Matrizes cônicas de laser Quantum Cascade Integradas com Cavidades Talbot

Resumo

A escala de potência no laser de cascata quântica de área ampla (QCL) geralmente leva à deterioração da qualidade do feixe com uma emissão de padrão de campo distante de múltiplos lóbulos. Nesta carta, demonstramos uma matriz QCL cônica integrada com a cavidade Talbot em um lado da matriz. A operação fundamental do supermodo é alcançada nas matrizes com a extremidade reta cônica conectada à cavidade de Talbot. O campo distante lateral do supermodo fundamental mostra uma divergência de feixe limitada por difração próxima de 2.7 ^° . A potência de saída de uma matriz de cinco elementos é cerca de três vezes mais alta que a de um laser de crista única com um comprimento de onda de emissão de cerca de 4,8 μm. No entanto, as matrizes com a extremidade cônica conectada à cavidade de Talbot sempre mostram uma operação de supermodo de alta ordem, qualquer que seja o comprimento da cavidade de Talbot.

Histórico

O laser em cascata quântica (QCL), inventado em 1994, tem sido uma das fontes de luz mais importantes no infravermelho médio e distante por sua flexibilidade de comprimento de onda e portabilidade [1,2,3]. As aplicações populares de QCLs cobriram muitas áreas, como comunicação óptica no espaço livre e contramedida infravermelha direcionada (DRICM), detecção química de traços de explosivos, toxinas, poluentes e testes médicos [4,5,6,7]. Algumas aplicações sempre exigem alta potência de luz para melhor efeito de interferência e precisão de detecção. QCLs de alta potência podem ser obtidos ampliando a largura da área da região ativa. No entanto, um simples alargamento da crista sem projeto de engenharia de guia de ondas ou óptica externa irá deteriorar a qualidade do feixe de QCLs com uma emissão de padrão de campo distante de múltiplos lóbulos [8]. A emissão de lóbulo único é obtida no passado com métodos como QCLs de feedback distribuído de cristal fotônico (PCDFB), QCLs de cavidade angular, QCLs de amplificador de potência de oscilador mestre e QCLs de área ampla via mecanismos de feedback externo [9,10,11 , 12]. Recentemente, as matrizes de bloqueio de fase têm sido abordagens populares para manter a emissão de QCL de crista ampla com padrões de feixe estreito coerentes.

Arrays com bloqueio de fase têm sido habilmente aplicados em lasers de semicondutores de crista larga e baixa divergência desde os anos 1980 [13]. Em trabalhos anteriores, matrizes QCL com bloqueio de fase foram estudadas nas matrizes de junção Y, matrizes ressonantes acopladas a ondas furadas e matrizes acopladas a ondas evanescentes, como o laser infravermelho próximo fazia no passado [14,15,16 , 17,18]. Essas estruturas tanto acarretam grandes perdas no guia de ondas [15] como resultam em acúmulo de calor ao seguir uma curta distância adjacente para obter o acoplamento [16,17,18]. Recentemente, arranjos QCL acoplados à difração que integraram uma cavidade lateral com base nos efeitos Talbot acoplados à difração foram relatados [19]. Na estrutura acoplada à difração, o acoplamento ocorre na cavidade de Talbot pela difração da extremidade do cume e reflexão da faceta da cavidade. Os elementos da matriz QCL de bloqueio de fase acoplados à difração podem ser colocados em um espaço amplo, o que diminuirá o acúmulo de calor.

O efeito Talbot é um fenômeno óptico bem conhecido em que uma estrutura periódica pode produzir auto-imagens em certas distâncias regulares [20]. Este efeito tem sido explorado para lasers de fase bloqueada no infravermelho próximo, que é chamado de esquema de acoplamento de difração, array de fase bloqueada [21,22,23]. Neste método, um espelho plano deve ser colocado na frente da faceta da cavidade da matriz de laser para fornecer feedback óptico. O comprimento entre o espelho e a faceta da matriz é chamado de distância de Talbot, que é definida como
$$ {Z} _t =\ frac {2n {d} ^ 2} {\ lambda} $$
onde n é o índice de refração do material, d é a distância de centro a centro da matriz, e λ é o comprimento de onda do espaço livre. Os supermodos que são refletidos nos canais da matriz obterão a oscilação auto-reprodutiva. A Figura 1 mostra a distribuição do supermodo fundamental e do supermodo de ordem superior em uma distância fracionária de Talbot. Uma vez que os supermodos no Z _t A posição / 4 é refletida nos canais da matriz, a superposição do supermodo fundamental e a operação serão extraídas.

Distribuição de supermodo fundamental e de alta ordem em planos fracionários de Talbot. Ovais azuis correspondem a supermodos fundamentais, e ovais marrons correspondem a supermodos de alta ordem

A potência de saída das matrizes QCL com bloqueio de fase da cavidade Talbot é limitada por causa de uma baixa eficiência de acoplamento entre a cavidade Talbot e os canais da matriz. Para aumentar ainda mais a potência de saída das matrizes QCL da cavidade Talbot, o fator de preenchimento (proporção da largura da crista para o período) deve ser aumentado. Considerando que, o alargamento da largura do canal irá surgir uma emissão de modo de alta ordem dos elementos da matriz. Reduzir a distância centro a centro aumentará o acúmulo de calor. A estrutura cônica é um dos melhores métodos para aumentar o fator de preenchimento ao mesmo tempo, garantindo uma operação de modo fundamental da própria crista. Nesta carta, as estruturas cônicas são exploradas e as cavidades de Talbot são integradas em um lado das estruturas cônicas, respectivamente. Os dispositivos com extremidade reta conectada à cavidade de Talbot mostram uma operação de supermodo fundamental com uma divergência de campo distante limitada por difração próxima (D.L.) de 2,7 °. Em contraste, os dispositivos com extremidade cônica conectada à cavidade de Talbot mostram operação de supermodo de alta ordem, qualquer que seja o comprimento da cavidade de Talbot. Um pico de potência máxima de 1,3 W é obtido para os dispositivos com extremidade reta conectada à cavidade Talbot com uma densidade de corrente de limiar de 3,7 kA / cm ² e uma eficiência de inclinação de 0,6 W / A a 298 K.

Métodos

O wafer QCL foi cultivado em um n-dopado (Si, 2 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) Wafer de substrato de InP por epitaxia de feixe molecular de fonte sólida (MBE). A estrutura da região ativa (AR) consiste em 35 períodos de compensação de deformação em _0,67 Ga _0,33 Como / In _0,37 Al _0,63 Como poços e barreiras quânticas. Toda a estrutura do wafer antes da fabricação é 4 μm inferior da camada de revestimento InP (Si, 3 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), N-In de 0,3 μm de espessura _0,53 Ga _0,47 Como camada (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 35 estágios de injetor / ativo, n-In de 0,3 μm de espessura _0,53 Ga _0,47 Como camada (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), Camada de revestimento superior InP de 2,6 μm (Si, 3 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), Camada gradualmente dopada de 0,15 μm InP (mudando de 1 × 10 ¹⁷ para 3 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ), e camada de revestimento InP altamente dopada de 0,4 μm (Si, 5 × 10 ¹⁸ cm ⁻³ )

Após a epitaxia em MBE, os dispositivos foram gravados com o método de corrosão química úmida e, em seguida, depositados 450 nm SiO ₂ com deposição química de vapor melhorada por plasma (PECVD). Depois de abrir a janela de injeção elétrica, o contato de metal superior foi formado. As duas seções da cavidade Talbot e da matriz cônica são eletricamente conectadas através do contato superior Au. Em seguida, o substrato de wafer foi diluído e os contatos de metal de contato do fundo foram evaporados. O wafer foi clivado em cerca de 2 mm de comprimento com uma serra de corte para controlar com precisão o comprimento da cavidade de Talbot. Finalmente, os dispositivos foram soldados com o lado da epilayer voltado para baixo no dissipador de calor de cobre com solda de índio. Como a seção da cavidade do Talbot é eletricamente injetada, o calor se acumulará por sua ampla dimensão, o que deve ser evitado empregando o isolamento elétrico em trabalhos futuros. A seção de cavidade Talbot provavelmente pode ser substituída por outro material de guia de ondas, empregando a fabricação complicada, como colagem e alinhamento de wafer, e a operação de bloqueio de fase ainda pode ser alcançada. De acordo com a distribuição do supermodo da cavidade de Talbot na Fig. 1, o comprimento de nossa cavidade de Talbot foi determinado como sendo Z _t / 8 semelhante à ref. [19] que é cerca de 104 μm nesta carta. A Figura 2 mostra o esboço e as imagens microscópicas do dispositivo. As matrizes contêm cinco elementos cônicos e uma cavidade de Talbot. O elemento cônico consiste em uma extremidade cônica de 1 mm de comprimento e uma extremidade reta de ~ 0,9 mm de comprimento com uma largura que varia de 10 a 16 μm. O espaçamento de centro a centro entre os elementos adjacentes na matriz é de 25 μm e o comprimento de cada dispositivo a laser é de cerca de 2 mm. O comprimento da cavidade de Talbot neste artigo é em torno de 104 μm.

a Esboço do elemento cônico nas matrizes; o esquema 3D das matrizes com b extremidade reta conectada à cavidade de Talbot e c extremidade cônica conectada à cavidade de Talbot, correspondendo às imagens do microscópio da faceta frontal de d e e

Resultados e discussão

De acordo com a teoria do modo acoplado, o número de supermodos na matriz de bloqueio de fase é igual ao número de elementos [24]. Por exemplo, uma matriz com bloqueio de fase com cinco elementos terá os cinco supermodos. Assumindo apenas o acoplamento adjacente entre os elementos da matriz na cavidade de Talbot, o padrão de distribuição de campo próximo do supermodo de ordem diferente pode ser obtido com a matriz acoplada [24]. A intensidade do campo próximo mudando em função da dimensão lateral da matriz pode ser demonstrada como [25]:
$$ {E} _j \ propto \ sum \ limits_ {m =1} ^ M \ sin \ left (\ frac {mj} {M + 1} \ pi \ right) \ exp \ left [- \ frac {{\ esquerda (x- {x} _m \ direita)} ^ 2} {\ omega ^ 2} \ direita] $$
onde j é a ordem do supermodo, M é o número de elementos da matriz, ω é a cintura do feixe de Gauss em cada elemento, e x _m é a localização central de cada elemento. Os resultados da simulação de supermodos de diferentes ordens são mostrados na Fig. 3a. Os padrões de campo distante correspondentes podem ser deduzidos com a transformada de Fourier a partir da distribuição de campo próximo, como mostrado na Fig. 3b.

a Padrões de campo próximo calculados do N =1, 3, 5 supermodos de ordem em uma matriz acoplada à difração de cinco elementos. O supermodo fundamental ( N =1) é calculado com base na extremidade reta conectada à cavidade de Talbot e os supermodos de alta ordem ( N =3, 5) são baseados na conicidade conectada à cavidade de Talbot. b Os padrões de campo distante simulados de acordo com a . c A distribuição de campo distante medido da matriz QCL com a extremidade reta conectada a uma cavidade de Talbot. d A distribuição de campo distante medida da matriz QCL com a extremidade cônica conectada a uma cavidade de Talbot

Os padrões de campo distante das matrizes de bloqueio de fase da cavidade de Talbot foram medidos a partir da faceta do guia de onda da matriz usando a técnica de bloqueio com um detector de mercúrio-cádmio-telureto (MCT) à temperatura ambiente. O array QCL montado em um estágio de rotação foi colocado a cerca de 25 cm de distância do detector MCT e controlado por um software caseiro para coleta de dados. Os padrões de campo distante medidos de matrizes de cavidade de Talbot são mostrados na Fig. 3c, d, correspondendo à extremidade reta conectada ao dispositivo de cavidade Talbot e a extremidade cônica conectada ao dispositivo de cavidade Talbot. As distribuições de campo distante na Fig. 3c mostram lobos centrais fortes a 0 °, indicando a existência de operação do supermodo fundamental de acordo com a teoria do modo de casal. A largura total da metade do máximo (FWHM) é de cerca de 2,7 °, o que mostra um ângulo de divergência limitado por difração (D.L.) de acordo com o D.L. fórmula:sin θ =1,22 λ / d , onde θ é o D.L. ângulo, λ é comprimento de onda e d é a largura de saída de luz da matriz. Para um único emissor cônico com uma largura de saída de luz de 16 μm, o D.L. A divergência FWHM é de cerca de 21 °. Os lóbulos laterais aparecem em torno de ~ 12 °, que estão muito próximos da localização FWHM do envelope de campo distante de emissor único. As intensidades do lobo central e dos lobos laterais correspondem à distribuição do padrão de campo distante de emissor único. Assim, os lobos laterais têm a metade da intensidade do lobo central. Além disso, a matriz de perfil de campo distante de lóbulo único pode ser obtida aumentando a largura da crista para diminuir a divergência dos elementos da matriz. A largura da crista mais ampla pode ser alcançada alargando o cone. Os padrões de campo distante na Fig. 3d não têm lóbulo na posição central 0 °, mas são principalmente lóbulos duplos, mostrando a operação de supermodos de ordem superior, que correspondem ao supermodo de três ordens na Fig. 3b. A fim de obter a operação fundamental do supermodo, fabricamos os dispositivos com os diferentes comprimentos de cavidade Talbot de 90 a 110 μm com passos de 1 μm. Infelizmente, a operação fundamental do supermodo no dispositivo com a extremidade cônica conectada à cavidade de Talbot não pode ser obtida qualquer que seja o comprimento da cavidade de Talbot.

Os resultados de campo distante de dois tipos de matrizes podem ser explicados com o modelo teórico na ref. [19, 21]. A cavidade de Talbot pode ser aproximada como um espelho refletivo com refletividade equivalente diferente para supermodos diferentes; a alta refletividade equivalente significa uma alta eficiência de ganho e um baixo ganho de limiar. O cálculo e simulação da refletividade equivalente são semelhantes ao ref. [19]. A Figura 4 mostra os resultados da simulação de refletividade equivalente para os supermodos de diferentes ordens mudando em função do comprimento da cavidade de Talbot. Desde o N =2, supermodos de 4 ordens em matrizes de bloqueio de fase sempre têm maior perda de guia de onda do que N =1, 3, 5 supermodos de ordem, eles são desprezados na simulação aqui. Para a extremidade reta conectada a matrizes de cavidades Talbot, o supermodo fundamental tem a maior refletividade equivalente e grande discriminação em comparação com os supermodos de alta ordem em torno de Z _t / 8. Para a extremidade cônica conectada à cavidade de Talbot, a discriminação entre o supermodo fundamental e o supermodo de ordem superior é relativamente pequena. Nesse caso, o laser tende a funcionar com supermodos de três ordens devido à discriminação de modo fraco na extremidade cônica conectada ao dispositivo de cavidade Talbot.

A intensidade de refletividade equivalente teórica da cavidade de Talbot muda em função do comprimento da cavidade de Talbot para N =1, 3, 5 supermodos de ordem de uma matriz QCL de cavidade Talbot de cinco elementos, a parte superior mostra a extremidade reta conectada à cavidade Talbot e a inferior mostra a extremidade cônica conectada à cavidade Talbot

A potência óptica emitida foi medida com um detector de termopilha calibrado colocado diretamente na frente da faceta do guia de ondas do laser. As medições do espectro foram realizadas usando um espectrômetro infravermelho com transformada de Fourier (FTIR) com 0,25 cm ^-1 resolução no modo de varredura rápida. A Figura 5a mostra a característica de potência-corrente (P-I) no modo pulsado com driver de corrente mantido em 2 kHz com um círculo de trabalho de 0,2%. Para o dispositivo com extremidade reta conectada à matriz QCL da cavidade Talbot, um pico de potência total de 1,3 W é obtido a 298 K com uma densidade de corrente de limiar de 3,7 kA / cm ² e uma eficiência de inclinação de 0,6 W / A, correspondendo a 1,6 W de potência de saída com uma densidade de corrente de limite de 3,4 kA / cm ² e uma eficiência de inclinação de 0,65 W / A para a matriz de extremidade cônica como mostrado na linha azul e linha roxa. Em contraste, o único dispositivo a laser com crista de 2 mm de comprimento x 10 μm de largura mostra uma potência de pico máxima de 0,41 W, uma densidade de corrente de limiar de 3 kA / cm ² e uma eficiência de inclinação de 1 W / A. A potência de saída das matrizes com a operação fundamental é três vezes de emissor único. Para apresentar mais brevemente os resultados testados, as características de saída de três dispositivos estão resumidas na Tabela 1. A potência de saída média de cada elemento é de cerca de 63% do único emissor, que é maior do que na ref. [19]. Ref. [26] relata uma matriz QCL com bloqueio de fase com um filtro Talbot intracavidade com a potência média do elemento individual da matriz igual a 43% de um único emissor. A eficiência é menor do que a dos dispositivos com uma junção entre a cavidade Talbot e os elementos da matriz por causa da perda óptica adicional na junção circular causada pelo método de corrosão úmida. Ref. [27] relata um dispositivo de seis elementos integrado com uma cavidade Talbot com cinco vezes a potência de saída do único emissor com uma eficiência de acoplamento de cerca de 83%. A menor eficiência em nossos dispositivos é provavelmente devido a perdas de difração de borda mais fortes na cavidade de Talbot e a fabricação com método de corrosão úmida. O trabalho a seguir deve adotar o método de corrosão seca e aumentar o comprimento da zona de afunilamento para obter maior escala de potência. A inserção da Fig. 4a mostra o espectro de laser das matrizes de fase bloqueada à temperatura ambiente e 1,3 I _th . O comprimento de onda central foi medido em 4,8 μm com uma natureza multimodo resultante da falta de um mecanismo de seleção de modo longitudinal. O espectro de modo único pode ser obtido pela introdução de uma grade de feedback distribuído (DFB) na camada de revestimento superior. As características térmicas de QCLs amplos e matrizes QCL são simuladas com o software de elementos finitos COMSOL. A largura da crista fixa é definida como 10 μm e o espaço intermediário dos elementos da matriz varia de 0 a 20 μm em uma etapa de 5 μm. A Figura 5b mostra a temperatura do AR mudando em função do interespaço do elemento. A temperatura do AR no dispositivo de crista larga é cerca de 20 K mais alta do que no dispositivo de cavidade Talbot.

a Mudança total de potência de pico como uma função da corrente de injeção em 298 K para a extremidade reta (linha azul) / extremidade cônica (linha roxa) conectada ao arranjo QCL da cavidade Talbot e um conjunto de 2 mm de comprimento × 10 μm de largura laser único (linha verde). Todos os dispositivos não possuem revestimento em ambos os lados da cavidade. O driver atual é mantido em 2 kHz com um círculo de trabalho de 0,2%. A inserção é o espectro de laser das matrizes de ponta reta em 1,3 vezes a corrente de limiar, que atingiu um pico em torno de 4,8 μm. b A temperatura da região ativa do array QCL muda em função do espaço interno dos elementos do array. A largura do cume dos elementos da matriz é fixada em 10 μm e o espaço intermediário muda de 0 a 20 μm com uma etapa de 5 μm

Conclusão

Em conclusão, demonstramos as matrizes QCL cônicas integradas com cavidades Talbot em extremidade reta e extremidade cônica, respectivamente. Os dispositivos com a cavidade Talbot integrada na extremidade reta mostram padrões de campo distante de modo fundamental com um D.L. divergência de 2,7 ° para um comprimento de onda de emissão de 4,8 μm. Uma potência de saída de 1,3 W é obtida para a matriz de ponta reta com uma eficiência de inclinação de 0,6 W / A. Uma vez que a matriz de fase bloqueada da cavidade Talbot não requer uma distância de acoplamento muito próxima, o acúmulo de calor é menor do que as matrizes evanescentes de onda acoplada. Tais dispositivos têm potencial para matrizes QCL de alto brilho de operação de alto ciclo de trabalho com D.L. divergência. O trabalho futuro deve se concentrar na seleção de uma largura de cume e espaço intermediário de elemento de matriz apropriado, o uso de guias de onda de cume enterrado e o gerenciamento térmico com resfriadores de micro-impacto [28]. Além disso, o número reduzido de cascata do AR fará uma grande contribuição para a operação de alto ciclo de trabalho de QCLs de alto brilho [29].

Abreviações

AR:: Região ativa
CW:: Onda continua
D.L .:: Limitada por difração
DFB:: Feedback distribuído
FWHM:: Largura total da metade no máximo
I _th :: Limiar de corrente
MBE:: Epitaxia de feixe molecular
MCT:: Mercúrio-cádmio-telureto
MOVPE:: Epitaxia de fase de vapor orgânico de metal
PECVD:: Deposição de vapor químico intensificada por plasma
P-I:: Corrente de potência
QCL:: Laser de cascata quântica
WPE:: Eficiência de tomada de parede

Desempenho energético aprimorado com base na integração com os nanolaminados de Al / PTFE Fabricação de padrões de comutação ótica com microfibras estruturais coloridas

Nanomateriais

Materiais Poliméricos

biológico

Corante

Especiarias