DE3332472A1

DE3332472A1 - Longitudinalmodenstabilisierter laser

Info

Publication number: DE3332472A1
Application number: DE19833332472
Authority: DE
Inventors: Ivan Paul 07733 Holmdel N.J. Kaminow
Original assignee: Western Electric Co Inc
Current assignee: AT&T Corp
Priority date: 1982-09-13
Filing date: 1983-09-08
Publication date: 1984-03-15
Also published as: US4573163A; GB2128023A; FR2533077A1; GB8323921D0; JPS5966185A; GB2128023B; CA1206571A; NL8303149A

Description

Beschreibung

Longitudinalmodenstabilisierter Laser

Die Erfindung bezieht sich auf longitudinalmodenstabilisierte Laser, insbesondere auf Einzellongitudinalmoden-Halbleiterlaser.

Einzellongitudinalmodenbetrieb von Halbleiterlasern ist eine erwünschte Eigenschaft für zahlreiche Anwendungsfälle. Transversalgrundmodenbetrieb ist unter Verwendung zahlreicher Laserkonfigurationen mit seitlicher Eingrenzung bereits erhalten worden. Einzellongitudinalmodenbetrieb ist bei Strukturen mit verteilter Rückkopplung (DFB-Strukturen(distributed .feedback)) ohne Erfordernis eines Fabry-Perot-Resonators erhalten worden. Laser dieser Art sind in üS-A-3675157 beschrieben.

Da die räumliche Periode des DFB-Mechanismus gleich der halben Wellenlänge des optischen Wellenleiters ist, ist die Herstellung von DFB-Lasern recht schwierig. Außerdem liegen die Schwellenwertströme generell viel höher als bei Lasern mit Resonatoren.

Eine andere Form einer Longitudinalenmodensteuerung beschrieb P.J. deWaard in der Arbeit "A Novel Single Mode Laser Having Periodic Variations in the Stripe Width ("Super DFB")", vorge-

tragen auf der Optical Communiccitions Conference in Amsterdam, Niederlande vom 17. - 19. September 1979. Bei dem von deWaard beschriebenen Laser wird eine Kombination eines Resonators mit einem kleinen Betrag an verteilter Rückkopplung benutzt. Um die verteilte Rückkopplung zu erzeugen, enthält die Elektrode drei periodische Änderungen in der Elektrodenbreite als ein Mittel zur Steuerung des Longitudinalmodenverhaltens. Im Gegensatz zu den typischen DFB-Konfigurationen ist jedoch die Periode der Breitenänderungen ein großes Vielfaches der halben optischen Wellenlänge. Diese relativ große Änderung in der Elektrodendimension hat den Vorteil, daß die Herstellung einfacher wird. Es wurde jedoch gefunden, daß einer der Gründe, warum die mit dieser Methode erhaltene Modensteuerung relativ schwach ist, darin liegt, daß der Modenselektionsmechanismus von der aktiven Zone des Lasers zu weit entfernt ist, so daß die Komponenten hoher räumlicher Frequenz der periodischen Störung in der aktiven Zone sehr schwach sind. Ein zweiter Grund ist der, daß die bekannten Vorrichtungen auf periodischen Verstärkungsänderungen beruhen und große Verstärkungsänderungen erfordern, um erfolgreich zu arbeiten. Da die maximal erhältliche Verstärkung begrenzt ist, muß angenähert die halbe Laserlänge schwach angeregt werden, was wiederum die Gesamtverstärkung des Lasers tendenziell begrenzt.

Nach US-Ä-4257011 wird eine verteilte Rückkopplung mit Hilfe eines Bragg-Beugungsgitters erhalten, das Änderungen in den komplexen Brechungsindex des Wellenweges einführt. Wie dort beschriebe^ ist jedoch die gewünschte räumliche Gitterperiode in

der Ordnung so niedrig wie dieses vom Herstellungsprozess her zugelassen ist. Beispielsweise ist bei der dort beschriebenen Ausführungsform für einen bei einer Wellenlänge von Ο,83λλπι emittierenden Laser die Ordnung gleich drei.

Entsprechend der Erfindung wird ein Halbleiterlaser mit einem · aktiven Medium und einem Rückkopplungsmechanismus mit periodischen Störungen in den Übertragungseigenschaften des Lasers bereitgestellt, und zwar mit der Besonderheit, daß die räumliche Periode der Störungen gleich wenigstens dem Zehnfachen der halben Wellenlänge innerhalb des Lasers der von diesem erzeugten optischen Welle ist.

Nachstehend ist ein Ausführungsbeispiel der Erfindung anhand der Zeichnung im einzelnen erläutert, deren einzige Figur einen modenstabilisierten Halbleiterlaser in erfindungsgemäßer Ausführung zeigt.

Zu Erläuterungszwecken wird eine Rippenstruktur zum Erhalt einer transversalen Modeneingrenzung benutzt. Ersichtlich kann die Erfindung auch ohne weiteres bei anderen Laserstrukturen, beispielsweise bei Streifenlas srn und vergrabenen Heterostrukturlasern, angewandt werden.

Wie dargestellt, umfaßt der grundsätzliche Rippenlaser-Typ eine Substratschicht 10, eine erste Mantelschicht 11, eine aktive Schicht 12, eine zweite Mantelschicht 13, eine Rippenbelastungs-

schicht 14 und eine Deckschicht 15. Metallelektroden 16 und 17 sind je auf der freien Seite von Substrat und Deckschicht angeordnet. Die einzelnen Schichten werden aufeinanderfolgend nach allgemein bekannten Flüssigphasan- oder Dampfphasenepitaxiemethoden oder nach anderen Epitaxiemethoden hergestellt. Bei einer illustrativen Ausführungsform ist das Substrat n-leitendes InP, ist die erste Mantelschicht η-leitendes InGaAsP eines Bandabstandes ~. 1/3 /OLm, ist die aktive Schicht undotiertes InGaAsP eines Bandabstandes =r 1,5 ju.m, ist die zweite Mantelschicht p-leitendes InGaAsP eines Bandabstandes ~ 1,3 ^m, ist die Rippenbelastungsschicht p-leitendes InP und ist die Deckschicht p+-leitendes InGaAsP. Ein Fabry-Perot-Resonator ist durch Spaltflächen an den Stirnseiten 18 und 19 zum Erhalt reflektierender Spiegel ausgebildet. Bei einer alternativen Ausführungsform kann der Fabry-Perot-Resonator beseitigt werden durch Zerstören des Spiegelreflexionsvermögens nach üblichen Methoden.

Zur Einführung der gewünschten Longitudinalmodenstabilisierung wird eine periodische Diskontinuität längs der Wellenfortpflanzungsrichtung vorgesehen. Diese Diskontinuität umfaßt ein Bragg-Beugungsgitter, das durch Herausätzen - durch Ionenätzung oder durch chemisches Ätzen - einer Reihe quer verlaufender Nuten 10-1, 10-2, ... 10-n längs der oberen Fläche des Substrats 10 erzeugt worden ist. Sonach liegt die dargestellte Grenzfläche zwischen Substrat 10 und erster Mantelschicht 11 in Form einer Rechteckwelle vor, dessen räumliche Periode./! gegeben ist durch

Hierin bedeuten m eine ganze Zahl, A. die Wellenlänge im Vakuum der optischen Welle und N den effektiven Brechungsindex des durch die Laserstruktur gebildeten Wellenleiters. Verallgemeinert kann jedoch das Gitter auch andere periodische Profile haben.

Wie aus Gleichung 1 ersichtlich ist, existieren für jeden ge- ■ gebenen Wert von A zahlreiche Kombinationen von m und X , die die Gleichung erfüllen. Um jedoch die gewünschte Modenstabilisierung zu erhalten, muß eine dieser Wellenlängen in die Verstärkungsbandbreitenkurve des Lasermaterials fallen. Die Wahrscheinlichkeit hierfür wird für eine angenommene Verstärkungsbandbreite B groß, wenn der Abstand 4"h zwischen optischen Wellenlängen, die Gleichung 1 erfüllen, gleich oder etwas größer als B ist. Wenn ΑΧ kleiner als B ist, ist es gewiß, daß wenigstens eine optische Wellenlänge die Gleichung erfüllen wird. Wenn jedoch mehr als eine optische Wellenlänge in die Verstärkungsbandbreite fällt, kann Multimodenbetrieb auftreten. Um die Art und Weise zu bestimmen, auf die Δ\ sich als Funktion von m für verschiedene Werte von Λ ändert, wird die partielle Ableitung der Wellenlänge nach der ganzzahligen Größe m genommen, die typischerweise eine große Zahl ist. Mar. erhält dadurch die Beziehung

Al ₌ λ² (2)

2ΝΛ

Beispiel:

Es sei ein Laserbetrieb im Bereich von λ = 1,53 /Ct m und ein effektj ver Brechungsindex von N = 3,5 für die speziell benutzten Materia-

lien angenommen. Dann kann m aus Gleichung 1 für verschiedene Wert von Λ errechnet werden. Jedoch muß m ganzzahlig sein und muß im speziellen Fall der benutzten Rechteckwellen-Störung ungeradzahlig sein. Demgemäß wird nach Ausführung der Berechnungen für m die nächste ungeradzahlige ganze Zahl ausgewählt und λ für jeden angenommenen Wert von^/l erneut berechnet. Die Resultate dieser Rechnungen sind in der nachstehenden Tabelle angegeben. Ebenfalls ist dort die Änderung der Wellenlänge Δλ fürA m = 1 und . ^m. = 2 angegeben, wie dieses aus Gleichung 2 errechnet worden ist. Für ein allgemeines Gitterprofil können nicht verschwindende räumliche Harmonische für alle m, das heißt ^m = 1, vorhanden sein.

TABELLE

Λ	m	λ	Αλ (^m = 1)	(Δια = 2)
40 ^m	183	1 ,530 μτα.	8,3 nm	16,3 nm
33	151	1,530	10,1	20,2
22	101	1,524	14,9	29,8
16	73	1,534	20,7	41,4
12	55	1 ,527	27,3	54,6
9	41	1,536	36,6	73,2
6	27	1,555	55,5	111,0
5	23	1,522	81,9	163,8

Wie oben angegeben, hätte man als erste Näherung Δ ?l gerne angenähert gleich der Verstärkungsbandbreite des Lasermediums. Für das im Beispiel speziell benutzte Material kann eine starke Verstärkung über eine Bandbreite von etwa 15 nm erhalten werden. Mit Blick auf die Tabelle würde dieses ein JV von 4OyUm nahelegen, für das Λλ₌16,3 nm ist. Ein möglicher Nachteil bei diesem Entwurf ist der, daß dabei eine räumliche harmonische, relativ hohe Ordnung (das heißt der 183.) benutzt wird, die zu schwach sein könnte. Eine räumliche harmonische, niedrigere Ordnung (das heißt der 73.) kann für Λ = 16 benutzt werden. Jedoch ist für diese Konfiguration Λλ = 41,4 rim. Dieses ist recht größer als die Verstärkungsbandbreite von 15 nm, in welchem Falle eine gewiße Abstimmung, z.B. thermisches Abstimmen, erforderlich sein kann, um sicherzustellen, daß die gewünschte räumliche Harmonische in die Nähe der Spitze der Verstärkungsbandbreite des Lasermediums fällt.

Während das Rechteckwellengitter nur ungeradzahlige räumliche Harmonische hat, enthält die Tabelle ebenfalls Berechnungen für Δλ für alle m ( 4m = 1) · Diese wurden für den allgemeinen Gitterfall sowie um zu erkennen aufgenommen, daß Bragg-Beugungseffekte· höherer Ordnung Anlaß zu Laseraktivität geben können, obgleich keine geradzahligen räumlichen Harmonischen des Gitters vorhanden sind. Hinsichtlich schwacher Bragg-Resonanz ist es wichtig festzuhalten, daß ein Fabry-Perot-Resonator gleichzeitig mit der groben verteilten Rückkopplung des Gitters verwendet werden kann. Die Fabry-Perot-Resonanz dient zur Verstärkung der Modenresonanz

der verteilten Rückkopplung und zur Verringerung des Schwellenwertstroms.

Wenn die Resonatorlänge L beträgt/ dann sind die Fabry-Perot-Resonatormoden gegeben durch

Die Resonatormoden und die Gitterresonanzen fallen nur zusammen, wenn

χ - I ■ ⁽⁴⁾

und wenn die Phase des Gitters bezüglich der Fabry-Perot-Spiegel richtig eingestellt ist.

Jedoch ist die Breite JA der Gitterresonanz als Folge der endlichen Gitterlänge L gegeben durch

die gerade gleich dem Fabry-Perot-Resonatormodenabstand ist.

Es wird daher immer eine vernünftige Überlappung von Resonator und Gitterresonanzen vorhanden sein.

Zusammengefaßt kann ein stabilisierter Einzellongitudinalmodenhalbleiterlaserbetrieb erhalten werden mit Hilfe einer groben Störung im Übertragungsverhalten des passiv wellenleitenden aktiven Mediums. Die resultierende Modenrückkopplung kann weiterhin verstärkt werden durch Anordnen des Lasers in einem Fabry-Perot-Resonator.

Claims

Patentansprüche

Halbleiterlaser mit einem aktiven Medium (12) und einem Rückkoppelungsmechanismus, der periodische Störungen (10-1 bis 10-m) in den Übertragungseigenschaften des Lasers aufweist,

dadurch gekennzeichnet , daß

die räumliche Periode wenigstens das Zehnfache der halben Wellenlänge innerhalb des Lasers der von diesem erzeugten optischen Wellenlänge beträgt.
2. Laser nach Anspruch 1,

dadurch gekennzeichnet , daß

sich der Rückkoppelungsmechanismus längs der gesamten Länge des Lasers erstreckt.

Radeckestraße 43 8000 München 60 Tel- on (089) 88 3603/883604 Telex 5212313 Telegramme Patentconsult

Sonnenberger Straße 43 6200 Wiesbaden Telefon (06121) 562943/561998 Telex 4186237 Telegramme Patentconsult

Telefax (CCITT 2) Wiesbaden und Mündien (089) B344618 Attention Petentconsult
3. Laser nach Anspruch 1 oder 2,

dadurch gekennzeichnet , daß

die Enden (18, 19) des Lasers einen Fabry-Perot-Resonator bilden.
4. Laser nach einem der vorstehenden Ansprüche mit einer aktiven Halbleiterschicht (12) zwischen einer ersten,p-leitenden Halbleiter-Mantelschicht (13) und einer zweiten, n-leitenden Halbleiter-Mantelschicht (11),

dadurch gekennzeichnet , daß

die Störungen gebildet sind durch periodische Diskontinuitäten in wenigstens einer (11) der Schichten, wobei die Störungen längs der Wellenfortpflanzungsrichtung longitudinal verteilt sind.
5. Laser nach einem der vorstehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet , daß

die räumliche Periode/ der Störungen derart ist, daß die Verstärkungsbandbreite des aktiven Mediums annähernd gleich A λ ist, wobei^ λ gegeben ist durch

a 3 - A-4 Ji

^Δλ - 2N Λ
wobei λ die Wellenlänge im Vakuum der vom Laser erzeugten opti-

sehen Welle ist, N der effektive Brechungsindex des durch den Laser gebildeten Wellenleiters ist und ^m gleich 1 oder 2 ist,