Fonctionnement mono-mode stable, haute puissance, seuil bas dans un laser à cascade quantique à grating échantillonné enterré

Introduction

Les lasers à cascade quantique (QCL) se sont avérés être l'une des sources lumineuses les plus prometteuses dans le moyen infrarouge et ont attiré beaucoup d'attention pour les applications de télédétection, spectroscopie haute résolution et surveillance de processus industriels après leur première démonstration en raison de leurs caractéristiques telles que la large gamme de longueurs d'onde, la taille compacte et la haute puissance de sortie [1,2,3,4]. Pour ces applications, l'émission mono-mode et la haute puissance de sortie sont généralement souhaitées, ce qui peut être réalisé par un QCL à rétroaction distribuée (DFB). L'approche du grating enterré a été largement adoptée pour une perte de guide d'onde plus faible, une densité de courant de seuil plus faible et des rendements mono-mode plus élevés comparés au grating de surface [5, 6]. Jusqu'à présent, une série de percées significatives basées sur l'approche du grating enterré ont été réalisées dans l'amélioration des performances des QCLs DFB en stabilité mono-mode et puissance de sortie [7, 8], mais un mécanisme de rétroaction sur-couplé du grating enterré empêche d'améliorer davantage la puissance de sortie. La valeur typique de la puissance de sortie en onde continue (CW) des QCLs DFB à grating uniforme enterré émettant autour de 4,6–5 µm est inférieure à 300 mW à température ambiante [5, 9]. Théoriquement, le coefficient de couplage du grating enterré peut être amélioré en optimisant la profondeur du grating et le cycle de service. Cependant, les niveaux de performance de la rétroaction distribuée sont très sensibles au profil de gravure du grating dans la couche semi-conductrice proche de la zone active. Toute infime variation de la profondeur de gravure et du cycle de service influencerait fortement le coefficient de couplage du grating [10, 11]. De plus, il est également difficile d'améliorer le couplage du grating en contrôlant précisément la profondeur et le cycle de service du grating basés sur une technique de lithographie holographique à faible coût et une gravure chimique humide. Généralement, les QCLs DFB conventionnels oscillent à deux fréquences légèrement décalées de la fréquence de Bragg, qui peuvent laser selon la perte optique influencée par la phase aléatoire de la facette [12,13,14].

Dans ce travail, nous proposons l'utilisation d'un grating échantillonné enterré avec un faible cycle de service d'échantillonnage pour optimiser le coefficient de couplage et améliorer la distribution du champ optique. L'avantage majeur de cette méthode est qu'elle permet d'augmenter la longueur de cavité du dispositif pour un gain optique suffisant tout en maintenant une force de couplage de grating souhaitable. Pour améliorer les rendements mono-mode et les performances ultimes, la position de clivage 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 de faible perte de guide d'onde pour une densité de courant de seuil faible et est compatible avec le traitement d'hétérostructure enterrée. De plus, le grating échantillonné est fabriqué uniquement par exposition holographique conventionnelle combinée à la photolithographie optique, ce qui conduit à une flexibilité, une reproductibilité et une rentabilité améliorées. En résultat, des QCLs DFB à grating échantillonné enterré à seuil bas et haute puissance de sortie émettant à λ ∼ 4,87 µm sont réalisés simultanément. La densité de courant de seuil de ces QCLs DFB est aussi basse que 1,05 kA/cm² et la facette unique a produit 948 mW de puissance CW pour le dispositif avec une longueur de cavité de 6 mm à 20 °C.

Méthodes

Un diagramme du grating uniforme DFB QCL est montré à la Fig. 1a ; les marques I, II, III et IV représentent les quatre positions possibles de facettes d'extrémité clivées. Comme nous le savons, il est difficile de contrôler précisément la position de la facette clivée pour un grating uniforme à l'échelle nanométrique. En résultat, le mode d'émission est différent d'un dispositif 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 modes des quatre positions possibles de facettes d'extrémité clivées I, II, III et IV basés sur la méthode de matrice de transfert par MATLAB. La valeur absolue de la différence de perte des deux modes latéraux des quatre positions de facettes d'extrémité clivées I, II, III et IV est montrée à la Fig. 1b ; l'abscisse est représentée comme la position relative de I, II, III et IV (en supposant qu'une autre facette commence juste au pic du grating et correspond à une phase de zéro, alors les phases correspondantes de I, II, III et IV sont 0, π/2, π et 3π/2). La figure 1c, d, e et f montrent les spectres de pertes de modes des quatre positions de facettes d'extrémité clivées en détail. Comme on peut le voir, le mode laser et la différence de perte sont différents d'un dispositif à l'autre sous l'influence de la phase aléatoire de la facette. La figure 2a montre la distribution de champ optique normalisée correspondante des quatre positions possibles de facettes d'extrémité clivées I, II, III et IV simulée par la même méthode de matrice de transfert. La figure 2b et c sont l'agrandissement de la distribution de champ optique près 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 une force de couplage κ × L = 17, qui est sur-couplée. Les pics d'intensité lumineuse au centre du dispositif décroissent rapidement vers les deux extrémités, ce qui pourrait conduire à un trou spatial sévère, et à son tour, maintenir un fonctionnement mono-mode stable peut devenir difficile [15].

a Diagramme de la structure à grating uniforme ; les notations I, II, III et IV représentent les quatre positions possibles de facettes d'extrémité clivées. b Valeurs absolues de la différence de perte de mode pour différentes positions de facettes d'extrémité clivées I, II, III et IV, et l'abscisse est représentée comme une phase correspondante des positions de facettes clivées I, II, III et IV. c–f Spectres de pertes de modes des quatre positions possibles de facettes d'extrémité clivées I, II, III et IV, respectivement

a Distribution de champ optique correspondante de la structure à grating uniforme pour les quatre positions de facettes d'extrémité clivées I, II, III et IV. b, c Agrandissement de la distribution de champ optique près des deux facettes d'extrémité

Ici, nous prenons la mesure de la structure de grating échantillonné pour améliorer la distribution d'intensité optique basée sur la période d'échantillonnage P = 15 µm et une longueur de bloc u = 5 µm correspondant au cycle de service d'échantillonnage σ = u/P = 1/3, ce qui est montré à la Fig. 3a. La ligne pointillée verticale de la Fig. 3a représente la position de la facette clivée, qui s'écarte de la région de bloc pour éviter l'introduction de la phase aléatoire de la facette d'extrémité. Le coefficient de couplage effectif κ_eff peut être simplement donné par le produit du coefficient de couplage κ du grating uniforme fois le cycle de service σ du grating échantillonné, c'est-à-dire κ_eff = κ × σ [16]. Ainsi, le coefficient de couplage du grating échantillonné pourrait être ajusté arbitrairement par le cycle de service du grating échantillonné, ce qui est bénéfique pour optimiser la force de couplage du grating échantillonné. En résultat, la puissance de sortie pourrait être améliorée. La figure 3b montre le spectre de transmission calculé du grating échantillonné basé sur la méthode de matrice de transfert et le spectre d'électroluminescence (EL) mesuré sous condition pulsée. Les λ₋₁ et λ₊₁ sont les super-modes additionnels introduits par le grating échantillonné. La distance spectrale adjacente des super-modes peut être calculée par Δλ = λ_B²/(2n_effP) où n_eff est l'indice effectif du guide d'onde et λ_B est la longueur d'onde de Bragg du grating uniforme de base [17]. Bien que l'existence des super-modes puisse influencer la stabilité mono-mode, 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 grating de Bragg de base Λ, la période d'échantillonnage P, l'indice effectif du guide d'onde n_eff et le cycle de service σ sont 0,758 µm, 15 µm, 3,21 et 1/3, respectivement, donc la distance spectrale adjacente des super-modes est d'environ 246 nm. Comme le montre la Fig. 3b, la longueur d'onde de Bragg (ordre 0) est conçue autour du pic de la courbe de gain, tandis que les longueurs d'onde d'ordre +1 et −1 sont à 246 nm du centre de la courbe de gain séparément. Finalement, un lasing mono-mode stable à l'ordre 0 dans notre étude peut être atteint. La figure 4a montre la distribution de champ optique simulée du grating échantillonné à différents courants d'injection. Comme on peut le voir, il y a eu une amélioration dramatique de la distribution d'intensité du champ optique pour la structure à grating échantillonné aux deux facettes d'extrémité, ce qui correspond à une amélioration majeure de la puissance de sortie. La figure 4b est un agrandissement de la distribution de champ optique près de l'une des facettes d'extrémité, et la Fig. 4c affiche la variation détaillée de l'intensité relative du champ optique à la facette d'extrémité avec les courants d'injection. Comme montré à la Fig. 4b, le profil de la distribution de champ optique n'est pas lisse mais fluctuent. La fluctuation est causée par la « réflexion d'interface » entre la région de bloc et la région sans grating dans chaque période d'échantillonnage induisant une « concentration localisée » de densité d'énergie le long de la cavité. De plus, comme montré à la Fig. 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 causer une non-linéarité dans la courbe puissance-courant des dispositifs.

a Diagramme de la structure de grating échantillonné, 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 de grating dans une période d'échantillonnage. b La ligne bleue est le spectre de transmission calculé du grating échantillonné conçu, et la ligne rouge est le spectre d'électroluminescence mesuré de la tranche fabriquée

a Distribution de champ optique simulée du grating échantillonné à différents courants d'injection. b Agrandissement de la distribution de champ optique près de l'une des facettes d'extrémité. c Variation détaillée de l'intensité relative du champ optique à la facette d'extrémité avec les courants d'injection

La structure QCL a été cultivée sur un substrat n-InP (Si, 2 × 10¹⁷ cm⁻³) par épitaxie par faisceau moléculaire à source solide (MBE). Le cœur actif consistait en 40 étages de puits quantiques et barrières In_0.67Ga_0.33As/In_0.37Al_0.63As à contrainte compensée fournissant le canal de transition électronique pour produire des photons, qui était entouré par les couches de confinement InGaAs supérieures et inférieures. Le grating a été défini sur la couche de confinement InGaAs supérieure en utilisant une technique de lithographie holographique à double faisceau combinée avec la lithographie optique conventionnelle. Ensuite, la couche de guide d'onde supérieure a été cultivée par épitaxie en phase vapeur organométallique (MOVPE). Après cela, la tranche a été traitée en un laser à guide d'onde à double canal avec une largeur de cœur moyenne d'environ 10 µm remplie d'InP:Fe semi-isolant pour une dissipation thermique efficace. Une couche SiO₂ de 450 nm d'épaisseur a ensuite été déposée par dépôt chimique en phase vapeur à plasma renforcé (PECVD) pour l'isolation, et le contact électrique a été fourni par une couche 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 du côté substrat. Ensuite, les guides d'onde ont été clivés en barres de 4 mm et 6 mm de long, et le revêtement haute réflectivité (HR) consistant en Al₂O₃/Ti/Au/Al₂O₃ (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 de la puissance émise par le bord. Finalement, les lasers ont été montés avec l'épi-couche côté bas sur un dissipateur de chaleur en diamant avec une soudure d'indium, qui ont été ensuite soudés sur des dissipateurs de chaleur en cuivre pour une dissipation thermique efficace.

Résultats et discussion

Les spectres des dispositifs 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 avec un refroidisseur thermoélectrique pour surveiller et ajuster la température du sous-support. La puissance optique émise a été mesurée avec un détecteur thermopile calibré placé devant la facette du 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 de 4 mm et 6 mm à grating échantillonné DFB QCL, respectivement. Comme on peut le voir, les spectres varient linéairement avec le courant d'injection ou la température pendant tous les processus de test. En mode CW, la puissance optique maximale des dispositifs 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 dispositifs de 1,59 kA/cm² et 1,05 kA/cm² à 20 °C pour une longueur de cavité de 4 mm et 6 mm est atteinte, ce qui reflète pleinement l'avantage de la faible perte de guide d'onde et de la faible densité de courant de seuil du grating enterré. Comme nous l'avons observé à partir des spectres de lasing, le mode laser est linéaire avec les changements de température ou de courant d'injection, ce qui indique qu'aucun saut de mode ne se produit au cours du changement de courant d'injection ou de température. Cependant, les courbes puissance-courant ne sont pas linéaires, ce qui est causé par les fluctuations de la distribution de champ optique de la structure à grating échantillonné et le changement non uniforme de l'intensité du champ optique des facettes d'extrémité avec les courants d'injection analysés auparavant.

a Spectres d'émission mono-mode CW d'un QCL DFB à grating échantillonné avec une longueur de cavité de 4 mm à des courants d'environ 1,1 × I_th pour différentes températures de dissipateur 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 par pas de 0,05 A à 20 °C. b Caractéristiques CW lumière-courant-tension (L–I–V) du QCL DFB à grating échantillonné avec une longueur de cavité de 4 mm à différentes températures

a Spectres d'émission mono-mode CW d'un QCL DFB à grating échantillonné avec une longueur de cavité de 6 mm à des courants autour de 1,1 × I_th pour différentes températures de dissipateur 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 par pas de 0,05 A à 20 °C. b Caractéristiques CW lumière-courant-tension (L–I–V) du QCL DFB à grating échantillonné avec une longueur de cavité de 6 mm à différentes températures.

La figure 7 montre les profils de champ lointain du dispositif en opération pulsée environ 1,25 × I_th à température ambiante. La figure 7a montre le profil de champ lointain le long de la direction de la largeur de crête, et la Fig. 7b affiche 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 à grating enterré que dans une structure à grating métallique de surface car la perte du mode transverse fondamental augmente en raison du couplage entre le mode transverse fondamental et le contact métallique supérieur dans une structure à grating métallique de surface [6]. Selon cela, le profil de champ lointain du mode transverse fondamental avec une largeur à mi-hauteur (FWHM) de 28,2° le long de la direction de la largeur de crête a été obtenu dans notre expérience. Ainsi, un autre avantage évident de la conformation à grating enterré est affiché : le mode laser est généralement un mode transverse fondamental avec un profil de champ lointain à un seul lobe, ce qui est favorable à la collimation. De plus, un grand FWHM de 50,1° le long de la direction de croissance épitaxiale est obtenu en raison de la petite ouverture d'émission qui est du même ordre que la longueur d'onde.

a Profil de champ lointain le long de la direction de la largeur de crête. b Profil de champ lointain le long de la direction de croissance épitaxiale

Conclusions

En conclusion, des QCLs DFB à grating échantillonné à seuil bas, haute puissance de sortie et émission mono-mode stable ont été réalisés. 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/cm² (1,59 kA/cm²) pour une cavité de 6 mm (4 mm). Une amélioration majeure de la distribution du champ optique est réalisée en introduisant le faible cycle de service échantillonné pour réduire la force de couplage. Un profil de champ lointain à un seul lobe est également observé. Donc, pour les lasers à cascade quantique à rétroaction distribuée enterrés, l'incorporation d'un grating échantillonné est une méthode simple et efficace pour obtenir des dispositifs avec haute puissance de sortie, seuil bas, émission mono-mode stable et hauts rendements mono-mode.

Abréviations

CW:

Onde continue

DFB:

Rétroaction distribuée

EL:

Électroluminescence

FWHM:

Largeur à mi-hauteur

HR:

Haute réflectivité

L–I–V:

Lumière-courant-tension

MBE:

Épitaxie par faisceau moléculaire

MOVPE:

Épitaxie en phase vapeur organométallique

PECVD:

Dépôt chimique en phase vapeur à plasma renforcé

QCL:

Laser à cascade quantique