WO2007087959A1 - Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächenemittierenden halbleiterlaser - Google Patents

Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächenemittierenden halbleiterlaser Download PDF

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WO2007087959A1
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semiconductor
laser
semiconductor device
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Nicola Schulz
Marcel Rattunde
Joachim Wagner
Svent-Simon Beyertt
Uwe Brauch
Thomas KÜBLER
Adolf Giesen
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Fraunhofer-Gesellschaft zur Förderung der angewandten Forschung e.V.
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    • H01S5/343—Structure or shape of the active region; Materials used for the active region comprising quantum well or superlattice structures, e.g. single quantum well [SQW] lasers, multiple quantum well [MQW] lasers or graded index separate confinement heterostructure [GRINSCH] lasers in AIIIBV compounds, e.g. AlGaAs-laser, InP-based laser
    • H01S5/34306—Structure or shape of the active region; Materials used for the active region comprising quantum well or superlattice structures, e.g. single quantum well [SQW] lasers, multiple quantum well [MQW] lasers or graded index separate confinement heterostructure [GRINSCH] lasers in AIIIBV compounds, e.g. AlGaAs-laser, InP-based laser emitting light at a wavelength longer than 1000nm, e.g. InP based 1300 and 1500nm lasers

Definitions

  • the invention is in the field of semiconductor lasers, specifically the semiconductor wafer lasers
  • VCSEL Vertical External Cavity Surface Emitting Laser
  • VCSEL Vertical Cavity Surface Emitting Laser
  • Quantum wells for electrons lifted into the conduction band or holes produced in the valence band provide special quantum states in potential wells.
  • the quantum wells are arranged in the course of the layering in such a way that they are positioned in antinodes within a stationary characteristic of the laser field in the resonator of the semiconductor laser.
  • optical radiation is introduced into the semiconductor body from a pump side by a separate pump laser, which is absorbed predominantly in the barrier layers, where electrons are lifted into the conduction band, which then migrate to the quantum wells and assume defined quantum states there.
  • the intensity profile of the pump radiation can be very different.
  • the simplest case is the exponential drop in the intensity of the pump radiation due to strong absorption in the barrier layers.
  • the pump radiation is reflected back into the active region by the Bragg reflector and an overlapping of two exponentially decreasing functions is established.
  • Another possibility is resonant pumping, when the absorption during a passage of the pump radiation through the active region is so small that the pump radiation between the Bragg reflector and the surface of the half-wave reflector is too small. ladder is reflected back and forth.
  • the thickness of the semiconductor structure is chosen such that it is resonant for a specific pump wavelength which impinges on the semiconductor structure at a certain angle of incidence (so-called "micro-resonator") Pump radiation off.
  • the quantum wells are not provided individually, but rather in groups very close to each other in the region of a laser field maximum in order to achieve a high efficiency of the laser.
  • the total length of the barrier layers / spacer layers can be chosen so that the pump radiation as a whole is absorbed as completely as possible.
  • the number of charge carriers stored in the quantum wells depends on the thickness of the barrier layers in the direct vicinity of the quantum well and on the other hand from the intensity of the pump radiation in the area of the quantum well or of the adjacent barrier layers.
  • the amount of charge carriers generated in the quantum wells approximately exponentially by the absorption of the pump power. Accordingly, the quantum wells, which are farther away from the pump side, are becoming less and less occupied by charge carriers. On the one hand, this leads to a On the other hand, the correspondingly weakly occupied quantum wells also directly absorb the laser radiation, which is fed by more densely occupied quantum wells. This increases the laser threshold and the efficiency of the laser decreases. Since this increases the charge carrier density in the quantum wells closer to the pump side, the losses there are also increased, since non-radiative recombination mechanisms with a high charge carrier density are more significant.
  • the task of optimizing a corresponding laser is to ensure that the quantum wells are filled as uniformly as possible with charge carriers.
  • the invention accordingly relates to a semiconductor device for an optically pumped surface-emitting semiconductor laser having a semiconductor body with a plurality of groups of quantum wells spaced apart from one another in the direction of irradiation of the pump radiation and having at least one absorption layer arranged between two groups, which are arranged in a resonator.
  • Such a semiconductor laser arrangement is already known, for example, from US Pat. No. 6,859,481 B2 to J. Zheng et al. known.
  • the goal of uniformly filling different quantum wells is there attempted by providing the absorption layers with different thicknesses.
  • the first absorption layer closest to the pumping side is designed to be at least twice thinner than the remaining absorption layers, in order to find the exponential damping of the absorption layer Pump radiation at the steepest runs, not allow too many charge carriers through the thinness of the absorption layer in the corresponding nearest quantum well.
  • the absorption layer farthest from the pump side is made thicker than the other absorption layers.
  • the object of the present invention is to combine the highest possible laser efficiency with a low laser threshold, and to achieve this with the simplest and simplest possible structure of the semiconductor body.
  • the object is achieved in that at least two groups of quantum wells have different numbers of quantum wells.
  • the invention is based on the finding that the number of charge carriers in a quantum well, on the one hand, depends on the thickness of the surrounding distance layers and on the probability that charge carriers corresponding to them are absorbed into the conduction band by absorption of the pump radiation Number of quantum wells available in the immediate vicinity is given.
  • the charge carriers generated are distributed over a larger number of pots and the number per quantum well decreases, so that the number of quantum wells per group can control the charge carrier density in the individual quantum wells .
  • the individual quantum wells of a group are separated from each other by only very thin layers and the thickness of a quantum well formed by a layer is very small compared to the thickness of a spacer layer, so that a plurality of quantum wells can easily be arranged one behind the other in a maximum of the laser field within the resonator.
  • a quantum well group does not have to be arranged in every maximum of the laser field.
  • the invention makes it possible to set up the number of quantum wells per group such that the charge carrier density in the quantum wells is the same for all quantum wells independently of the distance from the pump side and thus imbalances in the quantum wells
  • Quantum wells absorb laser radiation and thus interfere with the operation of the laser.
  • the relative fluctuation (standard deviation) of the charge carrier densities in the individual groups can thus be significantly reduced.
  • This also means that when the laser threshold in the optimized structure is reached, all quantum wells have optical gain and thus the efficiency of the laser is optimized.
  • the laser threshold is significantly reduced (theoretically by about 30%).
  • VECSEL Structure lies in the fact that they are already dige epitaxy of a VECSEL structure does not become even more complex. There are no additional, different layers added, but only the thickness of existing layers varies or additional quantum wells of the known type, the number per quantum well group is varied.
  • the invention can be used advantageously in both VECSEL and VCSEL types of optically pumped semiconductor lasers.
  • the aim is to occupy the majority of these field maxima with groups of quantum wells within the semiconductor body and therefore to provide more than two groups of quantum wells. As a result, the laser power increases and the pump power is effectively utilized.
  • the number of quantum wells per group, starting from the pump side is reduced substantially exponentially, if possible.
  • the term "group of quantum wells” is to be understood such that such a group can exceptionally also contain zero quantum wells and that the individual groups are arranged approximately in the laser field maxima along the laser field in the resonator.
  • the object according to the invention to place substantially the same charge carrier densities in the quantum wells, as described above, achieved by adjusting the number of quantum wells in the individual groups, not primarily by different thicknesses of the absorption layers.
  • the spacer layer thicknesses can also be varied to some extent, so that individual QW groups are slightly shifted with respect to the laser field maximum in order to achieve a further homogenization of the charge of the quantum wells.
  • the first spacer layer seen from the pump side may be somewhat thinner than the remaining spacer layers.
  • the displacement of individual quantum well groups from the maximum of the laser radiation or from the maximum of the pump radiation can be further optimized. If, for example, the calculation shows that a group of quantum wells would have to contain 0.6 quantum wells in order to do justice to the exponential distribution of the intensity of the pump radiation, a quantum well is normally arranged there in the normal case. Since this tends to be higher than the optimized theoretical distribution, it can be thought about thickening the neighboring spacer layers slightly compared to the average. Conversely, when rounding off the number of quantum wells, thinning of the adjacent spacer layers may be advantageous.
  • the thickness of quantum well group and adjacent spacer layer is always about half the laser wavelength (distance between the maxima of the laser radiation intensity).
  • the associated spacer layers are each of different thicknesses. If the position of a quantum well group is displaced, the thickness of the associated adjacent spacer layers changes, but the thickness of all spacer layers remains unchanged.
  • the energy of the pump radiation can be reduced, its wavelength increased and approximated to the laser wavelength.
  • the ratio of the power absorbed in the barriers to the power absorbed in the quantum wells is supposed to be increased. in favor of the quantum wells, so that the pump radiation is no longer predominantly absorbed in the absorption layers but in the quantum wells themselves. This results due to the small extent of the formed as thin layers
  • Quantum wells in the propagation direction of the pump radiation that in each case only a small part of the pump radiation can be absorbed in the quantum wells.
  • it is provided to reflect the pump radiation in the semiconductor body and to allow it to pass through the semiconductor body and thus the quantum wells several times.
  • a mirror for example in the form of a Bragg reflector, can be provided at the end of the semiconductor body, specifically for the pump radiation. Since the laser arrangement already has a Bragg reflector for the laser radiation, a Bragg reflector, which also reflects the pump radiation in addition to the laser radiation, or a simple Bragg reflector combined with a metal coating can be provided there.
  • the pump radiation is reflected several times in the semiconductor body. If a resonance is set as a function of the angle of incidence of the pump radiation between the boundary surface on the pump side and the mirror on the opposite side of the semiconductor body, this results in a suitable resonance length and thus an excessive amplitude of the stationary pump field, which is desirable for optimized absorption of the pump radiation ,
  • the intensity maxima of the two stationary fields along the Semiconductor body Due to the wavelength difference between the laser radiation and the pump radiation, the intensity maxima of the two stationary fields along the Semiconductor body, however, distributed differently.
  • the quantum wells must each be positioned in the maxima of the laser field in order to ensure an optimized laser gain.
  • the quantum wells should be as close as possible to the maxima of the pump radiation.
  • Quantum wells which are located in the maxima of the laser field, but absorb no pump power there, have a negative effect on the effectiveness of the laser, since they absorb from the laser radiation power that does not come to profit with the laser power.
  • quantum wells are placed only at those positions where the intensity of an intended pump field standing at a wavelength different from that of the laser radiation exceeds a certain value.
  • the groups of quantum wells are at the same time advantageously in the narrow range of the intensity maximum of the laser field, but may be displaced, for example, by an amount against the maximum of the laser radiation, which is smaller than the thickness of the immediately adjacent spacer layer.
  • Quantum wells are used in resonant optical pumping directly into the
  • Quantum wells advantageously arranged where the overlap of the antinodes of the intensities of the laser field and the pump field is large.
  • the quantity of absorbed pump radiation is dependent on the positioning of the quantum wells with respect to the intensity maxima of the pump radiation.
  • the absolute contribution of a quantum well follows a weight function, which depends on the confinement factor of the quantum well with the laser field and on the inclusion factor of the quantum well with the pump field.
  • the inclusion factors F L of a quantum well with the laser field and Fp of the quantum well with the pump field are each a measure of the overlap of the quantum well with the respective field (cf., for example, Corzine et al., IEEE J. Quantum Electronics, Vol. 1513, 1989).
  • the product of the inclusion factors F L of the laser and F P of the pump radiation at this position can serve as a guide for the placement of a quantum well at a certain location in the resonator since the charge carrier density in a quantum well is proportional to the absorbed pump power and the laser gain is approximately proportional to the carrier density in the respective quantum well.
  • individual quantum wells can only be placed at those positions where the product Ti xr p (weight function) is within a certain range of values. If the weight function lies within a larger spatial interval within the range of values for the positioning tion of a quantum well, several quantum wells are placed in this interval, so that the placement of several individual quantum wells in close proximity to each other results in a quantum well group again in this interval.
  • the weighting function can be located in several regions of the semiconductor within the range of values for the placement of a quantum well, wherein these regions can each have different sized spatial expansions. This results in a variation of the number of quantum wells in the groups, and in extreme cases, some groups remain unoccupied. As a result, however, the laser gain is evenly distributed among the quantum wells and thus an optimized function of the laser is achieved.
  • Other weight functions which (inter alia) depend on the inclusion factors F L and F P with the Qanten pot at the position z, can also be used as a guide.
  • the number of quantum wells in each group can be selected such that the respective assigned value of the weight function is within a certain value range.
  • This embodiment of the optically pumped semiconductor laser can be used not only for the laser of the type VECSEL but also for VCSEL types.
  • a heat spreader thermally coupled to the pump body of the semiconductor body is arranged on the material of good thermal conductivity.
  • the heat spreader may be connected to a heat sink (eg copper holder).
  • the heat spreader is typically a body made of, for example, sapphire, silicon carbide, or a diamond material to dissipate the heat generated at the pump side of the semiconductor body. Therefore, the arrangement of the heat spreader on this page is optimal. There, the intensity of the pump radiation is greatest in a barrier-pumped semiconductor disk laser.
  • the excess energy difference in the active region of the semiconductor body is converted into heat by non-radiative processes.
  • High temperatures within the semiconductor are disadvantageous for laser operation. If certain limit temperatures are exceeded, they can also destroy the semiconductor body.
  • the heat dissipation occurs on the side opposite the pump side at the Bragg reflector, but especially at long wavelengths of the laser field, the thickness of the semiconductor body is often so large that no sufficiently good heat transfer is ensured by the thermal resistance of the individual layers. By a heat spreader on the pump side of the semiconductor body, a short heat transport path can be exploited.
  • a heat spreader can be optimally coupled by placing it on the semiconductor body at a distance of a few hundred nanometers.
  • Figure 4 shows the structure of a semiconductor laser
  • Figure 3 shows the intensity distribution of the laser field in the semiconductor device
  • Figure 4 shows the course of the intensity of the pump radiation in the semiconductor device in barrier pumps
  • Figure 5 shows the arrangement of Figure 4 with a different distribution of quantum wells
  • FIG. 6 shows an intensity distribution of the laser field and the pump field, both finding resonance conditions
  • FIG. 7 shows the arrangement from FIG. 6 with an optimized arrangement of quantum wells.
  • FIG. 1 schematically shows a semiconductor device 1 with a semiconductor body 2 which consists of a layer of different absorption layers 3, 4, 5, 6, 7, 8 and intervening groups 9, 10, 11, 12, 13 of quantum wells.
  • the groups 9, 10, 11, 12, 13 are shown schematically as thin layers, but in reality each of a group of consist of separate thin semiconductor layers, each of which forms a quantum well, the conduction band edge is lowered relative to the conduction band edge of the absorption layers 3, 4, 5, 6, 7, 8.
  • each of the quantum wells offers free charge carriers (electrons) quantum states that are excited and serve as upper energy states of the laser process.
  • a photon with the laser wavelength is emitted in the laser mode by stimulated emission.
  • the absorption layers 4, 5, 6, 7 are the same thickness in the figure.
  • the production of the semiconductor body 2 is simplified, while the layers 3 and 8 generally have a different thickness for geometrical reasons.
  • a differently thick design of the absorption layers, in particular the first absorption layer 3, is also possible from the pump side.
  • the pump side is in the figure above, beyond the heat spreader 14, which is transparent to the laser radiation and the pump radiation but has good thermal conductivity and can laterally protrude laterally over the stack of the semiconductor body in order to ensure effective heat distribution.
  • a heat sink 15 On the underside of the semiconductor body 2, a heat sink 15 is provided, so that the resulting heat loss is dissipated on both sides of the semiconductor body.
  • a Bragg reflector 16 which reflects the laser radiation with high efficiency.
  • a Bragg reflector for laser and pump radiation or a correspondingly high-quality metallization or a combination thereof can be provided there, insofar as the semiconductor laser is to be operated in such a way that the pumping power is absorbed directly in the quantum wells and, accordingly, a resonant pumping field is aimed for.
  • the present semiconductor body is used for a VEC-SEL (vertical external cavity surface laser). It may be, for example, a GaSb-based VECSEL with a wavelength of 2.33 microns. With such a design has already been an output power of 600 mW at a Auskopplungsgrad of 3.6% and at the same time
  • the second external mirror of the resonator of the VECSEL is shown in FIG. 2 and denoted by 17 there. At the same time, it acts as an output mirror and as a reflection mirror at the end of the resonator.
  • Arrow 18 indicates the decoupled laser power / laser radiation.
  • the arrow 19 denotes the distance outside of the semiconductor body 2, which is part of the resonator.
  • semiconductor lasers with more than two mirrors are also possible.
  • a pump arrangement with a pump radiation source 20 and a focusing optics 21, 22 is shown, which introduces the pump radiation into the semiconductor body 2.
  • the optically pumped and thus the laser radiation amplifying region in the semiconductor body 2 may be cylindrical and be about 100 micrometers in diameter.
  • the distance between the external mirror 17 and the semiconductor body 2 may be, for example, about 45 mm. Accordingly, the external mirror 17 on its side facing the resonator has a curvature with a radius of curvature of 50 mm.
  • the resonator is terminated on its underside with a Bragg mirror which usually has a reflectivity of more than 99% at the laser wavelength.
  • the figure 3 are used. There, the conduction band edge for the quantum wells 9, 10, 11 and the barrier layers / absorption layers 12, 13 lying between them is shown in the center. To the left towards the pump side, the semiconductor body is closed by a window 23. On the other, the pump side opposite side of the resonator is limited by the Bragg mirror 16 in this example.
  • the figure shows the periodic function 24 of the laser field intensity.
  • the quantum wells 9, 10, 11 are located equidistant at the points of greatest laser field intensity. In charge carriers located in them can thus maximally for the generation and Contribute reinforcement of the laser field.
  • This uniform distribution of the quantum wells (in this case one quantum well per maximum of the laser field) is called the RPG (resonant periodic gain) structure (Corzine et al., IEEE Journal of Quantum Electronics 25, No. 6, p. 1513 (1989)). ,
  • the intensity of the pump radiation in the first region 23 still shows no damping, since it passes through the so-called window layer, which hardly absorbs any of the radiation.
  • the intensity of the pump field has practically decreased to zero.
  • 26 denotes the curve representing the intensity of the laser field.
  • FIG. 5 shows a constellation similar to that shown in FIG. 4, with the difference that, according to FIG. 5, the groups of quantum wells, which are respectively arranged in the maxima of the laser field, have different numbers of quantum wells per group.
  • the total quantum well number is the same, as is the total thickness of the structure.
  • the irradiation of the pump radiation is denoted by 27 in FIG. 5, the intensity of the pump power also decreasing exponentially with respect to the Bragg reflector 16.
  • five quantum wells are arranged so close together that they are approximately at the maximum of the laser field intensity.
  • the second group 10 contains two quantum wells as well as the third group 11.
  • the fourth group 12 contains no quantum well, while the fifth group 13 has a single quantum well.
  • the charge carriers formed in the absorption layers around the fourth group 12 migrate to the second group 12 because of the absence of a quantum well in the fourth group 12
  • Quantum wells of the third group 11 and the quantum well of the fifth group 13 are quantum wells of the third group 11 and the quantum well of the fifth group 13.
  • the model calculation shows that the quantum pots of the first group average each one
  • FIG. 6 only the active region of the resonant pumping semiconductor device is shown in the quantum wells, indicated at 28.
  • both the laser field and the pump field are in a resonant state in the semiconductor body.
  • the pump radiation naturally has a shorter wavelength because it has a higher photon energy than the laser radiation, so that the two intensity distributions do not run in phase as a function of the respective angle of incidence.
  • the quantum wells which are present in the groups 29 to 35, are each arranged in the maxima of the laser field intensity. This means that when they are evenly filled with charge carriers, they optimally contribute to the generation of the laser radiation. can carry.
  • the structure shown reflects the principle of using resonant pump radiation to make the pump radiation relatively close in wavelength to the laser radiation in the quantum wells 29 to 35 themselves and not in between as in the example of FIGS. 3 to 5 Absorption layers is absorbed.
  • quantum wells where in the region of the intensity maximum of the laser field, a relatively high intensity of the pump radiation is present.
  • quantum wells should only be placed where the product of Ti and r p is within a certain range of values, resulting in quantum well groups with their respective numbers of quantum wells.
  • other weight functions dependent on T 1 and r p are also usable.
  • the quantum wells can optimally contribute to the laser field and the distribution of the pump field also ensures reliable filling of the quantum wells.
  • Quantum well groups are thus no longer necessarily centered in the maxima of the laser field.
  • Figure 7 shown. It turns out that a distribution of quantum wells in group 29, one quantum well in group 30, zero quantum wells in group 31, three quantum wells in group 32, four quantum wells in group 33, three quantum wells in group 34 and one quantum well in the group
  • This structure can not only be applied to optically pumped VECSEL semiconductor lasers, but also to optically pumped VCSEL lasers.

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Abstract

1. Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächenemittierenden Halbleiterlaser 2. Bei einer Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächenemittierenden Halbleiterlaser mit einem Halbleiterkörper (2) mit mehreren Gruppen (9, 10, 11, 12, 13) von Quantentöpfen und mit wenigstens einer zwischen zwei Gruppen angeordneten Absorptionsschicht (3, 4, 5, 6, 7, 8), die in einem Resonator angeordnet sind, ist gemäß der Erfindung vorgesehen, dass wenigstens zwei Gruppen von Quantentöpfen voneinander verschiedene Anzahlen von Quantentöpfen aufweisen. Die Struktur kann durch diese Maßnahme dahingehend optimiert werden, dass auch bei einer ungleichmäßigen Verteilung des Pumpfeldes in jedem der Quantentöpfe vergleichbare Ladungsträgerdichten erzeugt werden.

Description

Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächenemittierenden Halbleiterlaser
Die Erfindung liegt auf dem Gebiet der Halbleiterla- ser, und zwar speziell der Halbleiterscheibenlaser
VECSEL (Vertical External Cavity Surface Emitting Laser) bzw. VCSEL (Vertical Cavity Surface Emitting Laser) .
Es ist dies eine neue Kategorie von Halbleiterlasern, die eine hohe Ausgangsleistung, wie sie von Kantenemittern bekannt ist, mit einer guten Strahlqualität verbinden, die durch die hohe Symmetrie der Anordnung bedingt ist. Grundsätzliches über VECSEL ist in der Arbeit von Kuznetsov (M. Kuznetsov et al . "High Power Diode-Pumped Vertical-External-Cavity Surface- Emitting Semiconductor lasers with Circular TEM00 Beams", IEEE Photonics Technology Letters 9, Nr. 8, S. 1063 (1997) nachzulesen. Ein solcher Halbleiterla- ser weist in einem Resonator einen Halbleiterkörper auf, der aus verschiedenen Schichten besteht, wobei Barriereschichten bzw. Distanzschichten sich mit so genannten Quantentöpfen (engl.: quantum wells) abwechseln. Quantentöpfe und Barriereschichten haben unterschiedliche Bandlückenenergien, so dass die
Quantentöpfe für ins Leitungsband gehobene Elektronen bzw. im Valenzband erzeugte Löcher besondere Quanten- zustände in Potentialtöpfen zur Verfügung stellen. Die Quantentöpfe sind im Verlauf der Schichtung der- art angeordnet, dass sie in Schwingungsbäuchen innerhalb einer stationären Ausprägung des Laserfeldes in dem Resonator des Halbleiterlasers positioniert sind.
Zum Betrieb des Lasers wird von einer Pumpseite durch einen gesonderten Pumplaser optische Strahlung in den Halbleiterkörper eingebracht, die vorwiegend in den Barriereschichten absorbiert wird, wobei dort Elektronen ins Leitungsband gehoben werden, die danach zu den Quantentöpfen wandern und dort definierte Quan- tenzustände einnehmen.
Während innerhalb des Halbleiters immer eine stehende Welle der im Halbleiter erzeugten Laserstrahlung vorliegt, kann der Intensitätsverlauf der Pumpstrahlung sehr unterschiedlich sein. Hier ist der einfachste Fall der exponentielle Abfall der Intensität der Pumpstrahlung durch starke Absorption in den Barriere-Schichten. Weiter gibt es auch die Möglichkeit, dass die Pumpstrahlung durch den Bragg-Reflektor nochmals in den aktiven Bereich zurückgestrahlt wird und sich eine Überlagerung von zwei exponentiell abfallenden Funktionen einstellt. Eine weitere Möglichkeit ist das resonante Pumpen, wenn die Absorption bei einem Durchlauf der Pumpstrahlung durch den akti- ven Bereich so gering ist, dass die Pumpstrahlung zwischen Bragg-Reflektor und der Oberfläche des Halb- leiters hin und her reflektiert wird. Hierbei ist die Dicke der Halbleiterstruktur so gewählt, dass sie für eine bestimmte Pumpwellenlänge, die unter einem bestimmten Einfallswinkel auf die Halbleiterstruktur trifft, resonant ist (sog. „Mikro-Resonator") . Dann prägt sich so wie bei der Laserstrahlung eine stehende Welle der Pumpstrahlung aus.
Die Quantentöpfe werden nicht einzeln, sondern je- weils in Gruppen sehr nahe beieinander liegend im Bereich eines Laserfeldmaximums vorgesehen, um einen hohen Wirkungsgrad des Lasers zu erreichen.
Die Gesamtlänge der Barriereschichten / Distanz- schichten kann so gewählt werden, dass die Pumpstrahlung insgesamt möglichst vollständig absorbiert wird.
Nimmt man an, dass ein durch die Absorption der Pumpstrahlung generierter Ladungsträger aus der jeweili- gen Absorptionsschicht statistisch gesehen jeweils in den nächstliegenden Quantentopf wandert, so hängt die Zahl der in den Quantentöpfen gespeicherten Ladungsträger einerseits von der Dicke der Barriereschichten in der direkten Umgebung des Quantentopfs und ande- rerseits von der Intensität der Pumpstrahlung im Bereich des Quantentopfs bzw. der benachbarten Barriereschichten ab.
Wird davon ausgegangen, dass die Barriereschichten jeweils gleich dick sind, so nimmt mit wachsender
Entfernung von der Pumpseite die Menge der erzeugten Ladungsträger in den Quantentöpfen ungefähr exponen- tiell durch die Absorption der Pumpleistung ab. Entsprechend sind die Quantentöpfe, die von der Pumpsei- te weiter entfernt sind, immer schwächer mit Ladungsträgern besetzt. Dies führt einerseits zu einer un- gleichmäßigen Speisung des Laserfeldes, andererseits absorbieren die entsprechend schwach besetzten Quantentöpfe auch direkt die Laserstrahlung, die durch stärker besetzte Quantentöpfe gespeist wird. Dadurch steigt die Laserschwelle und die Effizienz des Lasers sinkt. Da sich hierdurch die Ladungsträgerdichte in den der Pumpseite näher gelegenen Quantentöpfen entsprechend erhöht, so vergrößern sich dort auch die Verluste, da nichtstrahlende Rekombinationsmechanis- men mit hoher Ladungsträgerdichte stärker zum Tragen kommen .
Es ergibt sich zur Optimierung eines entsprechenden Lasers die Aufgabe, dafür zu sorgen, dass die Quan- tentöpfe möglichst gleichmäßig mit Ladungsträgern besetzt werden.
Die Erfindung bezieht sich demnach auf eine Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächen- emittierenden Halbleiterlaser mit einem Halbleiterkörper mit mehreren in Richtung der Einstrahlung der PumpStrahlung voneinander beabstandeten Gruppen von Quantentöpfen und mit wenigstens einer zwischen zwei Gruppen angeordneten Absorptionsschicht, die in einem Resonator angeordnet sind.
Eine derartige Halbleiterlaseranordnung ist beispielsweise schon aus der US-Patentschrift 6 859 481 B2 von J. Zheng et al . bekannt. Das Ziel, verschiede- ne Quantentöpfe gleichmäßig zu besetzen, wird dort dadurch versucht zu erreichen, dass die Absorptionsschichten mit unterschiedlicher Dicke ausgestattet werden. Insbesondere die erste, der Pumpseite am nächsten liegende Absorptionsschicht wird mindestens zweimal dünner ausgelegt als die übrigen Absorptions- schichten, um dort, wo die exponentielle Dämpfung der Pumpstrahlung am steilsten verläuft, durch die Dünne der Absorptionsschicht in dem entsprechend am nächsten gelegenen Quantentopf nicht zu viele Ladungsträger zuzulassen.
Sinngemäß aus demselben Grund ist die am weitesten von der Pumpseite entfernte Absorptionsschicht dicker ausgebildet als die übrigen Absorptionsschichten.
Der vorliegenden Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, eine möglichst hohe Lasereffizienz mit einer geringen Laserschwelle zu verbinden, und dies mit einem möglichst einfachen und einfach herzustellenden Aufbau des Halbleiterkörpers zu erreichen.
Die Aufgabe wird erfindungsgemäß dadurch gelöst, dass wenigstens zwei Gruppen von Quantentöpfen unterschiedliche Anzahlen von Quantentöpfen aufweisen.
Der Erfindung liegt die Erkenntnis zugrunde, dass die Anzahl von Ladungsträgern in einem Quantentopf einerseits von der Dicke der umgebenden Distanzschichten und entsprechend der Wahrscheinlichkeit, dass dort durch Absorption der Pumpstrahlung entsprechende La- dungsträger ins Leitungsband gehoben werden abhängt, dass diese Ladungsträgerdichte jedoch auch durch die Anzahl der in der unmittelbaren Nähe zur Verfügung stehenden Quantentöpfe gegeben ist. Werden daher zwischen zwei Absorptionsschichten zusätzliche Quanten- topfe eingefügt, so verteilen sich die erzeugten Ladungsträger auf eine größere Anzahl von Töpfen und die Anzahl pro Quantentopf sinkt, so dass durch die Anzahl der Quantentöpfe pro Gruppe die Ladungsträgerdichte in den einzelnen Quantentöpfen gesteuert wer- den kann. Die einzelnen Quantentöpfe einer Gruppe sind dabei durch nur sehr dünne Schichten voneinander getrennt und die Dicke eines durch eine Schicht gebildeten Quantentopfs ist sehr klein gegenüber der Dicke einer Distanzschicht, so dass in einem Maximum des Laserfeldes innerhalb des Resonators leicht mehrere Quantentöpfe hintereinander angeordnet werden können. Dabei muss jedoch nicht in jedem Maximum des Laserfeldes eine Quantentopfgruppe angeordnet sein.
Durch die Erfindung kann die Zahl der Quantentöpfe pro Gruppe so eingerichtet werden, dass die Ladungsträgerdichte in den Quantentöpfen unabhängig von der Entfernung von der Pumpseite in etwa für alle Quan- tentöpfe gleich ist und damit Ungleichgewichte im
Beitrag der einzelnen Quantentopfgruppen zur Laserleistung und ebenso Ungleichgewichte bei der Produktion von Verlustwärme verringert bzw. verhindert werden können. Die Laserleistung und auch die Verlust- wärme können auf alle Quantentöpfe gleichmäßig verteilt werden. Die angestrebte Ladungsträgerdichte, die zu einer Transparenz für das Laserlicht führt, wird auch in allen Gruppen von Quantentöpfen mehr o- der weniger gleichzeitig erreicht. Es wird damit ver- hindert, dass einige Quantentöpfe die durch andere
Quantentöpfe erzeugte Laserstrahlung absorbieren und damit den Betrieb des Lasers stören. Die relative Schwankung (Standardabweichung) der Ladungsträgerdichten in den einzelnen Gruppen kann so deutlich re- duziert werden. Dies führt auch dazu, dass bei Erreichen der Laserschwelle in der optimierten Struktur alle Quantentöpfe optischen Gewinn aufweisen und somit die Effizienz des Lasers optimiert ist. Die Laserschwelle wird dabei erheblich (theoretisch um ca. 30%) reduziert. Ein Vorteil der erfindungsgemäßen
Struktur liegt darin, dass die ohnehin schon aufwen- dige Epitaxie einer VECSEL-Struktur nicht noch komplexer wird. Es werden keine zusätzlichen, andersartigen Schichten eingefügt, sondern lediglich die Dicke vorhandener Schichten variiert bzw. zusätzliche Quantentöpfe der bereits bekannten Art, deren Anzahl pro Quantentopf-Gruppe variiert wird. Die Erfindung lässt sich sowohl bei VECSEL- als auch bei VCSEL- Typen von optisch gepumpten Halbleiterlasern vorteilhaft anwenden .
Da bei den gängigen Bauarten von Halbleiterlasern innerhalb des Resonators eine Vielzahl von Laserfeldma- xima auftritt, wird angestrebt, die Mehrzahl dieser Feldmaxima mit Gruppen von Quantentöpfen innerhalb des Halbleiterkörpers zu besetzen und daher mehr als zwei Gruppen von Quantentöpfen vorzusehen. Dadurch steigt die Laserleistung und die Pumpleistung wird effektiv ausgenutzt.
Um den nicht-homogenen Intensitätsverlauf der Pumpstrahlung in den Absorptionsschichten angemessen zu berücksichtigen und die Pumpstrahlung optimal auszunutzen, ist vorteilhaft vorgesehen, dass sich die Anzahl der Quantentöpfe pro Gruppe, von der Pumpseite beginnend, sofern möglich im wesentlichen exponen- tiell verringert.
Da nur ganze Zahlen von Quantentöpfen pro Gruppe vorgesehen werden können, kann eine exponentielle Abhän- gigkeit der Anzahl von der Eindringtiefe der Pumpleistung selbstverständlich nur annähernd realisiert werden. Dies kann beispielsweise bei einer vorgegebenen Anzahl von 10 QWs in fünf Gruppen von Quantentöpfen durch eine Anzahl von fünf Quantentöpfen in der ersten Gruppe, zwei Quantentöpfen in der zweiten, zwei Quantentöpfen in der dritten, null Quantentöpfen in der vierten und einen Quantentopf in der fünften Gruppe realisiert sein.
Im Zusammenhang mit der vorliegenden Anmeldung ist daher der Begriff "Gruppe von Quantentöpfen" so zu verstehen, dass eine solche Gruppe ausnahmsweise auch null Quantentöpfe enthalten kann und dass die einzelnen Gruppen etwa in den Laserfeldmaxima entlang des Laserfeldes in dem Resonator angeordnet sind. Dabei wird die Aufgabe gemäß der Erfindung, im Wesentlichen gleiche Ladungsträgerdichten in den Quantentöpfen zu platzieren, wie oben beschrieben, durch Anpassung der Anzahl von Quantentöpfen in den einzelnen Gruppen erreicht, nicht primär durch unterschiedliche Dicken der Absorptionsschichten.
Dennoch können zusätzlich auch die Distanzschichtdicken in gewissen Maßen variiert werden, so dass einzelne QW-Gruppen in Bezug auf das Laserfeld-Maximum leicht verschoben sind, um eine weitere Vergleichmäßigung der Beschickung der Quantentöpfe zu erreichen. Beispielsweise kann die von der Pumpseite her gesehen erste Distanzschicht etwas dünner ausfallen als die übrigen Distanzschichten. Zudem ergibt sich das Prob- lern, dass die Anzahl von Quantentöpfen in jeder einzelnen Gruppe nur ganzzahlig geändert werden kann. Wenn sich nach der Berechnung der in den einzelnen Eindringtiefen des Halbleiterkörpers zur Verfügung stehenden Pumpleistung unter Berücksichtigung der Ab- sorption ein Idealbild der Verteilung von Quantentöpfen ergibt, das durch ganzzahlige Verteilung nicht zu erreichen ist, so kann dies durch geringfügige Variation der Schichtdicken der Distanzschichten sowie die Verschiebung einzelner Quantentopfgruppen aus dem Ma- ximum der Laserstrahlung oder aus dem Maximum der Pumpstrahlung weiter optimiert werden. Ergibt beispielsweise die Berechnung, dass eine Gruppe von Quantentöpfen 0,6 Quantentöpfe enthalten müss- te, um der exponentiellen Verteilung der Intensität der Pumpstrahlung gerecht zu werden, so wird dort im Normalfall selbstverständlich ein Quantentopf angeordnet. Da dies tendenziell über der optimierten theoretischen Verteilung liegt, kann darüber nachgedacht werden, die benachbarten Distanzschichten gegenüber dem Durchschnitt etwas zu verdicken. Umgekehrt kann bei einer Abrundung der Zahl der Quantentöpfe eine Verdünnung der benachbarten Distanzschichten vorteilhaft sein.
Soweit die einzelnen Quantentopfgruppen in benachbarten Maxima der Laserstrahlung angeordnet sind, beträgt also die Dicke aus Quantentopfgruppe und benachbarter Distanzschicht immer etwa eine halbe Läserwellenlänge (Abstand der Maxima der Laserstrah- lungsintensität) . Hat also die Halbleiterstruktur mehrere Quantentopfgruppen mit unterschiedlichen Anzahlen von Quantentöpfen, so sind die zugehörigen Distanzschichten jeweils unterschiedlich dick. Wird die Position einer Quantentopfgruppe verschoben, so ändert sich zwar die Dicke der zugehörigen benachbarten Distanzschichten, die Dicke aller Distanzschichten zusammen bleibt jedoch unverändert.
Zur Verringerung des Quantendefizits, das sich aus dem Quotienten aus Pumpwellenlänge und Laserwellenlänge ergibt, kann die Energie der Pumpstrahlung verringert, ihre Wellenlänge damit erhöht und der Laserwellenlänge angenähert werden. In der Folge soll damit erreicht werden, daß das Verhältnis der Leistung, die in den Barrieren absorbiert wird zu der Leistung, die in den Quantentöpfen absorbiert wird, sich zu- gunsten der Quantentöpfe verschiebt, damit die Pumpstrahlung überwiegend nicht mehr in den Absorptions- schichten, sondern in den Quantentöpfen selbst absorbiert wird. Dabei ergibt sich aufgrund der geringen Ausdehnung der als dünne Schichten ausgebildeten
Quantentöpfe in Ausbreitungsrichtung der Pumpstrahlung, dass jeweils nur ein geringer Teil der Pumpstrahlung in den Quantentöpfen absorbiert werden kann. Um den Wirkungsgrad dieses Mechanismus zu erhö- hen, ist vorgesehen, die Pumpstrahlung in dem Halbleiterkörper zu reflektieren und sie den Halbleiterkörper und damit die Quantentöpfe mehrfach durchlaufen zu lassen. Hierzu kann an dem Ende des Halbleiterkörpers speziell für die Pumpstrahlung ein Spie- gel, beispielsweise in Form eines Bragg-Reflektors vorgesehen sein. Da die Laseranordnung ohnehin einen Bragg-Reflektor für die Laserstrahlung aufweist, kann dort dann ein Bragg-Reflektor, der neben der Laserstrahlung auch die Pumpstrahlung reflektiert, oder ein einfacher Bragg-Reflektor kombiniert mit einer Metallbeschichtung vorgesehen werden.
Durch weitere Rückreflexion der Pumpstrahlung an der Pumpseite wird die Pumpstrahlung mehrfach in den Halbleiterkörper reflektiert. Wird in Abhängigkeit vom Einfallswinkel der Pumpstrahlung zwischen der Grenzfläche auf der Pumpseite und dem Spiegel auf der gegenüberliegenden Seite des Halbleiterkörpers eine Resonanz eingestellt, so ergibt sich eine passende Resonanzlänge und damit eine überhöhte Amplitude des stehenden Pumpfeldes, die für eine optimierte Absorption der Pumpstrahlung erwünscht ist.
Aufgrund der Wellenlängendifferenz zwischen der La- serstrahlung und der Pumpstrahlung sind die Intensi- tätsmaxima der beiden stehenden Felder entlang des Halbleiterkörpers jedoch unterschiedlich verteilt.
Einerseits müssen die Quantentöpfe jeweils in den Ma- xima des Laserfeldes positioniert sein, um einen op- timierten Lasergewinn sicherzustellen.
Andererseits sollten sich für eine Optimierung der Absorption der Pumpstrahlung die Quantentöpfe so nah wie möglich an den Maxima der Pumpstrahlung befinden. Quantentöpfe, die in den Maxima des Laserfeldes angeordnet sind, dort jedoch keine Pumpleistung absorbieren, wirken negativ auf die Effektivität des Lasers, da sie aus der Laserstrahlung Leistung absorbieren, die nicht mit Gewinn der Laserleistung zu Gute kommt.
Die genannten Anforderungen an die Positionierung der Quantentöpfe werden vorteilhaft dadurch erfüllt, dass nur an solchen Positionen Quantentöpfe platziert werden, wo die Intensität eines vorgesehenen, mit einer von der Laserstrahlung differierenden Wellenlänge, stehenden Pumpfeldes einen gewissen Wert überschreitet.
Dabei liegen die Gruppen von Quantentöpfen gleichzei- tig vorteilhaft im engen Bereich der Intensitätsmaxi- ma des Laserfeldes, können jedoch beispielsweise um einen Betrag gegen das Maximum der Laserstrahlung verschoben sein, der kleiner ist als die Dicke der unmittelbar angrenzenden Distanzschicht. Quantentöpfe werden beim resonanten optischen Pumpen direkt in die
Quantentöpfe vorteilhafterweise dort angeordnet, wo der Überlapp der Wellenbäuche der Intensitäten des Laserfeldes und des Pumpfeldes groß ist.
Mit diesen Maßnahmen wird einerseits der relative
Beitrag der Quantentöpfe zum Lasergewinn optimiert, dadurch dass die Quantentöpfe in den Punkten / Bereichen der Maximalintensität des Laserfeldes angeordnet sind, andererseits ist die Menge der absorbierten Pumpstrahlung von der Positionierung der Quantentöpfe in Bezug auf die Intensitätsmaxima der Pumpstrahlung abhängig .
Durch die Positionierung entlang des Resonators kann somit einerseits die Absorption aus dem Pumpfeld, an- dererseits der Beitrag zum Lasergewinn jedes einzelnen Quantentopfes eingestellt werden.
Der absolute Beitrag eines Quantentopfes folgt dabei einer Gewichtsfunktion, die vom Einschlussfaktor des Quantentopfs mit dem Laserfeld und vom Einschlussfaktor des Quantentopfs mit dem Pumpfeld abhängt. Die Einschlussfaktoren FL eines Quantentopfs mit dem Laserfeld und Fp des Quantentopfs mit dem Pumpfeld sind jeweils ein Maß für den Überlapp des Quantentopfs mit dem jeweiligen Feld (vgl. z.B. Corzine et al . , IEEE J. Quantum Electronics, Vol. 25, S. 1513, 1989).
Als Richtgröße für die Platzierung eines Quantentopfes an einer bestimmten Stelle im Resonator kann bei- spielsweise das Produkt der Einschlussfaktoren FL des Lasers und FP der Pumpstrahlung an dieser Position dienen, da die Ladungsträgerdichte in einem Quantentopf proportional zur absorbierten Pumpleistung ist und der Lasergewinn sich ungefähr proportional zur Ladungsträgerdichte in dem jeweiligen Quantentopf verhält. Einzelne Quantentöpfe können beispielsweise nur an solchen Positionen platziert werden, an denen das Produkt Ti x rp (Gewichtsfunktion) innerhalb eines bestimmten Wertebereiches liegt. Liegt die Ge- wichtsfunktion über ein größeres räumliches Intervall hinweg innerhalb des Wertebereichs für die Platzie- rung eines Quantentopfes, so werden in diesem Intervall mehrere Quantentöpfe platziert, so dass sich aus der Platzierung mehrerer einzelner Quantentöpfe in dichtem Abstand zueinander in diesem Intervall wieder eine Quantentopfgruppe ergibt. Die Gewichtsfunktion kann in mehreren Regionen des Halbleiters innerhalb des Wertebereichs zur Platzierung eines Quantentopfes liegen, wobei diese Regionen jeweils unterschiedlich große räumliche Ausdehnungen haben können. Dies führt zu einer Variation der Anzahl von Quantentöpfen in den Gruppen und im Extremfall dazu, dass einige Gruppen unbesetzt bleiben. Hierdurch wird jedoch der Lasergewinn gleichmäßig auf die Quantentöpfe aufgeteilt und damit eine optimierte Funktion des Lasers er- reicht. Auch andere Gewichtsfunktionen, die (u.a.) von den Einschlussfaktoren FL und FP mit dem Qanten- topf an der Position z abhängen, können als Richtgröße verwendet werden. Die Zahl der Quantentöpfe in jeder Gruppe kann dabei so gewählt werden, dass der je- weils zugeordnete Wert der Gewichtsfunktion innerhalb eines bestimmten Wertebereiches liegt.
Auch diese Ausgestaltung des optisch gepumpten Halbleiterlasers lässt sich nicht nur für die Laser des Typs VECSEL sondern auch für VCSEL-Typen anwenden.
Zur Optimierung der thermischen Eigenschaften der erfindungsgemäßen Halbleiteranordnung und des erfindungsgemäßen Halbleiterlasers kann es gemäß der Er- findung als vorteilhaft vorgesehen sein, dass auf der Pumpseite des Halbleiterkörpers ein mit diesem thermisch gekoppelter Wärmespreizer aus einem gut wärmeleitenden Material angeordnet ist. Der Wärmespreizer kann mit einer Wärmesenke (z.B. Kupfer-Halterung) verbunden sein. Der Wärmespreizer ist typischerweise ein Körper der z.B. aus Saphir, Siliziumkarbid oder einem Diamantwerkstoff bestehen kann, um die Wärme, die an der Pumpseite des Halbleiterkörpers entsteht, abzuleiten. Darum ist die Anordnung des Wärmespreizers an dieser Seite optimal. Dort ist die Intensität der Pumpstrahlung bei einem barrieregepumpten Halbleiter- Scheibenlaser am größten. Da die Energie der Pumpphotonen höher ist als die der Laserphotonen und aus je- dem Pumpphoton nur ein Laserphoton generiert werden kann, wird die überschüssige Energiedifferenz im aktiven Bereich des Halbleiterkörpers durch nicht strahlende Prozesse in Wärme umgewandelt. Hohe Temperaturen innerhalb des Halbleiters sind dabei nachtei- lig für den Laserbetrieb. Sie können bei Überschreitung bestimmter Grenztemperaturen auch den Halbleiterkörper zerstören. In der Regel geschieht die Wärmeabfuhr auf der der Pumpseite gegenüberliegenden Seite bei dem Braggreflektor, jedoch ist insbesondere bei langen Wellenlängen des Laserfeldes die Dicke des Halbleiterkörpers oft so groß, dass durch die Wärmewiderstände der einzelnen Schichten kein ausreichend guter Wärmetransport gewährleistet ist. Durch einen Wärmespreizer auf der Pumpseite des Halbleiterkörpers kann ein kurzer Wärmetransportweg ausgenutzt werden.
Es kann auch die Wärmesenke auf der der Pumpseite gegenüberliegenden Seite unterhalb des Braggreflektors zusätzlich beibehalten werden, so dass die thermische Energie beidseitig abgeführt wird. Ein Wärmespreizer kann optimal durch Aufsetzen auf den Halbleiterkörper im Abstand von wenigen hundert Nanometern angekoppelt werden. Dabei kann zusätzlich das "liquid capilarity bonding-Verfahren" angewendet werden, das beispielsweise in dem Artikel von Z. L. Liau, "Semiconductor waver bonding via liquid capilarity", Applied Physics letters 77, Nr. 5, S. 651 (2000), beschrieben ist. Insbesondere bei barrieregepumpten Halbleiter- Scheibenlasern mit der oben beschriebenen optimierten Struktur ist auf die beschriebene Weise die Wärmeab- fuhr auf der Pumpseite des Halbleiterkörpers optimiert, da sich dort wegen der hohen Pumpfeldintensität besonders viele Quantentöpfe befinden und entsprechend Verlustwärme produziert wird, die u.a. zu thermischen Leckeffekten führt.
Im Folgenden wird die Erfindung anhand eines Ausführungsbeispiels in einer Zeichnung gezeigt und anschließend beschrieben.
Dabei zeigt Figur 1 den prinzipiellen Aufbau der Halbleiteranordnung,
Figur 2 den Aufbau eines Halbleiterlasers, Figur 3 die Intensitätsverteilung des Laserfeldes in der Halbleiteranordnung, Figur 4 den Verlauf der Intensität der Pumpstrahlung in der Halbleiteranordnung bei Barrieren-Pumpen, Figur 5 die Anordnung aus der Figur 4 mit einer anderen Verteilung von Quantentöpfen,
Figur 6 eine Intensitätsverteilung des Laserfeldes und des Pumpfeldes, wobei beide Resonanzbedingungen finden,
Figur 7 die Anordnung aus Figur 6 mit einer optimierten Anordnung von Quantentöpfen.
Figur 1 zeigt schematisch eine Halbleiteranordnung 1 mit einem Halbleiterkörper 2, der als Schichtkörper aus verschiedenen Absorptionsschichten 3, 4, 5, 6, 7, 8 und dazwischenliegenden Gruppen 9, 10, 11, 12, 13 von Quantentöpfen besteht. Die Gruppen 9, 10, 11, 12, 13 sind schematisch als dünne Schichten dargestellt, die in Wirklichkeit jedoch aus je einer Gruppe von separaten dünnen Halbleiterschichten bestehen, deren jede einzelne einen Quantentopf bildet, dessen Leitungsbandkante gegenüber der Leitungsbandkante der Absorptionsschichten 3, 4, 5, 6, 7, 8 abgesenkt ist. Auf diese Weise bietet jeder der Quantentöpfe freien Ladungsträgern (Elektronen) Quantenzustände an, die angeregt sind und als obere Energiezustände des Laserprozesses dienen. Beim Rekombinieren von Elektroden und Löchern aus den genannten Zustandsniveaus für Elektroden und Löcher wird im Laserbetrieb durch stimulierte Emission je ein Photon mit der Laserwellenlänge abgegeben .
Die Absorptionsschichten 4, 5, 6, 7 sind in der Figur gleich dick. Dadurch wird die Herstellung des Halbleiterkörpers 2 vereinfacht, während die Schichten 3 und 8 in der Regel aus geometrischen Gründen eine andere Dicke aufweisen. Grundsätzlich ist jedoch auch eine unterschiedlich dicke Gestaltung der Absorpti- onsschichten, insbesondere der ersten Absorptionsschicht 3 von der Pumpseite her gesehen möglich. Die Pumpseite ist in der Figur oben, jenseits des Wär- mespreizers 14, der für die Laserstrahlung und die Pumpstrahlung transparent ist, jedoch eine gute Wär- meleitfähigkeit aufweist und über den Stapel des Halbleiterkörpers mehrseitig lateral hinausragen kann, um eine effektive Wärmeverteilung zu gewährleisten.
Auf der Unterseite des Halbleiterkörpers 2 ist eine Wärmesenke 15 vorgesehen, so dass die entstehende Verlustwärme auf beiden Seiten von dem Halbleiterkörper abgeführt wird. Zwischen den Absorptionsschichten und den Quantentöpfen einerseits und der Wärmesenke 15 andererseits liegt ein Braggreflektor 16, der mit hoher Effizienz die Laserstrahlung reflektiert. Al- ternativ kann dort entweder ein Braggreflektor für Laser- und Pumpstrahlung oder eine entsprechend hochwertige Metallisierung oder eine Kombination hiervon vorgesehen sein, soweit der Halbleiterlaser derart betrieben werden soll, dass die Pumpleistung direkt in den Quantentöpfen absorbiert wird und dementsprechend ein resonantes Pumpfeld angestrebt wird.
Der vorliegende Halbleiterkörper wird für einen VEC- SEL (vertical external cavity surface laser) verwendet. Es kann sich beispielsweise um ein GaSb- basierten VECSEL mit einer Wellenlänge von 2,33 Mikrometern handeln. Mit einer derartigen Bauart wurde bereits eine Ausgangsleistung von 600 mW bei einem Auskopplungsgrad von 3,6 % und gleichzeitig einer
Schwellpumpleistungsdichte von ca. 1000 W/cm2 gemessen. Insbesondere beim direkten Pumpen in die Quantentöpfe (resonante Bedingungen der PumpStrahlung) konnte bei einem GaAs -basierenden VECSEL bei λ = 1,0 μm die Ausgangsleistung gegenüber dem Barrierepumpen um 50 % gesteigert werden, da die Wärmelast durch Verlustwärme stark reduziert werden kann. Leistungsdichten bis zu 8 kW/cm2 für sechs Quantentöpfe konnten damit erreicht werden.
Der zweite externe Spiegel des Resonators des VECSEL ist in der Figur 2 dargestellt und dort mit 17 bezeichnet. Er wirkt gleichzeitig als Auskoppelspiegel und als Reflektionsspiegel zum Abschluss des Resona- tors . Mit dem Pfeil 18 ist die ausgekoppelte Laserleistung / Laserstrahlung bezeichnet. Der Pfeil 19 bezeichnet die Strecke außerhalb des Halbleiterkörpers 2, die Bestandteil des Resonators ist.
Hier ist anzumerken, dass auch Halbleiterlaser mit mehr als zwei Spiegeln möglich sind. Außerdem ist eine Pumpanordnung mit einer Pumpstrahlungsquelle 20 und einer Fokussieroptik 21, 22 dargestellt, die die Pumpstrahlung in den Halbleiterkörper 2 einbringt. Der optisch gepumpte und damit die La- serstrahlung verstärkende Bereich in dem Halbleiterkörper 2 kann zylinderförmig sein und im Durchmesser etwa 100 Mikrometer betragen.
Der Abstand zwischen dem externen Spiegel 17 und dem Halbleiterkörper 2 kann beispielsweise etwa 45 mm betragen. Entsprechend hat der externe Spiegel 17 auf seiner dem Resonator zugewandten Seite eine Krümmung mit einem Krümmungsradius von 50 mm.
Der Resonator ist auf seiner Unterseite wie schon erwähnt mit einem Braggspiegel abgeschlossen, der bei der Laserwellenlänge üblicherweise eine Reflektivität von mehr als 99 % aufweist.
Zur Erläuterung der Funktionsweise des Halbleiterlasers soll nun die Figur 3 herangezogen werden. Dort ist im Zentrum die Leitungsbandkante für die Quantentöpfe 9, 10, 11 und die dazwischenliegenden Barriere- schichten / Absorptionsschichten 12, 13 dargestellt. Nach links zur Pumpseite hin wird der Halbleiterkörper durch ein Fenster 23 abgeschlossen. Auf der anderen, der Pumpseite gegenüberliegenden Seite wird in diesem Beispiel der Resonator durch den Braggspiegel 16 begrenzt.
In der Figur ist die periodische Funktion 24 der Laserfeldintensität dargestellt. Die Quantentöpfe 9, 10, 11 befinden sich äquidistant an den Stellen der größten Laserfeldintensität. In ihnen befindliche Ladungsträger können somit maximal zur Erzeugung und Verstärkung des Laserfeldes beitragen. Diese Gleichverteilung der Quantentöpfe (hier jeweils ein Quantentopf pro Maximum des Laserfeldes) wird RPG (reso- nant periodic gain) -Struktur genannt (Corzine et al . , IEEE Journal of Quantum Electronics 25, Nr. 6, S. 1513 (1989) ) .
Für einen optimalen Betrieb dieser Struktur sollte gewährleistet sein, dass in jedem der Quantentöpfe 9, 10, 11 die Ladungsträgerdichte möglichst gleich ist, um eine hohe Effizienz des Lasers zu gewährleisten. Sind Quantentöpfe mit wesentlich geringerer Ladungsträgerdichte vorhanden, so wird dort die Laserstrahlung in dem Resonator absorbiert, was die Laserleis- tung verschlechtert. Andererseits ist es, wie die Figur 4 zeigt, schwierig, für alle Quantentöpfe in gleichem, ausreichendem Maß Ladungsträger zur Verfügung zu stellen, da, von links von der Pumpseite her eine Pumpstrahlung mit hoher Intensität eingestrahlt wird, die jedoch nach der in der Figur 4 mit 25 bezeichneten Funktion exponentiell gedämpft wird.
Dabei zeigt die Intensität der Pumpstrahlung im ersten Bereich 23 noch keine Dämpfung, da sie dort die sogenannte Fensterschicht durchläuft, die kaum etwas von der Strahlung absorbiert. Zum Ende der Halbleiteranordnung auf der rechten Seite hin hat die Intensität des Pumpfeldes praktisch bis auf Null abgenommen.
Dazwischen ist mit 26 die Kurve bezeichnet, die die Intensität des Laserfeldes darstellt.
Es zeigt sich, dass zwar jeweils zwei Quantentöpfe in den Intensitätsmaxima des Laserfeldes angeordnet sind, dass jedoch die zwischen diesen liegenden Bar- riereschichten von links nach rechts gesehen immer weniger von der Pumpstrahlung absorbieren können, da die Intensität der Pumpstrahlung nach rechts hin ex- ponentiell abnimmt. Entsprechend können auch nach rechts hin immer weniger Ladungsträger von den Absorptionsschichten in die jeweiligen Quantentöpfe wandern, so dass der Füllungsgrad der Quantentöpfe nach rechts hin stark abnimmt. Bei dem der Figur zugrunde liegenden Modell ist angenommen, dass die Ladungsträger von den Absorptionsschichten jeweils in die nächstliegenden Quantentöpfe wandern und dort verbleiben.
Bei der gezeigten Verteilung der Ladungsträger in den Quantentöpfen besteht einerseits die Gefahr, dass in den weiter rechts liegenden Quantentöpfen Laserstrahlung absorbiert wird, da diese noch nicht den Transparenzzustand erreicht haben, andererseits tragen die linken Quantentöpfe sehr stark zur Laserstrahlung bei, so dass dort aufgrund der hohen Ladungsträger- dichte in den QWs auch nicht strahlende Rekombinationseffekte entsprechend häufiger sind und dort der größte Teil der Verlustleistung in Form von Wärme entsteht. Dies bedeutet ein Ungleichgewicht bei der Entstehung von Verlustwärme und damit insgesamt einen ineffektiven Betrieb des Lasers. An den fünf Quantentopfgruppen, die innerhalb des Resonators dargestellt sind, ist jeweils abzulesen, welcher Anteil der Ladungsträger des Halbleiterkörpers in ihnen jeweils pro Quantentopf platziert ist. Bei einer Verteilung von jeweils zwei Quantentöpfen pro Laserfeldmaximum ergibt sich bezogen auf die im aktuellen Bereich absorbierte Leistung insgesamt einhundert Prozent mit abnehmender Verteilung.
Figur 5 zeigt eine Konstellation, die der in der Fi- gur 4 gezeigten ähnlich ist, mit dem Unterschied, dass gemäß der Figur 5 die Gruppen von Quantentöpfen, die jeweils in den Maxima des Laserfeldes angeordnet sind, unterschiedlich viele Quantentöpfe pro Gruppe aufweisen. Die Gesamt-Quantentopf-Anzahl ist gleich, ebenso die Gesamtdicke der Struktur.
Wie in der Figur 4, ist auch in der Figur 5 die Einstrahlung der Pumpstrahlung mit 27 bezeichnet, wobei auch hier die Intensität der Pumpleistung exponen- tiell zum Braggreflektor 16 hin abnimmt. Wieder sind 5 Gruppen von Quantentöpfen, wie gemäß Figur 4 vorgesehen, wobei die Gruppen mit 9, 10, 11, 12, 13 bezeichnet sind. In der ersten Gruppe 9 sind fünf Quantentöpfe angeordnet und zwar so nahe beieinander, dass sie näherungsweise im Maximum der Laserfeldintensität liegen.
Die zweite Gruppe 10 enthält zwei Quantentöpfe ebenso wie die dritte Gruppe 11. Die vierte Gruppe 12 enthält keinen Quantentopf, während die fünfte Gruppe 13 einen einzigen Quantentopf aufweist. Die in den Absorptionsschichten um die vierte Gruppe 12 herum entstehenden Ladungsträger wandern wegen des Fehlens ei- nes Quantentopfs in der vierten Gruppe 12 zu den
Quantentöpfen der dritten Gruppe 11 und dem Quantentopf der fünften Gruppe 13.
In der Modellrechnung ergibt sich, dass die Quanten- topfe der ersten Gruppe im Durchschnitt jeweils
10,8 % der freien Ladungsträger enthalten, diejenigen der zweiten Gruppe 9,8 %, diejenigen der dritten Gruppe 11 8,3 % und diejenigen der fünften Gruppe 13 9,9 %. Damit ergibt sich eine Minimierung der Stan- dardabweichung der Ladungsträgerdichten in den Quantentöpfen und somit eine verbesserte Funktion des La- sers mit einer Verringerung der Laserschwelle. Die Ladungsträgerdichten können geringfügig oberhalb der Transparenzladungsträgerdichte gehalten werden, so dass auch die thermische Verlustenergie optimal ver- teilt werden kann und eine Absorption der Laserstrahlung im Resonator auf ein Minimum reduziert wird. Der optische Gewinn der Struktur von Quantentöpfen ist in dem Beispiel optimal auf alle Quantentöpfe verteilt. Dies geschieht ausschließlich durch eine ungleichmä- ßige Verteilung der Quantentöpfe auf die verschiedenen Maxima der Laserfeldintensität. Geringfügige Variation der Schichtdicken wurde hier noch nicht durchgeführt .
In der Figur 6 ist lediglich der aktive Bereich der Halbleiteranordnung für resonantes Pumpen in die Quantentöpfe dargestellt, der mit 28 bezeichnet ist. Für die gezeigte Darstellung ist angenommen, dass sich sowohl das Laserfeld als auch das Pumpfeld in dem Halbleiterkörper in einem Resonanzzustand befinden. Beide Feldintensitätsverläufe sind durch Sinus - kurven dargestellt, wobei bei Z = O auf der Abszisse die Grenzfläche Halbleiter-Umgebung vorliegt und beide Intensitäten ein Maximum aufweisen.
Die Pumpstrahlung hat naturgemäß, da sie eine höhere Photonenenergie aufweist als die Laserstrahlung, eine kürzere Wellenlänge, so dass die beiden Intentsitäts- verteilungen abhängig von den jeweiligen Einfallswin- kein nicht phasengleich verlaufen.
Die Quantentöpfe, die in den Gruppen 29 bis 35 vorhanden sind, sind jeweils in den Maxima der Laserfeldintensität angeordnet. Das bedeutet, dass sie, wenn sie gleichmäßig mit Ladungsträgern aufgefüllt werden, optimal zur Erzeugung der Laserstrahlung bei- tragen können.
Die gezeigte Struktur spiegelt das Prinzip wider, mit einer resonanten Pumpstrahlung dafür zu sorgen, dass die bezüglich der Wellenlänge relativ nah bei der Laserstrahlung liegende Pumpstrahlung in den Quantentöpfen 29 bis 35 selbst und nicht wie bei dem Beispiel aus den Figuren 3 bis 5 in dazwischen liegenden Absorptionsschichten absorbiert wird.
Es ergibt sich somit die Notwendigkeit, dass die Gruppen von Quantentöpfen einerseits im Bereich eines Intensitatsmaximums des Laserfeldes, andererseits bei einem Intensitätsmaximum der Pumpstrahlung liegen. Eine Überschneidung dieser Bedingungen ist nur teilweise gegeben.
Es werden daher gemäß der Erfindung dort Quantentöpfe angeordnet, wo im Bereich des Intensitätsmaximums des Laserfeldes eine relativ hohe Intensität der Pumpstrahlung vorhanden ist. Grundsätzlich sollten Quantentöpfe nur dort platziert werden, wo das Produkt von Ti und rp in einem bestimmten Wertebereich liegt, wodurch sich Quantentopfgruppen mit ihren jeweiligen Anzahlen von Quantentöpfen ergeben. Es sind jedoch auch andere von T1 und rp abhängige Gewichtsfunktionen verwendbar. Dann können die Quantentöpfe optimal zum Laserfeld beitragen und es ist durch die Verteilung des Pumpfeldes auch für eine zuverlässige Fül- lung der Quantentöpfe gesorgt. Die Quantentöpfe bzw.
Quantentopfgruppen sind damit nicht mehr zwangsläufig in den Maxima des Laserfeldes zentriert.
Eine entsprechende Verteilung der Quantentöpfe auf die Gruppen mit der genannten Bedingung ist in der
Figur 7 dargestellt. Es zeigt sich, dass eine Vertei- lung von 3 Quantentöpfen in der Gruppe 29, einem Quantentopf in der Gruppe 30, null Quantentöpfen in der Gruppe 31, drei Quantentöpfen in der Gruppe 32, vier Quantentöpfen in der Gruppe 33, drei Quantentöp- fen in der Gruppe 34 und einem Quantentopf in der
Gruppe 35 sowie ein leichtes Verschieben der Quantentopfgruppen eine ideale Ausnutzung der Halbleiteranordnung erlaubt. Auch diese Struktur kann nicht nur bei optisch gepumpten VECSEL Halbleiterlasern, son- dem auch bei optisch gepumpten VCSEL-Lasern angewendet werden.

Claims

Patentansprüche
1. Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächeneraittierenden Halbleiterlaser mit mindestens einem Halbleiterkörper (2) mit mehreren in Richtung der Einstrahlung der Pumpstrahlung voneinander beabstandeten Gruppen (9, 10, 11, 12, 13) von Quantentöpfen und mit wenigstens einer zwischen zwei Gruppen angeordneten Distanzschicht (3, 4, 5, 6, 7, 8), die in einem Resonator angeordnet sind, d a d u r c h g e k e n n z e i c h n e t , dass wenigstens zwei Gruppen ( 9 , 10 , 11 , 12 , 13 ) von Quantentöpfen voneinander verschiedene Anzahlen von Quantentöpfen aufweisen.
2. Halbleiteranordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass sich die Anzahl der Quantentöpfe pro Gruppe (9, 10, 11, 12, 13) von Gruppe zu Gruppe, beginnend von der Seite her, von der die Pumpstrahlung eingestrahlt wird (Pumpseite) , verringert .
3. Halbleiteranordnung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, dass mehr als zwei Gruppen (9, 10, 11, 12, 13) von Quantentöpfen vorgesehen sind.
4. Halbleiteranordnung nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, dass sich die Anzahl der Quantentöpfe pro Gruppe (9, 10, 11, 12, 13) von der Pumpseite beginnend, Gruppe für Gruppe verrin- gert .
5. Halbleiteranordnung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, dass sich die Anzahl der Quantentöpfe pro Gruppe (9, 10, 11, 12, 13) von der Pumpseite beginnend, Gruppe für Gruppe exponen- tiell verringert.
6. Halbleiteranordnung nach einem der Ansprüche 2 bis 5, dadurch gekennzeichnet, dass die letzte Gruppe (13) von Quantentöpfen nur einen einzigen
Quantentopf aufweist .
7. Halbleiteranordnung nach Anspruch 1 bis 5, dadurch gekennzeichnet, dass bei fünf Gruppen (9, 10, 11, 12, 13) von Quantentöpfen, beginnend von der Pumpseite, die einzelnen Gruppen fünf, zwei, zwei, null und einen Quantentöpfe aufweisen.
8. Halbleiteranordnung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass die Anzahl der Quantentöpfe in den Quantentopfgrup- pen in Abhängigkeit vom Einschlussfaktor des
Pumpfeldes (rp) mit den Quantentöpfen, vom Einschlussfaktor des Laserfeldes (Ti) mit den Quantentöpfen, und/oder von der Eindringtiefe in den Halbleiter (z) , senkrecht zur Oberfläche des Halbleiters bestimmt ist.
9. Halbleiteranordnung nach einem der Ansprüche 1 bis 8, dadurch gekennzeichnet, dass die zwischen den Gruppen (9, 10, 11, 12, 13) von Quantentöpfen angeordneten Distanzschichten (3, 4, 5, 6, 7, 8) untereinander gleich dick sind.
10. Halbleiteranordnung nach einem der Ansprüche 1 bis 9, dadurch gekennzeichnet, dass von der Pumpseite gesehen her die erste Distanzschicht (3) dünner ist als die übrigen Distanzschichten.
11. Halbleiteranordnung nach einem der Ansprüche 2 bis 10, dadurch gekennzeichnet, dass einzelne Distanzschichten (3, 4, 5, 6, 7, 8) verdickt o- der verdünnt sind.
12. Halbleiteranordnung nach dem vorhergehenden Anspruch, dadurch gekennzeichnet, dass einzelne Distanzschichten (3, 4, 5, 6, 7, 8) verdickt sind, deren unmittelbare Nachbargruppen von Quantentöpfen mehr als die nach der exponentiell oder linear abfallenden Abhängigkeit erforderlichen Quantentöpfe aufweisen.
13. Halbleiteranordnung nach Anspruch 11, dadurch gekennzeichnet, dass einzelne Distanzschichten (3, 4, 5, 6, 7, 8) verdünnt sind, deren unmittelbare Nachbargruppen von Quantentöpfen weniger als die nach der exponentiell oder linear abfal- lenden Abhängigkeit erforderlichen Quantentöpfe aufweisen.
14. Halbleiteranordnung nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass auf der Pumpseite ein mit dem Halbleiterkörper ther- misch gekoppelter Wärmespreizer (14) aus einem gut wärmeleitenden Material angeordnet ist.
15. Halbleiteranordnung nach Anspruch 14, dadurch gekennzeichnet, dass der Wärmespreizer (14) senkrecht zur Oberflächennormalen des Halblei- terkörpers über den Halbleiterkörper hinausragt und mit einer Wärmesenke verbunden ist.
16. Halbleiteranordnung nach Anspruch 14 oder 15, dadurch gekennzeichnet, dass der Wärmespreizer (14) aus Saphir, Siliziumcarbid und/oder Diamant besteht.
17. Optisch gepumpter oberflächeneraittierender Halbleiterlaser mit einer Halbleiteranordnung nach einem der vorhergehenden Ansprüche.
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