Démonstration d'un mode monomode stable et haute puissance dans un laser à cascade quantique utilisant un réseau échantillonné enterré

Introduction

Les lasers à cascade quantique (QCL) se sont avérés être l'une des sources de lumière infrarouge moyen les plus prometteuses et ont attiré beaucoup d'attention pour les applications de la télédétection, de la spectroscopie haute résolution et de la surveillance des processus industriels après sa première démonstration en raison de ses caractéristiques principales. tels qu'une large plage de couverture de longueur d'onde, une taille compacte et une puissance de sortie élevée [1,2,3,4]. En ce qui concerne ces applications, une émission monomode et une puissance de sortie élevée sont généralement souhaitées, ce qui peut être obtenu par un QCL à rétroaction distribuée (DFB). L'approche du réseau enterré a été largement adoptée pour une perte de guide d'ondes plus faible, une densité de courant de seuil inférieure et des rendements monomodes plus élevés par rapport au réseau de surface [5, 6]. Jusqu'à présent, une série de percées significatives basées sur une approche de réseau enterré ont été réalisées pour améliorer les performances des DFB QCL de stabilité monomode et de puissance de sortie [7, 8], mais un mécanisme de rétroaction surcouplé du réseau enterré entrave la puissance de sortie d'augmenter davantage. La valeur typique de la puissance de sortie en onde continue (CW) des QCL DFB à réseau uniforme enterré émettant autour de 4,6 à 5 m est inférieure à 300 mW à température ambiante [5, 9]. Théoriquement, le coefficient de couplage du réseau enterré peut être amélioré en optimisant la profondeur du réseau et le rapport cyclique. Cependant, les performances de rétroaction distribuée sont très sensibles au profil de gravure du réseau dans la couche semi-conductrice proche de la zone active. Toute variation minime de la profondeur de gravure et du rapport cyclique influencerait fortement le coefficient de couplage du réseau [10, 11]. De plus, il est également difficile d'améliorer le couplage du réseau en contrôlant la profondeur du réseau et le rapport cyclique avec précision sur la base d'une technique de lithographie holographique à faible coût et d'une gravure chimique humide. Généralement, les QCL DFB conventionnels oscillent à deux fréquences légèrement décalées par rapport à la fréquence de Bragg, qui peut durer en fonction de la perte optique influencée par la phase aléatoire de facette [12,13,14].

Dans ce travail, nous proposons l'utilisation d'un réseau échantillonné enterré avec un faible rapport cyclique d'échantillonnage pour optimiser le coefficient de couplage et améliorer la distribution du champ optique. L'avantage majeur de cette méthode est qu'elle est capable d'augmenter la longueur de cavité du dispositif pour un gain optique suffisant tout en maintenant une force de couplage de réseau souhaitable. Pour améliorer les rendements monomodes et les performances ultimes, la position clivée des deux facettes d'extrémité est contrôlée avec précision pour éviter l'effet de la phase aléatoire de la facette d'extrémité. D'une part, cette approche conserve les avantages d'une faible perte de guide d'onde pour une densité de courant de seuil faible et est compatible avec le traitement d'hétérostructures enterrées. De plus, le réseau échantillonné est fabriqué uniquement par exposition holographique conventionnelle combinée à la photolithographie optique, ce qui améliore la flexibilité, la répétabilité et la rentabilité. En conséquence, des QCL DFB monomodes à faible seuil et à puissance de sortie élevée émettant à λ ∼ 4,87 μm sont atteints simultanément dans la structure de réseau échantillonnée enterrée. La densité de courant de seuil de ces DFB-QCL est aussi faible que 1,05 kA/cm ² et la seule facette a produit 948 mW de puissance de sortie CW pour l'appareil avec une longueur de cavité de 6 mm à 20 °C.

Méthodes

Un diagramme du réseau uniforme DFB QCL est représenté sur la figure 1a; les marques I, II, III et IV représentent les quatre types possibles de positions de facette d'extrémité clivées. Comme nous le savons tous, il est difficile de contrôler avec précision la position de la facette clivée pour un réseau uniforme à l'échelle nanométrique. En conséquence, le mode d'émission est différent d'un appareil à l'autre car la position de la facette clivée est aléatoire. Ici, nous simulons et calculons la différence de perte des deux modes latéraux et les spectres de pertes de mode de quatre types possibles de positions de facette d'extrémité clivées de I, II, III et IV sur la base de la méthode de la matrice de transfert de MATLAB. La valeur absolue de la différence de perte des deux modes latéraux des quatre types de positions de facette d'extrémité clivées de I, II, III et IV est représentée sur la figure 1b; l'abscisse est représentée comme la position relative de I, II, III et IV (en supposant qu'une autre facette commence par le pic du réseau et correspond à la phase de zéro, puis aux phases correspondantes de I, II, III et IV sont 0, π/2, et 3π/2). Les figures 1c, d, e et f montrent en détail les spectres de pertes de mode des quatre types de positions de facettes d'extrémité clivées. Comme on l'a vu, le mode laser et la différence de perte sont différents d'appareils à appareils influencés par la phase aléatoire des facettes. La figure 2a montre la distribution de champ optique normalisée correspondante de quatre types possibles de positions de facette d'extrémité clivées de I, II, III et IV simulées par le même procédé de matrice de transfert. Les figures 2b et c sont l'amplification de la distribution du champ optique à proximité des deux facettes d'extrémité. Comme nous l'avons vu, l'intensité des deux facettes d'extrémité n'est pas complètement symétrique, ce qui est causé par une position asymétrique des deux facettes d'extrémité. Ici, nous montrons la situation avec la force de couplage κ × L =17, ce qui est sur-couplé. Les pics d'intensité lumineuse au centre de l'appareil décroissent rapidement vers les deux extrémités, ce qui pourrait entraîner une grave brûlure spatiale des trous, et à son tour, le maintien d'un fonctionnement monomode stable peut devenir difficile [15].

un Le schéma de la structure de réseau uniforme ; les dénotations de I, II, III et IV représentent les quatre types possibles de positions de facette d'extrémité clivées. b Les valeurs absolues de la différence de perte de mode pour différentes positions de facette d'extrémité clivées de I, II, III et IV, et l'abscisse est représentée comme une phase correspondante des positions de facette clivées de I, II, III et IV. c –f Les spectres de pertes de mode des quatre types possibles de positions de facette d'extrémité clivées de I, II, III et IV, respectivement

un La distribution de champ optique correspondante de la structure de réseau uniforme pour les quatre types de positions de facette d'extrémité clivées de I, II, III et IV. b , c L'amplification de la distribution du champ optique à proximité des deux facettes d'extrémité

Ici, nous prenons une mesure de la structure du réseau d'échantillonnage pour améliorer la distribution de l'intensité optique en fonction de la période d'échantillonnage de P =15 μm et une longueur de bloc de u =5 μm correspondant au rapport cyclique d'échantillonnage de σ =u /P =1/3, comme le montre la figure 3a. La ligne pointillée verticale de la figure 3a représente la position de la facette clivée, qui s'écarte de la région du bloc pour éviter l'introduction de la phase aléatoire de la facette d'extrémité. Le coefficient de couplage effectif correspondant κ _eff peut être simplement donné par le produit du coefficient de couplage κ du réseau uniforme multiplié par le rapport cyclique σ du réseau d'échantillonnage, c'est-à-dire κ _eff =κ × σ [16]. Ainsi, le coefficient de couplage du réseau d'échantillonnage pourrait être ajusté arbitrairement par le rapport cyclique du réseau échantillonné, ce qui a l'avantage d'optimiser la force de couplage du réseau d'échantillonnage. En conséquence, la puissance de sortie pourrait être améliorée. La figure 3b montre le spectre de transmission calculé du réseau échantillonné sur la base de la méthode de la matrice de transfert et du spectre d'électroluminescence (EL) mesuré dans des conditions pulsées. Le λ ₋₁ et λ ₊₁ sont les super-modes supplémentaires introduits par le réseau échantillonné. La distance spectrale adjacente des super-modes peut être calculée par Δλ =λ _B ² /(2n _eff P ) où n _eff est l'indice effectif du guide d'onde et λ _B est la longueur d'onde de Bragg du réseau uniforme de base [17]. Bien que l'existence de super-modes puisse influencer la stabilité monomode, les super-modes peuvent être conçus loin du centre de la courbe de gain en choisissant une petite période d'échantillonnage P selon la formule de distance spectrale des super-modes. Dans notre étude, la période de base du réseau de Bragg Λ , période d'échantillonnage P , indice effectif du guide d'onde n _eff , et rapport cyclique σ sont respectivement de 0,758 μm, 15 μm, 3,21 et 1/3, de sorte que la distance spectrale adjacente des super-modes est d'environ 246 nm. Comme le montre la figure 3b, la longueur d'onde de Bragg (0e ordre) est conçue autour du pic de la courbe de gain, tandis que les longueurs d'onde de + 1er et - 1er ordre sont à 246 nm du centre de la courbe de gain séparément. Enfin, un laser monomode stable au mode d'ordre 0 dans notre étude peut être obtenu. La figure 4a montre la distribution de champ optique simulée du réseau d'échantillonnage à différents courants d'injection. Comme on peut le voir, il y a eu une amélioration spectaculaire de la distribution d'intensité de champ optique pour la structure de réseau d'échantillonnage au niveau des deux facettes d'extrémité, ce qui correspond à une amélioration majeure de la puissance de sortie. La figure 4b est une amplification de la distribution du champ optique près de l'une des facettes d'extrémité, et la figure 4c affiche la variation détaillée de l'intensité du champ optique à la facette d'extrémité avec des courants d'injection. Comme le montre la figure 4b, le profil de la distribution du champ optique n'est pas régulier mais fluctuant. La fluctuation est causée par la « réflexion d'interface » entre la région de bloc et la région sans réseau dans chaque période d'échantillonnage induisant une concentration de densité d'énergie « localisée » le long de la cavité. En outre, comme le montre la figure 4c, la variation de la distribution d'intensité relative de la facette d'extrémité est non linéaire avec les courants d'injection, ce qui peut entraîner une non-linéarité dans la courbe puissance-courant des appareils.

un Le schéma de la structure du réseau d'échantillonnage, la ligne pointillée verticale représente la position de la facette clivée, P est la période d'échantillonnage, et u est la longueur de la région du réseau dans une période d'échantillonnage. b La ligne bleue est le spectre de transmission calculé du réseau échantillonné conçu, et la ligne rouge est le spectre d'électroluminescence mesuré de la plaquette fabriquée

un La distribution de champ optique simulée du réseau d'échantillonnage à différents courants d'injection. b L'amplification de la distribution du champ optique à proximité d'une des facettes d'extrémité. c La variation détaillée de l'intensité relative du champ optique à la facette d'extrémité avec les courants d'injection

La structure QCL a été développée sur un n-InP (Si, 2 × 10 ¹⁷ cm ⁻³ ) substrat par épitaxie par jets moléculaires (MBE) à source solide. Le noyau actif se composait de 40 étages d'In_0.67 à contrainte compensée Ga_0.33 As/In_0.37 Al_0.63 En tant que puits quantiques et barrières fournissant le canal de transition électronique pour produire le photon, qui était entouré par les couches de confinement supérieure et inférieure d'InGaAs. Le réseau a été défini sur la couche supérieure de confinement d'InGaAs en utilisant une technique de lithographie holographique à double faisceau combinée à une lithographie optique classique. Ensuite, la couche supérieure du guide d'ondes a été développée par épitaxie en phase vapeur organique métallique (MOVPE). Après cela, la plaquette a été transformée en un laser à guide d'ondes à double canal avec une largeur de noyau moyenne d'environ 10 m, rempli d'InP:Fe semi-isolant pour une évacuation efficace de la chaleur. Un SiO₂ de 450 nm d'épaisseur La couche a ensuite été déposée par dépôt chimique en phase vapeur assisté par plasma (PECVD) pour l'isolation, et le contact électrique a été assuré par une couche de Ti/Au déposée par évaporation par faisceau d'électrons. Une couche d'or supplémentaire de 5 µm d'épaisseur a été électrodéposée pour améliorer la dissipation thermique. Après avoir été amincie à environ 140 µm, une couche de contact métallique Ge/Au/Ni/Au a été déposée côté substrat. Ensuite, les guides d'ondes ont été clivés en barres de 4 mm et 6 mm de long, et le revêtement à haute réflectivité (HR) composé d'Al₂ O₃ /Ti/Au/Al₂ O₃ (200/10/100/120 nm) a été déposé sur l'une des facettes par évaporation par faisceau d'électrons, laissant une facette non revêtue pour la mesure du pouvoir d'émission de bordure. Enfin, les lasers ont été montés avec l'épicouche vers le bas sur un dissipateur thermique en diamant avec une soudure à l'indium, qui ont ensuite été soudés sur des dissipateurs thermiques en cuivre pour une dissipation thermique efficace.

Résultats et discussion

Les spectres des appareils ont été testés par un spectromètre infrarouge à transformée de Fourier avec une résolution de 0,25 cm ⁻¹ . Les lasers ont ensuite été montés sur un support contenant une thermistance combinée à un refroidisseur thermoélectrique pour surveiller et ajuster la température du sous-montage. La puissance optique émise a été mesurée avec un détecteur à thermopile calibré placé devant la facette laser sans aucune correction.

Les figures 5 et 6 montrent les spectres d'émission et les caractéristiques lumière-courant-tension (L-I-V) des dispositifs avec une longueur de cavité échantillonnée de 4 mm et 6 mm, respectivement, des DFB QCL de réseau. Comme on l'a vu, les spectres varient linéairement avec le courant d'injection ou la température au cours de tous les processus de test. En mode CW, la puissance optique maximale des appareils est de 649 mW et 948 mW à 20 °C pour une longueur de cavité de 4 mm et 6 mm à 1,2 A et 1,4 A, respectivement. De plus, la faible densité de courant de seuil CW des appareils de 1,59 kA/cm ² et 1,05 kA/cm ² à 20°C pour une longueur de cavité de 4 mm et 6 mm, ce qui reflète pleinement l'avantage d'une faible perte de guide d'onde et d'une faible densité de courant de seuil du réseau enterré. Comme nous l'avons observé à partir des spectres laser, le mode laser est linéaire avec les changements de température ou de courant d'injection, ce qui indique que le saut de mode ne se produit pas au cours du changement de courant ou de température d'injection. Cependant, les courbes puissance-courant ne sont pas linéaires, ce qui est dû aux fluctuations de la distribution du champ optique de la structure de réseau d'échantillonnage et au changement non uniforme de l'intensité du champ optique des facettes d'extrémité avec les courants d'injection analysés auparavant.

un Spectres d'émission CW monomode d'un réseau DFB QCL échantillonné avec une longueur de cavité de 4 mm à des courants d'environ 1,1 × I _ème pour différentes températures de dissipateur thermique de 15 à 70 °C. L'encart montre les spectres d'émission CW à différents courants d'injection de 0,63 à 1,08 A avec un pas de 0,05 A à 20 °C. b Caractéristiques CW lumière-courant-tension (L-I-V) du réseau échantillonné DFB QCL avec une longueur de cavité de 4 mm à différentes températures

un Spectres d'émission CW monomode d'un réseau DFB QCL échantillonné avec une longueur de cavité de 6 mm à des courants d'environ 1,1 × I _ème pour différentes températures de dissipateur thermique de 15 à 70 °C. L'encart montre les spectres d'émission CW à différents courants d'injection de 0,63 à 1,38 A avec un pas de 0,05 A à 20 °C. b Caractéristiques CW lumière-courant-tension (L-I-V) du réseau échantillonné DFB QCL avec une longueur de cavité de 6 mm à différentes températures.

La figure 7 montre les profils de champ lointain de l'appareil lors d'un fonctionnement pulsé d'environ 1,25 × I _ème à température ambiante. La figure 7a montre le profil de champ lointain le long de la direction de la largeur de crête, et la figure 7b montre le profil de champ lointain le long de la direction de croissance épitaxiale. Des études expérimentales ont démontré qu'un mode transverse fondamental pourrait plus facilement devenir le mode laser dans une structure de réseau enterrée que dans une structure de réseau métallique de surface, car la perte de mode transverse fondamental augmente en raison du couplage entre le mode transverse fondamental et le contact métallique supérieur dans une surface structure de grille métallique [6]. Selon cela, le profil en champ lointain du mode transverse fondamental avec la pleine largeur à mi-hauteur (FWHM) de 28,2° le long de la direction de la largeur de la crête a été obtenu dans notre expérience. Ainsi, un autre avantage évident de la conformation du réseau enterré est que le mode laser est généralement un mode transversal fondamental avec un profil de champ lointain à un seul lobe, ce qui est en faveur de la collimation. De plus, une grande FWHM de 50,1° le long de la direction de croissance épitaxiale est obtenue en raison de la petite ouverture d'émission qui est du même ordre que la longueur d'onde.

un Le profil en champ lointain le long de la direction de la largeur de la crête. b Le profil en champ lointain le long de la direction de croissance épitaxiale

Conclusions

En conclusion, des DFB QCL à réseau d'échantillonnage d'émission monomode stable à puissance de sortie et à faible seuil ont été obtenus. La puissance de sortie CW maximale et la densité de courant de seuil sont de 0,948  W (0,649  W) et 1,05 kA/cm ² (1,59 kA/cm ² ) pour une cavité de 6 mm (4 mm). Une amélioration majeure de la distribution du champ optique est réalisée en introduisant le petit cycle de service échantillonné pour réduire la force de couplage. Un profil de champ lointain à un seul lobe est également observé. Ainsi, pour les lasers à cascade quantique à rétroaction distribuée enterrés, l'incorporation d'un réseau échantillonné est une méthode simple et efficace pour obtenir des dispositifs avec une puissance de sortie élevée, un seuil bas, une émission monomode stable et des rendements monomodes élevés.

Abréviations

CW :

Onde continue

DFB :

Commentaires distribués

EL :

Électroluminescence

FWHM :

Pleine largeur à mi-hauteur

RH :

Haute réflectivité

L–I–V :

Lumière–courant–tension

MBE :

Epitaxie par faisceau moléculaire

MOVPE :

Epitaxie en phase vapeur organique métallique

PECVD :

Dépôt chimique en phase vapeur assisté par plasma

QCL :

Laser à cascade quantique