抽象的

　　实现大规模单模、高功率、高光束质量的半导体激光器，与体积庞大的气体和固态激光器相媲美（甚至取代），是光子学和激光物理学的最终目标之一。然而，由于多模振荡1、2的开始，传统的高功率半导体激光器不可避免地会出现光束质量差的问题，而且，连续波 (CW) 操作下的破坏性热效应会破坏振荡3，4个. 在这里，我们通过开发大型光子晶体表面发射激光器来克服这些挑战，这些激光器在光子晶体内部具有受控的厄米特和非厄米特耦合以及预先安装的晶格常数空间分布，即使在 CW 条件下也能保持这些耦合. 对于具有 3 mm 大谐振直径的光子晶体表面发射激光器，已经实现了超过 50 W 的纯单模振荡和 0.05° 的极窄光束发散角的 CW 输出功率，对应于材料中超过 10,000 个波长. 亮度是包含输出功率和光束质量的品质因数，达到 1 GW cm −2  sr −1，可与现有的笨重激光器相媲美。我们的工作是单模 1 千瓦级半导体激光器出现的一个重要里程碑，有望在不久的将来取代传统的、体积更大的激光器。

　　主要的

　　半导体激光器具有体积小、效率高、可控性强等其他激光器（如气体激光器、固体激光器和光纤激光器）所不具备的优点，是现代社会各种应用的关键器件，包括电信和光学记录。实现同样以高输出功率和高光束质量在单模下运行的半导体激光器仍然是光子学和激光物理学中一个最终但难以实现的目标。许多新兴应用都需要这种半导体激光器，包括下一代激光加工、遥感、远程自由空间通信，甚至航天光推进5、6、7、8. 传统半导体激光器受限于可支持单模工作的最大发射面积；即，扩大发射区域以增加输出功率会导致多模振荡的发生，从而降低光束质量1、2。更糟糕的是，在连续波 (CW )操作下，由于谐振器内部的热诱导折射率分布，光束质量容易进一步下降，这是导致不稳定振荡的关键因素之一 3、4（补充文本部分 1有更多细节）。

　　光子晶体表面发射激光器 (PCSEL) 9、10、11、12、13、14、15显示出克服传统半导体激光器的上述限制的潜力。PCSEL 在其光子能带结构中的奇点（Γ、M 等）处实现二维驻波的激光振荡。通过定制其光子晶体的晶胞设计，可以调整光子晶体内部的相互光学耦合，以实现大面积的单模振荡。为此目的提出的一种晶胞设计是双晶格15，其中一个晶格点组从第二个晶格点组偏移x和y方向大约为材料中波长的四分之一。在这种双晶格中，平面内光学耦合的强度（由于不伴随辐射损耗而被称为厄米特耦合）被两个晶格中分别衍射 180° 和 90° 的波的相消干涉所削弱格点。因此，与基模相比，谐振器外围的高阶模式的光学损耗增加，导致这些模式之间的阈值增益裕度更宽，从而使基模振荡更稳定。基于此概念，输出功率为 7 W、亮度为 180 MW cm −2  sr −1的 CW 激光振荡使用圆形谐振直径为 800 μm 的 PCSEL 进行了实验证明（参考文献15）。

　　在上述发展之后，最近报道了一种在更大（≥3 毫米）直径的区域上实现单模振荡的设计指南 16，该指南不仅基于上述厄米特耦合的控制，而且基于非厄米特耦合的控制，这伴随辐射损失。此外，还报道了实现可扩展单模光子晶体激光器的另一种相关方法17，尽管在其中的实验中实现的共振（发射）尺寸小于大约 64 μm。（补充文本第 2节对这两种方法进行了简要比较）。

　　因此，最重要的突出挑战是双重的。一是研究 PCSEL 的单模运行是否可以真正扩展到极大（≥3 mm）的直径；另一个是研究是否即使在出现破坏性热效应的 CW 条件下也能保持单模运行。在这里，我们首先表明，通过同时控制厄米特和非厄米特耦合，即使在直径为 3 毫米的 PCSEL 中也确实可以实现单模振荡，对应于材料中的 10,000 多个波长。然后，我们引入晶格常数分布来补偿热效应，从而即使在 CW 条件下也能保持受控的厄米特和非厄米特耦合。通过这样做，M 2  ≈ 2.36)。所研制的激光器亮度达到1 GW cm -2  sr -1，比传统半导体激光器高出一个数量级以上，甚至可以与现有大体积气体和固体激光器相媲美。此处展示的策略有望适用于将设备直径扩大到 10 毫米，从而实现 1 kW 级、高光束质量的 PCSEL 运行。

　　Hermitian 和非 Hermitian 控制的 PCSEL

　　首先，我们描述了在大规模 PCSEL 中实现单模振荡的策略。图1a、b的左图显示了直径为L的 PCSEL 中基模和高阶模的典型电场分布。随着L的增加，基模和高阶模式的面内损耗（即从谐振器外围逸出的光）收敛于零，因此能够通过面内损耗区分这些模式大大减少。因此，我们改为考虑通过垂直辐射损耗（即辐射常数）进行模式区分，即使L变大，它仍然很高。如图1a、b的右图所示，（第一）高阶模式是双瓣的，因此，它的面内波数略大于单瓣基模。我们的策略是通过控制双晶格光子晶体中的厄米特和非厄米特耦合，使对应于（第一）高阶模的波数的辐射常数充分大于基模的辐射常数。

　　图1e显示了α A作为k的函数，使用等式 ( 1 ) 计算R和μ的多个选择，同时调整I以便在所有情况下k = 0 时的α A 相同。显然，在保持平衡的同时减小R和μ会增加 Γ 点周围的色散曲率，导致α A相对于k的突然变化。因此，阈值余量 Δ α v可以增加 Γ 点附近的基模和高阶模之间的距离，因此即使对于直径为 3 毫米的大型 PCSEL，也可以预期出现单模振荡（方法中有关于Δ α v的注释）。

　　基于上述策略，我们开发了一种直径为 3 mm 的 PCSEL，其R和I值通过改变双晶格结构的晶格间距 ( d ) 和气孔尺寸 ( x ) 的平衡来控制（图. 1c和补充文本第 4节），其μ值通过改变 p-AlGaAs 包层的厚度来控制，这会影响前侧发射和后侧反射辐射波之间的光学干涉程度 16 （图1d ）和补充文本第 4节）。图2a显示了基于保留气孔的金属-有机气相外延再生长技术19制造的成品直径为 3 毫米的 PCSEL 。网状窗口 n 电极沉积在 n-GaAs 衬底（发射侧）上，用于在整个 3 毫米直径区域均匀注入电流。

　　我们首先测量了制造器件的Γ点周围模式 A 和 C 的频率和辐射常数，如图2b，c所示，然后通过拟合方程给出的分析值估计耦合系数R，I和μ （ 1）他们的实验值（方法有细节）。最佳拟合结果为R  ≈ 15 cm -1、I  ≈ 25 cm -1和μ  ≈ 38 cm -1；这些值对应于图1e中红线的情况，其中较大的阈值余量 Δ α v是期待。然后，我们测量了 PCSEL 在脉冲条件下的激光特性。此处，PCSEL 未安装到散热器，这限制了最大可容忍注入电流，因此即使在脉冲条件下也限制了输出功率。图2d中在室温下测得的电流-光输出 ( I-L ) 特性表明，激光振荡发生在I th  ≈ 20 A的阈值注入电流下。图2e显示了发射的远场模式 (FFP)光束高于阈值 (1.3  I th )。如 FFP 的横截面轮廓所示（图2f)，实现了 0.045° 的非常窄的光束发散角，我们将其归因于如上所述的R和μ的小但适当平衡的值。

　　高亮度 CW 单模 PCSEL

　　由于热量的积累，CW 电流注入会在 PCSEL 内部引起空间上不均匀的温度分布。我们基于对光子、载流子和热效应之间相互作用的 自洽分析20 ，模拟了热积累对 CW 条件下 3 毫米直径 PCSEL 激光特性的影响（详见补充文本第 5节）。图3a、b显示了在 110 A 的足够大的 CW 注入电流下计算的有源层附近的面内温度分布（根据稍后描述的实验条件选择）。如图所示，电流注入区中心的温度变得高于周边，这通过折射率的变化导致图3c所示的向下凸形带边频率分布。这种频率分布扰乱了基模的电场，因此，它会引起多模态行为并展宽发射光束，如图3d所示。为了抑制这种不良影响，我们引入了空间变化 Δ a ( x,y）到光子晶体的晶格常数，它补偿了温度分布 ΔT comp （ x ，y），如图3e，f所示（方法有详细信息）。图3g显示了在引入此晶格常数分布后在 110 A 注入电流下计算的带边频率分布。该图清楚地表明，由于温度引起的和晶格常数引起的带边频率变化相互抵消，获得了均匀的频率分布。结果，有望获得发散角非常窄的单模光束的发射，如图3h所示。

　　应用上述策略，我们开发了具有预装晶格常数分布的 3 毫米直径 PCSEL。显示了安装在封装上的成品 3 毫米直径 PCSEL。器件的耦合系数估计为R  ≈ 24 cm -1、I  ≈ 14 cm -1和μ  ≈ 44 cm -1（方法有详细信息）。显示了CW 条件下 3 毫米直径 PCSEL 的I-L特性。阈值电流为 25 A，斜率效率约为 0.72 W A -1. 在 100-110 A 的注入电流下，从单芯片 PCSEL 获得了超过 50 W 的 CW 输出功率。显示了几种注入电流下的 FFP，图4d显示了 FFP 的 1/e 2波束宽度作为以下函数的函数注入电流。值得注意的是， x和y方向的发散角在 100–110 A 时变得最小 (0.05°)，其中由于温度引起的折射率变化和预安装的晶格常数分布导致的频率分布被设计为抵消每个其他出来。我们注意到发散角在y方向上比在x方向上略大方向归因于强度约为主峰强度的 1/e 2的小残余旁瓣；未来可以通过进一步优化预装的晶格常数分布来消除这个旁瓣。根据发散角，包括小的残余旁瓣，光束质量M 2估计为 2.36。使用在 110 A 下测量的输出功率和 FFP 宽度评估的 CW 激光亮度为 1 GW cm -2  sr -1。此外，几种注入电流下的激光光谱. 尽管观察到几种模式在较低的注入电流下振荡，但在 100-110 A 的注入电流（对应于约 50 W 的 CW 输出功率）下实现了单模振荡。在此注入电流下测得的光谱宽度为 3 pm，这受到我们光谱仪光谱分辨率的限制。由于该分辨率比预测的基模和下一个高阶模之间的光谱间距更精细，我们可以说实现了纯单模振荡。我们注意到M 2 ≥ 2 尽管单模振荡是由于超高斯电磁场强度分布主要由均匀电流注入引起。激光光谱对注入电流的依赖性与图4d中绘制的光束发散角的依赖性一致。这些结果表明，预先安装的晶格常数分布以及双晶格结构内部厄米特和非厄米特耦合的控制有助于实现纯单模、高光束质量、高功率 CW 操作超大面积PCSEL。