專利名稱：低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列的制作方法
技術領域：
本發(fā)明涉及半導體激光器技術領域，尤其涉及一種低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列。
背景技術：
半導體激光器有較高的電光轉化效率，通過選用不同的有源區(qū)材料或改變多元化合物半導體各組元的組分可得到所需激射波長，覆蓋的波段范圍廣，壽命長，能通過注入電流直接調制，與氣態(tài)和全固態(tài)激光器相比還具有體積小、重量輕、價格便宜的優(yōu)點。相比于面發(fā)射半導體激光器如VCSEL等，邊發(fā)射半導體激光器在高效率、大功率激光輸出方面有著極大的優(yōu)勢。近十年來，邊發(fā)射半導體激光器的輸出功率和壽命得到了顯著提高，室溫下單個激光器巴條連續(xù)輸出功率已超過百瓦，激光器堆疊輸出功率也超過了千瓦，同時使用壽命可達數(shù)千小時，從而廣泛應用于泵浦固態(tài)激光器(如Nd:YAG激光器)、泵浦光纖通信中的光源(如摻鉺光纖放大器EDFA)、材料的焊接與處理以及印刷工業(yè)、醫(yī)學、軍事等領域。但是，要進一步擴大半導體激光器的應用范圍甚至取代氣態(tài)、全固態(tài)激光器卻受限于邊發(fā)射半導體激光器的遠場特性。傳統(tǒng)邊發(fā)射半導體激光器在垂直于pn結方向(簡稱垂直方向，或快軸)發(fā)散角(半高全寬)約為30 50°，平行于pn結方向(簡稱水平方向，或慢軸)發(fā)散角(半高全寬)約為10 15°，遠場光斑呈橢圓形。另外，兩個方向上都存在高階模和基模同時激射的問題，導致發(fā)散角隨注入電流顯著變化。這些都使得邊發(fā)射半導體激光器在很多領域難以直接應用，雖然采用光束整形和外腔元件反饋等方式在一定程度上能降低快軸發(fā)散角，卻無法解決模式不穩(wěn)定等問題，同時還存在工藝復雜、難以集成等缺點。 為了降低激光器的垂直方向發(fā)散角，本研究團隊申請的中國專利CN201110147409.2采用在激光器外延結構N型一側引入一維周期性光子晶體結構的方法，利用折射率的周期性變化產生的光子晶體能帶對光子態(tài)進行調制，實現(xiàn)光子態(tài)的模式擴展。同時利用有源層作為光子晶體“缺陷”的局域作用使基模主要能量集中在量子阱區(qū)內，而高階模則擴展到光子晶體損耗區(qū)中，從而根據(jù)模式損耗的不同選出基模，同時降低快軸發(fā)散角。這不同于中國專利申請CN 201110272765.7和CN 201210080117.6所采用的布拉格反射波導機制。另外，由于半導體材料中空穴對光的載流子吸收損耗要大于電子對光的吸收損耗，因此只在N型一側引入光子晶體結構能夠大大地降低激射閾值，提高輸出功率，同時還能避免在P型一側引入光子晶體帶來的P型層過厚、串聯(lián)電阻過高的問題，從而在激光器性能上能優(yōu)于中國專利申請CN 201210164640.7所提出的布拉格發(fā)射波導雙光束激光器。然而，當快軸發(fā)散角的進一步降低要求增加基模擴展尺寸時，通常簡單地采用增大N型區(qū)光子晶體周期或周期數(shù)的方法。這樣同時也會造成基模限制在有源層中的能量比例(即限制因子)降低，甚至與高階模的限制因子相比擬，導致模式競爭及模式不穩(wěn)定輸出等現(xiàn)象發(fā)生。另外，輸出功率的增大帶來的載流子或熱效應也會影響折射率分布，造成高階模激射。這些都會使光束質量變差，從而要求我們改變結構來進一步增大基模和高階模的限制因子比。在垂直方向上用啁啾光子晶體代替周期性光子晶體，可以進一步增強有源層作為缺陷的“陷光”作用。在保證基模仍有較大的擴展范圍的同時，讓更多的基模能量集中在有源層中，而更多的高階模能量被濾除到光子晶體區(qū)內，從而在快軸方向實現(xiàn)低發(fā)散角的同時，也能保證基模的激射，使輸出激光近衍射極限。同樣，在半導體激光器水平方向上引入周期性波導結構形成激光器陣列時，雖然獲得了水平方向上各個模式的展寬和輸出功率的提升，但是也存在著模式競爭的問題。由于基模(同相模)限制在電流注入?yún)^(qū)的能量比例(即限制因子)與高階模(反相模)的非常接近，使得兩個模式同時激射，造成發(fā)散角的增大。另外，由于電流注入?yún)^(qū)內載流子或熱效應的影響，發(fā)散角會隨著電流注入水平而顯著變化，最終使遠場特性惡化。在水平方向采用啁啾結構代替周期性結構后，對周期性的破壞會使基模局域，高階模擴展。結合電流選擇性注入方式，可以提高基模的限制因子，同時大大地降低高階模的限制因子，從而“濾除”高階模。最終整個陣列輸出為同相模，水平方向的遠場為穩(wěn)定的低發(fā)散角近衍射極限的單瓣分布。

發(fā)明內容
(一 )要解決的技術問題有鑒于此，本發(fā)明的主要目的在于提供一種能夠在垂直方向和水平方向上同時實現(xiàn)單瓣低發(fā)散角和穩(wěn)定的近衍射極限輸出的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，在提高激光器輸出功率的同時極大地改善光束質量，獲得高亮度的激光。( 二 )技術方案為達到上述目的，本發(fā)明提供了一種低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，包括:N型襯底101 ;形成于該N型襯底之上的N型緩沖層102 ;形成于該N型緩沖層之上的N型啁啾光子晶體波導103 ;形成于該N型啁啾光子晶體波導之上的有源層104 ;形成于該有源 層之上的P型限制層105 ；以及形成于該P型限制層之上的P型蓋層106 ;其中，對該P型蓋層106和該P型限制層105進行刻蝕或腐蝕在該激光器陣列表面形成一個寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列，該脊形波導陣列位于該激光器陣列表面中間部分的是電流注入?yún)^(qū)201，位于該電流注入?yún)^(qū)201兩側的是第一無源損耗區(qū)202和第二無源損耗區(qū) 203。上述方案中，所述N型啁啾光子晶體波導103由至少兩對高折射率材料和低折射率材料交替疊置而成，且該至少兩對高折射率材料和低折射率材料的折射率分布或厚度分布各不相同。所述N型啁啾光子晶體波導103中相鄰高或低折射率材料的厚度或組分的差異，從靠近有源層104向靠近N型襯底101的方向逐漸增大，其變化方式為任意形式，包括線性、拋物線型。上述方案中，所述有源層104包括中心的單層或多層量子阱，以及兩側對稱或不對稱分布的不摻雜的窄波導層。所述單層或多層量子阱采用的材料為任意有源介質材料。所述單層或多層量子阱采用的材料為II1-V族半導體材料或I1-VI族半導體材料，增益譜峰值波長范圍覆蓋近紫外到紅外波段。所述II1-V族半導體材料為GaN/AlGaN、GaAs/AlGaAs或InP/InGaAsP，所述I1-VI族半導體材料為ZnO。
上述方案中，所述寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列的脊形寬度由陣列中心向陣列兩側方向逐漸減少，減小方式包括線性變化或拋物線型變化。上述方案中，所述電流注入?yún)^(qū)201、第一無源損耗區(qū)202或第二無源損耗區(qū)203均至少包含一個脊形波導，所述電流注入?yún)^(qū)201中脊形波導204有電流注入，脊形波導204之間區(qū)域205沒有電流注入。所述對該P型蓋層106和該P型限制層105進行刻蝕或腐蝕在該激光器陣列表面形成一個寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列時，刻蝕或腐蝕深度大于該P型蓋層106的厚度且小于該P型蓋層106與該P型限制層105的厚度之和。(三)有益效果從上述技術方案可以看出，本發(fā)明具有以下有益效果:本發(fā)明提供 的這種低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其垂直方向和水平方向波導均采用啁啾光子晶體結構。垂直方向啁啾光子晶體結構在保證基模具有與周期性光子晶體一樣的擴展尺度的情況下，使得更多的基模能量局域在有源層而更多的高階模能量分布在損耗的光子晶體區(qū)域中。水平方向啁啾光子晶體結構的脊形波導寬度從中心向兩邊逐漸減小。中心區(qū)為電流注入?yún)^(qū)，兩側為無源損耗區(qū)，使得基模能量主要集中在注入?yún)^(qū)而高階模能量主要集中在損耗區(qū)。在兩個方向上同時引入啁啾光子晶體結構，既能保留周期性光子晶體結構所實現(xiàn)的低發(fā)散角輸出的優(yōu)點，又克服了周期性光子晶體結構所存在的模式特性不穩(wěn)定、光束質量差的問題?？傊?，本發(fā)明提供的這種低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列具有輸出功率高、發(fā)散角窄、近衍射極限輸出、穩(wěn)定性好等優(yōu)點，且制備工藝簡單，重復性好，成本低，在高亮度半導體激光領域會有廣泛的應用前景。


圖1為依照本發(fā)明的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列輸出端面的結構示意圖。圖2(a)和圖2(b)分別為實施例1的激光器陣列在垂直、水平方向上的有效折射率分布圖。圖3(a)和圖3(b)分別為在垂直方向采用周期性光子晶體結構獲得高限制因子比的激光器，其基模與高階模的近場分布、基模的遠場分布圖。圖4(a)和圖4(b)分別為在垂直方向采用周期性光子晶體結構獲得低發(fā)散角的激光器，其基模與高階模的近場分布、基模的遠場分布圖。圖5 (a)和圖5 (b)分別為實施例1的激光器陣列在垂直方向上的基模與高階模的近場分布、基模的遠場分布圖。圖6(a)和圖6(b)分別為在水平方向上采用周期性光子晶體結構的激光器陣列，其基模(同相模)和高階模(反相模)的近場分布、基模的遠場分布圖。圖7 (a)和圖7 (b)分別為實施例1的激光器陣列在水平方向上的基模(同相模)和高階模(反相模)的近場分布、基模的遠場分布圖。
具體實施例方式為使本發(fā)明的目的、技術方案和優(yōu)點更加清楚明白，以下結合具體實施例，并參照附圖，對本發(fā)明進一步詳細說明。如圖1所示，圖1為依照本發(fā)明實施例的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列的結構示意圖，該激光器陣列包括:N型襯底101 ;形成于該N型襯底101之上的N型緩沖層102 ;形成于該N型緩沖層102之上的N型啁啾光子晶體波導103 ;形成于該N型啁啾光子晶體波導103之上的有源層104 ;形成于該有源層104之上的P型限制層105 ;以及形成于該P型限制層105之上的P型蓋層106 ;其中，對該P型蓋層106和該P型限制層105進行刻蝕或腐蝕在該激光器陣列表面形成一個寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列，該脊形波導陣列位于該激光器陣列表面中間部分的是電流注入?yún)^(qū)201，位于該電流注入?yún)^(qū)201兩側的是第一無源損耗區(qū)202和第二無源損耗區(qū)203。其中，N型啁啾光子晶體波導103由至少兩對高折射率材料和低折射率材料交替疊置而成，且該至少兩對高折射率材料和低折射率材料的折射率分布或厚度分布各不相同，不同周期內N型高折射率層110(或N型低折射率層111)的組分相同而厚度不同，或者厚度相同而組分不同。N型啁啾光子晶體波導103中相鄰高或低折射率材料的厚度或組分的差異，從靠近有源層104向靠近襯底101的方向逐漸增大。其變化方式可為任意形式，包括線性、拋物線型。通過對兩端的高、低折射率層的組分、厚度以及啁啾變化的形式進行優(yōu)化，得到一個在靠近有源層的光子晶體中急劇衰減而在遠離有源層的光子晶體中緩慢衰減的基模場分布，和一個主峰大多分布在光子晶體層的高階模場分布。此時基模的限制因子較高，模場范圍也較大，對應的發(fā)散角較低，而高階模則因限制因子較低被抑制，從而在垂直方向上獲得低發(fā)散角近衍射極限輸出。有源層104包括中心的單層或多層量子阱，以及兩側對稱或不對稱分布的不摻雜的窄波導層。所述單層或多層量子阱采用的材料為任意有源介質材料，包括II1-V族半導體材料和I1-VI族半導體材料，增益譜峰值波長范圍覆蓋近紫外到紅外波段。II1-V族半導體材料為 GaN/AlGaN、GaAs/AlGaAs 或 InP/InGaAsP 等，I1-VI 族半導體材料為 ZnO。本發(fā)明低發(fā) 散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其水平方向結構從左至右為第一無源損耗區(qū)202、電流注入?yún)^(qū)201、第二無源損耗區(qū)203。電流注入?yún)^(qū)201、第一無源損耗區(qū)202或第二無源損耗區(qū)203均至少包含一個脊形波導。脊形寬度從電流注入?yún)^(qū)201的中心向陣列兩側逐漸減小，減小方式可以為任意形式包括線性變化和拋物線型變化。第一無源損耗區(qū)202和第二無源損耗區(qū)203相對于電流注入?yún)^(qū)201可為對稱分布，或非對稱分布。電流注入?yún)^(qū)201內脊形波導204有電流注入，脊形波導之間的區(qū)域205沒有電流注入。所述對該P型蓋層106和該P型限制層105進行刻蝕或腐蝕在該激光器陣列表面形成一個寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列時，刻蝕或腐蝕深度大于該P型蓋層106的厚度且小于該P型蓋層106與該P型限制層105的厚度之和。以下結合具體的實施例對本發(fā)明提供的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列作進一步詳細說明。實施例一如圖2(a)和圖2(b)所示，分別為波長為905nm的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列在垂直和水平方向上的折射率分布圖。圖2(a)中垂直方向啁啾光子晶體結構包含8對Ala 22Gaa 78As/Ala 3Gaa 7As交替生長的高、低折射率層，并采用厚度線性變化的啁啾形式。最靠近有源層的一對光子晶體的低、高折射率層厚度分別為0.6μπι和0.2 μ m,而最靠近襯底的一對低、高折射率層厚度分別為0.53 μ m和0.27 μ m。相鄰高(或低)折射率層厚度差值為10nm。圖2(b)中水平方向光子晶體包含9個對稱分布的脊形波導，從中心到邊緣波導寬度分別為5、4、4、3、3μπι，相鄰波導間的間隔均為2μπι寬。圖3至圖7中的基模和高階模的近場分布均采用能量歸一化的形式。圖3對應于在垂直方向采用周期性光子晶體結構獲得高限制因子比的激光器。圖3(a)為基模與限制因子最高的高階模的近場分布圖，圖3(b)為基模的遠場分布圖。其垂直方向光子晶體與實施例1的垂直方向啁啾光子晶體的材料結構、總厚度均相同，只是低、高折射率層厚度分別為0.55μπι和0.25 μ m0雖然獲得了大的限制因子比，但是發(fā)散角(半高全寬)卻接近10°。圖4(a)和圖4(b)分別為對圖3的光子晶體各層厚度進行調整優(yōu)化而得到的結果，低、高折射率層厚度分別調整為0.5 μ m和0.3 μ m?？梢钥吹交０l(fā)散角得到了降低(7.5° )，卻犧牲了限制因子比(接近I)，這容易產生高階模的激射。因此可以看出周期性光子晶體結構得到高限制因子比則犧牲了小發(fā)散角，追求發(fā)散角小則放棄了高限制因子比，難以產生低發(fā)散角近衍射極限輸出的激光。如圖5(a)和圖5(b)所不,實施例1的激光器陣列在垂直方向上米用厚度啁啾的形式，在保證基模場分布有較大擴展下(發(fā)散角6.V )，其垂直方向基模和高階模的限制因子比接近6: 1，從而對高階模有很好的抑制作用，防止大電流工作時高階模激射產生的發(fā)散角增大的問題。啁啾光子晶體結構兼顧了高限制因子比和低發(fā)散角，為獲得大功率下垂直方向低發(fā)散角近衍射極限輸出的激光提供了有力的途徑。圖6(a)和圖6(b)對應于水平方向上采用周期性光子晶體結構的激光器陣列，圖6(a)為基模和高階模近場分布圖，圖6(b)為基模的遠場分布圖。如圖所示，基模擴展范圍較大，對應的發(fā)散角也較小。但是高階模式與基模具有非常類似的場分布，基模限制因子甚至小于高階模。即使采用選擇性注入方式，也無法消除兩個模式的競爭。最終兩個模式會同時激射，且大功率下高階模式會更占優(yōu)勢，使得遠場分布表現(xiàn)為高階模的雙瓣，發(fā)散角偏大。如圖7 (a)和圖7 (b)所示，實施例1的激光器陣列在水平方向上采用啁啾光子晶體結構，調制基模和高階模 的場分布，使二者產生了較大的差異?；Ｖ饕性谥行膮^(qū)域而高階模則主要分布在陣列的兩邊。通過在中心區(qū)域的五個寬脊形波導上選擇性注入電流，可以使增益主要集中在基模，而高階模則被損耗所抑制，基模和高階模的限制因子比可大于10: 1，比圖6中的周期性光子晶體陣列高一個數(shù)量級。從而使得激光器陣列的遠場分布表現(xiàn)為基模的單瓣特征，且發(fā)散角很小，理論上可接近衍射極限。以上所述的具體實施例，對本發(fā)明的目的、技術方案和有益效果進行了進一步詳細說明，所應理解的是，以上所述僅為本發(fā)明的具體實施例而已，并不用于限制本發(fā)明，凡在本發(fā)明的精神和原則之內，所做的任何修改、等同替換、改進等，均應包含在本發(fā)明的保護范圍之內。
權利要求
1.一種低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，包括: N型襯底(101)； 形成于該N型襯底之上的N型緩沖層(102)； 形成于該N型緩沖層之上的N型啁啾光子晶體波導(103)； 形成于該N型啁啾光子晶體波導之上的有源層(104)； 形成于該有源層之上的P型限制層(105);以及 形成于該P型限制層之上的P型蓋層(106)； 其中，對該P型蓋層(106)和該P型限制層(105)進行刻蝕或腐蝕在該激光器陣列表面形成一個寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列，該脊形波導陣列位于該激光器陣列表面中間部分的是電流注入?yún)^(qū)(201)，位于該電流注入?yún)^(qū)(201)兩側的是第一無源損耗區(qū)(202)和第二無源損耗區(qū)(203)。
2.根據(jù)權利要求1所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述N型啁啾光子晶體波導(103)由至少兩對高折射率材料和低折射率材料交替疊置而成，且該至少兩對高折射率材料和低折射率材料的折射率分布或厚度分布各不相同。
3.根據(jù)權利要求2所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述N型啁啾光子晶體波導(103)中相鄰高或低折射率材料的厚度或組分的差異，從靠近有源層(104)向靠近N型襯底(101)的方向逐漸增大，其變化方式為任意形式，包括線性、拋物線型。
4.根據(jù)權利要求1所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述有源層(104)包括中心的單層或多層量子阱，以及兩側對稱或不對稱分布的不摻雜的窄波導層。
5.根據(jù)權利要求4所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述單層或多層量子阱采用的材料為任意有源介質材料。
6.根據(jù)權利要求5所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述單層或多層量子阱采用的材料為II1-V族半導體材料或I1-VI族半導體材料，增益譜峰值波長范圍覆蓋近紫外到紅外波段。
7.根據(jù)權利要求6所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述II1-V族半導體材料為GaN/AlGaN、GaAs/AlGaAs或InP/InGaAsP，所述I1-VI族半導體材料為ZnO。
8.根據(jù)權利要求1所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列的脊形寬度由陣列中心向陣列兩側方向逐漸減少，減小方式包括線性變化或拋物線型變化。
9.根據(jù)權利要求1所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述電流注入?yún)^(qū)(201)、第一無源損耗區(qū)(202)或第二無源損耗區(qū)(203)均至少包含一個脊形波導，所述電流注入?yún)^(qū)(201)中脊形波導(204)有電流注入，脊形波導(204)之間區(qū)域(205)沒有電流注入。
10.根據(jù)權利要求9所述的低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，其特征在于，所述對該P型蓋層(106)和該P型限制層(105)進行刻蝕或腐蝕在該激光器陣列表面形成一個寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列時，刻蝕或腐蝕深度大于該P型蓋層(106)的厚度且小于該P型 蓋層(106)與該P型限制層(105)的厚度之和。
全文摘要
本發(fā)明公開了一種低發(fā)散角近衍射極限輸出啁啾光子晶體邊發(fā)射激光器陣列，包括N型襯底；形成于該N型襯底之上的N型緩沖層；形成于該N型緩沖層之上的N型啁啾光子晶體波導；形成于該N型啁啾光子晶體波導之上的有源層；形成于該有源層之上的P型限制層；以及形成于該P型限制層之上的P型蓋層；其中，對該P型蓋層和該P型限制層進行刻蝕在該激光器陣列表面形成一個寬度呈啁啾變化的脊形波導陣列，該脊形波導陣列位于該激光器陣列表面中間部分的是電流注入?yún)^(qū)，位于該電流注入?yún)^(qū)兩側的是第一無源損耗區(qū)和第二無源損耗區(qū)。利用本發(fā)明，可在提高邊激光器輸出功率的同時，降低發(fā)散角并濾除高階模式，實現(xiàn)高功率低發(fā)散角近衍射極限激光輸出。
文檔編號H01S5/22GK103219650SQ201310106019
公開日2013年7月24日 申請日期2013年3月29日 優(yōu)先權日2013年3月29日
發(fā)明者鄭婉華, 劉磊, 渠紅偉, 張斯日古楞, 王海玲 申請人:中國科學院半導體研究所