vcsel
Werbung
VCSEL Vertical Cavitiy Surface Emitting Laser Philip Wolf Institutsseminar "Moderne Konzepte der Optoelektronik" Einführung 3 Grundlegende Unterschiede 3 Fernfeld........................................................................................................... 3 Herstellung „full wafer technology“.................................................................. 4 Grundelemente 5 Laserstruktur.................................................................................................... 6 Relative Füllfaktor............................................................................................ 7 Bragg-Spiegel.................................................................................................. 8 Fabry-Perot-Resonator.................................................................................. 10 Mikroresonatoren........................................................................................... 11 Transversaler Einschluss (confinement)........................................................12 Der Pfad zum VCSEL.................................................................................... 13 Aufbau 14 Ion-Implanted................................................................................................ 14 Bottom Emitting Mesa................................................................................... 15 Intra Cavity Contact....................................................................................... 16 Double Oxide Apertures................................................................................ 16 Materialien und Wellenlängen 17 InP / InGa(Al)As / InGa(Al)AsP...................................................................... 17 (Al)GaAs / AlGaAs......................................................................................... 17 (GaAs) / GaInP / AlGaInP / AlGaAs............................................................... 17 GaAs / AlGaAs (InGaAs)............................................................................... 18 Nitride............................................................................................................ 18 Zusammenfassung 19 Quellen 20 2 Einführung Vertical Cavity Surface Emitting Laser oder kurz VCSEL bestehen grundlegend aus einer Licht emittierenden Halbleiterschicht, die sich zwischen zwei hoch reflektierenden Spiegeln befindet. Die zugrundeliegenden Prinzipien der Funktionsweise von VCSEL sind die gleichen, wie bei den bisher behandelten Laserdioden. Der - bezogen auf die aktive Schicht - vertikale Resonator ermöglicht es, dass der VCSEL das Licht senkrecht zur Ebene des Halbleiterchips abstrahlt. Insgesamt haben die VCSEL einige Vorteile gegenüber den herkömmlichen Kantenemittern, um die markantesten geht es in dem ersten Abschnitt. Daran anschließend wird der grundlegende Aufbau eines VCSEL behandelt und die einzelnen Elemente etwas ausführlicher besprochen. Im dritten Abschnitt geht es dann um eine detailliertere Betrachtung ausgesuchter VCSEL-Designs und welche jeweiligen Eigenschaften diese haben. Zuletzt werden die verschiedenen Materialsysteme besprochen, diejenigen, die es schon als VCSEL zu kaufen gibt und andere, die sich noch in der Forschung befinden. 1. Grundlegende Unterschiede Zwischen VCSEL und dem Kantenemitter bestehen, aufgrund ihrem unterschiedlichen Aufbau, einige grundlegende Unterschiede, sowohl in der Herstellung als auch in den äußeren Parametern. 1.1. Fernfeld Halbleiterlaser emittieren generell keinen parallelen Laserstrahl, sondern divergentes Licht. Bezüglich der Größe dieser Divergenz und dem daraus resultierenden Abstrahlverhalten im Fernfeld, besteht ein besonders markanter Unterschied dieser beiden Lasertypen. Der Kantenemitter besitzt ein elliptisches Fernfeld, da die Lichtwelle, die innerhalb des Lasers auf die aktive Schicht begrenzt ist, beim Austritt ins Freie gebeugt wird, ähnlich der Beugung am Spalt bzw. an der Rechteckblende. Infolge der kleinen Höhe (Die Dicke der aktive Schicht in transvesaler Richtung ist meist kleiner als die Wellenlänge oder zuBild 1.1: links: Kantenemitter mit mindest in der gleiche Größenordnung.) ist dem stark divergierenden elliptider Divergenzwinkel mit rund 50° [1] hier schen Fernfeld. rechts: VCSEL relativ groß. Die Streifenbreite in lateraler mit dem kreisförmigen Fernfeld. Richtung ist größer und deshalb der Divergenzwinkel mit 10° [1] auch kleiner. Der VCSEL hingegen hat ein kreisförmiges Fernfeld, da wie wir später noch genauer sehen werden, dieser eher mit einer Kreisblende verglichen werden kann, um mal bei dem Beugungsbild zu bleiben. Da diese Kreisblende in alle Richtungen größer ist, hat der VCSEL insgesamt eine weitaus geringere Divergenz. Eine Vorteil, der sich aus dem runden Stahlprofil ergibt, ist, dass sie dieser Strahl um einiges einfacher in Glasfasern einkoppeln lässt, was für die Telekommunikationsindustrie einige Vorteile mit sich bringt. Bei den Kantenemittern muss hingegen vorher der divergente elliptische Strahl durch Kollimationsoptiken mit anamorphotischen Prismen [1] in einen kreisrunden Parallelstrahl transformiert werden, was natürlich aufwendiger ist und zusätzlich die Effizienz mindert. 3 1.2. Herstellung „full wafer technology“ Welche Unterschiede gibt es bei der Herstellung von den VCSEL und KantenemitterLasern, wenn man mal die Wachstums- und Lithographieprozesse außen vorlässt, also das Bauteil ist auf dem Wafer fertig gewachsen und geätzt. Zum einen ist bei dem VCSEL die Grundfläche um einiges kleiner, was eine weitaus höhere Ausbeute mit sich bringt. Aber grundlegender ist, dass der VCSEL auf dem Wafer schon voll funktionsfähig ist und kann somit unmittelbar nach der Herstellung getestet und dem entsprechend selektiert werden. Das Verfahren, mit denen Bauteile auf einem Wafer funktionsfähig hergestellt werden können, nennt man „full wafer technology“. Diese Methode ist für die industrielle Fertigung von großer Wichtigkeit [2]. Bei den Kantenemitter-Lasern hingegen ist das Bauteil auf dem Wafer an sich noch nicht funktionsfähig. Es fehlt eine fundamentaler Herstellungsschritt, nämlich die Separation. Dieser Schritt definiert erst den Resonator des Lasers dadurch, dass durch Brechen an den Gitterebenen erst die Spiegel entstehen. Kurz gesagt hat der VCSEL bei der Herstellung den Vorteil, dass er quasi einen Bearbeitungsschritt weniger hat und natürlich die Ausbeute durch die kleineren Ausmaße höher ist. Diese Eigenschaften sind für eine spätere industrielle Massenproduktion nicht unerheblich. Diese freie Anordnungsmöglichkeit der VCSEL auf einem Wafer Bild 1.2: VCSEL ermöglicht es unmittelbar bei der Fertigung dichtgepackte einauf einem Wafer oder zweidimensionale Lasermatrizen zu realisieren. 4 2. Grundelemente Bild 2.1 zeigt den schematischen Aufbau eines VCSEL und gibt gleich einen Überblick über die in der Folge genauer behandelten Elemente. Das Bauelement setzt sich aus einer Vielzahl von Halbleiterschichten zusammen, welche in einkristalliner Form sukzessive auf ein Substrat aufgewachsen werden. Ein VCSEL besteht, wie jeder Laser, prinzipiell aus einem Resonator, gebildet durch zwei Spiegel, zwischen denen sich ein aktives Medium befindet. Wie der Name schon verrät, besitzt der VCSEL einen vertikalen Resonator (vertical cavity), also die Laser-Mode (longitudinale Mode) steht senkrecht zu der aktiven Zone. Dieser Umstand, wie wir später sehen werden, hat zur Folge, dass im Vergleich zum Kantenemitter noch ein weiteres Element benötigt wird, um die Schwell- bzw. Laserbedingung zu erfüllen. Und zwar benötigt man Spiegel, die eine hohe Reflektivität aufweisen. Die Reflektivität von rund 30% bei einem Übergang von Halbleiter zu Luft reicht bei weitem nicht aus. Wie schon in dem Vortrag „Fortgeschrittene Laserdiodenkonzpte“ ausführlich behandelt wurde, gibt es noch die Möglichkeit über (optisches und elektrisches) transversales Confinement die Abstrahlcharakteristik (transversale Mode) sowie andere Eigenschaften des Lasers, wie den Schwellstrom, anzupassen oder zu verbessern. Bild 2.1Schematischer Aufbau eines VCSEL [3] 5 2.1. Laserstruktur Bei den kantenemittierenden Lasern, schematisch im Bild 2.2 dargestellt, wird der Resonator durch Spalten des Bauteils entlang von Kristallebenen geringster Bindungsenergie gebildet, so dass die beiden Halbleiter-Luft-Übergänge als Spiegel fungieren. Die Verstärkung erfolgt längs der aktiven Schicht, die in diesem Fall aus einer „multiple quantum well separete confinement heterostructure“ besteht. Resonanz liegt im Laser dann vor, wenn sich die Feldverteilung der elektromagnetischen Welle nach einem kompletten Umlauf phasenrichtig reproduziert. Dies verlangt, dass die Resonatorlänge L nach λ L =m (2.1) 2n ein ganzzahliges Vielfaches m der Wellenlänge λ im Medium mit der Brechzahl n ist. Um die in einem Laser notwendige effektive Verstärkung zu erzielen, ist es erforderlich, die durch stimulierte Emission entstandenen Photonen so lang wie möglich in der aktiven Zone einzuschließen. Dadurch ist gewährleistet, dass ein Photon mehrmals durch stimulierte Emission verstärkt werden kann, bevor es, bedingt durch die endliche Reflektivität der Spiegel, aus dem Resonator auskoppelt. Das Lasing setzt dann ein, wenn die Verstärkung die internen- und die Spiegelverluste ausgleichen kann und die elektromagnetische Welle einen kompletten Umlauf im Resonator verbleibt. Dieser Zusammenhang wird durch die Laser-Schwellbedingung (2.2) beschrieben. gth = 1 1 ln L R1R 2 (2.2) Wobei R die Reflexionskoeffizienten der Spiegel charakterisieren, gth die optische Verstärkung und L die Ausdehnung der Aktiven Zone längs der Ausbreitungsrichtung der elektromagnetischen Welle, bzw. die Länge der Resonators. In dieser sehr vereinfachten Form sind allerdings nur die Verluste berücksichtigt, die durch den Spiegel entstehen, alle internen Verluste, wie Streuung, Absorption usw. sind hier vernachlässigt. L Bild 2.2: Schematischer Aufbau eines Kantenemitter-Lasers; mit L der Resonatorlänge bzw. der Länge der aktiven Zone; die aktive Zone besteht aus drei quantum wells (rot) und dem Wellenleiter (blau); Diese, in einem Kantenemitter vorliegenden Verhältnisse, können auf einen VCSEL übertragen werden. Zu beachten ist, dass die realisierbaren Schichtdicken bei der Verwendung von hochpräzisen Wachstumsverfahren auf wenige μm begrenzt sind. Limitierend ist hier die Wachstumsrate von bestenfalls 1μm/h [4]. Soll das Maximum der Feldintensität sich in der Resonatormitte befinden, siehe Bild 2.3, bemisst der kürzeste Resonator gerade eine optische Wellenlänge, also L= λ/n. Da nun L sehr klein ist, gibt es nur zwei Weg die Schwellenbedingung (2.2) weiterhin zu erfüllen. Da die Verstärkung allgemein begrenzt ist, bei Halbleitern auf einige 1000 cm-1, bleibt 6 nur die Möglichkeit, die Reflektivität der Spiegel drastisch zu erhöhen. Wie dies genau zu realisieren ist, wird in dem Abschnitt 2.3. Bragg-Spiegel besprochen. Diese Betrachtung geschieht wieder unter der Annahme, dass die Resonatorlänge und Dicke der aktiven Zone gleich sind. Wie aber im Bild 2.3 schon einmal angedeutet ist, ist die aktive Zone in der Regel weitaus kleiner als der Resonator. Die dadurch hervorgerufenen Änderungen werden in dem nächsten Abschnitt besprochen. Resonator der Länge λ/n Bild 2.3: Schema eines VCSEL; bestehend aus zwei Reflektoren (blau), in deren Mitte die aktive Zone (rot) der Dicke L eingebracht ist. Der Resonator hat eine Länge von λ. Dicke der aktiven Schicht Reflektor 2.2. Relative Füllfaktor Bei der bisherigen Betrachtung der Laserstruktur des VCSEL wurde wie beim Kantenemitter eine durch die Resonator-Bedingung (2.1) gegebene Dicke L der aktiven Zone vorausgesetzt. In diesem Fall liegt eine Mittelung des lokale Gewinns in der aktiven Zone über das gesamte Feld vor, wie in dem Bild 2.2 dargestellt. Diese Annahme führt letztendlich auf die Formulierung der Schwellbedingung (2.3), wie sie hier vorliegt, da die Dicke der aktivem Schicht bei einem VCSEL in allgemeinen nicht der Bedingung (2.1) genügt, sondern in der Regel noch um einiges kleiner ist als λ/2n (siehe Bild 2.3). Bei der Schwellbedingung (2.2) muss noch der Überlapp des Feldes mit der aktiven Zone berücksichtigt werden. Der Überlapp des Feldes mit der aktiven Zone wird durch den so genannten relativen Füllfaktor Γ erfasst. Mit Berücksichtigung des Füllfaktors geht der Gewinn gth (2.2) in den Gewinn Γ gth über. Somit erhält man die modifizierte Laser-Schwellbedingung: Γgth = 1 1 ln L R1R 2 (2.3) In Bild 2.4 ist der relative Füllfaktor als Funktion der Dicke der aktiven Schicht aufgetragen. Er ist gleich Eins, wenn die Dicke ein ganzzahliges Vielfaches der halben Materialwellenlänge beträgt, was den Verhältnissen in einem Kantenemitter entspricht. Im interessanten Fall einer sehr dünnen aktiven Schichten kommt es zu einem Überlapp nur des Maximums des Stehwellenfeldes, was zu einem maximalen Füllfaktor führt. Bei der Verwendung eines verstärkenden quanten wells steht also nahezu eine Verdopplung des verfügbaren Modengewinns in Aussicht. 7 Bild 2.4: Die Abhängigkeit des relativen Füllfaktors oder auch Confinement Faktors in Abhängigkeit der Dicke der aktiven Schicht. [2] 2.3. Bragg-Spiegel Die auch unter dem Namen Distributed-Bragg-Reflector (DBR) bekannt sind. Die Möglichkeit zur Erzielung sehr hoher Reflektivitäten ist bei der Verwendung von Bragg-Spiegel gegeben. Die Bragg-Spiegel bestehen aus einer Folge von Schichten, entweder aus dielektrischen Materialien (Silizium-Nitrit/Siliziumdioxid) oder aus Halbleitern (AlAs/GaAs) mit abwechselndem Brechungsindex, die jeweils eine optische Dicke von λ/4 haben. Die Wirkungsweise eines hochreflektierenden Schichtsystems ist in Bild 2.5 zu sehen. An jeder Grenzfläche wird ein Teil des einfallenden Lichtes reflektiert. Die Reflexion an einer jeweils höherbrechenden Schicht (L → H) ist mit einem Phasensprung um π verbunden. Die an den Grenzfläche vom hoch- zum niedrigbrechenden Material (H → L) reflektierte Strahlung weist diesen Phasensprung nicht auf. Im Zusammenspiel mit den optischen Dicken der Schichten von λ/4 (verursacht einen Gangunterschied von π/2) sorgt dies dafür, dass die Phasenverschiebung der sich an der Oberfläche überlagernden Strahlung genau einem ungeradzahligen Vielfachen von π entspricht. Die Überlagerung aller an den Grenzflächen reflektierten Teilstrahlen ist also konstruktiv. Bild 2.5Prinzip der Wirkungsweise hochreflektierender Schichten. H und L bezeichnen hoch- und niedrigbrechende λ/4-Schichten. [5] Reflexion an der Grenzfläche: 1 +π = π 2 +π/2+0+π/2 = π 3 +π/2+π/2+π+π/2+π/2 = 3π 4 +π/2+π/2+π/2+0+π/2+π/2+π/2 = 3π 8 Sind Absorption und Streuung vernachlässigbar, hängt das Reflexionsvermögen R λ/4-Schichtsysteme bei ihrer Resonanzwellenlänge nur von der Anzahl der Schichtpaare N, dem Verhältnis der Brechzahlen von hoch-und niedrigbrechenden Materialien nH/nL und in geringem Maße noch von der Brechzahl des Substrates nS ab. 2 ⎛ ⎛ n ⎞ 2N ⎛ n2 ⎞ ⎞ ⎜ 1− ⎜ H ⎟ ⎜ H ⎟ ⎟ ⎜ ⎝ nL ⎠ ⎝ nS ⎠ ⎟ R=⎜ ⎟ 2N 2 ⎜ ⎛ nH ⎞ ⎛ nH ⎞ ⎟ ⎜ 1+ ⎜ n ⎟ ⎜ n ⎟ ⎟ ⎝ ⎝ L ⎠ ⎝ S ⎠⎠ (2.4) Aus Gleichung (2.4) ist ersichtlich, dass die Reflektivität mit wachsender Anzahl N der Schichtpaare sowie bei zu nehmendem Verhältnis nH/nL ansteigt. Bei größerer Schichtanzahl nehmen auch die optischen Verluste in den Schichten und Grenzflächen zu. Deshalb ist es günstiger, Materialien auszuwählen, die ein großes Brechzahlverhältnis zueinander aufweisen, anstatt die Schichtanzahl zu erhöhen. Die Wellenlängenabhängigkeit des Reflexionsvermögens dielektrischer bzw. Halbleiter Schichtsysteme ist in Bild 2.6 aufgetragen. In einem Bereich um die Zentralwellenlänge λ0 ist die Reflexion sehr hoch und nimmt bei größeren und kleineren Wellenlängen stark ab. Den Bereich mit der sehr hohen Reflexionsvermögens um die Zentralwellenlänge nennt man Stoppband. In diesem Wellenlängenbereich reflektiert der Spiegel praktisch perfekt (die weitere Lichtausbreitung wird sozusagen gestoppt). Bild 2.6: Abhängigkeit des Reflexionsvermögens eines Schichtsystems von der reziproken Wellenlänge Je größer das Brechzahlverhältnis der Schichtmaterialien ist, um so größer ist auch die Bandbreite des Schichtsystems, das Stoppband verbreitert sich. Für eine Reflektivität von z.B. 99,8% bräuchte man mindestens 7 Sichtpaare Silizium-Nitrit / Siliziumdioxid [12] oder 21 Paare AlAs / GaAs [2] 9 2.4. Fabry-Perot-Resonator Der Vertikalresonator entsteht durch die Kombination zweier Bragg-Spiegel, die durch die so genannte Kavitätsabstandsschicht (spacer layer ) mit Dicke D getrennt sind. Die longitudinalen Moden dieser Fabry-Pérot-artigen Kavität ergeben sich, wenn die Spiegel identisch sind und die Kavitätsschicht eine optische Dicke eines Vielfachen der halben Zentralwellenlänge λ0 der Bragg-Spiegel hat. Insbesondere für die niedrigsten Ordnungen der longitudinalen Moden weist ein so genannter λ/2-Resonator aus Niederindexmaterial oder wie in unserem Fall ein λResonator aus Hochindexmaterial ein Feldstärkemaximum in der Mitte des Resonators auf, an dessen Stelle idealerweise die optisch aktiven Schichten platziert werden. Die longitudinale Verteilung der Feldintensität dieses Resonators ist in Bild 2.7 schematisch angedeutet. Bild 2.7: Skizze eines Mikroresonators. Die dunklere Färbung kennzeichnet die Niederindexschichten in den Bragg-Spiegeln. Angedeutet ist die optisch aktive Zone im Zentrum der zentralen λ-Kavität aus Hochindexmaterial. Schematisch ist der Verlauf der Feldintensität der fundamentalen Mode in longitudinaler Richtung entlang der Säulenachse gezeigt. [6] Bild 2.8: Abhängigkeit des Reflexionsvermögens Resonators mit λ-Kavitätsschicht von der reziproken Wellenlänge Bild 2.8 zeigt die berechnete Reflektivität unter senkrechtem Einfall eines solchen Resonators mit λ-Kavitätsschicht aus Hochindexmaterial und ohne aktive Zone (so genannte cold cavity). Die (fundamentale) longitudinale Resonanz äußert sich als nahezu vollständiger Einbruch der Reflektivität bei der Resonanzwellenlänge im Stoppband der DBRs, dieser Einbruch wird auch häufig als Defektmode bezeichnet. Es kann eine Analogie zur elektronischen Bandstruktur eines eindimensionalen photonischen Kristalls gezogen werden. Die Abstandsschicht stellt in diesem Sinne einen Defekt der periodischen Brechungsindexanordnung dar, worauf sich in Form der Mode ein am Defekt stark lokalisierter Zustand in der Bandlücke ausbilden kann. 10 Die Güte des optischen Einschlusses im optischen Resonator wird durch den Gütefaktor (Q-Faktor) charakterisiert, der umso höher ist, je länger die gespeicherte Feldenergie im Resonator verbleibt. Eine Möglichkeit den Gütefaktor zu definieren: λ Q= 0 (2.5) δλ Resonanzwellenlänge λ0 durch die Halbwertsbreite δλ. Wegen (2.5) bestimmt der Gütefaktor auch die Halbwertsbreite der Resonatormode. 2.5. Mikroresonatoren Dieser Begriff bedeutet einen Einschluss des Lichtfeldes auf der räumlichen Skala der Wellenlänge. In diesem Abschnitt soll nur eine knappe Zusammenfassung der Eigenschaften solcher Mikroresonatoren erfolgen. Einige für einen Laser sehr interessanten Eigenschaften: Einmodig: Durch die kurze epitaktisch definierte Resonatorlänge ist der Abstand der longitudinalen Moden groß gegenüber typischen Verstärkungsbandbreiten, so dass der Laser longitudinal im Einzelmodenbetrieb arbeitet. Da die Emissionswellenlänge durch den Resonator kontrolliert wird, ist die Verschiebung der Emissionswellenlänge mit der Arbeitstemperatur im Allgemeinen geringer als in Kantenemittern und geschieht ohne Modensprünge. Weiter erlaubt der Mikroresonator eine weitgehende Kontrolle des spontanen Emissionsprozesses, da durch den so genannten Purcell-Effekt die spontane Emissionsrate in eine resonante Mode beträchtlich erhöht sein kann [7]. Der Emissionsprozess erfolgt dann bevorzugt in diese Mode des Resonators. Der Purcell-Faktor gibt den Wert an, um den sich die totale Übergangsrate des Emitters innerhalb des Resonators gegenüber der Emission im freien Raum ändert. Zur Erhöhung dieser Übergangsrate ist generell entweder ein hoher Q-Faktor oder aber ein sehr kleines Modenvolumen vonnöten. Die totale Übergangangsrate eines emittierenden bzw. absorbierenden Systems hängt von der Zustandsdichte des umgebenden elektromagnetischen (photonischen) Feldes ab. Dies lässt sich sehr leicht anhand einer einfachen Abschätzung veranschaulichen. Die photonischen Zustandsdichte des freien Raumes ist gegeben durch ω3 Df (ω) = 2 3 (2.6) πc Geht man von einem Resonator mit einer einzelnen Mode aus, deren spektrale Breite ∆ω beträgt und die auf ein Volumen Vcav beschränkt ist, so lässt sich die photonische Zustandsdichte mit Q Dcav (ω) = ωVcav (2.7) beschreiben. Dabei wurde angenommen, dass Emitter und Kavität in Resonanz sind. Weiterhin wurde der Qualitätsfaktor (2.5) eingesetzt. Das Verhältnis dieser beiden Zustandsdichten gibt den sogenannten Purcell-Faktor: Dcav (ω) Qπ 2c 3 fp = = Df (ω) ω 3Vcav 11 (2.8) 2.6. Transversaler Einschluss (confinement) Zusätzlich zu dem longitudinalen Confinement des optischen Feldes, gegeben durch den Resonator, gibt es noch das transversale optische Confinement und das elektische Confinement, das den Stromfluss einschränkt. Grundsätzlich kann das transversale optische Feld über zwei Wege in dem VCSEL begrenzt werden, durch GainGuiding oder durch Index-Guiding. Bei dem Gain-Guiding (Bild 2.9 oben) wird über die Ladungsträgerkozentration in der aktiven Zone die Verstärkung auf eine bestimmte Region begrenzt. Dieses Verfahren hat den Vorteil, dass es leicht herzustellen ist, aber die transversale Begrenzung des Feldes und des Stromes ist eher schwach. Index-Guided VCSEL haben ein besser Begrenzung des optischen Feldes als die Gain-Guided. Beim Index-Guiding (Bild 2.9 unten) wird das optische Feld sowie der Strom mittels eines Brechungsindexunterschieds in transversaler Richtung begrenzt. Wie diese Confinements realisiert werden, wird später bei den Designs noch genauer erläutert werden. Bild 2.9: Schematische Darstellung des transversalen Confinements in einem VCSEL. Das Gain-Guiding (oben) geschieht durch Einschränken des Stromflusses, hier dargestellt durch die weißen Linien, auf eine bestimmte Region. Beim Index-Guiding (unten) wird die Begrenzung durch einen Indexunterschied, hier durch die gelben Bereiche angedeutet, vollzogen. Schwarz sind die jeweiligen tranzversalen Moden, die sich bedingt durchs Confinement ausbilden, dargestellt. Transversalmoden In transversaler Richtung schwingen ebenfalls Moden an, die transversale Modenstruktur der Mikroresonatoren stimmt weitgehend mit derjenigen eines zylindrischen Wellenleiters überein. [6] Zur Illustration sind berechnete transversale Intensitätsverteilungen der niedrigsten resonanten Moden in dem Bild 2.10 gezeigt. Die Moden, die sich in einem zylindrischen Wellenleitern ausbilden, können durch linear polarisierten Moden (LP-Moden) aproximiert werden. Der Radius dieses Zylinders bestimmt, welche Moden anschwingen können. Wie man in dem Bild 2.10 sehen kann, kann bei einem Radius von 4 μm nur die Fundamentalmode LP01 anschwingen. Um so größer der Radius, um so mehr Moden höherer Ordnung schwingen an. Bild 2.10: oben; Auf gleiche optische Leistung normierte Intensitätsverteilungen der ersten 3 LP-Moden. [2] unten; Transversale Intensitätsverteilung der LP01-Mode links und rechts der LP11Mode (heller bezeichnet höhere Intensität) 12 2.7. Der Pfad zum VCSEL Noch einmal zusammenfassend: Alle Element die ein VCSEL besitzt und wie diese im Zusammenspiel eine Realisierung erst ermöglichen. Alle wichtigen Elemente des VCSELs müssen auf eine Wellenlänge abgestimmt sein: Die Emissionswellenlänge der QWs, die Resonanzwellenlänge des Resonator (sprich die optische Dicke des Resonators) und die Zentralwellenlänge der BraggSpiegel (DBR). In de Bild 2.12 sind noch eine mal alle Elemente des VCSEL und deren Eigenschaften dargestellt. Bild 2.12: Links ist noch einmal schematisch der Aufbau eines VCSEL veranschaulicht, bestehend aus oberen und unterem DBR und dem Resonator, der wiederum zusammengesetzt ist aus der verstärkenden Schicht und den „spacer“. Die aktive Schicht besteht meistens aus mehreren quantum wells, die sich mittig in dem Resonator befinden. Die optischen Dicken der aktiven Schicht und der „spacer“ ergeben zusammen die Resonatorlänge und bestimmen somit die Lasermoden. An dem letzten Spektrum (rechts) kann man noch einmal gut erkennen, wie alle Elemente auf eine Wellenlänge abgestimmt sind. Das Maximum des Photolumineszenzspektrums der aktiven Zone, das Stoppand bzw. die Zentralwellenlänge des Reflexionspektrum der DBRs und die Defektmode des Resonators liegen allesamt bei einer Wellenlänge. [11] 13 3. Aufbau Für jedes Materialsystem, auf die im Abschnitt 4. noch genauer eingegangen wird, gibt es meist ein optimales Design, dagegen sind manche Designs gar nicht erst zu realisieren. Die Eigenschaften eines Materialsystems, die ausschlaggebend dafür sind, welches Design letztendlich gewählt werden kann, sind: 1. die zum Materialsystem passenden Substrate sind transparent für das Laserlicht, 2. aus den Materialien können geeignete Bragg-Spiegel hergestellt werden. (Geeignet meint, ob eine hohe Reflektivität bei nicht allzu großer Dicke erreicht werden kann; denn bei größeren Dicken der Bragg-Spiegel fangen die optischen Verluste an, eine zu große Rolle zu spielen.) und 3. wenn so ein geeigneter Reflektor herzustellen ist, muss dieser dann auch noch geeignet leitend sein. Folgend werden einige Designs genauer besprochen, speziell welche Materialsysteme für diese verwendet werden können und wie das transversale Confinement jeweils realisiert wurde. 3.1. Ion-Implanted Bild 3.1 zeigt ein Schema eines „ion implanted“ VCSEL. Wie zu sehen ist, kontrolliert die Region mit den implantierten Ionen den Stromfluss zu der aktiven Zone, somit hätten wir in diesem Fall einen Gain-Guided VCSEL. Aber diese Konfiguration bietet keinerlei Begrenzung der Diffusion von Ladungsträgern in transversaler Richtung in der aktiven Zone selber. Das Implantieren von Ionen in die aktive Schicht selber würde dieses Manko zwar beheben, aber dies würde zu einem Ansteigen der optischen Verluste führen, womit der positive Effekt durch die Diffusionsbegrenzung wieder zunichte gemacht wäre. Bei dem Betreiben mit großen Strömen kommt es in dieser Konstellation zum Anschwingen von Moden höherer Ordnung, was ein unerwünschter Effekt aller Gain-Guided VCSEL ist. Dafür sind Gain-Guided VCSEL in der Regel leichter und billiger herzustellen. Bild 3.1: Schematische Darstellung eines Gain-Guided VCSEL mit Ionen implantierten Regionen, um die Ladungsträgerkonzentration auf einen bestimmten Bereich der aktiven Zone zu begrenzen. [8] 14 3.2. Bottom Emitting Mesa Index-Guided VCSEL haben ein besseres transversales Confinement des optischen Feldes als Gain-Guided. Bild 3.2 zeigt zwei mögliche Konfigurationen eines Bottom Emitting Mesa. Bottom Emitting besagt, dass das Licht durch das Substrat ausgekoppelt wird, womit bei diesem Typ alle Materialsysteme ausscheiden, die nicht transparent für das Laserlicht sind. Als Mesa wird im Allgemeinen eine Erhebung mit ebener Oberfläche und steiler Flanke bezeichnet, wie sie hier vorliegt. Der Begriff leitet sich von Tafelbergen ab, die im Spanischen „Mesa“ heißen. Die große Differenz der Reflexionsindizes zwischen Halbleiter und Luft ergibt ein starkes transversales Confinement des optischen Feldes. Einen großen Nachteil hat diese Konfiguration allerdings und zwar bietet sie nur schlechte elektrische und thermale Kontaktivität, was ernste Probleme bei hohen Strömen mit sich bringt und die Möglichkeit der Wärmeabfuhr ebenfalls stark einschränkt. Bild 3.2: Schematische Darstellung eines Bottom Emitting Mesa bzw. airpost VCSEL (Index-Guiding); links aktive Schicht unter und rechts aktive Schicht innerhalb der Begrenzung. [8] 15 3.3. Intra Cavity Contact Bild 3.3 zeigt einen Mesa VCSEL mit einem so genannten „intra cavity contact“, sprich die Ladungsträgerzufuhr geschieht direkt in die aktive Zone. Hiermit ist auch eine Möglichkeit gegeben, einen VCSEL zu kreieren, wenn man ein Materialsystem verwenden muss, bei dem nur nichtleitende Spiegel zur Verfügung stehen. Zusätzliche Schichten werden zwischen den Spiegel und der aktiven Schicht eingebracht, um einen elektrischen Kontakt für die Ladungsträger herzustellen. Über der aktiven Schicht wird ähnlich wie bei dem Ion-Implanted VCSEL eine Blockierschicht eingebracht, die es ermöglicht die Ladungsträger zu begrenzen. Bild 3.3: Schematische Darstellung eines Bottom Emitting Mesa bzw. airpost VCSEL mit integriertem Kontakt auf der aktiven Zone. [8] 3.4. Double Oxide Apertures Bild 3.4 zeigt ein Schema eines VCSEL mit doppelter Oxidapertur. Die Oxidschicht hat zum einen einen geringeren Brechungsindex als die originale Halbleiterschicht, die es ermöglicht, eine starke Begrenzung des optischen Feldes in transversaler Richtung zu verwirklichen. Ebenfalls hat die Oxidschicht auch isolierenden Charakter, was dazu führt, dass die Ladungsträger in den Oxid freien Bereich der aktiven Zone gezwungen werden. Bild 3.4:Schematisches Diagram eines Index-Guided VCSEL mit Oxidapertur [8] 16 4. Materialien und Wellenlängen In diesem Abschnitt werden einige Materialsysteme besprochen, aus denen VCSEL hergestellt werden können. Der Fokus liegt hierbei auf den Lasingwellenlängen, die mit den Systemen erreicht werden können. Ebenfalls wird auf die wichtigsten Eigenschaften eingegangen, die diese verschiedenen Materialsysteme haben, speziell die Eigenschaften, die für das Design bestimmend sind. 4.1. InP / InGa(Al)As / InGa(Al)AsP Das InGaAsP System ist das Standbein der Telekommunikationsindustrie, da die Laser aus diesem Material bei Wellenlängen von 1,3 und 1,55 μm emittieren. Diese Wellenlängen haben nahezu keine Dispersion sowie minimale Absorption in monomodigen Glasfasern. Da bei diesem Materialsystem die Bragg-Spiegel (InGaAs / InP) nur eine geringe Reflektivität pro Schichtpaar von 18% haben, werden hier gerne dielektrische Schichtsysteme als Reflektoren verwendet. Der quantum well besteht aus einer InxGa1-xAsyP1-y / InP Heterostruktur, mit x=0,47y hätte man z.B. ein gitterangepasstes System. [9] 4.2. (Al)GaAs / AlGaAs Dieses ist das bei weitestem am beste untersuchte System für die Herstellung von VCSEL. Die besonders gute Gitteranpassung bei AlGaAs Systemen und der große Brechungsindexunterschied ermöglicht es, Bragg-Spiegel mit geringen Verlusten und hoher Reflektivität zu realisieren. Das hier verwendete GaAs-Substrat ist transparent für das Emissionslicht, somit können theoretisch alle VCSEL Designs aus diesem System hergestellt werden. In Bild 4.1 sind ausschnittsweise die verschiedenen Schichten dieses Materialsystems dargestellt. Die GaAs quantum wells emittieren bei Wellenlängen von 780 bis 880nm AlGaAs GaAs Bild 4.1: Ausschnitt aus dem Materialsystem (Al)GaAs / AlGaAs. Dargestellt ein quantum well GaAs / AlGaAs und jeweils ein Schichtpaar AlGaAs / AlAs der Bragg-Spiegel. AlAs AlGaAs 4.3. (GaAs) / GaInP / AlGaInP / AlGaAs Dieses Materialsystem emittiert bei Wellenlängen von 630 bis 670nm. Dazu werden GaInP / AlGaInP quantum wells als aktive Zone verwendet. Die Bragg-Spiegel werden aus abwechselnden Schichten AlGaAs / AlAs hergestellt, diese haben eine Reflektivität von 22% pro Schichtpaar. Das GaAs-Substrat ist nicht transparent für das Laserlicht. 17 4.4. GaAs / AlGaAs (InGaAs) Die quantum wells bestehend aus InGaAs / GaAs emittieren bei einer Wellenlänge von 980nm. Die DBRs sind GaAs / AlGaAs Schichtsysteme die pro Schichtpaar eine Reflektivität von 30% aufweisen. Zusammenfassend wird in dem Bild 4.2 ein Überblick gegeben über die z.Z. käuflichen Materialsysteme und deren Emissionswellenlängen sowie passend zum nächsten Abschnitt, ein weiteres Materialsystem eingeführt, welches sich aktuell noch in der Forschung befindet. Bild 4.2: Materialien für VCSEL [3] 4.5. Nitride Die große Bandlücke der III-V Materialien basierend auf Nitriden erwecken großes Interesse. Wie in dem Bild 4.2 zu erkennen ist, können die Nitride einen großen Bereich des sichtbaren Spektrums abdecken. Doch treten bei diesen Systemen immer zwei weitreichende Probleme auf. Entweder ist ein Materialsystem wie z.B AlN / GaN nicht gitterangepasst oder die Unterschiede der Brechungsindizes sind zu gering. Bei nicht gitterangepassten Systeme reißen die übereinander gewachsenen Schichten auf, was somit das Bauteil zerstört. Al0,30Ga0,70N / GaN wäre gitterangepasst, was auch gut im Bild 4.3 zu erkennen ist, hat aber nur einen kleinen Brechungsindexunterschied von 12%. Bei Al0,83In0,17N / GaN treten die gleichen Probleme auf wie in dem vorigen Materialsystem, wobei hier der Brechungsindexunterschied etwas größer ist. 18 Bild 4.3 Bandlücke über die Gitterkonstante der NitridSysteme. Rot und grün eingezeichnet jeweils zwei Kompositionen, die gitterangepasst sind. 5. Zusammenfassung VCSEL sind Halbleiterlaser mit senkrechter Lichtabstrahlung zur Oberfläche, bedingt durch einen vertikalen Resonator. Sie besitzen gegenüber den Kantenemittern einige interessante Vorteile: Die Laser können mit hohe Modulationsfrequenzen (16GHz) betrieben werden und selbst bei dieser hohen Modulation bleiben die VCSEL einmodig. Diese Einmodigkeit behalten zumindestens die Index-Guided VCSEL selbst bei hohen Strömen bei. [8] Das symmetrische und leicht divergente Fernfeld ist quasi ideal, um es mit geringstem Aufwand in Glasfasern einzukoppeln, die Datenkommunikation über Glasfasern ist eines der Hauptgebiete für die Verwendung von VCSEL. Einen weiterer Vorteil bieten die sehr kleinen Schwellströme, die es ermöglichen, eine etwas einfachere Steuerungselektronik zu verwenden. Der nachteilige, doch um einiges kompliziertere Wachstumsprozess gegenüber den Kantenemittern, wird aber durch die „full wafer technology“ und die höhere Ausbeute wieder kompensiert. So ist es für bestimmte Anwendungen durchaus billiger, VCSEL zu verwenden, obwohl die vielen Vorteile gar nicht benötigt werden, wie z.B. bei Computer Laser-Mäusen. 19 Quellen [1] E. Hering und R. Martin, Photonik: Grundlagen, Technologie und Anwendung, Springer, 2005 [2] R. Michalzik, Reihe 9 Nr. 257, Modellierung und Design von Laserdioden mit Vertikalresonator, VDI Verlag, 1997 [3] E. Kapon, Semiconductor Lasers II: Materials and Structures, Academic Press Inc, 1999 [4] E. H. C. Parker, The Technology and Physics of Molecular Beam Epitaxy, New York: Plenum Press, 1985 [5] S. Martin, Untersuchungen zur UV-Strahlungsfestigkeit optischer Schichten unterhalb der kritischen Energiedichte, Friedrich-Schiller-Universität Jena, 1999 [6] H. Lohmeyer, Optischer Einschluss, Lasing und Purcell-Effekt in Mikrosälenkavitäten auf Basis breitlückiger Halbleiter, Universität Bremen, 2007 [7] S. Richter, Periodische Punktdefektstrukturen und Quantenpunktemittern in Zweidimensionalen photonischen Kristallen, Martin-Luther-Universität Halle-Wittenberg, 2004 [8] S. F. Yu, Analysis and Design of Vertical Cavity Surface Emitting Lasers, Wiley & Sons, 2003 [9] T. E. Sale, Vertical Cavity Surface Emitting Lasers, John Wiley & Sons Limited, 1995 [10] M. Grundmann, The Physics of Semiconductors, Springer-Verlag, 2006 [11] D. Sowada, Reihe 9 Nr. 303, Material- und Prozeßtechnologien für langwellige Laserdioden mit Vertikalresonatoren, VDI Verlag, 1999 [12] Skript: Methoden der angewandten Physik, Herstellung und Charakterisierung dielektrischer Schichten, Technische Universität Berlin 20
