伏丁陽， 高 欣， 趙仁澤， 張 悅， 蘇 鵬， 薄報(bào)學(xué)

（長春理工大學(xué) 高功率半導(dǎo)體激光國家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室， 吉林 長春 130022）

1 引 言

超輻射發(fā)光二極管（Superluminescent diodes，SLD）作為一種高功率、寬光譜發(fā)射的光源，具有相干長度短和遠(yuǎn)場發(fā)散角小等優(yōu)點(diǎn)，廣泛應(yīng)用于波分復(fù)用（Wavelength division multiplexing，WDM）、光時(shí)域反射儀（Optical time domain reflectometer，OTDR）以及光纖陀螺儀（Fiber-optic gyroscope，F(xiàn)OG）等領(lǐng)域。同時(shí)，水汽對1.06 μm 的吸收較低，并且水在1 μm 附近存在零色散的情況，因此1 μm 波段的SLD 可以在含水分氣氛條件下測量目標(biāo)，根據(jù)光譜中各頻率的干涉信號來獲得深度相關(guān)的信息，使其方便用于醫(yī)學(xué)診斷領(lǐng)域中的光學(xué)相干層析成像（Optical coherence tomography，OCT）[1-2]。目前，1 μm 波段OCT 系統(tǒng)光源的光譜半寬應(yīng)不低于75 nm。對SLD 的需求正在朝著高輸出功率和寬光譜半寬的目標(biāo)邁進(jìn)。SLD 的高功率輸出特性，既可以實(shí)現(xiàn)在光纖中更長距離的信息傳輸、降低噪聲對測量結(jié)果的影響，又可以提高FOG 系統(tǒng)的精度和靈敏度，也可以提升OCT系統(tǒng)的成像速率，還可以增加OTDR 系統(tǒng)的動(dòng)態(tài)范圍與測量距離。而SLD 寬光譜特性則可以實(shí)現(xiàn)OCT 系統(tǒng)軸向分辨率的提高。

自從1971 年Kurbatov 等[3]首次制備出SLD 之后，如何提高SLD 的輸出性能成為研究熱點(diǎn)。Ohgoh 等[4]制備了中心波長為1.05 μm 的傾斜波導(dǎo)結(jié)構(gòu)的InGaAs/GaAs 非對稱雙量子阱結(jié)構(gòu)SLD，獲得了33.4 mW 的連續(xù)波輸出功率和77.5 nm 光譜半寬。2015 年，段利華等[5]制備了中心波長為1 053 nm 的彎曲波導(dǎo)吸收區(qū)結(jié)構(gòu)的InGaAs/GaAs 雙量子阱SLD，在100 mA 注入電流下，SLD模塊尾纖輸出功率達(dá)到2.5 mW，相應(yīng)的光譜半寬為24 nm。2018 年，Kwon 等[6]制備出中心波長1.08 μm 的InGaAs/GaAs 非對稱雙量子阱結(jié)構(gòu)的SLD，在250 mA 注入電流下獲得20 mW 的輸出功率和122 nm 的光譜半寬。由于J 型波導(dǎo)后端面的反射作用使得這種結(jié)構(gòu)的SLD 可以實(shí)現(xiàn)更高的輸出功率，Kafar 等[7]制備了J 型波導(dǎo)結(jié)構(gòu)的藍(lán)紫色SLD，在450 mA 注入電流下獲得了大于200 mW的輸出功率。可以看出，現(xiàn)階段1 μm 波段SLD 的輸出功率還有待提高。

為了改善1 μm 波段SLD 的輸出特性，本文設(shè)計(jì)了非均勻阱寬大阱深的三量子阱結(jié)構(gòu)作為有源區(qū)以提高增益、改善譜寬、減小高注入下的載流子泄露并通過縮小波導(dǎo)層和限制層AlGaAs 材料中Al 組分的差值，降低器件的遠(yuǎn)場發(fā)散角，改善器件光束特性。另外，采用時(shí)域有限差分法結(jié)合光束傳輸法仿真模擬了J 形波導(dǎo)不同結(jié)構(gòu)參數(shù)與損耗系數(shù)之間的關(guān)系。基于仿真結(jié)果，確定器件結(jié)構(gòu)參數(shù)，并對制備工藝進(jìn)行了優(yōu)化。

2 器件設(shè)計(jì)

J 型波導(dǎo)結(jié)構(gòu)的SLD 結(jié)構(gòu)示意圖如圖1 所示，芯片前腔面鍍制增透膜，后腔面鍍制高反膜。彎曲波導(dǎo)腔面作為輸出腔面配合前腔面鍍制的增透膜可以使光在縱向上的振蕩得到有效抑制，只有極少部分光反射回波導(dǎo)內(nèi)，從而達(dá)到抑制F-P 振蕩的目的，使器件穩(wěn)定工作在超輻射狀態(tài)，抑制激射引起的光譜變窄。后腔面的高反膜設(shè)計(jì)提供了波導(dǎo)內(nèi)的雙程增益，有效增加腔內(nèi)的光增益長度，有利于器件輸出功率的提高。

圖1 J 型波導(dǎo)結(jié)構(gòu)SLD 示意圖Fig.1 Schematic diagram of J-shaped waveguide structure SLD

波導(dǎo)彎曲會(huì)不可避免地產(chǎn)生輻射損耗。如果損耗過大，可能導(dǎo)致器件輸出功率較低或器件發(fā)熱嚴(yán)重而無法正常工作。對彎曲損耗進(jìn)行定量分析意義重大。損耗系數(shù)α由下列公式聯(lián)立給出：

其中，A代表振幅，I是輸出功率，I0是輸入功率，L是波導(dǎo)長度。

在器件設(shè)計(jì)過程中，首先仿真了不同刻蝕深度對脊形波導(dǎo)基模模場尺寸的影響，并采用光束傳輸法仿真了不同波導(dǎo)結(jié)構(gòu)參數(shù)（刻蝕深度、脊寬、曲率半徑）情況下，光在波導(dǎo)中的傳輸情況，得到了不同波導(dǎo)結(jié)構(gòu)參數(shù)對損耗系數(shù)的影響。

仿真過程采用的器件的外延結(jié)構(gòu)參數(shù)如表1所示。采用相同In 組分不同阱寬的三量子阱結(jié)構(gòu)作為有源區(qū)達(dá)到擴(kuò)展器件光譜半峰寬的目的。此外，考慮到單量子阱對非平衡載流子的收集能力較弱[8]，本文利用GaAsP 替代傳統(tǒng)的GaAs 作為壘層材料增大阱深并結(jié)合多量子阱結(jié)構(gòu)以獲得高增益和高注入下的低載流子泄露，提高載流子的注入效率。其次，電導(dǎo)率大、熱阻小的AlGaAs 被作為波導(dǎo)層與限制層材料。研究了波導(dǎo)層和限制層AlxGa1-xAs 材料中Al 組分的差值Δx對遠(yuǎn)場發(fā)散角的影響，如圖2 所示。結(jié)果表明，Δx=0.1 時(shí)的垂直遠(yuǎn)場發(fā)散角較Δx=0.3 時(shí)下降了6.5°，即縮小波導(dǎo)與限制層材料中Al 組分的差值有利于降低基模光限制因子，進(jìn)而達(dá)到降低器件遠(yuǎn)場發(fā)散角以改善光束特性的目的。

表1 器件外延結(jié)構(gòu)參數(shù)Tab.1 Device epitaxial structure parameters

圖2 歸一化的垂直遠(yuǎn)場發(fā)散角隨波導(dǎo)層和限制層Al 組分差值Δx 的變化趨勢Fig.2 The trend of normalized vertical far-field divergence angle as a function of the difference in Al composition Δx between the waveguide layer and the limiting layer

本文首先進(jìn)行模型建立，將如圖1 所示的單管劃分為脊波導(dǎo)區(qū)域和脊波導(dǎo)兩側(cè)被刻蝕區(qū)域。其等效圖形如圖3 所示。脊波導(dǎo)兩側(cè)被刻蝕區(qū)域的外延結(jié)構(gòu)相同且刻蝕深度也相同，因此它們的等效折射率相同。設(shè)脊型波導(dǎo)兩側(cè)被刻蝕區(qū)域的等效折射率為n1，脊波導(dǎo)區(qū)域的等效折射率為n。

圖3 等效圖形Fig.3 Equivalent figure

其次，利用Mode Solutions 仿真n1與Δn=n-n1隨刻蝕深度的變化情況，如圖4（a）、（b）所示。從圖中可以看出，刻蝕深度小于1.1 μm 時(shí)n1幾乎保持不變。當(dāng)刻蝕深度達(dá)到一定值后，n1對刻蝕深度的變化變得很敏感，刻蝕深度的少量增加會(huì)導(dǎo)致n1的急劇下降。刻蝕深度大于1.1 μm 時(shí)n1開始下降，Δn隨著刻蝕深度的增加而增加。這表明隨著刻蝕深度的增加，波導(dǎo)對光場的限制能力逐漸增強(qiáng)。

圖4 刻蝕深度與n1（a）和Δn（b）之間的關(guān)系Fig.4 The relationship between etching depth and n1（a） and Δn（b）

再次，為了初步確定刻蝕深度，本文仿真了基模模場尺寸隨刻蝕深度H的變化趨勢，如圖5 所示。仿真采用的脊波導(dǎo)寬度為3 μm。從圖中可以看出，隨著刻蝕深度的增加，分布在±1.5 μm 范圍外的光場強(qiáng)度隨之下降。這表明基模模場的分布范圍逐漸收縮到脊波導(dǎo)中，光場的側(cè)向尺寸逐漸減小。當(dāng)刻蝕深度＜1.1 μm 時(shí)，光場模式可擴(kuò)展到脊型區(qū)兩側(cè)較大距離，載流子的側(cè)向擴(kuò)展會(huì)導(dǎo)致器件的增益減小[9]。當(dāng)刻蝕深度＞1.1 μm 時(shí)，分布在脊波導(dǎo)外側(cè)的光場強(qiáng)度近似為零。因此，刻蝕深度應(yīng)該大于1.1 μm。

圖5 基模模場尺寸隨刻蝕深度的變化趨勢Fig.5 The variation trend of fundamental mode field size with etching depth

隨后，對脊寬為3 μm、曲率半徑為13.6 mm的器件在不同刻蝕深度下波導(dǎo)中光場傳輸情況進(jìn)行仿真，如圖6 所示。從圖6（a）可以看出，刻蝕深度為1 μm 時(shí)，由于脊波導(dǎo)與脊波導(dǎo)兩側(cè)被刻蝕區(qū)域等效折射率差較小，光場完全脫離波導(dǎo)限制[10]；圖6（b）中輸出端面電場振幅為0.331，此時(shí)波導(dǎo)損耗較大，可能導(dǎo)致器件輸出功率較低；圖6（c）中輸出端面電場振幅為0.996。刻蝕深度增加導(dǎo)致波導(dǎo)對光場的限制能力增強(qiáng)，波導(dǎo)損耗下降。另外，隨著刻蝕深度的增加，分布在彎曲波導(dǎo)外側(cè)的光場減少，這也定性地證明了彎曲波導(dǎo)損耗隨著刻蝕深度的增加而降低。

圖6 不同刻蝕深度情況下光場傳輸情況。 （a）1 μm；（b）1.1 μm；（c）1.25 μm。Fig.6 Light field transmission under different etching depths. （a）1 μm. （b）1.1 μm. （c）1.25 μm.

最后，根據(jù)以上仿真結(jié)果，聯(lián)立公式（1）、（2），得到損耗系數(shù)與刻蝕深度之間的關(guān)系并最終確定了刻蝕深度，仿真結(jié)果如圖7 所示。需要注意的是，由于刻蝕深度為1 μm 及以下時(shí)，波導(dǎo)完全喪失對光場的限制能力，因此并沒有計(jì)算此時(shí)的損耗系數(shù)。從圖中可以看出，損耗系數(shù)隨著刻蝕深度的增加而減小。當(dāng)刻蝕深度大于1.15 μm 時(shí)，損耗系數(shù)變化很小?？紤]到波導(dǎo)損耗過低容易導(dǎo)致器件在相對較低的電流下產(chǎn)生較大的光譜調(diào)制甚至激射，刻蝕深度被定為1.12 μm。

圖7 損耗系數(shù)與刻蝕深度之間的關(guān)系Fig.7 The relationship between loss coefficient and etching depth

基于以上的仿真結(jié)果，我們對刻蝕深度為1.12 μm、曲率半徑為13.6 mm 的器件在不同脊寬下波導(dǎo)中光場傳輸情況進(jìn)行仿真，如圖8 所示。圖8（a）中輸出端面電場振幅為0.37，此時(shí)脊寬較窄，波導(dǎo)對光場的約束較弱[11]。圖8（b）中輸出端面電場振幅為0.882；圖8（c）中輸出端面電場振幅為0.958。隨著脊寬的增加，分布在彎曲波導(dǎo)外側(cè)的光場隨之減少，這定性證明了彎曲波導(dǎo)損耗隨著脊寬的增加而降低。

圖8 不同脊寬情況下光場傳輸情況。 （a）1.5 μm；（b）3 μm；（c）4.5 μm。Fig.8 Light field transmission under different ridge widths.（a）1.5 μm. （b）3 μm. （c）4.5 μm.

文中同樣得到了損耗系數(shù)隨波導(dǎo)寬度的變化情況，并確定了器件波導(dǎo)的寬度，結(jié)果如圖9 所示。圖中Δn的不同數(shù)值代表不同的刻蝕深度。損耗系數(shù)隨脊寬的增加而減小。在刻蝕深度相對較淺（Δn=0.003 對應(yīng)1.12 μm 刻蝕深度）時(shí)，脊寬對損耗系數(shù)的影響較大；隨著刻蝕深度增加（Δn=0.005 時(shí)），脊寬對損耗系數(shù)的影響減弱。為了盡可能降低波導(dǎo)彎曲損耗并且滿足基模條件，最終將脊寬定為3 μm。

圖9 損耗系數(shù)與脊寬之間的關(guān)系Fig.9 The relationship between loss coefficient and ridge width

綜上，我們對刻蝕深度為1.12 μm、脊寬為3 μm 的器件在不同曲率半徑下波導(dǎo)中光場傳輸情況進(jìn)行仿真，如圖10 所示。圖10（a）中輸出端面電場振幅為0.454；圖10（b）中輸出端面電場振幅為0.753；圖10（c）中輸出端面電場振幅為0.914；圖10（d）中輸出端面電場振幅為0.992。隨著曲率半徑的增加，彎曲波導(dǎo)的曲率減小即彎曲程度減小，分布在彎曲波導(dǎo)外側(cè)的光場隨之減少，彎曲波導(dǎo)損耗隨之下降。

圖10 不同曲率半徑情況下光場傳輸情況。 （a）5 mm；（b）10 mm；（c）15 mm；（d）30 mm。Fig.10 Light field transmission under different curvature radii.（a）5 mm. （b）10 mm. （c）15 mm. （d）30 mm.

對仿真結(jié)果進(jìn)行處理，可以得到損耗系數(shù)隨曲率半徑的變化趨勢，如圖11 所示。

圖11 損耗系數(shù)與曲率半徑之間的關(guān)系Fig11 The relationship between loss coefficient and curvature radii

不同曲率半徑下的損耗系數(shù)對刻蝕深度有較大的依賴性。當(dāng)曲率半徑R＜20 mm 時(shí)，淺刻蝕（Δn=0.003）時(shí)的損耗系數(shù)與深刻蝕（Δn=0.005）時(shí)相差較大。損耗系數(shù)隨刻蝕深度的增加而降低。當(dāng)R＞20 mm 時(shí)，不同刻蝕深度的情況下?lián)p耗系數(shù)趨于一致。最終制備了曲率半徑分別為13.6 mm 和21.8 mm 的兩種器件。

除此之外，考慮到器件熱阻變化受芯片寬度和長度影響較大，可以達(dá)到兩個(gè)數(shù)量級[12]，芯片尺寸被設(shè)計(jì)為1 994 μm×971 μm，以提高芯片散熱能力。

3 器件制備及性能測試

基于仿真結(jié)果確定SLD 波導(dǎo)結(jié)構(gòu)參數(shù)，并對電極窗口制備工藝以及單層氧化鉿增透膜的成膜條件進(jìn)行優(yōu)化。最終制備出不同曲率半徑的器件，并對其輸出特性進(jìn)行了測試分析。

3.1 器件制備

考慮到脊寬（3 μm）較窄，采用套刻工藝結(jié)合BOE 腐蝕SiO2的方法制備電極窗口時(shí)可能產(chǎn)生較大的套刻誤差，嚴(yán)重影響器件的成品率。因此，我們選擇利用Lift-Off 工藝制備電極窗口。在鍍制絕緣介質(zhì)膜時(shí)，我們選擇磁控濺射設(shè)備而不是等離子體增強(qiáng)化學(xué)氣相沉積（Plasma enhanced chemical vapor deposition，PECVD）。這是由于PECVD 腔室溫度相對較高，易導(dǎo)致光刻膠碳化，影響器件制備。另外，磁控濺射設(shè)備中等離子體的方向性相對較差。如果用于掩膜的負(fù)性光刻膠形貌為“倒梯形”，將會(huì)導(dǎo)致SiO2直接鍍制在脊波導(dǎo)上方的外延材料上，無法通過Lift-Off 工藝去除。因此通過優(yōu)化光刻、顯影條件，最終獲得了形貌相對“陡直”的光刻膠掩膜。Lift-Off 工藝制備電極窗口的結(jié)果如圖12 所示，可以看出剝離效果較好，脊上無SiO2殘留。

圖12 Lift-Off 工藝制備電極窗口。 （a）直波導(dǎo)區(qū)；（b）彎曲波導(dǎo)區(qū)。Fig.12 Effect diagram of electrode window prepared by Lift-Off process. （a）Straight waveguide region．（b）Curved waveguide region.

器件制備工藝流程如下：（1）脊波導(dǎo)圖形光刻；（2）ICP 刻蝕，制備出脊寬為3 μm、刻蝕深度為1.12 μm 的J 型波導(dǎo)；（3）利用磁控濺射鍍膜機(jī)制備SiO2絕緣層；（4）采用Lift-Off 工藝制備電極窗口；（5）磁控濺射制備Ti/Pt/Au 作為P 面電極；（6）N 面減薄拋光；（7）磁控濺射制備Ni/AuGe/Ni/Au作為N 面電極；（8）合金退火，形成歐姆接觸；（9）解理成巴條；（10）腔面膜制備；（11）將巴條解理成單管并置于銦皮上測試。

GaAs 基材料的折射率約為3.5 左右，制得器件自然解理面的反射率接近30%。然而，對于SLD 而言，大幅降低其輸出端面的反射率對于抑制器件激射至關(guān)重要。

對于λ/4 膜，滿足下式時(shí)其反射率為零：

其中，n2為所鍍制薄膜材料的折射率，n3為入射介質(zhì)的折射率，n4為基底的折射率。

不難看出，對于GaAs 基SLD，當(dāng)單層腔面膜材料滿足n2≈1.87 時(shí)，λ/4 膜厚可以實(shí)現(xiàn)1 μm 波段的器件前腔面反射率近似為零。

HfO2薄膜在可見光至近紅外波段具有較好光學(xué)特性，吸收小、性能穩(wěn)定，折射率約1.8～1.9，依賴于制備工藝參數(shù)。實(shí)驗(yàn)基于高真空射頻磁控濺射方法，通過濺射功率、基片臺溫度、腔壓及氣體流量的優(yōu)化得到了穩(wěn)定的折射率約1.87 的HfO2薄膜成膜條件。采用λ/4 HfO2膜作為SLD 前腔面的增透膜，簡化了常規(guī)多層增透膜工藝的復(fù)雜度，并且避免了由于不同材料間的應(yīng)力問題而導(dǎo)致的薄膜質(zhì)量較差或薄膜脫落的現(xiàn)象。器件后腔面采用三對Si/SiO2作為高反膜，以提高SLD 的腔內(nèi)增益長度，實(shí)現(xiàn)器件的高功率輸出。濺射的典型HR、AR 薄膜的反射率曲線如圖13 所示。

圖13 薄膜反射率曲線Fig.13 Thin film reflectance curve

利用上述器件制備工藝，最終制備了曲率半徑不同的器件。器件結(jié)構(gòu)參數(shù)總結(jié)在表2 中。其中器件后腔面鍍制薄膜的反射率以及器件直波導(dǎo)長度分別用R和L1表示。需要注意的是，SLD 1、3前腔面未鍍增透膜；SLD 2 的前腔面鍍制了0.5%的增透膜。

表2 器件結(jié)構(gòu)參數(shù)Tab.2 Device structure parameters

3.2 性能測試分析

首先，在脈沖寬度為150 μs、占空比為1.5%的脈沖電流下，對所制備的器件進(jìn)行了測試。

不同注入電流下各器件光譜如圖14 所示，光譜半寬在圖15 中給出。SLD 的光譜半寬由自發(fā)發(fā)射譜與光學(xué)增益譜共同決定[13]。低注入電流下，自發(fā)輻射占主導(dǎo)地位，光譜半寬較寬。隨著注入電流的增加，材料增益增加導(dǎo)致器件總增益增加。與此同時(shí)，由于帶隙填充效應(yīng)以及不同量子阱發(fā)射光譜疊加，導(dǎo)致材料增益譜半寬變寬。

圖14 不同脈沖電流下各器件光譜Fig.14 Spectra of various devices under different pulse currents

圖15 光譜半寬與脈沖電流的關(guān)系Fig.15 The relationship between spectral half width and pulse current

不同電流注入下，SLD 光譜半寬的變化趨勢可以由下式進(jìn)行解釋[14]：

其中，λ(N)為材料增益譜半寬，G(N)為器件總增益。

SLD 1～2 的損耗系數(shù)較小，增益較大。由公式（4）可知，在脈沖電流注入下，器件總增益G(N)的平方根比材料增益譜半寬λ(N)增加得更快，從而導(dǎo)致器件光譜半寬隨注入電流的增加而減少。SLD 3 則與之相反。

SLD 2 后腔面鍍制了反射率為97% 的高反膜，導(dǎo)致其光譜半寬比SLD 1 更窄。這是由于光在SLD 腔體內(nèi)傳輸時(shí)，經(jīng)歷了光增益過程，這種增益過程對不同波長的光是不同的。發(fā)射光譜中心波長經(jīng)歷的增益最大，遠(yuǎn)離中心波長的光獲得的增益呈現(xiàn)拋物線型遞減[15]。SLD 2 的后腔面有更多的光反射回腔內(nèi)，使光譜中心波長獲得的增益更大，光譜半寬變窄，但較低反射率的單層HfO2增透膜的鍍制保證了器件并沒有在如此高的增益下激射。SLD 3 的損耗較大，根據(jù)公式（4）可知，器件增益較小，導(dǎo)致其光譜寬度寬于SLD 1～2。

SLD 的P-I特性曲線如圖16 所示?？梢钥闯觯骷哂小败涢撝怠碧匦?。在軟閾值以下以自發(fā)輻射為主，軟閾值以上以超輻射為主[15]。由于SLD 3 的損耗較大，其在較大的軟閾值后開始超輻射輸出。器件輸出功率均隨注入電流的增加而增大，這是由于隨著注入電流的增加，材料增益增加，輸出功率增大。

圖16 輸出功率與脈沖電流的關(guān)系Fig.16 The relationship between output power and pulse current

在脈沖電流注入下，SLD 1～2 的輸出功率明顯大于SLD 3 的輸出功率，這是由于SLD 3 的曲率半徑較小，損耗系數(shù)相對較大，導(dǎo)致器件輸出功率較低。SLD 2 的后腔面鍍制了高反膜，傳輸?shù)胶笄幻娴墓飧嗟乇环瓷浠夭▽?dǎo)內(nèi)。這部分光在波導(dǎo)內(nèi)經(jīng)歷雙程增益放大，導(dǎo)致器件輸出功率增加。這是SLD 2 的輸出功率大于SLD 1 的原因。

其次，對SLD 2～3 在直流條件下進(jìn)行了測試。不同連續(xù)電流注入下的器件光譜如圖17 所示，光譜半寬在圖18 中給出。

圖18 光譜半寬與連續(xù)電流的關(guān)系Fig.18 The relationship between spectral half width and continuous current

器件在連續(xù)電流注入下，獲得的增益相對較小。因此在整個(gè)測試電流范圍內(nèi)，SLD 2 光譜半峰寬隨注入電流的增加而增加且SLD 2～3 的光譜半峰寬均明顯寬于脈沖電流下測試的結(jié)果。SLD 3 在500 mA 連續(xù)電流注入下實(shí)現(xiàn)了79.6 nm 的光譜半峰寬。

連續(xù)電流注入下的SLD 的P-I特性曲線如圖19 所示。與脈沖電流注入的情況相比，器件在連續(xù)電流注入下會(huì)產(chǎn)生更多的熱量，增益相對較小，導(dǎo)致連續(xù)電流注入下的輸出功率明顯小于脈沖電流注入的情況。SLD 2 在500 mA 連續(xù)電流下，實(shí)現(xiàn)了118.1 mW 的輸出功率和32.5 nm 的光譜半寬。

圖19 輸出功率與連續(xù)電流的關(guān)系Fig.19 The relationship between output power and continuous current

SLD 的譜寬功率積（PBW）KPBW可以由下式給出[14]：

其中，Pout為輸出功率，ΔλFWHM為光譜半寬。圖20 給出了制備的SLD 的譜寬功率積隨注入電流的變化情況。由于輸出功率是外加注入電流的指數(shù)函數(shù)，在脈沖電流注入下，即使SLD 2 的光譜半峰寬隨注入電流的增加而減小，其譜寬功率積仍隨注入電流的增加而增大。而在連續(xù)電流注入下，SLD 2～3 的光譜半峰寬與輸出功率均隨注入電流的增加而增加，因此其譜寬功率積也隨注入電流的增加而增大。在連續(xù)電流注入下，小曲率（R=21.8 mm）的器件可以產(chǎn)生更寬的光譜半寬，導(dǎo)致脈沖電流注入下SLD 2 的譜寬功率積比連續(xù)電流注入時(shí)小。而曲率半徑較?。≧=13.6 mm）的器件在脈沖電流下可以實(shí)現(xiàn)更高的輸出功率，其在脈沖電流下的譜寬功率積大于連續(xù)電流注入條件。制備的曲率半徑為13.6 mm的器件在脈沖電流注入下實(shí)現(xiàn)了13 603.2 mW·nm 的譜寬功率積，在連續(xù)電流注入下譜寬功率積達(dá)到2 634.8 mW·nm。曲率半徑為21.8 mm的器件在連續(xù)電流注入下獲得了3 838.3 mW·nm 的譜寬功率積。該結(jié)果優(yōu)于Ohgoh 等[4]的報(bào)道水平。

圖20 器件在不同電流注入下的譜寬功率積Fig.20 Spectral width and power product of devices under different current injections

器件的遠(yuǎn)場發(fā)散角如圖21 所示，圖22 為其在1 A 脈沖電流注入下的光斑形貌。從圖中可以看出，SLD 1、3 在1 A 脈沖電流注入下均保持基模工作。

圖21 器件遠(yuǎn)場發(fā)散角。 （a）SLD 1；（b）SLD 3。Fig.21 Far-field divergence angle of different devices. （a）SLD 1. （b）SLD 3.

圖22 器件光斑形貌。 （a）SLD 1；（b）SLD 3。Fig.22 Spot morphology of different devices. （a）SLD 1．（b）SLD 3.

SLD 1 的水平和垂直遠(yuǎn)場發(fā)散角分別為13.2°和21.1°。由于其曲率半徑較大，遠(yuǎn)場光斑呈現(xiàn)出類似于激光器的“橢圓”狀；SLD 3 的水平和垂直遠(yuǎn)場發(fā)散角分別為15.1°和30.4°。由于其曲率半徑較小，遠(yuǎn)場光斑略成“彎月”狀。較小的垂直遠(yuǎn)場發(fā)散角以及良好的光束方向性可以使器件與單模光纖耦合效率顯著提高。

4 結(jié) 論

本文對外延結(jié)構(gòu)進(jìn)行設(shè)計(jì)并仿真了J 型波導(dǎo)不同結(jié)構(gòu)參數(shù)對損耗系數(shù)的影響。基于仿真結(jié)果，確定器件結(jié)構(gòu)參數(shù)并對電極窗口制備工藝以及單層氧化鉿增透膜的成膜條件進(jìn)行優(yōu)化，制備出了非均勻阱寬大阱深的三量子阱結(jié)構(gòu)的不同曲率半徑的SLD。研究表明，縮小波導(dǎo)層和限制層AlGaAs 材料中Al 組分差值有利于降低器件遠(yuǎn)場發(fā)散角。此外，增加刻蝕深度、脊寬及曲率半徑都會(huì)使損耗系數(shù)減小以提高器件輸出功率。通過對氧化鉿薄膜成膜條件的摸索，制備出反射率接近0.5%的增透膜，單層增透膜的設(shè)計(jì)及應(yīng)用極大地簡化了工藝復(fù)雜度并避免由于不同材料間的應(yīng)力問題而導(dǎo)致的薄膜質(zhì)量較差或易脫落的現(xiàn)象。根據(jù)研究結(jié)果，研制出波導(dǎo)曲率半徑為21.8 mm、腔長約2 mm 的器件，器件前腔面鍍制單層氧化鉿增透膜，后腔面鍍制高反膜，在500 mA 連續(xù)電流下，實(shí)現(xiàn)了118.1 mW 的輸出功率和32.5 nm 光譜半寬。制備的SLD 1 的水平和垂直遠(yuǎn)場發(fā)散角分別為13.2°和21.1°，有利于提高其與單模光纖的耦合效率。

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