreiten > 100 μm möglich;
2 eine graphische Darstellung ist, die das berechnete Profil der grundlegenden optischen TM-Mode zeigt, die durch das Vorhandensein einer 800 nm dicken Schicht aus GaAs, das mit 5 × 10¹⁸ cm^–3 n-dotiert ist, in nominell undotiertem GaAs eingeschlossen ist. Die Wellenlänge der Strahlung beträgt 70 μm;
3 eine graphische Darstellung ist, die das berechnete Profil der grundlegenden optischen TM-Mode innerhalb der fertigen Vorrichtung gemäß der Ausführungsform von 1 zeigt. Der obere Metallkontakt ist simuliert worden, wobei eine Dicke von 300 nm und die in der Literatur erhaltenen Werte für Gold bei der Betriebswellenlänge von 70 Mikrometern in die Berechnung eingeflossen sind. Der Dämpfungsfaktor der Mode beträgt etwa 17 cm^–1, mit einem Confinement-Faktor für den aktiven Bereich (angezeigt durch die graue Fläche) von 0,46;
4 eine graphische Darstellung ist, die das Emissionsspektrum von einer 1,2 mm langen und 150 μm breiten Facette der Ausführungsform der Fabry-Perot- Vorrichtung von 1 als eine Funktion des angelegten gepulsten Stromes zeigt. Temperatur etwa 8 K; und
5 eine graphische Darstellung ist, die die abgegebene Leistung als eine Funktion des angelegten Stroms für die Vorrichtung von 1 bei verschiedenen Temperaturen zeigt. Die Laseremissionsschwelle beträgt etwa 450 A/cm². Maximale Betriebstemperatur 45 K.
Bezugnehmend auf 1 umfasst ein Halbleiterlaser 1 einen aktiven Bereich 12, der eine stimulierte Emission von Strahlung mit einer zentralen Wellenlänge im fernen Infrarotbereich als Reaktion auf eine ihm zugeführte Pumpenergie erzeugen kann.
Der aktive Bereich 12 wird an seiner Unterseite durch eine dünne Wellenleiterschicht 16 begrenzt, die zwischen dem aktiven Bereich 12 und einem Substrat 18 angeordnet ist. Die Leiterschicht 16 bildet somit eine Grenzfläche 16a mit dem aktiven Bereich 12 und eine Grenzfläche 16b mit dem Substrat 18.
Die Leiterschicht 16 wird von einem Halbleiter mit hoher Dotierung gebildet, vorzugsweise mit einer Konzentration von Majoritätsträgern in der Größenordnung von 10¹⁸ cm^–3.
Die dünne, hochdotierte Halbleiterschicht 16 befindet sich in einem solchen Zustand, dass die Plasmafrequenz des Elektronengases im mittleren Infrarotbereich liegt und der Realteil der dielektrischen Konstante der Schicht daher bei Frequenzen im THz-Bereich negativ wird, während er (im Absolutbetrag) in einer Größenordnung bleibt, die mehr oder weniger mit der eines undotierten Halbleiters vergleichbar ist. Wie in 2 zu erkennen, ermöglicht unter diesen Umständen eine dünne Schicht, welche die Eigenschaften der Schicht 16 besitzt und in eine normale Halbleiterstruktur eingefügt ist, die Bildung einer TM-Mode, die stark auf die nahe Umgebung der Schicht begrenzt ist. Das berechnete Intensitätsprofil für eine Mode dieser Art bei der Wellenlänge von 70 μm in einer undotierten GaAs-Probe mit einer darin befindlichen 800 nm dicken Schicht aus GaAs, die mit 5 × 10¹⁸ cm^–3 n-dotiert ist, ist in dieser Zeichnung dargestellt. Man wird bemerken, dass die Strahlung auf eine Gesamtdicke von ungefähr einem Zehntel eines Mikrometers begrenzt ist, mit einem ausgeprägten Maximum um die dotierte Schicht, jedoch mit sehr geringer Intensität in deren Innern.
Der physikalische Ursprung dieser Mode kann qualitativ auf folgende Weise verstanden werden. Die negative dielektrische Konstante ε₁ der dotierten Schicht bedeutet, dass deren Grenzschichten mit dem normalen Halbleiter Oberflächen plasmonmoden tragen kann. Die Tatsache, dass sie nur schwach negativ ist, bedingt jedoch eine beträchtliche Eindringtiefe in die dotierte Schicht, was zusammen mit deren minimaler Dicke eine Kopplung der Oberflächenplasmonen der beiden Grenzflächen zur Folge hat, so dass die neue, in 2 dargestellte Mode gebildet wird. Die räumliche Ausdehnung dieser Mode in dem umgebenden Halbleiter wird von dem Betrag der dielektrischen Konstante der dotierten Schicht bestimmt (der durch Veränderung des Dotierungsgrads modifiziert werden kann). Wie bereits bezüglich Gleichung (1) bemerkt, ist diese Ausdehnung faktisch in erster Näherung direkt proportional zur Wurzel von –(ε₁ + ε₂), und ein negativer, jedoch minimaler Re(ε₁) resultiert somit in einem engeren Confinement der Strahlung. In Anbetracht der geringen Dicke der dotierten Schicht im Verhältnis zu ihrem Absorptionskoeffizienten erhöht dies jedoch nicht in unzulässiger Weise die Verluste der Mode, wie im Falle eines einfachen Oberflächenplasmons. Das maximale Confinement wird genauer gesagt erreicht, wenn Re(ε₁ + ε₂) die Größenordnung von Im(ε₁ + ε₂) annimmt, das heißt, mit Dotierungen in der Größenordnung von 10¹⁸ cm^–3 für GaAs. Bei dieser Ausführungsform wird das beste Verhältnis zwischen Modenamplitude und Verlusten bei Verwendung einer n-Dotierung von 2 × 10¹⁸ cm^–3 und einer Dicke von 800 nm erzielt, was einem Absorptionskoeffizienten der Mode von kaum 7 cm^–1 entspricht, während das Confinement bei etwa zwanzig Mikrometern gehalten wird.
Weiterhin bezugnehmend auf 1 dient die Leiterschicht 16 vorteilhafterweise als eine Basis für die elektrische Kontaktierung des aktiven Bereichs 12 mittels eines Kontakts 20, der direkt auf der Schicht 16 angeordnet ist. Es ist somit möglich, undotierte Substrate zu verwenden, die im fernen Infrarot viel durchlässiger sind als die herkömmlich verwendeten. Bei dieser Ausführungsform der Laservorrichtung ist daher vorgesehen worden, die dotierte Schicht 16 direkt auf das undotierte GaAs-Substrat 18 aufzuwachsen und dann den nachstehend beschriebenen aktiven Bereich 12 (mit einer Dicke von etwa 11 Mikrometern) aufzuwachsen. An dieser Stelle erfordert die Notwendigkeit, einen weiteren Kontakt 22 vorzusehen, diesmal an der Oberseite des aktiven Bereichs 12, die Aufbringung einer Metallschicht.
Bei einer bevorzugten Ausführungsform der Laservorrichtung ist dieser Kontakt 22 direkt auf dem aktiven Bereich 12 angeordnet, so dass er mit diesem eine Grenzfläche 22a bildet. Außerhalb der Grenzfläche 22a ist der Kontakt 22 nur durch eine 200 nm dicke GaAs-Schicht 24, die mit 5 × 10¹⁸ cm^–3 dotiert ist, von dem aktiven Bereich 12 getrennt. Diese Konfiguration ermöglicht eine gute Leitfähigkeit des Kontakts. Auch kann zuvor eine Schicht 25 aus Isoliermaterial (zum Beispiel SiO₂ oder Si₃N₄) an den Seiten des Streifens (oder Stegs, der nachstehend ausführlicher erörtert werden wird) aufgebracht werden, wenn dessen seitliche Abmessungen (zum Beispiel < 100 μm) für die Verbindung (Bonden) eine Ausdehnung der Metallisierung des Kontakts 22 weit über die Breite des oben erwähnten Stegs hinaus erfordern (dies sind nicht per se die einzigen möglichen Lösungen, und es können andere geometrische Anordnungen für die Aufbringung des oberen Kontakts vorgesehen werden, ohne jedoch von dem Geist der Erfindung abzuweichen). Die besondere Folge dieser Wahl ist, dass ein weiteres Oberflächenplasmon, das an die Grenzfläche 22a mit dem Metall des Kontakts 22 gebunden ist, mit der Mode des Wellenleiters gemäß der vorliegenden Erfindung gemischt wird, was die in 3 dargestellte Mode der fertigen Vorrichtung zum Ergebnis hat. Der Anstieg bei den Verlusten ist weitgehend auf die Dotierung zurückzuführen, die, obwohl niedrig, im aktiven Bereich 12 erforderlich ist, und nur zu einem minimalen Teil auf die Anwesenheit des oberen Metallkontakts 22. Der Wert von etwa 17 cm^–1 ist in jedem Fall sehr niedrig für eine Wellenlänge von 70 Mikrometern. Der Confinement-Faktor Γ der Mode in dem aktiven Bereich beträgt 0,46. Diese Werte lassen die Notwendigkeit erkennen, in dem aktiven Bereich 12 eine Verstärkung von wenigstens 30–40 cm^–1 zu erreichen.
Bei einer Ausführungsform der Laservorrichtung gemäß der vorliegenden Erfindung beruht der aktive Bereich 12 auf der Verwendung von GaAs/Al_0,15Ga_0,85As-Übergittern. Natürlich ist die Erfindung nicht auf diese spezielle Art eines aktiven Bereichs des Lasers beschränkt, da die Erfindung allgemein auf TM-polarisierte THz-Emitter anwendbar ist. Bei dieser Ausführungsform wird die Populationsinversion durch Elektroneninjektion zwischen den Zuständen an der Kante des ersten Energie-Minigaps in dem oben erwähnten Übergitter erreicht. Insbesondere werden Übergitter variabler Periode bzw. "gechirpte" Übergitter verwendet, was die Aufrechterhaltung gut delokalisierter Minibänder auch in Gegenwart des elektrischen Feldes ermöglicht, das für den Betrieb der Vorrichtung erforderlich ist (A. Tredicucci et al., Appl. Phys. Lett. 73, 2101, 1998 und F. Capasso et al., US-Patent 6,055,254). Die aktiven Bereiche von QK-Lasern längerer Wellenlänge beruhen auf dieser Methode (A. Tredicucci et al., Appl. Phys. Lett. 76, 2164, 2000, R. Colombelli et al., Appl. Phys. Lett. 78, 2620, 2001), und ihre Verwendung bei Energien, die geringer sind als die des optischen Phonons (das heißt bei den THz-Frequenzen), ist kürzlich diskutiert worden (Köhler et al., Appl. Phys. Lett. 79, 3920, 2001). In dieser letzteren Veröffentlichung wurde ein spezielles Design des aktiven Materials vorgeschlagen, das zu Verstärkungen in der Größenordnung von 30 cm^–1 führen kann, die folglich mit der erfindungsgemäßen Wellenleiterkonfiguration kompatibel sind. Eine Reihe "gechirpter" Übergitter, die nominell identisch mit jenen sind, welche in Köhler et al., Appl. Phys. Lett. 79, 3920, 2001 beschrieben werden, und durch geeignete Schichten beabstandet sind, die entsprechend dem üblichen Layout von QKL dafür ausgelegt sind, die Elektronen aus dem ersten Miniband eines Übergitters zu extrahieren und sie in das zweite Miniband desjenigen der folgenden Periode zu injizieren, ist daher in dem für das aktive Material des Lasers vorgesehenen Bereich aufgewachsen worden. Um die erforderlichen 11 Mikrometer abzudecken, war eine Gesamtmenge von 104 ÜG-Einheiten/Injektor erforderlich. Die vollständige Struktur der hergestellten Probe, die imstande war, mit einer zentralen Wellenlänge von λ = 69 μm zu emittieren, ist im Detail in der untenstehenden Tabelle 1 angegeben. Diese Struktur besitzt eine Gesamtdicke von 11,9643 μm plus der Dicke des Substrats.
TABELLE 1
Die Strukturen des Injektors und der aktiven Zone, die in Tabelle 1 aufscheinen, sind jeweils in den untenstehenden Tabellen 2 und 3 angegeben.
TABELLE 2
TABELLE 3
Die Probe wurde dann durch Nassätzung zu Streifen (Stegen) von etwa 150 Mikrometern Breite verarbeitet, um die Schicht mit hoher Dotierung freizulegen. Es wurde dann ein Metallisierungsschritt durch thermische Verdampfung von Au/Ge durchgeführt, um die Kontakte getrennt auf den zwei Zonen hoher Dotierung, über und unter dem aktiven Bereich, auszubilden, wie dies in 1 dargestellt ist. In Anbetracht der Abmessungen der Vorrichtung war vorgesehen, eine Drahtverbindung (Bonding) direkt auf den Kontakten auszuführen, sowohl auf der Oberseite der Stege als auch an den Seiten. Bei dünneren Stegen wäre es erforderlich, eine Isolierschicht zu verwenden, um über eine Metalloberfläche von ausreichender Größe für das Bonden zu verfügen (siehe 1). Die Streifen wurden dann durch Spaltung entlang Kristallebenen senkrecht zu den Streifen zu Lasern von etwa 1,2 mm Länge definiert. Dies hinterließ zwei Facetten an den Enden jedes Streifens, die als Spiegel wirken, um den Laserresonator zu begrenzen. Die Vorrichtungen wurden dann mit einer In/Ag-Paste auf Kupferstäbe geschweißt und für die Messungen in einem Kryostaten mit einem kontinuierlichen Heliumstrom montiert. Natürlich hängt die Wahl der Geometrie und der Eigenschaften des Resonators nicht direkt mit der Art des verwendeten Wellenleiters zusammen, und es können andere Konfigurationen (zylindrische Resonatoren, Resonatoren mit verteilter Rückkopplung, Facetten mit dielektrischer Beschichtung etc.) hergestellt werden, ohne dass hierdurch der Geist der Erfindung verändert würde.
4 zeigt das Emissionsspektrum von einer Facette, gemessen bei 8 K mit einem Fourier-Transformations-Interferometer und einem Si-Bolometer, als eine Funktion des Versorgungsstromes der Vorrichtung. Es wurden Züge von 750 Impulsen (Dauer 200 ns, Periode 2 μs) verwendet, die mit einer Frequenz von 333 Hz wiederholt wurden. Dies erfolgte, um eine mit der Antwortfrequenz des Bolometers vergleichbare Frequenz zu erhalten, ohne jedoch die Probe zu stark zu erwärmen. Es kann ein Emissionspeak bei etwa 18 meV beobachtet werden, der gut mit der Separationsenergie zwischen den ersten zwei Minibändern des Übergitters übereinstimmt. Mit steigendem Strom steigt die Intensität des Signals schnell an, mit einer zunehmenden Verschmälerung der Linienbreite bis zu einem Strom von etwa 880 mA, der die Laserschwelle bezeichnet. Darüber steigt die Leistung um mehrere Größenordnungen bis auf einen Maximalwert von einigen mW an, und die Emission ist in einer einzigen Mode des Resonators mit einer Breite von weniger als einem Zehntel eines cm^–1 (die Auflösung des verwendeten Spektrometers) konzentriert.
Die Kurve der abgegebenen Leistung als eine Funktion des Stromes ist in 5 für verschiedene Temperaturen angegeben. Das für Laseremission typische Schwellenverhalten ist gut dargestellt, mit einer maximalen Betriebstemperatur von etwa 45 K.
Die Leistung der oben beschriebenen Ausführungsform der Vorrichtung ist immer noch recht begrenzt, es wird jedoch betont, dass dies bloß eine erste experimentelle Konstruktion ist. Tatsächlich gibt es verschiedene mögliche Veränderungen, welche die Erreichung beträchtlicher zukünftiger Verbesserungen möglich machen. Zum Beispiel wird erwartet, dass einige einfache Lösungen wie eine Verringerung der seitlichen Abmessungen der Vorrichtung, die Verwendung längerer Stege und die Beschichtung der Facetten zur Steigerung ihres Reflexionsvermögens zu drastischen Verbesserungen hinsichtlich Leistung, Maximaltemperatur und Dauerbetriebsfähigkeit führen werden. Die Geometrie des Wellenleiters kann wiederum zum Beispiel bei Verwendung dickerer aktiver Bereiche oder mit einer anderen Anordnung des oberen Kontakts verbessert werden. Das Verhalten der Vorrichtung der Erfindung, wie sie in der oben beschriebenen Ausführungsform verwirklicht ist, ist jedoch per se ausgezeichnet, mit sehr geringen Verlusten und hohen Confinement-Faktoren. Ihre Anwendbarkeit bei verschiedenen Frequenzen und mit verschiedenen aktiven Bereichen im gesamten 1–10-THz-Bereich ist gewährleistet.

Claims

Halbleiterlaser, umfassend: – einen Aktivbereich (12), der als Reaktion auf eine darauf aufgebrachte Pumpenergie eine stimulierte Strahlungsemission mit einer zentralen Wellenlänge λ im fernen Infrarotbereich produzieren kann, und – mindestens einen Eingrenzungsbereich (16, 18, 22), der geeignet ist, die Strahlung im Aktivbereich (12) einzugrenzen, und der mindestens eine Grenzfläche (16a, 16b, 22a) zwischen benachbarten Schichten umfasst, die geeignet ist, Oberflächenplasmonmoden aufzunehmen, die durch eine Interaktion der Grenzfläche mit der Strahlung generiert wurden, und – der mindestens eine Eingrenzungsbereich (16, 18, 22) eine Wellenleiterschicht (16) umfasst, die auf gegenüber liegenden Seiten von einer ersten Grenzfläche und einer zweiten Grenzfläche (16a, 16b) begrenzt wird, dadurch gekennzeichnet, dass die Wellenleiterschicht (16) dermaßen dotiert ist, dass die erste und die zweite Grenzfläche (16a, 16b) geeignet sind, jeweils die Oberflächenplasmonmoden aufzunehmen, wobei die Wellenleiterschicht (16) eine Dicke d besitzt, welche die Akkumulation der Oberflächenplasmonmoden in der Nähe der ersten und zweiten Grenzfläche (16a, 16b) außerhalb der Wellenleiterschicht (16) und im Wesentlichen eine Unterdrückung der Oberflächenplasmonmoden innerhalb der Wellenleiterschicht bewirkt.
Laser gemäß Anspruch 1, bei dem die Oberflächenplasmonmoden der ersten und zweiten Grenzflächen (16a, 16b) wechselseitig gekoppelt sind.
Laser gemäß Anspruch 2, bei dem die Wellenleiterschicht (16) eine dielektrische Konstante ε₁ mit einem negativen Realteil bei der Wellenlänge λ der Strahlung besitzt, und zwischen Bereichen (12, 18) mit einer dielektrischen Konstante ε₂ mit einem positiven Realteil, aber einem Modul der selben Größenordnung wie die dielektrische Konstante ε₁ der Wellenleiterschicht bei der Wellenlänge λ der Strahlung eingebracht ist.
Laser gemäß Anspruch 3, bei dem der Realteil der Summe der dielektrischen Konstanten der Wellenleiterschicht (16) und der Bereiche (12, 18), zwischen denen die Wellenleiterschicht eingebracht ist, dieselbe Größenordnung aufweist wie der Imaginärteil der Summe bei der Wellenlänge λ der Strahlung.
Laser gemäß einem der voranstehenden Ansprüche, bei dem der Aktivbereich (12) einen Quantenkaskaden-Aktivbereich umfasst.
Laser gemäß Anspruch 5, bei dem der Aktivbereich eine Struktur mit GaAs/Al_0,15Ga_0,85As Überstrukturgittern mit nicht-uniformer Periode umfasst.
Laser gemäß einem der voranstehenden Ansprüche, bei dem die Wellenleiterschicht (16) zwischen dem Aktivbereich (12) und einem Substratbereich (18) eingebracht ist.
Laser gemäß Anspruch 7, bei dem die Wellenleiterschicht (16) in Kontakt mit dem Aktivbereich (12) ist.
Laser gemäß einem der voranstehenden Ansprüche, des weiteren einen ersten elektrischen Kontaktbereich (20) umfassend, der unmittelbar auf der Wellenleiterschicht (16) angebracht ist.
Laser gemäß einem der voranstehenden Ansprüche, des weiteren einen zweiten elektrischen Kontaktbereich (22) umfassend, der unmittelbar auf dem Aktivbereich (12) angebracht ist.
Laser gemäß einem der voranstehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass er eine stimulierte Emission von Strahlung einer Frequenz zwischen 1 und 10 THz produziert.
Laser gemäß einem der voranstehenden Ansprüche, bei dem die Dicke d der Wellenleiterschicht (16) in der Größenordnung von 100 nm liegt.
Laser gemäß einem der voranstehenden Ansprüche, bei dem die Wellenleiterschicht (16) durch einen Halbleiter vom n-Typ gebildet wird, bei dem die Konzentration von Elektronen in der Größenordnung von 10¹⁸ cm^–3 liegt.