Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächenemittierenden Halbleiterlaser

Die Erfindung liegt auf dem Gebiet der Halbleiterla- ser, und zwar speziell der Halbleiterscheibenlaser

VECSEL (Vertical External Cavity Surface Emitting Laser) bzw. VCSEL (Vertical Cavity Surface Emitting Laser) .

Es ist dies eine neue Kategorie von Halbleiterlasern, die eine hohe Ausgangsleistung, wie sie von Kantenemittern bekannt ist, mit einer guten Strahlqualität verbinden, die durch die hohe Symmetrie der Anordnung bedingt ist. Grundsätzliches über VECSEL ist in der Arbeit von Kuznetsov (M. Kuznetsov et al . "High Power Diode-Pumped Vertical-External-Cavity Surface- Emitting Semiconductor lasers with Circular TEM ₀₀ Beams", IEEE Photonics Technology Letters 9, Nr. 8, S. 1063 (1997) nachzulesen. Ein solcher Halbleiterla- ser weist in einem Resonator einen Halbleiterkörper

auf, der aus verschiedenen Schichten besteht, wobei Barriereschichten bzw. Distanzschichten sich mit so genannten Quantentöpfen (engl.: quantum wells) abwechseln. Quantentöpfe und Barriereschichten haben unterschiedliche Bandlückenenergien, so dass die

Quantentöpfe für ins Leitungsband gehobene Elektronen bzw. im Valenzband erzeugte Löcher besondere Quanten- zustände in Potentialtöpfen zur Verfügung stellen. Die Quantentöpfe sind im Verlauf der Schichtung der- art angeordnet, dass sie in Schwingungsbäuchen innerhalb einer stationären Ausprägung des Laserfeldes in dem Resonator des Halbleiterlasers positioniert sind.

Zum Betrieb des Lasers wird von einer Pumpseite durch einen gesonderten Pumplaser optische Strahlung in den Halbleiterkörper eingebracht, die vorwiegend in den Barriereschichten absorbiert wird, wobei dort Elektronen ins Leitungsband gehoben werden, die danach zu den Quantentöpfen wandern und dort definierte Quan- tenzustände einnehmen.

Während innerhalb des Halbleiters immer eine stehende Welle der im Halbleiter erzeugten Laserstrahlung vorliegt, kann der Intensitätsverlauf der Pumpstrahlung sehr unterschiedlich sein. Hier ist der einfachste Fall der exponentielle Abfall der Intensität der Pumpstrahlung durch starke Absorption in den Barriere-Schichten. Weiter gibt es auch die Möglichkeit, dass die Pumpstrahlung durch den Bragg-Reflektor nochmals in den aktiven Bereich zurückgestrahlt wird und sich eine überlagerung von zwei exponentiell abfallenden Funktionen einstellt. Eine weitere Möglichkeit ist das resonante Pumpen, wenn die Absorption bei einem Durchlauf der Pumpstrahlung durch den akti- ven Bereich so gering ist, dass die Pumpstrahlung zwischen Bragg-Reflektor und der Oberfläche des Halb-

leiters hin und her reflektiert wird. Hierbei ist die Dicke der Halbleiterstruktur so gewählt, dass sie für eine bestimmte Pumpwellenlänge, die unter einem bestimmten Einfallswinkel auf die Halbleiterstruktur trifft, resonant ist (sog. „Mikro-Resonator") . Dann prägt sich so wie bei der Laserstrahlung eine stehende Welle der Pumpstrahlung aus.

Die Quantentöpfe werden nicht einzeln, sondern je- weils in Gruppen sehr nahe beieinander liegend im Bereich eines Laserfeldmaximums vorgesehen, um einen hohen Wirkungsgrad des Lasers zu erreichen.

Die Gesamtlänge der Barriereschichten / Distanz- schichten kann so gewählt werden, dass die Pumpstrahlung insgesamt möglichst vollständig absorbiert wird.

Nimmt man an, dass ein durch die Absorption der Pumpstrahlung generierter Ladungsträger aus der jeweili- gen Absorptionsschicht statistisch gesehen jeweils in den nächstliegenden Quantentopf wandert, so hängt die Zahl der in den Quantentöpfen gespeicherten Ladungsträger einerseits von der Dicke der Barriereschichten in der direkten Umgebung des Quantentopfs und ande- rerseits von der Intensität der Pumpstrahlung im Bereich des Quantentopfs bzw. der benachbarten Barriereschichten ab.

Wird davon ausgegangen, dass die Barriereschichten jeweils gleich dick sind, so nimmt mit wachsender

Entfernung von der Pumpseite die Menge der erzeugten Ladungsträger in den Quantentöpfen ungefähr exponen- tiell durch die Absorption der Pumpleistung ab. Entsprechend sind die Quantentöpfe, die von der Pumpsei- te weiter entfernt sind, immer schwächer mit Ladungsträgern besetzt. Dies führt einerseits zu einer un-

gleichmäßigen Speisung des Laserfeldes, andererseits absorbieren die entsprechend schwach besetzten Quantentöpfe auch direkt die Laserstrahlung, die durch stärker besetzte Quantentöpfe gespeist wird. Dadurch steigt die Laserschwelle und die Effizienz des Lasers sinkt. Da sich hierdurch die Ladungsträgerdichte in den der Pumpseite näher gelegenen Quantentöpfen entsprechend erhöht, so vergrößern sich dort auch die Verluste, da nichtstrahlende Rekombinationsmechanis- men mit hoher Ladungsträgerdichte stärker zum Tragen kommen .

Es ergibt sich zur Optimierung eines entsprechenden Lasers die Aufgabe, dafür zu sorgen, dass die Quan- tentöpfe möglichst gleichmäßig mit Ladungsträgern besetzt werden.

Die Erfindung bezieht sich demnach auf eine Halbleiteranordnung für einen optisch gepumpten oberflächen- emittierenden Halbleiterlaser mit einem Halbleiterkörper mit mehreren in Richtung der Einstrahlung der PumpStrahlung voneinander beabstandeten Gruppen von Quantentöpfen und mit wenigstens einer zwischen zwei Gruppen angeordneten Absorptionsschicht, die in einem Resonator angeordnet sind.

Eine derartige Halbleiterlaseranordnung ist beispielsweise schon aus der US-Patentschrift 6 859 481 B2 von J. Zheng et al . bekannt. Das Ziel, verschiede- ne Quantentöpfe gleichmäßig zu besetzen, wird dort dadurch versucht zu erreichen, dass die Absorptionsschichten mit unterschiedlicher Dicke ausgestattet werden. Insbesondere die erste, der Pumpseite am nächsten liegende Absorptionsschicht wird mindestens zweimal dünner ausgelegt als die übrigen Absorptions- schichten, um dort, wo die exponentielle Dämpfung der

Pumpstrahlung am steilsten verläuft, durch die Dünne der Absorptionsschicht in dem entsprechend am nächsten gelegenen Quantentopf nicht zu viele Ladungsträger zuzulassen.

Sinngemäß aus demselben Grund ist die am weitesten von der Pumpseite entfernte Absorptionsschicht dicker ausgebildet als die übrigen Absorptionsschichten.

Der vorliegenden Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, eine möglichst hohe Lasereffizienz mit einer geringen Laserschwelle zu verbinden, und dies mit einem möglichst einfachen und einfach herzustellenden Aufbau des Halbleiterkörpers zu erreichen.

Die Aufgabe wird erfindungsgemäß dadurch gelöst, dass wenigstens zwei Gruppen von Quantentöpfen unterschiedliche Anzahlen von Quantentöpfen aufweisen.

Der Erfindung liegt die Erkenntnis zugrunde, dass die Anzahl von Ladungsträgern in einem Quantentopf einerseits von der Dicke der umgebenden Distanzschichten und entsprechend der Wahrscheinlichkeit, dass dort durch Absorption der Pumpstrahlung entsprechende La- dungsträger ins Leitungsband gehoben werden abhängt, dass diese Ladungsträgerdichte jedoch auch durch die Anzahl der in der unmittelbaren Nähe zur Verfügung stehenden Quantentöpfe gegeben ist. Werden daher zwischen zwei Absorptionsschichten zusätzliche Quanten- topfe eingefügt, so verteilen sich die erzeugten Ladungsträger auf eine größere Anzahl von Töpfen und die Anzahl pro Quantentopf sinkt, so dass durch die Anzahl der Quantentöpfe pro Gruppe die Ladungsträgerdichte in den einzelnen Quantentöpfen gesteuert wer- den kann.

Die einzelnen Quantentöpfe einer Gruppe sind dabei durch nur sehr dünne Schichten voneinander getrennt und die Dicke eines durch eine Schicht gebildeten Quantentopfs ist sehr klein gegenüber der Dicke einer Distanzschicht, so dass in einem Maximum des Laserfeldes innerhalb des Resonators leicht mehrere Quantentöpfe hintereinander angeordnet werden können. Dabei muss jedoch nicht in jedem Maximum des Laserfeldes eine Quantentopfgruppe angeordnet sein.

Durch die Erfindung kann die Zahl der Quantentöpfe pro Gruppe so eingerichtet werden, dass die Ladungsträgerdichte in den Quantentöpfen unabhängig von der Entfernung von der Pumpseite in etwa für alle Quan- tentöpfe gleich ist und damit Ungleichgewichte im

Beitrag der einzelnen Quantentopfgruppen zur Laserleistung und ebenso Ungleichgewichte bei der Produktion von Verlustwärme verringert bzw. verhindert werden können. Die Laserleistung und auch die Verlust- wärme können auf alle Quantentöpfe gleichmäßig verteilt werden. Die angestrebte Ladungsträgerdichte, die zu einer Transparenz für das Laserlicht führt, wird auch in allen Gruppen von Quantentöpfen mehr o- der weniger gleichzeitig erreicht. Es wird damit ver- hindert, dass einige Quantentöpfe die durch andere

Quantentöpfe erzeugte Laserstrahlung absorbieren und damit den Betrieb des Lasers stören. Die relative Schwankung (Standardabweichung) der Ladungsträgerdichten in den einzelnen Gruppen kann so deutlich re- duziert werden. Dies führt auch dazu, dass bei Erreichen der Laserschwelle in der optimierten Struktur alle Quantentöpfe optischen Gewinn aufweisen und somit die Effizienz des Lasers optimiert ist. Die Laserschwelle wird dabei erheblich (theoretisch um ca. 30%) reduziert. Ein Vorteil der erfindungsgemäßen

Struktur liegt darin, dass die ohnehin schon aufwen-

dige Epitaxie einer VECSEL-Struktur nicht noch komplexer wird. Es werden keine zusätzlichen, andersartigen Schichten eingefügt, sondern lediglich die Dicke vorhandener Schichten variiert bzw. zusätzliche Quantentöpfe der bereits bekannten Art, deren Anzahl pro Quantentopf-Gruppe variiert wird. Die Erfindung lässt sich sowohl bei VECSEL- als auch bei VCSEL- Typen von optisch gepumpten Halbleiterlasern vorteilhaft anwenden .

Da bei den gängigen Bauarten von Halbleiterlasern innerhalb des Resonators eine Vielzahl von Laserfeldma- xima auftritt, wird angestrebt, die Mehrzahl dieser Feldmaxima mit Gruppen von Quantentöpfen innerhalb des Halbleiterkörpers zu besetzen und daher mehr als zwei Gruppen von Quantentöpfen vorzusehen. Dadurch steigt die Laserleistung und die Pumpleistung wird effektiv ausgenutzt.

Um den nicht-homogenen Intensitätsverlauf der Pumpstrahlung in den Absorptionsschichten angemessen zu berücksichtigen und die Pumpstrahlung optimal auszunutzen, ist vorteilhaft vorgesehen, dass sich die Anzahl der Quantentöpfe pro Gruppe, von der Pumpseite beginnend, sofern möglich im wesentlichen exponen- tiell verringert.

Da nur ganze Zahlen von Quantentöpfen pro Gruppe vorgesehen werden können, kann eine exponentielle Abhän- gigkeit der Anzahl von der Eindringtiefe der Pumpleistung selbstverständlich nur annähernd realisiert werden. Dies kann beispielsweise bei einer vorgegebenen Anzahl von 10 QWs in fünf Gruppen von Quantentöpfen durch eine Anzahl von fünf Quantentöpfen in der ersten Gruppe, zwei Quantentöpfen in der zweiten, zwei Quantentöpfen in der dritten, null Quantentöpfen

in der vierten und einen Quantentopf in der fünften Gruppe realisiert sein.

Im Zusammenhang mit der vorliegenden Anmeldung ist daher der Begriff "Gruppe von Quantentöpfen" so zu verstehen, dass eine solche Gruppe ausnahmsweise auch null Quantentöpfe enthalten kann und dass die einzelnen Gruppen etwa in den Laserfeldmaxima entlang des Laserfeldes in dem Resonator angeordnet sind. Dabei wird die Aufgabe gemäß der Erfindung, im Wesentlichen gleiche Ladungsträgerdichten in den Quantentöpfen zu platzieren, wie oben beschrieben, durch Anpassung der Anzahl von Quantentöpfen in den einzelnen Gruppen erreicht, nicht primär durch unterschiedliche Dicken der Absorptionsschichten.

Dennoch können zusätzlich auch die Distanzschichtdicken in gewissen Maßen variiert werden, so dass einzelne QW-Gruppen in Bezug auf das Laserfeld-Maximum leicht verschoben sind, um eine weitere Vergleichmäßigung der Beschickung der Quantentöpfe zu erreichen. Beispielsweise kann die von der Pumpseite her gesehen erste Distanzschicht etwas dünner ausfallen als die übrigen Distanzschichten. Zudem ergibt sich das Prob- lern, dass die Anzahl von Quantentöpfen in jeder einzelnen Gruppe nur ganzzahlig geändert werden kann. Wenn sich nach der Berechnung der in den einzelnen Eindringtiefen des Halbleiterkörpers zur Verfügung stehenden Pumpleistung unter Berücksichtigung der Ab- sorption ein Idealbild der Verteilung von Quantentöpfen ergibt, das durch ganzzahlige Verteilung nicht zu erreichen ist, so kann dies durch geringfügige Variation der Schichtdicken der Distanzschichten sowie die Verschiebung einzelner Quantentopfgruppen aus dem Ma- ximum der Laserstrahlung oder aus dem Maximum der Pumpstrahlung weiter optimiert werden.

Ergibt beispielsweise die Berechnung, dass eine Gruppe von Quantentöpfen 0,6 Quantentöpfe enthalten müss- te, um der exponentiellen Verteilung der Intensität der Pumpstrahlung gerecht zu werden, so wird dort im Normalfall selbstverständlich ein Quantentopf angeordnet. Da dies tendenziell über der optimierten theoretischen Verteilung liegt, kann darüber nachgedacht werden, die benachbarten Distanzschichten gegenüber dem Durchschnitt etwas zu verdicken. Umgekehrt kann bei einer Abrundung der Zahl der Quantentöpfe eine Verdünnung der benachbarten Distanzschichten vorteilhaft sein.

Soweit die einzelnen Quantentopfgruppen in benachbarten Maxima der Laserstrahlung angeordnet sind, beträgt also die Dicke aus Quantentopfgruppe und benachbarter Distanzschicht immer etwa eine halbe Läserwellenlänge (Abstand der Maxima der Laserstrah- lungsintensität) . Hat also die Halbleiterstruktur mehrere Quantentopfgruppen mit unterschiedlichen Anzahlen von Quantentöpfen, so sind die zugehörigen Distanzschichten jeweils unterschiedlich dick. Wird die Position einer Quantentopfgruppe verschoben, so ändert sich zwar die Dicke der zugehörigen benachbarten Distanzschichten, die Dicke aller Distanzschichten zusammen bleibt jedoch unverändert.

Zur Verringerung des Quantendefizits, das sich aus dem Quotienten aus Pumpwellenlänge und Laserwellenlänge ergibt, kann die Energie der Pumpstrahlung verringert, ihre Wellenlänge damit erhöht und der Laserwellenlänge angenähert werden. In der Folge soll damit erreicht werden, daß das Verhältnis der Leistung, die in den Barrieren absorbiert wird zu der Leistung, die in den Quantentöpfen absorbiert wird, sich zu-

gunsten der Quantentöpfe verschiebt, damit die Pumpstrahlung überwiegend nicht mehr in den Absorptions- schichten, sondern in den Quantentöpfen selbst absorbiert wird. Dabei ergibt sich aufgrund der geringen Ausdehnung der als dünne Schichten ausgebildeten

Quantentöpfe in Ausbreitungsrichtung der Pumpstrahlung, dass jeweils nur ein geringer Teil der Pumpstrahlung in den Quantentöpfen absorbiert werden kann. Um den Wirkungsgrad dieses Mechanismus zu erhö- hen, ist vorgesehen, die Pumpstrahlung in dem Halbleiterkörper zu reflektieren und sie den Halbleiterkörper und damit die Quantentöpfe mehrfach durchlaufen zu lassen. Hierzu kann an dem Ende des Halbleiterkörpers speziell für die Pumpstrahlung ein Spie- gel, beispielsweise in Form eines Bragg-Reflektors vorgesehen sein. Da die Laseranordnung ohnehin einen Bragg-Reflektor für die Laserstrahlung aufweist, kann dort dann ein Bragg-Reflektor, der neben der Laserstrahlung auch die Pumpstrahlung reflektiert, oder ein einfacher Bragg-Reflektor kombiniert mit einer Metallbeschichtung vorgesehen werden.

Durch weitere Rückreflexion der Pumpstrahlung an der Pumpseite wird die Pumpstrahlung mehrfach in den Halbleiterkörper reflektiert. Wird in Abhängigkeit vom Einfallswinkel der Pumpstrahlung zwischen der Grenzfläche auf der Pumpseite und dem Spiegel auf der gegenüberliegenden Seite des Halbleiterkörpers eine Resonanz eingestellt, so ergibt sich eine passende Resonanzlänge und damit eine überhöhte Amplitude des stehenden Pumpfeldes, die für eine optimierte Absorption der Pumpstrahlung erwünscht ist.

Aufgrund der Wellenlängendifferenz zwischen der La- serstrahlung und der Pumpstrahlung sind die Intensi- tätsmaxima der beiden stehenden Felder entlang des

Halbleiterkörpers jedoch unterschiedlich verteilt.

Einerseits müssen die Quantentöpfe jeweils in den Ma- xima des Laserfeldes positioniert sein, um einen op- timierten Lasergewinn sicherzustellen.

Andererseits sollten sich für eine Optimierung der Absorption der Pumpstrahlung die Quantentöpfe so nah wie möglich an den Maxima der Pumpstrahlung befinden. Quantentöpfe, die in den Maxima des Laserfeldes angeordnet sind, dort jedoch keine Pumpleistung absorbieren, wirken negativ auf die Effektivität des Lasers, da sie aus der Laserstrahlung Leistung absorbieren, die nicht mit Gewinn der Laserleistung zu Gute kommt.

Die genannten Anforderungen an die Positionierung der Quantentöpfe werden vorteilhaft dadurch erfüllt, dass nur an solchen Positionen Quantentöpfe platziert werden, wo die Intensität eines vorgesehenen, mit einer von der Laserstrahlung differierenden Wellenlänge, stehenden Pumpfeldes einen gewissen Wert überschreitet.

Dabei liegen die Gruppen von Quantentöpfen gleichzei- tig vorteilhaft im engen Bereich der Intensitätsmaxi- ma des Laserfeldes, können jedoch beispielsweise um einen Betrag gegen das Maximum der Laserstrahlung verschoben sein, der kleiner ist als die Dicke der unmittelbar angrenzenden Distanzschicht. Quantentöpfe werden beim resonanten optischen Pumpen direkt in die

Quantentöpfe vorteilhafterweise dort angeordnet, wo der überlapp der Wellenbäuche der Intensitäten des Laserfeldes und des Pumpfeldes groß ist.

Mit diesen Maßnahmen wird einerseits der relative

Beitrag der Quantentöpfe zum Lasergewinn optimiert,

dadurch dass die Quantentöpfe in den Punkten / Bereichen der Maximalintensität des Laserfeldes angeordnet sind, andererseits ist die Menge der absorbierten Pumpstrahlung von der Positionierung der Quantentöpfe in Bezug auf die Intensitätsmaxima der Pumpstrahlung abhängig .

Durch die Positionierung entlang des Resonators kann somit einerseits die Absorption aus dem Pumpfeld, an- dererseits der Beitrag zum Lasergewinn jedes einzelnen Quantentopfes eingestellt werden.

Der absolute Beitrag eines Quantentopfes folgt dabei einer Gewichtsfunktion, die vom Einschlussfaktor des Quantentopfs mit dem Laserfeld und vom Einschlussfaktor des Quantentopfs mit dem Pumpfeld abhängt. Die Einschlussfaktoren F _L eines Quantentopfs mit dem Laserfeld und Fp des Quantentopfs mit dem Pumpfeld sind jeweils ein Maß für den überlapp des Quantentopfs mit dem jeweiligen Feld (vgl. z.B. Corzine et al . , IEEE J. Quantum Electronics, Vol. 25, S. 1513, 1989).

Als Richtgröße für die Platzierung eines Quantentopfes an einer bestimmten Stelle im Resonator kann bei- spielsweise das Produkt der Einschlussfaktoren F _L des Lasers und F _P der Pumpstrahlung an dieser Position dienen, da die Ladungsträgerdichte in einem Quantentopf proportional zur absorbierten Pumpleistung ist und der Lasergewinn sich ungefähr proportional zur Ladungsträgerdichte in dem jeweiligen Quantentopf verhält. Einzelne Quantentöpfe können beispielsweise nur an solchen Positionen platziert werden, an denen das Produkt Ti x r _p (Gewichtsfunktion) innerhalb eines bestimmten Wertebereiches liegt. Liegt die Ge- wichtsfunktion über ein größeres räumliches Intervall hinweg innerhalb des Wertebereichs für die Platzie-

rung eines Quantentopfes, so werden in diesem Intervall mehrere Quantentöpfe platziert, so dass sich aus der Platzierung mehrerer einzelner Quantentöpfe in dichtem Abstand zueinander in diesem Intervall wieder eine Quantentopfgruppe ergibt. Die Gewichtsfunktion kann in mehreren Regionen des Halbleiters innerhalb des Wertebereichs zur Platzierung eines Quantentopfes liegen, wobei diese Regionen jeweils unterschiedlich große räumliche Ausdehnungen haben können. Dies führt zu einer Variation der Anzahl von Quantentöpfen in den Gruppen und im Extremfall dazu, dass einige Gruppen unbesetzt bleiben. Hierdurch wird jedoch der Lasergewinn gleichmäßig auf die Quantentöpfe aufgeteilt und damit eine optimierte Funktion des Lasers er- reicht. Auch andere Gewichtsfunktionen, die (u.a.) von den Einschlussfaktoren F _L und F _P mit dem Qanten- topf an der Position z abhängen, können als Richtgröße verwendet werden. Die Zahl der Quantentöpfe in jeder Gruppe kann dabei so gewählt werden, dass der je- weils zugeordnete Wert der Gewichtsfunktion innerhalb eines bestimmten Wertebereiches liegt.

Auch diese Ausgestaltung des optisch gepumpten Halbleiterlasers lässt sich nicht nur für die Laser des Typs VECSEL sondern auch für VCSEL-Typen anwenden.

Zur Optimierung der thermischen Eigenschaften der erfindungsgemäßen Halbleiteranordnung und des erfindungsgemäßen Halbleiterlasers kann es gemäß der Er- findung als vorteilhaft vorgesehen sein, dass auf der Pumpseite des Halbleiterkörpers ein mit diesem thermisch gekoppelter Wärmespreizer aus einem gut wärmeleitenden Material angeordnet ist. Der Wärmespreizer kann mit einer Wärmesenke (z.B. Kupfer-Halterung) verbunden sein.

Der Wärmespreizer ist typischerweise ein Körper der z.B. aus Saphir, Siliziumkarbid oder einem Diamantwerkstoff bestehen kann, um die Wärme, die an der Pumpseite des Halbleiterkörpers entsteht, abzuleiten. Darum ist die Anordnung des Wärmespreizers an dieser Seite optimal. Dort ist die Intensität der Pumpstrahlung bei einem barrieregepumpten Halbleiter- Scheibenlaser am größten. Da die Energie der Pumpphotonen höher ist als die der Laserphotonen und aus je- dem Pumpphoton nur ein Laserphoton generiert werden kann, wird die überschüssige Energiedifferenz im aktiven Bereich des Halbleiterkörpers durch nicht strahlende Prozesse in Wärme umgewandelt. Hohe Temperaturen innerhalb des Halbleiters sind dabei nachtei- lig für den Laserbetrieb. Sie können bei überschreitung bestimmter Grenztemperaturen auch den Halbleiterkörper zerstören. In der Regel geschieht die Wärmeabfuhr auf der der Pumpseite gegenüberliegenden Seite bei dem Braggreflektor, jedoch ist insbesondere bei langen Wellenlängen des Laserfeldes die Dicke des Halbleiterkörpers oft so groß, dass durch die Wärmewiderstände der einzelnen Schichten kein ausreichend guter Wärmetransport gewährleistet ist. Durch einen Wärmespreizer auf der Pumpseite des Halbleiterkörpers kann ein kurzer Wärmetransportweg ausgenutzt werden.

Es kann auch die Wärmesenke auf der der Pumpseite gegenüberliegenden Seite unterhalb des Braggreflektors zusätzlich beibehalten werden, so dass die thermische Energie beidseitig abgeführt wird. Ein Wärmespreizer kann optimal durch Aufsetzen auf den Halbleiterkörper im Abstand von wenigen hundert Nanometern angekoppelt werden. Dabei kann zusätzlich das "liquid capilarity bonding-Verfahren" angewendet werden, das beispielsweise in dem Artikel von Z. L. Liau, "Semiconductor waver bonding via liquid capilarity", Applied Physics letters 77, Nr. 5, S. 651 (2000), beschrieben ist.

Insbesondere bei barrieregepumpten Halbleiter- Scheibenlasern mit der oben beschriebenen optimierten Struktur ist auf die beschriebene Weise die Wärmeab- fuhr auf der Pumpseite des Halbleiterkörpers optimiert, da sich dort wegen der hohen Pumpfeldintensität besonders viele Quantentöpfe befinden und entsprechend Verlustwärme produziert wird, die u.a. zu thermischen Leckeffekten führt.

Im Folgenden wird die Erfindung anhand eines Ausführungsbeispiels in einer Zeichnung gezeigt und anschließend beschrieben.

Dabei zeigt Figur 1 den prinzipiellen Aufbau der Halbleiteranordnung,

Figur 2 den Aufbau eines Halbleiterlasers, Figur 3 die Intensitätsverteilung des Laserfeldes in der Halbleiteranordnung, Figur 4 den Verlauf der Intensität der Pumpstrahlung in der Halbleiteranordnung bei Barrieren-Pumpen, Figur 5 die Anordnung aus der Figur 4 mit einer anderen Verteilung von Quantentöpfen,

Figur 6 eine Intensitätsverteilung des Laserfeldes und des Pumpfeldes, wobei beide Resonanzbedingungen finden,

Figur 7 die Anordnung aus Figur 6 mit einer optimierten Anordnung von Quantentöpfen.

Figur 1 zeigt schematisch eine Halbleiteranordnung 1 mit einem Halbleiterkörper 2, der als Schichtkörper aus verschiedenen Absorptionsschichten 3, 4, 5, 6, 7, 8 und dazwischenliegenden Gruppen 9, 10, 11, 12, 13 von Quantentöpfen besteht. Die Gruppen 9, 10, 11, 12, 13 sind schematisch als dünne Schichten dargestellt, die in Wirklichkeit jedoch aus je einer Gruppe von

separaten dünnen Halbleiterschichten bestehen, deren jede einzelne einen Quantentopf bildet, dessen Leitungsbandkante gegenüber der Leitungsbandkante der Absorptionsschichten 3, 4, 5, 6, 7, 8 abgesenkt ist. Auf diese Weise bietet jeder der Quantentöpfe freien Ladungsträgern (Elektronen) Quantenzustände an, die angeregt sind und als obere Energiezustände des Laserprozesses dienen. Beim Rekombinieren von Elektroden und Löchern aus den genannten Zustandsniveaus für Elektroden und Löcher wird im Laserbetrieb durch stimulierte Emission je ein Photon mit der Laserwellenlänge abgegeben .

Die Absorptionsschichten 4, 5, 6, 7 sind in der Figur gleich dick. Dadurch wird die Herstellung des Halbleiterkörpers 2 vereinfacht, während die Schichten 3 und 8 in der Regel aus geometrischen Gründen eine andere Dicke aufweisen. Grundsätzlich ist jedoch auch eine unterschiedlich dicke Gestaltung der Absorpti- onsschichten, insbesondere der ersten Absorptionsschicht 3 von der Pumpseite her gesehen möglich. Die Pumpseite ist in der Figur oben, jenseits des Wär- mespreizers 14, der für die Laserstrahlung und die Pumpstrahlung transparent ist, jedoch eine gute Wär- meleitfähigkeit aufweist und über den Stapel des Halbleiterkörpers mehrseitig lateral hinausragen kann, um eine effektive Wärmeverteilung zu gewährleisten.

Auf der Unterseite des Halbleiterkörpers 2 ist eine Wärmesenke 15 vorgesehen, so dass die entstehende Verlustwärme auf beiden Seiten von dem Halbleiterkörper abgeführt wird. Zwischen den Absorptionsschichten und den Quantentöpfen einerseits und der Wärmesenke 15 andererseits liegt ein Braggreflektor 16, der mit hoher Effizienz die Laserstrahlung reflektiert. Al-

ternativ kann dort entweder ein Braggreflektor für Laser- und Pumpstrahlung oder eine entsprechend hochwertige Metallisierung oder eine Kombination hiervon vorgesehen sein, soweit der Halbleiterlaser derart betrieben werden soll, dass die Pumpleistung direkt in den Quantentöpfen absorbiert wird und dementsprechend ein resonantes Pumpfeld angestrebt wird.

Der vorliegende Halbleiterkörper wird für einen VEC- SEL (vertical external cavity surface laser) verwendet. Es kann sich beispielsweise um ein GaSb- basierten VECSEL mit einer Wellenlänge von 2,33 Mikrometern handeln. Mit einer derartigen Bauart wurde bereits eine Ausgangsleistung von 600 mW bei einem Auskopplungsgrad von 3,6 % und gleichzeitig einer

Schwellpumpleistungsdichte von ca. 1000 W/cm ² gemessen. Insbesondere beim direkten Pumpen in die Quantentöpfe (resonante Bedingungen der PumpStrahlung) konnte bei einem GaAs -basierenden VECSEL bei λ = 1,0 μm die Ausgangsleistung gegenüber dem Barrierepumpen um 50 % gesteigert werden, da die Wärmelast durch Verlustwärme stark reduziert werden kann. Leistungsdichten bis zu 8 kW/cm ² für sechs Quantentöpfe konnten damit erreicht werden.

Der zweite externe Spiegel des Resonators des VECSEL ist in der Figur 2 dargestellt und dort mit 17 bezeichnet. Er wirkt gleichzeitig als Auskoppelspiegel und als Reflektionsspiegel zum Abschluss des Resona- tors . Mit dem Pfeil 18 ist die ausgekoppelte Laserleistung / Laserstrahlung bezeichnet. Der Pfeil 19 bezeichnet die Strecke außerhalb des Halbleiterkörpers 2, die Bestandteil des Resonators ist.

Hier ist anzumerken, dass auch Halbleiterlaser mit mehr als zwei Spiegeln möglich sind.

Außerdem ist eine Pumpanordnung mit einer Pumpstrahlungsquelle 20 und einer Fokussieroptik 21, 22 dargestellt, die die Pumpstrahlung in den Halbleiterkörper 2 einbringt. Der optisch gepumpte und damit die La- serstrahlung verstärkende Bereich in dem Halbleiterkörper 2 kann zylinderförmig sein und im Durchmesser etwa 100 Mikrometer betragen.

Der Abstand zwischen dem externen Spiegel 17 und dem Halbleiterkörper 2 kann beispielsweise etwa 45 mm betragen. Entsprechend hat der externe Spiegel 17 auf seiner dem Resonator zugewandten Seite eine Krümmung mit einem Krümmungsradius von 50 mm.

Der Resonator ist auf seiner Unterseite wie schon erwähnt mit einem Braggspiegel abgeschlossen, der bei der Laserwellenlänge üblicherweise eine Reflektivität von mehr als 99 % aufweist.

Zur Erläuterung der Funktionsweise des Halbleiterlasers soll nun die Figur 3 herangezogen werden. Dort ist im Zentrum die Leitungsbandkante für die Quantentöpfe 9, 10, 11 und die dazwischenliegenden Barriere- schichten / Absorptionsschichten 12, 13 dargestellt. Nach links zur Pumpseite hin wird der Halbleiterkörper durch ein Fenster 23 abgeschlossen. Auf der anderen, der Pumpseite gegenüberliegenden Seite wird in diesem Beispiel der Resonator durch den Braggspiegel 16 begrenzt.

In der Figur ist die periodische Funktion 24 der Laserfeldintensität dargestellt. Die Quantentöpfe 9, 10, 11 befinden sich äquidistant an den Stellen der größten Laserfeldintensität. In ihnen befindliche Ladungsträger können somit maximal zur Erzeugung und

Verstärkung des Laserfeldes beitragen. Diese Gleichverteilung der Quantentöpfe (hier jeweils ein Quantentopf pro Maximum des Laserfeldes) wird RPG (reso- nant periodic gain) -Struktur genannt (Corzine et al . , IEEE Journal of Quantum Electronics 25, Nr. 6, S. 1513 (1989) ) .

Für einen optimalen Betrieb dieser Struktur sollte gewährleistet sein, dass in jedem der Quantentöpfe 9, 10, 11 die Ladungsträgerdichte möglichst gleich ist, um eine hohe Effizienz des Lasers zu gewährleisten. Sind Quantentöpfe mit wesentlich geringerer Ladungsträgerdichte vorhanden, so wird dort die Laserstrahlung in dem Resonator absorbiert, was die Laserleis- tung verschlechtert. Andererseits ist es, wie die Figur 4 zeigt, schwierig, für alle Quantentöpfe in gleichem, ausreichendem Maß Ladungsträger zur Verfügung zu stellen, da, von links von der Pumpseite her eine Pumpstrahlung mit hoher Intensität eingestrahlt wird, die jedoch nach der in der Figur 4 mit 25 bezeichneten Funktion exponentiell gedämpft wird.

Dabei zeigt die Intensität der Pumpstrahlung im ersten Bereich 23 noch keine Dämpfung, da sie dort die sogenannte Fensterschicht durchläuft, die kaum etwas von der Strahlung absorbiert. Zum Ende der Halbleiteranordnung auf der rechten Seite hin hat die Intensität des Pumpfeldes praktisch bis auf Null abgenommen.

Dazwischen ist mit 26 die Kurve bezeichnet, die die Intensität des Laserfeldes darstellt.

Es zeigt sich, dass zwar jeweils zwei Quantentöpfe in den Intensitätsmaxima des Laserfeldes angeordnet sind, dass jedoch die zwischen diesen liegenden Bar-

riereschichten von links nach rechts gesehen immer weniger von der Pumpstrahlung absorbieren können, da die Intensität der Pumpstrahlung nach rechts hin ex- ponentiell abnimmt. Entsprechend können auch nach rechts hin immer weniger Ladungsträger von den Absorptionsschichten in die jeweiligen Quantentöpfe wandern, so dass der Füllungsgrad der Quantentöpfe nach rechts hin stark abnimmt. Bei dem der Figur zugrunde liegenden Modell ist angenommen, dass die Ladungsträger von den Absorptionsschichten jeweils in die nächstliegenden Quantentöpfe wandern und dort verbleiben.

Bei der gezeigten Verteilung der Ladungsträger in den Quantentöpfen besteht einerseits die Gefahr, dass in den weiter rechts liegenden Quantentöpfen Laserstrahlung absorbiert wird, da diese noch nicht den Transparenzzustand erreicht haben, andererseits tragen die linken Quantentöpfe sehr stark zur Laserstrahlung bei, so dass dort aufgrund der hohen Ladungsträger- dichte in den QWs auch nicht strahlende Rekombinationseffekte entsprechend häufiger sind und dort der größte Teil der Verlustleistung in Form von Wärme entsteht. Dies bedeutet ein Ungleichgewicht bei der Entstehung von Verlustwärme und damit insgesamt einen ineffektiven Betrieb des Lasers. An den fünf Quantentopfgruppen, die innerhalb des Resonators dargestellt sind, ist jeweils abzulesen, welcher Anteil der Ladungsträger des Halbleiterkörpers in ihnen jeweils pro Quantentopf platziert ist. Bei einer Verteilung von jeweils zwei Quantentöpfen pro Laserfeldmaximum ergibt sich bezogen auf die im aktuellen Bereich absorbierte Leistung insgesamt einhundert Prozent mit abnehmender Verteilung.

Figur 5 zeigt eine Konstellation, die der in der Fi-

gur 4 gezeigten ähnlich ist, mit dem Unterschied, dass gemäß der Figur 5 die Gruppen von Quantentöpfen, die jeweils in den Maxima des Laserfeldes angeordnet sind, unterschiedlich viele Quantentöpfe pro Gruppe aufweisen. Die Gesamt-Quantentopf-Anzahl ist gleich, ebenso die Gesamtdicke der Struktur.

Wie in der Figur 4, ist auch in der Figur 5 die Einstrahlung der Pumpstrahlung mit 27 bezeichnet, wobei auch hier die Intensität der Pumpleistung exponen- tiell zum Braggreflektor 16 hin abnimmt. Wieder sind 5 Gruppen von Quantentöpfen, wie gemäß Figur 4 vorgesehen, wobei die Gruppen mit 9, 10, 11, 12, 13 bezeichnet sind. In der ersten Gruppe 9 sind fünf Quantentöpfe angeordnet und zwar so nahe beieinander, dass sie näherungsweise im Maximum der Laserfeldintensität liegen.

Die zweite Gruppe 10 enthält zwei Quantentöpfe ebenso wie die dritte Gruppe 11. Die vierte Gruppe 12 enthält keinen Quantentopf, während die fünfte Gruppe 13 einen einzigen Quantentopf aufweist. Die in den Absorptionsschichten um die vierte Gruppe 12 herum entstehenden Ladungsträger wandern wegen des Fehlens ei- nes Quantentopfs in der vierten Gruppe 12 zu den

Quantentöpfen der dritten Gruppe 11 und dem Quantentopf der fünften Gruppe 13.

In der Modellrechnung ergibt sich, dass die Quanten- topfe der ersten Gruppe im Durchschnitt jeweils

10,8 % der freien Ladungsträger enthalten, diejenigen der zweiten Gruppe 9,8 %, diejenigen der dritten Gruppe 11 8,3 % und diejenigen der fünften Gruppe 13 9,9 %. Damit ergibt sich eine Minimierung der Stan- dardabweichung der Ladungsträgerdichten in den Quantentöpfen und somit eine verbesserte Funktion des La-

sers mit einer Verringerung der Laserschwelle. Die Ladungsträgerdichten können geringfügig oberhalb der Transparenzladungsträgerdichte gehalten werden, so dass auch die thermische Verlustenergie optimal ver- teilt werden kann und eine Absorption der Laserstrahlung im Resonator auf ein Minimum reduziert wird. Der optische Gewinn der Struktur von Quantentöpfen ist in dem Beispiel optimal auf alle Quantentöpfe verteilt. Dies geschieht ausschließlich durch eine ungleichmä- ßige Verteilung der Quantentöpfe auf die verschiedenen Maxima der Laserfeldintensität. Geringfügige Variation der Schichtdicken wurde hier noch nicht durchgeführt .

In der Figur 6 ist lediglich der aktive Bereich der Halbleiteranordnung für resonantes Pumpen in die Quantentöpfe dargestellt, der mit 28 bezeichnet ist. Für die gezeigte Darstellung ist angenommen, dass sich sowohl das Laserfeld als auch das Pumpfeld in dem Halbleiterkörper in einem Resonanzzustand befinden. Beide Feldintensitätsverläufe sind durch Sinus - kurven dargestellt, wobei bei Z = O auf der Abszisse die Grenzfläche Halbleiter-Umgebung vorliegt und beide Intensitäten ein Maximum aufweisen.

Die Pumpstrahlung hat naturgemäß, da sie eine höhere Photonenenergie aufweist als die Laserstrahlung, eine kürzere Wellenlänge, so dass die beiden Intentsitäts- verteilungen abhängig von den jeweiligen Einfallswin- kein nicht phasengleich verlaufen.

Die Quantentöpfe, die in den Gruppen 29 bis 35 vorhanden sind, sind jeweils in den Maxima der Laserfeldintensität angeordnet. Das bedeutet, dass sie, wenn sie gleichmäßig mit Ladungsträgern aufgefüllt werden, optimal zur Erzeugung der Laserstrahlung bei-

tragen können.

Die gezeigte Struktur spiegelt das Prinzip wider, mit einer resonanten Pumpstrahlung dafür zu sorgen, dass die bezüglich der Wellenlänge relativ nah bei der Laserstrahlung liegende Pumpstrahlung in den Quantentöpfen 29 bis 35 selbst und nicht wie bei dem Beispiel aus den Figuren 3 bis 5 in dazwischen liegenden Absorptionsschichten absorbiert wird.

Es ergibt sich somit die Notwendigkeit, dass die Gruppen von Quantentöpfen einerseits im Bereich eines Intensitatsmaximums des Laserfeldes, andererseits bei einem Intensitätsmaximum der Pumpstrahlung liegen. Eine überschneidung dieser Bedingungen ist nur teilweise gegeben.

Es werden daher gemäß der Erfindung dort Quantentöpfe angeordnet, wo im Bereich des Intensitätsmaximums des Laserfeldes eine relativ hohe Intensität der Pumpstrahlung vorhanden ist. Grundsätzlich sollten Quantentöpfe nur dort platziert werden, wo das Produkt von Ti und r _p in einem bestimmten Wertebereich liegt, wodurch sich Quantentopfgruppen mit ihren jeweiligen Anzahlen von Quantentöpfen ergeben. Es sind jedoch auch andere von T ₁ und r _p abhängige Gewichtsfunktionen verwendbar. Dann können die Quantentöpfe optimal zum Laserfeld beitragen und es ist durch die Verteilung des Pumpfeldes auch für eine zuverlässige Fül- lung der Quantentöpfe gesorgt. Die Quantentöpfe bzw.

Quantentopfgruppen sind damit nicht mehr zwangsläufig in den Maxima des Laserfeldes zentriert.

Eine entsprechende Verteilung der Quantentöpfe auf die Gruppen mit der genannten Bedingung ist in der

Figur 7 dargestellt. Es zeigt sich, dass eine Vertei-

lung von 3 Quantentöpfen in der Gruppe 29, einem Quantentopf in der Gruppe 30, null Quantentöpfen in der Gruppe 31, drei Quantentöpfen in der Gruppe 32, vier Quantentöpfen in der Gruppe 33, drei Quantentöp- fen in der Gruppe 34 und einem Quantentopf in der

Gruppe 35 sowie ein leichtes Verschieben der Quantentopfgruppen eine ideale Ausnutzung der Halbleiteranordnung erlaubt. Auch diese Struktur kann nicht nur bei optisch gepumpten VECSEL Halbleiterlasern, son- dem auch bei optisch gepumpten VCSEL-Lasern angewendet werden.