Operação Unimodo Estável de Alta Potência e Baixo Limiar em Laser de Cascata Quântica com Grade Amostrada Enterrada

Resumo

Operação unimodo estável de alta potência e baixo limiar em laser de cascata quântica (QCL) de realimentação distribuída (DFB) com grade amostrada enterrada emitindo em λ ~ 4,87 µm é demonstrada. A alta potência de saída em onda contínua (CW) de 948 mW e 649 mW para comprimentos de cavidade de 6 mm e 4 mm é obtida a 20 °C, respectivamente, o que beneficia da distribuição otimizada do campo óptico da grade amostrada. Os rendimentos unimodo dos dispositivos são obviamente aprimorados pelo controle preciso das posições de clivagem das duas facetas finais. Como resultado, emissão unimodo estável e sintonia de modo linear sem qualquer salto de modo dos dispositivos são obtidos sob diferentes temperaturas de dissipador de calor ou altas correntes de injeção.

Introdução

Lasers de cascata quântica (QCLs) tornaram-se uma das fontes de luz infravermelha média mais promissoras e atraíram muita atenção para aplicações de sensoriamento remoto, espectroscopia de alta resolução e monitoramento de processos industriais após sua primeira demonstração devido a suas características como ampla faixa de cobertura de comprimento de onda, tamanho compacto e alta potência de saída [1,2,3,4]. Para essas aplicações, emissão unimodo e alta potência de saída são geralmente desejadas, que podem ser alcançadas por um QCL DFB. A abordagem de grade enterrada tem sido amplamente adotada para menor perda de guia de onda, menor densidade de corrente de limiar e maiores rendimentos unimodo comparados com grade de superfície [5, 6]. Até agora, uma série de avanços significativos baseados na abordagem de grade enterrada foram feitos no melhoramento do desempenho de QCLs DFB de estabilidade unimodo e potência de saída [7, 8], mas um mecanismo de realimentação sobre-acoplado de grade enterrada impede que a potência de saída seja aumentada ainda mais. O valor típico de potência de saída CW de QCLs DFB de grade uniforme enterrada emitindo em torno de 4,6–5 µm é inferior a 300 mW à temperatura ambiente [5, 9]. Teoricamente, o coeficiente de acoplamento de grade enterrada pode ser melhorado otimizando a profundidade da grade e o ciclo de trabalho. No entanto, os níveis de desempenho de realimentação distribuída são muito sensíveis ao perfil de gravação da grade na camada semicondutora próxima à área ativa. Qualquer pequena variação da profundidade de gravação e do ciclo de trabalho influenciaria fortemente o coeficiente de acoplamento da grade [10, 11]. Além disso, também é difícil melhorar o acoplamento da grade controlando precisamente a profundidade e o ciclo de trabalho baseados em técnica de litografia holográfica de baixo custo e gravação química úmida. Geralmente, QCLs DFB convencionais oscilam em duas frequências ligeiramente deslocadas da frequência de Bragg, que podem laser dependendo da perda óptica influenciada pela fase aleatória da faceta [12,13,14].

Neste trabalho, propomos o uso de grade amostrada enterrada com pequeno ciclo de trabalho de amostragem para otimizar o coeficiente de acoplamento e melhorar a distribuição do campo óptico. A vantagem proeminente deste método é ser capaz de aumentar o comprimento da cavidade do dispositivo para ganho óptico suficiente enquanto mantém uma força de acoplamento de grade desejável. Para melhorar os rendimentos unimodo e desempenho final, a posição de clivagem das duas facetas finais é precisamente controlada para evitar o efeito da fase aleatória da faceta final. Por um lado, esta abordagem retém as vantagens de pequena perda de guia de onda para baixa densidade de corrente de limiar e é compatível com processamento de heteroestrutura enterrada. Além disso, a grade amostrada é fabricada apenas através de exposição holográfica convencional combinada com fotolitografia óptica, o que leva a flexibilidade, repetibilidade e custo-efetividade melhoradas. Como resultado, QCLs DFB de baixo limiar e alta potência de saída unimodo emitindo em λ ∼ 4,87 µm são alcançados simultaneamente na estrutura de grade amostrada enterrada. A densidade de corrente de limiar desses QCLs DFB é tão baixa quanto 1,05 kA/cm² e a faceta única produziu 948 mW de potência CW para o dispositivo com comprimento de cavidade de 6 mm a 20 °C.

Métodos

Um diagrama da estrutura de grade uniforme DFB QCL é mostrado na Fig. 1a; as marcas I, II, III e IV representam as quatro possíveis posições de faceta final clivada. Como sabemos, é difícil controlar precisamente a posição da faceta clivada para grade uniforme em nanoescala. Como resultado, o modo de emissão é diferente de dispositivo para dispositivo pois a posição da faceta clivada é aleatória. Aqui simulamos e calculamos a diferença de perda dos dois modos laterais e espectros de perdas de modo das quatro possíveis posições de faceta final clivada I, II, III e IV baseados no método de matriz de transferência por MATLAB. O valor absoluto da diferença de perda dos dois modos laterais das quatro posições de faceta final clivada I, II, III e IV é mostrado na Fig. 1b; o eixo x é representado como a posição relativa de I, II, III e IV (assumindo que outra faceta começa com justamente o pico da grade e corresponde à fase zero, então as fases correspondentes de I, II, III e IV são 0, π/2, π e 3π/2). Figura 1c, d, e e f mostram os espectros de perdas de modo das quatro posições de faceta final clivada em detalhes. Como se vê, o modo de laser e diferença de perda são diferentes de dispositivo para dispositivo influenciados pela fase aleatória da faceta. A Figura 2a mostra a distribuição normalizada do campo óptico correspondente das quatro possíveis posições de faceta final clivada I, II, III e IV simulada pelo mesmo método de matriz de transferência. Figura 2b e c são a amplificação da distribuição do campo óptico próximo às duas facetas finais. Como visto, a intensidade de ambas as facetas não é completamente simétrica, causada por posição assimétrica de ambas as facetas. Aqui mostramos a situação com força de acoplamento κ × L = 17, que é sobre-acoplada. Os picos de intensidade de luz no centro do dispositivo decaem rapidamente em direção às duas extremidades, o que poderia levar a queima de buraco espacial severa, e por sua vez, manter operação unimodo estável pode se tornar difícil [15].

a Diagrama da estrutura de grade uniforme; as denotações I, II, III e IV representam as quatro possíveis posições de faceta final clivada. b Valores absolutos da diferença de perda de modo para diferentes posições de faceta final clivada I, II, III e IV, e o eixo x é representado como fase correspondente das posições de faceta clivada I, II, III e IV. c–f Espectros de perdas de modo das quatro possíveis posições de faceta final clivada I, II, III e IV, respectivamente.

a Distribuição de campo óptico correspondente da estrutura de grade uniforme para as quatro posições de faceta final clivada I, II, III e IV. b, c Amplificação da distribuição de campo óptico próximo às duas facetas finais.

Aqui adotamos a estrutura de grade de amostragem para melhorar a distribuição de intensidade óptica baseada no período de amostragem P = 15 µm e comprimento de bloco u = 5 µm correspondente ao ciclo de trabalho de amostragem σ = u/P = 1/3, mostrado na Fig. 3a. A linha pontilhada vertical da Fig. 3a representa a posição da faceta clivada, que desvia da região de bloco para evitar a introdução da fase aleatória da faceta final. O coeficiente de acoplamento efetivo correspondente κ_eff pode ser simplesmente dado pelo produto do coeficiente de acoplamento κ da grade uniforme vezes o ciclo de trabalho σ da grade de amostragem, ou seja, κ_eff = κ × σ [16]. Assim, o coeficiente de acoplamento da grade de amostragem pode ser ajustado arbitrariamente pelo ciclo de trabalho da grade amostrada, o que beneficia a otimização da força de acoplamento da grade de amostragem. Como resultado, a potência de saída poderia ser melhorada. A Figura 3b mostra o espectro de transmissão calculado da grade amostrada baseado no método de matriz de transferência e o espectro de eletroluminescência (EL) medido sob condição pulsada. λ₋₁ e λ₊₁ são os super-modos adicionais introduzidos pela grade amostrada. A distância espectral adjacente de super-modos pode ser calculada por Δλ = λ_B²/(2n_effP) onde n_eff é o índice efetivo do guia de onda e λ_B é o comprimento de onda de Bragg da grade uniforme básica [17]. Embora a existência de super-modos possa influenciar a estabilidade unimodo, os super-modos podem ser projetados longe do centro da curva de ganho escolhendo um pequeno período de amostragem P de acordo com a fórmula de distância espectral de super-modos. Em nosso estudo, o período básico de grade de Bragg Λ, período de amostragem P, índice efetivo do guia de onda n_eff e ciclo de trabalho σ são 0,758 µm, 15 µm, 3,21 e 1/3, respectivamente, então a distância espectral adjacente de super-modos é cerca de 246 nm. Como a Fig. 3b mostra, o comprimento de onda de Bragg (0ª ordem) é projetado ao redor do pico da curva de ganho, enquanto os comprimentos de onda de +1ª e −1ª ordem estão a 246 nm do centro da curva de ganho separadamente. Finalmente, laser unimodo estável na 0ª ordem no nosso estudo pode ser alcançado. A Figura 4a mostra a distribuição de campo óptico simulada da grade de amostragem em diferentes correntes de injeção. Como visto, houve uma melhoria dramática na distribuição de intensidade do campo óptico para a estrutura de grade de amostragem nas duas facetas finais, correspondendo a uma grande melhoria na potência de saída. A Figura 4b é uma amplificação da distribuição de campo óptico próximo a uma das facetas finais, e a Fig. 4c exibe a variação detalhada da intensidade relativa do campo óptico na faceta final com correntes de injeção. Como mostrado na Fig. 4b, o perfil da distribuição de campo óptico não é suave mas flutuante. A flutuação é causada pela “reflexão de interface” entre a região de bloco e região sem grade em cada período de amostragem induzindo uma concentração de “densidade de energia localizada” ao longo da cavidade. Além disso, como mostrado na Fig. 4c, a variação da distribuição de intensidade relativa da faceta final é não linear com as correntes de injeção, o que pode causar não linearidade na curva potência-corrente dos dispositivos.

a Diagrama da estrutura de grade de amostragem, a linha pontilhada vertical representa a posição da faceta clivada, P é o período de amostragem, e u é o comprimento da região de grade em um período de amostragem. b A linha azul é o espectro de transmissão calculado da grade amostrada projetada, e a linha vermelha é o espectro de eletroluminescência medido do wafer fabricado.

a Distribuição de campo óptico simulada da grade de amostragem em diferentes correntes de injeção. b Amplificação da distribuição de campo óptico próximo a uma das facetas finais. c Variação detalhada da intensidade relativa do campo óptico na faceta final com correntes de injeção.

A estrutura QCL foi crescida em substrato n-InP (Si, 2 × 10¹⁷ cm⁻³) por epitaxia de feixe molecular de fonte sólida (MBE). O núcleo ativo consistiu em 40 estágios de poços quânticos e barreiras In_0,67Ga_0,33As/In_0,37Al_0,63As compensados por tensão fornecendo o canal de transição de elétrons para produzir fóton, cercado pelas camadas de confinamento InGaAs superior e inferior. A grade foi definida na camada de confinamento InGaAs superior usando técnica de litografia holográfica de duplo feixe combinada com litografia óptica convencional. Então a camada de guia de onda superior foi crescida por epitaxia de fase vapor orgânico-metálico (MOVPE). Após isso, o wafer foi processado em laser de guia de onda de canal duplo com largura média de núcleo de cerca de 10 µm preenchido com InP:Fe semi-isolante para remoção eficiente de calor. Uma camada de SiO₂ de 450 nm foi então depositada por deposição química de vapor com plasma (PECVD) para isolamento, e contato elétrico foi fornecido por uma camada Ti/Au depositada por evaporação de feixe de elétrons. Uma camada adicional de ouro de 5 µm foi eletrodepositada para melhorar a dissipação de calor. Após ser afinado para cerca de 140 µm, uma camada de contato metálico Ge/Au/Ni/Au foi depositada no lado do substrato. Então os guias de onda foram clivados em barras de 4 mm e 6 mm de comprimento, e revestimento de alta reflectividade (HR) consistindo de Al₂O₃/Ti/Au/Al₂O₃ (200/10/100/120 nm) foi depositado em uma das facetas por evaporação de feixe de elétrons, deixando uma faceta sem revestimento para medição de potência de emissão lateral. Por fim, os lasers foram montados com o lado da epilayer para baixo em um dissipador de calor de diamante com solda de índio, que foram subsequentemente soldados em dissipadores de calor de cobre para dissipação de calor eficaz.

Resultados e Discussão

Os espectros dos dispositivos foram testados por um espectrômetro infravermelho de transformada de Fourier com resolução de 0,25 cm⁻¹. Os lasers foram então montados em um suporte contendo um termistor combinado com um cooler termoelétrico para monitorar e ajustar a temperatura do sub-montagem. A potência óptica emitida foi medida com um detector termopilha calibrado colocado na frente da faceta do laser sem qualquer correção.

As Figuras 5 e 6 mostram os espectros de emissão e características luz-corrente-tensão (L-I-V) dos dispositivos com comprimento de cavidade de 4 mm e 6 mm QCLs DFB de grade amostrada, respectivamente. Como se vê, os espectros variam linearmente com a corrente de injeção ou temperatura durante todos os processos de teste. Em modo CW, a potência óptica máxima dos dispositivos é 649 mW e 948 mW a 20 °C para comprimento de cavidade de 4 mm e 6 mm a 1,2 A e 1,4 A, respectivamente. Além disso, a baixa densidade de corrente de limiar CW dos dispositivos de 1,59 kA/cm² e 1,05 kA/cm² a 20 °C para comprimento de cavidade de 4 mm e 6 mm é alcançada, o que reflete totalmente a vantagem de pequena perda de guia de onda e baixa densidade de corrente de limiar de grade enterrada. Como observamos nos espectros de laser, o modo de laser é linear com as mudanças de temperatura ou corrente de injeção, indicando que salto de modo não ocorre no decorrer da mudança de corrente de injeção ou temperatura. No entanto, as curvas potência-corrente não são lineares, causada pelas flutuações da distribuição de campo óptico da estrutura de grade de amostragem e mudança não uniforme da intensidade do campo óptico das facetas finais com as correntes de injeção analisadas antes.

a Espectros de emissão unimodo CW de um QCL DFB de grade amostrada com comprimento de cavidade de 4 mm a correntes de cerca de 1,1 × I_th para diferentes temperaturas de dissipador de calor de 15–70 °C. O inseto mostra espectros de emissão CW em diferentes correntes de injeção de 0,63 a 1,08 A com passo de 0,05 A a 20 °C. b Características CW luz-corrente-tensão (L-I-V) de QCL DFB de grade amostrada com comprimento de cavidade de 4 mm a diferentes temperaturas.

a Espectros de emissão unimodo CW de um QCL DFB de grade amostrada com comprimento de cavidade de 6 mm a correntes em torno de 1,1 × I_th para diferentes temperaturas de dissipador de calor de 15–70 °C. O inseto mostra espectros de emissão CW em diferentes correntes de injeção de 0,63 a 1,38 A com passo de 0,05 A a 20 °C. b Características CW luz-corrente-tensão (L-I-V) de QCL DFB de grade amostrada com comprimento de cavidade de 6 mm a diferentes temperaturas.

A Figura 7 mostra os perfis de campo distante do dispositivo em operação pulsada cerca de 1,25 × I_th à temperatura ambiente. A Figura 7a mostra o perfil de campo distante na direção da largura da crista, e a Fig. 7b exibe o perfil de campo distante na direção de crescimento epitaxial. Estudos experimentais demonstraram que um modo transversal fundamental poderia mais facilmente se tornar o modo de laser em uma estrutura de grade enterrada do que em uma estrutura de grade metálica de superfície porque a perda do modo transversal fundamental aumenta devido ao acoplamento entre o modo transversal fundamental e o contato metálico superior em uma estrutura de grade metálica de superfície [6]. De acordo com isso, o perfil de campo distante do modo transversal fundamental com largura a meia altura (FWHM) de 28,2° na direção da largura da crista foi obtido em nosso experimento. Então outra vantagem óbvia da conformação de grade enterrada é exibida que o modo de laser é geralmente um modo transversal fundamental com perfil de campo distante de lóbulo único, o que favorece a colimação. Além disso, um grande FWHM de 50,1° na direção de crescimento epitaxial é obtido devido à pequena abertura de emissão que é da mesma ordem que o comprimento de onda.

a Perfil de campo distante na direção da largura da crista. b Perfil de campo distante na direção de crescimento epitaxial.

Conclusões

Em conclusão, emissão unimodo estável de QCLs DFB de grade amostrada de baixo limiar e alta potência de saída foi alcançada. A potência máxima de saída CW e densidade de corrente de limiar são 0,948 W (0,649 W) e 1,05 kA/cm² (1,59 kA/cm²) para cavidade de 6 mm (4 mm). Uma grande melhoria na distribuição do campo óptico é realizada pela introdução do pequeno ciclo de trabalho amostrado para reduzir a força de acoplamento. Um perfil de campo distante de lóbulo único também é observado. Portanto, para lasers de cascata quântica de realimentação distribuída enterrados, incorporar grade amostrada é um método simples e eficaz para alcançar dispositivos com alta potência de saída, baixo limiar, emissão unimodo estável e altos rendimentos unimodo.

Abreviações

CW:

Onda contínua

DFB:

Realimentação distribuída

EL:

Eletroluminescência

FWHM:

Largura a meia altura

HR:

Alta reflectividade

L–I–V:

Luz-corrente-tensão

MBE:

Epitaxia de feixe molecular

MOVPE:

Epitaxia de fase vapor orgânico-metálico

PECVD:

Deposição química de vapor com plasma

QCL:

Laser de cascata quântica

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