Konische Quantenkaskaden-Laser-Arrays, die in Talbot-Kavitäten integriert sind

Hintergrund

Der 1994 erfundene Quantenkaskadenlaser (QCL) war aufgrund seiner Wellenlängenflexibilität und Tragbarkeit eine der wichtigsten Lichtquellen im mittleren und fernen Infrarot [1,2,3]. Beliebte Anwendungen von QCLs haben viele Bereiche abgedeckt, wie optische Freiraumkommunikation und gerichtete Infrarot-Gegenmaßnahmen (DRICM), chemische Spurensuche von Sprengstoffen, Toxinen, Schadstoffen und medizinische Tests [4,5,6,7]. Einige Anwendungen erfordern immer eine hohe Ausgangslichtleistung für einen besseren Störeffekt und eine bessere Erkennungsgenauigkeit. Hochleistungs-QCLs können durch Verbreiterung der Breite des aktiven Bereichsbereichs erhalten werden. Eine einfache Verbreiterung des Stegs ohne Wellenleiterkonstruktion oder externe Optik verschlechtert jedoch die Strahlqualität von QCLs mit einer Emission von Fernfeldmustern mit mehreren Keulen [8]. Einzelkeulenemission wurde in der Vergangenheit mit Methoden wie Photonic Crystal Distributed-Feedback (PCDFB) QCLs, Angled Cavity QCLs, Master-Oszillator-Leistungsverstärker-QCLs und Wide Area QCLs über externe Rückkopplungsmechanismen erhalten [9,10,11 ,12]. In letzter Zeit waren phasenstarre Arrays beliebte Ansätze, um die Emission von Wide Ridge QCL mit kohärenten schmalen Strahlmustern aufrechtzuerhalten.

Phase-locked-arrays werden seit den 1980er Jahren geschickt in den Wide Ridge- und Low Divergenz-Halbleiterlasern eingesetzt [13]. In früheren Arbeiten wurden phasenstarre QCL-Arrays in Y-Übergangs-Arrays, resonanten Leckwellen-gekoppelten Arrays und evaneszenten wellengekoppelten Arrays untersucht, wie es in der Vergangenheit der Nahinfrarot-Laser tat [14,15,16 ,17,18]. Diese Strukturen führen entweder zu großen Verlusten im Wellenleiter [15] oder führen zu einem Wärmestau, indem ein kurzer benachbarter Abstand verfolgt wird, um die Kopplung zu erhalten [16,17,18]. Kürzlich wurde über beugungsgekoppelte QCL-Arrays berichtet, die eine Seitenkavität basierend auf beugungsgekoppelten Talbot-Effekten integriert [19]. Bei der beugungsgekoppelten Struktur erfolgt die Kopplung in der Talbot-Kavität durch die Beugung des Rippenendes und die Reflexion der Kavitätsfacette. Die beugungsgekoppelten phasenstarren QCL-Array-Elemente können weiträumig platziert werden, was die Wärmeansammlung verringert.

Der Talbot-Effekt ist ein bekanntes optisches Phänomen, dass eine periodische Struktur in bestimmten regelmäßigen Abständen Selbstbilder erzeugen kann [20]. Dieser Effekt wurde für phasenstarre Laser im nahen Infrarot ausgenutzt, was als Beugungskopplungsschema phasenstarres Array bezeichnet wird [21,22,23]. Bei diesem Verfahren sollte ein flacher Spiegel vor der Resonatorfacette des Laserarrays platziert werden, um eine optische Rückkopplung bereitzustellen. Die Länge zwischen dem Spiegel und der Array-Facette ist der sogenannte Talbot-Abstand, der definiert ist als

wo n ist der Brechungsindex des Materials, d der Mittenabstand des Arrays ist und λ ist die Freiraumwellenlänge. Die Supermoden, die in die Array-Kanäle reflektiert werden, erhalten die selbstreproduzierende Schwingung. Abbildung 1 zeigt die Verteilung der fundamentalen Supermode und der Supermode höherer Ordnung in einem fraktionalen Talbot-Abstand. Sobald die Supermodi im Z _t /4-Positionen werden in die Array-Kanäle reflektiert, die fundamentale Supermode-Überlagerung und der Betrieb werden extrahiert.

Fundamentale Supermodenverteilung und Supermoden höherer Ordnung bei fraktionierten Talbot-Ebenen. Blaue Ovale entsprechen fundamentalen Supermoden und braune Ovale entsprechen Supermoden höherer Ordnung

Die Ausgangsleistung von phasenstarren QCL-Arrays mit Talbot-Kavität ist aufgrund einer geringen gekoppelten Effizienz zwischen der Talbot-Kavität und den Array-Kanälen begrenzt. Um die Ausgangsleistung der Talbot-Cavity-QCL-Arrays weiter zu erhöhen, sollte der Füllfaktor (Verhältnis von Stegbreite zu Periode) erhöht werden. Wohingegen eine Verbreiterung der Kanalbreite eine Emission der Array-Elemente im Modus höherer Ordnung erzeugt. Eine Verringerung des Mitte-zu-Mitte-Abstands erhöht den Wärmestau. Die Taper-Struktur ist eine der besten Methoden, um den Füllfaktor zu erhöhen und gleichzeitig einen fundamentalen Betrieb des einzelnen Kamms selbst sicherzustellen. In diesem Brief werden Taper-Strukturen ausgenutzt und die Talbot-Hohlräume jeweils an einer Seite der Taper-Strukturen integriert. Die Geräte mit geradem Ende, die mit der Talbot-Kavität verbunden sind, zeigen einen fundamentalen Supermode-Betrieb mit einer nahen beugungsbegrenzten (D.L.) Fernfelddivergenz von 2,7°. Im Gegensatz dazu zeigen die Geräte mit einem sich verjüngenden Ende, das mit der Talbot-Kavität verbunden ist, einen Supermode-Betrieb höherer Ordnung, unabhängig von der Länge der Talbot-Kavität. Eine maximale Spitzenleistung von 1,3 W wird für die Geräte mit Straight-End-Anschluss an die Talbot-Kavität mit einer Schwellenstromdichte von 3,7 kA/cm ² . erreicht und eine Steigungseffizienz von 0,6 W/A bei 298 K.

Methoden

Der QCL-Wafer wurde auf einem n-dotierten (Si, 2 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) InP-Substratwafer durch Molekularstrahlepitaxie (MBE) mit fester Quelle. Die Struktur der aktiven Region (AR) besteht aus 35 Perioden von dehnungskompensiertem In_0,67 Ga_0.33 As/In_0,37 Al_0,63 B. Quantentöpfe und Barrieren. Die gesamte Waferstruktur vor der Herstellung ist eine 4 µm niedrigere InP-Mantelschicht (Si, 3 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 0,3 µm dickes n-In_0,53 Ga_0,47 Als Schicht (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 35 Aktiv-/Injektorstufen, 0,3 µm dickes n-In_0,53 Ga_0,47 Als Schicht (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), obere 2,6-μm-InP-Mantelschicht (Si, 3 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 0,15-μm-InP-stufenweise dotierte Schicht (verändert von 1 × 10 ¹⁷ bis 3 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) und eine 0,4-μm-hochdotierte InP-Mantelschicht (Si, 5 × 10 ¹⁸ cm ⁻³ ).

Nach der Epitaxie in MBE wurden die Bauelemente mit dem nasschemischen Ätzverfahren geätzt und anschließend 450 nm SiO₂ . abgeschieden mit plasmaunterstützter chemischer Gasphasenabscheidung (PECVD). Nach dem Öffnen des elektrischen Einspritzfensters wurde der obere Metallkontakt gebildet. Die beiden Abschnitte der Talbot-Kavität und des Tapered-Arrays sind über den oberen Au-Kontakt elektrisch verbunden. Dann wurde das Wafersubstrat gedünnt und die unteren Kontaktmetallkontakte wurden aufgedampft. Der Wafer wurde mit einer Dicing-Säge in eine Länge von etwa 2 mm gespalten, um die Länge des Talbot-Hohlraums genau zu kontrollieren. Schließlich wurden die Bauelemente mit der Epischichtseite nach unten mit Indiumlot auf den Kupferkühlkörper gelötet. Da der Talbot-Hohlraumabschnitt elektrisch injiziert wird, sammelt sich die Wärme für seine breite Dimension an, was bei zukünftigen Arbeiten durch die Verwendung der elektrischen Isolierung vermieden werden sollte. Der Talbot-Hohlraumabschnitt kann wahrscheinlich durch ein anderes Wellenleitermaterial ersetzt werden, indem die komplizierte Herstellung wie Waferbonden und -ausrichtung verwendet wird, und der phasenverriegelte Betrieb kann immer noch erreicht werden. Gemäß der Supermodenverteilung der Talbot-Kavität in Abb. 1 wurde die Länge unserer Talbot-Kavität zu Z . bestimmt _t /8 ähnlich Ref.-Nr. [19] was in diesem Brief etwa 104 μm beträgt. Abbildung 2 zeigt die Skizze und Mikroskopbilder des Gerätes. Die Arrays enthalten fünf Taper-Elemente und eine Talbot-Kavität. Das Kegelelement besteht aus einem 1 mm langen Kegelende und einem ~ 0,9 mm langen geraden Ende mit einer Breitenänderung von 10 bis 16 µm. Der Mitte-zu-Mitte-Abstand zwischen benachbarten Elementen in der Anordnung beträgt 25 µm und die Länge jeder Laservorrichtung beträgt etwa 2 mm. Die Länge der Talbot-Kavität in dieser Arbeit beträgt rund 104 μm.

a Skizze des Taper-Elements in den Arrays; das 3D-Schema der Arrays mit b gerades Ende verbunden mit Talbot-Kavität und c verjüngtes Ende verbunden mit Talbot-Kavität, entsprechend den Mikroskopbildern der vorderen Facette von d und e

Ergebnisse und Diskussion

Gemäß der Theorie der gekoppelten Moden ist die Anzahl der Supermoden in einem phasenstarren Array gleich der Anzahl der Elemente [24]. Zum Beispiel hat eine phasenstarre Anordnung mit fünf Elementen die fünf Supermoden. Nimmt man nur die benachbarte Kopplung zwischen den Array-Elementen in der Talbot-Kavität an, kann das Nahfeldverteilungsmuster der Supermode unterschiedlicher Ordnung mit der gekoppelten Matrix erhalten werden [24]. Die Änderung der Nahfeldstärke als Funktion der lateralen Abmessung des Arrays kann wie folgt demonstriert werden [25]:

wo j ist die Reihenfolge des Supermodus, M ist die Anzahl der Array-Elemente, ω die Taille des Gauß-Balkens in jedem Element ist und x _m ist der zentrale Ort jedes Elements. Die Simulationsergebnisse von Supermoden unterschiedlicher Ordnung sind in Abb. 3a dargestellt. Die entsprechenden Fernfeldmuster können mit der Fourier-Transformation aus der Nahfeldverteilung abgeleitet werden, wie in Abb. 3b gezeigt.

a Berechnete Nahfeldmuster der N =1, 3, 5. Supermoden in einem beugungsgekoppelten Array mit fünf Elementen. Die fundamentale Supermode (N = 1) wird basierend auf dem geraden Ende, das mit der Talbot-Kavität verbunden ist, und den Supermoden höherer Ordnung (N = 3, 5) basieren auf einer Verjüngung, die mit der Talbot-Kavität verbunden ist. b Die simulierten Fernfeldmuster nach a . c Die gemessene Fernfeldverteilung eines QCL-Arrays mit einem geraden Ende, das mit einer Talbot-Kavität verbunden ist. d Die gemessene Fernfeldverteilung eines QCL-Arrays mit verjüngtem Ende, das mit einer Talbot-Kavität verbunden ist

Die Fernfeldmuster der phasenverriegelten Arrays mit Talbot-Hohlraum wurden von der Array-Wellenleiterfacette unter Verwendung der Lock-in-Technik mit einem Quecksilber-Cadmium-Tellurid (MCT)-Detektor bei Raumtemperatur gemessen. Das auf einem Rotationstisch montierte QCL-Array wurde ~~25 cm vom MCT-Detektor entfernt platziert und von einer selbstgebauten Software zur Datenerfassung gesteuert. Die gemessenen Fernfeldmuster von Talbot-Resonator-Arrays sind in Fig. 3c, d gezeigt, entsprechend dem geraden Ende, das mit der Talbot-Resonatorvorrichtung verbunden ist, und dem sich verjüngenden Ende, das mit der Talbot-Resonatorvorrichtung verbunden ist. Die Fernfeldverteilungen in Fig. 3c zeigen starke Zentralkeulen bei 0°, was auf die Existenz eines fundamentalen Supermodenbetriebs gemäß der Paarmodentheorie hinweist. Die volle Breite des Halbmaximums (FWHM) beträgt etwa 2,7°, was einen beugungsbegrenzten (D.L.) Divergenzwinkel gemäß dem D.L. Formel:Sünde θ = 1.22λ /d , wobei θ ist der D.L. Winkel, λ die Wellenlänge ist und d ist die Lichtausgabebreite des Arrays. Für einen sich verjüngenden Einzelemitter mit einer Lichtaustrittsbreite von 16 µm ist der D.L. Die FWHM-Divergenz beträgt etwa 21°. Die Nebenkeulen erscheinen um ~ 12°, die sehr nahe an der FWHM-Position der Einzelemitter-Fernfeld-Hüllkurve liegen. Die Intensitäten der Zentralkeule und der Nebenkeulen entsprechen der Verteilung des Einzelemitter-Fernfeldmusters. Somit haben die Nebenkeulen die halbe Intensität der Mittelkeule. Darüber hinaus kann ein Einzelkeulen-Fernfeldprofilarray erhalten werden, indem die Stegbreite erhöht wird, um die Divergenz von Arrayelementen zu verringern. Die größere Kammbreite kann durch eine Verbreiterung des Konus erreicht werden. Die Fernfeldmuster in Fig. 3d haben keine Keule in der 0°-Mittenposition, sondern sind hauptsächlich doppelkeulig, was den Betrieb von Supermoden höherer Ordnung zeigt, die der Supermode dreier Ordnung in Fig. 3b entsprechen. Um den grundlegenden Supermode-Betrieb zu erhalten, haben wir die Bauelemente mit unterschiedlichen Talbot-Kavitätenlängen von 90 bis 110 μm in Schritten von 1 μm hergestellt. Leider kann der grundlegende Supermode-Betrieb in dem Gerät, bei dem das konische Ende mit der Talbot-Kavität verbunden ist, nicht erreicht werden, unabhängig von der Länge der Talbot-Kavität.

Die Fernfeldergebnisse zweier Arrays können mit dem theoretischen Modell in Lit. erklärt werden. [19, 21]. Die Talbot-Kavität kann als reflektierender Spiegel mit unterschiedlichem äquivalenten Reflexionsvermögen für verschiedene Supermoden angenähert werden; das hohe äquivalente Reflexionsvermögen bedeutet eine hohe Verstärkungseffizienz und eine niedrige Schwellenverstärkung. Die Berechnung und Simulation der äquivalenten Reflektivität erfolgt ähnlich wie bei ref. [19]. Abbildung 4 zeigt die Simulationsergebnisse der äquivalenten Reflektivität für Supermoden unterschiedlicher Ordnung, die sich als Funktion der Talbot-Resonatorlänge ändern. Seit dem N = 2, Supermoden 4. Ordnung in phasenstarren Arrays haben immer größere Wellenleiterverluste als N = 1, 3, 5. Supermoden, sie werden hier in der Simulation vernachlässigt. Für das Straight-End-verbunden mit Talbot-Cavity-Arrays weist die fundamentale Supermode die höchste äquivalente Reflektivität und große Diskrimination im Vergleich zu den Supermoden höherer Ordnung um Z . auf _t /8. Für das sich verjüngende Ende, das mit der Talbot-Kavität verbunden ist, ist die Unterscheidung zwischen der fundamentalen Supermode und der Supermode höherer Ordnung relativ gering. In diesem Fall neigt der Laser dazu, mit Supermoden dreier Ordnung zu arbeiten, aufgrund der schwachen Modendiskriminierung in dem sich verjüngenden Ende, das mit dem Talbot-Hohlraumgerät verbunden ist.

Theoretisch äquivalente Reflektivitätsintensität der Talbot-Kavität ändert sich als Funktion der Talbot-Kavität für N = 1, 3, 5-Ordnung eines fünfelementigen Talbot-Resonator-QCL-Arrays, das obere zeigt das gerade Ende verbunden mit der Talbot-Kavität und das untere zeigt das verjüngte Ende verbunden mit der Talbot-Kavität

Die emittierte optische Leistung wurde mit einem kalibrierten Thermopile-Detektor gemessen, der direkt vor der Laserwellenleiterfacette platziert wurde. Die Spektralmessungen wurden mit einem Fourier-Transform-Infrarot-(FTIR)-Spektrometer mit 0,25 cm ^–1 . durchgeführt Auflösung im Schnellscanmodus. Abbildung 5a zeigt die Leistungs-Strom-Kennlinie (P-I) im gepulsten Modus mit einem bei 2 kHz gehaltenen Stromtreiber mit einem Tastverhältnis von 0,2 %. Für das Gerät mit Straight-End-Anschluss an das Talbot-Cavity-QCL-Array wird eine Gesamtspitzenleistung von 1,3 W bei 298 K mit einer Schwellenstromdichte von 3,7 kA/cm ² . erreicht und eine Steigungseffizienz von 0,6 W/A, entsprechend 1,6 W Ausgangsleistung bei einer Schwellenstromdichte von 3,4 kA/cm ² und eine Steigungseffizienz von 0,65 W/A für das verjüngte Endarray, wie in der blauen Linie und der violetten Linie gezeigt. Im Gegensatz dazu zeigt das einzelne Lasergerät mit 2 mm langen × 10 μm breiten Grat eine maximale Spitzenleistung von 0,41 W, eine Schwellenstromdichte von 3 kA/cm ² , und einer Steigungseffizienz von 1 W/A. Die Ausgangsleistung der Arrays mit der Grundfunktion beträgt das Dreifache eines einzelnen Emitters. Um die getesteten Ergebnisse kurz darzustellen, sind die Ausgangscharakteristiken von drei Geräten in Tabelle 1 zusammengefasst. [19]. Art.-Nr. [26] berichtet von einem phasenstarren QCL-Array mit einem Intra-Cavity-Talbot-Filter mit einer durchschnittlichen Leistung eines einzelnen Array-Elements von 43 % eines einzelnen Emitters. Die Effizienz ist geringer als bei Geräten mit einem Übergang zwischen der Talbot-Kavität und den Array-Elementen wegen des zusätzlichen optischen Verlustes in den beiden kreisförmigen Übergang, der durch das Nassätzverfahren verursacht wird. Art.-Nr. [27] berichtet über ein Gerät mit sechs Elementen, das in eine Talbot-Kavität integriert ist, mit der fünffachen Ausgangsleistung eines einzelnen Emitters mit einer Kopplungseffizienz von etwa 83%. Die geringere Effizienz unserer Geräte ist höchstwahrscheinlich auf stärkere Randbeugungsverluste in der Talbot-Kavität und die Herstellung mit Nassätzverfahren zurückzuführen. Die folgende Arbeit sollte das Trockenätzverfahren anwenden und die Länge der Verjüngungszone erhöhen, um eine weitere Leistungsskalierung zu erhalten. Der Einschub von Abb. 4a zeigt das Laserspektrum der phasenstarren Arrays bei Raumtemperatur und 1,3 I _te . Die Mittenwellenlänge wurde mit 4,8 &mgr;m mit einer Multimode-Natur gemessen, die aus dem Fehlen eines Longitudinalmode-Auswahlmechanismus resultiert. Das Einmodenspektrum kann erreicht werden, indem ein Gitter mit verteilter Rückkopplung (DFB) auf der oberen Mantelschicht eingeführt wird. Die thermischen Eigenschaften von breiten QCLs und QCL-Arrays werden mit der Finite-Elemente-Software COMSOL simuliert. Die feste Stegbreite wird auf 10 µm eingestellt und der Zwischenraum der Arrayelemente ändert sich von 0 auf 20 µm in einem Schritt von 5 µm. Abbildung 5b zeigt die Temperaturänderung von AR als Funktion des Elementzwischenraums. Die AR-Temperatur im Wide Ridge-Gerät ist etwa 20 K höher als im Talbot-Cavity-Gerät.

a Gesamtspitzenleistungsänderung als Funktion des Injektionsstroms bei 298 K für Straight-End (blaue Linie)/Taper-End (lila Linie) verbunden mit dem Talbot-Cavity-QCL-Array und einem 2 mm langen × 10-μm-Breite einzelner Laser (grüne Linie). Alle Geräte haben keine Beschichtung auf beiden Seiten der Kavität. Der Stromtreiber wird bei 2 kHz mit einem Tastverhältnis von 0,2% gehalten. Der Einschub ist das Laserspektrum der Straight-End-Arrays beim 1,3-fachen Schwellenstrom, der einen Spitzenwert von etwa 4,8 µm erreichte. b Die Temperatur des aktiven Bereichs des QCL-Arrays ändert sich als Funktion des Zwischenraums der Arrayelemente. Die Stegbreite der Array-Elemente ist auf 10 µm festgelegt, und der Zwischenraum ändert sich von 0 auf 20 µm mit einem Schritt von 5 µm

Schlussfolgerung

Zusammenfassend haben wir die sich verjüngenden QCL-Arrays demonstriert, die mit Talbot-Kavitäten in Straight-End bzw. Taper-End integriert sind. Die Geräte mit der am geraden Ende integrierten Talbot-Kavität zeigen ein Grundmode-Fernfeldmuster mit einem D.L. Divergenz von 2,7° bei einer Emissionswellenlänge von 4,8 µm. Für das Straight-End-Array ergibt sich eine Ausgangsleistung von 1,3 W mit einer Slope-Effizienz von 0,6 W/A. Da das phasenstarre Array mit Talbot-Hohlraum keinen sehr engen Kopplungsabstand erfordert, ist die Wärmeakkumulation geringer als bei den evaneszenten wellengekoppelten Arrays. Solche Vorrichtungen haben ein Potenzial für QCL-Arrays mit hoher Helligkeit und einem Betrieb mit hohem Tastverhältnis mit D.L. Abweichungen. Zukünftige Arbeiten sollten sich auf die Auswahl einer geeigneten Stegbreite und des Zwischenraums für Array-Elemente, die Verwendung von vergrabenen Stegwellenleitern und das thermische Management mit Mikroimpingement-Kühlern konzentrieren [28]. Darüber hinaus wird die reduzierte Kaskadenzahl des AR einen großen Beitrag zum Betrieb von QCLs mit hohem Tastverhältnis leisten [29].

Abkürzungen

AR:

Aktive Region

CW:

Dauerwelle

D.L.:

Beugungsbegrenzt

DFB:

Verteiltes Feedback

FWHM:

Volle Breite des halben Maximums

I _te :

Schwellenstrom

MBE:

Molekularstrahlepitaxie

MCT:

Quecksilber-Cadmium-Tellurid

MOVPE:

Metallorganische Gasphasenepitaxie

PECVD:

Plasmaunterstützte chemische Gasphasenabscheidung

P-I:

Leistungsstrom

QCL:

Quantenkaskadenlaser

WPE:

Effizienz der Steckdosenleiste