JOSE_MARIA_ULLOA_HERRERO

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UNIVERSIDAD POLITÉCNICA DE MADRID 
 
ESCUELA TÉCNICA SUPERIOR DE INGENIEROS 
DE TELECOMUNICACIÓN 
 
 
 
TESIS DOCTORAL 
 
 
Diseño, fabricación y caracterización de diodos 
láser basados en pozos cuánticos de 
InGaAs(N)/GaAs 
 
 
 
Presentada por: 
 
D. Jose María Ulloa Herrero 
Licenciado en Ciencias Físicas 
 
Directores: 
 
D. Jose Luis Sánchez-Rojas Aldavero 
Catedrático de Universidad 
D. Adrián Hierro Cano 
Profesor Titular Interino de Universidad 
 
Madrid, febrero de 2005 
 
 Tribunal nombrado por el Mgfco. Y Excmo. Sr. Rector de la 
Universidad Politécnica de Madrid, el día ............... de ........................ 
de 20....... 
 
 
 
 Presidente D. ................................................................... 
 Vocal D. ................................................................... 
 Vocal D. ................................................................... 
 Vocal D. ................................................................... 
 Secretario D. ................................................................... 
 
 
 Realizado el acto de lectura y defensa de la Tesis el día ............ de 
..................... de 20........en .................................... 
 
Calificación .................................................................. 
 
 
EL PRESIDENTE LOS VOCALES 
 
 
 EL SECRETARIO 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
Quien no conoce nada no ama nada. 
 Paracelso 
 
 
 
 
 
A mi familia 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
RESUMEN 
 
En este trabajo se pretende contribuir al desarrollo de diodos láser de pozo cuántico en dos rangos 
de longitud de onda de gran interés por sus aplicaciones y que no están actualmente satisfactoriamente 
cubiertos por las tecnologías existentes. Estos son: 
a) 1.06 – 1.1 µm: comunicaciones ópticas entre satélites a 1.06 µm, aplicaciones 
magnetométricas de alta sensibilidad a 1.08 µm, detección óptica de gases, instrumentación 
científica, metrología, aplicaciones médicas etc. 
b) 1.3 – 1.55 µm: comunicación por fibra óptica 
Para la zona de 1.06 – 1.1 µm la aproximación elegida es el uso de pozos cuánticos de InGaAs/GaAs 
crecidos sobre substrato de GaAs con orientación (111)B. El espesor crítico en esta orientación es mayor 
que en la más convencional (100), lo que permitiría obtener una longitud de onda de emisión mayor y una 
mayor fiabilidad en los dispositivos por encima de 1.06 µm. Además, la presencia de un campo 
piezoeléctrico en el caso (111) hace que estos dispositivos resulten muy interesantes desde el punto de 
vista físico, permitiendo el desarrollo de nuevas aplicaciones, como moduladores ópticos integrados y 
dispositivos no lineales. 
En cuanto a la zona de 1.3 – 1.55 µm, se ha elegido el cuaternario GaInNAs. Se ha demostrado que al 
sustituir una pequeña cantidad de arsénico por nitrógeno en GaAs o InGaAs se produce una fuerte 
disminución en la energía del gap y cambian drásticamente las propiedades electrónicas del material. En 
particular, un pozo de GaInNAs/GaAs presenta una mayor discontinuidad en la banda de conducción que 
uno de InGaAsP/InP, usado actualmente a nivel comercial, por lo que es de esperar un mayor 
confinamiento de electrones y por tanto un mejor comportamiento a altas temperaturas. Además, este 
sistema permite la realización de láseres de cavidad vertical basados en la ampliamente establecida 
tecnología de los reflectores de Bragg de Al(Ga)As/GaAs, evitando así las complicaciones tecnológicas 
presentes en el caso del InP. 
 
InGaAs/GaAs (111)B 
 Se realiza un extenso análisis teórico sobre las propiedades de ganancia de láseres de pozo 
cuántico de InGaAs/GaAs (111)B, y se realiza un estudio comparativo con el caso (100). Se calcula 
además la estructura de la banda de valencia de los pozos considerando interacción huecos pesados-
huecos ligeros en la aproximación de masa efectiva degenerada, resolviendo el Hamiltoniano de 
Luttinger-Kohn 4x4, y se estudia cómo ésta se ve modificada por el contenido de In, la anchura de pozo y 
el campo piezoeléctrico. Se calcula también la renormalización del gap (BGR) en estas estructuras y se 
compara con el correspondiente al caso (100). Teniendo en cuenta todo esto, se proponen unas estructuras 
óptimas para obtener emisión láser en 1.06 y 1.08 µm. 
Se fabrican y caracterizan láseres piezoeléctricos de InGaAs con altos contenidos de In, con el 
objetivo de obtener emisión en 1.06 y 1.08 µm, y se explora la longitud de onda máxima alcanzable con 
este tipo de estructuras. Los resultados experimentales obtenidos de sus figuras de mérito se comparan con 
las predicciones del cálculo con el objetivo de validar el modelo. Una vez demostrado el funcionamiento 
de los láseres, se utilizan medidas de emisión espontánea en un rango muy amplio de corrientes para tratar 
de profundizar experimentalmente en el funcionamiento de los dispositivos. A partir de estas medidas se 
obtiene información sobre la influencia del campo piezoeléctrico y sobre el BGR. Esta información se 
utiliza a su vez para una verificación adicional del modelo teórico. 
 
GaInNAs/GaAs 
Se desarrollan dos modelos con distinto grado de aproximación, ambos basados en el modelo de 
Band-Anticrossing (BAC), que describen los estados de energía y las funciones de onda de los electrones 
confinados en pozos de GaInNAs/GaAs. Tras validar los cálculos comparando con resultados 
experimentales, se realiza un detallado análisis de la estructura de bandas en función de los parámetros de 
diseño del pozo. Posteriormente se calcula la ganancia material en pozos de GaInNAs/GaAs considerando 
un modelo simple para la estructura de bandas, pero que supone una buena aproximación en un amplio 
rango de inyección de portadores. Se analiza en detalle el efecto del N en la ganancia, así como el del In y 
la anchura del pozo. 
Seguidamente se realiza una extensa caracterización óptica y estructural de pozos cuánticos de 
GaInNAs crecidos por la técnica de epitaxia de haces moleculares (MBE). Se estudia como la emisión se 
deteriora al aumentar el contenido de N, se muestra el efecto del aleado térmico rápido (RTA) en la 
fotoluminiscencia (PL), y se intenta encontrar un aleado óptimo que permita mejorar de forma sistemática 
la emisión óptica de las muestras. Se realiza un estudio estructural, por microscopía electrónica de 
transmisión (TEM), y óptico, sobre el efecto del RTA en pozos con altos contenidos de In y N pero 
diferente morfología: intercara superior muy rugosa (comienzo del crecimiento 3D), intercaras planas pero 
fluctuaciones de composición, y alta calidad cristalina (intercaras planas y sin fluctuaciones de 
composición aparentes). Se relaciona la microestructura del pozo con sus propiedades ópticas, y en 
particular con la localización de portadores, y se estudia en detalle cómo el RTA afecta a la localización 
mediante medidas de PL con temperatura. 
En lo referente a dispositivos, se fabrican y caracterizan diodos emisores de luz (LED) y láseres 
con un pozo simple de GaInNAs/GaAs en la zona activa. Se estudia en detalle la electroluminiscencia 
(EL) de los LEDs en función de la temperatura y la corriente inyectada. El objetivo es aclarar el origen y 
la influencia relativa de los distintos procesos de recombinación que determinan la eficiencia del LED. El 
efecto del RTA en las propiedades electro-ópticas de los dispositivos es también analizado. Comparando 
medidas de EL y fotocorriente (PC) se cuantifica el efecto de la localización de portadores y se relaciona 
con la morfología del pozo. Se comparan las prestaciones de LEDs basados en pozos que presentan una 
morfología diferente. Finalmente se caracterizan los láseres fabricados, mostrándose sus figuras de mérito 
principales, y se analiza el impacto que la morfología del pozo tiene en éstas. Se comparan las longitudes 
de onda de emisión medidas con las que predice el modelo, determinando asíel grado de validez del 
mismo. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
SUMMARY 
 
 The objective of the present work is to contribute to the development of quantum well (QW) laser 
diodes in two different wavelength ranges of great interest because of their applications, and that are not 
successfully covered by the existing technologies. These are: 
a) 1.06 – 1.1 µm: optical intersatellite links at 1.06 µm, high sensibility magnetometer 
applications at 1.08 µm, optical detection of gases, scientific instrumentation, metrology, 
medical applications etc. 
b) 1.3 – 1.55 µm: optical fiber communications. 
For the first region, the chosen approach is to use InGaAs/GaAs QWs grown on (111)B oriented GaAs 
substrate. The critical layer thickness in this orientation is larger than in the conventional (100) 
orientation, thus permitting to achieve longer lasing wavelengths and higher reliability in devices emitting 
above 1.06 µm. In addition, the presence of a piezoelectric field in the (111) orientation makes these 
devices very interesting from the physical point of view, giving rise to new applications such as integrated 
optical modulators and non-linear devices. 
Regarding the 1.3 – 1.55 µm range, we have focused on the quaternary alloy GaInNAs. It has been found 
that replacing a small amount of arsenic atoms in GaAs or InGaAs by nitrogen strongly reduces the energy 
gap and drastically changes the electronic structure. This opens interesting prospects for band structure 
engineering and specifically for the feasibility of long wavelength (1.3-1.55 µm) lasers with improved 
performance. In particular, the larger conduction-band offset in InGaAsN compared to the commonly used 
InGaAsP system is expected to lead to a stronger electron confinement that should result in an improved 
high temperature laser performance. In addition, this system allows the realization of vertical-cavity 
surface-emitting lasers (VCSELs) based on the well-established Al(Ga)As/GaAs Bragg reflector 
technology, circumventing the technological problems caused by the lack of high quality Bragg reflectors 
in the InP- based material system. 
 
InGaAs/GaAs (111)B 
 
 An extensive theoretical analysis of the gain properties of InGaAs/GaAs (111)B QW laser diodes 
is performed comparing to the (100) counterparts. The valence band structure of the QWs is calculated 
considering heavy hole – light hole interaction in the degenerate effective mass approximation, by solving 
the 4x4 Luttinger-Kohn Hamiltonian, and the results are compared with those of the parabolic 
approximation. The band gap renormalization (BGR) is also calculated for these structures and compared 
to the (100) case. Accounting for all these processes, the optimum heterostructures for laser emission at 
1.06 and 1.08 µm are proposed. 
 Based on the previous design, piezoelectric InGaAs/GaAs QW lasers with high In content are 
fabricated and characterized in order to achieve emission at 1.06 and 1.08 µm, and the longer possible 
emission wavelength that can be obtained with these structures is explored. The experimental results 
obtained from the figures of merit are compared with the predictions of the theoretical model in order to 
validate it. Once laser emission is demonstrated, spontaneous emission measurements in a wide range of 
injection currents are performed. From these measurements, information about the influence of the 
piezoelectric field and the BGR is obtained, which is again used to compare with the theoretical model. 
 
GaInNAs/GaAs 
 Two theoretical models based on the Band-Anticrossing (BAC) model using different 
approximations are developed in order to describe the confined electronic states in a GaInNAs/GaAs QW. 
An experimental validation of the results is carried out, and after that, a detailed analysis of the QW 
conduction band structure as a function of the QW design parameters is performed. Using the previous 
models, the material gain as a function of the injection level is calculated for moderate carrier densities 
and its dependence with the nitrogen and indium contents, and QW thickness is analysed. 
 An extensive optical and structural characterization of GaInNAs QWs grown by Molecular Beam 
Epitaxy is also performed. The degradation of the photoluminescence (PL) spectra with the N content is 
studied, as well as the positive effect that Rapid Thermal Annealing (RTA) has on the light emission 
properties. An structural analysis by Transmission Electron Microscopy (TEM) together with the optical 
characterization allows to establish a direct relation between the QW morphology, the optical properties 
and the effect of RTA on the luminescence, and clarifies the impact of RTA on carrier localization. 
 Regarding devices, light emitting diodes (LED) based on a single GaInNAs QW are fabricated 
and characterized. The electroluminescence (EL) of the LEDs is analysed in detail as a function of 
temperature and injection current in order to find the origin and relative influence of the different carrier 
recombination mechanisms that determine the LED efficiency. The effect of RTA on the opto-electronic 
properties of the devices is also studied. From a comparison of EL and photocurrent measurements, carrier 
localization is quantified and directly related to the QW morphology as obtained by TEM. The 
performance of devices based on QWs with different morphologies are also compared. Finally, long 
wavelength laser diodes with a similar active zone to that of the LEDs are fabricated and characterized, 
and lasing is demonstrated up to 1.486 µm. The measured lasing wavelengths are compared with the ones 
predicted by the model, thus determining its accuracy. 
 
 
AGRADECIMIENTOS 
 
En este apartado quiero dar las gracias a toda la gente que de alguna manera ha participado en el 
desarrollo de este trabajo. 
He tenido la suerte de poder realizar esta tesis en el ISOM, un laboratorio de primera línea que 
cuenta con unos medios muy poco frecuentes en España. Por eso quiero dar las gracias al Prof. Elías 
Muñoz y al Prof. Enrique Calleja, que dirigen el grupo de semiconductores del ISOM en el que yo he 
trabajado y que han conseguido hacer de él un grupo puntero a nivel internacional 
Quiero dar especialmente las gracias al los profesores José Luis Sánchez-Rojas, José Manuel 
García Tijero y Adrián Hierro. José Luis y José Manuel me entrevistaron y me seleccionaron, depositando 
en mí su confianza, y me guiaron en mis inicios en el “mundillo”. Toda la parte teórica de esta Tesis ha 
sido posible gracias a la enorme experiencia de José Luis, y a su trabajo previo en el campo. José Manuel, 
por su parte, fue quien me inició en las técnicas experimentales y me mostró la importancia de la paciencia 
y el rigor en ciencia. Ambos me han ofrecido siempre su ayuda; también después de haber dejado el 
grupo. Ha sido un placer trabajar codo a codo con Adrián en los últimos años; he aprendido mucho de él, 
y sin su ayuda no hubieran sido posibles los últimos capítulos de esta tesis. Aunque no hemos escrito 
todos los “papers” que planeábamos escribir mientras tomábamos unas birras, creo que la cosa ha ido 
bastante bien. 
Quiero mencionar también al resto de profesores y doctores, con los que he tenido el privilegio de 
trabajar, más o menos directamente: a Jorge Julián Sánchez, con quien coincidí aquí poco tiempo, pero 
cuyas muestras utilicé en la primera parte de esta tesis, a Ignacio Izpura, por su ayuda en el tema de los 
láseres “piezo”, a Álvaro de Guzmán, Fernando Calle, Miguel Ángel Sánchez y Alejandro Braña. 
También quiero dar las gracias al Prof. Ignacio Esquivias y al Dr. Luis Borruel, del Dpto. de 
Tecnología Fotónica, por permitirme medir en su laboratorio y por su colaboración en los primeros 
trabajos que publiqué. 
Las dos estancias realizadas en centros de investigación extranjeros me sirvieron paracomplementar mi formación y para ver como “se funciona” en otros laboratorios. Por eso quiero dar las 
gracias al profesor Graham Rees y al Dr. Mark Hopkinson de la Universidad de Sheffield (Reino Unido), 
así como al Dr. Thomas Fleischmann, por entonces estudiante en aquella Universidad. Igualmente doy las 
gracias a los doctores Bruno Gerard y Xavier Marcadet por permitirme trabajar un tiempo en Thales 
Research and Technology en París (Francia) y al Dr. Jean-Luc Reverchon, con el que trabajé allí día a día. 
Gracias a todo el personal del ISOM, tanto a los técnicos Julián Sánchez, Alicia Fraile, Maite 
Pérez y David López, por su labor en la fabricación de los dispositivos que he estudiado, como a Fernando 
Contreras y Oscar García por su excelente trabajo de mantenimiento de los laboratorios. 
Gracias también a todo el personal de secretaría, tanto del departamento (DIE) como del ISOM: 
Mariano, Juli, Montse, Mari Mar y Silvia. 
Gracias a todos los que han sido mis compañeros en estos años de trabajo, que han hecho que 
fuera realmente agradable el venir cada mañana a “currar”. Algunos ya son doctores y hace tiempo que se 
fueron, a otros les queda poco para serlo y otros acaban de empezar. Podría escribir un párrafo, o diez, de 
cada uno de ellos, así que voy a limitarme a nombrarlos: Fernando Naranjo “Orench”, JL Pau “Jei El Pi”, 
Jorge Hernando “El Hernando”, Ana Jiménez, Susana, Esperanza, Jelena, Rocio, JM Tirado, Tomás, 
Javier Miguel, Jorge Pedrós, Carlos Rivera, David, Pablo, Yago, Milena, Fátima, Javier Grandal, Sergio, 
Juan, Raquel, Miguel Montes, Fernando, Álvaro etc. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
Índice general 
 
 
Motivación, objetivos y estructura de la tesis ............................................................................................... 
 
 
Capítulo 1. Introducción a los diodos láser de pozo cuántico...................................................................... 
 
1.1. Introducción....................................................................................................................................... 
1.2. Estados electrónicos en pozos cuánticos ........................................................................................... 
1.2.1. Aproximación de función de onda envolvente ........................................................................ 
1.2.1.1. Ecuación de masa efectiva no-degenerada .................................................................... 
1.2.1.2. Ecuación de masa efectiva degenerada.......................................................................... 
1.3. Efecto de la deformación................................................................................................................... 
1.4. Principios de funcionamiento de un láser de semiconductor ........................................................... 
1.4.1. Procesos ópticos en semiconductores ...................................................................................... 
1.4.2. El láser de semiconductor ........................................................................................................ 
 1.4.2.1. El diodo láser de pozo cuántico deformado.................................................................. 
 
 
Capítulo 2. Técnicas de caracterización y fabricación................................................................................. 
 
2.1. Introducción....................................................................................................................................... 
2.2. Técnicas de caracterización del material ........................................................................................... 
2.2.1. Técnicas de caracterización óptica: fotoluminiscencia............................................................ 
2.2.2. Técnicas de caracterización estructural: microscopia electrónica de transmisión................... 
2.3. Fabricación de dispositivos: diodos electroluminiscentes y diodos láser. 
2.4. Técnicas de caracterización de dispositivos ...................................................................................... 
2.4.1. Electroluminiscencia................................................................................................................ 
2.4.2. Fotocorriente............................................................................................................................ 
2.4.3. Figuras de mérito de diodos láser ............................................................................................ 
2.4.3.1. Espectro de emisión láser .............................................................................................. 
2.4.3.2. Característica potencia - corriente ................................................................................. 
 
 
 
PARTE I: InGaAs/GaAs (111)B 
 
Capítulo 3. Diseño de diodos láser de pozo cuántico de InGaAs/GaAs sobre GaAs (111) B.................... 
 
3.1. Introducción....................................................................................................................................... 
3.2. Diferencias principales entre orientaciones: (111)B vs. (100) .......................................................... 
3.2.1. El efecto piezoeléctrico............................................................................................................ 
3.3. Descripción del modelo teórico......................................................................................................... 
3.3.1. Cálculo de los niveles confinados en el pozo .......................................................................... 
3.3.1.1. Comparación con experimento...................................................................................... 
3.3.2. Cálculo de la ganancia y la emisión espontánea ...................................................................... 
3.4. Resultados del modelo teórico .......................................................................................................... 
3.4.1. Análisis de la ganancia: (111)B vs. (100) ............................................................................... 
3.4.2. Criterios de diseño de la zona activa ....................................................................................... 
3.5. Efecto del mezclado de bandas.......................................................................................................... 
3.6. Efecto de la renormalización del gap ................................................................................................ 
3.7. Diseño de láseres en 1.06 y 1.08 µm ................................................................................................. 
3.8. Conclusiones ..................................................................................................................................... 
 
 
1 
 
 
9 
 
10 
10 
10 
11 
12 
13 
16 
16 
19 
21 
 
 
24 
 
25 
25 
25 
28 
28 
33 
33 
35 
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37 
38 
 
 
 
 
 
42 
 
43 
44 
45 
47 
48 
48 
50 
54 
55 
57 
59 
68 
74 
75 
 
 
Capítulo 4. Caracterización de dispositivos basados en pozos cuánticos de InGaAs/GaAs sobre GaAs 
(111) B .............................................................................................................................................................. 
 
4.1. Introducción....................................................................................................................................... 
4.2. Caracterización de diodos láser ......................................................................................................... 
4.2.1. Medidas de fotoluminiscencia ................................................................................................. 
4.2.2. Medida de las figuras de mérito...............................................................................................4.2.3. Comparación con el modelo teórico ........................................................................................ 
4.3. Estudio del funcionamiento de los dispositivos mediante el análisis de la emisión espontánea ...... 
4.3.1. Estudio del efecto del campo piezoeléctrico............................................................................ 
4.3.2. Estudio del efecto de la renormalización del gap .................................................................... 
4.4. Conclusiones ..................................................................................................................................... 
 
 
 
PARTE II: GaInNAs/GaAs ................................................................................................. 
 
Capítulo 5. Diseño de diodos láser de pozo cuántico de GaInNAs/GaAs ................................................... 
 
5.1. Introducción....................................................................................................................................... 
5.2. Modelado de pozos cuánticos de GaInNAs/GaAs ............................................................................ 
5.2.1. Modelo Band Anti-Crossing (BAC) ........................................................................................ 
5.2.2. Modelos para un pozo cuántico de GaInNAs/GaAs ................................................................ 
5.2.3. Comparación con experimento: deducción parámetros BAC.................................................. 
5.2.4. Análisis de la estructura de bandas .......................................................................................... 
5.3. Diseño de estructuras láser: cálculo de la ganancia material ............................................................ 
5.4. Conclusiones ..................................................................................................................................... 
 
 
Capítulo 6. Caracterización de pozos cuánticos de GaInNAs/GaAs........................................................... 
 
6.1. Introducción....................................................................................................................................... 
6.2. Fotoluminiscencia de pozos cuánticos de GaInNAs ......................................................................... 
6.2.1. Efecto del N en la PL ............................................................................................................... 
6.2.2. Efecto de la morfología del pozo ............................................................................................. 
6.2.3. Efecto del aleado térmico rápido (RTA).................................................................................. 
6.2.4. Localización de portadores ...................................................................................................... 
6.2.5. Hacia 1.55 µm.......................................................................................................................... 
6.3. Efecto del RTA en las propiedades estructurales y ópticas de los pozos .......................................... 
6.3.1. Modo de crecimiento y efecto del RTA en la calidad estructural............................................ 
6.3.2. Efecto del RTA en las propiedades ópticas ............................................................................. 
6.3.2.1. RTA y recombinación no-radiativa ............................................................................... 
6.3.2.2. Efecto del RTA en la localización de portadores .......................................................... 
6.4. Conclusiones ..................................................................................................................................... 
 
 
Capítulo 7. Caracterización de dispositivos basados en pozos cuánticos de GaInNAs/GaAs .................. 
 
7.1. Introducción....................................................................................................................................... 
7.2. Caracterización de diodos emisores de luz........................................................................................ 
7.2.1. Procesos dominantes de recombinación de portadores............................................................ 
7.2.2. Efecto del RTA en las propiedades electro-ópticas ................................................................. 
7.2.3. Efecto de la morfología del pozo ............................................................................................. 
7.3. Caracterización de diodos láser ......................................................................................................... 
7.3.1. Efecto de la morfología del pozo ............................................................................................. 
 
 
76 
 
77 
78 
79 
80 
86 
88 
89 
95 
98 
 
 
 
99 
 
 
100 
 
101
102
102
107
110
114
119
126
 
 
127
 
128
129
130
132
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142
143
144
146
146
148
151
 
 
153
 
154
155
156
163
166
169
170
7.3.2. Medida de las figuras de mérito............................................................................................... 
7.3.2.1. Láseres en 1.3 µm.......................................................................................................... 
7.3.2.2. Láseres por encima de 1.4 µm....................................................................................... 
7.3.3. Comparación con el modelo .................................................................................................... 
7.4. Conclusiones ..................................................................................................................................... 
 
 
 
Capítulo 8. Conclusiones y trabajo futuro .................................................................................................... 
 
8.1. Conclusiones ...................................................................................................................................... 
8.1.1. InGaAs sobre GaAs (111)B ..................................................................................................... 
8.1.2. GaInNAs .................................................................................................................................. 
8.2. Trabajo futuro .................................................................................................................................... 
 
 
 
Bibliografía ...................................................................................................................................................... 
 
 
 
 
 
 
 
 
173
173
180
181
184
 
 
 
186
 
187
187
188
190
 
 
 
194
 
Motivación, objetivos y estructura de la tesis 
 
 1
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
MOTIVACIÓN, OBJETIVOS Y ESTRUCTURA DE LA 
TESIS 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
Motivación, objetivos y estructura de la tesis 
 
 2
Motivación 
 Los diodos láser fabricados con materiales semiconductores constituyen una parte 
fundamental de la actual tecnología de las comunicaciones ópticas. Pero además de su 
importancia tecnológica, resultan de gran interés desde el punto de vista físico. Estos láseres 
incorporan una heteroestructura en la que la capa activa está rodeada por un material con un gap 
de energía mayor. El concepto de láser de heteroestructura fue propuesto en 1963 por H. 
Kroemer [Kro63] en los EE.UU. y por R. F. Kazarinov y Zh. I. Alferov [Alf63] en la Unión 
Sovietica. En 1970, el grupo de Alferov [Alf71] y Hayashi y Panish [Hay70] habían demostrado 
ya láseres de doble heteroestructura operando en modo continuo a temperatura ambiente. 
Debido a las propiedades de confinamiento de electrones que presentaban, estos láseres 
fueron los precursores directos de las estructuras de pozo cuántico, aunque fue sólo tras el 
desarrollo de dos nuevas técnicas de crecimientoen los 70, MBE (Molecular Beam Epitaxy) y 
MOVPE (Metal-Organic Vapor Phase Epitaxy), cuando se consiguieron estructuras de pozo 
cuántico de calidad suficiente como para que los efectos cuánticos fueran observables en sus 
propiedades ópticas. Fue en 1974 cuando Dingle et al. [Din74] observaron por primera vez la 
característica estructura de escalones en el espectro de absorción de un pozo de GaAs/AlGaAs. 
Desde el punto de vista teórico, los láseres basados en pozos cuánticos presentaban ventajas 
considerables sobre aquellos con capas bulk en la zona activa. Además de la posibilidad de 
modificar la longitud de onda de emisión variando tan sólo la anchura del pozo, debían 
presentar una menor corriente umbral, debido a la nueva densidad de estados resultante del 
confinamiento en un plano [Zor93]. El primer láser de pozo cuántico aparece en la literatura en 
1975, en un artículo de van der Ziel et al. [Zie75], pero presentaba aún unas características 
peores que las de los de láseres de doble heteroestructura. Las ventajas reales de los láseres de 
pozo cuántico no se demostraron hasta 1982, cuando Tsang, en los Laboratorios Bell, consiguió 
un dispositivo con una densidad de corriente umbral de 160 A/cm2 [Tsa82]. Actualmente son 
láseres de pozo cuántico los que se emplean en la mayoría de las aplicaciones. 
Al principio se centró toda la atención en dispositivos hechos a partir de materiales 
ajustados en red, por lo que los sistemas GaAs/AlGaAs e InGaAsP/InP fueron los más 
estudiados. Con dispositivos basados en estos dos grupos de materiales se consiguió cubrir un 
amplio rango de longitudes de onda (λ), que se muestra en la figura 1. El sistema GaAs/AlGaAs 
cubre el rango 0.65-0.80 µm, pero la λ máxima está limitada por el gap del GaAs. Por otro lado, 
los basados en el sistema InGaAsP/InP, cubren el rango de longitudes de onda entre 1.1 y 1.6 
µm aproximadamente. Por debajo de 1.1 µm presentan un deficiente confinamiento de 
portadores y como consecuencia una gran sensibilidad térmica y potencia de salida limitada 
[Zor93]. 
 
Motivación, objetivos y estructura de la tesis 
 
 3
 
 
 
 
 
 
 
 
Figura 1. Región del infrarrojo cercano del espectro óptico y sistemas de materiales semiconductores que 
cubren un determinado rango de longitud de onda. 
 
 
El gap existente en λ ~ 0.88 - 1.1 µm (1.127 - 1.409 eV) no puede cubrirse con ninguna 
heteroestructura III-V ajustada en red. De las aleaciones III-V de gap directo disponibles (figura 
2), el InxGa1-xAs parece el material más adecuado para obtener emisión en esa región de λ, 
aunque implique acomodar un desajuste de red importante (de hasta el 3%). Las primeras 
publicaciones sobre diodos láser basados en pozos tensionados de InGaAs/GaAs (100) fueron 
para dispositivos crecidos por MBE emitiendo a ∼ 1.0 µm, pero con muy altas densidades de 
corriente umbral (∼ 1.2 KA/cm2) [Lai84]. Además, se observó una rápida degradación [Cam83], 
[Lud83], y un aumento del 10 % en la corriente umbral después de 25 horas de operación. En 
poco tiempo se consiguieron mejores densidades de corriente umbral (465 A/cm2) y fiabilidades 
un poco mayores [Lai85], y a partir de 1986 la actividad en la investigación de este sistema de 
materiales aumentó rápidamente, obteniéndose muy buenos resultados para λ hasta 1.05 µm, 
debido a las propiedades ventajosas derivadas de la deformación [Col95]. Sin embargo, la 
fiabilidad de estos dispositivos por encima de 1.05 µm sigue actualmente siendo un problema, 
debido a que para λ mayor los pozos están muy cerca de su espesor crítico, por lo que el rango 
λ∼ 1.06-1.1 µm sigue sin estar satisfactoriamente cubierto por las tecnologías existentes. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
Figura 2. Parámetro de red y energía del gap de algunas de las principales familias de semiconductores. 
0.7 0.8 0.9 1.0 1.1 1.2 1.3 1.4 1.5 1.6
λ (µm)
GaInAsP/InPGaAs/AlGaAs
InGaAs/GaAs (100)
InGaAs/GaAs (111) GaInNAs/GaAs
0.7 0.8 0.9 1.0 1.1 1.2 1.3 1.4 1.5 1.6
λ (µm)
GaInAsP/InPGaAs/AlGaAs
InGaAs/GaAs (100)
InGaAs/GaAs (111) GaInNAs/GaAs
Parámetro de red (Å)
En
er
gí
a
de
l g
ap
(e
V
)
InGaAs
GaInNAs
Parámetro de red (Å)
En
er
gí
a
de
l g
ap
(e
V
)
InGaAs
GaInNAs
GaAsN
Parámetro de red (Å)
En
er
gí
a
de
l g
ap
(e
V
)
InGaAs
GaInNAs
Parámetro de red (Å)
En
er
gí
a
de
l g
ap
(e
V
)
InGaAs
GaInNAs
GaAsN
Parámetro de red (Å)
En
er
gí
a
de
l g
ap
(e
V
)
InGaAs
GaInNAs
Parámetro de red (Å)
En
er
gí
a
de
l g
ap
(e
V
)
InGaAs
GaInNAs
GaAsN
Parámetro de red (Å)
En
er
gí
a
de
l g
ap
(e
V
)
InGaAs
GaInNAs
Parámetro de red (Å)
En
er
gí
a
de
l g
ap
(e
V
)
InGaAs
GaInNAs
GaAsN
Motivación, objetivos y estructura de la tesis 
 
 4
Resulta, sin embargo, que ese intervalo de λ es de gran interés por sus multiples 
aplicaciones: 
a) comunicaciones ópticas entre satélites a 1.06 µm 
b) aplicaciones magnetométricas de alta sensibilidad a 1.08 µm 
c) detección óptica de gases, instrumentación científica, metrología y aplicaciones 
médicas, en el rango 1.06-1.1 µm. 
Una aproximación poco estudiada para cubrir ese rango de λ entre 1.06 y 1.1 µm son los 
dispositivos basados en pozos cuánticos de InGaAs/GaAs crecidos en la orientación (111)B. Se 
ha demostrado [Sac94], [Call95] que es posible crecer capas deformadas de InGaAs/GaAs sobre 
sustratos de GaAs (111)B de mayor espesor que el alcanzable sobre GaAs (100) para un mismo 
contenido de indio (el espesor crítico de InGaAs sobre GaAs (111) es mayor que sobre GaAs 
(100)), lo que permitiría obtener una λ de emisión mayor, y una mayor fiabilidad en los 
dispositivos en torno a 1.06 µm. Además, estos dispositivos podrían presentar alguna ventaja 
derivada de la diferente estructura de la banda de valencia en la orientación (111), como ocurre 
en el caso de heteroestructuras GaAs/AlGaAs. Se demostró en el caso de láseres de pozo 
cuántico de GaAs/AlGaAs que la densidad de corriente umbral era menor en dispositivos 
crecidos sobre GaAs (111) que sobre GaAs (100) [Haya87]. Esta diferencia se atribuyó a la 
menor densidad de estados de huecos pesados en esta orientación, en acuerdo con las 
predicciones sobre el efecto de la masa efectiva de la banda de valencia en la densidad de 
corriente umbral hechas por Yablonovitch en 1986 [Yab86]. 
 Desde que en 1992 Tao y Wang [Tao92] publicaron el primer láser de InGaAs/GaAs 
(111), operando en pulsado a 988 nm y con una corriente umbral de 267 A/cm2, varios trabajos 
han seguido esta línea de investigación [Ish94], [Take95], [Coo96], [Toma01]. Se aumentó la 
longitud de onda de laseo y se mejoraron las características de los láseres, publicándose en el 
2001 emisión en 1072 nm en modo continuo con una corriente umbral de 90 A/cm2 [Tom01]. 
Sin embargo, hasta donde nosotros sabemos, no se había superado aún esa longitud de onda al 
inicio de este trabajo. 
Pero el interés de estos dispositivos no es solo la posibilidad de obtener longitudes de 
onda más largas y mayor fiabilidad que en el caso (100). Debido a la falta de simetría de 
inversión propia de los cristales con estructura zinc-blenda, los pozos crecidos en la orientación 
(111) presentan un campo piezoeléctrico, del orden de 105 V/cm. Este campo modifica la 
estructura de potencial del pozo y hace que estos dispositivos resulten muy interesantes desde el 
punto de vista físico, presentando propiedades ópticas no lineales debido a efectos de 
apantallamiento del campo piezoeléctrico por acumulación de portadores. Estas propiedades 
particulares dan lugar a nuevas aplicaciones, como moduladores ópticos integrados y 
dispositivos no lineales [Kho99], [Kho99b], [Ort00], [Toma02]. 
Motivación, objetivos y estructura de la tesis 
 
 5
Otra región de λ, la comprendida entre 1.3 y 1.55 µm, es actualmente también objeto de 
intensa investigación. Estas dos longitudes de onda son fundamentales en comunicaciones 
ópticas, ya que las fibras de cuarzo usadascomo medio de transporte de la luz tienen ahí sus 
mínimos de atenuación. Como ya hemos dicho, esta región está actualmente cubierta por diodos 
láser basados en el sistema InGaAsP/InP. No obstante, esta estructura presenta una 
discontinuidad de banda de conducción pequeña y por lo tanto un débil confinamiento de 
electrones que se refleja en un mal comportamiento a altas temperaturas (presentan temperaturas 
características bajas) [Pea82]. Además, el hecho de que no existan reflectores de Bragg de alta 
calidad basados en el sistema InP, hace que la tecnología de los láseres de cavidad vertical 
(VCSELs, Vertical-Cavity Surface-Emitting Laser) sea muy compleja. Se han dedicado, por 
tanto, numerosos esfuerzos a la obtención de láseres en esas longitudes de onda usando otros 
substratos, especialmente GaAs. 
Una aproximación para llegar a 1.3 µm sobre GaAs son los puntos cuánticos de 
In(Ga)As. Se predicen para estos láseres unas mejores características que para los basados en 
pozos cuánticos, como una menor corriente umbral y una dependencia con la temperatura 
despreciable [Ara82], [Bim98]. Sin embargo, presentan diferentes inconvenientes, como la 
dificultad de obtener una distribución de puntos suficientemente homogénea o el valor pequeño 
de la ganancia modal [Bim98]. Todo esto hace que estos dispositivos no hayan sido aún 
aceptados a nivel comercial. 
 Recientemente, Kondow ha propuesto el cuaternario GaInNAs como material adecuado 
para la fabricación de diodos láser emitiendo en 1.3 y 1.55 µm [Kond96]. Se ha demostrado que 
al sustituir una pequeña cantidad de arsénico (0.5-3 %) por nitrógeno en GaAs o InGaAs se 
produce una fuerte disminución en la energía del gap (ver figura 2) y cambian drásticamente las 
propiedades electrónicas del material [Shan99]. Este comportamiento es contrario al que cabría 
esperar de la tendencia general de aumento del gap al disminuir el parámetro de red, 
representada por el sombreado de la figura 2. Las heteroestructuras basadas en pozos cuánticos 
de GaInNAs/GaAs abren por tanto nuevas perspectivas para la realización de láseres de λ larga 
(1.3-1.55 µm) con mejores prestaciones. En particular, debido a la mayor discontinuidad en la 
banda de conducción, es de esperar un mayor confinamiento de electrones y por tanto un mejor 
comportamiento a altas temperaturas. Además, este sistema permite la realización de VCSELs 
basados en la ampliamente establecida tecnología de los reflectores de Bragg de 
Al(Ga)As/GaAs, evitando así las complicaciones tecnológicas presentes en el caso del InP. 
Desde que en 1996 Kondow presentara el primer láser basado en un pozo simple de 
GaInNAs/GaAs, emitiendo en 1.18 µm con una corriente umbral de 1.83 kA/cm2 [Kon96b], se 
ha dedicado un gran esfuerzo a la obtención de láseres de GaInNAs en longitudes de onda 
mayores. Pronto se obtuvieron buenos resultados en láseres de emisión horizontal funcionando a 
Motivación, objetivos y estructura de la tesis 
 
 6
temperatura ambiente en 1.3 µm [Nak98], [Sat99], [Bor99], [Ego99], [Li01]. Sin embargo, las 
dificultades parecen aumentar exponencialmente cuando se intenta ir de 1.3 hasta 1.55 µm, 
aunque se han demostrado ya láseres en 1.4 µm [Ha02], [Wei02] y 1.5 µm [Fis00], [Fis01]. Las 
densidades de corriente umbral aumentan enormemente al pasar de 1.3 a 1.5 µm. A finales del 
2001, las mejores publicadas en 1.3 µm estaban en torno a 335 – 350 A/cm2 [Liv00], [Ego01], y 
aumentaban a 1.5 kA/cm2 para 1.4 µm [Ha02] y hasta 34 kA/cm2 al llegar a 1.5 µm [Fis01]. El 
origen de estos altos valores de corriente umbral no está actualmente claro, ya que los procesos 
dominantes de recombinación de portadores en estos dispositivos no han sido prácticamente 
estudiados [Fehs02] y siguen sin ser comprendidos. 
Se ha comprobado mediante medidas de microscopía electrónica de transmisión que el 
N da lugar a la formación de fluctuaciones laterales de composición y deformación en el 
GaInNAs [Gre00], [Cha03], [Cha03b] que no aparecen en el InGaAs, así como a una mayor 
rugosidad en la intercara superior y una aceleración de la transición al régimen de crecimiento 
tridimensional [Cha03]. Además, numerosos experimento ópticos concluyen que la eficiencia 
radiativa de la aleación GaInNAs disminuye rápidamente con la incorporación de N [Xin98], 
[Buy99b], [Hak02]. Todo esto estaría en principio influyendo en las prestaciones de los láseres 
basados en pozos cuánticos de esta aleación, por lo que el efecto del N en las propiedades 
ópticas y estructurales del GaInNAs es actualmente intenso objeto de investigación. Este 
esfuerzo en la comprensión del efecto del N en la aleación se desarrolla también desde el punto 
de vista teórico, y se han desarrollado en los últimos años modelos basados en diferentes 
aproximaciones que tratan de explicar los resultados experimentales [Wei96], [Lind99], 
[Sha99], [Kent01]. 
Como resultado del intenso trabajo desarrollado en estos últimos años en cuanto a la 
comprensión de las propiedades opto-electrónicas del GaInNAs, parece demostrada su utilidad 
en la fabricación de láseres en 1.3 µm. Sin embargo, por encima de esa longitud de onda no se 
han conseguido aún resultados suficientemente satisfactorios. 
 
 
Objetivos 
En este trabajo se pretende contribuir al desarrollo de diodos láser de pozo cuántico de 
InGaAs/GaAs (111)B, para emisión en 1.06-1.1 µm, y GaInNAs/GaAs, para emisión en 1.3-
1.55 µm. 
A la hora de diseñar un dispositivo con las mejores prestaciones es fundamental la 
optimización de la ganancia, por lo que se realizará un amplio trabajo teórico de modelado de la 
estructura de bandas y la ganancia material tanto para el InGaAs como para el GaInNAs. 
Motivación, objetivos y estructura de la tesis 
 
 7
En el caso del InGaAs, al conocerse ya mejor las propiedades del material, nos 
centraremos en el diseño, fabricación y caracterización de dispositivos, tratando de explorar la 
longitud de onda máxima alcanzable con esta estructura, así como en el estudio experimental y 
teórico del efecto del campo piezoeléctrico y de efectos multipartícula como la renormalización 
del gap. 
El caso del cuaternario GaInNAs es diferente, ya que se trata con un material muy 
reciente y poco estudiado. El primer objetivo será por tanto la comprensión de las propiedades 
ópticas y estructurales de los pozos cuánticos de este material, y el desarrollo de un modelo 
teórico que explique el comportamiento observado. El segundo objetivo será estudiar el 
funcionamiento de diodos electroluminiscentes y láseres basados en estos pozos, para aclarar en 
particular cuales son los procesos dominantes de recombinación de portadores que tienen lugar. 
El objetivo final es la fabricación y caracterización de diodos láser de emisión horizontal de 
pozo cuántico de GaInNAs/GaAs en 1.3 – 1.55 µm, y la exploración de la λ máxima alcanzable 
con esta estructura. 
Podemos dividir esquemáticamente los objetivos de la tesis en dos grandes grupos: 
 
1. Diodos láser de pozo cuántico de InGaAs/GaAs (111)B: λλλλ= 1.06 - 1.1 µµµµm 
1.1. Diseño, fabricación y caracterización de diodos láser de emisión horizontal de pozo 
cuántico de InGaAs/GaAs crecidos sobre GaAs (111)B emitiendo en 1.06 y 1.08 µm, y 
exploración de la λ máxima alcanzable con esta estructura. 
1.2. Comprensión y modelado del funcionamiento de los dispositivos, incluyendo el efecto del 
campo piezoeléctrico y efectos multipartícula como la renormalización del gap. 
 
2. Diodos láser de pozo cuántico de GaInNAs/GaAs: λλλλ= 1.3 - 1.55 µµµµm 
2.1. Caracterización de pozos cuánticos de GaInNAs/GaAs que permita la comprensión de sus 
propiedades ópticas y estructurales y desarrollo de una herramienta de simulación que permita 
el modelado de dichas propiedades. 
2.2. Diseño, fabricación y caracterización de diodos láser de emisión horizontal de pozo 
cuántico de GaInNAs/GaAs en 1.3 – 1.55 µm. 
 
 
 
 
 
 
Motivación,objetivos y estructura de la tesis 
 
 8
Estructura de la tesis 
 La presente memoria está dividida en ocho capítulos. Los dos primeros pueden 
considerarse capítulos introductorios. En el Capítulo 1 se presentan los conceptos teóricos 
necesarios para la adecuada comprensión del trabajo realizado, haciendo especial hincapié en el 
efecto de la deformación en los estados electrónicos de un pozo cuántico y en las propiedades de 
un láser de pozo cuántico. El Capítulo 2 describe brevemente las técnicas experimentales 
utilizadas y la información que de ellas puede obtenerse. 
 Los Capítulos 3 a 7 son los que describen en detalle el trabajo realizado y los resultados 
obtenidos. Pueden dividirse en dos partes, en acuerdo con la división hecha en los objetivos: 
Capítulos 3, 4 – InGaAs/GaAs (111)B, Capítulos 5, 6, 7 – GaInNAs/GaAs. El Capítulo 3 trata 
todo el trabajo teórico realizado sobre láseres de pozo cuántico de InGaAs/GaAs (111)B, y en el 
Capítulo 4 se presentan los resultados experimentales obtenidos para estos dispositivos. En 
cuanto a la parte de GaInNAs, comienza también con la descripción del trabajo de modelado de 
láseres de pozo cuántico de GaInNAs/GaAs en el Capítulo 5. El Capítulo 6 se dedica a la 
caracterización óptica y estructural de pozos cuánticos de GaInNAs/GaAs, y el Capítulo 7 se 
centra ya en el estudio y caracterización de dispositivos emisores de luz (diodos 
electroluminiscentes y láseres) basados en estos pozos. 
 Finalmente, en el Capítulo 8 se resumen los resultados principales obtenidos a lo largo 
de la Tesis y se proponen unas líneas de investigación con las que continuar el trabajo en este 
campo. 
 
 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 9
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
CAPÍTULO 1 
 
INTRODUCCIÓN A LOS DIODOS LÁSER DE POZO 
CUÁNTICO 
 
 
 
1.1. Introducción 
1.2. Estados electrónicos en pozos cuánticos 
 1.2.1. Aproximación de función de onda envolvente 
 1.2.1.1. Ecuación de masa efectiva no-degenerada 
 1.2.1.2. Ecuación de masa efectiva degenerada 
1.3. Efecto de la deformación 
1.4. Principios de funcionamiento de un láser de semiconductor 
 1.4.1. Procesos ópticos en semiconductores 
 1.4.2. El láser de semiconductor 
 1.4.2.1. El diodo láser de pozo cuántico deformado 
 
 
 
 
 
 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 10
1.1. Introducción 
 
 En este capítulo se pretende dar una breve introducción teórica a los estados 
electrónicos en pozos cuánticos deformados, así como al funcionamiento de los diodos láser 
basados en dichos pozos cuánticos. Existen numerosos textos en los que todo esto se explica en 
detalle [Zor93], [Col95], por lo que aquí se presenta sólo lo estrictamente necesario para la 
posterior comprensión del trabajo desarrollado. 
 
 
1.2. Estados electrónicos en pozos cuánticos 
 
1.2.1. Aproximación de función de onda envolvente 
Las funciones de onda Ψ de los electrones en las bandas de conducción y de valencia de 
un semiconductor se hallan resolviendo la ecuación de Schrödinger, que relaciona el 
Hamiltoniano 0H de la red cristalina con la energía E del electrón: 
 
Ψ=Ψ





+=Ψ EV
m
H )(
2 0
2
0 rp
 (1.1) 
 
donde p es el operador momento, r el vector de posición, m0 la masa del electrón libre y V(r) es 
el potencial creado por la red cristalina. Debido a la periodicidad de V(r), las soluciones de esta 
ecuación son de la forma: 
 
),( rkrk uei ⋅=Ψ (1.2) 
 
donde k es el vector de onda del electrón y u es una función de Bloch, que tiene la propiedad de 
ser periódica con la red cristalina. A la hora de hallar la solución de (1.1) para un pozo cuántico, 
resulta útil considerar combinaciones lineales de funciones de onda tipo (1.2), de forma que, 
usando un conjunto arbitrario de coeficientes de expansión A(k), puede expresarse la nueva 
función de onda como: 
 
 )()()(),0(),()( 33 rrkrkrk rkrk uFdekAuduekA ii ≡≈=Ψ ⋅⋅
∫∫ (1.3) 
 
Esta descripción de los estados “localizados” (por ejemplo en un pozo cuántico) es conocida 
como aproximación de función de onda envolvente. La principal aproximación realizada es el 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 11
asumir que, en una determinada banda de energía, la función de Bloch no depende fuertemente 
de k (por lo menos cerca del borde de banda, k=0) y se puede representar por la función de 
Bloch del borde de banda )(),0( rr uu ≡ . Esto permite sacarla fuera de la expansión y definir la 
función de onda envolvente F(r). Por tanto, la solución generalizada a (1.1) en una banda de 
energía en la aproximación de función de onda envolvente consiste en el producto de dos 
componentes: la función de Bloch del borde de banda y la función de onda envolvente que varía 
lentamente con r. Todos los cálculos de niveles electrónicos realizados en este trabajo se basan 
en la aproximación de función de onda envolvente. 
 
1.2.1.1. Ecuación de masa efectiva no-degenerada 
 En el cálculo de los estados electrónicos en un pozo cuántico de InGaAs, adoptaremos 
una aproximación que consiste en considerar que la banda de conducción es parabólica para 
todas las energías. Por el contrario, en el caso del GaInNAs no podremos en principio hacer esta 
aproximación, por motivos que se explicarán en el capítulo 5. En principio, la aproximación 
parabólica es buena cuando la banda de energía en cuestión no interacciona fuertemente con 
ninguna otra. Para una banda de energía no-degenerada (excluyendo el spin), como la banda de 
conducción del InGaAs, la función de onda envolvente F cumple una ecuación de masa efectiva 
del tipo [Lut55]: 
 
 ecec FEFVH =+ )( (1.4) 
 
donde el Hamiltoniano de la banda de conducción es 
 
 2
2
2
∇−=
c
c m
H �
 (1.5) 
 
y mc es la masa efectiva de la banda de conducción. V es ahora el potencial correspondiente a la 
variación en las energías de los bordes de banda entre los distintos materiales, y Ec está medida 
respecto al mínimo de la banda de conducción. 
Para un pozo cuántico crecido en la dirección z, V es un potencial unidimensional 
)(zVV = , por lo que se puede asumir que la función de onda envolvente es de la forma 
 
[ ])(exp)( ykxkizFF yxze += (1.6) 
 
Sustituyendo en (1.4) se obtiene 
 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 12
 )()()(
)(
1
2
2
zFEzFzV
dz
d
zmdz
d
zcz
c
=






+





− �
 (1.7) 
 
Resolviendo esta ecuación se obtienen las energías y funciones de onda de los electrones en la 
banda de conducción del pozo cuántico. 
 
1.2.1.2. Ecuación de masa efectiva degenerada 
 La simplicidad de la estructura de bandas en la banda de conducción del pozo se debe a 
que se ha asumido que la interacción con cualquier otra banda es tan débil que puede tratarse 
sustituyéndola por la masa efectiva de la banda de conducción. Sin embargo, para bandas 
degeneradas en energía (como las de huecos pesados y ligeros cerca del borde de banda) la 
aproximación de interacción débil es muy pobre, y la ecuación de masa efectiva (1.4) debe ser 
modificada para incluir de forma explícita la interacción. En este caso puede obtenerse una 
ecuación de masa efectiva para cadabanda degenerada, pero a consecuencia de la degeneración, 
aparece un término de interacción que acopla las ecuaciones [Lut55]. 
 Para considerar explícitamente la interacción entre las bandas de huecos pesados y 
huecos ligeros habrá que trabajar entonces con cuatro ecuaciones acopladas (hay que incluir la 
degeneración de spin). Se podría incluir también la interacción con la banda de spin-órbita, 
resultando un sistema de 6 ecuaciones acopladas. Si se añade también la banda de conducción 
quedan 8 ecuaciones acopladas [Epp87b], [Cola87]. Sin embargo, en los materiales con que se 
trata en este trabajo, GaAs, InGaAs e GaInNAs, la energía de desdoblamiento spin-órbita es de 
más de 300 meV, luego es una buena aproximación el despreciar esta banda, al igual que la de 
conducción, y considerar sólo interacción entre huecos pesados y ligeros. Así se trabaja con sólo 
4 ecuaciones acopladas, que puestas en forma matricial están representadas por el Hamiltoniano 
de Luttinger-Kohn 4x4 [Lut55]. 
 Las cuatro ecuaciones de masa efectiva acopladas pueden simplificarse enormemente 
usando un método sugerido primero por Kane [Kan56] y refinado después por Broido y Sham 
[Bro85], que no se va a describir aquí. Consiste en hacer un cambio de base adecuado de 
funciones de Bloch de forma que las cuatro ecuaciones se desacoplan en dos sistemas idénticos 
de dos ecuaciones acopladas, de la forma 
 
 
lvhll
hvlhv
FEFWFVH
FEWFFVH
=++
=++
⊥)(
)(
 (1.8) 
 
donde Fh,l son las funciones de onda envolventes de huecos pesados (h) y ligeros (l) 
correspondientes a las nuevas funciones de Bloch, y ⊥W es el hermítico conjugado de W, que 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 13
es el término de acoplo. La forma de los Hamiltonianos y de W se describe en el capítulo 3 
(apartado 3.5), donde se resuelve este problema para la banda de valencia de un pozo cuántico 
de InGaAs/GaAs crecido en ambas orientaciones (100) y (111). 
 Los pozos cuánticos con que se trata en este trabajo se consideran pseudomórficos, por 
lo que están sometidos a una deformación importante. Como se explica en el siguiente apartado, 
la deformación rompe la degeneración en el borde de banda entre huecos pesados y ligeros y 
separa en energía ambas bandas, disminuyendo fuertemente su interacción. Esto hace que en 
este caso particular sea posible, en una primera aproximación, considerar las bandas de huecos 
pesados y ligeros no-degeneradas, y por tanto desacopladas, pudiendo resolverse una ecuación 
de masa efectiva como la (1.7) para cada una. Así el cálculo de la banda de valencia se 
simplifica muchísimo. En el capítulo 3, apartado 3.3.1, la banda de valencia se resuelve de esta 
forma simplificada. 
 Al calcular la banda de valencia de los pozos en la aproximación de masa efectiva no-
degenerada y degenerada, se podrán comparar los resultados, y evaluar así la importancia que la 
interacción huecos pesados – huecos ligeros tiene en la estructura de bandas y por tanto en la 
ganancia material del pozo. 
 
 
1.3. Efecto de la deformación 
 
Desde el punto de vista teórico, todas las heteroestructuras tratadas en este trabajo, sean 
pozos de InGaAs/GaAs o de GaInNAs/GaAs, se considerarán crecidas en régimen 
pseudomórfico, lo que quiere decir que acomodan el desacoplo de red mediante la deformación 
de la capa delgada. Dicha deformación modifica el gap del semiconductor. En la realidad esto 
es así hasta que la energía elástica almacenada, que aumenta con el espesor de la capa 
deformada, supera la energía correspondiente a la formación de dislocaciones. Al espesor al que 
tiene lugar ese fenómeno le llamaremos espesor crítico. El parámetro de red del InGaAs y del 
GaInNAs en el plano de crecimiento a0 es mayor que el del GaAs as, por lo que ambos 
materiales crecerán bajo compresión biaxial. Ya en 1959 Pikus y Bir [Pik59] proporcionaron la 
teoría fundamental necesaria para describir como la deformación afecta al hamiltoniano de 
Luttinger-Kohn mencionado anteriormente. 
Si se define el desacoplo de red como: 
 
 
0
0
a
aas
p
−
=ε (1.9) 
 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 14
pueden expresarse los elementos del tensor de deformación para el InGaAs en la orientación 
(100) como [San94]: 
 
 
)(0
2
11
12
33
2211
ji
c
c
ij
p
p
≠=
−
=
==
ε
εε
εεε
 (1.10) 
 
mientras que para la orientación (111) queda [San94]: 
 
 
p
pij
ccc
c
ji
ccc
cc
εε
εε
441211
44
11
441211
1211
42
4
)(
42
2
++
=
≠
++
+−=
 (1.11) 
 
donde cij son las constantes elásticas del material. 
 La deformación tiene en nuestro caso dos consecuencias muy importantes. Una es la 
aparición del efecto piezoeléctrico en el caso (111), que se tratará en el apartado 3.2.1. La otra 
es que los niveles de huecos pesados (hh) y ligeros (lh) se ven desplazados en energía una 
cantidad [San94]: 
 
 
∆
−
−−++=∆
−−+=∆
2
3311
2
33113311
33113311
)(
)()2(
)()2(
εεεεεε
εεεε
b
baE
baE
lh
hh
 (1.12) 
 
en el caso (100) y 
 
 
∆
−+=∆
−=∆
2
12
2
1211
1211
3
33
33
εεε
εε
ddaE
daE
lh
hh
 (1.13) 
 
en el caso (111). ∆ es la energía del desdoblamiento spin-órbita, y a, b y d son los potenciales de 
deformación, que pueden relacionarse directamente con los parámetros de Luttinger del 
material. En el caso del InGaAs, todos los parámetros que aparecen en las expresiones 
anteriores se calculan en este trabajo como interpolación lineal de los de GaAs e InAs, que se 
muestran en la tabla 1.1. En el caso del GaInNAs se consideran estos parámetros iguales a los 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 15
del InGaAs, despreciando el efecto que en ellos pueda tener la pequeña cantidad de N (≤ 3 %) 
introducida en el material. 
 Para incluir el efecto de la deformación en el cálculo de la estructura de bandas hay que 
sumar al Hamiltoniano de Luttinger-Kohn el Hamiltoniano de deformación. Tanto en el caso 
(100) como en el (111) el Hamiltoniano de deformación se hace diagonal [Hen63], por lo que 
pueden directamente sumarse las expresiones (1.12) o (1.13) a los términos de la diagonal del 
Hamiltoniano de Luttinger-Kohn (o de (1.8)). 
 
 
Tabla 1.1. Constantes elásticas y potenciales de deformación del GaAs y del InAs [San94]. Los del 
InGaAs utilizados en este trabajo se calculan como interpolación lineal de éstos, y los del GaInNAs se 
consideran iguales a los del InGaAs. 
 
 
De las ecuaciones (1.12) y (1.13) se concluye que la compresión biaxial aumenta por 
una parte la energía del gap, desplazando en la misma medida las bandas de huecos pesados y 
ligeros (primer término de las ecuaciones, llamado componente hidrostática de la deformación). 
Pero además, debido a la ruptura de la simetría cúbica de la red, separa las bandas de huecos 
pesados y ligeros (segundo término, componente uniaxial de la deformación), rompiendo la 
degeneración en el centro de zona que existe en el material sin deformación (figura 1.1), y 
disminuyendo por tanto la interacción entre ambas bandas. Los huecos pesados disminuyen su 
energía, mientras que los ligeros la aumentan. 
 
 
 
 
 
 
 
 
Figura 1.1. Esquema del efecto de la compresión biaxial, separada en sus contribucioneshidrostática y 
uniaxial, en la energía del borde de banda de las bandas de conducción y valencia. 
 
 
Ec
Ehh= Elh
Ec
Ehh
Elh
Sin 
deformación
Contribución 
hidrostática
Contribución 
uniaxial
Ec
Ehh= Elh
Ec
Ehh
Elh
Sin 
deformación
Contribución 
hidrostática
Contribución 
uniaxial
Material c11 (N/m2) c12 (N/m2) c44 (N/m2) a (eV) b (eV) d (eV) 
GaAs 12.25 5.7 6.04 -8.67 -1.7 -3.6 
InAs 8.64 4.85 3.96 -3.01 -1.6 -4.5 
 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 16
Esta separación tiene consecuencias muy importantes, ya que la no-parabolicidad de la 
estructura de bandas que tanto afecta a la ganancia material del pozo [Zor93], es consecuencia 
directa de la interacción huecos pesados – huecos ligeros. En las estructuras fuertemente 
deformadas con altos contenidos de In que se tratan en esta tesis, esta separación en energías es 
tan grande que el primer nivel de huecos ligeros estará normalmente a mayor energía que el 
tercer nivel de huecos pesados. La ruptura de la degeneración huecos pesados – huecos ligeros 
en el centro de zona provoca también un cambio en las masas efectivas de huecos pesados y 
ligeros en el plano del pozo xy [Col95], ya que la masa efectiva de huecos pesados se vuelve 
pequeña, mientras que la de huecos ligeros se vuelve grande, aunque ambos conservan sus 
masas efectivas en la dirección de crecimiento z (figura 1.2). La densidad de estados de huecos 
pesados disminuye por tanto como consecuencia de la compresión biaxial, lo que afecta de 
forma importante a la ganancia. 
 
 
 
 
 
 
 
 
Figura 1.2. Efecto de la compresión biaxial en la estructura de la banda de valencia en el plano de 
crecimiento (kxy) y en la dirección perpendicular a dicho plano (kz). 
 
 
1.4. Principios de funcionamiento de un láser de semiconductor 
 
En este apartado se pretende describir de forma fenomenológica y muy simplificada los 
principios de funcionamiento de un láser de semiconductor. Para un análisis más detallado 
puede recurrirse a [Cas78], [Zor93], [Col95]. 
 
1.4.1. Procesos ópticos en semiconductores 
Hay dos procesos por los que un electrón en un semiconductor puede recombinarse 
desde un estado de mayor energía a otro de energía menor generando luz (un fotón): 
recombinación espontánea y recombinación estimulada. En la recombinación espontánea, un 
electrón en la banda de conducción se recombina espontáneamente con un hueco en la banda de 
valencia, generando un fotón. En este proceso, la radiación resultante es incoherente, ya que el 
E
HH
LH
kzkxy
Sin deformación
kzkxy
HH
LH
E
Compresión biaxial
E
HH
LH
kzkxy
Sin deformación
E
HH
LH
kzkxy
Sin deformación
kzkxy
HH
LH
E
Compresión biaxial
kzkxy
HH
LH
E
Compresión biaxial
hh
hh
lh lh
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 17
tiempo y dirección de emisión de cada proceso de recombinación son aleatorios. Este es el 
mecanismo de funcionamiento de un diodo emisor de luz (LED, light emitting diode). En la 
emisión estimulada, un fotón perturba el sistema y provoca la recombinación de un electrón y 
un hueco generando un fotón con la misma frecuencia, dirección de propagación y fase que el 
incidente, es decir, un fotón coherente al que desencadena el proceso. Es por tanto un proceso 
de amplificación y es el responsable de la emisión láser (láser es el acrónimo de light 
amplification by stimulated emission of radiation). Además de estas dos, hay evidentemente 
otra transición radiativa, la absorción, que también es estimulada ya que la que la energía de un 
fotón es transferida a un electrón, que pasa de la banda de valencia a la de conducción. 
 Si se tienen en cuanta las leyes de conservación de la energía y el momento, un fotón de 
energía hν puede inducir transiciones sólo entre pares de estados 1 y 2 que cumplan 
νhEEE ==− 2112 y 12 kk = . La interacción se reduce por tanto a una determinada región 
del diagrama E-k del semiconductor, como se muestra en la figura 1.3 para dos dimensiones del 
espacio k. Sólo las transiciones verticales en esa región son permitidas. 
 
 
 
 
 
 
 
 
Figura 1.3. Banda de conducción y de valencia de un semiconductor (en dos dimensiones del espacio k) 
y pares de estados que pueden interaccionar con un fotón de energía E21. 
 
 
Las tasas con las que estos tres procesos radiativos tienen lugar dependen de varios 
factores. Dos factores determinantes son la densidad de fotones y la densidad disponible de 
pares de estados. Este último factor depende de la densidad total de pares de estados, que vendrá 
representada por una densidad reducida de estados ρred, y de la fracción de pares de estados 
disponibles, ya que la transición sólo puede ocurrir entre un estado inicial lleno y uno final 
vacío. Las tasas de transición de la absorción (R12), de la recombinación estimulada (R21) y de la 
recombinación espontánea ( spR ) pueden escribirse como [Col95]: 
)1(
)1(
)1(
12
1221
2112
ffRR
ffRR
ffRR
fv
rsp
r
r
−=
−=
−=
−
 (1.14) 
E
BV
BC
R21 ∝ f2(1-f1)
R12 ∝ f1(1-f2)
E2
E1
E
BV
BC
R21 ∝ f2(1-f1)
R12 ∝ f1(1-f2)
E2
E1
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 18
donde Rr representa la tasa de transición radiativa que tendría lugar si todos los pares de estados 
fueran disponibles1, y fi son las funciones de Fermi, que describen las probabilidades de 
ocupación en la estadística de Fermi. Como R12 y R21 son efectos que compiten, eliminando y 
generando fotones, respectivamente, la tasa neta de generación de fotones en el semiconductor 
(o tasa neta de emisión estimulada Rst) es 
 
 )( 121221 ffRRRR rst −⋅=−≡ (1.15) 
 
Si se define la ganancia material g por unidad de longitud como el aumento proporcional de la 
densidad de fotones Np al propagarse en una dirección z del cristal, se puede relacionar la 
ganancia con las tasas de recombinación en la forma: 
 
 )(111
1221 RR
Nvdt
dN
Nvdz
dN
N
g
pg
p
pg
p
p
−=== (1.16) 
 
donde se ha usado la velocidad de grupo vg para transformar la tasa de aumento espacial en tasa 
de aumento temporal. Introduciendo en esta expresión la ecuación (1.15) queda: 
 
 
pg
st
Nv
R
g = (1.17) 
 
La ganancia es por tanto directamente proporcional a la tasa neta de generación de fotones Rst, y 
será positiva cuando lo sea Rst. 
 Las funciones de Fermi son 
 
 
1
1
/)(1 1 +
= − kTEE Fve
f y 
1
1
/)(2 2 +
= − kTEE Fce
f (1.18) 
 
donde EFc y EFv son los quasi-niveles de Fermi de la banda de conducción y de valencia, 
respectivamente (estamos en condiciones de no equilibrio). Sustituyendo estas expresiones en 
las de R21 y R12 puede obtenerse la siguiente relación: 
 
1 En mecánica cuántica es frecuente considerar la emisión espontánea como una emisión estimulada no 
por un campo electromagnético real clásico, sino por el campo de vacío v-f (vacuum-field). Así 
2// ξ∝rR y 2// fvfv
rR −− ∝ ξ , siendo ξ el campo eléctrico local ( fv−ξ es el campo eléctrico de 
vacío). Para ver como se evalúa 2// fv−ξ puede consultarse [Col95]. Por otro lado, si 2// ξ es la 
magnitud del campo eléctrico para un modo óptico, las tasas (1.14) son para un solo modo, y las tasas 
totales se hallarán sumando a todos los modos ópticos. 
Capítulo 1Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 19
 
 kTEEFe
ff
ff
R
R /)(
21
12
12
21 21
)1(
)1( −∆=
−
−
= (1.19) 
 
donde FvFcF EEE −≡∆ . Esta expresión es muy importante, ya que indica que la tasa neta de 
emisión estimulada (y por tanto la ganancia óptica) será positiva solo si 
 
 21EEF >∆ , (1.20) 
 
es decir, si la separación entre los quasi-niveles de Fermi es mayor que la energía del fotón en 
cuestión. Esto quiere decir que para conseguir emisión láser a una energía E21, hay que tener 
inversión de población entre los estados 1 y 2. Esta condición es necesaria para conseguir 
emisión láser en un semiconductor. 
 
1.4.2. El láser de semiconductor 
 Un láser de semiconductor es básicamente un material semiconductor (medio activo) 
que produce una ganancia material inmerso en una cavidad resonante. En el caso de un láser de 
emisión horizontal, los espejos pueden ser simplemente las intercaras semiconductor – aire, que 
se obtienen al clivar el cristal semiconductor por sus planos naturales de clivado. Eligiendo los 
planos adecuados, definimos dos planos paralelos entre sí y perpendiculares al plano de 
crecimiento (figura 1.4), que reflejan parcialmente la luz generada en el interior de la cavidad, 
permitiendo así de nuevo su interacción con el medio activo para continuar el proceso de 
emisión estimulada que provee la ganancia necesaria para la emisión láser. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
Figura 1.4. Esquema de un diodo láser de semiconductor con la nomenclatura seleccionada para los ejes. 
z es la dirección de crecimiento. Aunque en la figura sólo se representa emisión de luz por una de las 
caras, los láseres con que se trata en este trabajo emiten por las dos. 
 
z (TM)
y (TE)
x
Flujo de corriente
contacto metálico
luz láser
Espejo (faceta clivada)
faceta atacada
zona p
zona n
zona 
activa
z (TM)
y (TE)
x
z (TM)
y (TE)
x
Flujo de corriente
contacto metálico
luz láser
Espejo (faceta clivada)
faceta atacada
zona p
zona n
zona 
activa
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 20
En cuanto al medio activo, se ha visto antes que es necesario que en el mismo se dé la 
condición de inversión de población (1.20), lo que requiere excitar el material, ya sea 
ópticamente mediante una fuente externa de luz, o eléctricamente mediante la inyección de 
corriente. En el caso de láseres excitados mediante inyección de corriente (como los tratados en 
este trabajo), se trata normalmente de diodos p-i-n en cuya zona intrínseca se sitúa la zona 
activa del material, de modo que la estructura provee la gran cantidad de electrones y huecos 
necesarios para el umbral láser cuando se polariza en directa el diodo. Para confinar los 
portadores y el campo óptico en la zona activa del láser, se utiliza con frecuencia una 
configuración de heteroestructura de confinamiento separado (SCH, separate confinement 
heterostructure) [Pan73], en la que se consigue este efecto utilizando capas de materiales con 
distinto gap e índice de refracción. La figura 1.5 muestra esquemáticamente el perfil de energía 
y de índice de refracción de una estructura de este tipo, con un pozo cuántico en la zona activa 
(como las que se estudian en este trabajo). Las capas que proporcionan el confinamiento óptico 
se llaman capas cladding, y en nuestro caso serán siempre de AlGaAs, mientras que son las 
barreras de GaAs las que confinan los portadores en el pozo. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
Figura 1.5. (a) Esquema del perfil de potencial de una estructura SCH como las estudiadas en este 
trabajo: con un pozo cuántico en la zona activa. (b) Perfil esquemático de índice de refracción 
correspondiente a la misma estructura y distribución del campo óptico. 
 
Las capas cladding, debido a su alto índice de refracción, hacen de guía de ondas y 
confinan la luz (figura 1.5 (b)), pero sólo una fracción de dicha luz solapa con la zona activa y 
por tanto interacciona con los portadores allí presentes para producir emisión estimulada. Esta 
fracción de luz está determinada por el factor de confinamiento óptico Γ, que puede definirse 
como [Col95]: 
 
E 
(u
.a
.)
z (u.a.)
QW
ba
rr
er
a
ca
pa
 c
la
dd
in
g GaAs
AlGaAs
CB
VB
z (u.a.)
Ín
di
ce
 d
e 
re
fr
ac
ci
ón
 (u
.a
.)
ca
m
po
 
óp
tic
o 
(u
.a
.)
p+
n+
electrones
huecos
(a)
(b)
E 
(u
.a
.)
z (u.a.)
QW
ba
rr
er
a
ca
pa
 c
la
dd
in
g GaAs
AlGaAs
CB
VB
z (u.a.)
Ín
di
ce
 d
e 
re
fr
ac
ci
ón
 (u
.a
.)
ca
m
po
 
óp
tic
o 
(u
.a
.)
p+
n+
electrones
huecos
E 
(u
.a
.)
z (u.a.)
QW
ba
rr
er
a
ca
pa
 c
la
dd
in
g GaAs
AlGaAs
CB
VB
z (u.a.)
Ín
di
ce
 d
e 
re
fr
ac
ci
ón
 (u
.a
.)
ca
m
po
 
óp
tic
o 
(u
.a
.)
p+
n+
electrones
huecos
(a)
(b)
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 21
∫
∫
∞
∞−
−=Γ
dzzE
dzzE
d
d
2
2/
2/
2
)(
)(
 (1.21) 
 
donde d es el espesor de la zona activa y 
2)(zE es la intensidad del campo óptico. 
 El factor Γ tiene un efecto importante en la densidad de portadores necesaria para 
obtener emisión láser. Una vez conseguida la inversión de población, para que se produzca 
emisión láser es necesario que la ganancia material en la cavidad multiplicada por Γ (ganancia 
modal) iguale a las pérdidas totales. Esa ganancia es la ganancia umbral thg , que viene dada 
por: 
 
 )1ln(1
RL
g
cav
ith +=Γ α (1.22) 
 
donde iα es el factor de pérdidas internas (debido a diversos fenómenos, como absorción intra-
banda por portadores libres e inter-banda de valencia [Pank75]) y el segundo término son las 
pérdidas debidas a la transmisión parcial de luz al exterior de la cavidad a través de los espejos 
de reflectividad R1=R2=R. La ecuación (1.22) es la condición de umbral; cuando la cantidad de 
portadores en el pozo es la necesaria para que la ganancia material sea thg se produce la 
emisión láser. 
 
1.4.2.1. El diodo láser de pozo cuántico deformado 
 En 1986 se propuso que la estructura de bandas modificada de un pozo cuántico III-V 
deformado debería resultar en una mejora sustancial de las propiedades de un diodo láser 
[Ada86], [Yab86], incluyendo una menor densidad de corriente umbral, mayor eficiencia, mejor 
comportamiento con la temperatura y mejor respuesta dinámica y propiedades de alta velocidad 
[Sue88], [Ghi89], [Lau89]. Estas predicciones han sido después demostradas y los láseres de 
pozo cuántico deformado están disponibles a nivel comercial en un rango amplio de longitudes 
de onda. A continuación se explica fenomenológicamente y de forma muy breve el porqué de 
estas ventajas. 
 Debido a la forma de las bandas de energía en un semiconductor, los electrones y 
huecos presentes en la estructura pueden ocupar un amplio rango de valores de energía y 
momento (figura 1.3). El primer paso para llegar a la ganancia umbral es conseguir la situación 
de transparencia en el semiconductor, que se produce cuando los quasi-niveles de Fermi de 
Capítulo 1 Introducción a los diodos láser de pozo cuántico 
 
 22
electrones y huecos están separados por una energía mayor que la del gap [Ber61] (condición 
equivalente a (1.20)). Sin embargo, la estructura de bandas de un semiconductor III-V bulk, 
presenta algunos inconvenientes para conseguir esta situación, así como otros relacionados con 
la polarización. Se resumen a continuación