Hochleistungs-, niedrigschwellige, stabile Einzelmoden-Betrieb in einem vergrabenen abgetasteten Gitter Quantenkaskadenlaser

Zusammenfassung

Ein hochleistungsfähiger, niedrigschwelliger, stabiler Einzelmoden-Betrieb eines vergrabenen verteilten Rückkopplungs-Quantenkaskadenlasers (DFB-QCL) durch Einbau eines abgetasteten Gitters, emittierend bei λ ~ 4,87 µm, wird demonstriert. Die hohe kontinuierliche Wellen (CW) Ausgangsleistung von 948 mW und 649 mW für 6-mm und 4-mm Hohlraumlänge wird bei 20 °C erreicht, was von der optimierten optischen Feldverteilung des abgetasteten Gitters profitiert. Die Einzelmoden-Ausbeuten der Bauelemente werden durch präzise Kontrolle der Spaltpositionen der beiden Endfacetten deutlich verbessert. Als Ergebnis werden stabile Einzelmoden-Emission und modenfreies, lineares Modentuning unter verschiedenen Wärmeableitertemperaturen oder hohen Injektionsströmen erzielt.

Einleitung

Quantenkaskadenlaser (QCLs) haben sich als eine der vielversprechendsten Mittelinfrarot-Lichtquellen erwiesen und nach ihrer ersten Demonstration aufgrund hervorragender Eigenschaften wie großem Wellenlängenabdeckungsbereich, kompakter Größe und hoher Ausgangsleistung viel Aufmerksamkeit für Anwendungen in Fernerkundung, hochauflösender Spektroskopie und industrieller Prozessüberwachung erregt [1–4]. Für diese Anwendungen sind Einzelmoden-Emission und hohe Ausgangsleistung meist erwünscht, was durch einen verteilten Rückkopplungs-QCL (DFB-QCL) erreicht werden kann. Der vergrabene Gitteransatz wurde für geringere Wellenleiterverluste, niedrigere Schwellenstromdichte und höhere Einzelmoden-Ausbeuten im Vergleich zum Oberflächengitter weit verbreitet [5, 6]. Bisher wurden eine Reihe bedeutender Durchbrüche auf Basis des vergrabenen Gitteransatzes bei der Verbesserung der Leistung von DFB-QCLs hinsichtlich Einzelmoden-Stabilität und Ausgangsleistung erzielt [7, 8], doch ein überkoppelter Rückkopplungsmechanismus des vergrabenen Gitters hindert die Ausgangsleistung an weiterer Steigerung. Der typische Wert der CW-Ausgangsleistung von vergrabenen einheitlichen Gitter-DFB-QCLs, die um 4,6–5 µm emittieren, liegt bei unter 300 mW bei Raumtemperatur [5, 9]. Theoretisch kann der Kopplungskoeffizient des vergrabenen Gitters durch Optimierung der Gittertiefe und Tastverhältnis verbessert werden. Die verteilte Rückkopplungsleistung reagiert jedoch sehr empfindlich auf das Ätzprofil des Gitters in der Halbleiterschicht nahe dem aktiven Bereich. Jede winzige Variation der Ätztiefe und des Tastverhältnisses beeinflusst den Gitterkopplungskoeffizienten stark [10, 11]. Zudem ist es schwierig, die Gitterkopplung durch präzise Kontrolle der Gittertiefe und des Tastverhältnisses basierend auf einer kostengünstigen holographischen Lithografie und nasschemischem Ätzen zu verbessern. Im Allgemeinen oszillieren konventionelle DFB-QCLs an zwei leicht von der Bragg-Frequenz abweichenden Frequenzen, die je nach optischem Verlust, beeinflusst durch die zufällige Phasenlage der Endfacetten, lasern können [12–14].

In dieser Arbeit schlagen wir die Verwendung eines vergrabenen abgetasteten Gitters mit kleinem Abtast-Tastverhältnis zur Optimierung des Kopplungskoeffizienten und zur Verbesserung der optischen Feldverteilung vor. Der herausragende Vorteil dieser Methode ist die Fähigkeit, die Hohlraumlänge des Bauelements für ausreichenden optischen Gewinn zu erhöhen, während eine wünschenswerte Gitterkopplungsstärke beibehalten wird. Um die Einzelmoden-Ausbeuten und die ultimative Leistung zu verbessern, wird die Spaltposition der beiden Endfacetten präzise kontrolliert, um den Effekt der zufälligen Endfacettenphase zu vermeiden. Einerseits behält dieser Ansatz die Vorteile geringen Wellenleiterverlusts für niedrige Schwellenstromdichte und Kompatibilität mit vergrabenen Heterostruktur-Prozessen bei. Zudem wird das abgetastete Gitter nur durch konventionelle holographische Belichtung kombiniert mit optischer Photolithografie gefertigt, was zu verbesserter Flexibilität, Wiederholbarkeit und Kosteneffizienz führt. Als Ergebnis werden niedrige Schwellenwerte und hohe Ausgangsleistung bei Einzelmoden-DFB-QCLs, emittierend bei λ ∼ 4,87 µm, simultan in der vergrabenen abgetasteten Gitterstruktur erreicht. Die Schwellenstromdichte dieser DFB-QCLs beträgt nur 1,05 kA/cm² und die einzelne Facette produziert 948 mW CW-Ausgangsleistung für das Bauelement mit 6-mm Hohlraumlänge bei 20 °C.

Methoden

Ein Diagramm des einheitlichen Gitter-DFB-QCL ist in Abb. 1a dargestellt; die Markierungen I, II, III und IV repräsentieren die vier möglichen Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen. Wie bekannt, ist es schwierig, die gespaltene Facettenposition für nanoskalige einheitliche Gitter präzise zu kontrollieren. Folglich unterscheidet sich der Emissionsmodus von Bauelement zu Bauelement, da die gespaltene Facettenposition zufällig ist. Hier simulieren und berechnen wir den Verlustunterschied der beiden Seitenmoden und Spektren der Modenverluste der vier möglichen Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen I, II, III und IV basierend auf der Transfermatrixmethode mit MATLAB. Der Betrag des Verlustunterschieds der beiden Seitenmoden der vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen I, II, III und IV ist in Abb. 1b dargestellt; die Abszisse wird als relative Position von I, II, III und IV dargestellt (angenommen, eine andere Facette beginnt genau am Gittermaximum und entspricht der Phase null, dann entsprechen die Phasen von I, II, III und IV 0, π/2, π und 3π/2). Abb. 1c, d, e und f zeigen die Spektren der Modenverluste der vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen im Detail. Wie man sieht, sind der Lasermodus und der Verlustunterschied von Bauelement zu Bauelement unterschiedlich, beeinflusst durch die zufällige Facettenphase. Abbildung 2a zeigt die entsprechende normierte optische Feldverteilung der vier möglichen Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen I, II, III und IV, simuliert mit derselben Transfermatrixmethode. Abbildung 2b und c sind Vergrößerungen der optischen Feldverteilung nahe den beiden Endfacetten. Wie man sieht, 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 Lichtintensitätsmaxima im Zentrum des Bauelements fallen schnell zu den beiden Enden hin ab, was zu schwerem räumlichem Lochbrennen führen könnte und wiederum die Aufrechterhaltung stabilen Einzelmoden-Betriebs erschweren könnte [15].

a Diagramm der einheitlichen Gitterstruktur; die Bezeichnungen I, II, III und IV repräsentieren die vier möglichen Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen. b Die Beträge des Modenverlustunterschieds für verschiedene gespaltene Endfacettenpositionen I, II, III und IV, und die Abszisse wird als entsprechende Phase der gespaltenen Facettenpositionen I, II, III und IV dargestellt. c–f Die Spektren der Modenverluste der vier möglichen Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen I, II, III und IV.

a Die entsprechende optische Feldverteilung der einheitlichen Gitterstruktur für die vier Arten von gespaltenen Endfacettenpositionen I, II, III und IV. b, c Vergrößerung der optischen Feldverteilung nahe den beiden Endfacetten.

Hier ergreifen wir die Maßnahme der Abtastgitterstruktur, um die Verteilung der optischen Intensität basierend auf der Abtastperiode P = 15 µm und einer Blocklänge von u = 5 µm, entsprechend dem Abtast-Tastverhältnis σ = u/P = 1/3, zu verbessern, wie in Abb. 3a gezeigt. Die vertikale Punktlinie in Abb. 3a repräsentiert die gespaltene Facettenposition, 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 des einheitlichen Gitters mal dem Tastverhältnis σ des Abtastgitters gegeben werden, also κ_eff = κ × σ [16]. So kann der Kopplungskoeffizient des Abtastgitters beliebig durch das Tastverhältnis des abgetasteten Gitters angepasst werden, was der Optimierung der Kopplungsstärke des Abtastgitters zugutekommt. Als Ergebnis kann die Ausgangsleistung verbessert werden. Abbildung 3b zeigt das berechnete Transmissionsspektrum des abgetasteten Gitters basierend auf der Transfermatrixmethode und das gemessene Elektrolumineszenz-Spektrum (EL) unter Pulsbedingungen. Die λ₋₁ und λ₊₁ sind die zusätzlichen Supermoden, die durch das abgetastete Gitter eingeführt werden. Der benachbarte Spektralabstand der Supermoden kann durch Δλ = λ_B²/(2n_effP) berechnet werden, wobei n_eff der effektive Index des Wellenleiters und λ_B die Bragg-Wellenlänge des grundlegenden einheitlichen Gitters ist [17]. Obwohl die Existenz von Supermoden die Einzelmoden-Stabilität beeinflussen kann, können die Supermoden weit vom Gewinnkurvenzentrum weg gestaltet werden, indem eine kleine Abtastperiode P gemäß der Formel des Spektralabstands der Supermoden gewählt wird. In unserer Studie betragen die grundlegende Bragg-Gitterperiode Λ, Abtastperiode P, effektiver Wellenleiterindex n_eff und Tastverhältnis σ 0,758 µm, 15 µm, 3,21 und 1/3, sodass der benachbarte Spektralabstand der Supermoden etwa 246 nm beträgt. Wie Abb. 3b zeigt, ist die Bragg-Wellenlänge (0. Ordnung) um das Maximum der Gewinnkurve herum ausgelegt, während die +1. und −1. Ordnungs-Wellenlängen jeweils 246 nm vom Gewinnkurvenzentrum entfernt sind. Schließlich kann in unserer Studie stabiler Einzelmoden-Laserbetrieb im 0. Ordnungsmodus erreicht werden. Abbildung 4a zeigt die simulierte optische Feldverteilung des Abtastgitters bei verschiedenen Injektionsströmen. Wie man sieht, gab es eine dramatische Verbesserung der optischen Feldintensitätsverteilung für die Abtastgitterstruktur an den beiden Endfacetten, was einer großen Verbesserung der Ausgangsleistung entspricht. Abbildung 4b ist eine Vergrößerung der optischen Feldverteilung nahe einer der Endfacetten, und Abb. 4c zeigt die detaillierte Variation der optischen Feldintensität an der Endfacetten mit Injektionsströmen. Wie in Abb. 4b gezeigt, ist das Profil der optischen Feldverteilung nicht glatt, sondern fluktuierend. Die Fluktuation wird durch die "Grenzflächenreflexion" zwischen Blockbereich und Nicht-Gitterbereich in jeder Abtastperiode verursacht, die eine "lokalisierte" Energiedichtekonzentration entlang des Hohlraums induziert. Außerdem zeigt Abb. 4c, dass die Variation der relativen Intensitätsverteilung der Endfacetten nichtlinear mit den Injektionsströmen ist, was Nichtlinearität in der Leistung-Strom-Kurve der Bauelemente verursachen kann.

a Diagramm der Abtastgitterstruktur, die vertikale Punktlinie repräsentiert die gespaltene Facettenposition, P ist die Abtastperiode, und u ist die Länge des Gitterbereichs in einer Abtastperiode. b Die blaue Linie ist das berechnete Transmissionsspektrum des entworfenen abgetasteten Gitters, und die rote Linie ist das gemessene Elektrolumineszenz-Spektrum des gefertigten Wafers.

a Die simulierte optische Feldverteilung des Abtastgitters bei verschiedenen Injektionsströmen. b Die Vergrößerung der optischen Feldverteilung nahe einer der Endfacetten. c Die detaillierte Variation der optischen Feldrelativintensität an der Endfacetten mit Injektionsströmen.

Die QCL-Struktur wurde auf einem n-InP (Si, 2 × 10¹⁷ cm⁻³) Substrat durch Festkörper-Molekularstrahlepitaxie (MBE) aufgewachsen. Der aktive Kern bestand aus 40 Stufen spannungskompensierter In_0,67Ga_0,33As/In_0,37Al_0,63As Quantenwellen und Barrieren, die den Elektronenübergangskanal zur Photonenproduktion bereitstellen, umgeben von oberen und unteren InGaAs-Einschlussschichten. Das Gitter wurde auf der oberen InGaAs-Einschlussschicht mittels Doppelstrahl-Holographielithografie kombiniert mit konventioneller optischer Lithografie definiert. Dann wurde die obere Wellenleiter-Schicht durch Metallorganische Gasphasenepitaxie (MOVPE) aufgewachsen. Danach wurde der Wafer in einen Doppelkanal-Rückenwellenleiter-Laser mit durchschnittlicher Kernbreite von ca. 10 µm verarbeitet, gefüllt mit halbisolierendem InP:Fe für effiziente Wärmeableitung. Eine 450-nm-dicke SiO₂-Schicht wurde dann durch plasmaunterstützte chemische Gasphasenabscheidung (PECVD) zur Isolierung abgeschieden, und elektrischer Kontakt wurde durch eine per Elektronenstrahlverdampfung abgeschiedene Ti/Au-Schicht bereitgestellt. Eine zusätzliche 5-µm-dicke Goldschicht wurde galvanisch aufgebracht zur Verbesserung der Wärmeableitung. Nach dem Dünnen auf ca. 140 µm wurde eine Ge/Au/Ni/Au-Metallkontaktschicht auf der Substratseite abgeschieden. Dann wurden die Wellenleiter in 4-mm- und 6-mm-lange Stäbe gespalten, und eine Hochreflexionsbeschichtung (HR) bestehend aus Al₂O₃/Ti/Au/Al₂O₃ (200/10/100/120 nm) wurde per Elektronenstrahlverdampfung auf einer der Facetten aufgebracht, wobei eine unbeschichtete Facette für die Messung der Kantenemissionsleistung verblieb. Schließlich wurden die Laser mit der Epischicht-Seite nach unten auf einen Diamant-Wärmeableiter mit Indiumlot montiert, der anschließend auf Kupfer-Wärmeableiter gelötet wurde für effektive Wärmeableitung.

Ergebnisse und Diskussion

Die Spektren der Bauelemente wurden mit einem Fourier-Transform-Infrarotspektrometer mit einer Auflösung von 0,25 cm⁻¹ getestet. Die Laser wurden dann auf einem Halter mit einem Thermistor kombiniert mit einem thermoelektrischen Kühler montiert, um die Submount-Temperatur zu überwachen und einzustellen. Die emittierte optische Leistung wurde mit einem kalibrierten Thermopile-Detektor vor der Laserfacetten ohne Korrektur gemessen.

Abbildungen 5 und 6 zeigen die Emissionsspektren und Licht-Strom-Spannung (L-I-V) Charakteristiken der Bauelemente mit 4-mm und 6-mm Hohlraumlänge abgetasteter Gitter DFB-QCLs. Wie man sieht, variieren die Spektren linear mit dem Injektionsstrom oder der Temperatur während aller Testprozesse. Im CW-Modus beträgt die maximale optische Leistung der Bauelemente 649 mW und 948 mW bei 20 °C für 4-mm und 6-mm Hohlraumlänge bei 1,2 A und 1,4 A. Zusätzlich wird die niedrige CW-Schwellenstromdichte der Bauelemente von 1,59 kA/cm² und 1,05 kA/cm² bei 20 °C für 4-mm und 6-mm Hohlraumlänge erreicht, was den Vorteil geringen Wellenleiterverlusts und niedriger Schwellenstromdichte des vergrabenen Gitters voll widerspiegelt. Wie aus den Laserspektren beobachtet, ist der Lasermodus linear mit den Änderungen der Temperatur oder des Injektionsstroms, was anzeigt, dass Modensprünge während der Änderung des Injektionsstroms oder der Temperatur nicht auftreten. Allerdings sind die Leistung-Strom-Kurven nicht linear, was durch die Fluktuationen der optischen Feldverteilung der Abtastgitterstruktur und die nichtgleichmäßige Änderung der optischen Feldintensität der Endfacetten mit den Injektionsströmen verursacht wird, wie zuvor analysiert.

a Einzelmoden-CW-Emissionsspektren eines abgetasteten Gitter-DFB-QCL mit 4 mm Hohlraumlänge bei Strömen von etwa 1,1 × I_th für verschiedene Wärmeableitertemperaturen von 15–70 °C. Der Inset zeigt CW-Emissionsspektren bei verschiedenen Injektionsströmen von 0,63 bis 1,08 A in 0,05 A Schritten bei 20 °C. b CW Licht-Strom-Spannung (L-I-V) Charakteristiken des abgetasteten Gitter-DFB-QCL mit 4 mm Hohlraumlänge bei verschiedenen Temperaturen.

a Einzelmoden-CW-Emissionsspektren eines abgetasteten Gitter-DFB-QCL mit 6 mm Hohlraumlänge bei Strömen um 1,1 × I_th für verschiedene Wärmeableitertemperaturen von 15–70 °C. Der Inset zeigt CW-Emissionsspektren bei verschiedenen Injektionsströmen von 0,63 bis 1,38 A in 0,05 A Schritten bei 20 °C. b CW Licht-Strom-Spannung (L-I-V) Charakteristiken des abgetasteten Gitter-DFB-QCL mit 6 mm Hohlraumlänge bei verschiedenen Temperaturen.

Abbildung 7 zeigt die Fernfeldprofile des Bauelements im Pulsbetrieb bei etwa 1,25 × I_th bei Raumtemperatur. Abbildung 7a zeigt das Fernfeldprofil entlang der Rückenbreiten-Richtung, und Abb. 7b zeigt das Fernfeldprofil entlang der Epitaxie-Wachstumsrichtung. Experimentelle Studien zeigten, dass ein fundamentaler Transversalmodus in einer vergrabenen Gitterstruktur leichter zum Lasermodus werden kann als in einer Oberflächen-Metallgitterstruktur, da der Verlust des fundamentalen Transversalmodus durch die Kopplung zwischen fundamentalem Transversalmodus und dem oberen Metallkontakt in einer Oberflächen-Metallgitterstruktur zunimmt [6]. Entsprechend wurde in unserem Experiment ein Fernfeldprofil des fundamentalen Transversalmodus mit vollem Halbwertsbreite (FWHM) von 28,2° entlang der Rückenbreiten-Richtung erhalten. Ein weiterer offensichtlicher Vorteil der vergrabenen Gitterkonformation ist, dass der Lasermodus allgemein ein fundamentaler Transversalmodus mit einläppigem Fernfeldprofil ist, was der Kollimation zugutekommt. Zusätzlich wird eine große FWHM von 50,1° entlang der Epitaxie-Wachstumsrichtung aufgrund der kleinen Emissionsöffnung erzielt, die derselben Größenordnung wie die Wellenlänge ist.

a Das Fernfeldprofil entlang der Rückenbreiten-Richtung. b Das Fernfeldprofil entlang der Epitaxie-Wachstumsrichtung.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend wurden niedrigschwellige, hochleistungsfähige, stabile Einzelmoden-Emissionen bei abgetasteten Gitter-DFB-QCLs erreicht. Die maximale CW-Ausgangsleistung und Schwellenstromdichte betragen 0,948 W (0,649 W) und 1,05 kA/cm² (1,59 kA/cm²) für 6-mm (4 mm) Hohlraum. Eine große Verbesserung der optischen Feldverteilung wird durch Einführung des kleinen abgetasteten Tastverhältnisses zur Reduzierung der Kopplungsstärke realisiert. Ein einläppiges Fernfeldprofil wird ebenfalls beobachtet. So ist für vergrabenen verteilten Rückkopplungs-Quantenkaskadenlaser die Einbindung eines abgetasteten Gitters eine einfache und effektive Methode, um Bauelemente mit hoher Ausgangsleistung, niedriger Schwelle, stabiler Einzelmoden-Emission und hohen Einzelmoden-Ausbeuten zu erreichen.

Abkürzungen

CW:

Kontinuierliche Welle

DFB:

Verteilte Rückkopplung

EL:

Elektrolumineszenz

FWHM:

Vollständige Halbwertsbreite

HR:

Hohe Reflektivität

L–I–V:

Licht-Strom-Spannung

MBE:

Molekularstrahlepitaxie

MOVPE:

Metallorganische Gasphasenepitaxie

PECVD:

Plasmaunterstützte chemische Gasphasenabscheidung

QCL:

Quantenkaskadenlaser

Größentunbare monodisperse Kohlenstoffkugeln mit Triblockcopolymer synthetisiert: Verbesserte Kondensatorleistung Raumtemperatur-ALD Al₂O₃ ermöglicht ultraniedriges Thermisches Budget, hochbewegliche a-IGZO-Dünnschichttransistoren