Высокая мощность, низкий порог, стабильная однорежимная работа в квантовом каскадном лазере с зарытой дискретной решеткой

Аннотация

Демонстрирована высокая мощность, низкий порог, стабильная однорежимная работа зарытого распределенной обратной связи квантового каскадного лазера с включенной дискретной решеткой, излучающего при λ ~ 4,87 мкм. Высокая непрерывная волновая (CW) выходная мощность 948 мВт и 649 мВт для длины резонатора 6 мм и 4 мм соответственно получена при 20 °C, что обусловлено оптимизированным распределением оптического поля дискретной решетки. Однорежимные выходы устройств очевидно улучшены за счет точного контроля позиций расщепления двух конечных граней. В результате получены стабильная однорежимная излучение и линейная настройка моды без каких-либо перескакований мод при разных температурах теплоотвода или высоких впрыскных токах.

Введение

Квантовые каскадные лазеры (QCL) стали одним из самых перспективных источников среднего инфракрасного излучения и привлекли много внимания для применений в дистанционном зондировании, высокоразрешающей спектроскопии и промышленном мониторинге процессов после их первой демонстрации благодаря таким выдающимся особенностям как большой диапазон покрываемых длин волн, компактный размер и высокая выходная мощность. Для этих приложений обычно желательны однорежимное излучение и высокая выходная мощность, которые могут быть достигнуты распределенной обратной связью (DFB) QCL. Подход с зарытой решеткой широко принят для меньших потерь волновода, более низкой пороговой плотности тока и более высоких однорежимных выходов по сравнению с поверхностной решеткой. До сих пор ряд значительных прорывов на основе подхода с зарытой решеткой были сделаны в улучшении производительности DFB QCL по однорежимной стабильности и выходной мощности, но механизм пересвязанной обратной связи зарытой решетки препятствует дальнейшему повышению выходной мощности. Типичное значение CW выходной мощности зарытых равномерных решетчатых DFB QCL, излучающих около 4,6–5 мкм, составляет менее 300 мВт при комнатной температуре. Теоретически коэффициент связи зарытой решетки может быть улучшен оптимизацией глубины решетки и коэффициента заполнения. Однако характеристики распределенной обратной связи очень чувствительны к профилю травления решетки в полупроводниковом слое близко к активной области. Любые крошечные вариации глубины травления и коэффициента заполнения сильно влияют на коэффициент связи решетки. Кроме того, также трудно улучшить связь решетки контролем глубины и коэффициента заполнения точно на основе дешевой голографической литографии и влажного химического травления. Обычно конвенциональные DFB QCL генерируют на двух частотах, слегка смещенных от Брагговской частоты, которые могут лазировать в зависимости от оптических потерь, влияемых случайной фазой грани.

В этой работе мы предлагаем использование зарытой дискретной решетки с малым коэффициентом заполнения дискретизации для оптимизации коэффициента связи и улучшения распределения оптического поля. Выдающееся преимущество этого метода — он способен увеличить длину резонатора устройства для достаточного оптического усиления, сохраняя при этом желаемую силу связи решетки. Для улучшения однорежимных выходов и конечной производительности позиция расщепления двух конечных граней точно контролируется для избежания влияния случайной фазы конечной грани. С одной стороны, этот подход сохраняет преимущества малых потерь волновода для низкой пороговой плотности тока и совместим с обработкой зарытой гетероструктуры. Кроме того, дискретная решетка изготавливается только через конвенциональную голографическую экспозицию в комбинации с оптической фотолитографией, что приводит к улучшенной гибкости, повторяемости и стоимостной эффективности. В результате низкий порог и высокая выходная мощность однорежимные DFB QCL, излучающие при λ ∼ 4,87 мкм, достигаются одновременно в структуре зарытой дискретной решетки. Пороговая плотность тока этих DFB-QCL составляет всего 1,05 кА/см², а одна грань дала 948 мВт CW выходной мощности для устройства с длиной резонатора 6 мм при 20 °C.

Методы

Диаграмма равномерной решетки DFB QCL показана на рис. 1a; обозначения I, II, III и IV представляют возможные четыре вида позиций расщепления конечных граней. Как известно, трудно точно контролировать позицию расщепленной грани для наномасштабной равномерной решетки. В результате излучаемая мода отличается от устройства к устройству, так как позиция расщепленной грани случайна. Здесь мы моделируем и рассчитываем разницу потерь двух боковых мод и спектры потерь мод для возможных четырех видов позиций расщепления конечных граней I, II, III и IV на основе метода матрицы передачи в MATLAB. Абсолютное значение разницы потерь двух боковых мод для четырех видов позиций расщепления конечных граней I, II, III и IV показано на рис. 1b; абсцисса представлена как относительная позиция I, II, III и IV (предполагая, что другая грань начинается именно с пика решетки и соответствует фазе нуля, тогда соответствующие фазы I, II, III и IV равны 0, π/2, π и 3π/2). Рисунки 1c, d, e и f показывают спектры потерь мод для четырех видов позиций расщепления конечных граней подробно. Как видно, лазирующая мода и разница потерь отличаются от устройства к устройству под влиянием случайной фазы грани. Рисунок 2a показывает соответствующее нормализованное распределение оптического поля для возможных четырех видов позиций расщепления конечных граней I, II, III и IV, смоделированное тем же методом матрицы передачи. Рисунки 2b и c — увеличение распределения оптического поля близко к двум конечным граням. Как видно, интенсивность на обеих гранях не полностью симметрична, что вызвано асимметричной позицией обеих граней. Здесь показана ситуация с силой связи κ × L = 17, что является пересвязанным. Пики интенсивности света в центре устройства быстро затухают к двум концам, что может привести к серьезному пространственному выгоранию, и, в свою очередь, поддержание стабильной однорежимной работы может стать трудным.

a Диаграмма структуры равномерной решетки; обозначения I, II, III и IV представляют возможные четыре вида позиций расщепления конечных граней. b Абсолютные значения разницы потерь мод для разных позиций расщепления конечных граней I, II, III и IV, и абсцисса представлена как соответствующая фаза позиций расщепления I, II, III и IV. c–f Спектры потерь мод для возможных четырех видов позиций расщепления конечных граней I, II, III и IV соответственно

a Соответствующее распределение оптического поля структуры равномерной решетки для четырех видов позиций расщепления конечных граней I, II, III и IV. b, c Увеличение распределения оптического поля близко к двум конечным граням

Здесь мы принимаем меру структуры дискретной решетки для улучшения распределения оптической интенсивности на основе периода дискретизации P = 15 мкм и длины блока u = 5 мкм, соответствующей коэффициенту заполнения дискретизации σ = u/P = 1/3, что показано на рис. 3a. Вертикальная пунктирная линия на рис. 3a представляет позицию расщепленной грани, которая отклоняется от области блока чтобы избежать введения случайной фазы конечной грани. Соответствующий эффективный коэффициент связи κ_eff может быть просто дан произведением коэффициента связи κ равномерной решетки на коэффициент заполнения σ дискретной решетки, то есть κ_eff = κ × σ. Таким образом, коэффициент связи дискретной решетки может быть скорректирован произвольно коэффициентом заполнения дискретной решетки, что полезно для оптимизации силы связи дискретной решетки. В результате выходная мощность может быть улучшена. Рисунок 3b показывает рассчитанный спектр пропускания дискретной решетки на основе метода матрицы передачи и измеренный спектр электролюминесценции (EL) в импульсном режиме. λ₋₁ и λ₊₁ — дополнительные супер-моды, вводимые дискретной решеткой. Смежное спектральное расстояние супер-мод может быть рассчитано по Δλ = λ_B²/(2 n_eff P), где n_eff — эффективный индекс волновода и λ_B — Браггова длина волны базовой равномерной решетки. Хотя существование супер-мод может влиять на однорежимную стабильность, супер-моды могут быть спроектированы далеко от центра кривой усиления путем выбора малого периода дискретизации P согласно формуле спектрального расстояния супер-мод. В нашем исследовании базовый период Брагговой решетки Λ, период дискретизации P, эффективный индекс волновода n_eff и коэффициент заполнения σ составляют 0,758 мкм, 15 мкм, 3,21 и 1/3 соответственно, поэтому смежное спектральное расстояние супер-мод составляет около 246 нм. Как показывает рис. 3b, Браггова длина волны (0-й порядок) спроектирована вокруг пика кривой усиления, в то время как +1-й и −1-й порядки длины волны находятся на 246 нм от центра кривой усиления раздельно. Наконец, стабильное однорежимное лазирование на 0-м порядке моде в нашем исследовании может быть достигнуто. Рисунок 4a показывает смоделированное распределение оптического поля дискретной решетки при разных впрыскных токах. Как видно, произошло драматическое улучшение распределения интенсивности оптического поля для структуры дискретной решетки на двух конечных гранях, что соответствует главному улучшению выходной мощности. Рисунок 4b — увеличение распределения оптического поля близко к одной из конечных граней, а рис. 4c показывает детальную вариацию относительной интенсивности оптического поля на конечной грани с впрыскными токами. Как показано на рис. 4b, профиль распределения оптического поля не гладкий, а флуктуирующий. Флуктуация вызвана «пограничным отражением» между областью блока и безрешетковой областью в каждом периоде дискретизации, индуцируя «локализованную» концентрацию плотности энергии вдоль резонатора. Кроме того, как показано на рис. 4c, вариация относительного распределения интенсивности на конечной грани нелинейна с впрыскными токами, что может вызывать нелинейность в кривой мощность-ток устройств.

a Диаграмма структуры дискретной решетки, вертикальная пунктирная линия представляет позицию расщепленной грани, P — период дискретизации, u — длина области решетки в одном периоде дискретизации. b Синяя линия — рассчитанный спектр пропускания спроектированной дискретной решетки, красная линия — измеренный спектр электролюминесценции изготовленного вефера

a Смоделированное распределение оптического поля дискретной решетки при разных впрыскных токах. b Увеличение распределения оптического поля близко к одной из конечных граней. c Детальная вариация относительной интенсивности оптического поля на конечной грани с впрыскными токами

Структура QCL выращена на n-InP (Si, 2 × 10¹⁷ см⁻³) подложке методом молекулярно-лучевой эпитаксии (MBE) с твердым источником. Активное ядро состояло из 40 ступеней напряженно-компенсированных In_0.67Ga_0.33As/In_0.37Al_0.63As квантовых ям и барьеров, обеспечивающих канал электронного перехода для производства фотона, который был окружен верхними и нижними InGaAs слоями замыкания. Решетка определялась на верхнем InGaAs слое замыкания с использованием двойнолучевой голографической литографии в комбинации с конвенциональной оптической литографией. Затем верхний волноводной слой выращивался металло-органической парофазной эпитаксией (MOVPE). После этого вефер обрабатывался в двухканальный гребенчатый волноводной лазер со средней шириной ядра около 10 мкм, заполненным полупроводящим InP:Fe для эффективного удаления тепла. 450-нм слой SiO₂ затем осаждался плазменно-усиленным химическим осаждением из пары (PECVD) для изоляции, и электрический контакт обеспечивался слоем Ti/Au, осажденным электронно-лучевым испарением. Дополнительный 5-мкм золотой слой гальванически осаждался для улучшения рассеяния тепла. После тонирования до около 140 мкм, контактный слой Ge/Au/Ni/Au осаждался на стороне подложки. Затем волноводы расщеплялись на бруски длиной 4 мм и 6 мм, и высокорефлективное (HR) покрытие, состоящее из Al₂O₃/Ti/Au/Al₂O₃ (200/10/100/120 нм), осаждалось на одной из граней электронно-лучевым испарением, оставляя неокрытую грань для измерения выходной мощности с края. В конце лазеры монтировались с эпитаксиальной стороной вниз на алмазный теплоотвод с индиевым припоем, которые затем припаивались к медным теплоотводам для эффективного рассеяния тепла.

Результаты и обсуждение

Спектры устройств тестировались Фурье-трансформирующим инфракрасным спектрометром с разрешением 0,25 см⁻¹. Лазеры затем монтировались на держателе, содержащем термистор в комбинации с термоэлектрическим охладителем для мониторинга и регулировки температуры подложки. Излучаемая оптическая мощность измерялась калиброванным термопилами детектором, помещенным перед гранью лазера без какой-либо коррекции.

Рисунки 5 и 6 показывают спектры излучения и свет-ток-напряжение (L-I-V) характеристики устройств с длиной резонатора 4 мм и 6 мм дискретной решетки DFB QCL соответственно. Как видно, спектры линейно варьируются с впрыскным током или температурой во всех тестовых процессах. В CW режиме максимальная оптическая мощность устройств составляет 649 мВт и 948 мВт при 20 °C для длины резонатора 4 мм и 6 мм при 1,2 А и 1,4 А соответственно. Кроме того, низкая CW пороговая плотность тока устройств 1,59 кА/см² и 1,05 кА/см² при 20 °C для длины резонатора 4 мм и 6 мм достигается, что полностью отражает преимущество малых потерь волновода и низкой пороговой плотности тока зарытой решетки. Как мы наблюдали из лазирующих спектров, лазирующая мода линейна с изменениями температуры или впрыскного тока, что указывает на то, что перескакивание мод не происходит в процессе изменения впрыскного тока или температуры. Однако кривые мощность-ток нелинейны, что вызвано флуктуациями распределения оптического поля структуры дискретной решетки и неравномерным изменением интенсивности оптического поля на конечных гранях с впрыскными токами, проанализированными ранее.

a Однорежимные CW спектры излучения дискретной решетки DFB QCL с длиной резонатора 4 мм при токах около 1,1 × I_th для разных температур теплоотвода 15–70 °C. Вставка показывает CW спектры излучения при разных впрыскных токах от 0,63 до 1,08 А с шагом 0,05 А при 20 °C. b CW свет-ток-напряжение (L-I-V) характеристики дискретной решетки DFB QCL с длиной резонатора 4 мм при разных температурах

a Однорежимные CW спектры излучения дискретной решетки DFB QCL с длиной резонатора 6 мм при токах около 1,1 × I_th для разных температур теплоотвода 15–70 °C. Вставка показывает CW спектры излучения при разных впрыскных токах от 0,63 до 1,38 А с шагом 0,05 А при 20 °C. b CW свет-ток-напряжение (L-I-V) характеристики дискретной решетки DFB QCL с длиной резонатора 6 мм при разных температурах.

Рисунок 7 показывает дальние поля устройства при импульсной работе около 1,25 × I_th при комнатной температуре. Рисунок 7a показывает дальнее поле вдоль направления ширины гребенки, а рис. 7b отображает дальнее поле вдоль направления эпитаксиального роста. Экспериментальные исследования продемонстрировали, что фундаментальная поперечная мода может легче стать лазирующей модой в зарытой структуре решетки, чем в структуре поверхностной металлической решетки, потому что потери фундаментальной поперечной моды увеличиваются из-за связи между фундаментальной поперечной модой и верхним металлическим контактом в поверхностной металлической структуре решетки. Согласно этому, дальнее поле фундаментальной поперечной моды с полной шириной на полувысоте (FWHM) 28,2° вдоль направления ширины гребенки было получено в нашем эксперименте. Так что другое очевидное преимущество зарытой конфигурации решетки демонстрируется: лазирующая мода обычно является фундаментальной поперечной модой с одноямочным дальним полем, что благоприятно для коллимации. Кроме того, большая FWHM 50,1° вдоль направления эпитаксиального роста получена из-за малой апертуры излучения, которая того же порядка, что и длина волны.

a Дальнее поле вдоль направления ширины гребенки. b Дальнее поле вдоль направления эпитаксиального роста

Заключение

В заключение, достигнуты низкопороговые, высоко мощные стабильные однорежимные излучения дискретной решетки DFB QCL. Максимальная CW выходная мощность и пороговая плотность тока составляют 0,948 Вт (0,649 Вт) и 1,05 кА/см² (1,59 кА/см²) для 6-мм (4 мм) резонатора. Главное улучшение распределения оптического поля реализовано путем введения малого коэффициента заполнения дискретизации для уменьшения силы связи. Одноямочный профиль дальнего поля также наблюдается. Таким образом, для зарытых распределенной обратной связи квантовых каскадных лазеров включение дискретной решетки является простым и эффективным методом для достижения устройств с высокой выходной мощностью, низким порогом, стабильной однорежимной работой и высокими однорежимными выходами.

Аббревиатуры

CW:

Непрерывная волна

DFB:

Распределенная обратная связь

EL:

Электролюминесценция

FWHM:

Полная ширина на полувысоте

HR:

Высокая отражаемость

L–I–V:

Свет-ток-напряжение

MBE:

Молекулярно-лучевая эпитаксия

MOVPE:

Металло-органическая парофазная эпитаксия

PECVD:

Плазменно-усиленное химическое осаждение из пары

QCL:

Квантовый каскадный лазер