Laser à cascade quantique DFB monomode stable à 4,76 µm grâce à des revêtements de facettes à réflectivité optimisée

Résumé

Ce travail présente des lasers à cascade quantique (QCL) basés sur une conception à compensation de contrainte combinée à une résonance à deux phonons. Un laser à rétroaction distribuée (DFB) émettant à ~4,76 µm a été fabriqué via un réseau d'ordre 1 enterré standard et un traitement en hétérostructure enterrée (BH). Une émission monomode stable est obtenue sous tous les courants d'injection et conditions de température sans saut de mode, grâce à un revêtement antireflet (AR) optimisé sur la facette avant. Ce revêtement AR consiste en une double couche diélectrique d'Al₂O₃ et de Ge. Pour une cavité laser de 2 mm, la puissance de sortie maximale du DFB-QCL revêtu AR dépasse 170 mW à 20 °C avec un rendement quantique différentiel (WPE) élevé de 4,7 % en mode onde continue (CW).

Contexte

Les lasers à cascade quantique (QCL) du moyen infrarouge [1] constituent l'une des sources lumineuses les plus prometteuses pour de nombreuses applications commerciales. Ces applications pratiques — détection de gaz, communication en espace libre, spectroscopie haute résolution [2-5] — nécessitent des QCL à haute puissance, fiabilité monomode améliorée et faible coût. Depuis la première démonstration d'un DFB-QCL en 1997 [6], les performances de ces dispositifs se sont considérablement améliorées avec la démonstration d'un fonctionnement continu (CW) à température ambiante avec haute puissance dans la région du moyen infrarouge [7-10]. Cependant, la plupart des DFB-QCL basés sur une structure à réseau enterré présentent le problème de facettes clivées aléatoires qui déterminent le mode de fréquence de lasing. En raison de la même quantité de perte dans les deux modes de bord de bande, un fonctionnement monomode stable ne peut être garanti [11]. Surtout à haute température ou fort courant d'injection, le saut de mode se produit systématiquement, ce qui est préjudiciable pour les applications de ces dispositifs monomodes.

Pour obtenir un fonctionnement monomode stable, un décalage de phase quart d'onde (λ/4 PS) a été introduit dans la période du réseau afin que le laser fonctionne en mode défaut ; ainsi, la compétition entre les deux modes de bord de bande peut être évitée. Mais la lithographie par faisceau d'électrons doit être utilisée pour la fabrication du réseau λ/4 PS, ce qui est long et coûteux [12]. Le laser DFB à couplage de gain est un bon choix pour obtenir un fonctionnement monomode stable pour les lasers à semi-conducteurs conventionnels [13]. Cependant, il est irréaliste pour les QCL de fabriquer des lasers DFB à couplage de gain en raison de la grande perte causée par la région active gravée. Une autre méthode astucieuse consiste à utiliser le mécanisme de couplage par les pertes de cavité pour augmenter la différence de perte entre les deux modes DFB. On pense qu'un revêtement de facette à réflectivité appropriée peut permettre un fonctionnement monomode stable même à haute température et fort courant. Bien que certaines recherches se soient consacrées au revêtement de facette, elles se concentrent toujours sur la formation d'une longueur de cavité équivalente optimale L_opt pour préserver le rendement quantique différentiel (WPE) des lasers plutôt que sur la fiabilité monomode [14, 15]. De plus, le revêtement à réflectivité optimisée devrait être une voie prometteuse pour résoudre la compétition entre les deux modes DFB et mérite d'être étudiée systématiquement.

Dans cet article, le fonctionnement monomode stable de DFB-QCL à λ ~ 4,76 µm est présenté après revêtement antireflet (AR)/haute réflexion (HR). Le revêtement AR consiste en une double couche diélectrique d'Al₂O₃ (380 nm) et de Ge (33 nm). Ces dispositifs affichent une densité de courant de seuil très faible de 0,65 kA/cm² à 20 °C. Une émission monomode avec un rapport de suppression du mode latéral (SMSR) supérieur à 26 dB est obtenue jusqu'à une température de 90 °C en fonctionnement CW sans aucun saut de mode. On pense que le revêtement antireflet sur la facette avant est très précieux pour supprimer la phase aléatoire de la facette de cavité.

Méthodes

Théorie et simulation

Le cœur de la simulation de l'effet du revêtement antireflet dans une cavité DFB finie est le calcul de la perte de mode pour les deux modes de bord de bande. La méthode de matrice de transfert serait une façon appropriée d'analyser la structure laser complète [16, 17]. Nous considérons l'application de cette méthode à des dispositifs ayant un profil d'indice de réfraction longitudinal similaire à celui montré Fig. 1. Ce schéma illustre l'effet d'un réseau avec une petite perturbation d'indice effectif différente (n_eff,1, n_eff,2) et de couches revêtues (n₃, n₄) sur le mode guidé. Les indices de réfraction complexes des principaux matériaux utilisés dans le calcul sont listés comme suit : InP (3,088 + i·2e-4), InGaAs (3,4 + i·2,9e-5), région active (3,298 + i·4e-5), InP fortement dopé (2,81 + i·1,4e-2), SiO₂ (1,3603 + i·6,3e-4), Au (1,341 + i·32,582), Al₂O₃ (1,5348 + i·3,2967e-3) et Ge (4,0165 + i·4e-2). Ensuite, les différents indices effectifs n_eff,1 = 3,1599 + i·5,17e-5 et n_eff,2 = 3,1662 + i·5,6756e-5 ont été calculés avec COMSOL via la fonction d'équation aux dérivées partielles (PDE). On suppose que le laser fonctionne en un seul mode transverse de sorte que les caractéristiques de propagation de la lumière à chaque point le long de la cavité laser sont décrites par une quantité scalaire complexe unique, k, qui est le vecteur d'onde du milieu. On considère en outre que le laser est polarisé linéairement et que son champ électrique associé a une dépendance temporelle sinusoïdale e^(iωt). Suite à ces hypothèses, un facteur d'onde électromagnétique planaire unidimensionnel E_z, qui décrit la partie de variation spatiale de la fonction d'onde, satisfait l'équation de Helmholtz :

∂²E_z/∂z² + K²(z)E_z = 0 (1)

où K(z) est donné par :

K(z) = (ω/c)·n(z) = k·n(z) = (k_r + i k_i)·n(z) (2)

où ω et c sont respectivement la fréquence angulaire et la vitesse de la lumière, et n(z) est l'indice de réfraction complexe à chaque point le long de la cavité laser. Le vecteur d'onde k qui doit être résolu peut être divisé en deux parties : k_r et k_i. La partie réelle k_r détermine la longueur d'onde de la lumière dans la cavité laser, tandis que la partie imaginaire k_i provient de la perte de mode de la cavité finie et tient compte de l'atténuation. D'après la Fig. 1, on peut considérer le laser comme un dispositif multi-sections avec 2N + 2 sections où N est la période du réseau. Dans chacune de ces sections, le champ électrique E_n(z) est une combinaison linéaire de deux ondes planes exponentielles contre-propagatives où l'une est décroissante avec l'amplitude complexe A_n et l'autre est croissante avec B_n. L'équation est décrite comme suit :

E_n(z) = A_n exp(-iK_n z) + B_n exp(iK_n z) (3)

Au total, il y a 2N + 3 interfaces. À chacune de ces interfaces, tant le champ électrique que sa dérivée par rapport à la direction de propagation doivent être égaux des deux côtés de l'interface. L'équation s'obtient comme suit :

[E_{2N+3}(z); E'_{2N+3}(z)] = ∏_{n=0}^{2N+2} M(d_n) [E_0(z); E'_0(z)] = [μ₁₁ μ₁₂; μ₂₁ μ₂₂] · [E_0(z); E'_0(z)] (4)

La matrice de transfert M(d_n) est donnée par :

M(d_n) = [cos(k n_n d_n) (1/(k n_n)) sin(k n_n d_n); -k n_n sin(k n_n d_n) cos(k n_n d_n)] (5)

En considérant que le laser pompé électriquement est un dispositif auto-oscillant, il n'y a pas d'ondes incidentes de l'extérieur du dispositif. Cela résulte en la condition aux limites B_0 = A_{2N+3} = 0, et l'équation devient :

f = i k μ₁₁ + μ₁₂ k² - μ₂₁ + i k μ₂₂ = 0 (6)

Chaque valeur du vecteur d'onde k peut être obtenue avec l'aide de Matlab via l'équation (6). Les parties imaginaires k_i correspondant aux pertes des modes de cavité permettraient d'analyser les effets du revêtement AR.

La Figure 2a montre les résultats calculés basés sur la simulation par matrice de transfert. Comme le montrent les deux courbes rouges, la perte du mode haute fréquence change très lentement avec la diminution de la réflectivité alors que le mode basse fréquence augmente brusquement. L'encart montre le profil de mode calculé pour les modes basse et haute fréquence, pour une seule période du réseau. Comme tracé, le mode basse fréquence a une magnitude de champ électrique plus élevée dans les pics du réseau qui est la partie à indice plus élevé du réseau, et aussi, le mode haute fréquence est plus concentré dans la partie à indice plus faible du réseau. Pour un modèle de cavité infinie sans réflectivité de facette, le mode haute fréquence a toujours une perte de mode inférieure à celle du mode basse fréquence. Si l'effet des miroirs de facette terminale pouvait être ignoré, alors le mode haute fréquence avec les pertes de guide d'onde plus petites laserait toujours. Cependant, la présence de miroirs de facette terminale donne des réflexions qui interfèrent constructivement ou destructivement avec les modes DFB dans la cavité laser. Cette interférence affecte la perte de cavité à réseau finie de chaque mode et peut déterminer quel mode laser. Nous notons que l'effet des miroirs est le plus grand lorsque la position des deux miroirs coïncide avec un pic d'amplitude de champ électrique d'un mode DFB, ce qui est aussi lorsque les miroirs sont à un nœud pour l'autre mode DFB. Ici, les miroirs pour la facette non revêtue coïncident avec le pic du mode basse fréquence, et alors, les réflexions des miroirs terminaux interfèrent constructivement de manière maximale avec le mode présent dans la cavité laser. Cela résulte en une perte de mode totale diminuée, due à la contribution constructive du miroir. À mesure que la réflectivité diminue et que l'influence de décalage de phase additionnelle par l'utilisation du revêtement AR double couche, la perte du mode basse fréquence augmente progressivement avec la diminution de la réflectivité en raison de l'effet d'interférence affaibli et de la perte de miroir accrue. Pendant ce temps, la perte du mode haute fréquence change peu en raison de l'effet d'interférence renforcé. Cela résulte en ce que la Δ perte de mode se comporte de manière similaire à une fonction exponentielle surtout lorsque la réflectivité de la facette avant est < 0,15. Selon la simulation, il n'existe qu'un seul point minimum dans tout le spectre lorsque la réflectivité de la facette avant est < 0,11, ce qui signifie que le saut de mode ne peut pas se produire en théorie car la perte de l'autre mode de bord de bande est trop élevée pour laser.

La Figure 2b montre trois spectres de perte de mode typiques lors de la simulation où les modes haute et basse fréquence sont 4,762 et 4,779 µm respectivement. Le premier est le DFB-QCL sans revêtement AR. On voit clairement la bande d'arrêt provenant du retour du réseau, et les deux modes de bord de bande sont presque les mêmes. Le second est un revêtement AR spécifique avec 200 nm d'Al₂O₃ et 5 nm de Ge avec une réflectivité de 0,22. La différence entre les deux modes de bord de bande commence à être évidente. Le dernier montre qu'avec un revêtement à réflectivité plus faible, la Δ perte de mode est si grande que le mode basse fréquence est submergé sous la perte de la bande d'arrêt. Bien que la réflectivité plus faible donne une plus grande Δ perte de mode en théorie, nous devons aussi considérer que la réflectivité extrêmement faible cause une énorme perte de miroir dans les dispositifs ce qui ferait chuter le WPE brutalement. C'est un compromis pour choisir l'épaisseur de film basée sur l'expérience.

Fabrication du dispositif

La tranche QCL a été cultivée sur un substrat InP de type n (Si, 3 × 10¹⁷ cm⁻³) par épitaxie par faisceau moléculaire (MBE) à source solide basée sur une conception à résonance à deux phonons. Le cœur actif comprend 40 étages de puits quantiques et barrières In₀,₆₆₉Ga₀,₃₃₁As/In₀,₃₆₂Al₀,₆₃₈As à compensation de contrainte, qui sont similaires à la Réf. [18]. La séquence de couches était la suivante : couche de revêtement InP inférieure de 2 µm (Si, 2,5 × 10¹⁶ cm⁻³), couche In₀,₄₇Ga₀,₅₃As adaptée de 0,3 µm d'épaisseur (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), 40 étages actifs/injecteurs, couche In₀,₄₇Ga₀,₅₃As de 0,3 µm d'épaisseur (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), couche de revêtement InP supérieure de 3 µm (Si, 2,5 × 10¹⁶ cm⁻³), et couche de contact InP fortement dopée de 0,7 µm (Si, 5 × 10¹⁸ cm⁻³). Le niveau de dopage moyen de la région active a été ajusté empiriquement à 2,4 × 10¹⁶ cm⁻³. Pour fabriquer le réseau enterré, le revêtement supérieur a été retiré jusqu'à la couche InGaAs supérieure. Le réseau DFB d'ordre 1 avec une période de Λ = 0,755 µm (cycle de travail σ = 20 %) a été défini sur la couche InGaAs supérieure de 300 nm d'épaisseur en utilisant la technique lithographique holographique et ensuite gravé à une profondeur d'environ 90 nm par gravure chimique humide. Ensuite, une couche InP faiblement dopée (Si, 2,5 × 10¹⁶ cm⁻³) de 3 µm d'épaisseur suivie d'une couche InP à dopage progressif (variant de 1 × 10¹⁷ cm⁻³ à 3 × 10¹⁷ cm⁻³) de 0,2 µm et d'une couche de contact InP (5 × 10¹⁸ cm⁻³) de 0,5 µm ont été accomplis en séquence comme revêtement supérieur par épitaxie en phase vapeur organométallique (MOVPE).

Après la mise en œuvre du motif de réseau et la recroissance, l'épi-tranche a été gravée en crêtes de 10 µm de large, puis les guides d'ondes ont été réintroduits dans le système MOVPE et enterrés dans de l'InP semi-isolant (Fe). Une couche de SiO₂ de 450 nm d'épaisseur a été déposée par dépôt chimique en phase vapeur assisté par plasma (PECVD) pour l'isolation autour de la crête, et le contact électrique a été fourni par une couche Ti/Au. Une couche d'or supplémentaire de 5 µm d'épaisseur a été ensuite électrodéposée pour améliorer davantage la dissipation thermique. Les guides d'ondes ont été clivés en barres de 2 mm de long, et les tests ont été effectués sur des dispositifs avec des revêtements de facette à réflectivité optimisée. Le revêtement HR de la facette arrière consistant en Al₂O₃/Ti/Au/Ti/Al₂O₃ (400/5/100/10/200 nm) et le revêtement AR de la facette avant consistant en Al₂O₃/Ge (380/33 nm) sont déposés par évaporation par faisceau d'électrons. La réflectivité calculée de la facette avant est de 3,4 % pour une longueur d'onde de 4,76 µm, et la relation détaillée entre la fluctuation de l'épaisseur de revêtement et la réflectivité a été discutée dans notre article publié précédemment [19]. Les lasers ont été montés côté épitaxie vers le bas sur des dissipateurs de chaleur en SiC avec de l'indium comme brasage, puis connectés par fil à un plot de contact externe. Pour la caractérisation spectrale et électrique, les lasers sont montés sur un élément Peltier et la température était surveillée sur le dissipateur de chaleur avec un thermistance.

Résultats et discussion

La Figure 3 montre les spectres d'émission sous-seuil changent dynamiquement de l'électroluminescence au lasing avec l'augmentation du courant, mesurés avec le Bruker Vertex 70 FTIR et un détecteur HgCdTe refroidi à l'azote. Le spectre laser juste au-dessus du seuil indique que le dispositif fonctionne sur le mode fondamental et nous pouvons clairement obtenir la bande d'arrêt du mode fondamental lorsque le courant est de 285 mA. À partir de la largeur de la bande d'arrêt Δν = 3,076 cm⁻¹ et de l'indice effectif n_eff = 1/(2νΛ) = 3,153, nous calculons un coefficient de couplage κ = Δν·π·n_eff = 30,4 cm⁻¹, résultant pour notre cavité de 2 mm de long revêtue HR en un produit de couplage κL de 12,1, ce qui correspond bien à notre fabrication de dispositif. Le produit κL bien plus grand que l'investigation théorique précédente κL ≈ 1 [20] indique qu'un schéma de surcouplage est obtenu, ce qui est bénéfique pour assurer le mode unique dans toute la plage de courant et de température examinée.

La Figure 4a montre la courbe caractéristique puissance-courant-tension (P-I-V) typique en CW du laser DFB à différentes températures de dissipateur de chaleur entre 20 et 90 °C. La puissance de sortie atteint 200 mW pour le dispositif de 2 mm de long avec une faible densité de courant de seuil de 0,65 kA/cm² à 20 °C. La tension de seuil (V_th) de 13,2–14,2 V a été mesurée sur la plage de température de 20–90 °C. Il est à noter que le saut de mode n'existe qu'à des températures de dissipateur de chaleur inférieures à 60 °C, ce qui peut être facilement déduit de la courbe P-I. Une température de dissipateur de chaleur élevée contribuerait à une accumulation de chaleur plus sévère dans le cœur du laser, de sorte que l'effet thermique empêcherait un autre mode de laser et le saut de mode ne se produirait pas. La Figure 4b montre la courbe P-I-V du laser DFB sur lequel un revêtement antireflet (AR) a été déposé sur sa facette avant, et nous choisissons une réflectivité de revêtement AR de 3,4 %. Chaque courbe P-I lisse indique qu'il n'y a pas d'existence de saut de mode sur toute la plage de température que nous avons mesurée. La Figure 4c, d montre le spectre de lasing à différents courants de 150 à 250 mA avec un pas de 25 mA. Il est évident d'après la Fig. 4d que nous obtenons un mode unique stable autour de différents courants avec un revêtement de facette AR optimisé plutôt que le saut de mode de la Fig. 4c. La fréquence garde toujours une relation linéaire avec le courant d'injection, et le coefficient de réglage par courant Δν/ΔI = -0,024 cm⁻¹ mA⁻¹ prouve que le revêtement AR est une méthode simple et efficace pour résoudre le problème du saut de mode dans les DFB-QCL.

La Figure 5 montre les spectres d'émission du laser DFB revêtu à différentes températures de dissipateur de chaleur de 20 à 90 °C. Les mesures ont été effectuées en utilisant un spectromètre FTIR NICOLET 8700 avec une résolution de 0,25 cm⁻¹ en mode de balayage rapide. Une émission monomode longitudinale unique est observée sur toute la plage de température étudiée avec un rapport de suppression du mode latéral (SMSR) de 26 dB à la haute température de 90 °C. Comme montré dans l'encart de la Fig. 5, le spectre d'émission de pointe a été observé pour se décaler de 2100,4 cm⁻¹ à 20 °C à 2088,6 cm⁻¹ à 90 °C, correspondant à un coefficient de réglage par température Δν/ΔT = -0,168 cm⁻¹ K⁻¹. Le bon réglage linéaire indiquait qu'aucun saut de mode ne se produisait pendant le changement de température du dissipateur de chaleur. De plus, tous les dispositifs mentionnés affichent un champ lointain latéral dominant unique sous fonctionnement CW sur le mode fondamental en raison du contrôle précis de la largeur de crête.

Le WPE CW a été calculé et tracé en fonction de la consommation de puissance électrique d'entrée dans la Fig. 6. À 20 °C, un WPE maximum de 4,7 % a été obtenu autour de 240 mA avec une puissance de sortie de 170 mW. Les WPE maximum étaient encore de 2,9 et 0,8 % à 50 et 90 °C respectivement. À ce jour, ces valeurs étaient encore très élevées pour les DFB-QCL à faible seuil grâce à notre haute qualité de matériau et au revêtement de facette à réflectivité optimisée. On pense que le WPE peut être encore amélioré par la sélection optimisée des longueurs de cavité laser en tenant compte de l'effet de revêtement.

Conclusions

Nous avons démontré le fonctionnement CW à température ambiante de DFB-QCL monomodes à λ ~ 4,76 µm. En déposant un revêtement AR consistant en un diélectrique double couche Al₂O₃ et Ge sur la facette avant, un mode unique stable sans aucun saut de mode sous tous les courants et conditions de température a été réalisé avec succès. À 20 °C, une puissance de sortie CW aussi élevée que 170 mW a été observée avec une densité de courant de seuil très faible de 0,65 kA/cm². De tels dispositifs représentent une étape importante vers l'utilisation du fonctionnement monomode stable des DFB-QCL dans la gamme spectrale du moyen infrarouge pour des applications pratiques.

Abréviations

AR :

Antireflet

BH :

Hétérostructure enterrée

CW :

Onde continue

DFB :

Rétroaction distribuée

HR :

Haute réflexion

MBE :

Épitaxie par faisceau moléculaire

MOVPE :

Épitaxie en phase vapeur organométallique

PDE :

Équation aux dérivées partielles

PECVD :

Dépôt chimique en phase vapeur assisté par plasma

P-I-V :

Puissance-courant-tension

QCL :

Laser à cascade quantique

SMSR :

Rapport de suppression du mode latéral

V_th :

Tension de seuil

WPE :

Rendement quantique différentiel

λ/4 PS :

Décalage de phase quart d'onde