FR 2533077 A1 19840316 FR 8314454 A 19830912 La présente invention concerne les lasers stabili- sés à mode longitudinal, et en particulier les lasers à semiconducteurs à mode longitudinal unique. Le fonctionnement en mode longitudinal unique de lasers à semiconducteurs est une propriété souhaitable pour de nombreuses applications On a obtenu précédemment le fonc- tionnement en mode transverse fondamental en utilisant diver- ses configurations de lasers à confinement latéral On a obtenu le fonctionnement en mode longitudinal unique avec des structures à réaction répartie (DFB), sans nécessiter un résonateur à cavité de Fabry-Pérot Des lasers de ce type sont décrits dans le brevet US 3 675 157 o Du fait que la période spatiale du mécanisme de réaction répartie est la moitié de la longueur d'onde du guide optique, la fabrication de lasers à réaction répartie est très difficile De plus, les courants de seuil sont généralement très supérieurs à ceux des lasers comportant des résonateurs à cavité. Une autre forme de commande pour l'obtention d'un mode longitudinal a été décrite par Po J de Waard dans son article intitulé "A Novel Single Mode Laser Having Periodic Variations in the Stripe Width ("Super DFB") ",qui a é té présenté à la conférence: "Optical Communications Conferen- ce", Amsterdam, Pays-Bas, 17, 19 septembre 1979 o Dans le laser décrit par de Waard, on utilise une combinaison d'un résonateur à cavité et d'une faible valeur de réaction répartie Pour obtenir la réaction répartie, la largeur de l'électrode présente trois variations périodiques, en tant que moyen pour commander le comportement du mode longitudi- nal Cependant, contrairement à la configuration de réaction répartie de type caractéristique, la période des variations de largeur est égale à un grand nombre de fois la moitié de la longueur d'onde optique Cette variation relativement grande de la dimension de l'électrode a l'avantage de sim- plifier le processus de fabrication 'On a cependant trouvé que l'une des raisons pour lesquelles la commande de mode obtenue par cette technique est relativement faible, consis- te en ce que le mécanisme à sélectivité de mode se trouve trop loin de la région active du laser, ce qui fait que les composantes de fréquence spatiale élevée de la perturbation périodique sont très faibles dans la région active Une seconde raison consiste en ce que ces dispositifs de l'art antérieur reposent sur l'utilisation de variations périodi- ques de gain et exigent de grandes variations de gain pour fonctionner de façon satisfaisante Du fait que le gain maximal disponible est limité, la moitié environ de la lon- gueur du laser doit etre excitée faiblement, ce qui tend à son tour à lim Iter le gain global du laser. Dans le brevet US 4 257 011, on obtient une réaction répartie au moyen d'un réseau de diffraction de Bragg qui introduit des variations dans l'indice de réfrac- tion complexe du chemin des ondes Cependant, comme indiqué dans ce brevet, la période spatiale désirée du réseau est d'un ordre aussi faible que le permet le processus de fabrication Par exemple, dans le mode de réalisation écrit à titre d'exemple, pour un laser à 0,83 Pm, l'ordre est de trois. Conformément à l'invention, un laser à semicon- ducteurs comprend un milieu actif et un mécanisme de réac- tion comportant des perturbations périodiques dans la carac- téristique de transmission du laser, et la période spatiale des perturbations est égale à au moins dix fois la moitié de la longueur d'onde à l'intérieur du laser de l'onde optique que produit le laser. L'invention sera mieux comprise à la lecture de la description qui va suivre d'un mode de réalisation et en se référant au dessin annexé qui représente un exemple de structure de laser à semiconducteurs à mode stabilisé con- forme à l'invention. Dans un but explicatif, on utilise une structure du type à arète pour obtenir un confinement pour un mode transverse Il apparaîtra cependant que les principes de l'invention sont aisément applicables à d'autres structures de laser telles que des lasers à ruban et des lasers à hété- rostructure enterrée. Comme le montre la figure, la structure fondamen- tale du laser du type à arete comprend une couche de substrat 10, une première couche-de gaine 11, une couche. active 12, une seconde couche de gaine 13, une couche de charge en forme d'arête, 14 et une couche de recouvrement Des électrodes en métal 16 et 17 sont placées respecti- vement le long des surfaces à nu du substrat et de la couche de recouvrement Les diverses couches sont formées successi- vement par une technologie épitaxiale bien connue, comme la croissance en phase liquide, en phase vapeur ou autre Dans un mode de réalisation pris à titre d'exemple, le substrat est en In P de type N; la première couche de gaine est en In Ga As P de type N ayant une bande interdite de 1,3 pm; la couche active est en In Ga As P non dopé ayant une bande inter- dite dé 1,5 pm; la seconde couche de gaine est en In Ga As P de type p ayant une bande interdite de 1,3 pm; la couche de charge en forme d'arête est en In P de type p; et la couche- de recouvrement est en In Ga As P de type p+ On a formé une cavité résonnante de Fabry-Pérot en clivant les surfaces d'extrémité 18 et 19 pour former des miroirs réfléchissants. Dans une autre configuration, on peut éliminer la cavité de Fabry-Pérot en détruisant la réflectivité des miroirs au moyen de procédés connus. Pour introduire la stabilisation désirée sur un mode longitudinal, une discontinuité périodique est intro- duite dans la direction de propagation des ondes Cette dis- continuité consiste en un réseau de-diffraction-de Bragg formé par érosion ionique ou par attaque chimique d'une série de sillons transversaux 10-1, 10-2, O 10-n le long de la surface supérieure du substrat 10 'Ainsi, la frontière représentée entre le substrat 10 et la première couche de gaine 11 se présente sous la forme d'une onde ou d'un profil carré ayant une période spatiale donnée par la relation: A m 2 NA ( 1) dans laquelle m est un entier; A est la longueur d'onde en espace libre d'une onde optique; et N est l'indice de réfraction effectif du guide d'onde formé par la structure de laser Cependant, en général, le réseau peut avoir d'autres profils périodiques. Comme le montre l'équation ( 1), pour n'importe quelle valeur donnée de A, il y a de nombreuses combinai- sons de m et X qui satisfont l'équation Cependant, pour obtenir la stabilisation de mode désirée, I'une de ces lon- gueurs d'onde doit tomber à l'intérieur de la courbe gain- largeur de bande de-la matière du laser Si on prend une valeur gainlargeur de bande, B, la probabilité que ceci se produise sera élevée si l'écartement, ',entre des lon- gueurs d'onde optiques qui satisfont l'équation ( 1) est égal ou légèrement supérieur àB S AA est inférieur à B, il est certain qu'au moins une longueur d'onde optique satis- fera l'équation Cependant, si plus d'une longueur d'onde optique tombe dans la courbe gain-largeur de bande, un fonctionnement multimode peut se produire Pour déterminer la manière selon laquelle &A varie en fonction de m pour différentes valeurs cb A>on calcule la dérivée partielle de la longueur d'bnde par rapport à l'entier m, qui est de façon caractéristique un nombre élevé, ce qui donne la rela- tion 2 ÉR _X ( 2) m 2 N\ -Exemple En supposant que le laser fonctionne dans la région de A = 1,53 em et en estimant N = 3,5 pour les matières particulières utilisées, on peut calculer m d'après l 1 équation ( 1) pour diverses valeurs de A Cependant, m doit être un entier et, en particulier, pour la perturbation à profil carré utilisée 9 m doit 8 tre un entier impair Par con- séquent, après avoir effectué les calculs pour m, on choisit 11 entier impair le plus proche et on recalcule j pour chaque valeur envisagée pour A Le tableau I donne les résultats de ces calculso Il indique également la variation de longueur dvonde, pour A m = 1 et A m = 2, calculée d 9 après l'équation ( 2) Pour un profil de réseau général, des harmo- niques spatiaux ne s'annulant pas peuvent etre présents pour tout m, c'est-à-dire A m = lo er r r r D e e D e eo De e (Am= 1 É 1) ( 1 = m 2) e D i D, O i 183 1,s 530 pm 8, 3 nm 16,93 rnm 33 1 i 5111,530 10,1 20,2 e 22 D 101 1,524 14 e 9 29,8 16 73 1,534 20,7 41,4 12 55 1,527 27,3 54,6 e 9 41 11536 36,6 73,2 6 27 1,555 55,5 111 b 5 I 23 1,522 8119 163,8 TABLEAU I Comme indiqué ci-dessus,'en première approxima- tion, on souhaite que AU soit approximativement égal à la valeur gainlargeur de bande du milieu laser Pour la matière particulière utilisée dans l'exemple, on peut obtenir un gain élevé sur une largeur de bande d'environ nmo En se référant au tableau, on voit que ceci suggere- rait un A de 40 m, pour lequel est égal à 16,3 nm Un inconvénient possible avec cette configuration consiste en ce qu'elle utilise un harmonique spatial d'ordre relative- ment élevé (c'est-à-dire le 183 ième), qui pourrait être trop faible On peut utiliser un harmonique spatial d'ordre inférieur (c'est-à-dire le 73 ième) lorsque -A est égal à 16. Cependant, pour cette configuration AA est égal à 41 e 4 nm. Ceci est très supérieur à la valeur gain-largeur de bande de nm, auquel cas une certaine sorte d'accord, comme un accord thermique, peut etre nécessaire pour faire en sorte que l'harmonique spatial désiré tombe près du maximum de la valeur gain-largeur de bande du milieu laser. Bien que le réseau à profil carré ne comporte que des harmoniques spatiaux impairs, le tableau I comprend égal lement des calculs pour 2 pour tout m ( Am = 1)o Ces calculs ont été incorporés pour le cas du réseau général, ainsi que pour faire apparalître que des effets de diffrac- tion de Bragg d'ordre supérieur peuvent donner naissance à une activité laser, bien qu'aucun harmonique spatial pair du réseau ne soit présent En ce qui concerne la résonance de Bragg faible ii est important de noter qu'on peut employer une cavité résonlante de Fabry-Pérot simultanément à la réaction répartie par réseau grossier La résonance de Fabry-Pérot a pour fonction de renforcer la résonance de mode de la réaction répartie et de réduire le courant de seuil. Si la longueur de la cavité est L, les modes de la cavité de Fabry-Pérot sont donnés par la relation: L 2 N ( 3) 2 N Les modes de la cavité et les résonances du réseau ne coïincident que si L _ 2 ( 4) et si la phase du réseau est correctement ajustée par rapport aux miroirs de Fabry=Pérot. Cependant, la largeur D de la résonance du réseau, due à la longueur finie L du réseau, est donnée par la rela- tion: 2 NL ( 5) 2 NL ce qui est précisément égal à l'écartement entre les modes de la cavité de Fabry-Pérot. -Il y aura donc toujours-un chevauchement raisonna- ble des résonances de la cavité et du réseau. En résumé, on peut obtenir un fonctionnement stabi- lisé d'un laser à semiconducteurs à mode longitudinal unique au moyen d'une perturbation grossière dans la caractéristique de transmission du milieu actif effectuant un guidage d'onde. On peut encore augmenter la réaction de mode résul- tante en plaçant le laser à l'intérieur d'une cavité réson- nante de Fabry-Pérot. Il va de soi que de nombreuses modifications peuvent 9 tre apportées au dispositif décrit et représenté, sans sortir du cadre de l'invention. REVENDICATIONS 1 Laser à semiconducteurs comprenant un milieu actif ( 12) et un mécanisme de réaction comprenant des pertur- bations périodiques ( 10-1 à 10-m) dans la caractéristique de transmission du laser, caractérisé en ce que la période spa- tiale-des perturbations est égale à au moins dix fois la moi- tié de la longueur d'onde à l'intérieur du laser de ltonde optique produite par le laser. 2 Laser selon la revendication 1, caractérisé en ce que le mécanisme de réaction s'étend sur toute la lon- gueur du laser. 3 Laser selon l'une quelconque des revendications 1 ou 2, caractérisé en ce que les extrémités ( 18, 19) du laser forment un résonateur à cavité de Fabry-Pérot. 4 Laser selon l'une quelconque des revendications 1 à 3, comprenant une couche active ( 12) de matière semicon- ductrice disposée entre une première couche de gaine ( 13) en matière semiconductrice de type p et une seconde couche de gaine ( 11) en matière semiconductrice de type n, caractérisé en ce que les perturbations consistent en discontinuités périodiques dans l'une au moins des couches ( 11), qui sont réparties longitudinalement dans la direction de propagation de l'onde. Laser selon l'une quelconque des revendications 1 à 4, caractérisé en ce que la période spatiale A des per- turbations est telle que la valeur gain-largeur de bande du milieu actif soit approximativement égale à la quantité donnée par la relation: 6 X= 2 \N dans laquelle q est la longueur d'onde en espace libre de l'onde optique produite par le laser, N est l'indi- ce de réfraction effectif du guide d'onde formé par le laser et a m est égal à 1 ou 2.