Demonstration eines leistungsstarken und stabilen Single-Mode in einem Quantenkaskadenlaser mit vergrabenem Abtastgitter

Einführung

Quantenkaskadenlaser (QCLs) haben sich als eine der vielversprechendsten Lichtquellen im mittleren Infrarot erwiesen und haben nach ihrer ersten Demonstration aufgrund ihrer Highlight-Eigenschaften viel Aufmerksamkeit für die Anwendungen der Fernerkundung, der hochauflösenden Spektroskopie und der industriellen Prozessüberwachung auf sich gezogen B. großer Wellenlängenabdeckungsbereich, kompakte Größe und hohe Ausgangsleistung [1, 2, 3, 4]. Bei diesen Anwendungen sind normalerweise Singlemode-Emission und hohe Ausgangsleistung erwünscht, was durch eine QCL mit verteilter Rückkopplung (DFB) erreicht werden kann. Der Ansatz des vergrabenen Gitters wurde weithin für einen geringeren Wellenleiterverlust, eine niedrigere Schwellenstromdichte und höhere Einmodenausbeuten im Vergleich zum Oberflächengitter verwendet [5, 6]. Bis jetzt wurden eine Reihe bedeutender Durchbrüche auf der Grundlage eines Ansatzes mit vergrabenem Gitter erzielt, um die Leistung von DFB-QCLs mit Singlemode-Stabilität und Ausgangsleistung zu verbessern [7, 8], aber ein übergekoppelter Rückkopplungsmechanismus des vergrabenen Gitters behindert die Ausgangsleistung weiter zu verbessern. Der typische Wert der Dauerstrich-(CW)-Ausgangsleistung von vergrabenen DFB-QCLs mit gleichmäßigem Gitter, die etwa 4,6–5 µm emittieren, beträgt weniger als 300 mW bei Raumtemperatur [5, 9]. Theoretisch kann der Kopplungskoeffizient des vergrabenen Gitters durch Optimierung der Gittertiefe und des Tastverhältnisses verbessert werden. Die Leistungsniveaus der verteilten Rückkopplung sind jedoch sehr empfindlich gegenüber dem Ätzprofil des Gitters in der Halbleiterschicht nahe dem aktiven Bereich. Jede winzige Variation der Ätztiefe und des Tastverhältnisses würde den Gitterkopplungskoeffizienten stark beeinflussen [10, 11]. Darüber hinaus ist es auch schwierig, die Gitterkopplung durch präzises Steuern der Gittertiefe und des Tastverhältnisses basierend auf einer kostengünstigen holografischen Lithografietechnik und nasschemischem Ätzen zu verbessern. Im Allgemeinen schwingen die herkömmlichen DFB-QCLs bei zwei Frequenzen, die leicht von der Bragg-Frequenz verschoben sind, was je nach optischem Verlust, beeinflusst durch die Zufallsphase der Facette, lasern kann [12,13,14].

In dieser Arbeit schlagen wir die Verwendung von vergrabenen Abtastgittern mit einem kleinen Abtastzyklus vor, um den Kopplungskoeffizienten zu optimieren und die optische Feldverteilung zu verbessern. Der herausragende Vorteil dieses Verfahrens besteht darin, dass es in der Lage ist, die Resonatorlänge der Vorrichtung für eine ausreichende optische Verstärkung zu erhöhen, während eine wünschenswerte Gitterkopplungsstärke beibehalten wird. Um die Einmodenausbeuten und die ultimative Leistung zu verbessern, wird die gespaltene Position der beiden Endfacetten präzise gesteuert, um den Effekt der zufälligen Endfacettenphase zu vermeiden. Einerseits behält dieser Ansatz die Vorteile eines kleinen Wellenleiterverlusts für eine niedrige Schwellenstromdichte und ist mit der Verarbeitung von vergrabener Heterostruktur kompatibel. Darüber hinaus wird das abgetastete Gitter nur durch konventionelle holographische Belichtung in Kombination mit optischer Photolithographie hergestellt, was zu einer verbesserten Flexibilität, Wiederholbarkeit und Kosteneffizienz führt. Infolgedessen emittieren Singlemode-DFB-QCLs mit niedriger Schwelle und hoher Ausgangsleistung bei λ ∼ 4,87 µm werden gleichzeitig in der vergrabenen abgetasteten Gitterstruktur erreicht. Die Schwellenstromdichte dieser DFB-QCLs beträgt nur 1,05 kA/cm ² und die einzelne Facette erzeugte eine CW-Ausgangsleistung von 948 mW für das Gerät mit einer Resonatorlänge von 6 mm bei 20 °C.

Methoden

Ein Diagramm des DFB QCL mit gleichförmigem Gitter ist in Fig. 1a gezeigt; die Markierungen von I, II, III und IV repräsentieren die möglichen vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen. Wie wir alle wissen, ist es schwierig, die Position der gespaltenen Facetten für ein einheitliches Gitter im Nanomaßstab genau zu kontrollieren. Als Ergebnis ist der Emissionsmodus von Gerät zu Gerät unterschiedlich, da die Position der gespaltenen Facette zufällig ist. Hier simulieren und berechnen wir die Verlustdifferenz der beiden Seitenmoden und Spektren der Modenverluste von möglichen vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen von I, II, III und IV basierend auf der Transfermatrixmethode von MATLAB. Der Absolutwert der Verlustdifferenz der zwei Seitenmoden der vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen von I, II, III und IV ist in Fig. 1b gezeigt; die Abszisse wird als die relative Position von I, II, III und IV dargestellt (unter der Annahme, dass eine andere Facette nur mit dem Gitterpeak beginnt und der Phase Null entspricht, dann die entsprechenden Phasen von I, II, III und IV 0, /2, und 3π/2 sind). Abbildung 1c, d, e und f zeigen die Spektren der Modenverluste der vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen im Detail. Wie man gesehen hat, unterscheiden sich der Lasermodus und die Verlustdifferenz von Gerät zu Gerät, beeinflusst durch die Zufallsphase der Facette. 2a zeigt die entsprechende normalisierte optische Feldverteilung von möglichen vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen von I, II, III und IV, simuliert durch das gleiche Transfermatrixverfahren. 2b und c sind die Verstärkung der optischen Feldverteilung in der Nähe der beiden Endfacetten. Wie wir gesehen haben, ist die Intensität beider Endfacetten nicht vollständig symmetrisch, was durch eine asymmetrische Position beider Endfacetten verursacht wird. Hier zeigen wir die Situation mit Kopplungsstärke κ × L =17, was überkoppelt ist. Die Spitzen der Lichtintensität in der Mitte des Geräts klingen zu den beiden Enden hin schnell ab, was zu einem starken räumlichen Lochbrennen führen kann und wiederum die Aufrechterhaltung eines stabilen Single-Mode-Betriebs schwierig werden kann [15].

a Das Diagramm der einheitlichen Gitterstruktur; die Bezeichnungen I, II, III und IV repräsentieren die möglichen vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen. b Die Absolutwerte der Modenverlustdifferenz für verschiedene Positionen der gespaltenen Endfacetten von I, II, III und IV und die Abszisse werden als eine entsprechende Phase der Positionen der gespaltenen Facetten von I, II, III und IV dargestellt. c –f Die Spektren der Modenverluste der möglichen vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen von I, II, III bzw. IV

a Die entsprechende optische Feldverteilung der gleichförmigen Gitterstruktur für die vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen I, II, III und IV. b , c Die Verstärkung der optischen Feldverteilung in der Nähe der beiden Endfacetten

Hier nehmen wir eine Messung der Abtastgitterstruktur, um die Verteilung der optischen Intensität basierend auf der Abtastperiode von P . zu verbessern =15 μm und eine Blocklänge von u =5 μm entsprechend dem Abtast-Tastverhältnis von σ =du /P =1/3, was in Abb. 3a dargestellt ist. Die vertikale gestrichelte Linie von Fig. 3a stellt die gespaltene Facettenposition dar, die vom Blockbereich abweicht, um die Einführung der zufälligen Endfacettenphase zu vermeiden. Der entsprechende effektive Kopplungskoeffizient κ _eff kann einfach durch das Produkt des Kopplungskoeffizienten κ . gegeben werden des gleichmäßigen Gitters mal der Einschaltdauer σ des Abtastgitters, d. h. κ _eff =κ × σ [16]. So könnte der Kopplungskoeffizient des Abtastgitters beliebig durch das Tastverhältnis des abgetasteten Gitters eingestellt werden, was der Optimierung der Kopplungsstärke des Abtastgitters zugute kommt. Als Ergebnis konnte die Ausgangsleistung verbessert werden. Abbildung 3b zeigt das berechnete Transmissionsspektrum des abgetasteten Gitters basierend auf der Transfermatrixmethode und das gemessene Elektrolumineszenz(EL)-Spektrum unter gepulsten Bedingungen. Die λ ₋₁ und λ ₊₁ sind die zusätzlichen Supermoden, die durch das abgetastete Gitter eingeführt werden. Der benachbarte spektrale Abstand von Supermoden kann berechnet werden durch Δλ =λ _B ² /(2n _eff P ) wobei n _eff ist der effektive Index des Wellenleiters und λ _B die Bragg-Wellenlänge des gleichförmigen Grundgitters ist [17]. Obwohl die Existenz von Supermoden die Singlemode-Stabilität beeinflussen kann, können die Supermoden weit entfernt vom Zentrum der Verstärkungskurve entworfen werden, indem eine kleine Abtastperiode gewählt wird P nach der Formel der spektralen Distanz von Supermoden. In unserer Studie ist die grundlegende Bragg-Gitterperiode Λ , Abtastzeitraum P , effektiver Index des Wellenleiters n _eff , und Arbeitszyklus σ sind 0,758 µm, 15 µm, 3,21 bzw. 1/3, sodass der benachbarte spektrale Abstand der Supermoden etwa 246 µm beträgt. Wie Fig. 3b zeigt, ist die Bragg-Wellenlänge (0. Ordnung) um die Spitze der Verstärkungskurve herum entworfen, während die Wellenlängen + 1. Schließlich kann in unserer Studie ein stabiles Single-Mode-Lasern im Modus 0. Ordnung erreicht werden. Abbildung 4a zeigt die simulierte optische Feldverteilung des Abtastgitters bei verschiedenen Injektionsströmen. Wie zu sehen ist, hat sich die optische Feldstärkeverteilung für die Abtastgitterstruktur an den beiden Endfacetten dramatisch verbessert, was einer wesentlichen Verbesserung der Ausgangsleistung entspricht. 4b ist eine Verstärkung der optischen Feldverteilung in der Nähe einer der Endfacetten, und 4c zeigt die detaillierte Variation der optischen Feldstärke an der Endfacette mit Injektionsströmen. Wie in Fig. 4b gezeigt, ist das Profil der optischen Feldverteilung nicht glatt, sondern fluktuierend. Die Fluktuation wird durch die "Grenzflächenreflexion" zwischen dem Blockbereich und dem Nicht-Gitterbereich in jeder Abtastperiode verursacht, was eine "lokalisierte" Energiedichtekonzentration entlang der Kavität verursacht. Außerdem ist, wie in Fig. 4c gezeigt, die Variation der relativen Intensitätsverteilung der Endfacette nichtlinear mit den Injektionsströmen, was zu einer Nichtlinearität in der Leistungs-Strom-Kurve von Geräten führen kann.

a Das Diagramm der Abtastgitterstruktur, die vertikale gestrichelte Linie stellt die gespaltene Facettenposition dar, P ist die Abtastperiode und u die Länge des Gitterbereichs in einer Abtastperiode ist. b Die blaue Linie ist das berechnete Transmissionsspektrum des entworfenen Abtastgitters und die rote Linie ist das gemessene Elektrolumineszenzspektrum des hergestellten Wafers

a Die simulierte optische Feldverteilung des Abtastgitters bei verschiedenen Injektionsströmen. b Die Verstärkung der optischen Feldverteilung in der Nähe einer der Endfacetten. c Die detaillierte Variation der relativen Intensität des optischen Felds an der Endfacette mit Injektionsströmen

Die QCL-Struktur wurde auf einem n-InP (Si, 2 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) Substrat durch Molekularstrahlepitaxie (MBE) mit fester Quelle. Der aktive Kern bestand aus 40 Stufen von dehnungskompensiertem In_0,67 Ga_0.33 As/In_0,37 Al_0,63 B. Quantentöpfe und Barrieren, die den Elektronenübergangskanal zur Erzeugung von Photonen bereitstellen, die von den oberen und unteren InGaAs-Einschlussschichten umgeben waren. Das Gitter wurde auf der oberen InGaAs-Einschlussschicht unter Verwendung einer holographischen Doppelstrahl-Lithographietechnik in Kombination mit konventioneller optischer Lithographie definiert. Dann wurde die obere Wellenleiterschicht durch metallorganische Gasphasenepitaxie (MOVPE) gezüchtet. Danach wurde der Wafer zu einem Doppelkanal-Wellenleiterlaser mit einer durchschnittlichen Kernbreite von etwa 10 µm verarbeitet, der mit halbisolierendem InP:Fe für eine effiziente Wärmeableitung gefüllt war. Ein 450 nm dickes SiO₂ Dann wurde eine Schicht durch plasmaunterstützte chemische Gasphasenabscheidung (PECVD) zur Isolierung abgeschieden, und ein elektrischer Kontakt wurde durch eine durch Elektronenstrahlverdampfung abgeschiedene Ti/Au-Schicht bereitgestellt. Zur Verbesserung der Wärmeableitung wurde zusätzlich eine 5 µm dicke Goldschicht galvanisiert. Nach dem Abdünnen auf etwa 140  μm wurde auf der Substratseite eine Ge/Au/Ni/Au-Metallkontaktschicht abgeschieden. Dann wurden die Wellenleiter in 4 mm und 6 mm lange Stäbe gespalten und die hochreflektierende (HR) Beschichtung bestehend aus Al₂ O₃ /Ti/Au/Al₂ O₃ (200/10/100/120 nm) wurde auf einer der Facetten durch Elektronenstrahlverdampfung abgeschieden, wobei eine unbeschichtete Facette für die Messung der Kantenemissionsleistung zurückblieb. Zuletzt wurden die Laser mit der Epischicht-Seite nach unten auf einem Diamant-Kühlkörper mit einem Indium-Lot montiert, die anschließend zur effektiven Wärmeableitung auf Kupfer-Kühlkörpern gelötet wurden.

Ergebnisse und Diskussion

Die Spektren der Geräte wurden mit einem Fourier-Transformations-Infrarotspektrometer mit einer Auflösung von 0,25 cm ⁻¹ . getestet . Die Laser wurden dann auf einem Halter montiert, der einen Thermistor in Kombination mit einem thermoelektrischen Kühler enthielt, um die Temperatur des Unterbaus zu überwachen und einzustellen. Die emittierte optische Leistung wurde mit einem kalibrierten Thermopile-Detektor gemessen, der ohne Korrektur vor der Laserfacette platziert wurde.

Die Abbildungen 5 und 6 zeigen die Emissionsspektren und Licht-Strom-Spannungs-(L-I-V)-Eigenschaften der Bauelemente mit einem 4 mm bzw. 6 mm Resonatorlänge bemusterten Gitter-DFB-QCL. Wie man gesehen hat, variieren die Spektren bei allen Prüfvorgängen linear mit dem Injektionsstrom oder der Temperatur. Im CW-Modus beträgt die maximale optische Leistung der Geräte 649 mW und 948 mW bei 20 C für eine 4 mm bzw. 6 mm Resonatorlänge bei 1,2 A bzw. 1,4 A. Darüber hinaus ist die niedrige CW-Schwellenstromdichte von Geräten von 1,59 kA/cm ² und 1,05 kA/cm ² bei 20°C für eine Resonatorlänge von 4 mm und 6 mm erreicht, was den Vorteil des kleinen Wellenleiterverlusts und der niedrigen Schwellenstromdichte des vergrabenen Gitters vollständig widerspiegelt. Wie wir anhand der Laserspektren beobachtet haben, ist der Lasermodus linear mit den Änderungen der Temperatur oder des Injektionsstroms, was darauf hinweist, dass im Verlauf der Änderung des Injektionsstroms oder der Temperatur kein Modensprung auftritt. Die Leistungs-Strom-Kurven sind jedoch nicht linear, was durch die Fluktuationen der optischen Feldverteilung der Abtastgitterstruktur und die ungleichmäßige Änderung der optischen Feldstärke der Endfacetten bei den zuvor analysierten Injektionsströmen verursacht wird.

a Singlemode-CW-Emissionsspektren eines abgetasteten Gitter-DFB-QCL mit einer Resonatorlänge von 4 mm bei Strömen von etwa 1,1 × I _te für unterschiedliche Kühlkörpertemperaturen von 15–70°C. Der Einschub zeigt CW-Emissionsspektren bei verschiedenen Injektionsströmen von 0,63 bis 1,08 A mit einer Stufe von 0,05 A bei 20 °C. b CW-Licht-Strom-Spannung (L-I-V)-Eigenschaften des abgetasteten Gitters DFB QCL mit einer Kavitätslänge von 4 mm bei verschiedenen Temperaturen

a Singlemode-CW-Emissionsspektren eines abgetasteten Gitter-DFB-QCL mit einer Resonatorlänge von 6 mm bei Strömen um 1,1 × I _te für unterschiedliche Kühlkörpertemperaturen von 15–70°C. Der Einschub zeigt CW-Emissionsspektren bei verschiedenen Injektionsströmen von 0,63 bis 1,38 A mit einer Stufe von 0,05 A bei 20 °C. b CW-Lichtstrom-Spannungs-(L-I-V)-Eigenschaften des bemusterten Gitters DFB QCL mit einer Kavitätslänge von 6 mm bei verschiedenen Temperaturen.

Abbildung 7 zeigt die Fernfeldprofile des Geräts bei gepulstem Betrieb von etwa 1,25 × I _te bei Raumtemperatur. 7a zeigt das Fernfeldprofil entlang der Rippenbreitenrichtung, und 7b zeigt das Fernfeldprofil entlang der epitaktischen Wachstumsrichtung. Experimentelle Studien zeigten, dass eine fundamentale Transversalmode in einer vergrabenen Gitterstruktur leichter die Lasermode werden könnte als in einer Oberflächenmetallgitterstruktur, da der Verlust der fundamentalen Transversalmode aufgrund der Kopplung zwischen der fundamentalen Transversalmode und dem oberen Metallkontakt in einer Oberfläche zunimmt Metallgitterstruktur [6]. Dementsprechend wurde in unserem Experiment das Fernfeldprofil der fundamentalen Transversalmode mit der vollen Halbwertsbreite (FWHM) von 28,2° entlang der Richtung der Stegbreite erhalten. Somit zeigt sich ein weiterer offensichtlicher Vorteil der vergrabenen Gitterkonformation darin, dass der Lasermodus im Allgemeinen ein fundamentaler Transversalmodus mit einem Einzelkeulen-Fernfeldprofil ist, was die Kollimation begünstigt. Außerdem wird eine große FWHM von 50,1° entlang der epitaktischen Wachstumsrichtung aufgrund der kleinen Emissionsapertur erhalten, die in der gleichen Größenordnung wie die Wellenlänge liegt.

a Das Fernfeldprofil entlang der Kammbreitenrichtung. b Das Fernfeldprofil entlang der epitaktischen Wachstumsrichtung

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend lässt sich sagen, dass DFB-QCLs mit einem stabilen Singlemode-Emissionsabtastgitter mit niedrigem Schwellenwert und hoher Ausgangsleistung erreicht wurden. Die maximale CW-Ausgangsleistung und Schwellenstromdichte betragen 0,948 W (0,649 W) und 1,05 kA/cm ² (1,59 kA/cm ² ) für eine Kavität von 6 mm (4 mm). Eine wesentliche Verbesserung der Verteilung des optischen Feldes wird durch Einführung des kleinen abgetasteten Tastverhältnisses realisiert, um die Kopplungsstärke zu reduzieren. Ein Einzelkeulen-Fernfeldprofil wird ebenfalls beobachtet. Bei vergrabenen Quantenkaskadenlasern mit verteilter Rückkopplung ist der Einbau eines abgetasteten Gitters eine einfache und effektive Methode, um Bauelemente mit hoher Ausgangsleistung, niedriger Schwelle, stabiler Single-Mode-Emission und hoher Single-Mode-Ausbeute zu erzielen.

Abkürzungen

KW:

Dauerwelle

DFB:

Verteiltes Feedback

EL:

Elektrolumineszenz

FWHM:

Volle Breite auf halbem Maximum

Personal:

Hohes Reflexionsvermögen

L–I–V:

Licht–Strom–Spannung

MBE:

Molekularstrahlepitaxie

MOVPE:

Metallorganische Gasphasenepitaxie

PECVD:

Plasmaunterstützte chemische Gasphasenabscheidung

QCL:

Quantenkaskadenlaser