Transiciones de modo anómalo en láseres de cascada cuántica de reflector de Bragg distribuidos de alta potencia

Resumen

En este artículo, se presentan datos espectrales anómalos de láseres en cascada cuántica (QCL) con reflector de Bragg distribuido (DBR) que emiten alrededor de 7,6 μm. Los láseres DBR de dos secciones, que constan de una sección de ganancia y un reflector Bragg sin bombeo, muestran una potencia de salida superior a 0,6 W en modo de onda continua (CW) a temperatura ambiente. Los datos espectrales anómalos se definen como un modo longitudinal que se mueve hacia longitudes de onda más cortas al aumentar la temperatura o la corriente de inyección, lo cual es inesperado. Aunque se espera que los modos de longitud de onda más larga comiencen a emitir láser cuando se eleva la temperatura del dispositivo o la corriente de inyección, se observan saltos ocasionales de modo a una longitud de onda más corta. Estas transiciones de modo anómalas se explican mediante análisis modal. El cambio inducido térmicamente del índice de refracción implicado por un aumento en la temperatura o la corriente de inyección produce transiciones casi periódicas entre los modos de cavidad.

Introducción

Los láseres de cascada cuántica (QCL) se diferencian de los láseres semiconductores fundamentales, son un tipo de láser semiconductor unipolar, es decir, transiciones electrónicas solo entre los estados de la banda de conducción [1]. Ha atraído mucha atención debido a sus características destacadas de gran longitud de onda que cubre el rango desde el infrarrojo medio / lejano hasta la región de onda de terahercios desde su primera demostración en el experimento. Esta amplia región de ondas puede satisfacer las crecientes demandas de aplicaciones en detección de gases, espectroscopía de alta resolución y monitoreo de procesos industriales. Sin embargo, en algunas aplicaciones se requieren un ancho de línea estrecho y una alta potencia de salida. Los QCL de retroalimentación distribuida (DFB) y los QCL de cavidad externa (EC) son las dos formas habituales de lograr una emisión monomodo [2, 3]. La potencia de salida de DFB QCL es del orden de 100 milivatios y el rango de sintonización es pequeño, alrededor de 5 cm ⁻¹ , que es adecuado para la detección de un solo gas [4, 5, 6]. Los EC QCL son mejores candidatos para la detección de múltiples especies de gases porque tienen un rango de sintonización mucho más amplio [7]. Sin embargo, en algunas aplicaciones, como la detección de distancia o la teledetección, se desea una fuente de luz monomodo de alta potencia. Para estas aplicaciones, un reflector de Bragg distribuido (DBR) QCL puede ser un mejor candidato como fuente láser compacta y de alta potencia. Los láseres DBR se estudiaron bastante en la región de onda del infrarrojo cercano [8, 9, 10], pero su estudio sobre QCL es menor, se informaron pocos en 2011 para sintonización amplia [11], en 2014 para alta potencia [12]. Sin embargo, las propiedades espectrales no se estudiaron en detalle en esos informes. Además, este tipo de saltos de modo anómalo similares se han analizado en láseres semiconductores DBR de infrarrojo cercano (IR) [9, 10]. Sin embargo, todavía falta en el dispositivo QCL. Teniendo en cuenta que las propiedades espectrales de los QCL monomodo son importantes para aplicaciones prácticas, cualquier propiedad anómala e inexplorada debe estudiarse y acumularse en profundidad. Aquí, demostramos DBR QCL e investigamos sus propiedades espectrales en detalle.

Métodos

La rejilla DBR se definió mediante un proceso de interferometría holográfica de doble haz convencional. La estructura del dispositivo diseñada se muestra en la Fig. 1. La sección de ganancia y la sección DBR estaban separadas por una ranura de aislamiento de corriente y solo la sección de ganancia tiene una inyección de corriente. La estructura de QCL se hizo crecer en un sustrato de InP dopado con n mediante epitaxia de haz molecular de fuente sólida (MBE) con una estructura de región activa similar a la Ref. [13]. La estructura del núcleo activo presentada en este trabajo contiene 50 períodos de In _0.58 compensados por deformación Ga _0,42 Como / en _0.47 Al _0.53 Como pozos cuánticos. La secuencia de capas específica de un período es la siguiente (espesor de capa en nanómetros): 4 /1.7/0.9 /5.06/0.9 /4.7/1 /3.9/1.8 /3.2/1.7 /2.8/1.9 /2.7 /2.8 /2.6, donde In _0.47 Al _0.53 Como las capas de barrera están en negrita, en _0.58 Ga _0,42 Además, las capas están en romano y las capas n-dopadas (1,4 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) están en cursiva. Toda la estructura de la oblea antes de la fabricación es una capa de revestimiento inferior de InP de 4,5 μm (Si, 3 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ), 50 etapas activas / inyector, n-In _0.53 de 0,3 μm de espesor Ga _0,47 Como capa de confinamiento superior (Si, 4 × 10 ¹⁶ cm ⁻³ ). Un SiO ₂ de 100 nm de espesor La capa se depositó en la capa superior de confinamiento de InGaAs en toda la oblea, luego el SiO ₂ de la sección DBR se eliminó para fabricar rejillas. Después de eso, la rejilla se definió en la capa superior de confinamiento de InGaAs mediante un proceso de interferometría holográfica de doble haz con un período de rejilla de 1,2 μm, luego se transfirió mediante grabado químico húmedo a una profundidad de aproximadamente 130 nm, posteriormente el SiO _{2 fue removido. Luego, la guía de ondas superior que consiste en una capa de revestimiento de InP superior de 3 μm de espesor (Si, 2 × 10 ¹⁶
cm ⁻³
), Capa de InP dopada gradualmente de 0,15 μm (Si, 1,5 × 10 ¹⁷
cm ⁻³
) y una capa de contacto de InP superior altamente dopada de 0,85 μm de espesor (Si, 5 × 10 ¹⁸
cm ⁻³
) volvió a crecer mediante epitaxia en fase de vapor organometálico (MOVPE).}

Esquema de un DBR QCL que consta de una sección de ganancia L _G , una sección DBR L _DBR y una brecha de aislamiento actual

Después de la implementación del recrecimiento, la oblea se procesó en un láser de guía de ondas de cresta de doble canal con un ancho de núcleo promedio de 10 μm, donde los canales se rellenaron con InP:Fe semiaislante con el fin de lograr una disipación térmica eficaz y un aislamiento eléctrico. A continuación, se grabó una ranura de aislamiento de corriente de 200 μm de longitud entre la sección de ganancia y la sección DBR a través de la capa superior de InP altamente dopada y dopada gradualmente con una profundidad de 1,1 μm mediante grabado en seco para bloquear la inyección de corriente en la sección DBR. Luego, una capa de aislamiento de SiO ₂ de 450 nm de espesor se depositó y la ventana de inyección de corriente se abrió justo en la parte superior de la sección de ganancia. Posteriormente, se proporcionó contacto eléctrico mediante una capa de Ti / Au depositada por evaporación por haz de electrones, y se galvanizó una capa de oro adicional de 5 μm de espesor para mejorar aún más la disipación de calor. Después de adelgazar hasta aproximadamente 120 µm, se depositó una capa de contacto de metal Ge / Au / Ni / Au en el lado del sustrato de la oblea. Finalmente, la oblea se escindió en dispositivos de 6 mm de largo que consistían en una región de ganancia de 4,3 mm de largo, una región de DBR de 1,5 mm de largo y una ranura de aislamiento de corriente de 0,2 mm de largo, y los dispositivos se soldaron con la cara de la epiladora hacia abajo sobre el Disipador de calor de diamante con soldadura de indio, que posteriormente se soldaron en disipadores de calor de cobre.

Resultados y discusión

Los espectros de los dispositivos se probaron con un espectrómetro de infrarrojos por transformada de Fourier con una resolución de 0,125 cm ⁻¹ . Las características de potencia-corriente-voltaje (P-I-V) de los dispositivos fueron probadas por un detector de termopila calibrado. El láser se montó en un soporte que contenía un termistor combinado con un enfriador termoeléctrico para monitorear y ajustar la temperatura del submontaje. La potencia óptica emitida se midió con el detector de termopila calibrado colocado frente a la faceta del láser sin ninguna corrección.

La Figura 2a muestra los espectros de emisión de onda continua (CW) del láser DBR a diferentes temperaturas del disipador de calor de 20 ° C a 70 ° C con un paso de 2 ° C con corrientes de inyección de 1,005I _th . La Figura 2b muestra el número de onda frente a la curva de temperatura del láser, y el recuadro muestra un espectro láser de 24 ° C por coordenadas logarítmicas, donde la relación de supresión de modo lateral (SMSR) es de aproximadamente 25 dB. En los DFB QCL monomodo convencionales, las longitudes de onda se desplazan hacia longitudes de onda lineales más largas con el aumento de la temperatura o la corriente [14, 15]. Sin embargo, como se ha visto en la Fig. 2, se observa un comportamiento de sintonización anómalo, con saltos de modo hacia longitudes de onda más cortas cuando aumenta la temperatura.

un Los espectros de emisión del láser cambian con la temperatura. b El número de onda en función de la curva de temperatura del láser. El recuadro muestra un espectro láser de 24 ° C por coordenadas logarítmicas

Para explicar cualitativamente la ocurrencia de los saltos de modo anómalo, primero, necesitamos analizar el mecanismo de modo único en el dispositivo DBR QCL, que se muestra claramente en la Fig. 3. La Figura 3a indica la curva de ganancia de oblea medida y calculó la reflexión curva de la rejilla de Bragg basada en el método de matriz de transferencia de MATLAB, donde la reflectividad de la rejilla DBR de 1,5 mm de largo es de aproximadamente el 98%. Para una mejor comprensión, mostramos el diagrama esquemático del mecanismo de selección de modo de DBR QCL, donde se muestran la curva de ganancia, la curva de reflexión de la rejilla de Bragg, los modos longitudinales permitidos que satisfacen la condición de fase en la cavidad DBR QCL, y dan su desplazamiento. características con el aumento de temperatura en la Fig. 3b más. ¿Cuál modo longitudinal puede ser el modo láser entre estos modos longitudinales? Debe cumplir dos condiciones, primero debe ubicarse dentro del pico de reflexión de Bragg. Otra condición es que su producto de valor de ganancia y reflectividad sea máximo [9]. Además, la curva de ganancia, la curva de reflexión y los espectros de los modos longitudinales se mueven a longitudes de onda más largas con el aumento de temperatura. Luego medimos y ajustamos la curva del pico de ganancia con el cambio de temperatura para alcanzar la tasa de movimiento de - 0.581 cm ⁻¹ K ⁻¹ . El pico de reflexión de Bragg con el aumento de temperatura es de aproximadamente - 0,128 cm ⁻¹ K ⁻¹ según nuestro grupo, el resultado se informó anteriormente en un rango de onda similar [16]. Es decir, el pico de reflexión de Bragg siempre permanece en el lado de longitud de onda más corta del pico de ganancia a medida que aumenta la temperatura. El movimiento de los espectros de modos longitudinales como el aumento de temperatura se atribuye principalmente al índice de refracción modal que crece con el aumento de temperatura, cuya velocidad de movimiento es similar a la velocidad de movimiento del pico de reflexión de Bragg con el aumento de temperatura menor que la velocidad de movimiento de ganancia. cima. Sin embargo, la temperatura de la región de ganancia es ligeramente más alta que la de la región DBR debido al efecto de calor causado por la inyección del portador. Como resultado, los espectros de los modos longitudinales pueden moverse ligeramente más rápido que el pico de Bragg con el aumento de temperatura. Numeramos los tres modos longitudinales como a, byc dentro del pico de Bragg en la figura 3b. Al principio, el modo a era el modo láser, y el modo a se sintonizaba linealmente y cambiaba hacia una longitud de onda más larga con el aumento de temperatura. El modo láser sería reemplazado por el modo b cuando el modo a se alejara del centro de la curva de Bragg y su producto de valor de ganancia y reflectividad ya no fuera máximo debido a la velocidad de movimiento ligeramente más rápida de los espectros de modos longitudinales. Luego, el modo b repitió el proceso del modo a, y así sucesivamente. Por tanto, se observa el fenómeno de los saltos en modo anómalo de la figura 2. Para verificar el salto de modo es entre modos longitudinales. Luego calculamos el espaciado de modo longitudinal, que es relativo a la longitud total de la cavidad efectiva del dispositivo. La longitud total de la cavidad efectiva de DBR QCL es la suma de la longitud efectiva de la sección DBR, la longitud de la sección de ganancia y la longitud del espacio de aislamiento. La definición de longitud DBR efectiva es que tenga en cuenta que la fase varía relativamente linealmente cerca del máximo de reflexión. Tal reflejo puede aproximarse bien mediante un reflejo de espejo discreto igual a la magnitud del reflejo de la rejilla, pero colocado a una distancia L _ef como se muestra en la Fig. 4a. Es decir, la función de la rejilla DBR completa se reemplaza por un espejo de reflexión, que es equivalente a una guía de ondas pasiva. La longitud DBR efectiva de la longitud de la rejilla DBR física se puede calcular en función de las siguientes ecuaciones [17]:

$$ {L} _ {\ mathrm {eff}} =\ frac {1} {2 \ upkappa} \ tanh \ left ({\ upkappa \ mathrm {L}} _ {\ mathrm {DBR}} \ right) $ $ (1) $$ \ upkappa =\ frac {1} {\ Lambda} \ frac {\ Delta \ overline {\ mathrm {n}}} {\ overline {\ mathrm {n}}} $$ (2)

donde κ es el coeficiente de acoplamiento de la red y L _DBR es la longitud física de la rejilla, \ (\ Delta \ overline {\ mathrm {n}} \) es la diferencia del índice de refracción efectivo de la rejilla, \ (\ overline {\ mathrm {n}} \) es el índice de refracción efectivo promedio de rejilla, y Λ es el período de rejilla. La Figura 4b muestra la longitud efectiva de la región DBR frente a la longitud de la rejilla DBR física, lo que indica que la longitud DBR efectiva casi ya no cambia cuando la longitud de la rejilla DRB física era mayor de 1,5 mm. La longitud efectiva de DBR de la longitud de la rejilla de DBR física de 1,5 mm es de aproximadamente 0,291 mm. Como resultado, el espaciado de modo longitudinal teórico es de aproximadamente 0,328 cm ⁻¹ . El intervalo de saltos del modo anómalo experimental es de aproximadamente 0,12 cm ⁻¹ se muestra en la Fig. 2. La característica de ajuste lineal promedio del modo láser con temperatura es de aproximadamente 0,103 cm ⁻¹ K ⁻¹ antes de que sucedan los saltos anómalos de cada modo. Entonces, el espaciado de modo correspondiente es 0.326 cm ⁻¹ , que es casi consistente con el resultado calculado de 0.328 cm ⁻¹ con el error de - 0,002 cm ⁻¹ .

un Se midió la curva de ganancia de la oblea y se calculó la curva de reflexión de la rejilla de Bragg según el método de matriz de transferencia de MATLAB. b El diagrama esquemático del mecanismo de selección de modo de DBR QCL

un El diagrama esquemático de la definición del espejo eficaz para la rejilla DBR. b La longitud efectiva de DBR frente a la longitud física de la rejilla

La figura 5a muestra los espectros de emisión que cambian con la corriente de inyección, el panel superior de la figura 5b muestra el número de onda frente a la curva de temperatura del dispositivo, y el panel inferior de la figura 5b es la curva CW P – I del láser. El fenómeno similar de los saltos de modo anómalo también se observa con el aumento de la corriente de inyección en la Fig.5, y la discontinuidad obvia se ve en la curva P-I cuando ocurren los saltos de modo, lo que no puede ocurrir en los QCL DFB monomodo convencionales excepto por salto de modo ocasional entre los dos modos laterales de la banda de parada. El pico de ganancia siempre se desplazaría hacia una longitud de onda más larga con el aumento de la corriente de inyección debido al efecto del calor. Hemos medido la curva de ganancia de la oblea cambiando con la corriente en la condición de CW, y hemos ajustado la curva de pico de ganancia con el cambio de corriente para obtener la tasa de movimiento de - 0.021 cm ⁻¹ mA ⁻¹ . Debido a que la ventana de inyección de corriente se abrió justo encima de la región de ganancia y la existencia de un espacio de aislamiento, la influencia de la diafonía de calor causada por la inyección de corriente en la sección DBR es débil. Entonces, la curva de reflexión de Bragg casi no cambia con la corriente de inyección. El espectro de modos longitudinales también se mueve ligeramente a una longitud de onda más larga debido al cambio del índice de refracción efectivo modal causado por el efecto del calor. Por lo tanto, se observa el fenómeno similar de los saltos de modo anómalo cuando aumenta la corriente de inyección. El primer intervalo de salto de modo anómalo es de aproximadamente 0,904 cm ⁻¹ mostrado en la Fig. 5, donde el salto de modo cruzó a tres modos longitudinales. El segundo salto de modo es entre modos longitudinales vecinos con el intervalo de 0,301 cm ⁻¹ . La característica de ajuste lineal promedio del modo láser con corriente de inyección es de aproximadamente - 0,003 cm ⁻¹ mA ⁻¹ antes de que ocurran todos los saltos de modo anómalo. Entonces, el espaciado de modo correspondiente es de alrededor de 0.331 cm ⁻¹ , que también es casi coherente con el resultado calculado de 0,328 cm ⁻¹ con el error de 0,003 cm ⁻¹ .

un El espectro de emisión cambia con la corriente de inyección. b El panel superior muestra el número de onda en función de la curva de temperatura, y el panel inferior es la curva de potencia-corriente (P-I) CW del láser

La Figura 6a muestra la comparación de potencia entre el láser DBR y el láser Fabry-Perot (FP) con una longitud de cavidad de 4 mm. La potencia de salida máxima del láser FP y DBR es 987 mW y 656 mW a 20 ° C, respectivamente. La potencia de salida máxima del láser DBR sigue siendo de 235 mW a la temperatura del disipador de calor de 70 ° C, lo que representa el nivel de potencia más alto informado hasta ahora para cualquier QCL monomodo en el rango del espectro infrarrojo de onda larga. Para evitar daños, los láseres no se probaron a su máxima corriente de trabajo. La Figura 6b muestra la distribución del campo óptico de láseres DBR, FP y DFB con la misma longitud de cavidad de 6 mm según el método de matriz de transferencia de MATLAB. La distribución del campo óptico del láser DBR indica que la intensidad de la luz en el dispositivo es casi constante en la sección de ganancia similar al láser FP, mientras que disminuye bruscamente en la sección DBR, lo que está a favor de que la energía extraiga no como el láser DFB. , cuya intensidad de luz alcanza su punto máximo en el centro del dispositivo y decae rápidamente hacia las dos facetas de los extremos debido al mecanismo sobreacoplado, como resultado, la mayor parte de la intensidad de la luz está limitada en el centro del dispositivo. La fuerza acoplada del láser DFB es directamente proporcional a la longitud de la cavidad. Por lo tanto, el láser DFB no es adecuado para cortarlo en un dispositivo de cavidad larga. Como resultado, se presenta la otra ventaja destacada del láser DBR que se puede fabricar en un dispositivo de cavidad larga para obtener una alta potencia de salida. Entonces, la estructura DBR es una especie de método potencial para lograr una alta potencia y una emisión monomodo.

un La curva roja es la curva CW potencia-corriente-voltaje (P-I-V) del láser DBR, la curva negra es la curva CW potencia-corriente-voltaje (P-I-V) del resonador Fabry-Perot (FP) cavidad. b La distribución del campo óptico simulado de láseres DBR, FP y DFB con la misma longitud de cavidad de 6 mm

Conclusiones

En resumen, hemos demostrado DBR QCL con alta potencia de salida. Las características de los saltos de modo se han analizado en detalle, donde esta investigación es útil para aplicaciones prácticas. La potencia de salida máxima de CW es de 656 mW a 20 ° C para el dispositivo con una región de ganancia de 4,3 mm de largo. De la comparación de la distribución del campo óptico y nuestros resultados analizados, llegamos a la conclusión de que DBR es un método potencial y eficaz para que los QCL logren una alta potencia de salida y una emisión monomodo.

Disponibilidad de datos y materiales

Todos los datos están completamente disponibles sin restricciones.

Abreviaturas

CW:: Onda continua
DBR:: Reflector Bragg distribuido
DFB:: Comentarios distribuidos
EC:: Cavidad externa
FP:: Fabry-Perot
MBE:: Epitaxia de haz molecular
MOVPE:: Epitaxia en fase de vapor orgánico metálico
P – I – V:: Potencia-corriente-voltaje
QCL:: Láser de cascada cuántica
SMSR:: Relación de supresión de modo lateral

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