Anormale Modenübergänge in Hochleistungs-Bragg-Reflektor-Quantenkaskadenlasern

Einführung

Quantenkaskadenlaser (QCLs) unterscheiden sich von fundamentalen Halbleiterlasern, sind eine Art Unipol-Halbleiterlaser, nämlich elektronische Übergänge nur zwischen den Leitungsbandzuständen [1]. Es hat seit seiner ersten experimentellen Demonstration viel Aufmerksamkeit aufgrund seiner herausragenden Eigenschaften großer Wellenlängen, die den Bereich vom mittleren / fernen Infrarot bis zum Terahertz-Wellenbereich abdecken, auf sich gezogen. Ein solcher breiter Wellenbereich kann die steigenden Anforderungen von Anwendungen in der Gassensorik, hochauflösenden Spektroskopie und industriellen Prozessüberwachung erfüllen. Bei einigen Anwendungen sind jedoch eine schmale Linienbreite und eine hohe Ausgangsleistung erforderlich. Distributed Feedback (DFB) QCLs und External Cavity (EC) QCLs sind die beiden gebräuchlichen Wege, um eine Single-Mode-Emission zu erreichen [2, 3]. Die Ausgangsleistung von DFB-QCLs liegt in der Größenordnung von 100 Milliwatt und der Abstimmbereich ist mit etwa 5 cm ⁻¹ . klein , das für die Einzelgasdetektion geeignet ist [4,5,6]. EC-QCLs sind bessere Kandidaten für den Nachweis mehrerer Gasspezies, da sie einen viel breiteren Einstellbereich haben [7]. Bei einigen Anwendungen, wie beispielsweise der Abstandserkennung oder der Fernabtastung, ist jedoch eine Hochleistungs-Single-Mode-Lichtquelle erwünscht. Für diese Anwendungen kann ein verteilter Bragg-Reflektor (DBR) QCL ein besserer Kandidat als kompakte und leistungsstarke Laserquelle sein. DBR-Laser wurden ziemlich viel im Nahinfrarot-Wellenbereich untersucht [8,9,10], aber seine Studie über QCL ist weniger, wenige wurden 2011 für eine breite Abstimmung [11], 2014 für hohe Leistung [12] berichtet. Die spektralen Eigenschaften wurden jedoch in diesen Berichten nicht im Detail untersucht. Darüber hinaus wurden ähnliche anomale Modensprünge in nahen Infrarot (IR) DBR-Halbleiterlasern analysiert [9, 10]. Es fehlt jedoch immer noch im QCL-Gerät. Da die spektralen Eigenschaften von Singlemode-QCLs für praktische Anwendungen von Bedeutung sind, sollten alle anomalen und unerforschten Eigenschaften umfassend untersucht und gesammelt werden. Hier demonstrieren wir DBR-QCLs und untersuchen ihre spektralen Eigenschaften im Detail.

Methoden

Das DBR-Gitter wurde durch einen herkömmlichen holographischen Doppelstrahl-Interferometrieprozess definiert. Die entworfene Vorrichtungsstruktur ist in 1 gezeigt. Der Verstärkungsabschnitt und der DBR-Abschnitt wurden durch eine Stromisolationsrille getrennt und nur der Verstärkungsabschnitt weist eine Strominjektion auf. Die QCL-Struktur wurde auf einem n-dotierten InP-Substrat durch Festkörper-Source-Molekularstrahlepitaxie (MBE) mit einer Aktivbereichsstruktur ähnlich der in Lit. [13]. Die in dieser Arbeit vorgestellte aktive Kernstruktur enthält 50 Perioden von dehnungskompensiertem In_0,58 Ga_0.42 As/In_0,47 Al_0,53 B. Quantentöpfe. Die spezifische Schichtfolge einer Periode ist wie folgt (Schichtdicke in Nanometer):4 /1.7/0.9 /5.06/0.9 /4.7/1 /3.9/1.8 /3.2/1.7 /2.8/1.9 /2.7 /2.8 /2.6, wobei In_0.47 Al_0,53 Da Barriereschichten fett gedruckt sind, ist In_0,58 Ga_0.42 Ebenso sind Schichten in Roman und n-dotierte Schichten (1,4 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) sind kursiv. Die gesamte Waferstruktur vor der Herstellung besteht aus einer unteren InP-Mantelschicht von 4,5 μm (Si, 3 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 50 Aktiv-/Injektorstufen, 0,3 µm dickes n-In_0,53 Ga_0,47 Als obere Begrenzungsschicht (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ). Ein 100 nm dickes SiO₂ Schicht wurde in der oberen InGaAs-Einschlussschicht im gesamten Wafer abgeschieden, dann das SiO₂ des DBR-Abschnitts wurde zur Herstellung des Gitters entfernt. Danach wurde das Gitter auf der oberen InGaAs-Einschlussschicht unter Verwendung eines holographischen Doppelstrahl-Interferometrieprozesses mit einer Gitterperiode von 1,2 µm definiert, dann durch nasschemisches Ätzen in eine Tiefe von etwa 130 nm übertragen, anschließend das restliche SiO₂ wurde entfernt. Dann wird der obere Wellenleiter, bestehend aus einer 3 μm dicken oberen InP-Mantelschicht (Si, 2 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 0,15 μm graduell dotierte InP-Schicht (Si, 1,5 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) und einer 0,85 µm dicken oberen hochdotierten InP-Kontaktschicht (Si, 5 × 10 ¹⁸ cm ⁻³ ) wurde durch metallorganische Gasphasenepitaxie (MOVPE) nachgewachsen.

Schema einer DBR QCL bestehend aus einer Verstärkungssektion L _G , ein DBR-Abschnitt L _DBR und eine Stromisolationslücke

Nach der Implementierung des Nachwachsens wurde der Wafer zu einem Doppelkanal-Ridge-Wellenleiter-Laser mit einer durchschnittlichen Kernbreite von 10 µm verarbeitet, wobei die Kanäle zum Zweck einer effektiven Wärmeableitung und elektrischen Isolierung mit halbisolierendem InP:Fe gefüllt wurden. Als nächstes wurde eine 200 µm lange Stromisolationsrille zwischen dem Verstärkungsabschnitt und dem DBR-Abschnitt durch die obere hochdotierte und allmählich dotierte InP-Schicht mit einer Tiefe von 1,1 µm durch Trockenätzen geätzt, um die Strominjektion in den DBR-Abschnitt zu blockieren. Dann eine Isolationsschicht aus 450 nm dickem SiO₂ abgelegt wurde, und das Strominjektionsfenster wurde direkt über dem Verstärkungsabschnitt geöffnet. Anschließend wurde ein elektrischer Kontakt durch eine durch Elektronenstrahlverdampfung abgeschiedene Ti/Au-Schicht hergestellt und eine zusätzliche 5 µm dicke Goldschicht wurde galvanisch abgeschieden, um die Wärmeableitung weiter zu verbessern. Nach dem Abdünnen auf etwa 120 µm wurde eine Ge/Au/Ni/Au-Metallkontaktschicht auf der Substratseite des Wafers abgeschieden. Schließlich wurde der Wafer in 6 mm lange Bauelemente gespalten, die aus einem 4,3 mm langen Verstärkungsbereich, einem 1,5 mm langen DBR-Bereich und einer 0,2 mm langen Stromisolationsrille bestanden, und die Bauelemente wurden mit der Epischicht-Seite nach unten auf die Diamantkühlkörper mit Indiumlot, die anschließend auf Kupferkühlkörpern gelötet wurden.

Ergebnisse und Diskussion

Die Spektren der Geräte wurden mit einem Fourier-Transformations-Infrarotspektrometer mit einer Auflösung von 0,125 cm ⁻¹ . getestet . Die Leistungs-Strom-Spannung (P-I-V)-Eigenschaften der Geräte wurden mit einem kalibrierten Thermopile-Detektor getestet. Der Laser wurde 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 ohne Korrektur mit dem kalibrierten Thermopile-Detektor vor der Laserfacette gemessen.

Abbildung 2a zeigt die Dauerstrich-(CW)-Emissionsspektren von DBR-Lasern bei verschiedenen Kühlkörpertemperaturen von 20 °C bis 70°C mit einer Stufe von 2 °C mit Injektionsströmen von 1,005I_th . Abbildung 2b zeigt die Wellenzahl-Temperatur-Kurve des Lasers, und der Einschub zeigt ein Laserspektrum von 24 °C in logarithmischen Koordinaten, wobei das Seitenmoden-Unterdrückungsverhältnis (SMSR) etwa 25 dB beträgt. Bei herkömmlichen Singlemode-DFB-QCLs verschieben sich die Wellenlängen linear mit dem Anstieg der Temperatur oder des Stroms zu längeren Wellenlängen [14, 15]. Wie man jedoch aus Abb. 2 gesehen hat, wird ein anomales Abstimmverhalten beobachtet, mit Modensprüngen zu kürzeren Wellenlängen, wenn die Temperatur ansteigt.

a Die Emissionsspektren des Lasers ändern sich mit der Temperatur. b Die Wellenzahl-Temperatur-Kurve des Lasers. Der Einschub zeigt das Laserspektrum von 24 °C in logarithmischen Koordinaten

Um das Auftreten der anomalen Modensprünge qualitativ zu erklären, müssen wir zunächst den Mechanismus des Singlemodes am DBR-QCL-Gerät analysieren, der in Abb. 3 klar dargestellt ist. Abbildung 3a zeigt die gemessene Wafer-Verstärkungskurve und berechnet die Reflexion Kurve des Bragg-Gitters basierend auf der Transfermatrixmethode von MATLAB, wobei das Reflexionsvermögen des 1,5 mm langen DBR-Gitters etwa 98% beträgt. Zum leichteren Verständnis zeigen wir das schematische Diagramm des Modusauswahlmechanismus von DBR QCL, in dem die Verstärkungskurve, die Reflexionskurve des Bragg-Gitters, zulässige Longitudinalmoden, die die Phasenbedingung in der DBR-QCL-Kavität erfüllen, angezeigt werden, und geben ihre Verschiebung an Charakteristik mit der Temperaturerhöhung in Fig. 3b weiter. Welche Longitudinalmode kann unter diesen Longitudinalmoden die Lasermode sein? Es sollte zwei Bedingungen erfüllen, erstens sollte es sich innerhalb des Bragg-Reflexionspeaks befinden. Eine weitere Bedingung ist, dass sein Produkt aus Wert von Verstärkung und Reflexionsvermögen maximal sein sollte [9]. Darüber hinaus verschieben sich die Verstärkungskurve, die Reflexionskurve und die Longitudinalmodenspektren mit steigender Temperatur zu längeren Wellenlängen. Dann haben wir die Kurve der Verstärkungsspitze gemessen und an die Temperaturänderung angepasst, um die Bewegungsrate von − 0.581 cm ⁻¹ . zu erreichen K ⁻¹ . Der Bragg-Reflexionspeak bei Temperaturerhöhung beträgt etwa − 0,128 cm ⁻¹ K ⁻¹ nach unserer Gruppe zuvor berichtete Ergebnisse bei ähnlichem Wellenbereich [16]. Das heißt, der Bragg-Reflexionspeak bleibt bei steigender Temperatur immer auf der Seite der kürzeren Wellenlänge des Verstärkungspeaks. Die Bewegung der Longitudinalmoden-Spektren bei Temperaturerhöhung wird hauptsächlich dem modalen Brechungsindex zugeschrieben, der mit der Temperaturerhöhung wächst, dessen Bewegungsgeschwindigkeit ähnlich der Bewegungsgeschwindigkeit des Bragg-Reflexionspeaks ist, wobei die Temperaturerhöhung kleiner als die Bewegungsgeschwindigkeit der Verstärkung ist Gipfel. Die Temperatur des Verstärkungsbereichs ist jedoch aufgrund des durch die Ladungsträgerinjektion verursachten Wärmeeffekts etwas höher als die des DBR-Bereichs. Als Ergebnis können sich die Longitudinalmodenspektren mit steigender Temperatur etwas schneller bewegen als der Bragg-Peak. Wir nummerieren die drei longitudinalen Moden als a, b und c innerhalb des Bragg-Peaks in Abb. 3b. Zu Beginn war der Modus a der Lasermodus, und der Modus a würde sich linear abstimmen und mit steigender Temperatur zu längeren Wellenlängen verschieben. Der Lasermodus würde durch den Modus b ersetzt, wenn sich der Modus a vom Zentrum der Bragg-Kurve weg verschiebt und sein Produkt aus Verstärkungswert und Reflexionsvermögen aufgrund der etwas schnelleren Bewegungsrate der Longitudinalmodenspektren nicht mehr maximal war. Dann wiederholte der Modus b den Vorgang des Modus a und so weiter. So wird das Phänomen der anomalen Modensprünge in Abb. 2 beobachtet. Zum Verifizieren liegt der Modensprung zwischen Longitudinalmoden. Dann haben wir den longitudinalen Modenabstand berechnet, der relativ zur gesamten effektiven Resonatorlänge des Geräts ist. Die gesamte effektive Resonatorlänge des DBR QCL ist die Summe der effektiven DBR-Abschnittslänge, der Verstärkungsabschnittslänge und der Isolationsspaltlänge. Die Definition der effektiven DBR-Länge ist, dass die Phase in der Nähe des Reflexionsmaximums relativ linear variiert. Eine solche Reflexion kann gut durch eine diskrete Spiegelreflexion angenähert werden, die der Größe der Reflexion des Gitters entspricht, jedoch in einem Abstand von L . platziert ist _eff weg, wie in Abb. 4a gezeigt. Das heißt, die Funktion des gesamten DBR-Gitters wird durch einen Reflexionsspiegel ersetzt, der einem passiven Wellenleiter entspricht. Die effektive DBR-Länge der physikalischen DBR-Gitterlänge kann basierend auf den folgenden Gleichungen berechnet werden [17]:

wobei κ der Gitterkopplungskoeffizient ist und L _DBR ist die physikalische Gitterlänge, \( \Updelta \overline{\mathrm{n}} \) ist die effektive Brechzahldifferenz des Gitters, \( \overline{\mathrm{n}} \) ist der durchschnittliche effektive Brechungsindex von Gitter, und ist die Gitterperiode. 4b zeigt die effektive Länge des DBR-Bereichs gegenüber der physikalischen DBR-Gitterlänge, was anzeigt, dass sich die effektive DBR-Länge fast nicht mehr änderte, wenn die physikalische DRB-Gitterlänge größer als 1,5 mm war. Die effektive DBR-Länge einer physischen DBR-Gitterlänge von 1,5 mm beträgt etwa 0,291 mm. Als Ergebnis beträgt der theoretische Längsmodenabstand etwa 0,328 cm ^–1 . . Das experimentelle Sprungintervall im anomalen Modus beträgt etwa 0,12 cm ⁻¹ . gezeigt in Abb. 2. Die durchschnittliche lineare Abstimmcharakteristik des Lasermodus mit der Temperatur beträgt ungefähr 0,103 cm ⁻¹ K ⁻¹ bevor anomale Sprünge in jedem Modus auftreten. Der entsprechende Modenabstand beträgt also 0,326 cm ⁻¹ , was fast mit dem berechneten Ergebnis von 0.328 cm ⁻¹ . übereinstimmt mit dem Fehler − 0.002 cm ⁻¹ .

a Die gemessene Waferverstärkungskurve und berechnete die Reflexionskurve des Bragg-Gitters basierend auf der Transfermatrixmethode von MATLAB. b Das schematische Diagramm des Modusauswahlmechanismus von DBR QCL

a Das schematische Definitionsdiagramm eines effektiven Spiegels für ein DBR-Gitter. b Die effektive DBR-Länge im Vergleich zur physikalischen Gitterlänge

Fig. 5a zeigt die Emissionsspektren, die sich mit dem Injektionsstrom ändern, das obere Feld von Fig. 5b zeigt die Wellenzahl-Temperatur-Kurve der Vorrichtung und das untere Feld von Fig. 5b ist die CW P-I-Kurve des Lasers. Das ähnliche Phänomen der anomalen Modensprünge wird auch bei der Zunahme des Injektionsstroms in Abb. 5 beobachtet, und die offensichtliche Diskontinuität ist in der P-I-Kurve zu sehen, wenn die Modensprünge auftreten, die bei herkömmlichen Single-Mode-DFB-QCLs außer nicht vorkommen können gelegentlicher Modussprung zwischen den beiden Seitenmodi des Stoppbands. Die Verstärkungsspitze würde sich mit der Zunahme des Injektionsstroms aufgrund des Wärmeeffekts immer zu längeren Wellenlängen hin verschieben. Wir haben die Verstärkungskurve des Wafers gemessen, die sich mit dem Strom im CW-Zustand ändert, und die Kurve der Verstärkungsspitze mit der Änderung des Stroms angepasst, um die Bewegungsrate von – 0,021 cm ^–1 . zu erhalten mA ⁻¹ . Da das Strominjektionsfenster gerade über dem Verstärkungsbereich geöffnet wurde und der Isolationsspalt vorhanden ist, ist der Einfluss des durch die Strominjektion verursachten Wärmeübersprechens auf den DBR-Abschnitt schwach. Die Bragg-Reflexionskurve ändert sich also fast nicht mit dem Injektionsstrom. Das Longitudinalmodenspektrum bewegt sich aufgrund der durch den Wärmeeffekt verursachten Änderung des modalen effektiven Brechungsindex ebenfalls leicht zu längeren Wellenlängen. Daher wird das ähnliche Phänomen von Sprüngen im anomalen Modus beobachtet, wenn der Injektionsstrom ansteigt. Das erste Sprungintervall im anomalen Modus beträgt etwa 0,904 cm ⁻¹ . gezeigt in Fig. 5, wo der Modensprung in drei longitudinale Moden gekreuzt wurde. Der zweite Modensprung liegt zwischen benachbarten longitudinalen Moden mit dem Intervall von 0,301 cm ⁻¹ . Die durchschnittliche lineare Abstimmcharakteristik des Lasermodus mit Injektionsstrom beträgt etwa − 0,003 cm ⁻¹ mA ⁻¹ bevor alle anomalen Modussprünge passieren. Der entsprechende Modenabstand beträgt also etwa 0,331 cm ⁻¹ , was auch fast mit dem berechneten Ergebnis von 0.328 cm ⁻¹ . übereinstimmt mit dem Fehler 0,003 cm ⁻¹ .

a Das Emissionsspektrum ändert sich mit dem Injektionsstrom. b Das obere Feld zeigt die Wellenzahl-Temperatur-Kurve, und das untere Feld ist die CW-Leistungs-Strom (P-I)-Kurve des Lasers

Abbildung 6a zeigt den Leistungsvergleich zwischen einem DBR-Laser und einem Fabry-Perot (FP)-Laser mit einer Resonatorlänge von 4 mm. Die maximale Ausgangsleistung von FP- und DBR-Lasern beträgt 987 mW bzw. 656 mW bei 20 °C. Die maximale Ausgangsleistung des DBR-Lasers beträgt immer noch 235 mW bei einer Kühlkörpertemperatur von 70 ° C, was den bisher höchsten Leistungspegel aller Singlemode-QCLs im langwelligen Infrarotspektrum darstellt. Um Schäden zu vermeiden, wurden Laser nicht bis zu ihrem maximalen Arbeitsstrom getestet. Abbildung 6b zeigt die optische Feldverteilung von DBR-, FP- und DFB-Lasern mit derselben Resonatorlänge von 6 mm basierend auf der Transfermatrixmethode von MATLAB. Die optische Feldverteilung des DBR-Lasers zeigt, dass die Intensität des Lichts im Gerät im Verstärkungsbereich ähnlich wie beim FP-Laser nahezu konstant ist, während sie im DBR-Bereich stark abnimmt, was für die Leistungsextraktion spricht, nicht wie beim DFB-Laser , deren Lichtintensität in der Mitte des Geräts ihren Höhepunkt erreicht und aufgrund des überkoppelten Mechanismus zu den beiden Endfacetten hin schnell abfällt, wodurch die meiste Lichtintensität in der Mitte des Geräts begrenzt wird. Die gekoppelte Stärke des DFB-Lasers ist direkt proportional zur Resonatorlänge. Daher ist ein DFB-Laser nicht geeignet, um in Vorrichtungen mit langer Resonatorlänge gespalten zu werden. Als Ergebnis wird der andere herausragende Vorteil des DBR-Lasers präsentiert, dass er in einer Vorrichtung mit langer Resonatorlänge hergestellt werden kann, um eine hohe Ausgangsleistung zu erhalten. Die DBR-Struktur ist also eine Art potenzielles Verfahren, um eine hohe Leistung und eine Single-Mode-Emission zu erreichen.

a Die rote Kurve ist die CW-Leistungs-Strom-Spannung (P-I-V)-Kurve des DBR-Lasers, die schwarze Kurve ist die CW-Leistungs-Strom-Spannung (P-I-V)-Kurve des Fabry-Perot (FP)-Resonators Hohlraum. b Die simulierte optische Feldverteilung von DBR-, FP- und DFB-Lasern mit derselben Resonatorlänge von 6 mm

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir DBR-QCLs mit hoher Ausgangsleistung demonstriert. Die Eigenschaften der Modensprünge wurden im Detail analysiert, wo diese Forschung für praktische Anwendungen nützlich ist. Die maximale CW-Ausgangsleistung beträgt 656 mW bei 20 °C für das Gerät mit 4,3 mm langem Verstärkungsbereich. Aus dem Vergleich der optischen Feldverteilung und unseren analysierten Ergebnissen schließen wir, dass DBR eine potenzielle und effektive Methode für QCLs ist, um eine hohe Ausgangsleistung und Single-Mode-Emission zu erreichen.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Alle Daten sind uneingeschränkt verfügbar.

Abkürzungen

KW:

Dauerwelle

DBR:

Verteilter Bragg-Reflektor

DFB:

Verteiltes Feedback

EC:

Externer Hohlraum

FP:

Fabry-Perot

MBE:

Molekularstrahlepitaxie

MOVPE:

Metallorganische Gasphasenepitaxie

P–I–V:

Leistung–Strom–Spannung

QCL:

Quantenkaskadenlaser

SMSR:

Seitenmodus-Unterdrückungsverhältnis