量子阱半导体激光器简述

上海大学2016～2017 学年秋季学期研究生课程考试

（论文）

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

论文题目: 量子阱及量子阱半导体激光器简述

研究生姓名: 陈卓学号: 16722180

论文评语:

（选题文献综述实验方案结论合理性撰写规范性不足之处）

任课教师: 张兆春评阅日期:

课程考核成绩

量子阱及量子阱半导体激光器简述

陈卓

（上海大学材料科学与工程学院电子信息材料系，上海200444）

摘要:

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

关键词：量子阱量子尺寸效应量子阱激光器工艺优化

一、引言

半导体激光器自从1962年诞生以来，就以其优越的性能得到了极为广泛的应用[1]，它具有许多突出的优点：转换效率高、覆盖波段范围广、使用寿命长、可直接调制、体积小、重量轻、价格便宜、易集成等。随着新材料新结构的不断涌现和制造工艺水平的不断提高，其各方面的性能也进一步得到改善，应用范围也不在再局限于信息传输和信息存储，而是逐渐渗透到材料加工、精密测量、军事、医学和生物等领域，正在迅速占领过去由气体和固体激光器所占据的市场。

20世纪70年代的双异质结激光器、80年代的量子阱激光器和90年代出现的应变量子阱激光器是半导体激光器发展过程中的三个里程碑。[2]制作量子阱结构需要用超薄层的薄膜生长技术，如分子外延术（MBE）、金属有机化合物化学气相淀积（MOCVD）、化学束外延（CBE）和原子束外延等。[3]我国早在1974年就开始设计和制造分子束外延（MBE）设备，而直到1986年才成功的制造出多量子阱激光器，在1992年中科院半导体所（ISCAS）使用国产的MBE设备制成的GRIN-SCH InGaAs/GaAs应变多量子阱激光器室温下阈值电流为1.55mA，连续输出功率大于30mW，输出波长为1026nm。[4]

量子阱特别是应变量子阱材料的引入减少了载流子的一个自由度，改变了K 空间的能带结构，极大的提高了半导体激光器的性能，使垂直腔表面发射激光器成为现实，使近几年取得突破的GaN蓝绿光激光器成为新的研究热点和新的经济增长点，并将使半导体激光器成为光子集成（PIC）和光电子集成（OEIC）的核心器件。

减少载流子一个自由度的量子阱已经使半导体激光器受益匪浅，再减少一个自由度的所谓量子线（QL）以及在三维都使电子受限的所谓量子点（QD）将会使半导体激光器的性能发生更大的改善，这已经受到了许多科学家的关注，成为半导体材料的前沿课题。

二、量子阱的结构与特性

1、态密度、量子尺寸效应与能带

量子阱由交替生长两种半导体材料薄层组成的半导体超晶格产生。超晶格结构源于60年代末期贝尔实验室的江崎(Esaki)和朱肇祥提出超薄层晶体的量子尺寸效应。当超薄有源层材料后小于电子的德布罗意波长时，有源区就变成了势阱区，两侧的宽带系材料成为势垒区，电子和空穴沿垂直阱壁方向的运动出现量子化特点。从而使半导体能带出现了与块状半导体完全不同的形状与结构。1970年首次在GaAs半导体上制成了超晶格结构。江崎(Esaki)等人把超晶格分为两类：成分超晶格和掺杂超晶格。理想超晶格的空间结构及两种材料的能带分布分别如图１和图２。

图1.理想超晶格空间结构图2.超晶格材料能带分布图

要想弄清量子阱激光器的工作原理，必须对其结构、量子化能态、态密度分布等作深入的了解，从而弄清量子尺寸效应、粒子数反转等量子阱以及激光器工

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

合发射出光子时，都会涉及载流子跃迁的能态及载流子浓度。载流子的浓度是由半导体材料的态密度和费米能级所决定的，前者表征不同能态的数量的多少，后者表征载流子在具体能级上的占有几率。在半导体的体材料中，导带中电子的态密度可以表达为

，（1）

式中m e *为电子的有效质量，h 为普朗克常数，E 为电子的能量。由此可见，体材料中的能态密度同能量呈抛物线的关系。

在量子阱中，设x 方向垂直势阱层，则势阱中的电子在y-z 平面上作自由运动(与体材料相同)，而在x 方向上要受两边势垒的限制。假定势阱层的厚度为L x ，其热势垒高度为无穷大，则量子效应使得波矢k x 取分立数值： ，（2）

式中的 m =1，2，3 …，是不为零的正整数。对应的能量本征值E m 只能取一系列的分立值，第m 个能级的能量E mc 为

， （3） 式中m em *为导带中第m 个能级上电子的有效质量。m=1时，E 1c 为导带第一个能级的能量。因此，电子能量小于E 1c 的能态不复存在，只有那些大于E 1c 的能态才会存在。对应于E 1c 量子态的态密度为

. （4）

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

，（5）

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

=πρx L m π=x k 2*22x *2)(2h k 2h E x

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

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

（6）

从该式可以看出，导带中的电子的态密度呈阶梯状。同样地，我们也可以用类似的方式表达价带中空穴的态密度。由于价带通常是简并的，同时存在有重空穴带和轻空穴带，其有效质量分别以m hh *和m lh *表示。[6]

又有量子阱中电子的运动服从薛定谔方程。如前文分析，在y-z 平面内，电子不受附加周期势的作用，与体材料中电子的运动规律相同，相应的能量表达式为

， （7）

其中k y 、k z 分别为电子在y 和z 方向上的波矢，m //*是电子y-z 平面上的有效质量。在x 方向上，电子受到阱壁的限制，能量是量子化的，只能取一些分立的值，即

2x x x n E E ∝=（n x ＝１,2,3,…）. （8）

所以，电子的总能量Ｅ为：E=E x +E yz ，即由于E yz 的作用，相当于把能级E n 展宽为能带，称为子能带。 即材料能带沿k x 方向分裂为许多子能带（图4（a ））。而且态密度呈现阶梯状分布，同一子能带内态密度为常数，（图4（b ））。由图4（b ）可以看出，尽管量子阱中的电子和空穴态密度为阶梯状，其包络线依然是抛物线。在该图中还可以看到多个子带，对于第一个子带来说，其态密度都是一个常数。正是载流子二维运动的这种特性有效地改变了其能态密度和载流子的分布，因而有效地改进了量子阱中载流子的辐射复合效率。

???=-01)mc E H(E ,,mc mc E E E E ≤≥)2/()(*//22

2yz m k k E z y +=

（a ） （b ）

图4.(a)量子阱导带和价带中子能带沿k //方向的分布：导带子能带仍是抛物线型分布，价带中子能带却与抛物线型相差很多，这是由于价带中轻重空穴带混合（mixing ）所致；（b ）体材料与量子阱有源材料态密度ρ（E ）对比图：量子阱中能带分裂为子能带（n ＝1，2，…），E g-b 与E g-q 为分裂前后禁带宽度，且E g-b

带和导带间电子跃迁只能发生在n 相同的子能带间（直接跃迁的选择定则）

能带的变化导致以下结果：

(1)带电子与重空穴和轻空穴复合分别产生TE 模与TM 模，重空穴带与轻空穴带在带顶处简并解除加剧了TE 模与TM 模的非对称性。

(2)不像体材料抛物线能带中载流子必须从接近带底处开始填充那样，量子阱的阶梯状能带允许注入的载流子依子能带逐级填充。因此注入载流子能量量子化，提高了注入有源层内载流子的利用率，明显增加了微分增益dg/dN 。高微分增益带来一系列好处：降低了激光器的阈值电流；减少了载流子内部损耗，提高了效率；提高了激光器的调制带宽，减少了频率啁啾。

(3)由于E g-q >E g-b ，量子阱激光器的输出波长通常要小于同质的体材料激光器。

(4)在导带中子能带沿k //的分布仍是抛物线型，而在价带中却远非如此，这是由于重空穴带和轻空穴带混合（mixing ）并相互作用所致，这使得价带的能态密度分布并不像右图所示的那样呈现阶梯状，而是使价带的能态密度增大，加剧了价带和导带能态密度的不对称，提高了阈值电流，降低了微分增益，从而使激光器的性能，这种情况要靠后面要提的应变量子阱来改善。

2、粒子数反转

半导体激光二极管是通过p-n 结注入载流子实现粒子数反转的。将电流通过 p-n 结注入到有源区，使其导带底附近的电子浓度和价带顶附近的空穴浓度远远大于平衡态时的浓度，从而实现粒子数反转。在平衡态时，我们通常用费米能级F 来描述电子和空穴的分布状态。当外加电压注入电流时，可以采用n 区和p 区的准费米能级F n 和F p 来描述电子和空穴在能级E 上的占有情况，在能量为E 处的电子和空穴的占据几率分别为

， （9）

，（10） 有源区中总的自由载流子电子和空穴的浓度分别为 ，（11）

. （12）

事实上，总的自由载流子浓度应当等于平衡时载流子浓度同注入载流子浓度之和，即 n =n 0 +σn , p =p 0 +σp 。注入载流子的浓度σn 和σp 大于平衡载流子浓度()[]1/exp 1

)(+-=KT F E E f n n ()[]1

/exp 11)(+--=KT F E E f n p ?∞∞-=E

E E f n d ()(n n ）ρdE

E E f p )()(p p ρ?∞

∞-=

才可能实现粒子数反转，即σn >n 0，σp > p 0。注入的电流的密度决定准费米能级的位置，因而也决定了电子和空穴的准费米能级间距F n -F p 的大小。在体材料中，要想实现粒子数反转，n 区和p 区的准费米能级差必须大于禁带宽度：

. （13）

在量子阱中，带隙不再是原来体材料的带隙E g ，而应当以E g1代之，即

， （14）

则得到量子阱中粒子数反转的条件为

. （15） 进一步推广至量子阱中各能级，可以得出量子阱结构受激发射必须满足的条件[7]为

. （16）

3、单量子阱（SQW ）和多量子阱（MQW ）对光子的限制

在量子阱激光器中，由于有源层厚度很小，若不采取措施，会有很大一部分光渗出。

对SQW 采取的办法是采用如图5所示的分别限制（separated confinement heterojunction ）结构，在阱层两侧配备低折射率的光限制层（即波导层）。该层的折射率分布可以是突变的（如图5（b ）左图所示）也可以是渐变的（如右图），分别对应波导层带隙的突变和渐变）。

图5.（a ）单量子阱激光器的禁带宽度分布；（

b ）分别限制单量子阱激光器（SCH-SQW ）的折射率分布，左边是阶梯型（step index ），右边是渐变型（grated index ）（对应带隙渐变） MQW 有由多个窄带隙和宽带隙超薄层交替生长而成，在两边最外的势垒层之后再生长底折射率的波导层以限制光子，这等效于加厚了有源层，使激光器的远场特性有大幅度改善，其原理如图6所示。

g

E F F p n >-v c g1E E E 11-=v

c g p n E E E F F 1111-=>-nv m e gm n p n E E E F F -=>-E g 图5（a ） 折射率 图5（b ）

图6.多量子阱禁带宽度及折射率随厚度分布

4、应变量子阱

前面提到的量子阱材料的使用大大改善了半导体激光器的性能，与含厚有源层的双异质结一样，要求组成异质结的材料之间在晶体结构和晶格常数是匹配的，否则将会造成悬挂键，对器件性能造成不利的影响。但是只要将超薄层的厚度控制在某一临界尺寸以内，存在于薄层内的应变能可通过弹性形变来释放而不产生失配位错，相反，薄层之间的晶格常数失配所造成的应力能使能带结构发生有利变化，而且，应变的引入降低了晶格匹配的要求，可以在较大的范围内调整化合物材料各成分的比例。

（1）压应变与张应变

如图7所示，设结平面为x-y 平面，晶体生长方向为z 方向，阱层晶格常数为a o ，垒层晶格常数为a s ，当在垒层上生长出很薄的阱层材料时，在x-y 平面内，阱层材料的晶格常数变为a //=a s ，为保持晶胞体积不变，在z 方向上，阱层材料晶格常数变为a ⊥。

若a //=a s

若a //=a s >a o >a ⊥，则阱层内产生张应变（tensile strain ）

总的应变可分解为纯的轴向分量和静态分量。

图7.晶格失配引起的应变 （2）应变导致的材料能带变化 a 、先不考虑阱中的量子效应，而只考虑纯粹的应变的影响（图8）。

图8.（a）无应变时能带分布；（b）压应变下能带变化；（c）张应变下能带变化（a）静态分量将使价带整体上移h1（meV），而使价带整体下移h2（meV）（对于张应力h1<0，h2<0）。即压应变的静态分量将使阱材料的禁带变宽，而张应变的将使其变窄。这会改变激光器的输出波长。

（b）更重要的是，应变的轴向分量将会使价带产生更大的变化：价带在整体移动的基础上，重空穴带和轻空穴带分离，分别上移和下移s/2（meV）（对张应力，s<0），对1%的晶格失配s约为60—80meV。

（c）在沿k⊥方向上轻重空穴的有效质量发生变化（对应图中曲线的曲率半径的变化），重空穴的变轻而重孔穴变重。在压应变情况下，价带中能量最高的能带沿k//方向上的有效质量比沿k⊥方向上的轻，所以我们可在价带中最高的能带上获得轻的空穴，这可以提高导带和价带的对称性，提高激光器的性能。

b、应变对量子阱中能带的影响

（a）前已提到，在量子阱中导带和价带分裂为子能带，在k//方向上，导带中子能带仍是抛物线型，而由于混合效应，价带中子能带远非抛物线型，加剧了导带和价带能态密度的不对称性，降低了激光器的性能。而压应变可以使价带中的轻重空穴带分离。所以在量子阱中引入压应变可以使轻重空穴进一步分离，减轻混合效应，减小价带的能态密度，增加导价带能态密度的对称性，提高微分增益，降低阈值电流，提高激光器的性能。如图9，轻空穴带被“推入”阱底，在图中不可见。

图9. 压应变对量子阱中价带的影响

（b）对于张应变，由于它将会提升轻空穴带，而使重空穴带降低，且减小其有效质量，所以可以增加TE模与TM模的对称性，输出与偏振模式无关的激光或TM偏振模激光。1993年7月日本的H.Tanaka等人用GaAs/AlGaAs张应变量子阱得到了输出波长为780nm（红外）的TM模CW振荡激光器。并通过控制注入电极载流子浓度，用GaAs/AlGaAs多量子阱TM模振荡激光器实现偏振模调制。由于张应变与量子效应分离轻重空穴带的效果相反，所以最终的能带分布要取决于应变与量子效应的“竞争”结果。

应变量子阱的出现从根本上改变了能带的结构，只要通过调节应变的类型与应变量的大小就有可能得到我们所需要的能带结构，使半导体器件的性能出现了大的飞跃，半导体激光器在许多领域内的应用成为现实，成为半导体光电子学发展史上的一个里程碑。例如，用来泵浦掺铒光纤放大器、激射波长为980nm的半导体激光器就是依靠应变量子阱来实现的。应变量子阱给正在发展中的Ge1-x Si x/Si超晶格带来了活力，理论分析认为，通过布里渊区能带的折叠效应，

就有可能实现Ge 1-x Si x /Si 材料有间接带隙向直接带隙转变。如果这一目的能实现，以其作为半导体激光器的有源层材料，则大规模的光电子集成将成为现实，其应用价值不言而喻。

三、半导体量子阱激光器的结构与特性

同通常的半导体激光二极管一样，量子阱激光器具有许多种条形结构：氧化物条形[8]、掩埋条形[9]和脊形波导条形[10]等。在氧化物条形结构中，注入电流通过氧化物上开的窗口流经有源区。由于有源区横向上的组分和厚度是一样的，只有电流注入时才会引起折射率微小的变化，横向上的光波导是依靠光学增益来完成的，所以这是一种增益波导激光器。在掩埋条形和脊形波导结构中，在有源区的横向上，折射率的实部都有足够大的差别，以便维持单模或低阶模光波的传输，所以它们是折射率波导激光器。折射率波导激光器显示出了阈值工作电流低、单模工作稳定、特征温度T 0高等优越性能。

同常规的激光器相比，由于有源区为量子阱结构，器件特性便具有下列新特点：首先，量子阱中态密度呈阶梯状分布，导带中第一个电子能级E 1c 高于原导带底E c 价带中第一个空穴能级E 1v 低于原价带顶E v ，因此有E 1c -E 1v > E g 。量子阱中首先是E 1c 和E 1v 之间电子和空穴参与的复合，所产生的光子能量hν=E 1c -E 1v >E g ，即光子能量大于材料的禁带宽度。相应地，其发射波长λ=1. 24 /( E 1c -E 1v )小于E g 所对应的波长λg ，即出现了波长蓝移。其次，量子阱激光器中，辐射复合主要发生在E 1c 和E 1v 之间，这是两个能级之间电子和空穴参与的复合，不同于导带底附近和价带顶附近的电子和空穴参与的辐射复合，因而量子阱激光器的光谱的线宽明显地变窄了。第三，在量子阱激光器中,由于势阱宽度L x 通常小于电子和空穴的扩散长度L c 和L h ，电子和空穴还未来得及扩散就被势垒限制在势阱之中，产生很高的注入效率，易于实现粒子数反转，其增益大为提高，甚至可高达两个数量级。此外，还有一个十分有趣的物理现象，即在量子阱结构中,注入载流子通过同声子的相互作用，使较高阶梯能态上的电子或空穴转移到较低能态上,从而出现“声子协助受激辐射”。可见，声子协助载流子跃迁是量子结构的一个重要特性。

如果量子阱数为m ，条型宽率为W ，腔长为L ，那么量子阱激光器的阈值电流为

. （17）

式中Γ1为垂直方向的光学限制因子，也即此前所描述的光学限制因子，而Γ2为平行于结平面的光学限制因子，它计入了窄条宽度的影响。由于条宽有限，光场在横向上会扩展至条外。分析可得，阈电流等于J th 同结面积WL 的乘积。量子阱激光器的J th 可降至100A /cm 2。条宽通常为2μm 或更窄，如果腔长L ～1μm ，则I th 仅为微安量级。这种腔长仅为μm 量级的激光器便是现今人们正在热心研究的微腔激光器。众所周知，半导体器件对温度十分灵敏，其特性常常因温度升高而变坏。在激光器中，I th =I tho exp( T/T 0) ，T 0为特征温度，它越大则器件性能越稳定。对于AlGaAs 激光器，T 0通常为120K ，而AlGaAs 量子阱激光器的T 0通常高于160K ，甚至有的高达300K 。对于InGaAsP 激光器，由于其价带的俄歇复合效应，使得电流泄漏较大，通常T 0～50K 。而采用量子阱结构之后，其T 0可达150K 甚至更高。因而量子阱使InGaAsP 激光器的温度稳定性大为改善，这???????????? ??+ΓΓ=21i 210th 1ln 211exp )A (0

R R L a m J I i mWLJ βη

在光纤通信等应用中至关重要。

四、半导体量子阱激光器相关研究举例

1、小发散角量子阱激光器

半导体激光器的快轴方向发散角度由外延层的结构决定，确切地说是由波导模式确定，而波导模式又主要由波导的折射率构型决定。在降低量子阱激光垂直发散角方面，已有一些研究机构进行了尝试，研制出采用大光腔、非对称包层、非对称脊波导等结构来减小发散角[ 11-15 ]。在大功率情况下，目前存在的极窄波导、宽波导、模式扩展波导等结构方法，可将LD垂直方向的发散角降低到20°左右，但这时宽波导结构需要把波导层加厚到3μm左右，这在工艺实现上存在一定困难[ 16-17 ]。

李雅静[ 18 ]等使用三层平板波导理论分析了半导体量子阱激光器远场分布。针对大功率激光器讨论了极窄和模式扩展波导结构方法减小垂直方向远场发散角，得到了极窄波导结构量子阱激光器远场分布的简化模型，获得了垂直发散角的理论值；使用传输矩阵方法模拟了模式扩展波导结构量子阱激光器的近场光斑及远场分布，获得垂直方向远场发散角的减小值。实验测试了极窄和模式扩展波导结构量子阱激光器的垂直发散角，理论结果与实验测试获得的发散角基本一致，实现了降低发散角的要求，获得了小发散角量子阱激光器。

2、粒子辐射对激光器的影响

量子阱激光器凭借优异的特性在卫星激光通信中发挥着作用。但是由于卫星激光通信终端面临着空间粒子辐射的影响，很有可能造成激光器性能下降，严重威胁系统的安全及寿命。因此有必要对量子阱激光器的辐射耐受性进行深入的研究。一般来说，辐射粒子与半导体相互作用主要有两种方式：一种为电离效应，其会引起靶原子电荷的激发，将会在材料中产生瞬时的扰乱和半永久性的影响，只要辐射粒子交给电子的能量大于半导体的禁带宽度，就将使价带的电子激发到导带中去，产生电子空穴对, 即非平衡载流子。由于半导体中载流子是可以移动的，这些非平衡载流子最终将会复合，也就是说并不能产生永久的效应。[ 19 ]辐射与材料的另一种作用方式是位移效应，即入射粒子将其能量的一部分交给靶原子，一旦这个能量足够大，晶格原子将克服周围原子对其的束缚，导致其离开正常的晶格位置，形成位移缺陷，称为位移损伤。半导体激光器的首要损伤模式为位移损伤效应。

为了评估辐射环境下激光器的性能的变化，马晶[ 20 ]等使用加速器对量子阱半导体激光器进行了总通量1x1016cm-2的电子辐照实验辐射实验。结果表明，在辐射环境下激光器的输出功率下降、阈值电流增加，从理论上分析了位移效应对量子阱激光器的影响，并推导了电子通量与相对闭值电流变化、相对输出功率变化的函数关系式。该公式可用于预测激光器在辐射环境下的性能变化。

3、量子阱激光器的高温稳定性

作为Cs原子钟的核心部件，852nm半导体激光器需要在高温环境下稳定工作，因此要具有良好的温度稳定性，且其波长温漂越小越好。由于有源区材料的禁带宽度、外延层材料的折射率等都会随温度发生变化，因此激射波长也会随之发生变化。其中，量子阱的禁带宽度随温度发生的变化是最主要的影响因素，所以研究激光器设计中量子阱材料的选择非常重要。目前，852nm半导体激光器的量子阱材料主要有AlGaAs，InGaAs，InGaAsP等。法国的Alcatel Thales III-V实验室采用InGaAsP量子阱，斜率效率达到0.9W/A，波长随温度漂移为0.26nm/℃，功率为280mW[ 21 ]；德国的Ferdinand Braun研究所采用脊形波导结构，量子阱

采用InGaAsP材料，斜率效率达到1W/A，波长随温度漂移为0.25nm/℃，功率为250mW[ 22]。量子阱决定了半导体激光器的最终性能，因此精确控制及在线监测量子阱的外延生长非常重要。反射各向异性谱（Reflectance Anisotropy Spectroscopy，RAS）已经被证明是在线监测并研究外延层组份控制和多量子阱应变影响的有力工具[ 23-24]。

徐华伟[ 25]等设计并外延生长了具有高温度稳定性的InAlGaAs／AlGaAs应变量子阱激光器，用于解决852nm半导体激光器在高温环境下工作时的波长漂移问题。基于理论模型，计算并模拟对比了InAlGaAs，InAlGaP，InGaAs和GaAs 量子阱的增益及其增益峰值波长随温度的漂移。结果显示，采用In0.15Al0.11Ga0.74As作为852nm半导体激光器的量子阱可以使器件同时具有较高的增益峰值和良好的波长温漂稳定性。使用金属有机化合物气相淀积（MOVCD）外延生长了In0.15Al0.11Ga0.74As／Al0.3Ga0.7As有源区，通过反射各向异性谱（RAS）在线监测和PL谱研究了InAlGaAs／AlGaAs界面的外延质量，实验证明了通过降低生长温度和在InAlGaAs／AlGaAs界面处使用中断时间，可以有效抑制In 析出，从而获得InAlGaAs／AlGaAs陡峭界面。最后，采用优化后的外延生长条件，研制出了InAlGaAs／AlGaAs应变量子阱激光器。实验测试结果显示，其光谱半高宽、斜率效率、激射波长随温度漂移的理论计算结果与实验测试结果相吻合，证明器件性能满足在高温环境下工作的要求。

4、电子阻挡层的设计

InGaAsSb/AlGaAsSb 量子阱激光器是2～5μm波段的理想光源，在人体组织手术、痕量气体检测以及激光雷达等领域有着重要的应用[26-27]。但是，高阈值电流和低特征温度一直是限制其转换效率和稳定性的主要因素[28-29]。Xia[30]等证明了有源区Auger复合所造成的高能载流子泄漏是影响激光器阈值电流和温度敏感特性的重要因素之一。另外，电子在p型限制层的泄漏产生的热量会使激光器的结温迅速升高，严重影响了器件寿命。[31]增加阱数可以改善上述情况，但是阱数过多会增加器件的内损耗，激光器室温阈值电流也将随之变大[32]，器件性能反而降低。

安宁[33]等为了降低2μm InGaAsSb/AlGaAsSb 量子阱激光器的阈值电流并获得良好的温度特性，在p型波导层及限制层之间引入AlGaAsSb电子阻挡层。采用理论计算方法模拟了电子阻挡层对InGaAsSb/AlGaAsSb LD输出特性的影响。研究结果表明: 电子阻挡层结构可有效减少2μm InGaAsSb/AlGaAsSb 量子阱激光器的Auger复合，抑制量子阱中导带电子向p型限制层的溢出，降低器件的阈值电流，同时改善了温度敏感特性。

5、垒层和阱层厚度对量子阱激光器性能的影响

氮化镓(GaN)基材料被称为第三代半导体, 在光电子学和微电子学领域有重要的应用价值。作为一种重要的GaN基光电子器件，GaN基激光器在激光显示、激光印刷、激光照明等领域有广阔的应用前景，国际上受到极大关注。要研制出高性能的GaN基激光器，难度很大，不仅需要高质量的材料，还需要优化的工艺制作。另外，激光器的结构非常复杂，包括限制层、波导层、有源层等，器件结构设计也非常重要，合理的结构设计能够改善器件性能。InGaN量子阱是GaN 基激光器的有源层，也是核心区域之一。

周梅[34]等采用LASTIP软件研究了InGaN/GaN(In组分为15%)量子阱垒层和阱层厚度对GaN基蓝紫光激光器性能的影响及机理。模拟计算结果表明，当阱层太薄或太厚时，GaN基激光器的阈值电流增加、输出功率下降，最优的阱层厚度

为4.0 nm左右；当阱层厚度太薄时，载流子很容易泄漏，而当阱层厚度太厚时，极化效应导致发光效率降低，研究还发现，与垒层厚度为7 nm相比，垒层厚度为15 nm时激光器的阈值电流更低、输出功率更高，因此适当地增加垒层厚度能显著抑制载流子泄漏，从而改善激光器性能。

五、总结

本文简要介绍了量子阱结构的一些特性，尤其是其作为半导体激光器有源层的特点，包括：阱中载流子态密度的阶梯状分布、更易实现粒子数反转的条件以及对光子的限制等。还介绍了近些年对量子阱激光器的相关研究，包括阱层设计优化、外部环境的影响（粒子辐射）、电子阻挡层的设计、生长工艺优化等。

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