增進鏡面光學損害抵抗能力於砷化鋁鎵高功率雷射二極體

國 立 交 通 大 學

工學院專班半導體材料與製程設備學程

碩 士 論 文

增進鏡面光學損害抵抗能力於砷化鋁鎵高功率雷射二極體

Improved Catastrophic Optical Damage Level for High Power

AlGaAs Laser Diodes

研 究 生 : 劉明豪

指導教授 : 潘扶民 教授

增進鏡面光學損害抵抗能力於砷化鋁鎵高功率雷射二極體

Improved Catastrophic Optical Damage Level for High Power

AlGaAs Laser Diodes

研 究 生：劉明豪 Student：Ming Hao Liu

指 導 教 授：潘扶民 Advisor：Prof. Fu Ming Pan

國 立 交 通 大 學

工學院專班半導體材料與製程設備組 碩 士 論 文

A Thesis

Master Degree Program of Semiconductor Material and Process Equipment College of Engineering

National Chiao Tung University in Partial Fulfillment of the Requirements

for the Degree of Master of Science

in

Program of Semiconductor Material and Process Equipment July 2009

Hsinchu, Taiwan, Republic of China

增進鏡面光學損害抵抗能力於砷化鋁鎵高功率雷射二極體

學生：劉明豪 指導教授：潘扶民 教授 國立交通大學工學院專班半導體材料與製程設備組碩士班 摘 要 近年來,高功率雷射二極體的發展日益重要。然而瞬時光學災害卻是 對高功率雷射二極體為一種非常致命的傷害，由於它在發生前沒有任何徵 兆及跡象。因此本論文研究是致力於增進砷化鋁鎵雷射二極體的瞬時光學 災害準位。並且將目前提升瞬時光學災害準位的各種改進方法加以分析與 比較。本論文採用在此領域較少見的彎曲波導法作為提升 850 nm 砷化鋁 鎵雷射二極體的瞬時光學災害準位實驗基礎。實驗的結果顯示採用彎曲波 導法的砷化鋁鎵雷射二極體的瞬時光學災害準位可達 190 mW 以上，老化 測試條件在定功率 100 mW 輸出及 50 °C 環境下可達 450 小時以上。然而 採用傳統的砷化鋁鎵雷射二極體的瞬時光學災害準位為 150 mW~170 mW 之間，相同老化測試條件下只能操作 0~23 小時就損壞。

Improved Catastrophic Optical Damage Level for High Power

AlGaAs Laser Diodes

Student：Ming Hao Liu Advisor：Prof. Fu Ming Pan

Program of Semiconductor Material and Process Equipment National Chiao Tung University

ABSTRACT

High power laser diode has gathered great importance in recent years. However,catastrophic optical damage is very hazardous degradation mode for high power laser diodes since it is silent and appears suddenly without a previous sign.The purpose of the the research presented in this thesis is to examine methods of improving catastrophic optical damage level for high power laser diodes and to demostrate a bent-waveguide structure on 850 nm AlGaAs laser diodes.To date, there has been relatively little research conducted on bent-waveguide laser.The result shows that the bent-waveguide AlGaAs laser diodes can effectively increase the catastrophic optical damage level over 190 mW。In addition,life time of aging test for the bent-waveguide AlGaAs laser diodes can operate over 450 hours under 100mW output and 50°C environment。For comparison, the conventional structure of AlGaAs laser diodes show 150 mW~170 mW of catastrophic optical damage level and 0~23 hours life。

誌

謝

本論文能順利完成，首先我要衷心感謝我的指導老師潘扶民教授。潘 老師於我就讀研究所這段期間在學業及撰寫論文方面給與我許多寶貴意 見並導引我走向正確的研究方向，另外也對我的研究規劃非常關心，因此 在即將畢業的時刻，在此謹致最高的謝忱與敬意。同時也感謝張翼教授、 吳耀銓教授、陳智教授及材料系的諸位師長們在課業方面的指導及協助， 他們對我所提出的問題，總是全心全力的回答。另外還要感謝呂志鵬副教 授在課堂上給與我們的訓練及考驗，使我們茁壯及成長。在此我也要感謝 清華大學的連振炘教授，連老師 在我進入研究所就讀前教導我非常多半導 體方面的學理及知識，使我具有相當的研究基礎。 本論文中所涉及的研究及相關技術資訊能順利完成也要感謝華信光 電科技的副總經歐思村博士、前瞻產品處處長邱建嘉博士、封裝工程處處 長吳明倬博士、短波長開發部李鴻生經理等長官給與我許多資源及支持， 此外還有邱芳邦協理給與我在本實驗磊晶方面的協助及討論機會。此外也 感謝陳志誠博士、蘇益信博士、沈柏村、陳俞諶、林文偉、朱振弦等同仁 們在每日研發晨會中參與許多製程及元件設計方面的討論。另外還要感謝 王啟倫博士在 DPSS 應用方面的教導及聯亞光電的總經理林蔚博士與技術 副總經理伍育輝博士在 InAlGaAs 及無鋁雷射特性方面提供我許多寶貴意 見與討論。 本論文能順利完成要感謝的人實在太多，最後我要感謝父母親的養育 之恩及岳母的支持，還有妻子雅惠、兒子秉震及待出生的女兒。由於他們 的包容及付出，在這幾年來一直給與我最大的支持與鼓勵，尤其在披星載 月的撰寫論文期間能讓我能無後顧之憂的專心完成研究並順利完成碩士 學位！謝謝。

目

錄

中文摘要 ….………... 頁 i 英文摘要 ……..………... ii 誌謝 ……..……….... iii 目錄 ……..……….... iv 表目錄 ……..……….... vii 圖目錄 ……..………... vii 符號說明 ……..………... x 第一章 緒論……… 1 1.1 1.2 第二章 2.1 2.2 研究動機……….… 論文架構……….… 雷射二極體之基礎原理………. 雷射二極體之發展與演進………. 雷射二極體之特點……….. 1 3 4 4 5 2.3 雷射二極體之基本構成要素………. 6 2.4 2.4.1 2.4.2 雷射二極體之材料………. 直接能隙半導體………. 發光波長與材料系統………. 7 7 9 2.4.3 晶格匹配………. 10 2.5 2.5.1 2.5.2 雷射二極體之基本操作……….. 誘發放射……….. 雷射二極體之構造……….. 13 13 14 2.5.3 2.5.4 載子與光場侷限………. 雷射二極體的種類………. 15 19 2.6 2.6.1 2.6.2 2.6.3 2.6.4 雷射二極體之光電特性………. 雷射條件………... 臨界增益………... 臨界電流... 非輻射復合... 22 22 23 25 26 2.6.5 內部量子效率... 33

2.6.6 輸出功率與斜率效率... 35 2.6.7 2.6.8 2.6.9 第三章 3.1 微分量子效率... 光-電流(L-I)圖... 近場圖像與遠場圖像... COD 的發生原因及改善方法介紹... 雷射在高功率操作的限制... 37 38 39 40 40 3.2 COD 的發生機制... 42 3.3 3.3.1 3.3.2 3.3.3 3.3.4 3.3.5 3.3.6 3.37 第四章 4.1 4.2 4.3 4.4 4.5 4.6 4.7 4.7.1 4.7.2 4.7.3 4.7.4 4.7.5 4.7.6 4.7.7 4.7.8 4.7.9 COD 的改善方法………... 鏡面鍍膜保護法... 減少鏡面吸收法... 降低表面復合速率法... 減少鏡面光功率密度法... 減少鏡面電流密度法... 彎曲波導法... 其他材料選擇... 實驗... 基板選擇... 基板清洗... 基板蝕刻的黃光製程... 基板蝕刻... 光阻去除... 磊晶成長... 晶粒製程... 硬式罩幕製程... 黃光製程... RIE 蝕刻及光阻去除製程... ICP 蝕刻脊狀波導製程... 去除硬式罩幕製程... 自我對準製程... 光阻去除製程... 電流阻障層製程... SiN 絕緣層沉積... 48 48 49 54 59 61 62 62 63 65 65 65 66 67 68 69 69 70 70 71 71 71 72 73 73

4.7.10 4.7.11 4.7.12 4.7.13 4.7.14 4.7.15 4.7.16 4.7.17 4.7.18 4.8 4.8.1 4.8.2 4.8.3 剝離製程... p-面電極製程... 鍍厚金製程... 切割道製程... 基板磨薄製程... n-面電極製程... 劈晶條製程... 鏡面鍍膜製程... 切割製程... 封裝製程... 黏晶製程... 打線製程... 封蓋製程... 73 74 75 76 76 77 77 78 79 80 80 82 82 第五章 結果與討論………... 83 5.1 雷射二極體基本電性分析…... 83 5.1.1 5.1.2 5.1.3 5.1.4 5.2 5.2.1 5.2.2 5.3 5.3.1 5.3.2 5.3.3 5.4 5.4.1 5.4.2 臨界電流分析與比較... 操作電流分析與比較... 斜率效率分析與比較... 光輸出功率-注入電流(L-I)圖... 光場分析... 近場圖像分析與比較... 遠場圖像分析與比較... COD 準位分析... 傳統結構雷射 COD 值... 彎曲波導雷射 COD 值... 傳統結構雷射與彎曲波導雷射 COD 值比較... 可靠度分析... 傳統結構雷射老化測驗結果... 彎曲波導雷射老化測驗結果... 83 85 87 89 90 90 94 95 95 96 97 98 98 99 第六章 結論………... 100 6.1 改善結果………. 100 6.2 未來工作………. 101

參考文獻 簡歷 ………... ... 102 118

表 目 錄

表 2-1 活性層材料與發光波長關係………... 10 表 6-1 樣品#1 與樣品#2 的各種特性比較...………. 100

圖 目 錄

圖 1-1 高功率 808nm 雷射作為幫浦應用的例子………... 1 圖 2-1 AlGaAs/GaAs/AlGaAs 雙異質接面結構能帶圖………... 5 圖 2-2 構成半導體雷射的四個基本要素………... 7 圖 2-3 帶到帶復合過程在半導體... 8 圖 2-4 化合物半導體普遍用於光電元件的能隙能量對波長關係... 9 圖 2-5 磊晶層與基板之間的應變形式... 11 圖 2-6 應變量與臨界厚度(hc)之關係... 12 圖 2-7 應變對能帶結構之影響... 13 圖 2-8 二能階原子模型中光和原子交互作用... 14 圖 2-9 典型邊射型雷射二極體構造... 14 圖 2-10 在順向偏壓下的雙異質結構 p-i-n 接面能帶圖... 15 圖 2-11 具三層波導結構的雷射二極體... 16 圖 2-12 折射率分佈與光場分佈關係... 17 圖 2-13 典型脊狀波導結構... 18 圖 2-14 不同的波導結構對光侷限結果... 19 圖 2-15 單一量子井分開侷限異質結構... 20 圖 2-16 圖 2-17 單一量子井漸變折射分開侷限異質結構... 共振腔內的光增益與光損失... 22 23 圖 2-18 三個不同的載子濃度的增益頻譜在同一個臨界增益值... 24 圖 2-19 兩種復合機制在半導體材料內復合情形... 27 圖 2-20 一個週期性完美的晶體結構由外力切開情形... 29 圖 2-21 晶體劈開後的表面狀態... 29

圖 2-22 圖 2-23 半導體材料表面與內部的缺陷濃度分佈... 兩個主要 Auger 復合的過程... 30 33 圖 2-24 典型的雷射二極體的光功率對電流(L-I)圖... 38 圖 2-25 雷射二極體的近場圖像與遠場圖像... 39 圖 3-1 雷射二極體的光-電流曲線在高功率輸出時的限制狀況... 41 圖 3-2 不同半導體材料能隙能量對溫度變化之關係... 43 圖 3-3 COD 發生機制圖... 44 圖 3-4 差排環由鏡面沿〈110〉往內部共振腔延伸形成暗線缺陷... 45 圖 3-5 經 COD 損傷後的 SEM 圖... 46 圖 3-6 正常雷射二極體的近場圖像與 L-I 曲線... 47 圖 3-7 圖 3-8 經 COD 損傷後的雷射二極體的近場圖像與 L-I 曲線... 鏡面處因熱造成能隙能量減小的情形... 47 49 圖 3-9 具有 NAMs 結構的雷射... 50 圖 3-10 AlGaAs/GaAs/AlGaAs 量子井雷射能帶變化情形……... 51 圖 3-11 650nm 7mW 雷射二極體的 COD 值比較... 52 圖 3-12 GaAs/AlAs 量子井結構在 QWI 製程後的變化... 54 圖 3-13 具有 I-3 法處理的雷射在鏡面的能隙能量示意圖... 55 圖 3-14 等效垂直光斑尺寸與波導層厚度關係... 59 圖 3-15 具有 AlGaAs LOC 寬波導結構的雷射... 60 圖 3-16 具有電流阻障區域結構的雷射二極體... 61 圖 4-1 本論文的實驗設計流程圖... 63 圖 4-2 樣品#1 及樣品#2 的雷射晶粒設計的三種尺寸... 64 圖 4-3 非吸收鏡面區域長度示意圖... 64 圖 4-4 基板蝕刻後顯微鏡圖... 66 圖 4-5 基板蝕刻後的 SEM 圖... 67 圖 4-6 本論文所採用的 850nm AlGaAs 雷射磊晶結構... 68 圖 4-7 圖 4-8 完成磊晶成長後的樣品#2 晶片的 SEM 圖... 完成自行對準製程後的顯微鏡圖... 69 72 圖 4-9 完成電流阻障層製程後的顯微鏡圖... 74 圖 4-10 完成厚金電鍍製程後的 SEM 圖... 76 圖 4-11 完成劈晶條製程後的顯微鏡圖... 78 圖 4-12 本論文實驗採用之鏡面鍍膜設計示意圖... 79

圖 4-13 完成切割製程後的樣品#2 晶粒的 SEM 圖... 79 圖 4-14 完成黏晶接合製程後顯微鏡圖... 81 圖 5-1 樣品#1 在光輸出為 100mW 的臨界電流散佈圖... 83 圖 5-2 樣品#2 在光輸出為 100mW 的臨界電流散佈圖... 84 圖 5-3 圖 5-4 樣品#1 在光輸出為 100mW 的操作電流散佈圖... 樣品#2 在光輸出為 100mW 的操作電流散佈圖... 85 86 圖 5-5 樣品#1 在光輸出為 100mW 的斜率效率散佈圖... 87 圖 5-6 樣品#2 在光輸出為 100mW 的斜率效率散佈圖... 88 圖 5-7 在脈衝模式及光輸出為 100mW 的光-電流關係圖... 89 圖 5-8 在脈衝模式及光輸出為 100mW 的光-電流關係圖... 90 圖 5-9 樣品#1 的 NFP(5μm 非吸收鏡面區域長度) ... 91 圖 5-10 樣品#2 的 NFP(25μm 非吸收鏡面區域長度) ... 91 圖 5-11 樣品#2 的 NFP(15μm 非吸收鏡面區域長度) ... 92 圖 5-12 樣品#2 的 NFP(5μm 非吸收鏡面區域長度) ... 92 圖 5-13 圖 5-14 光在非吸收鏡面區域行進的示意圖... FFP... 93 94 圖 5-15 FFP... 95 圖 5-16 樣品#1 的非吸收鏡面區域長度(5μm~25μm)的 COD 值... 96 圖 5-17 樣品#2 的非吸收鏡面區域長度(5μm~25μm)的 COD 值... 96 圖 5-18 樣品#1 與樣品#2 的 COD 值比較... 97 圖 5-19 樣品#1 的老化測試結果(非吸收鏡面鏡面區域長度為 5μm).. 98 圖 5-20 樣品#2 的老化測試結果(非吸收鏡面鏡面區域長度為 5μm).. 99

符 號 說 明

hc 具應變的半導體的臨界厚度 hv 光子能量 eV Eg 能隙 eV Ec 傳導帶底層能量 eV EV 價電帶頂層能量 eV EF 費米能量 eV EFC 準費米能量在 n 型半導體區域 eV EFV 準費米能量在 p 型半導體區域 eV nc1, nc2 披覆層折射率 nf 核心層折射率 Δn 折射率差 Φ 臨界角度 。 d 活性層厚度 Å R1, R2 前，後鏡面反射率 % Pi 光功率 mW g 光增益係數 cm-1 gth 臨界增益 cm -1 gmax 最大增益係數 cm -1 αi 內部損失 cm-1 αm 鏡面損失 cm-1 L 共振腔長度 μm Γ

侷限因素 ηi 內部量子效率 % β 增益因子 cm/A Jth 臨界電流密度 A/cm2 J0 透明電流 A/cm 2 -μm Ith 臨界電流 mA W 脊狀波導寬度 μm τnr 非輻射復合生命期 s nno 熱平衡下 n 型半導體中的電子密度 cm -3

pno 熱平衡下 n 型半導體中的電洞密度 cm -3 Nt 半導體中復合中心濃度 cm -3 Ei 本質費米能量 eV Et 陷阱能量 eV σ 捕獲截面 cm2 Vth 電子平均熱速度 cm/s K 波茲曼常數 J/K T 絕對溫度 K Nst 表面區域內每單位面積的復合中心密度 cm -2 Sr 表面復合速率 cm/s ni 本質載子濃度 cm -3 RAuger 歐傑復合速率 cm 6 /s Cn 復合速率常數 cm 6 /s Cp 復合速率常數 cm 6 /s τn 載子復合生命期 s τr 輻射復合生命期 s τnr 非輻射復合生命期 s J/d 規一化的電流密度除以活性層厚度 A/cm2/μm e 電本電荷量 C ηs(SE) 雷射二極體斜率效率 W/A Iop 雷射二極體操作電流 mA Ith 雷射二極體臨界電流 mA Po 雷射二極體輸出功率 mW λL 雷射二極體發光波長 nm P1,P2 前,後鏡面出光功率 mW ηd 雷射二極體微分效率 W/A Θ⊥ 雷射二極體垂直發散角 。 Θ∥ 雷射二極體水平發散角 。 αw 窗戶區域損失 cm -1 Pmax 最大輸出功率 W PCOD 鏡面的功率密度 MW/cm 2 E 半導體材料活化能 eV

第一章

緒論

1.1 研究動機

自第一顆半導體雷射二極體(laser diode,)於西元 1962 年成功的開發 出來後，已從商業化應用到軍事的特殊用途，皆扮演著非常重要的角色。

這些應用的波長範圍，從可見光的部分一直延伸到遠紅外光部分，然而

在許多的應用中，對光功率輸出要求並不高，諸如: 於 compact disc (CD) 讀取用雷射其發光波長在 780 nm，digital versatile disc (DVD)及超級市場 所用的掃瞄器(bar code scaner)用雷射其發光波長在 650nm 等應用時皆僅 需約 3-5 mW 左右的輸出功率即可，但是要作為光碟寫入用雷射或激發固 態雷射(diode pump solid state,DPSS)用的雷射，於這些應用時卻都至少需 要數百 mW 以上的高功率才能達成。

例如 532 nm 的綠光雷射是使用 200 mW~數 W 的 808 nm 雷射二極體

來激發 Nd:YVO4 (摻釹釩酸釔)晶體而產生 1064 nm 波長的雷射，再使用非

線性晶體(KTP)來倍頻成為 532 nm[1.1]，如圖 1-1 所示。

由於過去數十年間，工業的快速成長使得更高功率雷射的應用及需求

也快速成長，特別是在於醫療生技、軍事、材料處理、固態雷射之激發源 等應用方面更是發展快速。雷射二極體操作在連續振盪(cw)模式或是脈衝 振盪(pulse)模式狀況下，無論單橫向模(single tansverse mode)或是多橫向 模(multiple transverse mode)應用皆有需要朝更高的輸出功率發展。甚至連 近來頗有顯著發展的投影機及顯示器應用也開始嘗試以高功率雷射二極 體當作光源，然而以雷射作為投影機及顯示器的發光源有相當多的好處， 如色域廣、光功率高、熱效應低、光學機制簡易等優異特點[1.1][1.2]。因 此工業的發展迅速也促使雷射二極體必需朝更高的輸出功率方向發展。 然而一個雷射二極體能輸出的功率是屬於低功率或是高功率，其兩者 之間並沒有非常明確的界定，必需視雷射二極體種類應用及設計目的來區 分。一般而言，以單模的窄線條(narrow stripe)雷射二極體而言，能夠輸出 約 50 mW 或以上的功率，而多模的寬面積(broad-area)雷射二極體能夠輸 出約 200 mW 或以上的功率可稱為高功率雷射二極體[1.3]。 無論一個雷射二極體是屬於寬面積型的多橫向模雷射二極體或是窄 線條型的單橫向模雷射二極體，有一個明顯問題是：一個雷射二極體能夠 輸出的最大功率極限為何﹖因此必需探討限制輸出最大功率的機制與種 類，通常一個雷射二極體的最大輸出功率將被四種機制所限制[1.3],[1.4]： (1)扭結(kink)、(2)熱翻轉(thermal rollover)、(3)瞬時光學鏡面損傷

(catastrophic optical damage,COD)、(4)漸變退化(gradual degradation)。

其中又以(1)項的扭結(Kink)及(2)項的熱翻轉(thermal rollover)，對一 個雷射二極體的限制是屬於可回復的，換句話說當一個雷射二極體操作在 高功率時，一旦發生有扭結(kink)或是熱翻轉現象時，僅會對一個雷射二 極體的輸出功率有所限制，但並不會損傷這元件及基本特性。然而，若是 一旦發生(3)項的瞬時光學損傷機制時，則元件的輸出功率會瞬間急速下 降，且使雷射二極體將從鏡面區域開始熔化並往本體部分延伸，而造成永 久性且不可回復之傷害，此時雷射二極體已失去其元件基本特性，既無法 再產生雷射光。(4)項的漸變退化也會傷害雷射二極體，因此特性亦不可回 復。

綜觀目前世界各大半導體雷射公司及相關學術研究機構莫不以提升 最大輸出功率及改善瞬時光學損傷(COD)為首要努力方向。尤其是當活性 層(active layer)為含鋁的材料時(如 AlGaAs)，其材料特性易造成鏡面氧化 問題，使其 COD 值及可靠度皆不佳。雖然目前已開發出許多抑制或改善 COD 的方法，但這些方法也都各有其優缺點存在，甚至將牽制或犧牲掉 一些特性，而這些方法將於第三章中陸續作有系統的詳細介紹。 本論文之目的是分析、歸納、比較及探討抑制 COD 的各種方法，並 且論證其中一種鮮少被討論及研究的彎曲波導(bent waveguide)法。首先利 用以彎曲波導概念來改善 COD 的準位並提高輸出功率的是由美國伊利諾 大學的 R.P.Bryan 等人於西元 1989 年提出[1.5]，接著 西元 1998 年 IBM 研 究中心的 F.R.Gfeller 等人也有相關性研究發表[1.6]，接著又提出相關專利 [1.7]後即幾乎沒有相關的研究資訊及成果可供查證及參考。 本論文是以彎曲波導法概念為軸心並嘗試應用以 MOCVD 的磊晶方 法並配合電流阻障層的製程設計及使用 SCH-MQW 雷射二極體結構實現 及論證提升 COD 的效果。另外也將分析與比較各種提升 COD 值的方法， 包括差異性、優缺點等相關有用資訊以供後續研究參考，實為本論文之最 大研究動機。

1.2 論文架構

本論文將分為六個章節，第一章為本論文之研究動機及架構。第二章 將就半導體雷射之基礎理論及相關重要之光、電特性加以介紹及說明。第 三章節則依序介紹目前三種高功率雷射二極體的輸出功率限制機制詳細 說明，特別是 COD 的發生機制部分並介紹目前各種的改善方法，並對這 些方法的優缺點作比較分析。第四章的實驗是使用彎曲波導法來製造含鋁 的 850nm 單橫向模之砷化鋁鎵(AlGaAs)高功率雷射二極體並將實驗後量 測數據加以論證及分析。第五章為實驗後的結果與討論。第六章為本論文 的結論。

第二章

雷射二極體之基礎原理

2.1 雷射二極體之發展與演進

雷射(laser)一詞是由“Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation”縮寫而來，其意為受激輻射所引起的光放大現象[2.1],[2.2]。因 此雷射是屬於一種光元件，它可將電的能量轉換為光形式。

西元 1962 年時，在美國同時有四個機構發表首次使用半導體材料當 作一種雷射的研究。這些機構及成員分別為；奇異(GE)公司的 Rober N.Hall 等人、IBM 公司的 M.I.Nathan 等人、麻省理工學院(MIT)的 T.M.Quist 等 人、伊利諾大學(The University of Illinois)的 N. Holonyak 等人[2.2]-[2.6]。 不同的是前三者使用 GaAs 材料作為發光源，而後者則是使用 GaAsP 材 料作為發光源。當時的第一顆半導體雷射二極體是具有非常高的臨界電流 密度(threshold current density)，其值大於 50KA/cm2，且僅能在冷凍溫度環 境及脈衝振盪(pulse)模式下操作[2.5]。雖然第一顆半導體雷射二極體的結 構是使用同質接面結構(homo-junction)，且存在有許多不合實際的缺點， 但是卻也大量的展開對它改善的研究。

幸運的是，在西元 1963 年美國的 H. Kromer 及蘇聯的 Zh.I Alferov、 R.F. Kazarinov 等人，同時分別發明了異質結構(heterostrructure)，並將它 應用在雷射二極體、發光二極體(light emitting diode, LED)、高速元件(如 HEMT、HBT)上。最後分別經 Hayashi 與 Zh.I Alferov 等人的努力下於西 元 1970 年使用雙異質結構(double-heterostructure,DH)雷射二極體成功的 發展出第一顆在室溫下連續振盪(CW)的半導體雷射二極體，其臨界電流 密度亦降到 1.6 KA/cm2 程度[2.5]，使半導體雷射二極體有機會從由實驗 室往工業界發展。 由於 DH 結構是將能隙較小材料置放於兩能隙較大的材料中間，典型

的應用例子為 AlxGa1-xAs/GaAs/AlxGa1-xAs，如圖 2-1 所示。位於中間的活

性層為 GaAs，其能隙比兩旁的 AlxGa1-xAs 能隙還小，如此之設計可以同

時增加雷射二極體的載子侷限(carrier confinement)及光的侷限(optical confinement)能力，使雷射的性能大幅提升，除能夠直接降低臨界電流密 度外，並且允許雷射二極體能夠在室溫環境及連續振盪模式下操作[2.6]。 如此重大的貢獻也使得 H. Kromer 及 Zh.I. Alferov 兩人於 2000 年時以“發 展半導體異質結構(heterostructure)應用在高速及光電上之貢獻” 而獲得諾 貝爾物理獎 [2.4],[2.7]。

圖 2-1 AlGaAs/GaAs/AlGaAs 雙異質接面結構能帶圖

2.2 雷射二極體之特點

半導體雷射具有與其它雷射(諸如:固態雷射、氣體雷射)相似的特 性，具有空間同調(spatial coherence)、時間同調(temporal coherence)、高單 色(monochromatic)、高指向性(directivity)等性質[2.2],[2.8],[2.9]。

半導體雷射與一般半導體件元件相同，皆具有 p-n 接面(junction)之基 本結構存在，但又同時擁有與一般傳統雷射一樣的量子特性存在。今日的

半導體雷射是基於西元 1962 年 Rober N.Hall 的想法，並經許多人的努力 而慢慢演進而成，它的應用已涵蓋民生、醫療、軍事、工業、通訊等方面， 並成為重要的光源之一。半導體雷射的特點與一般雷射之比較如下 [2.2],[2.5],[2.10]-[2.14]： (1) 直接發光：一般傳統雷射的量子傳輸是利用分離的原子間能階，半導 體雷射的量子傳輸則為材料間的能隙可直接發光，不需要其他能量激發。 (2) 體積小：半導體雷射的體積非常的小，一般雷射晶粒(chip)的尺寸通常 都在 1500μm(長)×300μm(寬) ×120μm(高)以下，如此小的體積非常容易裝 置及應用在一般的設備、儀器、工具內。 (3) 直接調制：藉由變化半導體雷射的順向電流(forward current)時，可直 接調變雷射光的光束，其調變速度可達數個 GHz 的範圍。 (4) 高光電轉換效率：半導體雷射具有高的光電轉換效率，一般可達 50% 以上。 (5) 高整合性：可以與其他 III-V 族元件，例如場效電晶體、光偵測二極 體等元件結合形成光電積體電路(optoelectronic integrated circuit,OEIC)。 (6) 可製成單石雙波長雷射：可以在同一個單石(monolithic)基板(substrate) 上製作成雙波長雷射，例如使用 AlGaAs 材料系統與 AlGaInP 材料系統， 同時長在一個單石的 GaAs 基板上，如此僅使用一顆雷射二極體即可分別 讀取 780nm (CD)或 650nm (DVD)訊號或寫入，因此可減少一顆雷射二極 體及其他光學系統的使用，進而降低成本。 (7) 低電壓操作：半導體雷射操作電壓約在 1.7V~2.5V 之間。 (8) 高信賴度：半導體雷射的 MTTF 約在數千小時~數十萬小時之間。 (9) 高量產性：使用半導體製造技術易於大量生產。

2.3 雷射二極體之基本構成要素

構成半導體雷射的基本要素，主要有四個部分組成[2.5]:

(1)增益介質(gain medium )：活性層(active layer)可作為增益介質，可將傳 播中電磁波放大。

(2) 幫浦(pump)：以電流注入(current injection)方式，提供能量給增益介 質，電子與電洞將透過上、下電極傳輸到增益介質內，使其能達到居量反

轉(population inversion)的條件。

(3)光學共振腔(optical resonant cavity)：提供電磁波有回饋(Feedback)的機 制藉以放大能量，邊射型(edge emission)雷射的共振腔，皆屬於法布理-比 洛(Fabry-Perot)光學共振腔。 (4)輸出耦合(output coupler)：將光學共振腔內的雷射光引導出至共振腔 外，藉由調整共振腔前後鍍膜反射比值，可控制前後光輸出的功率大小。 一般將 GaAs 晶片由(110)面劈裂(cleaved)可形成自然反射鏡面(facet)，其 反射率為 32%左右。如圖 2-2 所示，為構成半導體雷射的四個基本要素。 圖 2-2 構成半導體雷射的四個基本要素

2.4 雷射二極體之材料

2.4.1 直接能隙半導體

目前主要的半導體發光元件，不論是發光二極體或是雷射二極體皆屬 於直接能隙(direct band gap)半導體。雖然也有非直接能隙(indirect band gap) 半導體能發光，但到目前為止此類元件的發光效率還是不盡理想。而一個 直接能隙半導體，如 GaAs 及 InP 等化合物半導體材料，其材料的傳導帶

(conduction band)的極小值及價電帶的(valence band)的極大值都是發生在 k=0 處(Γ 點)。 電子與電洞在這兩個允許能帶間的直接復合並放出光子，整個過程不 需要改變晶格動量既可完成，發光效率高。反之，非直接能隙半導體的能 隙中的傳導帶的極小值及價電帶的極大值都不在相同的 k 處(k≠0)，此時 的動量並沒有遵守動量守恆( momentum conservation )定理，因此電子與電 洞無法直接復合。載子必須靠能階中的復合中心(recombination center)捕 捉來完成。然而這些復合中心通常為材料中的缺陷或雜質，經由捕捉過程 造成能量與動量的改變，其能量的是藉由聲子(phonon)(既晶格振動)釋放 能量。由此可知，這種間接躍遷的過程牽涉到聲子的協助，使的躍遷的發 生機率比垂直接躍遷的直接能隙半導體小很多，因此如矽、鍺材料的發光 效率是非常差的，不適宜做發光元件[2.5],[2.15]-[2.18]。圖 2-3 為直接能隙 半導體和非直接能隙半導體的 E-K 圖(energy vs. momentum)。

(a) (b)

圖 2-3[2.18]帶到帶復合過程在半導體(a)直接能隙半導體及(b)非直接能 隙半導體

2.4.2 發光波長與材料系統

元件的發光波長與材料的能隙具有直接的關係，如 780nm 的雷射二

極體的活性層必須選用 AlxGa1-xAs(三元)材料，而紅光雷射二極體，波長

從 635nm-660nm 範圍的活性層則必須選用 InxGa1-xP(三元)材料。發光波長

在 808nm-850nm 區間的活性層則有較多的選擇，可以使用 GaAs(二元)、 AlxGa1-xAs、GaAsxP1-x、InxAl1-xGa1-x-yAs(四元)等材料作為活性層材料。若

發光波長為 980nm-1100nm 間，則以 InxGa1-xAs 當活性層居多。故元件的

發光波長是由材料能隙的大小所決定，如圖 2-4 所示。

圖 2-4[2.19]化合物半導體普遍用於光電元件的能隙能量對波長關係

一般 III-V 族半導體雷射元件的基板材料為 GaN、GaAs、InP 等三種， 如 Blu-ray Disc 用 405 nm 或顯示投影用 450 nm 的藍光雷射是使用 GaN 為 基板[2.20]，而欲發 635nm-660nm、780nm、808nm、850nm、980nm 等光，

則必需選用 GaAs 為基板材料。另外，通訊用的 1.3μm 及 1.55μm 長波長

雷射則是使用 InP 材料為基板。材料系統與發光波長範圍如表 2-1 所示 [2.20],[2.21]。

表 2-1 活性層材料與發光波長關係

2.4.3 晶格匹配與假晶材料

在表 2-1 中，有些材料與基板是屬於晶格匹配(lattice match)，見圖 2-4 所示，如 GaAs/GaAs 系統為典型的例子，甚至在 AlxGa1-xAs/GaAs 系統中 從 x=0 到 x=1 間兩個極端，也僅只有約 0.13%晶格常數失配(lattice constant mismatch)[2.22]。而有些材料的磊晶層與基板之間存在有應力的形變(strain) 關係。 以現代的磊晶技術而言，只要磊晶層材料間的晶格常數差異不要太 大，是不會產生任何差排(dislocation)缺陷存在。使用這種應變方法成長材 料的概念，首先是由西元 1940 年代的 Frank 和 Van der Merwe 所建立， 再由 Matthews 和 Blakeslee 等人深入研究而成，所以這種成長的材料亦稱 為假晶材料 (pseudomorphic material)[2.12]。其概念為在兩個晶格常數較 小的材料中間成長一個晶格常數較大的材料，如此 將形成一種壓縮型應變 (compressive strained)。反之，如果 在兩個晶格常數較大的材料中間成長一 個晶格常數較小的材料將形成一種伸張型應變(tensile strained)。而這兩種 不同形態的應變技術，見圖 2-5 所示。 活 性 層 材 料 侷 限 層 材 料 發 光 波 長 基 板 InGaN GaAs AlGaAs GaN InGaP InGaAs InGaAs InGaAsP InAsP InGaAs AlGaN 405nm AlGaAs AlGaAs AlGaInP GaAs InGaAsP InGaAsP InGaAsP InP 800-900nm GaAs 624-850nm (Al成份＜45%) GaAs 630-660nm GaAs 900-1000nm GaAs 1550nm InP 1300-1500nm InP 1060-1400nm InP 1500nm InP

(a) (b) 圖 2-5[2.23]磊晶層與基板之間的應變形式(a)壓縮型應變(b)伸張型應變 如同前述，只要兩種材料的晶格常數相差不大，磊晶層的厚度不要超 某個臨界厚度(critical thickness)值時，仍可保持品質良好而無缺陷的異質 接面。所以再引用具形變的材料同時，必須考慮到當材料中的成份的增加 會使應變量也隨之加大，當磊晶層的厚度增加，伴隨者應變的彈性能量也 不斷累積。相反的是，當超過一個臨界厚度時，此時材料將會發生塑性變 形(plastic deformation)，此時應變的能量將通過在界面附近產生差排缺陷 來釋放出來。此時原本具有應變的磊晶層應力將消失，恢復原來的晶格常 數，此時稱為鬆弛(relaxation)。然而，材料一旦經塑性變形後是無法再回 復[2.24],[2.25]，而產生的許多差排缺陷將於發光元件中會成為非輻射復合 (non-radiative recombination,NRR)中心來源，這些 NRR 中心的作用將大幅 降低發光效率[2.26]。 圖 2-6 說明應變量大小與臨界厚度(hc)之關係，當形變量較小時可成 長較厚的磊晶層，而較大形變量時可成長的磊晶層厚度變薄[2.13],[2.22]。 如果在一個半導體雷射二極體的量子井中引進應變技術即成為應變量子 井(strained quantum well)，具應變的量子井最大特點是應變能改變能帶結 構，隨著能帶結構的改變使價電帶的有效質量(effective mass)減少。由於 前述之原因而使能態密度(density of state)降低，因此在透明(transparency)

時有較低的載子密度，因此導致雷射二極體的臨界電流也減少，使特性變 好[2.27]。

圖 2-6 應變量與臨界厚度(hc)之關係

如圖 2-7 所示，一個不具應變的材料，其有效質量較大的重電洞帶 (heavy hole,HH)與效質量較小的輕電洞帶(light hole,LH)在 k=0 重疊在一起 [2.5]此時的光波將同時具有橫向電場模(transverse electric field mode,TE mode)及橫向磁場模(transverse magnetic field mode,TM mode)成份。如果具 有壓縮型應變的材料，其能帶中的重電洞帶與輕電洞帶將為分離狀態，電 子沿重電洞帶(E-HH)間躍遷，因此以 TE 模為主。另外，伸張型應變材料 的輕電洞帶則相對變成在重電洞帶的上方位置，電子沿輕電洞帶(E-LH) 間躍遷，因此以 TM 模為主[2.13],[2.28]-[2.30]。 典型的例子為 A.Valsterl 等人在 633nm 的紅光雷射量子井的實驗，在 GaxIn1-xP 量子井調整不同的 Ga 之含量 x 時可以分別得到-0.5% (x=0.58)伸 張型應變或 0.5%(x=0.45)壓縮型應變，在此時分別皆可得到最低的臨界電 流(threshold current)值[2.31]。以目前的趨勢及發展來看，635nm 紅光雷射 使用為伸張型應變量子井，主要應用為工業用途，而 650nm 紅光雷射則 使用為壓縮型應變量子井，其要應用為光儲存用途。

圖 2-7[2.28] 應變對量子井的能帶結構之影響；伸張型應變(左)，無應 變(中) ，壓縮型應變(右)

2.5 雷射二極體之基本操作

2.5.1 誘發放射

發光元件，例如發光二極體或是雷射二極體，雖然都是皆以輻射復合 (radiative recombination)形態來放光。然而造成此兩者最大的差異則是光的 放射方式。LED 是以自發輻射(spontaneous emission)形態來放光，而 LD 則以誘發輻射(stimulated emission)形態來放光。自發輻射機制為在傳導帶 的電子經一平均活期後與在價電帶的電洞輻射復合後，其所釋放出能量為 光子(photo)，但這些光子間的相位皆不相同。反之，誘發放射的機制是當 材料中位於高能階的電子數比位於低能階的電子數還多時以達居量反轉 (population inversion)之狀態，此時有一個光子入射到此一具有居量反轉的 材料中，將誘導傳導帶的電子與價電帶的電洞結合並釋放出能量相同且相 位一致的光子，然而這些光子在材料中傳輸又會引起更多的電子電洞結合 放出更多的頻率相同且相位一致的光子[2.5],[2.12],[2.32],[2.33]，如圖 2-8 所示。

(a) (b) 圖 2-8[2.5]二能階原子模型中光和原子交互作用(a)自發輻射(b)誘發輻射

2.5.2 雷射二極體之構造

圖 2-9[2.34] 典型邊射型雷射二極體構造 圖 2-9 為一典型邊射(edge emitting)型雷射二極體構造。其中磊晶層 厚度約 3~5μm 左右會成長在厚度約為 350μm 的基板上，最後在鏡面鍍膜 前會將其厚度磨到約 100~120μm 左右。活性層即為 2.3 節所述，作為增益 介質，且為本質(intrinsic)半導體材料。以量子井結構而言，其厚度一般約 Stripe width: 2μm~200μm. 200μm~500μm 400μm~2000μm 100μm~120μm

在 50~150Å 之間。n 及 p 型披覆層(cladding layer)約各為 1~1.5μm 左右。 共振腔(cavity)長度則視元件的輸出功率而定，高功率雷射的共振腔通常都 會設計較長，以利降低元件的熱阻。因此共振腔的長度一般約在設計在 400~2000μm 之間。線條( stripe)或稱脊狀波導(ridge waveguide)的寬度將會 決定模態，若為寬面積的多橫向模雷射二極體，脊狀波導的寬度會使用 30~200μm，而單橫向模雷射二極，則會將脊狀波導的寬度縮小到 2~5μm。

2.5.3 載子與光場侷限

目前的半導體雷射二極體操作皆是採用順向偏壓(forward biased)方式 來驅動並且採用 p-i-n 的雙異質(DH)結構或是量子井(QW)結構。 圖 2-10[2.35]在順向偏壓下的雙異質結構 p-i-n 接面能帶圖 在此以最基本的 p-i-n DH 結構來說明雷射二極體的載子與光侷限原 理。如圖 2-10 所示，一般 p-i-n 的 DH 結構為 p 型掺雜披覆層-本質活性層 -n 型掺雜披覆層，如此可形成所謂的三明治(sandwich)結構，也是最基本 的雙異質結構[2.35]。當施加一個順向偏壓於雷射二極體時，原本處於熱 平衡(thermal equilibrium)狀態的費米能階(fermi level)即 EF，將一分為二，

成為兩個準米能階(quasi fermi level)即 EFC、EFV。此時位能障下降，電子 與電洞分別由披覆層越過而注入到活性層內，且並開始有大量載子注入活 性層而產生自發性輻射，此時為 LED 階段。當順向偏壓持續加大時，使 得 EFC－E_FV=E_g時活性層開始達到透明(transparency)狀態，此時的增益(gain) 為大於等於零的狀態，輸出功率變大[2.5]。當順向偏壓加到約 1.5~2V 時， 活性層中的載子變多且大量復合，此時活性層增益持續變大，在 L-I 曲線 中將通過臨界門檻，振盪出雷射光。 除上所述之外，不論是三明治結構的雙異質結構或是量子井結構的另 一個重要特性是在活性層兩旁的披覆層是能隙能量較大的材料，其折射率 (refractive index)較小且比活性層的折射率還要小許多，如此將造成一個在 折射率上的差異(Δn)。而此 Δn 的差異將恰好把光場侷限在折射率較大， 而能階較小的活性層中，如同波導(waveguide)作用[2.5],[2.22],[2.34]。 圖 2-11 [2.34]具有三層波導結構的雷射二極體 圖 2-11 說明了光被侷限在中間折射率較大的活性層區域，當光在如同 波導的結構中運動，光到達界面處時遇到折射率較低的披覆層區域將被反 射與折射回活性層區域。依照斯涅耳定律(snells law)[2.15]可知，當入射光

＞nc之條件，此時光將無法穿透出披覆層，且將一直在活性層區域以全反 射方式來回傳遞。

上述方法可以依靠磊晶結構的設計來完成光侷限作用，通常稱為垂直 波導結構(vertical waveguide structure)[2.34]。要形成此類的侷限結構必須 再配合其他的條件；如材料的選擇，能隙能量的大小、折射率的大小、晶 格匹配等因素皆必須考慮，典型的結構為 AlxGa1-xAs/GaAs/AlxGa1-xAs，當 調整披覆層的 Al 含量更多時將會使折射率更低，且沒有晶格失配(lattice mismatch)問題。 圖 2-12 則以另一個觀點來表達相同的事情，其中可看出 Δn 的差異狀 況，當活性層折射率和披覆層折射率因有差異而形成波導結構可將光侷限 在活性層區域內。值得注意的是光場超出活性層區域的部分將被視為損 失，只有在中間的活性層區域有增益(gain)。 圖 2-12 折射率分佈與光場分佈關係 若以上圖 2-12 的 d 代表活性層厚度，而 E 為光場強度，則方程式 2-1[2.5],[2.30]表示光強度在活性層中佔所有光強度的比例，此例稱為光學 侷限因素(optical confinement factor)，以Γ 表示。

∫

∫

∞ ∞ − = Γ dx x E dx x E region active 2 2 ) ( ) ( =

∫

∫

∞ ∞ − − dx x E dx x E d d 2 2 / 2 / 2 ) ( ) ( (2.1) 通常Γ 值是介於 0~1 之間，若希望能獲得更有效誘發輻射則 Γ 值越大 越好，越大時則表示侷限能力就越強，且Δn 的差異就越大[2.22]。另外， Γ 值與 d 之間也有強烈的直接關係，通常 DH 型雷射的活性層厚度比量子 井雷射還要厚，因此Γ 值也比較大[2.12]。 圖 2-13[2.34]典型脊狀波導結構 除上述垂直波導結構外，另一個重要且必須提到的是側向波導結構 (lateral waveguide structure)。不同於垂直波導結構是以磊晶層方式完成， 而側向波導結構則必須倚靠晶粒製程方式來完成。以折射型波導(index guided)結構為例，通常以濕蝕刻或乾蝕刻方式由 p-Cap 層蝕刻到 p 披覆 層，並只留下一點厚度(一般約控制在 2000~4000Å 之間)。再沉積低折射

率的材料取代；如二氧化矽(SiO2)、氮化矽(Si3N4) 、三氧化二鋁(Al2O3)

等介電膜。如此可形成中間(core)折射率高，兩邊折射率低結構，如圖 2-13 以 GaAs 為基礎的脊狀波導雷射。

(a) (b) 圖 2-14[2.36]不同的波導結構對光侷限結果(a)增益型(b)折射型 由於在側向結構上的不同，一般雷射又可區分為增益型波導(gain guided)雷射及折射型波導雷射兩種 。其中增益型波導雷射在垂直部分與折 射型波導雷射無異，但由於在側向結構上的設計不同(如圖 2-14(a))致使側 向的侷限不夠嚴謹，因此有電流擴散現象發生。光強度分佈隨著光增益曲 線來決定，當注入電流由小變大時，此時造成活性層區域內有太多的載子 並產生橫向模態的不穩定而移動，使光增益曲線變形，如此會在光功率曲 線而造成扭結(kink)發生。反之，折射型波導雷射的電流侷限能力比增益 型波導雷射好，如果脊狀波導夠窄則可以有效抑制橫方向光束擴張並抑制 高次橫模發生，因此只有基本模態存在[2.30],[2.32]。目前大部分市面上的 雷射絕大部分皆為折射型波導雷射。本論文亦採用折射型波導結構設計為 實驗之結構。圖 2-14 (a)為增益型波導雷射，如前所述側向的侷限不夠嚴 謹，因此有電流擴散現象發生使光分佈區域較寬。(b)為折射型波導雷射， 如前所述化學蝕刻到 p 披覆層為止，電流路徑由脊狀波導注入至活性區 內，由於注入電流區域較小而使光分佈區域隨之變較窄。

2.5.4 雷射二極體的種類

目標大部分的半導體雷射皆以量子井雷射為主，包括有應變量子井及

無應變量子井兩種。而 DH 型雷射(如圖 2-1)因效率較差則已非常少用或僅 使用在特殊用途，因此僅介紹量子井雷射部份。當活性層的厚度減到和德 布羅依(De Broglie)波長相近時，將有量子化的特徵出現。以電子般大小的 粒子而言，電子的速度約為 107 cm/sec，而電子的德布羅依波長則約為 100Å 以下[2.1],[2.16],[2.37]。 圖 2-15 單一量子井分開侷限異質結構 由於電子的物質波約為 100Å 以下，而電子電洞在同質結構中的距離 約為 10000Å，大約為 100 倍的物質波長，所以電子與電洞轉成光子的效 率很差。而 DH 型雷射也只能達到 20%效率，在單量子井結構中所有電子 電洞都被侷限在狹窄的 50-100 Å 量子井內，空間上幾乎可以完全重疊， 因此約可達到 60%光電量子轉換效率[2.27]。 圖 2-15 為一種典型的量子井雷射，稱為單一量子井分開侷限異質結 構(single quantum well-separate confinement heterostructure,SQW-SCH)雷 射。在此回顧 2.5.3 節內容，DH 型雷射(如圖 2-10)的載子與光侷限只依靠 活性層完成。而對 SCH 型的雷射而言，光的侷限可由披覆層完成並在 SCH 區域內且只有量子井部分有增益(上圖中灰色部分)。另外載子的侷限則由 量子井中的能階(energy level)來達成。不同的是，在量子井中的能階是個

別的(discrete)且固定，而 DH 的能階則為連續的[2.27],[2.32],[2.34]。 塊材(bulk)雷射因在結構上沒有任何的侷限，使得電子運動自由度為 3D 方向，其狀態密度(density of State,DOS )和電子能量成 E1/2的正比關 係，此結果表示能量越大其狀態密度越高。量子井雷射結構則因其能階量 子化而造成電子運動被限制使得自由度變成只有 2D 方向，而使得其狀態 密度和電子能量成 E0_{的正比關係，也就是 DOS 成為定值和能量變化無} 關，然而實際上在量子井中可能允許好幾個能階的存在，也使得 DOS 呈 現階梯狀(steplike)並且隨能量增大而變大。如和 bulk 雷射比較，由於量子 井結構中的 DOS 較小，因此若在相同的載子濃度注入的條件下，量子井 結構中的費米能階會增加快速，如此也造成導電帶與價電帶的準費米能階 之間的能量差會迅速增加。然而較快速的費米能階移動將有助於增益係數 隨著注入載子濃度的增加而迅速增加。所以當有電流注入時，不需要比塊 材半導體雷射多的載子濃度即可達到臨界增益。因此減少需要的載子濃度 即可得到分布反轉條件，因此使用量子井結構可以獲得比 bulk、DH 型等 雷射更低的臨界電流值[2.5],[2.32],[2.38]。 使用量子井結構另一個好處是可以很容易調整雷射波長，因量子井中 的能階是個別的且固定，當量子井厚度減小時能獲得更大的量子能階能 量，因此只要在磊晶成長時變化量子井厚度即可調整波長。而 bulk、DH 型等雷射因能階沒有量子化，其能階為連續的較不易由調整活性層厚度方 式能得到不同的波長變化，在元件的設計自由度不佳，故目前幾乎市面上 所有的半數雷射皆為量子井雷射。 SQW-SCH 雷射的結構之橫截面積比較小，所以載子的捕捉效率也比 較差。因為載子必須先經歷非彈性散射(inelastic scattering)過程而失去能量 掉進入量子井內，但當橫截面積很小時會使有些尚未失去動能的載子或在 量子井中因熱而重新獲得動能載子有機會橫跨過或跳離出量子井而造成 電流外溢(electron overflow)的漏電流等的現象發生[2.27],[2,37],[2.39]。 以 SCH 為結構設計的雷射，目前多以多重量子井分開侷限異質結構 (multiple quantum well-separate confinement heterostructure,MQW-SCH)為 主，因為使用 MQW 可以有效減少漏電流發生。因此本論文中的雷射結構

設計也是採用 MQW-SCH。

若要以 SQW 作為結構設計的雷射，目前比較多被人採用的是一種被 稱為單一量子井漸變折射分開侷限異質結構(single quantum well-graded index separate confinement heterostructure,SQW-GRINSCH)。

如圖 2-16 所示這種結構的優點是在於如漏斗狀(funnellike)的設計，載 子將分別進入這漏斗狀區域後將失去動能量而再掉入量子井中後復合發 光。因此這種結構的載子捕捉的機率非常高，使得臨界電流密度(threshold current density)值比 SQW-SCH 及 MQW-SCH 都還要低[2.37]。另外值得一 提的是此種結構也有使用多量子井(MQW-GRINSCH)的設計[2.40]。 圖 2-16 單一量子井漸變折射分開侷限異質結構

2.6 雷射二極體之光電特性

2.6.1 雷射條件

如圖 2-17 所示，雷射光(Pi)在前後鍍有相當反射比例的介電膜的活性

層區域(如同一個共振腔)內進行來回振盪，且每進行一次振盪，光強度即 再增強，如同圖中增益(gain)的部分。但由於實際上鍍膜並非 100%反射， 有相當的比例的雷射光會耦合到共振腔外，另外鍍膜層與半導體界面處不 平整所也會造成的鏡面損失(mirror loss)[2.18]，因此一部分的雷射光再返 回共振腔內進行振盪放大。 圖 2-17.[2.18]共振腔內的光增益與光損失 如果當光增益小於內部損失時，即(g-αi)＜0 是無法產生雷射，方程 式 2.2 說明了當光增益與損失兩者平衡時所產生雷射之條件[2.5],[2.18]。

(

)

1 2 exp 2 1R L g− i = R α _(2.2) 其中 R1及 R2為前後鍍膜反射率，L 為共振腔長度(cavity length) ，g 為光增益係數，αi為內部損失(internal loss)，如吸收及散射等。

2.6.2 臨界增益

臨界增益與臨界電流為雷射二極體最重要及基本的參數之一，由方程

式 2.2 可導出臨界增益方程式，其中 gth表示為臨界增益值。 m i i th R R L g α _=α +α            + = 2 1 1 ln 2 1 (2.3) 其中αi為內部損失，αm 代表為鏡面損失，其定義如方程式 2.4 所表 示，通常將鏡面鍍膜反射率(R1R2)提高時可使鏡面損失降低[2.18]。             = 2 1 1 ln 2 1 R R L m α (2.4) (a) (b) 圖 2-18[2.21]三個不同的載子濃度的增益頻譜在同一個臨界增益值(a)塊 材半導體雷射(b)量子井半導體雷射 圖 2-18 為不同的載子濃度的增益頻譜；(a)為塊材半導體雷射(b)為量 子井半導體雷射。當注入電流持續增加時，載子濃度也隨之增加，當達到 臨界增益(gth)時即開始雷射。如同 2.5.4 節所述，量子井半導體雷射的 DOS 呈現階梯狀(steplike)，好處是當元件注入電流時不需要比塊材半導體雷射 多的載子濃度即可達到臨界增益。

2.6.3 臨界電流

在上節(2.6.2 節)的臨界增益(gth)為同質結構雷射，而異質結構雷射或 量子井雷射的臨界增益(gth)必需再將光侷限因素(Γ)考慮進去[2.5],[2.18]， 使得方程式 2.3 變為如下所表示： ] [ 1 ] 1 ln 2 1 [ 1 2 1 m i i th R R L g α α +α Γ =             + Γ = (2.5) 當最大增益(gmax)到達臨界增益(gth)時，此時雷射開始啟動發出同調的 雷射光。而最大增益(gmax) [2.18]，可以如下所表示： m J d J g       − = ₀ max β (2.6) 其中β 為一常數亦稱為增益因子(gain factor)，J/d 為規一化的電流密 度除以活性層厚度，J0為透明電流(transparency current)。由於雷射開始時 為最大增益到達臨界增益時，故可將方程式 2.5 與 2.6 合併成方程式 2.7 後可以導出臨界電流密度(threshold current density)[2.18]，可以如下所表 示： 0 2 1 1 ln 1 1 J d R R L d Jth i +                           + Γ = α β _(2.7) 由於方程式 2.7 僅是電流密度，而臨界電流(threshold current )值必需 再將臨界電流密度乘上面積，如下式所表示[2.5],[2.13],[2.42]: L w J I_th = _th ∗ ∗ _(2.8) 其中 L 為共振腔長度，W 為脊狀波導寬度。臨界電流(Ith)為半導體雷 射最重要的及基本參數之一。低的臨界電流(Ith)值通常是被期望，由方程 式 2.7 可看出若增加Γ 值及R1R2前後鍍膜反射率可使臨界電流密度下降，

另外共振腔長度減小也可使臨界電流下降(Ith)但減小到某個程度時卻又會

使臨界電流密度(Jth)上升[2.5],[2.13]，一切設計必需要最佳化。

2.6.4 非輻射復合

早期發光元件尚在發展階段，磊晶品質控制較不成熟，使其內部量子 效率(internal quantum efficiency,ηi )非常 低。但以目前的磊晶技術及品質而 言，內部量子效率已可達 90%以上，主要之原因是在於提升基板的品質、 減少磊晶時的缺陷、減少材料內的雜質濃度等方面有顯著的進步結果 [2.26]。

在定義內部量子效率前，必需先瞭解有兩種復合機制在半導體材料 內，分別為輻射復合(radiative recombination )及非輻射復合(non-radiative recombination,NRR)，其中輻射復合機制為載子復合後將能量轉變成光子 發射。而非輻射復合機制則是將載子復合後之能量轉變以搖動晶格原子方 式(如聲子)將能量釋放出。但由於而如此搖動晶格原子之結果，將造成大 量的熱產生。一般發光元件需要的是光的能量而並非熱的能量，因此非輻 射復合機制並不期望發生[2.26]。 圖 2-19 所示，為半導體材料中的兩種復合機制(a)為輻射復合機制(b) 為非輻射復合機制。所謂輻射復合是以光子形式發射，因此對發光具有幫 助並且對元件不會有不良影響，雖然輻射復合是被期望的復合形式，但是 在實際的半導體材料中的復合不可能完全都是輻射復合。 然而較不期望的非輻射復合機制是電子與電洞藉由陷阱的能階來完 成復合並且以聲子形式(搖動原子)將能量釋放出，然而被釋放出的能量是 熱能並非光子，因此對發光沒有任何幫助。如果雷射二極體的鏡面處存在 有大量的非輻射復合中心(NRR center)，然而這些 NRR center 不斷的釋放 出熱能，最後會到達材料的熔點將鏡面熔化使元件失效。

(a) (b) 圖 2-19[2.26]兩種復合機制在半導體材料內內復合情形(a)輻射復合(b)非 輻射復合 非輻射復合機制基本上有三種型式[2.18],[2.26],[2.43]:第一種是由晶 體本身內部的原生性缺陷(Native Defect)、不期望的外來雜質原子(foreign atoms)、差排等缺陷所造成的能階而形成非輻射復合。根據布羅克理論 (Bloch’s theorem)指出，在一個理想半導體材料中，其禁止能隙(forbidden eenergy gap)中並沒有電子能階(electronic states)的存在。但是這樣的理想 效應只存在於具有理想周期位勢函數(periodic- potential function)的完美單 晶材料之中，而在真實半導體材料中卻會存在有如上述那些種類缺陷，並 破壞完美的周期位勢函數。當這些缺陷密度不太大時則缺陷會在禁止能隙 中創造出分離的電子能階(discrete electronic energy states) [2.16],[2.33]。一 般材料內有許多雜質存在，但氧雜質在 GaAs 材料是在接近中心(midgap) 的位置(約 0.4 及 0.67ev)處有能階存在[2.2]，若為 AlGaAs 材料時能量則會 稍為高一些[2.44]，因此這些能階皆是屬於深層缺陷(deep level)種類。這些 深層缺陷是很有效率的復合中心，因此又被稱為發光殺手(luminescence killers)[2.26]。如果這些深層缺陷雜質濃度太高時將會影響到非輻射復合 生命期。另外還有磊晶時真空度及化學原料純度等因素皆都會影響到深層 缺陷雜質濃度[2.40],[2.44],[2.45]。

深層缺陷在 AlGaAs 活性層材料中所造成的非輻射復合生命期

(non-radiative recombination lifetime)，可以由方程式 2.9[2.22],[2.44]表示:

            − + + = kT E E p n n N i t n n i t th nr cosh 2 1 1 0 0 σ ν τ (2.9) 其中τnr稱為非輻射復合生命期，nno及 pno分別表示為在熱平衡下 n

型半導體材料中的電子與電洞密度，Ei(intrinsic fermi level)為本質費米能

階，Et(trap energy)為陷阱能量，vth (thermal velocity of carriers)為載子熱速 度，Nt(concentration of the recombination center)為復合中心濃度，σ(capture cross section)為捕獲截面。 由上式可知，當 Et-Ei為相近值時(即接近 0 時)，使雙曲餘弦函數項成 為最小值，即非輻射復合生命期具有最小值。2.9 式可再簡化近似為下式 [2.2],[2.33],[2.46]: t th nr N σ ν τ = 1 (2.10) 因此在 2.10 式中的 Nt數量(缺陷濃度)增加時，會使非輻射復合生命期 (τnr)變短。 第二種非輻射復合機制為表面復合(surface recombination)；這種復合 機制對 III-V 族光電元件，如 LED、LD、HBT 等非常重要。如圖 2-20 所 示，一週期性完美的 GaAs 晶體結構當外部有外力切開時(如同雷射二極體 的鏡面沿(110)晶格方向被劈開)，如此將造成在晶體結構在表面的突然中 斷不連續，其理想單晶晶格的完美週期會在表面處截止，然而這種週期位 勢的突變會使能隙中產生允許的能態[2.16],[2.22],[2.33]，如圖 2-21(a)所 示。劈開後在表面區域的原子結構與原本的結構將有所不相同，此時將會 有表面原子重組現象發生；一部分的懸浮鍵(dangling bonds)將與臨近的原 子鍵結而形成表面重構(surface reconstruction)在同一表平面，而這些表面 重構將形成區域性的新原子結構並帶有能階能量(state energy)與內部原子

結構帶有能階能量有所不同[2.26]。如圖 2-21(b)所示。 圖 2-20[2.47]一個週期性完美的晶體結構由外力切開情形 (a) (b) 圖 2-21[2.47]晶體劈開後的表面狀態(a)瞬間切開時(b)經表面重構後 當這些 dangling bonds 及雜質(如氧)在表面區域將形成所謂的表面能 態(surface state)[2.18]，會大幅增加在表面區域的復合速度[2.22]。surface

state 是一種產生-復合中心(generation-recombination center)會捕捉表面附 近的電子與電洞並以聲子方式釋放出熱能量[2.5]。 表面區域的產生-復合的動力學與本節所介紹的第一種在半導體材料 內缺陷所造成的復合中心相似，然而其中唯一不同點為半導體材料內部的 復合中心所考慮是體積密度 Nt(cm -3 )，而在材料表面區域的復合中心則必 須考慮的是面積密度 Nst (cm -2 ) [2.46]，因此略有不同。 圖 2-22 為一半導體材料的缺陷分佈情形，由於表面有許多 dangling bonds 及雜質，因此在表面區域將形成高的 surface state 密度。所以在表面 區域的非輻射復合發生率比內部區域更高[2.18]。

圖 2-22[2.18]半導體材料表面與內部的缺陷濃度分佈

在材料表面區域的表面復合速度(surface recombination velocity,SRV) 可以由 2.11 式表示[2.18],[2.22],[2.46]: st th r v N S = σ _(2.11) 假設兩半導體材料中的載子熱速度(vth)及在表面的捕獲截面(σ)具有

相近值，則當表面復合中心密度(即 Nst)越高的半導體材料，將有高的表面 復合速率，因為表面復合速度(SRV)正比於表面復合中心密度(Nst): st r N S ∝ _(2.12) 不同半導體材料之間的材料特性亦有不同，因此也將會存在有不同的 表面復合速度；如 Si=101 cm/s，GaAs=106cm/s，InP=103cm/s[2.18],[2.26]。 有此可知 GaAs 材料具有非常高的表面復合速度(SRV)。 由於高的 SRV 將會降低元件的發光效率(因載子濃度在表面區域顯著 變少)並且因非輻射復合而產生高溫[2.26]，如此將影響元件性能及可靠度 甚巨，尤其是在雷射二極體鏡面劣化的部分[2.18]。由於此關係也將影響 到高功率操作時 COD 發生時機，換言之降低活性層材料的復合速度(SRV) 可以使鏡面溫度降低，因此當鏡面溫度降低後將可再延緩 COD 發生準位 [2.48]，本論文於第四章的 COD 改善方法中會再詳細介紹。 最後一項非輻射復合機制為歐傑復合(Auger recombination)；此機制與 前述經由材料內部缺陷或表面能態復合機制不同。當 Auger 復合發生時電 子與電洞的能量並非轉換成光子，而是將能量轉移到及其他的電子或電 洞，這些電子或電洞將被激發到導電帶或價電帶更高能量的地方。最後這 些帶有更高能量的電子或電洞必須藉由多次發出聲子方式將其能量消散 掉[2.5],[2.18],[2.26]。通常 Auger 復合較不易發生，因為此機制牽涉到三 個載子參與(如個電子與一個電洞)，因此發生 Auger 復合要求三個載子相 互作用的機率必須足夠大，所以較易發生於高 掺雜材料、載子濃度很大的 時候[2.5],[2.46]。 Auger 復合依照載子碰撞及躍遷的位置可分為 CCCH、CHHS、CHHL 等三種形式[2.49]。其中 C 代表為傳導帶(conduction band), H 代表為重電 洞帶(heavy-hole), S 代表為分離電洞帶(split-off), L 代表為輕電洞帶 (ligh-hole)。在 CCCH 過程中先是傳導帶(C)中的電子和價電帶的重電洞帶 (H)中電洞的復合，使得傳導帶(C)中的另一個電子往更高的傳導帶(C)躍 遷，故因此取名為 CCCH 過程，因為整個 CCCH 過程牽涉到兩個電子和

一個電洞，如圖 2-23 所示。 所以由上述可知，CCCH 過程牽涉到兩個電子和一個電洞，其復合速 率和 n2 p 成正比，因此當電子濃度越高時，其復合速率則越快，故 n 型半 導體材料以 CCCH 過程為主。而 CHHS 及 CHHL 過程則牽涉到一個電子 和二個電洞，因此復合速率和 np2成正比，故 p 型半導體材料以 CHHS 及 CHHL 過程為主[2.5],[2.49]。 Auger 復合速率可表示為[2.5],[2.26],[2.49]: 3 2 2 n C p n C p n C R_Auger = _n + _p = _(2.13) 其中 Cn為 CCCH 過程的速率常數，Cp為 CHHS 及 CHHL 過程的速率 常數。 若用 2.13 式中的 C 來代表一半導體材料中所有的 Auger 復合速率常 數(Auger coefficient)，因此 RAuger正比於 n

3_{，因此當載子濃度越高或是在} 高注入條件下，Auger 非輻射復合速率會變的非常明顯。如同表面復合速 度之狀況，不同的半導體材料將有不同的 Auger 復合速率常數 C，在 III-V 族半導體中，典型 Auger 復合速率常數 C 值介於 10-28 -10-29cm6/s[2.26]之間。 另外一方面，能隙能量越小的半導體材料也比較容易滿足在碰撞過程 中的能量與動量守恆條件，因此發生機率比寬能隙半導體材料大許多，導 致 Auger 復合速率常數 C 也比較大，成為長波長雷射主要的非輻射復合機 制，如以 InGaAsP 材料為主的通訊用半導體雷射就深受 Auger 復合的影響 很大[2.5],[2.39],[2.49]。而短波長雷射材料所受的影響則較小[2.33]。 此外，Auger 復合速率常數 C 和溫度之間也存在有很強的存依性質及 敏感度。因此當元件溫度逐漸升高時使 C 值也會增加，使發光效率降低 [2.22],[2.39]。上述之特性亦可在當元件有高注入電流時觀察到，因為當有 高注入電流時，此時活性層中具有過量的載子濃度，因此具有 RAuger正比

於 n3_{的特性，此時活性層區域溫度也漸漸升高而使 C 值增 加，使得 L-I 曲} 線開始飽和即電流再加大但其光功率不再有線性上升，當注入電流再加更 大時隨即發生 thermal rollover 現象而限制最大輸出功率。 圖 2-23[2.39]兩個主要 Auger 復合的過程：CCCH 及 CHHS 以上所介紹的三種非輻射復合機制，其中非輻射復合生命期(τnr)將包 括了第一、二種的 SRH (Shockley-Read-Hall)復合和及第三種 Auger 復合 的過程，因此我們可以得到[2.5][2.46]: Auger SHR nr τ τ τ 1 1 1 + = (2.14)

2.6.5 內部量子效率(Internal quantum efficiency)

內部量子效率(ηi)為光電元件非常重要性的指標，內部量子效率越大

則代表發光效率越好。因此必須先定義載子復合生命期(recombination lifetime)為τn，而輻射復合生命期(radiative recombination lifetime)為τr，非

復合的過程，因此我們可以得到[2.5],[2.13]: r nr n τ τ τ 1 1 1 + = (2.15) 對發光元件，如 LED 或 LD 而言並非所有注入的載子都會經由輻射復 合發出光子。因此對內部量子效率(ηi) 而言，其定義即為所有注入的載子 可貢獻到輻射復合的比率[2.5],[2.13],[2.26],[2.59]： 整體再結合速率 輻射再結合速率 ≡ i η = r nr r τ τ τ 1 1 1 + = nr r τ τ + 1 1 (2.16) 由上式(2.16 式)可知，若要 提升元件的發光效率就必需使 1/τr項遠大於 1/τnr項，使輻射復合的速率來主導整體復合的速率，如此才能使ηi 趨進 於 1。若 1/τnr項遠大於 1/τr項則一切相反，變成非輻射復合的速率來主導 整體復合的速率時就會造成發光效率低落，甚至連臨界電流密度也都會上 升[2.5],[2.44],[2.45]。另外由 2.10 式及 2.16 式可知，ηi將反比於 Nt(缺陷濃 度)如下式之關係[2.44]： t i N 1 ∝ η (2.17) 因此若要保持高的內部量子效率(ηi)值就必須嚴格控制磊晶品質使缺 陷濃度(Nt)越小越好。近來 III-V 族磊晶成長法，如 MOCVD、MBE 已經 非常成熟，由早期的 1960 年代的 1%進步到目前的 90%以上[2.26]，因此 磊晶品質越來越好。

2.6.6 輸出功率與斜率效率(Slope efficiency)

首先是雷射輸出功率的部分，如果在共振腔中每秒所產生的光子數目 以下式表示[2.5]: e I I Nph i op th − ∗ =η (2.18) 其中ηi為上節所述的內部量子效率，Iop為順向偏壓時的操作電流

(mA)，Ith為順向偏壓時的臨界電流(mA)，e 為電本電荷量(elementary

charge)。 若hν 為光子能量(photon enrgy)，因此根據方程式 2.18 來定義共振腔 中所產生的總功率為[2.5]: e hv I I hv N Pph= ph.∗ =ηi ∗( op − th)∗ (2.19) 由 2.6.2 節的方程式 2.3 可知，實際在共振腔中有兩種損失必然存在， 即αi(內部損失)及αm (鏡面損失)。然而只有脫離共振腔的光子才能為有用 的雷射光，因此使共振腔中所產生的總功率變成為下式[2.5]: m i ph P P P = _α + _{α (2.20)} 其中 P_αi正比於αi，而 P_αm正比於αm，因此雷射二極體的輸出功率變 成為[2.5]: m i m ph m i m ph o P P P P P P α α α α α α + ∗ = + ∗ = (2.21) 將 2.6.2 節中的鏡面損失即 2.4 式及 2.19 式代入 2.21 式中可合併成為

下式[2.5]: ) ( ] 1 ln 2 1 1 ln 2 1 [ ) ( 2 1 2 1 th op s i th op i o I I R R L R R L e hv I I p = ∗ − + ∗ ∗ − ∗ = η α η _(2.22) 方程式 2.22 為兩端鏡面所輸出功率總合，但實際在雷射的應用上前後 鍍膜反射率並不會相同，如 R1=10%(前端反射率)而 R2=95%(後端反射 率)，因此使前端(P1)有較大光功率。通常實際的應用也是出光較大者的前 端，因此必需將方程式 2.22 修正變成為下式: ] 1 ln 2 1 1 ln 2 1 [ ) ( 2 1 2 1 2 1 1 R R L R R L P P P e hv I I p i th op i o + ∗       + ∗ ∗ − ∗ = α η _(2.23) 其中 P1代表前端輸出功率，P2代表後端輸出功率。而其中出光的功 率比例又可表示為[2.5]: ) 1 ( 1 1 2 2 1 1 1 2 1 1 R R R R R P P P − + − − = + _(2.24) 因此可將方程式 2.24 再代入方程式 2.23 中並整理，最後可得到雷射 二極體的前端出光功率: ) ( ] 1 ln 2 1 1 ln 2 1 [ 1 1 1 1 24 . 1 ) ( 2 1 2 1 2 1 1 2 th op s i L th op i o I I R R L R R L R R R R I I p − ∗ = + ∗ − − + ∗ ∗ − ∗ = η α λ η (2.25) 其中上式的ηS又稱為斜率效率(slop efficiency,SE)，SE 為雷射二極體 最重要的參數之一，若斜率越陡峭則表示元件效率就越好，反之若斜率趨

向平坦則代表元件特性變差，尤其會影響操作電流的大小，通常以下式表 示[2.60]: I P R R L R R L R R R R SE O i L i S _∆ ∆ = + ∗ − − + ∗ ∗ = = ] 1 ln 2 1 1 ln 2 1 [ 1 1 1 1 24 . 1 2 1 2 1 2 1 1 2 α λ η η (2.26) 其中λL為雷射二極體的發光波長，如 635nm、808nm、850nm 等。由 上式不難看出內部量子效率(ηi)會直接影響 SE 好壞。因此元件的特性要 好，其內部量子效率就不能太低。

2.6.7 微分量子效率(Differential quantum efficiency)

微分量子效果可評斷半導體雷射的光電轉換效率，也是半導體雷射的 重要參數。其定義以下式表示: d η = ) ( ) ( e I I d hv p d th op o − = − _hv_ e I I d P d th op o ) ( ) ( (2.27) 由方程式 2.27 可知，故斜率效率又可表式為: s th op o O s I I d P d I P ) ( ) ( − = ∆ ∆ = η (2.28) 將方程式 2.27 及方程式 2.28 合併可整理成下式:       = hv e s d η η (2.29) 最後由方程式 2.22 及方程式 2.29 合併後化簡可得下式:

m i m i d α α α η η + = = ] 1 ln 2 1 1 ln 2 1 [ 2 1 2 1 R R L R R L i i + α η _(2.30)

2.6.8 光輸出功率-注入電流(L-I)圖

L-I (light output-injection current)圖為典型的半導體雷射的光輸出功率 對注入電流的關係圖，亦為最重要的光電特性圖，如圖 2-24 所示。由圖 可看出，當在注入電流低且尚未到達臨界值時，光功率增加不大，此時類 似為 LED 特性，並且以自發輻射形態來放光，在共振腔內的光子皆不具 同調性。待注入電流達到臨界值時，此時增益與損失取得平衡點，開始以 誘發輻射形態來放光，此時在共振腔內的光子都有同調性。待注入電流超 過臨界值時，已達到居量反轉條件，開始大量釋出同調光，而此時光功率 的增加將正比於注入電流的增加量。由圖 2-24 可得到一個雷射二極體的 操作功率、臨界電流及操作電流、臨界電壓及操作電壓、微分阻值(dV/dI)、 斜率效率(dP/dI)等基本特性。 圖 2-24[2.18] 典型的雷射二極體的光功率對電流(L-I)圖