Transições de modo anômalo em lasers de cascata quântica de refletor de Bragg distribuído de alta potência

Resumo

Neste artigo, um dado espectral anômalo de lasers de cascata quântica (QCLs) com refletor de Bragg distribuído (DBR) emitindo cerca de 7,6 μm é apresentado. Os lasers DBR de duas seções, consistindo em uma seção de ganho e um refletor Bragg não bombeado, exibem uma potência de saída acima de 0,6 W em modo de onda contínua (CW) em temperatura ambiente. Os dados espectrais anômalos são definidos como um modo longitudinal que se move em direção a comprimentos de onda mais curtos com o aumento da temperatura ou da corrente de injeção, o que é inesperado. Embora se espere que os modos de comprimento de onda mais longos comecem a operar ao aumentar a temperatura do dispositivo ou a corrente de injeção, são vistos saltos ocasionais de modo para um comprimento de onda mais curto. Essas transições de modo anômalas são explicadas por meio de análise modal. A mudança induzida termicamente do índice de refração implícita por um aumento na temperatura ou corrente de injeção produz transições quase periódicas entre os modos de cavidade.

Introdução

Os lasers em cascata quântica (QCLs) diferem dos lasers semicondutores fundamentais, são uma espécie de laser semicondutor unipolo, ou seja, transições eletrônicas apenas entre os estados da banda de condução [1]. Ele atraiu muita atenção devido às suas características de destaque de grande comprimento de onda cobrindo a faixa do infravermelho médio / distante até a região de onda terahertz, desde sua primeira demonstração em experimento. Essa região de onda ampla pode atender às demandas crescentes de aplicações em detecção de gás, espectroscopia de alta resolução e monitoramento de processos industriais. No entanto, uma largura de linha estreita e alta potência de saída são necessárias em algumas aplicações. QCLs de realimentação distribuída (DFB) e QCLs de cavidade externa (EC) são as duas formas comuns de se obter emissão monomodo [2, 3]. A potência de saída de DFB QCLs é da ordem de 100 miliwatts e a faixa de ajuste é pequena cerca de 5 cm ⁻¹ , que é adequado para detecção de gás único [4,5,6]. EC QCLs são melhores candidatos para a detecção de várias espécies de gases porque têm uma faixa de sintonia muito mais ampla [7]. No entanto, em algumas aplicações, como detecção de afastamento ou sensoriamento remoto, uma fonte de luz de modo único de alta potência é desejada. Para essas aplicações, um refletor Bragg distribuído (DBR) QCL pode ser um candidato melhor como fonte de laser compacto e de alta potência. Os lasers DBR foram bastante estudados na região da onda do infravermelho próximo [8,9,10], mas seu estudo sobre QCL é menor, poucos foram relatados em 2011 para ajuste amplo [11], em 2014 para alta potência [12]. No entanto, as propriedades espectrais não foram estudadas em detalhes nesses relatórios. Além disso, esse tipo de salto de modo anômalo semelhante foi analisado em lasers semicondutores DBR de infravermelho próximo (IR) [9, 10]. No entanto, ainda está faltando no dispositivo QCL. Considerando que as propriedades espectrais de QCLs de modo único são significativas para aplicações práticas, quaisquer propriedades anômalas e inexploradas devem ser extensivamente estudadas e acumuladas. Aqui, demonstramos DBR QCLs e investigamos suas propriedades espectrais em detalhes.

Métodos

A grade DBR foi definida pelo processo de interferometria holográfica de feixe duplo convencional. A estrutura do dispositivo projetado é mostrada na Fig. 1. A seção de ganho e a seção DBR foram separadas por uma ranhura de isolamento de corrente e apenas a seção de ganho tem uma injeção de corrente. A estrutura QCL foi cultivada em um substrato de InP dopado com n por epitaxia de feixe molecular de fonte sólida (MBE) com uma estrutura de região ativa semelhante à Ref. [13]. A estrutura do núcleo ativo apresentada neste trabalho contém 50 períodos de compensação de deformação em _0,58 Ga _0,42 Como / Em _0,47 Al _0,53 Como poços quânticos. A sequência de camada específica de um período é a seguinte (espessura da camada em nanômetros): 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, onde em _0,47 Al _0,53 Como as camadas de barreira estão em negrito, em _0,58 Ga _0,42 As camadas também estão em romano e as camadas n-dopadas (1,4 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) estão em itálico. Toda a estrutura do wafer antes da fabricação é 4,5 μm InP camada de revestimento inferior (Si, 3 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 50 estágios ativos / injetores, n-In de 0,3 μm de espessura _0,53 Ga _0,47 Como camada de confinamento superior (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ) Um SiO ₂ de 100 nm de espessura camada foi depositada na camada de confinamento InGaAs superior em todo o wafer, então o SiO ₂ da seção DBR foi removida para a fabricação da grade. Depois disso, a grade foi definida na camada de confinamento InGaAs superior usando o processo de interferometria holográfica de feixe duplo com um período de grade de 1,2 μm, em seguida, transferida por corrosão química úmida para a profundidade de cerca de 130 nm, subsequentemente, o SiO ₂ foi removido. Em seguida, o guia de onda superior consiste em uma camada de revestimento InP superior com 3 μm de espessura (Si, 2 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), Camada InP dopada gradualmente 0,15 μm (Si, 1,5 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) e uma camada de contato InP superior altamente dopada com 0,85 μm de espessura (Si, 5 × 10 ¹⁸ cm ⁻³ ) foi regenerado por epitaxia de fase de vapor orgânico de metal (MOVPE).

Esquema de um QCL DBR consistindo em uma seção de ganho L _G , uma seção DBR L _DBR e uma lacuna de isolamento atual

Após a implementação da rebrota, o wafer foi processado em guia de onda laser de duplo canal com largura média de núcleo de 10 μm, onde os canais foram preenchidos com InP:Fe semi-isolante para fins de dissipação térmica efetiva e isolamento elétrico. Em seguida, uma ranhura de isolamento de corrente de 200 μm entre a seção de ganho e a seção DBR foi gravada através da camada InP altamente dopada e gradualmente dopada com uma profundidade de 1,1 μm por meio de corrosão seca para bloquear a injeção de corrente na seção DBR. Em seguida, uma camada de isolamento de SiO ₂ com 450 nm de espessura foi depositado, e a janela de injeção de corrente foi aberta logo acima da seção de ganho. Posteriormente, o contato elétrico foi fornecido por uma camada de Ti / Au depositada por evaporação de feixe de elétrons, e uma camada adicional de ouro de 5 μm de espessura foi galvanizada para melhorar ainda mais a dissipação de calor. Depois de ser desbastado para cerca de 120 μm, uma camada de contato de metal Ge / Au / Ni / Au foi depositada no lado do substrato do wafer. Finalmente, o wafer foi clivado em dispositivos de 6 mm de comprimento consistindo em região de ganho de 4,3 mm, região de DBR de 1,5 mm e sulco de isolamento de corrente de 0,2 mm, e os dispositivos foram soldados com o lado da camada de epilação para baixo no dissipador de calor de diamante com solda de índio, que posteriormente foram soldados em dissipadores de calor de cobre.

Resultados e discussão

Os espectros dos dispositivos foram testados por um espectrômetro infravermelho com transformada de Fourier com resolução de 0,125 cm ⁻¹ . As características de potência-corrente-tensão (P-I-V) dos dispositivos foram testadas por um detector de termopilha calibrado. O laser foi montado em um suporte contendo um termistor combinado com um resfriador termoelétrico para monitorar e ajustar a temperatura da submontagem. A potência óptica emitida foi medida com o detector de termopilha calibrado colocado na frente da faceta do laser sem qualquer correção.

A Figura 2a mostra os espectros de emissão de onda contínua (CW) do laser DBR em diferentes temperaturas de dissipador de calor de 20 ° C a 70 ° C com uma etapa de 2 ° C com correntes de injeção de 1,005I _th . A Figura 2b mostra o número de onda versus a curva de temperatura do laser, e a inserção mostra um espectro de laser de 24 ° C por coordenada logarítmica, onde a taxa de supressão de modo lateral (SMSR) é de cerca de 25 dB. Em DFB QCLs monomodo convencionais, os comprimentos de onda mudam para comprimentos de onda mais lineares com o aumento da temperatura ou corrente [14, 15]. No entanto, como vimos na Fig. 2, um comportamento de sintonia anômalo é observado, com saltos modais em direção a comprimentos de onda mais curtos quando a temperatura aumenta.

a Os espectros de emissão do laser mudando com a temperatura. b O número de onda versus a curva de temperatura do laser. A inserção mostra o espectro de laser de 24 ° C por coordenada logarítmica

Para explicar qualitativamente a ocorrência de saltos de modo anômalo, primeiro precisamos analisar o mecanismo de modo único no dispositivo DBR QCL, que é mostrado claramente na Fig. 3. A Figura 3a indica a curva de ganho de wafer medida e calculou a reflexão curva da grade de Bragg com base no método da matriz de transferência do MATLAB, onde a refletividade da grade DBR de 1,5 mm de comprimento é de cerca de 98%. Para uma compreensão mais fácil, exibimos o diagrama esquemático do mecanismo de seleção de modo de DBR QCL, onde a curva de ganho, a curva de reflexão da grade de Bragg, modos longitudinais permitidos que satisfazem a condição de fase na cavidade DBR QCL são exibidos e dão seu deslocamento características com o aumento da temperatura na Fig. 3b posteriormente. Qual modo longitudinal pode ser o modo de laser entre esses modos longitudinais? Ele deve atender a duas condições, primeiro ele deve se localizar dentro do pico de reflexão de Bragg. Outra condição é que seu produto de valor de ganho e refletividade seja máximo [9]. Além disso, a curva de ganho, a curva de reflexão e os espectros dos modos longitudinais estão todos se movendo para comprimentos de onda maiores com o aumento da temperatura. Em seguida, medimos e ajustamos a curva de pico de ganho com a mudança de temperatura para atingir a taxa de movimento de - 0,581 cm ⁻¹ K ⁻¹ . O pico de reflexão de Bragg com o aumento da temperatura é de cerca de - 0,128 cm ⁻¹ K ⁻¹ de acordo com nosso grupo previamente relatado resultado em uma faixa de onda semelhante [16]. Ou seja, o pico de reflexão de Bragg sempre permanece no lado do comprimento de onda mais curto do pico de ganho conforme a temperatura aumenta. O movimento dos espectros dos modos longitudinais conforme o aumento da temperatura é atribuído principalmente ao índice de refração modal crescendo com o aumento da temperatura, cuja taxa de movimento é semelhante à taxa de movimento do pico de reflexão de Bragg com o aumento da temperatura menor que a taxa de movimento de ganho pico. No entanto, a temperatura da região de ganho é ligeiramente mais alta do que a região DBR devido ao efeito do calor causado pela injeção de portador. Como resultado, os espectros dos modos longitudinais podem se mover um pouco mais rápido do que o pico de Bragg com o aumento da temperatura. Numeramos os três modos longitudinais como a, b e c dentro do pico de Bragg na Fig. 3b. No início, o modo a era o modo de laser, e o modo a seria sintonizado linearmente e mudaria para um comprimento de onda mais longo com o aumento da temperatura. O modo laser seria substituído pelo modo b quando o modo a se afastasse do centro da curva de Bragg e seu produto de valor de ganho e refletividade não fosse mais máximo devido à taxa de movimento ligeiramente mais rápida dos espectros dos modos longitudinais. Então, o modo b repetiu o processo do modo a e assim por diante. Assim, o fenômeno dos saltos modais anômalos na Fig. 2 é observado. Para verificar se o modo de salto está entre modos longitudinais. Em seguida, calculamos o espaçamento do modo longitudinal, que é relativo a todo o comprimento efetivo da cavidade do dispositivo. Todo o comprimento efetivo da cavidade de DBR QCL é a soma do comprimento efetivo da seção DBR, o comprimento da seção de ganho e o comprimento da lacuna de isolamento. A definição do comprimento efetivo do DBR é que observe que a fase varia relativamente linearmente perto do máximo de reflexão. Tal reflexão pode ser bem aproximada por um reflexo de espelho discreto igual à magnitude do reflexo da grade, mas colocado a uma distância L _eff afastado como mostrado na Fig. 4a. Ou seja, a função de toda a grade DBR é substituída por um espelho de reflexão, que equivale a um guia de ondas passivo. O comprimento efetivo do DBR do comprimento da grade física do DBR pode ser calculado com base nas seguintes equações [17]:
$$ {L} _ {\ mathrm {eff}} =\ frac {1} {2 \ upkappa} \ tanh \ left ({\ upkappa \ mathrm {L}} _ {\ mathrm {DBR}} \ right) $ $ (1) $$ \ upkappa =\ frac {1} {\ Lambda} \ frac {\ Delta \ overline {\ mathrm {n}}} {\ overline {\ mathrm {n}}} $$ (2)
onde κ é o coeficiente de acoplamento da grade e L _DBR é o comprimento da grade física, \ (\ Delta \ overline {\ mathrm {n}} \) é a diferença do índice de refração efetiva da grade, \ (\ overline {\ mathrm {n}} \) é o índice de refração efetivo médio de ralar e Λ é o período de ralar. A Figura 4b mostra o comprimento efetivo da região DBR versus comprimento da grade DBR física, o que indica que o comprimento DBR efetivo quase não mudou quando o comprimento da grade DRB física era maior do que 1,5 mm. O comprimento efetivo do DBR do comprimento da grade DBR física de 1,5 mm é de cerca de 0,291 mm. Como resultado, o espaçamento do modo longitudinal teórico é de cerca de 0,328 cm ⁻¹ . O intervalo de saltos do modo anômalo experimental é de cerca de 0,12 cm ⁻¹ mostrado na Fig. 2. A característica de sintonia linear média do modo laser com temperatura é de cerca de 0,103 cm ⁻¹ K ⁻¹ antes que todos os saltos de modo anômalos aconteçam. Portanto, o espaçamento do modo correspondente é de 0,326 cm ⁻¹ , que é quase consistente com o resultado calculado de 0,328 cm ⁻¹ com o erro de - 0,002 cm ⁻¹ .

a A curva de ganho de wafer medida e calculada a curva de reflexão da grade de Bragg com base no método da matriz de transferência do MATLAB. b O diagrama esquemático do mecanismo de seleção de modo de DBR QCL

a O diagrama esquemático de definição de um espelho efetivo para uma grade DBR. b O comprimento efetivo do DBR versus o comprimento da grade física

A Figura 5a mostra os espectros de emissão mudando com a corrente de injeção, o painel superior da Fig. 5b mostra o número de onda em função da curva de temperatura do dispositivo e o painel inferior da Fig. 5b é a curva CW P – I do laser. O fenômeno semelhante de saltos modais anômalos também é observado com o aumento da corrente de injeção na Fig. 5, e a descontinuidade óbvia é vista na curva P – I quando os saltos modais acontecem, o que não pode acontecer em QCLs DFB monomodo convencionais, exceto para salto de modo ocasional entre os dois modos laterais da banda de parada. O pico de ganho sempre mudaria para um comprimento de onda mais longo com o aumento da corrente de injeção devido ao efeito do calor. Medimos a curva de ganho da mudança do wafer com a corrente na condição CW e ajustamos a curva do pico de ganho com a mudança da corrente para obter a taxa de movimento de - 0,021 cm ⁻¹ mA ⁻¹ . Como a janela de injeção de corrente foi aberta no topo da região de ganho e a existência de lacuna de isolamento, a influência da interferência de calor causada pela injeção de corrente na seção DBR é fraca. Portanto, a curva de reflexão de Bragg quase não muda com a corrente de injeção. O espectro dos modos longitudinais também se move ligeiramente para um comprimento de onda mais longo devido à mudança do índice de refração efetivo modal causado pelo efeito do calor. Conseqüentemente, o fenômeno semelhante de saltos de modo anômalo é observado quando a corrente de injeção aumenta. O primeiro intervalo de salto de modo anômalo é de cerca de 0,904 cm ⁻¹ mostrado na Fig. 5, onde o salto modal cruzou para três modos longitudinais. O segundo salto de modo é entre modos longitudinais vizinhos com o intervalo de 0,301 cm ⁻¹ . A característica de sintonia linear média do modo laser com corrente de injeção é de cerca de - 0,003 cm ⁻¹ mA ⁻¹ antes que cada modo de salto anômalo aconteça. Portanto, o espaçamento do modo correspondente é de cerca de 0,331 cm ⁻¹ , que também é quase consistente com o resultado calculado de 0,328 cm ⁻¹ com o erro de 0,003 cm ⁻¹ .

a O espectro de emissão muda com a corrente de injeção. b O painel superior mostra o número de onda versus a curva de temperatura, e o painel inferior é a curva de potência-corrente CW (P-I) do laser

A Figura 6a mostra a comparação da potência entre o laser DBR e o laser Fabry-Perot (FP) com um comprimento de cavidade de 4 mm. A potência máxima de saída do laser FP e DBR é de 987 mW e 656 mW a 20 ° C, respectivamente. A potência máxima de saída do laser DBR ainda é de 235 mW na temperatura do dissipador de calor de 70 ° C, o que representou o nível de potência mais alto relatado até agora para quaisquer QCLs monomodo na faixa do espectro infravermelho de onda longa. Para evitar danos, os lasers não foram testados em sua corrente máxima de trabalho. A Figura 6b exibe a distribuição do campo óptico dos lasers DBR, FP e DFB com o mesmo comprimento de cavidade de 6 mm com base no método de matriz de transferência do MATLAB. A distribuição do campo óptico do laser DBR indica que a intensidade da luz no dispositivo é quase constante na seção de ganho semelhante ao laser FP, enquanto diminui drasticamente na seção DBR, o que é a favor da extração de energia diferente do laser DFB , cuja intensidade de luz atinge o pico no centro do dispositivo e decai rapidamente em direção às duas facetas das extremidades devido ao mecanismo sobre-acoplado, como resultado, a maior parte da intensidade da luz é limitada no centro do dispositivo. A força acoplada do laser DFB é diretamente proporcional ao comprimento da cavidade. Portanto, o laser DFB não é adequado para ser clivado em um dispositivo de longo comprimento de cavidade. Como resultado, a outra vantagem proeminente do laser DBR é que ele pode ser fabricado em um dispositivo de longo comprimento de cavidade para obter alta potência de saída. Portanto, a estrutura DBR é uma espécie de método potencial para obter alta potência e emissão monomodo.

a A curva vermelha é a curva de potência-corrente-tensão CW (P-I-V) do laser DBR, a curva preta é a curva de potência-corrente-tensão CW (P-I-V) do ressonador Fabry-Perot (FP) cavidade. b A distribuição de campo óptico simulado de lasers DBR, FP e DFB com o mesmo comprimento de cavidade de 6 mm

Conclusões

Em resumo, demonstramos DBR QCLs com alta potência de saída. As características dos saltos modais foram analisadas em detalhes, onde esta pesquisa é útil para aplicações práticas. A potência de saída CW máxima é de 656 mW a 20 ° C para o dispositivo com região de ganho de 4,3 mm. A partir da comparação da distribuição do campo óptico e dos resultados analisados, concluímos que DBR é um método potencial e eficaz para QCLs alcançarem alta potência de saída e emissão monomodo.

Disponibilidade de dados e materiais

Todos os dados estão totalmente disponíveis sem restrição.

Abreviações

CW:: Onda continua
DBR:: Refletor Bragg Distribuído
DFB:: Feedback distribuído
EC:: Cavidade externa
FP:: Fabry-Perot
MBE:: Epitaxia de feixe molecular
MOVPE:: Epitaxia de fase de vapor orgânico de metal
P – I – V:: Potência-corrente-tensão
QCL:: Laser em cascata quântica
SMSR:: Taxa de supressão do modo lateral

Superfície superhidrofóbica elastomérica fabricada a laser de femtosegundo com repelência à água aprimorada por alongamento Tunelamento de óxido de alumínio depositado em camada atômica:um estudo de desempenho estrutural / elétrico correlacionado para a passivação de superfície de junções de silício

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