Arrays de láseres de cascada cuántica cónicos de alta potencia con integración de cavidad Talbot

Resumen

El escalado de potencia en láseres de cascada cuántica (QCL) de área ancha suele llevar a la deterioración de la calidad del haz con un patrón de campo lejano de emisión de múltiples lóbulos. En esta carta, demostramos un array de QCL cónico integrado con cavidad Talbot en un lado del array. Se logra la operación del supermodo fundamental en los arrays con extremo recto conectado a la cavidad Talbot. La divergencia del campo lejano lateral del supermodo fundamental muestra una divergencia de haz cercana al límite de difracción de 2,7°. La potencia de salida de un array de cinco elementos es aproximadamente tres veces superior a la de un láser de cresta única con una longitud de onda de emisión alrededor de 4,8 µm. Sin embargo, los arrays con el extremo cónico conectado a la cavidad Talbot siempre muestran operación de supermodo de orden superior sea cual sea la longitud de la cavidad Talbot.

Antecedentes

El láser de cascada cuántica (QCL), inventado en 1994, ha sido una de las fuentes de luz más importantes en el infrarrojo medio y lejano por su flexibilidad de longitud de onda y portabilidad. Las aplicaciones populares de los QCL cubren muchas áreas como comunicaciones ópticas en espacio libre y contramedidas infrarrojas direccionadas (DIRCM), detección química traza de explosivos, toxinas, contaminantes y pruebas médicas. Algunas aplicaciones siempre demandan alta potencia de luz de salida para mejor efecto de interferencia y precisión de detección. Los QCL de alta potencia pueden obtenerse ensanchando el ancho de la región activa. Sin embargo, un simple ensanchamiento de la cresta sin diseño de ingeniería de guía de onda u óptica externa deteriorará la calidad del haz de los QCL con un patrón de campo lejano de emisión de múltiples lóbulos. La emisión de lóbulo único se ha obtenido en el pasado con métodos como QCL de retroalimentación distribuida de cristal fotónico (PCDFB), QCL de cavidad inclinada, QCL de oscilador maestro-amplificador de potencia, y QCL de área ancha mediante mecanismos de retroalimentación externa. Recientemente, los arrays bloqueados en fase han sido enfoques populares para mantener QCL de cresta ancha emitiendo con patrones de haz coherentes y estrechos.

Los arrays bloqueados en fase se han aplicado hábilmente en láseres de semiconductor de cresta ancha y baja divergencia desde la década de 1980. En trabajos previos, se han estudiado arrays de QCL bloqueados en fase en arrays de unión Y, arrays acoplados por onda evanescente con fuga resonante, y arrays acoplados por onda evanescente, como hizo el láser de infrarrojo cercano en el pasado. Estas estructuras bien traen grandes pérdidas en la guía de onda o resultan en acumulación de calor al perseguir una distancia adyacente corta para obtener el acoplamiento. Recientemente, se reportaron arrays de QCL acoplados por difracción que integran una cavidad lateral basada en efectos Talbot de difracción acoplada. En la estructura acoplada por difracción, el acoplamiento ocurre en la cavidad Talbot por la difracción del extremo de la cresta y la reflexión de la faceta de la cavidad. Los elementos del array de QCL acoplado por difracción pueden colocarse con un amplio espacio, lo que disminuirá la acumulación de calor.

El efecto Talbot es un fenómeno óptico bien conocido donde una estructura periódica puede producir autoimágenes a ciertas distancias regulares. Este efecto se ha explotado para bloquear en fase láseres en el infrarrojo cercano, lo que se llama array bloqueado en fase por esquema de acoplamiento por difracción. En este método, un espejo plano debe colocarse frente a la faceta de la cavidad del array láser para proporcionar retroalimentación óptica. La longitud entre el espejo y la faceta del array se llama distancia de Talbot, definida como Zₜ = 2nd²/λ, donde n es el índice de refracción del material, d es la distancia centro a centro del array, y λ es la longitud de onda en el espacio libre. Los supermodos que se reflejan en los canales del array obtendrán la oscilación auto-reproductiva. La Figura 1 muestra la distribución del supermodo fundamental y de alto orden en una distancia de Talbot fraccionaria. Una vez que los supermodos en la posición Zₜ/4 se reflejan en los canales del array, se extraerá la superposición y operación del supermodo fundamental.

La potencia de salida de los arrays de QCL bloqueados en fase con cavidad Talbot está limitada debido a una baja eficiencia de acoplamiento entre la cavidad Talbot y los canales del array. Para aumentar aún más la potencia de salida de los arrays de QCL con cavidad Talbot, el factor de llenado (razón entre ancho de cresta y período) debe aumentarse. Sin embargo, ensanchar el ancho del canal provocará emisión de modo de alto orden de los elementos del array. Reducir la distancia centro a centro aumentará la acumulación de calor. La estructura cónica es uno de los mejores métodos para aumentar el factor de llenado al mismo tiempo que se asegura una operación de modo fundamental de la propia cresta única. En esta carta, se explotan estructuras cónicas y las cavidades Talbot se integran en un lado de las estructuras cónicas respectivamente. Los dispositivos con extremo recto conectado a la cavidad Talbot muestran operación de supermodo fundamental con una divergencia de campo lejano cercana al límite de difracción (D.L.) de 2,7°. En contraste, los dispositivos con extremo cónico conectado a la cavidad Talbot muestran operación de supermodo de alto orden sea cual sea la longitud de la cavidad Talbot. Se obtiene una potencia pico máxima de 1,3 W para los dispositivos con extremo recto conectado a la cavidad Talbot con una densidad de corriente umbral de 3,7 kA/cm² y una eficiencia diferencial de 0,6 W/A a 298 K.

Métodos

La oblea de QCL se creció sobre un sustrato InP dopado n (Si, 2 × 10¹⁷ cm⁻³) por epitaxia de haz molecular de fuente sólida (MBE). La estructura de la región activa (AR) consiste en 35 periodos de pozos cuánticos y barreras de In₀,₆₇Ga₀,₃₃As/In₀,₃₇Al₀,₆₃As compensados por deformación. La estructura completa de la oblea antes de la fabricación es: capa de revestimiento inferior de InP de 4 µm (Si, 3 × 10¹⁶ cm⁻³), capa n-In₀,₅₃Ga₀,₄₇As de 0,3 µm de espesor (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), 35 etapas activas/inyección, capa n-In₀,₅₃Ga₀,₄₇As de 0,3 µm de espesor (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), capa de revestimiento superior de InP de 2,6 µm (Si, 3 × 10¹⁶ cm⁻³), capa de InP dopada gradualmente de 0,15 µm (cambiando de 1 × 10¹⁷ a 3 × 10¹⁷ cm⁻³), y capa de revestimiento de InP altamente dopada de 0,4 µm (Si, 5 × 10¹⁸ cm⁻³).

Tras la epitaxia en MBE, los dispositivos se grabaron con método de grabado químico en húmedo y luego se depositaron 450 nm de SiO₂ con deposición química de vapor mejorada por plasma (PECVD). Tras abrir la ventana de inyección eléctrica, se formó el contacto metálico superior. Las dos secciones de la cavidad Talbot y el array cónico están eléctricamente conectadas a través del contacto superior de Au. Luego, el sustrato de la oblea se adelgazó y se evaporaron los contactos metálicos inferiores. La oblea se cortó en trozos de ~2 mm de largo con una sierra de corte para controlar precisamente la longitud de la cavidad Talbot. Finalmente, los dispositivos se soldaron con la capa epilayer hacia abajo sobre un disipador de calor de cobre con soldadura de indio. Dado que la sección de la cavidad Talbot se inyecta eléctricamente, el calor se acumulará por su amplia dimensión, lo que debería evitarse empleando aislamiento eléctrico en futuros trabajos. La sección de la cavidad Talbot probablemente puede reemplazarse con otro material de guía de onda empleando fabricación complicada como wafer bonding y alineación, y la operación bloqueada en fase aún puede lograrse. Según la distribución del supermodo de la cavidad Talbot en la Fig. 1, nuestra longitud de cavidad Talbot se determinó como Zₜ/8 similar a la ref. [19] que es alrededor de 104 µm en esta carta. La Figura 2 muestra el esquema y las imágenes microscópicas del dispositivo. Los arrays contienen cinco elementos cónicos y una cavidad Talbot. El elemento cónico consiste en un extremo cónico de 1 mm de largo y ~0,9 mm de extremo recto con un ancho que cambia de 10 a 16 µm. La separación centro a centro entre elementos adyacentes en el array es de 25 µm, y la longitud de cada dispositivo láser es de alrededor de 2 mm. La longitud de la cavidad Talbot en este artículo es toda alrededor de 104 µm.

Resultados y Discusión

Según la teoría de modos acoplados, el número de supermodos en un array bloqueado en fase es el mismo que el número de elementos. Por ejemplo, un array bloqueado en fase con cinco elementos tendrá cinco supermodos. Asumiendo solo el acoplamiento adyacente entre los elementos del array en la cavidad Talbot, el patrón de distribución de campo cercano de los diferentes supermodos de orden puede obtenerse con la matriz acoplada. La fuerza del campo cercano que cambia como función de la dimensión lateral del array puede demostrarse como: Eⱼ ∝ Σₘ sin(mjπ/(M+1)) exp[-(x-xₘ)²/ω²], donde j es el orden del supermodo, M es el número de elementos del array, ω es la cintura del haz gaussiano en cada elemento, y xₘ es la ubicación central de cada elemento. Los resultados de simulación de diferentes supermodos de orden se muestran en la Fig. 3a. Los patrones de campo lejano correspondientes pueden deducirse con la transformada de Fourier de la distribución de campo cercano, como se muestra en la Fig. 3b.

Los patrones de campo lejano de los arrays bloqueados en fase con cavidad Talbot se midieron desde la faceta de la guía de onda del array usando la técnica de lock-in con un detector de mercurio-cadmio-telururo (MCT) a temperatura ambiente. El array QCL montado en una plataforma rotatoria se colocó a ~25 cm del detector MCT y controlado por un software casero para la recolección de datos. Los patrones de campo lejano medidos de los arrays con cavidad Talbot se muestran en la Fig. 3c, d, correspondientes al dispositivo con extremo recto conectado a la cavidad Talbot y el dispositivo con extremo cónico conectado a la cavidad Talbot. Las distribuciones de campo lejano en la Fig. 3c muestran lóbulos centrales fuertes en 0°, indicando la existencia de operación de supermodo fundamental según la teoría de modos acoplados. El ancho a media altura (FWHM) es alrededor de 2,7°, lo que muestra un ángulo de divergencia limitado por difracción (D.L.) según la fórmula D.L.: sen θ = 1,22λ/d, donde θ es el ángulo D.L., λ es la longitud de onda, y d es el ancho de salida de luz del array. Para un emisor único cónico con un ancho de salida de luz de 16 µm, la divergencia FWHM D.L. es alrededor de 21°. Los lóbulos laterales aparecen alrededor de ~12° que están muy cerca de la ubicación FWHM del envoltorio de campo lejano del emisor único. Las intensidades del lóbulo central y laterales corresponden a la distribución del patrón de campo lejano del emisor único. Así, los lóbulos laterales tienen la mitad de la intensidad del lóbulo central. Además, se puede obtener un array de perfil de campo lejano de lóbulo único aumentando el ancho de la cresta para disminuir la divergencia de los elementos del array. El ancho de cresta más ancho puede lograrse ensanchando el cónico. Los patrones de campo lejano en la Fig. 3d no tienen lóbulo en la posición central 0°, sino que son principalmente de doble lóbulo, mostrando la operación de supermodos de orden superior, que corresponden al supermodo de tercer orden en la Fig. 3b. Para obtener la operación de supermodo fundamental, fabricamos dispositivos con diferentes longitudes de cavidad Talbot de 90 a 110 µm con paso de 1 µm. Desafortunadamente, la operación de supermodo fundamental en el dispositivo con extremo cónico conectado a la cavidad Talbot no puede obtenerse sea cual sea la longitud de la cavidad Talbot.

Los resultados de campo lejano de los dos tipos de arrays pueden explicarse con el modelo teórico en ref. [19, 21]. La cavidad Talbot puede aproximarse como un espejo reflectante con diferente reflectividad equivalente para diferentes supermodos; la alta reflectividad equivalente significa una alta eficiencia de ganancia y una baja ganancia umbral. El cálculo y simulación de la reflectividad equivalente son similares a la ref. [19]. La Figura 4 muestra los resultados de simulación de la reflectividad equivalente para diferentes supermodos de orden cambiando como función de la longitud de la cavidad Talbot. Dado que los supermodos de orden N = 2, 4 en arrays bloqueados en fase siempre tienen mayor pérdida de guía de onda que los supermodos de orden N = 1, 3, 5, se descuidan en la simulación aquí. Para los arrays con extremo recto conectado a la cavidad Talbot, el supermodo fundamental tiene la reflectividad equivalente más alta y gran discriminación comparada con los supermodos de alto orden alrededor de Zₜ/8. Para el extremo cónico conectado a la cavidad Talbot, la discriminación entre el supermodo fundamental y el de alto orden es relativamente pequeña. En este caso, el láser tiende a trabajar con supermodos de tercer orden debido a la débil discriminación de modo en el dispositivo con extremo cónico conectado a la cavidad Talbot.

La potencia óptica emitida se midió con un detector termopila calibrado colocado directamente frente a la faceta de la guía de onda del láser. Las mediciones de espectro se realizaron usando un espectrómetro de transformada de Fourier infrarrojo (FTIR) con resolución de 0,25 cm⁻¹ en modo de barrido rápido. La Figura 5a muestra la característica potencia-corriente (P-I) en modo pulsado con controlador de corriente mantenido a 2 kHz con un ciclo de trabajo del 0,2%. Para el dispositivo con extremo recto conectado al array QCL con cavidad Talbot, se obtiene una potencia pico total de 1,3 W a 298 K con una densidad de corriente umbral de 3,7 kA/cm² y una eficiencia diferencial de 0,6 W/A, correspondiendo a 1,6 W de potencia de salida con una densidad de corriente umbral de 3,4 kA/cm² y una eficiencia diferencial de 0,65 W/A para el array de extremo cónico como se muestra en línea azul y púrpura. Como contraste, el dispositivo láser único con cresta de 2 mm de largo × 10 µm de ancho muestra una potencia pico máxima de 0,41 W, una densidad de corriente umbral de 3 kA/cm², y una eficiencia diferencial de 1 W/A. La potencia de salida de los arrays con operación fundamental es tres veces la del emisor único. Para presentar más brevemente los resultados probados, las características de salida de tres dispositivos se resumen en la Tabla 1. La potencia de salida promedio de cada elemento es aproximadamente el 63% del emisor único, que es mayor que en la ref. [19]. La ref. [26] reporta un array QCL bloqueado en fase con un filtro Talbot intracavidad con la potencia promedio del elemento individual del array igual al 43% de un emisor único. La eficiencia es menor que los dispositivos con una unión entre la cavidad Talbot y los elementos del array debido a la pérdida óptica adicional en las dos uniones circulares causada por el método de grabado en húmedo. La ref. [27] reporta un dispositivo de seis elementos integrado con una cavidad Talbot con cinco veces la potencia de salida del emisor único con una eficiencia de acoplamiento de ~83%. La menor eficiencia en nuestros dispositivos se debe más probablemente a pérdidas por difracción de bordes más fuertes en la cavidad Talbot y la fabricación con método de grabado en húmedo. Los siguientes trabajos deberían adoptar el método de grabado en seco y aumentar la longitud de la zona cónica para obtener un mayor escalado de potencia. El recuadro de la Fig. 4a muestra el espectro de láser de los arrays bloqueados en fase a temperatura ambiente y 1,3 I_th. La longitud de onda central se midió en 4,8 µm con naturaleza multimodo resultante de la falta de un mecanismo de selección de modo longitudinal. El espectro de modo único puede lograrse introduciendo una rejilla de retroalimentación distribuida (DFB) en la capa de revestimiento superior. La característica térmica de QCL de área ancha y arrays QCL se simulan con el software de elementos finitos COMSOL. El ancho de cresta fijo se establece en 10 µm y el interespacio de los elementos del array cambiando de 0 a 20 µm en pasos de 5 µm. La Figura 5b muestra la temperatura de la AR cambiando como función del interespacio de los elementos del array. La temperatura de la AR en el dispositivo de cresta ancha es aproximadamente 20 K más alta que en el dispositivo con cavidad Talbot.

Conclusiones

En conclusión, hemos demostrado arrays de QCL cónicos integrados 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 de modo fundamental con una divergencia D.L. 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 array de extremo recto con una eficiencia diferencial de 0,6 W/A. Dado que el array bloqueado en fase con cavidad Talbot no requiere una distancia de acoplamiento muy cercana, la acumulación de calor es menor que en los arrays acoplados por onda evanescente. Tales dispositivos tienen potencial para arrays QCL de alto brillo de operación de alto ciclo de trabajo con divergencia D.L. El trabajo futuro debería centrarse en la selección de un ancho de cresta de elemento de array y interespacio apropiados, el uso de guías de onda de cresta enterrada, y la gestión térmica con enfriadores de micro-impacto. Además, el número de cascada reducido de la AR hará una gran contribución a la operación de alto ciclo de trabajo de QCL de alto brillo.

Abreviaturas

AR:

Región activa

CW:

Onda continua

D.L.:

Limitado por difracción

DFB:

Retroalimentación distribuida

FWHM:

Ancho a media altura

I_th:

Corriente umbral

MBE:

Epitaxia de haz molecular

MCT:

Mercurio-cadmio-telururo

MOVPE:

Epitaxia de fase vapor orgánica metálica

PECVD:

Deposición química de vapor mejorada por plasma

P-I:

Potencia-corriente

QCL:

Láser de cascada cuántica

WPE:

Eficiencia de enchufe de pared