Содержание
Введение...................................................................6
1 Генерация импульсного терагерцового поля с помощью оптического выпрямления импульсов инфракрасного излучения в нелинейных полупроводниках, помещённых в диэлектрический или плазмонный волновод. 30
1.1 Введение...............................................................30
1.2 Ограничение на степень конверсии импульсов ближнего инфракрасного излучения в импульсы терагерцового поля в нелинейных полупроводниках ............33
1.3 Оптическое выпрямление импульсов среднего инфракрасного диапазона в С/СаАя/С волноводе ........................................................36
1.4 Модель двойного плазмонного волновода..................................41
1.5 Конверсия импульса ближнего инфракрасного диапазона в терагерцовый импульс в двойном илазмонном волноводе ......................................44
1.6 Выводы.................................................................48
2 Получение импульсов среднего и дальнего инфракрасного излучения в результате виутрирезоиаторного нелинейного смешения полей, генерируемых в двухчастотных гетеролазерах в режиме синхронизации мод ... 50
2.1 Введение...............................................................50
2.2 Нелинейное смешение полей и генерация излучения разностной частоты в гетеролазерах на квантовых ямах................................................51
2.3 Амплитуда и форма выходных импульсов разностной частоты................59
2.4 Оценки выходной мощности инфракрасных и терагерцовых импульсов 60
2.5 Методы дальнейшего увеличения выходной мощности инфракрасных и терагор-цовых импульсов............................................................67
2.6 Выводы.................................................................69
3 Генерация импульсного среднего инфракрасного излучения на внутри-зонном переходе со спектрально ограниченной инверсией в межзонных полупроводниковых лазерах на гетероструктурах с квантовыми ямами 70
3.1 Введение...............................................................70
2
3.2 Резонаторы для оптического и среднего инфракрасного излучения............74
3.3 Межзонная генерация оптического излучения................................77
3.4 Внутризонняя генерация среднего инфракрасного ноля.......................84
3.0 Выводы...................................................................89
4 Усиление и генерация импульсов среднего и дальнего инфракрасного диапазона в готероструктуре, синхронно накачиваемой импульсным оптическим излучением............................................................91
4.1 Введение.................................................................91
4.2 Усиление инфракрасного сигнала r волноведущей гетероструктуре с квантовыми ямами, накачиваемой синхронным оптическим импульсом..........................93
4.3 Параметры волноведущих гетсроструктур и оптических импульсов, оптимальные для усиления инфракрасного сигнала..........................................103
4.4 Выводы..................................................................108
5 Усиление импульсов среднего инфракрасного излучения на кратковременно инвертируемых межподзонных переходах в квантовых ямах... 110
5.1 Видение.................................................................110
5.2 Параметры гетероструктуры, предназначенной для создания кратковременной инверсии населённостей на межподзонных переходах............................112
5.3 Расчет коэффициента усиления и изменения формы входящего импульса—117
5.4 Схема быстрого изменения наложенного на структуру электрического ноля . 120
5.5 Выводы..................................................................123
G Генерация терагерцового излучения и высококачественных алмазных образцах с резонансным циклотрониым нагревом тяжёлых дырок 124
6.1 Введение................................................................124
6.2 Требования на чистоту алмазных образцов.................................126
6.3 Порог итерации терагерцового лазера на алмазе...........................129
6.4 Выводы..................................................................134
7 Низкопороговый: насыщающийся поглотитель субтерагерцового излучения па квантовых ямах с поперечным магнитным нолем и отрицательной
массой лёгких дырок.........................................................136
7.1 Введение................................................................136
3
7.2 Зависимость циклотронной частоты дырок от их продольной энергии в квантовой яме с поперечным магнитным полем..........................................138
7.3 Слабонолевая нелинейная динамическая проводимость в квантовой яме с поперечным магнитным нолем....................................................139
7.4 Выводы................................................................142
8 Частотно перестраиваемый безмпверсымй лазер дальнего инфракрасного и терагерцового диапазона на квантовых точках и квантовых ямах, накачиваемых когерентным излучением.......................................143
8.1 Введение..............................................................143
8.2 Модель квантовых точек, взаимодействующих с электромагнитным полем .. 144
8.3 Коэффициент усиления и перестройка частоты генерации безынверсного лазера на квантовых точках.......................................................147
8.1 Взаимодействие электронов квантовых ям с электромагнитным полем 149
8.5 Коэффициент безынверсного усиления дальнего инфракрасного и терагерцового излучения в квантовых ямах................................................152
8.6 Оптимальные параметры квантовых ям и перестройка частоты генерации... 155
8.7 Выводы................................................................158
9. Эффективное безынверсное усиление среднего и дальнего инфракрасного излучения на квантовых точках с квазидискретными уровнями, накачиваемых когерентным излучением ближнего инфракрасного или оптического диапазона.........................................................160
9.1 Введение..............................................................160
9.2 Система квантовых точек с квазидискретными уровнями - активная среда для безынверсного усиления среднего и дальнего инфракрасного излучения........163
9.3 Взаимодействие квантовых точек с излучением накачки: бсздиссипативное распространение .............................................................166
9.4 Коэффициент усиления поля в системе квантовых точек...................169
9.5 Выводы................................................................172
10 Генерация дальнего инфракрасного н терагерцового излучения в фонтанных (резонансных римановских) лазерах на квантовых ямах без использования фононного опустошения нижнего лазерного уровня 173
4
10.1 Введение............................................................173
10.2 Конструкция активного слоя и волновода для фонтанного лазера дальнего.инфракрасного диапазона на квантовых ямах 176
10.3 Модель взаимодействия электромагнитного излучения г находящимися в квантовых ямах электронами 181
10.1 Ожидаемые характеристики фонтанного лазера дальнего инфракрасного диапазона на квантовых ямах 183
10.5 Выводы..............................................................186
Заключение...............................................................187
Список литературы........................................................192
Введение
В последние годы электромагнитное излучение инфракрасного (ИК) и терагерцо-вого (ТГц) диапазона частот находит неё более широкое применение как в фундаментальных исследованиях, а также и многочисленных практических приложениях. Среди первых можно назвать изучение поверхностных плазмон-поляритониых волн [1|, когерентный контроль внутризонных переходов в полупроводниковых наноструктурах [2,3|, исследование динамики плазменных сред [4], плазмон-фононных мод |5] и когерентных осцилляций электронов [б|, возбуждение слабо релятивистских электронов и понов |7| и др. Ко вторым относятся информационно-телекоммуникационные технологии, мониторинг состояния атмосферы, неразрушающее зондирование сла-бопроводящих материалов [8] и биологических тканей [9,10], системы безопасности, электромагнитная терапия [11,12), спектроскопия органических молекул [13,14], низкочастотная модуляция оптического излучения [15] и др.
Однако, достаточно мощные, эффективные и компактные источники электромагнитного ноля в этой частотной области до сих нор отсутствуют. Продвижение в него традиционных приборов вакуумной электроники сверхвысоких частот (СВЧ) ограничивается как принципиальными, так и техническими факторами. В результате частота выходного излучения таких приборов, как лампы обратной волны не превышает величины порядка 700 ГГц [10]. Рабочие частоты гиротронов, как правило, ограничены значениями порядка 1 ТГц и достигаются лишь при использовании соленоидов с криогенным охлаждением и применении импульсного режима создания магнитного поля с малой частотой повторения: один импульс с длительностью 50 мке за минуту [17]. Дальнейшее повышение частоты излучения этих приборов требует ещё большего увеличения магнитных нолей, что является технически трудно выполнимой задачей. Переход же па. более высокие циклотронные гармоники ведёт к быстрому уменьшению их выходной мощности. Лазеры на свободных электронах хотя и перекрывают весь ИК и ТГц диапазон и обеспечивают достаточно высокую выходную мощность, но являются громоздкими и дорогими установками, способными работать лишь в лабораторных условиях и потому практически недоступными для использования в практических целях [18].
С другой стороны, для многих практических применений ИК и ТГц излучения
6
не требуется большая его мощность, а на первый план выходят такие характеристики его источников, как компактность и простота обращения с ними. Поэтому значительное внимание привлекают различные методы генерации электромагнитного поля этого частотного диапазона, связанные с использованием полупроводников и полупроводниковых гетероструктур. Хотя основанные на них ис точники ИК и ТГц излучения и не способны обеспечить столь высокие мощности, как приборы СВЧ электроники, они, как правило, являются компактными и простыми в обращении устройствами, которые можно производить большими сериями, значительно снижая тем самым их стоимость и расчинряя сферу их применения.
Особо следует выделить такой класс полупроводниковых источников ИК и ТГц излучения, как полупроводниковые наногетероструктуры - квантовые ямы (КЯ), квантовые проволоки и квантовые точки (КТ). Основные причины интереса к ним и постоянно растущей сферы их применения - но сравниюльная лёгкость манипуляции частотами переходов между их уровнями размерного квантования (соответствующими вакуумным длинам волн от долей до сотен микрон) пу1см подбора их параметров, возможность локализации носителей в активной области этих устройств, что позволяет значительно увеличить коэффициент усиления генерируемого в них излучения, их способное гь каналпровать ИК и ТГц ноле за счёт полноводных эффектов, что существенно снижает его ноIери за счёт дифракции, и др. В последние годы пабшодается быстрое развитие технологии изготовления таких структур и достижение в этой области многих по-истине впечатляющих результатов [19). Теперь вполне реальным является создание сложных наногетеросистем, содержащих тысячи различных слоев, толщина которых контролируется с точностью до одного монослоя, а химический состав - с точностью лучше одного процента. Всё это позволяет говорить о произошедшем в последние годы прорыве в области материальной базы полупроводниковой фотоники и оптоэлектроники.
Среди уже ставших традиционными источников ИК и ТГц излучения и методов его генерации, основанных на полупроводниках и полупроводниковых гетеро- и нано-кпероструктурах, можно назвать квантовые каскадные лазеры (ККЛ) |20), фотопро-водящие антенны [21,22|, сверхбыстрый перенос зарядов вблизи поверхности полупроводника [23], черепковское излучение [24|, возбуждение когерентных продольных
7
оптических (ПО) фононов и полярных полупроводниках |25-27], осцилляции заряда между двумя КЯ но внешнем электрическом поле [28|, возбуждение поверхности полупроводника фемтосекундными лазерными импульсами во внешнем магнитном поле [29|, блоховские осцилляции в полупроводниковых сверхрешётках во внешнем электрическом поле |30), ноляритонпые осцилляции в КЯ, заключённых в высокодобро гный микрорезонатор [311 и др.; см. их обзор в |32|.
Настоящая диссертация посвящена разработке (с использованием как аналитического подхода, так и компьютерного моделирования) новых методов, а также совершенствованию некоторых из уже известных методов усиления, генерации и управления ИК и ТГц излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетеро- и наногетероструктурах. Полученные в ней новые, теоретические результаты в области физики взаимодействия электромагнитного излучения с полупроводниковыми гетеро- и наногетероструктурами могут служить основой для дальнейших теоретических и экспериментальных исследований в данном научном направлении и создания новых источников ИК и ТГц излучения с уникальными характеристиками. Следует отметить, что решения всех затронутых в диссертации проблем доведены до указания конкретных параметров структур и характеристик наложенных на них внешних электрических и магнитных полей (а также, в случае необходимое си, п способов создания последних), которые необходимы для экспериментальной реализации предлагаемых методов и устройств. Поэтому данная работа вносит заметный вклад в развитие как физических основ, так и практической разработки техники полупроводниковых усилителей и генераторов когерентного ПК и ТГц излучения, имеющей важное значение для российской науки в области радиофизики и полупроводниковой электроники.
По сути основным содержанием данной диссертации является изучение линейных и нелинейных процессов излучения, распространения, взаимодействия и трансформации излучения миллиметрового, субмнллимстрового, инфракрасного и оптического диапазонов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах и поиск путей создания основанных на этих процессах высокоэффективных усилителей и источников инфракрасного и терагерцового электромагнитного поля. Это определяет её принадлежность к специальности 01.04.03 - радиофизика, которая является для
8
неё основной.
В то же время значительное место » диссертации уделено разработке научных основ, а также физических и технических принципов создания новых и совершенствования традиционных источников инфракрасного и терагерцового излучения конкретных типов, основанных на квантовых эффектах в полупроводниковых наногетероструктурах. Кроме того, большая часть её содержания связана с построением и исследованием математических моделей таких устройств. Всё это обуславливает сё отношение также и к специальности 05.27.01 - твердотельная электроника, радиоэлектронные компоненты, микро- и нано- электроника, приборы на квантовых эффектах.
В первых двух главах диссертации рассмотрена генерация средних и дальних ИК и ТГц импульсов за счёт нерезонансной квадратичной нелинейности диэлектрической проницаемости полупроводниковых кристаллов, а также за счёт резонансной квадратичной нелинейной восприимчивости гетероструктур с КЯ, обусловленной находящимися в КЯ носителями.
Первая глава посвящена разработке метода генерации импульсного ТТц поля с помощью оптическою выпрямления импульсов ближнего и среднего ИК диапазона в полупроводниках с нерезонансной квадратичной нелинейностью решёточной диэлектрической проницаемости, помещённых в диэлектрический (разделы 1.2 и 1.3) или плазмонный (разделы 1.4 и 1.5) волновод. Во введении к пей (раздел 1.1) кратко описаны физические основы процесса оптического выпрямления в средах с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости п указан основной недостаток этого метода, заключающийся в малой степени конверсии выпрямляемого импульса н ТГц импульс. Очевидный путь решения этой проблемы - повышение пиковых интенсивностей выпрямляемых импульсов и увеличение расстояния, которое они проходят н нелинейной среде.
Однако в разделе 1.2 показано, что существуют максимальные толщина нелинейного кристалла и пикопая интенсивность выпрямляемых ближних ИК импульсов, при превышении которых степень их конверсии в ТГц импульсы перестаёт увеличиваться или даже уменьшается. Причиной этого является уширение выпрямляемых импульсов за счёт дисперсии их групповой скорости, их нелинейное двух- и трёх-
9
фотонное поглощение, а также появление вследствие двух последних процессов квазисвободных носителей (электронов и дырок), на которых происходит диссипация получаемых ТГц импульсов. В результате вычислена предельная степень объёмной конверсии (для СаАя рапная 7- 10~(;), которая не может быть повышена ни увеличением толщины нелинейного кристалла, ни повышением пиковых интенсивностей ближних ИК импульсов.
В разделе 1.3 на примере диэлектрического волновода с центральным слоем из СаАэ и обкладочных слоев из алмаза, слабо поглощающего в ТГц диапазоне, проведён детальный расчёт процесса оптического выпрямления в волноведущей гетероструктуре. В результаю показано, что, подбирая параметры волновода и несущую длину волны выпрямляемых импульсов (для С/СаАн/С-структуры толщина центрального слоя должна быть равна 74 мкм, а несущая вакуумная длина волны выпрямляемых импульсов - б мкм), можно добиться одновременного выполнения условия фазового синхронизма и обращения в нуль дисперсии их групповой скорости, т.е. минимизировать их уширение с проходимым расстоянием. При этом несущая длина волны выпрямляемых импульсов оказывается лежащей в среднем ИК диапазоне и, вследствие этого, снимаются все установленные в разделе 1.2 для ближних ИК импульсов ограничении на их максимальные интенсивности, т.к. нелинейное поглощение средних ИК импульсов и обусловленная им генерация квазиевободных носителей становятся пренебрежимо слабыми. В результате открывается возможность увеличения степени конверсии путём повышение пиковых интенсивностей выпрямляемых импульсов за счёт увеличения мощности их источника. Кроме того, значительно увеличивается расстояние, па котором происходит эффективное выпрямление импульсов, т.к. оно в этом случае определяется не дисперсией их групповой скорости, а линейным решёточным поглощенном ТГц импульса. В итоге степень конверсии может превышать 1 %, что является весьма высоким для процесса оптического выпрямления значением. В заключении раздела дано качественное описание формы выходных ТГц импульсов.
В разделе 1.4 рассмотрен случай, когда повышение пиковых интенсивностей выпрямляемых импульсов для увеличения степени конверсии путём повышения мощности их источника невозможно вследствие ограниченности величины последней.
10
Б этой ситуации предложено увеличить пиковые интенсивностей выпрямляемых им-пз'льсов с помощью их фокусировки. При этом для предотвращения дифракционного уширения генерируемых ТГц импульсов предлагается заключить слой нелинейного полупроводникового кристалла в двойной плазмоилый волновод, т.е. покрыть его верхнюю и нижнюю поверхности тонкими плёнками из металла или высоко локированного полупроводника, действительная часть диэлектрической проницаемости которого отрицательна. Математическая модель такого устройства рассматривается в разделе 1.4.
В разделе 1.5 проведён расчёт процесса оптического выпрямления в двойном плазмопиом волноводе. В результате показано, что подбирая его параметры и несущую длину волны выпрямляемых импульсов (для конкретного примера пластинки из нелинейного кристалла ОаР, помещённой между двумя слоями из её толщина должна равняться 6.4 мкм, а вакуумная несущая длина волны выпрямляемых импульсов -1.013 мкм), можно добиться выполнения условия фазового синхронизма для центральной частоты ТГц импульса, равной 1 ТГц. Вследствие слабой дисперсии эффективного показателя преломления такого устройства в ТГц области (что обусловливается взаимной компенсацией положительной дисперсии высокойроводянщх внешних слоев н отрицательной дисперсии нелинейного кристалла) это обеспечивает генерацию коротких (и поэтому достаточно мощных) ТГц импульсов с длительностями порядка длительностей выпрямляемых импульсов. В результате для оптимальной пиковой интенсивности последних, метод нахождения которой дан в разделе 1.2, степень конверсии оказывается порядка 0.01 %. В заключение раздела показано, что без фокусировки ближних ИК импульсов и использования двойного плазмонного волновода достижение такой степени конверсии требовало бы применения в 50 раз более мощного (в пике) источника выпрямляемых импульсов.
В главе 2 предложен н рассмотрен метод генерации импульсов среднего и дальнего ИК излучения в результате внутри резонатор! юго нелинейного смешения оптических или ближних ИК полей, генерируемых 13 двухчастотных гетеролазерах в режиме синхронизации мод. При этом используется как нерезонансьаи квадратичная нелинейность диэлектрической проницаемости кристаллической решётки полупроводников, так и резонансная квадратичная нелинейная восприимчивость активной
11
среды лазера, обусловленная КЯ.
Во введении к ней (раздел 2.1) указано, что эффективность схем внутрирезона-торного нелинейного смешения высокочастотных полей не ограничена их поглощением, так как генерация обеих полей обеспечивается простой токовой накачкой и происходит в той же области, где осуществляется их смешение и возбуждение поля на разностной частоте. Функционирование таких схем в импульсном режиме, когда одно (или оба) оптических или ближних МК поля генерируются в режиме синхронизации мод, позволяет значительно увеличить как пиковую, так и среднюю мощность выходного ИК или ТГц излучения.
В разделе 2.2 приведены параметры гетероструктуры с КЯ. в которой генерируются два оптических или ближних И К поля (причём одно из них или оба - в режиме синхронизации мод). Затем сформулирована математическая модель, описывающая их нелинейное смешение в такой структуре и происходящую за счёт этого генерацию ИК или ТГц импульсов.
В разделе 2.3 вычислены амплитуда, пиковая интенсивность и форма выходных ИК или ТГц импульсов. В нём показано, что И К или ТГц и оптические импульсы имеют близкие длительности и для вакуумной длины волны ИК импульса, равной 10 мкм, оптимальная (т.с. обеспечивающая максимальную пиковую интенсивность ИК импульса) длительность импульса оптического поля составляет 0.2 пс. Для больших длин волн ИК импульсов 100 мкм оптимальная длительность оптического импульса оказывается равной нескольким фс, которая, конечно, в режиме синхронизации мод является труднодостижимой.
В разделе 2.4 даны оценки как пиковых, так и средних мощностей последовательности генерируемых средних и дальних ПК импульсов в зависимости от их несущих длин воли. В случае, когда лишь одно из двух оптических или ближних ИК полей генерируется в режиме синхронизации мод, пиковая мощность средних ИК импульсов с вакуумной данной волны ~ 10 мкм примерно равна 0.13 Вт (средняя мощность 0.65 мВт при частоте повторения ~ ] ГГц). Для дальних ИК импульсов с длиной волны 100 мкм она составляет 0.4 мкВт (средняя мощность ~ 2 нВт при той же частоте повторения).
В разделе 2.5 обсуждаются пути дальнейшего увеличения пиковых и средних
12
мощностей средних и дальних ИК импульсов. В итоге в ней сделан вывод, что применение режима синхронизации мод для обоих оптических или ближних ИК полей при их внутрнрезонаторном нелинейном смешении позволяет примерно в 100 раз увеличить пиковую мощность генерации низкочастотного излучения по сравнению с непрерывным режимом. Показано, что основанный на такой схеме источник импульсного среднего и дальнего ИК или ТГц поля может работать при комнатной температуре с использованием простой токовой накачки и обеспечивать излучение никоеекундных импульсов с вакуумными длинами волн ^ 10-^ 100 мкм и пиковыми мощностями ~ 1 Вт при 10 мкм и ^ 10 мкВт при 100 мкм.
Вследствие малости рассмотренных в главах 1 и 2 нелинейных эффектов выходная мощность генерируемого за счёт них ИК и ТГц излучения также оказывается достаточно низкой. Потенциально более эффективное усиление, генерацию и управление ИК и ТГц полем могут обеспечить резонансные схемы, в которых последнее взаимодействует в основном лишь с носителями, находящимися на нескольких уровнях или в нескольких подзонах размерного квантования (главы 3-5 и 8 - 10). или в нескольких подзонах валентной зоны объёмного полупроводника (глава 6), или принадлежащими определённой подзоле размерного квантования и имеющими ква-зинмпульсы, лежащие в некоторой узкой области квазиимпульсного пространства (глава 7). Традиционным механизмом усиления И К и ТГц излучения в резонансных схемах является создание инверсии населённостей на резонансном с ним квантовом переходе. Разработке и совершенствованию основанных на данном механизме методов усиления и генерации ИК и ТГц поля посвящены главы 3 - б.
В главах 3-5 роль указанного перехода играет внутризонный переход между подзонами размерного квантования в КЯ.
В главе 3 рассмотрена схема генерации импульсного среднего ИК излучения на внутризонном переходе между подзонами размерного квантования в оптических и ближних ИК межзониых полупроводниковых лазерах на готе ростру ктурах с КЯ. В ней внутризонный переход инвертируется за счёт опустошения его нижней подзоны вследствие электрон-дырочной рекомбинации, стимулированной сильным оптическим или ближним ИК полем, которое генерируется в той же структуре на межзон-иом переходе. В предыдущих исследованиях подобной схемы неоднородное уширепие
13
внутризоиного лазерного перехода не учитываюсь. В результате считалось, что усиление среднего и дальнего ИК поля иа нём возможно лишь при наличии полной (т.е. интегральной по квазиимпульсам электронов в плоскости КЯ) инверсии населённостей между соответствующими подзонами. Эго привело к сильно завышенной оценке требуемой пороговой плотности тока накачки для начата генерации среднего ИК излучения, которая могла быть снижена до экспериментально достижимой величины лишь при охлаждении структуры до криогенных температур. Однако ннутризонные лазерные переходы характеризуются конечными неоднородными уширсниями, связанными с зависимостями их частот от квазиимпульсов носителей в плоскости КЯ. В данной главе проведён последовательный учёт этого эффекта.
В разделе 3.2 предложена и рассчитана конструкция волновода для оптического и среднего ИК излучения, обеспечивающий достаточно низкий коэффициент поглощения последнего.
В разделе 3.3 приведены параметры симметричной мелкой (т.е. имеющей лишь одну подзону размерного квантования в зоне проводимости) КЯ. используемые для нижеследующих вычислений, определены характеристики возникающих в пей подзон размерного квантования и сформулирована математическая модель, описывающая одновременную генерацию в ней электромагнитного излучения на меж- и внут-ризонных переходах. Указано, что для генерации среднего И К поля представляется выгодным использовать внутризонный переход в валентной зоне между подзонами размерного квантования тяжёлых дырок вследствие его большего неоднородного уширения. Затем п отсутствие среднего ИК ноля детально рассмотрена генерация оптического поля на межиодзонном переходе.
В разделе 3.4 найдена пороговая плотность тока накачки для начала средней ИК генерации на внутризонном переходе. Показано, что при этом последний инвертирован лишь в узком интервале квазнимпульсов электронов в плоскости КЯ, содержащем в себе весь интервал, где частота этого перехода резонансна с частотой усиливаемого среднего ИК поля. Отсутствие инверсии при других квазиимпульсах не ведёт к существенному поглощению последнего, т.к. при них его взаимодействие с переходом нерезонансно и потому неэффективно. Показано также, что при этом на внутризонном переходе отсутствует полная (т.е. интегральная по квазиимпуль-
14
сам электронов в плоскости КЯ) инверсия. Это позволяет значительно (в несколько раз) понизить требуемую пороговую плотность тока накачки для начала средней ИК генерации по сравнению с оценками, сделанными ранее без учёта неоднородного уширения межподзоиного перехода. В результате она оказывается экспериментально вполне достижимой даже при комнатной температуре. Позволяя избавиться от необходимости криогенного охлаждения, это значительно увеличивает привлекательность рассматриваемого метода генерации среднего и дальнего ИК и ТГц излучения для различных приложений.
В связи с очевидными из главы 3 трудностями создания инверсии на виутри-зонном переходе в КЯ в квазинепрерывном режиме (достаточно большая плотность накачивающего тока, которая не приводит к разрушению структуры, лишь если она создаётся в течение достаточно коротких промежутков времени) представляет интерес рассмотрение схем создания на нём кратковременной инверсии, время существования которой определяется временем жизни носителей в ого верхней подзоне. Такие схемы могут обеспечить эффективное усиление и генерацию импульсов среднего и дальнего ИК излучения, длительность которых не превышает указанного времени сохранения инверсии на межподзонном переходе. В главах 4 и 5 проанализированы два типа подобных схем.
В главе 4 рассмотрено создание кратковременной инверсии населённостей на внутризонном переходе в зоне проводимости в гетероструктуре с КЯ с ПОМОЩЬЮ так называемой синхронной накачки. Она заключается в воздействии на структуру мощным и коротким накачивающим оптическим импульсом, резонансным с частотой перехода из подзоны тяжёлых дырок валентной зоны в верхнюю подзону зону проводимости. Такой импульс приводит к выравниванию населённостей указанных подзон, тем самым создавая инверсию на переходе между верхней и нижней подзонами зоны проводимости. В результате становится возможным усиление ИК импульса соответствующей частоты, распространяющегося совместно (т.е. синхронно) с накачивающим оптическим импульсом и имеющего примерно одинаковую с ним длительность.
В разделе 4.2 сформулирована математическая модель взаимодействия волно-ведущих гегероструктур с КЯ и электромагнитного излучения, а также выведены
15
и проанализированы уравнения, описывающие распространение и взаимодействие в таких структурах оптического и среднего или дальнего ИК импульсов. В нём отмечено. что применение рассматриваемого метода синхронной накачки к полупроводниковым наиогетероструктурам с КЯ осложнено спецификой структуры их подзон размерного квантования, проявляющейся, в частности, в характерном для них большом неоднородном упшрешш межзониого перехода, на котором поглощается накачка. В результате последняя заселяет не только верхнюю, но и нижнюю подзону внутризонного лазерного перехода, что может привести к уменьшению коэффициента усиления среднего или дальнего ИК поля ниже уровня его потерь п сделать работу рассматриваемого усилителя невозможной. Однако в данном разделе показано, что за счёт неоднородного уширения внутризонного перехода поглощение среднего или дальнего И К импульса на нём за счёт заселения его нижней подзоны оказывается нерезонаисным и потому подавленным.
В разделе 4.3 проанализированы результаты численного решения приведённых в предыдущем разделе уравнений, определены оптимальные для реализации данного метода параметры возбуждающего оптического импульса и волноведущей гетеро-структуры и приведены оценки коэффициента усиления ИК импульса и его выходной мощности. В результате показано, что даже при комнатной температуре предлагаемый метод может обеспечить увеличение мощности никосекундных ИК импульсов примерно в 100 раз при их несущей вакуумной длине волны около 20 мкм и в 2.5 раза при длине волны около 60 мкм. Дальнейшее увеличение коэффициента усиления может быть достигнуто путём применения каскадных схем, т.е. с помощью помещения на пути усиливаемого среднего или дальнего ИК импульса несколько рассмотренных гетероструктур н ввода в каждую из них оптических накачивающих импульсов в моменты прихода в них ИК сигнала.
В главе 5 рассмотрен другой способ создания кратковременной инверсии населённостей на внутризонном лазерном переходе в КЯ. Он заключается в заселении его верхней подзоны носителями за время, много меньшее, чем время их жизни в вей, которое примерно равно 1 пс при комнатной температуре. В результате последняя величина будет определять время существования инверсии на лазерном переходе, который, следовательно, можно использовать для усиления средних и дальних пи-
16
косекундных и субникосскундных ИК импульсов.
В разделе 5.2 предложен способ указанное быстрого заселения верхней подзоны лазерного перехода. Он заключается в использовании подзоны в смежной КЯ, которая является её основной подзоной и при протекании через структуру накачивающего тока (и, следовательно, наложения напряжения) имеет энергию, значительно отличающуюся от энергии верхней подзоны лазерного перехода в соседней К Я. В результате время жизни носителей в данной вспомогательной подзоне будет определяться достаточно медленным процессом спонтанной межзонной электрон-дырочной рекомбинации, т.е. составлять величину порядка 1 не. Это позволяет даже при относительно слабом токе накачки сконцентрировать в ней достаточно большое число носителей. При быстром выключении внешнего электрического ноля энергия вспомогательной подзоны сравнивается с энергией верхней лазерной подзоны в соседней КЯ, в результате чего находящиеся во вспомогательной подзоне носители резонансно туннелируют в верхнюю лазерную подзону. Время такого туннелирования должно быть много меньше времени жизни носителей в последней, что может быть легко обеспечено достаточной тонкостью разделяющего КЯ потенциального барьера. Затем происходит столь же быстрое включение внешнего электрического поля, в результате чего энергии рассматриваемых подзон вновь становятся сильно отличающимися друг от друга, и поэтому обратное туннелирование носителей оказывается сильно подавленным. Таким образом, в верхнюю подзону лазерного перехода переходит значительное число носителей, концентрация которых (на единицу площади КЯ), как показывают проведённые в разделе 5.2 вычисления для конкретных предложенных там наборов параметров КЯ, может составлять величину порядка 8- Ю10 см"'-’ для структуры с внутризонным лазерным переходом, отвечающим вакуумной длине волны А ~ 10 мкм, и 2 • 1010 см"2 - для А ~ 25 мкм.
В разделе 5.3 выполнен расчёт коэффициента усиления и изменения формы входного импульса при его прохождении через систему КЯ с кратковременно инвертируемыми внутризонным» лазерными переходами. Показано, что для входного импульса с несущей вакуумной длиной волны, равной Л ~ 10 мкм, и максимальной интенсивностью ^ 3 х 103 Вт/см2 при начальной инверсии на лазерном переходе, составляющей на единицу площади КЯ величину порядка 4 х Ю10 см"2, возможно
17
увеличение его пиковой мощности на 70 % без существенного изменения его длительности и формы. Дальнейшее увеличение мощности импульса возможно путём применения каскадной схемы, состоящей из нескольких гетероструктур рассмотренного типа, расположенных одна за другой и работающих синхронно с моментами прихода в них усиливаемого импульса.
Конечно, эффективность предложенного метода зависит от возможности генерации импульсов напряжения с достаточно крутыми передним и задним фронтами. В разделе 5.4 показано, что данная задача мажет быть решена путём возбуждения фемтосекундными лазерными импульсами фотопроводящих материалов (например 8і), в которых время установления квазистационарного значения фототока определяется весьма быстрым процессом релаксации импульсов носителей и может лежать в фемтосекундном и даже субфемтосекуыдном диапазоне, а время сохранения фото-возбуждённой проводимос ти достаточно велико и равняется нескольким десяткам пс. Предложена конкретная электротехническая схема, позволяющая на основе данного метода создавать импульсы напряжения с требуемыми характеристиками.
Усиления ИК и ТГц излучения можно добиться не только путём инвертирования перехода между уровнями размерного квантования и полупроводниковых наногетероструктурах, но и с помощью инвертирования перехода между подзонами с различными параметрами носителей в обычных объемных полупроводниках. Роль такого перехода может играть, например, неоднородно уширенный переход между подзонами тяжёлых и легких дырок в валентной зоне, эффективные массы носителей в которых существенно отличаются друг от друга. В главе 6 рассмотрен метод создания спектрально ограниченной инверсии населённостей на таком переходе, т.е. инверсии, существующей лишь и узком диапазоне его частот (или, что то же, узком диапазоне квазиимпульсов дырок), содержащем весь интервал сто резонансного взаимодействия с усиливаемым ИК или ТГц полем. Он основан на том, что, вследствие различия масс лёгких и тяжелых дырок, циклотронные частоты их вращения в статическом магнитном ноле также различаются. Поэтому можно создать ситуацию, когда переменное электрическое ноле (накачка), приложенное и направлении, ортогональном магнитному полю, взаимодействует резонансно лишь с тяжелыми дырками. Такое поле может существенно нагреть последние, практически не изменяя
18
при этом ни концентрации лёгких дырок, ни функции их распределения по энергиям. В результате на переходе между подзонами лёгких и тяжелых дырок становится возможным возникновение спектрально ограниченной инверсии населённостей.
Конечно, реализация такого метода создания инверсии возможна лишь при достаточно сильном магнитном поле и низкой скорости релаксации квазиимпульсов лёгких дырок, когда разница циклотронных частот лёгких и тяжелых дырок оказывается много больше последней, так что взаимодействие лёгких дырок с полем накачки является нерезонаисным. Другим необходимым условием работы данной схемы является достаточно малая концентрация дырок, при которой обмен энергией между ними происходит существенно медленнее, чем обмен с решеткой. В противном случае распределения лёгких и тяжелых дырок характеризовались бы одинаковыми температурами, так что инверсия между соответствующими подзонами была бы невозможной. Низкая концентрация дырок, в свою очередь, приводит к малому коэффициенту усиления И К или ТГц поля. Поэтому третьим условием реализации данного метода является достаточно низкий коэффициент поглощения ИК или ТГц кристаллической решёткой используемого полупроводникового материала.
В разделе С.‘2 показано, что всем этим условиям могут удовлетворить, по-видимому, лишь высококачественные (но отношению к концентрации дефектов решётки) и чистые (но отношению к содержанию примесей) образцы искусственных алмазов, которые обладают аномально низким решёточным поглощением в дальнем ИК и ТГц диапазоне и концентрации акцепторных и электрически нейтральных примесей в которых не превышают определённых найденных в данном разделе значений.
В разделе 6.3, исходя из решения кинетического уравнения для функций распределения тяжёлых и легких дырок и условия работы всей схемы при комнатной температуре, определена оптимальная частота накачивающего излучения, равная 147 ГГц, и его пороговая интенсивность для начала генерации электромагнитного ноля с частотой I ТГц, составляющая примерно 1.4 кВт/см2. Последняя вполне может быть обеспечена, например, магнетроном, работающем в импульсном режиме.
Хороню известно, что в случае полупроводниковых наногетероструктур использование постоянного внешнего магнитного ноля может приводить к ещё более разнообразным и интересным эффектам, чем в случае обычных объёмных полупроводников.
10
- Київ+380960830922