Matrices láser de cascada cuántica cónicas integradas con cavidades Talbot

Resultados y discusión

De acuerdo con la teoría del modo acoplado, el número de supermodos en una matriz de fase bloqueada es el mismo que el número de elementos [24]. Por ejemplo, una matriz de fase bloqueada con cinco elementos tendrá los cinco supermodos. Suponiendo solo el acoplamiento adyacente entre los elementos de la matriz en la cavidad de Talbot, el patrón de distribución de campo cercano del supermodo de orden diferente se puede obtener con la matriz acoplada [24]. La intensidad del campo cercano que cambia en función de la dimensión lateral de la matriz se puede demostrar como [25]:

donde j es el orden del supermodo, M es el número de elementos de la matriz, ω es la cintura del haz de Gauss en cada elemento, y x _m es la ubicación central de cada elemento. Los resultados de la simulación de supermodos de diferentes órdenes se muestran en la Fig. 3a. Los patrones de campo lejano correspondientes se pueden deducir con la transformada de Fourier de la distribución de campo cercano, como se muestra en la Fig. 3b.

un Patrones de campo cercano calculados del N =Supermodos de 1, 3, 5 órdenes en una matriz de cinco elementos acoplados por difracción. El supermodo fundamental ( N =1) se calcula en función del extremo recto conectado a la cavidad de Talbot y los supermodos de orden superior ( N =3, 5) se basan en el cono conectado a la cavidad de Talbot. b Los patrones de campo lejano simulados según a . c La distribución de campo lejano medida de la matriz QCL con el extremo recto conectado a una cavidad Talbot. d La distribución de campo lejano medida de la matriz QCL con el extremo cónico conectado a una cavidad Talbot

Los patrones de campo lejano de las matrices de fase bloqueada de la cavidad Talbot se midieron desde la faceta de la guía de ondas de la matriz utilizando la técnica de bloqueo con un detector de telururo de mercurio-cadmio (MCT) a temperatura ambiente. La matriz QCL montada en una etapa de rotación se colocó a ~ 25 cm de distancia del detector MCT y se controló mediante un software casero para la recopilación de datos. Los patrones de campo lejano medidos de las matrices de cavidades de Talbot se muestran en la Fig. 3c, d, correspondientes al extremo recto conectado al dispositivo de cavidad de Talbot y al extremo cónico conectado al dispositivo de cavidad de Talbot. Las distribuciones de campo lejano de la Fig. 3c muestran fuertes lóbulos centrales a 0 °, lo que indica la existencia de una operación fundamental en el supermodo de acuerdo con la teoría del modo de pareja. El ancho total de la mitad del máximo (FWHM) es de alrededor de 2,7 °, lo que muestra un ángulo de divergencia limitado por difracción (D.L.) según el D.L. fórmula:pecado θ =1,22 λ / d , donde θ es el D.L. ángulo, λ es la longitud de onda y d es el ancho de salida de luz de la matriz. Para un emisor único ahusado con un ancho de salida de luz de 16 μm, el D.L. La divergencia FWHM es de alrededor de 21 °. Los lóbulos laterales aparecen alrededor de ~ 12 °, que están muy cerca de la ubicación FWHM de la envolvente de campo lejano del emisor único. Las intensidades del lóbulo central y los lóbulos laterales corresponden a la distribución del patrón de campo lejano de un solo emisor. Por tanto, los lóbulos laterales tienen la mitad de la intensidad del lóbulo central. Además, se puede obtener una matriz de perfil de campo lejano de un solo lóbulo aumentando el ancho de la cresta para disminuir la divergencia de los elementos de la matriz. El ancho de la cresta más ancho se puede lograr ampliando el cono. Los patrones de campo lejano de la Fig. 3d no tienen lóbulo en la posición central de 0 °, pero son principalmente de dos lóbulos, lo que muestra el funcionamiento de supermodos de orden superior, que corresponden al supermodo de tres órdenes de la Fig. 3b. Para obtener la operación fundamental del supermodo, fabricamos los dispositivos con diferentes longitudes de cavidad de Talbot de 90 a 110 μm en pasos de 1 μm. Desafortunadamente, la operación fundamental del supermodo en el dispositivo con el extremo cónico conectado a la cavidad de Talbot no se puede obtener sea cual sea la longitud de la cavidad de Talbot.

Los resultados de campo lejano de dos tipos de matrices se pueden explicar con el modelo teórico en la ref. [19, 21]. La cavidad de Talbot se puede aproximar como un espejo reflectante con diferente reflectividad equivalente para diferentes supermodos; la reflectividad equivalente alta significa una eficiencia de ganancia alta y una ganancia de umbral baja. El cálculo y la simulación de la reflectividad equivalente son similares a la ref. [19]. La Figura 4 muestra los resultados de la simulación de reflectividad equivalente para supermodos de diferentes órdenes que cambian en función de la longitud de la cavidad de Talbot. Dado que el N =2, los supermodos de 4 órdenes en arreglos de bloqueo de fase siempre tienen una pérdida de guía de onda mayor que N =Supermodos de 1, 3, 5 órdenes, aquí se descuidan en la simulación. Para el extremo recto conectado a las matrices de cavidades Talbot, el supermodo fundamental tiene la reflectividad equivalente más alta y una gran discriminación en comparación con los supermodos de orden superior alrededor de Z _t / 8. Para el extremo cónico conectado a la cavidad de Talbot, la discriminación entre el supermodo fundamental y el supermodo de orden superior es relativamente pequeña. En este caso, el láser tiende a funcionar con supermodos de tres órdenes debido a la discriminación de modo débil en el extremo cónico conectado al dispositivo de cavidad Talbot.

La intensidad de reflectividad equivalente teórica de la cavidad de Talbot cambia en función de la longitud de la cavidad de Talbot para N =Supermodos de orden 1, 3, 5 de una matriz QCL de cavidad Talbot de cinco elementos, la parte superior muestra el extremo recto conectado a la cavidad Talbot y la inferior muestra el extremo cónico conectado a la cavidad Talbot

La potencia óptica emitida se midió con un detector de termopila calibrado colocado directamente en frente de la faceta de la guía de ondas láser. Las mediciones del espectro se realizaron utilizando un espectrómetro de infrarrojos por transformada de Fourier (FTIR) con 0,25 cm ⁻¹ resolución en modo de escaneo rápido. La Figura 5a muestra la característica de potencia-corriente (P-I) en modo pulsado con el controlador de corriente mantenido a 2 kHz con un círculo de trabajo de 0,2%. Para el dispositivo con el extremo recto conectado a la matriz QCL de cavidad Talbot, se obtiene una potencia máxima total de 1,3 W a 298 K con una densidad de corriente umbral de 3,7 kA / cm ² y una eficiencia de pendiente de 0,6 W / A, correspondiente a una potencia de salida de 1,6 W con una densidad de corriente de umbral de 3,4 kA / cm ² y una eficiencia de pendiente de 0,65 W / A para la matriz del extremo cónico, como se muestra en la línea azul y la línea púrpura. Por el contrario, el dispositivo láser único con una cresta de 2 mm de largo × 10 μm de ancho muestra una potencia máxima máxima de 0,41 W, una densidad de corriente de umbral de 3 kA / cm ² y una eficiencia de pendiente de 1 W / A. La potencia de salida de las matrices con la operación fundamental es tres veces la de un solo emisor. Para presentar más brevemente los resultados probados, la característica de salida de tres dispositivos se resume en la Tabla 1. La potencia de salida promedio de cada elemento es aproximadamente el 63% del emisor único, que es más alta que la de la ref. [19]. Árbitro. [26] informa de una matriz QCL bloqueada en fase con un filtro Talbot dentro de la cavidad con la potencia promedio de un elemento de matriz individual igual al 43% de un solo emisor. La eficiencia es menor que la de los dispositivos con una unión entre la cavidad Talbot y los elementos de la matriz debido a la pérdida óptica adicional en las dos uniones circulares causadas por el método de grabado en húmedo. Árbitro. [27] informa un dispositivo de seis elementos integrado con una cavidad Talbot con cinco veces la potencia de salida de un emisor único con una eficiencia de acoplamiento de aproximadamente el 83%. La menor eficiencia en nuestros dispositivos se debe probablemente a pérdidas por difracción de borde más fuertes en la cavidad de Talbot y a la fabricación con el método de grabado en húmedo. El siguiente trabajo debe adoptar el método de grabado en seco y aumentar la longitud de la zona cónica para obtener una mayor escala de potencia. El recuadro de la Fig. 4a muestra el espectro láser de las matrices de bloqueo de fase a temperatura ambiente y 1,3 I _th . Se midió que la longitud de onda central era de 4,8 μm con una naturaleza multimodal resultante de la falta de un mecanismo de selección de modo longitudinal. El espectro monomodo se puede lograr mediante la introducción de una rejilla de retroalimentación distribuida (DFB) en la capa de revestimiento superior. Las características térmicas de los QCL amplios y los arreglos de QCL se simulan con el software de elementos finitos COMSOL. El ancho de la cresta fija se establece en 10 μm y el espacio intermedio de los elementos de la matriz cambia de 0 a 20 μm en un paso de 5 μm. La Figura 5b muestra la temperatura de AR cambiando en función del elemento interespacio. La temperatura de AR en el dispositivo de cresta ancha es aproximadamente 20 K más alta que en el dispositivo de cavidad Talbot.

un Cambio de potencia máxima total en función de la corriente de inyección a 298 K para el extremo recto (línea azul) / extremo cónico (línea púrpura) conectado a la matriz QCL de cavidad de Talbot y una matriz de 2 mm de largo × 10 μm de ancho láser único (línea verde). Todos los dispositivos no tienen revestimiento en ambos lados de la cavidad. El controlador actual se mantiene a 2 kHz con un círculo de trabajo del 0,2%. El recuadro es el espectro láser de las matrices de extremo recto a 1,3 veces la corriente de umbral, que alcanzó un máximo de 4,8 μm. b La temperatura de la región activa de la matriz QCL cambia en función de los elementos de la matriz en el espacio intermedio. El ancho de la cresta de los elementos de la matriz se fija en 10 μm, y el espacio intermedio cambia de 0 a 20 μm con un paso de 5 μm

Conclusión

En conclusión, hemos demostrado las matrices cónicas QCL integradas con cavidades Talbot en extremo recto y extremo cónico, respectivamente. Los dispositivos con la cavidad Talbot integrada en el extremo recto muestran patrones de campo lejano en modo fundamental con un D.L. divergencia de 2,7 ° a una longitud de onda de emisión de 4,8 μm. Se obtiene una potencia de salida de 1,3 W para el arreglo de extremos rectos con una eficiencia de pendiente de 0,6 W / A. Dado que la matriz de fase bloqueada de la cavidad Talbot no requiere una distancia de acoplamiento muy cercana, la acumulación de calor es menor que la de las matrices evanescentes acopladas por ondas. Dichos dispositivos tienen potencial para arreglos QCL de alto brillo de operación de ciclo de trabajo alto con D.L. divergencia. El trabajo futuro debería centrarse en la selección de un espacio intermedio y ancho de cresta de elemento de matriz apropiado, el uso de guías de ondas de cresta enterradas y la gestión térmica con refrigeradores de micro-impacto [28]. Además, el número de cascada reducido del AR hará una gran contribución a la operación de ciclo de trabajo alto de los QCL de alto brillo [29].

Abreviaturas

AR:

Región activa

CW:

Onda continua

D.L .:

Difracción limitada

DFB:

Comentarios distribuidos

FWHM:

Ancho completo de la mitad como máximo

I _th :

Corriente de umbral

MBE:

Epitaxia de haz molecular

MCT:

Telururo de mercurio-cadmio

MOVPE:

Epitaxia en fase de vapor orgánico metálico

PECVD:

Deposición de vapor químico mejorada con plasma

P-I:

Corriente de potencia

QCL:

Láser de cascada cuántica

WPE:

Eficiencia del enchufe de pared

Rendimiento energético mejorado basado en la integración con los nanolaminados de Al / PTFE Fabricación de patrones de conmutación óptica con microfibras de colores estructurales