Operação de modo único estável de laser Quantum Cascade de realimentação distribuída por revestimentos facetados de refletividade otimizada

Resumo

Neste trabalho, lasers quânticos em cascata (QCLs) baseados em compensação de deformação combinada com projeto de ressonância de dois fônons são apresentados. O laser de feedback distribuído (DFB) que emite a ~ 4,76 μm foi fabricado por meio de uma grade de primeira ordem enterrada padrão e processamento de heteroestrutura enterrada (BH). A emissão monomodo estável é obtida sob todas as correntes de injeção e condições de temperatura, sem qualquer salto de modo, pelo revestimento anti-reflexo (AR) otimizado na face frontal. O revestimento AR consiste em um dielétrico de camada dupla de Al ₂ O ₃ e Ge. Para uma cavidade de laser de 2 mm, a potência máxima de saída do DFB-QCL revestido com AR foi de mais de 170 mW a 20 ° C com uma alta eficiência de plugue de parede (WPE) de 4,7% em uma onda contínua (CW) modo.

Histórico

Lasers em cascata quântica de infravermelho médio (QCLs) [1] são uma das fontes de luz mais promissoras para muitas aplicações comerciais. Essas aplicações práticas, como detecção de gás, comunicação em espaço livre e espectroscopia de alta resolução [2,3,4,5], exigiriam QCL com alta potência, confiabilidade de modo único aprimorada e baixo custo. Como resultado, desde o primeiro feedback distribuído (DFB) -QCL foi demonstrado em 1997 [6], o desempenho desses dispositivos foi feito grandes melhorias com a demonstração de operação de ondas contínuas (CW) em temperatura ambiente com alta potência em todo o região do infravermelho médio [7,8,9,10]. No entanto, a maioria dos DFB-QCLs baseados em estrutura de grade enterrada teria o problema de facetas clivadas aleatórias que determinam o modo de frequência de laser. Devido à mesma quantidade de perda em dois modos de borda de banda, a operação monomodo estável não pode ser garantida [11]. Especialmente sob condições de alta temperatura ou grande corrente de injeção, o salto de modo sempre acontece, o que é prejudicial para as aplicações nesses dispositivos de modo único.

Para obter uma operação monomodo estável, uma mudança de fase de um quarto de onda (λ / 4 PS) foi introduzida no período de grade para que o laser pudesse trabalhar no modo de defeito; assim, a competição entre os dois modos de borda de banda pode ser evitada. Mas a litografia por feixe de elétrons deve ser usada para a fabricação de grades λ / 4 PS, que é demorada e cara [12]. O laser DFB acoplado por ganho é uma boa escolha para atingir uma operação monomodo estável para o laser semicondutor convencional [13]. No entanto, não é realista para o QCL fazer os lasers DFB de ganho acoplado por causa da grande perda causada pela região ativa gravada. Outro método engenhoso é usar o mecanismo de acoplamento de perda de cavidade para aumentar a perda de diferença entre dois modos DFB. Acredita-se que o revestimento de faceta de refletividade adequado pode atingir uma operação monomodo estável, mesmo em altas temperaturas e grandes correntes. Embora existam algumas pesquisas dedicadas ao revestimento de facetas, elas sempre se concentram na formação de comprimento de cavidade equivalente ideal L _opt para preservar a eficiência do plugue de parede (WPE) para lasers em vez da confiabilidade de modo único [14, 15]. Além disso, o revestimento de refletividade otimizado deve ser uma forma promissora de resolver a competitividade entre dois modos de DFB e interessante para ser investigado sistematicamente.

Neste artigo, operação monomodo estável de DFB-QCLs em λ ~ 4,76 μm é apresentado após revestimento anti-reflexo (AR) / alta reflexão (HR). O revestimento AR consiste em um dielétrico de camada dupla de Al ₂ O ₃ (380 nm) e Ge (33 nm). Esses dispositivos exibem um limite muito baixo de densidade de corrente de 0,65 kA / cm ² a 20 ° C. A emissão de modo único com uma taxa de supressão de modo lateral (SMSR) acima de 26 dB é alcançada até uma temperatura de 90 ° C em operação CW sem qualquer salto de modo. Acredita-se que o revestimento anti-refletivo na faceta frontal é muito valioso para suprimir a fase aleatória da faceta da cavidade.

Métodos

Teoria e Simulação

O núcleo da simulação do efeito de revestimento anti-reflexo em cavidades DFB finitas é o cálculo da perda de modo para dois modos de borda de banda. O método da matriz de transferência seria uma forma apropriada de analisar toda a estrutura do laser [16, 17]. Consideramos a aplicação deste método a dispositivos que têm um perfil de índice de refração longitudinal semelhante ao mostrado na Fig. 1. Este desenho esquemático ilustra o efeito da grade com pequenas perturbações de índice efetivo diferentes ( n _{eff, 1} , n _{eff, 2} ) e filmes revestidos ( n ₃ , n ₄ ) no modo guiado. Os índices de refração complexos dos principais materiais usados no cálculo são listados como segue:InP (3.088 + i * 2e − 4), InGaAs (3.4 + i * 2.9e − 5), região ativa (3.298 + i * 4e − 5), InP dopado alto (2,81 + i * 1,4e − 2), SiO ₂ (1,3603 + i * 6,3e − 4), Au (1,341 + i * 32,582), Al ₂ O ₃ (1,5348 + i * 3,2967e − 3), e Ge (4,0165 + i * 4e − 2). Então, os diferentes índices efetivos n _{eff, 1} =3,1599 + i * 5,17e − 5 e n _{eff, 2} =3.1662 + i * 5.6756e − 5 foram calculados com COMSOL por meio da função de equação diferencial parcial (PDE). Supõe-se que o laser seja operado em um único modo transversal, de modo que as características de propagação da luz em cada ponto ao longo da cavidade do laser sejam descritas por uma única quantidade escalar complexa, k , que é o vetor de onda do meio. É ainda considerado que o laser é linearmente polarizado e seu campo elétrico associado tem uma dependência do tempo senoidal e ^{i ω t} . Seguindo essas suposições dadas acima, um fator de onda eletromagnética de plano unidimensional E _z , que descreve a parte da variação especial da função de onda, satisfaz a equação de Helmholtz
$$ \ frac {\ partial ^ 2 {E} _ {\ mathrm {z}}} {\ partial {z} ^ 2} + {K} ^ 2 \ left (\ mathrm {z} \ right) {E} _ {\ mathrm {z}} =0 $$ (1)

Esquema ilustrando o modelo de cavidade DFB finita com revestimento anti-reflexo no perfil de modo óptico longitudinal

K (z) é dado por
$$ K \ left (\ mathrm {z} \ right) =\ frac {\ omega} {c} \ cdot n \ left (\ mathrm {z} \ right) =k \ cdot n \ left (\ mathrm {z } \ right) =\ left ({k} _ {\ mathrm {r}} + {ik} _ {\ mathrm {i}} \ right) \ cdot n \ left (\ mathrm {z} \ right) $$ (2)
onde ω e c são, respectivamente, a frequência angular e a velocidade da luz e n (z) é o índice de refração complexo em cada ponto ao longo da cavidade do laser. O vetor de onda k que precisa ser resolvido pode ser dividido em duas partes: k _r e k _i . A parte real k _r determina o comprimento de onda da luz na cavidade do laser, enquanto a parte imaginária k _i é originado da perda de modo das contas de cavidade finitas para atenuação. A partir da Fig. 1, pode-se observar que o laser pode ser considerado um dispositivo de múltiplas seções com 2 N + 2 seções onde N é o período de grade. Em cada uma dessas seções, o campo elétrico E _n (z) é uma combinação linear de duas ondas de propagação contrária exponencialmente planas, onde uma está diminuindo com amplitude complexa A _n e o outro está aumentando com B _n . A equação é descrita como segue:
$$ {E} _ {\ mathrm {n}} \ left (\ mathrm {z} \ right) ={A} _ {\ mathrm {n}} \ exp \ left (- {iK} _ {\ mathrm { n}} \ mathrm {z} \ right) + {B} _ {\ mathrm {n}} \ exp \ left ({iK} _ {\ mathrm {n}} \ mathrm {z} \ right) $$ ( 3)
No total, existem 2 N + 3 interfaces. Em cada uma dessas interfaces, tanto o campo elétrico quanto sua derivada com relação à direção de propagação devem ser iguais em ambos os lados da interface. A equação é obtida da seguinte forma:
$$ \ left [\ begin {array} {c} {E} _ {2N + 3} \ left (\ mathrm {z} \ right) \\ {} {E ^ {\ hbox {'}}} _ { 2N + 3} \ left (\ mathrm {z} \ right) \ end {array} \ right] =\ prod \ limits_ {n =0} ^ {2N + 2} M \ left ({d} _n \ right) \ left [\ begin {array} {c} {E} _0 \ left (\ mathrm {z} \ right) \\ {} {E ^ {\ hbox {'}}} _ 0 \ left (\ mathrm {z} \ right) \ end {array} \ right] =\ left [\ begin {array} {cc} {\ mu} _ {11} &{\ mu} _ {12} \\ {} {\ mu} _ { 21} &{\ mu} _ {22} \ end {array} \ right] \ cdot \ left [\ begin {array} {c} {E} _0 \ left (\ mathrm {z} \ right) \\ { } {E ^ {\ hbox {'}}} _ 0 \ left (\ mathrm {z} \ right) \ end {array} \ right] $$ (4)
A matriz de transferência M ( d _n ) É dado por
$$ M \ left ({d} _n \ right) =\ left [\ begin {array} {cc} \ cos \ left ({kn} _n {d} _n \ right) &\ frac {1} {kn_n} \ sin \ left ({kn} _n {d} _n \ right) \\ {} - {kn} _n \ sin \ left ({kn} _n {d} _n \ right) &\ cos \ left ({kn} _n {d} _n \ right) \ end {array} \ right] $$ (5)
Considerando que o laser eletricamente bombeado é um dispositivo auto-oscilante, não há ondas de entrada de fora do dispositivo. Isso resulta na condição de limite B ₀ = A _{2 N + 3} =0, e a equação muda para
$$ f =ik {\ mu} _ {11} + {\ mu} _ {12} {k} ^ 2 - {\ mu} _ {21} + ik {\ mu} _ {22} =0 $$ (6)
Cada valor do vetor de onda k pode ser obtido com o auxílio do Matlab por meio da Eq. (6). As partes imaginárias k _i corresponder às perdas dos modos de cavidade ajudaria a analisar os efeitos do revestimento AR.

A Figura 2a demonstra os resultados calculados com base na simulação da matriz de transferência. Como as duas curvas vermelhas mostraram, a perda do modo de alta frequência muda muito lentamente com a diminuição da refletividade, enquanto o modo de baixa frequência aumenta drasticamente. A inserção mostra o perfil de modo calculado para os modos de baixa e alta frequência, para um único período da grade. Conforme plotado, o modo de baixa frequência tem magnitude de campo elétrico mais alta nos picos da grade que é a parte de índice mais alto da grade, e também, o modo de alta frequência é mais concentrado na parte de índice inferior da grade. Para o modelo de cavidade infinita sem refletividade de faceta, o modo de alta frequência sempre tem perda de modo menor do que o modo de baixa frequência. Se o efeito dos espelhos de faceta final puder ser ignorado, o modo de alta frequência com as perdas de guia de onda menores sempre desaparecerá. No entanto, a presença de espelhos facetados finais dá reflexos que interferem construtiva ou destrutivamente com os modos DFB na cavidade do laser. Essa interferência afeta a perda finita da cavidade da grade de cada modo e pode determinar qual modo dura. Notamos que o efeito dos espelhos é maior quando a posição de ambos os espelhos coincide com um pico na amplitude do campo elétrico de um modo DFB, que também é quando os espelhos estão em um nó para o outro modo DFB. Aqui, os espelhos para a faceta não revestida coincidem com o pico do modo de baixa frequência e, então, os reflexos dos espelhos finais interferem de forma construtiva máxima com o modo presente na cavidade do laser. Isso resulta em uma diminuição da perda de modo total, devido à contribuição construtiva do espelho. À medida que a refletividade diminui e o deslocamento de fase adicional influencia o uso do revestimento AR de camada dupla, a perda do modo de baixa frequência aumenta gradualmente com a diminuição da refletividade devido ao efeito de interferência enfraquecido e aumento da perda de espelho. Enquanto isso, a perda do modo de alta frequência mudou um pouco devido ao efeito de interferência aprimorado. Isso resulta em que a perda de modo Δ tem um desempenho tão semelhante quanto uma função exponencial, especialmente quando a refletividade da faceta frontal é <0,15. De acordo com a simulação, existe apenas um ponto mínimo em todo o espectro quando a refletividade da faceta frontal é <0,11, o que significa que o salto de modo não pode acontecer em teoria porque outra perda de modo de borda de banda é muito alta para ocorrer.

a As duas curvas vermelhas são a perda de modo do modo de alta e baixa frequência, respectivamente. A curva preta é a perda de modo diferencial entre os dois modos de borda de banda rotulados como Δ. A inserção mostra o perfil de modo calculado para os modos de baixa e alta frequência, para um único período da grade. b O espectro de perda de modo calculado com base na simulação de matriz de transferência com diferentes revestimentos AR

A Figura 2b mostra os três espectros de perda de modo típicos durante a simulação, onde os modos de alta e baixa frequência são 4,762 e 4,779 μm, respectivamente. O primeiro é o DFB-QCL sem revestimento AR. Podemos ver o stopband originado do feedback da grade claramente, e os dois modos de borda de banda são quase os mesmos. O segundo é o revestimento AR específico com 200 nm Al ₂ O ₃ e 5 nm Ge com a refletividade de 0,22. A diferença entre dois modos de borda de banda começa a ser óbvia. O último mostra que com revestimento de menor refletividade, a perda de modo Δ é tão grande que o modo de baixa frequência submerge sob a perda de stopband. Embora a refletividade mais baixa seja a maior perda de modo Δ em teoria, devemos também considerar que a refletividade extremamente baixa causa grande perda de espelho em dispositivos que fariam o WPE cair drasticamente. Essa é uma compensação para escolher a espessura do filme com base no experimento.

Fabricação de dispositivos

O wafer QCL foi cultivado em um n-dopado (Si, 3 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) Substrato InP por epitaxia de feixe molecular de fonte sólida (MBE) com base em um projeto de ressonância de dois fônons. O núcleo ativo inclui 40 estágios de compensação de deformação em _0,669 Ga _0,331 Como / Em _0,362 Al _0,638 Como poços quânticos e barreiras, que são semelhantes à Ref. [18]. A sequência da camada foi a seguinte:2 μm inferior camada de revestimento InP (Si, 2,5 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 0,3 μm de espessura combinada em _0,47 Ga _0,53 Como camada (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 40 estágios ativos / injetores, 0,3 μm de espessura em _0,47 Ga _0,53 Como camada (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), Camada de revestimento InP superior de 3 μm (Si, 2,5 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), e camada de revestimento InP altamente dopada de 0,7 μm (Si, 5 × 10 ¹⁸ cm ⁻³ ) O nível médio de dopagem da região ativa foi empiricamente ajustado para 2,4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ . Para fabricar a grade enterrada, o revestimento superior foi removido até a camada superior de InGaAs. A grade DFB de primeira ordem com um período de Λ =0,755 μm (ciclo de trabalho σ =20%) foi definida na camada InGaAs superior de 300 nm de espessura usando a técnica litográfica holográfica e subsequentemente gravada a uma profundidade de cerca de 90 nm por corrosão química úmida. Então, um dopado baixo de 3 μm de espessura (Si, 2,5 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ) Camada InP seguida por uma camada de 0,2 μm gradualmente dopada (mudando de 1 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ para 3 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) Camada InP e um InP de 0,5 μm (5 × 10 ¹⁸ cm ⁻³ ) camada de contato foram realizadas em sequência como o revestimento superior por epitaxia de fase de vapor orgânico de metal (MOVPE).

Após a implementação do padrão de grade e crescimento, o epi-wafer foi gravado em cristas de 10 μm de largura e, em seguida, os guias de onda foram reintroduzidos no sistema MOVPE e enterrados em InP (Fe) semi-isolante. Um SiO ₂ com 450 nm de espessura camada foi depositada por deposição de vapor químico intensificada por plasma (PECVD) para isolamento em torno da crista, e o contato elétrico foi fornecido por uma camada de Ti / Au. Uma camada adicional de ouro com 5 μm de espessura foi subsequentemente galvanizada para melhorar ainda mais a dissipação de calor. Os guias de ondas foram clivados em barras de 2 mm de comprimento e o teste foi realizado em dispositivos com revestimentos de faceta de refletividade otimizada. O revestimento HR da face traseira consiste em Al ₂ O ₃ / Ti / Au / Ti / Al ₂ O ₃ (400/5/100/10/200 nm) e o revestimento AR frontal consistindo em Al ₂ O ₃ / Ge (380/33 nm) são depositados por evaporação de feixe de elétrons. A refletividade calculada da faceta frontal é de 3,4% para o comprimento de onda de 4,76 μm, e a relação detalhada entre a flutuação da espessura do revestimento e a refletividade foi discutida em nosso artigo publicado anteriormente [19]. Os lasers foram montados com a camada de epilação voltada para baixo em dissipadores de calor de SiC com solda de índio e, em seguida, ligados por fio a uma almofada de contato externa. Para caracterização espectral e elétrica, os lasers são montados em um elemento Peltier e a temperatura monitorada no dissipador de calor com um termistor.

Resultados e discussão

A Figura 3 mostra os espectros de emissão subliminares alterados dinamicamente de eletroluminescência para lasing com a corrente crescente que é medida com o Bruker Vertex 70 FTIR e um detector HgCdTe resfriado com nitrogênio. O espectro do laser logo acima do limite indica que o dispositivo opera no modo fundamental e podemos obter claramente a faixa de parada do modo fundamental quando a corrente é 285 mA. Da largura da banda de parada Δ ν =3,076 cm ⁻¹ e o índice efetivo n _eff =1 / (2νΛ) =3,153, calculamos um coeficiente de acoplamento κ =Δ ν · π · n _eff =30,4 cm ⁻¹ , resultando em nossa cavidade de 2 mm revestida com HR em um produto de acoplamento κL de 12.1, que corresponde bem com a fabricação de nosso dispositivo. O produto de κL muito maior do que a investigação teórica anterior κL ≈ 1 [20] indica que um esquema overcoupled é obtido, o que é benéfico para proteger o modo único dentro de toda a faixa de corrente e temperatura examinada.

Espectro DC abaixo do limite do dispositivo medido a 30 ° C

A Figura 4a mostra a tensão-corrente de potência CW típica ( P - eu - V ) curva do laser DFB em diferentes temperaturas do dissipador de calor entre 20 e 90 ° C. A potência de saída atinge 200 mW para o dispositivo de 2 mm de comprimento com uma densidade de corrente de baixo limiar de 0,65 kA / cm ² a 20 ° C. A tensão limite ( V _th ) de 13,2–14,2 V foi medido na faixa de temperatura de 20–90 ° C. É importante notar que o salto modal só existe em temperaturas mais baixas do dissipador de calor abaixo de 60 ° C, o que pode ser facilmente deduzido do P - eu curva. A alta temperatura do dissipador de calor contribuiria para um acúmulo de calor mais severo no núcleo do laser, de modo que o efeito térmico restringisse outro modo de lasing e o salto de modo não ocorresse. A Figura 4b mostra o P - eu - V curva do laser DFB em que um revestimento anti-reflexo (AR) foi depositado em sua faceta frontal, e escolhemos um revestimento AR com refletividade de 3,4%. Cada suave P - eu as curvas indicam que não há nenhuma existência de salto modal em torno da temperatura que medimos. A Figura 4c, d mostra o espectro de laser em diferentes correntes de 150 a 250 mA com uma etapa de 25 mA. É óbvio a partir da Fig. 4d que alcançamos um único modo estável em torno de diferentes correntes com revestimento de faceta AR otimizado ao invés do salto de modo na Fig. 4c. A frequência sempre mantém uma relação linear com a corrente de injeção, e o coeficiente de sintonia da corrente Δ ν / Δ I =- 0,024 cm ⁻¹ mA ⁻¹ prova que o revestimento AR é um método simples e eficiente para resolver o problema de salto de modo em DFB-QCLs.

a , b Potência de saída versus corrente do laser DFB operado em modo CW em diferentes temperaturas do dissipador de calor entre 20 e 90 ° C junto com V - eu curvas. c , d Espectros de laser CW em diferentes correntes de 150 a 250 mA com uma etapa de 25 mA a 20 ° C

A Figura 5 mostra os espectros de emissão do laser DFB de revestimento em diferentes temperaturas do dissipador de calor de 20 a 90 ° C. As medições foram realizadas usando um espectrômetro NICOLET 8700 FTIR com 0,25 cm ⁻¹ resolução em um modo de varredura rápida. Uma única emissão de modo longitudinal é observada em toda a faixa de temperatura investigada com uma razão de supressão de modo lateral (SMSR) de 26 dB em alta temperatura de 90 ° C. Como é mostrado na inserção da Fig. 5, o espectro de emissão de pico foi observado para mudar de 2100,4 cm ⁻¹ de 20 ° C a 2088,6 cm ⁻¹ a 90 ° C, correspondendo a um coeficiente de ajuste de temperatura Δ ν / Δ T =- 0,168 cm ⁻¹ K ⁻¹ . O bom ajuste linear indicou que nenhum salto de modo ocorreu durante a mudança de temperatura do dissipador de calor. Além disso, todos os dispositivos mencionados exibem um campo distante lateral único dominante sob operação CW no modo fundamental devido ao controle preciso da largura do cume.

Espectros de emissão de modo único do laser DFB a uma corrente de limiar de 1,1 para diferentes temperaturas de dissipador de calor de 20–90 ° C. A inserção mostra as características de ajuste linearmente ajustadas da frequência de laser com a temperatura

O CW WPE foi calculado e plotado em função do consumo de energia elétrica de entrada na Fig. 6. A 20 ° C, um WPE máximo de 4,7% foi obtido em torno de 240 mA com a potência de saída de 170 mW. O WPE máximo ainda eram 2,9 e 0,8% a 50 e 90 ° C, respectivamente. Até o momento, esses valores ainda eram muito altos para os DFB-QCLs de baixo limiar devido à nossa alta qualidade de material e revestimento de faceta de refletividade otimizada. Acredita-se que o WPE pode ser melhorado ainda mais pela seleção otimizada dos comprimentos da cavidade do laser, considerando o efeito do revestimento.

Eficiência da tomada de parede em função da dissipação de energia elétrica para HR e DFB-QCL revestido com AR de 2 mm de comprimento

Conclusões

Demonstramos a operação CW à temperatura ambiente de DFB-QCLs monomodo em λ ~ 4,76 μm. Ao depositar o revestimento AR que consiste em dielétrico de dupla camada Al ₂ O ₃ e Ge na faceta frontal, um modo único estável sem qualquer salto de modo em todas as correntes e condições de temperatura foi realizado com sucesso. A 20 ° C, a potência de saída CW tão alta quanto 170 mW foi observada com uma densidade de corrente de limiar muito baixa de 0,65 kA / cm ² . Esses dispositivos representam um passo importante em direção ao uso de operação monomodo estável de DFB-QCLs na faixa espectral do infravermelho médio para aplicações práticas.

Abreviações

AR:: Anti-reflexo
BH:: Heteroestrutura enterrada
CW:: Onda continua
DFB:: Feedback distribuído
RH:: Alto reflexo
MBE:: Epitaxia de feixe molecular
MOVPE:: Epitaxia de fase de vapor orgânico de metal
PDE:: Equação diferencial parcial
PECVD:: Deposição de vapor químico intensificada por plasma
P - eu - V :: Potência-corrente-tensão
QCL:: Laser de cascata quântica
SMSR:: Taxa de supressão de modo lateral
V _th :: Tensão de limiar
WPE:: Eficiência de tomada de parede
λ / 4 PS:: Uma mudança de fase de um quarto de onda

Conversor de polarização com birrefringência controlável baseado em metassuperfície híbrida totalmente dielétrica-grafeno Nanowebs grafíticos hierarquicamente macroporosos exibindo desempenho de armazenamento de carga estável e ultrarrápido

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias