ожна умовно розділити на фізичні і технологічні. Фізичні переваги обумовлені в основному д-подібним спектром щільності станів і гігантською силою осцилятора оптичних переходів на одиницю об'єму КТ, обумовлену ефективним перекриттям хвильових функцій електрона і дірки через їх просторової локалізації. До таких переваг відносять надвисоку температурну стабільність порогової щільності струму [4], гігантські коефіцієнти максимальної питомої посилення матеріалу (material gain) і максимального диференціального посилення матеріалу (differential gain), на два-три порядки перевищують аналогічні значення для лазера на квантових ямах. До переваг лазерів на КТ можна також віднести малий час заселення основного стану і, відповідно, високі робочі частоти. До технологічних переваг можна віднести відсутність або придушення дифузії нерівноважних носіїв, що призводить до зменшеного розтіканню нерівноважних носіїв з області смужка, придушенню безизлучательной рекомбінації на точкових і протяжних дефектах і, відповідно, придушенню ефекту зростання дислокацій, а також придушення ефекту перегріву дзеркал за рахунок поверхневої рекомбінації. Крім того, впорядкований масив квантових точок, розташований в оптичному хвилеводі, може призводити до розподіленої зворотного зв'язку і одномодової генерації. У разі вертикально випромінюючих лазерів є принципова можливість створення лазера на одній квантової крапки, що дозволяє уникнути неоднорідного уширення, характерного для ансамблю квантових точок, і повністю реалізувати переваги тривимірного квантування. Робочі характеристики лазерів на КТ, отриманих різними методами, досліджувалися в роботах [5].
При низьких температурах лазерна генерація починається при енергіях, близьких до максимуму піку фотолюмінесценції, вказуючи на те, що за лазерну генерацію відповідальні переходи через основний стан квантових точок. З підвищенням температури порогова щільність струму практично не змінювалася, зберігаючи своє значення 80 А/см 2 до температур порядку 180 K. Якщо апроксимувати температурну залежність граничної щільності струму виразом вигляду J = J 0 exp (? T / T 0), то в цьому температурному діапазоні T 0=380 K, що вище теоретичної межі для лазерів на квантових ямах. При цьому довжина хвилі генерації знаходиться поблизу максимуму піку ФЛ і ЕЛ при слабкому рівні збудження. При підвищенні температури понад 180 K порогова щільність струму починала зростати, що збігається зі зменшенням інтегральної інтенсивності фотолюмінесценції з енергією активації? 80? 90 меВ. Дана величина добре узгоджується з енергією локалізації дірок у квантових точках і вказує на те, що причиною зростання граничної щільності струму є нестача посилення, пов'язаний з термічним викидом носіїв з квантових точок. Ефект насичення посилення супроводжується зрушенням довжини хвилі генерації в короткохвильову сторону, відповідну області випромінювання збуджених станів квантових точок і змочуючої шару InGaAs.
Таким чином, інжекційні лазери на квантових точках демонструють низькі значення граничної щільності струму і рекордну температурну стабільність при низьких температурах в відповідності з теоретичними передбаченнями. Однак недостатня енергія локалізації носіїв призводить до сильної температурної залежності порогової щільності струму при температурах поблизу кімнатної.
Можливість реалізації інжекційного лазера на квантових точках в істотному ступені залежить від співвідношення між посиленням випромінювання з квантових точок і оптичними втратами в структурі. У разі інжекційного лазера на квантовій ямі, типова ширина якої становить? 100 A?, Фактор оптичного обмеження (пропорційний інтегралу перекриття між хвильової функцією електрона і світловою хвилею) становить порядку 0.03. У разі зменшення товщини ями до 10-30 A? даний коефіцієнт істотно не зменшується через проникнення хвильової функції в бар'єри. Слід зазначити, що посилення в лазерах на квантових ямах мало, і низькі порогові щільності струму можуть бути реалізовані тільки для великих довжин резонатора, коли вдається в істотній мірі зменшити вплив втрат на висновок випромінювання, або в четирехсколотих зразках. У разі масиву квантових точок хвильова функція основного стану повністю локалізована всередині квантової точки. Навіть у випадку щільного масиву острівців тільки приблизно 2 моношару InAs перетворюються в квантові точки, що відповідає усередненим за площею поверхні Ексітоном обсягом, внаслідок чого фактор оптичного обмеження дуже малий [5]. Проте реалізація інжекційного лазера на квантових точках виявилася можливою внаслідок гігантського зростання «питомої посилення» відповідно до теоретичними оцінками.
Питомий посилення було безпосередньо визначено з умови рівності посилення і втрат на порозі генерації. Внутрішні втрати вим...
