Stabiler Einzelmoden-DFB-Quantenkaskadenlaser bei 4,76 µm durch optimierte Facettenreflexionsbeschichtungen

Zusammenfassung

In dieser Arbeit werden Quantenkaskadenlaser (QCLs) vorgestellt, die auf Spannungskompensation in Kombination mit einem Zwei-Phononen-Resonanzdesign basieren. Ein Distributed-Feedback-Laser (DFB), der bei ~4,76 µm emittiert, wurde durch ein standardmäßiges eingebettetes Gitter erster Ordnung und eine Verarbeitung als Buried-Heterostruktur (BH) gefertigt. Stabiler Einzelmodenbetrieb wird unter allen Injektionsströmen und Temperaturbedingungen ohne Modensprünge durch eine optimierte Antireflexionsbeschichtung (AR) auf der Vorderfacetten erreicht. Die AR-Beschichtung besteht aus einer doppelschichtigen Dielektrikumsschicht aus Al₂O₃ und Ge. Für eine 2 mm lange Laserkavität erreichte der AR-beschichtete DFB-QCL eine maximale Ausgangsleistung von mehr als 170 mW bei 20 °C mit einem hohen Wirkungsgrad (Wall-Plug Efficiency, WPE) von 4,7 % im Continuous-Wave-Betrieb (CW).

Hintergrund

Mittlerinfrarote Quantenkaskadenlaser (QCLs) [1] zählen zu den vielversprechendsten Lichtquellen für zahlreiche kommerzielle Anwendungen. Diese praktischen Anwendungen wie Gassensorik, Freiraumkommunikation und hochauflösende Spektroskopie [2,3,4,5] erfordern QCLs mit hoher Leistung, verbesserter Einzelmoden-Zuverlässigkeit und niedrigen Kosten. Seit der ersten Demonstration eines DFB-QCLs im Jahr 1997 [6] wurden die Leistungen dieser Bauelemente stark verbessert, wobei der raumtemperatur-CW-Betrieb mit hoher Leistung im gesamten mittleren Infrarotbereich demonstriert wurde [7,8,9,10]. Die meisten auf eingebetteten Gitterstrukturen basierenden DFB-QCLs leiden jedoch unter dem Problem zufällig gekerbter Facetten, die die Lasermodenfrequenz bestimmen. Da in den beiden Bandkantenmoden der gleiche Verlust auftritt, kann ein stabiler Einzelmodenbetrieb nicht garantiert werden [11]. Besonders bei hohen Temperaturen oder großen Injektionsströmen tritt Modenspringen auf, was für Anwendungen in diesen Einzelmodenbauelementen nachteilig ist.

Um einen stabilen Einzelmodenbetrieb zu erreichen, wurde ein Viertelwellen-Phasensprung (λ/4 PS) in der Gitterperiode eingeführt, sodass der Laser im Defektmodus arbeitet; damit kann der Wettbewerb zwischen den beiden Bandkantenmoden vermieden werden. Für die Fertigung von λ/4-PS-Gittern muss jedoch Elektronenstrahllithografie eingesetzt werden, was zeitaufwendig und teuer ist [12]. Gewinngekoppelte DFB-Laser sind eine gute Wahl, um stabilen Einzelmodenbetrieb für konventionelle Halbleiterlaser zu erreichen [13]. Für QCLs ist die Herstellung gewinngekoppelter DFB-Laser jedoch aufgrund der großen Verluste durch den geätzten aktiven Bereich unrealistisch. Eine weitere kunstvolle Methode nutzt den Kavitätsverlust-Kopplungsmechanismus, um den Verlustunterschied zwischen den beiden DFB-Moden zu erhöhen. Es wird angenommen, dass eine geeignete Facettenreflexionsbeschichtung stabilen Einzelmodenbetrieb auch bei hohen Temperaturen und großen Strömen ermöglichen kann. Obwohl einige Forschungen sich der Facettenbeschichtung widmeten, konzentrieren sie sich meist auf die Bildung einer optimalen äquivalenten Kavitätenlänge L_opt, um den Wandsteckerwirkungsgrad (WPE) zu erhalten, anstatt die Einzelmoden-Zuverlässigkeit zu verbessern [14, 15]. Auch die optimierte Reflexionsbeschichtung sollte ein vielversprechender Weg sein, um die Konkurrenz zwischen den beiden DFB-Moden zu lösen und verdient eine systematische Untersuchung.

In dieser Arbeit wird der stabile Einzelmodenbetrieb von DFB-QCLs bei λ ~ 4,76 µm nach Antireflexions-(AR)-/Hochreflexions-(HR)-Beschichtung vorgestellt. Die AR-Beschichtung besteht aus einem doppelschichtigen Dielektrikum aus Al₂O₃ (380 nm) und Ge (33 nm). Diese Bauelemente zeigen eine sehr niedrige Schwellenstromdichte von 0,65 kA/cm² bei 20 °C. Einzelmodenemission mit einem Seitenmoden-Unterdrückungsverhältnis (SMSR) über 26 dB wird bis zu einer Temperatur von 90 °C im CW-Betrieb ohne Modenspringen erreicht. Es wird angenommen, dass die Antireflexionsbeschichtung auf der Vorderfacetten sehr wertvoll ist, um die zufällige Phase der Kavitätenfacetten zu unterdrücken.

Methoden

Theorie und Simulation

Der Kern der Simulation des Antireflexionsbeschichtungseffekts in einer endlichen DFB-Kavität ist die Berechnung des Modenverlusts für die beiden Bandkantenmoden. Die Transfermatrix-Methode wäre ein geeigneter Weg, die gesamte Laserstruktur zu analysieren [16, 17]. Wir betrachten die Anwendung dieser Methode auf Bauelemente, die ein longitudinales Brechungsindexprofil ähnlich dem in Abb. 1 gezeigten aufweisen. Diese schematische Darstellung veranschaulicht den Effekt eines Gitters mit kleiner unterschiedlicher effektiver Indexstörung (n_eff,1, n_eff,2) und beschichteter Schichten (n₃, n₄) auf den geführten Modus. Die komplexen Brechungsindizes der in der Berechnung verwendeten Hauptmaterialien sind wie folgt: InP (3,088 + i·2e−4), InGaAs (3,4 + i·2,9e−5), aktiver Bereich (3,298 + i·4e−5), hochdotiertes InP (2,81 + i·1,4e−2), SiO₂ (1,3603 + i·6,3e−4), Au (1,341 + i·32,582), Al₂O₃ (1,5348 + i·3,2967e−3) und Ge (4,0165 + i·4e−2). Anschließend wurden die verschiedenen effektiven Indizes n_eff,1 = 3,1599 + i·5,17e−5 und n_eff,2 = 3,1662 + i·5,6756e−5 mit COMSOL über die Partielle-Differentialgleichungs-Funktion (PDE) ermittelt. Der Laser wird als in einem einzelnen transversalen Modus betrieben angenommen, sodass die Ausbreitungseigenschaften des Lichts an jedem Punkt entlang der Laserkavität durch eine einzige skalare komplexe Größe k beschrieben werden, den Wellenzahlvektor des Mediums. Weiterhin wird angenommen, dass der Laser linear polarisiert ist und das zugehörige elektrische Feld eine sinusförmige Zeitabhängigkeit e^(iωt) aufweist. Unter diesen Annahmen erfüllt der eindimensionale ebene elektromagnetische Wellenfaktor E_z, der den Teil der räumlichen Variation der Wellenfunktion beschreibt, die Helmholtz-Gleichung:

∂²E_z/∂z² + K²(z)E_z = 0 (1)

K(z) ist gegeben durch:

K(z) = ω/c · n(z) = k · n(z) = (k_r + i k_i) · n(z) (2)

wobei ω und c jeweils die Winkelgeschwindigkeit und die Lichtgeschwindigkeit sind und n(z) der komplexe Brechungsindex an jedem Punkt entlang der Laserkavität. Der Wellenzahlvektor k, der gelöst werden muss, kann in zwei Teile aufgeteilt werden: k_r und k_i. Der Realteil k_r bestimmt die Wellenlänge des Lichts in der Laserkavität, während der Imaginärteil k_i vom Modenverlust der endlichen Kavität herrührt und für die Dämpfung verantwortlich ist. Aus Abb. 1 geht hervor, dass der Laser als Mehrschnittbauelement mit 2N + 2 Abschnitten betrachtet werden kann, wobei N die Gitterperiode ist. In jedem dieser Abschnitte ist das elektrische Feld E_n(z) eine Linearkombination von zwei gegenläufigen exponentiellen ebenen Wellen, wobei eine mit der komplexen Amplitude A_n abnimmt und die andere mit B_n zunimmt. Die Gleichung lautet:

E_n(z) = A_n exp(-iK_n z) + B_n exp(iK_n z) (3)

Insgesamt gibt es 2N + 3 Grenzflächen. An jeder dieser Grenzflächen müssen sowohl das elektrische Feld als auch seine Ableitung nach der Ausbreitungsrichtung auf beiden Seiten der Grenzfläche gleich sein. Die Gleichung ergibt sich zu:

[E_2N+3(z); E'_2N+3(z)] = ∏_n=0^2N+2 M(d_n) [E_0(z); E'_0(z)] = [μ₁₁ μ₁₂; μ₂₁ μ₂₂] · [E_0(z); E'_0(z)] (4)

Die Transfermatrix M(d_n) ist gegeben durch:

M(d_n) = [cos(k n_n d_n) (1/(k n_n)) sin(k n_n d_n); -k n_n sin(k n_n d_n) cos(k n_n d_n)] (5)

In Anbetracht dessen, dass der elektrisch gepumpte Laser ein selbstoszillierendes Bauelement ist, gibt es keine einfallenden Wellen von außerhalb des Bauelements. Dies führt zur Randbedingung B₀ = A_2N+3 = 0, und die Gleichung wird zu:

f = i k μ₁₁ + μ₁₂ k² - μ₂₁ + i k μ₂₂ = 0 (6)

Jeder Wert des Wellenzahlvektors k kann mit Hilfe von Matlab durch Gleichung (6) ermittelt werden. Die Imaginärteile k_i, die den Verlusten der Kavitätenmoden entsprechen, würden helfen, die AR-Beschichtungseffekte zu analysieren.

Abbildung 2a zeigt die berechneten Ergebnisse basierend auf der Transfermatrix-Simulation. Wie die beiden roten Kurven zeigen, ändert sich der Hochfrequenz-Modenverlust sehr langsam mit der Abnahme der Reflexion, während der Niedrigfrequenz-Modenverlust stark zunimmt. Das Inset zeigt das Modenprofil, berechnet für den Niedrig- und Hochfrequenzmodus für eine einzelne Periode des Gitters. Wie dargestellt, hat der Niedrigfrequenzmodus eine höhere elektrische Feldstärke in den Gittermaxima, also im höheren Indexbereich des Gitters, und der Hochfrequenzmodus ist stärker im niedrigeren Indexbereich des Gitters konzentriert. Für ein unendliches Kavitätsmodell ohne Facettenreflexion hat der Hochfrequenzmodus immer einen geringeren Modenverlust als der Niedrigfrequenzmodus. Wenn der Effekt der Endfacettenspiegel vernachlässigt werden könnte, würde der Hochfrequenzmodus mit den kleineren Wellenleiterverlusten immer lasern. Die Anwesenheit von Endfacettenspiegeln gibt jedoch Reflexionen, die konstruktiv oder destruktiv mit den DFB-Moden in der Laserkavität interferieren. Diese Interferenz beeinflusst den endlichen Gitterkavitätsverlust jedes Modus und kann bestimmen, welcher Modus lasert. Wir bemerken, dass der Effekt der Spiegel am größten ist, wenn die Position beider Spiegel mit einem Maximum der elektrischen Feldamplitude eines DFB-Modus zusammenfällt, was auch der Fall ist, wenn die Spiegel an einem Knoten für den anderen DFB-Modus sind. Hier fallen die Spiegel für die unbeschichtete Facette mit dem Maximum des Niedrigfrequenzmodus zusammen, und dann interferieren die Reflexionen von den Endspiegeln maximal konstruktiv mit dem im Laserkavität vorhandenen Modus. Dies führt zu einem verringerten Gesamtmodenverlust aufgrund des konstruktiven Beitrags des Spiegels. Mit abnehmender Reflexion und zusätzlichem Phaseneinfluss durch die Verwendung der doppelschichtigen AR-Beschichtung nimmt der Verlust des Niedrigfrequenzmodus allmählich mit der Abnahme der Reflexion zu, aufgrund des abgeschwächten Interferenzeffekts und erhöhten Spiegelverlusts. Gleichzeitig ändert sich der Verlust des Hochfrequenzmodus nur wenig aufgrund des verstärkten Interferenzeffekts. Dies führt dazu, dass der Δ-Modenverlust ähnlich wie eine Exponentialfunktion verläuft, besonders wenn die Vorderfacettenreflexion < 0,15 beträgt. Laut der Simulation existiert nur ein Minimum im gesamten Spektrum, wenn die Reflexion der Vorderfacetten < 0,11 beträgt, was theoretisch bedeutet, dass Modenspringen nicht auftreten kann, da der Verlust des anderen Bandkantenmodus zu hoch ist, um zu lasern.

Abbildung 2b zeigt drei typische Modenverlustspektren während der Simulation, wobei die Hoch- und Niedrigfrequenzmoden 4,762 und 4,779 µm betragen. Das erste ist der DFB-QCL ohne AR-Beschichtung. Man sieht den durch die Gitterrückkopplung entstandenen Stopband deutlich, und die beiden Bandkantenmoden sind fast identisch. Das zweite ist eine spezifische AR-Beschichtung mit 200 nm Al₂O₃ und 5 nm Ge mit einer Reflexion von 0,22. Der Unterschied zwischen den beiden Bandkantenmoden wird offensichtlich. Das letzte zeigt, dass mit einer niedrigeren Reflexionsbeschichtung der Δ-Modenverlust so groß ist, dass der Niedrigfrequenzmodus unter den Verlust des Stopbands taucht. Obwohl die niedrigere Reflexion theoretisch zu einem größeren Δ-Modenverlust führt, müssen wir auch berücksichtigen, dass extrem niedrige Reflexion enorme Spiegelverluste in den Bauelementen verursacht, was den WPE stark abfallen lässt. Das ist ein Kompromiss bei der Wahl der Schichtdicke basierend auf dem Experiment.

Bauelementfertigung

Der QCL-Wafer wurde auf einem n-dotierten (Si, 3 × 10¹⁷ cm⁻³) InP-Substrat durch feststoff-Molekularstrahlepitaxie (MBE) basierend auf einem Zwei-Phononen-Resonanzdesign gezüchtet. Der aktive Kern umfasst 40 Stufen von spannungskompensierten In₀,₆₆₉Ga₀,₃₃₁As/In₀,₃₆₂Al₀,₆₃₈As-Quantenwellen und -barrieren, die ähnlich wie in Ref. [18] sind. Die Schichtfolge war wie folgt: 2 µm untere InP-Kladdingschicht (Si, 2,5 × 10¹⁶ cm⁻³), 0,3 µm dicke angepasste In₀,₄₇Ga₀,₅₃As-Schicht (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), 40 aktive/Injektor-Stufen, 0,3 µm dicke In₀,₄₇Ga₀,₅₃As-Schicht (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), 3 µm obere InP-Kladdingschicht (Si, 2,5 × 10¹⁶ cm⁻³) und 0,7 µm hochdotierte InP-Kladdingschicht (Si, 5 × 10¹⁸ cm⁻³). Der durchschnittliche Dotierungsgrad des aktiven Bereichs wurde empirisch auf 2,4 × 10¹⁶ cm⁻³ eingestellt. Zur Fertigung des eingebetteten Gitters wurde die obere Kladdingschicht bis zur oberen InGaAs-Schicht abgetragen. Das erste-Ordnung-DFB-Gitter mit einer Periode von Λ = 0,755 µm (Tastverhältnis σ = 20 %) wurde auf der 300 nm dicken oberen InGaAs-Schicht mittels holografischer Lithografietechnik definiert und anschließend durch nasschemisches Ätzen auf eine Tiefe von etwa 90 nm geätzt. Anschließend wurden eine 3 µm dicke niedrigdotierte (Si, 2,5 × 10¹⁶ cm⁻³) InP-Schicht, gefolgt von einer 0,2 µm allmählich dotierten (von 1 × 10¹⁷ cm⁻³ auf 3 × 10¹⁷ cm⁻³ wechselnden) InP-Schicht und einer 0,5 µm InP (5 × 10¹⁸ cm⁻³) Kontaktschicht nacheinander als obere Kladdingschicht durch Metallorganische Gasphasenepitaxie (MOVPE) abgeschieden.

Nach der Implementierung des Gitterprofils und der Nachwuchsabscheidung wurde der Epi-Wafer in 10 µm breite Ridges geätzt, und die Wellenleiter wurden erneut in das MOVPE-System eingeführt und in halbleitendem InP (Fe) eingebettet. Eine 450 nm dicke SiO₂-Schicht wurde durch plasmaverstärkte chemische Gasphasenabscheidung (PECVD) zur Isolierung um den Ridge herum abgeschieden, und der elektrische Kontakt wurde durch eine Ti/Au-Schicht bereitgestellt. Eine zusätzliche 5 µm dicke Goldschicht wurde anschließend galvanisch aufgebracht, um die Wärmeableitung weiter zu verbessern. Die Wellenleiter wurden in 2 mm lange Stäbe gekerbt, und die Tests wurden an Bauelementen mit optimierten Facettenreflexionsbeschichtungen durchgeführt. Sowohl die HR-Beschichtung der Rückfacetten, bestehend aus Al₂O₃/Ti/Au/Ti/Al₂O₃ (400/5/100/10/200 nm), als auch die AR-Beschichtung der Vorderfacetten, bestehend aus Al₂O₃/Ge (380/33 nm), werden durch Elektronenstrahlverdampfung abgeschieden. Die berechnete Reflexion der Vorderfacetten beträgt 3,4 % für die Wellenlänge 4,76 µm, und die detaillierte Beziehung zwischen der Schwankung der Beschichtungsdicke und der Reflexion wurde in unserer zuvor veröffentlichten Arbeit [19] diskutiert. Die Laser wurden mit Indiumlot epi-Seite nach unten auf SiC-Kühlkörpern montiert und dann drahtgebunden an einen externen Kontaktpad. Für die spektrale und elektrische Charakterisierung werden die Laser auf ein Peltierelement montiert und die Temperatur am Kühlkörper mit einem Thermistor überwacht.

Ergebnisse und Diskussion

Abbildung 3 zeigt die unterschwelligen Emissionsspektren, die sich mit steigendem Strom dynamisch von Elektrolumineszenz zu Lasern ändern, gemessen mit dem Bruker Vertex 70 FTIR und einem stickstoffgekühlten HgCdTe-Detektor. Das Laserspektrum knapp über dem Schwellenwert zeigt, dass das Bauelement auf dem Fundamentalmodus arbeitet, und wir können den Stopband des Fundamentalmodus deutlich erkennen, wenn der Strom 285 mA beträgt. Aus der Stopbandbreite Δν = 3,076 cm⁻¹ und dem effektiven Index n_eff = 1/(2νΛ) = 3,153 berechnen wir einen Kopplungskoeffizienten κ = Δν·π·n_eff = 30,4 cm⁻¹, was für unsere HR-beschichtete 2 mm lange Kavität in einem Kopplungsprodukt κL von 12,1 resultiert, was gut mit unserer Bauelementfertigung übereinstimmt. Das Produkt κL, weit größer als die vorherige theoretische Untersuchung κL ≈ 1 [20], zeigt, dass ein überkoppeltes Schema vorliegt, was vorteilhaft ist, um den Einzelmodenbetrieb im gesamten Strom- und untersuchten Temperaturbereich zu sichern.

Abbildung 4a zeigt die typische CW-Leistung-Strom-Spannung (P-I-V)-Kurve des DFB-Lasers bei verschiedenen Kühlkörpertemperaturen zwischen 20 und 90 °C. Die Ausgangsleistung erreicht 200 mW für das 2 mm lange Bauelement mit einer niedrigen Schwellenstromdichte von 0,65 kA/cm² bei 20 °C. Die Schwelspannung (V_th) von 13,2–14,2 V wurde über den Temperaturbereich von 20–90 °C gemessen. Es ist erwähnenswert, dass Modenspringen nur bei niedrigeren Kühlkörpertemperaturen unter 60 °C existiert, was leicht aus der P-I-Kurve abgeleitet werden kann. Hohe Kühlkörpertemperaturen würden eine stärkere Wärmeakkumulation im Laserkern bewirken, sodass der thermische Effekt einen anderen Modenlaser unterdrückt und Modenspringen nicht auftreten würde. Abbildung 4b zeigt die P-I-V-Kurve des DFB-Lasers, auf dessen Vorderfacetten eine Antireflexions-(AR)-Beschichtung aufgebracht wurde, und wir wählen eine AR-Beschichtungsreflexion von 3,4 %. Jede glatte P-I-Kurve zeigt an, dass es keinen Modensprung im gesamten gemessenen Temperaturbereich gibt. Abbildung 4c, d zeigt das Laserspektrum bei verschiedenen Strömen von 150 bis 250 mA in 25 mA Schritten. Aus Abb. 4d ist offensichtlich, dass wir einen stabilen Einzelmodenbetrieb bei verschiedenen Strömen mit optimierter AR-Facettenbeschichtung erreichen, anstatt Modenspringen wie in Abb. 4c. Die Frequenz behält immer eine lineare Beziehung zum Injektionsstrom bei, und der Stromabstimmungskoeffizient Δν/ΔI = -0,024 cm⁻¹ mA⁻¹ beweist, dass die AR-Beschichtung eine einfache und effiziente Methode ist, um das Problem des Modenspringens in DFB-QCLs zu lösen.

Abbildung 5 zeigt die Emissionsspektren des beschichteten DFB-Lasers bei verschiedenen Kühlkörpertemperaturen von 20 bis 90 °C. Die Messungen wurden mit einem NICOLET 8700 FTIR-Spektrometer mit 0,25 cm⁻¹ Auflösung im Rapid-Scan-Modus durchgeführt. Eine einzelne Längsmodenemission wird im gesamten untersuchten Temperaturbereich mit einem Seitenmoden-Unterdrückungsverhältnis (SMSR) von 26 dB bei hoher Temperatur von 90 °C beobachtet. Wie im Inset von Abb. 5 gezeigt, wurde das Emissionsmaximum bei 2100,4 cm⁻¹ bei 20 °C auf 2088,6 cm⁻¹ bei 90 °C verschoben, was einem Temperaturabstimmungskoeffizienten Δν/ΔT = -0,168 cm⁻¹ K⁻¹ entspricht. Die gute lineare Abstimmung zeigte an, dass während der Änderung der Kühlkörpertemperatur kein Modenspringen auftrat. Zusätzlich zeigen alle genannten Bauelemente eine dominante einzelne laterale Fernfeldverteilung im CW-Betrieb auf dem Fundamentalmodus aufgrund der präzisen Kontrolle der Ridge-Breite.

Der CW-WPE wurde berechnet und als Funktion der aufgenommenen elektrischen Leistung in Abb. 6 dargestellt. Bei 20 °C wurde ein maximaler WPE von 4,7 % um 240 mA mit einer Ausgangsleistung von 170 mW erreicht. Die maximalen WPE betrugen bei 50 und 90 °C noch 2,9 und 0,8 %. Bis heute waren diese Werte für nieder-schwellen DFB-QCLs aufgrund unserer hohen Materialqualität und optimierten Facettenreflexionsbeschichtung immer noch sehr hoch. Es wird angenommen, dass der WPE durch die optimierte Auswahl der Laserkavitätenlängen unter Berücksichtigung des Beschichtungseffekts weiter verbessert werden kann.

Schlussfolgerungen

Wir haben den raumtemperatur-CW-Betrieb von Einzelmoden-DFB-QCLs bei λ ~ 4,76 µm demonstriert. Durch Aufbringen einer AR-Beschichtung, bestehend aus doppelschichtigem Dielektrikum Al₂O₃ und Ge auf der Vorderfacetten, wurde ein stabiler Einzelmodenbetrieb ohne jegliche Modensprünge unter allen Strömen und Temperaturbedingungen erfolgreich realisiert. Bei 20 °C wurde eine CW-Ausgangsleistung von bis zu 170 mW mit einer sehr niedrigen Schwellenstromdichte von 0,65 kA/cm² beobachtet. Solche Bauelemente stellen einen wichtigen Schritt in Richtung der Nutzung stabiler Einzelmoden-DFB-QCLs im mittleren Infrarotspektralbereich für praktische Anwendungen dar.

Abkürzungen

AR:

Antireflexion

BH:

Buried Heterostruktur (eingebettete Heterostruktur)

CW:

Continuous Wave (Dauerstrichbetrieb)

DFB:

Distributed Feedback (verteiltes Rückkopplungsgitter)

HR:

High Reflection (Hochreflexion)

MBE:

Molecular Beam Epitaxy (Molekularstrahlepitaxie)

MOVPE:

Metal Organic Vapor Phase Epitaxy (metallorganische Gasphasenepitaxie)

PDE:

Partial Differential Equation (partielle Differentialgleichung)

PECVD:

Plasma-Enhanced Chemical Vapor Deposition (plasmaverstärkte chemische Gasphasenabscheidung)

P-I-V:

Power-Current-Voltage (Leistung-Strom-Spannung)

QCL:

Quantum Cascade Laser (Quantenkaskadenlaser)

SMSR:

Side-Mode Suppression Ratio (Seitenmoden-Unterdrückungsverhältnis)

V_th:

Threshold Voltage (Schwellspannung)

WPE:

Wall-Plug Efficiency (Wandsteckerwirkungsgrad)

λ/4 PS:

A Quarter-Wave Phase Shift (Viertelwellen-Phasensprung)