Kvantumkaskadelaser - Quantum cascade laser

"Quantum Cascade Lasers" (QCLs) er halvlederlasere som avgir i midten til langt infrarød del av det elektromagnetiske spekteret og ble først demonstrert av Jerome Faist, Federico Capasso , Deborah Sivco, Carlo Sirtori, Albert Hutchinson og Alfred Cho kl. Bell Laboratories i 1994.

I motsetning til typiske interband halvlederlasere som sender ut elektromagnetisk stråling ved rekombinasjon av elektron-hull-par på tvers av materialbåndet gap , QCLs er unipolar og laseremisjons oppnås gjennom bruk av intersubband overganger i en gjentatt stabel av halvleder multippel quantum brønnhetero , en idé først foreslått i artikkelen "Mulighet for forsterkning av elektromagnetiske bølger i en halvleder med en supergitter " av RF Kazarinov og RA Suris i 1971.

Interbånd vs interbåndoverganger

Interbåndoverganger i konvensjonelle halvlederlasere avgir en enkelt foton.

Innenfor en halvlederbulk krystall , kan elektroner oppta tilstander i ett av to kontinuerlige energibånd - en valensbånd , som er tett befolket med lavenergi elektroner og ledningsbåndet , som er tynt befolket med høy energi elektroner. De to energibåndene er atskilt med et energibåndgap der det ikke er tillatte tilstander tilgjengelig for elektroner å okkupere. Konvensjonelle halvlederlaserdioder genererer lys ved at en enkelt foton sendes ut når et høyenergielektron i ledningsbåndet rekombinerer med et hull i valensbåndet. Fotonens energi og dermed utslippsbølgelengden til laserdioder bestemmes derfor av båndgapet til det anvendte materialsystemet.

En QCL bruker imidlertid ikke halvledermaterialer i bulk i sin optisk aktive region. I stedet består den av en periodisk serie av tynne lag med varierende materialesammensetning som danner et supergitter . Supergitteret introduserer et varierende elektrisk potensial over lengden på enheten, noe som betyr at det er en varierende sannsynlighet for at elektroner opptar forskjellige posisjoner over lengden på enheten. Dette blir referert til som en-dimensjonal inneslutning av flere kvantebrønner og fører til splitting av båndet med tillatte energier i et antall diskrete elektroniske underbånd. Ved passende utforming av lagtykkelsene er det mulig å konstruere en populasjonsinversjon mellom to underbånd i systemet som er nødvendig for å oppnå laseremisjon. Fordi plasseringen av energinivåene i systemet primært bestemmes av lagtykkelsen og ikke materialet, er det mulig å stille QCLs utslippsbølgelengde over et bredt område i det samme materialsystemet.

I kvantakaskadestrukturer gjennomgår elektroner intersubbandoverganger og fotoner sendes ut. Elektronene tunnel til neste periode av strukturen og prosessen gjentas.

I tillegg, i halvlederlaserdioder, tilintetgjøres elektroner og hull etter rekombinering over båndgapet og kan ikke spille noen ytterligere rolle i fotongenerering. Imidlertid, i en unipolar QCL, når et elektron har gjennomgått en intersubband-overgang og avgitt et foton i en periode av supergitteret, kan det tunnel inn i neste periode av strukturen der en annen foton kan sendes ut. Denne prosessen med et enkelt elektron som forårsaker utslipp av flere fotoner når den krysser gjennom QCL-strukturen, gir opphav til navnet kaskade og gjør en kvanteeffektivitet større enn enhet mulig, noe som fører til høyere utgangseffekter enn halvlederlaserdioder.

Driftsprinsipper

Vurder ligninger

Delbåndpopulasjoner bestemmes av spredningshastighetene mellom mellombåndet og injeksjons- / ekstraksjonsstrømmen.

QCL er vanligvis basert på et system på tre nivåer . Forutsatt at dannelsen av bølgefunksjonene er en rask prosess sammenlignet med spredningen mellom tilstander, kan de tidsuavhengige løsningene til Schrödinger-ligningen brukes, og systemet kan modelleres ved hjelp av hastighetsligninger. Hvert delbånd inneholder et antall elektroner (hvor er underbåndsindeksen) som sprer seg mellom nivåer med en levetid (gjensidig av den gjennomsnittlige interbåndsspredningshastigheten ), hvor og er de første og siste delbåndindeksene. Forutsatt at ingen andre delbånd er fylt ut, er hastighetsligningene for de tre nivålaserne gitt av: ${\ displaystyle n_ {i}}$${\ displaystyle i}$${\ displaystyle \ tau _ {if}}$${\ displaystyle W_ {if}}$${\ displaystyle i}$${\ displaystyle f}$

${\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} n_ {3}} {\ mathrm {d} t}} = I _ {\ mathrm {in}} + {\ frac {n_ {1}} {\ tau _ { 13}}} + {\ frac {n_ {2}} {\ tau _ {23}}} - {\ frac {n_ {3}} {\ tau _ {31}}} - {\ frac {n_ {3 }} {\ tau _ {32}}}}$

${\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} n_ {2}} {\ mathrm {d} t}} = {\ frac {n_ {3}} {\ tau _ {32}}} + {\ frac { n_ {1}} {\ tau _ {12}}} - {\ frac {n_ {2}} {\ tau _ {21}}} - {\ frac {n_ {2}} {\ tau _ {23} }}}$

${\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} n_ {1}} {\ mathrm {d} t}} = {\ frac {n_ {2}} {\ tau _ {21}}} + {\ frac { n_ {3}} {\ tau _ {31}}} - {\ frac {n_ {1}} {\ tau _ {13}}} - {\ frac {n_ {1}} {\ tau _ {12} }} - Jeg _ {\ mathrm {ut}}}$

I jevn tilstand er tidsderivatene lik null og . Den generelle hastighetsligningen for elektroner i underbånd i til et N- nivå system er derfor: ${\ displaystyle I _ {\ mathrm {in}} = I _ {\ mathrm {out}} = I}$

${\ displaystyle {\ frac {\ mathrm {d} n_ {i}} {\ mathrm {d} t}} = \ sum \ limits _ {j = 1} ^ {N} {\ frac {n_ {j}} {\ tau _ {ji}}} - n_ {i} \ sum \ grenser _ {j = 1} ^ {N} {\ frac {1} {\ tau _ {ij}}} + I (\ delta _ { iN} - \ delta _ {i1})}$,

Under antagelsen om at absorpsjonsprosesser kan ignoreres, (dvs. gyldige ved lave temperaturer), gir mellomhastighetslikningen ${\ displaystyle {\ frac {n_ {1}} {\ tau _ {12}}} = {\ frac {n_ {2}} {\ tau _ {23}}} = 0}$

${\ displaystyle {\ frac {n_ {3}} {\ tau _ {32}}} = {\ frac {n_ {2}} {\ tau _ {21}}}}$

Derfor, hvis (dvs. ) da, og en populasjonsinversjon vil eksistere. Befolkningsgraden er definert som ${\ displaystyle \ tau _ {32}> \ tau _ {21}}$${\ displaystyle W_ {21}> W_ {32}}$${\ displaystyle n_ {3}> n_ {2}}$

${\ displaystyle {\ frac {n_ {3}} {n_ {2}}} = {\ frac {\ tau _ {32}} {\ tau _ {21}}} = {\ frac {W_ {21}} {W_ {32}}}}$

Hvis alle N steady state rate-ligninger summeres, blir høyre side null, noe som betyr at systemet er underbestemt , og det er bare mulig å finne den relative populasjonen til hvert delbånd. Hvis den totale arketettheten til bærere i systemet også er kjent, kan den absolutte populasjonen av bærere i hvert underbånd bestemmes ved å bruke: ${\ displaystyle N _ {\ mathrm {2D}}}$

${\ displaystyle \ sum \ limits _ {i = 1} ^ {N} n_ {i} = N _ {\ mathrm {2D}}}$.

Som en tilnærming kan det antas at alle bærere i systemet er levert av doping . Dersom dopingsmidlet har en ubetydelig injiseringsenergikilde så er tilnærmet lik den doping tetthet. ${\ displaystyle N _ {\ mathrm {2D}}}$

Elektronbølgefunksjoner gjentas i hver periode i en QCL-aktiv tre-kvantebrønn-region. Det øvre lasernivået vises med fet skrift.

Aktive regiondesign

Det spredende Satsene er skreddersydd ved egnet utforming av sjikttykkelsene i supergitter som bestemmer elektronbølgefunksjoner i underbånd. Spredningshastigheten mellom to underbånd er sterkt avhengig av overlappingen av bølgefunksjonene og energiavstanden mellom underbåndene. Figuren viser bølgefunksjonene i en QCL-aktiv region med tre kvantebrønner (3QW) og injektor.

For å redusere reduseres overlappingen av det øvre og nedre lasernivået. Dette oppnås ofte ved å utforme lagtykkelsene slik at det øvre lasernivået hovedsakelig er lokalisert i den venstre brønnen i den 3QW aktive regionen, mens den nedre lasernivåbølgefunksjonen er laget for å hovedsakelig ligge i de sentrale og høyre brønnene. . Dette er kjent som en diagonal overgang. En vertikal overgang er en der det øvre lasernivået er lokalisert i hovedsak de sentrale og høyre brønnene. Dette øker overlappingen og dermed reduserer populasjonsinversjonen, men det øker styrken til den strålende overgangen og dermed gevinsten . ${\ displaystyle W_ {32}}$${\ displaystyle W_ {32}}$

For å øke er det lavere lasernivået og bakkenivåbølgefunksjonene utformet slik at de har god overlapping og for å øke ytterligere, er energiavstanden mellom underbåndene utformet slik at den er lik den langsgående optiske (LO) fononen energi (~ 36 meV i GaAs) slik at resonans LO fonon-elektron spredning raskt kan avfolke det lavere lasernivået. ${\ displaystyle W_ {21}}$${\ displaystyle W_ {21}}$

Materielle systemer

Den første QCL ble produsert i GaInAs / AlInAs materialsystem gitter-matchet til et InP substrat. Dette spesielle materialsystemet har en ledningsbåndforskyvning (kvantebrønndybde) på 520 meV . Disse INP-baserte enheter har nådd meget høy ytelse over mellom- infrarøde spektralområde, å oppnå høy effekt, over værelsetemperatur, kontinuerlig bølge utslipp.

I 1998 GaAs / AIGaAs QCLs ble demonstrert av Sirtori et al. bevis for at QC-konseptet ikke er begrenset til ett materielt system. Dette materialsystemet har en varierende kvantebrønndybde avhengig av aluminiumsfraksjonen i barrierer. Selv om GaAs-baserte QCLs ikke har matchet ytelsesnivåene til InP-baserte QCLs i midten av infrarød, har de vist seg å være svært vellykkede i terahertz- regionen i spekteret.

Den korte bølgelengdegrensen på QCLs bestemmes av dybden til kvantebrønnen, og nylig er QCLer blitt utviklet i materialsystemer med veldig dype kvantebrønner for å oppnå kort bølgelengdeutslipp. InGaAs / AlAsSb-materialesystemet har kvantebrønner 1,6 eV dypt og har blitt brukt til å produsere QCLer som sendes ut ved 3,05 mikrometer. InAs / AlSb QCL har kvantebrønner 2.1 eV dyp og elektroluminescens ved bølgelengder så korte som 2,5 mikrometer er observert.

QCL kan også tillate laserdrift i materialer som tradisjonelt anses å ha dårlige optiske egenskaper. Indirekte båndgapsmaterialer som silisium har minimum elektron- og hullenergier ved forskjellige momentumverdier. For optiske overganger mellom bånd endrer bærere seg gjennom en langsom, mellomliggende spredningsprosess, og reduserer den optiske utslippsintensiteten dramatisk. Interbåndsoptiske overganger er imidlertid uavhengige av det relative momentum for ledningsbånd og valensbåndminima, og teoretiske forslag til Si / SiGe- kvantakaskademittere er laget.

Utslippsbølgelengder

QCL dekker for tiden bølgelengdeområdet fra 2,63 mikrometer til 250 mikrometer (og strekker seg til 355 mikrometer ved anvendelse av et magnetfelt.)

Optiske bølgeledere

Sluttvisning av QC-fasett med ryggbølgeleder. Mørkere grå: InP, lysere grå: QC-lag, svart: dielektrisk, gull: Au-belegg. Ridge ~ 10 um bred.

Sluttvisning av QC-fasett med nedgravd heterostrukturbølgeleder. Mørkere grå: InP, lysere grå: QC-lag, svart: dielektrisk. Heterostruktur ~ 10 um bred

Det første trinnet i prosessering av kvantumkaskadeforsterkningsmateriale for å lage en nyttig lysemitterende enhet er å begrense forsterkningsmediet i en optisk bølgeleder . Dette gjør det mulig å lede det utsendte lyset inn i en kollimert stråle, og lar en laserresonator bygges slik at lyset kan kobles tilbake til forsterkningsmediet.

To typer optiske bølgeledere er i vanlig bruk. En ryggbølgeleder blir opprettet ved å etse parallelle grøfter i kvantakaskadeforsterkningsmaterialet for å lage en isolert stripe av QC-materiale, typisk ~ 10 um bred og flere mm lang. Et dielektrisk materiale blir vanligvis avsatt i grøftene for å lede injisert strøm inn i mønet, så er hele ryggen typisk belagt med gull for å gi elektrisk kontakt og for å bidra til å fjerne varme fra åsen når den produserer lys. Lys sendes ut fra spaltede ender av bølgelederen, med et aktivt område som vanligvis bare er noen få mikrometer i dimensjon.

Den andre bølgeledertypen er en nedgravd heterostruktur . Her blir også QC-materialet etset for å produsere en isolert møne. Nå vokser det imidlertid nytt halvledermateriale over mønet. Endringen i brytningsindeks mellom QC-materialet og det gjengrodde materialet er tilstrekkelig til å skape en bølgeleder. Dielektrisk materiale avsettes også på det gjengrodde materialet rundt QC-ryggen for å lede den injiserte strømmen inn i QC-forsterkningsmediet. Begravde heterostrukturbølgeledere er effektive for å fjerne varme fra det QC aktive området når lys blir produsert.

Lasertyper

Selv om kvantakaskadeforsterkningsmediet kan brukes til å produsere usammenhengende lys i en superluminescerende konfigurasjon, brukes det oftest i kombinasjon med et optisk hulrom for å danne en laser.

Fabry – Perot-lasere

Dette er den enkleste av kvantekaskadelaserne. En optisk bølgeleder blir først produsert av kvantekaskadematerialet for å danne forsterkningsmediet. Endene på den krystallinske halvlederenheten blir deretter spaltet for å danne to parallelle speil i hver ende av bølgelederen, og danner dermed en Fabry – Pérot- resonator. Den gjenværende reflektiviteten på de spaltede fasettene fra grensesnittet halvleder-til-luft er tilstrekkelig til å skape en resonator. Fabry-Perot-kvante-kaskade-laser er i stand til å produsere høye krefter, men er typisk multi- modus ved høyere driftsstrøm. Bølgelengden kan endres hovedsakelig ved å endre temperaturen på QC-enheten.

Distribuerte tilbakemeldingslasere

En distribuert tilbakemelding (DFB) kvantekaskadelaser ligner en Fabry – Pérot-laser, bortsett fra en distribuert Bragg-reflektor (DBR) bygget på toppen av bølgelederen for å forhindre at den avgir andre enn ønsket bølgelengde. Dette tvinger laseren til å operere enkeltmodus, selv ved høyere driftsstrømmer. DFB-lasere kan innstilles hovedsakelig ved å endre temperaturen, selv om en interessant variant på tuning kan oppnås ved å pulsere en DFB-laser. I denne modusen blir laserens bølgelengde raskt " kvitret " i løpet av pulsen, noe som muliggjør rask skanning av et spektralområde.

Eksterne hulromlasere

Skjema for QC-enhet i eksternt hulrom med frekvensselektiv optisk tilbakemelding gitt av diffraksjonsgitter i Littrow-konfigurasjon

I en ekstern hulrom (EC) kvantekaskadelaser tjener kvantakaskadeenheten som laserforsterkningsmedium. Den ene, eller begge, av bølgelederfasettene har et antirefleksbelegg som beseirer den optiske hulromsvirkningen til de spaltede fasettene. Speil blir deretter ordnet i en konfigurasjon utenfor QC-enheten for å skape det optiske hulrommet.

Hvis et frekvensselektivt element er inkludert i det ytre hulrommet, er det mulig å redusere laseremisjonen til en enkelt bølgelengde, og til og med stille strålingen. For eksempel har diffraksjonsgitter blitt brukt til å lage en avstemmelig laser som kan tune over 15% av sentrumsbølgelengden.

Utvidede innstillingsenheter

Det finnes flere metoder for å utvide innstillingsområdet for kvantekaskadelasere ved å bruke bare monolitisk integrerte elementer. Integrerte varmeovner kan utvide innstillingsområdet ved fast driftstemperatur til 0,7% av den sentrale bølgelengden, og overbygningsgitter som fungerer gjennom Vernier-effekten, kan utvide den til 4% av den sentrale bølgelengden, sammenlignet med <0,1% for en standard DFB-enhet.

Vekst

De vekslende lagene i de to forskjellige halvledere som danner kvante heterostrukturen kan dyrkes på et substrat ved hjelp av en rekke metoder som molekylær stråleepitaksi (MBE) eller metallorganisk dampfaseepitaksi (MOVPE), også kjent som metallorganisk kjemisk dampavsetning ( MOCVD).

applikasjoner

Fabry-Perot (FP) kvantekaskadelasere ble først kommersialisert i 1998, distribuerte tilbakemeldingsapparater (DFB) ble først kommersialisert i 2004, og bredt innstillbare kvantekaskadelasere med ekstern hulrom ble først kommersialisert i 2006. Den høye optiske effekten, innstillingsområdet og romtemperatur drift make QCLs er nyttige for spektroskopiske applikasjoner som fjernmåling av miljøgasser og forurensninger i atmosfæren, og sikkerhet. De kan til slutt brukes til cruisekontroll i kjøretøyer under dårlige siktforhold , radar for unngåelse av kollisjon , industriell prosesskontroll og medisinsk diagnostikk som pusteanalysatorer. QCLs brukes også til å studere plasmakjemi.

Når den brukes i flere lasersystemer, tilbyr intrapulse QCL-spektroskopi bredbåndsspektraldekning som potensielt kan brukes til å identifisere og kvantifisere komplekse tunge molekyler som de i giftige kjemikalier, eksplosiver og medisiner.

I skjønnlitteratur

Videospillet Star Citizen forestiller seg kvante-kaskadelasere med ytre hulrom som kraftige våpen.

Referanser

Eksterne linker

• Sammendrag av Bell Labs
• Optipedia: Quantum Cascade Laser