多層調變量子點雷射之研究

國 立 交 通 大 學

電子工程學系電子研究所

碩 士 論 文

多層調變量子點雷射之研究

Studies of Chirped Multilayer

Quantum Dot Lasers

研究生： 張靜怡

指導教授： 李建平 博士

林國瑞 博士

多層調變量子點雷射之研究

Studies of Chirped Multilayer Quantum Dot Lasers

研究生 ：張靜怡 Student: Ching-Yi Chang 指導教授：李建平 博士 Advisor: Dr. Chien-Ping Lee

林國瑞 博士 Dr. GRay Lin

國 立 交 通 大 學

電子工程學系電子研究所

碩 士 論 文

A thesis

Submitted to Department of Electronics Engineering

college of Electrical Engineering and Computer Science

National Chiao Tung University

in Partial Fulfillment of the Requirements

for the degree of

Master of Science

in

Electronics Engineering

June 2007

多層調變量子點雷射之研究

學生：張靜怡 指導教授：李建平 博士 林國瑞 博士 國立交通大學 電子工程學系 電子研究所碩士 摘要 本論文的目的在於探討不同波長量子點多層堆疊雷射的發光特 性。在本實驗中，我們的雷射結構採用分子束磊晶的技術，以 SK 模 式成長 InAs/GaAs 自聚性量子點，藉由改變 InGaAs 覆蓋層的厚度， 調變不同層量子點的發光波長。主動層中我們長有三種不同波長的量 子點，其基態波長分別為 1.27μm、1.22μm 和 1.14μm，三種量子 點所佔層數依序為 2 層、3 層和 5 層。 我們對元件做頻譜、LIV和變溫的量測。脊寬度 125μm的雷射在 不考慮鏡面損耗的情況下，起始電流密度為 60A/cm2 。脊寬度 5μm長 度 3mm的雷射在室溫下特徵溫度為 80 度。脊寬度 50μm長度 3mm的雷 射封裝後，在電流 2.6A時的頻譜分析中，若不考慮兩波長 1.27μm 和 1.22μm間 4.4dB深的凹陷，頻寬可達 50nm。在低溫的量測中，我 們觀察到負特徵溫度的現象，且當溫度降低時，起始電流附近的發光 波長切換至較短的波長(對應至更高的另一個能態)，我們以低溫時載 子非準平衡分佈的現象解釋之。

Studies of Chirped Multilayer

Quantum Dot Lasers

Student: Ching-Yi Chang Advisor: Dr. C. P. Lee Dr. GRay Lin

Department of Electronic Engineering and Institute of Electronics National Chiao Tung university

Abstract

In this thesis, we investigate the characteristic of chirped multilayer quantum-dot lasers. The self-assembled InAs/GaAs quantum dots were grown by molecular beam epitaxy in the Stranski-Krastanow growth mode. The QDs layers in the active region were designed to consist of three different emission wavelengths, 1.27μm、1.22μm and 1.14μm, by changing the thickness of the InGaAs capping layers. And the stacking layers are two-stack、three-stack and five-stack in turns.

We measured the spectrum、LIV curve and these factors at cryogenic temperature. The deduced threshold current density at infinite length is 60A/cm2 for laser with ridge width 125μm. Around room temperature, the characteristic temperature is 80 for laser with ridge width 5μm and cavity length 3mm. After package, the spectrum analysis of the laser with ridge width 50μm and cavity length 3mm under test current 2.6A have a 4.4 dB dip between 1.27μm and 1.22μm peaks. Without this dip the bandwidth can up to 50nm. The region of negative characteristic temperature was observed at cryogenic temperature. Besides, when the temperature decreased, the emission wavelength switches to shorter one. In other words, the lasing state switches

誌 謝 感謝李建平老師平日的栽培與指導，李老師嚴謹的治學態度和博學專業讓 實驗室維持著良好的研究風氣，李老師常常鼓勵我們，要我們積極研究、多方學 習、相信自己、不輕易放棄，讓我體會作研究應有的態度和熱忱。 感謝林國瑞老師帶我深入了解量子點雷射的各種現象，從實驗量測到結果 分析，帶我一步步認識量子點雷射。並且花時間耐心的與我討論，細心叮嚀該注 意的細節，讓我的研究能順利的進行。感謝林聖迪老師在李老師出國期間帶領我 們，平時在實驗上也給我們許多寶貴的意見。 謝謝林志昌學長與我討論實驗的內容，給我很多的鼓勵。謝謝羅明城學長 平日對我們的關心還有叮嚀。謝謝旭傑在實驗上的幫忙，並提供我許多量測和分 析上的經驗。謝謝陪我度過這兩年研究生生活的各位學長、同學和學弟，謝謝大 家對我的照顧。 感謝工研院製程上的協助，讓我的實驗能夠順利進行。 最後我要感謝我的家人，謝謝父母不辭辛勞的養育我栽培我，並在我的求 學路程上一路支持我，讓我可以專心學業和研究，不用為了家計而煩惱。也感謝 男友一路的陪伴支持和貼心的照顧。

目錄

第一章 簡介

1-1 前言 1 1-2 論文架構 2

第二章 基本原理

2-1 雷射基本原理 3 2-2 量子點與量子點雷射的基本特性 6

第三章 實驗架構

3-1 磊晶結構 11 3-2 製程方法 11 3-3 量測方法 12

第四章 實驗結果與討論

4-1 十層相同量子點堆疊雷射 DO609 4-1-1 雷射頻譜 18 4-1-2 L-I 特性曲線 18

4-2-3 模態增益分析 23 4-2-4 變溫量測 (20oC~80oC) 28 4-3 封裝完成的 DO901 雷射 4-3-1 大電流量測 29 4-3-2 變溫量測 (60k~340k) 30

第五章 結論

58

參考文獻

圖目錄

圖 2-1 共振腔原理示意圖 圖 2-2 各主動層結構與其能態分布圖 圖 2-3 模態增益和起始電流密度的關係 圖 3-1 DO901 能帶結構示意圖 圖 3-2 DO901 的 PL 結果 圖 3-3 脊狀波導的製程步驟 圖 3-4 (a) LIV 量測系統架設圖 圖 3-4 (b) 頻譜量測系統架設圖 圖 4-1 (a) DO609 共振腔長度為 3mm、2mm、1mm 所量到的頻譜 (b) DO609 共振腔長度 0.5mm、0.6mm 所量到的頻譜 (c) DO609 共振腔長度 0.4mm 所量到的頻譜 圖 4-2 DO609 起始電流附近發光波長隨共振腔長度的變化圖 圖 4-3 (a) DO609 共振腔長度 1mm、2mm 和 3mm 所量得的 LI 曲線 (b) DO609 共振腔長度 0.8mm、0.6mm、0.5mm 和 0.4mm 所量得的 LI 曲 線 圖 4-4 DO609 差額量子效率倒數隨共振腔長度的變化 圖 4-5 DO609 起始電流密度和共振腔長度的關係 圖 4-6 DO609 模態增益和波長隨起始電流密度的變化圖 圖 4-7 (a) 脊寬度規格 5μm，SEM 9500 倍的結果 (b) 脊寬度規格 12.5μm，SEM 4300 倍的結果 圖 4-8 (a) 脊寬度 5μm 在在不同共振腔長度下，在起始電流附近的頻譜圖 (b) 脊寬度 125μm 在在不同共振腔長度下，在起始電流附近的頻譜圖 圖 4-9 (W,L)=(5,4000)、(5,3000)、(5,2000)和(125,1250)頻譜隨電流的變化 圖 4-10 發光波長隨共振腔長度的變化 圖 4-11 (a) 脊寬度 5μm 的 LI 曲線 (b) 脊寬度 125μm 的 LI 曲線 圖 4-12 脊寬度 5μm、12.5μm、25μm、50μm、100μm 和 125μm 的量子效率 分析

圖 4-19 (W,L)=(5,3000)在溫度範圍 20o C~80o C下，起始電流附近的發光頻譜 圖 4-20 兩發光波長隨溫度的變化(溫度範圍 20o C~80o C) 圖 4-21 封裝過程與結果圖 圖 4-22 大電流的 LI 曲線 圖 4-23 電流 0.15A~2.6A 的頻譜變化 圖 4-24 電流 0.15A~3A 的頻譜半高寬變化 圖 4-25 (a) 溫度 180k~340K 的 LI 曲線 (b) 溫度 180k~340K 的頻譜 圖 4-26 (a) 溫度 220k~260K 的 LI 曲線 (b) 溫度 220k~260K 的頻譜 圖 4-27 (a) 溫度 60k~180K 的 LI 曲線 (b) 溫度 60k~180K 的頻譜 圖 4-28 起始電流密度隨溫度的變化 圖 4-29 準平衡和非準平衡情況下，載子分佈的示意圖 圖 4-30 兩發光波長隨溫度的變化(溫度範圍 60k~340k)

表目錄

表 3-1 DO901 的 MBE 磊晶過程 表 3-2 不同In0.15Ga0.85As厚度對應的PL發光波長 表 3-3 DO609 的 MBE 磊晶過程 表 4-1 DO609 各項分析結果整理 表 4-2 SEM 下實際的脊寬度值 表 4-3 不同脊寬度下，兩波段內部損耗和內部量子效率 表 4-4 (a) 脊寬度 5μm，模態增益分析中，近似曲線的各參數值 (b) 脊寬度 125μm，模態增益分析中，近似曲線的各參數值

第一章 簡介

1-1 前言

與其他主動層結構相較，量子點最大的特色在於能態密度呈不連 續的 delta function，使得能隙(band gap)邊緣的能態密度隨能量 的 改 變 較 大 。 因 此 在 雷 射 的 應 用 上 被 預 期 具 有 較 高 的 差 動 增 益 (differential gain) 、較低的起始電流和較好的溫度穩定性…等優 勢。 在量子點剛開始發展的時候，量子點以黃光和蝕刻等傳統製程方 式製作，但礙於黃光製程的解析度，量子點密度無法提高，且化學蝕 刻會造成結構上許多的缺陷，所作成的雷射一直無法有很好的效果。 後來改採用直接長晶的方式，使用分子束磊晶的技術，以 SK 模式長 出無缺陷且高密度的自聚性量子點，此為量子點製作上的一大突破， 目前量子點雷射的研究多是用此技術成長。近十多年來，長晶技術不 斷的提升，量子點的特性越來越符合我們的要求，先前預期的優勢也 逐漸被實現。 量子點雷射因為其能態密度有限，而有增益飽和的現象[1]，因 為這個特性，當共振腔損耗超過量子點基態的飽和增益時，量子點雷 射會改發激發態的光，也就是說量子點雷射擁有不只一種的發光波 長。近幾年來，有不少團隊致力於研究量子點雷射波長切換的方法 [2]。基於此多波長的構想，本實驗在主動層中成長三種不同波長的 量子點，而每種量子點又有其各自的基態和激發態，因此，預期此量 子點雷射可發出多種不同的波長。我們藉由觀察發光能態隨共振腔損 耗的變化，進一步了解波長的切換機制。希望這些研究將來可以運用 在多波長切換雷射上。此外，單一種量子點基態和激發態的發光波長 一般相差 60~80nm，當我們加入其他波長的量子點後，新的能態出現

在原先的基態和激發態之間，使得各發光波長間的能差較小，可低於 50nm，若各能態的光在頻譜中足夠相近並且能夠相連，有機會能製作 成寬頻雷射[3]，運用在光學斷層掃描上。 1-2 論文架構 第一章為簡介。第二章介紹雷射基本原理和量子點雷射的一些特 性。第三章為實驗架構，描述本實驗的各種設計，包含磊晶結構，製 程方法，量測儀器架設。第四章紀錄各種量測的結果，包括頻譜、LIV 和變溫量測等，以及數據分析和討論。第五章為結論。

第二章 基本原理

2-1 雷射基本原理

雷射的基本結構為一個 PN 二極體，電子由電極注入後在主動層 和電洞復合而自發性發光(spontaneous emission)，這些產生的光子 在以自然斷裂面構成的共振腔中來回傳遞，誘導其他的電子電洞對復 合受激性發光(stimulate emission)，如此反覆，使得共振腔中的光 子越來越多，發出的光也越來越強。新生的光子與誘導其發光的光子 有 相 同 的 頻 率 和 相 同 的 方 向 ， 這 使 得 雷 射 有 著 相 當 好 的 同 調 性 (coherence)。 共振腔(cavity) 在雷射結構中，共振腔扮演著不可或缺的腳色，他促使載子以激 發性的方式發光。FP共振腔(Fabry-Perot)的基本概念如圖 2-1，光 在兩鏡面中來回共振，假設光一開始從左邊出發，強度為 ，當他 往右行經L的長度時，強度會變成 0 Φ ) ) exp(( 0 G−

α

i L Φ ，其中G為材料的 光增益，

α

i為材料對光的吸收。接著，光打到反射率為R1的反射鏡， 反射後光強度變成R₁Φ₀ exp((G−

α

_i)L)，同樣的，光再向左行經L的 距離，遇到反射率為R2的反射鏡而反射，經過這些過程後光強度變為 ) ) ( 2 exp( 0 2 1R G L R Φ −

α

_i 。若此共振的過程達到平衡，即光增益G剛好 可抵銷整個過程中光的損耗，光的強度不隨時間而改變，則：

)

)

(

2

exp(

0 2 1 0

=

R

R

Φ

G

th

−

α

i

L

Φ

)

1

ln(

2

1

2 1

R

R

L

G

_th

=

α

_i

+

若R1R2折射率相同，且R1=R2=R，則上式可改寫成：

m i i th

R

L

G

=

α

+

1

ln(

1

)

=

α

+

α

_{………(式 2-1)}

)

1

ln(

1

R

L

m

=

α

_{………(式 2-2)} 其中

α

m為鏡面所造成的損耗。也就是說，

G

必須大於 ，才足以 抵銷材料和鏡面所造成的損耗，並且讓光子越來越多，讓載子以激發 性為主的方式發出雷射光。 th

G

另外我們還需考慮光場分布在主動區的比例，即為Γ (侷限因素； Confinement factor)，其定義如下︰ 和 活性層內外光強度之總 在活性層內的光強度 = Γ =

∫

∫

∞ ∞ − − ∗ ∗ dz z E dz z E d d ) ( ) ( 2 2 / 2 / 2 故臨界增益關係式修改為︰

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

+

=

Γ

R

L

G

_th

α

_i

1

ln

1

透明電流(transparency current)和起始電流(threshold current) 當電流注入雷射二極體後，正負兩極形成電壓差，準費米能階 (Quasi-Fermi level)隨之分開，當兩能階分開到等同可被激發的光 子能量時(即 )，我們稱材料為透明，所對應的電流為透 明電流。我們將電流繼續加大，使受激輻射率大於吸收率而產生增 hv E E_FC − _FV =

量子效率(quantum efficiency)

載子在主動層中進行輻射性復合時，一個少數載子和一個多數載 子復合產生一個光子，但若為非輻射性復合式，則不會有光子產生， 內在量子效率

η

i(internal quantum efficiency)即描述在主動層中

載子轉換成光子的效率，其定義為 消耗載子的速率 產生光子的速率 內在量子效率= 而在主動層中產生的光子又只有一部份可以從鏡面透射出來，所以又 設 定 了 另 外 一 個 名 詞 為 差 額 量 子 效 率

η

d (differential quantum

efficiency)或稱作外在量子效率(external quantum efficiency)， 用以描述載子變成光子再從鏡面透射出來的效率： 消耗載子的速率 產生光子的速率 共振腔中光子個數 數 從鏡面透射出的光子個 差額量子效率 = × 由此定義我們可以得知 ( ) m i m i d

α

α

α

η

η

+ ≡ _，又 1ln(1) R L m =

α

帶入整理後 可得： ) ) 1 ln( 1 ( 1 1 L R i d i

α

η

η

= + ………(式 2-4) 在雷射 LI 量測分析中，電流達到 後，載子開始以激發性輻射 的方式轉換成光子，邊射型雷射的單邊光輸出功率可表示成： th I

q

I

hv

P

th L d out

)

I

I

(

2

1

_⋅

_⋅

_⋅

−

−

Δ

=

η

其中ΔI_L為漏電流，將式中的Pout對I做微分可得：

dI

dL

m

dI

dP

hv

q

_out d

=

⋅

⋅

=

⋅

⋅

24

.

1

)

(

2

2

λ

0

μ

η

_{………(式 2-5)}

2-2 量子點與量子點雷射的基本特性

量子點的成長 目前半導體中的量子點結構多以 SK(Stranki-Krastanov)模式成 長自聚性量子點(self-assembled QDs)，此成長方法使用界面能低， 晶格常數不匹配(lattice mismatch)的兩種材料。以 InAs/GaAs 為 例，當 InAs 後續成長在 GaAs 材料上時，因為晶格常數的不同讓 InAs 的晶格受到張力，又由於有較低的界面能，一開始會以層狀結構成長 (wetting layer)，當厚度繼續增加，張力也繼續增大，當張力超過 晶格所能承受的值時，薄膜就會破裂而產生缺陷，但這樣的結果並不 是我們所希望的，所以必須在薄膜破裂前，島狀物剛形成時即停止成 長，如此，便可以得到漂亮的量子點，光性較佳。 能態密度(density of state) 量子點是一種零維的空間結構，其理想的能態密度為不連續的 delta function(圖 2-2)，其能階的位置和量子點的大小和形狀有著 密切的關係。以 SK 模式成長的自聚性量子點，其大小和形狀與晶片 表面平整度、表面的溫度、分子束的流量…有關，些微的差異在奈米

增益飽和(gain saturation) 對量子點雷射而言，因為能態有限，所以有增益飽和的現象，飽 和 增 益 值 sat 和 能 態 密 度 的 最 大 值 有 正 比 的 關 係 ： g max QD ρ Δ ∝ ∝ QD QD sat n g ρmax ，其中

n

QD為量子點的面密度，Δ為量子點大小 分佈的半高寬。我們可以藉由提高量子點的密度和增加量子點的層數 來提高 ，如此 隨之變大，同時也帶來另一個好處：以較小的 電流即可產生足夠的增益抵銷共振腔中的損耗，也就是起始電流較 小。但必須注意的是，透明電流密度和量子點的面密度也是呈正比關 係： ，當我們提高 時，透明電流隨之增加，起始電流也 跟著增加。所以在設計時，必須將 做適當的調整，讓增益足以抵 銷損耗，且起始電流最小。 QD n gsat QD tr

n

J

∝

n_QD QD n 量 子 點 雷 射 中 ， 增 益 的 變 化 和 起 始 電 流 密 度 有 下 式 的 關 係 (Zhukov et al. 1999 由實驗的經驗中整理提出[4])：

)]

exp(

1

[

mod tr tr th sat

J

J

J

g

g

=

−

−

γ

−

_{………(式 2-6)} m i th

g

g

mod

=

Γ

⋅

=

α

+

α

………(式 2-7) 其中 為模態增益(modal gain)，由式 2-7 可知此值等同於達到 雷射條件時所需抵銷的總損耗量，此值比材料的臨界增益 略小， 差一個光學侷限因素 的比例。 為該共振腔條件下的起始電流密 度， 為透明電流密度。 mod

g

th

g

Γ

Jth tr

J

γ

為常數，

γ

值和自聚性量子點的大小分 佈有關，當大小越一致，其值越接近 1。也就是說，在同一個共振腔 損耗下，會有互向對應的一組 和 ，得知兩值的變化後，可用 、 和 mod

g

J_th sat g

J

_tr

γ

三個參數反覆去擬合(fitting)，分析出量子點雷射中

增益隨電流密度的變化。 從式 2-6中可看出：當電流密度增加，增益隨之增大，最後在 達到飽和。而當電流密度小，接近透明電流時， sat g ) ( mod tr th tr sat J J J g g =

γ

− _asJth → _{Jtr………(式 2-8)} 增益和電流密度呈線性關係，這和其他種主動層的雷射的增益特性相 同，唯其他種雷射沒有增益飽和的現象。

對於基態(ground state)而言，激發態(excited state)因為能 階簡併(degenerate)， 較大，所以可以達到較高的飽和增益， 也就是說 max QD

ρ

sat GS sat ES g g _{等於能階簡併值。所以當電流密度增加，電子填到較} 高的激發態中時，增益可以進一步的向上爬升，而不再受到 的限 制。模態增益和起始電流密度的關係如圖 2-3所示，可以看出當模態 增益的值增大時，對應的起始電流密度隨之增加，在基態和激發態的 增益曲線交點處，可以觀察到發光波長由基態轉到激發態的現象。與 理想的量子點比較，自聚性量子點因為大小上的不均勻，飽和增益值 較小，透明電流密度較大，增益對電流密度的變化較平緩。 sat GS g

圖 2-1 共振腔原理示意圖

第三章 實驗架構

3-1 磊晶結構

在此介紹本實驗所使用的磊晶結構DO901，該結構由德國成長， 其詳細流程如表 3-1，整體的能帶結構示意如圖 3-1。主動層中有十 層量子點，其中包含三種不同的InAs量子點結構，依波長的差異標示 成QDL(波長較長)、QDM(波長中等)和QDS(波長較短)，其發光波長藉由 改變覆蓋在InAs量子點上的In0.15Ga0.85As厚度來調整，三種量子點對應 的In0.15Ga0.85As厚度分別為 4nm、3nm和 1nm，在我們PL的結果中(圖 3-2)，只看出QDL和QDM的發光波長分別為 1.27μm和 1.215μm，參考

M. Rossetti所發表的論文[5]，三種In0.15Ga0.85As厚度對應的發光波長

如表 3-2。此波長的變化和我們PL的結果很相近，可作為我們其他各 能態發光波長的參考。而三種波長的量子點所占的層數依序為 2 層、 3 層和 5 層，目的是改變不同發光波長的飽和增益，希望可以藉此觀 察到三種量子點的基態在不同的共振腔損耗下依序發光。 此外，另一匹十層量子點的雷射DO609，可作為本實驗的對照組。 和DO901 相較，最主要的差異是主動層的十層量子點磊晶結構皆相 同，InAs量子點上In0.15Ga0.85As的厚度皆為 5nm，預期的發光波長亦紀 錄在表 3-2中，其詳細長晶流程如表 3-3。

3-2 製程方法

製程的部份由工研院代為製作，採用脊狀波導的結構做成邊射型 雷射，以圖 3-3 作簡單的流程介紹。1.)將晶片清洗後，黃光定義雷

射 條 紋 ， mesa etching 吃 掉 大 部 份 P+ 導 電 層 和 p-type cladding layer，使側向等效折射率變小，達到光侷限效果。2.)在前一步驟留 下 的 光 阻 上 ， 以 PECVD 低 溫 沉 積 絕 緣 層 Si3N4， 接 著 將 Si3N4掀 離

(lift-off)，露出脊狀波導的上緣。3.)黃光定義非接觸窗金屬覆蓋 區域，蒸鍍P-type歐母接觸金屬，接著將金屬掀離，留下接觸窗的部 分。4)背面磨薄，有利於接下來的鏡面劈裂，並降低串聯電阻。蒸鍍 N-type歐母接觸金屬，接著做RTA，讓金屬參入半導體接面中，提高 參雜濃度，形成歐母接點。完成。

3-3 量測方法

在本實驗中LIV和頻譜量測的儀器接線如圖 3-4(a)(b)，圖中的 advantest Q89611P在量測中會輸出電流訊號，並將量測得到的電壓 和光輸出功率同步收回。LIV量測結果中的光輸出功率會因波長和光 偵測器的不同而改變，也會受光偵測器的對準程度影響，因此需做進 一步的校正。我們用power meter量數個直流情況下的輸出功率值， 以該值作為該電流情況下的真實功率，將LIV量測結果中的power做進 一步的修正。本實驗中，所有的室溫量測皆控溫在 20o C。 章節 4-3 中，大電流的電性量測和低溫量測中，改以 keithley 2520 取代圖 3-4(a)(b)中 advantest Q89611P 的位置。

Material x Thickness(nm) P+ contact layer GaAs 400

p-type cladding layer Al(x)Ga(1-x)As 0.35 1500 Spacer GaAs 55 GaAs 33 QDS×5 In(x)Ga(1-x)As 0.15 1 InAs 0.8 GaAs 33 QDM×3 In(x)Ga(1-x)As 0.15 3 InAs 0.8 GaAs 33 QDL×2 In(x)Ga(1-x)As 0.15 4 InAs 0.8 Spacer GaAs 85 n-type cladding layer Al(x)Ga(1-x)As 0.35 1500

Buffer layer GaAs 500 N+ substrate GaAs

圖 3-1 DO901 能帶結構示意圖 1000 1100 1200 1300 1400 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1215nm w/o etching Intensit y ( n or m.) Wavelength (nm) 1270nm

預期的發光波長(μm) Sample In0.15Ga0.85As厚度

(nm) Ground State Excited State QDL 4 1.27(1.27) 1.19 QDM 3 1.23(1.215) 1.16 DO901 QDS 1 1.17 1.11 DO609 5 1.30 1.21 表 3-2 不同In0.15Ga0.85As厚度對應的PL發光波長 (括弧中的值為我們真實量到的 PL 波長) Material x Thickness(nm) P+ contact layer GaAs 200

p-type cladding layer Al(x)Ga(1-x)As 0.35 1500 GaAs 33 QD×10 In(x)Ga(1-x)As 0.15 5

InAs 0.8 spacer GaAs 33 n-type cladding layer Al(x)Ga(1-x)As 0.35 1500

buffer layer GaAs 500 N+ substrate GaAs

定義雷射條紋 蝕刻形成脊狀結構 低溫PECVD沉積絕 緣層Si3N4，Si3N4掀離 定義金屬非覆蓋區， 蒸鍍 P-type 金屬，金 屬掀離 背面磨薄，蒸鍍 n-type 金屬，RTA，完成 圖 3-3 脊狀波導的製程步驟

圖 3-4(a) LIV 量測系統架設圖

圖 3-4(b) 頻譜量測系統架設圖

4-1 十層相同量子點堆疊雷射 DO609(對照組)

依照第三章的脊狀波導邊射型雷射的製程方法，作成脊寬度為 50 μm，共振腔長度為 400μm、500μm、600μm、800μm、1000μm、 2000μm 和 3000μm 的雷射。 4-1-1 雷射頻譜 隨著共振腔長度的改變，由長到短，鏡面損耗隨之增加(式 2-2)， 由於量子點雷射增益飽和的現象，當總損耗大於基態的飽和增益時， 量子點的發光波長會由基態轉到激發態。在此結構中，我們量到兩個 不同的發光波長，基態 1285nm和激發態 1196nm，量到的頻譜如圖 4-1 (a)(b)(c)。其發光波長與共振腔長度的關係如圖 4-2，共振腔長度 500μm為基態發光的極限。此結果和[5]的PL相當符合(表 3-2)， In0.15Ga0.85As 厚 度 5nm 對 應 的 基 態 和 激 發 態 波 長 分 別 為 1300nm 和 1210nm，與我們量得的結果個別差了約 15nm。 4-1-2 L-I 特性曲線 LI(圖 4-3(a)(b))中我們可以觀察到當共振腔長度縮短從 3mm 至 0.8mm，因為鏡面損耗增加，斜率有越來越大的趨勢。但當長度小於 0.8mm 後，因為共振腔的損耗已相當大，為達到足夠的增益，基態已 填到接近填滿的狀態，許多灌入的載子必須填到更高的其他能態中，

應，斜率接近共振腔長度 0.5mm 的右半段。 將LI圖中的數據以式 2-4 和式 2-5分析量子效率，差額量子效率 倒數和共振腔的長度關係如圖 4-4，鏡面反射以 0.32 代入，分析可 得內部量子效率 0.75，內部損耗 4cm-1 。圖中，共振腔長度為 0.4mm 者和其他點不連續，因為其發光的能態和其他點不同，是由激發態所 發出。 起始電流密度和共振腔長度倒數的關係顯示如圖 4-5，在圖中我 們可以看到，當長度趨近無限大，沒有鏡面損耗的情況下，起始電流 密度約為 85A/cm2 。 4-1-3 模態增益分析 根據式 2-7，我們將不同共振腔長度的下的模態增益算出，與各 共振腔長度對應的起始電流密度關係整理得圖 4-6。隨電流增加，模 態增益的值增加的幅度越趨緩慢，在共振腔長度為 0.5mm的第六個資 料點達到近飽和，該共振腔長度下的共振腔損耗為 26.8cm-1 ，因此我 們先將飽和增益訂為 27 cm-1，然後再用

γ

和Jtr反覆去逼近(

γ

的變 化對應到近似線的變化斜率，越接近 1 變化越陡， 則是關係到近 似曲線在橫軸上的交點)。如此，我們得到一條貼近的近似線。 tr

J

分析的結果得到：基態的飽和增益 27cm-1，γ為 0.3， 為 60A/cm tr

J

2 。基態的飽和增益只有 27cm-1 ，也就是說單一層的平均飽和增 益只有將近 3，一般來說，飽和增益值約落在 4~6 cm-1 ，此值明顯偏 小。由γ值只有 0.3 看得出量子點大小的分佈相當不一致，這是造成 飽和增益偏小的主要原因。 在飽和增益的分析中，我們也得到大致的透明電流密度，透明電 流密度約為 60A/cm2 ，單一層 6 A/cm2 ，是相當的小的值。我們將上述

分析的結果整理成表 4-1。

4-2 三種量子點共十層堆疊雷射 DO901(實驗組)

在光罩上，我們設計了 6 種脊寬度，分別為 5μm、12.5μm、25 μm、50μm、100μm 和 125μm。脊狀波導製程完成後，再將雷射條 紋劈裂成十種不同共振腔長度，分別為 400μm、500μm、600μm、 750μm、1000μm、1250μm、1500μm、2000μm、3000μm 和 4000 μm。 我們以 SEM 觀察蝕刻結構的縱剖面(圖 4-7(a)(b))，發現脊寬度 不如預期，設計的寬度和脊狀波導底部的寬度約有 2.2μm~2.7μm 的 差異，其量測結果整理如表 4-2。為了描述上的方便，在以下的內容 中仍以光罩設計中的值來指稱元件，計算時則以脊狀波導底部的實際 值計算。 4-2-1 雷射頻譜 我們取脊寬度最窄(5μm)和和最寬(125μm)的兩組雷射來做頻 譜分析，在起始電流附近所量到的頻譜如圖 4-8(a)(b)，兩者在共振 腔較長時皆是發波長 1.26μm 附近的光，共振腔長度減短後，分別在 共振腔長度為 1.5mm 和 1mm 時轉為發波長 1.2μm 附近的光，共振腔 長度繼續縮短，發現波長逐漸減短而向 1.18μm 靠近，寬度 5μm 者

共振腔長度的關係如圖 4-10，圖中，在上述有兩個發光波長的長寬 組合下，紀錄有兩個波長值。 我們觀察到發光波長可分成三區：1.263~1.272μm (波長 1)、 1.184~1.22μm (波長 2)和 1.137μm (波長 3)。其中，波長 2 的變 化範圍很大，高達 38nm，應該不是全由同一能態所貢獻，而是由數 個能態的發光波長相連而成。在後面的 4-2-3 我們會以模態增益的方 式分析，加以確定是哪些能態在發光。 4-2-2 L-I 特性曲線 因為頻譜的部分我們只針對寬度 5μm 和 125μm 做量測，所以在 此我也只對這兩個寬度的 LI 曲線做較詳細的敘述。 在共振腔寬度 5μm 的 LI 曲線中(圖 4-11(a))，可明顯看出共振 腔長度 2mm 的曲線有轉折的現象，跟頻譜(圖 4-9)相比對，可知道轉 折是因為波長 2 的加入而造成，由頻譜反推回來可知共振腔長度 3mm 和 4mm 的曲線應該也要有轉折的現象，只是量測範圍不足較不明顯。 另外，我們可以觀察到：共振腔長度從 4mm 到 2mm，斜率有變大的趨 勢，這是因為鏡面損耗變大，使得差額量子效率變大。共振腔長度小 於 1.5mm 後，波長 1 的增益不再足以發出雷射光，只剩下波長 2 發光， 所以在起始電流附近的斜率較共振腔長度為 2mm 時大，同樣的，斜率 仍有隨共振腔長度縮短而增加的趨勢，直到共振腔長度為 0.4mm 時， 斜率變小，此時發光波長為較短的波長 3。 共振腔寬度 125μm 的部分(圖 4-11(b))，共振腔長度 4mm 到 1.25mm 的五個曲線斜率大致連續，而共振腔長度 1mm 以下的五個曲 線斜率也是呈連續的狀態。但共振腔長度 1.25mm 和 1mm 的斜率卻有 明顯的不同，因為這兩個共振腔長度在起始電流附近的發光能態並不

相同，共振腔長度 1.25mm 發的是波長 1 的光，共振腔長度 1mm 發的 是波長 2 的光。在這兩個部分再細部去觀察，可發現共振腔長度從 4mm 到 2mm 因為鏡面損耗增加，斜率漸增，接著在共振腔長度 1.5mm 和 1.25mm 中，因為增益飽和的現象，斜率漸減。在共振腔長度小於 1mm 後，斜率則是持續的減小。我們在共振腔長度 1.25mm 的曲線中 沒有觀察到明顯的轉折，因為波長 2 要在電流接近 500mA 才會發雷射 光(圖 4-9 (d))，而我們的 LI 曲線中沒量到那麼大的電流。 我們將 LI 曲線圖上，起始電流附近的斜率以式 2-5 算出差額量 子效率。六種共振腔寬度下，差額量子效率倒數和共振腔長度的關係 顯示如圖 4-12，先前在 LI 曲線中有觀察到波長 1 和波長 2 斜率不同 的現象，此現象也反映在差額量子效率上，我們可以發現兩不同波長 間的差額量子效率變化也是不連續的。在脊寬度 5μm 的圖中，不連 續點發生在共振腔長度 1.5mm 到 2mm 之間，脊寬度 125μm 的圖中， 不連續的點發生在共振腔長度 1mm 到 1.25mm 之間，皆是對應到波長 1 轉換到波長 2 的時候。也就是說，圖中不連續點右邊的共振腔長度 發的是波長 1 的光，左邊的共振腔長度發的是波長 2 的光。在這兩種 不同發光波長的共振腔長度範圍內，可畫出兩個不同的近似線，與 y 軸交出不同的內部量子效率。 表 4-3中整理不同共振腔寬度下、波長 1 和波長 2 的內部量子效 率和內部損耗。波長 2 的部分只能在共振腔寬度 5μm和 12.5μm的圖 中找到式 2-4的曲線變化(圖 4-12 (a)(b))，所以只紀錄有兩組數據。

在一般的量子點雷射研究中，都是希望能夠維持在基態的發光模 式下，因此鮮少有人去分析激發態的發光特性，我們並未在任何文獻 中看到基態和激發態內部量子效率的比較。在我們的這個研究中，首 次提出不同發光波長的內部量子效率也是不同的，而這些發光波長來 自不同量子點的不同能態。 整理脊寬度 125μm起始電流密度和共振腔長度倒數的關係如圖 4-13，當長度趨近無限大，鏡面損耗可忽略時，起始電流密度約為 60A/cm2 。這時發的光是由兩層的QDL的基態所發出(稍後會詳加敘 述)，等效於單層量子點需要 30A/cm2 的起始電流，效率並不高，因為 有許多載子填到其他的能態之中，如QDM的基態。 4-2-3 模態增益分析 與先前 DO609 的模態增益分析略有不同，DO901 的分析複雜許多， 兩者的差異主要有二項：第一，在 DO609 量子點一致的情況下，當波 長發生轉換，則表示基態一定在飽和的狀態。但在有三種量子點堆疊 的 DO901 情況下，有三個不同的系統在累積電子，波長轉換只代表該 電流密度下另一個波長的增益超過原先發光波長的增益，且符合當時 共振腔的發光條件，原先的波長並不一定在飽和的狀態。所以在分析 中，我們常常只能得知該能態的增益至少為多少，無法確切的知道每 個能態的飽和增益。 第二，因為三個量子點系統同時在累積載子，載子按照費米分布 (Fermi-distribution)填入，所注入的載子不只供應在發光的單一能 態中，其他的能態也會有載子累積，所以三種量子點基態的透明電流 比例並不等同所佔層數比例，即

J

tr

∝

n

QD 不再成立。不過各能態還 是會依能階高低，由低到高依序填到半滿，所以能階越高

J

tr的值也

約大。參考表 3-2，我們可以得到各能階高低的相對關係大致如圖 4-14，各能態依

J

tr的值排列，由小到到依序為QDL基態、QDM基態、QDL 激發態、QDs基態、QDM激發態和QDS激發態。 在模態增益的分析中，我們同樣以脊寬度 5μm和 125μm為主要 觀察的對象，所以在此先說明脊寬度不同的模態增益分析會有什麼差 別。主要也有兩個差異：第一，脊寬度越寬，水平方向的光侷限效果 越好，由式 2-7 可知：Γ越大(Γ=ΓXΓY)所得到的模態增益也就越 佳。所以脊寬度 125μm的雷射可呈現出較好的增益效果。第二，電 流流進脊狀波導後，在進入主動層前會有橫向擴散的現象，讓我們低 估了電流實際注入的面積，使得計算中的起始電流密度變高。我們初 步估計此橫向擴散的距離兩邊各約有 1~2μm。規格上脊寬度 5μm的 雷射條紋，底部的實際寬度只有 2.78μm(表 4-2)，雷射條紋兩邊的 電流擴散，使得計算出的起始電流密度提高將一倍之多，也就連帶影 響到模態增益分析中的透明電流密度。而 1~2μm的距離對脊寬度 125 μm者影響不大(約造成 1%的影響)，分析出來的透明電流密度較具意 義。 接下來，我們必須了解是哪些能態在發光，我們將這兩個脊寬度 不同共振腔長度下的發光波長和模態增益(式 2-7)做圖(圖 4-15)。 在此必須特別說明一點：因為長度短時細微的不精準對鏡面損耗影響 很大，所以特別確定波長 2 發光極限時，共振腔長度規格 0.4mm的確

波長 2 的增益可達近 30 cm-1 ，波長 3 的增益則比 30 cm-1 大。 參考表 3-2和圖 3-2 PL的結果，我們初步判斷波長 1(1.263~1.272 μm)是由QDL的基態所發出，波長 2 的範圍從 1.184~1.22μm，電流密 度小時為 1.22μm，應是由QDM的基態發出，電流密度繼續增加，發光 波長漸短，波長至 1.184μm時增益可達到接近 30cm-1 ，而QDM只有三 層，基態不應該有那麼大的增益，所以推論應該還含有其他能態的波 長在裡頭，QDL的激發態和QDS的基態波長接近 1.18μm最有嫌疑，將 會在下一段比較其可能性。波長 3(1.137μm)則是由QDM的激發態所發 出。 飽和增益值＝量子點層數×簡併值×單層飽和增益值。單層飽和增 益值一般介於 4~6cm-1 之間，我們可以藉由單層飽和增益值來確認各 能 態 和 飽 和 增 益 間 的 對 應 是 否 合 理 。 1.18 μ m 的 光 增 益 可 達 到 28.63cm-1 ，若是由QDL的激發態發出，所佔層數兩層，簡併值 2，所得 單層飽和增益比 7 還大，並不合理，所以排除此可能性。QDS所佔層 數 5 層，若是由它所發出，平均一層增益將近 6cm-1 ，這是比較合理 的結果[6]。也就是說，QDS基態的發光波長應該在 1.18μm附近，比 表 3-2中預期的長一些，這是可以接受的，長晶程序控制上的不同便 有可能造成這樣的差異。 有了以上的了解後，我們開始做模態增益隨起始電流密度變化的 分析。和先前 DO609 的分析一樣，首先，根據式 2-7，將兩脊寬度下 不同共振腔長度的模態增益算出，接著與各自對應的起始電流密度關 係整理得圖 4-16(a)(b)上的黑方點，波長對起始電流密度的變化也 畫在上頭，為倒三角形的點。 為避免敘述上的複雜，我們先描述脊寬度 125μm的情況，脊寬度 125μm的雷射中，並沒有量到QDM 激發態所發出的光，所以只有QDL基

態、QDM基態、QDL激發態和QDs基態參與發光，我們可以用四條式 2-6 的曲線去近似我們的結果。觀察圖 4-16(b)中，起始電流密度小於 300A/cm2 的點(他們的發光波長皆在 1.26μm附近，是由QDL的基態所 發出)，可以發現隨電流密度增加，模態增益增加的量越來越小，模 態增益有達飽和的現象，所以我們可以較準確的估計QDL基態的飽和 增益，我們將飽和增益訂為 11cm-1 ，再反覆調整

γ

和 去尋找較佳的 斜率變化和橫軸交點，最後，在 tr J

γ

=0.8 和 =55 時有最佳的重合， 畫上第一條近似線。三種量子點是在同一流程中所成長，所以三種量 子點的品質應該很接近，大小不均勻的程度也會差不多，所以在接下 來其他能態的分析中 tr J

γ

皆訂為 0.8。 因為在圖中無法看出QDM基態和QDL激發態增益飽和的時機，所以 我 們 先 對 QDs基 態 畫 近 似 線 ，圖 4-16(b)中 模 態 增 益 最 高 的 值 28.63cm-1 ，對五層量子點的QDs基態來說已相當的高，我們預期該點 也已經接近飽和的狀態，所以將飽和增益訂為 29cm-1 ，在

γ

=0.8 的情 況下，得到 =280。畫上第二條近似線後，圖上剩中間兩個點未被 通過，接下來用QD tr J M基態和QDL激發態的曲線近似這兩點。由先前QDL基 態的飽和增益 11 cm-1推估QDL激發態飽和增益為 22 cm-1，而QDM在主動 層中較中間的位置，我們預期他的平均單層飽和增益較高，若將QDM的 平均單層飽和增益訂為 6 cm-1，QDM基態飽和增益為 18 cm-1，在這樣 的假設下，我們調整兩曲線Jtr的值，讓曲線貼近圖中央未被近似的

結果。參考脊寬度 125μm的結果，

γ

的值我們同樣訂為 0.8，與脊寬 度 125μm的分析順序相同，一開始我們先畫QDL基態和QDS基態的兩條 曲線，依分析脊寬度 125μm的經驗，我們分別先用飽和增益 11cm-1 和 29 cm-1 去近似結果，但近似結果偏高，所以將兩值向下修正 1 cm-1 ， 以飽和增益 10cm-1 和 28 cm-1 去近似資料點得到較佳的重合，兩曲線的 值分別為 165A/cm tr J 2和 650A/cm2 。畫完這兩條曲線後，圖中央剩下 三個點未被通過，這三點對應的波長皆大於 1.2μm，推論是由QDM基 態發出，所以只用QDM基態一條曲線去近似，我們無法確切知道QDM基 態的飽和增益，所以仍粗略的訂為 18cm-1 ，得到 為 380mA。雖然沒 有對應QD tr J L激發態發光時機的資料點，但我們仍將曲線畫上作為參 考，他的飽和增益為基態時的兩倍訂為 20cm-1 ，但因為沒有對應的資 料點，所以J_tr的值有很大的變化範圍，圖中曲線是以J_tr為 480A/cm2所 畫出。最後，剩下QDM激發態一條近似線未畫上，同樣的我們不知道 他的飽和增益為多少，延續先前QDM基態的假設，設飽和增益為 36cm-1 ，得J_tr為 1400A/cm2。分析中所使用的各參數列於表 4-4(a)中， 同樣在誤差較大的值前加上近似的符號。 比較表 4-4(a)(b)中的參數，分析結果和分析前的預期相符，脊 寬度 125μm因為光侷限效果較佳，Γ參數較大， 稍微比 5μm的 大一些。QD mod

g

S的飽和增益平均值比QDL的值大，其原因和空間上的分布 有關，與QDL相較QDS多出三層分布在主動層較中間的部分，該三層的 Γ參數較大，所以有較大的增益。兩者透明電流密度上的差異，是載 子在進入主動層前的橫向位移所造成。另外，可觀察到透明電流密度 的值和量子點層數沒有成正比的關係，因為三個量子點的能態同時都 在填入載子，所以各能態所對應的透明電流並不只供應到他本身的能 態。

經由模態分析，我們更加確定發光波長由 1.22μm降到 1.178μm 的過程中，光是由三種不同的能態貢獻，依序為QDM基態、QDL激發態 和QDs基態。加上發光波長 1.265 附近的QDL基態、1.137μm的QDM激發 態，共有五個能態參與發光的過程。 4-2-4 變溫量測(20o C~80o C) 我們將寬度 5μm長度 3mm的元件拿來做變溫的測量，在先前的頻 譜量測中，我們知道這個元件在室溫下，低電流時只發QDL基態的波 長，電流加大QDM的基態會加入發光。LI變溫量測結果如圖 4-17，溫 度變化範圍從 20 o C至 80o C，整理起始電流密度隨溫度的變化，得知 特徵溫度在低溫時為 80 度，高溫時降低為 50 度圖 4-18，頻譜的量 測發現，當溫度升高到 80o C時，因為內部損耗增加，QDL基態的增益 不足以發光，只剩下QDM基態的光，各溫度在起始電流附近的發光頻 譜如圖 4-19。在電流較大的情況下，可量到兩個發光波長，兩波長 對溫度的變化整理如圖 4-20，QDL基態的波長變化為 0.45nm/k，QDM基 態的波長變化為 0.37nm/k。

4-3 封裝完成的 DO901 雷射

我們將寬度 50μm 長度 3mm 的雷射元件請工研院做進一步的封 裝，以便接下來高電流和低溫的量測。封裝的方法如圖 4-21 所示，

4-3-1 高電流量測

在先前的頻譜量測中，我們知道QDL和QDM的基態發光波長相差約

40nm，接下來我們觀察大電流下，兩發光頻譜的相連性，看看這樣的 結構是否具有發展寬頻雷射的潛力。

我們將封裝好的元件做高電流的特性分析，將電流加到 3A量到的 LI曲線如圖 4-22，起始電流約為 140mA，當電流加到 3A，輸出功率 可高達 1900mW，且熱效應尚不明顯。接著做頻譜分析，電流我們以 脈衝的方式輸入，脈衝寬度為 2μs週期 0.2ms，測量結果如圖 4-23， 在電流由 0.15A加至 0.7A的過程中，只有QDL基態所發出的雷射光(波 長 1.265μm)，當電流大於 0.8A後，QDM基態也參與發出雷射光(波長 1.22μm)，此結果和LI圖中 800mA附近的折點相符。各電流值下半高 寬變化整理如圖 4-24，電流由 0.15A加至 1.2A的過程中，半高寬持 續的增加，1.2A時的半高寬為 20.8nm。但在注入電流 1.4A時，短波 長的波峰高過長波長的波峰，而短波長者在該電流下的半高寬較小， 使圖中出現不連續的兩曲線。電流繼續加大，半高寬仍會繼續增加， 至電流 2.4A，半高寬達到最大值 19.9nm，當時兩波峰間的凹陷為 6.4dB。當電流繼續加大，半高寬不再增加，反而有減小的趨勢，猜 測其原因為元件過熱所造成的不穩定。雖然半高寬減小，但中間的凹 陷卻變淺了，在電流 2.6A時，凹陷程度為 4.4dB，當時的半高寬為 18.8nm。電流 2.8A和 3A情況下，中間的凹陷程度亦差不多。 雖然中間的凹陷大於 3dB，但 4.4dB 已經是相當不錯的結果，以 我們現在這個例子來看，若中間的凹陷小於 3dB，整體的頻寬可高達 50nm。往後，我們可以試著調整長晶的條件讓兩能態的發光波長更靠 近，或者是提高量子點的不均勻性讓兩波峰的相連性更好，我們預期 這些改善可製作出高輸出功率，頻寬 50nm 以上的寬頻雷射。

4-3-2 變溫量測 (60k~340k)

在變溫量測中，我們量到負特徵溫度的現象。該元件在各溫度下 量到的LIV曲線和頻譜如圖 4-25 (a)(b)、圖 4-26 (a)(b)和圖 4-27

(a)(b)，LIV曲線和頻譜是在兩次不同的降溫過程中所量得，所以兩 者的溫度之間略有誤差，但在做頻譜量測時，會先做一次LIV的量測， 觀察當時的曲線變化，曲線特徵標示在頻譜的圖中，可作為彼此對應 的依據。我們發現LIV曲線和頻譜的特徵可分成三種，分別落在溫度 280k~350k (區間 1)、200k~260k (區間 2)和 60k~180k (區間 3)。在 接近室溫的區間 1(圖 4-25)中最為單純，LI為簡單的直線，頻譜中只 有QDL基態的波長。溫度再降低，區間 2(圖 4-26)中發現LI曲線有轉 折，此轉折對應到QDM基態的加入，在頻譜中，我們可以看到低電流 時只有QDL基態的光，電流加大後QDM基態也會一起發光。溫度繼續降 低，區間 3(圖 4-27)中，情形剛好相反，變成低電流時QDM基態的光 先發出，電流加大後QDL基態再一起發光，LI曲線中，階梯狀的轉折 點對應到的即是QDL基態加入發光的時候。這個現象十分的特別，和 一般的預期不同。進一步將起始電流對溫度的變化整理如圖(4-28)， 可明顯看出負特徵溫度的現象[7][8]。以下，我們將對這些現象做定 性上的解釋。 在低溫的時候，載子所擁有的能量較小，無法在量子點間快速的 移動，沒有辦法在抵達能量最低的能態後再復合，因此無法達成準平

置相遇。從圖 3-1 中我們看到空間分布上，QDL靠近負極，QDS靠近正 極，且十層量子點所佔的厚度將近 400nm。也就是說，電子電洞在正 極附近相遇後，必須再經過 400nm的距離才能找到能量最低的QDL，且 此過程中需越過數個GaAs的能障，需要相當的能量。在接近室溫的情 況下，電子電洞在在靠近正極的QDS相遇後有足夠的能量和速度讓他 們可以找到能量最低的QDL，達成準平衡的載子分布，然後在QDL中復 合發出QDL基態的光。但隨著溫度降低，許多載子的能量無法讓他在 短時間內到達QDL而在半途的QDM中發生復合，甚至在QDS中複合。溫度 越低，就越多載子落在QDM中，當QDM所擁有的載子越多，就越容易達 成雷射共振條件，發出QDM基態的雷射光。溫度區間 2 中，非準平衡 的情況稍稍浮現出來，已有不少載子在QDM中累積，所以電流加大QDM便 有機會開始達成共振而發出雷射光。在溫度更小的區間 3 中，QDM的 載子累積效率甚至比QDL更快，比QDL更容易發生雷射共振，當電流注 入後，比QDL更早發出雷射光。 接下來考慮非準平衡下載子在同層量子點中的情況，同層量子點 中，量子點大小也有差異，溫度高可達成準平衡時，載子會填到能量 較低的量子點中，發光的波長較集中，頻譜較窄。而溫度低時無法達 成準平衡，所有大小的量子點都有讓載子複合的機會，因此頻譜較 寬。我們觀察QDL基態的發光頻譜，可發現隨溫度降低，頻譜的確有 越來越寬的趨勢(六個頻譜圖的橫軸刻度大小皆相同)。 在圖 4-28 中，區間 1 的部份，當溫度下降起始電流密度隨之下 降，造成此現象的原因是當溫度低時材料的增益較佳，較小的電流就 可以產生足夠的增益，在此範圍內，得到的特徵溫度約為 80 度。而 在區間 2、3 中，我們觀察到負特徵溫度的現象，此現象亦可用非準 平衡來解釋：在非準平衡的情況下，載子散佈在不同層不同大小的量

子點中，示意如圖 4-29，若要達成和準平衡狀態下相同的增益，必 須要填入更多的載子，如此，造成起始電流密度的上升，造成區間 2、 3 中負特徵溫度的現象。 QDL和QDM基態發光波長隨溫度的變化整理如圖 4-30。溫度下降， 造成能隙(Eg)增加，波長往短波長移動，兩發光波長的間隔維持約 45nm，和室溫時差不多。

1275 1280 1285 1290 1295 -75 -70 -65 -60 -55 -50 L=3mm @ 300mA L=2mm @ 200mA L=1mm @ 150mA

DO609 W=50μm & Pulsed

Intensity (dBm) Wavelength (nm) 圖 4-1 (a) DO609 共振腔長度為 3mm、2mm、1mm 所量到的頻譜 1275 1280 1285 1290 1295 -60 -55 -50 -45 -40 -35

DO609 W=50μm & Pulsed

L=0.6mm @ 140mA L=0.5mm @ 160mA Intens ity (dB m ) Wavelength (nm) 圖 4-1 (b) DO609 共振腔長度 0.5mm、0.6mm 所量到的頻譜(所使用光 纖與上下兩圖不同，造成解析度上的差異)

1185 1190 1195 1200 1205 -75 -70 -65 -60 -55 -50 L=0.4mm @ 500mA

DO609 W=50μm & Pulsed

Intensity (dBm) Wavelength (nm) 圖 4-1 (c) DO609 共振腔長度 0.4mm 所量到的頻譜 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 DO609 lasers W=50μm wa v e le n g th ( n m ) cavity length (mm)

0 50 100 150 200 250 300 350 0 10 20 30 40 L=3mm L=2mm L=1mm DO609 W=50μm 2s id e po w e r (mW ) Current (mA) 圖 4-3(a) DO609 共振腔長度 1mm、2mm 和 3mm 所量得的 LI 曲線 0 100 200 300 400 500 600 0 10 20 30 40 L=0.4mm L=0.5mm L=0.6mm L=0.8mm Do609 W=50μm 2s id e po w e r (m W ) Current (mA) 圖 4-3(b) DO609 共振腔長度 0.8mm、0.6mm、0.5mm 和 0.4mm 所量得 的 LI 曲線

0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 0 1 2 3 4 5 6 7 DO609 lasers W=50μm loss=4cm-1η_i=0.75 1/ η D L(mm) 圖 4-4 DO609 差額量子效率倒數隨共振腔長度的變化 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 0 200 400 600 800 1000 1200 1400 _{DO609 lasers W=50μm} J_th=85A/cm2

for L goes to infinite

Jt h ( A /c m 2 ) 1/L (mm-1)

1 0 5 10 15 20 25 30 35 00 1000 g sat=27 cm -1 , J tr=60 A/cm 2 , r=0.3 modal gai n ( c m -1 )

current density (A/cm2)

1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 w a v e le ngt h( nm) 圖 4-6 DO609 模態增益和波長隨起始電流密度的變化圖 W

λ

_GS

λ

_ES

η

_i

α

_i sat

g

γ

J

thL→∞

J

tr 50μm 1285nm 1196nm 0.75 4 cm-1 27 cm-1 0.3 85 A/cm2 60A/cm2 表 4-1 DO609 各項分析結果整理

圖 4-7(a)脊寬度規格 5μm，SEM 9500 倍的結果

圖 4-7(b) 脊寬度規格 12.5μm，SEM 4300 倍的結果

1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30 L=4mm @40mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30 L=1.5mm @30mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30 L=0.75mm @30mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30 L=3mm @30mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30 L=1.25mm @40mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30 L=0.6mm @30mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30 In te ns it y (d B m ) Wavelength (nm) L=2mm @30mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30 L=1mm @40mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -70 -60 -50 -40 -30

DO901 lasers W=5μm pulse:2μs20μs

L=0.5mm @40mA 1100 1120 1140 1160 1180 1200 1220 -70 -60 -50 -40 -30 L=0.4mm @75mA wavelength (nm) Int e nsi ty (d Bm) 圖 4-8(a) 脊寬度 5μm 在在不同共振腔長度下，在起始電流附近的 頻譜圖

1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25

DO901 lasers W=125μm pulse:2us20us

L=0.5mm @600mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25 L=0.6mm @500mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25 L=0.75mm @500mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25 L=1mm @500mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25 L=1.25mm @400mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25 L=1.5mm @350mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25 In te n s it y ( d B m ) Wavelength (nm) L=2mm @300mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25 L=3mm @300mA 1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -60 -55 -50 -45 -40 -35 -30 -25 L=4mm @300mA 圖 4-8(b) 脊寬度 125μm 在在不同共振腔長度下，在起始電流附近 的頻譜圖

1200 1220 1240 1260 1280 -70 -60 -50 -40 -30 -20 100mA 80mA 60mA 40mA wavelength (nm) DO901 W=5μm,L=4mm pulse:2μs20μs Int e n s ity (d Bm) 1200 1220 1240 1260 1280 -70 -60 -50 -40 -30 70mA 50mA 30mA wavelength (nm) Intensity (d B m ) DO901 lasers W=5μm,L=3mm pulse:2μs20μs (a) (b) 1200 1220 1240 1260 1280 -70 -60 -50 -40 -30 70mA 50mA 30mA wavelength (nm) DO901 lasers W=5μm,L=2mm pulse:2μs20μs Intensi ty (dB m) 1200 1220 1240 1260 1280 -60 -50 -40 -30 -20 500mA 450mA 400mA DO901 W=125μm,L=1.25mm pulse:2μs20μs wavelength(nm) int ens it y (dB m ) (c) (d) 圖 4-9 (W,L) = (5,4000)(a)、(5,3000)(b)、(5,2000)(c)和 (125,1250)(d)，頻譜隨電流的變化

1120 1140 1160 1180 1200 1220 1240 1260 1280 0 1000 2000 3000 4000 DO901 lasers cavity length(um) wa v e le n g th (n m ) W125 W005 圖 4-10 發光波長隨共振腔長度的變化

0 20 40 60 80 100 0 5 10 15 20 25 L=0.75 L=1 L=1.25 L=1.5 L=2 L=3 L=4 DO901 lasers W=5μm pulse:2μs2ms 2si d e Pow e r (m W ) Current (mA) 0 20 40 60 80 100 0 5 10 15 20 25 DO901 lasers W=5μm pulse:2μs2ms L=0.4mm L=0.5mm L=0.6mm 2s ide Pow er ( m W) Current (mA) 圖 4-11(a) 脊寬度 5μm 的 LI 曲線 200 400 600 0 10 20 30 L=2mm L=3mm L=4mm DO901 lasers W=125μm pulse:2μs2ms 2s ide P o w e r (m W ) Current (mA) 400 600 800 0 10 20 30 0.4 0.5 0.6 0.75 1 1.25 1.5 DO901 lasers W=125μm pulse:2μs2ms 2s ide P o w e r (m W ) Current (mA) 圖 4-11(b) 脊寬度 125μm 的 LI 曲線

0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 λ1 λ2 α i=3.2cm -1 , η_i=0.5 α_i=3cm-1, η_i=0.7 1/ ηD Cavity Length (mm) DO901 lasers W=5μm 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 λ1 λ2 DO901 lasers W=12.5μm Cavity Length (mm) 1/ ηD α i=1.5cm -1 , η_i=0.52 α_i=2cm-1, η_i=0.7 (a) (b) 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 λ1 λ2 DO901 lasers W=25μm Cavity Length (mm) 1/ ηD α_i=1cm-1, η_i=0.51 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 λ1 λ2 DO901 lasers W=50μm Cavity Length (mm) 1/ ηD α_i=0.8cm-1, η_i=0.51 (c) (d) 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 α i=1cm -1 , η i=0.5 λ1 λ2 DO901 lasers W=100μm Cavity Length (mm) 1/ ηD 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 α_i=1.5cm-1, η_i=0.5 λ1 λ2 DO901 lasers W=125μm Cavity Length (mm) 1/ ηD

W(μm) λ1 λ2 αi ηi αi ηi 5 3.2 0.5 3 0.7 12.5 1.5 0.52 2 0.7 25 1 0.51 50 0.8 0.51 125 1.5 0.5 表 4-3 不同脊寬度下，兩波段內部損耗和內部量子效率整理。(αi單 位為cm-1 。) 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 0 200 400 600 800 1000 J_th=60A/cm2

for L goes to infinite DO901 lasers W=125μm Jt h (A/c m 2 ) 1/L(mm-1) 圖 4-13 寬度 125μm，起始電流密度和共振腔長度的關係

圖 4-14 各能階高低對應示意圖 11200 1160 1200 1240 1280 5 10 15 20 25 30 35 DO901 lasers g mod (c m -1 ) W=5μm W=125μm

1000 0 5 10 15 20 25 30 35 modal gain DO901 W=5μm moda l g a in (cm -1 ) Jth (A/cm2) 1120 1140 1160 1180 1200 1220 1240 1260 1280 wavelength Wa v e le n g th ( n m ) 圖 4-16(a) 脊寬度 5μm，模態增益和波長隨起始電流密度的變化 sat g (cm-1) Jtr(A/cm2) 單層gsat QDL GS 10 165 5 QDM GS ~18 ~380 ~6 QDL ES 20 ~480 5 QDS GS 28 650 5.6 QDM ES ~36 ~1400 ~6 表 4-4(a) 脊寬度 5μm，模態增益分析中，近似曲線的各參數值 (Jtr 大小排列)

100 1000 0 5 10 15 20 25 30 35 modal gain DO901 W=125μm mo da l g a in ( cm -1 ) Jth (A/cm2) 1180 1200 1220 1240 1260 1280 wavelength W a vel e ngth (nm) 圖 4-16(b) 脊寬度 125μm，模態增益和波長隨起始電流密度的變化 sat

g

(cm-1 ) Jtr(A/cm2) 單層gsat QDL GS 11 55 5.5 QDM GS ~18 ~150 ~6 QDL ES 22 200 5.5

0 50 100 150 200 0 10 20 30 40 50 60 70 80 T=20oC~80oC δT=10oC DO901 W=5μm,L=3mm pulse:2μs2ms 2s id e po w e r (mW ) Current (mA) 圖 4-17 (W,L)=(5,3000)在溫度範圍 20oC~80oC下的LI曲線變化 20 30 40 50 60 70 80 103 DO901 W=5μm,L=3mm T 0=50 T₀=80 Jth ( A /c m 2 ) Temperature (oC) 圖 4-18 (W,L)=(5,3000)在溫度範圍 20oC~80oC下，起始電流密度的變 化圖

1200 1220 1240 1260 1280 1300 -80 -60 -40 In tensit y (dBm ) wavelength 20oC 30mA -80 -60 -40 30oC 30mA -80 -60 -40 40oC 40mA -80 -60 -40 50oC 50mA -80 -60 -40 60oC 60mA -80 -60 -40 70oC 60mA -80 -60 -40 80oC 90mA 圖 4-19 (W,L)=(5,3000)在溫度範圍 20oC~80oC下，起始電流附近的發 光頻譜 1230 1240 1250 1260 1270 1280 1290 DO901 W=5μm,L=3mm w a vel eng th(nm) GS1 dλ/dT=0.45nm/k GS2 dλ/dT=0.37nm/k

圖 4-21 封裝過程與結果圖 0 500 1000 1500 2000 2500 3000 0 500 1000 1500 2000 2s id e po w e r (mW ) current (mA) 圖 4-22 大電流的 LI 曲線

1180 1200 1220 1240 1260 1280 1300 -80 -75 -70 -65 -60 -55 Intens it y (dB m ) wavelength (nm) 150mA 400mA 800mA 1200mA 2400mA 2600mA 圖 4-23 電流 0.15A~2.6A 的頻譜變化 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 4 8 12 16 20 FW HM (nm ) current (A)

0 50 100 150 200 250 3000 5 10 15 20 25 pow e r (a.u.) current (mA) 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 temperature increase T=180~340k δT=20k Vol tage (V) 圖 4-25(a) 溫度 180k~340K 的 LI 曲線 1150 1200 1250 1300 -90 -85 -80 -75 -70 -65 -60 @340K Ith~210mA In te ns it y ( d Bm) wavelength (nm) 200mA 250mA 300mA 1150 1200 1250 -90 -85 -80 -75 -70 -65 -60 @280K Ith~105mA In te ns it y ( d Bm) wavelength (nm) 100mA 150mA 200mA 250mA 300mA 圖 4-25(b) 溫度 340K 和 280K 的頻譜

0 50 100 150 200 250 3000 5 10 15 20 25 temperature increase _pow e r (a. u.) vo lta ge (V) current (mA) 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 T=200~260k δT=20k 圖 4-26(a) 溫度 220k~260K 的 LI 曲線 1150 1200 1250 -90 -85 -80 -75 -70 -65 -60 @220K Ith~80mA,kink @~187mA In te ns it y ( d Bm) wavelength (nm) 100mA 150mA 200mA 250mA 300mA

0 50 100 150 200 250 3000 5 10 15 20 25 pow e r (a.u.) current (mA) 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 temperature increase T=60~180k δT=20k vo lta ge (V) 圖 4-27(a) 溫度 60k~180K 的 LI 曲線 1150 1200 1250 -85 -80 -75 -70 -65 -60 @160K Ith~158mA In te ns it y ( d B m ) wavelength (nm) 150mA 200mA 250mA 300mA 1150 1200 1250 -85 -80 -75 -70 -65 -60 @100k Ith~187mA In tensi ty (dBm) wavelength (nm) 130mA 150mA 200mA 250mA 300mA 1150 1200 1250 -85 -80 -75 -70 -65 -60 @60K Ith~194mA In tensi ty (dBm) wavelength (nm) 150mA 200mA 250mA 300mA 圖 4-27(b) 溫度 160K、100K 和 60K 的頻譜

50 100 150 200 250 300 350 102 III II I T 0=80 Jt h ( A /cm 2 ) Temperature (K) 圖 4-28 起始電流密度隨溫度的變化，依三種不同的頻譜特性，分成 I、II 和 III 三個區域

50 100 150 200 250 300 350 1160 1180 1200 1220 1240 1260 1280 dλ/dk=0.1nm/k dλ/dk=0.0875nm/k dλ_GS1/dk=0.35nm/k wa v e le n g th ( n m ) temperature (k) GS1 GS2 圖 4-30 兩發光波長隨溫度的變化

第五章 結論

在本實驗中，我們成功地在不同共振腔長度下，依序量到三種量 子點中不同能態所發出的雷射光，並在某些特定共振腔損耗下觀察到 兩個波長同時存在的情形，此多波長的特性可運用在多波長切換雷射 上 。 在 模 態 增 益 的 分 析 中 ， 得 到 單 一 層 量 子 點 的 飽 和 增 益 約 在 5~6cm-1 ，且更加確定多個能態依序參與發光的可能性。 內部量子效率分析發現一個特別的現象：不同發光波長的量子效 率也會有所不同，波長 1.26μm 附近者為 50%，波長 1.2μm 附近則 變為 70%。 封裝好的元件做高電流測試，發現兩波長中間的凹陷最小時為 4.4dB，將來對長晶條件再做調整，減小兩發光波長的波長差，增加 量子點大小的不均勻度，皆有助於減少中間凹陷的程度，當此凹陷低 於 3dB，頻寬非常有機會超過 50nm，成為寬頻的雷射光源。 在低溫的量測中，我們觀察到負特徵溫度的現象，且當溫度降低 時，起始電流附近的發光波長切換至較短的波長，這兩個現象皆可用 低溫時非準平衡特性做完整的解釋。

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簡歷 (vita)

姓名：張靜怡 (Chang , Ching-Yi) 性別：女 出生年月日：民國 71 年 10 月 15 日 籍貫：台北市 學歷： 國立交通大學電子工程學系 (90.9~94.6) 國立交通大學電子研究所碩士班 (94.9~96.6) 碩士論文題目： 多層調變量子點雷射之研究