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室温连续波运行条件下量子级联激光器的温度分布

中华人民共和国，北京100083，中国科学院半导体研究所半导体材料科学重点实验室

于2012年4月16日收到，截至2012年6月6日

出版与2012年7月27日

在线登录stacks.iop.org/JPhysD/45/325103

摘要

基于Stokes和反斯托克斯声子线的微拉曼强度比分析，实验测量了室温连续波（CW）操作量子级联激光器的面温度分布。在活性区域观察到“W”形温度分布。我们发现，使用傅里叶定律的传统热模拟不足以解释我们的实验结果和其他需要探索的仿真模型。还测量了不同CW工作电流下的有源区温度。我们的工作对设备故障分析和热管理优化非常有用。

（有些数据可能仅在在线期刊中出现）

1、导言

近年来，量子级联激光器（QCL）的性能大幅度提高[1-3]，但转换效率（WPE）在室温下仍然很低。到目前为止，实现的最佳室温WPE是在脉冲模式操作中为27％，在连续波（CW）操作中为21％。这意味着比QCL产生的光有更多的热量。加热引起的器件故障是器件性能的关键限制因素。因此热分析引起了相当的关注[4-11]，但许多研究给出了模拟结果。对于具有复杂结构的QCL，通过实验测量面温度分布更可靠。一种成熟的测量温度方法是微拉曼光谱。迄今为止，尚没有报道在室温下工作的QCLs的微拉曼实验测量。

在本文中，我们使用微拉曼光谱法研究在室温下在CW模式下工作的分布式反馈（DFB）QCL的面温度分布。测得的有源区温度远高于散热片的温度，具有“W”形分布。进行热仿真与实验结果进行比较。还测量了不同CW工作电流下的有源区温度。我们发现，使用傅里叶定律的传统热模拟不足以解释我们的实验结果，需要探讨其他模型。我们的工作对于设备故障分析和热管理优化很重要。

2、实验

在我们的实验中使用的激光器是设计用于发射4.6mu;m光的In0.362Ga0.638As / In0.669Al0.331As基的DFB-QCL。有源区的厚度和QCL脊的宽度分别约为1.5mu;m和14mu;m。使用SiO 2层作为电介质材料。增长和器件制造的细节可以在[15,16]中找到。背面采用高反射涂层的激光器使用铟焊料将其放置在Cu散热片上。图1（a）示出了激光棒取向。通过分子束外延在[0 0 1]取向的InP衬底上生长晶片。图1（b）示出了标准双通道脊波导QCL的横截面图和所定义的笛卡尔坐标，以便于在前面的每个位置实验结果的描述。QCL的前面是（110）解理面。其x轴//[1 0]，y轴//[0 0 1]，z轴//[1 1 0]. 具有陷波滤波器的拉曼光谱仪（Jobin-Yvon HR800）可以同时监测斯托克斯和反斯托克斯InAs和InP横向光学（TO）声子频率。在（y-）反向散射几何中，从QCL前端面测量拉曼光谱。使用Ar离子激光器的514.532nm（19 435.1cm-1）线进行激发。激发功率约为0.35 mW，并集中在QCL前端的a〜1mu;m直径点上。通过测量非操作装置前面不同点处的拉曼光谱，在280〜480K的范围内进行温度校准。非操作装置的温度由加热和冷冻阶段（Linkam THMS600）控制。

图1（a）激光棒取向,[001]是晶片生长方向。图2.从有源区（上曲线）和InP底物（下曲线）中获取的拉曼光谱。

3、结果和分析

在CW操作中，在290K时，DFB-QCL的阈值电流为210mA。 在以下测量中，使用热电冷却器（TEC）的所有测量中，工作电流为230 mA（除非另有说明），散热器温度稳定在290 K。通过测量斯托克斯和反斯托克斯拉曼线的强度，样品温度可以从以下公式[12]确定：

I_s和I_as分别是斯托克斯和反斯托克斯拉曼强度。 nu;₁（cm-1）是激发光源的频率，nu;ph是声子频率，T是样品温度（K）。图2显示了从有源区（上部曲线）和InP底物（下曲线）取得的典型拉曼光谱。根据极化选择规则，允许TO模式，在（y-）反向散射配置中禁止LO模式[17]。QCL有源区的测量的InAs样TO声子频率为222.4cm-1。In0.362Ga0.638 As / In0.669Al0.331As是准周期超晶格的有限光子声子。InGaAs层作为声子阱，InAlAs层作为声子屏障. InAs样TO声子很好地局限于InGaAs层。InGaAs-InAlAs准周期超晶格表现得像一个声子“多量子阱”[18]。根据[19]，散装In0.362Ga0.638As的InAs样TO声子频率为226.4cm-1。测量值低于主体材料的测量值，这是由于活性区域的高温和应变。观察到的InP TO声子频率为303.4cm-1，这与[20]很好地一致。

我们已经在激光器正面上沿水平和垂直方向测量了不同位置的拉曼光谱。散热器温度固定在290K。从（1）得到的温度分布曲线如图3所示。误差条表示实验精度。 使用InP TO声子来确定上部InP包层和InP衬底的温度。使用InAs样TO声子来导出QCL活性区温度。

图3.（a）从上部InP包层到InP衬底的 图4. QCL前端的模拟温度分布。

垂直温度分布（x = 0）

图3（a）是从上部InP包覆层到有源区到InP衬底（x = 0）的垂直温度分布。由于活性区域中的热积聚，有源区温度远远高于包层和衬底的有效区域温度。距离有源区域25mu;m的衬底处的温度为约310K，接近散热器温度。图3（b）表示出了激光器前端面上不同位置处的水平温度分布。曲线A取自有源区（y = 0）。在有源区域的中心处观察到非常高的温度（约430K），其比散热器温度高140K。远离中心，温度首先降低到约400K，然后朝向有源区域的两个边缘增加。温度分布显示“W”形轮廓，这是不寻常的。曲线B从InP衬底测量，距离有源区域的中心（y =2mu;m）为2mu;m。从中心到边缘，温度逐渐降低。

为了说明小平面温度分布曲线，类似于[6,7,10]，我们使用有限元法解决了传统的传热傅里叶定律进行了热模拟。由于多层结构，有源区中的热导率是各向异性的。在模拟中使用的参数包括热导率，比热和密度取自[7-10]。我们假设散热器温度固定在290K。图4给出了仿真结果。有源区域中心的最高模拟温度为413 K，接近测量值。从模拟结果来看，有效区域温度在离中心向边缘的位置逐渐减小，这与实验观测结果不同。这表明使用傅里叶定律的传统热模拟是不够的。在使用傅立叶定律的传统模拟中，热传导被视为扩散过程。傅里叶热传导方程意味着热波传播的无限速度。此外，不考虑界面处的热阻，并且当两个彼此相向行进的热浪相遇时发生的波叠加现象也被忽略。

开发了更多的热波模型来修正傅里叶定律[21]。例如，双曲线热传导方程预测了温度场的波形特征，其中Fourier方程不能预测[21]。在生物材料系统中直接验证了热传导的双曲线性质[22]。分析结果[23]表明反射和透射现象强烈依赖于界面条件。热阻也限制了界面上的能量传输，在界面处产生温度差异，并最终提醒反射波特征。由于SiO 2层的热导率小于有源区的导热系数，所以能量被限制为透射到SiO 2层中，并且大部分能量被反射回到有源区。因此，会观察到“W”形温度分布。

二维（2D）双曲线热传导方程可以从以下两个方程[23]得出：

其中 r=r(x,y)，tau;是弛豫时间，rho;是密度，Cp是比热容，T是温度，kappa;是热导率。

从（2）和（3）可以得到二维双曲线热传导方程：

与传统的傅立叶热传导方程相比，方程（4）具有一个额外的二阶偏微分项，并将松弛时间tau;引入到（4）。当tau;= 0时，方程（4）减少到传统的傅里叶定律。通过使用有限元法求解双曲线热传导方程（4），我们得到了类似的“W”形温度分布，但模拟温度基本上很低。进一步的工作重点是一些参数的优化正在进行中。

还测量了不同CW工作电流下的有源区温度和输出功率，如图5所示。当工作电流从230 mA变为390 mA时，CW输出功率从10 m增加到115 mW。同时，有源区中心的温度从430变为514 K。在390 mA工作电流下，有源区温度比散热器温度高约220 K。这表明需要更好的热管理（例如使用具有绝缘InP层的掩埋异质结构和使用AlN基座）来耗散有源区热量并进一步提高器件性能。

4、结论

总之，使用微拉曼光谱，我们测量了在CW模式下工作的分布式反馈量子级联激光器的面温度分布曲线。有源区域中的测量温度远高于散热器的温度，并且在有源区域中具有“W”形分布。进行使用傅立叶定律的热仿真。我们发现它不能完全解释实验结果。使用双曲线热传导方程，解释了活性区域边缘处测得的较高温度。还测量了不同CW工作电流下的有源区温度。需要更好的热管理来进一步提高设备性能。我们的工作对设备故障分析和热管理优化非常有用。

致谢

这项工作得到了中国国家研究计划（授权号为60736031,60806018,60906026,2007AA03Z446和2009AA03Z403）的支持。

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