高功率分布式布拉格反射量子级联激光器中的异常模式跃迁

介绍

量子级联激光器（QCL）不同于基本半导体激光器，是一种单极半导体激光器，即仅在导带态之间进行电子跃迁[1]。自首次实验演示以来，由于其突出的波长覆盖中/远红外到太赫兹波区域的特点而备受关注。如此宽的波区可以满足气体传感、高分辨率光谱和工业过程监测应用日益增长的需求。然而，在某些应用中需要窄线宽和高输出功率。分布式反馈 (DFB) QCL 和外腔 (EC) QCL 是实现单模发射的两种常用方式 [2, 3]。 DFB QCL 的输出功率约为 100 毫瓦，调谐范围很小，约为 5 cm ⁻¹ , 适用于单一气体检测 [4,5,6]。 EC QCL 是检测多种气体的更好候选者，因为它们具有更广泛的调谐范围 [7]。然而，在一些应用中，例如距离检测或遥感，需要高功率单模光源。对于这些应用，分布式布拉格反射器 (DBR) QCL 可能更适合作为紧凑型高功率激光源。 DBR激光器在近红外波区的研究较多[8,9,10]，但对QCL的研究较少，2011年对宽调谐[11]的报道较少，2014年对高功率[12]的报道较少。然而，在这些报告中没有详细研究光谱特性。此外，已经在近红外 (IR) DBR 半导体激光器中分析了这种类似的异常模式跳跃 [9, 10]。然而，它仍然缺乏QCL设备。考虑到单模 QCL 的光谱特性对实际应用很重要，任何异常和未探索的特性都应广泛研究和积累。在这里，我们展示了 DBR QCL 并详细研究了它们的光谱特性。

方法

DBR光栅由传统的双光束全息干涉测量工艺定义。设计的器件结构如图 1 所示。增益部分和 DBR 部分被电流隔离槽隔开，只有增益部分有电流注入。 QCL 结构是通过固体源分子束外延 (MBE) 在 n 掺杂 InP 衬底上生长的，有源区结构类似于参考文献。 [13]。这项工作中提出的活性核心结构包含 50 个周期的应变补偿 In0.58Ga0.42As/In0.47Al0.53As 量子阱。一个周期的具体层序如下（层厚以纳米为单位）：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，其中 In0.47Al0.53As 势垒层为粗体，In0.58Ga0.42As 阱层为罗马体，n 掺杂层（1.4 × 10 ¹⁷ 厘米 ⁻³ ) 为斜体。制作前的整个晶圆结构为4.5 μm InP下包覆层（Si, 3 × 10 ¹⁶ 厘米 ⁻³ )，50 个有源/注入器级，0.3 微米厚的 n-In0.53Ga0.47As 上限制层（Si，4 × 10 ¹⁶ 厘米 ⁻³ ）。在整个晶片的上部 InGaAs 限制层中沉积 100 nm 厚的 SiO2 层，然后去除 DBR 部分的 SiO2 以制造光栅。之后，使用双光束全息干涉测量工艺在上层 InGaAs 限制层上定义光栅，光栅周期为 1.2 μm，然后通过湿化学蚀刻转移到约 130 nm 的深度，随后去除残留的 SiO2。然后，顶部波导由 3 μm 厚的上部 InP 包覆层（Si，2 × 10 ¹⁶ 厘米 ⁻³ ), 0.15 μm 逐渐掺杂的 InP 层 (Si, 1.5 × 10 ¹⁷ 厘米 ⁻³ ) 和 0.85 μm 厚的上部高掺杂 InP 接触层 (Si, 5 × 10 ¹⁸ 厘米 ⁻³ ) 通过金属有机气相外延 (MOVPE) 再生。

由增益部分 L 组成的 DBR QCL 方案 G、DBR段L DBR 和电流隔离间隙

实施再生长后，将晶片加工成平均纤芯宽度为 10 μm 的双通道脊形波导激光器，其中通道填充半绝缘 InP:Fe，以达到有效散热和电绝缘的目的。接下来，通过干法蚀刻通过上部的高掺杂和逐渐掺杂的 InP 层在增益段和 DBR 段之间蚀刻 200 μm 长的电流隔离槽，以阻止电流注入 DBR 段。然后沉积 450 nm 厚的 SiO2 绝缘层，并在增益部分的顶部打开电流注入窗口。随后，通过电子束蒸发沉积的 Ti/Au 层提供电接触，​​并电镀额外的 5μm 厚的金层以进一步改善散热。在减薄至约 120 μm 后，Ge/Au/Ni/Au 金属接触层沉积在晶片的衬底侧。最后，晶圆被切割成 6 毫米长的器件，包括 4.3 毫米长的增益区、1.5 毫米长的 DBR 区和 0.2 毫米长的电流隔离槽，并将器件外延层朝下焊接到金刚石散热片采用铟焊料，随后焊接在铜散热片上。

结果与讨论

器件光谱由傅里叶变换红外光谱仪测试，分辨率为0.125 cm ^-1 .器件的功率-电流-电压 (P-I-V) 特性通过校准的热电堆检测器进行测试。激光器安装在包含热敏电阻和热电冷却器的支架上，以监测和调整底座温度。发射光功率由放置在激光面前的校准热电堆探测器测量，未经任何校正。

图 2a 显示了 DBR 激光器在 20 °C 到 70 °C 的不同散热器温度下的连续波 (CW) 发射光谱，步长为 2 °C，注入电流为 1.005Ith。图2b显示了激光的波数-温度曲线，插图显示了对数坐标24 °C的激光光谱，其中边模抑制比（SMSR）约为25 dB。在传统的单模 DFB QCL 中，波长会随着温度或电流的增加而向更长的波长线性移动 [14, 15]。然而，正如从图 2 中看到的那样，观察到异常的调谐行为，随着温度升高，模式向更短的波长跳跃。

一 激光发射光谱随温度变化。 b 激光器的波数与温度曲线。插图以对数坐标显示24 °C的激光光谱

为了定性地解释异常模式跳跃的发生，首先我们需要分析 DBR QCL 器件中单模的机制，如图 3 所示。图 3a 为实测晶圆增益曲线和计算反射基于MATLAB传递矩阵法的布拉格光栅曲线，其中1.5mm长的DBR光栅的反射率约为98%。为了便于理解，我们给出了DBR QCL的模式选择机制示意图，其中显示了DBR QCL腔中满足相位条件的增益曲线、布拉格光栅的反射曲线、允许纵模，并给出了它们的位移图 3b 中温度进一步升高的特性。在这些纵模中，哪一种纵模可以作为激光发射模式？它应该满足两个条件，首先它应该位于布拉格反射峰内。另一个条件是它的增益值和反射率的乘积应该是最大的[9]。此外，增益曲线、反射曲线和纵模光谱都随着温度的升高而向更长的波长移动。然后我们测量并拟合增益峰值随温度变化的曲线，得到− 0.581 cm ⁻¹ K ⁻¹ .布拉格反射峰随温度升高约为− 0.128 cm ⁻¹ K ⁻¹ 根据我们小组先前报告的类似波范围的结果[16]。也就是说，随着温度的升高，布拉格反射峰总是停留在增益峰的较短波长一侧。纵模光谱随温度升高的移动主要归因于模态折射率随温度升高而增大，其移动速率与布拉格反射峰随温度升高的移动速率相似，小于增益的移动速率顶峰。然而，由于载流子注入引起的热效应，增益区的温度略高于 DBR 区的温度。因此，随着温度的升高，纵模光谱可以比布拉格峰移动得略快。我们将图 3b 中布拉格峰内的三个纵向模式编号为 a、b 和 c。开始时，模式 a 是激光模式，模式 a 会随着温度的升高线性调谐并向更长的波长移动。当模式 a 偏离布拉格曲线的中心并且其增益值和反射率的乘积不再最大时，激光模式将被模式 b 取代，因为纵模光谱的移动速度稍快。然后，模式b重复模式a的过程，以此类推。因此观察到图2中的异常跳模现象。用于验证模式跳跃是在纵向模式之间。然后我们计算了纵模间距，它与器件的整个有效腔长有关。 DBR QCL 的整个有效腔长是有效 DBR 段长度、增益段长度和隔离间隙长度的总和。有效 DBR 长度的定义是注意相位在反射最大值附近相对线性变化。这种反射可以很好地近似为离散镜面反射等于光栅反射的幅度，但放置距离 L 如图 4a 所示。也就是说，整个DBR光栅的功能被一个反射镜代替，相当于一个无源波导。物理DBR光栅长度的有效DBR长度可以根据以下公式计算[17]：

其中κ是光栅耦合系数，L DBR为物理光栅长度，\( \Delta \overline{\mathrm{n}} \)为光栅的有效折射率差，\( \overline{\mathrm{n}} \)为平均有效折射率光栅的周期，Λ是光栅的周期。图4b显示了DBR区域的有效长度与物理DBR光栅长度的关系，这表明当物理DRB光栅长度大于1.5 mm时，有效DBR长度几乎不再变化。 1.5 毫米物理 DBR 光栅长度的有效 DBR 长度约为 0.291 mm。因此，理论纵模间距约为 0.328 cm ^-1 .实验异常模式跳频间隔约为0.12 cm ⁻¹ 如图2所示。激光模式随温度的平均线性调谐特性约为0.103 cm ⁻¹ K ⁻¹ 在每个模式跳跃发生异常之前。所以对应的模间距为0.326 cm ⁻¹ ，与0.328 cm ⁻¹ 的计算结果几乎一致 误差为− 0.002 cm ⁻¹ .

一 实测晶圆增益曲线，并通过MATLAB基于传递矩阵法计算出布拉格光栅的反射曲线。 b DBR QCL模式选择机制示意图

一 DBR光栅有效反射镜定义示意图。 b 有效 DBR 长度与物理光栅长度的关系

图 5a 显示了发射光谱随注入电流的变化，图 5b 的顶部显示了器件的波数与温度曲线，图 5b 的底部显示了激光器的 CW P-I 曲线。在图 5 中，随着注入电流的增加，也观察到了类似的异常模式跳跃现象，发生模式跳跃时在 P-I 曲线中可以看到明显的不连续性，这在传统的单模 DFB QCL 中是不可能发生的，除了阻带两侧模式之间的偶发模式跳变。由于热效应，随着注入电流的增加，增益峰值总是向更长的波长移动。我们在CW条件下测量了晶片增益随电流变化的曲线，并拟合了增益峰值随电流变化的曲线，得到- 0.021 cm ^-1 的移动速率 mA ^-1 .由于电流注入窗口刚好开在增益区的顶部，并且存在隔离间隙，因此电流注入引起的热串扰对 DBR 部分的影响较弱。所以布拉格反射曲线几乎不随注入电流而变化。由于热效应引起的模态有效折射率的变化，纵模光谱也向更长的波长略微移动。因此，当注入电流升高时，观察到异常模式跳跃的类似现象。第一个异常模式跳频间隔约为 0.904 cm ⁻¹ 如图 5 所示，其中模式跳跃跨越了三个纵向模式。第二模跳在相邻纵模之间，间隔为0.301 cm ^-1 .具有注入电流的激光模式的平均线性调谐特性约为− 0.003 cm ⁻¹ mA ^-1 在每个异常模式跳跃发生之前。所以对应的模间距在0.331 cm ⁻¹ 左右 , 也与 0.328 cm ⁻¹ 的计算结果几乎一致 误差为 0.003 cm ⁻¹ .

一 发射光谱随注入电流而变化。 b 上图为波数-温度曲线，下图为激光器的连续波功率-电流（P-I）曲线

图 6a 显示了 DBR 激光器与腔长为 4 mm 的 Fabry-Perot (FP) 激光器之间的功率比较。 FP 和 DBR 激光器在 20 °C 时的最大输出功率分别为 987 mW 和 656 mW。在散热器温度为 70 °C 时，DBR 激光器的最大输出功率仍为 235 mW，这是迄今为止报道的长波红外光谱范围内任何单模 QCL 的最高功率水平。为避免损坏，未对激光器进行最大工作电流测试。图 6b 显示了基于 MATLAB 传递矩阵法的相同腔长 6 mm 的 DBR、FP 和 DFB 激光器的光场分布。 DBR激光器的光场分布表明，器件中的光强与FP激光器在增益部分几乎恒定，而在DBR部分则急剧下降，有利于功率提取，而不像DFB激光器，由于过耦合机制，其光强度在器件中心达到峰值，并向两端小面快速衰减，因此大多数光强度限制在器件中心。 DFB激光器的耦合强度与腔长成正比。所以DFB激光器不适合切割成长腔长器件。因此，DBR 激光器的另一个突出优点是可以制造在长腔长器件中以获得高输出功率。因此DBR结构是一种潜在的实现高功率单模发射的方法。

一 红色曲线是DBR激光器的CW功率-电流-电压（P-I-V）曲线，黑色曲线是Fabry-Perot（FP）谐振器的CW功率-电流-电压（P-I-V）曲线腔。 b 相同腔长6 mm的DBR、FP和DFB激光器的模拟光场分布

结论

总之，我们已经展示了具有高输出功率的 DBR QCL。已经详细分析了模式跳跃特性，该研究对实际应用很有用。对于具有 4.3 毫米长增益区域的器件，最大连续波输出功率在 20 °C 时为 656 mW。从光场分布和我们的分析结果的比较，我们得出结论，DBR是QCLs实现高输出功率和单模发射的一种潜在且有效的方法。

数据和材料的可用性

所有数据完全可用，不受限制。

缩写

CW：

连续波

DBR：

分布式布拉格反射器

DFB：

分布式反馈

EC：

外腔

FP：

法布里-珀罗

MBE：

分子束外延

MOVPE：

金属有机气相外延

P–I–V：

功率-电流-电压

QCL：

量子级联激光器

短信：

边模抑制比