Neuartige Wellenleiterkonzepte für brillante

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Neuartige Wellenleiterkonzepte
für brillante Halbleiterlaser
vorgelegt von
Diplom-Physiker
Kristijan Posilović
aus Zagreb
von der Fakultät II - Mathematik und Naturwissenschaften
der Technischen Universität Berlin
zur Erlangung des akademischen Grades
Doktor der Naturwissenschaften
– Dr. rer. nat. –
genehmigte Dissertation
Promotionsausschuss:
Vorsitzender: Prof. Dr. Michael Lehmann
Gutachter: Prof. Dr. Dieter Bimberg
Gutachter: Priv.-Doz. Dr. André Strittmatter
Tag der wissenschaftlichen Aussprache: 29.04.2015
Berlin 2015
D 83
Kurzfassung
Diese Arbeit handelt von der Entwicklung und Untersuchung von neuartigen
Wellenleiterkonzepten für brillante Halbleiterlaser. Sie besteht aus drei Teilen.
Der erste Teil beschäftigt sich mit dem vertikalen Wellenleiterkonzept der
Photonic Band Crystal (PBC) Laser. Dieses nutzt für eine effektive Modenformung und -diskriminierung eine periodische Abfolge von epitaktischen Schichten mit unterschiedlichem Brechungsindex in einem breiten Wellenleiter. Dadurch werden vertikal sehr große Modendurchmesser und damit hohe Leistungen und geringe Fernfelddivergenzen realisierbar. Mehrmodige Laser emittierend
bei 850 nm mit einer Divergenz von 7◦ , einer Ausgangsleistung von 20 W im
gepulsten Betrieb und einer exzellenten Brillanz von 300 MWcm-2 sr-1 wurden
hergestellt und untersucht.
Lateral und transversal grundmodige PBC Laser mit einer Wellenlänge um
980 nm und einer Divergenz von 5◦ bzw. 6◦ wurden analysiert. Sie zeigen eine
Ausgangsleistung von über 2 W im kontinuierlichen Betrieb. Im gepulsten Betrieb konnte die Ausgangsleistung auf 3,5 W bzw. eine hervorragende Brillanz
von 87 MWcm-2 sr-1 gesteigert werden. Im gewinngeschalteten Betrieb wurden
100 ps kurze optische Pulse mit einer Pulsspitzenleistung von 10,7 W, einer
überragenden Brillanz von 400 MWcm-2 sr-1 und einer Pulsenergie von 3 nJ
generiert.
Die umfassendste Entwicklung der PBC Technologie wurde an Lasern emittierend bei 1060 nm vollzogen. Erstmalig wurden die internen optischen Verluste
der Strukturen signifikant von 3,6 cm-1 auf 1,3 cm-1 gesenkt. Damit war eine beachtliche Leistungssteigerung der Laser im cw Betrieb, wie im Falle der
100 μm breiten Laser von 3,9 W auf 9,5 W, möglich. Für lateral grundmodige
Rippenwellenleiter mit einer Breite von 9 μm und einer Länge von 2,64 mm
wurden Ausgangsleistungen im cw Betrieb von 2,4 W bestimmt. Messungen des
Strahlprofils zeigen eine Divergenz von 4◦ bzw. 6◦ . Für die Strahlqualität ergaben sich M2 Werte von kleiner 2 bis zu Leistungen von 1,6 W. Hieraus konnte
eine hervorragende Brillanz von 72 MWcm-2 sr-1 bestimmt werden.
Erstmalig wurden Quantenpunkte als aktives Material in PBC Lasern eingesetzt. Die quantenpunktbasierten PBC Laser besitzen im Vergleich zu quantengrabenbasierten PBC Lasern geringere Schwellenströme und geringere interne
optische Verluste. Infolge dessen erreichen 100 μm breite und 1 mm lange Laser
mit nicht passivierten Facetten eine deutlich höhere Ausgangsleistung im gepulsten Betrieb von 17,7 W gegenüber 8,8 W für quantengrabenbasierte PBC Laser.
Die Ausgangsleistung ist in beiden Fällen durch plötzliche irreversible Degradation begrenzt. Untersuchungen der Facetten legen eine geringere Anfälligkeit
der quantenpunktbasierten PBC Laser gegenüber Degradation nahe.
Der zweite Teil dieser Arbeit beschäftigt sich mit einem alternativen vertikalen
Wellenleiterkonzept auf der Basis von Wellenleitern mit unvollständigem Welleneinschluss, den Tilted Wave Lasern. Diese zeichnen sich durch die Abstrahlung
zweier um ±30◦ verkippter Emissionskeulen mit extrem schmaler Divergenz aus.
Optimierte Tilted Wave Laser besitzen dominierende Emissionskeulen mit einer
iii
Divergenz von 0,7◦ . 100 μm breite Laser zeigen eine maximale Ausgangsleistung
von 4 W im kontinuierlichen und 8,7 W im gepulsten Betrieb. Strahlqualitätsmessungen ergeben vertikale M2 Werte von 1,9 bis 3,1 und laterale M2 Werte
von über 20. Die höchste gemessene Brillanz der Tilted Wave Laser beträgt
3 MWcm-2 sr-1 .
Der dritte Teil dieser Arbeit beschäftigt sich mit einem neuartigen, zu den
vertikalen Konzepten komplementären, lateralen Wellenleiterkonzept auf Basis
von breiten Rippenwellenleitern, modifiziert durch laterale Korrugationen der
Seitenränder. Verschiedene Korrugationsmuster wurden an einer vertikalen PBC
Struktur hergestellt und auf ihre grundlegenden Eigenschaften untersucht. Es
zeigt sich, dass die Korrugationen zusätzliche Wellenleiterverluste von 9 cm-1 bis
zu 34 cm-1 generieren. Laser mit einer Breite von 10 μm und einer Länge von
1 mm zeigen dennoch sehr hohe differentielle Effizienzen von über 90%, hohe
Ausgangsleistungen im kontinuierlichen Betrieb von über 1 W und maximale
Konversionseffizienzen von über 40%. Im Fall der dreieckförmigen Korrugationen beträgt die maximale Ausgangsleistung nahezu 2 W. Das laterale Fernfeld
aller untersuchten korrugierten Laser zeigt grundmodige Emissionen mit einer
Divergenz von 3◦ bis 4◦ .
iv
Abstract
This thesis introduces three different novel conceptual approaches to development of high-power, high-brightness semiconductor lasers and is composed of
three parts.
The first part deals with the vertical concept of photonic band crystal (PBC)
lasers. An ultra-broad vertical waveguide structure composed of multiple epitaxial layers with different index of refraction exclusively supports the fundamental
mode while all higher order modes are effectively suppressed. Since the field diameter is large, the maximum output power is high and the far-field divergence
is very narrow. Multi-mode lasers emitting at 850 nm show a vertical divergence
of only 7◦ while the maximum pulsed output power is as high as 20 W. The
corresponding brightness is 300 MWcm-2 sr-1 , presenting an ultra-high value in
the 850 nm range.
Devices with lateral single-mode operation emitting at 980 nm exhibit a lateral
divergence of 5◦ and a corresponding vertical divergence of 6◦ . Their maximum
continuous-wave output power exceeds 2 W, limited by thermal effects. In pulsed
operation the maximum output power and brightness are increased to 3.5 W and
87 MWcm-2 sr-1 respectively. Even higher output powers are achieved for devices
operating in gain-switching mode. 100 ps wide optical pulses with peak output
power of 10.7 W are emitted. Superior brightness values of 400 MWcm-2 sr-1 and
a pulse energy of 3 nJ are achieved.
The highest degree of development is reached with PBC lasers emitting at
1060 nm. For the first time, the internal optical losses are reduced from 3.6 cm-1
to 1.3 cm-1 which leads to a significant enhancement in output power in continuous-wave operation mode. The output power of 100 μm broad area devices
increases from 3.9 W to 9.5 W. Single-mode ridge-waveguide lasers with a width
of 9 μm and a length of 2.64 mm show a very high output power of 2.4 W and
a lateral divergence of 4◦ and 6◦ in vertical direction respectively. Beam quality
measurements revealed excellent M2 values of less than 2 up to an output power
of 1.6 W. A record-high brightness of 72 MWcm-2 sr-1 is deduced.
Quantum dots are employed as active material of PBC lasers for the first time,
enabling outstanding properties of PBC lasers, like lower threshold currents
and lower internal optical losses. In pulsed mode 100 μm broad and 1 mm
long quantum dot based PBC lasers with not yet passivated facets, generate a
much higher output power of 17.7 W compared to 8.8 W provided by quantum
well based PBC lasers. Both maximum output powers are limited by sudden
irreversible breakdown. Facets of PBC lasers with quantum dots indicate a lower
susceptibility to degradation.
An alternative approach to generation of high-power and high-brightness laser
emission is investigated in the second part of this thesis. A vertical waveguide
design based on the leaky-wave laser concept is used to emit ±30◦ tilted lobes with ultra-narrow vertical beam divergence. Optimized tilted wave lasers
(TWL) show a single dominating emission lobe with an extremely low diver-
v
gence of only 0.7◦ . Broad-area devices with a width of 100 μm emit a maximum
output power of 4 W in continuous-wave operation and 8.7 W in pulsed-mode
operation. Beam quality measurements reveal vertical M2 values from 1.9 up to
3.1 and lateral M2 values larger than 20. Consequently, the highest brightness
achieved is 3 MWcm-2 sr-1 .
The third part of the thesis deals with a novel lateral waveguide concept that is
complementary to the investigated vertical concepts. The concept utilizes broad
ridge-waveguide lasers modified by lateral corrugations of the sidewalls. Different
variations of corrugations have been processed and analyzed. A huge impact of
the corrugations on the internal optical losses is observed. The additional losses
range from 9 cm-1 up to 34 cm-1 . Nevertheless, 10 μm wide and 1 mm long
lasers exhibit very high differential efficiencies of more than 90% and output
powers in continuous-wave operation of more than 1 W with maximal conversion
efficiencies larger than 40%. In the case of triangular corrugations the maximum
continuous-wave output power almost reaches 2 W. Examinations of the lateral
far-field distribution of all corrugated lasers reveal single-mode emission with
divergences between 3◦ and 4◦ .
vi
Publikationen
Teile dieser Arbeit wurden bereits veröffentlicht in:
Patente
1. V. Kalosha, K. Posilovic, and D. Bimberg, ”Device comprising a
laser”, United States Patent, US 8,396,091 B2, Mar. 12, 2013.
2. V. Kalosha, K. Posilovic, and D. Bimberg, ”Device comprising a
laser”, Internationale Anmeldung PCT/EP2012/050746, Aug. 9, 2012.
Publikationen
1. R. Rosales, V. P. Kalosha, K. Posilovic, T. Kettler, M. J. Miah, D. Bimberg,
J. Pohl, and M. Weyers, “High brightness photonic band crystal semiconductor lasers in the passive mode locking regime,” Appl. Phys. Lett., vol. 105,
no. 16, p. 161101, 2014.
2. M. J. Miah, T. Kettler, K. Posilovic, V. P. Kalosha, D. Skoczowsky,
R. Rosales, D. Bimberg, J. Pohl, and M. Weyers, “1.9 W Continuous-Wave
Single Transverse Mode Emission from 1060 nm Edge-Emitting Lasers with
Vertically Extended Lasing Area,” Appl. Phys. Lett., vol. 105, no. 15, p.
151105, 2014.
3. K. Posilovic, V. P. Kalosha, M. Winterfeldt, J.-H. Schulze, D. Quandt,
T. D. Germann, A. Strittmatter, D. Bimberg, J. Pohl, and M. Weyers, “Highpower low-divergence 1060 nm photonic crystal laser diodes based on quantum dots,” Electron. Lett., vol. 48, no. 22, p. 1419, 2012.
4. V. P. Kalosha, K. Posilovic, and D. Bimberg, “Lateral-longitudinal modes
of high-power inhomogeneous waveguide lasers,” J. Quant. Electron., vol. 48,
no. 2, p. 123, 2012.
5. V. P. Kalosha, K. Posilovic, T. Kettler, V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov,
and D. Bimberg, “Simulations of the optical properties of broad-area edgeemitting semiconductor lasers at 1060 nm based on the PBC laser concept,”
Semicond. Sci. Technol., vol. 26, no. 7, p. 075014, 2011.
6. V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov, K. Posilovic, V. P. Kalosha, T. Kettler, D.
Seidlitz, M. Winterfeldt, D. Bimberg, N. Yu. Gordeev, L. Ya. Karachinsky, I.
I. Novikov, Y. M. Shernyakov, A. V. Chunareva, M. V. Maximov, F. Bugge,
and M. Weyers, “Tilted Wave Lasers: A Way to High Brightness Sources of
Light,” J. Quant. Electron., vol. 47, no. 7, p. 1014, 2011.
7. N. N. Ledentsov, V. A. Shchukin, I. I. Novikov, N. Yu. Gordeev, M. V.
Maximov, Y. M. Shernyakov, A. S. Payusov, K. Posilovic, T. Kettler, D.
Bimberg, F. Bugge, and M. Weyers, “High-power edge-emitting laser diode
with narrow vertical beam divergence,” Electron. Lett., vol. 47, no. 24, p.
1339, 2011.
vii
8. S. Riecke, K. Posilovic, T. Kettler, D. Seidlitz, V. A. Shchukin, N. N.
Ledentsov, K. Lauritsen, and D. Bimberg, “10.7 W Peak Power Picosecond
Pulses from a High-Brightness Photonic Band Crystal Laser Diode,” Electron. Lett., vol. 46, no. 20, p. 1393, 2010.
9. T. Kettler, K. Posilovic, L. Ya. Karachinsky, P. Ressel, A. Ginolas,
J. Fricke, U. W. Pohl, V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov, D. Bimberg,
J. Jönsson, M. Weyers, G. Erbert, and G. Tränkle, “High-Brightness and
Ultranarrow-Beam 850-nm GaAs/AlGaAs Photonic Band Crystal Lasers and
Single-Mode Arrays,” IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron., vol. 15, no. 3,
p. 901, 2009.
10. K. Posilovic, T. Kettler, V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov, U. W. Pohl,
D. Bimberg, J. Fricke, A. Ginolas, G. Erbert, G. Tränkle, J. Jönsson, and
M. Weyers, “Ultrahigh-brightness 850 nm GaAs/AlGaAs photonic crystal
laser diodes,” Appl. Phys. Lett., vol. 93, no. 22, p. 221102, 2008.
Konferenzbeiträge
1. M. Miah, T. Kettler, K. Posilovic, V. P. Kalosha, D. Skoczowsky, D. Bimberg, J. Pohl, and M. Weyers, “High-power 1060-nm photonic band crystal
lasers with narrow beam divergence and low astigmatism,” in DPG SpringMeeting of the German Physical Society, Mar., 2015.
2. R. Rosales, V. Kalosha, T. Kettler, K. Posilovic, M. Miah, D. Bimberg,
J. Pohl, M. Weyers, and K. Lauritsen, “High peak power pulse generation
from PBC-lasers,” in IEEE Photonics Conference (IPC), Oct., 2014.
3. R. Rosales, D. Arsenijevic, K. Posilovic, V. P. Kalosha, M. J. Miah, D.
Bimberg, J. Pohl, and M. Weyers, “Optical Pulse Generation in Photonic
Band Crystal Mode-Locked Lasers,” in High Power Diode Lasers and Systems
Conference (HPD), Coventry, Great Britain, Oct., 2013.
4. V. P. Kalosha, K. Posilovic, and D. Bimberg, “Recent Advances in Modeling
of High-Power Single Mode Diode Lasers,” in IEEE Photonics Conference
(IPC), Sept., 2012.
5. V. P. Kalosha, K. Posilovic, and D. Bimberg, “Lateral-longitudinal modes of
high-power inhomogeneous waveguide lasers,” in Semiconductor Lasers and
Laser Dynamics V, Photonics Europe, Apr., 2012.
6. D. Bimberg, K. Posilovic, V. Kalosha, T. Kettler, D. Seidlitz, V. A.
Shchukin, N. N. Ledentsov, N. Y. Gordeev, L. Y. Karachinsky, I. I.
Novikov, M. V. Maximov, Y. M. Shernyakov, A. V. Chunareva, F. Bugge,
and M. Weyers, “High-power high-brightness semiconductor lasers based on
novel concepts,” in Proc. SPIE, vol. 7616, p. 76161I, 2010.
viii
7. V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov, V. Kalosha, T. Kettler, K. Posilovic,
D. Seidlitz, D. Bimberg, N. Y. Gordeev, L. Y. Karachinsky, I. I. Novikov,
Y. M. Shernyakov, A. V. Chunareva, and M. V. Maximov, “Modeling of
Photonic Crystal Based High Power High Brightness Semiconductor Lasers,”
in Proc. SPIE, vol. 7597, p. 75971A, 2010.
8. D. Bimberg, K. Posilovic, V. Kalosha, T. Kettler, D. Seidlitz, V. A.
Shchukin, N. N. Ledentsov, S. Riecke, K. Lauritsen, F. Bugge, and M. Weyers,
“Tilted Waveguide and PBC Lasers: Novel Cavity Designs for Narrow FarFields and High Brightness,” in Proc. The 23rd Annual Meeting of the IEEE
Photonics Society, Denver Colorado, USA, p. 475, Nov., 2010.
9. V. Kalosha, T. Kettler, K. Posilovic, D. Seidlitz, V. Shchukin, N. Ledentsov,
and D. Bimberg, “High-brightness edge-emitting semiconductor lasers based
on concepts of photonic band crystal and tilted wave lasers,” in DPG SpringMeeting of the German Physical Society, Mar., 2010.
10. T. Kettler, K. Posilovic, V. P. Kalosha, D. Seidlitz, V. A. Shchukin,
N. N. Ledentsov, and D. Bimberg, “Coupled arrays of single-mode PBC lasers with ultra-narrow beam divergence and high power,” in International
Nano-Optoelectronics Workshop, iNOW, Aug., 2009.
11. J. Pomplun, F. Schmidt, K. Posilovic, V. A. Shchukin, and D. Bimberg,
“Finite Element Analysis of Novel Semiconductor Lasers,” in International
Nano-Optoelectronics Workshop, iNOW, Aug., 2009.
12. J. Pomplun, F. Schmidt, K. Posilovic, V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov,
and D. Bimberg, “Numerical simulation of tilted wave lasers,” in DPG SpringMeeting of the German Physical Society, Mar., 2009.
13. T. Kettler, K. Posilovic, J. Fricke, A. Ginolas, U. W. Pohl, V. A. Shchukin,
N. N. Ledentsov, D. Bimberg, J. Jonsson, M. Weyers, and G. Erbert,
“20 W high brightness beam emission from 850 nm edge emitting lasers based on longitudinal photonic band crystal,” in DPG Spring-Meeting of the
German Physical Society, Feb., 2008.
14. T. Kettler, K. Posilovic, J. Fricke, P. Ressel, A. Ginolas, U. W. Pohl,
V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov, D. Bimberg, J. Jönsson, M. Weyers, G.
Erbert, and G. Tränkle, “High brightness and ultra-narrow beam 850 nm
GaAs/AlGaAs photonic band crystal lasers and first uncoupled PBC singlemode arrays,” in Semiconductor Laser Conference, ISLC, Sep., 2008.
Weitere Publikationen
1. M. J. Miah, T. Kettler, V. P. Kalosha, K. Posilovic, D. Bimberg, J. Pohl,
and M. Weyers, “High Temperature Operation of 1060 nm High-Brightness
Photonic Band Crystal Lasers with Very Low Astigmatism,” IEEE J. Sel.
Top. Quantum Electron., vol. 21, no. 6, p. 1, 2015.
ix
2. M. V. Maximov, Y. M. Shernyakov, I. I. Novikov, L. Y. Karachinsky,
N. Y. Gordeev, U. Ben-Ami, D. Bortman-Arbiv, A. Sharon, V. A. Shchukin,
N. N. Ledentsov, T. Kettler, K. Posilovic, and D. Bimberg, “High-Power
Low-Beam Divergence Edge-Emitting Semiconductor Lasers with 1- and 2-D
Photonic Bandgap Crystal Waveguide,” IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron., vol. 14, no. 4, p. 1113, 2008.
3. N. Yu. Gordeev, M. V. Maximov, Y. M. Shernyakov, I. I. Novikov, L. Ya.
Karachinsky, V. A. Shchukin, T. Kettler, K. Posilovic, N. N. Ledentsov, D.
Bimberg, R. Duboc, A. Sharon, D. B. Arbiv, and U. Ben-Ami, “High-power
one-, two-, and three-dimensional photonic crystal edge-emitting laser diodes
for ultra-high brightness applications,” in Proc. SPIE, vol. 6889, p. 68890W,
2008.
4. A. Strittmatter, T. D. Germann, Th. Kettler, K. Posilovic, J. Pohl,
U. W. Pohl, D. Bimberg, “Suppression of the wavelength blue shift during
overgrowth of InGaAs-based quantum dots,” J. Cryst. Growth, vol. 310, p.
5066, 2008.
5. L. Ya. Karachinsky, I. I. Novikov, G. Fiol, M. Kuntz, Yu. M. Shernyakov,
N. Yu. Gordeev, M. V. Maximov, M. B. Lifshits, V. A. Shchukin, N. N.
Ledentsov, T. Kettler, K. Posilovic, S. S. Mikhrin, and D. Bimberg, “Highpower wavelength stabilized 970 nm Tilted Cavity Laser with a 41.3 dB Side
Mode Suppression Ratio,” in XIII International Conference on Laser Optics,
St. Petersburg, Russia, 2008.
6. L. Ya. Karachinsky, I. I. Novikov, G. Fiol, M. Kuntz, Yu. M. Shernyakov,
N. Yu. Gordeev, M. V. Maximov, M. B. Lifshits, T. Kettler, K. Posilovic,
V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov, S. S. Mikhrin, and D. Bimberg, “Tilted
cavity concept for the high-power wavelength stabilized diode lasers,” in Proc.
SPIE, vol. 7138, p. 713804, 2008.
7. N. Yu. Gordeev, M. V. Maximov, Y. M. Shernyakov, I. I. Novikov, L. Ya.
Karachinsky, V. A. Shchukin, T. Kettler, K. Posilovic, N. N. Ledentsov,
D. Bimberg, R. Duboc, A. Sharon, D. B. Arbiv, and U. Ben-Ami, “Semiconductor laser based on 2D photonic crystal for high-power high-brightness
application,” in XIII International Conference on Laser Optics, St. Petersburg, Russia, Paper FrR3-20, p. 50, 2008.
8. T. D. Germann, A. Strittmatter, Th. Kettler, K. Posilovic, U. W. Pohl, and
D. Bimberg, “MOCVD of InGaAs/GaAs quantum dots for lasers emitting
close to 1.3 μm,” J. Cryst. Growth, vol. 298, p. 591, 2007.
9. N. N. Ledentsov, V. A. Shchukin, T. Kettler, K. Posilovic, D. Bimberg,
L. Ya. Karachinsky, A. Yu. Gladyshev, M. V. Maximov, I. I. Novikov,
Yu. M. Shernyakov, A. E. Zhukov, V. M. Ustinov, and A. R. Kovsh, “MBEgrown metamorphic lasers for applications at telecom wavelengths,” J. Cryst.
Growth, vol. 301, p. 914, 2007.
x
10. K. Posilovic, T. Kettler, L. Ya. Karachinsky, V. A. Shchukin, V. P. Kalosha,
U. W. Pohl, N. N. Ledentsov, and D. Bimberg, “Low divergence single-mode
edge emitting 650 nm lasers based on longitudinal photonic bandgap crystal,”
in DPG Spring-Meeting of the German Physical Society, Mar., 2006.
11. I. I. Novikov, L. Ya. Karachinsky, M. V. Maximov, Yu. M. Shernyakov, S. M.
Kuznetsov, N. Yu. Gordeev, V. A. Shchukin, P. S. Kop’ev, N. N. Ledentsov, U. Ben-Ami, V. P. Kalosha, A. Sharon, T. Kettler, K. Posilovic, D.
Bimberg, V. Mikhelashvili, and G. Eisenstein, “Single mode cw operation of
658 nm AlGaInP lasers based on longitudinal photonic band gap crystal,”
Appl. Phys. Lett., vol. 88, p. 231108, 2006.
12. T. Kettler, K. Posilovic, O. Schulz, L. Ya. Karachinsky, I. I. Novikov,
Yu. M. Shernyakov, S. M. Kuznetsov, N. Yu. Gordeev, M. V. Maximov,
U. Ben-Ami, A. Sharon, S. S. Mikhrin, A. R. Kovsh, V. A. Shchukin,
P. S. Kop’ev, N. N. Ledentsov, U. W. Pohl, and D. Bimberg, “Single Transverse Mode 850 nm GaAs/AlGaAs Lasers with Narrow Beam Divergence,”
Electron. Lett., vol. 42, no. 20, p. 1157, 2006.
13. L. Ya. Karachinsky, I. I. Novikov, Yu. M. Shernyakov, S. M. Kuznetsov,
N. Yu. Gordeev, M. V. Maximov, P. S. Kop’ev, U. Ben-Ami, D. B. Arbiv,
and A. Sharon, T. Kettler, K. Posilovic, O. Schulz, V. A. Shchukin,
U. W. Pohl, N. N. Ledentsov, and D. Bimberg, “High power GaAs/AlGaAs
lasers (λ ≈ 850 nm) with ultranarrow vertical beam divergence,” Appl. Phys.
Lett., vol. 89, p. 231114, 2006.
14. T. Kettler, L. Ya. Karachinsky, N. N. Ledentsov, V. A. Shchukin, G. Fiol, M. Kuntz, A. Lochmann, O. Schulz, L. Reissmann, K. Posilovic, D.
Bimberg, I. I. Novikov, Yu. M. Shernyakov, N. Yu. Gordeev, M. V.
Maximov, N. V. Kryzhanovskaya, A. E. Zhukov, E. S. Semenova, A. P.
Vasil’ev, V. M. Ustinov, and A. R. Kovsh, “Degradation-robust single mode
continuous wave operation of 1.46 μm metamorphic quantum dot lasers on
GaAs substrate,” Appl. Phys. Lett., vol. 89, p. 041113, 2006.
15. T. D. Germann, A. Strittmatter, T. Kettler, K. Posilovic, U. W. Pohl, and
D. Bimberg, “MOCVD of InGaAs/GaAs quantum dots for lasers emitting
close to 1.3 μm,” in Proc. of the 13th International Conference on Metal
Organic Vapor Phase Epitaxy (ICMOVPE-XIII), Miyazaki, Japan, 2006.
16. A. Strittmatter, T. D. Germann, Th. Kettler, K. Posilovic, U. W. Pohl,
and D. Bimberg, “Alternative precursor metal-organic chemical vapor deposition of InGaAs/GaAs quantum dot laser diodes with ultralow threshold at
1.25 μm,” Appl. Phys. Lett., vol. 88, p. 262104, 2006.
xi
17. L. Ya. Karachinsky, T. Kettler, I. I. Novikov, Yu. M. Shernyakov, N. Yu.
Gordeev, M. V. Maximov, N. V. Kryzhanovskaya, A. E. Zhukov, E. S.
Semenova, A. P. Vasil’ev, V. M. Ustinov, G. Fiol, M. Kuntz, A. Lochmann,
O. Schulz, L. Reissmann, K. Posilovic, A. R. Kovsh, S. S. Mikhrin, V. A.
Shchukin, N. N. Ledentsov, and D. Bimberg, “Metamorphic 1.5 μm-range
quantum dot lasers on a GaAs substrate,” Semicond. Sci. Technol., vol. 21,
p. 691, 2006.
18. T. Kettler, L. Ya. Karachinsky, G. Fiol, M. Kuntz, K. Posilovic, A.
Lochmann, O. Schulz, L. Reissmann, N. Yu. Gordeev, I. I. Novikov, M. V.
Maximov, Yu. M. Shernyakov, N. V. Kryzhanovskaya, A. E. Zhukov, A. P.
Vasil’ev, E. Semenova, V. M. Ustinov, N. N. Ledentsov, A. R. Kovsh, V.
A. Shchukin, S. S. Mikhrin, and D. Bimberg, “2.5 Gbit/s data transmission
and 800 mW single mode filamentation free operation of InAs/InGaAs quantum dot lasers emitting at 1.5 μm,” in DPG Spring-Meeting of the German
Physical Society, Mar., 2006.
19. N. N. Ledentsov, L. Ya. Karachinsky, T. Kettler, I. I. Novikov, Yu. M.
Shernyakov, N. Yu. Gordeev, M. V. Maximov, N. V. Kryzhanovskaya, A. E.
Zhukov, E. S. Semenova, A. P. Vasil’ev, V. M. Ustinov, G. Fiol, M. Kuntz,
A. Lochmann, O. Schulz, L. Reissmann, K. Posilovic, A. R. Kovsh, S. S.
Mikhrin, V. A. Shchukin, and D. Bimberg, “1.3-1.5 μm quantum dot lasers
on foreign substrates: growth using defect reduction technique, high-power
CW operation, and degradation resistance,” in Proc. SPIE, vol. 6133, p. 178,
2006.
20. M. V. Maximov, Yu. M. Shernyakov, I. I. Novikov, S. M. Kuznetsov, L. Ya.
Karachinsky, N. Yu. Gordeev, I. P. Soshnikov, Yu. G. Musikhin, N. V.
Kryzhanovskaya, A. Sharon, U. Ben-Ami, V. P. Kalosha, N. D. Zakharov,
P. Werner, T. Kettler, K. Posilovic, V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov, and
D. Bimberg, “Longitudinal photonic bandgap crystal laser diodes with ultranarrow vertical beam divergence,” in Proc. SPIE, vol. 6115, p. 151, 2006.
21. V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov, N. Y. Gordeev, L. Y. Karachinsky, N. V.
Kryzhanovskaya, S. M. Kuznetsov, M. B. Lifshits, M. V. Maximov, I. I.
Novikov, Yu. M. Shernyakov, T. Kettler, K. Posilovic, and D. Bimberg,
“High brilliance photonic band crystal lasers,” in Proc. SPIE, vol. 6350, p.
635005, 2006.
22. L. Ya. Karachinsky, I. I. Novikov, N. Yu. Gordeev, M. V. Maximov,
Yu. M. Shernyakov, N. V. Kryzhanovskaya, A. E. Zhukov, E. S. Semenova,
A. P. Vasil’ev, V. M. Ustinov, T. Kettler, G. Fiol, M. Kuntz, K. Posilovic,
A. Lochmann, O. Schulz, L. Reissmann, V. A. Shchukin, N. N. Ledentsov,
D. Bimberg, A. R. Kovsh, and S. S. Mikhrin, “Competition Of Different
Recombination Channels In Metamorphic 1.5 μm-Range Quantum Dot
Lasers On GaAs Substrate,” in International Conference on the Physics of
Semiconductors, ICPS, Jul., 2006.
xii
Inhaltsverzeichnis
Kurzfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Abstract
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
Publikationen
iii
v
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . vii
1 Einleitung . . . . . . . . . .
1.1 Stand der Technik . . . .
1.2 Ziele dieser Arbeit . . .
1.3 Gliederung dieser Arbeit
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1
3
4
5
2 Halbleiterlaser . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1 Aufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 Kenndaten . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3 Temperaturabhängigkeit der Kenndaten
2.4 Strahleigenschaften . . . . . . . . . . . .
2.5 Hochleistungsbetrieb . . . . . . . . . . .
2.6 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . .
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7
7
10
12
14
17
20
3 Wellenleiterkonzepte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1 Separate Confinement Heterostructure . . . . . . . . . .
3.2 Vertikale Wellenleiterkonzepte . . . . . . . . . . . . . . .
3.3 Photonic Band Crystal Laser . . . . . . . . . . . . . . .
3.3.1 Einfluss der Wellenlänge . . . . . . . . . . . . . . .
3.3.2 Einfluss des Brechungsindex . . . . . . . . . . . . .
3.3.3 Maßnahmen zur Reduktion der optischen Verluste
3.4 Tilted Wave Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.4.1 Unterdrückung von unerwünschter Emission . . . .
3.4.2 Untersuchung der optischen Verluste . . . . . . . .
3.5 Laser mit lateraler Strukturierung . . . . . . . . . . . . .
3.5.1 Ergebnisse der Modellierung . . . . . . . . . . . . .
3.5.2 Abgrenzung zu bereits bekannten Korrugationen .
3.6 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
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21
22
23
27
28
31
33
36
37
39
42
44
45
xiii
Inhaltsverzeichnis
4 Experimentelle Methoden . . . . . . . . . . . .
4.1 Herstellung von Halbleiterlaserdioden . . . .
4.1.1 Wachstum . . . . . . . . . . . . . . . .
4.1.2 Prozessierung - Front-End . . . . . . .
4.1.3 Prozessierung - Back-End . . . . . . .
4.2 Charakterisierung von Halbleiterlaserdioden
4.2.1 PIU-Kennlinien . . . . . . . . . . . . .
4.2.2 Emissionsspektrum . . . . . . . . . . .
4.2.3 Fernfeldverteilung . . . . . . . . . . .
4.2.4 Strahlqualität . . . . . . . . . . . . . .
4.3 Messgenauigkeiten . . . . . . . . . . . . . .
4.3.1 Temperatur . . . . . . . . . . . . . . .
4.3.2 Optische Leistung . . . . . . . . . . .
4.3.3 Elektrische Größen . . . . . . . . . . .
4.3.4 Emissionswellenlänge . . . . . . . . . .
4.3.5 Bestimmung von Kenndaten . . . . . .
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47
47
47
47
54
57
57
59
59
60
63
63
64
65
65
66
5 Photonic Band Crystal Laser . . . . . . . . . . . . . . .
5.1 850 nm PBC Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.1.1 Struktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.1.2 Mehrmodige Breitstreifen . . . . . . . . . . . .
5.1.3 Grundmodige Schmalstreifen . . . . . . . . . .
5.2 980 nm PBC Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.2.1 Struktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3 1060 nm PBC Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3.1 Strukturen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.3.3 Temperaturabhängige Untersuchungen . . . . .
5.4 PBC Laser mit Quantenpunkten als aktives Material
5.4.1 Strukturen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.5 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
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69
69
69
70
73
74
74
75
79
79
83
89
91
95
96
97
100
6 Tilted Wave Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.1 Strukturen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.2 Grundlegende Kenngrößen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.3 Fernfeldverteilung der Substratstruktur . . . . . . . . . . . . . . . .
6.4 Fernfeldverteilung der epitaktisch hergestellten Wellenleiterstruktur
6.5 Längenabhängige Oszillation der Fernfeldverteilung . . . . . . . . .
6.6 Spektrale Untersuchungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.7 Strahlqualität . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.8 Hochleistungsmessungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
6.9 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
103
103
104
107
110
112
113
115
116
118
xiv
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Inhaltsverzeichnis
7 Laser mit lateraler Strukturierung . . . . . . . . . . . . .
7.1 Untersuchte Strukturen und Wellenleitertypen . . . . .
7.2 Bestimmung der Wellenleiterverluste . . . . . . . . . .
7.3 Äquivalenz der Facetten . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.4 Konventionelle Referenzwellenleiter . . . . . . . . . . .
7.5 Korrugierte Wellenleiter . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.5.1 Dreieckförmige Korrugationen . . . . . . . . . . .
7.5.2 Fischgratförmige Korrugationen . . . . . . . . . .
7.5.3 Asymmetrisch fischgratförmige Korrugationen . .
7.5.4 Fischgratförmige Korrugationen mit zusätzlichem
7.5.5 Lochartig fischgratförmige Korrugationen . . . .
7.6 Zusammenfassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . .
. . . . .
. . . . .
. . . . .
. . . . .
. . . . .
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Versatz
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121
121
122
124
125
127
127
129
130
131
132
133
8 Zusammenfassung & Ausblick . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 135
Abbildungsverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
I
Tabellenverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . VII
Literaturverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . IX
Danksagung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . XXIX
xv
Kapitel 1
Einleitung
Das Jahr 2015 hat die UNESCO zum „internationalen Jahr des Lichts und der
lichtbasierten Technologien“ ausgerufen [1]. Damit bringt die Organisation der
Vereinten Nationen die technologische Anwendungen des Lichts in den Fokus der
Wissenschaft, Politik und der Bevölkerung und folgt damit bereits zahlreichen
nationalen Initiativen wie z. B. denen des Bundesministeriums für Bildung und
Forschung, welches in seiner „Hightech-Strategie für Deutschland“ die Photonik
zu einer der Schlüsselindustrien des 21. Jahrhunderts erkoren hat [2]. Darin wird
die Bundesrepublik unter anderem als Technologieführer bei Hochleistungslasern
und Weltmarktführer bei Lasern für die Materialbearbeitung benannt.
Der Wert der gesamten deutschen Inlandsproduktion der Photonikindustrie
betrug im Jahr 2012 rund 28 Milliarden EUR mit einem lang andauernden
Wachstum von durchschnittlich 5% - 8%. Somit ist das Wachstum deutlich
größer als das deutsche Bruttoinlandsprodukt [3, 4]. Die optische Industrie ist
in Deutschland sehr breit aufgestellt und durch den Mittelstand hervorragend
vertreten. Dieser befindet sich in einem exzellenten Umfeld aus Forschungsinstituten wie der Leibniz-Gemeinschaft, der Fraunhofer-Gesellschaft und den
Hochschulen sowie zahlreichen Großunternehmen wie OSRAM, Jenoptik und
Carl Zeiss mit einer über 150jährigen Geschichte.
Innerhalb der Photonik nehmen die Strahlquellen eine besondere Führungsposition ein. Sie bilden den Anfang einer langen Wertschöpfungskette und ermöglichen damit komplexe Anwendungen auf hohem Integrationsniveau. Aufgrund
des großen wirtschaftlichen Potenzials wurden die Entwicklungen der Strahlquellen in den letzten Jahren enorm gefördert und vielfältig ausgezeichnet. So
wurden 2013 die deutschen Unternehmen Bosch, Trumpf Laser GmbH + Co. KG
sowie die Universität Jena für die Entwicklung von „Ultrakurzpulslasern für die
industrielle Massenfertigung“ mit dem deutschen Zukunftspreis für Technik und
Innovation durch den deutschen Bundespräsidenten ausgezeichnet [5]. Erst vor
kurzem wurde Shuji Nakamura und zwei weiteren Wissenschaftlern der Nobelpreis für Physik 2014 „für die Erfindung effizienter, blaues Licht ausstrahlender
Dioden, die helle und energiesparende Lichtquellen ermöglicht haben“ verliehen
[6]. Diese Erfindung hat das Licht in der wir die Welt sehen in jeder Hinsicht
verändert.
Laser und insbesondere Halbleiterlaser haben als Strahlquellen sehr schnell
nach ihrer Erfindung vielzählige Verwendungen gefunden und sind kein reines
wissenschaftliches Forschungsobjekt geblieben. Heute gibt es zahlreiche Anwendungsmöglichkeiten für Laser. Diese werden meist nach den eingesetzten Laserleistungen geordnet, wobei in der Regel von zwei großen Anwendungsgruppen
1
Kapitel 1 Einleitung
gesprochen wird: Anwendungen mit niedriger Leistung und Anwendungen mit
hoher Leistung. Die Grenze zwischen diesen Gruppen wird häufig bei 1 kW
Leistung gezogen, diese ist jedoch willkürlich.
KW Materials
Proc.
17%
Micro Materials
Proc.
7%
Communications
31%
Marking
4%
Photolithography
9%
Printing
1%
Optical Storage
8%
Medical
8%
Sensors
7%
Military
4%
R&D
2%
Displays
2%
Abbildung 1.1: Anwendungsfelder von Lasern und deren Anteil am globalen
Lasermarkt 2013 [7].
Wirtschaftlich am bedeutendsten ist der Einsatz in der Materialbearbeitung
sowie der optischen Datenkommunikation und Datenspeicherung (Abbildung
1.1). Beide zusammen nehmen einen Anteil von 63% am globalen Lasermarkt
ein [7]. Zur Materialbearbeitung zählen Verfahren wie z. B. Schneiden, Schweißen und Löten von Metall und Oberflächenbehandlungen wie Bohren, Ab- und
Auftragen, Härten, etc. Im Kommunikationsbereich werden Laser hauptsächlich
als Sendeeinheiten und als Pumpquellen für Verstärker eingesetzt. Für die optische Datenspeicherung werden gegenwärtig Laserdioden bei 405 nm, 650 nm
und 780 nm im Massenmarkt eingesetzt. Zukünftig werden Laserdioden auch in
magnetischen Festplatten verwendet1 [8, 9]. Unter weiteren Einsatzgebieten mit
zusammen 24% Marktanteilen finden sich die Photolithographie, Sensorik und
verschiedene Gebiete der Medizin wie z. B. kosmetische, dermatologische und
ophthalmische Applikationen [7]. Momentan eher unbedeutend in Anbetracht
des globalen Marktes ist der Einsatz von Lasern in Druck- und Markierungsanwendungen, der Displayherstellung und den militärischen Anwendungen [7].
Betrachtet man die in den verschiedenen Anwendungen eingesetzte Lasertechnologie, so stellt man fest, dass neben Laserdioden auch Festkörperlaser,
Faserlaser und CO2 -Laser dominieren. Die Rolle der Laserdioden wird von Jahr
zu Jahr wichtiger. Einerseits werden langjährig etablierte Technologien wie beispielsweise die CO2 -Laser verdrängt, andererseits finden Laserdioden vermehrt
als effiziente Pumpquellen für Festkörper- und Faserlaser Verwendung.
Aber auch völlig neue Einsatzgebiete, die vor kurzem noch undenkbar waren,
werden mit den stetig verbesserten Lasertechnologien erschlossen. Hier seien
1
2
Hier werden durch die Hitze eines Lasers kleinere Magnetisierungsdomänen ermöglicht, was
zur Steigerung der Speicherdichte und somit -kapazität führt.
1.1 Stand der Technik
beispielsweise der Einsatz von Lasern als Beleuchtung in Serienfahrzeugen [10]
und beim dreidimensionalen Druck genannt. „Mit dieser auch Additive Manufacturing genannten Technologie können direkt aus dem 3-D-Konstruktionsprogramm beliebige Teile aufgebaut werden“, welche mit gängigen Technologien
nicht möglich sind [11].
Der weltweite Markt für Laserstrahlquellen besaß im Jahr 2013 ein Volumen
von 8,8 Milliarden USD [7]. Für die nächsten Jahre sind durchschnittlich jährliche Wachstumsraten von über 5% prognostiziert, so dass das Volumen im Jahr
2017 bereits über 11 Milliarden USD betragen wird.
Other
4%
Solid State
16%
Quantum
Cascade
3%
Fiber
10%
CO2
12%
LP Diode
43%
Excimer
9%
HP Diode
3%
Abbildung 1.2: Lasertechnologien und deren Anteil am globalen Lasermarkt
2013 [7].
Betrachtet man die in den verschiedenen Anwendungen eingesetzte Lasertechnologie, so stellt man fest, dass global gesehen die Laserdioden mit 46% den
größten Anteil einnehmen. Dies ist hauptsächlich durch den enormen Anteil der
optischen Datenkommunikationsanwendungen und den gestiegenen Bedarf an
Bandbreite begründet [12]. Hieraus ergeben sich jährliche Wachstumsraten von
nahezu 10% [7].
1.1 Stand der Technik
In den letzten Jahrzehnten wurden wesentliche Fortschritte mit Halbleiterlasern für hohe Leistung überwiegend aufgrund steter Verbesserungen durch die
Materialwissenschaft erreicht. Hierzu zählen die Entwicklungen in der metallorganischen Gasphasenepitaxie, der Prozesstechnik und der Aufbau- und Verbindungstechnik [13, 14]. Als vertikales Wellenleiterkonzept kommen für nahezu
alle Hochleistungshalbleiterlaser seit längerer Zeit Varianten von Lasern mit
großer optischer Kavität zum Einsatz [15, 16]. Als laterales Konzept haben sich
mehrmodige Breitstreifen mit Breiten um 100 μm durchgesetzt. Erst seitdem
die Leistungssteigerung zu stagnieren beginnt, werden auch verstärkt Untersuchungen zum lateralen Design dieser Laser durchgeführt [17].
3
Kapitel 1 Einleitung
Es besteht ein hohes Interesse an neuartigen Konzepten, welche eine entscheidende Steigerung der Leistung und der Brillanz versprechen. Erst diese Steigerung ermöglicht den Einsatz von Laserdioden in kW-Systemen zur direkten
Anwendung [18, 19, 20]. Hiermit lassen sich sehr hohe Konversionseffizienzen
mit günstigen Gesamtbetriebskosten vereinen.
Anwendungen mit niedriger Leistung (wie z. B. Mikro- und Feinbearbeitung,
medizinische Applikationen, Sensorik etc.) profitieren ebenfalls von grundmodigen Lasern mit sehr hoher Brillanz. Gegenwärtig sind keine grundmodigen
Halbleiterlaser mit einer kontinuierlichen Ausgangsleistung von über 1 W am
Markt verfügbar (Tabelle 1.1). Eine Skalierung der grundmodigen Leistung von
1 W bis 2 W mit etablierten Verfahren der Strahlvereinigung durch Wellenlängenkombination [21, 22, 23] oder gar einer kohärenten Strahlvereinigung [24, 25]
würde zu Strahlquellen mit einigen 100 W und einem Strahlqualitätsfaktor von
rund 1 bzw. einem Strahlparameterprodukt von etwa 0,3 führen.
λ
850 nm
980 nm
1060 nm
Pmax
1000 mW
500 mW
200 mW
200 mW
150 mW
2200 mW
950 mW
700 mW
700 mW
650 mW
1600 mW
700 mW
600 mW
500 mW
450 mW
θ Ver
8◦
32◦
23◦
—
18◦
6◦
—
27◦
—
26◦
6◦
27◦
—
—
—
η PCE
28%
31%
28%
30%
46%
40%
24%
46%
40%
51%
40%
44%
39%
31%
37%
Typ
CoS
SOT9
SOT9
BTF
CoS
CoS
BTF
CoS
BTF
CoS
CoS
CoS
BTF
BTF
BTF
Hersteller
Diese Arbeit
Wavespectrum Laser
Frankfurt Laser Company
Lumics
Roithner
Diese Arbeit
3SPGroup
Optoenergy
EM4
Lumics
Diese Arbeit
Optoenergy
Innolume
3SPGroup
lLumics
Tabelle 1.1: Übersicht der momentan (Januar 2015) am Markt angebotenen
grundmodigen cw Halbleiterlaser emittierend bei den drei in dieser Arbeit untersuchten Wellenlängen (CoS: Chip on Submount; SOT: Small Outline Transistor;
BTF: Butterfly).
1.2 Ziele dieser Arbeit
Das Ziel dieser Arbeit ist die Entwicklung und die Erforschung von neuartigen
Wellenleiterkonzepten für kantenemittierende Halbleiterlaser mit hoher Ausgangsleistung und hoher Strahlqualität. Hierzu sollen verschiedene Konzepte
untersucht werden.
Zum einen soll das vertikale Wellenleiterkonzept des Photonic Band Crystal
Lasers signifikant weiterentwickelt werden. Diesbezüglich müssen Designstrategien zur Senkung der hohen internen optischen Verluste und zur Erhöhung der
4
Ausgangsleistung entwickelt und validiert werden. Modifikationen der vertikalen
Schichtstruktur müssen kontinuierlich anhand von standardisierten Breitstreifenlasern charakterisiert werden. Hierzu müssen geeignete Messungen sowohl im
gepulsten als auch im kontinuierlichen Betrieb erfolgen. Zusammen mit temperaturabhängigen Untersuchungen ergibt sich dann ein tieferes Verständnis
des PBC Wellenleiterkonzepts. Die Steigerung der Brillanz durch das neuartige Konzept muss anhand von lateral und vertikal grundmodig emittierenden
Bauelementen nachgewiesen werden.
Ein alternatives vertikales Wellenleiterkonzept auf Basis von Wellenleitern mit
unvollständigem Welleneinschluss (Tilted Wave Laser) soll erstmalig grundlegend untersucht werden. Dieses vielversprechende Konzept ermöglicht die Abstrahlung der Laserstrahlung in zwei extrem schmalen Emissionskeulen. Diesbezüglich müssen die Feldverteilungen von verschiedenen Designs im Fernfeld
ausführlich untersucht werden. Ebenfalls müssen zur Vergleichbarkeit standardisierte Breitstreifenlaser charakterisiert werden. Abschließend soll mit Hilfe von
Hochleistungsmessungen und Messungen der Strahlqualität die erreichte Brillanz bestimmt werden.
Ein zu den beiden Vertikalkonzepten komplementäres laterales Wellenleiterkonzept soll in dieser Arbeit erstmalig entwickelt und untersucht werden. Dieses
soll durch geeignete Modifikationen des lateralen Wellenleiters eine Verbreiterung der üblichen Rippenwellenleiterbreite unter Beibehaltung der grundmodigen Emission ermöglichen. Als Ergebnis sind eine höhere grundmodige Ausgangsleistung, eine geringere laterale Divergenz und, unter Erhaltung der Strahlqualität, eine höhere Brillanz möglich.
Als Emissionswellenlängen für alle hier untersuchten Laser kommen prinzipiell beliebige Wellenlängen in Frage. Um sowohl eine gute Vergleichbarkeit mit
den etablierten Technologien gewährleisten zu können, als auch zukünftige Anwendungen zu ermöglichen, sollen praxisrelevante Wellenlängen im so genannten
„Hochleistungsbereich“ zwischen 808 nm und 1064 nm realisiert werden.
Im Anschluss an diese Einleitung wird im zweiten Kapitel der wissenschaftliche Hintergrund für die hier untersuchten relevanten physikalischen Zusammenhänge hergeleitet und beschrieben. Ferner werden die Messgrößen eingeführt. Im
dritten Kapitel werden die drei untersuchten Wellenleiterkonzepte und die zugrundeliegenden theoretischen Methoden vorgestellt sowie ihre Funktionsweise
erläutert. Im vierten Kapitel werden die zur Herstellung und Charakterisierung
genutzten experimentellen Methoden sowie die Messgenauigkeiten der verwendeten Apparaturen vorgestellt. Das fünfte Kapitel präsentiert die mit Photonic
Band Crystal Laserstrukturen und das sechste Kapitel die mit Tilted Wave
Lasern erzielten Ergebnisse. Die an Lasern mit lateraler Strukturierung gewonnenen Ergebnisse sind in Kapitel sieben dargestellt. Kapitel acht gibt die Zusammenfassung und den erreichten wissenschaftlichen Stand wieder. Abschließend
werden im Ausblick mögliche weiterführende wissenschaftliche Untersuchungen
diskutiert.
5
Kapitel 2
Halbleiterlaser
Seit der ersten experimentellen Demonstration eines Halbleiterlasers [26] wurden sowohl diverse Material- [27, 28, 29, 30] als auch Bauelementkonzepte [31,
32, 33, 34, 35] entwickelt und intensiv untersucht. Hieraus sind aus technologischer und kommerzieller Sicht zwei wichtige Konzeptfamilien hervorgegangen:
oberflächenemittierende und kantenemittierende Laser. Letztere sind Bestandteil dieser Arbeit.
Auch unter kantenemittierenden Lasern wurden Spezialformen entwickelt, so
z. B. wellenlängenstabilisierte Laser mit integrierten Interferenzgittern [32] (englisch: distributed feedback (DFB) laser) oder Hochleistungslaser mit großer optischer Kavität [36] (englisch: large optical cavity (LOC) laser), um nur zwei
prominente Vertreter zu nennen.
Nahezu alle heutigen Kantenemitter teilen sich denselben prinzipiellen Aufbau, welcher im Folgenden erläutert wird. Mit Hilfe einfacher Überlegungen
lassen sich für diese Klasse von Lasern kennzeichnende Größen herleiten, welche
zum einen die Vertikalstrukturen beschreibbar und damit vergleichbar machen
und zum anderen eine konsequente wissenschaftliche Untersuchung erst ermöglichen.
2.1 Aufbau
Elektrisch betriebene Halbleiterlaser bestehen im einfachsten Fall aus einer aktiven Zone, in der Licht generiert und verstärkt wird. Es kommen hierbei Quantengräben [37, 38] sowie Quantenpunkte [39, 40, 41] in einer oder mehreren
Schichten zum Einsatz. In diesen werden sehr effizient Ladungsträger eingeschlossen und durch Rekombination Photonen erzeugt. Die aktive Zone ist vertikal in einem so genannten Wellenleiter eingebettet, welcher für eine Führung
der optischen Wellen bzw. einen Photoneneinschluss sorgt. Der Wellenleiter ist
im einfachsten Fall aus einer homogenen Schicht eines Halbleitermaterials (z. B.
Galliumarsenid) oder aus einer komplexen Abfolge von verschiedenen Schichten aufgebaut wie z. B. in den hier untersuchten Lasern. Er besitzt effektiv
einen höheren Brechungsindex als die ihn umgebenden Mantelschichten (Abbildung 2.1). Durch den Aufbau des Wellenleiters werden gleichzeitig die möglichen
Lasermoden und ihre Eigenschaften wie z. B. die Fernfelddivergenz bestimmt.
Der Wellenleiter wird in longitudinaler Richtung durch nahezu perfekte Kristallflächen, welche als Spiegel dienen, abgeschlossen und bildet mit diesen den
für den Laserbetrieb notwendigen Resonator. Solche Resonatoren werden auch
als Fabry-Pérot-Resonatoren bezeichnet. Um die aktive Zone von außen mit
7
Kapitel 2 Halbleiterlaser
Ladungsträgern versorgen zu können, besitzen Halbleiterlaser überdies noch geeignete Kontaktschichten. Diese bestehen in allen hier untersuchten Fällen aus
Galliumarsenid mit entsprechender n- oder p-Dotierung, welche ohmsche MetallHalbleiter-Kontakte ermöglichen [42].
Strom
p-Kontaktschicht
Metall
aktive Zone
Laserstrahlung
p-Mantelschicht
n-Mantelschicht
z
n-Kontaktschicht
Metall
Wellenleiter
y
x
Abbildung 2.1: Schematische Struktur eines einfachen kantenemittierenden
Halbleiterlasers.
Die physikalischen Eigenschaften eines Halbleiterlasers werden von seinem
vertikalen Schichtaufbau (in Abbildung 2.1 z-Richtung) und seiner lateralen
Geometrie (in Abbildung 2.1 x,y-Richtung) bestimmt. Ersterer wird nahezu
vollständig durch das Design bzw. dessen experimentelle Realisierung durch epitaktisches Wachstum festgelegt, letztere hingegen wird nach der Epitaxie durch
Prozessierung bestimmt. Auf die Prozessierung wird in Kapitel 4 eingegangen.
Zur Darstellung der Vertikalstruktur werden häufig Energiebanddiagramme
bzw. Diagramme des Brechungsindexverlaufs genutzt (Abbildung 2.2). Während
erstere nützlich sind, um ladungsträgerbezogene Mechanismen wie z. B. Injektion und Rekombination darzustellen, werden letztere genutzt, um die optischen
Eigenschaften zu erklären.
Im Flachbandfall (Uext > (EFC – EFV )/q, hierbei ist Uext die von außen angelegte elektrische Spannung, EFC die Energie des Quasiferminiveaus für Elektronen, EFV die Energie des Quasiferminiveaus für Löcher und q die Elementarladung) werden Ladungsträger über die Kontaktschichten in die Laserstruktur
injiziert und fließen hauptsächlich in die aktive Zone. Diese bestand in dieser Arbeit ausschließlich aus Quantengräben oder Quantenpunkten. In dieser werden
Elektronen und Löcher lokalisiert1 . Durch Rekombination der Elektron-LochPaare werden Photonen erzeugt. Allgemein spricht man dabei von einem optischen Gewinn des aktiven Mediums. Dieser Gewinn kann negativ oder auch positiv sein, je nachdem, ob Absorptions- oder Emissionsprozesse dominieren. Liegt
eine Besetzungsinversion vor (EFC – EFV > hν, hierbei ist h das Planck’sche
Wirkungsquantum und ν die Frequenz der Photonen [43]), überwiegt die Emission von Laserlicht und der Laserprozess kann einsetzen.
1
8
Alle in dieser Arbeit untersuchten Quantengräben/-punkte waren vom Typ I, d. h. in diesen
werden beide Ladungsträgerarten lokalisiert.
2.1 Aufbau
Energie E
p-dotiert
undotiert
n-dotiert
Ec
EFC
EF
EF
Eg
EFV
EV
Mantelschicht Wellenleiter Mantelschicht
Intensität
Brechungsindex
Position z
Position z
Abbildung 2.2: Oben: Verlauf der Energie der Bandkante des Leitungsbandes EC
und des Valenzbandes EV in Abhängigkeit der Position z für eine Laserstruktur
im Flachbandfall. Dargestellt sind die Energien für die p- bzw. n-dotierte Mantelschicht sowie den intrinsischen Wellenleiterbereich (hellgrau hinterlegt). Ferner
dargestellt sind die Quasiferminiveaus für Elektronnen EFC und Löcher EFV . Dunkelgrau hinterlegt ist ein Quantengraben mit der Bandlücke Eg gezeigt. Unten:
Verlauf des Brechungsindex in Abhängigkeit der vertikalen Position z sowie die
Intensitätsverteilung der fundamentalen optischen Mode.
Aus einem hohen Überlapp der Wellenfunktionen der Ladungsträger ergibt
sich eine hohe Rekombinationswahrscheinlichkeit und damit ein hoher Gewinn.
Zur weiteren Steigerung des Gewinns können im einfachsten Fall mehrere Quantengräben gestapelt werden [44]. Darüber hinaus lässt sich durch gezieltes Ausnutzen von Verspannungseffekten der Quantengräben und Barrieren der Gewinn nochmals steigern [45, 46, 47]. Das in den Quantengräben erzeugte Licht
breitet sich vorwiegend innerhalb des Wellenleiters aus, welcher somit für eine
Lokalisation des Lichtes sorgt. Damit sind die Führung bzw. Lokalisation der Ladungsträger und des Lichtes voneinander getrennt. Eine solche Struktur wird als
SCH-Struktur [48] (englisch: separate confinement heterostructure) bezeichnet
und ist heutzutage eine Standardstruktur für Halbleiterlaser. SCH-Strukturen
wurden in dieser Arbeit vorwiegen als Referenzstrukturen genutzt. Dabei wurde
für die Mantelschichten häufig Alx Ga1-x As mit niedriger Aluminiumkonzentration und für den Wellenleiter GaAs verwendet.
9
2.2 Kenndaten
Um Halbleiterlaser als optoelektrische Bauelemente beschreiben zu können, ist
es notwendig, deren Eigenschaften messen zu können. Aus den Messungen lassen
sich Kenngrößen bzw. Parameter herleiten. Auf die Messmethoden wird näher
in Kapitel 4 eingegangen.
Die einfachste Messung an einem elektrisch betriebenen Halbleiterlaser ist die
Messung der Ausgangsleistung in Abhängigkeit des injizierten Stromes sowie
der von außen angelegten Spannung. Man spricht dann von einer LichtleistungStrom-Spannungs-Messung, oder kurz LIV-Messung2 . Aus dieser Messung lassen sich bereits viele Parameter bestimmen.
Wird ein Halbleiterlaser mit einer externen elektrischen Spannung Uext in
Durchlassrichtung versorgt, so fließt ein signifikanter Strom erst ab einer bestimmten Spannung. Diese wird Schleusenspannung US genannt. Für Spannungen Uext > US liegt der Flachbandfall vor (Abbildung 2.2). Jede zusätzliche elektrische Spannung fällt dann idealerweise über dem ohmschen Serienwiderstand
R ab. Dieser wird aus der UI-Kennlinie als differentieller Anstieg (R = ΔU/ΔI)
bestimmt.
Abbildung 2.3: Links: Messung der externen Spannung in Abhängigkeit des
injizierten Stromes. Rechts: Messung der optischen Ausgangsleistung in Abhängigkeit des injizierten Stromes.
Die Messung der optischen Ausgangsleistung in Abhängigkeit des injizierten
Stromes zeigt bis zu einem bestimmten Strom Ithr nur einen geringen Anstieg, als
Resultat von verstärkter spontaner Emission. Für Ströme I > Ithr überwiegt der
Nettogewinn durch induzierte Emission [49, 50] und es wird Laserlicht emittiert.
Ithr wird auch als Schwellenstrom3 bezeichnet. Die optische Ausgangsleistung
steigt hierbei linear mit dem injizierten Strom an, so dass aus der LI-Kennlinie
ein Anstieg S = ΔP/ΔI4 definiert wird. Die Ausgangsleistung steigt bis zur
maximalen Ausgangsleistung Pmax an und sinkt bei weiterer Stromerhöhung.
2
Häufig werden Lichtleistung als Power und die Spannung als Voltage angegeben, daher sind
LIV, PIU, PIV und LIU als synonym zu verstehen.
3
Auch im deutschsprachigen Raum hat sich dabei der englische Index „threshold“ für Schwelle
etabliert.
4
Im englischen als Slope (S) bezeichnet.
10
2.2 Kenndaten
Der lineare Anstieg der Ausgangsleistung kann demnach als
P (I) = S · (I − Ithr )
(2.1)
beschrieben werden. Wird der Anstieg mittels der Photonenenergie hν und der
Elementarladung e in eine dimensionslose Größe umgerechnet, so erhält man
die differentielle Effizienz ηdiff
ηdiff = S ·
ΔP e
e
=
·
,
hν
ΔI hν
(2.2)
welche angibt, wie viele Photonen pro injiziertem Elektron-Loch-Paar aus dem
Laser emittiert werden [51].
Eine weitere in der Anwendung wichtige Effizienzgröße ist die Konversionseffizienz ηPCE 5 . Sie beschreibt das Verhältnis von optischer Ausgangsleistung zu
elektrischer Eingangsleistung:
ηPCE =
P
.
I·U
(2.3)
Betrachtet man die Photonenbilanz eines Lasers an der Schwelle Ithr näher,
so lässt sich für diese ein Gleichgewicht von sämtlichen Gewinn- und Verlustprozessen beschreiben. Die Photonenbilanz wird auch als Gewinn g bezeichnet:
g(I)I=Ithr = αint + αmir ,
(2.4)
wobei αint alle internen optischen Verluste wie z. B. Streuung an freien Ladungsträgern beschreibt [52]. αmir sind die Spiegelverluste. Für sie findet man mit der
Reflektivität der Front- Rf bzw. Rückfacette Rr und der Kavitätslänge L [13]:
αmir = −
ln (Rf · Rr )
.
2L
(2.5)
Der Gewinn g wird durch zwei Anteile bestimmt
g(I)I=Ithr = Γ · gm .
(2.6)
Einerseits einen Gewichtfaktor Γ, welcher den Überlapp des optischen Feldes mit
der aktiven Zone angibt und andererseits einen reinen Materialparameter gm ,
welcher von der Art der aktiven Zone abhängt [53] und Materialgewinn genannt
wird. Für diesen findet man häufig eine logarithmische Abhängigkeit von dem
injiziertem Strom [14, 54]
gm (J) = g0 · ln
J
,
Jtr
(2.7)
mit der Stromdichte J, welche sich aus
J=
5
I
w·L
(2.8)
Im englischen als power conversion efficiency (PCE) bezeichnet und öfter fälschlicherweise
als Steckdoseneffizienz (engl. wall-plug efficiency) bezeichnet, welche auch den Kühlaufwand der Bauelemente berücksichtigt.
11
mit w der Breite und L der Länge des gepumpten Laserbereiches ergibt. Der
Schwellengewinn g0 beschreibt hierbei den Gewinn an der Laserschwelle, Jtr
bezeichnet die so genannten Transparenzstromdichte. Diese beschreibt diejenige Stromdichte, welche notwendig ist, um durch die stimulierte Emission die
Absorption komplett aufzuwiegen. Das Material wird dabei „transparent“.
Neben der in Gleichung 2.2 beschriebenen differentiellen Effizienz ηdiff lässt
sich eine weitere wichtige Kenngröße von Halbleiterlasern herleiten: die sogenannte interne Quanteneffizienz ηint . Sie gibt an, wie viele Elektron-Loch-Paare,
die in die aktive Zone injiziert werden, auch tatsächlich strahlend miteinander
rekombinieren. Das Verhältnis zwischen der externen ηdiff und der internen ηint
Effizienz beschreibt dabei das Verhältnis zwischen den extern ausgekoppelten
zu allen erzeugten Photonen:
αmir
ηdiff
=
.
ηint
αint + αmir
(2.9)
Mit Hilfe der Gleichungen 2.9 und 2.5 erhält man eine Abhängigkeit der differentiellen Effizienz ηdiff von der Kavitätslänge L
αint
αint
1
1
1
=
·
+1 =
·
+1
↑ ηint
ηdiff (L) ↑ ηint
αmir
− ln(Rf ·Rr )
2.9
bzw.
2L
2.5
1
1
=
−
ηdiff (L)
ηint
2αint
ηint ln (Rf · Rr )
· L.
(2.10)
Mittels der Gleichungen 2.4 bis 2.7 gewinnt man eine Abhängigkeit des Schwellenstromes Jthr von der Kavitätslänge L
g(I)I=Ithr = Γ · gm = Γ · g0 · ln
↑
2.6
↑
2.7
J
ln (Rf · Rr )
= αint + αmir = αint −
↑
Jtr ↑
2L
2.4
bzw.
ln (Jthr (L)) = ln (Jtr ) +
2.5
αint ln (Rf · Rr ) 1
−
· .
Γg0
2Γg0
L
(2.11)
Unter Zuhilfenahme der Gleichungen 2.10 und 2.11 ist es folglich mit einer
längenabhängigen Messung der differentiellen Effizienz ηdiff und des Schwellenstromes Ithr leicht möglich, die wichtigen Materialparameter ηint , αint , Jtr und
Γg0 zu bestimmen. Diese Basisparameter wurden in dieser Arbeit für alle epitaktisch hergestellte Strukturen bestimmt.
Halbleiterlaser sind thermisch an eine Umgebung gekoppelt. Über die Kopplung
können sie thermische Energie auf- oder abgeben. Da im Betrieb von elektrisch
gepumpten Lasern stets ein signifikanter Anteil an Energie in Wärme umgewandelt wird, muss diese effizient abgeführt werden. Halbleiterlaser haben besonders
durch ihre kompakte Bauform relativ wenig Fläche zum Wärmetransport zur
Verfügung. Daher steigt zwangsweise die Temperatur innerhalb des Laserchips
12
im Betrieb an. Die veränderte interne Temperatur hat im Ergebnis einen Einfluss
auf die Parameter des Lasers. Im ungünstigsten Fall ist die interne Temperatur
so hoch, dass kein Laserbetrieb mehr möglich ist.
Die meist untersuchte Temperaturabhängigkeit ist die des Schwellenstromes
Ithr bzw. der Schwellenstromdichte Jthr und der differentiellen Effizienz η diff .
Diese Temperaturabhängigkeiten haben den größten Einfluss auf die Hochleistungseigenschaften von Halbleiterlasern. Sie lassen sich durch LI-Messungen bei
verschiedenen Temperaturen gewinnen (Abbildung 2.4). Mit zunehmender Temperatur nimmt in der Regel der Schwellenstrom zu, während die differentielle
Effizienz abnimmt. Als Ursache hierfür sind hauptsächlich die Abnahme des
Gewinns und die Erhöhung der optischen Verluste zu nennen [55].
Abbildung 2.4: Optische Ausgangsleistung in Abhängigkeit des injizierten Stromes für verschiedene Betriebstemperaturen.
Empirisch findet man hierfür folgende Zusammenhänge:
T
,
Jthr (T ) ∝ exp
T0
T
,
ηdiff (T ) ∝ exp −
T1
(2.12)
mit der charakteristischen Temperatur T0 , welche die Temperaturstabilität des
Schwellenstromes beschreibt und der charakteristischen Temperatur T1 , welche
die Temperaturstabilität der differentiellen Effizienz beschreibt.
Weitergehende Untersuchungen zeigen, dass Gleichung 2.12 mit weiteren internen Parametern und ihrer exponentiellen Temperaturabhängigkeit verknüpft
ist [56]. Diese Beiträge lassen sich mit Hilfe von Gleichung 2.11 mit J = Jthr
und Gleichung 2.9 gesondert darstellen:
αint (T ) + (1/L) ln (1/Rf · Rr )
Jtr (T )
exp
,
Jthr (T ) =
ηint (T )
Γg0 (T )
αmir
.
(2.13)
ηdiff (T ) = ηint (T )
αint (T ) + αmir
Hierbei sei angenommen, dass Γ, L und αmir nicht von der Temperatur abhängen. Das totale Differential dJthr (T)/dT und dη diff (T)/dT ergibt dann für
13
die charakteristischen Temperaturen der internen Parameter (X → TX )
1
Ttr
1
Tηint
1
Tg0
1
Tαint
1 dJtr
·
,
Jtr dT
1 dηint
,
=−
·
ηint dT
1 dg
= − · 0,
g0 dT
1
dαint
,
=
·
αint dT
=
(2.14)
womit sich die charakteristischen Temperaturen T0 und T1 als
1
1
αint
1
αint + αmir
1
1
=
+
+
·
+
·
,
T0
Ttr Tηint
Γg0 Tαint
Γg0
Tg0
1
αint
1
1
=
+
·
T1
Tηint
αint + αmir Tαint
(2.15)
darstellen lassen.
Die oben aufgeführten temperaturabhängigen Eigenschaften beschreiben intrinsische Parameter, welche lediglich von dem Aufbau der Laserstruktur abhängen. Wie bereits erwähnt, ist jeder Halbleiterlaser an eine Wärmesenke gekoppelt, um effektiv Wärmeenergie abgeben zu können. In der Regel besteht
zwischen Wärmequelle und Wärmesenke ein thermischer Widerstand, welcher
signifikant den Wärmetransport beeinflusst und daher großen Einfluss auf die
Hochleistungseigenschaften von Laserdioden nimmt. Er wird als Temperaturanstieg der aktiven Zone im Verhältnis zur Verlustleistung definiert [13]
Rth =
ΔT
U·I − Pout (I)
(2.16)
und kann in der Regel über die Wellenlängenverschiebung der Emission mit dem
Strom Δλ/ΔI und der Temperatur Δλ/ΔT bestimmt werden [57, 58].
2.4 Strahleigenschaften
Neben einer möglichst hohen Ausgangsleistung bei bestmöglicher Umwandlungseffizienz sind für heutige Laserdioden auch deren räumliche Strahleigenschaften von großer Bedeutung, da in den meisten Anwendungen eine optische
Strahlumformung wie z. B. Fokussierung durchgeführt wird [14]. Daher ist die
genaue Kenntnis der Feldverteilungen von Hochleistungslaserdioden entscheidend, um diese bereits während der Entwurfsphase berücksichtigen zu können.
Betrachtet man zunächst einen einfachen rotationssymmetrischen dielektrischen Wellenleiter, welcher lediglich die Fundamentalmode führt, so lässt sich
mit Hilfe von Wellengleichungen eine analytische Lösung für ebene Wellen finden [59, 60, 61]. Durch Beugung lässt sich die Ausbreitung der Laserstrahlen im
Freien durch eine passende Lösung der Wellengleichung beschreiben. Dies sind
die Gaußstrahlen
ρ2
A
· exp −ik
(2.17)
E (z, ρ) =
q (z)
2q (z)
14
2.4 Strahleigenschaften
mit der elektrischen Feldstärke E, der Ausbreitungsrichtung z und dem Radius ρ.
Hierbei gilt für letztere:
q (z) = z + iz0 ,
2
2
(2.18)
2
ρ =x +y .
(2.19)
Mit einer angepassten komplexen Darstellung von q (z)
1
λ
1
=
−i·
q (z)
R (z)
πW2 (z)
(2.20)
ergibt sich letztendlich:
ρ2
ρ2
A W0
· exp −ikz − ik
· exp − 2
+ iξGuoy (z) .
E (z, ρ) =
iz0 W (z)
2R (z)
W (z)
(2.21)
x0,y0
x,y
1 2
e
W0
R(z)
z0
E(z)
x,y
θDiv
z
2 W0
Abbildung 2.5: Schematische Darstellung der Propagation eines Gaußstrahls und
Beschreibung der Strahlparameter (nach [62]).
Anhand dieser Formel lassen sich die wichtigsten Strahleigenschaften anschaulich darstellen. Sie stellen die Strahlparameter dar:
2
z
,
(2.22)
W (z) = W0 · 1 +
z0
λz0
,
(2.23)
W0 =
π
2
z
,
(2.24)
R (z) = z · 1 +
z0
z
.
(2.25)
ξGuoy = arctan
z0
W(z) beschreibt den Strahlradius eines Gaußstrahl am Ort z. W0 gibt den
minimalen Strahlradius des Strahls an und z0 ist die Rayleigh-Länge des Gaußstrahls. Sie beschreibt die Entfernung von der Strahltaille, in welcher die Quer√
schnittsfläche des Strahls doppelt so groß, bzw. der Strahlradius auf das 2fache der Strahltaille W0 angewachsen ist. R(z) beschreibt die Krümmung der
15
Phasenflächen am Ort z und wird als Krümmungsradius bezeichnet. Dieser ist
gerade an der Rayleigh-Länge z0 minimal und divergiert gegen ∞ sowohl für
z = 0 als auch für z → ∞. ξGuoy wird als Guoy-Phase bezeichnet und definiert
den Phasensprung eines Gaußstrahls beim Durchgang durch die Strahltaille.
Aus obigen Gleichungen lässt sich eine sehr wichtige Größe in der Fernfeldnäherung (das heißt z z0 und tan θDiv ≈ θDiv ) gewinnen. Die Divergenz ist
dann nämlich:
2W0
θDiv =
.
(2.26)
z0
Mit Hilfe der Strahltaille (2.23) und der Divergenz (2.26) lässt sich das Strahlparameterprodukt SPP6 eines Gaußstrahls definieren
λ
= const.,
(2.27)
π
welches für einen Gaußstrahl stets eine Konstante ist. Gleichung 2.27 beschreibt
eine grundlegende Eigenschaft von Gaußstrahlen, welche für die meisten praktischen Anwendungen von immenser Bedeutung ist. Diese lassen sich nicht beliebig fokussieren, ohne dass die Divergenz unpraktikabel groß wird. Vielmehr wird
die minimale Spotgröße des Laserstrahls durch dessen Wellenlänge bestimmt7 .
Auch lassen sich Gaußstrahlen prinzipiell nicht parallelisieren. Sie haben stets
eine Divergenz. Insbesondere sagt Gleichung 2.27 aus, dass auch eine optische
Transformation z. B. mit Hilfe von Linsen das Strahlparameterprodukt nicht
verbessern kann [60].
Wie bereits erwähnt, ist die präsentierte Lösung der Wellengleichung streng
genommen nur für einfache rotationssymmetrische Wellenleiter gültig. Nichtsdestotrotz erlaubt das Modell der Gaußstrahlen eine gute Beschreibung der von
Halbleiterlasern emittierten Strahlung, insbesondere der Fundamentalmoden.
Die Abweichung der realen Strahlen von idealen Gaußstrahlen wird durch
einen dimensionslosen Faktor M2 beschrieben. Dieser besitzt für ideale Gaußstrahlen den Wert 1 und für alle anderen Strahlen höhere Werte. M2 wird auch
als Strahlqualitätsfaktor oder auch als Beugungsmaßzahl bezeichnet [63]:
SPPGauß = θDiv · W0 = 2
SPP = M2 · θDiv W0 .
(2.28)
Obige Gleichung beschreibt die „Qualität“ der emittierten Laserstrahlen, macht
jedoch keine Aussagen über die Leistung, welche im Brennpunkt fokussiert werden kann. Dies wird im Allgemeinen durch die Brillanz beschrieben. Diese gibt
an, wie viel Leistung P aus einer Fläche A in einen Raumwinkel Ω abgestrahlt
wird [60]:
P
.
(2.29)
B=
A·Ω
Beschreibt man die Fläche über die Strahltaille A = πW20 und den Raumwinkel
2 , so erhält man
über die Divergenz Ω = πθDiv
B=
6
7
λ2
P
,
· M2 · M2
(2.30)
Im englischen als Beam Parameter Product (BPP) bezeichnet.
Dies hat Konsequenzen, wenn man Halbleiterlaser (λ ≈ 1 μm) mit CO2 -Lasern (λ ≈ 10 μm)
vergleicht.
16
2.5 Hochleistungsbetrieb
das heißt die maximale erreichbare Brillanz ist alleine durch die Ausgangsleistung, die Wellenlänge und die Strahlqualität bestimmt.
Wie in Kapitel 1 beschrieben existieren zahlreiche Laseranwendungen, welche
eine hohe Leistung bzw. Strahlqualität benötigen. Diese können prinzipiell auf
zwei Wegen mit Halbleiterlasern erreicht werden. Einerseits können grundmodige Laser mit einer hohen Strahlqualität benutzt werden. Hierbei ist die Ausgangsleistung auf etwa 1 W oder weniger pro Emitter begrenzt [64, 65, 66].
Andererseits können mehrmodige Laser mit einer schlechteren Strahlqualität jedoch einer hohen Ausgangsleistung von bis ca. 20 W pro Emitter benutzt werden
[67, 68, 69]. Für höhere Ausgangsleistungen werden diese dann in einem Skalierungsprozess zusammengeschaltet. Mehrere Laser werden parallel in einem
Barrenverbund betrieben und liefern dann mehrere 100 W cw8 [70, 13] bzw.
über 1 kW qcw9 Ausgangsleistung [71]. In einem Stack werden mehrere solcher
Barren übereinander gestapelt und liefern dann mehrere kW Ausgangsleistung
[72, 22, 73]. Der letztere Ansatz ist heute der übliche Weg, um Hochleistungsanwendungen mit Halbleiterlasern zu erschließen.
Wie gut dieser Skalierungsprozess funktioniert, hängt grundlegend von der
Qualität der vertikalen Struktur ab. Um diese überprüfen und gezielt optimieren zu können, werden Einzelstreifen als Laser hergestellt und untersucht. Aus
der Bestimmung der Parameter, wie in Abschnitt 2.2 und 2.3 beschrieben, können Rückschlüsse auf die Qualität des Materials bzw. des Designs gezogen werden. Anschließende Designverbesserungen haben dann stets die Erhöhung der
Ausgangsleistung und der Brillanz sowie der Konversionseffizienz zum Ziel.
Bei der Bestimmung der maximalen Ausgangsleistung eines Halbleiterlasers
stellt man fest, dass diese stets begrenzt ist und nicht beliebig gesteigert werden kann. Hierfür sind zwei Mechanismen verantwortlich. Einerseits wird durch
Aufheizen des Chips der Ladungsträgereinschluss innerhalb der aktiven Zone
verringert und gleichzeitig nehmen die nichtstrahlenden Rekombinationsprozesse zu [13]. Dieser Effekt führt zu einer Erhöhung der Schwelle Ithr , einer
Verringerung des Gewinns und somit zu einer geringeren Effizienz ηdiff . Ist die
thermische Belastung so groß, dass ηdiff = 0 gilt, spricht man von einem thermischen Überrollen10 und die Ausgangsleistung sinkt mit zunehmendem Strom
[74]. Andererseits kann die Ausgangsleistung bei steigendem Strom abrupt einbrechen bzw. nahezu komplett verschwinden. Dieser Effekt beruht auf einer
Degradation der Laserdiode und ist nicht reversibel [75]. Je nachdem welcher
Bereich der Laserdiode degradiert, unterscheidet man z. B. zwischen Degradation des Volumenmaterials11 und der Facettendegradation12 . Details zur Degradation findet man beispielsweise in [76].
8
Im
Im
10
Im
11
Im
12
Im
9
englischen
englischen
englischen
englischen
englischen
als
als
als
als
als
continuous wave für kontinuierlichen Betrieb bezeichnet.
quasi continuous wave für quasi kontinuierlichen Betrieb bezeichnet.
thermal rollover bezeichnet.
Catastrophic Optical Bulk Damage (COBD) bezeichnet.
Catastrophic Optical Mirror Damage (COMD) bezeichnet.
17
Zur Erzielung einer möglichst hohen Ausgangsleistung und einer hohen Konversionseffizienz lassen sich zunächst einfache Grundregeln aufstellen, nach denen eine Struktur entwickelt werden kann. Diese werden exemplarisch im Folgenden diskutiert.
• Optische Eigenschaften: Das im Halbleiterlaser generierte Laserlicht sollte möglichst schmalbandig sein und verlustfrei geführt werden. Streu- und
Absorptionsprozesse sollten minimiert werden.
Abbildung 2.6: Differentielle Effizienz in Abhängigkeit von der Kavitätslänge
und den optischen Verlusten αint . Die interne Effizienz beträgt 95%. Die Facetten
besitzen jeweils eine Reflektivität von 32%. Berechnet nach [13] für eine Variation
von αint zwischen 0,5 cm-1 und 3,0 cm-1 .
Hierzu werden Materialien entwickelt bzw. gewählt, welche transparent für die
entsprechende Emissionswellenlänge sind und daher kaum Laserlicht absorbieren. Durch Einstellung eines passenden Dotierungsprofils, lässt sich die Streuung
an freien Ladungsträgern
αFCA =
q2
Nλ2
·
8π 2 nc3 m∗ τ
(2.31)
beeinflussen [77, 78, 79]. Hierbei ist q die Ladung, n der Brechungsindex, c
die Lichtgeschwindigkeit, N die Ladungsträgerkonzentration, λ die Wellenlänge,
m∗ die effektive Masse und τ die Relaxationszeit. Insbesondere die Abhängigkeit der Gleichung 2.31 von der Wellenlänge13 verdeutlicht die Schwierigkeit, mit
Halbleiterlasern bei langen Wellenlängen niedrige optische Verluste zu erreichen.
Durch Verbesserung der Wachstumsbedingungen lässt sich eine sehr gute Materialqualität erreichen. Durch entsprechende Designs können weitere Verluste,
z. B. Intervalenzbandabsorption [44], weitestgehend minimiert werden. Darüber
hinaus kann die Prozessierung der Vertikalstrukturen ebenfalls Einfluss auf die
Wellenleiterverluste nehmen.
13
Der Exponent λx hängt von der Art der Streuung ab. Für akustische (x = 1,5), optische Phononen (x = 2,5) und ionisierte Störstellen (x = 3) ergeben sich verschiedene Exponenten.
18
Um die Leistung von Halbleiterlasern weiter steigern zu können, ist es notwendig Strukturen zu entwickeln, welche geringe Wellenleiterverluste besitzen
(αint ≈ 1 oder kleiner) [69, 80]. Abbildung 2.6 zeigt den Vorteil von verlustarmen
Strukturen. Insbesondere für größere Kavitätslängen (L ≈ 3 mm oder länger)
lassen sich durch niedrige Verluste differentielle Effizienzen von ηdiff ≈ 80%−90%
erreichen (siehe auch Formel 2.10). Längere Kavitäten besitzen gegenüber kürzeren weiterhin den Vorteil, dass sowohl der elektrische als auch der thermische
Widerstand geringer sind.
• Elektrische Eigenschaften: Die Injektion von Ladungsträgern in die Halbleiterstruktur muss effizient erfolgen. Das bedeutet, dass die elektrischen Kontakte ohmsches Verhalten mit einem möglichst geringen Widerstand zeigen
sollten. Ferner sollte auch die Halbleiterstruktur einen möglichst geringen Serienwiderstand zeigen. Ebenso sollte die Injektionseffizienz der Ladungsträger
in die aktive Zone nahezu 100% betragen.
Abbildung 2.7: Links: Ausgangsleistung in Abhängigkeit des Stromes für verschiedene Serienwiderstände eines Lasers. Rechts: Konversionseffizienz in Abhängigkeit des Stromes für verschiedene Serienwiderstände. Berechnet nach [13]
für eine Variation von RS zwischen 50 mΩ und 300 mΩ.
Hierzu werden unter Berücksichtigung der optischen Eigenschaften Materialkombinationen gewählt, welche eine hohe Ladungsträgerbeweglichkeit bzw.
einen geringen Serienwiderstand und eine gute Materialqualität erlauben. Letztere ist essentiell, um defektassistierte nichtstrahlende Rekombination von Ladungsträgern so gering wie möglich zu halten [81, 82]. Zusätzlich werden geeignete Dotierungsprofile zu den entsprechenden Bandstrukturen gewählt, um
z. B. Barrieren aufgrund von Grenzflächen zu vermeiden.
Ziel ist es Strukturen zu entwickeln, die geringe Serienwiderstände zeigen. Der
spezifische Serienwiderstand sollte dabei im Bereich von 10-5 Ωcm2 liegen. So
sind für Breitstreifenlaser sowohl hohe Ausgangsleistungen über 10 W als auch
hohe Konversionseffizienzen über 60% möglich. Für deutlich erhöhte Serienwiderstände ist mit höheren ohmschen Verlustleistungen und damit verbundenen
Temperaturerhöhungen zu rechnen. Hierdurch folgen eine geringere Maximalausgangsleistung und eine geringere Konversionseffizienz.
19
• Thermische Eigenschaften: Die im Bauelement entstehende Wärme sollte
effektiv abgeführt werden. Sowohl die Halbleiterstruktur als auch die Aufbauund Verbindungstechnik (AVT) müssen optimal an die Wärmeabfuhr angepasst sein. Die eingesetzten Halbleiterschichten sollten eine hohe Wärmeleitfähigkeit besitzen. Des Weiteren ist eine möglichst dünne Struktur von Vorteil.
Für die Wärmeabfuhr sollten Materialien mit hoher Wärmeleitfähigkeit und
angepasster Temperaturausdehnung (Diamant vs. CuW [83]) benutzt werden.
Abbildung 2.8: Links: Ausgangsleistung in Abhängigkeit des Stromes für verschiedene thermische Widerstände eines Lasers. Rechts: Konversionseffizienz in
Abhängigkeit des Stromes für thermische Widerstände. Berechnet nach [13] für
eine Variation von Rth zwischen 5 K/W und 30 K/W.
Wie aus Formel 2.16 ersichtlich, steigt für hohe Rth -Werte die Temperatur
der aktiven Zone stärker an als für niedrige. Hohe Temperaturen führen wiederum zu verringertem Gewinn und das thermische Überrollen wird bereits bei
geringen Strömen erreicht. Die optische Ausgangsleistung und die Konversionseffizienz sind geringer (Abbildung 2.4 und Abbildung 2.8). Des Weiteren wird bei
höheren Temperaturen im Allgemeinen die unvermeidliche Alterung des Lasers
beschleunigt [84, 85].
2.6 Zusammenfassung
Aus den vorangehenden Herleitungen und Überlegungen folgt, dass auch unter
idealen Bedingungen die maximale Ausgangsleistung von Halbleiterlasern durch
thermische Belastung oder irreversible Degradation begrenzt ist. Aus Formel
2.29 folgt, dass die Brillanz eines Halbleiterlasers ebenfalls begrenzt ist. Mit den
bestehenden Wellenleitertypen nach dem Stand der Technik lässt sich die Brillanz nicht mehr signifikant steigern. Daher ist die Erforschung von fundamental
neuartigen Wellenleiterkonzepten erforderlich.
20
Kapitel 3
Wellenleiterkonzepte
Dieses Kapitel beschreibt die in dieser Arbeit entwickelten und untersuchten
Wellenleiterkonzepte zur Erzeugung einer geringen Fernfelddivergenz bei gleichzeitig hoher Strahlqualität und damit Erzielung einer hohen Brillanz. Von den
drei untersuchten Konzepten beeinflussen die ersten beiden die vertikale Modenfilterung bzw. Modenführung im Wellenleiter, während das dritte Konzept
zur Beeinflussung des lateralen Modenspektrums eingesetzt wird.
Das erste untersuchte Konzept zur Erzeugung von Laserstrahlung mit geringer
Divergenz in vertikal breiten Wellenleitern nutzt eine periodische Mehrschichtstruktur zu Filterung von höheren Moden. Das Konzept wurde 2001 erfunden
und zum Patent angemeldet [86]. Die numerischen Berechnungen wurden im
Falle der Strukturen emittierend bei 850 nm von Vitaly Shchukin und in allen anderen Fällen von Vladimir Kalosha an der TU Berlin durchgeführt. Die
Diskussion und Bewertung der Ergebnisse sowie Festlegung der weiteren Entwicklungsstrategie erfolgte mit beiden gemeinsam.
Als zweites Konzept zur Erzielung einer geringen vertikalen Fernfelddivergenz
wurden Wellenleiter mit nicht vollständigem Welleneinschluss untersucht. Das
hier untersuchte Laserkonzept wurde 2006 erfunden und zum Patent angemeldet [87]. Die numerischen Berechnungen wurden von Vitaly Shchukin an der
TU Berlin bzw. bei der PBC Lasers GmbH durchgeführt. Die Diskussion und
Bewertung der Ergebnisse sowie Festlegung der weiteren Entwicklungsstrategie
erfolgte gemeinsam mit ihm.
Zur Erzielung einer geringen Fernfelddivergenz in lateral breiten Wellenleitern wurde im Rahmen dieser Arbeit ein neuartiges Wellenleiterkonzept entwickelt und untersucht. Die Erfindung wurde 2011 zum Patent angemeldet [88].
Sie basiert auf der Unterdrückung von höheren lateralen Moden durch lateral
strukturierte Wellenleiter. Die numerischen Berechnungen wurden durch Vladimir Kalosha an der TU Berlin durchgeführt, während die Diskussion und
Bewertung der Ergebnisse sowie Festlegung der weiteren Entwicklungsschritte
gemeinsam mit ihm erfolgte.
3.1 Separate Confinement Heterostructure
Seit der erstmaligen Demonstration der Lasertätigkeit in Halbleitern [26] werden
stetig Verbesserungen des Designs durchgeführt. Bereits früh wurden Designs
mit Heterostrukturen vorgeschlagen, welche die benötigten Schwellenstromdichten und die Ausgangsleistungen bzw. Effizienzen signifikant verbesserten [89, 90].
Im Jahre 2000 wurde den beiden Physikern Z.I. Alferov und H. Kroemer „für
21
Kapitel 3 Wellenleiterkonzepte
die Entwicklung von Halbleiterheterostrukturen für Hochgeschwindigkeits- und
Optoelektronik“ der Nobelpreis für Physik verliehen [91].
Erst die Entkopplung der Lokalisation der Ladungsträger von der Lokalisation des optischen Feldes1 in einer Struktur mit einer Abfolge von AlGaAs Heterostrukturen mit unterschiedlichen Aluminiumgehalten [48] ermöglichte die
rasante Entwicklung verschiedener Wellenleiterstrukturen und die Verbesserung
der aktiven Zone.
3.2 Vertikale Wellenleiterkonzepte
Brechungsindex
Nahezu gleichzeitig mit der Entwicklung der Doppelheterostruktur begann auch
die Entwicklung von Wellenleiterstrukturen mit großer vertikaler optischer Kavität [36]. Diese LOC-Strukturen2 besitzen eine vertikale Ausdehnung des Wellenleiters im Bereich von mehreren μm bis zu mehreren 10 μm und emittieren
vertikal mehrmodig.
Im weiteren Verlauf wurden verschiedene vertikale Wellenleiterdesigns untersucht (Abbildung 3.1) mit dem Ziel, die Emissionseigenschaften zu verstehen
und beeinflussen zu können. Ein Aspekt dieser Untersuchungen ist der Zusammenhang der Feldausdehnung im Nahfeld und die zugehörige Fernfeldverteilung
[92]. Ein anderer Aspekt wurde erst mit der Entwicklung von Hochleistungslasern wichtig. Die maximale Ausgangsleistung eines Lasers ist durch die maximale Facettenbelastung vor dem Eintreten von irreversibler Facettenbeschädigung
begrenzt (siehe Abschnitt 2.5).
a)
TAL
b) GRINSCH
c) Mode Exp.
d)
ARROW
Position z (μm)
Abbildung 3.1: Schematische Darstellung 4 unterschiedlicher Konzepte zur Verringerung der vertikalen Fernfelddivergenz. Der Verlauf des Brechungsindex ist
schwarz und der Verlauf der elektrischen Feldstärke rot dargestellt. a) Wellenleiter
mit sehr dünner aktiver Zone (thin active layer). b) Wellenleiter mit graduiertem
Brechungsindex (graded refractive index separate confinement heterostructure).
c) Wellenleiter mit gekoppelten passiven zusätzlichen Wellenleitern (nach [93]). d)
Wellenleiter mit antiresonant reflektierenden passiven zusätzlichen Wellenleitern
(antiresonant reflecting optical waveguide) (nach [94]).
So wurden z. B. Laser mit extrem dünnen Wellenleitern oder sogar gänzlich
ohne Wellenleiter (thin active layer (TAL) laser) untersucht. In diesen taucht die
optische Mode sehr tief in die Mantelschichten ein, was zu einer sehr geringen
vertikalen Divergenz von rund 10◦ führt [95]. Ebenso wurden Strukturen untersucht in denen der Übergang zwischen Wellenleiter und Mantel rampenförmig
1
Auch im deutschsprachigem Raum hat sich dabei der englische Begriff der Separate Confinement Heterostructure etabliert.
2
Im englischen als Large Optical Cavity bezeichnet.
22
3.3 Photonic Band Crystal Laser
(graded refractive index separate confinement heterostructure (GRINSCH) laser) ausgelegt wird, was zu einer Verbreiterung des modalen Feldes und zu Divergenzen von 13◦ bis 15◦ führt [96, 97]. Laser mit zusätzlichen gekoppelten passiven
Wellenleiterschichten mit hohem Brechungsindex zeigten sogar noch geringere
vertikale Divergenzen von rund 15◦ [98]. Durch mehrere antiresonant reflektierende passive Wellenleiter (antiresonant reflecting optical waveguide (ARROW)
laser) wurde ebenfalls die fundamentale Mode stark verbreitert und so eine geringe vertikale Divergenz von 18◦ erreicht [94].
Eine „Wiederentdeckung“ und signifikante Weiterentwicklung des LOC Wellenleiters führte zu Lasern mit einer super-großen vertikalen optischen Kavität
(super large optical cavity (SLOC) laser). In diesen werden durch abgestimmtes
Design aus lokalisierender aktiver Zone, einem sehr breiten Wellenleiter und den
zur Modenfilterung eingesetzten Mantelschichten sehr geringe vertikale Fernfelddivergenzen von 13◦ erreicht [99]. Das Design zeichnet sich insbesondere durch
eine schmale 1/e2 -Breite und eine sehr gute Strahlqualität auch bei hohen Ausgangsleistungen aus. Eine exzellente Übersicht über die verschiedenen Aspekte
des Designs, der Modenfilterung, der Strahleigenschaften und der Hochleistungseigenschaften von SLOC Lasern gibt [100].
Ein alternativer Weg zur Verbreiterung des optischen Feldes wird in [101]
beschritten. Hier werden zwischen der aktiven Zone und den Wellenleiterschichten zusätzliche Schichten mit niedrigem Brechungsindex eingezogen und so der
effektive Brechungsindex der lokalisierenden aktiven Zone verringert. Diese delokalisierende Wirkung führt zu einer vertikalen Divergenz von rund 8◦ . Werden
stattdessen die Barrieren zwischen den Quantengräben als Schichten mit niedrigerem Brechungsindex ausgeführt (low index quantum barriers (LIQB)), so lässt
sich ebenfalls eine Verbreiterung der optischen Mode und damit eine Fernfelddivergenz von rund 15◦ erreichen [102]. Durch Kombination mit einem 8,6 μm
breiten SLOC Wellenleiter werden sogar bei λ = 1060 nm eine Divergenz von
9◦ und eine Ausgangsleistung von 12 W erreicht [103].
Ein Design, welches prinzipiell noch geringere Fernfelddivergenzen als 8◦ bis
9◦ ermöglicht, benötigt als Wellenleiterkonzept eine effektive Aufweitung des
optischen Feldes und eine neue Art der Filterung der vertikalen Wellenleitermoden. Geringere vertikale Divergenzen lassen sich mit den bisher beschriebenen
Konzepten kaum erreichen.
In dieser Arbeit wurde das Konzept des Photonic Band Crystal (PBC) Lasers
untersucht und maßgeblich weiterentwickelt. Eine schematische Illustration der
Namensgebung ist in Abbildung 3.2 als Kombination eines photonischen Kristalls [104] mit einem asymmetrischen SLOC-Laser [100] dargestellt. Ein PBC
Laser besitzt in Anlehnung an einen photonischen Kristall eine periodische Abfolge eines Schichtpaares mit unterschiedlichem Brechungsindex. Diese nehmen
den kompletten n-dotierten Teil des sehr breiten Wellenleiters ein. Der Wellenleiter wird durch eine Abweichung von der Periodizität analog zu einem photonischen Kristall abgeschlossen.
23
3,7
Brechungsindex
Brechungsindex
3,6
3,5
3,4
3,3
3,2
0
1
3
2
5
4
Brechungsindex
Position z (μm)
3,7
3,6
3,5
3,4
3,3
3,2
0
1
2
3
4
5
Position z (μm)
3,5
3,4
3,3
3,2
0
2
4
6
8
10 12 14 16 18 20
Position z (μm)
Abbildung 3.2: Illustration zur Namensgebung der PBC Laser. Oben links: Brechungsindexverlauf (schwarz) eines eindimensionalen photonischen Kristalls mit
einem optischen Defekt sowie dem Profil der am Defekt lokalisierten Defektmode
(rot) (nach [104]). Oben rechts: Brechungsindexverlauf (schwarz) eines asymmetrischen SLOC Lasers mit dem Profil der Fundamentalmode (rot) (nach [100]).
Mitte: Relevante Bausteine für den n-Teil (links) und den p-Teil (rechts) des PBC
Lasers. Unten: Brechungsindexverlauf (schwarz) und Profil der Fundamentalmode
(rot) eines PBC Lasers.
Die funktionellen Bestandteile eines PBC Lasers sind in Abbildung 3.3 anhand
des Verlaufs des Brechungsindex dargestellt. Das periodisches Mehrschichtsystem im PBC Wellenleiter befindet sich komplett im n-dotierten Bereich der
Laserstruktur und ist zuständig für die Aufweitung des Feldes. Es bestimmt damit unter anderem die Divergenz θDiv der Fundamentalmode sowie die Verluste
αFCA durch Streuung an freien Ladungsträgern.
Der lokalisierende Defekt mitsamt aktiver Zone am oberen Ende des PBC
Wellenleiters bestimmt den Überlapp Γ des optischen Feldes mit der aktiven
Zone und damit den Gewinn (siehe Gleichung 2.6). Weiterhin wird durch die
aktive Zone und deren höheren Brechungsindex die Lokalisierung der fundamentalen Mode bzw. damit auch ihre Divergenz θDiv beeinflusst. Einen weiteren
Mechanismus zur Steuerung der Modendiskriminierung stellt der untere Rand
des PBC Wellenleiters dar. Er lässt sich ebenfalls als optischer Defekt ausbilden,
bestimmt maßgeblich die Leckageverluste αLeakage der Felder aller Moden und
trägt damit ebenfalls zur Modendiskriminierung bei.
24
Brechungsindex
Γ, θDiv
3,5
3,4
3,3
3,2
αLeakage
0
2
4
αFCA, θDiv
6
8
10 12 14 16 18 20
Wachstumsrichtung (μm)
Abbildung 3.3: Funktionelle Bestandteile eines PBC Lasers anhand des Brechungsindexverlaufs.
Zur Berechnung der Moden im PBC Wellenleiter wird die skalare Wellengleichung:
d2 Ey (z)
+ (z) k2 Ey (z) = k2 n2 Ey (z)
(3.1)
dz2
für den Feldansatz:
(3.2)
E = Em (z) exp (−ikβm x)
gelöst. Hierbei wird das Brechungsindexprofil durch n (z) beschrieben, wobei der
Brechungsindex als komplex angenommen wird (n = nAlGaAs +i n ) und mit Hil
fe von n = α/2k auch die Verluste an freien Ladungsträgern mit berücksichtigt.
Für die Streuquerschnitte der Ladungsträger findet man:
αFCA ≈ 3 × 10−18 ND + 7 × 10−18 NA
(3.3)
mit den Ladungsträgerdichten ND für Elektronen und NA für Löcher [105]. Die
Lösungen Em und βm ergeben die elektrische Feldverteilung und die Verluste
jeder Mode mit der Modennummer m mit αm = 2k Im (βm ).
Abbildung 3.4: Moden eines PBC Lasers [106]. Links: Brechungsindexprofil
eines PBC Lasers (schwarz) sowie die Feldverteilungen der Fundamentalmode
(rot) und zwei höheren Moden (blau und grün). Rechts: Vertikale Fernfeldverteilung der drei dargestellten Moden.
Durch den extrem breiten Wellenleiter, in den hier gezeigten Bespielen ist
dieser rund 14 μm breit, werden prinzipiell eine Vielzahl an Moden geführt.
Abbildung 3.4 links zeigt exemplarisch das Modenprofil der berechneten Fundamentalmode (rot) sowie von zwei beliebigen höheren Moden (blau und grün).
25
Besonders gut ist die Lokalisierung des Feldes der Fundamentalmode am Ort der
aktiven Zone und ihre Ausbreitung in Richtung Substrat zu erkennen. Die starke
Asymmetrie der Fundamentalmode ist von Vorteil, da der geringere Überlapp
mit dem p-dotierten Bereich zu geringeren Streuverlusten durch Interbandabsorption führt [107].
Die höheren Moden sind hingegen über den Wellenleiter verteilt und besitzen
nur einen geringen Überlapp mit der aktiven Zone. Im Vergleich mit der Fundamentalmode besitzen die höheren Moden einen signifikant höheren Feldanteil
im n-dotierten PBC Wellenleiter. Sehr gut zu erkennen ist die im Vergleich mit
der Fundamentalmode höhere Feldstärke der höheren Moden im Substrat, was
zu höheren Leckageverlusten führt [108].
In Abbildung 3.4 rechts sind die entsprechenden berechneten Fernfeldverteilungen der drei Moden dargestellt. Die Fundamentalmode hebt sich von allen
höheren Moden ab. Sie besitzt ein einzelnes Maximum, welches unter einem
Winkel von 0◦ emittiert wird. Darüber hinaus fällt die Intensität in beide Winkelrichtungen monoton ab. Alle höheren Moden besitzen mehrere Intensitätsmaxima, welche unter einem Winkel verschieden von 0◦ emittiert werden.
Für das Design einer PBC Laserstruktur muss sichergestellt werden, dass
im Laserbetrieb nur die Fundamentalmode generiert wird. Keine der höheren
Moden darf über die Laserschwelle treten. Zur Bestimmung der Modendiskriminierung wird daher eine Vielzahl (> 100) an Moden für eine gegebene
Brechungsindex- und Dotierungsverteilung berechnet. Jede Mode ist durch ihre
Feldverteilung E(z), ihren effektiven Brechungsindex neff , ihre Verluste α und
ihren Überlapp mit der aktiven Zone Γ charakterisiert.
Abbildung 3.5: Darstellung der Modendiskriminierung in einem PBC Laser. Gezeigt sind die Verluste α (rote Punkte) und Überlappfaktoren Γ (blaue Rechtecke)
des optischen Feldes mit der aktiven Zone für die ersten 28 Moden [106].
Abbildung 3.5 zeigt die Modendiskriminierung der höheren Moden durch Gewinn Γ und Verluste αFCA + αLeakage für die ersten 28 Moden. Diese sind nach
absteigenden Werten für Γ bzw. nach aufsteigenden Werten für α sortiert. Alle
übrigen Moden besitzen entweder einen Γ Faktor kleiner 10-4 oder Verluste größer als 200 cm-1 . Aus den Rechnungen ergibt sich für die Fundamentalmode ein
Γ Faktor von 2,2% und ein Wert für die Verluste von 1,5 cm-1 . Mit Hilfe von
26
Abbildung 3.5 folgt, dass alle höheren Moden mindestens eine Größenordnung
höhere Verluste oder einen nahezu um eine Größenordnung geringeren Überlapp
mit der aktiven Zone besitzen.
3.3.1 Einfluss der Wellenlänge
Während der Epitaxie von Laserstrukturen kommt es unweigerlich zu Abweichungen in der Emissionswellenlänge von Prozess zu Prozess bzw. selbst zu einer Inhomogenität der Emissionswellenlänge auf dem Wafer. Ferner werden aus
denselben Strukturen unterschiedliche Bauelemente (z. B. durch Ver- und Entspiegelung der Facetten) hergestellt, wodurch ebenfalls unterschiedliche Emissionswellenlängen auftreten können. Selbst im Betrieb ergeben sich aufgrund von
Temperatur- und Stromänderungen unterschiedliche Emissionswellenlängen.
Der Einfluss der Wellenlänge auf die Modenformung und die Modendiskriminierung wird in dieser Arbeit intensiv untersucht. Abbildung 3.6 links zeigt die
Modenprofile der Fundamentalmode für eine Wellenlängenvariation von 1040 nm
bis 1080 nm. Mit größer werdender Wellenlänge nimmt die Aufweitung des elektrischen Feldes zu. Dementsprechend nimmt die FWHM Divergenz des Fernfeldes mit steigender Wellenlänge ab (Abbildung 3.6 rechts). Für den untersuchten Wellenlängenbereich und die hier dargestellte PBC Struktur variiert
die Halbwertsbreite zwischen 9,7◦ und 5,7◦ . Die Form des Fernfeldes ändert sich
dabei nicht wesentlich (Einsatz von Abbildung 3.6 rechts).
Abbildung 3.6: Änderung der Modenform bei variierender Emissionswellenlänge einer PBC Wellenleiterstruktur [106]. Links: Elektrische Feldstärke
der Fundamentalmode für eine Wellenlänge zwischen 1040 nm und 1080 nm.
Rechts: Darstellung der Divergenzen (FWHM) der einzelnen Moden über
deren Emissionswellenlänge. Das entsprechende Fernfeld (rot) für den Fall
λ = 1060 nm ist im Einsatz gezeigt.
Der Einfluss der Wellenlängenänderung auf die Modendiskriminierung wird
ebenfalls untersucht. Durch die Aufweitung des Feldes der Fundamentalmode
nimmt der Überlapp mit der aktiven Zone ab (Abbildung 3.7 links). Der Γ
Faktor nimmt für den untersuchten Wellenlängenbereich von 2,6% auf 1,5% ab.
Gleichzeitig steigt der Γ Faktor der nächst höheren Mode mit größer werdender
Wellenlänge von 0,2% auf 0,3% an. Die Modendiskriminierung bezüglich des
Überlapps mit der aktiven Zone nimmt also mit steigender Temperatur stetig
ab. Extrapoliert man diese beiden Verläufe linear bis zum Schnittpunkt, so
27
liegt dieser bei 1120 nm. Für ein Design von 1060 nm ist dies eine enorme
unphysikalische Abweichung, welche in der Realität nie auftreten wird.
Abbildung 3.7: Einfluss der Emissionswellenlänge auf die Modendiskriminierung einer PBC Wellenleiterstruktur [106]. Links: Darstellung der Überlappfaktoren Γ der Fundamentalmode (rote Punkte) sowie der nächst höheren Mode
(blaue Rechtecke). Rechts: Darstellung der Verluste α der Fundamentalmode
(rote Punkte) sowie der nächst höheren Mode (blaue Rechtecke).
Das Ergebnis der Berechnung der Verluste für die gleiche Wellenlängenänderung ist in Abbildung 3.7 rechts dargestellt. Generell steigen die Verluste aller
Moden mit größer werdender Wellenlänge (siehe Gleichung 2.31). Die Verluste
der Fundamentalmode steigen hierbei von 2,84 cm-1 auf 3,02 cm-1 . Die Verluste der nächst höheren Mode steigen von 23,11 cm-1 auf 31,11 cm-1 . Somit
nimmt die Modendiskriminierung bezüglich der Verluste in dem untersuchten
Wellenlängenbereich mit größer werdender Wellenlänge sogar zu.
Die hier vorgestellte PBC Struktur ist also in einem weiten Wellenlängenbereich robust gegen realistische Änderungen der Wellenlänge. Durch die Modendiskriminierung bezüglich der Γ Faktoren und der Verluste ist sichergestellt,
dass die Laser stets in der vertikalen fundamentalen Mode operieren.
3.3.2 Einfluss des Brechungsindex
Zur Berechnung von Wellenleiterstrukturen ist die exakte Kenntnis des Brechungsindex unerlässlich. Hierbei kann man auf veröffentlichte Werte zurückgreifen [109, 110, 111, 112, 113, 114]. Falls diese nicht passend verfügbar sind,
ist es möglich auf Modelle zurückzugreifen. Mit diesen wird für das gegebene System aus Materialkomposition und untersuchtem Wellenlängenbereich der
Brechungsindex berechnet [100, 115, 116, 117, 118].
Die am bekanntesten und am meisten genutzten Modelle für n(x,λ) sind hierbei Modelle von Afromowitz aus dem Jahre 1974 [115] und Adachi 1985 [117].
Afromowitz nutzt hierbei eine semi-empirische Methode basierend auf Messungen von reinem GaAs und AlAs bei Raumtemperatur, einem Modell eines Einzeloszillators und Bestimmung einer geeigneten polynomialen Anpassungen für
beliebige Alx Ga1-x As Kompositionen. Es gilt für Energien E unterhalb der Bandlücke EΓ . Demnach ergibt sich der Brechungsindex n aus der Gleichung für einen
einzelnen Oszillator:
E0 − Ed
.
(3.4)
n2 − 1 = 2
E0 − E2
28
Der Einzeloszillator wird dabei durch eine Deltafunktion bei der Energie E0
und einer Oszillatorstärke von πEd /2 beschrieben. Für beliebige Aluminiumgehalte von AlGaAs beschreibt Afromowitz die Oszillatorstärke linear und die
Einzeloszillatorenergie durch ein Polynom 2. Grades, und gibt an:
E0 = 3, 65 + 0, 871 · x + 0, 179 · x2 ,
Ed = 36, 1 − 2, 45 · x,
EΓ = 1, 424 + 1, 266 · x + 0, 26 · x2 .
Das Model von Adachi geht von verschiedenen Interbandübergängen von
GaAs und AlAs aus und beschreibt deren Einfluss auf die dielektrische Funktion
(ω). Der Brechungsindex n ergibt sich dann aus dem Realteil der dielektrischen
Funktion 1 (ω) nach:
(3.5)
n (ω) = 1 (ω).
Der Realteil der dielektrischen Funktion 1 (ω) wird für Energien unterhalb der
Bandkante beschrieben als:
3/2
E0
1
1 (ω) = A0 f (χ) +
f (χSO ) + B0
(3.6)
2 E 0 + Δ0
mit:
1 1
+
χ
−
1
−
χ
,
2
−
χ2
ω
,
χ=
E0
ω
χSO =
E 0 + Δ0
f (χ) =
und den Parametern für die lineare Anpassung an experimentelle Daten [112]:
A0 (x) = 6, 3 + 19, 0 · x,
B0 (x) = 9, 4 − 10, 2 · x
sowie x als Aluminiumkonzentration im Alx Ga1-x As. Die Werte für die beiden
Bandparameter E0 und E0 + Δ0 sind [119]:
E0 = 1, 425 + 1, 155 · x + 037 · x2 ,
E0 + Δ0 = 1, 765 + 1, 155 · x + 037 · x2 .
Ähnliche Modelle bzw. Interpolationen finden sich für zahlreiche andere Halbleiter wie Gax In1-x Asy P1-y [116], wie in dieser Arbeit für Quantengräben und
Qunatenbarrieren verwendet.
Das Ergebnis der Berechnungen des Brechungsindex für GaAs, Al0.2 Ga0.8 As
und Al0.6 Ga0.4 As nach Adachi und Afromowitz zeigt Abbildung 3.8 links. Hierbei zeigt sich, dass für GaAs und eine Wellenlänge von 980 nm kaum Abweichungen zwischen den Modellen vorliegen. Bei einer Wellenlänge von 1060 nm,
beginnen jedoch Abweichungen zwischen den Modellen deutlich zu werden. Auch
29
für die beiden anderen Materialkombinationen findet man Abweichungen im Bereich von 10-2 über den kompletten untersuchten Wellenlängenbereich.
Abbildung 3.8: Brechungsindex nach Adachi (schwarz) und Afromowitz (rot)
für verschiedene Alx GaAs Kompositionen und Wellenlängen. Links: Verlauf des
Brechungsindex für GaAs, Al0.2 Ga0.8 As und Al0.6 Ga0.4 As nach Modellen von
Adachi und Afromowitz. Eingetragen sind u.a. auch die beiden in dieser Arbeit untersuchten Wellenlängen bei 980 nm und 1060 nm. Rechts: Verlauf des
Brechungsindex nach Modellen von Adachi und Afromowitz für Alx GaAs Kompositionen zwischen x = 0 und x = 0,6 bei einer Wellenlänge von λ = 1060 nm.
Eingetragen sind auch experimentell bestimmte Werte von Kaufman [114].
Ein ähnliches Bild ergibt sich beim direkten Vergleich zwischen den beiden
Modellen bei einer Wellenlänge von 1060 nm und verschiedenen Alx GaAs Kompositionen (Abbildung 3.8 rechts). Ein direkter Vergleich mit neueren Messdaten
von Kaufman et al. zeigt eine sehr gute Übereinstimmung mit dem Modell von
Afromowitz [114].
Adachi: 8,4°
Afromowitz: 9,0°
Abbildung 3.9: Links: Brechungsindexprofil (oben) und Verlauf der elektrischen Feldstärke der Fundamentalmode (unten) einer PBC Struktur für Modelle
nach Adachi (schwarz) und Afromowitz (rot) [106]. Rechts: Vertikale Fernfeldverteilung der Fundamentalmode für zwei verschiedene Modelle des Brechungsindex nach Adachi (schwarz) und Afromowitz (rot) [106].
Die Auswirkungen verschiedener Modelle für den Brechungsindex auf die Fundamentalmode eines PBC Wellenleiters sind in Abbildung 3.9 dargestellt. Wie
man erkennen kann, ändert sich die Ausdehnung des elektrischen Feldes der Fundamentalmode. Für das Brechungsindexprofil nach Adachi ist die Ausdehnung
größer als nach Afromowitz, da bei gleichem Brechungsindex der aktiven Zone
der Unterschied des Brechungsindex geringer ist und somit die Lokalisierung der
30
Mode an der aktiven Zone geringer ist. Der Unterschied zwischen den beiden
Modellen wird daher auch im Fernfeld sichtbar, ist jedoch relativ gering (Abbildung 3.9 rechts). Das PBC Wellenleiterkonzept erweist sich also auch gegen
Unsicherheiten bzw. Variationen des Brechungsindex als sehr robust.
3.3.3 Maßnahmen zur Reduktion der optischen Verluste
Bereits früh im Verlauf dieser Arbeit wurde festgestellt, dass die PBC Laser
verhältnismäßig hohe optische Verluste (≈ 3 cm-1 ) besitzen. Diese limitierten die
maximale Ausgangsleistung (siehe Abschnitt 2.5). Daher ist ein Entwicklungsziel
dieser Arbeit die Quelle der optischen Verluste zu identifizieren und Maßnahmen
zu deren Reduktion zu entwickeln.
Eine Quelle der Verluste in Hochleistungslasern ist die Streuung an freien
Ladungsträgern. Diese Verluste lassen sich relativ einfach durch ein angepasstes
Dotierungsprofil weitestgehend minimieren. Hierbei werden Bereiche mit hoher
elektrischer Feldstärke niedrig dotiert und umgekehrt. Bei der Anpassung des
Dotierungsprofils muss natürlich der resultierende elektrische Serienwiderstand
beachtet werden. Ein erhöhter Serienwiderstand kann dann eventuell durch eine
längere Kavität wieder verringert werden.
Abbildung 3.10: Links: Dotierungsprofil einer PBC Struktur mit durchschnittlich hoher (oliv) und niedriger (blau) Dotierungskonzentration sowie Verlauf der elektrischen Feldstärke der Fundamentalmode (rot) [106]. Rechts: Verluste der Fundamentalmode und 27 höheren Moden für eine PBC Struktur mit
hoher (olive Quadrate) und niedriger (blaue Punkte) Dotierungskonzentration
[106].
Das Ergebnis dieser Untersuchungen ist in Abbildung 3.10 dargestellt. Hierbei wird eine Ausgangsstruktur mit relativ hoher Dotierung (schwarze Linie in
Abbildung 3.10 links) mit einer weiterentwickelten Struktur mit niedriger Dotierung verglichen. Wie man am Verlauf der elektrischen Feldstärke (rote Linie)
erkennt, ist ein rund 5 μm breiter Bereich des PBC Wellenleiters auf der n-Seite
und ein rund 500 nm breiter Bereich der Mantelschicht auf der p-Seite niedrig
dotiert.
Das Ergebnis der Berechnung der Verluste der ersten 28 Moden ist in Abbildung 3.10 rechts dargestellt. Die Verluste der Fundamentalmode sin von 3,0 cm-1
auf 1,5 cm-1 verringert worden. Die Verluste der höheren Moden sind dabei aufgrund der großen Modenbreite und damit einem größeren Überlapp mit höher
dotierten Bereichen nur unwesentlich geringer geworden. Vielmehr konnte die
31
Modendiskriminierung durch die Verluste von einem Faktor 6 auf einen Faktor
12 verdoppelt werden. Somit eignet sich eine angepasste Dotierung hervorragend, um sowohl niedrige Verluste der Fundamentalmode als auch eine bessere
Modendiskriminierung zu erreichen.
Das PBC Wellenleiterkonzept zeichnet sich, wie bereits ausgeführt, durch ein
periodisches Mehrschichtsystem aus. Dies führt unweigerlich zu einer hohen Anzahl von Grenzflächen. Diese Grenzflächen können, selbst bei einer graduierten
Ausführung, zu erhöhten optischen Verlusten führen. Diese wurden in Halbleiterlasern bereits untersucht. Dabei wurden sowohl Rauigkeiten durch einen
störungstheoretischen Ansatz für die Streuung an Ober- bzw. Grenzflächen als
auch Absorption und Leckage durch unvollständigen Modeneinschluss als Ursache für optische Verluste beschrieben [120, 121].
Abbildung 3.11: Struktur mit verringerter Anzahl von Perioden und Grenzflächen. Der Brechungsindex für die PBC A Struktur ist zwecks Übersichtlichkeit
um 0,5 erhöht [106]. Links oben: Brechungsindexprofil eines PBC A Lasers mit
vielen Perioden/Grenzflächen (rot) und eines PBC B Lasers mit geringerer Anzahl von Perioden/Grenzflächen (schwarz). Links unten: Verlauf der elektrischen
Feldstärke der Fundamentalmode der PBC A Struktur (rot) und der PBC B
Struktur (schwarz). Rechts: Vertikale Fernfeldverteilung der Fundamentalmode
der PBC A Struktur (rot) und der PBC B Struktur (schwarz).
In Abbildung 3.11 links ist das Brechungsindexprofil zweier PBC Strukturen
mit unterschiedlicher Anzahl von Grenzflächen und dem dazugehörigen Profil
der Fundamentalmode dargestellt. Die Struktur PBC A besitzt 32 Grenzflächen,
während die Struktur PBC B 20 Grenzflächen im Wellenleiter besitzt. Somit
wurde die Anzahl der Grenzflächen auf rund 60% verringert. Gleichzeitig wurde
auch die Gesamtdicke der Struktur um 25% auf rund 12 μm verringert.
Im Ergebnis besitzt die Fundamentalmode der Struktur PBC B mit 7,6◦ eine
geringfügig größere vertikale FWHM Fernfelddivergenz als die Fundamentalmode der Struktur PBC A mit 7,4◦ (Abbildung 3.11 rechts). Ferner weist das
Fernfeldprofil der Struktur PBC B einige schwach ausgeprägte Modulationen
der Intensität auf.
Eine Struktur mit verringerter Anzahl an Grenzflächen und geringerer Gesamtdicke kann demnach ein gleichwertiges Fernfeld generieren. Ein direkter
Vergleich der experimentell bestimmten Verluste an zwei Strukturen mit nominell gleichen αFCA + αLeakage Verlusten wird Aufschluss über den Einfluss der
Grenzflächen geben (siehe Abschnitt 5.3.2).
32
3.4 Tilted Wave Laser
Ein neuartiges Wellenleiterkonzept ist im Jahre 2007 vorgestellt worden [122]. Es
basiert auf dem Prinzip eines Lasers mit nicht vollständigem Welleneinschluss. In
diesem leckt die optische Welle aus dem eigentlichen Wellenleiter und breitet sich
in einem zweiten, meist passiven Wellenleiter aus Abbildung 3.12). Diese Klasse
von Bauelementen, im englischen „leaky-wave“ Laser genannt, ist bereits von
Scrifres et al. beschrieben [123]. Sie zeigen auf beeindruckende Weise die Vorteile
des extrem dicken zweiten Wellenleiters. Die vertikale Emission zeigt eine einzige
dominante Keule mit einer von der Substratdicke und der Emissionswellenlänge
abhängigen Halbwertsbreite von nur 2,2◦ [124] bzw. 1,2◦ [125]. Auch ist über eine
unerwünschte, durch Reflexion am Substratkontakt entstehende, Keule berichtet
worden [126, 127].
„Leaky-wave“ Laser weisen jedoch auch Nachteile im Vergleich zu einem konventionellen Laser mit vollständigem Welleneinschluss auf. Neben der extrem
schmalen Emission findet man auch eine relativ breite Hintergrundemission,
welche aus dem aktiven Wellenleiter stammt. Im Vergleich zu damals üblichen
Laserstrukturen besitzen diese Laser erhöhte Schwellenströme und verringerte
Effizienzen.
Aktive Zone
Mantelschicht
Substrat
Beschichtung
Abbildung 3.12: Schematische Struktur eines einfachen „leaky-wave“ Halbleiterlasers (nach [126]).
Die Idee des „leaky-wave“ Lasers wird hier neu aufgegriffen, untersucht und
weiterentwickelt. In diesem Wellenleiterkonzept sind die im Resonator umlaufenden Wellen um einen bestimmten Winkel zur Facettennormalen geneigt und
werden daher auch unter einem Winkel emittiert. Es hat sich die englische Bezeichnung „tilted wave laser“ (TWL) etabliert.
Aktive Zone
Mantelschicht
Wellenleiter
Mantelschicht
Aktive Zone
Mantelschicht
Beschichtung
Beschichtung
Substrat
Substrat
Reflektor
Abbildung 3.13: Schematische Struktur eines Tilted Wave Lasers. Links:
TWL mit epitaktisch hergestelltem passiven Wellenleiter. Es sind die geneigten Wellen bzw. Strahlen angedeutet. Strahlen, welche zur Substratseite hin
emittiert werden, sind schwarz und Strahlen, welche zur Epitaxieseite emittiert
werden, sind rot dargestellt. Rechts: TWL mit Substrat als passivem Wellenleiter und einem durch die Prozessierung hergestellten Reflektor. Zur Verdeutlichung ist nur ein geschlossener Umlauf, welcher zur Selbstinterferenz führt,
eingezeichnet.
33
Ein Tilted Wave Laser besitzt neben dem aktiven Wellenleiter einen zweiten passiven Wellenleiter, welcher in vertikaler Richtung eine Ausdehnung von
mehr als 10 μm besitzt. Er wird in dieser Arbeit in zwei Formen realisiert (Abbildung 3.12 sowie Abbildung 6.1). In der ersten Form dient das GaAs-Substrat
als passiver Wellenleiter und besitzt eine vertikale Ausdehnung von ≈ 130 μm,
hingegen wird im zweiten Fall ein epitaktisch hergestellter passiver Wellenleiter
(≈ 30 μm dick) genutzt. Das im aktiven Wellenleiter generierte Feld wird durch
die dünne n-Mantelschicht nicht vollständig eingeschlossen. Es kann sich durch
diese in den passiven Wellenleiter ausbreiten. Hierbei wird der Neigungswinkel innerhalb des passiven Wellenleiters durch den Unterschied des effektiven
Brechungsindex der Mode (bei angenommenem vollständigem Einschluss) im
und dem Brechungsindex des passiven Wellenleiters
aktiven Wellenleiter naktiv
eff
npassiv (hier nGaAs ) bestimmt:
aktiv neff
.
(3.7)
ϑleakage = arcsin
npassiv
Für ϑleakage kleiner als der Grenzwinkel der Totalreflexion kommt es zur Emission durch die Facetten. Bei der Emission tritt noch Brechung nach Snellius auf.
Der passive Wellenleiter wird nach unten durch einen Reflektor begrenzt. Dieser
ist im ersten Fall durch auf die polierte Substratfläche aufgebrachten dielektrischen Fensterregionen und im zweiten Fall durch eine epitaktisch hergestellte
Mantelschicht realisiert.
Zur Berechnung der optischen Moden des Tilted Wave Lasers wird die skalare
Wellengleichung
d2 Ey (z)
+ (z) k20 Ey (z) = k20 n2eff Ey (z)
(3.8)
dz2
mit folgendem Ansatz des E-Feldes für transversal elektrisch polarisierte Moden
Ey (x, y, z) = Ey (x) exp (ik0 neff x)
(3.9)
gelöst. Dabei sind neff der komplexe Brechungsindex neff = neff + i neff und
(z) die komplexe dielektrische Funktion (z) = (z) + i (z). Mit Hilfe der
Imaginärteile neff und (z) werden Gewinn in der aktiven Zone und Verluste
mitberücksichtigt. Weitere Details zur Berechnung der Wellenleitermoden im
Tilted Wave Laser findet man in [128, 129, 130].
Die Lösung der Wellengleichung 3.8 für die Struktur mit Substrat als passivem
Wellenleiter ist in Abbildung 3.14 rot dargestellt. Für das gegebene Brechungsindexprofil ergibt sich eine stark asymmetrische Wellenleitermode, welche ihre
höchste Intensität im aktiven Wellenleiter mit der aktiven Zone besitzt. Abbildung 3.14 zeigt sehr deutlich den nicht vollständigen Modeneinschluss im aktiven
Wellenleiter. Der Auslauf der Mode in den passiven Wellenleiter führt in diesem
zu einer ausgeprägten Feldstärke. Die Reflexion an der Substratunterseite (Abbildung 3.14 am linken Bildrand bei -140 μm) führt durch die Überlagerung der
ein- und auslaufenden Wellen zu einer periodischen Modulation der Feldstärke.
Somit setzt sich jede TWL Mode anschaulich aus zwei Anteilen zusammen: einem Modenanteil, welcher im aktiven schmalen Wellenleiter lokalisiert ist und
einem Modenanteil, welcher im zweiten passiven Wellenleiter lokalisiert ist.
34
El. Feldstärke (willk. Einh.)
Abbildung 3.14: Verlauf des Brechungsindex einer TWL Struktur mit Substrat
als passiver Wellenleiter (schwarz) und die dazugehörige elektrische Feldstärke der
TWL Wellenleitermode (rot) [130].
Substrat-Keule
Epi-Keule
Intensität (willk. Einh.)
Die zu der elektrischen Feldverteilung des Wellenleiters zugehörige Fernfeldverteilung ist in Abbildung 3.15 dargestellt. Im linken Teil der Abbildung ist die
Intensität des vertikalen Fernfeldes in linearer Skalierung dargestellt. Man erkennt sehr deutlich das Auftreten von zwei sehr schmalen Emissionskeulen, welche auf die Intensitätsverteilung im passiven Wellenleiter zurückzuführen sind.
Die beiden Keulen werden als Epi- und Substrat-Keule bezeichnet. Hierbei wird
die Epi-Keule in Richtung der Epitaxieschichten und die Substrat-Keule in Richtung des Substrats emittiert. Der rechte Teil der Abbildung zeigt die Intensität
des vertikalen Fernfeldes in logarithmischer Skalierung. In dieser Darstellungsform ist auch die breite Zentralemission mit nennenswertem Intensitätsanteil zu
erkennen. Diese stammt aus dem schmalen aktiven Wellenleiter.
Epi-Keule
SubstratKeule
Zentralemission
Abbildung 3.15: Vertikales Fernfeld einer TWL Struktur mit Substrat als passiver Wellenleiter [130]. Links: Lineare Intensitätsskalierung. Deutlich zu erkennen
sind die Epi- und Substrat-Keule. Rechts: Logarithmische Intensitätsskalierung.
Ausgeprägt zu erkennen ist die breite Zentralemission.
In der zweiten Form eines Tilted Wave Lasers wurde der passive Wellenleiter
epitaktisch hergestellt und besitzt eine vertikale Ausdehnung von ≈ 30 μm. Die
Feldverteilung der Wellenleitermode ist in Abbildung 3.16 links in rot dargestellt. Analog zur ersten Form des Tilted Wave Lasers ergibt sich hier ebenfalls
eine asymmetrische Wellenleitermode mit maximaler Feldintensität im aktiven
Wellenleiter. Auch in diesem Fall führen das Auslaufen der Mode sowie die Reflexion an der Mantelschicht zum oszillatorischen Verhalten der Feldstärke. Die
35
El. Feldstärke (willk. Einh.)
zugehörige vertikale Fernfeldverteilung ist in Abbildung 3.16 rechts dargestellt.
Auch hier sind die beiden TWL-typischen Emissionskeulen zu erkennen. Im Gegensatz zur ersten Form des Tilted Wave Lasers ist hier jedoch bereits in der
linearen Darstellung die Zentralemission sehr deutlich zu erkennen. Der Anteil
der Intensität der Zentralemission an der Gesamtemission ist im Vergleich zur
Substratstruktur signifikant größer, da der relative Anteil im aktiven Wellenleiter ebenfalls größer ist.
Epi-Keule
Substrat-Keule
Zentralemission
Abbildung 3.16: Nah- und Fernfeld einer TWL Struktur mit epitaktisch
hergestelltem passiven Wellenleiter [130]. Links: Verlauf des Brechungsindex
(schwarz) und die dazugehörige elektrische Feldstärke der TWL Wellenleitermode (rot). Rechts: Vertikales Fernfeld der TWL Struktur mit epitaktisch hergestelltem passiven Wellenleiter. Deutlich zu erkennen sind die Epi- und SubstratKeule sowie die breite Zentralemission.
Auffällig für beide Formen des Tilted Wave Lasers sind die unterschiedlichen maximalen Intensitäten der beiden TWL Emissionskeulen. Mit Hilfe des
Strahlenmodells sowie des in Abbildung 3.13 links dargestellten Strahlverlaufs
ist jedoch offensichtlich, dass alle Strahlen, welche sich zur Epi-Keule vereinen,
einen längeren Weg zurückgelegt haben als Strahlen, welche sich zur SubstratKeule vereinen. Auf dem längeren Weg erfahren diese Strahlen höhere Verluste
durch Reflexion und Streuung.
Das Strahlenmodell offenbart weiterhin eine prinzipielle Diskrepanz zwischen
dem Tilted Wave Laser Konzept und den gängigen Methoden zur Bestimmung
der Parameter von Halbleiterlasern wie in Abschnitt 2.2 beschrieben. Diese gehen davon aus, dass die optische Weglänge mit der Länge des Gewinnbereiches
übereinstimmt. Für Tilted Wave Laser trifft dies offensichtlich nicht zu, trotzdem führen die oben erwähnten Methoden zu physikalisch sinnvollen Ergebnissen (gezeigt in Abschnitt 6.2).
3.4.1 Unterdrückung von unerwünschter Emission
Nach den Abbildungen 3.15 rechts und 3.16 rechts geht bereits aus der Modellierung hervor, dass der schmale aktive Wellenleiter zu einem signifikanten
Intensitätsanteil im Fernfeld beiträgt. Dies ist unerwünscht, da hierdurch die
Intensitätsanteile innerhalb der TWL Emissionskeulen und somit auch deren
Konversionseffizienz verringert werden. Im Rahmen dieser Arbeit wurde ein Verfahren entwickelt, diese Zentralemission effektiv zu unterdrücken.
36
Eingeätzte Gräben
Abbildung 3.17: Design von Gräben zur Unterdrückung der unerwünschten
Zentralemission. Links: Schematische Darstellung der Gräben. Rechts: Elektronenmikroskopische Aufnahme von hergestellten Gräben in Draufsicht. Dargestellt sind neben dem vertikal verlaufenden Laserstreifen die parallel dazu verlaufenden V-förmigen Gräben, wie in Abbildung 4.3 gezeigt. Im unteren Bildrand sind zwei Gräben zur Unterdrückung der Zentralemission dargestellt.
Hierzu wurden wie in Abbildung 3.17 dargestellt in der Nähe der Facette des
Lasers Gräben in den aktiven Wellenleiter geätzt. Die geätzten Seitenflanken
haben eine geringere Reflektivität als gespaltene Kristallflächen. Des Weiteren
sind die Gräben sowohl trapezförmig als auch doppelt ausgelegt. Somit wird
effektiv verhindert, dass es im aktiven Wellenleiter zur Rückkopplung durch die
Facetten kommt. Im Fernfeld sollte daher lediglich noch spontane Emission aus
dem aktiven Wellenleiter abgestrahlt werden (Abschnitt 6.3 und 6.4).
3.4.2 Untersuchung der optischen Verluste
Wie zuvor beschrieben, ist die optische Weglänge in einem Tilted Wave Laser
signifikant größer und der Überlapp mit dem Gewinnmedium deutlich kleiner
als in konventionellen Kantenemittern. Hieraus ergeben sich Konsequenzen für
die optischen Verluste der Wellenleitermode.
Einerseits ist die Feldverteilung der Wellenleitermode stark asymmetrisch und
besitzt einen viel größeren Überlapp mit dem n-dotierten als mit dem p-dotierten
Gebiet. Dies ist in konventionellen Lasern prinzipiell von Vorteil, da der Streuquerschnitt für Elektronen um eine Größenordnung geringer ist als derjenige der
Löcher [80, 131], und damit die Streuung an freien Ladungsträgern im n-Gebiet
viel kleiner ist. In Tilted Wave Lasern ist die Dicke der n-dotierten Schicht
mit ≈ 130 μm nahezu zwei Größenordnung größer als die Dicke der p-dotierten
Schicht. Daher spielt die n-Dotierung in Tilted Wave Lasern eine entscheidende
Rolle.
Andererseits erfährt die Wellenleitermode in einem Tilted Wave Laser eine
Vielfachreflexion sowohl an epitaktisch hergestellten Mantelschichten und gespaltenen Kristallflächen sowie am prozesstechnisch hergestellten Reflektor. Es
kann davon ausgegangen werden, dass für all diese Reflexionen R < 1 gilt. Zwar
lassen sich durch Design der Mantelschichten und die Anwendungen von Facettenvergütungen die Reflexionsgrade einstellen, jedoch ist die Kontrolle der
Reflektivität des substratseitigen Reflektors nicht trivial.
37
Vielmehr ist in dieser Arbeit gezeigt, dass die Rauigkeit σ der polierten Rückseite einen entscheidenden Einfluss auf die Verluste der Wellenleitermoden und
damit die Effizienz der Tilted Wave Laser nimmt. Durch einen störungstheoretischen Ansatz ist die Streuung am Rückseitenreflektor näherungsweise beschrieben [130]. Dabei ist die Oberfläche des Reflektors durch die Störung ζ (x),
welche die Rauigkeit darstellt, bestimmt (Abbildung 3.18).
ζ(x)
Streulicht
Rauigkeit des
Reflektors
Abbildung 3.18: Streuung an der Rauigkeit des Reflektors eines Tilted Wave
Lasers. Dargestellt ist die Beschreibung der Rauigkeit durch eine Störung ζ (x)
[130].
Für die Verluste durch Streuung an ζ (x) findet man dann
αStreu =
n2passiv − n2dielektrikum
sin ϑleakage cos ϑleakage
CoupledWG
2
Ey
(z)
z=-H
· k20 · σ 2 · ∞ 2 ,
ECoupledWG
(z ) dz y
(3.10)
−∞
dabei ist npassiv der Brechungsindex des passiven Wellenleiters, ndielektrikum der
Brechungsindex des auf den rückseitigen Reflektor aufgebrachten Dielektrikums,
k0 ist der Betrag des Wellenvektors im Vakuum. Die Rauigkeit σ geht quadratisch in die Streuverluste αStreu ein und stellt damit einen entscheidenden Beitrag zu diesen dar. Der letzte Faktor in Gleichung 3.10 beschreibt den Anteil des
Feldes am Ort der Störung. Es zeigt sich also, dass ein großer Brechungsindexunterschied zwischen passivem Wellenleiter und Dielektrikum die Streuverluste
begünstigt.
Unter ungünstigen Umständen kann eine Oberflächenrauigkeit von σ = 37 nm
auftreten. Da nach obiger Gleichung σ quadratisch in die Streuverluste eingeht,
ergeben sich in [130] sehr hohe Streuverluste von αStreu = 8,5 cm-1 . Diese sind
nahezu dreimal größer als die durch die Streuung an freien Ladungsträgern im ndotierten Substrat bzw. passiven Wellenleiter. Hier erhält man für die meist benutzten GaAs Substrate mit einer Dotierung von n = 1×1018 cm-3 Streuverluste
im Bereich von αStreu ≈ 3 cm-1 [132]. Erst bei signifikant geringerer Oberflächenrauigkeit von σ = 10 nm ist der Anteil an den Verlusten mit αStreu ≈ 0,6 cm-1
nicht mehr dominierend, dennoch stets vorhanden.
38
3.5 Laser mit lateraler Strukturierung
Die bisher untersuchten Wellenleiterkonzepte betrachteten lediglich die vertikale
Ausdehnung der Wellenleiter bzw. der elektrischen Felder. Prinzipiell lässt sich
das PBC-Konzept auch auf die laterale Richtung übertragen [133], jedoch wird
dies hier nicht näher untersucht. In der Anwendung jedes Halbleiterlasers ist die
Strahlqualität bzw. Brillanz in beiden ausgezeichneten Strahlachsen von Bedeutung. Während in vertikaler Richtung die Strahlqualität entscheidend durch das
vertikale Design beeinflussbar ist, gilt dies für die laterale Richtung nur bedingt.
Aus dieser Erkenntnis heraus wurden in den letzten Jahren zahlreiche Untersuchungen durchgeführt, um die Einflüsse auf die laterale Strahlqualität näher zu
beschreiben.
Der Einfluss der stets vorhandenen, unerwünschten Selbsterwärmung von Laserdioden, der lateralen Ladungsträgerverteilung und somit des Gewinns auf
die Strahleigenschaften werden in [134] beschrieben. Die Autoren kommen zur
Erkenntnis, dass die Inhomogenität des Gewinns der dominierende Faktor der
Verschlechterung der Strahleigenschaften mit steigendem Strom zu sein scheint.
Weitere Mechanismen, welche zur lateralen Modenführung beitragen, wurden
intensiv untersucht [135] sowie Strategien entwickelt, um diese zumindest teilweise zu unterdrücken [136, 137]. Ebenfalls wurden die Einflüsse der Prozessierung, der Aufbau- und Verbindungstechnik und damit der Entwärmung auf die
laterale Strahlqualität von Breitstreifen unter Hochleistungsbedingungen sehr
ausführlich untersucht [17].
Prinzipiell wurden bereits sehr früh laterale Konzepte zur Steigerung der
Brillanz entwickelt. So wurden Versuche unternommen, mehrere konventionelle
Fabry-Pérot Wellenleiter kohärent miteinander zu koppeln. Hieraus entstand ein
eigener Zweig der Laseroptik [24], welcher zur Beschreibung der gekoppelten Moden [138] bzw. deren Verlustmechanismen [139] führte und auch mit aktuellen
Mitteln der computergestützten Modellierung sowie aktuell zur Verfügung stehenden Technologien weiter entwickelt wird [140]. Sowohl experimentelle [129]
als auch theoretische [108] Untersuchungen an PBC Lasern zeigen ebenfalls hohes Potenzial zum Erreichen von sehr hohen Brillanzen von Halbleiterlasern.
Dieses Konzept wird heute noch als sehr aussichtsreich angesehen, um bestmögliche Strahlqualitäten bei höchsten Ausgangsleistungen und damit extrem hohe
Brillanzen mit Halbleiterlasern zu erreichen.
Indexgeführter
Rippenwellenleiter
Gemeinsamer
p-Kontakt
AR Beschichtung
Gemeinsamer
n-Kontakt
HR Beschichtung
Aktive Zone
Gewinngeführter
Trapezwellenleiter
Abbildung 3.19: Schematische Struktur eines einfachen Trapezlasers (nach [13]).
39
Eine andere Variante zur Erhöhung der Leistung bei guter lateraler Strahlqualität stellen so genannte Trapezlaser dar [13]. Sie bestehen üblicherweise aus zwei
monolithisch integrierten Teilen (siehe Abbildung 3.19). In einer indexgeführten
Rippenwellenleitersektion wird grundmodige Strahlung mit hoher Strahlqualität
erzeugt. Diese durchläuft eine zweite Sektion, welche trapezförmig ausgeführt
wird. In diesem gewinngeführten Bereich wird das Licht verstärkt und an der
breiten Trapezseite ausgekoppelt. Mit diesem Konzept wurden bereits beachtliche Resultate erzielt. So wurden Trapezlaser emittierend bei 976 nm mit 4,5 W
Ausgangsleistung bei sehr guter Strahlqualität von M2 < 1,8 und damit einer
Brillanz von B > 260 MWcm-2 sr-1 demonstriert [141]. Eine sehr gute Übersicht
über zwischen 650 nm und 1080 nm emittierende Trapezlaser und den erreichten Brillanzen gibt [142]. Bei Trapezlasern bzw. den bestimmten Werten für M2
sind diese im Allgemeinen mit Hilfe der 1/e2 -Methode bestimmt. Diese Methode
berücksichtigt nicht die Intensitätsanteile außerhalb der 1/e2 -Breite und ergibt
somit deutlich geringere Werte für M2 . So gibt [142] beispielsweise für einen
Laser gemessen nach der 1/e2 –Methode M2 = 1,1 an, während die Methode
der zweiten Momente M2 = 6,8 ergibt. Das Konzept der Trapezlaser besitzt
einen prinzipiellen Nachteil. Es zeigt sich, dass Trapezlaser einen sehr großen
und stromabhängigen Astigmatismus besitzen [14], welcher das Koppeln mit
Optiken zu einer großen Herausforderung macht [143].
Aufgrund der Anwendungen von Halbleiterlasern (siehe Kapitel 1) besteht
auch weiterhin ein enormes Interesse an neuen Konzepten, welche sowohl eine
hohe Strahlqualität als auch eine hohe Ausgangsleistung in sich vereinen. Vorzugsweise sollten diese Konzepte monolithisch integrierbar sein. Des Weiteren
sollte ein neues Konzept auch kompatibel mit bestehenden vertikalen Wellenleiterkonzepten sein. Daher wurde in dieser Arbeit ein Konzept entwickelt, welches
durch laterale Strukturierung eines einfachen Fabry-Pérot-Wellenleiters Einfluss
auf dessen laterales Modenspektrum nimmt. Das Konzept ist prinzipiell auch
auf andere laterale Wellenleitertypen wie z. B. Trapezlaser oder konventionelle
Breitstreifenlaser übertragbar.
n1
n2 > n1
n1
Abbildung 3.20: Schematische Darstellung der Funktionsweise von korrugierten
Wellenleitern, bestehend aus drei dielektrischen Schichten mit n1 , n2 und n2 > n1 .
Links: Ein schmaler lateraler Wellenleiter mit gaußscher Fundamentalmode (rot).
Mitte: Ein breiter lateraler Wellenleiter mit gaußscher Fundamentalmode (rot)
und der ersten höheren Mode (grün). Rechts: Ein breiter korrugierter lateraler
Wellenleiter mit gaußscher Fundamentalmode (rot).
40
Die schematische Funktionsweise eines korrugierten Wellenleiters ist in Abbildung 3.20 dargestellt. In einem konventionellen Rippenwellenleiter wird bis zu
einer bestimmten Breite nur die transversale Fundamentalmode geführt (Abbildung 3.20 links). Wird dieser Wellenleiter darüber hinaus verbreitert, so
schwingt unweigerlich eine höhere transversale Mode an, wie in Abbildung 3.20
Mitte in grün dargestellt. Der Intensitätsverlauf der höheren Mode zeigt im
Vergleich mit der Fundamentalmode einen stärkeren Überlapp mit den Randregionen. Platziert man nun Korrugationen an dieser Stelle, so erhöhen sich die
optischen Verluste für die höheren Moden mehr als für die Fundamentalmode.
Daher wird im Laserbetrieb nur die Fundamentalmode geführt (Abbildung 3.20
rechts).
al
in
ud
git
vertikal
lon
z
y
x
lateral
Abbildung 3.21: Schematische 3-D Darstellung eines korrugierten Wellenleiters
mit dreieckförmigen Korrugationen. Zur Beschreibung der Vertikalstruktur sei auf
Abbildung 2.1 verwiesen.
Zur besseren Illustration ist ein korrugierter Wellenleiter schematisch 3-dimensional in Abbildung 3.21 dargestellt. Eine dazugehörige elektronenmikroskopische Aufnahme eines hergestellten korrugierten Wellenleiters überdeckt mit
Siliziumnitrid ist in Abbildung 3.22 gezeigt.
Abbildung 3.22: Elektronenmikroskopische Aufnahme eines hergestellten korrugierten Wellenleiters mit dreieckförmigen Korrugationen.
41
3.5.1 Ergebnisse der Modellierung
Für die Modellierung von korrugierten Wellenleitern wurde eine 2-dimensionale
Wellengleichung
2
∂2
∂
+
(3.11)
E (x, y) = k2 n2 (x, y) E (x, y)
−
∂x2 ∂y2
für gegebene Verteilungen von Brechungsindices n (x, y) gelöst. n (x, y) hängt
von der Form der untersuchten Korrugation ab. Dabei wurde als Feldansatz
Ez = E (x, y) exp (−ickt)
(3.12)
gewählt. Die Randbedingungen für den zu lösenden Bereich wurden einerseits
durch die Rückfacette mit R = 1 sowie die Frontfacette mit R = 0,3, Luft mit
n = 1 und andererseits durch die Methode der perfectly-matched-layer definiert
[144]. Weitere Details zur Modellierung wurden in [145, 146] veröffentlicht.
Gleichung 3.11 wurde als Eigengleichung für die Wellenzahl k als Eigenwert
und für die Feldverteilung der Mode E (x,y) als Eigenfunktion gelöst. Die Wellenzahl k ist hierbei komplex (k = k + ik ) und beschreibt über die bekannten
Relationen ω = ck = 1/τ und Q = k /2k den Zusammenhang mit der Frequenz ω bzw. der Lebensdauer τ und dem Qualitätsfaktor Q der Mode E (x, y)
im Resonator.
Abbildung 3.23: Feldverteilung E (x,y) im konventionellen Fabry-Pérot Wellenleiter mit einer Länge von 200 μm, einer Streifenbreite von 4 μm und einem
effektiven Brechungsindexsprung von Δn = 0,005. Zwischen x = 200 μm und
x = 210 μm ist die Nahfeldverteilung in Luft mit n = 1 dargestellt [145]. Links:
Feldverteilung der Fudamentalmode. Rechts: Feldverteilung der ersten höheren
Mode.
In Abbildung 3.23 sind zwei Lösungen der Gleichung 3.11 als Feldverteilungen
für einen konventionellen Wellenleiter mit einer Breite von 4 μm und einer Länge
von 200 μm dargestellt. Das transversale Modenprofil ist als Nahfeldverteilung
zwischen x = 200 μm und x = 210 μm dargestellt. Im linken Teil der Abbildung erkennt man die fundamentale Longitudinalmode. Das Intensitätsprofil in
lateraler Richtung ist typischerweise gaußförmig. Weiterhin erkennt man, dass
die Feldintensität innerhalb des Resonators in y-Richtung bei y = ±2 nahezu
verschwindet, die Mode also sehr gut eingeschlossen ist.
Ein anderes Bild zeigt die Feldverteilung der ersten höheren transversal angeregten Mode (Abbildung 3.23 rechts). Das Intensitätsprofil in lateraler Richtung
ist nicht mehr gaußförmig, vielmehr ist das Feld innerhalb des Resonators in der
42
Nähe des Randes bei y = ±2 lokalisiert. Der Überlapp mit den Randbereichen
ist signifikant höher als bei der Fundamentalmode, wie bereits in Abbildung 3.20
angedeutet.
1
1
10-3
10-3
10-5
10-5
Abbildung 3.24: Feldverteilung E (x,y) im korrugierten Wellenleiter mit einer
Länge von 100 μm, einer Streifenbreite von 4 μm und einem effektiven Brechungsindexsprung von Δn = 0,005. Zwischen x = 100 μm und x = 110 μm ist
die Nahfeldverteilung in Luft mit n = 1 dargestellt [145]. Links: Feldverteilung
der Fudamentalmode. Rechts: Feldverteilung der ersten höheren Mode.
Ein analoges Bild zeigt sich bei der Feldverteilung der Fundamentalmode in einem korrugierten Wellenleiter (Abbildung 3.24 links). Das Feld ist in y-Richtung
nicht mehr so stark lokalisiert. Vielmehr wird die Fundamentalmode wie erwartet an den Korrugationen gestreut. Dies führt zu einer nichtverschwindenden
Feldintensität außerhalb des Wellenleiters für y > +2 und y < -2.
Dieser Effekt der Streuung ist deutlich ausgeprägter bei der ersten höheren
Transversalmode (Abbildung 3.24 rechts). Hier wird ein signifikant höherer Anteil des Feldes aus dem korrugierten Wellenleiter herausgestreut als bei der Fundamentalmode. Für solch einen Wellenleiter ist es zu erwarten, dass die Verluste
der ersten höheren Transversalmode signifikant höher sind als die Verluste für
die Fundamentalmode.
Abbildung 3.25: Darstellung der normalisierten Schwellen für Fundamentalmode
(Kreise) und erste höhere Mode (Quadrate) für konventionelle (schwarz) und korrugierte (rot) Wellenleitertypen [106].
Um die Verluste näher zu quantifizieren, wurden von den Eigenwerten k die
Real- und Imaginäranteile mit κ0 = ln (1/R) /2n2 L normiert (Abbildung 3.25).
Man erkennt, dass die Schwellen für korrugierte Wellenleiter höher als die der
43
konventionellen Wellenleiter sind. Dies ist auch zu erwarten, sobald zusätzliche
Verluste in die Wellenleiterstruktur eingefügt werden. Interessanterweise zeigt
Abbildung 3.25, dass der gewählte Wellenleiter mit 4 μm Breite und einem
effektiven Indexsprung von Δn = 0,005 explizit die erste höhere Mode bevorzugt (schwarze Quadrate). Weiterhin erkennt man, dass in dem korrugierten
Wellenleiter die Fundamentalmode eine deutlich geringere Schwelle als die erste
höhere Mode besitzt. Solch ein Wellenleiter mit dreieckförmigen Korrugationen
wird daher bevorzugt Lasing in der Fundamentalmode zeigen. Die beschriebene
Selektivität steigt mit größer werdender Länge des Bauelements, da der Einfluss
der Korrugationen zunimmt.
3.5.2 Abgrenzung zu bereits bekannten Korrugationen
Durch die experimentelle Realisierung des DFB Lasers [32] wurde das Interesse
geweckt, die Kopplung des Lichtfeldes an strukturierte Materie detailliert zu
untersuchen. Daher wurden Korrugationen und deren Einfluss auf Lasereigenschaften bereits sehr früh untersucht. So wurden Abstrahlungsverluste von TE
und TM Moden in asymmetrischen dielektrischen Wellenleitern mit sinusförmiger Korrugation auf analytischem Wege beschrieben [147]. Weiterhin wurde
z. B. die Kopplung von einfallender TE-Strahlung durch Beugung an einer sinusförmig korrugierten Oberfläche eines Dünnfilm-Wellenleiters untersucht [148]
und die Theorie für gekoppelte longitudinale Moden in einem DFB Laser entscheidend entwickelt bzw. verbessert [149]. Durch die fortschreitende Entwicklung der Computertechnik gehört mittlerweile die 2-dimensionale Berechnung
der Kopplung von Wellen an ein Gitter in DFB Lasern in Abhängigkeit der
Form des Gitters bzw. der Korrugationen zum Standard [150].
Abbildung 3.26: Rasterelektronenmikroskopische Aufnahme von Irregularitäten
eines spektral manipulierten Fabry-Pérot Lasers [151].
44
3.6 Zusammenfassung
Alle bekannten Arbeiten, welche Korrugationen des Wellenleiters nutzen, zielen darauf ab, die spektralen Eigenschaften dieser Bauelemente zu beeinflussen
[151, 152, 153]. So liegen die Korrugationen meist im sub-μm-Bereich [154] und
teilweise sogar global inhomogen über den Laser verteilt (Abbildung 3.26).
Keines der bekannten Konzepte mit Korrugationen hatte jedoch bisher zum
Ziel, das Spektrum der Transversalmoden eines Fabry-Pérot-Wellenleiters spezifisch zu beeinflussen, um die Fundamentalmode zu präferieren und alle höheren
Moden zu unterdrücken. Dementsprechend besaß auch keines der bekannten
Konzepte das Ziel, eine Steigerung der Brillanz eines Halbleiterlasers zu erreichen.
3.6 Zusammenfassung
Das Wellenleiterkonzept des Photonic Band Crystal Lasers wurde weiterentwickelt und untersucht. Es verwendet einen sehr breiten vertikalen Wellenleiter
mit einem periodischen Mehrschichtsystem aus AlGaAs Schichten welche zur
Filterung von höheren Moden eingesetzt werden. Die Periodizität des Mehrschichtsystems wird an zwei Stellen verändert. Diese so genannten optischen
Defekte werden ebenfalls zur Modendiskriminierung verwendet. Während der
substratseitige Defekt die Leakage des elektrischen Feldes der Moden in das
Substrat beeinflusst, sorgt der zweite Defekt für die Lokalisierung der optischen
Moden. Durch Positionierung der aktiven Zone im lokalisierenden Defekt wird
der optische Gewinn der einzelnen Moden bestimmt.
Die Eigenschaften des PBC Wellenleiters wie Modendiskriminierung und vertikale Fernfelddivergenz sowie die Stabilität der Modendiskriminierung gegenüber Änderungen wichtiger Parameter wie Wellenlänge und Brechungsindex
wurden untersucht. Die entwickelten Wellenleiter unterdrücken alle höheren Moden gegenüber der Fundamentalmode sehr effektiv. Alle höheren Moden besitzen
einen um mindestens eine Größenordnung geringeren Γ Faktor bzw. optische
Verluste die um eine Größenordnung größer sind als die Verluste der Fundamentalmode. Die vertikale Fernfelddivergenz der Fundamentalmode beträgt je
nach hier untersuchtem Design 5◦ bis 10◦ . Weiterhin zeigt sich, dass das PBC
Wellenleiterkonzept äußerst robust gegenüber üblichen Änderungen der Designparameter ist.
Zwei Maßnahmen zur Reduktion der optischen Verluste von PBC Lasern wurden entwickelt. Es zeigt sich, dass die Anpassung des Dotierungsprofils an das
Profil der optischen Mode zu einer Halbierung der optischen Verluste führt. Eine
weitere Verringerung der optischen Verluste durch ein optimiertes Schichtdesign
mit einer geringeren Anzahl an Grenzflächen sowie einer insgesamt dünneren
Vertikalstruktur erscheint ebenfalls sehr erfolgsversprechend.
Das Wellenleiterkonzept des „leaky-wave“ Laser ist neu aufgegriffen und zum
Tilted Wave Laser weiterentwickelt worden. Durch die Verwendung eines sehr
dicken passiven Wellenleiters sowie eines epitaktisch oder prozesstechnisch hergestellten Reflektors werden im vertikalen Fernfeld zwei sehr schmale Emissionskeulen erzeugt. Deren beugungsbegrenzte vertikale Divergenz liegt unter 1◦
und ist somit die kleinste mit gängiger GaAs-basierter Technologie erreichte
45
Divergenz. Gleichzeitig tritt jedoch auch eine unerwünschte breite Zentralemission auf, welche durch die in dieser Arbeit entwickelten Gräben erfolgreich unterdrückt wird. Weiterhin zeigt sich, dass die Qualität der Prozessierung einen
entscheidenden Einfluss auf die optischen Verluste und damit potentielle Höchstleistungseigenschaften der Bauelemente nimmt.
Das neuartige Wellenleiterkonzept eines Lasers mit lateraler Strukturierung
zur Beeinflussung des Spektrums der Transversalmoden ist in dieser Arbeit entwickelt und untersucht worden. Diese Entwicklung führte zur Patentanmeldung
[88]. Durch die Berechnung der Feldverteilungen in verschiedenen Wellenleitern
ist der Nachweis einer Modendiskriminierung qualitativ modelliert. Hierzu sind
erstmalig zweidimensionale Feldverteilungen in realistischer Bauelementgröße
mit 4 μm Breite und 200 μm Länge mit hinreichender Präzision berechnet.
Weiterhin wird die Modendiskriminierung innerhalb eines korrugierten Wellenleiters quantitativ bestimmt.
46
Kapitel 4
Experimentelle Methoden
Im Rahmen dieser Arbeit wurden diverse experimentelle Methoden und Techniken eingesetzt sowie neu entwickelt. In verschiedenen Schritten der Laserdiodenherstellung kamen die entsprechenden Techniken zum Einsatz. Im Folgenden
wird eine Übersicht über diese Methoden gegeben.
4.1 Herstellung von Halbleiterlaserdioden
4.1.1 Wachstum
Die im Kapitel 3 vorgestellten Konzepte sind in theoretischen Modellierungen
untersucht und in aussichtsreiche Designs übergeführt. Diese Schichtstrukturen
dienen als Grundlage für das epitaktische Wachstum der Vertikalstrukturen. Das
Wachstum selbst ist nicht Bestandteil dieser Arbeit. Die Durchführung erfolgt
durch erfahrene Kollegen innerhalb der Arbeitsgruppe sowie Experten der wissenschaftlichen Projektpartner [155]. Einzig die PBC-Struktur emittierend bei
980 nm züchtete ein kommerzieller Anbieter [156].
Als Wachstumstechnologie kam ausschließlich metallorganische Gasphasenepitaxie (engl. metal organic vapor phase epitaxy, MOVPE1 ) auf exakt orientierten GaAs (100) Wafern der Größe 2 und 3 Zoll zum Einsatz.
Als prozessbegleitende analytische Methoden wurden sowohl zerstörungsfreie
Verfahren wie hochaufgelöste Röntgenbeugung und Photolumineszenzemission
als auch destruktive Methoden wie CV-Profilometrie und Elektronensondenverfahren eingesetzt. Somit konnte sichergestellt werden, dass die hergestellten
Strukturen auch bestmöglich den theoretischen Designs entsprechen.
4.1.2 Prozessierung - Front-End
Lithografie
In dieser Arbeit kommen ausschließlich Verfahren der UV-Lithografie zum Einsatz, um die Strukturen von einer Maske auf die zu prozessierenden Wafer zu
übertragen. Das Design des Maskensatzes erfolgt mittels gängiger CAD Anwendung [157], während die Produktion der Quarzglasmasken eine externe Firma
übernahm [158]. Jeder Maskensatz besteht aus mehreren 5 Zoll großen Glasmasken mit einem positiven Abbild der CAD-Strukturen aus Chrom.
1
Häufig wird auch der Begriff der MOCVD (engl. metal organic chemical vapor deposition)
als Synonym genutzt, obwohl dieser auch nichtepitaktische Abscheidungen beschreibt.
47
Kapitel 4 Experimentelle Methoden
Lack
Typ
Dicke
ma-P 1215
ma-P 1225
ma-P 1240
ma-N 440
ma-N 1420
ma-N 1440
AZ 4562
AZ 701MIR
positiv
positiv
positiv
negativ
negativ
negativ
positiv
positiv
≈
≈
≈
≈
≈
≈
≈
≈
1,5
2,5
4,0
4,0
2,0
4,0
6,0
1,0
Anwendung
μm
μm
μm
μm
μm
μm
μm
μm
RIE
RIE
RIE
Metallisierung
Metallsputtern
Metallsputtern
Naßätzen
ICP-RIE
Tabelle 4.1: Übersicht der in dieser Arbeit verwendeten UV-Photolacke.
Für die Prozessierung der Wafer standen eine Reihe von verschiedenen Lacken
zur Verfügung [159, 160] (Tabelle 4.1). Generell lassen sich die verwendeten Lacke in Positiv- und Negativlacke einteilen. Während erstgenannte das Bild der
Chromstrukturen von der Quarzmaske auf das zu prozessierende Substrat 1:1
übetragen, entsteht beim zweiten das Negativbild der Chromstrukturen. Die
Auswahl des Lacktyps ist durch den gewählten Prozessschritt bestimmt. Grob
lässt sich sagen, dass Positivlacke zum Ätzen benutzt werden, während Negativlacke zur Metallisierung eingesetzt werden. Dies wird durch das Lackprofil
bestimmt. Während die belichteten und geeignet entwickelten Strukturen beim
Positivlack mit zunehmender Tiefe breiter werden (Abbildung 4.1 links), ist es
beim Negativlack genau umgekehrt. Mit zunehmender Tiefe werden die Strukturen schmaler, so dass ein Unterschnitt entsteht (Abbildung 4.1 rechts). Dieser
eignet sich hervorragend für ein nachfolgendes Lift-Off-Verfahren, wie es beispielsweise bei der üblichen Metallisierung durchgeführt wird.
Abbildung 4.1: Links: Tiefenprofil eines Positivlackes nach dem Entwickeln.
Rechts: Tiefenprofil eines Negativlackes nach dem Entwickeln [160]. Es ist deutlich ein Unterschnitt zu erkennen.
48
Dielektrika
Zur elektrischen Isolierung werden meist Dielektrika eingesetzt. Diese sorgen
für eine selektive elektrische Kontaktierung der Halbleiterflächen, wie z. B. Laserstreifen, und verhindern die großflächige Kontaktierung der Lötflächen2 mit
dem Halbleiter. Des Weiteren können Dielektrika auch zum Schutz von oxidierbaren Schichten, wie z. B. AlGaAs-Schichten und selbst als Hartmaske zur
Strukturierung eingesetzt werden. Alle erwähnten Eigenschaften werden in dieser Arbeit genutzt. Als Dielektrikum kommen verschiedene Modifikationen eines
Siliziumnitrids SiNx zum Einsatz, welche alle mit Hilfe einer plasmaunterstützten chemischen Gasphasenabscheidung abgeschieden werden3 (Tabelle 4.2).
PECVD
Gas Ar/He
Gas SiH4 /He
Gas NH3
Elektrodentemperatur
Reaktordruck
ICP-Leistung
Abscheiderate
Rezept 1
200 sccm
74 sccm
4,7 sccm
300◦ C
8 Pa
400 W
≈ 18 nm/min
Rezept 2
140 sccm
80 sccm
6 sccm
100◦ C
3 Pa
150 W
≈ 18 nm/min
Tabelle 4.2: Übersicht der PECVD Parameter zur Erzeugung der in dieser Arbeit
verwendeten Dielektrika.
Abbildung 4.2: Links: Elektronenmikroskopische Aufnahme eines Laserstreifens überdeckt mit Siliziumnitrid. Man erkennt deutliche Risse an den Ätzflanken nach einem Temperschritt bei 525◦ C für 5 Minuten. Rechts: Elektronenmikroskopische Aufnahme eines Laserstreifens überdeckt mit Siliziumnitrid,
welches eine ausreichende Stabilität gegen den Temperschritt besitzt.
Abhängig von den Abscheideparametern ergeben sich verschiedene mechanische und chemische Beständigkeiten. So ist die mechanische Stabilität für eine
Temperaturerhöhung auf 525◦ C für 5 Minuten sichergestellt und ein Reißen der
Schichten findet nicht statt (Abbildung 4.2). Die chemische Beständigkeit bei
Ätzung mit gepufferter Ammoniumfluoridätzmischung ist ebenfalls erhöht. So
2
3
Im englischen als Bondpads bezeichnet.
Auch im deutschsprachigem Raum hat sich der englische Begriff der plasma-enhanced chemical vapour deposition (PECVD) etabliert.
49
verringert sich die Ätzrate von 2 nm/s auf 0,3 nm/s. Die Abscheidungen haben
einen ausreichenden isotropen Anteil von ca. 30%, das heißt bei einer vertikalen Abscheiderate von 100 nm/min werden 30 nm/min in lateraler Richtung
abgeschieden. Dieser Umstand ist für die Passivierung der Ätzflanken von Laserstegen von enormer Bedeutung.
Nasschemisches Ätzen
Zum definierten Abtrag von Halbleitermaterial und Dielektrika stehen verschiedene Säureätzmischungen bereit bzw. sind eigens hergestellt [161, 162] worden.
In den meisten Fällen wurde das nasschemische Verfahren gewählt, weil das
Ätzprofil stark isotrop, oder aber die Ätzrate sehr hoch ist. In dieser Arbeit kamen zum Ätzen von Halbleiterverbindungen meist Ätzmischungen auf Basis von
H2 SO4 :H2 O2 :H2 O in verschiedenen Verhältnissen zum Einsatz. So ergeben sich
Ätzraten zwischen ≈ 10 nm/s (für H2 SO4 :H2 O2 :H2 O = 1:8:100) und ≈ 100 nm/s
(für H2 SO4 :H2 O2 :H2 O = 1:8:10). Erstere Mischung wurde zu Beginn dieser Arbeit zur Strukturierung von Breitstreifenlasern und letztere Ätzmischung für das
rückseitige Abdünnen des Wafers eingesetzt. Im Verlauf der Arbeit wurde dieser Arbeitsschritt durch das technologisch angemessene Verfahren des Läppens
(Abschnitt 4.1.3) ersetzt.
In speziellen Fällen wird eine Ätzmischung (H2 SO4 :H2 O2 :H2 O = 1:8:1) gewählt, welche ein stark anisotropes Ätzprofil im GaAs/AlGaAs Materialsystem
aufweist [163] und eine Ätzrate von ≈ 200 nm/s besitzt. Das Ätzprofil ist stark
abhängig von der Kristallrichtung
und wird zur optischen Isolierung von Laser_
streifen parallel zu [ 0 1 1 ] eingesetzt (Abbildung 4.3). Diese Isolierung unterdrückt das optische Koppeln von mehreren Laserstreifen im Barrenverbund und
das Ringlasen innerhalb des Halbleiterchips [164].
Abbildung 4.3: Querschnittsaufnahmen eines stark anisotropen Ätztiefenprofils, hergestellt
mittels nasschemischen Ätzens. Links: Streifenorientierung
par_
_
allel zu [ 0 1 1 ]. Rechts: Streifenorientierung senkrecht zu [ 0 1 1 ].
Für das Ätzen von Dielektrika kam eine Ätzmischung auf Fluoridbasis zum
Einsatz. Diese besteht aus einer Mischung aus gelöstem Ammoniumfluoridsalz
(25% - 50%) und Fluorwasserstoff (5% - 7%) in wässriger Lösung (87,5:12,5).
Damit ergeben sich auch über einen längeren Zeitraum stabile Ätzraten. Sie
liegen abhängig vom verwendeten Dielektrikum bei ≈ 1 nm/s.
50
Reaktives Ionenätzen
Für die exakte Übertragung der Maskenstrukturen in dielektrische- und Halbleiterschichten werden stark anisotrope Ätzverfahren mittels eines Plasmas genutzt und als Trockenätzverfahren bezeichnet. Die Reaktanden werden durch ein
Plasma erzeugt, der Probe zugeführt und durch die Gasphase wieder abgeführt.
Abhängig von der Art der Plasmaerzeugung, der Zuführung der Ionen und der
Bauart unterscheidet man zwischen verschiedenen Plasmaätzanlagen. Eine gute
Übersicht bieten die zahlreichen Herstellerseiten [165, 166] sowie Fachpublikationen [167, 168]. Im Rahmen dieser Arbeit kamen zwei Plasmaätzanlagen zum
Einsatz. Ersterer ist ein mit Fluorgasen konfigurierter Reaktor für das Ätzen
von Dielektrika mit Hilfe von reaktiven Ionen (RIE4 ). Die zweite Anlage ist eine mit Chlorgasen [169] konfigurierter Reaktor für das reaktive Ionenätzen von
Hablleitermaterialien mit Hilfe von induktiv gekoppeltem Plasma (ICP-RIE5 ).
RIE
Fluss O2
Fluss CHF3
Reaktordruck
HF-Leistung
Selfbias
Abtragrate SiNx
Abtragrate Lack
Abtragrate GaAs
Rezept 1
1,9 sccm
4 sccm
4 Pa
70 W
- 390 V
≈ 110 nm/min
≈ 90 nm/min
≈ 5 nm/min
Tabelle 4.3: Übersicht des in dieser Arbeit verwendeten RIE Ätzrezepts.
Mit Hilfe der RIE wurden Siliziumnitridschichten zur Herstellung einer Ätzmaske und zum Öffnen der Kontaktflächen geätzt. Das verwendete Ätzrezept
(Tabelle 4.3) erlaubt es, mit den zur Verfügung stehenden Lacken (Tabelle
4.1) und Siliziumnitridschichten (Tabelle 4.2) alle gewünschten Prozessschritte
durchzuführen. Das Ätzergebnis zeichnet sich durch eine sehr hohe Anisotropie
mit nahezu vernachlässigbarer lateralen Ätzrate aus. Die Abtragrate von GaAs
ist relativ niedrig und erlaubt es Siliziumnitridschichten rückstandsfrei ohne
nennenswerte Beschädigung des Halbleiters zu entfernen. Der Sauerstoffanteil
im Plasma verhindert sehr effektiv eine Polymerisation der Plasmaprodukte des
Trifluormethans [170] und sorgt dafür, dass diese entfernt werden. Das verwendete Rezept ist darüber hinaus besonders robust gegen Prozessschwankungen,
z. B. variierende Gasflüsse oder Änderungen der Anlagenkonfiguration.
Anders sieht die Situation bei der ICP-RIE Anlage aus. Während dieser Arbeit zeigte sich, dass die verwendeten Rezepte durchaus empfindlich auf Veränderungen der Anlagenkonfiguration, ja sogar den Kammerzustand bzw. die
Kammerbelegung durch abgetragenes Material reagierten. Es war daher notwendig, mehrere Ätzrezepte zu entwickeln, welche verschiedenen Anforderungen
genügen.
4
5
Im englischen als reactive ion etching bezeichnet.
Im englischen als inductively coupled plasma reactive ion etching bezeichnet.
51
• Ätzprofil: Das Ätzrezept soll eine sehr hohe Anisotropie besitzen. Die laterale
Ätzrate soll idealerweise ≈ 0 nm/s sein. Die Übertragung der Maskenstruktur
soll zu senkrechten Ätzflanken führen. Weiterhin sollen durch den Ionenbeschuss keine strukturellen Defekte an den Ätzflanken [171] oder den geätzten
Oberflächen [172] auftreten.
• Ätzgeschwindigkeit: Die Ätzgeschwindigkeit sollte um 100 nm/min für
GaAs liegen. Damit lassen sich gut kontrollierbare Ätztiefen erreichen. Die
Ätzrate sollte nach Möglichkeit sehr wenig bzw. gar nicht vom Aluminiumgehalt der AlGaAs Schichten abhängen. Die Selektivität zum Maskenmaterial
sollte mindestens 1:10 betragen. So sind mit üblichen Maskendicken ausreichende Ätztiefen von einigen μm zu erreichen. Die Ätzgeschwindigkeit sollte
über die Fläche von 3 Zoll nicht zu stark varrieren. Ferner sollte diese auch
nicht von der Größe der Probe abhängen.
• Maskenerosion: Die Form der Maskierung sollte während des Prozesses
nicht zu sehr degradieren [173]. So ist sichergestellt, dass die Form des Maskenprofils sehr detailgetreu in das Halbleitermaterial übertragen wird.
Sämtliche oben aufgeführten Punkte wurden beim Entwickeln der Rezepte
beachtet. Hierbei wurden Rezeptparameter gefunden (Tabelle 4.4), welche diesen Anforderungen genügen. Damit ist es möglich, Bauelemente mit sehr hoher
Präzision herzustellen (Abbildung 4.4).
ICP-RIE
Fluss Ar
Fluss Cl2
Fluss BCl3
Elektrodentemperatur
Reaktordruck
ICP-Leistung
HF-Leistung
Selfbias
Abtragrate SiNx
Ätzrate GaAs
Ätzrate Al0,4 Ga0,6 As
Rezept 1
4,0 sccm
5,0 sccm
16 sccm
20◦ C
0,2 Pa
100 W
70 W
-350 V
≈ 17 nm/min
≈ 360 nm/min
≈ 400 nm/min
Rezept 2
1,1 sccm
1,3 sccm
4,3 sccm
20◦ C
0,04 Pa
85 W
30 W
-300 V
≈ 6 nm/min
≈ 90 nm/min
≈ 100 nm/min
Rezept 3
1,1 sccm
1,3 sccm
4,3 sccm
20◦ C
0,08 Pa
100 W
30 W
-250 V
≈ 15 nm/min
≈ 200 nm/min
≈ 200 nm/min
Tabelle 4.4: Übersicht der in dieser Arbeit verwendeten ICP-RIE Ätzrezepte.
Für die Endpunkt-Kontrolle steht neben der reinen Ätzdauer auch eine optische in-situ Methode zu Verfügung. Mit Hilfe eines Laserreflektometers [174]
wird durch ein Reaktorfenster die Reflektivität der Probe während des Ätzprozesses beobachtet. Durch vorheriges komplettes Durchätzen der Probe ist
die Ätztiefe kalibriert. Im Ätzprozess selbst ergibt sich damit eine sehr hohe
Genauigkeit der Ätztiefe.
52
Abbildung 4.4: Links: Elektronenmikroskopische Aufnahme eines Ätzprofils
erzeugt mit einem ungeeigneten Trockenätzrezept. Die Ätztiefe beträgt 3,6 μm,
die laterale Unterätzung beträgt 1,8 μm und die Flankensteilheit beträgt 60◦ . Es
ist eine deutliche „Grasbildung“ zu erkennen. Rechts: Elektronenmikroskopische
Aufnahme eines Ätzprofils erzeugt mit Rezept 1. Die Ätztiefe beträgt 17 μm und
die Flankensteilheit beträgt 89◦ . Es ist weder eine laterale Unterätzung noch
eine Grasbildung zu beobachten. Die SiNx Passivierung auf der Kontaktfläche
ist bereits zurückstrukturiert.
Metallisierung
Zum elektrischen Betrieb der Laserbauelemente sind ohmsche Metallkontakte
unerlässlich [61, 175]. Da alle hier untersuchten Laser auf n-dotierten GaAs
Substraten gezüchtet wurden, ist die letzte abgeschiedene Epitaxieschicht eine
mit Akzeptoren hoch dotierte GaAs Schicht. Der elektrische p-Kontakt ist auf
dieser Schicht bzw. der n-Kontakt auf dem Substrat hergestellt.
Die p-Kontaktmetallisierung ist bei allen Proben eine Abfolge von Ti/Pt/Au
[176, 177]. Dabei agiert Titan als Haftvermittler, während eine meist 50 nm
bis 100 nm dicke Platinschicht als Diffusionsbarriere [178] für die abschließende
mehrere 100 nm dicke Goldschicht dient. Letztere stellt die Grundlage für externe Kontaktierung durch verschiedene Arten der Zuleitungen, wie z. B. Nadeln
oder Lötverbindungen dar (Abschnitt 4.1.3). Technologisch werden hierbei zwei
verschiedene Verfahren zur Deposition genutzt. Zum einen werden die Kontaktmaterialien mit Hilfe eines Elektronenstrahlverdampfers abgeschieden. Hierbei
erhält man eine ausgeprägte anisotrope Abscheidung mit einer geringen Belegung der Seitenflanken. Dies kann unter Umständen zu Problemen führen, wenn
die Verbindung der eigentlichen Halbleiterfläche mit den Lötflächen nicht gegeben ist. Zum anderen werden Metalle durch Kathodenzerstäuben6 mittels eines
Argonplasmas abgeschieden. Dieses stark isotrope Abscheideverfahren führt zu
einer guten Belegung der Seitenflanken und verhindert oben genannte Probleme.
Beide Verfahren fanden in dieser Arbeit Anwendung, die Qualität der Kontakte
ist gleichwertig.
Die n-Kontaktmetallisierung ist bei allen in dieser Arbeit hergestellten Proben
eine Abfolge von Ni/Au0.88 Ge0.12 /Au [42, 179, 180]. Hierbei ist Nickel einerseits
für die Haftung verantwortlich, andererseits verhindert es die Inselbildung der
eutektischen Legierung aus Gold und Germanium. Die Gold-Germanium-Schicht
6
Hierzu hat sich auch im deutschsprachigem Raum der Begriff des Sputterns durchgesetzt.
53
dient dabei als Germaniumlieferant, aus welchem das Germanium in das GaAs
eindiffundiert und zu einer oberflächennahen hoch dotierten n+ -GaAs-Schicht
führt [181, 182, 183]. Die abschließende Goldschicht sorgt für die externe elektrische Anbindung. Die Metallisierung der n-Seite erfolgt mit Hilfe eines thermischen Verdampfers. Abschließend werden zur Einlegierung der Kontakte die
Proben bei ≈ 400◦ C für ≈ 1 min getempert.
4.1.3 Prozessierung - Back-End
Nach Abschluss der epitaxieseitigen Prozessierung des Wafers erfolgt noch eine
rückseitige Behandlung. Im ersten Schritt wird zunächst der größte Teil des Substrats entfernt. Es verbleibt eine Restdicke des Wafers von ca. 130 μm. Dadurch
wird das saubere und defektfreie Erzeugen von Kristallflächen bzw. Facetten
durch das Spalten erst ermöglicht. Üblicherweise erfolgt nach dem Dünnen des
Wafers die rückseitige n-Metallisierung. Es können aber auch weitere Prozessschritte auf der Rückseite durchgeführt werden, wie z. B. bei Tilted Wave Lasern
mit substratseitigen Spiegeln (Abschitt 3.4).
Läppen
Läppen ist ein spanendes Trennverfahren zum Abtragen von Materialien und
Glätten von Oberflächen. Es ist ein etabliertes Fertigungsverfahren und wird
zum größten Teil zur Bearbeitung von Metallen und Keramiken aber auch Gläsern eingesetzt. Als Definition für Läppen gibt die DIN 8589-15 [184] folgendes
an: „Spanen mit losem, in einer Paste oder Flüssigkeit verteiltem Korn, dem
Läppgemisch, das auf einem meist formübertragenden Gegenstück (Läppwerkzeug) bei möglichst ungeordneten Schneidbahnen der einzelnen Körner geführt
wird“. Läppen wird ebenfalls in der Halbleiterindustrie hauptsächlich zur Planarisierung, aber auch zum Dünnen von Substraten verwendet.
Zum Einsatz kommt eine halbautomatische Maschine [185], mit der sowohl
geläppt als auch poliert werden kann. Für den Läppprozess werden die Proben
auf einen planparallelen Probenträger mit Hilfe eines Wachses geklebt. Der Träger rotiert dann mit der zu läppenden Probenoberfläche auf einer Glasscheibe,
welche stets mit einem Abrasiv benetzt wird. Das Abrasiv besteht aus einem
Gemisch aus Wasser und Korund in verschiedener Körnung und sorgt für die
zerspanende Wirkung. Durch Einstellen von Anpressdruck, Rotationsgeschwindigkeit und Abrasivmenge wird eine kontrollierbare Abtragrate von ≈ 5 μm/min
eingestellt. Als Endergebnis steht eine Probe zur Verfügung mit einer Planparallelität und einer Genauigkeit der Dicke von kleiner als ± 2 μm.
CMP - chemisch-mechanisches Polieren
Falls die Planarität der geläppten Oberfläche nicht ausreichend ist, dann muss
die Rückseite poliert werden. Für Tilted Wave Laser mit substratseitigen Spiegeln ist eine polierte qualitativ hochwertige Oberfläche unerlässlich. Hierzu wird
die Läppmaschine im Poliermodus eingesetzt. Dazu wird die Glasplatte durch
eine Edelstahlplatte mit aufgeklebten Poliertuch und das Läppgemisch durch
eine Polierflüssigkeit auf der Basis einer NaClO Suspension ersetzt. Damit kann
eine plane Oberfläche mit einer Rauhigkeit von ≈ 3 nm über eine Fläche von 3
Zoll erreicht werden.
54
Rückseitenprozessierung
Eine besondere Stellung innerhalb dieser Arbeit nimmt die Prozessierung der
Tilted Wave Laser mit substratseitigen Spiegeln ein. Hierzu wird zunächst die
Epitaxieseite prozessiert. Anschließend erfolgt eine Klebung auf beidseitig polierte und damit transparente Saphirsubstrate. Es wird ein thermoplastischer
Kitt mit einem Schmelzbereich von ≈ 120◦ C verwendet. Als nächstes wird die
Probe mitsamt Saphirträger auf das Glassubstrat mit einem Klebewachs geklebt. Diese Klebung erfolgt bei Temperaturen von ≈ 80◦ C. Nach erfolgtem
Läppen und Polieren wird der Saphirträger wiederum abgelöst.
Es folgt die Deposition des Niedertemperaturdielektrikums nach Rezept 2
aus Tabelle 4.2. Für die anschließende Strukturierung des TWL Reflektors mittels RIE wird eine Positivlithographie benutzt, welche durch die transparenten
Saphirträger hindurch auf die bereits prozessierte Seite ausgerichtet wird. Eventuell auftretende Parallaxenfehler werden bereits durch das Maskenlayout im
Vorfeld kompensiert7 . Nach Ablösen und Reinigen der Probe vom Saphirträger
erfolgt die n-Metallisierung wie bei allen anderen Proben.
Spalten und Vereinzeln
Nach erfolgter Prozessierung steht ein gedünnter GaAs-Wafer mit Bauelementstrukturen und vollständiger p- und n-Metallisierung bereit. Aus diesem wird
üblicherweise zunächst eine Serie von Bauelementen im Barrenverbund herausgebrochen bzw. abgespalten. Diese sind mechanisch und über den n-Kontakt
auch elektrisch alle miteinander verbunden. Die Bauelemente besitzen alle die
gleiche Kavitätslänge und werden üblicherweise im gepulsten Betrieb auf grundlegende Parameter hin untersucht. Optional wird eine Facettenbehandlung, wie
z. B. Ver- oder Entspiegelung, durchgeführt. Werden einzelne Bauelemente benötigt, so werden diese aus dem Barrenverbund herausgebrochen – die Laser
werden vereinzelt.
Zum Spalten wird auf der Epitaxieseite mit einer speziell für Galliumarsenid geschliffenen Diamantspitze entlang einer ausgezeichneten Kristallrichtung8
geritzt [186]. Durch das Einwirken einer rückseitigen Kraft führt dieser Initialdefekt zum Bruch des Kristalls entlang einer Kristallebene mit niedrigem Millerschen Index. Die so entstandenen Flächen sind idealerweise frei von Defekten
und eignen sich somit perfekt als Resonatorspiegel.
Facettenpassivierung
Für einige hier untersuchte Bauelemente wird zusätzlich eine Facettenpassivierung durchgeführt. Diese ist notwendig, um Hochleistungseigenschaften der Laserstrukturen besser untersuchen zu können, da die maximale Ausgangsleistung
oft durch irreversible Facettendegradation begrenzt ist [187].
Hierzu werden die Laserfacetten durch einen Projektpartner [188] mit Hilfe einer speziellen Technologie passiviert [189, 190]. Dazu werden die Facetten
im Vakuum gespalten und anschließend epitaktisch mit einer Materialkombination von InAlGaAsP/InGaAsP in Abfolge überzüchtet. Abschließend werden
7
Der verwendete Belichter besaß nur die Option „Top side alignment“. Erst die Option „Bottom side alignment“ erlaubt eine exakte _Ausrichtung
beider Prozessseiten zueinander.
_
_
8
Für einen (100) GaAs-Wafer sind dies [ 0 1 1 ]- und [ 0 1 1 ]-Richtungen.
55
λ/4-Schichten aus TiO2 /SiO2 zur Einstellung der Reflektivität abgeschieden.
Durch die Passivierung wird verhindert, dass die Facettenoberfläche das Laserlicht absorbiert und dass keine Ladungsträger aus der aktiven Zone an diese gelangen. Weiterhin lassen sich die Passivierungschichten gezielt dotieren, so dass
die Rekombination von Ladungsträgerpaaren im Volumen sowie an der Oberfläche vermindert wird. Die abgeschiedenen Halbleiterschichten können zudem
gitterangepasst oder aber gezielt verspannt zum Halbleiterlasermaterial sein.
Aufbau- und Verbindungstechnik - AVT
Die fertig prozessierten Laser werden auf einfachste Art mit Nadelsonden im
gepulsten Betrieb kontaktiert (Abschnitt 4.2). Hierdurch werden bereits viele Informationen über die physikalischen Eigenschaften des Lasermaterials, wie
z. B. Schwellenstrom, differentielle Effizienz und Emissionswellenlänge, gewonnen. Jedoch wird insbesondere die Messsicherheit durch die inhomogene Punktkontaktierung beeinträchtigt. Weiterhin wird die im cw-Fall entstehende Wärme
nicht effektiv abgeführt. Dadurch lassen sich auf diese Art und Weise keine verlässlichen Messungen im Hochleistungsbereich durchführen.
Abbildung 4.5: Links: Photographie eines Laserchips aufgelötet auf einer Wärmesenke. Rechts: Elektronenmikroskopische Aufnahme eines Laserchips aufgelötet
auf einem CuW Wärmespreizer. Dieser wiederum ist auf der Kupferwärmesenke
aufgelötet. Die rückseitige Kontaktierung erfolgt durch Bonddrähte.
Für Untersuchungen im Hochleistungsbetrieb ist es daher unerlässlich, die
Bauelemente an eine Wärmesenke anzukoppeln. Dies wird durch die Aufbauund Verbindungstechnik durchgeführt. Hierzu werden die vereinzelten Halbleiterchips vollflächig zunächst auf einen Wärmespreizer9 und nachfolgend auf eine
Wärmesenke gelötet (Abbildung 4.5).
9
Für das Löten der Halbleiterchips hat sich im deutschsprachigem Raum der englische Begriff
des Diebond verbreitet.
56
Als Wärmespreizer werden in der galliumarsenidbasierten Technologie hauptsächlich Diamant oder Kupfer-Wolfram-Legierungen eingesetzt [191]. Je nach
Anwendung kann somit zwischen einer hohen Wärmeabfuhr oder einer thermischen Anpassung gewählt werden (Tabelle 4.5). Als Material für die Wärmesenke hat sich Kupfer durchgesetzt, während das Lot meist aus Indium, PbSnund AuSn-Verbindungen besteht [192, 193, 194]. Die Rückseite der Bauelemente wird meist durch Drahtkontaktierung10 oder, sofern eine rückseitige Kühlung
erwünscht ist, durch Auflöten eines Wärmespreizers elektrisch bzw. thermisch
angeschlossen [195].
α
(10-6
K-1 )
λ
(Wm-1 K-1 )
Diamant
CuW
GaAs
Cu
800 - 2000
130 - 220
55
400
1.8 - 2.7
6.1 - 8.7
5.8
17
Tabelle 4.5: Übersicht der linearen thermischen Ausdehnungkoeffizienten α sowie
der Wärmeleitzahl λ von verschiedenen bei der AVT eingesetzten Materialien [196].
Zur Charakterisierung der in dieser Arbeit entwickelten und untersuchten Laser
werden verschiedene experimentelle Techniken eingesetzt. Die hierfür verwendeten Aufbauten standen teilweise bereits zur Verfügung. Einige mussten jedoch
grundlegend neu entwickelt und aufgebaut werden bzw. aufgrund der gestellten
Anforderungen weiterentwickelt werden. Eine Übersicht über die verwendeten
Geräte und ihre Messgenauigkeiten gibt die Tabelle 4.6 wieder.
4.2.1 PIU-Kennlinien
Zur Vermeidung des Einflusses der entstehenden Wärme auf die Lasereigenschaften [197] werden die Laser im gepulsten Modus gemessen. Zur Festlegung
der Temperatur wird eine Wärmesenke genutzt, welche mit Hilfe eines Temperatursensors, eines Peltierelements, eines Temperaturreglers und Kühlwasser
thermisch stabilisiert ist. Die p-Kontaktierung erfolgt mit Hilfe von vergoldeten
Sondennadeln und Mikromanipulatoren und durch den vollflächigen n-Kontakt.
Als Stromquelle für gepulste Messungen kommen verschiedene Quellen mit einer maximalen Stromamplitude von 2 A bzw. 70 A zum Einsatz (Tabelle 4.6).
Die Messung des Stromes erfolgt im ersten Fall mit einem Stromtastkopf und
im zweiten Fall mit Hilfe eines Präzisionsmesswiderstands. Dazu wird die jeweils gemessene Spannung mit Hilfe eines Oszilloskops dargestellt und digital
weiterverarbeitet (Abbildung 4.6). Zur Detektion der optischen Leistung werden verschiedene Ulbrichtkugeln mit integrierten Photodioden eingesetzt. Für
die Messung des kompletten optischen Spektrums wird ein optischer Spektrumanalysator eingesetzt. Ein eigens entwickeltes Messprogramm steuert alle angeschlossenen Geräte und nimmt die Messwerte auf (Abbildung 4.6).
10
Im englischen als Wirebond bezeichnet.
57
Abbildung 4.6: Schematische Darstellung des Aufbaus zur Messung der PIUKennlinien im Pulsbetrieb (aus [198]).
Die Messung im Dauerstrichbetrieb erfolgt auf derselben Wärmesenke wie
im gepulsten Modus. Jedoch werden hierfür nur Laser untersucht, welche durch
einen AVT-Prozess auf Wärmespreizern samt -senken aufgebaut sind (Abschnitt
4.1.3). In diesem Fall wird die anfallende Abwärme mit Hilfe des Temperaturreglers und des Peltierelements effektiv abtransportiert. Als Stromquellen kommen
zwei verschiedene Geräte mit einem maximalen Strom von 10 A bzw. 300 A zum
Einsatz (Tabelle 4.6). Für die Bestimmung der Konversionseffizienz wird auf eine integrierte 4-Pol-Messung zurückgegriffen. Somit werden bei der Messung der
am Laser abfallenden Spannung sämtliche Zuleitungswiderstände eliminiert.
Es stellt sich bereits früh heraus, dass das vorhandene Setup nur bedingt
für Hochleistungsanwendungen geeignet ist. Die Konstruktion der Wärmesenke, der verwendete Temperatursensor sowie der verwendete Temperaturregler
sind nicht optimal auf die abzuführende Wärmemenge abgestimmt. Dies ist verbessert, indem die Wärmesenke selbst neu konstruiert worden ist. Dabei kam
Kupfer als Material zum Einsatz. Die Bearbeitung der Oberfläche ist verbessert, so dass nahezu planparallele Flächen mit geringer Rauigkeit entstehen. Ein
Hochleistungspeltierelement ist mit Wärmeleitpaste an die Wärmesenke angekoppelt. Als Temperatursensor kommt ein präziser Dünnschicht-Messwiderstand
aus Platin mit kleinem Formfaktor zum Einsatz. Somit wird die Temperatur in
der Nähe zum Laserchip, der Wärmequelle, gemessen.
Das Ergebnis dieser Entwicklung zeigt Abbildung 4.7. Hierbei wird der gleiche Laser auf beiden Messaufbauten vermessen. Man erkennt, dass der Laser auf
dem alten Messaufbau bereits bei einer optischen Ausgangsleistung von 1,3 W
thermisch überrollt. Hingegen zeigt derselbe Laser auf dem verbesserten Setup
eine optische Ausgangsleistung von 2,2 W und damit eine Zunahme der Ausgangsleistung von nahezu 1 W. Die maximale Konversionseffizienz zeigt ebenfalls
eine Zunahme von 2%. Weiterhin zeigt der Verlauf der Konversionseffizienz mit
dem Strom einen viel flacheren Verlauf, was ebenfalls auf die deutlich bessere
Entwärmung der Laserdiode zurückzuführen ist.
58
Abbildung 4.7: PIU Kennlinien eines 5 μm breiten und 2,64 mm langen PBC
Lasers emittierend um 980 nm. Der Laser wurde beide Male bei 20◦ unter cwBedingungen betrieben. Links: Der Laser gemessen auf den nichtoptimiertem
Messaufbau. Rechts: Derselbe Laser gemessen auf dem optimierten Messaufbau.
4.2.2 Emissionsspektrum
Die Messung des Emissionsspektrums der in dieser Arbeit untersuchten Laserdioden erfolgt mit Hilfe eines optischen Spektrumanalysators (Tabelle 4.6). Hierbei wird die emittierte Strahlung mit Hilfe einer Glasfaser direkt vor der Facette
eingekoppelt. Durch die sehr hohe Empfindlichkeit des verwendeten Analysators
(≈ 80 dBm) ist es möglich, auch geringe mittlere Ausgangsleistungen, wie sie
im Pulsbetrieb auftreten, zu messen.
Bei der Einkopplung mittels Glasfaser müssen jedoch zwei Punkte beachtet
werden. Erstens darf der Abstand zur Facette nicht zu klein werden, da sonst
die Facette des Lasers und der Glasfaser eine externe Kavität bilden und durch
Fabry-Pérot-Interferenzen das Spektrum verfälschen. Zweitens muss darauf geachtet werden, dass eine maximale Eingangsleistung von +20 dBm pro 5 nm
bzw. +30 dBm absolut nicht überschritten wird, da ansonsten der Photodetektor des Analysators zerstört wird.
4.2.3 Fernfeldverteilung
Für die Messung der Intensitätsverteilung des Lasers im Fernfeld stand zu Beginn dieser Arbeit bereits ein Aufbau zur Verfügung. In diesem besteht die
Möglichkeit, den Laser in x- und y-Richtung schrittweise zu drehen. Über eine
feststehende Photodiode wird die Intensitätsverteilung aufgenommen. Es zeigte
sich schnell, dass dieser Aufbau ungeeignet ist, um eine ausreichende Kühlung
der Laser zu gewährleisten. Daher wurde in dieser Arbeit ein komplett neues
Setup entworfen und während einer betreuten Diplomarbeit [199] aufgebaut.
Das Messprinzip ist hierzu verändert. Die Laserdiode befindet sich auf der neu
entwickelten Wärmesenke und wird somit sehr effektiv gekühlt. Um die Laserdiode kreist ein Arm mit einer Faser, welche die Emission des Lasers einkoppelt
und auf einen Photodetektor leitet. Dieser befindet sich im Drehzentrum oberhalb der zu untersuchenden Laserdiode. Die Drehbewegung des Armes mitsamt
Faser wird durch einen Drehtisch mit zentral gelegener Apertur durchgeführt
(Abbildung 4.8).
59
Drehachse
Arm
POF
Photodiode
Laserdiode
auf Wärmesenke
Abbildung 4.8: Schematische Darstellung des entwickelten Aufbaus zur Messung
des Fernfeldes (aus [199]).
Der Aufbau wurde sorgfältig justiert. Hierzu werden Referenzpunkte mittels
LEDs in der Abtastebene gesetzt, der Rotationsarm wurde ausgewuchtet und
für den Motor wurden günstige Betriebsparameter gefunden. So kann sichergestellt werden, dass der Motor entweder im Linearbetrieb mit konstanter Umdrehungsgeschwindigkeit oder aber als Schrittmotor mit konstanter Schrittweite
betrieben wird. Nach Ausrichtung der Laserfacette in das axiale Zentrum, in
die Höhe der Abtastebene, sowie Ausrichtung der Neigungswinkel der Strahlachsen (x- und y-Achse in Abbildung 2.1) kann die Messung vollautomatisch
durchgeführt werden.
4.2.4 Strahlqualität
Die Bestimmung der Strahlqualität11 eines Lasers ist gleichzusetzen mit der
Bestimmung der Beugungsmaßzahl M2 . Die Bestimmung der Strahlqualität ist
durch die DIN EN ISO 11146 [200, 201] bzw. das darin formulierte „Prüfverfahren für Laserstrahlabmessungen, Divergenzwinkel und Beugungsmaßzahlen“
geregelt. Dabei behandelt Teil 1 der Norm stigmatische und einfach astigmatische Strahlen12 und Teil 2 allgemein astigmatische Strahlen.
Zur Bestimmung der Strahlqualität wird zunächst die Strahltaille des Lasers
mit Hilfe einer Linse abgebildet. In der Abbildung der Strahltaille wird der
Detektor bewegt und die Intensitätsverteilung im Abstand z gemessen (Formel
2.21 und Abbildung 2.5).
11
12
Im Sprachgebrauch der Anwender hat sich auch der Begriff der M2 -Messung eingebürgert.
Stigmatisch bedeutet hierbei, dass der Strahl eine kreisförmige (Elliptizität größer als 0,87)
Leistungsdichteverteilung aufweist und diese nicht durch Zylinderlinsen verändert wird.
Als einfach stigmatisch wird ein Strahl bezeichnet, dessen Orientierung der Hauptachsen
bei der Propagation durch eine Zylinderachse nicht geändert wird.
60
Zur Bestimmung der Strahldurchmesser wird in dieser Arbeit, wie in Abschnitt 3.2 von [200] beschrieben, die Methode der zweiten Ordnung gewählt.
Nach dieser bestimmen sich die 2. Momente mit
∞ ∞
−∞
σx2 (z) = x2 =
−∞
∞
E (x, y, z) (x − x̄)2 dx dy
,
∞
−∞ −∞
∞ ∞
−∞
σy2 (z) = y2 =
−∞
∞
E (x, y, z) (y − ȳ)2 dx dy
,
∞
−∞ −∞
∞ ∞
2
(z) = xy =
σxy
−∞ −∞
E (x, y, z) dx dy
E (x, y, z) dx dy
E (x, y, z) (x − x̄)2 (y − ȳ)2 dx dy
∞ ∞
−∞ −∞
,
(4.1)
E (x, y, z) dx dy
und die zugehörigen Momente erster Ordnung nach:
∞ ∞
x̄ (z) =
E (x, y, z) x dx dy
−∞ −∞
∞ ∞
−∞ −∞
∞ ∞
,
E (x, y, z) dx dy
E (x, y, z) y dx dy
ȳ (z) =
−∞ −∞
∞ ∞
−∞ −∞
.
(4.2)
E (x, y, z) dx dy
Als Strahldurchmesser ergeben sich dann:
√ 2
2
2
,
σx2 − σy2 + 4 σxy
dσx (z) = 2 2 σx2 + σy2 + sgn σx2 − σy2
√ 2
2
2
2
2
2
2
.
σx2 − σy2 + 4 σxy
dσy (z) = 2 2 σx + σy − sgn σx − σy
(4.3)
Bei hinreichend vielen Messpunkten lässt sich E(z) durch eine Hyperbel anpassen. Hierbei ist E(z) die in Abbildung 2.5 beschriebene Feldverteilung eines
Gaußstrahls.
Aus der Messung der Strahldurchmesser und der entsprechenden Divergenzwinkel sowie den in [200] beschriebenen Verfahren wird dann der Wert für M2
bestimmt. Weitere Parameter wie das Strahlparameterprodukt SPP, Divergenz
θDiv , Strahltaille W0 , Rayleighlänge z0 , Astigmatismus und Asymmetrie können mit Kenntnis der optischen Abbildung ebenfalls bestimmt werden. Obige
Auswertung ist vollständig per Software automatisiert.
61
1Ω
Hewlett Packard 54825A
Advantest
R6244
Sörensen
SGI100/300
ILX OMH-6810B
Tektronix CT1
Avtech AVOZ-D1-B
Hewlett Packard 8114A
Analog Devices 592CN
PT100
Newport 3150
Gerät / Typ
Leistungskopf
Optisches Multimeter
Messwiderstand
Oszilloskop
Stromsonde
Stromquelle
Stromquelle
Sensor
Sensor
Regler
Art
± 1%
± 1,25% (vom Bereich)
I: ± 0,1% (+10 mA + 300 μA)
U: ± 0,03% (+6 mV)
I: ± 0,1% (vom Bereich)
U: ± 0,4% (vom Bereich)
± 3%
± 5% (typisch)
Stromquelle
Funktionsbereich
15 A / 23 V
12,5 A / 28 V
-50◦C bis 400◦C
ILX OMH-6722B
Leistungskopf
600 nm bis 1700 nm
FWHM: 0,08 nm
-75 dBm Empfindlichkeit
800 nm bis 1700 nm
-60 dBm bis +40 dBm
Nur mit Leistungskopf
400 nm bis 1100 nm
-40 dBm bis +30 dBm
950 nm bis 1650 nm
-40 dBm bis +30 dBm
300 A / 100 V
2 A / 50 V (50 Ω)
1 Hz bis 15 Hz
50 A / 500 V (10 Ω)
bis 5 kHz
12 A (max)
bis 1 GHz
bis 5 W (cw-Last)
500 MHz, 2 GSa/s
10 A / 7 V
20 V / 4 A
-25◦C bis 105◦C
ILX OMH-6727B
Optisches Multimeter
P: ± 0,5 dBm (-30 dBm, 1300 nm)
λ: ± 0,5 nm (absolut)
ISO11146 kompatibel
Maximale Abweichung
I: ± 3% (+50 mA)
T: ± 0,1◦ C
± 0,06% bei 0◦ C
0,3 K Kalibration
0,05 K Nichtlinearität
t: ± 5% ± 500 ps
A: ± 1% ± 2 mA
Agilent 816238B
Optischer
Spektrum
Analysator
M2 : ± 5,0% (typisch)
L: ± 12% (W0 , z0 )
Stromquelle
Hewlett Packard70952B
M2 Analysegerät
P: ± 3,5%
λ: ± 1,0 nm
P: ± 3,5%
λ: ± 1,0 nm
P: ± 4,0% ± 5 nW (≤ 10 dBm)
P: ± 4,5% (>10 dBm bis ≤ 20 dBm)
P: ± 5,0% (>20 dBm bis ≤ 38 dBm)
Spiricon
M2-200
Einsatz
Temperaturkontrolle
Gepulste
Messungen
CW
Messungen
Optische
Detektion
Tabelle 4.6: Übersicht der in dieser Arbeit verwendeten Geräte und die prinzipiellen Abweichungen des Messwertes vom tatsächlichen Wert.
62
4.3 Messgenauigkeiten
Bei jeder Messung einer physikalischen Größe treten Abweichungen des Messwertes vom tatsächlichen Wert auf. Diese werden durch verschiedene Effekte
verursacht. Sie sind meist bekannt und ihr Einfluss auf die zu bestimmende
Größe kann häufig abgeleitet [202] oder abgeschätzt werden. Auch lässt sich
durch statistische Methoden bei der Verarbeitung der Messdaten ein Fehler gut
abschätzen bzw. konsequent minimieren.
Bei der Untersuchung von Halbleiterlasern werden verschiedene Größen bestimmt und unter anderem mit veröffentlichten Werten verglichen. Daher erscheint es als sinnvoll, die auftretenden Unsicherheiten zu benennen und zu
kommentieren.
4.3.1 Temperatur
Die Bestimmung der Temperatur erfolgt meist über eine Messung von elektrischen Größen wie Strom und Spannung bzw. Widerstand an einem temperatursensitiven Bauelement.
Bei Platin-Sensoren bzw. Platin-Messwiderständen lassen sich sehr hohe Genauigkeiten im Bereich von ≈ 0,1 K erreichen. Platinwiderstände und ihre Eigenschaften sind sehr detailliert in der DIN EN 60751 Norm beschrieben bzw.
festgelegt. Neben den verschiedenen Genauigkeitsklassen sind auch die funktionellen Zusammenhänge zwischen Temperatur und Widerstand in dieser Norm
festgelegt [203].
Neben Widerstandstemperaturelementen werden auch integrierte HalbleiterTemperatursensoren eingesetzt. Diese liefern einen zur Temperatur proportionalen Strom und sind derart gebaut, dass sie einen linearen Zusammenhang
zwischen der Temperatur und ihrem Ausgangsstrom besitzen. Der eingesetzte
AD592CN besitzt einen Temperaturkoeffizienten von 1 μA/K. Die Genauigkeit
des Sensors wird dabei zum einen durch die Kalibrierung bestimmt, welche im
Bereich von ≈ 0,3 K liegt. Zum anderen besitzt der Sensor eine Nichtlinearität
von 0,05 K.
Unabhängig von dem eingesetzten Sensor und dessen Genauigkeit treten im
Messbetrieb unweigerlich Differenzen zwischen der gemessenen und der tatsächlichen Temperatur am Bauelement auf. Hauptgrund hierfür ist, dass die eigentliche Messung der Temperatur nicht dort erfolgen kann wo sie vom Interesse ist
und zwar am Bauelement selbst. Durch die AVT ist es im praktischen Einsatz
nahezu unmöglich, die Temperatur des Laserchips zu messen. Daher wird bei
jeder Messung die Temperatur der Wärmesenke gemessen und angegeben. In
der hier vorliegenden Arbeit wird nach der Optimierung des Messaufbaus, wie
in Abschnitt 4.2 beschreiben, die Messung der Temperatur stets direkt an der
Kupferwärmesenke des Laser durchgeführt. Der Sensor ist dabei weniger als 1
cm vom Laserchip entfernt.
Des Weiteren ist die Temperatur im Chip selbstverständlich nicht homogen
verteilt. Vielmehr treten stärkere Erwärmungen an den Stellen auf, an denen der
elektrische Widerstand signifikant ist und Ladungsträger nichtstrahlend rekombinieren bzw. Licht wieder absorbiert wird. Dies ist vornehmlich bei ungüns-
63
tigem Ladungsträgereinschluss bzw. bei ungünstiger Ladungsträgerverteilung
[204, 205, 206] im p-Gebiet und in der aktiven Zone der Fall. Experimentell
zugänglich ist die Temperatur der aktiven Zone durch eine Messung des Emissionsspektrums und dessen Verschiebung mit der Temperatur (Gleichung 2.16).
Als direkte Messmethoden hat sich auch eine Ramanmessung der Schwingungsmoden auf der Facette als günstig erwiesen [207, 208]. Diese direkte Methode
bestimmt jedoch lediglich die Temperatur der Facette.
4.3.2 Optische Leistung
Für die Messung der optischen Ausgangsleistung stehen prinzipiell drei verschiedene Detektionsmechanismen zur Verfügung.
Thermische Detektoren basieren auf dem Seebeck Effekt. Mit Hilfe eines Absorbers wird möglichst viel auftreffende Laserstrahlung in Wärme umgewandelt.
Zwischen Absorber und einer Wärmesenke entsteht eine Temperaturdifferenz,
welche eine hierzu proportionale elektrische Spannung hervorruft. Mit Hilfe der
Wellenlänge und dem Absorptionskoeffizienten des Absorbers lässt sich aus der
gemessenen Energie die optische Leistung bestimmen. Diese Detektorart eignet
sich für Leistungen über 1 W bzw. bei ausreichender Kühlung für mehrere kW.
Ein pyroelektrischer Detektor nutzt die dauerhafte elektrische Polarisation
von Kristallen, um eine Spannung zu messen. Durch die Absorption eines Laserstrahls wird durch die Wärme das Dipolmoment des Kristalls geändert, was
einen Stromfluss zur Folge hat. Aus der dazu gemessenen Spannung lässt sich
die Laserenergie bei bekannter Empfindlichkeit des Kristalls bestimmen. Diese
Detektorart eignet sich bestens für gepulste Laser mit Pulsdauern im Bereich
von μs bis ms und Pulsenergien im Bereich von μJ bis mehreren Joule.
Die Detektion von Laserstrahlung mit photoelektrischen Detektoren findet
vielseitige Anwendungen. Diese begründen sich in der direkten Konversion von
Photonen zu elektrischen Ladungsträgern [209, 210]. In modernen Detektoren
dieser Art werden Photodioden eingesetzt. Diese besitzen eine sehr hohe Empfindlichkeit, sind zudem sehr günstig und können leicht elektrisch ausgelesen
werden. Abhängig vom verwendeten Material lassen sich breite Spektralbereiche (z. B. 400 nm < λ < 1100 nm für Siliziumphotodioden) abdecken. Schnelle
Detektoren können Pulse mit Pulsbreiten von einigen 10 ps messen. Abhängig
von der Bauart können Pulsenergien im Bereich von nJ gemessen werden. Ebenfalls lassen sich im Dauerstrichbetrieb Leistungen von einigen Watt messen. Des
Weiteren hat sich die Kombination mit einer Ulbricht Kugel etabliert. Somit
lassen sich divergente Strahlen über eine räumliche Integration sehr gut messen.
Unabhängig von der Art der Detektion oder der Bauart des Aufbaus wird neben der Genauigkeit auch die Reproduzierbarkeit der Messung gefordert [211].
Dies wird nur durch eine geeignete Kalibration erreicht. Nahezu alle Hersteller bieten hierzu eine Kalibrierung an, diese ist jedoch in den meisten Fällen
im Bereich von ≈ 10% genau. Eine qualitativ bessere Kalibrierung ist nur
durch Abgleich des Detektors mit einem Normal bzw. Standard durch z. B.
die Physikalisch-Technische Bundesanstalt (PTB) in Deutschland oder das National Institute of Standards and Technology (NIST) in den USA möglich. Die
zertifizierte Genauigkeit liegt dann im Bereich von 3% - 5%. Zur Erhaltung der
64
Langzeitgenauigkeit ist es erforderlich, die Kalibrierung jährlich zu wiederholen,
da eine zeitliche Drift im Bereich von ≈ 7% pro Jahr auftreten kann [69].
4.3.3 Elektrische Größen
Die Messung der elektrischen Größen im gepulsten Betrieb unterscheidet sich
von der Messung im kontinuierlichen Betrieb. Im gepulsten Betrieb wird mit
Hilfe einer schnellen Stromsonde ein dem Strompuls proportional induzierter
Spannungspuls gemessen. Der Spannungspuls wird mit Hilfe eines schnellen
Oszilloskops messen. Die Genauigkeit liegt bei ≈ 3%, vorausgesetzt, dass die
Messkonfiguration auf 50 Ω angepasst ist, die Messung der Spannung hochohmig (1 MΩ) und die des Stromes niederohmig (50 Ω) stattfindet. Eine konstante
Genauigkeit der Messung wird nur durch eine jährliche Kalibrierung gewährleistet, anderenfalls ist mit einer Drift und damit größeren Fehlern zu rechnen.
Die Messung des Stromes und der Spannung im kontinuierlichen Fall gestaltet
sich deutlich einfacher. Die meisten verwendeten Stromquellen besitzen eingebaute elektronische Regel- und Messmöglichkeiten. Falls keine interne Messung
durchgeführt werden kann, lassen sich hochpräzise elektronische Multimeter
einsetzen. Die hier eingesetzte Stromquelle mit integriertem Spannungs- und
Strommonitor erlaubt eine Stromgenauigkeit im Bereich von 0,1% - 0,2% (bei
Strömen bis zu 10 A) und eine Genauigkeit der Spannung im Bereich von 0,03%
- 0,04% (bei Spannungen bis zu 20 V). Diese Genauigkeiten können nur bei
jährlicher Kalibrierung erreicht werden.
Die Messung der elektrischen Größen ist somit die präziseste von allen hier
durchgeführten Messungen. Jedoch muss bei der Durchführung der Messungen
und Interpretation der Ergebnisse sorgfältig vorgegangen werden. So muss unterschieden werden zwischen Aussagen, welche nur das Bauelement betreffen
und Aussagen, welche auch das komplette Messsystem inklusive aller Zuleitungen, Übergangswiderstände und eventueller Potentialunterschiede beinhalten.
Dies macht sich insbesondere bei der Spannungsmessung bemerkbar, sobald der
elektrische Widerstand des Bauelements in der Größenordnung aller zusätzlich
vorhandenen Widerstände liegt. Um diese präzise herauszumessen, muss eine
Vierleitermessung direkt am Bauelement durchgeführt werden.
4.3.4 Emissionswellenlänge
Der verwendete optische Spektrumanalysator besitzt im besten Fall eine spektrale Auflösung von 0,08 nm (λ,P-abhängig). Die Genauigkeit der Leistung ist
mit 0,5 dBm bei einer Eingangsleistung von -30 dBm spezifiziert. Die absolute Genauigkeit der Bestimmung der Wellenlänge liegt nach Kalibration bei
0,5 nm. Da die Entwicklung bzw. Untersuchung der Laserstrukturen in dieser
Arbeit nicht vorrangig zur Erzielung bestimmter Wellenlängen dient, sind die
oben genannten Genauigkeiten ausreichend. Vielmehr sind die Messungen zum
Vergleich der Laser untereinander sowie der Bestimmung der spektralen Eigenschaften, wie z. B. Verschiebung der Emissionswellenlänge mit der Temperatur
gedacht. Daher kann davon ausgegangen werden, dass die Genauigkeit der Wellenlängendifferenzen Δλ im Bereich der spektralen Auflösung liegen.
65
4.3.5 Bestimmung von Kenndaten
Aus den oben aufgeführten Beschreibungen der Messmethoden und den verwendeten Messtechniken ergeben sich zunächst für jede Größe eine grundsätzlich
bedingte Abweichungen vom tatsächlichen Wert (Tabelle 4.7). Diese Abweichungen haben Konsequenzen für die Ableitung von verschiedenen Kennwerten der
in dieser Arbeit untersuchten Bauelemente.
Physikalische Größe
Temperatur (PT100)
Temperatur (AD592CN)
Leistung
Strom (gepulst)
Strom (cw)
Spannung (gepulst)
Spannung (cw)
Wellenlänge
Wellenlänge
Symbol
T
T
P
I
I
U
U
λ
Δλ
Abweichung
0,1 K
0,3 K
5%
3%
0,2%
3%
0,04%
0,5 nm
0,08 nm
Tabelle 4.7: Übersicht der grundsätzlich bedingten typischen Abweichungen der
wichtigsten in dieser Arbeit gemessenen physikalischen Größen.
Die Bestimmung der differentiellen Effizienz ηdiff erfolgt durch die Bestimmung des Differenzenquotienten aus optischer Leistung und Strom (Gleichung
2.2):
ΔP
.
(4.4)
ηdiff ≈
ΔI
Damit kann für die differentielle Effizienz im gepulsten Betrieb eine Messabweichung von 8% abgeschätzt werden. Im kontinuierlichen Betrieb ergibt die
Abschätzung 5,2%. Analog hierzu lässt sich auch die Abweichung für die Konversionseffizienz ηPCE abschätzen (Gleichung 2.3). Im kontinuierlichen Betrieb
beträgt die Abweichung 5,24%.
Des Weiteren ergeben sich bei der Bestimmung der Materialparameter ηint ,
αint , Jtr und Γg0 (Gleichungen 2.10 und 2.11) unweigerlich statistische Abweichungen, welche stark von der Auswahl der Messpunkte sowie der Anzahl und
der Länge der untersuchten Bauelemente abhängen (Abbildung 4.9).
Die Ergebnisse der Laser mit nominell gleicher Geometrie streuen in der Regel. Dies hat verschiedene Ursachen. Einerseits ist nicht ausgeschlossen, dass
Epitaxiedefekte für erhöhte Schwellströme und geringere Effizienzen sorgen, andererseits lassen sich Ungleichmäßigkeiten beim Prozessieren nicht vermeiden.
Im Rahmen dieser Arbeit wird weiterhin festgestellt, dass die Qualität der Facetten nicht immer gewährleistet werden kann. Dies ist durch die relativ dicke
Epitaxiestruktur und das nicht ausgereifte technische Verfahren für das Spalten
selbst bedingt.
66
Weiterhin können die extrahierten Werte soweit verfälscht sein, dass sich physikalisch falsche Aussagen ergeben. Sind z. B. die differentiellen Effizienzen für
kurze Kavitäten überschätzt bzw. für langen Kavitäten unterschätzt, so ergibt
die lineare Regression der Punktemenge eine interne Effizienz von über 100%
und einen zu hohen Wert für die Wellenleiterverluste.
Abbildung 4.9: Bestimmung der internen Effizienz und der Wellenleiterverluste mittels linearer Regression nach Gleichung 2.10. Links: Alle Messpunkte
werden in der Regression berücksichtigt. Rechts: Nur die Messpunkte mit höchster differentieller Effizienz werden in der Regression berücksichtigt.
Meist erscheint es in dieser Arbeit als sinnvoll, eine Regression nur an den als
plausibel erscheinenden „besten Werten“ durchzuführen. Diese Vorgehensweise basiert auf der Annahme, dass die „wahren“ physikalischen Werte nur unter
optimalen Bedingungen gemessen werden. Jeder Eingriff von außen wird diese
entweder gar nicht verändern oder jedoch verschlechtern. So zeigt sich in Abbildung 4.9 rechts, dass tatsächlich plausiblere Ergebnisse nach dieser Methode
erreicht werden können.
Aus den beschriebenen Gründen müssen die extrahierten Werte für ηint , αint ,
Jtr und Γg0 stets im Kontext bewertet werden. Aus ihnen alleine lassen sich
nur bedingt Aussagen treffen. Vielmehr dienen diese Werte zur kontinuierlichen
Kontrolle einer schrittweisen Entwicklung (Abschnitt 3.3.3) bzw. zum Vergleich
von epitaktisch hergestelltem Material.
67
Kapitel 5
Photonic Band Crystal Laser
In den folgenden Abschnitten werden die Ergebnisse von PBC Wellenleiterstrukturen vorgestellt. Diese wurden mit verschiedenen PBC Strukturen erreicht.
Die untersuchten Strukturen wurden für Emissionen bei 850 nm, 980 nm und
1060 nm entwickelt. Diesen Wellenlängen liegen einerseits unterschiedliche anwendungsrelevante Anforderungen und Einsatzmöglichkeiten und andererseits
die im wissenschaftlichen Alltag projektrelevanten Anforderungen an die zu untersuchenden Laser bzw. Laserkonzepte zugrunde.
Über die emittierten Wellenlängenbereiche hinweg wurden alle PBC Strukturen sowohl auf die Emission von hoher Leistung als auch exzellenter Strahlqualität bei geringer vertikaler Fernfelddivergenz hin entwickelt und untersucht. Im
Rahmen dieser Arbeit wurden daher mit Hilfe der gewonnen Erkenntnisse die
Strukturen iterativ verbessert. Durch die langjährige Projektförderung durch die
Deutsche Forschungsgemeinschaft [212] erreichen die bei 1060 nm emittierenden
PBC Strukturen den fortschrittlichsten Entwicklungsstand.
5.1 850 nm PBC Laser
PBC Laser emittierend um 850 nm wurden zu Beginn dieser Arbeit entwickelt
und untersucht. Aufgrund der Anforderungen durch die Anwendung dieser Laser
in konfokalen Messsystemen und der entsprechenden spektralen Empfindlichkeit der verwendeten Siliziumphotodetektoren wurde eine Zielwellenlänge von
850 nm festgelegt. Dieser Wellenlängenbereich eignet sich auch hervorragend
zum Pumpen von Alkalilasern bei 852 nm [213, 214, 215]. Von der hergestellten
Struktur wurden sowohl 50 μm und 100 μm breite mehrmodige als auch 5 μm
breite grundmodige Laser prozessiert und untersucht.
5.1.1 Struktur
Im Rahmen dieser Arbeit wurde, aufbauend auf Ergebnissen vorhandener Strukturen [216, 217], eine weiterentwickelte Struktur mit verbesserten Eigenschaften
hergestellt. Diese Struktur wurde mittels MOVPE gezüchtet (Abbildung 5.1).
Der n-dotierte PBC Wellenleiter besitzt 14 Perioden aus 100 nm und 540 nm
dicken AlGaAs Schichten mit unterschiedlichen Aluminiumgehalten (Abbildung
5.1). Die aktive Zone besteht aus 4 GaAs Quantengräben sowie Barrieren aus
Al0.2 Ga0.8 As. Der p-dotierte Teil der Laserstruktur besteht aus einer Abfolge
von 370 nm, 75 nm, 980 nm und 280 nm dicken AlGaAs Schichten mit unterschiedlichen Aluminiumgehalten. Die Struktur wird durch eine 450 nm di-
69
Kapitel 5 Photonic Band Crystal Laser
cke hoch dotierte GaAs Schicht abgeschlossen. Dieser PBC Wellenleiter ist für
eine vertikale Fernfelddivergenz von rund 6◦ entwickelt. Ausführliche Details
zur vertikalen Schichtstruktur sowie deren Robustheit gegen Schwankungen der
Schichtdicken, des Aluminiumgehalts der Schichten und der Abweichung vom
angenommenen Brechungsindex der aktiven Zone sind in [218] veröffentlicht.
PBC 850 / F1168
450 nm GaAs
280 nm Al0.50Ga0.50As
980 nm Al0.35Ga0.65As
370 nm Al0.35Ga0.65As
138 nm AlGaAs inkl. 4 Quantengräben
530 nm Al0.35Ga0.65As
14 Perioden von:
540 nm Al0.35Ga0.65As/
100 nm Al0.20Ga0.80As
371 nm Al0.35Ga0.65As
184 nm Al0.35Ga0.65As
120 μm GaAs Substrat
Abbildung 5.1: Schematische Darstellung der PBC Struktur mit einer Emissionswellenlänge um 850 nm. Die Struktur ist rund 13 μm dick.
5.1.2 Mehrmodige Breitstreifen
Zur Basischarakterisierung der PBC 850 Struktur wurden zunächst 100 μm
breite Laser hergestellt und im gepulsten Betrieb vermessen. Durch die Messung der Schwellenströme und der differentiellen Effizienzen für verschiedene
Kavitätslängen wurden Waferkenndaten nach dem in Abschnitt 2.2 vorgestellten Verfahren ermittelt (siehe Abbildung 5.2). Die PBC 850 Struktur zeigt eine
interne Effizienz von η int = 93%, interne optische Verluste von αint = 3,1 cm-1 ,
eine Transparenzstromdichte von Jtr = 626 Acm-2 sowie einen modalen Schwellengewinn von Γg0 = 52 cm-1 .
Diese Werte belegen eine gute Rekombinationseffizienz der Ladungsträger und
einen hohen Gewinn der aktiven Zone, welcher trotz eines breiten Wellenleiters
durch die Nutzung von 4 Quantengräben erreicht wird. Die Ergebnisse zeigen
jedoch auch, dass die Struktur relativ hohe Wellenleiterverluste sowie recht hohe
Schwellenstromdichten besitzt. Diese Nachteile sind durch die verhältnismäßig
hohe p-Dotierung im Bereich von 5×1017 cm-3 bis 2×1018 cm-3 und insgesamt
einen hohen Überlapp des elektrischen Feldes mit dem p-dotierten Gebiet begründet.
70
Abbildung 5.2: Bestimmung der Waferkenndaten an 100 μm breiten Lasern
der PBC 850 Struktur, aufgenommen im gepulsten Betrieb bei T = 20◦ C [219].
Links: Bestimmung der internen Effizienz und der internen Verluste. Rechts:
Bestimmung der Transparenzstromdichte und des modalen Schwellengewinns.
Die Struktur wurde hinsichtlich der Stabilität des Schwellenstromes gegenüber Temperaturänderungen untersucht. Das Ergebnis der Messungen an einem
0,5 mm langen Laser zeigt der linke Teil von Abbildung 5.3. Die Laser zeigen
eine sehr hohe charakteristische Temperatur von 215 K in einem Temperaturbereich zwischen 0◦ C und 25◦ C. Für höhere Temperaturen im Bereich von 25◦ C bis
80◦ C ist aufgrund von thermisch angeregten Emissionsprozessen der Ladungsträger aus den Quantengräben der Einschluss derselbigen verringert [220, 221].
Daher zeigen die Laser ein kleineres, jedoch immer noch hohes T0 von 120 K. Die
hohe charakteristische Temperatur der Laser ist ein Beweis für den sehr guten
Ladungsträgereinschluss in der aktiven Zone, welcher durch die Al0.2 Ga0.8 AsQuantenbarrieren und die Al0.35 Ga0.65 As Schichten um die aktive Zone erreicht
wird.
Abbildung 5.3: Links: Bestimmung der Temperaturabhängigkeit des Schwellenstromes eines 100 μm breiten und 0,5 mm langen Lasers der PBC 850
Struktur, aufgenommen im gepulsten Betrieb zwischen 0◦ C und 80◦ C [219].
Rechts: Emissionsspektrum desselben Lasers im gepulsten Betrieb bei einem
Pumpstrom von 3,5x Ithr und T = 20◦ C [219].
Das Emissionsspektrum desselben Lasers ist in Abbildung 5.3 rechts für einen
Betriebsstrom von 3,5x Ithr bei einer Temperatur von T = 20◦ C dargestellt. Die
emittierte Wellenlänge beträgt ≈840 nm.
71
Die Untersuchung der vertikalen Fernfeldverteilungen zeigt eine grundmodige
Emission (Abbildung 5.4 links). Für Pumpströme nahe der Schwelle beträgt
die vertikale Divergenz rund 7◦ FWHM und stimmt damit sehr gut mit der
modellierten Divergenz von 6◦ überein. In lateraler Richtung ist die Emission
mehrmodig mit einer Gesamtdivergenz von 3,3◦ (Abbildung 5.4 rechts). Für eine
Pumpstromdichte von 1,3 x Ithr kann sogar die beugungsbegrenzte Divergenz der
einzelnen Moden mit rund 0,8◦ bestimmt werden.
Abbildung 5.4: Messergebnis der Fernfeldverteilung eines 100 μm breiten und
1,2 mm langen Lasers der PBC 850 Struktur, aufgenommen im gepulsten Betrieb [219]. Links: Vertikale Fernfeldverteilung bei verschiedenen Pumpströmen.
Rechts: Laterale Fernfeldverteilung bei einem Pumpstrom von 1,3x Ithr .
Die Facetten von 50 μm breiten Lasern wurden mit HR/AR Beschichtungen
mit einer Reflektivität von 99% bzw. 5% versehen. Die Laser wurden epitaxieseitig auf Kupferkühlkörpern montiert. Das Ergebnis der gepulsten Hochleistungsmessungen ist in Abbildung 5.5 dargestellt.
Abbildung 5.5: Hochleistungsmessungen an einem 50 μm breiten Laser der
PBC 850 Struktur, aufgenommen im gepulsten Betrieb [219]. Links: Ausgangsleistung eines 1,3 mm langen Lasers bis zum COMD. Rechts: Vertikale Fernfeldverteilung eines 3,9 mm langen Lasers bei einem Pumpstrom von 1,5x Ithr
(schwarz) und 20x Ithr (rot).
Laser mit einer Länge von 1,3 mm zeigen einen Schwellenstrom von 0,7 A und
eine differentielle Effizienz von 71%. Die maximale Ausgangsleistung beträgt
19,5 W und ist klar durch COMD begrenzt. Aus der Streifenbreite und der
berechneten vertikalen Nahfeldbreite ergibt sich somit eine maximale Belastung
72
der Facette mit einer Leistungsdichte von 13 MWcm-2 . Dieser Wert stimmt gut
überein mit bereits veröffentlichten Werten, gemessen an Lasern basierend auf
AlGaAs Doppelheterostrukturen [222].
Die Messung der vertikalen Fernfeldverteilung zeigt eine Verbreiterung des
Fernfeldes bzw. der Divergenz mit steigendem Strom. Bei einem sehr hohen
Pumpstrom von 20 A beträgt die Divergenz 11,3◦ . Die Emission bleibt jedoch
auch unter diesen Bedingungen stets grundmodig (Abbildung 5.5 rechts). Die
Verbreiterung der vertikalen Fernfelddivergenz ist hierbei auf den durch die hohe
Ladungsträgerdichte von über 10 kAcm-2 erhöhten Brechungsindex und die damit verbundene stärkere Lokalisierung der optischen Mode innerhalb des PBC
Wellenleiters zurückzuführen. Aus der Divergenz und der berechneten Nahfeldbreite wird eine Brillanz von 300 MWcm-2 sr-1 abgeschätzt [219].
5.1.3 Grundmodige Schmalstreifen
Neben lateral mehrmodigen Breitstreifen wurden ebenfalls lateral grundmodige
Schmalstreifen prozessiert, verspiegelt und auf Kühlkörper montiert. Abbildung
5.6 zeigt die PIU-Kennlinie eines 5 μm breiten und 3,9 mm langen Schmalstreifenlasers.
Abbildung 5.6: Hochleistungsmessungen an einem 5 μm breiten und 3,9 mm
langen Laser der PBC 850 Struktur, aufgenommen im cw Betrieb [218].
Diese Laser zeigen einen Schwellenstrom von 0,5 A, eine differentielle Effizienz von 52% und eine maximale Konversionseffizienz von 28%. Die maximal
erreichte Ausgangsleistung beträgt 1,5 W und ist durch plötzliche Degradation
der Facetten begrenzt. Ab einem Strom von 1,6 A bzw. einer Ausgangsleistung
von 0,8 W treten erste Kinks in der PI-Kennlinie auf. Ab einem Strom von ca.
2 A bzw. einer Ausgangsleistung von rund 1 W ist eine deutliche Abweichung
vom linearen Anstieg erkennbar. Diese Irregularitäten haben ihren Ursprung im
Anschwingen von höheren lateralen Moden, wie Messungen der Fernfeldverteilungen belegen.
Die Ergebnisse dieser Messungen sind in Abbildung 5.7 dargestellt. In vertikaler Richtung zeigen die Laser stets ein grundmodiges Verhalten (Abbildung
5.7 links). Kurz über dem Schwellenstrom beträgt die Divergenz 7,8◦ und steigt
mit dem Strom an. Ein anderes Verhalten beobachtet man in lateraler Richtung
(Abbildung 5.7 rechts). Auch hier liegt bei geringen Strömen ein grundmodiger
73
Betrieb mit Divergenzen von rund 4◦ bis 5◦ vor. Ab einem Pumpstrom von 2 A
erkennt man deutlich das Auftreten einer höheren lateralen Mode. Diese äußert
sich durch zwei Maxima in der Intensitätsverteilung und durch eine deutlich
verbreiterte Divergenz von rund 9◦ . Somit korreliert das Auftreten von lateralen höheren Moden eindeutig mit dem Auftreten von Irregularitäten in der
PI-Kennlinie (Abbildung 5.6).
Abbildung 5.7: Messergebnis der Fernfeldverteilung eines 5 μm breiten und
3,9 mm langen Lasers der PBC 850 Struktur, aufgenommen im cw Betrieb [217].
Links: Vertikale Fernfeldverteilung bei verschiedenen Pumpströmen. Rechts: Laterale Fernfeldverteilung bei verschiedenen Pumpströmen.
Die hier vorgestellten Ergebnisse zeigen eindrucksvoll das Potential der PBC
Wellenleitertechnologie zur Erzeugung hochbrillanter Laserstrahlung. Als erste industrielle Verwendung dieser PBC Strukturen wurde ein Feld aus bis zu
256 grundmodig emittierenden Schmalstreifen hergestellt und für den Einsatz
in konfokalen Messsystemen untersucht. Die Ergebnisse wurden in [217, 218]
veröffentlicht.
Nach der erfolgreichen Demonstration von sehr hoher Ausgangsleistung sowohl
für Breit- als auch für Schmalstreifen und einer sehr geringen vertikalen Fernfelddivergenz bei einer Emissionswellenlänge von 850 nm wurden die gesammelten Erfahrungen genutzt, um einen neuen Wellenlängenbereich zu erschließen.
Der Bereich um 980 nm ist von besonderer Bedeutung. Hier finden sich viele
marktrelevante Anwendungen wie z. B. das Pumpen von erbiumdotierten Faserverstärkern, Pumpen von Faserlasern, verschiedene medizinische Anwendungen
oder Frequenzverdoppelung zur Erzeugung von blauem Licht.
5.2.1 Struktur
Die Struktur besteht aus einem n-dotierten Vielschichtsystem aus zwei jeweils
50 nm und 750 nm dicken alternierenden AlGaAs Schichten mit unterschiedlichen Aluminiumgehalten. Die Struktur besitzt insgesamt 15 Perioden, welche
den PBC Wellenleiter bilden. Auf diesem befindet sich die aktive Zone, bestehend aus 4 kompressiv verspannten In0.19 Ga0.81 As Quantengräben sowie 5 tensil
74
verspannten GaAs0.86 P0.14 Barrieren. Die Zusammensetzung ist auf eine Laseremission um 980 nm hin optimiert. Die p-dotierte Mantelschicht besteht aus
einer 1 μm dicken Al0.5 Ga0.5 As Schicht. Die Struktur ist für eine nominelle
vertikale Fernfelddivergenz von rund 6◦ modelliert worden.
PBC 980 / IQE 2770
300 nm GaAs
1000 nm Al0.50Ga0.50As
4 x In0.19Ga0.81As/GaAs0.86P0.14
Quantengräben/Quantenbarrieren
15 Perioden von:
750 nm Al0.30Ga0.70As/
50 nm Al0.15Ga0.85As
125 nm Al0.15Ga0.85As
377 nm Al0.30Ga0.70As
120 μm GaAs
Abbildung 5.8: Schematische Darstellung der PBC Struktur mit einer Emissionswellenlänge um 980 nm. Die Struktur ist rund 16,5 μm dick.
Alle hier untersuchten Laser besitzen eine Streifenbreite von 5 μm und eine
Kavitätslänge von 2,64 mm. Die Facetten der Laser sind nach dem in Abschnitt
4.1.3 vorgestellten Verfahren passiviert und mit einer nominellen Reflektivität
von 5% für die Front- bzw. 95% für die Rückfacette versehen. Die Laser wurden
auf Kühlkörper aufgebaut, um eine effektive Entwärmung zu gewährleisten.
Das Ergebnis der Hochleistungsmessungen im cw Betrieb ist in Abbildung 5.9
links dargestellt. Die Laser besitzen einen Schwellenstrom von 160 mA und eine
differentielle Effizienz von 58%. Die maximale thermisch limitierte Ausgangsleistung beträgt 2,2 W, die maximale Konversionseffizienz beträgt 40%. Die
Schleusenspannung beträgt 1,30 V und ist nur geringfügig größer als die Übergangsenergie von 1,27 eV der am Laserbetrieb beteiligten Niveaus. Hieraus lässt
sich schließen, dass nur wenige zusätzliche Barrieren überwunden werden müssen, bis der Flachbandfall vorliegt und ein wesentlicher Strom fließt. Weiterhin
entnimmt man der UI-Kennlinie einen Serienwiderstand von 220 mΩ, welcher
zu einem sehr niedrigen spezifischen Serienwiderstand von 3×10-5 Ωcm2 führt.
75
Abbildung 5.9: Links: Hochleistungsmessung an einem 5 μm breiten und
2,64 mm langen Laser der PBC 980 Struktur, aufgenommen im cw Betrieb
[129]. Rechts: Verschiebung des Emissionsspektrums mit dem Strom [129].
Die PI-Kennlinie weist eine Vielzahl von Kinks auf, welche durch die Messungen des Emissionsspektrums erklärt werden können. Das Spektrum zeigt ab
einem Pumpstrom von ca. 1,4 A Abweichungen von der linearen Verschiebung
der Emissionswellenlänge mit dem Strom (Abbildung 5.9 rechts). Es treten Umverteilungen der spektralen Intensitäten auf, wie deutlich beim Pumpstrom von
rund 1,75 A zu sehen ist. Solche spektralen Unregelmäßigkeiten deuten auf starke nichtlineare Effekte in der Gewinnverteilung bei hohen Feldintensitäten hin.
Abbildung 5.10: Fernfeldverteilung eines 5 μm breiten und 2,64 mm langen Lasers der PBC 980 Struktur, aufgenommen im cw Betrieb [129]. Links:
Vertikale Fernfeldverteilung bei verschiedenen Pumpströmen. Rechts: Laterale
Fernfeldverteilung bei verschiedenen Pumpströmen.
Zur Untersuchung der Strahleigenschaften wurden an den Lasern laterale und
vertikale Fernfeldverteilungen gemessen. Das Ergebnis dieser Messungen ist in
Abbildung 5.10 dargestellt. An der Schwelle findet man eine Fernfelddivergenz
von 6,3◦ in vertikaler bzw. 4,9◦ in lateraler Richtung. Hiermit ergibt sich ein
sehr geringes Aspektverhältnis bzw. eine Elliptizität von 1,3. Mit steigendem
Strom vergrößert sich die Divergenz aufgrund von Erwärmung der Bauelemente
(Abbildung 5.10). Hierdurch nimmt der Brechungsindex lokal zu, wodurch eine
thermische Linse entsteht, welche zu einer Einengung des optischen Feldes führt.
Messungen ergeben eine stromabhängige Verbreiterung von 3,8 ◦/A sowohl in
lateraler als auch in vertikaler Richtung [217].
76
Um die oben gezeigte thermische Limitierung der maximalen Ausgangsleistung im cw Betrieb zu umgehen, wurden Messungen im gepulsten Betrieb durchgeführt. Das Ergebnis der Messungen mit 800 ns langen Pulsen mit einer Wiederholfrequenz von 1 kHz ist in Abbildung 5.11 links dargestellt. Die Laser zeigen
eine maximale Ausgangsleistung von 3,5 W. Diese ist bei einer Leistungsdichte
von 20 MWcm-2 an der Facette durch COMD begrenzt.
Abbildung 5.11: Gepulster Hochleistungsbetrieb eines 5 μm breiten und
2,64 mm langen Lasers der PBC 980 Struktur. Links: Ausgangsleistung im gepulsten Betrieb mit 800 ns langen Strompulsen [129]. Der Einsatz zeigt die schematische Form der optischen Pulse. Rechts: Facettenbeschädigung nach Auftreten von COMD bei gepulster Ausgangsleistung von 3,5 W.
Es ist bereits bekannt, dass die maximale Leistungsdichte beim Auftreten von
COMD sowohl von Materialparametern als auch von der Einwirkungsdauer der
optischen Pulse abhängt. Wie in [76] beschrieben, ist eine plausible Erklärung
für das Auftreten von COMD ein lokales Überschreiten von kritischen Temperaturschwellen an der Facette, welches zu einem sich selbst verstärkenden Kreislauf
bis zum Totalausfall führt.
Abbildung 5.12: Zeitliche Entwicklung der optischen Pulse eines 5 μm breiten
Lasers der PBC 980 Struktur im gewinngeschalteten Betrieb mit elektrischen Nanosekundenpulsen bis zu einer maximalen Amplitude von 3 A [223].
Daher werden die hier untersuchten Laser mit den kürzesten (< 1 ns) zur
Verfügung stehenden elektrischen Pulsen betrieben. Die Stromversorgung wurde durch die Firma PicoQuant [224] eigens für den hier untersuchten Laser
77
abgestimmt. In dieser Konfiguration werden die Laser gewinngeschaltet betrieben [225]. Die zeitliche Entwicklung der optischen Pulse ist in Abbildung 5.12 in
Abhängigkeit der Stromamplitude dargestellt. Beim maximalen Strom von 3 A
werden Pulse mit einer Spitzenleistung von 10,7 W und einer FWHM Pulsdauer
von 98 ps emittiert [223]. Die Pulse besitzen eine Pulsenergie von 3 nJ [226].
Gegenwärtig lassen sich höhere Pulsspitzenleistungen mit der Methode der
Gewinnschaltung kaum erreichen. Mit steigendem Strom wird es aufgrund von
unvermeidbaren Induktivitäten immer schwieriger, die große Menge an Ladungsträgern in kurzer Zeit ins Bauelement zu injizieren. Daher bieten sich andere
Methoden an, um kurze Pulse mit hohen Pulsspitzenleistungen zu erzeugen.
Eine Methode ist eine nachträgliche Verstärkung der Pulse. Hierbei werden
die im Laser erzeugten Pulse in einen Halbleiterverstärker eingekoppelt und in
diesem beim einmaligen Durchlaufen signifikant verstärkt [227, 228]. Eine andere Methode ist die Modenkopplung. Mit Hilfe der Modenkopplung werden im
kontinuierlichen Betriebsmodus Pulse mit deutlich kürzerer Pulsdauer erzeugt
[229, 230]. Hierbei werden mehrere Longitudinalmoden phasensynchron gekoppelt und erzeugen einen Puls. Erste vielversprechende Ergebnisse mit Pulsdauern von 6 ps gemessen an PBC Lasern, welche im Rahmen dieser Arbeit entwickelt wurden (siehe Abschnitt 5.3.4), wurden vor kurzem veröffentlicht [231].
Zur Bestimmung der Strahlqualität der Laser wurden nach dem in Abschnitt
4.2.4 beschriebenen Verfahren Strahldurchmesser bei verschiedenen Pumpströmen gemessen. In Abbildung 5.13 links ist das Ergebnis der Messung für einen
Strom von 3,5 A dargestellt. Die Laser zeigen praktisch keinen Astigmatismus.
Abbildung 5.13: Messung der Strahlqualität eines 5 μm breiten und 2,64 mm
langen Lasers der PBC 980 Struktur [129]. Links: Messung des Strahldurchmessers in der Nähe der Strahltaille bei einem Strom von 3,5 A. Rechts: Laterale
(schwarz) und vertikale (rot) Beugungsmaßzahl M2 für verschiedene Ströme.
Mit Hilfe der gemessenen Strahldurchmesser wurden die Beugungsmaßzahlen
für die beiden Strahlachsen bei verschiedenen Pumpströmen bestimmt (Abbildung 5.13 rechts). Wie man erkennt, besitzen die Laser für Pumpströme bis
ca. 1,5 A eine sehr gute Strahlqualität von M2 ≈ 1,5 für beide Strahlachsen.
Die Beugungsmaßzahl nimmt mit steigendem Strom zu, bleibt jedoch selbst für
einen Strom von 3,5 A bzw. eine Stromdichte von 26,5 kAcm-2 unter einem Wert
von 2. Bis zu diesem Wert wird die Strahlqualität als geeignet für die Kopplung
mit Glasfasern angesehen [232]. Für höhere Ströme steigt die Beugungsmaß-
78
zahl nahezu linear an. Der Anstieg ist in der hohen Ladungsträgerdichte von
über 30 kAcm-2 und der damit einhergehenden Erhöhung des Brechungsindex
begründet. Bedingt durch den modifizierten Brechungsindex wird die Form der
Fundamentalmode nachteilig verändert.
Unter Zuhilfenahme des Ergebnisses der Hochleistungsmessungen, den Ergebnissen der Strahlqualitätsmessungen und Formel 2.30 wird die Brillanz bei
maximaler Ausgangsleistung von 3,5 W bestimmt. Die hierzu notwendigen Werte für die Strahlqualität bei einem Pumpstrom von 6,8 A werden durch lineare
Extrapolation aus den Ergebnissen in Abbildung 5.13 rechts gewonnen. Demnach ergibt sich eine Brillanz von B = 87 MWcm-2 sr-1 [129]. Dieser Wert ist der
höchste bis heute veröffentlichte Wert für Fabry-Pérot Laser mit einer Emissionswellenlänge von 980 nm.
Neben der technologisch wichtigen Wellenlänge um 980 nm existieren eine Vielzahl von Anwendungen von Halbleiterlasern im Hochleistungsbereich im Wellenlängenbereich um 1060 nm wie z. B. Frequenzverdoppelung zur Erzeugung von
grünem Licht und Pumpen von Titan:Saphir-Lasern sowie verschiedene medizinische Anwendungen. Ebenso stellt der Wellenlängenbereich um „1 μm“ durch
die Neodym- und Ytterbium-Festkörperlaser den am meisten genutzten Bereich
in Hochleistungsanwendungen (CO2 -Laser ausgeschlossen1 ). Die Marktrelevanz
ist dementsprechend sehr hoch [233].
5.3.1 Strukturen
PBC Laser emittierend um 1060 nm sind im Rahmen dieser Arbeit die am weitesten entwickelten und untersuchten Laserstrukturen. Auf der Basis der bereits
gewonnen Erfahrungen mit 850 nm und 980 nm PBC Lasern wurden verschiedene Anforderungen an zukünftige 1060 nm PBC Laserstrukturen gestellt. Die
Ausgangsleistung zukünftiger Strukturen sollte auch im kontinuierlichen Betrieb
erhöht werden. Hierzu musste die Ursache der hohen optischen Verluste identifiziert werden. Dementsprechend modifizierte Designs sollen geringere Verluste
besitzen und damit höhere Ausgangsleistungen bei längeren Kavitäten ermöglichen. Um in zukünftigen Strukturen die Temperatureinflüsse besser verstehen
zu können, müssen umfangreiche temperaturabhängige Untersuchungen der Laserparameter durchgeführt werden. Durch die gestellten Anforderungen wurden
zwei verschiedene Strukturserien entwickelt (Abbildung 5.14).
Die Struktur PBC 1060 A besitzt einen n-dotierten PBC Wellenleiter mit 13
Perioden von 60 nm und 800 nm dicken AlGaAs Schichten mit unterschiedlichen Aluminiumgehalten (Abbildung 5.14). Auf diesen befindet sich die aktive
Zone, bestehend aus 4 kompressiv verspannten In0.24 Ga0.76 As Quantengräben
sowie 5 tensil verspannten GaAs0.87 P0.13 Barrieren. Die Zusammensetzung ist
auf eine Laseremission um 1060 nm hin optimiert. Den p-seitigen Abschluss des
1
Nach [233] nimmt die Relevanz der CO2 Laser stetig ab. Die CO2 Lasertechnologie wird in
Zukunft nahezu vollständig vom Markt verdrängt sein.
79
Wellenleiters bildet eine 1 μm dicke p-dotierte Mantelschicht aus Al0.5 Ga0.5 As.
Zur elektrischen Kontaktierung dient eine hoch dotierte p-GaAs-Schicht. Die
Struktur ist insgesamt rund 16 μm dick und für eine vertikale Fernfelddivergenz
von 7◦ ausgelegt.
PBC 1060 A / PBC5x
PBC 1060 B / PBC10x
300 nm GaAs
1000 nm Al0.50Ga0.50As
300 nm GaAs
1000 nm Al0.50Ga0.50As
4 InGaAs Quantengräben
4 InGaAs Quantengräben
13 Perioden von:
800 nm Al0.35Ga0.65As/
7 Perioden von:
1020 nm Al0.35Ga0.65As/
160 nm Al0.20Ga0.80As
460 nm Al0.35Ga0.65As
132 nm Al0.20Ga0.80As
400 nm Al0.35Ga0.65As
120 μm GaAs
120 μm GaAs
Abbildung 5.14: Schematische Darstellung der PBC Strukturen mit einer
Emissionswellenlänge um 1060 nm. Links: Die PBC 1060 A Struktur ist rund
16 μm dick. Rechts: Die PBC 1060 B Struktur ist rund 12 μm dick.
Eine Strategie zur Erzielung von geringeren optischen Wellenleiterverlusten
in PBC Lasern besteht darin, das Mehrschichtsystem zu vereinfachen. Insbesondere die Anzahl von Perioden und damit die Anzahl der Grenzflächen zwischen
den Schichten mit niedrigem und höherem Brechungsindex spielt eine wichtige
Rolle sowohl in der Erzeugung von optischen Verlusten als auch in der Generierung von Potentialbarrieren für Ladungsträger. Letztere hat einen Einfluss auf
die elektrischen Eigenschaften des Bauelements und damit auch auf die mögliche
Ausgangsleistung (siehe auch Abschnitt 2.5 und darin Abbildung 2.7).
Zur Umsetzung dieser Strategie wurde eine weitere Struktur hergestellt. PBC
1060 B besitzt im n-dotierten Wellenleiter 7 Perioden aus 70 nm und 1020 nm dicken AlGaAs Schichten mit verschiedenen Aluminiumgehalten. Hierdurch wird
die Anzahl von Grenzflächen gegenüber PBC 1060 A um nahezu 50% verringert.
Die auf den PBC Wellenleiter folgenden Schichten und insbesondere die aktive
Zone gleichen denen von PBC 1060 A. Dies gewährleistet eine gute Vergleichbarkeit zwischen den verschiedenen Strukturen. Die PBC 1060 B Struktur besitzt
eine Dicke von rund 12 μm und ist damit ca. 25% dünner als die Struktur PBC
1060 A. Die berechnete vertikale Fernfelddivergenz beträgt rund 8◦ .
Innerhalb der beiden Strukturen wurden weitere Variationen eingeführt, um
die Wellenleiterverluste weiter zu senken. Alle Strukturen werden daher nach folgendem Muster bezeichnet: PBC 1060 A1, PBC 1060 A2, etc. Hierbei wurden
Änderungen des Dotierungsprofils vorgenommen. Ausgehend von einer Grundstruktur mit einem relativ einfachen Dotierungsprofil mit verhältnismäßig hoher
80
Dotierung wurde diese stetig an die Form des elektrischen Feldes der vertikalen
Fundamentalmode angepasst. Die Dotierungskonzentration wurde im Bereich
hoher Feldintensität gering und im Bereich geringer Feldintensität hoch gewählt.
Ausgehend von der ersten Struktur PBC 1060 A1 wurde zur Verringerung
der internen optischen Verluste (siehe Abschnitt 2.5) in den nächsten Designstufen das Dotierungsprofil verändert (Abbildung 5.15). Das Dotierungsprofil
der PBC 1060 A1 Struktur besitzt im n-Bereich 9 Stufen mit zum Substrat
hin ansteigender Dotierungskonzentration. In der Nähe der aktiven Zone ist die
n-Dotierungskonzentration am geringsten und beträgt 5 × 1017 cm-3 . Auf der
p-Seite ist die Mantelschicht in 4 Stufen dotiert. Die geringste Dotierung beträgt
1 × 1018 cm-3 und befindet sich unmittelbar in der Nähe der aktiven Zone. In der
PBC 1060 A2 Struktur wurde die geringste Dotierungskonzentration abgesenkt.
Im p-Bereich beträgt sie 5 × 1017 cm-3 und im n-Bereich 1 × 1017 cm-3 . Im
n-Bereich ist das Dotierungsprofil feiner und besteht insgesamt aus 18 Stufen.
In der letzten Struktur der A-Serie wurde die Dotierungshöhe weiter abgesenkt.
Hier beträgt die geringste Dotierung sowohl im n- als auch im p-Teil der Struktur
5 × 1016 cm-3 . Das p-Dotierungsprofil besitzt 4 und das n-Dotierungsprofil 7
Stufen. Die inneren 6 PBC Perioden sind sehr gering dotiert.
14
PBC 1060 A1
PBC5
PBC 1060 A2
PBC5-1
PBC 1060 A3
PBC5-2b
p-M.
p-Mantel.
p-Mantel.
Aktive Zone
Aktive Zone
Aktive Zone
12
10
8
n-WL
n-WL
n-WL
6
4
2
0
0
1
0
0
2
1
1
2
18
-3
Dotierungskonzentration (10 cm )
2
3
Abbildung 5.15: Schematische Darstellung der 1060 PBC A Strukturen. Links:
Darstellung des vertikalen Schichtaufbaus. Rechts: Darstellung des Dotierungsprofils für die Strukturen 1060 PBC A1 bis 1060 PBC A3. Das Dotierungsprofil ist von
Struktur zu Struktur weiter an die vertikale elektrische Feldverteilung der Fundamentalmode angepasst. Die Höhe der Dotierungskonzentration ist von Struktur zu
Struktur abgesenkt worden.
81
Auch für die Struktur PBC 1060 B wurden verschiedene Dotierungsprofile
realisiert. Ausgehend von der PBC 1060 B1 Struktur mit einem relativ einfachen Dotierungsprofil wurde dieses in den nachfolgenden Strukturen ebenfalls
detailliert und an das Profil der elektrischen Feldstärke angepasst. So wurde in
der Struktur 1060 B2 im n-dotierten Bereich ein 4 stufiges Profil mit der geringsten Dotierungskonzentration von 2 × 1017 cm-3 und auf der p-dotierten Seite
ein Dotierungsprofil mit 4 Stufen und kleinster Dotierungskonzentration von
5 × 1017 cm-3 genutzt. In der letzten Designstufe wurde die Dotierungskonzentration weiter abgesenkt. PBC 1060 B3 besitzt im n-dotierten Gebiet insgesamt
7 Stufen mit einer kleinsten Dotierungskonzentration von 5 × 1016 cm-3 . Das pseitige Dotierungsprofil besitzt 4 Stufen. Die geringste Dotierungskonzentration
beträgt ebenfalls 5 × 1016 cm-3 .
PBC 1060 B1
PBC10
12
p-M.
10
Aktive Zone
PBC 1060 B2
PBC10-1
PBC 1060 B3
PBC10-2b
p-Mantel.
p-Mantel.
Aktive Zone
Aktive Zone
8
6
n-WL
n-WL
n-WL
4
2
0
0
1
2
0
1
2
0
1
Dotierungskonzentration (1018 cm-3)
2
3
Abbildung 5.16: Schematische Darstellung der 1060 PBC B Strukturen. Links:
Darstellung des vertikalen Schichtaufbaus. Rechts: Darstellung des Dotierungsprofils für die Strukturen 1060 PBC B1 bis 1060 PBC B3. Das Dotierungsprofil ist
von Struktur zu Struktur weiter an die vertikal elektrische Feldverteilung der Fundamentalmode angepasst. Die Höhe der Dotierungskonzentration ist von Struktur
zu Struktur abgesenkt worden.
Aus den vorgestellten Strukturen wurden zur Basischarakterisierung 100 μm
breite mehrmodige Laser hergestellt und untersucht. Weiterhin wurden grundmodige Schmalstreifen mit verschiedenen Breiten prozessiert und charakterisiert. Die Struktur PBC 1060 B2 diente ebenfalls als Basisstruktur zur Untersuchung von Lasern mit lateraler Strukturierung (Kapitel 7).
82
Von den hergestellten Strukturen wurden zunächst 100 μm breite Laser hergestellt und untersucht. Das Ergebnis der längenabhängigen Messungen an Lasern
der Strukturserie PBC 1060 A zeigt Abbildung 5.17. Die Bestimmung der Waferkenndaten ergibt für alle drei Strukturen interne Effizienzen von 90% bis 93%.
Die internen optischen Verluste nehmen durch das angepasste Dotierungsprofile
von PBC 1060 A1 über PBC 1060 A2 zu PBC 1060 A3 ab. So besitzt die Struktur PBC 1060 A1 Verluste von 3,6 cm-1 . Die Struktur PBC 1060 A2 besitzt
interne optische Verluste von 2,8 cm-1 , während die Struktur PBC 1060 A3 mit
1,3 cm-1 die geringsten internen optischen Verluste besitzt. Für die Struktur
PBC 1060 A3 entspricht dies einer Reduktion von αint um Faktor ≈3 gegenüber
Struktur PBC 1060 A1.
der PBC 1060 A1, A2 und A3 Strukturen, aufgenommen im gepulsten Betrieb bei T = 20◦ C. Links: Bestimmung der internen Effizienz und der internen
Verluste. Rechts: Bestimmung der Transparenzstromdichte und des modalen
Schwellengewinns.
Die Bestimmung der Transparenzstromdichte und des modalen Schwellengewinns an den PBC 1060 A Strukturen zeigt Abbildung 5.17 rechts. Die Transparenzstromdichte beträgt für die PBC 1060 A1 Struktur 241 Acm-2 und ist
für die beiden nachfolgenden Strukturen mit 212 Acm-2 bzw. 230 Acm-2 nur
geringfügig kleiner. Der Wert des modalen Schwellengewinns Γg0 zeigt hingegen
eine deutliche Verringerung. Die Struktur PBC 1060 A1 besitzt einen Γg0 Wert
von 36 cm-1 . Hingegen besitzen die nachfolgenden Strukturen Γg0 Werte von
29 cm-1 bzw. 24 cm-1 . Dies entspricht einer Reduktion von Γg0 um ≈30%.
Da alle drei Strukturen der PBC 1060 A Serie dasselbe optische Wellenleiterdesign besitzen, können die verschiedenen Γg0 Werte lediglich durch Abweichungen während des epitaktischen Wachstums erklärt werden. Diese Abweichungen können zu unterschiedlichen Dicken und Kompositionen der einzelnen
Schichten und damit zum unterschiedlichen Wellenleiteraufbau führen. Infolge
dessen ist die Lokalisierung der Fundamentalmode anders und es ergibt sich
ein anderer Γ Wert. Weiterhin ist eine Abweichung während des Wachstums
innerhalb der aktiven Zone möglich. Diese besteht nominell aus 4 gleichen InGaAs Quantengräben und 5 GaAsP Barrieren. Die während der drei Epitaxien
hergestellten aktiven Zonen besitzen daher verschiedene Γ und g0 Werte.
83
Ein ähnliches Bild zeigt sich innerhalb der PBC 1060 B Strukturserie (Abbildung 5.18). Hier ergeben sich ebenfalls für alle drei Strukturen nahezu gleiche
Werte für die interne Effizienz von 91% bis 92%. Die internen optischen Verluste
wurden von 4,1 cm-1 für die Struktur PBC 1060 B1 auf 2,8 cm-1 für die Struktur
PBC 1060 B2 bzw. auf 1,5 cm-1 für die Struktur PBC 1060 B3 abgesenkt. Im
Vergleich zu PBC A Strukturen kann kein signifikanter Vorteil bzgl. αint von
PBC B Strukturen mit reduzierter Anzahl an Grenzflächen festgestellt werden.
Abbildung 5.18: Bestimmung der Waferkenndaten an 100 μm breiten Lasern der PBC 1060 B1, B2 und B3 Strukturen, aufgenommen im gepulsten Betrieb bei T = 20◦ C. Links: Bestimmung der internen Effizienz und der internen
Verluste. Rechts: Bestimmung der Transparenzstromdichte und des modalen
Schwellengewinns.
Bei der Bestimmung der Werte für die Transparenzstromdichte Jtr und den
modalen Schwellengewinn Γg0 ergibt sich ein ähnliches Bild wie für die Strukturserie PBC 1060 A. Es wurden Jtr Werte von 225 Acm-2 bis 258 Acm-2 bestimmt.
Ebenfalls zeigt sich eine Reduktion des Γg0 Wertes. So besitzt PBC 1060 B1
einen Γg0 Wert von 34 cm-1 , während dieser bei PBC 1060 B2 auf 26 cm-1 und
bei PBC 1060 B3 auf 24 cm-1 verringert ist.
Tabelle 5.1 fasst alle Waferkenndaten der PBC 1060 Strukturen nochmals
zusammen und hebt den erreichten Entwicklungsstand der reduzierten internen
Verluste αint mit den PBC 1060 A3 und PBC 1060 B3 Strukturen hervor.
PBC 1060
A1
A2
A3
B1
B2
B3
η int
0,90
0,91
0,93
0,91
0,91
0,92
(cm-1 )
3,6
2,8
1,3
4,1
2,8
1,5
Jtr (Acm-2 )
241
212
230
228
258
225
Γg0
36
29
24
34
26
24
αint
(cm-1 )
Tabelle 5.1: Übersicht über die Waferkenndaten der PBC 1060 Strukturen.
Im weiteren Verlauf der Untersuchungen wurden die Emissionsspektren von
allen Strukturen für unterschiedliche Kavitätslängen (1 mm, 2 mm und 3 mm)
gemessen. Für die Strukturserie PBC 1060 A ergeben sich Emissionswellenlängen zwischen 1050 nm und 1058 nm (Abbildung 5.19). Die Abweichung von
Struktur zur Struktur beträgt maximal 3 nm.
84
Abbildung 5.19: Messergebnis der spektralen Emissionsverteilung von 100 μm
breiten Lasern der PBC 1060 A Strukturen, aufgenommen im gepulsten Betrieb
bei T = 20◦ C. Links: Spektrale Intensitätskarte eines 2 mm langen Lasers der
Struktur PBC 1060 A2. Rechts: Abhängigkeit der Emissionswellenlänge von der
Kavitätslänge der PCB 1060 A Strukturen.
Innerhalb der PBC 1060 B Strukturserie ergibt sich ein ähnliches Bild lediglich für die Strukturen PBC 1060 B1 und PBC 1060 B3 (Abbildung 5.20). Die
Struktur PBC 1060 B2 besitzt für alle Kavitätslängen eine rund 5 nm kürzere
Emissionswellenlänge. Diese Struktur scheint daher eine geringfügige Abweichung in der aktiven Zone zu besitzen.
Abbildung 5.20: Messergebnis der spektralen Emissionsverteilung von 100 μm
breiten Lasern der PBC 1060 B Strukturen, aufgenommen im gepulsten Betrieb
bei T = 20◦ C. Links: Spektrale Intensitätskarte eines 2 mm langen Lasers der
Struktur PBC 1060 B2. Rechts: Abhängigkeit der Emissionswellenlänge von der
Kavitätslänge der PCB 1060 B Strukturen.
Im weiteren Verlauf konzentrierten sich die Untersuchungen auf Laser im cw
Betrieb. Hierzu wurden Laser mit einer Kavitätslänge von 2 mm durch den AVT
Prozess (Abschnitt 4.5) auf Kühlkörper montiert.
In Abbildung 5.21 ist exemplarisch das Ergebnis der Messung des vertikalen
Fernfeldes für einen Laser der PBC 1060 B2 Struktur dargestellt. Sowohl in
der Darstellung als Wasserfalldiagramm, als auch in der Darstellung als Intensitätskarte erkennt man eine Emission in der vertikalen Fundamentalmode. Für
die untersuchten Pumpströme bis zu 5 A zeigt der Laser eine FWHM Divergenz von 6,6◦ bis 6,8◦ . Die Form der optischen Mode bleibt über den gesamten
untersuchten Strombereich nahezu unverändert.
85
Abbildung 5.21: Vertikale Fernfeldverteilung eines 100 μm breiten und 2 mm
langen Lasers der PBC 1060 B2 Struktur, aufgenommen im cw Betrieb bei
T = 20◦ C. Links: Darstellung als Wasserfalldiagramm. Rechts: Darstellung als
Intensitätskarte.
Abbildung 5.22 fasst die Halbwertsbreiten der vertikalen Fernfelddivergenzen
aller Strukturen zusammen. Die Struktur PBC 1060 A1 zeigt vertikale Divergenzen von 9,4◦ bis 11,2◦ . Diese Schwankung ist im Vergleich zu den Schwankungen aller anderen Strukturen relativ hoch. Der Grund hierfür ist eine nicht
optimierte Struktur und eine nicht optimale Wärmesenke (Abschnitt 4.2.1). Im
Vergleich hierzu zeigen die Strukturen PBC 1060 A2 und PBC 1060 A3 vertikale
Fernfelddivergenzen von 9,2◦ bis 9,4◦ bzw. 7,8◦ bis 7,9◦ .
Abbildung 5.22: Halbwertsbreiten der vertikalen Fernfelder in Abhängigkeit
des Stromes für 100 μm breite und 2 mm lange Laser, aufgenommen im cw
Betrieb bei T = 20◦ C. Links: Halbwertsbreiten der PBC 1060 A1, A2 und A3
Strukturen. Rechts: Halbwertsbreiten der PBC 1060 B1, B2 und B3 Strukturen.
Ähnliche Werte mit sehr geringer Schwankungsbreite ergeben sich für die
Strukturen der PBC 1060 B Serie. Für die Struktur PBC 1060 B1 beträgt die
vertikale FWHM 8,4◦ bis 8,8◦ , für die Struktur PBC 1060 B2 6,6◦ bis 6,8◦ und
für die Struktur PBC 1060 B3 7,8◦ bis 7,9◦ . Die Struktur PBC 1060 B2 zeigt
somit das schmalste vertikale Fernfeld von allen hier untersuchten Strukturen.
86
Im weiteren Verlauf wurden die aufgebauten Laser auf ihre maximale Ausgangsleistung im cw Betrieb untersucht. Abbildung 5.23 links zeigt die PIU
Kennlinien von Lasern mit einer Länge von 2 mm von der Strukturserie PBC
1060 A. Man erkennt den Vorteil von geringeren internen optischen Verlusten
sehr gut an den gesteigerten differentiellen Effizienzen. So steigt η diff von 51%
für die Struktur PBC 1060 A1 auf 75% für die Struktur PBC 1060 A3. Zudem
steigt die maximale Ausgangsleistung bei einem Pumpstrom von 8 A von 3,9 W
auf 5,9 W, was einer Erhöhung von etwa 50% entspricht. Gleichzeitig zeigen
die IU Kennlinien aber auch den Nachteil einer allgemein abgesenkten Dotierung. So steigt der spezifische Serienwiderstand der Struktur PBC 1060 A1 von
1,27×10-4 Ωcm2 auf 2,77×10-4 Ωcm2 für die Struktur PBC 1060 A3 (Tabelle 5.2). Dies entspricht einer Erhöhung um etwas mehr als Faktor 2.
Abbildung 5.23: Hochleistungsmessungen an 100 μm breiten Lasern der PBC
1060 A Strukturen, gemessen im kontinuierlichen Betrieb bei T = 20◦ C. Links:
PIU Kennlinien von 2 mm langen Lasern der PBC 1060 A Strukturen. Rechts:
PIU Kennlinie eines 3 mm langen Lasers der PBC 1060 A3 Struktur [234].
Um den erhöhten Serienwiderstand zu kompensieren, wurde die Kavitätslänge von 2 mm auf 3 mm und damit die Kontaktfläche um 50% erhöht. Die PIU
Kennlinie eines 3 mm langen Lasers der Struktur PBC 1060 A3 zeigt Abbildung 5.23 rechts. Die Ausgangsleistung wird auf 9,5 W deutlich gesteigert. Die
maximale Konversionseffizienz beträgt 40% (Tabelle 5.3).
Abbildung 5.24: Hochleistungsmessungen an 100 μm breiten Lasern der PBC
1060 B Strukturen, aufgenommen im kontinuierlichen Betrieb bei T = 20◦ C.
Links: PIU Kennlinien von 2 mm langen Lasern der PBC 1060 B Strukturen.
Rechts: PIU Kennlinie eines 3 mm langen Lasers der PBC 1060 B3 Struktur.
87
Abbildung 5.24 links zeigt die PIU Kennlinien von 2 mm langen und 100 μm
breiten Lasern der PBC 1060 B Strukturen. Es ergibt sich ein zu den Strukturen
PBC 1060 A analoges Ergebnis. Mit abgesenkter Dotierung steigt die differentielle Effizienz und somit die maximale Ausgangsleistung an. So zeigen Laser der
PBC 1060 B1 Struktur bei einem Strom von 10 A eine Ausgangsleistung von
5,4 W, während die Struktur PBC 1060 B3 die höchste Ausgangsleistung von
7,5 W aufweist. Gleichzeitig steigt von Struktur PBC 1060 A1 zu PBC 1060 A3
der spezifische Serienwiderstand aufgrund verringerter Dotierung um 90% von
1,37×10-4 Ωcm2 auf 2,59×10-4 Ωcm2 an.
Laser mit einer Kavitätslänge von 3 mm der PBC 1060 B3 Struktur besitzen
im Vergleich zu 2 mm langen Lasern eine nur unwesentlich höhere Ausgangsleistung von 7,6 W (Abbildung 5.24 rechts). Der Grund hierfür sind die im
Vergleich zur PBC 1060 A3 Struktur höheren internen optischen Verluste und
die sich dadurch ergebenden geringeren differentiellen Effizienzen.
PBC 1060
A1
A2
A3
B1
B2
B3
Ithr (A)
0,82
0,72
0,76
0,60
0,73
0,62
η diff
0,51
0,66
0,75
0,52
0,66
0,74
1,25
1,24
1,25
1,21
1,22
1,25
1,27
1,83
2,77
1,37
1,69
2,59
3,9
5,7
5,9
5,4
6,4
7,5
US (V)
ρS
(10-4
Ωcm2 )
Pmax (W)
Tabelle 5.2: Übersicht der Ergebnisse von 2 mm langen und 100 μm breiten
Lasern der PBC 1060 Strukturen im cw Betrieb bei T = 20◦ C.
Tabelle 5.2 fasst alle Ergebnisse von Lasern mit einer Kavitätslänge von 2 mm
und Tabelle 5.3 alle Ergebnisse von Lasern mit einer Kavitätslänge von 3 mm
zusammen.
PBC 1060
A3
B3
Ithr (A)
0,96
0,85
η diff
0,70
0,64
1,22
1,23
2,93
2,98
Pmax (W)
9,5
7,6
η PCE
0,40
0,37
US (V)
ρS
(10-4
Ωcm2 )
Tabelle 5.3: Übersicht über die Ergebnisse erzielt an 3 mm langen und 100 μm
breiten Lasern der PBC 1060 A3 und PBC 1060 B3 Strukturen im cw Betrieb bei
T = 20◦ C.
88
5.3.3 Temperaturabhängige Untersuchungen
Zur weiteren Charakterisierung der Strukturen gehören auch temperaturabhängige Messungen. Ziel dieser Untersuchungen ist es, den maximalen Arbeitsbereich und die Abhängigkeit der Kenngrößen von der Temperatur der PBC Laser
zu bestimmen. Weiterhin lassen sich die Strukturen somit besser vergleichen.
Abbildung 5.25: Ergebnis der temperaturabhängigen Messungen von Lasern
mit einer Breite von 100 μm und einer Länge von 1 mm von der Struktur PBC
1060 B2 im cw Betrieb. Die Temperatur der Wärmesenke wurde zwischen -30◦ C
und 100◦ C in 5 K Schritten variiert. Links: PI Kennlinien bei verschiedenen
Temperaturen. Rechts: Karte der Konversionseffizienz in Abhängigkeit von der
Temperatur und des Stromes.
Abbildung 5.25 zeigt das Ergebnis dieser Untersuchungen. Sie zeigt die PI
Kennlinien eines 1 mm langen und 100 μm breiten Lasers der PBC 1060 B2
Struktur im cw Betrieb bei verschiedenen Temperaturen zwischen -30◦ C und
100◦ C in 5 K Schritten. Gut zu erkennen sind der mit der Temperatur steigende
Schwellenstrom und die sinkende differentielle Effizienz. Mit steigender Temperatur nimmt die maximale Ausgangsleistung ab, so dass bei Temperaturen über
100◦ C kein Laserbetrieb mehr möglich ist. Im rechten Teil von Abbildung 5.25
ist die Konversionseffizienz für Temperaturen zwischen -30◦ C und 100◦ C und
für Ströme bis zu 5 A dargestellt. Man erkennt sehr gut den Bereich der höchsten Konversionseffizienz (dunkelroter Bereich). Dieser ist auf einen Strombereich
von 1 A bis 3 A und auf Temperaturen kleiner ≈30◦ C begrenzt.
Es ist wünschenswert die Temperaturabhängigkeiten der Laserparameter wie
z. B. des Schwellenstroms Ithr und der differentiellen Effizienz η diff aber auch
die Temperaturabhängigkeit der internen Parameter wie z. B. der internen optischen Verluste αint und der internen Quanteneffizienz η int zu kennen. Zum
Zeitpunkt dieser Untersuchungen waren die Strukturen der PBC 1060 A2 und
PBC 1060 B2 entwickelt. Daher wurden im Rahmen dieser Arbeit noch keine
temperaturabhängigen Untersuchungen der internen Parameter (η int , αint , Jtr
und Γg0 ) an Strukturen PBC 1060 A3 und PBC 1060 B3 durchgeführt.
Aus den längen- und temperaturabhängigen Messungen wurden durch die
in Abschnitt 2.3 beschriebenen Verfahren die Temperaturabhängigkeiten der
internen Parameter bestimmt. Aufgrund der Vielzahl der bestimmten Werte
wird nachfolgend die Bestimmung für die Struktur PBC 1060 A1 ausführlich
gezeigt und abschließend werden alle Werte in der Tabelle 5.4 zusammengefasst.
89
Abbildung 5.26 links zeigt die Abhängigkeit der Schwellenstromdichte Jthr und
der differentiellen Effizienz η diff von der Temperatur für 2 mm lange und 100 μm
breite Laser. Man gewinnt einen hohen T0 Wert von 207 K in einem Temperaturbereich zwischen 0◦ C und 40◦ C. Für höhere Temperaturen verringert sich der
Wert auf 95 K. Der Grund hierfür sind thermisch angeregte Emissionsprozesse
der Ladungsträger aus den am Lasing beteiligten Niveaus über die Barrieren
[220, 221]. Für die differentielle Effizienz ergibt sich für den untersuchten Temperaturbereich ein hoher T1 Wert von 358 K.
Abbildung 5.26: Abhängigkeit der Schwellenstromdichte, der differentiellen
Effizienz und der Emissionswellenlänge von der Temperatur von Lasern mit einer Breite von 100 μm und einer Länge von 2 mm gemessen von der Struktur
PBC 1060 A1 im gepulsten Betrieb. Die Temperatur der Wärmesenke wurde
zwischen 0◦ C und 80◦ C in 10 K Schritten variiert. Links: Bestimmung des T0
Wertes (schwarz) und des T1 Wertes (rot). Rechts: Abhängigkeit der Emissionswellenlänge von der Temperatur.
In Abbildung 5.26 rechts ist die Verschiebung der Emissionswellenlänge in
Abhängigkeit von der Temperatur dargestellt. Es ergibt sich eine lineare Verschiebung von 0,31 nmK-1 . Im Allgemeinen wird die Verschiebung der Laserwellenlänge auf die Temperaturabhängigkeit der Bandlücke zurückgeführt und
über die phänomenologisch gefundene Varshni Formel beschrieben [235]. Diese
betrachtet jedoch lediglich Volumenhalbleiter und beschreibt keine Eigenschaften der Lasermode innerhalb eines komplexen Wellenleiters. In dieser Arbeit
ergeben sich je nach untersuchter Struktur verschiedene Werte um 0,3 nmK-1 .
Längen- und temperaturabhängige Messergebnisse der internen Parameter
sind in Abbildung 5.27 dargestellt. So erhält man einen Wert von 1333 K für
die charakteristische Temperatur der internen Quanteneffizienz und einen Wert
von 124 K für die charakteristische Temperatur der internen optischen Verluste.
Weiterhin erhält man einen Wert von 126 K für den modalen Schwellengewinn
und einen Wert von 270 K für die Transparenzstromdichte.
90
Abbildung 5.27: Abhängigkeit der internen Effizienz, der internen optischen
Verluste, des modalen Schwellengewinns und der Transparenzstromdichte von
der Temperatur von Lasern mit einer Breite von 100 μm von der Struktur
PBC 1060 A1 gemessen im gepulsten Betrieb. Die Temperatur der Wärmesenke
wurde zwischen 0◦ C und 80◦ C in 10 K Schritten variiert. Links: Bestimmung
des Tη_int Wertes (schwarz) und des Tα_int Wertes (rot). Rechts: Bestimmung
des TΓg_0 Wertes (schwarz) und des TJ_tr Wertes (rot).
Tabelle 5.4 fasst alle gewonnen Daten der temperaturabhängigen Messungen
zusammen. Die Werte belegen die gute Temperaturstabilität der internen Parameter. Gleichzeitig zeigen sie aber auch, dass ein komplexer Zusammenhang
der verschiedenen Größen besteht (siehe Gleichung 2.15). Beispielsweise steigt
mit der Temperatur die Ladungsträgerdichte außerhalb der aktiven Zone an
(hängt mit T0 zusammen) und somit erhöht sich auch die Absorption an freien
Ladungsträgern (hängt mit Tα_int zusammen).
PBC 1060
Δλ/ΔT (nm/K)
T0 (K) [0◦ C - 40◦ C]
T0 (K) [40◦ C - 80◦ C]
T1 (K)
Tη_int (K)
Tα_int (K)
TJ_tr (K)
TΓg_0 (K)
A1
0,31
207
95
358
1333
124
270
126
A2
0,35
207
109
621
833
375
210
127
A3
0,35
169
101
276
B1
0,27
159
90
365
885
145
224
147
B2
0,24
122
73
256
—
65
171
127
B3
0,35
163
100
256
Tabelle 5.4: Übersicht über die Verschiebung der Emissionswellenlänge mit der
Temperatur und die charakteristischen Temperaturen der internen Paramater von
Lasern der Strukturen PBC 1060 A und PBC 1060 B. Δλ/ΔT, T0 und T1 wurde
an Lasern mit 2 mm Länge bestimmt.
Nach der erfolgreichen Entwicklung der PBC Wellenleiterstrukturen emittierend
bei 1060 nm wurden mit den Strukturen A2 und B2 Untersuchungen an grundmodigen Schmalstreifen durchgeführt. Hierzu wurden, parallel zu den Arbeiten
dargestellt in Kapitel 7, Schmalstreifenlaser von der Struktur PBC 1060 B2
hergestellt. Die Breite der Rippenwellenleiter beträgt 5 μm und 10 μm.
91
Abbildung 5.28 zeigt die PIU Kennlinien von Lasern mit einer Breite von
5 μm und 10 μm und einer Länge von 1 mm. 5 μm breite Laser besitzen einen
Schwellenstrom von 65 mA und eine differentielle Effizienz von 85%. Die maximale Ausgangsleistung bis zur plötzlichen Degradation beträgt 1,0 W und die
maximale Konversionseffizienz 47%. Der Serienwiderstand ist rund 1 Ω bzw.
der entsprechende spezifische Serienwiderstand 5×10-5 Ωcm2 . 10 μm breite Laser zeigen hingegen einen Schwellenstrom von 80 mA und eine differentielle
Effizienz von 85%. Die maximale durch plötzliche Degradation begrenzte Ausgangsleistung beträgt 1,8 W und die maximale Konversionseffizienz ist 47%.
Ein Serienwiderstand von 0,6 Ω und somit ein spezifischer Serienwiderstand von
6×10-5 Ωcm2 wurde bestimmt.
Abbildung 5.28: PIU Kennlinien von 5 μm breiten (gepunktete Linien) und
10 μm (durchgezogene Linien) breiten und 1 mm langen Lasern der Struktur
PBC 1060 B2, aufgenommen im cw Betrieb bei T = 20◦ C.
Demnach zeigen 10 μm breite Laser im Vergleich zu 5 μm breiten Lasern nahezu die doppelte Ausgangsleistung. Die Leistung skaliert demzufolge sehr gut mit
der Breite des Rippenwellenleiters. Ebenfalls skaliert auch der Serienwiderstand
mit der Breite bzw. der Fläche des Rippenwellenleiters gut.
Laser beider untersuchten Breiten zeigen das Auftreten von Kinks bereits
bei relativ kleinen Strömen. 5 μm breite Laser zeigen den ersten Kink bei einem Pumpstrom von 0,25 A und 10 μm breite Laser bei einem Pumpstrom
von 0,5 A, also bei derselben Pumpstromdichte von 5 kAcm-2 . Weitergehende Untersuchungen des spektralen Verhaltens zeigen hierbei eindeutig, dass das
Auftreten der Kinks mit dem Auftreten von zusätzlichen longitudinalen Modengruppen korreliert (gezeigt in Kapitel 7, Abschnitt 7.4). Die Kinks können nicht
mit dem Anschwingen von höheren Transversalmoden, wie im Falle der PBC
850 Strukturen (Abbildung 5.1.3), in Verbindung gebracht werden.
Im weiteren Verlauf der Charakterisierung wurden von beiden Laserarten
Fernfeldmessungen durchgeführt. Abbildung 5.29 zeigt die lateralen Fernfelder
von 5 μm und 10 μm breiten Lasern der Struktur PBC 1060 B2. 5 μm breite Laser emittieren in der lateralen Fundamentalmode mit einer Divergenz von
4,5◦ an der Schwelle. Mit steigendem Strom erhöhen sich die Verlustleistung
und folglich auch die Erwärmung des Lasers. Die entstehende thermische Linse
schnürt das optische Feld ein, was sich in einem breiter werdenden Fernfeld äu-
92
ßert. Die FWHM Divergenzen steigen daher auf bis zu ≈8◦ bei einem maximal
untersuchten Strom von 1 A. Bei Strömen über 1 A kann man davon ausgehen,
dass lateral höhere Moden anschwingen können.
Abbildung 5.29: Laterale Fernfeldverteilung eines 1 mm langen Lasers von
der Struktur PBC 1060 B2 im cw Betrieb bei T = 20◦ C. Links: 5 μm breiter
Laser. Rechts: 10 μm breiter Laser.
In Abbildung 5.29 rechts ist das laterale Fernfeld eines 10 μm breiten Lasers
für Pumpströme bis 1 A dargestellt. Überraschenderweise emittiert auch der
10 μm breite Laser in der lateralen Fundamentalmode mit einer Divergenz von
3,6◦ an der Schwelle. Mit steigendem Strom verbreitert sich die Divergenz auf
rund 5◦ bei 0,8 A. Aufgrund der doppelten Rippenwellenleiterbreite des Lasers
ist der Einfluss der thermischen Linse offensichtlich deutlich geringer. Erst bei
Strömen über 0,8 A tritt eine deutliche Verbreiterung des Fernfeldes auf.
Dieses unerwartete, jedoch höchst erfreuliche, Ergebnis belegt die sehr gute
Eignung des PBC Wellenleiterkonzeptes für brillante Laser, da es zeigt, dass
mit vertikal breiten grundmodigen Wellenleitern auch lateral breite grundmodige Wellenleiter möglich sind [131]. Unter der Annahme, dass in breiteren Wellenleitern eine höhere Ausgangsleistung möglich ist (Abbildung 5.28), wird bei
gleicher Strahlqualität eine höhere Brillanz erreicht.
Dieses wichtige Ergebnis motivierte nachfolgende Arbeiten an grundmodigen
Lasern mit einer Rippenwellenleiterbreite größer als 5 μm. Zum Zeitpunkt der
Prozessierung stand bereits eine Struktur der nächsten Evolution zur Verfügung.
Daher wurden 9 μm breite Laser von der PBC 1060 A3 Struktur hergestellt und
die Facetten nach dem in Abschnitt 4.1.3 beschriebenen Verfahren passiviert.
Die Laser sind 2,64 mm lang und besitzen neben der Facettenpassivierung auch
eine Facettenverspiegelung mit ca. 95%/2% Reflektivität.
Das Ergebnis der PIU Messung ist in Abbildung 5.30 dargestellt. Die Laser
besitzen einen Schwellenstrom von 100 mA und eine differentielle Effizienz von
76%. Die maximale Ausgangsleistung von 2,4 W ist thermisch begrenzt und
wird bei einem Strom von 4,0 A erreicht. Die maximale Konversionseffizienz
beträgt 38%. Die Schleusenspannung beträgt 1,3 V und der Serienwiderstand
0,55 Ω bzw. der spezifische Serienwiderstand 1,3×10-4 Ωcm2 .
93
Abbildung 5.30: PIU Kennlinie eines 9 μm breiten und 2,64 mm langen Lasers
der Struktur PBC 1060 A3, aufgenommen im cw Betrieb bei T = 20◦ C [234].
Im weiteren Verlauf wurden vertikale und laterale Fernfelder bis zu einem
Strom von 3,5 A gemessen (Abbildung 5.31). In vertikaler Richtung operieren
die Laser in der fundamentalen Mode mit einer Divergenz von 6,3◦ bei einem
Strom von 0,2 A. Die Divergenz steigt mit dem Strom um 2,7 ◦ /A auf rund
16,5◦ bei einem Strom von 3,5 A.
Abbildung 5.31: Ergebnis der Messungen der Fernfeldverteilung eines 9 μm
breiten und 2,64 mm langen Lasers von der Struktur PBC 1060 A3 im cw Betrieb
bei T = 20◦ C. Vertikale (links) und laterale (rechts) Fernfeldverteilungen für
verschiedene Ströme.
In lateraler Richtung ergibt sich ebenfalls eine grundmodige Emission mit
einer Divergenz von 4,1◦ bei einem Strom von 0,2 A. Die Divergenz steigt mit
größer werdendem Strom aufgrund der Erwärmung um 3,3 ◦ /A auf rund 15,5◦
bei einem Strom von 3,5 A. Das laterale Fernfeld zeigt ab einem Strom von
2,4 A eindeutig das Auftreten einer lateral höheren Mode.
Die anschließende Messung der Strahlqualität nach dem in Abschnitt 4.2.4
beschriebenen Verfahren und Bestimmung der Brillanz nach Gleichung 2.30 ist
in Abbildung 5.32 für Ströme bis 3,2 A dargestellt. Man erhält bei einem Strom
kurz über dem Schwellenstrom M2 Werte von 1,1 in lateraler und 1,6 in vertikaler
Richtung. In vertikaler Richtung schwanken die M2 Werte für alle untersuchten
Ströme lediglich zwischen 1,5 und 1,9. Diese Werte belegen die Stabilität der
94
Modenformung und Erhaltung der hohen Strahlqualität durch das PBC Wellenleiterkonzept. In lateraler Richtung ist die Schwankung der M2 Werte zwischen
1,1 und 1,4 bis zu einem Strom von 2,2 A ebenfalls sehr gering. Für einem Strom
von 2,4 A steigt die Beugungsmaßzahl abrupt auf 1,8 an. Dies ist der eindeutige
Nachweis des Auftretens von lateral höheren Moden. Für Ströme über 2,4 A
steigen die M2 Werte, da durch die höheren Moden die Strahlqualität immer
schlechter wird.
Abbildung 5.32: Strahlqualität und Brillanz eines 9 μm breiten und 2,64 mm
langen Lasers von der Struktur PBC 1060 A3 im cw Betrieb bei T = 20◦ C.
Links: Laterale (schwarz) und vertikale (rot) Beugungsmaßzahl für verschiedene Ströme [234] sowie theoretisches Limit für die Beugungsmaßzahl (rote Linie). Rechts: Nach Gleichung 2.30 berechnete Brillanz (schwarz) und maximal
erreichbare Brillanz für M2 =1 (rot).
Mit diesen Ergebnissen lässt sich die Brillanz nach Gleichung 2.30 bestimmen
(Abbildung 5.32 rechts). Bei einem Strom von 2,2 A bzw. einer Ausgangsleistung
von 1,6 W ergibt sich eine maximale Brillanz von 72 MWcm-2 sr-1 . Für höhere
Ströme sinkt die Brillanz aufgrund der schlechter werdenden Strahlqualität und
der thermisch limitierten Ausgangsleistung.
5.4 PBC Laser mit Quantenpunkten als aktives
Material
Im Rahmen dieser Arbeit wurden erstmalig Quantenpunkte als aktives Material
in PBC Lasern eingesetzt und untersucht. Diese bieten gegenüber Quantengräben zahlreiche Vorteile, wie z. B. eine niedrige Schwellenstromdichte [41, 236],
einen höheren Materialgewinn [236], eine geringere Temperaturabhängigkeit des
Schwellenstromes [39, 41] und eine erhöhte Stabilität der Facetten gegenüber
Degradation [237]. Aufgrund eines im Vergleich zu Quantengräben geringeren
modalen Gewinns wurden Quantenpunkte kaum für kantenemittierende Laser
mit hoher Ausgangsleistung in Betracht gezogen. Es besteht daher ein Interesse
daran, die Eignung von Quantenpunkten für den Hochleistungseinsatz in den
hier entwickelten Wellenleiterkonzepten zu untersuchen.
95
5.4.1 Strukturen
Es wurden zwei vertikale Strukturen PBC 1060 QD und PBC 1060 QW hergestellt (Abbildung 5.33). Diese Strukturen wurden so modelliert, dass sie bis auf
die aktive Zone nominell gleich sind. Hierzu wurde auf eine Epitaxie in 2 Schritten zurückgegriffen. Zunächst wurde der komplette n-dotierte PBC Wellenleiter
beider Strukturen innerhalb einer einzigen Epitaxie gezüchtet. Diese erste Epitaxie wurde mit einer dünnen GaAs Schicht abgeschlossen. Die so hergestellten
Vorlagen dienten für weitere Epitaxien, in denen die Strukturen komplettiert
wurden. In einer zweiten Epitaxie wurden Quantengräben bzw. Quantenpunkte als aktives Material abgeschieden. So kann sichergestellt werden, dass die
Wellenleitereigenschaften des n-Teils für beide Strukturen gleich sind.
PBC 1060 QD / Np4756
PBC 1060 QW / Np4556
300 nm GaAs
1000 nm Al0.80Ga0.20As
300 nm GaAs
1000 nm Al0.80Ga0.20As
129 nm GaAs inkl. 5 Lagen
InGaAs Quantenpunkte
129 nm GaAs inkl. 4
InGaAs Quantengräben
12 Perioden von:
800 nm Al0.35Ga0.65As/
12 Perioden von:
800 nm Al0.35Ga0.65As/
135 nm Al0.20Ga0.80As
400 nm Al0.35Ga0.65As
120 μm GaAs
135 nm Al0.20Ga0.80As
400 nm Al0.35Ga0.65As
120 μm GaAs
Abbildung 5.33: Schematische Darstellung der PBC Strukturen mit einer
Emissionswellenlänge um 1060 nm. Die Strukturen sind rund 15 μm dick. Links:
Die PBC 1060 QD Struktur besitzt 5 Quantenpunktschichten als aktive Zone.
Rechts: Die PBC 1060 QW Struktur besitzt 4 Quantengräben als aktive Zone.
Die Wellenleiterstruktur besteht aus einem n-dotierten PBC Wellenleiter, welcher aus 12 Perioden von 800 nm dicken Al0.35 Ga0.65 As- und 70 nm dicken
Al0.2 Ga0.8 As-Schichten aufgebaut ist. Auf diesem befindet sich eine Schicht aus
GaAs mit einer Dicke von 129 nm. In der Struktur PBC 1060 QW bilden 4
InGaAs-Quantengräben mit GaAsP-Barrieren die aktive Zone, während in der
Struktur PBC 1060 QD 5 Lagen aus InGaAs-Quantenpunkten eingebettet in
einer GaAs-Matrix eingesetzt werden. Der PBC Wellenleiter wird auf der pdotierten Seite durch eine 1 μm dicke Mantelschicht aus Al0.8 Ga0.2 As abgeschlossen. Zur elektrischen Kontaktierung auf der p-Seite wird eine 300 nm dicke
Schicht aus hoch dotiertem GaAs abgeschieden. Die Gesamtdicke der Strukturen
beträgt in beiden Fällen ca. 15 μm.
96
Aufgrund der nicht bekannten Werte für den Brechungsindex der aktiven Zone aus Quantenpunkten wurde die Struktur besonders resilient gegenüber Brechungsindexunterschieden in der aktiven Zone ausgelegt. Mit Hilfe der gewonnen
Erfahrungen mit Quantengräben (Abschnitt 5.3) ergibt die Wellenleiterstruktur
PBC 1060 QW eine nominelle vertikale Fernfelddivergenz von 7◦ . Im Falle einer
Struktur mit reinem GaAs innerhalb der aktiven Zone (passiver Wellenleiter)
ergibt sich eine nominelle vertikale Fernfelddivergenz von 5◦ . Daher ist für die
Struktur PBC 1060 QD (nQW > nQD > nGaAs ) mit einer vertikalen Divergenz
zwischen 5◦ und 7◦ zu rechnen.
Von den vorgestellten Strukturen wurden 100 μm breite Laser hergestellt. Die
Facetten waren unbehandelt. Diese Laser wurden im gepulsten und im cw Betrieb untersucht. Für den cw Betrieb wurden die Laser, wie in Abschnitt 4.1.3
beschrieben, p-seitig auf Kühlkörper gelötet.
Abbildung 5.34: Bestimmung der Waferkenndaten an 100 μm breiten Lasern der PBC 1060 Quantenpunkt- und Quantengrabenstruktur, aufgenommen
im gepulsten Betrieb bei T = 20◦ C (Teile aus [238]). Links: Bestimmung der
internen Effizienz und der internen Verluste. Rechts: Bestimmung der Transparenzstromdichte und des modalen Schwellengewinns.
Das Ergebnis der längenabhängigen Messungen ist in Abbildung 5.34 dargestellt. Für beide Strukturen wurden annähernd die gleichen internen Effizienzen von 79% für die Quantengraben- und 81% für die Quantenpunktstruktur
ermittelt. Die im Vergleich zu den sonstigen PBC Strukturen geringere interne Effizienz deutet auf eine nichtstrahlende Rekombination der Ladungsträger
hin. Da hier beide Strukturen annähernd die gleiche interne Effizienz besitzen,
liegt die Vermutung nahe, dass Ladungsträger an der Grenzfläche zwischen der
ersten und zweiten Epitaxie nichtstrahlend rekombinieren. An der Grenzfläche
kann durch einen nicht optimalen Wachstumsprozess eine erhöhte Defektdichte
auftreten. Dieses Problem kann in zukünftigen PBC Lasern vermieden werden,
indem die Struktur in einem Durchlauf hergestellt wird.
Ein deutlicher Unterschied ergibt sich hingegen bei den internen optischen
Verlusten zwischen den beiden Strukturen (Abbildung 5.34 links). Für die Quantengrabenstruktur ergeben sich Verluste von 4,1 cm-1 , während die Verluste für
die Quantenpunktstruktur 3,1 cm-1 betragen. Auch in der Transparenzstrom-
97
dichte und dem modalen Schwellengewinn zeigen sich Unterschiede (Abbildung
5.34 rechts). Für die Strukturen mit Quantengräben ergeben sich eine Transparenzstromdichte von 332 Acm-2 und ein modaler Schwellengewinn von rund
26 cm-1 . Die Struktur mit Quantenpunkten als aktives Material besitzt eine
deutlich geringere Transparenzstromdichte von 129 Acm-2 , jedoch auch einen
geringeren modalen Schwellengewinn von rund 14 cm-1 . Der geringere modale
Schwellengewinn der Quantenpunktstruktur geht auf das deutlich kleinere aktive
Volumen zurück. Bei einer angenommenen Quantenpunktdichte von 1010 cm-2
und einer angenommenen Größe eines Quantenpunktes von 10 nm mal 10 nm
[239] ergibt sich eine Belegung der Fläche mit Quantenpunkten von nur 1%. Der
höhere Materialgewinn und eine zusätzliche Schicht an Quantenpunkten können
nicht den modalen Gewinn der Quantengrabenstruktur erreichen. Hierzu müssten mehr als 9 Schichten an Quantenpunkten eingebaut werden [240].
Abbildung 5.35: Messergebnis der vertikalen Fernfeldverteilung von 100 μm
breiten Lasern bei T = 20◦ C. Links: Vertikale Fernfeldverteilung der PBC 1060
QW Struktur (schwarz) und der PBC 1060 QD Struktur (rot) aufgenommen
im gepulsten Betrieb bei einem Pumpstrom von 2x Ithr . Rechts: Intensitätskarte
der vertikalen Fernfeldverteilung der PBC 1060 QD Struktur aufgenommen im
cw Betrieb [238].
Das Ergebnis der Fernfeldmessungen an beiden Strukturen bei zweifachem
Schwellenstrom zeigt Abbildung 5.35 links. Die Struktur PBC 1060 QW zeigt
eine vertikal grundmodige Emission mit einer Divergenz von 6◦ . Diese stimmt
recht gut mit der modellierten Divergenz von 7◦ überein. Hingegen zeigt die PBC
Struktur mit Quantenpunkten als aktives Material überraschend eine größere
Divergenz von rund 15◦ .
Da beide Strukturen den gleichen PBC Wellenleiter besitzen und sich lediglich in der aktiven Zone unterscheiden, muss der Grund für die größere Divergenz von PBC 1060 QD in eben dieser liegen. Aufgrund des Messergebnisses
ist klar, dass das optische Feld in der Quantenpunktstruktur im Vergleich zur
Quantengrabenstruktur stärker am optischen Defekt lokalisiert ist. Dies kann
durch einen breiteren optischen Defekt verursacht sein. Aufgrund des Quantenpunktwachstums ist eine Abweichung von der nominellen Dicke von 129 nm
möglich. Andererseits ist ebenfalls ein im Vergleich zur Quantengrabenstruktur höherer Brechungsindex denkbar. Dieser ergibt sich aufgrund der fehlenden
GaAsP-Barrieren mit niedrigem Brechungsindex und der Unkenntnis des exakten Brechungsindex der Quantenpunkte.
98
Weitere Untersuchungen der vertikalen Fernfeldverteilung der Quantenpunktstruktur zeigen, dass das vertikale Fernfeld in einem weiten Strombereich grundmodig bleibt und die Divergenz nicht vom Pumpstrom abhängt (Abbildung 5.35
rechts).
Abbildung 5.36: Hochleistungsbetrieb von 100 μm breiten Lasern der PBC
1060 Quantenpunkt- und Quantengrabenstrukturen bei T = 20◦ C (Teile aus
[238]). Links: Ausgangsleistung im gepulsten Betrieb mit 800 ns langen Strompulsen für unterschiedliche Kavitätslängen. Rechts: Ausgangsleistung im cw Betrieb.
Das Ergebnis der Messungen der Ausgangsleistung von 1 mm und 2 mm langen Lasern zeigt Abbildung 5.36. Im gepulsten Betrieb zeigen die Laser von
der Quantengrabenstruktur eine maximale Ausgangsleistung von 8,8 W für eine Kavitätslänge von 1 mm und 9,9 W für eine Kavitätslänge von 2 mm. In
beiden Fällen ist die maximale Ausgangsleistung durch plötzliche Degradation
begrenzt. Für die Quantenpunktstruktur ergibt sich für 1 mm lange Laser eine maximale Ausgangsleistung von 17,7 W. Diese ist ebenfalls durch plötzliche
Degradation begrenzt. Für 2 mm lange Laser ergibt sich eine Ausgangsleistung
von 15,7 W, welche durch die verwendete Stromquelle begrenzt ist. Diese Werte
belegen den Vorteil von Quantenpunkten als aktives Material besonders eindrucksvoll.
Im cw Betrieb zeigen 2 mm lange Laser von beiden Strukturen deutlich geringere maximale Ausgangsleistungen. Für die Struktur PBC 1060 QW beträgt
diese 3,3 W, während man für die Struktur PBC 1060 QD 2,6 W erhält. In
beiden Fällen sind die maximalen Ausgangsleistungen durch thermisches Überrollen begrenzt. Die moderaten Ausgangsleistungen ergeben sich aufgrund der
relativ geringen internen Effizienzen von rund 80%, der recht hohen internen
Verluste von 3,1 cm-1 bzw. 4,1 cm-1 (Abbildung 5.34 links) und der damit einhergehenden hohen thermischen Belastung der Laser.
Die plötzliche Degradation der Laser wurde näher untersucht. Hierzu wurden
elektronenmikroskopische Aufnahmen von den Facetten gemacht. Von denselben
Lasern wurden sowohl Aufnahmen vor dem Betrieb, nach einer Ausgangsleistung von rund 5 W sowie der maximalen Ausgangsleistung, verbunden mit dem
plötzlichen Einbruch der Ausgangsleistung, angefertigt. Abbildung 5.37 zeigt
Facetten nach der Degradation für die PBC 1060 QW Struktur im linken Teil,
während der rechte Teil der Abbildung die Facette nach der Degradation von
der PBC 1060 QD Struktur zeigt.
99
Abbildung 5.37: Elektronenmikroskopische Aufnahmen der Facetten nach
COD im gepulsten Hochleistungsbetrieb. Links: Facette eines PBC Lasers
mit Quantengräben als aktivem Material. Mitte: Schematische Darstellung
der Struktur (aus Abbildung 5.33) mit maßstabsgerechter Lage der einzelnen
Schichten. Rechts: Facette eines PBC Lasers mit Quantenpunkten als aktivem
Material.
Deutlich sind zwei Arten von Degradationen zu erkennen. Man erkennt aufgeschmolzenes Material, welches relativ scharf am Übergang zum p-dotierten
Gebiet abgegrenzt ist. Der aufgeschmolzene Bereich dehnt sich über die aktive
Zone zum n-dotierten Gebiet hin aus und besitzt in etwa eine Ausdehnung von
zwei PBC Perioden bzw. ungefähr 2 μm. Der Bereich ist ferner lateral über den
gesamten aktiv gepumpten Bereich ausgedehnt (hier nicht gezeigt). Weiterhin
ist auffällig, dass die Menge des geschmolzenen Materials im Falle der Quantengrabenstruktur deutlich größer ist, als im Falle der quantenpunktbasierten
Laser (Abbildung 5.37 rechts). Diese Art der Degradation, insbesondere an ungeschützten Facetten, ist bereits sehr ausführlich beschrieben worden. Eine sehr
gute und aktuelle Übersicht zusammen mit den Originalreferenzen findet man
in [76].
Neben dem aufgeschmolzenen Bereich erkennt man an beiden Facetten vertikal verlaufende Risse. Sie besitzen im Falle der Struktur PBC 1060 QW eine
Ausdehnung von 3 bis 4 PBC Perioden bzw. 3 μm bis 4 μm. Die Anzahl der Risse bei PBC 1060 QD ist geringer und deren vertikale Ausdehnung mit ungefähr
1 μm deutlich kürzer. Auffällig an den Rissen im Falle der Quantengrabenstruktur ist, dass sie durch den aufgeschmolzenen Bereich nahezu vollständig offen
verlaufen. Dies ist ein Indiz, dass die Rissbildung erst nach dem Schmelzen und
Erstarren des Materials an der Facette erfolgt.
Der Entstehungsort der initialen Degradationsfront kann mit den hier vorgestellten Methoden nicht identifiziert werden. Eine klare Trennung zwischen
oberflächen- und volumenbezogener Degradation kann nicht vollzogen werden
(siehe auch Abschnitt 2.5) und ist im Allgemeinen schwierig [241]. Das Schadensbild zeigt jedoch eindeutig, dass die quantenpunktbasierte PBC Struktur
resistenter gegen die hier vorliegende Arte der Degradation ist.
5.5 Zusammenfassung
Es wurden Laser basierend auf dem neuartigen Konzept der Photonic Band Crystal Wellenleiter entwickelt und untersucht. Hierzu wurden verschiedene Designs
emittierend bei drei Wellenlängen hergestellt: 850 nm, 980 nm und 1060 nm.
100
5.5 Zusammenfassung
PBC Laser emittierend bei 850 nm zeigen vertikale grundmodige Fernfelddivergenzen von rund 7◦ . Die maximale Ausgangsleistung von 50 μm breiten mehrmodigen Lasern beträgt rund 20 W. Daraus kann eine Brillanz von
300 MWcm-2 sr-1 abgeschätzt werden. Grundmodig emittierende Streifenlaser
derselben Struktur zeigen eine relativ hohe Ausgangsleistung von 0,8 W. Die
maximale durch COMD begrenzte Ausgangsleistung beträgt 1,5 W. Diese ist
freilich lateral nicht mehr grundmodig.
Bei 980 nm emittierende PBC Laser zeigen ebenfalls eine sehr hohe thermisch
limitierte Ausgangsleistung von 2,2 W. Die maximale Konversionseffizienz beträgt 40%. Messungen der Strahlqualität im gepulsten Betrieb ergeben eine
sehr hohe Strahlqualität bis zu einer Ausgangsleistung von rund 1,8 W. Darüber hinaus wird die Strahlqualität durch das Anschwingen von höheren Moden signifikant schlechter. Gepulste Hochleistungsmessungen mit 800 ns langen
Strompulsen ergeben eine durch COMD begrenzte maximale Ausgangsleistung
von 3,5 W. Noch höhere Ausgangsleistungen bis zu 10,7 W können mit rund
100 ps langen optischen Pulsen im gewinngeschalteten Betrieb realisiert werden.
Hierbei wird eine maximale Pulsenergie von 3 nJ erreicht. Die maximal erreichte
Brillanz beträgt im gepulsten Betrieb 87 MWcm-2 sr-1 und im gewinngeschalteten Betrieb 400 MWcm-2 sr-1 . Dies sind die höchsten bis heute erzielten Werte
für Fabry-Pérot Laser emittierend bei 980 nm.
PBC Laser mit einer Emissionswellenlänge um 1060 nm wurden intensiv untersucht. Ziel der Entwicklung war es, die optischen Verluste signifikant zu senken und damit die Ausgangsleistung zu erhöhen. Hierzu wurden zwei Strukturserien PBC 1060 A und PBC 1060 B mit verschiedenem vertikalem Aufbau
entworfen. Innerhalb der Strukturserien wurde das Dotierungsprofil verändert.
Mit diesen Strategien wurde an 100 μm breiten Lasern eine Reduktion der optischen Verluste um mehr als 60% auf 1,3 cm-1 bzw. 1,5 cm-1 erreicht. Das
vertikale Fernfeld der Breitstreifen ist in einem breit untersuchten Strombereich
stets grundmodig. Die vertikale FWHM Divergenz ist für alle Strukturen kleiner
als 10◦ und für die Struktur PBC 1060 B2 mit 6,6◦ am kleinsten. Die Ausgangsleistung von 100 μm breiten und 2 mm langen Lasern konnte aufgrund der
durchgeführten Maßnahmen von 3,9 W auf 5,9 W für die Strukturen PBC 1060
A und von 5,4 W auf 7,5 W für die Strukturen PBC 1060 B erhöht werden.
Durch die verringerten optischen Verluste konnte die Kavitätslänge vergrößert
werden, was im Falle der PBC 1060 A3 Struktur zu einer Ausgangsleistung
von 9,5 W führte. Die maximal erreichte Konversionseffizienz beträgt in allen
untersuchten Fällen ≈40%.
Detaillierte temperaturabhängige Untersuchungen der Strukturen führten zu
einem umfassenden Satz an Kenngrößen. Mit diesen ist es möglich, die Strukturen noch genauer miteinander zu vergleichen bzw. ihre Eigenschaften wie Emissionswellenlänge, Ausgangsleistung und differentielle Effizienz auch bei erhöhten
Temperaturen vorherzusagen. Von der Struktur PBC 1060 B2 wurden 1 mm
lange Laser in einem weiten Temperaturbereich zwischen -30◦ C und 100◦ untersucht. Für Temperaturen unter 5◦ C steigt die Konversionseffizienz auf 44%.
Mit den am weitesten entwickelten PBC Strukturen emittierend um 1060 nm
wurden lateral grundmodige Schmalstreifen hergestellt und untersucht. Hierbei wurde durch Variation der Breite der Rippenwellenleiter ein lateral grund-
101
modiger Betrieb selbst bei einer Streifenbreite von 10 μm nachgewiesen. Die
Verbreiterung des grundmodigen optischen Feldes führt zu einer Erhöhung der
Ausgangsleistung bei nahezu gleichbleibender Strahlqualität und somit zu einer
Erhöhung der Brillanz. Mit 9 μm breiten, 2,64 mm langen Lasern mit passivierten und ver- bzw. entspiegelten Facetten der Struktur PBC 1060 A3 wurden
sehr hohe Ausgangsleistungen bis zu 2,4 W mit einer Konversionseffizienz von
bis zu 38% erreicht. Die laterale bzw. vertikale Divergenz der Fundamentalmode
beträgt rund 4◦ bzw. 6◦ und verbreitert sich mit steigendem Strom um ca. 3◦
pro 1 A. Messungen der Strahlqualität ergeben M2 Werte von kleiner 2 für Ströme bis zu 3 A bzw. 2 W Ausgangsleistung. Für Ströme bis zu 2,2 A bzw. einer
Ausgangsleistung von 1,6 W steigt die Brillanz auf maximal 72 MWcm-2 sr-1 , begrenzt durch das Anschwingen von lateral höheren Moden oberhalb von 2,2 A.
Erstmalig wurden Quantenpunkte als aktives Material in PBC Lasern eingesetzt und für Hochleistungsanwendungen untersucht. Laser gefertigt aus der
quantenpunktbasierten PBC Struktur zeigen 1 cm-1 geringere interne optische
Verluste und 2,5-fach niedrigere Transparenzstromdichten als die vergleichbare
quantengrabenbasierte PBC Struktur. Das vertikale Fernfeld bleibt über den
gesamten untersuchten Strombereich grundmodig mit einer Divergenz von rund
15◦ . In gepulsten Hochleistungsmessungen zeigen quantenpunktbasierte PBC
Laser eine gegenüber vergleichbaren quantengrabenbasierten Lasern deutlich höhere Ausgangsleistung. 1 mm lange Laser liefern eine durch COD begrenzte Ausgangsleistung von rund 18 W und 2 mm lange Laser eine durch die Stromquelle
begrenzte Ausgangsleistung von rund 16 W. Untersuchungen der Facetten nach
COD zeigen zwei verschiedene Degradationsmechanismen des Lasermaterials.
Zum einen zeigen sich an der Position der höchsten Intensität des elektrischen
Feldes starke Aufschmelzungen des Halbleiters. Zum anderen treten vertikal
verlaufende Risse durch die Laserstruktur auf. Beide Degradationsarten sind
bei Lasern der Quantengrabenstruktur deutlich stärker ausgeprägt. Die COD
Schwelle der Quantenpunktstruktur ist daher höher.
102
Kapitel 6
Tilted Wave Laser
In diesem Abschnitt werden Ergebnisse aus Untersuchungen an TWL Laserstrukturen präsentiert. Es wurden verschiedene Designs hergestellt und anschließend untersucht. Der Schwerpunkt liegt dabei auf der Messung der vertikalen
Fernfeldverteilung. Hier werden insbesondere die TWL typischen Emissionskeulen in den Fokus der Analysen gestellt. Mit optimierten Wellenleitergeometrien wird die Tauglichkeit für den Hochleistungsbetrieb untersucht. Des Weiteren werden an diesen Wellenleitergeometrien Strahlqualitätsmessungen durchgeführt und somit die erzielte Brillanz bestimmt.
6.1 Strukturen
Wie in Abschnitt 3.4 beschrieben, wurden verschiedene Vertikalstrukturen epitaktisch gezüchtet, prozessiert und untersucht. Hierbei wurde besonderen Wert
auf die Vergleichbarkeit untereinander gelegt. So konnte der Einfluss der Designänderung auf die Ergebnisse nachvollzogen werden.
TWL A / F1851-1
TWL B / F1851-4
300 nm GaAs
300 nm GaAs
1500 nm AlGaAs
1500 nm AlGaAs
700 nm GaAs
330 nm AlGaAs
700 nm GaAs
330 nm AlGaAs
30 µm GaAs
130 μm GaAs
1500 nm AlGaAs
100 µm GaAs
Abbildung 6.1: Schematische Darstellung der Strukturen aus der ersten Probenserie mit 300 nm dicker Al0,35 Ga0,65 As n-Mantelschicht. Links: TWL A,
Struktur mit Substrat als zweiten Wellenleiter. Rechts: TWL B, Struktur mit
epitaktisch hergestelltem, nominell 30 μm dicken, Wellenleiter.
Dazu wurden zwei Probenserien angefertigt. In der ersten Serie wurden zwei
Strukturen (TWL A und TWL B) untersucht. Während TWL A das Substrat
als zweiten Wellenleiter nutzte, wurde für TWL B zuvor im separaten Epitaxieprozess ein zweiter, 30 μm dicker, Wellenleiter als Vorlage für einen zweiten
103
Kapitel 6 Tilted Wave Laser
Epitaxieschritt hergestellt (siehe Abbildung 6.1). So konnten anschließend beide Strukturen in einem gemeinsamen Wachstumsprozess gezüchtet werden, was
insbesondere die Vergleichbarkeit gewährleistet.
Ausgehend von den Ergebnissen der ersten Serie wurde eine weitere Serie
mit 3 Strukturen (TWL C, TWL D und TWL E) hergestellt. Diese nutzten
alle das Substrat als zweiten Wellenleiter und unterschieden sich zu TWL A in
der Dicke der n-dotierten Mantelschicht mit Al0,35 Ga0,65 As. Diese beträgt für
TWL A 330 nm, für TWL C 270 nm, für TWL D 210 nm und für TWL E
165 nm. Aus den vorgestellten Vertikalstrukturen wurden die in Abschnitt 3.4
vorgestellten Arten von Breitstreifenemittern hergestellt und untersucht.
TWL C / C1840
300 nm GaAs
TWL D / C1841
300 nm GaAs
TWL E / C1842
300 nm GaAs
1500 nm AlGaAs
1500 nm AlGaAs
1500 nm AlGaAs
700 nm GaAs
270 nm AlGaAs
700 nm GaAs
210 nm AlGaAs
700 nm GaAs
165 nm AlGaAs
130 µm GaAs
130 µm GaAs
130 µm GaAs
Abbildung 6.2: Schematische Darstellung der Strukturen der zweiten Probenserie mit unterschiedlich dicker Al0,35 Ga0,65 As n-Mantelschicht. Das Substrat dient bei allen Proben als zweiter Wellenleiter. Links: TWL C, Struktur
mit 270 nm dicker n-Mantelschicht. Mitte: TWL D, Struktur mit 210 nm dicker
n-Mantelschicht. Rechts: TWL E, Struktur mit 165 nm dicker n-Mantelschicht.
6.2 Grundlegende Kenngrößen
Abbildungen 6.3 und 6.4 zeigen das Ergebnis der PI-Messungen an 100 μm
breiten Lasern aus der ersten Probenserie (TWL A und TWL B). Aus den
Messergebnissen wurden mit den in Abschnitt 2.2 beschriebenen Methoden interne Parameter der TWL Strukturen bestimmt. Demnach ergeben sich für die
TWL A Struktur eine interne Effizienz von η int = 93%, interne Verluste von αint
= 6,4 cm-1 , eine Transparenzstromdichte von Jtr = 235 Acm-2 und ein modaler Schwellengewinn von Γg0 = 43 cm-1 (Abbildung 6.3). Insbesondere die sehr
hohen Verluste lassen darauf schließen, dass Strukturen mit Substrat als Wellenleiter sehr anfällig für erhöhte optische Verluste sind. Dies begründet sich,
wie in Abschnitt 3.4 beschrieben, in dem größeren Volumen, welches durch die
Lasermoden bis zum vollständigen Umlauf durchlaufen wird (siehe Abbildung
3.13). Des Weiteren besitzt der rückseitig hergestellte Spiegel keine perfekte
Reflektivität. Ferner, wie in Abschnitt 3.4 diskutiert, spielt die substratseitig
polierte Grenzfläche eine entscheidende Rolle bei den optischen Verlusten und
kann diese signifikant erhöhen.
104
6.2 Grundlegende Kenngrößen
der Struktur TWL A, aufgenommen im gepulsten Betrieb bei T= 20 ◦ C. Links:
Bestimmung der internen Effizienz und der internen Verluste. Rechts: Bestimmung der Transparenzstromdichte und des modalen Schwellengewinns.
Für die TWL B Struktur ergeben sich folgende Basiskenndaten: η int = 86%,
αint = 1,9 cm-1 , Jtr = 205 Acm-2 und Γg0 = 46 cm-1 . Hier zeigen sich im Vergleich
zur TWL A Struktur deutliche Unterschiede in der internen Effizienz sowie den
internen Verlusten.
der Struktur TWL B, aufgenommen im gepulsten Betrieb bei T = 20◦ C. Links:
Bestimmung der internen Effizienz und der internen Verluste. Rechts: Bestimmung der Transparenzstromdichte und des modalen Schwellengewinns.
Die verringerte interne Effizienz entsteht durch leicht veränderte Wachstumsbedingungen auf einer ≈ 30 μm dicken Unterlage, welche den epitaktischen
Wellenleiter bildet. Zwar sind die äußeren einstellbaren Wachstumsbedingungen
(wie z. B. Temperatur, Druck und Fluss der Metallorganika) für beide Strukturen gleich, jedoch lassen sich eine erhöhte Defektanzahl durch Verspannung
bzw. Temperaturunterschiede zwischen den Proben nicht gänzlich ausschließen.
Ein eventuell nicht optimierter Epitaxieprozess wurde in Kauf genommen, um
die beiden TWL Strukturen direkt miteinander vergleichen zu können.
Im Vergleich zu TWL A besitzt die Struktur TWL B deutlich geringere interne optische Verluste. Offenkundig zeigt sich, dass ein epitaktisch hergestellter
Wellenleiter sehr verlustarm sein kann und daher vorteilhaft gegenüber einem
Wellenleiter dessen Spiegel prozessiert ist.
105
Aus weiteren Untersuchungen zur Fernfeldverteilung der emittierten Strahlung (Abschnitt 6.3 und 6.4) wurde deutlich, dass beide Strukturen einen signifikanten Nachteil besitzen. Eine Zentralemission mit sehr hoher Intensität
verhindert eine effektive Abstrahlung der schmalen TWL Keulen. Um diesen
Effekt zu unterdrücken, wurden zwei Maßnahmen entwickelt und umgesetzt.
Einerseits muss verhindert werden, dass ein zu großer Feldanteil im oberen 700
nm schmalen Wellenleiter entsteht und andererseits muss der Anteil des Feldes
in der TWL Mode erhöht werden. Der erste Punkt wurde durch ein verändertes Prozessdesign mit ungepumpten Sektionen oder eingeätzten Gräben (siehe
Abschnitt 3.4.1) umgesetzt, während der zweite Punkt durch eine veränderte
Vertikalstruktur realisiert wurde.
Abbildung 6.5: PI Kennlinien von 100 μm breiten Lasern aus der ersten
Probenserie, aufgenommen im gepulsten Betrieb bei T=20◦ C. Links: TWL A,
Struktur mit Substrat als zweitem Wellenleiter. Rechts: TWL B, Struktur mit
epitaktisch hergestelltem, nominell 30 μm dicken, Wellenleiter.
Abbildung 6.5 zeigt PI-Kennlinien von Breitstreifen der TWL A und TWL B
Strukturen, prozessiert nach dem neuen Design zur Unterdrückung der Zentralemission mit ungepumpten Sektionen bzw. eingeätzten Gräben. Konventionelle
TWL Laser mit Fabry-Pérot Wellenleitern besitzen diese nicht und werden daher im weiteren Verlauf als konventionelle Laser bezeichnet. Man erkennt, dass
sich die Kennlinien von Lasern mit ungepumpten Sektionen kaum von denen der
konventionellen Breitstreifen unterscheiden. Während die Schwelle nur geringfügig erhöht wird, ist die differentielle Effizienz nahezu unverändert. Dies lässt
bereits vermuten, dass dieses Prozessdesign nicht geeignet ist, um die Zentralemission zu unterdrücken. Fernfeldmessungen belegen diese Vermutung (siehe
nachfolgende Abschnitte).
Hingegen zeigen Laser mit eingeätzten Gräben einerseits eine Schwellenerhöhung und andererseits eine Verringerung der differentiellen Effizienz (Abbildung
6.5). Der Grund hierfür ist, dass jede emittierte TWL Mode einen geringeren
modalen Gewinn Γg0 und erhöhte interne optische Verluste αint gegenüber einer konventionellen Mode besitzt, welche nur im 700 nm schmalen Wellenleiter
lokalisiert ist. Wie nachfolgende Fernfelduntersuchungen zeigen, ist der Einsatz
der eingeätzten Gräben sehr erfolgversprechend. Die Gräben scheinen zu einer
vollständigen Unterdrückung der Zentralemission bei beiden TWL Strukturen
zu führen.
106
6.3 Fernfeldverteilung der Substratstruktur
Als zweite Maßnahme zur Unterdrückung der unerwünschten Zentralemission entstand eine zweite Probenserie mit den Strukturen: TWL C, TWL D und
TWL E. Zusammen mit der TWL A Struktur bilden diese eine Probenreihe, in
der die Dicke der n-Mantelschicht schrittweise von 330 nm auf 165 nm verringert wurde. Hierdurch wird, wie in Abschnitt 3.4 beschrieben, maßgeblich das
Auslaufen des Feldes aus dem konventionellen oberen Wellenleiter in den TWL
Wellenleiter beeinflusst. Damit wird indirekt auch die Zusammensetzung der
Moden eines TWL Lasers beeinflusst.
Abbildung 6.6: Ergebnisse von Strukturen mit unterschiedlicher Dicke der nMantelschicht für 100 μm Breitstreifen prozessiert nach konventionellem Design,
Design mit eingeätzten Gräben und Design mit ungepumpten Sektionen. Alle
untersuchten Laser besaßen eine Länge von 2 mm. Links: Abhängigkeit des
Schwellenstromes von der Dicke der n-Mantelschicht (Teile aus [130]). Rechts:
Abhängigkeit der differentiellen Effizienz von der Dicke der n-Mantelschicht.
Abbildung 6.6 zeigt die Schwellenströme und die differentiellen Effizienzen von
Lasern mit konventionellem Design, Lasern mit ungepumpten Sektionen und Lasern mit eingeätzten Gräben in Abhängigkeit von der Dicke der n-Mantelschicht.
Es werden alle TWL Strukturen mit dem Substrat als zweitem Wellenleiter verglichen. Sowohl die Abhängigkeit der Schwellenströme (Abbildung 6.6 links) als
auch die Abhängigkeit der differentiellen Effizienz (Abbildung 6.6 rechts) belegen die Existenz einer optimalen Dicke der n-Mantelschicht. Für die Struktur
TWL C mit einer Dicke von 270 nm ergibt sich sowohl ein Minimum der Schwellenströme als auch ein Maximum der differentiellen Effizienzen. Die TWL C
Struktur stellt daher die optimale aller hier untersuchten TWL Strukturen dar.
Von den hergestellten Breitstreifen wurden zunächst Fernfelduntersuchungen
durchgeführt. Dabei konzentrierten sich die Messungen hauptsächlich auf die
vertikale Abstrahlungscharakteristik.
107
Abbildung 6.7: Vertikales Fernfeld eines konventionellen, 100 μm breiten und
2 mm langen, Lasers der TWL A Struktur, gemessen bei einem Pumpstrom von
0,8 A.
Abbildung 6.7 zeigt das vertikale Fernfeld eines konventionellen, 100 μm breiten und 2 mm langen, Lasers der TWL A Struktur bei einem Pumpstrom von
0,8 A. Man erkennt sehr deutlich die zwei bei ±29◦ ausgeprägten Emissionskeulen. Beide besitzen eine sehr schmale Halbwertsbreite von nur 0,7◦ .
Abbildung 6.8: Vertikale Fernfelder eines 100 μm breiten und 2 mm langen
Lasers der TWL A Struktur, gemessen im gepulsten Betrieb. Links: Logarithmische Darstellung der Emission bei steigenden Pumpströmen. Rechts: Vergleich
der Intensitäten der beiden Emissionskeulen bei steigenden Pumpströmen.
Vertikale Fernfelder bei verschiedenen Strömen sind in Abbildung 6.8 dargestellt. In Abbildung 6.8 links sind diese übereinander im logarithmischen Maßstab aufgetragen. Man erkennt sehr deutlich das Auftreten einer sehr breiten
Zentralemission um 0◦ . Diese erscheint zunächst stark unterdrückt, jedoch zeigen
weitere Untersuchungen, dass die Zentralemission den größten Intensitätsanteil
einnimmt (siehe folgenden Abschnitt 6.5). Offensichtlich dominieren bei steigenden Pumpströmen vertikale Moden mit einem hohen Modenanteil des konventionellen schmalen Wellenleiters, da diese Modenanteile geringere Wellenleiterund Spiegelverluste erleiden als die Modenanteile aus dem Substrat.
Eine Verbesserung der vertikalen Abstrahlcharakteristik bezüglich der Intensitätsverteilung zwischen der Zentralemission und den typischen TWL Keulen
kann daher nur erfolgen, wenn die Modenanteile aus dem Substrat geringere
bzw. die Modenanteile aus dem schmalen Wellenleiter höhere Verluste erleiden.
108
Die stromabhängigen Messungen, wie in Abbildung 6.8 dargestellt, zeigen
aber auch, dass die Höhe der Intensitätsmaxima der Emissionskeulen vom Strom
abhängen. Während bei Pumpströmen von bis zu 1,1 A die Epi-Keule dominiert und somit einen höheren Intensitätsanteil besitzt, dominiert ab einem
Pumpstrom von 1,7 A die Substrat-Keule.
Abbildung 6.9: Vertikale Fernfelder eines 100 μm breiten und 2 mm langen Lasers
mit ungepumpten Sektionen der TWL A Struktur, gemessen bei zwei Pumpströmen von 1,0 A und 1,8 A.
Zur Verbesserung der vertikalen Abstrahlcharakteristik wurden im nächsten
Schritt Laserstreifen mit ungepumpten Sektionen untersucht. Eine gemessene
Fernfeldverteilung ist in Abbildung 6.9 für zwei verschiedene Ströme dargestellt.
Es zeigt sich, dass ungepumpte Sektionen nicht ausreichend sind, um die Zentralemission zu unterdrücken. Ferner wirken sich diese Sektionen auch nachteilig
auf die TWL Emissionskeulen aus. Diese setzen sich anscheinend aus mehreren
Unterkeulen zusammen, sind dadurch deutlich verbreitert und besitzen insgesamt ein FWHM von rund 2,5◦ .
Ergebnisse zu Strukturen mit eingeätzten Gräben sind in Abbildung 6.10
dargestellt. Sie zeigen, dass die eingeätzten Gräben sehr gut zur Unterdrückung
der Zentralemission geeignet sind. Bei Stromvariation (Abbildung 6.10 links)
zeigt sich nahezu keine Zentralemission. Zudem sind die TWL Emissionskeulen nur unwesentlich gegenüber Lasern ohne Gräben verbreitert und zeigen bei
untersuchten Strömen von 0,9 A und 1,8 A ein FWHM von ungefähr 0,9◦ . Die
dominierende Emissionskeule ist bei beiden Strömen die Substrat-Keule.
Da die Betriebstemperatur eines Bauelements entscheidende Einflüsse auf die
Eigenschaften desselben nimmt, wurde auch der Einfluss der Temperatur auf die
vertikale Fernfeldverteilung untersucht (Abbildung 6.10 rechts). Hierbei wurde
bei einem Pumpstrom von 1,8 A und bei zwei Temperaturen von 20◦ C und 55◦ C
das vertikale Fernfeld gemessen. Die Halbwertsbreite der Emissionskeulen wird
kaum verändert. Freilich tritt jedoch eine geringe Veränderung des absoluten
Winkels der TWL Emissionskeulen auf. Für eine Temperaturerhöhung von 35 K
ergibt sich eine Verschiebung von 0,6◦ . Dieser Umstand wird in Abschnitt 6.8
näher diskutiert.
109
Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL A Struktur. Links: Fernfeld gemessen
bei Pumpströmen von 0,9 A und 1,8 A. Rechts: Fernfeld gemessen bei Temperaturen von 20◦ C und 55◦ C und konstantem Strom von 1,8 A.
6.4 Fernfeldverteilung der epitaktisch hergestellten
Wellenleiterstruktur
In Abbildung 6.11 links sind die vertikalen Fernfelder eines 100 μm breiten
und 2 mm langen Lasers der TWL B Struktur bei zwei Pumpströmen von 0,9 A
und 1,8 A dargestellt. Auch hier sind sehr gut die zwei für TWL Laser typischen
Emissionskeulen bei ±29◦ zu erkennen. Sie besitzen eine FWHM Breite von 2,0◦
bis 2,2◦ . Überlagert hierzu erkennt man auch sehr deutlich die Zentralemission.
Diese ist, wie in Abschnitt 3.4 beschrieben, moduliert. Weiterhin erkennt man,
dass das relative Maximum der Intensität der Epi-Keule abhängig vom Strom
ist.
Abbildung 6.11: Vertikale Fernfelder von 100 μm breiten und 2 mm langen konventionellen Lasern der TWL B Struktur. Links: Fernfeld gemessen bei
Pumpströmen von 0,9 A und 1,8 A. Rechts: Fernfeld eines Lasers mit ungepumpten Sektionen der TWL B Struktur, gemessen bei 1,8 A.
Abbildung 6.11 rechts zeigt das vertikale Fernfeld eines 100 μm breiten und
2 mm langen Lasers der TWL B Struktur mit ungepumpten Sektionen bei einem
Pumpstrom von 1,8 A. Wie zu erkennen ist, eigenen sich die ungepumpten
Sektionen nicht dazu, die Zentralemission zu unterdrücken. Weiterhin besitzen
110
6.4 Fernfeldverteilung der epitaktisch hergestellten Wellenleiterstruktur
die beiden TWL Emissionskeulen die gleichen Halbwertsbreiten von 2,0◦ bis 2,2◦ ,
wie Laser ohne ungepumpte Sektionen. Die vertikalen Fernfelder von Lasern mit
ungepumpten Sektionen unterscheiden sich weder qualitativ noch quantitativ
von denen, die mit Lasern ohne ungepumpten Sektionen erreicht wurden.
Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL B Struktur. Links: Fernfelder gemessen
bei zwei Pumpströmen von 0,9 A und 1,8 A. Rechts: Fernfelder gemessen bei
einem Pumpstrom von 1,8 A und zwei Temperaturen von 20◦ C und 55◦ C.
Hingegen zeigt sich, wie in Abbildung 6.12 dargestellt, dass die Laserstreifen
mit eingeätzten Gräben sehr effektiv auch mit der TWL B Struktur funktionieren. Die Gräben führen zu einer nahezu vollständigen Unterdrückung der
Zentralemission. Es wurden für einen Strom von 0,9 A Halbwertsbreiten der
Keulen von 2,0◦ und für einen Strom von 1,8 A FWHM von 2,1◦ bzw. 2,4◦
gemessen (Abbildung 6.12 links).
Darüber hinaus zeigt sich, dass eine Stromvariation die Intensitätsverhältnisse der beiden TWL Emissionskeulen vertauschen kann. Des Weiteren hat die
Temperatur einen ähnlichen Einfluss auf die Intensitätsverhältnisse, wie Messungen in Abbildung 6.12 rechts zeigen. Eine Temperaturänderung führt zu
einer Änderung des Emissionswinkels der TWL Keulen. Diese Veränderung ist
auf den durch die Temperaturerhöhung veränderten Brechungsindex zurückzuführen (siehe auch Formel 3.4).
In lateraler Richtung zeigen alle untersuchten Breitstreifen, wie erwartet, eine
mehrmodige Abstrahlung (Abbildung 6.13).
111
Abbildung 6.13: Laterale Fernfelder von 100 μm breiten und 2 mm langen konventionellen Lasern der Referenz-, der TWL A und TWL B Strukturen.
6.5 Längenabhängige Oszillation der
Fernfeldverteilung
Durch die vorgestellten Messergebnisse motiviert bestand die Vermutung, dass
die Verteilung der Intensitäten zwischen den beiden Emissionskeulen auch eine
Funktion der Kavitätslänge ist. Rechnungen lassen vermuten, dass diese Verteilung von periodischer Natur ist. Um diese Vermutung zu verifizieren, wurden
Laser verschiedener Kavitätslängen zwischen 912 μm und 1132 μm von der
TWL B Struktur hergestellt und deren vertikale Fernfeldverteilung gemessen.
Durch die Bestimmung der Intensitätsanteile innerhalb der beiden Emissionskeulen und der Gesamtintensität konnten die relativen Anteile der Emissionskeulen bestimmt werden (Abbildung 6.14).
Abbildung 6.14: Vertikales Fernfeld eines konventionellen 100 μm breiten und
1132 μm langen Lasers der TWL B Struktur. Dargestellt sind das komplette Fernfeld (schwarz) und nur die Anteile der TWL typischen Emissionskeulen (rot).
Im ersten Schritt wurde die Intensität beider Emissionskeulen gemeinsam ins
Verhältnis zur Gesamtemission gesetzt und in Abhängigkeit der Kavitätslänge untersucht (Abbildung 6.15 links). Hierbei zeigt sich, dass der Anteil beider
112
6.6 Spektrale Untersuchungen
Emissionskeulen an der Gesamtemission bei 20% bis 30% liegt. Ein oszillatorisches Verhalten lässt sich zunächst nicht feststellen. Ferner zeigt sich, dass
im untersuchten Pumpstrombereich keine Abhängigkeit des Intensitätsverhältnisses vom Pumpstrom festzustellen ist. Hingegen zeigt sich, dass mit größer
werdenden Kavitätslängen eine leichte Zunahme des Anteils der Intensität in
den Emissionskeulen vorliegt. Dies ist dadurch erklärbar, dass durch die länger
werdende Kavität auch der epitaktisch hergestellte Wellenleiter länger wird und
dadurch die Anzahl der Selbstinterferenzen der TWL Strahlen überproportional zunimmt. Somit kommt es zu einer Bevorzugung derjenigen TWL Mode mit
höherem Modenanteil im passiven Wellenleiter.
Abbildung 6.15: Vergleich der Intensitätsanteile der Emissionskeulen an der
gesamten Emission für 100 μm breite Laser der TWL B Struktur. Es sind Ergebnisse für Kavitätslängen zwischen 912 μm und 1132 μm und für Pumpströme
in Vielfachen des Schwellenstromes dargestellt. Links: Anteil beider Emissionskeulen an der gesamten emittierten Intensität. Rechts: Anteil der Epikeule an
der Intensität beider Emissionskeulen.
Im zweiten Schritt wurden die Intensitäten der beiden Emissionskeulen untereinander verglichen. Dabei wurde die Intensität der Substrat-Keule auf 1
normiert (Abbildung 6.15 rechts). Die Messungen zeigen, dass nahezu unabhängig vom untersuchten Pumpstrombereich eine Umverteilung der Intensität mit
der Kavitätslänge zwischen den beiden Emissionskeulen vorliegt. So haben beide
Emissionskeulen für Kavitätslängen von 999 μm und 1035 μm die gleiche Intensität. Im Gegensatz dazu besitzt die Epi-Keule bei Kavitätslängen von 970 μm
und 1099 μm nahezu die halbe Intensität der Substrat-Keule. Aus den Messungen lässt sich daher abschätzen, dass die relative Intensität der Epi-Keule abhängig von der Kavitätslänge mit einer Periode von ≈ 130 μm oszilliert. Diese
Periode ergibt sich aus dem komplexen Zusammenspiel von Wellenleitervolumen, damit der Anzahl der Selbstinterferenzen, und den vorhandenen Gewinnund Verlustprozessen im Laser.
6.6 Spektrale Untersuchungen
In [242] wird berichtet, TWL Laser zeigten durch Selbstinterferenz der Phase
eine geringe Verschiebung der Emissionswellenlänge mit der Temperatur von
0,1 nm/K. Daher wurden umfangreiche spektrale Untersuchungen an Lasern
der Struktur TWL A durchgeführt. Da Laser mit eingeätzten Gräben die beste
113
Unterdrückung der Zentralemission zeigten (Abbildung 6.10), wurden diese für
weitere Untersuchungen ausgewählt. Die Laser wurden bei der Messung derart
positioniert, dass lediglich die Emission der Substrat-Keule gemessen wurde.
Weitere Details zu spektralen Eigenschaften von Tilted Wave Lasern sind in
[130, 243] beschrieben.
Abbildung 6.16: Temperaturabhängige spektrale Intensitätskarten von Lasern mit einer Breite von 100 μm und einer Länge von 2 mm. Links: Die Messung am Laser mit eingeätzten Gräben der TWL A Struktur wurde bei einem
Pumpstrom von 1,5 × Ithr und zwischen 30◦ C und 50◦ C in ΔT = 1 K Schritten
durchgeführt. Rechts: Die Messung am konventionellen Laser der Referenzstruktur wurde bei einem Pumpstrom von 1,5 × Ithr und zwischen 20◦ C und 60◦ C in
ΔT = 5 K Schritten durchgeführt.
Abbildung 6.16 links zeigt die Intensitätskarte der Messung an einem Laser der Struktur TWL A. Man erkennt deutlich das Auftreten von mehreren
Modengruppen bei allen Strömen. Die spektrale Selektivität der TWL Kavität
scheint breit zu sein, so dass unterstützt durch das relativ breite Gewinnprofil
der aktiven Zone mehrere Gruppen von Moden anschwingen. Diese Besonderheit
wird auch im Vergleich mit einem Referenzlaser ohne TWL Struktur (Abbildung
6.16 rechts) sehr deutlich. Dieser zeigt für alle untersuchten Temperaturen das
Auftreten von nur wenigen bis nur einer einzelnen Modengruppe. Ferner lässt
sich mit der Intensitätskarte die Verschiebung der Emissionswellenlänge mit der
Temperatur bestimmen. Diese beträgt 0,4 nm/K für den Referenzlaser (Abbildung 6.16 rechts).
Hingegen lässt sich für die TWL A Struktur die Verschiebung nicht so einfach
bestimmen. Es liegen zwei verschiedene Trends überlagert vor, wie in Abbildung
6.17 dargestellt. Einerseits lässt sich für das beobachtete Spektrum in seinem
kompletten Umfang die Verschiebung mit der Temperatur abschätzen (Abbildung 6.17 links). Sie beträgt rund 0,3 nm/K und gleicht nahezu dem Trend
der Referenzstruktur, in welcher die Verschiebung der Emission mit der Temperatur fast alleine durch die Temperaturabhängigkeit des Gewinns der aktiven
Zone verursacht wird.
Bei näherer Betrachtung zeigt sich, dass die meisten auftretenden Modengruppen eine geringere Verschiebung der Wellenlänge mit der Temperatur besitzen.
So konnte für viele Modengruppen eine Verschiebung von lediglich 0,1 nm/K
festgestellt werden (Abbildung 6.17 rechts). Diese Eigenschaft ist vorteilhaft für
Anwendungen mit externer spektraler Stabilisierung.
114
6.7 Strahlqualität
Abbildung 6.17: Darstellung der Messergebnisse aus Abbildung 6.16 in wasserfallartigem Diagramm. Links: Rot angedeutet ist die Verschiebung des kompletten Laserspektrums. Rechts: Rot angedeutet ist die Verschiebung der einzelnen Modengruppen.
6.7 Strahlqualität
Aus den vorangegangenen Untersuchungen geht hervor, dass die Laser mit eingeätzten Gräben von der TWL C Struktur das beste Fernfeld (Abbildung 6.18
links) und zudem eine hohe Ausgangsleistung zeigen. Daher wurde die Strahlqualität dieser Laser untersucht. Aufgrund der Mehrmodigkeit in lateraler Richtung (Abbildung 6.18 rechts) wird ein recht hoher M2 -Wert erwartet. Das primäre Ziel dieser Untersuchungen bleibt daher die Bestimmung der Strahlqualität
in vertikaler Richtung.
Abbildung 6.18: Messung der Fernfeldverteilung eines 1,8 mm langen Lasers
der Struktur TWL C bei einem Pumpstrom von 4,5 A [129]. Links: Fernfeldverteilung in vertikaler Richtung. Rechts: Fernfeldverteilung in lateraler Richtung.
In Abbildung 6.19 ist das Strahlprofil eines 100 μm breiten und 1,8 mm langen
Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL C Struktur bei einem Pumpstrom von
12 A bzw. einer Ausgangsleistung von 4,2 W dargestellt. Man erkennt für beide
Strahlachsen die Ausbildung der Strahltaille recht deutlich. Weiterhin erkennt
man auch, dass für beide Strahlachsen ein deutlicher Astigmatismus vorliegt,
wie für Tilted Wave Laser erwartet.
115
Abbildung 6.19: Links: Messung des Strahldurchmessers eines 100 μm breiten und 1,8 mm langen Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL C Struktur
in Abhängigkeit von der Position innerhalb des Messaufbaus bei einem Strom
von 12 A [129]. Rechts: Gepulste Messung der Ausgangsleistung des Lasers der
Struktur TWL C [129].
Die Auswertung der Messungen der Strahlquerschnitte in vertikaler Richtung
bei verschiedenen Strömen ergibt M2vertikal -Werte von 1,9 bis 3,1 (Tabelle 6.1).
Damit zeigen TWL Laser erstmalig sehr gute Werte, jedoch sind diese noch
deutlich von einem rein beugungsbegrenzten Strahl entfernt. Im Ergebnis muss
daher festgestellt werden, dass die untersuchten TWL Laser bei signifikanter
Ausgangsleistung in vertikaler Richtung eine mehrmodige Emission zeigen. In
lateraler Richtung ergeben sich, wie erwartet, sehr hohe M2lateral -Werte.
Strom
Leistung
M2lateral
M2vertikal
1,6 A
4,5 A
12 A
0,46 W
1,8 W
4,2 W
8,6
20,2
–
1,9
2,5
3,1
Tabelle 6.1: Übersicht der gemessenen lateralen und vertikalen M2 -Werte eines
100 μm breiten und 1,8 mm langen Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL C
Struktur.
Bestimmt man mit den obigen Ergebnissen die Brillanz nach Gleichung 2.30,
so erhält man bei einem Pumpstrom von 4,5 A und einer Ausgangsleistung von
1,8 W eine Brillanz von B = 3 MWcm-2 sr-1 . Dieser Wert liegt somit unter den
Werten von kommerziell erhältlichen Breitstreifenlasern [244].
6.8 Hochleistungsmessungen
Durch die oben beschriebenen Untersuchungen geht hervor, dass die TWL C
Struktur die am besten entwickelte Struktur bezüglich Schwellenstrom, differentieller Effizienz und Fernfeld ist. Ferner zeigte sich, dass die durch die TWL
Technologie erhofften Vorteile in der Abstrahlungscharakteristik nur zu erzielen
sind, wenn zur Unterdrückung der Zentralemission bei der Prozessierung Gräben
116
6.8 Hochleistungsmessungen
eingeätzt werden. Diese erhöhen die Laserschwelle kaum und die Einbuße an differentieller Effizienz ist gering. Zur Bestimmung der maximale Ausgangsleistung
werden die Laser sowohl im cw- als auch im gepulsten Betrieb untersucht.
Abbildung 6.20: Hochleistungsbetrieb von 100 μm breiten Lasern mit eingeätzten Gräben der TWL C Struktur. Links: Betrieb eines 1,3 mm langen Lasers
im cw Modus. Rechts: Betrieb eines 1,5 mm langen Lasers im gepulsten Modus.
In Abbildung 6.20 sind die Ergebnisse der Messungen im Hochleistungsbetrieb dargestellt. 1,3 mm lange Laser zeigen im kontinuierlichen Betrieb (Abbildung 6.20 links) einen Schwellenstrom von 0,6 A und eine differentielle Effizienz
von 54%. Es wurde eine maximale Ausgangsleistung von 4,0 W bei einem Strom
von 7,3 A gemessen. Die maximale Konversionseffizienz betrug 38%. Die maximale Ausgangsleistung war einerseits durch die relativ geringe Konversionseffizienz und den dadurch entstehenden Wärmestau, andererseits aber auch durch
die relativ hohen Wellenleiterverluste im Bereich von 7 cm−1 bis 10 cm−1 und
dadurch bedingte geringe differentielle Effizienzen begrenzt [130]. Im gepulsten
Betrieb (Abbildung 6.20 rechts) zeigten 1,5 mm lange Laser einen Schwellenstrom von 0,7 A und eine differentielle Effizienz von 40%. Die maximale ermittelte Ausgangsleistung betrug 8,7 W.
Neben der Messung der Ausgangsleistung wurden auch Messungen der vertikalen Abstrahlcharakteristik im cw Betrieb durchgeführt. Abbildung 6.21 links
zeigt die komplette vertikale Fernfeldverteilung bei einem Pumpstrom von 5 A,
entsprechend einer Ausgangsleistung von 1,9 W [130]. Man erkennt deutlich den
Vorteil, welchen die eingeätzten Gräben bringen. Die Zentralemission ist komplett unterdrückt und die Ausgangsleistung ist überwiegend in der Substratkeule
mit einer Halbwertsbreite von nur 0,8◦ konzentriert.
Eine weitergehende Untersuchung der Abstrahlcharakteristik der dominierenden Emissionskeule zeigt Abbildung 6.21 rechts. Bei zwei verschiedenen Strömen von 0,8 A und 4,0 A, entsprechend knapp über der Schwelle und einer
Ausgangsleistung von 1,5 W, zeigt sich, dass die Emissionskeule eine absolute
Verschiebung von 0,8◦ aufweist. Dieser Umstand ist im Zusammenhang mit den
in Abbildung 6.10 dargestellten Ergebnissen zu sehen. Offensichtlich findet, begünstigt durch eine relativ moderate Konversionseffizienz, bei hohen Pumpströmen eine signifikante Erwärmung des Bauelements statt. Durch die damit verbundene Änderung des effektiven Brechungsindex des Wellenleiters ändert sich
somit auch der Emissionswinkel der Laserstrahlung.
117
Abbildung 6.21: Messung der vertikalen Fernfeldverteilung im cw Hochleistungsbetrieb eines 100 μm breiten und 2 mm langen Lasers mit eingeätzten
Gräben der TWL C Struktur. Links: Vertikale Fernfeldverteilung bei einem
Pumpstrom von 5 A. Rechts: Vergrößerung der dominierenden Emissionskeule
bei Betriebsströmen von 0,8 A und 4,0 A [130].
Während dies bei Lasern mit konventionellem Design und einer relativ breiten Emission von 20◦ bis 30◦ FWHM kaum ins Gewicht fällt, ist dies bei TWL
Lasern signifikant. Die Verschiebung selbst beträgt eine ganze FWHM-Breite.
Somit wird eine Kopplung der Emission in einem optischen System bestehend
aus Linsen und Fasern, wie sie nahezu in jeder Anwendung vorkommen, erheblich erschwert. Eine Systemjustage ist lediglich bei einem einzigen statischen
Arbeitspunkt des Lasers möglich.
6.9 Zusammenfassung
Aus der Bestimmung der Basisparameter der TWL Strukturen der ersten Probenserie ergeben sich für die TWL A Struktur (mit Substrat als zweitem Wellenleiter) eine interne Effizienz von 93% und sehr hohe interne optische Verluste
von αint = 6,4 cm-1 . Diese werden auf die Nutzung von polierten substratseitigen Spiegeln zurückgeführt, welche eine zu hohe Oberflächenrauigkeit besitzen.
Für die TWL B Struktur (mit epitaktisch hergestelltem Wellenleiter) ergeben
sich eine leicht verringerte interne Effizienz von η int = 86% und interne optische Verluste von αint = 1,9 cm-1 . Die leicht geringere interne Effizienz wird auf
unterschiedliche Wachstumsbedingungen zurückgeführt.
In Bezug auf die Ergebnisse der Fernfelduntersuchungen wurden zwei Strategien entwickelt, um die Zentralemission effektiv zu unterdrücken und die Abstrahlung der TWL Emissionskeulen zu bevorzugen. Einerseits haben sich prozesstechnisch eingeätzte Gräben als positiv auf die Fernfeldzusammensetzung
herausgestellt. Andererseits zeigt sich, dass eine Verringerung der Dicke der
n-Mantelschicht und damit eine Erhöhung der Leckage des Feldes aus dem konventionellen Wellenleiter in den zweiten Wellenleiter von Vorteil ist. Beide Maßnahmen führen zu einer Unterdrückung der Intensität des Feldes im schmalen
Wellenleiter. Als optimale Struktur hat sich die TWL C Struktur herausgestellt.
118
6.9 Zusammenfassung
Fernfelduntersuchungen an TWL Strukturen zeigen das Auftreten von zwei
sehr schmalen Emissionskeulen bei einem vertikalen Winkel von ±29◦ für die
Strukturen der ersten Probenserie bzw. ±30◦ für die TWL C Struktur der zweiten Probenserie. Die Emissionskeulen besitzen eine Halbwertsbreite, abhängig
von der Struktur und der Art der Prozessierung, zwischen 0,7◦ und 2,5◦ . Diese
stellen somit die geringsten in dieser Arbeit gemessenen Divergenzen dar. Das
Fernfeld weist weiterhin insbesondere unter hohen Pumpströmen eine ausgeprägte Zentralemission, deren Ursprung im konventionellen schmalen Wellenleiter liegt, auf. Dieser Feldanteil nimmt den Hauptteil der emittierten Leistung
ein. Als effektives Mittel zur Unterdrückung dieser unerwünschten Emission
wurden eingeätzte Gräben identifiziert.
Die Intensitäten der beiden TWL Emissionskeulen sowie die relativen Maxima
untereinander wurden intensiv untersucht. Es zeigt sich, dass die Maxima der
Intensität sowie deren Position von der Kavitätslänge, vom Strom und von der
Temperatur abhängen. Der Einfluss der Temperatur zeigt sich vor allem im
Hochleistungsbetrieb als ausschlaggebend. Eine Temperaturerhöhung von 35 K
verschiebt die Emissionskeule um 0,6◦ , was nahezu einer ganzen Halbwertsbreite
entspricht.
Die Selbststabilisierung der Emissionswellenlänge gegenüber Temperaturänderungen konnte teilweise für einzelne Modengruppen nachgewiesen werden. Das
Auftreten einer Vielzahl an Modengruppen deutet jedoch auf das Fehlen einer
genügenden spektralen Selektivität hin. Eine eindeutige spektrale Selektivität
und damit Stabilisierung einer einzelnen Mode bzw. einer Modengruppe ließe
sich durch eine externe Kavität realisieren. Dies lässt sich ferner über eine gezielte Ver- und Entspiegelung der Laserfacetten unterstützen. Jedoch steht der
Aufwand einer externen Stabilisierung in keinem Verhältnis zu den momentan
kaum vorhandenen Vorteilen an Strahlqualität und Ausgangsleistung (Abschnitt
6.7 und 6.8).
Die Bestimmung der Strahlqualität ergibt relativ gute M2 -Werte für die vertikale Richtung von 1,9 bis 3,1, jedoch zeigt sich noch eine deutliche Abweichung
zur beugungsbegrenzten Emission. Zusammen mit der Ausgangsleistung kann
daher eine Brillanz von lediglich B = 3 MWcm−2 sr−1 ermittelt werden. Somit
liegt die erzielte Brillanz deutlich unter der von Standard-Breitstreifenlasern
oder gar von brillanten grundmodig emittierenden Einzellasern, wie sie auch in
dieser Arbeit entwickelt und untersucht wurden.
Die Messungen unter Hochleistungsbedingungen zeigen maximale Ausgangsleistungen von 4,0 W im kontinuierlichen und 8,7 W im gepulsten Betrieb für
100 μm breite Laser der TWL C Struktur. Diese zeigen auch unter Hochleistungsbedingungen eine sehr schmale vertikale Divergenz von lediglich 0,8◦
FWHM mit nahezu komplettem Leistungseinschluss. Die maximalen Ausgangsleistungen sind durch die relativ hohen Wellenleiterverluste der TWL Strukturen
begrenzt.
119
Kapitel 7
Laser mit lateraler Strukturierung
Aufbauend auf den theoretischen Überlegungen und den bis zum Beginn der experimentellen Untersuchungen durchgeführten Modellierungen wurden als geeignet erscheinende Vertikalstrukturen für die Herstellung von korrugierten Wellenleitern ausgesucht. Des Weiteren wurde ein Satz von lateralen Korrugationen ausgewählt, um die Einflüsse der Korrugationen auf die Lasereigenschaften
näher zu untersuchen. Ziel der Untersuchungen war es, die Laser hinsichtlich
Schwellenstrom, der differentiellen Effizienz sowie Verbesserung im Fernfeld zu
charakterisieren. Durch die Diskriminierung der Transversalmoden lässt sich im
Ergebnis eine Steigerung der Brillanz nachweisen.
7.1 Untersuchte Strukturen und Wellenleitertypen
Für die Untersuchungen an korrugierten Wellenleiterstrukturen wurde eine bereits bekannte Vertikalstruktur ausgewählt. Da die in Kapitel 6 präsentierten Daten der TWL Strukturen Limitationen aufzeigten, wurde eine PBCVertikalstruktur ausgewählt. Die Struktur PBC 1060 B2 zeigt niedrige Wellenleiterverluste, hohe Ausgangsleistungen und ist bereits grundlegend charakterisiert (Kapitel 5). Um die Nomenklatur weiterhin konsistent zu halten, wird
die PBC 1060 B2 Struktur im weiteren Verlauf KOR genannt.
a)
b)
c)
d)
e)
f)
Abbildung 7.1: Schematische Darstellung verschiedener Korrugationsmuster.
Dargestellt sind die p-Metallisierung (gelb), GaAs (hellgrau) und die geätzten Flächen (dunkelgrau). a) Konventioneller Fabry-Pérot, b) dreieckförmig korrugierter,
c) fischgratförmig korrugierter, d) asymmetrisch fischgratförmig korrugierter, e)
fischgratförmig korrugierter Wellenleiter mit Versatz und f ) lochartig fischgratförmig korrugierter Wellenleiter.
Die prozessierten Wellenleitertypen sind in Abbildung 7.1 dargestellt. Um eine ausreichende Kopplung des modalen Feldes mit den korrugierten Bereichen
gewährleisten zu können, wurden die Wellenleiter 200 nm bis an die aktiven
Zone heran geätzt. Alle untersuchten Laser haben nicht passivierte und nicht
121
Kapitel 7 Laser mit lateraler Strukturierung
verspiegelte Facetten, da der Fokus dieser Untersuchungen in erster Linie nicht
auf absoluten Ausgangsleistungen lag, sondern erstmalig grundlegende Untersuchungen an korrugierten Wellenleiterstrukturen durchgeführt wurden.
7.2 Bestimmung der Wellenleiterverluste
Um den direkten Einfluss der Korrugationen auf die Wellenleiterverluste einer
Laserstruktur zu bestimmen, wurden, wie in Abschnitt 2.2 beschrieben, längenabhängige Messungen des Schwellenstromes und der differentiellen Effizienz
gepulst durchgeführt. Das Ergebnis der Messungen an 10 μm breiten konventionellen Lasern der KOR Struktur ist in Abbildung 7.2 dargestellt.
Abbildung 7.2: Bestimmung der Kenndaten an 10 μm breiten konventionellen Lasern der KOR Struktur, gemessen im gepulsten Betrieb bei T = 20◦ C.
Links: Bestimmung der internen Effizienz und der internen Verluste. Rechts:
Bestimmung der Transparenzstromdichte und des modalen Schwellengewinns.
Die linearen Regressionen ergeben eine interne Effizienz von ηint = 83% und
einen Wert von αint = 1, 4 cm−1 für interne Wellenleiterverluste. Weiterhin ergibt sich eine Transparenzstromdichte von Jtr = 353 Acm-2 sowie ein modaler
Schwellengewinn von Γg0 = 17 cm−1 .
Das Ergebnis der längenabhängigen Messung der differentiellen Effizienz an
dreieckförmig korrugierten Lasern der Struktur KOR ist in Abbildung 7.3 links
dargestellt. Wie man erkennt, ergeben sich sehr geringe Effizienzen. Diese nehmen mit zunehmender Kavitätslänge sehr stark ab, was auf sehr hohe Wellenleiterverluste hindeutet (Vergleich von Abbildung 7.2 links mit Abbildung
7.3 links). Folgt man der Prozedur zur Bestimmung der internen Werte wie in
Abschnitt 2.2 beschrieben, so ergeben sich physikalisch falsche Werte für die
interne Effizienz ηint und dem zur Folge auch verfälschte Werte für die internen
Wellenleiterverluste αint .
Um nun trotzdem Aussagen über die zusätzlichen internen Wellenleiterverluste treffen zu können, wird auf ein anderes Verfahren zurückgegriffen. Unter
der Annahme, dass sich die internen Effizienzen zwischen konventionellen und
korrugierten Wellenleitertypen nicht erheblich unterscheiden, wird der bereits
bestimmte Wert von ηint = 83% für konventionelle Laser als Fixpunkt für die
122
7.2 Bestimmung der Wellenleiterverluste
Bestimmung der Wellenleiterverluste herangezogen. Weiterhin wird angenommen, dass sich die Verluste additiv zusammensetzen:
αint = αint, konventionell + αint, Korrugation .
(7.1)
Mit dieser Vorgehensweise werden die Werte für die Wellenleiterverluste offensichtlich nicht exakt bestimmt, jedoch gewinnt man somit eine nach unten begrenzte Abschätzung für den Wert von αint .
So ergibt sich im Falle der dreieckförmig korrugierten Laser eine Abschätzung
von αint ≥ 10, 6 cm−1 (Abbildung 7.3 rechts). Damit ergeben sich enorm hohe
Verluste. Der reine Anteil der Wellenleiterverluste, welcher durch die Korrugationen verursacht wird, beträgt demnach αKor,Dreieck ≥ 9, 2 cm−1 .
Abbildung 7.3: Bestimmung der internen Effizienz und der internen Verluste
an 10 μm breiten Lasern mit dreieckförmigen Korrugationen der KOR Struktur,
gemessen im gepulsten Betrieb bei T = 20◦ C. Links: Bestimmung der internen
Effizienz und der internen Verluste durch direkte lineare Regression. Rechts:
Bestimmung der internen Verluste unter der Annahme, dass ηint = 83% gilt.
Mit Hilfe dieses Verfahrens wurden die Wellenleiterverluste für sämtliche korrugierte Wellenleitertypen ermittelt und in Tabelle 7.1 zusammengefasst. Wie
man erkennen kann, sind die zusätzlich eingebrachten Verluste sehr hoch. Für
die dreieckförmigen Korrugationen ergeben sich zusätzliche Wellenleiterverluste von αKor,Dreieck ≥ 9, 2 cm−1 , während alle Fischgratstrukturen zusätzliche
Wellenleiterverluste von ungefähr αKor,Fischgrat ≥ 12 cm−1 besitzen. Einzig die
Fischgratstruktur mit zusätzlichem Versatz zeigt extreme Wellenleiterverluste
von αKor,Fischgrat+Versatz ≥ 33, 9 cm−1 .
Damit ist einerseits direkt nachgewiesen, dass die Höhe der zusätzlich eingebrachten Wellenleiterverluste sehr stark von der Form der Korrugationen abhängen kann. Andererseits bedeutet dieses Ergebnis aber auch, dass weitere
sinnvolle Untersuchungen lediglich an kurzen Kavitäten durchgeführt werden
können. Aus diesem Grund wurden für weitere Untersuchungen von allen Wellenleiterkonfigurationen Bauelemente mit einer Kavitätslänge von L = 1 mm
ausgewählt und im AVT Prozess auf Wärmesenken montiert.
123
Typ
αint
Konventionell
1,4
cm−1
αKor,Typ
0 cm−1
Dreieck
≥ 10,6 cm−1
≥ 9,2 cm−1
Fischgrat
≥ 13,7 cm−1
≥ 12,3 cm−1
Asymmetrischer Fischgrat
≥ 12,9 cm−1
≥ 11,5 cm−1
Fischgrat mit Versatz
≥ 35,3 cm−1
≥ 33,9 cm−1
Lochartiger Fischgrat
≥ 13,1 cm−1
≥ 11,7 cm−1
Tabelle 7.1: Übersicht der Wellenleiterverluste für korrugierte Laser. Für korrugierte Wellenleiter wurde ηint = 83% angenommen.
7.3 Äquivalenz der Facetten
Durchgeführte Modellierungen gaben Anlass zu der Vermutung, dass die Korrugationen, wie z. B. das Dreieckmuster, einen Einfluss auf die optischen Verluste
besitzen. Da die Verluste der Moden durch gerichtete Korrugationen bzw. durch
deren Streuung in die absorbierenden Bereiche zustande kommen (Abbildungen
7.4 sowie 3.24), existiert auch eine ausgezeichnete Propagationsrichtung mit kleineren bzw. größeren Verlusten. Vorwärts und rückwärts propagierende Moden
sollten daher auch unterschiedliche Verluste erfahren. Dies sollte durch unterschiedliche differentielle Effizienzen an Front- und Rückfacette messbar sein.
Abbildung 7.4: Schematische Darstellung des Einflusses der Korrugationen
auf die Verluste der vorwärts und rückwärts propagierenden Fundamentalmode
(schwarz). Links: Ein dreieckförmig korrugierter Wellenleiter (hellgrau) reflektiert
bzw. streut (rote Pfeile) vorwärts und rückwärts propagierenden Moden unterschiedlich. Rechts: Ein asymmetrisch dreieckförmig korrugierter Laser reflektiert
hingegen vorwärts und rückwärts propagierenden Moden in der Summe gleich. Der
Wellenleiter ist selbstabbildend bezüglich einer Drehung um 180◦ .
Dieser Effekt konnte lediglich im Falle der dreieckigen Korrugationen beobachtet werden (Abbildung 7.5 links). Der Unterschied in der differentiellen Effizienz
beträgt 25%. Dieser Unterschied wurde bei allen Messungen der Gesamtleistung an dreieckförmig korrugierten Wellenleitern berücksichtigt. Bei allen anderen Korrugationen waren die an Front- und Rückfacette gemessenen PI-Kurven
gleich (Abbildung 7.5 rechts).
124
7.4 Konventionelle Referenzwellenleiter
Abbildung 7.5: Lichtleistungs-Kennlinien für unterschiedlich korrugierte Laser. Dargestellt sind jeweils Messergebnisse von der Frontfacette (rot) und
der Rückfacette (blau). Links: Dreieckförmig korrugierter Wellenleiter. Rechts:
Fischgratförmig korrugierter Wellenleiter mit zusätzlichem Versatz.
7.4 Konventionelle Referenzwellenleiter
Wie bereits beschrieben, wurden neben korrugierten Wellenleitern auch konventionelle Fabry-Pérot Wellenleiter ohne Korrugationen prozessiert. Diese sollten
eine höhere transversale Mode bevorzugen. Im Gegensatz dazu sollten korrugierte Wellenleiter die Fundamentalmode bevorzugen.
Das Ergebnis der Leistungsmessung ist in Abbildung 7.6 links dargestellt.
Die Referenzlaser besitzen einen Schwellenstrom von Ithr = 81 mA, eine differentielle Effizienz von η diff = 89%, eine maximale Konversionseffizienz von
η PCE,max = 47% und eine maximale Ausgangsleistung von Pmax = 1,8 W. Die
PI-Kurve, und dementsprechend auch die Konversionseffizienzkurve, besitzen
bereits ab einem Strom von 0,25 A einen ersten Kink. Weitere Kinks sind bei
höheren Strömen ebenfalls feststellbar.
Abbildung 7.6: Messergebnis eines 10 μm breiten und 1 mm langen konventionellen Lasers der KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen.
Links: PIU Kennlinie bis zur maximalen Ausgangsleistung. Rechts: Spektrale
Intensitätskarte mit zwei deutlich getrennten longitudinalen Modengruppen.
Die Ursache der Kinks ließ sich durch spektrale Messungen identifizieren (Abbildung 7.6 rechts). Mit Einsetzen des Kinks treten weitere longitudinale Modengruppen über die Lasingschwelle und tragen somit zur Ausgangsleistung bei.
Beim ersten Kink tritt dabei zur ersten Modengruppe um 1040 nm eine weitere
um 1030 nm hinzu.
125
Zur Erklärung der Kinks kommen zwei Möglichkeiten in Frage. Einerseits ist
beim Vorhandensein einer zusätzlichen lateral transversal höheren Mode durchaus damit zu rechnen, dass diese bei einer anderen Wellenlänge als die fundamentale Mode operiert. Andererseits kommen auch zwei transversal fundamentale
Moden bei verschiedenen Wellenlängen in Frage.
Zur Beantwortung dieser Frage wurden Fernfeldmessungen sowohl in lateraler als auch in vertikaler Richtung durchgeführt (Abbildung 7.7). Hierbei stellt
man überraschenderweise fest, dass der untersuchte Laser bis zu einem Strom
von ≈ 1,0 A sowohl lateral als auch vertikal in der Fundamentalmode funktioniert. An der Schwelle wurde dabei in lateraler Richtung eine gaußförmige
Intensitätsverteilung mit einer Halbwertsbreite von 4,0◦ festgestellt. In vertikaler Richtung ergibt sich ebenfalls eine glockenförmige Intensitätsverteilung mit
einer Halbwertsbreite von 6,5◦ .
Abbildung 7.7: Intensitätskarten der gemessenen Fernfeldverteilungen eines
10 μm breiten und 1 mm langen konventionellen Lasers der KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Laterale (Links) und vertikale (Rechts)
Fernfeldverteilung der Intensität in Abhängigkeit des Stromes.
Mit steigendem Strom kommt es aufgrund von Selbsterwärmung und hoher Ladungsträgerdichte bzw. der dadurch hervorgerufenen thermischen Linse
[134, 245] zu einer Fernfeldverbreiterung. In lateraler Richtung steigt dabei die
Halbwertsbreite der Intensitätsverteilung auf 7,0◦ bei 1 A, während sich in vertikaler Richtung eine Verbreiterung auf bis zu 8,7◦ bei 1 A ergibt (Abbildung 7.8).
Des Weiteren ist mit steigendem Strom auch eine deutliche Verschlechterung
des Modenprofils zu erkennen. Dies ist insbesondere an der lateralen Komponente bei höchsten Strömen zu erkennen, da hier die Modenführung aufgrund des
geringen Brechungsindexsprungs nur schwach ausgeprägt ist. Hingegen zeigt die
vertikale Komponente auch bei höchsten Strömen nur eine geringe Deformation
des Modenprofils. Dies ist, wie in Kapitel 5 beschrieben, durch die Modenformung durch das PBC-Mehrschichtsystem begründet.
126
7.5 Korrugierte Wellenleiter
Abbildung 7.8: Wasserfalldiagramm der gemessenen Fernfeldverteilungen eines 10 μm breiten und 1 mm langen konventionellen Lasers der KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Laterale (links) und vertikale
(rechts) Fernfeldverteilung der Intensität in Abhängigkeit des Stromes.
Es ist nach den Untersuchungen festzustellen, dass entgegen der Erwartung
die 10 μm breiten konventionellen Laser in der lateralen Fundamentalmode arbeiten und daher nicht zum eigentlichen Vergleich mit den zu untersuchenden
korrugierten Lasern herangezogen werden können. Dieses Ergebnis ist für das
PBC Wellenleiterkonzept höchst erfreulich, da es eine einfache Steigerung der
Brillanz verspricht (Kapitel 5). Weitere Untersuchungen an korrugierten Wellenleitern dienen daher der Erforschung prinzipieller Eigenschaften dieser Wellenleitertypen. Der explizite Nachweis der Modendiskriminierung kann daher erst
in einer neuen Generation von Lasern erbracht werden.
7.5.1 Dreieckförmige Korrugationen
Laser mit dreieckförmigen Korrugationen, einer Breite von 10 μm und einer
Länge von 1 mm wurden im cw-Betrieb untersucht. Das Ergebnis der Leistungsmessung ist in Abbildung 7.9 links dargestellt. Die Laser besitzen einen
Schwellenstrom von Ithr = 140 mA, eine differentielle Effizienz von η diff = 91%,
eine maximale Konversionseffizienz von η PCE,max = 43% sowie eine maximale
Ausgangsleistung von Pmax = 1,9 W. Letztere war durch plötzliche Degradation
der ungeschützten Facetten begrenzt.
Die PI-Kennlinie weist eine Vielzahl von Kinks auf (Abbildung 7.9 links).
Ein direkter Vergleich mit dem gemessenen Spektrum erklärt das Zustandekommen der Kinks (Abbildung 7.9 rechts). Das Spektrum zeigt große Abweichungen
von der üblichen linearen Verschiebung mit steigendem Strom. Vielmehr zeigt
sich ein komplexes Verhalten. Einerseits treten mit steigendem Strom vermehrt
zusätzliche spektrale Modengruppen hinzu, andererseits zeigen einige Modengruppen zudem eine Blauverschiebung mit steigendem Strom, welche auf das
Auffüllen der Energiebänder mit höher werdender Ladungsträgerdichte hinweist
[246]. Des Weiteren sind bei bestimmten Strömen zwischen 0,4 A und 0,5 A
die longitudinalen Modengruppen kaum voneinander getrennt (Abbildung 7.9
rechts).
127
Abbildung 7.9: Messergebnis eines 10 μm breiten und 1 mm langen Lasers
mit dreieckförmigen Korrugationen der KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter
cw-Bedingungen. Links: PIU Kennlinie bis zur maximalen Ausgangsleistung.
Rechts: Spektrale Intensitätskarte mit mehreren longitudinalen Modengruppen.
Hieraus lässt sich folgern, dass die untersuchten Korrugationen offenbar die
spektralen Eigenschaften der Laser verändern. Die Trennung der longitudinalen Modengruppen, wie in Abbildung 7.6 rechts für konventionelle Wellenleiter
dargestellt, und damit die spektrale Selektivität des Resonators, wird teilweise
aufgehoben. An dieser Stelle sei nochmals erwähnt, dass die untersuchten Resonatoren keine zusätzliche Facettenvergütung erfahren haben. Durch diese, insbesondere die niedrigreflektierende Vergütung, ließe sich die spektrale Selektivität
der Laser deutlich verbessern und damit eventuell auch das erste Auftreten des
Kinks zu höheren Strömen und damit höheren Ausgangsleistungen verschieben.
10 μm breiten und 1 mm langen Lasers mit dreieckförmigen Korrugationen der
KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Laterale (links) und
vertikale (rechts) Fernfeldverteilung der Intensität in Abhängigkeit des Stromes.
Zu weiteren Untersuchungen wurden laterale und vertikale Fernfelder gemessen. Das Ergebnis ist in Abbildung 7.10 dargestellt. Wie erwartet zeigt sich,
dass die Laser in der Fundamentalmode operieren. Erst ab einem Strom von
≈ 0,8 A zeigt das laterale Fernfeld ein Anschwingen von höheren Transversalmoden. Dieser Umstand lässt sich ebenfalls an der gemessenen PI-Kennlinie
(Abbildung 7.9 links) an einem Kink bei ≈ 0,8 A ablesen. Das laterale Fernfeld
besitzt bei geringen Pumpströmen eine Halbwertsbreite von 3,2◦ und verbreitert
sich mit steigendem Strom nur geringfügig auf 3,5◦ . Das vertikale Fernfeld besitzt bei geringen Pumpströmen eine Halbwertsbreite von 8,7◦ und verbreitert
sich mit steigendem Strom auf 10,1◦ , bleibt jedoch vertikal stets grundmodig.
128
7.5.2 Fischgratförmige Korrugationen
10 μm breite und 1 mm lange Laser mit fischgratförmigen Korrugationen zeigen einen Schwellenstrom von Ithr = 120 mA, eine differentielle Effizienz von
η diff = 93%, eine maximale Konversionseffizienz von η PCE,max = 44% und eine maximale Ausgangsleistung von Pmax = 1,2 W (Abbildung 7.11 links). Die
PI-Kennlinie weist eine Vielzahl von Kinks auf, welche durch das Ergebnis der
spektralen Messungen erklärt werden können (Abbildung 7.11 rechts).
mit fischgratförmigen Korrugationen der KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Links: PIU Kennlinie bis zur maximalen Ausgangsleistung.
Rechts: Spektrale Intensitätskarte mit mehreren longitudinalen Modengruppen.
Der erste Kink tritt bei ≈ 0,3 A auf. Ab diesem Strom kann eine signifikante Menge an Leistung in einer zweiten, sehr breit ausgeprägten longitudinalen
Modengruppe um ≈ 1020 nm festgestellt werden.
10 μm breiten und 1 mm langen Lasers mit fischgratförmigen Korrugationen der
KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Laterale (links) und
vertikale (rechts) Fernfeldverteilung der Intensität in Abhängigkeit des Stromes.
Das Ergebnis der Fernfeldmessungen ist in Abbildung 7.12 dargestellt. Das
laterale Fernfeld besitzt eine Halbwertsbreite von 3,6◦ und verbreitert sich mit
steigendem Strom auf 6,0◦ bei 1 A, bleibt jedoch lateral grundmodig. Das vertikale Fernfeld besitzt eine Halbwertsbreite von 7,3◦ und verbreitert sich geringfügig mit steigendem Strom auf 7,7◦ bei 1 A, bleibt jedoch auch vertikal stets
grundmodig.
129
7.5.3 Asymmetrisch fischgratförmige Korrugationen
Die Ergebnisse der Leistungsmessungen an Lasern mit asymmetrisch fischgratförmigen Korrugationen sind in Abbildung 7.13 links gezeigt. Die Laser besitzen einen Schwellenstrom von Ithr = 150 mA, eine differentielle Effizienz von
η diff = 85%, eine maximale Konversionseffizienz von η PCE,max = 44% und eine maximale Ausgangsleistung von Pmax = 1,5 W, begrenzt durch plötzliche
Degradation der ungeschützten Facetten.
mit asymmetrisch fischgratförmigen Korrugationen der KOR Struktur gemessen
bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Links: PIU Kennlinie bis zur maximalen Ausgangsleistung. Rechts: Spektrale Intensitätskarte mit mehreren longitudinalen
Modengruppen.
Die Laser verhalten sich nahezu identisch zu den symmetrisch fischgratförmig
korrugierten Lasern. Die PI-Kennlinie zeigt ebenfalls mehrere Kinks. Sie können
anhand der gemessenen Spektren (Abbildung 7.13 rechts) eindeutig mit den
spektralen Merkmalen korreliert werden. So zeigt sich, dass der erste Kink bei
einem Strom von ≈ 0,3 A auftritt und beim selben Strom eine zweite sehr breite
longitudinale Modengruppe um ≈ 1020 nm auftritt (Abbildung 7.13 rechts).
10 μm breiten und 1 mm langen Lasers mit asymmetrisch fischgratförmigen
Korrugationen der KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen.
Laterale (links) und vertikale (rechts) Fernfeldverteilung der Intensität in Abhängigkeit des Stromes.
Ähnliche Ergebnisse liefern auch Fernfelduntersuchungen an diesen Lasern
(Abbildung 7.14). So zeigt das laterale Fernfeld eine Divergenz von 4,4◦ und
verbreitert sich geringfügig auf 5,8◦ bei einem Strom von 1 A. Das vertikale
130
Fernfeld zeigt ebenfalls ähnliche Ergebnisse im Vergleich zu den symmetrisch
fischgratförmig korrugierten Lasern (Abbildung 7.12). Es ergibt sich eine Divergenz von 7,5◦ und eine Verbreiterung auf 10,1◦ bei einem Strom von 1 A. Das
Fernfeld bleibt jedoch bei allen untersuchten Strömen grundmodig.
7.5.4 Fischgratförmige Korrugationen mit zusätzlichem Versatz
Laser mit fischgratförmigen Korrugationen und zusätzlichem Versatz zeigen im
Vergleich zu fischgratförmig korrugierten Lasern ohne Versatz eine deutliche
Einbuße an differentieller Effizienz (Abbildung 7.15 links). So besitzen die Laser einen Schwellenstrom von Ithr = 120 mA, eine differentielle Effizienz von
η diff = 42%, eine maximale Konversionseffizienz von η PCE,max = 21% und eine
maximale Ausgangsleistung von Pmax = 0,3 W.
mit fischgratförmigen Korrugationen und einem zusätzlichen Versatz der KOR
Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Links: PIU Kennlinie bis
zur maximalen Ausgangsleistung. Rechts: Spektrale Intensitätskarte mit mehreren longitudinalen Modengruppen.
Ein zusätzlich eingebauter longitudinaler Versatz der Korrugationen erhöht
offensichtlich die Verluste enorm und verringert die differentielle Effizienz auf
die Hälfte. In Folge der geringen Effizienz ist die Ausgangsleistung deutlich
geringer und daher der Wärmeeintrag entsprechend höher. Die PI-Kennlinie
weist ebenfalls wie sämtliche PI-Kennlinien zuvor eine Mehrzahl an Kinks auf.
Diese Kinks werden den Abweichungen vom linearen Verlauf einer longitudinalen
Modengruppe zugeordnet (Abbildung 7.15 rechts).
Fernfeldmessungen zeigen einen grundmodigen Betrieb sowohl in lateraler als
auch in vertikaler Richtung (Abbildung 7.16). Hierbei ergibt sich eine Divergenz von 4,1◦ in lateraler und einer Divergenz von 8,4◦ in vertikaler Richtung.
Diese vergrößern sich mit steigendem Strom auf 5,3◦ in lateraler bzw. 13,0◦ in
vertikaler Richtung (bei 1 A). Aufgrund der stärkeren Erwärmung der Laser ergibt sich auch eine stärkere Verbreiterung des Fernfeldes als für fischgratförmig
korrugierte Laser ohne Versatz.
131
10 μm breiten und 1 mm langen Lasers mit fischgratförmigen Korrugationen
und einem zusätzlichen Versatz der KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter
cw-Bedingungen. Laterale (links) und vertikale (rechts) Fernfeldverteilung der
Intensität in Abhängigkeit des Stromes.
7.5.5 Lochartig fischgratförmige Korrugationen
Laser mit fischgratförmigen Korrugationen, welche aus geätzten Löchern gebildet werden, können als das Negativbild des fischgratförmig korrugierten Lasers interpretiert werden (siehe auch Abbildung 7.1). Die Laser besitzen einen
Schwellenstrom von Ithr = 100 mA, eine differentielle Effizienz von η diff = 89%,
eine maximale Konversionseffizienz von η PCE,max = 40% und eine maximale
Ausgangsleistung von Pmax = 1,3 W (Abbildung 7.17 links).
mit lochartig fischgratförmigen Korrugationen der KOR Struktur gemessen bei
20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Links: PIU Kennlinie bis zur maximalen Ausgangsleistung. Rechts: Spektrale Intensitätskarte mit verbreiterter Untergrundemission.
Die PI-Kennlinie weist mehrere Kinks auf. Das zugehörige Spektrum weist
eine deutliche Untergrundverbreiterung auf, welche ab einem Strom von 0,6 A
signifikant wird und ebenfalls zu einem Kink führt (Abbildung 7.17 rechts).
Fernfeldmessungen ergeben eine grundmodige Emission mit einer lateralen
Divergenz von 4,0◦ und einer vertikalen Divergenz von 7,1◦ (Abbildung 7.18).
Diese verbreitern sich mit steigendem Strom auf 6,4◦ in lateraler Richtung und
auf 9,1◦ in vertikaler Richtung.
132
7.6 Zusammenfassung
10 μm breiten und 1 mm langen Lasers mit lochartig fischgratförmigen Korrugationen der KOR Struktur gemessen bei 20 ◦ C unter cw-Bedingungen. Laterale
(links) und vertikale (rechts) Fernfeldverteilung der Intensität in Abhängigkeit
des Stromes.
7.6 Zusammenfassung
Es wurden verschiedenartig korrugierte Wellenleiter hergestellt und untersucht.
Aus den Messungen zur Bestimmung der Wellenleiterverluste konnten sehr niedrige Wellenleiterverluste von αint = 1,4 cm-1 für die konventionellen Referenzwellenleiter abgeschätzt werden. Korrugierte Laser zeigen hingegen sehr hohe
Wellenleiterverluste, so dass eine exakte lineare Regressionsanalyse zu physikalisch unkorrekten Werten führte und daher nicht angewandt werden konnte.
Aus diesem Grund wurde mit Werten für konventionelle Referenzwellenleiter eine Abschätzung für korrugierte Wellenleiter durchgeführt. Die Ergebnisse sind
in Tabelle 7.2 aufgeführt.
Typ
Konventionell
Ithr
81 mA
αint
1,4 cm
ηdif f
−1
89%
47%
Pmax
1,8 W
θLat
θVer
◦
6,5◦
◦
4,0
91%
43%
1,9 W
3,2
8,7◦
≥ 13,7 cm−1
93%
44%
1,2 W
3,6◦
7,3◦
≥ 12,9 cm−1
85%
44%
1,5 W
4,4◦
7,5◦
◦
Dreieck
140 mA
≥ 10,6 cm
Fischgrat
120 mA
Fischgrat + asymm.
150 mA
−1
ηP CE
−1
Fischgrat + Versatz
120 mA
≥ 35,3 cm
Fischgrat + Loch
100 mA
≥ 13,1 cm−1
42%
21%
0,3 W
4,1
8,4◦
89%
40%
1,3W
4,0◦
7,1◦
Tabelle 7.2: Übersicht der an korrugierten Lasern gewonnenen Ergebnisse für
Schwellenstrom Ithr , interne optische Verluste αint , differentielle Quanteneffizienz
η diff , Konversionseffizienz η PCE , maximale Leistung Pmax , laterale Fernfelddivergenz θLat und vertikale Fernfelddivergenz θVer . Alle Laser waren 1 mm lang und
die Messungen wurden im cw-Betrieb bei 20◦ C durchgeführt.
Die Abschätzung für dreieckförmig korrugierte Wellenleiter führt zu Verlusten
von αint ≥ 10,6 cm−1 . Fischgratförmig korrugierte Wellenleiter zeigen Wellenleiterverluste von αint ≈ 13 cm−1 , mit Ausnahme der fischgratförmig korrugierten
Wellenleiter mit zusätzlichem Versatz. Dieser führt zu extrem hohen Verlusten.
133
Sie konnten mit αint ≥ 35,3 cm−1 abgeschätzt werden. Aufgrund dieser Ergebnisse wurden von allen Wellenleitertypen nur kurze Kavitäten weiter untersucht.
Konventionelle Laser mit einer Streifenbreite von 10 μm besitzen niedrige
Schwellenströme von ca. 80 mA und sehr hohe differentielle Effizienzen von nahezu 90%. Des Weiteren zeigen sie eine sehr hohe maximale Ausgangsleistung
von 1,8 W, welche durch plötzliche Degradation der ungeschützten Facetten begrenzt ist. Aus der Streifenbreite, der vertikalen Feldausdehnung (Abschnitt 3.3)
und der Ausgangsleistung lässt sich die Facettenbelastung bei der plötzlichen
Degradation zu 3 MWcm−2 abschätzen. Diese Leistungsdichte entspricht in der
Größenordnung den in der Literatur veröffentlichten Werten [222] und begrenzt
somit die maximale Ausgangsleistung für alle hier untersuchten grundmodigen
Wellenleiter. Die maximale Konversionseffizienz beträgt 47%. Die Laser besitzen eine PI-Kennlinie mit mehreren Kinks, welche durch das Auftreten zusätzlicher longitudinaler Modengruppen erklärt werden. Überraschenderweise operieren diese Laser sowohl lateral als auch vertikal im grundmodigen Betrieb mit
Fernfelddivergenzen von 4,0◦ in lateraler und 6,5◦ in vertikaler Richtung.
Alle Laser mit Korrugationen besitzen aufgrund von erhöhten optischen Verlusten deutlich erhöhte Schwellenströme. Sie liegen zwischen 100 mA für lochartig fischgratförmig korrugierte Laser und 150 mA für asymmetrisch fischgratförmig korrugierte Laser. Aufgrund der gewählten kurzen Kavität wurden jedoch immer noch beachtlich hohe differentielle Effizienzen von bis zu 93% für
fischgratförmig korrugierte Laser gemessen. Weiterhin wurde eine hohe Konversionseffizienz von 44% sowohl für rein fischgratförmig als auch für asymmetrisch
fischgratförmig korrugierte Laser festgestellt.
Die Breite des Laserstreifens führt offenbar im Zusammenspiel mit den Korrugationen zu einem ausgeprägt komplizierten Longitudinalspektrum mit einer
Vielzahl von Modengruppen, welche darüber hinaus zu einer Vielzahl von Kinks
in der PI-Kennlinie führen. Die maximale Ausgangsleistung beträgt im Fall der
dreieckförmigen Korrugationen 1,9 W und ist begrenzt durch plötzliches Facettenversagen. Die grundmodige Fernfelddivergenz beträgt 3,2◦ bis 4,4◦ in lateraler und 7,1◦ bis 8,7◦ in vertikaler Richtung. Beide Werte vergrößern sich mit
steigendem Strom aufgrund von Erwärmung und hoher Ladungsträgerdichte.
134
Kapitel 8
Zusammenfassung & Ausblick
In dieser Arbeit wurden neuartige Wellenleiterkonzepte für brillante Halbleiterlaser entwickelt und untersucht. Grundlage der Untersuchungen waren vertikale
Wellenleiterstrukturen auf Basis von Photonic Band Crystal (PBC) Lasern und
Tilted Wave Lasern (TWL) sowie laterale Wellenleiterstrukturen auf Basis von
Rippenwellenleitern modifiziert durch laterale Korrugationen.
Im Verlauf dieser Arbeit wurden PBC Laser bei verschiedenen Emissionswellenlängen realisiert. PBC Laser emittierend bei 850 nm besitzen vertikal grundmodige Fernfelddivergenzen von 7◦ . Lateral mehrmodige Laser zeigen sehr hohe
durch COMD begrenzte Ausgangsleistungen von 20 W im gepulsten Betrieb,
mit einer Brillanz von 300 MWcm-2 sr-1 . Laser mit Rippenwellenleiterstrukturen emittieren eine grundmodige Strahlung mit einer Leistung von 0,8 W, bzw.
eine mehrmodige Strahlung mit einer Leistung von 1,5 W.
Lateral und transversal grundmodige PBC Laser mit einer Wellenlänge um
980 nm und einer Divergenz von 5◦ und 6◦ zeigen eine sehr hohe thermisch
limitierte Ausgangsleistung von 2,2 W und eine maximale Konversionseffizienz
von 40%. Strahlqualitätsmessungen, durchgeführt im gepulsten Betrieb, ergeben sehr gute M2 Werte von kleiner 2 bis zu einer Ausgangsleistung von 1,8 W.
Untersuchungen im gepulsten Betrieb ergeben eine deutliche Steigerung der
maximalen Ausgangsleistung vor dem Einsetzen von COMD. Für elektrische
Pulsdauern von 800 ns erhält man eine maximale Ausgangsleistung von 3,5 W
bzw. eine Brillanz von 87 MWcm-2 sr-1 . Eine noch höhere Ausgangsleistung von
10,7 W und eine Brillanz von 400 MWcm-2 sr-1 lässt sich mit kurzen elektrischen
Pulsen von < 1 ns im gewinngeschalteten Betrieb erreichen. Die optischen Pulse
haben dabei eine Dauer von 100 ps und eine Pulsenergie von 3 nJ. Diese Werte
für die Brillanz stellen die höchsten bis heute erreichten Werte für Fabry-Pérot
Wellenleiter emittierend bei 980 nm dar.
PBC Strukturen für Emissionen bei 1060 nm wurden intensiv untersucht.
Hierzu wurden zwei Strukturserien entwickelt, mit denen die hohen optischen
Verluste von rund 4 cm-1 signifikant auf Werte von 1,3 cm-1 bzw. 1,5 cm-1
gesenkt wurden. Die Ausgangsleistung von mehrmodigen Breitstreifen wurde
dabei deutlich erhöht. Die maximale gemessene thermisch begrenzte Ausgangsleistung beträgt für einen 100 μm breiten und 3 mm langen Laser 9,5 W mit
einer maximalen Konversionseffizienz von 40%. Die Laser wurden umfassend in
einem weiten Temperaturbereich zwischen -30◦ C und 100◦ C charakterisiert. Lateral grundmodige Rippenwellenleiter mit verschiedenen Streifenbreiten zeigen
einen stabilen grundmodigen Betrieb bis zu einer Breite von 10 μm. 9 μm breite
und 2,64 mm lange Laser mit passivierten und ver- bzw. entspiegelten Facetten
135
Kapitel 8 Zusammenfassung & Ausblick
liefern sehr hohe thermisch limitierte Ausgangsleistungen von 2,4 W mit einer
Konversionseffizienz von nahezu 40%. Die laterale und vertikale Fernfelddivergenz beträgt für diese Bauelemente 4◦ bzw. 6◦ . Messungen der Strahlqualität
im kontinuierlichen Betrieb ergeben eine hohe Strahlqualität mit M2 Werten
von kleiner 2 bis zu einer Ausgangsleistung von 1,6 W bzw. einer Brillanz von
72 MWcm-2 sr-1 und belegen damit das hohe Leistungspotenzial der entwickelten Laser. Diese Brillanz ist die höchste veröffentlichte für Fabry-Pérot Laser
emittierend bei 1060 nm.
Erstmalig wurden Quantenpunkte als aktives Material in PBC Lasern eingesetzt und für Hochleistungsanwendungen untersucht. Im direkten Vergleich der
PBC Laserstrukturen mit Quantengräben und Quantenpunkten als Gewinnmedium zeigen Laser mit Quantenpunkten eindeutige Vorteile gegenüber Lasern
mit Quantengräben. Sie besitzen um 1 cm-1 geringere interne optische Verluste,
sowie bis zu 56% geringere Schwellenströme. Die maximale gepulste Ausgangsleistung von 1 mm langen Lasern mit Quantenpunkten beträgt 17,7 W im Vergleich zu 8,8 W für Laser mit Quantengräben. In beiden Fällen ist die Ausgangsleistung durch plötzliche irreversible Degradation begrenzt. Untersuchungen der
Laserfacetten legen das Vorhandensein von zwei unterschiedlichen Degradationsmechanismen nahe, wobei im Falle der quantenpunktbasierten PBC Laser beide
Mechanismen deutlich geringer ausgeprägt sind.
Mit dieser Arbeit hat die PBC Technologie einen enormen Entwicklungssprung vollzogen. Die Laser zeigen sehr hohe kontinuierliche Ausgangsleistungen
im Bereich von 10 W für mehrmodige 100 μm breite Streifen und rund 2 W für
grundmodige Rippenwellenleiter. Das Wellenleiterkonzept führt zu einer Emission mit sehr geringer Divergenz von unter 10◦ mit gleichzeitig hoher Strahlqualität bzw. Brillanz. Der Betrieb mit sehr kurzen Pulsen führt darüber hinaus
zu einer exzellenten Brillanz von 400 MWcm-2 sr-1 . Nach kritischer Betrachtung
des erreichten Entwicklungsstandes existieren auch Punkte, die zukünftig zu
verbessern sind.
Interne optische Verluste: Die bereits deutlich gesenkten internen optischen
Verluste von 1,3 cm-1 müssen noch weiter abgesenkt werden. Dies erlaubt dann
den Einsatz längerer Kavitäten mit höheren differentiellen Effizienzen als es in
dieser Arbeit möglich war. Des Weiteren senken längere Kavitäten den thermischen und elektrischen Widerstand. Geringere interne optische Verluste lassen
sich durch weitere Optimierungen des vertikalen Wellenleiters erreichen. Hierzu
müssen insbesondere die Leckageverluste der Fundamentalmode minimiert werden. Weiterhin lässt sich der Überlapp der Mode mit dem p-dotierten Gebiet
weiter optimieren. Jedoch erscheint eine weitere Vereinfachung der Struktur mit
weniger Perioden bzw. Grenzflächen nicht als sinnvoll, da kein nennenswerter
Beitrag der Grenzflächen zu den optischen Verlusten in dieser Arbeit festgestellt
werden konnte.
Interne Effizienz: In dieser Arbeit wurden durchweg interne Effizienzen von
rund 90% ermittelt. Dies bedeutet, dass immer noch ein signifikanter Anteil
an Ladungsträgerpaaren nicht an der strahlenden Rekombination teilnimmt.
Zur Steigerung der internen Effizienzen muss der vertikale Aufbau des Lasers
und insbesondere der aktiven Zone sehr sorgfältig analysiert werden. Es müssen nichtstrahlende Rekombinationen innerhalb der aktiven Zone sowie außer-
136
halb durch Rekombination an freien Ladungsträgern bzw. Defekten oder Augerrekombinationen minimiert werden [51]. Weiterhin kann ein Ladungsträgerverlust aus Quantengräben durch thermionische Emission bzw. durch Leckage aufgrund ungenügender Potentialbarrieren für die verringerte interne Effizienz verantwortlich sein. Solche Ladungsträgerverluste führen üblicherweise zur
spontanen Rekombination innerhalb der Barrieren oder Mantelschichten. Um
diese auszuschließen, sollten Messungen der spontanen Emission über der Laserschwelle durchgeführt werden [51, 100]. Durch detaillierte Modellrechnungen
zur Ladungsträgerverteilung bzw. Ladungsträgertransport und zur Ladungsträgerrekombination (auch im Hochinjektionsfall) [74] sollten sehr hohe interne
Effizienzen von bis zu 99% möglich sein [67]. Zusammen mit den verringerten
internen optischen Verlusten ergeben sich dann zwangsläufig auch höhere Konversionseffizienzen von ≈60% (siehe Abschnitt 2.5).
Vertikales Strahlprofil: Das vertikale Strahlprofil der PBC Laser zeichnet sich
durch eine sehr geringe Halbwertsbreite von weniger als 10◦ aus. Die Abweichung
des Strahlprofils von der Gaußform ergibt jedoch eine nicht optimale 1/e2 Breite.
Um diese zu verbessern, muss das Feldprofil innerhalb des vertikalen Wellenleiters symmetrisiert und der Gaußform angenähert werden. Im Resultat ergeben
sich dann verbesserte M2 Werte und damit höhere Brillanzen. Eine bessere Anpassung des Feldprofils ließe sich durch eine nichtperiodische Struktur ähnlich
einer GRINSCH Struktur (Abbildung 8.1) erreichen. Hierzu müssen jedoch detaillierte Rechnungen zur Modendiskriminierung erfolgen, um ein Anschwingen
von höheren Moden zu verhindern.
Abbildung 8.1: Brechungsindexprofil eines modifizierten PBC Lasers (schwarz)
sowie die Feldverteilungen der zugehörige Fundamentalmode (rot) und der Fundamentalmode des nichtmodifizierten PBC Lasers aus Abbildung 3.4 (blau). Eingezeichnet sind auch die Halbwertsbreiten der Feldverteilungen.
Weiterhin bietet sich eine Kombination mit dem Konzept der Quantenbarrieren mit niedrigerem Brechungsindex an [102]. Durch die delokalisierende Wirkung der Barrieren mit niedrigerem Brechungsindex ergibt sich eine stärkere
Feldaufweitung, so dass weniger PBC Perioden benötigt werden bzw. die Struktur insgesamt dünner ausfällt.
137
Ein zum PBC Konzept alternatives vertikales Wellenleiterkonzept wurde im
Rahmen dieser Arbeit ebenfalls untersucht. Dieses basiert auf der vertikalen
Kopplung zweier Wellenleiter durch unvollständigen Welleneinschluss. In den
hier betrachteten Formen des Tilted Wave Lasers wurden zwei verschiedene
Arten von passiven Wellenleitern untersucht, woraus sich zwei Probenarten ergaben. Die erste Probenart besitzt einen epitaktisch hergestellten 30 μm dicken
passiven Wellenleiter und einen ebenfalls epitaktisch hergestellten Reflektor an
der Unterseite. Die zweite Probenart besitzt hingegen das residuale Galliumarsenidsubstrat als zweiten Wellenleiter und einen prozessierten rückseitigen Reflektor. Mit einer ersten Probenserie wurden Basiskenndaten der Strukturen bestimmt. Hierbei zeigte die Substratstruktur sehr hohe Wellenleiterverluste von
6,4 cm-1 , während die Struktur mit epitaktischem Wellenleiter interne optische
Verluste von 1,9 cm-1 aufweist. Vertikale Fernfelduntersuchungen ergaben zwei
sehr schmale um ±30◦ verkippte Emissionskeulen mit einer Divergenz von kleiner 1◦ . Zusätzlich zu den Emissionskeulen tritt eine breite Zentralemission auf,
welche einen Großteil der emittierten Leistung einnimmt.
Um diese unerwünschte Strahlung zu unterdrücken, wurden im Rahmen dieser
Arbeit zwei Strategien entwickelt und untersucht. Zum einen wurde die Stärke
der Leckage des Feldes aus dem aktiven Wellenleiter variiert, und zum anderen
wurden während der Prozessierung der Laser Gräben unmittelbar in der Nähe
der Facetten in den aktiven Wellenleiter geätzt. Letztere Maßnahme hat sich als
besonders effektiv zur Unterdrückung der Zentralemission erwiesen. Zusammen
mit einer optimalen Leckage des Feldes aus dem aktiven Wellenleiter wurden
Laser hergestellt und weiter untersucht.
Die optimierten Tilted Wave Laser besitzen im vertikalen Fernfeld nahezu keine Zentralemission mehr. Selbst bei hoher Ausgangsleistung besteht das vertikale Fernfeld aus einer dominierenden Emissionskeule mit einer FWHM von 0,7◦ .
100 μm breite und 1,3 mm lange Laser zeigen eine maximale Ausgangsleistung
von rund 4 W und einer maximalen Konversionseffizienz von rund 40%. Messungen im gepulsten Betrieb ergeben maximale Ausgangsleistungen von 8,7 W.
Die Bestimmung der Strahlqualität der dominierenden Emissionskeule ergibt M2
Werte von 1,9 bis 3,1 für die vertikale Richtung und M2 Werte von über 20 für die
laterale Richtung. Damit ergibt sich eine maximale Brillanz von 3 MWcm-2 sr-1 .
Die Untersuchungen der vertikalen Fernfeldcharakteristik zeigten eine ausgeprägte Abhängigkeit der Position und der Divergenz der Emissionskeulen von
der Temperatur und vom Betriebsstrom. So verschiebt sich die Position der dominierenden Emissionskeule bei einer Stromänderung von rund 3 A um 0,8◦ ,
was einer kompletten Halbwertsbreite entspricht.
Die in dieser Arbeit gewonnenen Ergebnisse erlauben eine kritische Betrachtungsweise der TWL Technologie. Der Vorteil eines relativ einfachen vertikalen
Schichtaufbaus wird durch Nachteile bei der Prozessierung der Bauelemente
erkauft. So zeigt sich, dass die internen optischen Verluste nur sehr schwierig
durch eine verbesserte Prozesstechnologie verringert werden können. Auch die
Nutzung des Galliumarsenidsubstrates als passiven Teil des Bauelements erhöht
die Komplexität der TWL Technologie. Um die internen optischen Verluste auf
Werte unter 1 cm-1 senken zu können, müssten undotierte Substrate genutzt werden. Dies hat jedoch zur Folge, dass beide Kontakte epitaxieseitig ausgeführt
138
werden müssen, was nicht kompatibel mit der gängigen Aufbau- und Verbindungstechnologie für Hochleistungslaser ist. Entscheidend für eine Anwendung
ist die Strahlqualität, welche hier deutlich hinter gewöhnlichen LOC Lasern oder
gar den hier untersuchten PBC Lasern liegt. Zusammen mit der moderaten Ausgangsleistung und einer anfälligen Abstrahlcharakteristik der Emissionskeulen
lassen sich keine Vorteile gegenüber etablierten Technologien erkennen. Um diese
weiter herauszuarbeiten, sind daher substantielle Verbesserungen des Konzeptes
erforderlich.
Zur Steigerung der Brillanz von grundmodigen Halbleiterlasern wurde eigens
ein neuartiges laterales Wellenleiterkonzept entwickelt. Dieses basiert auf Rippenwellenleitern mit korrugierten Seitenrändern, die lateral höhere Moden unterdrücken. Im Rahmen der Untersuchungen wurden verschiedene Korrugationsmuster hergestellt und untersucht. Der Einfluss der Korrugationen auf die
Wellenleiterverluste wurde bestimmt. Dieser ist für die untersuchten Muster
sehr hoch. Im Falle von dreieckförmigen Korrugationen werden beispielsweise
zusätzliche Wellenleiterverluste von 9 cm-1 generiert. Werden fischgratförmige
Korrugationen mit einem zusätzlichen Versatz genutzt, so findet man extrem
hohe zusätzliche Wellenleiterverluste von 34 cm-1 .
Aufgrund der überraschend starken Einflussnahme der Korrugationen auf die
optischen Eigenschaften der untersuchten Laser, wurden im weiteren Verlauf lediglich sehr kurze Bauelemente untersucht. So wurden beachtliche differentielle
Effizienzen von über 90% und Konversionseffizienzen von über 40% gemessen.
Laser mit Korrugationen zeigen ebenfalls eine hohe Ausgangsleistung. So konnten, bis auf den Fall der fischgratförmigen Korrugationen mit einem zusätzlichen
Versatz, für alle Korrugationen grundmodige Ausgangsleistungen von über 1 W
gemessen werden. Im Falle der dreieckförmigen Korrugationen beträgt die maximale Ausgangsleistung nahezu 2 W.
Die PI Kennlinien aller untersuchten Laser besitzen bereits bei geringen Strömen bzw. Ausgangsleistungen Kinks. Diese Störungen des linearen Anstiegs
der Ausgangsleistung mit dem Strom korrelieren eindeutig mit dem Auftreten
von zusätzlichen longitudinalen Modengruppen. Das laterale Fernfeldprofil weist
hingegen auf grundmodigen Betrieb mit Fernfelddivergenzen von 3◦ bis 4◦ hin.
a)
b)
c)
d)
Abbildung 8.2: Illustration weiterer geeigneter Korrugationsmuster zur Untersuchung des Einflusses auf die Modenstruktur von Halbleiterlasern. a) und b) zwei
Varianten, in denen das Korrugationsmuster nicht vollständig über den Laserstreifen verteilt ist. c) und d) Variationen der Länge des Korrugationsmusters.
139
Aus den bisher gewonnenen Erkenntnissen lässt sich schließen, dass zukünftige
korrugierte Strukturen mit deutlich geringeren Wellenleiterverlusten entwickelt
werden müssen. Dies könnte z. B. durch Korrugationen erreichen werden, welche
nicht die gesamte Länge der Bauelemente einnehmen (Abbildung 8.2). Auch
ließen sich die „Länge“ und die „Breite“ des Korrugationsmusters variieren und
untersuchen.
Das Auftreten von mehreren Longitudinalgruppen kann durch das Aufbringen einer Facettenverspiegelung, hier insbesondere der Antireflexionsbeschichtung der Frontfacette und damit der Erhöhung der spektralen Selektivität der
Resonatoren unterdrückt werden.
Um jedoch die fundamentale Idee eines Modenfilters für höhere Transversalmoden an Lasern mit lateraler Strukturierung auch im Experiment explizit nachweisen zu können, sind weitergehende Modellierungen erforderlich. Einerseits
muss sichergestellt werden, dass entsprechende konventionelle Vergleichswellenleiter von der Laserschwelle an in einer höheren Mode operieren. Andererseits
muss die Modendiskriminierung explizit in der Modellierung berechnet werden.
Um beiden Ansprüchen genügen zu können, ist eine vollständig dreidimensionale Berechnung der modalen Eigenschaften der Laser erforderlich. Schließlich
variiert die Struktur der Laser sowohl vertikal, lateral als auch longitudinal.
140
Abbildungsverzeichnis
1.1 Anwendungsfelder von Lasern und deren Anteil am globalen
Lasermarkt 2013 [7]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Lasertechnologien und deren Anteil am globalen Lasermarkt
2013 [7]. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1 Schematische Struktur eines einfachen kantenemittierenden
Halbleiterlasers. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 Schematisches Banddiagramm und Brechungsindexverlauf eines
Halbleiterlasers. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.3 Strom-Spannungs- sowie Strom-Lichtleistungsmessung an einem
Halbleiterlaser. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.4 Optische Ausgangsleistung in Abhängigkeit des Stromes für
verschiedene Temperaturen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.5 Schematische Darstellung der Propagation eines Gaußstrahls
und Beschreibung der Strahlparameter. . . . . . . . . . . . . . .
2.6 Differentielle Effizienz in Abhängigkeit von der Kavitätslänge
und den optischen Verlusten eines Halbleiterlasers. . . . . . . .
2.7 Ausgangsleistung und Konversionseffizienz in Abhängigkeit des
Stromes für verschiedene Serienwiderstände. . . . . . . . . . . .
2.8 Ausgangsleistung und Konversionseffizienz in Abhängigkeit des
Stromes für verschiedene thermische Widerstände eines Lasers.
2
3
.
8
.
9
. 10
. 13
. 15
. 18
. 19
. 20
3.1 Darstellung unterschiedlicher Konzepte zur Verringerung der
vertikalen Fernfelddivergenz. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2 Illustration zur Namensgebung der PBC Laser. . . . . . . . . . .
3.3 Funktionelle Bestandteile eines PBC Lasers. . . . . . . . . . . . .
3.4 Moden eines PBC Lasers. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5 Modendiskriminierung in einem PBC Laser. . . . . . . . . . . . .
3.6 Änderung der Modenform bei variierender Emissionswellenlänge.
3.7 Einfluss der Emissionswellenlänge auf die Modendiskriminierung.
3.8 Brechungsindex nach Adachi und Afromowitz für verschiedene
Alx GaAs Kompositionen und Wellenlängen. . . . . . . . . . . . .
3.9 Brechungsindex-, Modenprofil und Fernfeld der
Fundamentalmode nach nach Modellen von Adachi und
Afromowitz für eine PBC Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.10 Einfluss der Dotierung auf die optischen Verluste in einer PBC
Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.11 Struktur mit verringerter Anzahl von Perioden und Grenzflächen.
3.12 Schematische Struktur eines „leaky-wave“ Lasers. . . . . . . . . .
22
24
25
25
26
27
28
30
30
31
32
33
I
3.13 Schematische Struktur eines Tilted Wave Lasers mit
epitaktischem Wellenleiter und Substrat als Wellenleiter. . . . . .
3.14 Verlauf des Brechungsindex und der elektrischen Feldstärke
einer TWL Struktur mit dem Substrat als passiven Wellenleiter. .
3.15 Vertikales Fernfeld einer TWL Struktur mit Substrat als
passivem Wellenleiter. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.16 Nah- und Fernfeld einer TWL Struktur mit epitaktisch
hergestelltem passiven Wellenleiter. . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.17 Design von Gräben zur Unterdrückung der unerwünschten
Zentralemission. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.18 Streuung an der Rauigkeit des Reflektors eines Tilted Wave Lasers.
3.19 Schematische Struktur eines einfachen Trapezlasers. . . . . . . . .
3.20 Schematische Darstellung der Funktionsweise von korrugierten
Wellenleitern. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.21 Schematische 3-D Darstellung eines korrugierten Wellenleiters. . .
3.22 Elektronenmikroskopische Aufnahme eines hergestellten
korrugierten Wellenleiters . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.23 Feldverteilung der Fundamentalmode und der ersten höheren
Mode im konventionellen FabryPérot Wellenleiter. . . . . . . . . .
3.24 Feldverteilung der Fundamentalmode und der ersten höheren
Mode im korrugierten Wellenleiter. . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.25 Modenselektivität in einem korrugierten Wellenleiter. . . . . . . .
3.26 Irregularitäten eines spektral manipulierten Fabry-Pérot Lasers. .
4.1 Tiefenprofil eines entwickelten Positiv- und eines Negativlackes.
4.2 Elektronenmikroskopische Aufnahme eines Laserstreifens
überdeckt mit Siliziumnitrid. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.3 Querschnittsaufnahmen eines stark anisotropen Ätztiefenprofils.
4.4 Elektronenmikroskopische Aufnahme eines Ätzprofils hergestellt
mittels Trockenätztechnik. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.5 Photographische und elektronenmikroskopische Aufnahme eines
Laserchips aufgelötet auf einem CuW Wärmespreizer. . . . . .
4.6 Schematische Darstellung des Aufbaus zur Messung der
PIU-Kennlinien im Pulsbetrieb. . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.7 PIU Kennlinien eines 5 μm breiten und 2,64 mm langen PBC
Lasers emittierend um 980 nm. . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.8 Schematische Darstellung des entwickelten Aufbaus zur
Messung des Fernfeldes. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.9 Bestimmung der internen Effizienz und der Wellenleiterverluste
mittels linearer Regression. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
35
35
36
37
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39
40
41
41
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43
43
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. 48
. 49
. 50
. 53
. 56
. 58
. 59
. 60
. 67
5.1 Schematische Darstellung der 850 nm PBC Struktur. . . . . . . .
5.2 Waferkenndaten der PBC 850 Struktur. . . . . . . . . . . . . . .
5.3 Temperaturabhängigkeit des Schwellenstromes und
Emissionsspektrum der PBC 850 Struktur. . . . . . . . . . . . . .
5.4 Fernfeldverteilung von einem 100 μm breiten Laser der PBC 850
Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
II
33
70
71
71
72
5.5 Hochleistungsmessungen an einem 50 μm breiten Laser der
PBC 850 Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.6 Hochleistungsmessungen an einem 5 μm breiten Laser der PBC
850 Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.7 Fernfeldverteilung eines 5 μm breiten Lasers der PBC 850
Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.8 Schematische Darstellung der 980 nm PBC Struktur. . . . . . . .
5.9 Messergebnis an einem 5 μm breiten Lasers der PBC 980 Struktur.
5.10 Messergebnis der Fernfeldverteilung eines 5 μm breiten Lasers
der PBC 980 Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.11 Gepulster Hochleistungsbetrieb eines 5 μm breiten Lasers der
PBC 980 Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.13 Strahlqualität eines 5 μm breiten Lasers der PBC 980 Struktur. .
5.14 Schematische Darstellung der 1060 nm PBC Strukturen. . . . . .
5.15 Schematische Darstellung der 1060 PBC A Strukturen. . . . . . .
5.16 Schematische Darstellung der 1060 PBC B Strukturen. . . . . . .
5.17 Bestimmung der Waferkennndaten der PBC 1060 A1, A2 und
A3 Strukturen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.18 Bestimmung der Waferkennndaten der PBC 1060 B1, B2 und
B3 Strukturen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.19 Spektralen Emissionsverteilung der PBC 1060 A Strukturen. . . .
5.20 Spektralen Emissionsverteilung der PBC 1060 B Strukturen. . . .
5.21 Vertikale Fernfeldverteilung der PBC 1060 B2 Struktur. . . . . .
5.22 Halbwertsbreiten der vertikalen Fernfelder der PBC 1060 A und
PBC 1060 B Strukturen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.23 Hochleistungsmessungen an Lasern der PBC 1060 A Strukturen.
5.24 Hochleistungsmessungen an Lasern der PBC 1060 B Strukturen.
5.25 Ergebnis der temperaturabhängigen Messungen von Lasern von
der Struktur PBC 1060 B2 im cw Betrieb. . . . . . . . . . . . . .
5.26 Abhängigkeit der Schwellenstromdichte, der differentiellen
Effizienz und der Emissionswellenlänge von der Temperatur von
den Struktur PBC 1060 A1. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.27 Abhängigkeit der internen Effizienz, der internen optischen
Verluste, des modalen Schwellengewinns und der
Transparenzstromdichte von der Temperatur von der Struktur
PBC 1060 A1. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.28 PIU Kennlinien von 5 μm und 10 μm breiten Lasern der
Struktur PBC 1060 B2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.29 Laterale Fernfeldverteilung von 5 μm und 10 μm breiten Lasern
der Struktur PBC 1060 B2. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.30 PIU Kennlinie eines 9 μm breiten und 2,64 mm langen Lasers
der Struktur PBC 1060 A3. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5.31 Fernfeldverteilung eines 9 μm breiten und 2,64 mm langen
Lasers von der Struktur PBC 1060 A3. . . . . . . . . . . . . . . .
5.32 Strahlqualität und Brillanz eines 9 μm breiten und 2,64 mm
langen Lasers von der Struktur PBC 1060 A3. . . . . . . . . . . .
5.33 Schematische Darstellung der 1060 nm QD/QW PBC Strukturen.
72
73
74
75
76
76
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85
85
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86
87
87
89
90
91
92
93
94
94
95
96
III
5.34 Waferkenndaten der PBC 1060 QD und PBC 1060 QW Struktur.
5.35 Messergebnis der vertikalen Fernfeldverteilung von 100 μm
breiten Lasern der PBC 1060 Quantenpunkt- und
Quantengrabenstrukturen bei T = 20◦ C. . . . . . . . . . . . . . .
5.36 Hochleistungsbetrieb von 100 μm breiten Lasern der PBC 1060
Quantenpunkt- und Quantengrabenstrukturen bei T = 20◦ C. . .
5.37 Elektronenmikroskopische Aufnahmen der Facetten nach COD
im gepulsten Hochleistungsbetrieb. . . . . . . . . . . . . . . . . .
97
98
99
100
6.1 Schematische Darstellung der Strukturen aus der ersten
Probenserie. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103
6.2 Schematische Darstellung der Strukturen der zweiten Probenserie. 104
6.3 Bestimmung der Waferkenndaten an 100 μm breiten Lasern der
Struktur TWL A. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
6.4 Bestimmung der Waferkenndaten an 100 μm breiten Lasern der
Struktur TWL B. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
6.5 PI Kennlinien von 100 μm breiten Lasern aus der ersten
Probenserie. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 106
6.6 Ergebnisse von Strukturen mit unterschiedlicher Dicke der
n-Mantelschicht. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 107
6.7 Vertikales Fernfeld eines 100 μm breiten und 2 mm langen
Lasers der TWL A Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 108
6.8 Vertikales Fernfeld eines 100 μm breiten und 2 mm langen
Lasers der TWL A Struktur bei verschiedenen Pumpströmen. . . 108
6.9 Vertikale Fernfelder eines 100 μm breiten und 2 mm langen
Lasers mit ungepumpten Sektionen der TWL A Struktur. . . . . 109
Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL A Struktur. . . . . . . . 110
6.11 Vertikale Fernfelder von 100 μm breiten und 2 mm langen
Lasern der TWL B Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 110
Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL B Struktur. . . . . . . . 111
6.13 Laterale Fernfelder von 100 μm breiten und 2 mm langen
Lasern der Referenz-, der TWL A und TWL B Strukturen. . . . 112
6.14 Vertikales Fernfeld eines konventionellen 100 μm breiten und
1132 μm langen Lasers der TWL B Struktur. . . . . . . . . . . . 112
6.15 Vergleich der Intensitätsanteile der Emissionskeulen an der
gesamten Emission für 100 μm breite Laser der TWL B Struktur. 113
6.16 Spektrale Intensitätskarten von 100 μm breiten und 2 mm
langen Lasern in Abhängigkeit von der Temperatur. . . . . . . . 114
6.17 Messergebnisse aus Abbildung 6.16 dargestellt als
Wasserfalldiagramm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 115
6.18 Fernfeldverteilung eines Lasers der Struktur TWL C. . . . . . . . 115
6.19 Strahldurchmessers eines 100 μm breiten und 1,8 mm langen
Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL C Struktur. . . . . . . . 116
6.20 Hochleistungsbetrieb von 100 μm breiten Lasern mit
eingeätzten Gräben der TWL C Struktur. . . . . . . . . . . . . . 117
IV
6.21 Vertikale Fernfeldverteilung im eines 100 μm breiten und 2 mm
langen Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL C Struktur im
cw Hochleistungsbetrieb. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118
7.1 Verschiedene Formen von korrugierten Wellenleitern. . . . . . .
7.2 Bestimmung der Kenndaten an 10 μm breiten konventionellen
Lasern der KOR Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.3 Bestimmung der internen Effizienz und der internen Verluste an
10 μm breiten Lasern mit dreieckförmigen Korrugationen der
KOR Struktur. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.4 Schematische Darstellung des Einflusses der Korrugationen auf
die Verluste der vorwärts und rückwärts propagierenden
Fundamentalmode. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.5 Lichtleistungs-Kennlinien für unterschiedlich korrugierte Laser.
7.6 PIU Kennlinie und Spektrum eines konventionellen Lasers. . . .
7.7 Fernfeldverteilungen eines konventionellen Lasers. . . . . . . . .
7.8 Fernfeldverteilungen eines konventionellen Lasers als
Wasserfalldiagramm. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.9 PIU Kennlinie und Spektrum eines Lasers mit dreieckförmigen
Korrugationen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.10 Fernfeldverteilungen eines Lasers mit dreieckförmigen
Korrugationen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.11 PIU Kennlinie und Spektrum eines Lasers mit fischgratförmigen
Korrugationen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.12 Fernfeldverteilungen eines Lasers mit fischgratförmigen
Korrugationen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.13 PIU Kennlinie und Spektrum eines Lasers mit asymmetrisch
fischgratförmigen Korrugationen. . . . . . . . . . . . . . . . . .
7.14 Fernfeldverteilungen eines Lasers mit asymmetrisch
7.15 PIU Kennlinie und Spektrum eines Lasers mit fischgratförmigen
Korrugationen und einem zusätzlichen Versatz. . . . . . . . . .
7.16 Fernfeldverteilungen eines Lasers mit fischgratförmigen
Korrugationen und einem zusätzlichen Versatz. . . . . . . . . .
7.17 PIU Kennlinie und Spektrum eines Lasers mit lochartig
7.18 Fernfeldverteilungen eines Lasers mit lochartig fischgratförmigen
Korrugationen. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
. 121
. 122
. 123
.
.
.
.
124
125
125
126
. 127
. 128
. 128
. 129
. 129
. 130
. 130
. 131
. 132
. 132
. 133
8.1 Brechungsindexprofil eines modifizierten PBC Lasers und die
Feldverteilungen der zugehörige Fundamentalmode. . . . . . . . . 137
8.2 Illustration weiterer geeigneter Korrugationsmuster. . . . . . . . . 139
V
Tabellenverzeichnis
1.1 Übersicht der bis Januar 2015 am Markt angebotenen
grundmodigen cw Halbleiterlaser. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.1
4.2
4.3
4.4
4.5
Übersicht der in dieser Arbeit verwendeten UV-Photolacke. . . . .
Übersicht der in dieser Arbeit verwendeten Dielektrika. . . . . . .
Übersicht des in dieser Arbeit verwendeten RIE Ätzrezepts. . . . .
Übersicht der in dieser Arbeit verwendeten ICP-RIE Ätzrezepte. .
Übersicht der linearen thermischen Ausdehnungskoeffizienten α
sowie der Wärmeleitzahl λ von verschiedenen Materialien. . . . . .
4.6 Übersicht der in dieser Arbeit verwendeten Geräte. . . . . . . . . .
4.7 Übersicht der grundsätzlich bedingten typischen Abweichungen
der wichtigsten in dieser Arbeit gemessenen physikalischen Größen.
5.1 Übersicht über die Waferkenndaten der PBC 1060 Strukturen. .
5.2 Übersicht der Ergebnisse von 2 mm langen und 100 μm breiten
Lasern der PBC 1060 Strukturen im cw Betrieb bei T = 20◦ C. .
5.3 Übersicht über die Ergebnisse erzielt an 3 mm langen und
100 μm breiten Lasern der PBC 1060 A3 und PBC 1060 B3
Strukturen im cw Betrieb bei T = 20◦ C. . . . . . . . . . . . . .
5.4 Übersicht über die Verschiebung der Emissionswellenlänge mit
der Temperatur und die charakteristischen Temperaturen der
internen Paramater von Lasern der Strukturen PBC 1060 A und
PBC 1060 B. Δλ/ΔT, T0 und T1 wurde an Lasern mit 2 mm
Länge bestimmt. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4
48
49
51
52
57
62
66
. 84
. 88
. 88
. 91
6.1 Übersicht der gemessenen lateralen und vertikalen M2 -Werte
eines Lasers mit eingeätzten Gräben der TWL C Struktur. . . . . 116
7.1 Übersicht der Wellenleiterverluste für korrugierte Laser. . . . . . . 124
7.2 Übersicht der an korrugierten Lasern gewonnenen Ergebnisse. . . . 133
VII
Literaturverzeichnis
[1] United Nations General Assembly Resolution 68/221, “International Year of Light and Light-based Technologies, 2015.” http://undocs.org/A/
RES/68/221. Abgerufen am 2. Februar, 2015.
[2] Bundesministerium für Bildung und Forschung, “Die Hightech-Strategie
für Deutschland.” http://www.bmbf.de/pubRD/bmbf_hts_lang.pdf,
2006. Abgerufen am 2. Februar, 2015.
[3] Gemeinschaftliche Studie der Verbände SPECTARIS, VDMA,
ZVEI und des Bundesministeriums für Bildung und Forschung,
“PHOTONIK Branchenreport 2013.” http://www.bmbf.de/pubRD/
Photonik-Branchenreport-2013_A4-Druck.pdf, 2013. Abgerufen am 2.
Februar, 2015.
[4] Gemeinschaftliche Studie der Verbände SPECTARIS, VDMA,
ZVEI und des Bundesministeriums für Bildung und Forschung,
“PHOTONIK Branchenreport Aktuelle Lage - Februar 2014.”
http://www.spectaris.de/uploads/tx_ewsartikel/140217_Update_
Branchenreport_Photonik.pdf, 2014. Abgerufen am 3. Februar, 2015.
[5] Pressemitteilung
des
Bundespräsidialamtes,
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XXVIII
Danksagung
An dieser Stelle möchte ich allen danken die in irgendeiner Form zum Gelingen
dieser Arbeit beigetragen haben. Über die Jahre hinweg waren es so viele Personen, dass ich hoffe niemanden zu vergessen. Sollte ich doch jemanden vergessen,
so bitte ich um Verzeihung.
Prof. Dieter Bimberg danke ich für eine sehr interessante Aufgabenstellung
und über die Jahre hinweg immer neu gestellte Herausforderungen. Seiner steten
Unterstützung und der Bereitschaft für herausragende Arbeitsbedingungen zu
sorgen, gilt mein besonderer Dank.
Dr. André Strittmatter danke ich vielmals für die Übernahme des Zweitgutachtens. Auch so manche Frage zur Physik, Epitaxie und Design wurde stets
geduldig und immer zufriedenstellend beantwortet.
Prof. Michael Lehmann danke ich herzlich für die Übernahme des Prüfungsvorsitzes.
Allen Bürokollegen, insbesondere Thorsten, Vladimir, Daniel, Martin und
Leonid danke ich für eine sehr entspannte und angenehme Atmosphäre. So mancher langer Tag, Abend oder gar manches Wochenende im Büro, Labor oder
Reinstraum waren so leichter zu ertragen. Vladimir danke ich vor allem für die
zahlreichen Berechnungen und den dazu gehörenden abendlichen Diskussionen.
Eine perfekte Ergänzung aus Mathematik und Physik!
Meinen zahlreichen betreuten Studenten, Christoph de la Haye, Daniel Seidlitz, Venkata Avinash Varma Alluri, Tristan Visentin und Martin Winterfeldt,
der nicht nur zum Bachelor sondern auch zum Master zu mir kam, möchte
ich besonders danken. So manche langwierigen Messungen wären ohne fleißige
Studenten nie fertig geworden. Sie haben weiterhin nicht nur geholfen meine didaktischen Fähigkeiten zu erweitern, sondern haben mir auch gezeigt, dass die
Geduld in der Tat eine wertvolle Tugend ist.
Dem MOCVD-Team unter der Führung von Dr. André Strittmatter danke
ich für diverse Wafer. Wenn mal schnell eine Teststruktur, eine Röntgen-, eine
PL- oder eine AFM-Messung gebraucht wurde, war stets jemand da um diese
schnellstmöglich zu erledigen. Auch die Jagd nach dem „first QD-laser emitting
at 1300 nm grown on GaAs-substrates by MOCVD“ oder dem „QD-based edgeemitting laser with record-low threshold current density“ war sehr spannend.
Allen Doktoranden und Kollegen der AG Bimberg möchte ich an dieser Stelle
danken. Praktisch jeder hat irgendwie seinen Anteil am Gelingen dieser Arbeit beigetragen. Ob bei verschiedenen Arbeiten im Reinstraum, der Pflege der
Arbeitsgruppen-IT, dem fleißigen Drucken von Bestellscheinen, dem Korrekturlesen von Anträgen, Berichten und dieser Arbeit oder gar dem Genuss von Kaffee
hat jeder geholfen meine Zeit in der AG angenehm zu gestalten.
Die technischen Angestellten des Instituts machen die Seele der Arbeitsgruppe
aus. In alphabetischer Reihenfolge gilt ein besonderer Dank Stefan Bock, Jörg
XXIX
Danksagung
Döhring, Ilona Gründler, René Linke, Bernd Ludwig, Kathrin Schatke, Ronny
Schmidt, Bernd Schöler und Bernhard Tierock. So vieles wäre ohne sie nicht
möglich gewesen.
Jeder experimentelle Physiker braucht sie und freut sich darüber dass wir sie
haben. Kompetente, freundliche und schnell arbeitende Mitarbeiter der Werkstätten. Sie haben nicht nur diverse Bauteile gebaut, sondern auch mein handwerkliches Wissen an einigen Stellen erweitert. Mein Dank geht daher (in alphabetischer Reihenfolge) an Rinaldo August, Daniela Beiße, Marco Haupt,
Andreas Jank, Werner Kaczmarek, Lothar Kroll, Norbert Lindner, Andreas Ludewig, Rainer Noethen, Wolfgang Pieper, Michaela Sofsky, Sven-Uwe Urban
und Norbert Zielinski,
Das Institut, die Arbeitsgruppen, die Verwaltung, eigentlich alles funktioniert
nur wenn es jemanden gibt der sich kümmert. Von A bis Z, vom Aktenordner
bis zum Zulassungsantrag, für alles und vieles mehr sind unsere Sekretärinnen
immer da. Namentlich (in alphabetischer Reihenfolge) möchte ich daher Hella
Farell, Ulrike Grupe, Claudia Hinrichs, Thou Hoang, Roswitha Koskinas, Susanne Ludwig, Doreen Nitzsche und Ines Rudolph ganz herzlich danken.
Allen Mitgliedern vom FBH, welche an verschiedenen Stellen zum Erfolg dieser Arbeit verholfen haben möchte ich danken. Insbesondere sind hier Dr. Götz
Erbert und Prof. Markus Weyers zu nennen. Ihr praktisch unerschöpfliches Wissen über Halbleiterlaser, sowie allen dazugehörigen Bereichen (Design, Wachstum, Analytik und Prozessierung) war stets sehr hilfreich.
Herrn Dr. Fritjof Willmann danke ich für die vielfältige Unterstützung und
sehr gute Zusammenarbeit während meiner TU-Zeit und meiner Zeit bei der
PBC Lasers GmbH. Danke auch für das praktisch unbegrenzte Wissen über
Marketing, Geschäftsführung und Geschäftspolitik. Seine Art der Teamführung
auf gleicher Augenhöhe war immer sehr angenehm und stets hoch geschätzt.
Dem gesamten PBC Team, (in alphabetischer Reihenfolge) Alexander Betke,
Thorsten Kettler, Benjamin Maier, Vitaly Shchukin, Danilo Skoczowsky und
Fritjof Willmann danke ich für die sehr angenehme Arbeitsatmosphäre. Zu erleben, dass ein Team nicht nur aufgrund einer Aufgabenverteilung besteht, sondern sich vielmehr geradezu symbiotisch ergänzt und so ein Mehr schafft, erfüllt
mich mit Stolz.
Nils Kirstaedter und dem Team von der Lumics GmbH sowie Claus Heitmann
und dem Team von der C2GO inprocess solutions GmbH möchte ich für die
schnelle Bearbeitung der Aufträge zu Facettenbeschichtungen und Aufbauten
danken. Die Zusage eines Termines ist nur mit dessen Einhaltung etwas wert.
Allen Freunden möchte ich für ihre Geduld danken. Insbesondere in den letzten Monaten kamen viele soziale Kontakte viel zu kurz.
Ganz besonderer Dank gilt meiner Familie. Meinen Eltern danke ich für die
vielfältige Unterstützung während meines Studiums. Ohne sie wäre ich nie so
weit gekommen. Mein tiefster Dank gilt meiner eigenen Familie. Meiner Frau
danke ich aus tiefstem Herzen für ihre unbeschränkte Liebe und ihre unermessliche Aufopferung die Dinge in geregelten Bahnen zu halten. Ihr Organisationstalent hat gerade in den letzten Monaten geholfen diese Seiten mit Inhalt zu
füllen. Bei meinen beiden Kindern möchte ich mich besonders bedanken. Sie
sind die Quelle meiner Kraft und zeigen mir was im Leben wichtig ist.
XXX

Neuartige Wellenleiterkonzepte für brillante

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