Arrays de Laser Quântico em Cascata Cônicos de Alta Potência com Integração de Cavidade Talbot

Resumo

O escalonamento de potência em lasers quânticos em cascata (QCL) de área ampla geralmente leva à deterioração da qualidade do feixe com emissão de padrão de campo distante de múltiplos lóbulos. Nesta carta, demonstramos um array de QCL cônico integrado com cavidade Talbot em um lado do array. Operação de supermodo fundamental é alcançada em arrays com extremidade reta do cone conectada à cavidade Talbot. O campo distante lateral do supermodo fundamental mostra divergência de feixe próxima ao limite de difração de 2,7°. A potência de saída de um array de cinco elementos é cerca de três vezes maior que a de um laser de única crista com comprimento de onda de emissão em torno de 4,8 µm. No entanto, arrays com extremidade cônica conectada à cavidade Talbot sempre mostram operação de supermodo de alta ordem, independentemente do comprimento da cavidade Talbot.

Introdução

O laser quântico em cascata (QCL), inventado em 1994, tornou-se uma das fontes de luz mais importantes no infravermelho médio e distante por sua flexibilidade de comprimento de onda e portabilidade. Aplicações populares de QCLs cobrem áreas como comunicação óptica de espaço livre e contramedidas infravermelhas direcionadas (DRICM), detecção química de traços de explosivos, toxinas, poluentes e testes médicos. Algumas aplicações sempre demandam alta potência de luz de saída para melhor efeito de interferência e precisão de detecção. QCLs de alta potência podem ser obtidos alargando a largura da região ativa. No entanto, um simples alargamento da crista sem projeto de engenharia de guia de onda ou óptica externa deteriorará a qualidade do feixe dos QCLs com emissão de padrão de campo distante de múltiplos lóbulos. Emissão de lóbulo único foi obtida no passado com métodos como QCLs de realimentação distribuída por cristal fotônico (PCDFB), QCLs de cavidade angular, QCLs oscilador-mestre amplificador-de-potência, e QCLs de área ampla via mecanismos de realimentação externa. Recentemente, arrays fase-travados têm sido abordagens populares para manter QCLs de crista larga emitindo com padrões de feixe coerentes e estreitos.

Arrays fase-travados têm sido aplicados habilmente em lasers semicondutores de crista larga e baixa divergência desde os anos 1980. Em trabalhos prévios, arrays de QCL fase-travados foram estudados em arrays de junção Y, arrays acoplados por onda de vazamento ressonante e arrays acoplados por onda evanescente, como o laser de infravermelho próximo fez no passado. Estas estruturas ou trazem grandes perdas no guia de onda ou resultam em acúmulo de calor ao buscar distância adjacente curta para obter acoplamento. Recentemente, arrays de QCL acoplados por difração que integraram uma cavidade lateral baseada em efeitos Talbot de acoplamento por difração foram relatados. Na estrutura acoplada por difração, o acoplamento ocorre na cavidade Talbot pela difração da extremidade da crista e reflexão da face da cavidade. Os elementos de array de QCL acoplados por difração podem ser colocados com amplo espaçamento, o que diminui o acúmulo de calor.

O efeito Talbot é um fenômeno óptico bem conhecido no qual uma estrutura periódica produz auto-imagens a certas distâncias regulares. Este efeito tem sido explorado para travar fase de lasers no infravermelho próximo, chamado array fase-travado por esquema de acoplamento por difração. Neste método, um espelho plano deve ser colocado na frente da face da cavidade do array de laser para fornecer realimentação óptica. A distância entre o espelho e a face do array é a chamada distância de Talbot, definida como Z_t = 2nd²/λ, onde n é o índice de refração do material, d é a distância centro-a-centro do array, e λ é o comprimento de onda no espaço livre. Os supermodos refletidos nos canais do array obterão auto-oscilação reprodutiva. A Figura 1 mostra a distribuição do supermodo fundamental e de alta ordem em uma distância fracionária de Talbot. Uma vez que os supermodos na posição Z_t/4 são refletidos nos canais do array, a superposição e operação do supermodo fundamental serão extraídas.

A potência de saída de arrays de QCL fase-travados por cavidade Talbot é limitada devido a uma baixa eficiência de acoplamento entre a cavidade Talbot e os canais do array. Para aumentar ainda mais a potência de saída, o fator de preenchimento (razão entre largura da crista e período) deve ser aumentado. Enquanto isso, alargar a largura do canal causará emissão de modo de alta ordem dos elementos do array. 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 em que garante operação de modo fundamental da própria crista única. Nesta carta, estruturas cônicas são exploradas e cavidades Talbot são integradas em um lado das estruturas cônicas respectivamente. Dispositivos com extremidade reta conectada à cavidade Talbot mostram operação de supermodo fundamental com divergência de campo distante próxima ao limite de difração (D.L.) de 2,7°. Em contraste, dispositivos com extremidade cônica conectada à cavidade Talbot mostram operação de supermodo de alta ordem independentemente do comprimento da cavidade Talbot. Potência de pico máxima de 1,3 W é obtida para dispositivos com extremidade reta conectada à cavidade Talbot com densidade de corrente de limiar de 3,7 kA/cm² e eficiência diferencial de 0,6 W/A a 298 K.

Métodos

O wafer de QCL foi crescido em substrato de InP dopado tipo n (Si, 2 × 10¹⁷ cm⁻³) por epitaxia de feixe molecular de fonte sólida (MBE). A estrutura da região ativa (AR) consiste em 35 períodos de poços quânticos e barreiras In_0,67Ga_0,33As/In_0,37Al_0,63As compensados por tensão. A estrutura completa do wafer antes da fabricação é: camada de revestimento inferior de InP de 4 µm (Si, 3 × 10¹⁶ cm⁻³), camada n-In_0,53Ga_0,47As de 0,3 µm (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), 35 estágios ativos/injetores, camada n-In_0,53Ga_0,47As de 0,3 µm (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), camada de revestimento superior de InP de 2,6 µm (Si, 3 × 10¹⁶ cm⁻³), camada de InP gradualmente dopada de 0,15 µm (variando de 1 × 10¹⁷ a 3 × 10¹⁷ cm⁻³), e camada de revestimento de InP altamente dopada de 0,4 µm (Si, 5 × 10¹⁸ cm⁻³).

Após epitaxia no MBE, os dispositivos foram gravados por método químico úmido e então depositados 450 nm de SiO₂ com deposição química de vapor aprimorada por plasma (PECVD). Após abertura da janela de injeção elétrica, o contato metálico superior foi formado. As duas seções da cavidade Talbot e do array cônico são eletricamente conectadas através do contato superior de Au. Então, o substrato do wafer foi afinado e os contatos metálicos inferiores foram evaporados. O wafer foi cortado em torno de 2 mm de comprimento com serra de dicionar para controlar precisamente o comprimento da cavidade Talbot. Finalmente, os dispositivos foram soldados com a epilayer para baixo no dissipador de cobre com solda de índio. Como a seção da cavidade Talbot é injetada eletricamente, o calor se acumulará por sua largura, o que deve ser evitado empregando isolamento elétrico em trabalhos futuros. A seção da cavidade Talbot provavelmente pode ser substituída por outro material de guia de onda empregando fabricação complexa como wafer bonding e alinhamento, e a operação fase-travada ainda pode ser alcançada. De acordo com a distribuição do supermodo da cavidade Talbot na Fig. 1, nosso comprimento da cavidade Talbot foi determinado como Z_t/8 similar à ref. [19], que é cerca de 104 µm nesta carta. A Figura 2 mostra o esboço e imagens de microscópio do dispositivo. Os arrays contêm cinco elementos cônicos e uma cavidade Talbot. O elemento cônico consiste em uma extremidade cônica de 1 mm e ~0,9 mm de extremidade reta com largura variando de 10 a 16 µm. O espaçamento centro-a-centro entre elementos adjacentes no array é 25 µm, e o comprimento de cada dispositivo laser é cerca de 2 mm. O comprimento da cavidade Talbot neste artigo é todo em torno de 104 µm.

Resultados e Discussão

Segundo a teoria de modo acoplado, o número de supermodos em array fase-travado é igual ao número de elementos. Por exemplo, array fase-travado com cinco elementos terá cinco supermodos. Assumindo apenas acoplamento adjacente entre elementos do array na cavidade Talbot, o padrão de distribuição de campo próximo dos diferentes supermodos de ordem pode ser obtido com a matriz acoplada. Os resultados de simulação dos diferentes supermodos de ordem são mostrados na Fig. 3a. Os padrões de campo distante correspondentes podem ser deduzidos com transformada de Fourier da distribuição de campo próximo, como mostrado na Fig. 3b.

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

Os resultados de campo distante dos dois tipos de arrays podem ser explicados com o modelo teórico nas refs. [19, 21]. A cavidade Talbot pode ser aproximada como um espelho refletor com refletividade equivalente diferente para diferentes supermodos; alta refletividade equivalente significa alta eficiência de ganho e baixo ganho de limiar. A Figura 4 mostra resultados de simulação da refletividade equivalente para diferentes supermodos de ordem variando em função do comprimento da cavidade Talbot. Para arrays com extremidade reta conectada à cavidade Talbot, o supermodo fundamental tem a maior refletividade equivalente e grande discriminação comparado aos supermodos de alta ordem em torno de Z_t/8. Para a extremidade cônica conectada à cavidade Talbot, a discriminação entre supermodo fundamental e de alta ordem é relativamente pequena. Neste caso, o laser tende a operar com supermodos de terceira ordem devido à fraca discriminação de modo no dispositivo com extremidade cônica conectada à cavidade Talbot.

A potência óptica emitida foi medida com detector termopilha calibrado colocado diretamente na frente da face do guia de onda do laser. Medidas de espectro realizadas com espectrômetro de transformada de Fourier infravermelho (FTIR) com resolução de 0,25 cm⁻¹ em modo de varredura rápida. A Figura 5a mostra a característica potência-corrente (P-I) sob modo pulsado com driver de corrente mantido a 2 kHz com ciclo de trabalho de 0,2%. Para o dispositivo com extremidade reta conectada à cavidade Talbot, potência de pico total de 1,3 W é obtida a 298 K com densidade de corrente de limiar de 3,7 kA/cm² e eficiência diferencial de 0,6 W/A, correspondendo a 1,6 W de potência de saída com densidade de corrente de limiar de 3,4 kA/cm² e eficiência diferencial de 0,65 W/A para o array de extremidade cônica. Como contraste, o dispositivo laser único com crista de 2 mm × 10 µm mostra potência de pico máxima de 0,41 W, densidade de corrente de limiar de 3 kA/cm² e eficiência diferencial de 1 W/A. A potência de saída dos arrays com operação fundamental é três vezes a do emissor único. Para apresentar mais brevemente os resultados testados, a característica de saída de três dispositivos é resumida na Tabela 1. A potência média de saída de cada elemento é cerca de 63% do emissor único, maior que na ref. [19]. A ref. [26] relata array de QCL fase-travado com filtro Talbot intra-cavidade com potência média de elemento individual igual a 43% de emissor único. A eficiência é menor que dispositivos com uma junção entre cavidade Talbot e elementos do array devido a perda óptica adicional nas duas junções circulares causada pelo método de gravação úmida. A ref. [27] relata dispositivo de seis elementos integrado com cavidade Talbot com cinco vezes potência de saída de emissor único com eficiência de acoplamento cerca de 83%. A menor eficiência em nossos dispositivos é provavelmente devido a perdas de difração de borda mais fortes na cavidade Talbot e fabricação com método de gravação úmida. Trabalhos futuros devem adotar método de gravação seca e aumentar comprimento da zona cônica para obter maior escalonamento de potência. O inseto da Fig. 5a mostra o espectro de laser dos arrays fase-travados a temperatura ambiente e 1,3 I_th. O comprimento de onda central foi medido em 4,8 µm com natureza multi-modo resultante da falta de mecanismo de seleção de modo longitudinal. Espectro de modo único pode ser alcançado introduzindo grade de realimentação distribuída (DFB) na camada de revestimento superior. A característica térmica de QCLs amplos e arrays de QCL são simulados com software de elementos finitos COMSOL. A largura de crista fixa é definida como 10 µm e o espaçamento entre elementos do array varia de 0 a 20 µm em passo de 5 µm. A Figura 5b mostra a temperatura da AR variando em função do espaçamento entre elementos do array. A temperatura da AR no dispositivo de crista ampla é cerca de 20 K maior que no dispositivo de cavidade Talbot.

Conclusão

Em conclusão, demonstramos arrays de QCL cônicos integrados com cavidades Talbot em extremidade reta e extremidade cônica respectivamente. Dispositivos com cavidade Talbot integrada na extremidade reta mostram padrões de campo distante de modo fundamental com divergência D.L. de 2,7° a comprimento de onda de emissão de 4,8 µm. Potência de saída de 1,3 W é obtida para array de extremidade reta com eficiência diferencial de 0,6 W/A. Como o array fase-travado por cavidade Talbot não requer distância de acoplamento muito próxima, o acúmulo de calor é menor que arrays acoplados por onda evanescente. Tais dispositivos têm potencial para arrays de QCL de alto brilho de operação de alto ciclo de trabalho com divergência D.L. Trabalhos futuros devem focar na seleção de largura de crista de elemento de array e espaçamento apropriados, uso de guias de onda de crista enterrada, e gerenciamento térmico com coolers de micro-impingimento. Além disso, o número reduzido de cascatas da AR fará grande contribuição para operação de alto ciclo de trabalho de QCLs de alto brilho.

Abreviações

AR

Região ativa

CW

Onda contínua

D.L.

Limitado por difração

DFB

Realimentação distribuída

FWHM

Largura total a meia altura

I_th

Corrente de limiar

MBE

Epitaxia de feixe molecular

MCT

Mercúrio-cádmio-telureto

MOVPE

Epitaxia de fase vapor organometálica

PECVD

Deposição química de vapor aprimorada por plasma

P-I

Potência-corrente

QCL

Laser quântico em cascata

WPE

Eficiência de parede