在传统双极型晶体管的基区附近引入量子阱材料以提供光增益，并在器件中引入由解理面或光栅形成的反馈腔，构成一种被称为晶体管激光器（TransistorLaser，TL）的新型光电子器件［1］。npn型TL在基极-发射极正向偏置及基极-集电极反向偏置的工作状态下，由发射极注入到基极区的电子一部分在量子阱中与空穴辐射复合形成激光由器件端面发出，另一部分扩散通过基区进而被集电极收集形成集电极电流［2］。TL同时具有晶体管的电流控制功能以及激光器的光发射功能，利用一个电信号输入（如基极电流）可以同时获得一个电信号输出（集电极电流）与一个光信号输出。TL桥接了传统电学器件及光学器件的功能，其发明是继晶体管发明以来相关领域的另一个新颖及基础性的重要进展［3］。

1、晶体管激光器基本特性

晶体管发光器件因其双极型结构而具有多种与传统二极管型激光器不同的优越特性及应用，如：1）传统pin结构二极管激光器中，载流子辐射复合的同时在双异质结构的有源区中堆积，其自发辐射复合寿命在1ns量级。典型的GaAs基TL结构如图1（a）所示［2］，与二极管激光器不同，TL中由于集电结反向偏置，在少子基区渡越时间内没有来得及辐射复合的载流子在集电结电场的作用下被清除出基区，基区中的少数载流子呈倾斜分布，载流子的等效自发辐射复合寿命因此大大降低至几十皮秒（ps）［4］。这使得TL具有很高的直接调制速率，腔长为μm的单量子阱GaAs基TL直接调制带宽超过20GHz［5］。同时，低载流子复合寿命也能够有效抑制甚至消除TL频率响应的弛豫震荡峰［6-7］，如图1（b）。实验表明调制带宽为17GHz的TL弛豫震荡峰的强度小于4dB，因此能够传输速率为40Gb/s的数据［6］。数据速率与器件调制带宽之比为2.35，远大于普通pin二极管激光器的1.25。另外，基区中载流子的倾斜分布除减小载流子复合寿命外还有效降低了有源区中的载流子密度，使得TL的相对强度噪声（RelativeIntensityNoise，RIN）较普通二极管激光器降低了28dB［8］，器件发光质量得以显著提升。

2）在TL的基区及集电区分别进行重p型及n型掺杂，器件的集电结形成隧道结，构成了所谓的隧道结TL［9］，如图2（a）。其发光功率与集电极-发射极电压（VCE）的关系如图2（b）所示，VCE小于0.8V时隧道结的隧道效应向有源区提供了额外的空穴，所以隧道结TL具有两倍于普通TL的发光功率。VCE大于0.8V时，集电结的Franz–Keldysh（F-K）光吸收效应使器件发光减弱直至停止。可见隧道结TL的发光可以由集电极的电压调制，且隧道结的引入将隧道结反偏状态下器件集电极的输入阻抗降低至几十欧姆［9］，有效改善器件与高频信号源之间的阻抗匹配（一般为50Ω）。隧道结TL独有的电压调制方式使其在未来的高速光子处理器领域具有重要的潜在应用。数字逻辑处理器中通常以电压的变化来传输指令，电压控制的器件发光的开关使TL相对于普通二极管激光器更容易融入数字逻辑回路。另外，在隧道结TL中，少子的注入、电子空穴的辐射复合及隧道效应等过程之间存在强烈的相互耦合，使其成为一种功能强大的非线性光电子元件，可应用于频率倍增、频率合成及信号处理等［10］。

4深脊波导结构InP基TL

深脊型TL结构如图7（a）所示，器件结构左右对称，图中显示了其右侧一半。可见与浅脊TL中量子阱有源区材料被p型基区材料包围的情况不同，深脊TL中量子阱有源区材料位于重掺杂基区材料之上。并且，其发射极波导刻蚀穿过量子阱材料停止于p型基区材料之中，这也是其被称为深脊结构的原因［20-23］。图7（b）为npn型InP基深脊TL波导截面扫描电镜图［21］，器件中量子阱材料仅在下方与p型基区材料接触，有效减少了p型掺杂杂质Zn扩散的影响。比较深脊与浅脊TL结构中相同的InGaAsP量子阱材料的光致发光光谱，可以发现深脊晶体管结构中量子阱具有更好的发光质量，表现为更高的发光强度及更小的光谱宽度［21］。同时，严重的p型掺杂杂质Zn向量子阱材料的扩展也使得浅脊器件中量子阱材料的发光波长发生明显的蓝移。除减少Zn扩散的影响外，深脊TL中光场在重掺杂基区材料中的分布也更少，从而可以减少基区材料对器件发光的吸收。

4.1室温工作InP基深脊TL

中国科学院半导体研究所利用深脊波导结构成功研制出了可在室温连续电流下工作的InP基长波长TL［24］。其材料结构如图8所示，采用InGaAsP多量子阱为有源区材料，在量子阱材料及基区材料之间引入了一层厚为90nm的无掺杂的InGaAsP间隔层材料以进一步减少重掺杂基区材料的影响。器件发射极波导宽度为3μm，腔长为μm时，共发射极工作模式不同VCE条件下光功率-基极电流特性如图9（a）及（b）所示。10oC下器件的基极阈值电流为80mA左右，最高发光功率为2mW，室温下（20oC）阈值电流升高至mA左右，最高发光功率下降至0.6mW。由图可见，阈值电流以上器件发光功率随基极电流的增加而增加，基极电流大于一定数值时发光功率开始饱和。这个现象与普通的二极管激光器不同，是由晶体管的结果直接相关的。基极-集电极pn结间的反向偏压随着基极电流的增加而减小，基极电流增加至一定数值时基极-集电极pn结开始正向导通，导致部分基极电流直接流过pn结而未发生受激辐射复合。这种情况下虽然基极电流继续增加但发光功率不再增大，导致特有的光功率饱和现象。

图9（c）为器件室温下的发光光谱。因为器件中没有制作光栅结构，所以器件为多纵模工作，波长在nm至nm之间。图9（d）为器件10℃时共发射极工作模式下的整流特性。可见，器件在mA基极电流及VCE=2V条件下的共发射极电流放大系数（IC/IB）分别为4.9，结果远好于美国伊利诺伊大学及日本东京工业大学报到的InP基器件［15，18］，其在相似工作模式下的电放大系数低于1。

4.2InP基深脊TL设计优化

深脊波导结构TL发射极波导的刻蚀穿过量子阱有源区材料，如图8所示，裸露的量子阱侧壁存在大量的缺陷，是载流子的非辐射复合中心，严重恶化器件的光电性能，这也是深脊TL阈值和功率远未达到实用要求的一个重要原因。为减小非辐射复合缺陷的影响，除可以对发射极波导进行化学钝化外还可以对器件的材料及结构进行改进。

4.2.1量子阱n型掺杂TL

基于Crosslight-PICs3D软件的数值计算研究表明在深脊TL的量子阱材料中引入n型掺杂可以明显改善器件的光电特性［25］。用于计算器件的结构与图8一致。如图10（a）所示，量子阱侧壁缺陷复合速率设置为1×cm-1时量子阱无掺杂器件共发射极模式的基极阈值电流为38mA；在量子阱中引入浓度为5×cm-3的n型掺杂时阈值电流降至21mA；进一步提高掺杂浓度到2×cm-3，阈值电流降低到13mA.IB为10mA时，掺杂浓度从5×cm-3增大到2×cm-3时，电流放大系数从1.7增大到10.2，远大于未掺杂的情形。在表面复合速率为1×cm·s-1时器件性能的提升更为显著。从图10（c）和（d）可以看到，通过量子阱掺杂，器件的阈值电流从超过0mA降低到低于37mA，而IB=10mA时电流放大系数增大28倍。量子阱未掺杂器件的阈值电流远大于掺杂器件，在图10（c）所示的电流范围内未掺杂器件的发光功率很小，因此没有在图中画出。载流子扩散和半导体材料的掺杂水平成反比，注入到量子阱中的电子一部分和量子阱中的空穴辐射复合形成光输出，另一部分在量子阱中横向扩散到脊边缘的缺陷处。对于掺杂的量子阱，随着载流子扩散系数变小，从脊中间扩散到脊边缘（有缺陷处）的载流子变少，所以被发射极脊侧壁缺陷消耗掉的载流子大大减少。

4.2.2带有电流限制通道的TL

在TL的发射极脊波导中引入pn反型层形成的电流限制通道（a-TL）也可以显著改善器件性能［26-27］。如图11（a）所示（器件结构左右对称，显示了其左侧一半），器件的基区和量子阱有源区材料中间加入了pn反型层，但仅位于发射极脊波导外侧的部分区域，其宽度用Wr表示.a-TL工作时，基极-发射极pn结正向偏置，使器件发射极波导中的n-InP—nPInP结被反向偏置，对电流的流动形成了阻挡。发射极波导电流窗口区域由于没有反向pn结的存在，电流能够顺利通过。利用Crosslight-PICs3D软件计算的a-TL垂直于发射极脊方向的截面内电流的分布如图11（b）所示。空穴由基极通过电流限制窗口进入量子阱，一部分在量子阱中辐射复合，另一部分在量子阱中横向扩散。在a-TL中，电流窗口和存在非辐射复合缺陷的发射极波导侧壁之间距离为Wr.空穴在横向扩散并到达非辐射复合缺陷前大部分已被辐射复合，只有少部分在边界被表面缺陷的非辐射复合消耗。所以，相比于深脊结构TL，表面复合对a-TL的影响可以得到大大减弱。从器件制作工艺角度讲，a-TL的制作比深脊结构TL多一次材料外延，但是在脊波导刻蚀时，InP电流阻挡层可以同时作为刻蚀停止层，很好地解决深脊刻蚀中刻蚀深度难以精确控制的难题，有利于制作高性能器件。

5结论

TL同时具有晶体管的电流控制功能以及激光器的光发射功能，利用一个电信号输入可以同时获得一个电信号输出和一个光信号输出，具有多种优越特性及重要的应用前景。发光波长在1.3μm和1.5μm的InP基长波长TL，相对于短波长GaAs基器件更适合于光纤通信系统应用因而具有重要研究价值。根据结构的不同，脊型波导TL主要包括浅脊、掩埋脊深脊波导三种类型。相对于浅脊及掩埋脊TL，深脊波导TL制作工艺简单并且重掺杂基区材料对器件光电性能的影响小。基于深脊波导结构发光波长在1.5μm的InP基TL实现了室温连续电流工作。数值计算结果表明，在深脊TL的量子阱有源区进行n型掺杂或在发射极波导中引入电流限制窗口可以有效降低量子阱侧壁非辐射复合缺陷对器件性能的不利影响。