Réseaux de lasers à cascade quantique coniques à haute puissance avec intégration de cavité de Talbot

Résumé

L'augmentation de puissance dans les lasers à cascade quantique (QCL) à grande surface entraîne généralement une détérioration de la qualité du faisceau avec un patron de champ lointain à lobes multiples. Dans cette lettre, nous démontrons un réseau de QCL coniques intégré avec une cavité de Talbot d'un côté du réseau. Une opération en supermode fondamental est obtenue dans les réseaux avec l'extrémité droite du cône connectée à la cavité de Talbot. La divergence du champ lointain latéral du supermode fondamental montre une divergence proche de la limite de diffraction de 2,7°. La puissance de sortie d'un réseau à cinq éléments est environ trois fois supérieure à celle d'un laser à crête unique avec une longueur d'onde d'émission d'environ 4,8 µm. Cependant, les réseaux avec l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot montrent toujours une opération en supermode d'ordre supérieur, quelle que soit la longueur de la cavité de Talbot.

Contexte

Le laser à cascade quantique (QCL), inventé en 1994, est devenu l'une des sources lumineuses les plus importantes dans le moyen et le lointain infrarouge pour sa flexibilité de longueur d'onde et sa portabilité. Les applications populaires des QCL couvrent de nombreux domaines tels que la communication optique en espace libre et les contre-mesures infrarouges dirigées (DRICM), la détection chimique de traces d'explosifs, de toxines, de polluants et les tests médicaux. Certaines applications exigent toujours une puissance de sortie élevée pour un meilleur effet de brouillage et une meilleure précision de détection. Les QCL de haute puissance peuvent être obtenus en élargissant la largeur de la région active. Cependant, un simple élargissement de la crête sans conception d'ingénierie de guide d'ondes ou d'optique externe détériorera la qualité du faisceau des QCL avec un patron de champ lointain à lobes multiples. L'émission à lobe unique a été obtenue par le passé avec des méthodes telles que les QCL à réseau photonique à rétroaction distribuée (PCDFB), les QCL à cavité angulaire, les QCL oscillateur maître-amplificateur de puissance, et les QCL à grande surface via des mécanismes de rétroaction externe. Récemment, les réseaux à verrouillage de phase ont été des approches populaires pour maintenir les QCL à grande crête émettant avec des patrons de faisceau cohérents et étroits.

Les réseaux à verrouillage de phase ont été habilement appliqués dans les lasers à semiconducteurs à grande crête et faible divergence depuis les années 1980. Dans des travaux antérieurs, des réseaux de QCL à verrouillage de phase ont été étudiés dans les réseaux à jonction Y, les réseaux à couplage par fuite résonnante et les réseaux à couplage par onde évanescente, comme le laser proche infrarouge l'a fait dans le passé. Ces structures entraînent soit de grandes pertes dans le guide d'ondes, soit une accumulation de chaleur en poursuivant une distance adjacente courte pour obtenir le couplage. Récemment, des réseaux de QCL à couplage par diffraction intégrant une cavité latérale basée sur les effets de Talbot par diffraction ont été rapportés. Dans la structure à couplage par diffraction, le couplage se produit dans la cavité de Talbot par la diffraction de l'extrémité de la crête et la réflexion de la facette de la cavité. Les éléments de réseau de QCL à couplage par diffraction peuvent être espacés largement, ce qui réduira l'accumulation de chaleur.

L'effet de Talbot est un phénomène optique bien connu selon lequel une structure périodique peut produire des auto-images à certaines distances régulières. Cet effet a été exploité pour verrouiller en phase des lasers dans le proche infrarouge, ce qui est appelé réseau à verrouillage de phase par couplage par diffraction. Dans cette méthode, un miroir plat doit être placé devant la facette de la cavité du réseau laser pour fournir une rétroaction optique. La distance entre le miroir et la facette du réseau est la distance de Talbot, définie comme :

$$ {Z}_t=\frac{2n{d}^2}{\lambda } $$

où n est l'indice de réfraction du matériau, d est la distance centre-à-centre du réseau, et λ est la longueur d'onde dans le vide. Les supermodes qui sont réfléchis dans les canaux du réseau obtiendront l'oscillation auto-reproductrice. La figure 1 montre la distribution du supermode fondamental et du supermode d'ordre supérieur dans une distance de Talbot fractionnaire. Une fois les supermodes en position Z_t/4 réfléchis dans les canaux du réseau, la superposition et l'opération en supermode fondamental seront extraites.

Distribution des supermodes fondamentaux et d'ordre supérieur aux plans de Talbot fractionnaires. Les ovales bleus correspondent aux supermodes fondamentaux, et les ovales bruns aux supermodes d'ordre supérieur.

La puissance de sortie des réseaux de QCL à verrouillage de phase par cavité de Talbot est limitée en raison d'un faible rendement de couplage entre la cavité de Talbot et les canaux du réseau. Pour augmenter davantage la puissance de sortie, le facteur de remplissage (rapport entre la largeur de crête et la période) doit être augmenté. Or, élargir la largeur du canal entraînera une émission en mode d'ordre supérieur des éléments du réseau. Réduire la distance centre-à-centre augmentera l'accumulation de chaleur. La structure conique est l'une des meilleures méthodes pour augmenter le facteur de remplissage tout en assurant une opération en mode fondamental de la crête unique elle-même. Dans cette lettre, les structures coniques sont exploitées et les cavités de Talbot sont intégrées d'un côté des structures coniques respectivement. Les dispositifs avec l'extrémité droite connectée à la cavité de Talbot montrent une opération en supermode fondamental avec une divergence de champ lointain proche de la limite de diffraction (D.L.) de 2,7°. En revanche, les dispositifs avec l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot montrent une opération en supermode d'ordre supérieur quelle que soit la longueur de la cavité de Talbot. Une puissance de crête maximale de 1,3 W est obtenue pour les dispositifs avec l'extrémité droite connectée à la cavité de Talbot avec une densité de courant de seuil de 3,7 kA/cm² et une efficacité différentielle de 0,6 W/A à 298 K.

Méthodes

Le wafer QCL a été cultivé sur un substrat InP de type n (Si, 2 × 10¹⁷ cm⁻³) par épitaxie par faisceau moléculaire à source solide (MBE). La structure de la région active (AR) consiste en 35 périodes de puits quantiques et barrières In_0,67Ga_0,33As/In_0,37Al_0,63As à déformation compensée. La structure complète du wafer avant la fabrication est : couche d'enrobage InP inférieure de 4 µm (Si, 3 × 10¹⁶ cm⁻³), couche n-In_0,53Ga_0,47As de 0,3 µm (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), 35 étages actifs/injecteurs, couche n-In_0,53Ga_0,47As de 0,3 µm (Si, 4 × 10¹⁶ cm⁻³), couche d'enrobage InP supérieure de 2,6 µm (Si, 3 × 10¹⁶ cm⁻³), couche InP à dopage progressif de 0,15 µm (variant de 1 × 10¹⁷ à 3 × 10¹⁷ cm⁻³), et couche d'enrobage InP hautement dopée de 0,4 µm (Si, 5 × 10¹⁸ cm⁻³).

Après l'épitaxie MBE, les dispositifs ont été gravés par attaque chimique humide, puis 450 nm de SiO₂ ont été déposés par dépôt chimique en phase vapeur assisté par plasma (PECVD). Après ouverture de la fenêtre d'injection électrique, le contact métallique supérieur a été formé. Les deux sections de la cavité de Talbot et du réseau conique sont électriquement connectées par le contact supérieur Au. Ensuite, le substrat du wafer a été aminci et les contacts métalliques inférieurs ont été évaporés. Le wafer a été clivé en environ 2 mm de long avec une scie à dicer pour contrôler précisément la longueur de la cavité de Talbot. Finalement, les dispositifs ont été soudés côté épitaxie vers le bas sur un dissipateur de chaleur en cuivre avec de l'indium. Comme la section de cavité de Talbot est électriquement injectée, la chaleur s'accumulera pour sa grande dimension, ce qui devrait être évité en employant l'isolement électrique dans les travaux futurs. La section de cavité de Talbot pourrait probablement être remplacée par un autre matériau de guide d'ondes en employant une fabrication complexe telle que le collage et l'alignement de wafers, et l'opération à verrouillage de phase pourrait encore être réalisée. Selon la distribution des supermodes de la cavité de Talbot dans la figure 1, notre longueur de cavité de Talbot a été déterminée à Z_t/8, similaire à la référence [19], soit environ 104 µm dans cette lettre. La figure 2 montre le schéma et les images au microscope du dispositif. Les réseaux contiennent cinq éléments coniques et une cavité de Talbot. L'élément conique consiste en une extrémité conique de 1 mm de long et une extrémité droite d'environ 0,9 mm de long avec une largeur variant de 10 à 16 µm. L'espacement centre-à-centre entre les éléments adjacents du réseau est de 25 µm, et la longueur de chaque dispositif laser est d'environ 2 mm. La longueur de la cavité de Talbot dans cet article est d'environ 104 µm.

a Schéma de l'élément conique dans les réseaux ; le schéma 3D des réseaux avec b l'extrémité droite connectée à la cavité de Talbot et c l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot, correspondant aux images microscope de la facette avant de d et e.

Résultats et discussion

Selon la théorie des modes couplés, le nombre de supermodes dans un réseau à verrouillage de phase est le même que le nombre d'éléments. Par exemple, un réseau à verrouillage de phase avec cinq éléments aura cinq supermodes. En supposant uniquement le couplage adjacent entre les éléments du réseau dans la cavité de Talbot, le patron de distribution du champ proche des différents supermodes peut être obtenu avec la matrice couplée. La variation de l'intensité du champ proche en fonction de la dimension latérale du réseau peut être démontrée comme suit :

$$ {E}_j\propto \sum \limits_{m=1}^M\sin \left(\frac{mj}{M+1}\pi \right)\exp \left[-\frac{{\left(x-{x}_m\right)}^2}{\omega^2}\right] $$

où j est l'ordre du supermode, M est le nombre d'éléments du réseau, ω est la taille du faisceau gaussien dans chaque élément, et x_m est la position centrale de chaque élément. Les résultats de simulation des différents supermodes sont montrés à la figure 3a. Les patrons de champ lointain correspondants peuvent être déduits par transformée de Fourier à partir de la distribution du champ proche, comme montré à la figure 3b.

a Patrons de champ proche calculés des supermodes d'ordre N = 1, 3, 5 dans un réseau à couplage par diffraction à cinq éléments. Le supermode fondamental (N = 1) est calculé basé sur l'extrémité droite connectée à la cavité de Talbot, et les supermodes d'ordre supérieur (N = 3, 5) sont basés sur l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot. b Patrons de champ lointain simulés selon a. c Distribution de champ lointain mesurée du réseau QCL avec l'extrémité droite connectée à une cavité de Talbot. d Distribution de champ lointain mesurée du réseau QCL avec l'extrémité conique connectée à une cavité de Talbot.

Les patrons de champ lointain des réseaux à verrouillage de phase par cavité de Talbot ont été mesurés depuis la facette du guide d'ondes du réseau en utilisant la technique de détection synchrone avec un détecteur mercure-cadmium-telluride (MCT) à température ambiante. Le réseau QCL monté sur une platine rotative était placé à ~ 25 cm du détecteur MCT et contrôlé par un logiciel maison pour la collecte de données. Les patrons de champ lointain mesurés des réseaux à cavité de Talbot sont montrés aux figures 3c, d, correspondant au dispositif avec l'extrémité droite connectée à la cavité de Talbot et au dispositif avec l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot. Les distributions de champ lointain en figure 3c montrent des lobes centraux forts à 0°, indiquant l'existence d'une opération en supermode fondamental selon la théorie des modes couplés. La largeur à mi-hauteur (FWHM) est d'environ 2,7°, ce qui montre une divergence limitée par la diffraction (D.L.) selon la formule D.L. : sin θ = 1,22λ/d, où θ est l'angle D.L., λ est la longueur d'onde, et d est la largeur de sortie lumineuse du réseau. Pour un émetteur unique conique avec une largeur de sortie de 16 µm, la divergence FWHM D.L. est d'environ 21°. Les lobes latéraux apparaissent vers ~ 12°, très proches de la position FWHM de l'enveloppe de champ lointain de l'émetteur unique. Les intensités du lobe central et des lobes latéraux correspondent à la distribution du patron de champ lointain de l'émetteur unique. Ainsi, les lobes latéraux ont la moitié de l'intensité du lobe central. De plus, un profil de champ lointain à lobe unique peut être obtenu en augmentant la largeur de crête pour diminuer la divergence des éléments du réseau. La largeur de crête plus large peut être obtenue en élargissant le cône. Les patrons de champ lointain en figure 3d n'ont pas de lobe au centre à 0°, mais sont principalement à double lobe, montrant l'opération de supermodes d'ordre supérieur, qui correspondent au supermode d'ordre trois en figure 3b. Afin d'obtenir l'opération en supermode fondamental, nous avons fabriqué des dispositifs avec différentes longueurs de cavité de Talbot de 90 à 110 µm par pas de 1 µm. Malheureusement, l'opération en supermode fondamental dans le dispositif avec l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot ne peut pas être obtenue quelle que soit la longueur de la cavité de Talbot.

Les résultats de champ lointain des deux types de réseaux peuvent être expliqués avec le modèle théorique des références [19, 21]. La cavité de Talbot peut être approximée comme un miroir réfléchissant avec une réflectivité équivalente différente pour différents supermodes ; une réflectivité équivalente élevée signifie un rendement de gain élevé et un gain de seuil bas. Le calcul et la simulation de la réflectivité équivalente sont similaires à la référence [19]. La figure 4 montre les résultats de simulation de la réflectivité équivalente pour différents supermodes d'ordre en fonction de la longueur de la cavité de Talbot. Puisque les supermodes d'ordre N = 2, 4 dans les réseaux à verrouillage de phase ont toujours des pertes de guide d'ondes plus grandes que les supermodes d'ordre N = 1, 3, 5, ils sont négligés dans la simulation ici. Pour les réseaux avec l'extrémité droite connectée à la cavité de Talbot, le supermode fondamental a la réflectivité équivalente la plus élevée et une grande discrimination par rapport aux supermodes d'ordre supérieur autour de Z_t/8. Pour l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot, la discrimination entre le supermode fondamental et le supermode d'ordre supérieur est relativement faible. Dans ce cas, le laser tend à fonctionner avec des supermodes d'ordre trois en raison de la faible discrimination de mode dans le dispositif avec l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot.

Intensité de réflectivité équivalente théorique de la cavité de Talbot en fonction de la longueur de la cavité de Talbot pour les supermodes d'ordre N = 1, 3, 5 d'un réseau QCL à cavité de Talbot à cinq éléments ; le haut montre l'extrémité droite connectée à la cavité de Talbot et le bas montre l'extrémité conique connectée à la cavité de Talbot.

La puissance optique émise a été mesurée avec un détecteur thermopile calibré placé directement devant la facette du guide d'ondes du laser. Les mesures spectrales ont été effectuées à l'aide d'un spectromètre infrarouge à transformée de Fourier (FTIR) avec une résolution de 0,25 cm⁻¹ en mode de balayage rapide. La figure 5a montre la caractéristique puissance-courant (P-I) en mode pulsé avec un driver de courant maintenu à 2 kHz avec un cycle de service de 0,2 %. Pour le dispositif avec l'extrémité droite connectée à la cavité de Talbot, une puissance de crête totale de 1,3 W est obtenue à 298 K avec une densité de courant de seuil de 3,7 kA/cm² et une efficacité différentielle de 0,6 W/A, correspondant à 1,6 W de puissance de sortie avec une densité de courant de seuil de 3,4 kA/cm² et une efficacité différentielle de 0,65 W/A pour le réseau à extrémité conique comme montré en ligne bleue et ligne violette. En contraste, le dispositif laser unique avec une crête de 2 mm de long × 10 µm de large montre une puissance de crête maximale de 0,41 W, une densité de courant de seuil de 3 kA/cm² et une efficacité différentielle de 1 W/A. La puissance de sortie des réseaux avec l'opération fondamentale est trois fois celle de l'émetteur unique. Pour présenter plus brièvement les résultats testés, les caractéristiques de sortie des trois dispositifs sont résumées dans le tableau 1. La puissance de sortie moyenne de chaque élément est d'environ 63 % de l'émetteur unique, ce qui est supérieur à celui de la référence [19]. La référence [26] rapporte un réseau QCL à verrouillage de phase avec un filtre de Talbot intra-cavité avec une puissance moyenne de l'élément de réseau individuel égale à 43 % d'un émetteur unique. Le rendement est inférieur aux dispositifs avec une jonction entre la cavité de Talbot et les éléments du réseau en raison de pertes optiques additionnelles dans les deux jonctions circulaires causées par la méthode d'attaque humide. La référence [27] rapporte un dispositif à six éléments intégré avec une cavité de Talbot avec cinq fois la puissance de sortie de l'émetteur unique avec un rendement de couplage d'environ 83 %. Le rendement inférieur dans nos dispositifs est très probablement dû à des pertes de diffraction de bord plus fortes dans la cavité de Talbot et à la fabrication par attaque humide. Les travaux futurs devraient adopter la méthode d'attaque sèche et augmenter la longueur de la zone conique pour obtenir une augmentation de puissance supplémentaire. L'encart de la figure 4a montre le spectre laser des réseaux à verrouillage de phase à température ambiante et 1,3 I_th. La longueur d'onde centrale a été mesurée à 4,8 µm avec une nature multi-mode résultant de l'absence de mécanisme de sélection de mode longitudinal. Le spectre monomode peut être atteint en introduisant un réseau de rétroaction distribuée (DFB) sur la couche d'enrobage supérieure. La caractéristique thermique des QCL larges et des réseaux QCL sont simulées avec le logiciel d'éléments finis COMSOL. La largeur de crête fixe est fixée à 10 µm et l'interspace des éléments du réseau variant de 0 à 20 µm par pas de 5 µm. La figure 5b montre la température de la région active en fonction de l'interspace des éléments du réseau. La température de la région active dans le dispositif à grande crête est d'environ 20 K plus élevée que celle dans le dispositif à cavité de Talbot.

a Puissance de crête totale en fonction du courant d'injection à 298 K pour l'extrémité droite (ligne bleue)/l'extrémité conique (ligne violette) connectée à la cavité de Talbot et un laser unique de 2 mm de long × 10 µm de large (ligne verte). Tous les dispositifs n'ont pas de revêtement des deux côtés de la cavité. Le driver de courant est maintenu à 2 kHz avec un cycle de service de 0,2 %. L'encart est le spectre laser des réseaux à extrémité droite à 1,3 fois le courant de seuil, qui culmine autour de 4,8 µm. b Température de la région active du réseau QCL en fonction de l'interspace des éléments du réseau. La largeur de crête des éléments du réseau est fixée à 10 µm, et l'interspace varie de 0 à 20 µm par pas de 5 µm.

Conclusion

En conclusion, nous avons démontré des réseaux de QCL coniques intégrés avec des cavités de Talbot en extrémité droite et en extrémité conique respectivement. Les dispositifs avec la cavité de Talbot intégrée à l'extrémité droite montrent des patrons de champ lointain en mode fondamental avec une divergence D.L. de 2,7° à une longueur d'onde d'émission de 4,8 µm. Une puissance de sortie de 1,3 W est obtenue pour le réseau à extrémité droite avec une efficacité différentielle de 0,6 W/A. Puisque le réseau à verrouillage de phase par cavité de Talbot ne nécessite pas une distance de couplage très proche, l'accumulation de chaleur est inférieure aux réseaux à couplage par onde évanescente. De tels dispositifs ont un potentiel pour des réseaux QCL à haute brillance de cycle de service élevé avec une divergence D.L. Les travaux futurs devraient se concentrer sur la sélection d'une largeur de crête et d'un interspace appropriés des éléments du réseau, l'utilisation de guides d'ondes à crête enterrée, et la gestion thermique avec des refroidisseurs par impingement microscopique. De plus, la réduction du nombre de cascades de la région active contribuera grandement à l'opération à cycle de service élevé des QCL à haute brillance.

Abréviations

AR :

Région active

CW :

Onde continue

D.L. :

Limité par la diffraction

DFB :

Rétroaction distribuée

FWHM :

Largeur à mi-hauteur

I_th :

Courant de seuil

MBE :

Épitaxie par faisceau moléculaire

MCT :

Mercure-cadmium-telluride

MOVPE :

Épitaxie en phase vapeur organométallique

PECVD :

Dépôt chimique en phase vapeur assisté par plasma

P-I :

Puissance-courant

QCL :

Laser à cascade quantique

WPE :

Rendement prise-mur