Dual-Mode InAs/GaAs-Quantenpunkt-DFB-Laser für breit abstimmbare CW-Terahertz-Anwendungen

Zusammenfassung

In dieser Arbeit wurde ein lateral gekoppelter verteilter Rückkopplungs-(LC-DFB)-Laser basierend auf moduliert p-dotierten mehrfachen InAs/GaAs-Quantenpunkt-(QD)-Strukturen gefertigt. Das Bauelement zeigt ein hohes Seitenmoden-Unterdrückungsverhältnis (SMSR) von > 47 dB und eine hohe thermische Stabilität von dλ/dT = 0,092 nm/K unter CW-Betrieb (Continuous Wave), was hauptsächlich auf den hohen Materialgewinn durch Modulations-p-Dotierung und schnelles thermisches Glühen (RTA) sowie die erheblich reduzierten Wellenleiterverluste durch flach geätzte Gitter und deren Nähe zum Laser-Ridge im LC-DFB-Laser zurückzuführen ist. Mit dieser überlegenen Leistung des DFB-Lasers wurde ein breit abstimmbarer Dual-Wellenlängen-Laserbetrieb durch gezielte Definition unterschiedlicher Perioden für die Gitterstrukturen auf den beiden Seiten des Laser-Ridges oder durch Kombination der reduzierten Laser-Hohlraumlänge erzielt. Der Wellenlängenabstand zwischen den beiden Lasermoden kann flexibel in einem sehr weiten Bereich von 0,5 bis 73,4 nm eingestellt werden, was einer Frequenzdifferenz von 0,10 bis 14 THz entspricht – dem bisher größten Abstimmbereich durch ein einzelnes Bauelement und somit eine neue Möglichkeit zur Erzeugung von CW-THz-Strahlung.

Hintergrund

Verteilte-Rückkopplungs-(DFB)-Laser sind technologisch bedeutsam für ihre breiten Anwendungen in der Fernoptischen Kommunikation und Terahertz-(THz)-Strahlung aufgrund ihres schmalen Emissionsspektrums und der stabilisierten Emissionswellenlänge [1,2,3]. In den letzten zehn Jahren wurden große Anstrengungen unternommen, um hochleistungsfähige DFB-Laser zu entwickeln, und Quantenpunkt-(QD)-basierte DFB-Laser zeigten vorteilhafte Leistungen wie niedrigen Schwellenstrom, hohe Quanteneffizienz, breiten Wellenlängenabstimmbereich und hohe Temperaturstabilität gegenüber kommerziellen Quantenwellen-basierten Bauelementen [4,5,6]. Die Modulations-p-Dotierung in Quantenpunkt-Laserstrukturen hat sich als effektive Methode zur weiteren Verbesserung der QD-Laserleistung erwiesen, einschließlich Temperaturstabilität [7] und Hochgeschwindigkeitsmodulation [8], aufgrund des signifikant erhöhten Grundzustands-(GS)-Gewinns. Zudem hat sich schnelles thermisches Glühen (RTA) als weiterer effizienter Weg zur Optimierung der Materialqualität und optischen Eigenschaften der QD-Anordnungen erwiesen, aufgrund der Reduktion von Punktdefekten und Versetzungen, die während des Epitaxiewachstums entstehen. Der konventionelle Fertigungsprozess eines DFB-Lasers erfordert normalerweise zwei Schritte hochwertigen epitaktischen Wachstums [9]. Stubenrauch et al. berichteten über die Fertigung eines 1,3-µm-QD-DFB-Lasers mit hoher statischer und dynamischer Leistung; jedoch war nach der Fertigung einer Bragg-Gitterstruktur und dem Epitaxiewachstum der unteren Klammschicht und des aktiven Bereichs ein metallorganisch-chemisches Dampfabscheidungs-(MOCVD)-Epitaxie-Nachwachstumsschritt erforderlich, um die gesamte Laserstruktur zu vervollständigen, was zu vielen komplexen und unsicheren Faktoren führt [1]. Um den Nachwachstumsprozess zu vermeiden, schlugen Goshima et al. eine QD-basierte lateral gekoppelte DFB-(LC-DFB)-Laserstruktur vor, die durch tiefes Ätzen des Gitters vertikal in den Ridge-Wellenleiter realisiert wurde, aber niedrige Steigwirkungsgrade unter 0,03 W/A und ein kleines SMSR von 20 dB wurden aufgrund großer Wellenleiterverluste beobachtet [10]. Die Wellenleiterverluste stammen hauptsächlich vom tiefen Ätzprozess, durch den eine hochwertige und einheitliche Gitterstruktur aufgrund technischer Probleme mit hohem Aspektverhältnis (normalerweise 20:1) in Trocken- oder Nassätzprozessen sehr schwer zu realisieren ist [11]. Um also einen super-hochleistungsfähigen DFB-Laser zu realisieren, ist es notwendig, einen Weg zu finden, den optimierten QD-aktiven Bereich mit einer verbesserten Bauelement-Wellenleiterstruktur zu kombinieren.

Terahertz-(THz)-Frequenz-Strahlungsquellen haben aufgrund ihrer vielversprechenden medizinischen, landwirtschaftlichen, umweltbezogenen und sicherheitsrelevanten Anwendungen erhebliche Aufmerksamkeit erregt [12, 13], und eine frequenzabstimmbare CW-Betriebsweise der THz-Strahlungsquelle mit kompakter Größe und niedrigen Kosten ist besonders erwünscht. Kürzlich wurden verschiedene Halbleiter-Dual-Mode-Laser für das Ziel der Entwicklung einer optischen Schlagquelle für THz-Photomischung untersucht. Breite Frequenzabstimmung wurde durch den Einsatz von External-Cavity-Lasern demonstriert, die gleichzeitig zwei Linien unterschiedlicher Wellenlängen emittieren [14, 15]. Die mechanisch beweglichen Teile im External-Cavity-Lasersystem sind jedoch weder komfortabel noch stabil für die Wellenlängenabstimmung. CW-THz-Signale können auch durch den Einsatz zweier unabhängiger DFB-Laserstrahlen leicht unterschiedlicher Frequenzen erzeugt werden. Diese Technik hat sich als hervorragende Wahl zur Erzeugung von THz-Strahlung erwiesen, da sie von dem sehr schmalen Emissionsspektrum und der stabilisierten Emissionswellenlänge von DFB-Laserdioden profitiert [3, 16,17,18]. Neben den berichteten Konfigurationen für THz-Photomischung ist die gleichzeitige Emission zweier abstimmbarer Laserlinien aus einem einzelnen DFB-Laser-Hohlraum aufgrund seiner Kompaktheit, hohen Temperaturstabilität und hohen Spektralqualität sehr attraktiv [3, 19].

In dieser Arbeit wurden die mehrfachen InAs/GaAs-QD-Laserstrukturen durch Molekularstrahlepitaxie (MBE) gezüchtet, und p-Typ-Modulationsdotierung wurde auf den QD-aktiven Bereich angewendet. Nach dem Epitaxiewachstum wurden die QD-Proben durch einen Nachwuchsglühprozess behandelt. Um den Überwuchsschritt zu vermeiden und das Aspektverhältnis beim Gitterätzen zu reduzieren, wurde der LC-DFB-Laser mit flach geätzten Gittern gefertigt. Die flach geätzten LC-DFB-Laser basierend auf den p-dotierten QDs zeigen einen hohen differentiellen Wirkungsgrad von 0,2 W/A, ein großes SMSR von 47 dB und eine hohe thermische Stabilität dλ/dT von 0,092 nm/K. Darüber hinaus wurde Dual-Mode-Lasing erfolgreich mit den LC-DFB-Lasern durch Fertigung von zwei Satz Gittern unterschiedlicher Perioden erzielt, und die Lasereigenwellenlängen können einfach durch gezieltes Modifizieren der Gitterperioden manipuliert werden, was eine große Bereichseinstellung der Frequenzdifferenz der beiden Lasermoden von 0,10 bis 14 THz ermöglicht. Unsere Arbeit demonstriert die vielversprechenden Anwendungen von QD-basierten LC-DFB-Lasern für die Fernoptische Kommunikation und CW-THz-Strahlungsquellen.

Methoden

Herstellung und Charakterisierung der Materialien

Die InAs/GaAs-QD-Laserstrukturen wurden auf Si-dotierten GaAs-(100)-Substraten durch ein MBE-System gezüchtet. Der aktive Bereich der Laserstruktur besteht aus acht Stapeln von QD-Schichten, getrennt durch 33 nm dicke GaAs-Barrieren. Jede QD-Schicht umfasst 2,7 ML InAs, bedeckt mit einer 6 nm dicken InGaAs-Spannungsreduktionsschicht. Der gesamte aktive Bereich wird von den Klammschichten des unteren ~2800 nm n-Al_0.3Ga_0.7As und des oberen ~1800 nm p-Al_0.3Ga_0.7As eingeschlossen. Die Abscheidung von InAs erfolgt bei einer Wachstumstemperatur von 510 °C und einer Wachstumsrate von 0,01 ML/s. Die Modulations-p-Dotierung mit Be wurde in einer 6 nm Schicht durchgeführt, die sich in der GaAs-Abstandsschicht 10 nm unterhalb jeder QD-Schicht befindet, und die Dotierkonzentration wurde auf 25 Akzeptoren pro Punkt kontrolliert. Das Querschnitts-TEM-Bild der InGa/GaAs-QD-Schichten ist in Abb. 1a gezeigt. Die Dichte der InAs/GaAs-QDs wurde durch Rasterkraftmikroskopie auf 4 × 10¹⁰ cm⁻² bestimmt. Die RTA-Behandlung wurde in N₂-Atmosphäre bei 700 °C für 45 s durchgeführt. Die QD-Proben wurden während des Glühens durch eine GaAs-Nähekappe geschützt.

Schematisches Diagramm und Morphologie der InAs/GaAs-QD-LC-DFB-Laserstruktur. a Schematisches Diagramm der InAs/GaAs-QD-LC-DFB-Laserstruktur. Inset: Querschnitts-TEM-Bild der QD-aktiven Schichtstruktur. b Draufsicht des REM-Bildes der LC-DFB-Laserstruktur mit erstem-Ordnungs-Gitter. Inset: vergrößertes REM-Bild fokussiert auf die Verbindung zwischen Gitter und Ridge-Wellenleiter.

Design, Fertigung und Charakterisierung von LC-DFB

Das schematische Diagramm der entworfenen LC-DFB-Laserstruktur ist in Abb. 1a gezeigt. Dieser Designansatz ermöglicht die Fertigung von LC-DFB-Lasern durch nur eine Runde epitaktischen Wachstums und reduziert das Aspektverhältnis beim optischen Gitterätzen. Die Bildung des schmalen Ridge-Wellenleiters und seiner lateral gekoppelten Gitterstruktur erfolgt in zwei Verarbeitungsschritten, was sich vom traditionellen definierenden Lithografieprozess unterscheidet [1, 9, 10]. Die Fertigung des lateral gekoppelten Gitters erfordert flaches Ätzen und reduziert das hohe Aspektverhältnis beim Trockenätzen, das vom traditionellen Tiefätzansatz gefordert wird. Zudem ermöglicht das Ätzen der Gitter nur wenige hundert Nanometer in die Halbleiter die Realisierung von Gitterstrukturen mit sehr kleinen Merkmalsgrößen wie dem ersten-Ordnungs-Gitter und bietet somit eine neue Gelegenheit, geniale Bauelementstrukturen für THz-Anwendungen zu entwickeln.

Bezüglich des Kopplungsprinzips von LC-DFB ist bekannt, dass die Nähe der Gitter zum Ridge ein entscheidender Faktor ist, der die Laserleistung stark beeinflusst [20]. Im Fertigungsprozess hat das Probenmaterial für Elektronenstrahllithografie (EBL) nach der Definition des Ridge-Wellenleiters einen Höhenunterschied zum Wellenleiter, und der Photolack stapelt sich während EBL an der Seitenwand, was die Bildung von Gittern angrenzend zum Ridge erschwert. Um das Problem der nicht-uniformen Photolackbeschichtung zu lösen und eine hochwertige, durch EBL strukturierte Gitterbildung zu ermöglichen, wurde die Dicke des Polymethylmethacrylat-(PMMA)-Resists sorgfältig auf 75 nm ausgewählt, was optimiert ist, um die Gitterqualität an ihre Gleichgewichtspunkte zu bringen. Der LC-DFB-Laser wurde durch folgende Verfahren gefertigt. Zuerst wurde eine 75 nm dicke SiO₂-Schicht durch plasmaverstärkte chemische Gasphasenabscheidung (PECVD) auf die Epitaxiestruktur aufgebracht, die als Ätzschutzschicht für das flache Ätzen der Gitter dient. Die Ridge-Wellenleiterstruktur wurde mit optischer Lithografie strukturiert und auf eine Tiefe von etwa 1,75 µm mit induktiv gekoppeltem Plasma (ICP) mit einem Gasgemisch aus Cl₂ und BCl₃ geätzt. Mit der definierten Wellenleiterstruktur wurde die obere p-seitige AlGaAs-Klammschicht weiter durch Nassätzen geätzt, das bei ~280 nm über den QD-aktiven Bereichen stoppte. Danach wurde das Probenmaterial mit PMMA-Resist (Molekulargewicht 950 K und Dicke 75 nm) beschichtet und 90 s bei 180 °C gebacken. Das erste-Ordnungs-Gitter wurde neben dem Ridge-Wellenleiter durch EBL definiert, und dann wurde das Resistbild durch ICP-Trockenätzen in das AlGaAs übertragen. Die Ätzraten von PMMA-Resist und AlGaAs betrugen etwa 5 nm/s bzw. 10 nm/s. Ein REM-Bild der gefertigten LC-DFB-Struktur ist in Abb. 1b gezeigt. Durch die sorgfältige Wahl der EBL-Belichtungsdosis und die stark verringerte Photolackstapelung aufgrund des dünnen Resists sind die Gitter eng mit dem Laser-Ridge-Wellenleiter verbunden, wie im Inset von Abb. 1b gezeigt. Die Ätztiefe des Gitters beträgt 135 nm, und die Gitterperiode beträgt 194 nm. Um eine präzise und breit abstimmbare Dual-Wellenlängen-Laserung zu erreichen, wurden zwei verschiedene Bragg-Perioden für laterale Gitter an den beiden Seiten des Ridge-Wellenleiters gefertigt. Die ohmsche Kontaktschicht auf dem Ridge-Wellenleiter wurde vollständig durch die 75 nm dicke SiO₂-Schutzschicht geschützt, um den ohmschen Kontakt während des ICP-Ätzprozesses zu erhalten. Das flach geätzte Gitter wurde kontrolliert auf 150 nm über dem QD-aktiven Bereich, um eine gute Kopplung mit dem Licht zu bilden. Zum Zweck der Isolierung und Planarisierung wurde eine weitere SiO₂-Schicht nach dem Ätzen der Gitter durch PECVD auf das Probenmaterial aufgebracht. Schließlich wurde reaktives Ionenätzen (RIE) eingesetzt, um ein Kontaktfenster in SiO₂ zu öffnen. Ti/Au und Au/Ge/Ni/Au wurden dann abgeschieden, um die oberen und unteren ohmschen Kontakte zu bilden. Die Substrate wurden auf etwa 80 µm ausgedünnt, um den Selbstheizungseffekt zu minimieren. Laserkavitäten von 1 und 0,45 mm Länge wurden gefertigt, und die Emissionsfacetten waren nicht beschichtet. Die Laserstäbe wurden mit der p-Seite nach oben auf einem Kupferwärmeleiter montiert, und alle Messungen wurden unter CW-Betrieb durchgeführt.

Ergebnisse und Diskussion

Abbildung 2a zeigt eine typische Leistung-Strom-Spannung-(P-I-V)-Kennlinie des als gefertigten LC-DFB-Lasers basierend auf einer mehrfachen modulierten p-dotierten QD-Struktur. Der Laser zeigt eine offensichtliche hohe Steigwirkung von 0,20 W/A und einen niedrigen Schwellenstrom von 33 mA, was die hohe Materialqualität und den hohen optischen Gewinn der QD-Struktur offenbart. Die Schwellenstromdichte und Steigwirkung in Abhängigkeit von der Temperatur für ungedotete und p-dotierte QD-LC-DFB-Laser sind in Abb. 2b, c dargestellt. Die charakteristische Temperatur für die Schwellenstromdichte (T₀) von 52,3 K wird für den ungedoteten QD-LC-DFB-Laser berechnet, wie in Abb. 2b zu sehen, während die T₀ für den p-dotierten QD-LC-DFB-Laser eine signifikante Zunahme aufweist, besonders im Temperaturbereich von 15 bis 50 °C, in dem eine unendliche T₀ beobachtet wird. Zudem zeigt die Steigwirkung in diesem Temperaturbereich fast keine Degradation (2,6 % Degradation für den ungedoteten QD-LC-DFB-Laser), was eine unendliche charakteristische Temperatur für die Steigwirkung (T₁) für den p-dotierten LC-DFB-Laser ebenfalls anzeigt. Der große Unterschied sowohl von T₀ als auch T₁ zwischen den ungedoteten und p-dotierten LC-DFB-Lasern ist hauptsächlich auf die Effekte zurückzuführen, die durch die eingebauten überschüssigen Löcher aufgrund der Modulations-p-Dotierung induziert werden, die die thermische Verbreiterung der Löcher in den eng beieinander liegenden Energieniveaus signifikant inhibieren können [21, 22]. Basierend auf den obigen Ergebnissen wurde der p-dotierte QD-LC-DFB-Laser für die weitere Laserspektralcharakterisierung ausgewählt.

P-I-V- und Temperaturabhängigkeit der LC-DFB-Laser. a P-I-V-Kennlinie des p-dotierten LC-DFB-Lasers bei RT. b Temperaturabhängigkeiten der Schwellenstromdichte für ungedotete und p-dotierte LC-DFB-Laser. c Temperaturabhängigkeiten der Steigwirkung für ungedotete und p-dotierte LC-DFB-Laser.

Der Inset von Abb. 3 zeigt ein Emissionsspektrum des p-dotierten LC-DFB-Lasers von 1 mm Kavitätslänge, gemessen unter I = 2I_th Injektionsniveau bei Raumtemperatur (RT), und ein einzelner Längsmoden-Laser bei 1292,4 nm mit einem sehr großen SMSR von 47 dB kann beobachtet werden. Abbildung 3 zeigt die Emissionswellenlänge als Funktion der Betriebstemperatur des p-dotierten LC-DFB-Lasers, was eine Variationsrate von nur 0,092 nm/K offenbart. Die hohe Temperaturstabilität der Lasereigenwellenlänge stimmt gut mit dem Temperaturkoeffizienten des Brechungsindex überein, der etwa fünfmal niedriger ist als der der Materialgewinnverschiebung.

Temperaturabhängigkeit der Emissionswellenlänge. Inset: Emissionsspektrum des p-dotierten LC-DFB-Lasers gemessen bei 2I_th.

Kürzlich berichteten Goshima et al. [10] über einen 1,3-µm-InAs/GaAs-QD-LC-DFB-Laser, der durch tiefe Gitter, vertikal in die Ridge-Wellenleiterstruktur geätzt, gefertigt wurde, und es wurden niedrige Steigwirkungsgrade unter 0,03 W/A und ein kleines SMSR von 20 dB beobachtet, was hauptsächlich auf die großen Wellenleiterverluste zurückzuführen ist, die durch den Tiefätzprozess verursacht werden. Mit einer flach geätzten Gitterstruktur haben Briggs et al. [23] erfolgreich GaSb-basierte LC-DFB-Laser mit einem größeren SMSR von 25 dB gefertigt. Aber weitere Verbesserungen waren durch den niedrigeren Kopplungskoeffizienten aufgrund des großen Abstands zwischen den Gittern und dem Ridge-Wellenleiter begrenzt, was für die Leistung eines LC-DFB-Lasers entscheidend ist. In unserer Arbeit wurden der schmale Ridge-Wellenleiter und die Gitterstrukturen separat gefertigt, was zu einer sehr scharfen und glatten Seitenwand des Ridge-Wellenleiters und daher geringen Wellenleiterverlusten führt. Die in unseren Experimenten eingesetzte flache Ätzmethode für die Gitterfertigung kann das Aspektverhältnis der geätzten Gitter drastisch reduzieren und die Herstellung von hochwertigen ersten-Ordnungs-Gitterstrukturen ermöglichen, was eine gute Kopplung mit dem Licht sicherstellt. Durch sorgfältige Kontrolle der PMMA-Resist-Dicke und der EBL-Lithografieparameter wurden die Stapelphänomene des Photolacks an der Seitenwand der Ridges effektiv gemildert, was zur Bildung von Gittern führt, die eng an den Laser-Ridge-Wellenleiter angrenzen. Zusätzlich können die hohe Punktdichte von ~4,3 × 10¹⁰ cm⁻², erreicht durch Optimierung der MBE-Epitaxiewachstumsparameter, und der hohe Gewinn der QD-Anordnungen, realisiert durch die Modulations-p-Dotierung und die Nachwuchsglühbehandlung, für das große 47 dB SMSR unseres LC-DFB-Lasers verantwortlich sein.

Neben den bereits demonstrierten weit verbreiteten Anwendungen in der Fernoptischen Übertragung und Wellenlängenmultiplex-(WDM)-Systemen aufgrund der überlegenen Eigenschaften des schmalen Emissionsspektrums und der hohen thermischen Stabilität haben LC-DFB-Laser auch Vorteile für die Erzeugung von CW-THz-Strahlung demonstriert. Im Vergleich zur traditionellen Methode zur Erzeugung von THz-Strahlung durch den Einsatz zweier unabhängiger Diodenlaser [24,25,26] sind LC-DFB-Laser mit gleichzeitiger Emission zweier Moden sehr attraktiv für die Fertigung von THz-Strahlungsquellen aufgrund der Kosteneffizienz, Kompaktheit, hoher Stabilität und hoher Spektralqualität. Im Gegensatz zu Quantenwellen-(QW)-Lasern sind QD-basierte Emitter gut für breitbandig abstimmbare Quellen geeignet aufgrund zweier einzigartiger Merkmale von QD-Strukturen. Erstens führt die Natur der niedrigen Zustandsdichte zur leichten Sättigung der GS-Niveaus, was zur weiteren Besiedlung der angeregten Zustände (ES) führt. Zweitens kann die Punktgrößenvariation genutzt werden, um den Abstimmbereich zu erweitern, da die breite Größenverteilung des selbstorganisierten QD-Ensembles zu einem breiten Lichtspektrum führt, das durch den Quantengrößeffekt gesteuert wird.

Die LC-DFB-Struktur, bestehend aus lateralen Gittern, die unabhängig gefertigt wurden, ermöglicht hohe Flexibilität bei der Definition der entworfenen Bragg-Wellenlänge. Dual-Wellenlängen-Laserung kann durch Fertigung von zwei Sätzen von Gittern mit unterschiedlichen Bragg-Perioden Λ₁ und Λ₂ erreicht werden, die zwei verschiedene Wellenlängen λ₁ und λ₂ ermöglichen. Die hier berichtete Methode beinhaltet die Definition von zwei verschiedenen Gitterperioden für jede Seite der Gitter. Die Dual-Wellenlängen-Lasermessungen wurden unter CW-Bedingungen durchgeführt. Stabile Dual-Wellenlängen-Laserung mit SMSR um 40 dB wurde beobachtet. Wie in Abb. 4a dargestellt, zeigen die dunkel cyan, blauen, roten und schwarzen Linien Laserspektren mit zwei verschiedenen Lasereigenwellenlängen. Für einen 1-mm-LC-DFB-Laser mit Gitterperiodendifferenz Λ₁ − Λ₂ = 0,10 nm betragen die beiden Lasereigenwellenlängen 1292,40 und 1292,90 nm, was einen Wellenlängenabstand von 0,50 nm ergibt, der einer Frequenzdifferenz von ~0,10 THz entspricht. Durch Einstellen der Gitterperiodendifferenz auf 0,64 nm kann der Dual-Wellenlängenabstand auf 4,1 nm erweitert werden, was einer Schlagfrequenz von 0,74 THz entspricht.

Spektrum des Dual-Mode-LC-DFB-Lasers. a Emissionsspektren des Dual-Wellenlängen-LC-DFB-Lasers mit unterschiedlichen Gitterperioden. b Weit auseinanderliegende Dual-Mode-Laserspektren des LC-DFB-Lasers mit ultra-kurzer Kavitätslänge von 450 µm.

Um einen größeren Abstimmbereich des Dual-Mode-Lasers zu erhalten, wurde die Kavitätslänge der LC-DFB-Laser sorgfältig auf 450 µm verkürzt, was zur simultanen GS- und ES-Laserung führt aufgrund des Effekts der GS-Gewinnsättigung und erhöhter Besiedlung der ES. Die LC-DFB-Laserstruktur besteht aus zwei verschiedenen Bragg-Perioden von 182 und 194 nm, was ähnlich ist wie in früheren Berichten [27, 28] beschrieben. Wie in Abb. 4b gezeigt, zeigen die beiden Längsmoden eine große Wellenlängentrennung von 73,4 nm, was einer Frequenzdifferenz von 14 THz entspricht. Durch die Implementierung von zwei verschiedenen Periodengittern lateral an einen Ridge-Wellenleiter und das gezielte Verkürzen der Kavitätslänge, um ES-Laserung zuzulassen, konnten die InAs/GaAs-QD-basierten Laserdioden duale Lasereigenlinien mit sehr breit abstimmbarem Wellenlängenabstand von 0,5 bis 73,4 nm emittieren, was einer Frequenzdifferenz von 0,10–14 THz entspricht. Im Vergleich zu anderen Arten vorgeschlagener THz-Photomischungsschemata basierend auf zwei separaten Lasern bietet unser Bauelement die Vorteile einfacher Struktur, kompakter Größe, niedriger Fertigungskosten und eines sehr breiten Abstimmbereichs.

Schlussfolgerungen

Ein 1,3-µm-QD-LC-DFB-Laser mit flach geätzten Gittern wurde gefertigt, bei dem die Komplexität des Überwuchses und die Schwierigkeiten der Tiefätzprozesse im allgemeinen Fertigungsprozess von DFB-Lasern erfolgreich vermieden wurden. Durch den hohen Materialgewinn der QD-Proben, hergestellt mit Modulations-p-Dotierung, RTA-Behandlung und optimierter LC-DFB-Laser-Wellenleiterstruktur, zeigt das Bauelement ein großes SMSR von 47 dB und eine hohe thermische Stabilität dλ/dT von 0,092 nm/K. Durch die Definition von zwei verschiedenen Perioden für die Gitter an jeder Seite des schmalen Ridge-Wellenleiters oder das Verkürzen der Laser-Hohlraumlänge können zwei Lasereigenlinien simultan erhalten werden, und der Abstand zwischen den beiden Lasereigenwellenlängen kann flexibel und weitgehend eingestellt werden, was von 0,5 bis 73,4 nm modifiziert werden kann, was einer Frequenzdifferenz von 0,10 bis 14 THz entspricht. Es ist bemerkenswert, dass dieser breite Abstimmbereich in einem einzelnen Laserbauelement realisiert wird, was bisher nicht berichtet wurde. Diese Ergebnisse demonstrieren die vielversprechende Anwendung von LC-DFB-Lasern für die Erzeugung von CW-THz-Strahlung.

Abkürzungen

CW:

Continuous-wave (Dauerstrich)

DFB:

Distributed feedback (Verteilte Rückkopplung)

EBL:

Electron-beam lithography (Elektronenstrahllithografie)

ES:

Excited states (Angeregte Zustände)

GS:

Ground state (Grundzustand)

ICP:

Inductively coupled plasma (Induktiv gekoppeltes Plasma)

LC-DFB:

Laterally coupled distributed feedback (Lateral gekoppelte verteilte Rückkopplung)

MOCVD:

Metalorganic vapor chemical deposition (Metallorganische chemische Gasphasenabscheidung)

PECVD:

Plasma-enhanced chemical vapor deposition (Plasmaverstärkte chemische Gasphasenabscheidung)

P–I–V:

Power–current–voltage (Leistung-Strom-Spannung)

PMMA:

Polymethylmethacrylate

QD:

Quantum dot (Quantenpunkt)

QW:

Quantum well (Quantenwelle)

RT:

Room temperature (Raumtemperatur)

RTA:

Rapid thermal annealing (Schnelles thermisches Glühen)

SEM:

Scanning electron microscopy (Rasterelektronenmikroskopie)

SMSR:

Side-mode suppression ratio (Seitenmoden-Unterdrückungsverhältnis)

TEM:

Transmission electron microscopy (Transmissionelektronenmikroskopie)

WDM:

Wavelength division multiplex (Wellenlängenmultiplex)