Многомодовая генерация света в инжекционном полупроводниковом лазере на основе хирального AlAs/(Al, Ga)As/GaAs микрорезонатора

Аннотация

Выполнены экспериментальные исследования инжекционных поверхностно-излучающих лазеров с вертикальным хиральным микрорезонатором на основе AlAs/(Al, Ga)As/GaAs в режиме многомодовой генерации. Продемонстрирована высокая степень циркулярной поляризации излучения > 70% различных мод генерации, измеренных с высоким спектральным разрешением. Построены подробные карты пространственного и углового распределения интенсивности лазерного излучения.

Полный текст

ВВЕДЕНИЕ

Лазерные источники циркулярно поляризованного излучения являются важными компонентами для широкого круга приложений в современной фотонике, биомедицинском зондировании, квантовых вычислениях и технологиях хранения данных, трехмерных дисплеях и во многих других областях [1–6]. Преимущественно, лазеры обладают линейной поляризацией излучения. Для получения лазерного излучения, обладающего циркулярной поляризацией, обычно используют линейные поляризаторы и четвертьволновые пластины, которые бывают относительно громоздкими. В связи с этим традиционные методы генерации света с круговой поляризацией имеют определенные ограничения при миниатюризации устройств.

В последнее время значительное внимание уделяется исследованиям диэлектрических метаповерхностей [1, 7–9], которые при их сверхтонкой структуре и низких потерях на поглощение обладают исключительными возможностями для управления светом, включая и контроль его поляризации. С другой стороны, полупроводниковые поверхностно-излучающие микролазеры с вертикальными резонаторами (VCSEL), имеющие малую площадь основания и с излучением, выходящим по направлению, близким к нормали к поверхности, могут быть достаточно просто интегрированы со сверхтонкими метаповерхностями, что дает возможность реализовать сверхкомпактные лазеры циркулярно поляризованного излучения.

В работах [10–17] было продемонстрирована возможность реализации компактных устройств циркулярно поляризованного излучения на основе плоских наноструктур из обычных ахиральных A^IIIB^V полупроводников и изучены их свойства. Главной особенностью таких гетероструктур был сформированный в их верхнем слое за счет частичного травления на определенную глубину с помощью современных полупроводниковых технологий фотонный кристалл с квадратной решеткой, обладающий хиральной симметрией. Неэквивалентность собственных электромагнитных мод системы с различной циркулярной поляризацией, возникающая из-за такой симметрии, позволило создать разнообразные компактные источники циркулярно поляризованного излучения без приложения внешнего магнитного поля.

Важное прикладное значение имела демонстрация возможности реализации инжекционных полупроводниковых лазеров с высокой степенью циркулярной поляризации излучения вплоть до значений ~90% в отдельных модах генерации при гелиевых температурах [13, 14]. Знак циркулярной поляризации основных полос генерации такого лазера определялся при изготовлении знаком хиральности фотонного кристалла [14]. Несмотря на то, что исследованные в этих работах структуры не были оптимизированы для более высоких температур, они оставались работоспособными вплоть до температур ~150 K [15, 16]. В работе [17] была изучена кинетика неравновесных процессов, происходящих в фононной и электронной подсистемах при работающем полупроводниковом лазере.

Настоящая работа посвящена подробным экспериментальным исследованиям пространственного и углового распределения интенсивности излучения различных мод таких лазеров в режиме многомодовой генерации при их возбуждении электрическими импульсами.

МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТОВ И ОБРАЗЦЫ

В работе исследовались полупроводниковые вертикально излучающие инжекционные лазеры, в которых при приложении импульсного электрического напряжения в режиме развитой лазерной генерации излучался циркулярно поляризованный свет [13–16]. Образец, содержащий несколько сотен лазерных структур на основе λ-микрорезонатора Al_0.40Ga_0.60As, был выращен на ориентированной (100) n-допированной GaAs подложке методом молекулярно-пучковой эпитаксии. В пучности электрического поля в центре микрорезонатора располагались четыре квантовые ямы из GaAs шириной 7 нм, разделенные 4 нм Al_0.40Ga_0.60As барьерами. Брэгговские зеркала состояли из n- и p-допированных пар слоев AlAs/Al_0.20Ga_0.80As. Каждая отдельная вертикально излучающая лазерная структура представляла собой параллелепипед с размерами основания 60×60 мкм², на верхнем зеркале которого, внутри площади, ограниченной золотым кольцевым контактом, размещался вытравленный на глубину до середины пятого сверху слоя Al_0.20Ga_0.80As фотонный кристалл размером 36×36 мкм². Подробные структурные характеристики исследованных лазеров описаны в работах [13–16].

Образец с лазерами помещался в сверхтекучий гелий при температуре ~1.8 K в оптическом криостате. Возбуждение свечения наноструктуры осуществлялось с помощью генератора электрических прямоугольных импульсов с длительностью ~1 мкс и частотой следования 3–10 кГц. К каждой отдельной лазерной структуре прикладывалось импульсное напряжение величиной до ~15 В, при этом значения импульсного тока J, текущего через различные лазерные структуры, не превышали величины ~25 мА. В таких условиях в качественных наноструктурах наблюдалась лазерная генерация излучения с высокой степенью циркулярной поляризации (ρ_C > 0.7) в отсутствие внешнего магнитного поля.

Спектры лазерного излучения регистрировались с помощью оснащенного охлаждаемым Si-CCD детектором тройного спектрометра Dilor XY ― 500, который имел разрешение ≤ 40 мкэВ в исследуемом спектральном диапазоне.

Для построения пространственной карты распределения интенсивности лазерной генерации увеличенное изображение открытой части (36 × 36 мкм²) излучающей лазерной структуры передавалось в плоскость скрещенных щелей, которые позволяли выделять интересующий участок на поверхности образца с пространственным разрешением ~3 мкм.

Для измерения спектрально-угловой зависимости интенсивности генерации поверхность образца ориентировалась перпендикулярно оптической оси и располагалась в фокальной плоскости объектива, собирающего излучение. В результате свет, выходящий под определенным углом к поверхности образца и имеющий определенные значения компонент волнового вектора k_x и k_y вдоль х и у направлений в пространстве, после прохождения через объектив распространяется вдоль соответствующего пути в поперечном сечении параллельного пучка излучения. Регистрируя спектр выделенной части излучения, проходящего через малую диафрагму, которая располагалась за собирающим объективом в параллельном пучке и могла контролируемым образом перемещаться в нормальной к оптической оси плоскости, достигалось угловое разрешение измерительной системы ~0.3 градуса.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 1 показан пример спектров излучения, зарегистрированных с высоким спектральным разрешением, одной из лазерных структур в режиме развитой генерации при значении импульсного тока, текущего через образец J ≈ 25 мА. Спектр излучения в σ⁺ циркулярной поляризации показан сплошной кривой, а в σ^– – точечной кривой. На рис. 1 показана также степень циркулярной поляризации (пунктирная кривая), которая определялась из соотношения ρ_C = (I ⁺ – I ^–)/(I ⁺ + I ^–), где I ⁺ и I ^– – интенсивности излучения в σ⁺ и σ^– циркулярной поляризации, соответственно.

Рис. 1. Спектры излучения лазерной структуры при различной циркулярной поляризации в режиме развитой генерации при значении импульсного тока, текущего через образец J ≈ 25 мА; температура T = 1.8 K. Сплошная кривая – спектр излучения в σ⁺ циркулярной поляризации, точечная кривая – в σ^–; пунктирная кривая – степень циркулярной поляризации ρ_C

Из данных, приведенных на рис. 1, видно, что спектр лазерного излучения состоит из нескольких узких полос, отвечающих различным модам генерации исследуемой структуры. Многомодовый режим генерации лазера связан, по-видимому, в первую очередь с его плоской геометрией, поскольку размеры лазерной структуры в плоскости существенно превышают ее толщину [17]. Видно также, что наиболее сильные моды генерации данного лазера имеют σ⁺ циркулярную поляризацию, что определяется знаком хиральности фотонного кристалла на верхнем брэгговском зеркале структуры [14]. Однако высокая чувствительность степени циркулярной поляризации ρ_C к длине волны излучения и к точной геометрии резонатора [12] может приводить к изменению ее величины и даже ее знака, что и наблюдается в более слабых по интенсивности модах генерации лазера на высокочастотном краю (рис. 1). При этом модуль величины |ρ_C| в спектральной области свечения мод генерации лазера достигает весьма значительной величины ~70%.

Исследования распределения интенсивности излучения различных мод генерации лазера из различных участков его поверхности (36×36 мкм²) показали, что эти распределения могут существенно отличаться друг от друга, т.е. излучение мод происходит с разных мест на поверхности образца. Как пример, на рис. 2 (с использованием шкалы серого цвета) показано распределение интенсивности I моды с энергией излучения ~1564.62 мэВ в σ⁺ и σ^– циркулярной поляризации с различных участков поверхности лазера. Видно, что характерные линейные размеры Δl области интенсивного излучения этой моды составляют величину порядка 5–10 мкм. Близкие к таким же размерам областей свечения наблюдались и для других мод излучения этой лазерной структуры, хотя, как уже отмечалось, эти области находились в различных местах на поверхности лазерной структуры. Фактически это может означать, что наблюдаемый на рис. 1 спектр генерации отвечает излучению нескольких независимых лазеров, реализующихся в одной данной лазерной структуре.

Рис. 2. Пространственное распределение интенсивности I моды лазерной генерации с энергией излучения ~1564.62 мэВ в σ⁺ и σ^– циркулярных поляризациях с различных участков поверхности лазера

На рис. 3 (с использованием шкалы серого цвета) показаны двумерные зависимости интенсивностей моды с энергией излучения ~1564.62 мэВ в σ⁺ и σ ^– циркулярной поляризации (масштабы интенсивностей I ⁺ и I ^– различны) от угла выхода излучения по отношению к нормали к поверхности образца вдоль x и y направлений в пространстве. Картины распределения интенсивностей по углу, так же как пространственные распределения, для разных мод генерации лазера отличаются друг от друга. Типичные значения ширин углового распределения интенсивностей и отличий в расположении их максимумов для разных мод могут достигать порядка нескольких угловых градусов. При этом наибольшие отличия в расположении максимумов углового распределения интенсивностей наблюдается для мод с различным знаком степени циркулярной поляризации излучения.

Рис. 3. Зависимости распределения интенсивностей I ⁺ и I ^– моды с энергией излучения ~1564.62 мэВ в σ⁺ и σ^– циркулярных поляризациях, соответственно, от угла выхода излучения по отношению к нормали к поверхности образца вдоль x и y направлений в пространстве

На рис. 4 представлен срез угловой зависимости интенсивности моды лазерной генерации, представленной на рис. 3, вдоль пространственного направления x (вблизи значения k_y ≈ 0) в двух циркулярных поляризациях σ⁺ (закрытые символы) и σ^– (открытые символы). Видно, что угловая расходимость Θ полосы генерации этой моды в дальней зоне составляет величину порядка несколько градусов, что, учитывая размер излучающей зоны Δl (рис. 2), неплохо согласуется с формулой для расходимости гауссова пучка Δl ≈ λ / π·Θ, где λ – длина волны излучения.

Рис. 4. Угловая зависимость интенсивности моды лазерной генерации I вдоль пространственного направления x (k_y ≈ 0) в двух циркулярных поляризациях σ⁺ (закрытые символы) и σ^– (открытые символы)

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, выполнены подробные экспериментальные исследования пространственного и углового распределения интенсивности излучения различных мод инжекционных поверхностно-излучающих лазеров с вертикальным хиральным микрорезонатором на основе AlAs/(Al, Ga)As/GaAs в режиме многомодовой генерации. Степень циркулярной поляризации излучения различных мод генерации в качественных лазерных структурах оказывается > 70%. На основании проведенных исследований сделано предположение о возможности реализации нескольких независимых лазеров на одной лазерной структуре.

Авторы выражают благодарность С. Хёфлингу (S. Höffling) и Х. Шнайдеру (C. Schneider) за предоставленные образцы для исследований, В.Д. Кулаковскому и С.Г. Тиходееву за многочисленные полезные обсуждения, а Е.В. Филатову за помощь в проведении экспериментов.