改进辐射束准直的方法和装置 政府资助的研究
与本文公开的内容相关的一些研究是由美国空军科学研究局根据第 FA9550-04-1-0434 号合约资助的， 美国政府对部分公开内容具有一定权利。
背景技术 对于需要在远场将光以小角度集中的很多应用， 例如， 印刷 ( 例如激光打印机 )、 自由空间光通信或遥感， 准直光束辐射源都是期望的。对于将激光输出耦合到光纤和光波 导中的应用， 例如， 光通信系统的互联， 准直光源也很重要。通常利用庞大且通常昂贵的光 学元件 ( 例如透镜或抛物面镜 ) 在外部实施光源准直。本文中， 准直被定义为具有低发散 角 ( 例如几度或更少 )， 对于半导体激光器而言， 准直包括充分小于未进行准直的原始装置 的发散角度值 ( 例如十至几十度 ) 的发散角度。因为准直光源提供具有低发散角的输出光 束， 因此这样的光源一般不需要额外的准直透镜和精确的光学对准来得到期望的束剖面和 / 或方向性。在需要超准直光束 ( 例如发散角远小于 1 度 ) 的情况， 准直光源仍然可能需要 使用低数值孔径 (NA) 透镜， 与直接使用高 NA 透镜相比较， 这是有成本效益的解决方案。
对于很多现有技术的光源， 其辐射的空间分布具有固有的大发散角度。 例如， 来自 发光二极管 (LED) 的 p-n 结的辐射在装置内部几乎为全向的。如果考虑波导和装置封装对 光输出的影响， 则 LED 的发散角仍然非常大 ( 例如至少几十度 )。对于边发射半导体激光 器， 在材料生长方向的发散角度通常较大 ( 例如几十度 )。这是因为在材料生长方向的激 光波导 w 通常与自由空间中的激光波导 λ0 相当或小于自由空间中的激光波导 λ0。当激 光辐射从这样受限的波导传播至自由空间时， 激光辐射分散为可由 λ0/w 粗略估计的角度， 从而生成 1 弧度或大约 60 度数量级的发散角。在半导体激光器中， 垂直腔表面发射激光器 (VCSEL) 被认为在光束准直中是优异的， 因为 VCSEL 通常具有与边发射激光器相比较大的 发射面积。商用 VCSEL 具有从 5 至 30 度范围的发散角， 但是通常约为 15 度。然而， 尽管通 过 VCSEL 得到较小的发散角， 但是 VCESL 具有不稳定的输出极化的内在问题。
之 前， Lezec 等 人 提 出 并 证 明 了 能 对 入 射 的 可 视 光 进 行 准 直 的 无 源 孔 槽 结 构 [H.J.Lezec 等 人 的 “来 自 亚 波 长 孔 的 光 束 (Beaming lightfrom a sub-wavelength aperture)” ， 《科学》 (Science)297， 820(2002)]。该孔槽结构被限定在悬浮金属膜上， 且被 包括在由周期性的槽环绕的中心孔中。 Lezec 的结论示出， 适当地设计的无源孔槽结构可具 有高的功率通量， 且从该结构发出的光束可具有小的发散角度。 然而， 这些结论可认为是与 违反直觉的， 因为波动光学提出， 从亚波长孔发出的光本质上在半空间中应是全向性的， 并 4 4 且单个亚波长孔的传输效率应该与 (r/λ0) 是成比例的， (r/λ0) ＜＜ 1， 其中 r 为孔的尺 寸 [H.A.Bethe“小孔发散理论 (Theory of diffraction by small holes)” 《物理评论》 (Phys.Rev.)66， 163(1944)]。
可以按照如下理解 Lezec 著作的光束准直现象。孔发出的光耦合到沿光栅传播的 表面等离子体激元中。 表面等离子体激元是受限于金属与电介质之间的界面并沿金属与电 介质之间的界面传播的表面电磁波。 这些表面等离子体激元通过周期性的栅槽散射入自由
空间。来自孔的直接发射和源于表面等离子体激元散射的再发射彼此相长干涉， 从而得到 在远场的准直光束。 发明内容
发明人认识并了解到， 很多现有光子装置的辐射发射特征相对于光束准直明显地 改进。 尤其是， 发明人认识到， 将称为等离子体准直仪的孔槽结构与有源光子装置或其他辐 射发射装置集成， 以产生与之前的系统相比具有减小的发散角和相当的功率通量级别的准 直光束。 可有效地利用具有亚波长的适合的金属结构， 以直接设计半导体激光器的远场， 并 大大减小半导体激光器光束的发散角。 利用等离子体结构或更一般的光子晶体的激光光束 的波前工程学对激光科学和技术的进一步发展具有深远的影响。
综上所述， 本公开旨在改进装置辐射的准直的方法和设备。本文描述的示例性的 实施方式中， 各种现有的有源和无源光学装置与被配置以改进从光学装置发射的辐射的准 直的各种孔槽结合。在不同的示例性实施方式中， 为了明显增加准直效果， 发明人认识到， 对于特定的光学装置和期望的输出参数 ( 例如波长、 方向、 发散等 )， 可对金属结构 ( 例如 孔、 槽等 ) 的布置 ( 例如方向、 间距、 数量等 ) 以及尺寸进行特制。这样， 此处描述的示例性 实施方式说明了与各种现有光学装置集成的适合的孔槽布置， 以提供具有改进的光束准直 的改进的装置。 发明人还认识到在近场控制亚波长的光来实现远场的光束准直。因此， 本文公开 的不同方案提供了对传统光束准直方法的重大改进。 孔槽结构的基础物理原则为将本公开 应用到各种光学系统提供了相当的灵活性。例如， 利用此处公开的方法和设备可实现宽广 的应用范围， 从极化可控的垂直腔表面发射激光器到低发散角的发光二极管， 再到自由耦 合的光纤。在下面详细描述的示例性实施方式中， 在量子级联激光器的端面上集成孔槽结 构， 从而产生发散角比未改进的量子级联激光器输出光束的发散角小一个以上数量级的输 出光束。可在一维 ( 即与装置的材料生长方向平行的方向 ) 或在二维 ( 即与材料生长方向 平行和垂直的方向 ) 上实现减小光束发散。具有孔槽结构的装置的功率通量与未改进的量 子级联激光器的功率通量相当。
通过该结构可提供的其他优点包括， 当等离子体激元准直仪与光源集成时无需执 行对准。 另外， 通过对等离子体激元准直仪进行调整， 准直仪可安装在发射波长从可视光到 远红外的宽范围内的任何类型的光源上。进一步， 等离子体激元准直仪可实质上控制两个 正交方向上的光束发散， 这对于需要具有圆形截面的准直光束来减小沿光路的畸变的一些 应用而言是有帮助的。
术语 “光源” 应该理解为指各种有源或无源的辐射发射装置中的任何一种或多种， 包括但不限于， 各种非相干光源 ( 例如发光二极管 )、 各种类型的激光器、 光纤等。 给定的光 源可被配置以生成在可视光谱内的辐射、 可视光谱外的电磁辐射、 或两者的结合。因此， 术 语 “光” 和 “辐射” 在本文可互换。
应该理解的是， 上述方案以及下面将详述的其他方案的所有组合都视为本文公开 发明主题的一部分。还应该理解的是， 本文使用并还可能出现在通过引用而并入的任何公 开文献中的术语应理解为与本文公开的特定方案的意义最一致。
附图描述
图 1 示出了等离子体激元准直的工作机理 ；
图 2 示出了等离子体激元准直仪的第一构造的横截面图， 在该构造中， 装置端面 上的涂层包括绝缘薄膜和厚金属膜， 其中， 在厚金属膜中限定有孔和槽 ；
图 3 示出了等离子体激元准直仪的第二构造的横截面图， 该构造是通过首先在裸 露的装置端面直接刻槽、 然后沉积绝缘层和金属层、 再开孔而形成的 ；
图 4 示出了形成有一维 (1D) 等离子体激元准直仪图案的边发射激光器， 其中， 假 设电场极化为垂直的 ；
图 5 示出了形成有一维 (1D) 等离子体激元准直仪图案的边发射激光器， 其中， 假 设电场极化为水平的 ；
图 6 示出了形成有二维 (2D) 等离子体激元准直仪图案的边发射激光器 ；
图 7 示出了图 5 中装置的装置端面上表面等离子体激元的强度分布， 其中， 假设电 场极化为垂直的 ；
图 8 示出了装置端面上槽间距的变化， 以及端面上表面等离子体激元波长的变 化， 其中， 两者随着远离孔径而稍微地增加 ；
图 9 示出了矩形孔， 通过该矩形孔装置辐射出到端面表面上 ； 图 10 示出了 C 状孔， 通过该 C 状孔装置辐射出到端面表面上 ；
图 11 示出了 H 状孔， 通过该 H 状孔装置辐射出到端面表面上 ；
图 12 示出了螺旋孔， 通过该螺旋孔装置辐射出到端面表面上 ；
图 13 示出了螺旋状孔的另一实施方式， 通过该螺旋孔装置辐射出到端面表面上 ；
图 14 示出了边发射激光器， 其具有在其端面上限定的孔阵列结构 ；
图 15 示出了边发射激光器， 其具有在其端面上限定的孔阵列和一维 (1D) 光栅 ；
图 16 示出了垂直腔表面发射激光器 (VCSEL)， 其上形成有包括多个孔径和光栅的 孔槽结构的图案 ；
图 17 示出了发光二极管 (LED)， 其上形成有包括被圆形光栅围绕的环形孔的环形 孔槽结构 ；
图 18 示出了在光纤上的环形孔槽结构 ；
图 19 示出了光纤的包括多个孔径和光栅的孔槽结构 ；
图 20 示出了在 λ0 ＝ 9.9μm 的量子级联激光器上限定的第一构造 ( 图 2) 的等 离子体激元准直仪周围的强度分布的仿真结果， 其中， 假设有 15 个栅槽 ；
图 21 示出了对图 20 中进行仿真的装置计算出的垂直远场强度分布， 其中的插入 图是中央峰的放大视图 ；
图 22 示出了在 λ0 ＝ 9.9μm 的量子级联激光器上限定的第二构造 ( 图 3) 的等 离子体激元准直仪周围的强度分布的仿真结果， 其中， 假设有 15 个栅槽 ；
图 23 示出了对图 22 中进行仿真的结构计算出的垂直远场强度分布， 其中的插入 图是中央峰的放大视图 ；
图 24 示出了控制结构的强度分布的仿真结果， 该控制结构即不具有等离子体激 元准直仪的 λ0 ＝ 9.9μm 的原始量子级联激光器 ；
图 25 示出了对图 24 中进行仿真的结构计算出的垂直远场强度分布 ；
图 26 示出了等离子体激元准直仪的横截面图， 该等离子体激元准直仪的孔被一
片金属膜部分地覆盖 ；
图 27 示出了图 26 中的等离子体激元准直仪周围的强度分布的仿真结果， 假设激 光器波长是 9.9μm 且有 11 个栅槽 ( 图中未全部示出 ) ；
图 28 示出了对图 27 中进行仿真的结构计算出的垂直远场的强度分布， 其中的插 入图是中央峰的放大视图 ；
图 29 示出了具有双金属波导的等离子体激元准直仪的横截面图， 其中， 外金属层 上形成有缝式孔阵列图案 ；
图 30 示出了图 29 中的等离子体激元准直仪周围的强度分布的仿真结果， 假设激 光器波长是 9.9μm， 且在外金属层上有 55 个缝式孔 ( 图中未全部示出 ) ；
图 31 示出了对图 30 中的仿真结构计算出的垂直远场的强度分布， 其中的插入图 是中央峰的移前视图 ；
图 32 示出了具有双金属波导的等离子体激元准直仪， 其中， 外金属层上形成有二 维 (2D) 孔阵列图案 ；
图 33 示出了 λ0 ＝ 9.9μm 的原始脊形波导量子级联激光器的端面的扫描电子显 微图像 ； 图 34 示出了在形成一维 (1D) 等离子体激元准直仪图案之后， 图 33 中激光器的端 面的扫描电子显微图像， 其中， 有 24 个栅槽 ；
图 35 示出了测得的图 33 中装置的远场发射概图 ；
图 36 示出了测得的图 34 中装置的远场发射概图 ；
图 37 示出了沿图 35 箭头的垂直线扫描 ；
图 38 示出了沿图 36 箭头的垂直线扫描， 其中， 左插入图是中央峰的放大视图， 右 插入图是计算出的模型概图， 两个插入图彼此匹配良好 ；
图 39 示出了图 33 和图 34( 即， 限定一维 (1D) 等离子体激元准直仪之前和之后 ) 所示装置的光输出特征与电流 (L1) 特征的关系图， 其中， 虚线曲线和实线曲线分别用于原 始未形成有图案的装置和形成有等离子体激元准直仪图案的装置， 插入图是形成有图案的 装置在 1.5A 驱动电流下的激光光谱 ；
图 40 示出了 λ0 ＝ 8.06μm 的原始隐埋式异质结量子级联激光器的端面的扫描 电子显微图像 ；
图 41 示出了测得的图 40 所示装置的远场发射概图 ；
图 42 示出了形成二维 (2D) 等离子体激元准直仪图案之后， 测得的图 40 所示装置 的远场发射概图， 其中， 有 20 个圆形栅槽， 插入图是放大视图 ；
图 43 示出了测得的图 42 所示装置的远场发射概图 ；
图 44 示出了形成有 20 个圆形栅槽图案的装置的光输出特征与电流 (L1) 特征的 关系图， 其中， 实线曲线用于原始未形成图案的装置 ( 图 40)， 其他曲线用于形成有具有不 同横向孔尺寸的准直仪的装置 ；
图 45 示出了具有二维 (2D) 等离子体激元准直仪的 λ0 ＝ 9.9μm 的原始脊形波导 量子级联激光器的端面的扫描电子显微图像， 其中， 有 10 个环形栅槽， 插入图是放大视图 ； 以及
图 46 示出了测得的图 45 所示装置的远场发射概图。
具体实施方式
下面详细描述根据本发明公开的用于改进装置辐射准直的方法和装置的具有创 造性的实施方式和不同的构思。 应该理解的是， 因为主题不受任何特定实施方式限制， 因此 以上介绍的和以下详细描述的主题的不同方案可以多种方式实施。 所提供的特定实施和应 用示例仅用作说明目的。
下述的论文中描述了发明人的相关工作 ： N.Yu 等 人 的 “具 有 集 成 等 离 子 体 激 元 天 线 阵 列 准 直 仪 的 量 子 级 联 激 光 器 (Quantum cascadelasers with integrated plasmonic antenna-array collimators)” ， OpticsExpress 16 ， 19447(2008) ； N.Yu 等人的 “具 有 二 维 等 离 子 体 激 元 准 直 仪 的 小 发 散 度 的 边 发 射 半 导 体 激 光 器 (Small divergence edge-emittingsemiconductor lasers with two-dimensional plasmonic collimators)” ， Applied Physics Letters 93， 181101(2008) ； N.Yu 等人的 “采用等离子 体激元准直仪的小发散度的半导体激光器 (Small-divergencesemiconductor lasers by plasmonic collimation)” ， Nature Photonics 2， 564(2008)。
参照图 1 可描述等离子体激元准直仪的工作原理。等离子体激元准直仪包括在涂 覆有金属的装置端面上形成的栅槽 16 和孔 14。 孔 14 设置在发出辐射的区域。 孔 14 至少在 一个维度上为亚波长。 孔 14 将装置辐射的一部分耦合至表面等离子体激元 28 中。 表面等离 子体激元 28 传播通过栅槽 16 并被栅槽 16 散射， 产生大量的辐射再发射 4。将孔 14 和栅槽 16 的位置选择为使来自孔的直接发射 2 和来自栅槽 16 的所有再发射 4 同相， 即， 两者的相 位差等于 2π 的整数倍。因此， 由于直接发射 2 和再发射 4 之间的相长干涉 (constructive interference)， 装置输出的发散得以减小。等离子体激元准直仪中的孔 14 和槽 16 有效地 用作相干光源阵列， 类似于用于定向广播和空间通信的相控阵天线。 理论上， 光束发散角应 2 该与栅槽的数量 N 成反比， 并且小散度光束的峰值强度应该近似正比于 N 。
根据本公开的不同实施方式， 在辐射发射装置 ( 例如激光器、 发光二极管、 光纤 等 ) 的端面上集成等离子体激元准直仪包括几个步骤。首先， 可在装置端面涂覆电绝缘的 电介质 ( 例如铝或硅 ) 层 26 和金属 ( 例如金、 铜或银 ) 厚层 29。其次， 可使用聚焦离子束 (FIB) 铣削、 光刻、 或电子束蚀刻 (EBL) 在厚金属层中限定孔槽结构。孔 14 设置在辐射离 开装置处的位置。孔 14 是贯穿金属膜的开口， 而槽的深度小于金属膜的厚度。图 2 中示出 了根据这些步骤得到的构造。下述为制造等离子体激元准直仪的另一方式 ： 首先， 可用 FIB 铣削、 光刻或 EBL 在裸露的装置端面 24 上切割出槽 16 ； 然后， 可沉积绝缘电介质层 26 和金 属薄膜层 ； 最后， 可用 FIB 铣削开通孔 14。图 3 示出了根据这些步骤得到的构造。图 2 和 图 3 示出的两个构造就光束准直和功率通量而言是等价的。但是对于特定类型的辐射发射 源， 一种构造可能比另一种可更易制造。
软光刻技术， 例如压印光刻 [S.Y.Chou 等人的 “具有 25nm 分辨率的压印光刻 (Imprint lithography with 25-nanometer resolution)” Science， 272， 85(1996)]，和 微接触印刷 [P.C.Hidber 等人的 “钯胶体的微接触印刷 ： 采用铜化学沉积的微米尺寸图样 设 计 (Microcontactprinting of Palladium colloids ： micron-scale patterning by electrolessdeposition ofcopper)” Langmuir， 12， 1375(1996)]， 也可用于形成等离子体 激元准直仪。这些方法允许具有高通量和具有成本效益的处理。在下文中， 讨论用于设计等离子体激元准直仪的物理因素。 然后， 讨论对于具体的 辐射光源选择正确类型的等离子体激元准直仪的问题。 等离子体激元准直仪可分为两种类 型： 第一类型利用一维 (1D) 孔槽结构 ( 图 4 和图 5) 仅在 1D 上对辐射进行准直 ； 第二类型 利用二维 (2D) 孔槽结构 ( 图 6) 进行完整的或 2D 准直， 即在装置发射端面的平面上的准直。
可优化等离子体激元准直仪的一些几何参数， 以对于给定端面面积产生最小光束 发散角和最高功率通量 ( 例如， 大于在其它方面相同的未形成图案的激光器的功率通量的 一半 )。相关参数的示例包括但是不限于， 金属膜的厚度、 孔的形状和尺寸、 槽间距、 孔和最 近的槽之间的间距、 槽的总数量、 以及每个槽的宽度和深度。
金属膜的厚度最小可为在工作波长处的光学趋肤深度的数倍 ( 此处的 “数倍” 可 表示例如至少 3 倍 )， 例如， 对于 9.9μm 波长而言约为 120nm。这将防止表面等离子体激元 传播穿过金属膜而导致不期望的结果。 “趋肤深度” 用于表征电磁场可穿入金属层多深， 并 被定义为电磁场幅度衰减至在金属层表面处的值的 l/e( 其中 e 为自然数， 且 e ≈ 2.718) 处的距离。
可 对 间 距 di(i ＝ 1， 2， 3， ...n)( 图 8) 进 行 调 节 以 为 从 孔 14 发 出 的 辐 射 2 和 从始于栅槽 16 的再发射 4 提供正确的相位关系， 从而在两者之间达到最大的相长干 涉。在孔 14 周围的近区中的表面等离子体激元的波长 λsp 不是恒定的， [G. 等人的 “在 亚 波 长 槽 发 散 的 表 面 等 离 子 体 激 元 的 顺 势 特 性 (Transient behavior of surface plasmonpolaritons scattered at a subwavelength groove)” ， Phys.Rev.B， 76， 155418(2007) ； P.Lalanne 等人的 “在金属电介质界面处的光学纳物体之间的相互作用 (Interaction between optical nano-objects atmetallo-dielectric interfaces)” ， Nat.Phys.2， 551(2006)]。 在孔附近的表面等离子体激元的波长 λsp-near 通常比远离孔处的 表面等离子体激元的波长 λsp-far 小几个百分点。从 λsp-near 至 λsp-far 的过渡区为中红外辐 射的自由空间波长 λ0 的十倍数量级， 并小于可见光辐射的十倍自由空间波长。因此， 理想 的设计可将槽 16 设置在 di 处 (i ＝ 1， 2， 3...n) 以匹配 λsp 的演化， 从而使直接发射 2 和再 发射 4 的相位差精确地为因子 2πm(m 为整数 )。作为理想结构的一阶近似， 可选择 d1 ＜ d2 ＝ d3... ＝ dn ＝∧的设计， 其中 d1 是孔和最近的槽之间的间距， ∧是光栅周期。 可通过使准 直光束的峰值强度最大化来在仿真中确定 d1 和∧。对于 λ0 ＝ 9.9μm 的量子级联激光器， 得到优化的参数为 d1 ＝ 7.3μm 且∧＝ 8.9μm， 对于 λ0 ＝ 8.06μm 的量子级联激光器， 得 到优化的参数为 d1 ＝ 6.0μm 且∧＝ 7.8μm。
由于激光器端面具有有限的面积， 因此可仅在孔的基底侧 ( 图 1、 2、 3 和 4) 限定光 栅 16。 然而， 在孔的另一侧， 还可在孔 14 和顶部电触点 18 之间包括一个或多个槽 16′ ( 图 1 和图 4)。这些附加的槽 16′增加准直光束的强度并减小背景辐射。实质上， 对于在孔 14 处生成并朝激光器顶部触点 18 传播的表面等离子体激元， 这些附加的槽 16′起到反射器 的作用， 从而减小在顶部触点 18 处的散射并将栅槽 16 的作用最大化。将反射器槽 16′的 位置选择为使被反射的表面等离子体激元和在孔 14 处生成并朝栅槽 16 传播的表面等离子 体激元之间的相长干涉最大化。在图 4 所示的激光器的一个实施方式中， 对于 9.9μm 波长 的激光器， 顶部的槽 16′的中点在孔 14 中点上方 3.5μm 处。
选择窄槽使每个槽 16 仅在表面等离子体激元 28 的传播中引入小的干扰。在仿真 中发现， 宽槽通常提供太强的发散并因此限制表面等离子体激元 28 到前几个槽的传播。这将导致有限的准直， 因为准直仪的有效运行取决于干涉再发射 4 的数量。
对 槽 深 h 进 行 调 节 以 允 许 建 立 槽 腔 模 式， 即， 生 成 沿 槽 16 深 度 的 驻 波 [G. 等人的 “在亚波长槽发散的表面等离子体激元的顺势特性 (Transient behavior of surface plasmon polaritons scattered at asub-wavelength groove)” ， Phys.Rev.B， 76， 155418(2007) ； L.Martín-Moreno 等 人 的 “来 自 由 表 面 波 纹 围 绕 的 单 个 亚波长孔径的高定向发射的理论 (Theory of highly directional emission from a singlesub-wavelength aperture surrounded by surface corrugations)” Phys.Rev. Lett.90， 167401(2003)]。共振条件使在其它方面无效的散射器 ( 即， 窄槽 16) 有效地将表 面等离子体激元 28 耦合入自由空间。
具有实际可行数量的大量栅槽 16 有利于减小发散角并增加准直功率。然而， 增加 槽将仅在表面等离子体激元 28 可到达这些槽的情况下才起作用。因此表面等离子体激元 的传播距离是固有的限制。在等离子体激元准直仪中， 通过栅槽 16 到自由空间的期望散射 成为限制传播距离的主要因素。考虑此因素， 表面等离子体激元 28 在中红外波长可传播超 过几百微米 ( 即， 等于数十个自由空间波长的距离 )。 该传播距离允许形成至少数十个栅槽 16， 足以将装置辐射准直在几度以内。 取决于对于某个设计设定的栅槽数量 N， 可对槽宽 w 进行微调， 以确保表面等离子 体激元 28 的传播范围与栅槽 16 的范围一致。该微调将使光栅的效用达到最佳， 提供最大 功率通量和最小准直角度。在此方案中， 具有大 N 的设计比具有小 N 的设计应具有稍窄的 槽 ( 即， 在散射表面等离子体激元方面具有较低的效率 )。
上述讨论了用于 1D 和 2D 等离子体激元准直仪的几个设计参数 ( 即， 金属厚度、 栅 槽位置、 反射槽位置、 槽深 h 和槽宽 w、 以及栅槽数量 N)。1D 和 2D 等离子体激元准直仪之间 的差别在于它们的孔以及栅槽的形状。在 1D 准直仪中， 光栅为一维的平行直栅槽 ( 图 4) ； 在 2D 准直仪中， 光栅是一组同心的环形槽 ( 图 6)。
1D 准直仪的孔 14 是缝隙 ( 图 4)。该缝隙在槽 16 的法向上长度为亚波长， 以有效 地将装置辐射耦合入表面等离子体激元 28。 通过仿真可确定最优缝隙宽度。 较窄的缝隙对 来自装置内部的辐射进行强力的反向散射， 从而减小功率通量 ； 较宽的缝隙在将装置辐射 耦合入表面等离子体激元方面具有较低的效率， 导致远场中的大背景。在图 4 所示的激光 器的一个实施方式中， 对于 9.9μm 波长的激光器， 最佳缝隙宽度为大约 2μm， 接近于有源 区 (active region) 的厚度。在平行于栅槽 16 的其它维度中， 缝式孔 14 可尽可能宽以允 许最大功率输出。1D 准直仅提供在栅槽 16 法向上的准直。
用于 2D 准直的孔 14 在垂直方向和横向方向上都为亚波长 ( 图 6)。这些亚波长的 尺寸使在二维上将装置辐射有效地耦合入在装置端面上传播的表面等离子体激元 28。表 面等离子体激元 28 被 2D 栅槽 16 散射， 这导致在远场中完整的或二维的准直。再者， 在装 置功率通量和光束准直之间存在平衡。如果孔 14 的尺寸为比自由空间波长 λ0 小很多的 深亚波长， 则装置辐射到表面等离子体激元 28 的耦合是高效的， 但是功率传输被小孔尺寸 严重限定 ； 另一方面， 如果孔 14 太大， 即， 相对于 λ0 太大， 辐射则在孔 14 处受到有限的衍 射， 并几乎直接射入远场， 这提供了较差的光束准直。在图 6 所示的量子级联激光器的一个 实施方式中， 因为量子级联激光器与垂直电场横磁 (TM) 极化， 所以表面等离子体激元优先 在垂直方向上传播。为了使表面等离子体激元 28 在横向方向上也能达到宽的传播， 孔的横
向尺寸应为亚波长。对于 8.06μm 波长的激光器， 功率通量与光束准直之间的良好平衡是 垂直尺寸约 2μm 且横向尺寸约 4 ～ 6μm 的孔。图 7 示出 λ0 ＝ 8μm 的量子级联激光器 的装置端面上表面等离子体激元分布的仿真， 该量子级联激光器具有由 2×4μm2 的孔和 20 个栅槽构成的 2D 准直仪。
激光器端面上的孔 14 可具有多种构造中的任意构造。 在图 6 和图 9 所示的简易构 造中， 孔 14 具有矩形形状。在其他布置中， 可使用图 10 中的 C 形、 图 11 中的 H 形、 以及图 12 和图 13 中的螺旋形。缝隙天线理论预言了， 与相同面积的矩形孔相比， 更复杂的孔可允 许更多的功率通量 [R.Azadegan 等人的 “缝隙天线小型化的新方法 (A novelapproach for miniaturization of slot antennas)” IEEE Trans.AntennasPropag.51， 421(2003)]。也 可使用其他曲线形状 ( 例如 S 形 )。
基于光源的特征和最终准直光束的期望性能， 不同的光源可使用不同的等离子体 激元准直仪设计。
例如， 对于具有已知电场极化 12 的边发射半导体激光器 ( 例如激光二极管或量 子级联激光器 )， 如果仅需要 1D 准直， 则具有孔 14 和且每个槽 16 均与场极化方向 12 垂直 ( 如图 4 和图 5 所示 ) 的等离子体激元准直仪可为适合的选择。对于量子级联激光器， 场极 化为垂直方向 ( 图 4) ； 对于激光二极管， 场为水平方向 ( 图 5)。因此， 这两种装置的孔槽结 构的方向是不同的。如图 4 和图 5 所示， 激光器进一步包括顶部电触点 18( 由导电材料形 成， 例如金 )、 有源区 22( 由半导体量子阱形成， 并且具有如图所示垂直测量近似等于孔 14 的垂直宽度的宽度 )、 基底 24( 例如由磷化铟形成 )、 绝缘的电介质 26( 例如由铝形成 )、 以 及背部电触点 20( 由导电金属形成， 例如金 )。 在图 4 所示的激光器的一个实施方式中， 对于具有不同波长的两种类型量子级联 激光器， 基于仿真， 我们使用表 1 中列出的优化参数。相似的设计程序将得出对于在其他波 长的边发射半导体激光器的优化设计。
表1
光栅周期 ∧ (μm)槽宽 w(μm)槽深 h(μm)孔径与第一 栅槽之间的 距离 d1(μm) 6.0λ0 ＝ 8.06μm 的隐埋异质 结 QCL λ0 ＝ 9.95μm 的脊形 QCL7.80.61.09.40.81.57.2对于边发射半导体激光器， 如果假设 2D 准直， 则可使用具有矩形孔 14 和圆形光栅 16 的等离子体激元准直仪 ( 图 6)。表 1 中列出的相同的优化参数可用于相应的激光波长。
对于边发射半导体激光器， 还可通过使用如图 14 所示的在装置端面上限定的孔 阵列结构 42 来实现横向 ( 即与材料生长方向垂直的方向 ) 的光束准直。孔阵列 42 设置在
激光横模上电场具有相同极化的部分。通过示例的方法， 图 14 中的放大视图示出了量子级 联激光器的 TM04 模式的不同波瓣的极化， 以及孔阵列 42 如何阻止具有向下极化的两个波 瓣。通过消除该模式的反极化分量的作用， 可生成远场中具有横向低发散角的单光束。
上述设计结构的组合可以其他方式用于对光束进行准直。例如， 对于边发射半导 体激光器， 可如图 15 所示通过将图 4 和图 14 描绘的结构元件进行组合而得到 2D 的准直。
对于垂直腔表面发射激光器 (VCSEL)， 尤其是具有不稳定极化的 VCSEL， 如图 16 所 示的多孔槽结构可以是适合的选择。当与 VCSEL 结合时， 该多孔槽结构提供很多优点。例 如， 该结构仅允许极化方向垂直于孔 / 槽的场分量通过， 产生具有明确限定的极化方向的 激光输出。另外， 由于与边发射激光器相比， VCSEL 具有大得多的发射面积， 所以具有多孔 的等离子体激元结构可允许大的功率通量。图 16 的 VCSEL 包括在有源区 22 两侧的上布拉 格反射器 30 和下布拉格反射器 32。
对于输出的光不具有特定极化方向的发光二极管 (LED)， 可使用如图 17 所示的环 形孔槽结构， 该环形孔槽结构包括中央环孔 34 以及一组同心槽 16。 该结构的优点包括适合 与具有任何极化方向的光源一起使用， 并且与包括洞孔 (hole-aperture) 和一组同心槽的 孔槽结构相比具有较高的通量。图 17 的 LED 进一步包括位于顶部触点 18 和背部触点 20 之间的 p 型掺杂区域 36 和 n 型掺杂区域 38。
对于光纤 40， 取决于期望的输出光极化， 可采用环形孔槽结构 ( 图 18) 或多孔槽结 构 ( 图 19)。光纤可为有源光纤装置 ( 例如光纤激光器、 掺铒光纤放大器 ) 或用于将光耦合 入其他光学元件的无源光纤。
基于孔槽结构的量子级联激光器的光束准直的仿真结果有助于说明设计的可行 性和等离子体激元准直仪的显著影响 ( 图 20 至图 23)。图 20 示出了 λ0 ＝ 9.9μm 的量子 级联激光器周围强度分布的仿真结果， 该量子级联激光器具有根据图 2 所示的构造在其端 面上限定的优化的 1D 等离子体激元准直仪。 图 21 示出了计算出的该装置的远场强度分布。
图 22 和图 23 分别示出了 λ0 ＝ 9.9μm 的量子级联激光器的强度分布的仿真结 果和计算出的远场强度分布， 该量子级联激光器具有根据图 3 所示构造在其端面上限定的 优化的 1D 等离子体激元准直仪。在该仿真和计算结果 ( 图 20 至图 23) 中， 在激光器端面 上形成有 15 个栅槽。应注意的是， 与不具有等离子体激元准直仪的激光器 ( 图 24 和图 25) 相比， 上述示出的两种设计中材料层法向上的光束发散角降低了一个以上的数量级。对于 控制仿真， 图 24 和图 25 分别示出了对于未改型的 λ0 ＝ 9.9μm 的量子级联激光器的强度 分布的 2D 仿真以及计算出的远场强度分布。
图 26 示出了具有由金属膜部分覆盖的孔 14 的可选的设计。在该实施方式中， 例 如由铝、 硅或硫化物玻璃形成的透明电介质层 48 被设置在孔 14 上。然后将金属层 46 设置 在电介质层 48 上。金属层 46 将来自孔 14 的全部辐射传入将朝栅槽 16 传播的表面等离子 体激元。图 27 示出了该结构的强度分布仿真， 图 28 示出了计算出的该装置的远场强度分 布。在仿真和计算中假设有 11 个栅槽。
图 29 示出了具有双金属波导结构的可选设计。在该实施方式中， 例如由铝、 硅或 硫化物玻璃形成的透明电介质层 48 被设置在孔 14 上并临近有源区 22。透明电介质层 48 被夹在外金属层 46 和内金属层 50 之间。来自有源区 22 的光通过孔 14 传入透明电介质层 48。与其他实施方式中相同， 光通过外金属层 46 中的一组缝式孔 47 射出透明电介质层 48并发生相长干涉以产生准直的光输出。 缝式孔 47 之间的间距近似等于金属 - 电介质 - 金属 波导模式的波长。 利用与对单金属膜等离子体激元准直仪执行的优化程序相似的计算机仿 真， 可进一步优化缝式孔的精确间距和各孔的宽度。图 30 示出了该结构的强度分布仿真， 图 31 示出了计算出的该装置的远场强度分布。在此仿真和计算中假设有 55 个缝式孔。
因为其外金属层 46 形成有 1D 缝式孔阵列 47， 所以上一段中的双金属波导结构仅 在一个方向准直。如果外金属层 46 形成孔 49( 例如矩形孔、 圆形孔、 环形孔、 C 或 H 形孔、 螺旋孔等 ) 的 2D 阵列， 参照图 32， 则该结构能够在两个方向准直。孔 49 之间的横向和纵向 间距近似等于金属 - 电介质 - 金属波导模式的波长。
实验
我们采用量子级联激光器作为模型系统来验证等离子体激元准直仪。 在脊形量子 级联激光器上制造 1D 等离子体激元准直仪。该脊形装置发射大约 λ0 ＝ 9.9μm 的辐射并 通过分子束外延生长。该脊形装置具有 2.1μm 的有源区厚度和不同的有源区宽度。
制造过程从在量子级联激光器的磷化铟基底中进行栅槽的聚焦粒子束铣削开始。 然后， 利用电子束蒸发将 200nm 厚的铝膜沉积在激光器端面上用于电绝缘， 并利用热蒸发 沉积 600nm 厚的金膜。执行多角度沉积， 从而使槽壁还被铝膜和金膜覆盖。最后， 二次利用 聚焦粒子束铣削以在激光器有源核的前端开通贯穿金膜的孔。 由于金属微晶尺寸大因而在 金属中铣削通常导致明显的粗糙， 我们选择在任何沉积之前在半导体中切割出槽 ( 图 2)， 而不是首先沉积厚金膜然后在厚金膜中切槽 ( 图 3)， 这是因为聚焦光束在半导体中铣削具 有平滑的特征， 而在金属中铣削通常由于金属中的大晶粒而导致明显的粗糙度。
为绘出装置的 2D 远场发射图样， 使用两个机动转动台。将被测试的装置固定在一 个转动台上并可在垂直平面上转动。中红外汞镉碲检测器固定在另一个平台上， 并可以在 水平方向扫描。该装置和检测器之间的距离保持恒定约 15cm。用 0.25°的分辨率进行测 试。用标准功率计执行功率测定。将具有 6.5mm 直径的金属接收管的功率计置于激光器内 2mm 处， 从而在与激光器法向成近似 ±60°的角度范围内收集发射的功率。用傅里叶变换 红外光谱仪进行光谱测量。
图 33 和图 34 分别示出了在形成包括缝式孔和具有 24 个槽的光栅的 1D 等离子体 激元准直仪之前以及之后， λ0 ＝ 9.9μm 量子级联激光器的扫描电子显微图像。图 35 和图 36 分别示出了在形成等离子体激元结构之前和之后测得的 2D 远场强度分布， 证明了垂直 方向上光束发散的显著下降。图 37 和图 38 分别提供了激光器极化方向 ( 沿着图 35 和图 36 的箭头 ) 上 2D 远场发射图样的行扫描， 示出了发散角 ( 此处参照， 以半值全宽度进行测 量 ) 从原始装置的 63 度减至具有形成 1D 准直仪的装置的 2.4 度。行扫描还示出具有准直 仪装置的背景平均强度小于中心瓣峰值的 10％。 图 39 示出了限定 1D 等离子体激元准直仪 之前以及之后光输出与电流特性的对比， 证明了约为 100mW 的最大输出功率。形成图案的 装置的光输出对比电流特性的斜率效率主要由用以将表面等离子体激元耦合入自由空间 的等离子体激元光栅的效率确定。我们发现大的斜率效率与具有大量槽的光栅相关 ； 图 34 -1 示出的具有 24 个槽的装置具有约 180mWA 的斜率效率， 这是不具备准直仪的原始激光器的 斜率效率的 90％。
在脊形量子级联激光器和隐埋异质结量子级联激光器上都制造了 2D 等离子体激 元准直仪。该脊形装置发射大约 λ0 ＝ 9.9μm 并通过分子束外延生长的辐射 ； 隐埋异质结装置发射大约 λ0 ＝ 8.06μm 并被金属有机气相外延生长的辐射。该脊形装置具有 2.1μm 的有源区厚度和不同的有源区宽度。 所有隐埋异质结装置的有源区分别在垂直方向和横向 上具有 2.1μm 和 9.7μm 的尺寸。
对于 2D 等离子体激元准直仪， 制造程序和远场测试设置实质上与 1D 等离子体激 元准直仪的制造程序和远场测试设置相同。
对形成有 2D 等离子体激元准直仪图案的 λ0 ＝ 8.06μm 的隐埋异质结量子级联 激光器进行详尽的研究。具有未形成图案的端面的原始装置 ( 图 40) 在横向和垂直方向上 分别具有 θ// ＝ 42 度、 θ ⊥＝ 74 度的发散角 ( 图 41)。代表性的隐埋异质结量子级联激光 器上形成有包括 20 个圆形槽和 2.1×1.9μm2 孔的等离子体激元准直仪 ( 图 42)。与未形 成图案的装置相比， 形成有 2D 准直仪图案的激光器表现出明显减小了的发散角 ( 图 43)， 其 中 θ// ＝ 3.7 度、 θ ⊥＝ 2.7 度， 与原始装置相比， 在横向和垂直方向上分别减小约 10 倍和 30 倍。
虽然等离子体激元准直仪设计用于单激光波长， 例如 λ0 ＝ 8.06μm， 但是对于激 光光谱扩展， 环形准直仪设计为鲁棒的。例如， 对于上段中讨论的形成有包括 20 个栅槽图 案的装置， 激光光谱宽度 Δλ 在驱动电流 Idr ＝ 500mA 处近似等于 0.1μm ； 在 Idr ＝ 600mA 处 Δλ 迅速增加至约 0.3μm。我们发现， 测得的远场发散角在不同的驱动电流处相对稳 定。例如， 在 Idr ＝ 500mA 和 600mA 处， θ ⊥＝ 2.6 和 2.7 度， θ// 保持 3.7 度。 利用聚焦粒子束铣削， 逐渐增加上述装置的横向孔径尺寸 w1( 参照图 6 的定义 )， 以研究该参数对 θ ⊥、 θ// 以及功率输出的影响。垂直孔尺寸 w2 ＝ 1.9μm 保持恒定。如预 期地， 装置的斜率效率随孔宽增加而增加， 导致较高的最大功率 ( 图 44)。 同时， 横向发散角 θ// 增加， 而 θ ⊥几乎稳定 ( 表 2)。θ// 的这种性质是由于在横向与表面等离子体激元的 耦合效率随着横向孔径尺寸的增加而降低。对于在该工作中研究的最宽孔 (8.1μm)， 最大 输出功率大于原始未形成图案的激光器的 50％， 而发散角 (θ ⊥＝ 2.4 度、 θ// ＝ 4.6 度 ) 与原始未形成图案的激光器相比仍显著减小。表 2 中总结了最大功率和发散角对横向孔径 尺寸 w1 的依赖性。
表2
与需要半绝缘侧包层再生长的隐埋异质结量子级联激光器相比， 可容易地对脊形 量子级联激光器进行处理。因此， 有利地示出了 2D 等离子体激元准直仪还用于具有脊形波 导的装置。如图 45 和 46 所示， 在 λ0 ＝ 9.9μm 的脊形量子级联激光器上成功地证明了 2D
准直。对于 λ0 ＝ 8.06μm 的隐埋异质结装置， 对优化设计参数的简单调整对脊形装置基 本给出了正确的参数。表 1 中总结了优化设计参数的列表。该装置的实验性能与用具有相 同数量的槽的隐埋异质结装置获得的性能相当 ； 对于具有 10 个栅槽的脊形装置， 其发散角 为 θ ⊥＝ 5.0 度、 θ// ＝ 8.1 度。
最后， 该系统实验和仿真证明了， 在量子级联激光器的端面上集成适当设计的 1D 或 2D 等离子体激元准直仪将 1D 准直仪的垂直方向上或在 2D 准直仪的垂直方向和横向上 的发散角减小了大于 10 倍。优化的装置保留了与未形成图案的激光器的输出功率相当的 高输出功率。在此所示的 2D 等离子体激元准直仪设计适用于隐埋异质结装置和脊形装置。
在所描述的本发明的实施方式中， 为清晰起见而使用特定术语。为描述的目的， 每个特定术语旨在至少包括以相似方式实施相似目的的所有技术和功能的等同。另外， 在 本发明的特定实施方式包括多个系统元件或方法步骤， 这些元件或步骤可由单个元件或步 骤进行替换 ； 相似的， 单个元件或步骤也可由用作相同目的的多个元件或步骤替换。而且， 本发明的实施方式还指定了各种特征的参数， 这些参数可以按照 1/20、 1/10、 1/5、 1/3、 1/2 等、 或化整为其近似值来上调或下调， 除非另有规定。而且， 虽然本发明参照其特定实施方 式进行描述和示出， 但是本领域技术人员应该理解， 在未脱离本发明范围的情况下仍可在 形式和细节上进行不同的替换和修改 ； 而且， 其他方案、 功能和优点仍然属于本发明的范 围。另外， 本文讨论的与一个实施方式相关的步骤、 元件和特征可结合其他实施方式使用。 所有参考的内容， 包括本申请全文中引用的专利和专利申请， 都通过引用全文引用并入本 文。可为本发明和其实施方式选择这些参考的适合的部件和方法。进一步， 本发明背景技 术部分说明的部件和方法与本公开是个整体， 并可在本发明范围内结合或代替本文其它部 分描述的部件和方法。