Разработка методов усиления, генерации и управления инфракрасным и терагерцовым излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах

Кукушкин, Владимир Алексеевич

Разработка методов усиления, генерации и управления инфракрасным и терагерцовым излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.03 ВАК РФ

Кукушкин, Владимир Алексеевич АВТОР

доктора физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Нижний Новгород МЕСТО ЗАЩИТЫ

2011 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.03 КОД ВАК РФ

Диссертация по физике на тему «Разработка методов усиления, генерации и управления инфракрасным и терагерцовым излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах»

Автореферат диссертации на тему "Разработка методов усиления, генерации и управления инфракрасным и терагерцовым излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах"

КУКУШКИН Владимир Алексеевич

РАЗРАБОТКА МЕТОДОВ УСИЛЕНИЯ, ГЕНЕРАЦИИ И УПРАВЛЕНИЯ ИНФРАКРАСНЫМ И ТЕРАГЕРЦОВЫМ

ИЗЛУЧЕНИЕМ НА ОСНОВЕ НЕЛИНЕЙНЫХ И РЕЗОНАНСНЫХ ЭФФЕКТОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ

01.04.03 - радиофизика 05.27.01 - твердотельная электроника, радиоэлектронные компоненты, микро- и наноэлектроника, приборы на квантовых эффектах

Автореферат диссертации на соискание учёной степени доктора физико-математических наук

11 5 СЕН 2011

Нижний Новгород - 2011

4852891

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институт прикладной физики РАН (ИПФ РАН)

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

Курин Владислав Викторович,

доктор физико-математических наук Богатов Александр Петрович,

доктор физико-математических наук Степанов Андрей Николаевич

Ведущая организация: Учреждение Российской академии наук

Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН (г. Санкт-Петербург)

Защита состоится "-/С" 2011 г. в/£: СОчасов на заседании дис-

сертационного совета Д 002.069.02 при Учреждении Российской академии наук Институт прикладной физики РАН (603950 г. Нижний Новгород, ул. Ульянова, д. 46)

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Учреждения Российской академии наук Институт прикладной физики РАН

Автореферат разослан ТА 2011г.

Учёный секретарь диссертационного совета доктор физико-математических наук профессор

Ю. В. Чугунов

Общая характеристика работы

Актуальность темы диссертации

В последние годы электромагнитное излучение инфракрасного (ИК) и терагерцового (ТГц) диапазона частот находит всё более широкое применение в фундаментальных исследованиях, а также в многочисленных практических приложениях. Среди первых можно назвать изучение поверхностных плазмон-поляритонных волн [1], когерентный контроль внут-ризонных переходов в полупроводниковых наноструктурах [2], исследование динамики плазменных сред [3], плазмон-фононных мод [4] и когерентных осцилляций электронов [5], возбуждение слабо релятивистских электронов и ионов [6] и др. Ко вторым относятся информационно-телекоммуникационные технологии, мониторинг состояния атмосферы, неразрушающее зондирование слабопроводящих материалов [7] и биологических тканей [8], системы безопасности, электромагнитная терапия [9], спектроскопия органических молекул [10], низкочастотная модуляция оптического излучения [11] и др.

Однако, достаточно мощные, эффективные и компактные источники электромагнитного поля в этой частотной области до сих пор 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 [12]. 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 мкс за минуту [13]. Дальнейшее повышение частоты излучения этих приборов требует ещё большего увеличения магнитных полей, что является технически трудно выполнимой задачей. Переход же на 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 [14].

связанные с использованием полупроводников и полупроводниковых ге-тероструктур. Хотя основанные на них источники 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 расширяя 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 - это сравнительная лёгкость манипуляции частотами переходов между их уровнями размерного квантования (соответствующими вакуумным длинам волн от долей до сотен микрон) путём подбора их параметров, возможность локализации носителей в активной области этих устройств, что позволяет значительно увеличить коэффициент усиления генерируемого в них излучения, их способность каналировать ИК и ТГц поле за счёт волноводных эффектов, что существенно снижает его потери за счёт дифракции, и др. В последние годы наблюдается быстрое развитие технологии изготовления таких структур и достижение в этой области многих поистине впечатляющих результатов [15]. Теперь вполне реальным является создание сложных наногетеросистем, содержащих тысячи различных слоёв, 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.

Целью настоящей работы является теоретическая (с использованием как аналитического подхода, так и численного моделирования) разработка новых и совершенствование 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.

рового, 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 неё основной.

В то же время значительное место в 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 её отношение также и к специальности 05.27.01 - твердотельная электроника, радиоэлектронные компоненты, микро- и наноэлектроника, приборы на квантовых эффектах.

Научная новизна.

В диссертации предложены методы значительного увеличения мощности импульсов излучения среднего и дальнего ИК и ТГц диапазонов, генерируемых в полупроводниковых волноведущих гетеро- и наногетероструктурах за счёт нелинейного смешения Фурье-компонент внешних фемтосекундных ИК импульсов (оптическое выпрямление) или двух полей оптического или ближнего ИК диапазона с близкими частотами, генерируемых в той же структуре в режиме синхронизации мод (внутрире-зонаторное смешение).

Впервые показано, что учёт неоднородного уширения внутризонного перехода в КЯ позволяет получить на нём усиление электромагнитного поля среднего или дальнего ИК диапазона и в том случае, когда он инвертирован лишь в узком спектральном интервале, содержащем в себе весь интервал его резонансного взаимодействия с усиливаемым полем, а также реализовать на указанном переходе импульсный лазер среднего и дальнего ИК диапазона, синхронно накачиваемый оптическими импульсами.

Впервые установлено, что можно значительно уменьшить время передачи носителей между двумя смежными КЯ с помощью применения не медленного (как в предложенном ранее методе адиабатического перевода), а быстрого (по сравнению со скоростью их туннелирования через разделяющий КЯ барьер) изменения наложенного на структуру внешнего электрического поля.

Предсказаны два эффекта, которые могут наблюдаться при помещении полупроводников или изготовленных из них гетероструктур в посто-

янное внешнее магнитное поле и стать основой для создания лазеров и насыщающихся поглотителей ТГц и суб-ТГц излучения.

Впервые показано, что значительное изменение частоты генерации в безынверсных лазерах с помощью простого варьирования мощности излучения накачки возможно не только в атомных системах, но и в дальних ИК и ТГц лазерах на основе полупроводниковых наногетероструктур с КТ и КЯ.

Впервые установлено, что в среде, состоящей из квантовых систем с квазидискретными возбуждёнными уровнями, возможно бездиссипатив-ное распространение излучения с определённой частотой, зависящей не только от параметров системы (как считалось ранее), но и от его интенсивности (которая, вообще говоря, не предполагается малой), а также использование этого излучения как источника энергии для безынверсного усиления поля на переходе между отвечающими указанным уровням квазистационарными состояниями.

Впервые показано, что отказ от опустошения нижнего лазерного уровня за счёт резонансного излучения продольных оптических фононов в схеме фонтанного лазера на гетероструктуре с КЯ позволяет одновременно как повысить рабочую температуру такого устройства (от используемых в настоящее время криогенных величин до комнатных значений), так и увеличить длину волны генерируемого им излучения (от достигнутых сейчас значений, соответствующих среднему ИК диапазону, до величин, отвечающих дальней ИК спектральной области).

Научная и практическая значимость.

Научная значимость данной работы заключается в полученных в ней новых теоретических результатах в области физики взаимодействия электромагнитного излучения с полупроводниковыми гетеро- и наногетеро-структурами. Среди них можно назвать следующие.

Установлено, что полученные ранее оценки пороговой плотности тока накачки для начала средней или дальней ИК или ТГц генерации на внут-ризонном переходе в оптических или ближних ИК гетеролазерах на КЯ являются сильно завышенными. Показано, что причиной этого является пренебрежение неоднородным уширением такого перехода.

Предсказано, что нелинейное уменьшение действительной части динамической дифференциальной проводимости в КЯ, помещённой в ортогональное её плоскости внешнее магнитное поле, определяется совсем другим механизмом и может становиться существенным при значительно меньшей амплитуде переменного электрического поля, чем в обычных однородных полупроводниках.

Установлено, что в среде, состоящей из квантовых систем с квазидискретными возбуждёнными уровнями, возможно бездиссипативное рас-

пространение излучения с определённой (зависящей от его интенсивности, которая не предполагается малой) частотой, а также использование этого излучения как источника энергии для безынверсного усиления поля на переходе между отвечающими этим уровням квазистационарными состояниями. Данный эффект подробно рассмотрен на примере КТ.

Практическая значимость диссертации состоит в проведённых в ней аналитических и численных расчётах параметров полупроводниковых ге-теро- и наногетероструктур и воздействующих на них накачивающего тока или внешнего накачивающего излучения, необходимых для экспериментальной реализации предложенных в ней усилителей и лазеров ИК и ТГц диапазона.

В частности, рассчитаны параметры диэлектрического волновода и фемтосекундных средних ИК лазерных импульсов, позволяющие значительно повысить эффективность оптического выпрямления последних в среде с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости и мощность генерируемых в результате этого процесса импульсов ТГц поля. Также рассчитаны параметры двойного плазмонного волновода и фемтосекундных ближних ИК лазерных импульсов, позволяющие с помощью фокусировки последних добиться существенного увеличения степени их конверсии в ТГц импульсы в процессе их оптического выпрямления.

Рассчитаны параметры волновода и активной области для импульсного лазера среднего и дальнего ИК диапазона на внутризонном переходе в АЮаАэ гетероструктуре с КЯ, синхронно накачиваемого оптическими импульсами.

Рассчитаны параметры гетероструктуры с КЯ и разработана схема для генерации и приложения к ней импульсов напряжения с достаточно крутыми фронтами, которые необходимы для создания в ней кратковременной инверсии населённостей на внутризонном переходе путём резонансного туннелирования носителей между КЯ и реализации соответствующего усилителя импульсов среднего и дальнего ИК диапазона.

Установлены необходимые требования на чистоту образца искусственного алмаза, определены оптимальные значения внешнего магнитного поля и частоты накачивающего излучения, а также найдена пороговая интенсивность последнего для начала генерации в таком образце ТГц поля за счёт создания накачкой спектрально ограниченной инверсии населённостей между подзонами лёгких и тяжёлых дырок.

Предложены и рассчитаны параметры двух схем частотно-перестраиваемых дальних ИК или ТГц безынверсных лазеров на КТ и КЯ, накачиваемых оптическим или ближним ИК (в случае КТ) или средним ИК (в случае КЯ) излучением и позволяющих перестраивать выходную частоту в 1.7-г 2 раза путём изменения мощности накачки.

Рассчитаны параметры активной области и волновода для фонтанного лазера на КЯ, способного генерировать дальнее ИК электромагнитное поле при комнатной температуре.

Положения, выносимые на защиту

1. Применение волноведущих структур (диэлектрических или плаз-монных) позволяет существенно увеличить степень конверсии мощного ИК импульса в ТГц импульс в процессе оптического выпрямления первого в среде с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости.

2. Использование режима синхронизации мод при генерации двух оптических полей с близкими частотами в гетеролазерах на квантовых ямах позволяет значительно увеличить мощности импульсов разностной частоты (лежащей в среднем или дальнем ИК или ТГц диапазонах), получающихся вследствие внутрирезонаторного нелинейного смешения этих полей на нерезонансной объёмной и связанной с квантовыми ямами резонансной квадратичной нелинейности диэлектрической проницаемости.

3. Генерация среднего ИК поля на неоднородно уширенном внутризон-ном переходе в полупроводниковом гетеролазере на квантовых ямах, одновременно генерирующем оптическое излучение на межзонном переходе, оказывается возможной в условиях, когда полная инверсия внутризонно-го перехода отсутствует и он инвертирован лишь в узкой спектральной области, включающей в себя весь интервал его резонансного взаимодействия со средним ИК полем. Это позволяет значительно (в несколько раз по сравнению с известными оценками) снизить пороговую плотность накачивающего тока для начала генерации среднего ИК излучения. В результате в импульсном режиме она оказывается экспериментально достижимой даже при комнатной температуре.

4. Даже при комнатной температуре в волноведущих полупроводниковых гетероструктурах с квантовыми ямами возможно существенное усиление импульсов среднего или дальнего ИК диапазона за счёт создания кратковременной инверсии на внутризонном переходе с помощью распространяющихся синхронно с ними мощных накачивающих оптических импульсов.

5. Достаточно быстрое изменение наложенного на гетероструктуру с квантовыми ямами внешнего электрического поля позволяет достигать кратковременной, но достаточно большой инверсии населённостей на их внутризонных переходах. Это может быть использовано для создания усилителей средних и дальних ИК и ТГц импульсов с длительностями ~ 1 пс, работающих при комнатных температурах.

6. В полупроводнике, помещённом в постоянное магнитное поле и накачиваемом переменным электрическим полем, резонансным с циклотронной частотой тяжелых дырок, достижима спектрально ограниченная инверсия населённостей между подзонами лёгких и тяжелых дырок, которую можно использовать для усиления и генерации ТГц излучения даже при комнатной температуре. Указанная инверсия возникает лишь при достаточно малой концентрации дырок, так что коэффициент усиления ТГц поля может превысить его потери лишь в высококачественных (по отношению к концентрации дефектов кристаллической структуры) и высокочистых алмазных образцах, практически прозрачных в ТГц диапазоне.

7. В замагниченных КЯ, масса лёгких дырок в которых отрицательна, действительная часть динамической дифференциальной проводимости существенно падает при значительно меньших амплитудах внешнего переменного электрического поля, чем в объёмном полупроводнике.

8. В модифицированной трёхуровневой "лестничной" схеме безынверсного усиления, где частота накачки равна частоте дипольно запрещённого перехода с основного уровня на второй возбуждённый, частота генерации может перестраиваться (в 2 и более раз) в пределах дальнего ИК и ТГц диапазона в результате изменения интенсивности накачки. Данный эффект может быть использован для создания работающего при комнатной температуре импульсного частотно-перестраиваемого дальнего ИК и ТГц лазера на квантовых точках с оптической накачкой.

Частотно-перестраиваемый безынверсный лазер дальнего ИК и ТГц диапазона может быть реализован и на гетероструктуре с квантовыми ямами. Он способен работать при комнатной температуре, а его выходная частота может меняться примерно вдвое с помощью варьирования интенсивности накачивающего среднего ИК излучения.

9. Существует безынверсная лазерная схема, позволяющая, с одной стороны, получить усиление электромагнитного поля на переходе между двумя квазидискретными уровнями квантовой системы и, с другой стороны, минимизировать поглощение накачивающего систему излучения, возникающее вследствие конечных времён жизни соответствующих этим уровням состояний. Такая схема может служить прообразом для создания эффективных безынверсных усилителей и генераторов среднего и дальнего ИК излучения на квантовых точках с квазидискретными уровнями.

10. Отказ от использования опустошения нижнего лазерного уровня за счёт резонансного излучения продольных оптических фононов в схеме фонтанного лазера на переходах между подзонами размерного квантования зоны проводимости в гетероструктуре с квантовыми ямам позволяет одновременно повысить рабочую температуру такого лазера вплоть до комнатной и обеспечить его генерацию в дальнем ИК диапазоне.

Апробация работы. Публикации. По теме диссертации опубликованы 44 печатные работы, в том числе 26 статей в реферируемых научных журналах (13 в российских и 13 в зарубежных), а также 18 тезисов докладов в трудах российских и международных конференций.

Результаты, представленные в диссертации, докладывались международной конференции по когерентному контролю фундаментальных процессов в оптике и рентгеновской оптике (Нижний Новгород - Казань -Нижний Новгород, июнь-июль 2006 г.), на Научной студенческой конференции Высшей школы общей и прикладной физики Нижегородского государственного университета им. Н.И. Лобачевского (Нижний Новгород, май 2007 г.), на XV международном симпозиуме по физике и технологии наноструктур (Новосибирск, июнь 2007 г.), на Х1-ХУ международных симпозиумах по нанофизике и наноэлектронике (Нижний Новгород, март 2007-2011 гг.), на V международной конференции молодых ученых и специалистов "0птика-2007м (Санкт-Петербург, октябрь 2007 г.), на XIII международном симпозиуме по ультрабыстрым процессам в полупроводниках (Вильнюс, август 2007 г.), на XVII международной крымской конференции по микроволновым телекоммуникационным технологиям (Севастополь, сентябрь 2007 г.), на XI научной конференции по радиофизике, посвящённой 105-летию со дня рождения М.Т. Грехо-вой (Нижний Новгород, май 2007 г.), на III международной конференции по нелинейной физике (Нижний Новгород - Саратов - Нижний Новгород, июль 2007), на международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (Минск, май-июнь 2007 г.), на XIII нижегородской сессии молодых учёных (естественнонаучные дисциплины) (Нижегородская область, апрель 2008 г.), на конференции молодых учёных "Фундаментальные и прикладные задачи нелинейной физики"XIV научной школы "Нелинейные волны 2008" (Нижний Новгород, март 2008 г.) и на XV научной школе по нелинейным волнам (Нижний Новгород, март 2010 г.), на 19 -том Международном симпозиуме "Наноструктуры: физика и технология" (Екатеринбург, июнь 2011 г.), а также на 9-ти семинарах в Учреждении Российской академии наук Институт прикладной физики РАН, на 2-х семинарах в Учреждении Российской академии наук Институт физики микроструктур РАН, и на 1-м семинаре в Научно-исследовательском физико-техническом институте Государственного образовательного учреждения высшего профессионального образования "Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского".

Личное участие автора в получении выносимых на защиту результатов. За исключением результатов, полученных в главе 2, все результаты данной диссертационной работы получены автором лично, ему принадлежат как идеи постановок соответствующих задач, так и их

аналитическое и численное решение, им же выполнена работа по оформлению этих результатов для публикации. Результаты главы 2 получены при непосредственном участии автора на всех этапах проведённого в ней аналитического и численного исследования.

Структура й объем работы. Диссертация состоит из Введения, десяти глав и Заключения. Объем диссертации - 210 страниц, она содержит 41 рисунок и 1 таблицу, библиография включает в себя 221 наименование.

Краткое содержание работы

Во Введении обоснована актуальность выбранной тёмЬ1 исследований и дан краткий обзор существующих источников электромагнитного поля в рассматриваемом Частотном диапазоне. Затем приведены краткое содержание работы и сведения об её апробации и публикациях её результатов.

Глава 1 посвящена разработке метода генерации импульсного ТГц поля с помощью оптического 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) илй плазмонный (разделы 1.4 и 1.5) волновод. В разделе 1.1 кратко описаны физические основы процесса оптического выпрямления в средах с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости и указан основной недостаток этого метода, заключающийся в Ыалой степени конверсии выпрямляемого импульса в ТГц импульс. Очевидный путь решения этой проблемы - повышение пиковых иптенсивностей Выпрямляемых импульсов и увеличение расстояния, которое они проходят в нелинейной среде.

Однако в разделе 1.2 показано, что существуют Максимальные толщина нелинейного кристалла и пиковая Интенсивность выпрямляемых ближних ИК импульсов, при превышении которых степень Их конверсии в ТГц импульсы перестаёт увеличиваться или даже уменьшается. Причиной этого является уширенйе выпрямляемых импульсов за счёт дйс-персИи их групповой скорости, их нелинейное двух- й трёхфотонное поглощение, а также появление вследствие двух Последних процессов квазисвободных электронов И дырок, которые обуславливают диссипацйю получаемых ТГц импульсов. В результате вычислена предельная степень конверсий (для СаАэ равная 7-10-6), 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 слоёв из алмаза, слабо поглощающего в ТГц Диапазоне, проведён детальный расчёт процесса оптического вы-

0.7

0.6

| к? 0.5 ^0.4 ^ 0.3

0.1

0.2

20 Л„, МКМ

Рис. 1: Разность между прд и птнг при и = 1 ТГц как функция Лр. Толщина слоя ваАв равна 74 мкм

прямления в волноведущей гетероструктуре. В результате показано, что, подбирал параметры волновода и несущую вакуумную длину волны выпрямляемых импульсов Ар можно одновременно добиться как выполнения условия фазового синхронизма, так и условия равенства нулю дисперсии групповой скорости ИК импульсов, т.е. минимизировать их уширение с проходимым расстоянием. Первое заключается в обращении в бесконечность длины когерентности

имеющем место при равенстве групповой скорости ИК импульса с/прд (где с - скорость света в вакууме, прд - групповой индекс ИК импульса на его несущей длине волны) и фазовой скорости ТГц импульса с/птнг (где птнг - показатель преломления на центральной частоте ТГц импульса V = 1 ТГц). Второе состоит в равенстве нулю производной дпрд/дХр. В случае рассматриваемой С/СаАв/С-структуры для этого необходимо, чтобы толщина слоя СаАэ была равна 74 мкм, а Ар - 6 мкм, см. рис. 1. При этом Ар оказывается лежащей в среднем ИК диапазоне, в котором нелинейное поглощение и обусловленная им генерация квазисвободных носителей становятся пренебрежимо малыми. В результате снимаются все ограничения на максимальные интенсивности выпрямляемых импульсов, установленные в разделе 1.2 для случая, когда Ар принадлежит ближней ИК области. В результате открывается возможность увеличения степени конверсии путём повышение пиковых интенсивностей выпрямляемых импульсов за счёт увеличения мощности их источника. Кроме того, зна-

2 V | прд - пТНг |

(1)

чительно увеличивается расстояние, на котором происходит эффективное выпрямление импульсов, т.к. оно в этом случае определяется не дисперсией их групповой скорости, а линейным решёточным поглощением ТГц импульса. В итоге степень конверсии может превышать 1 %, что является весьма высоким для данного процесса значением. В заключении раздела дано качественное описание формы выходных ТГц импульсов.

В разделе 1.4 рассмотрен случай, когда увеличение пиковых интен-сивностей выпрямляемых импульсов для увеличения степени конверсии путём повышения мощности их источника невозможно вследствие ограниченности величины последней. В этой ситуации предложено увеличить пиковые интенсивностей выпрямляемых импульсов с помощью их фокусировки. При этом для предотвращения дифракционного уширения генерируемых ТГц импульсов предлагается заключить слой нелинейного полупроводникового кристалла в двойной плазмонный волновод, т.е. покрыть его верхнюю и нижнюю поверхности тонкими плёнками из металла или высоко допированного полупроводника, действительная часть диэлектрической проницаемости которого отрицательна.

В разделе 1.5 проведён расчёт процесса оптического выпрямления в двойном плазмонном волноводе. В результате показано, что подбирая его параметры и несущую длину волны выпрямляемых импульсов (для конкретного примера пластинки из нелинейного кристалла СаР, помещённой между двумя слоями из Ag, 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 высокопроводящих внешних слоев и отрицательной дисперсии нелинейного кристалла) это обеспечивает генерацию коротких 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.

ческой проницаемости кристаллической решётки полупроводников, так и резонансная квадратичная нелинейная восприимчивость активной среды лазера, обусловленная КЯ.

Во введении к ней (раздел 2.1) указано, что эффективность схем внут-рирезонаторного нелинейного смешения высокочастотных полей не ограничена их поглощением, так как генерация обоих 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 ИК 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 ИК 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 огибающей выходных импульсов ИК или ТГц электрического поля дз (см. рис. 2):

(2)

В нём показано, что ИК или ТГц и оптические импульсы имеют близкие длительности и для вакуумной длины волны ИК импульса, равной 10 мкм, оптимальная (т.е. 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 ИК импульсов в зависимости от их несущих длин волн. В случае, когда лишь одно из двух оптических или ближних ИК полей генерируется в режиме синхронизации мод, пиковая мощность средних ИК импульсов с вакуумной длиной волны ~ 10 мкм примерно равна 0.13 Вт (средняя мощность 0.65 мВт при частоте повторения ~ 1 ГГц). Для дальних ИК импульсов с длиной

9з =

2** ехр Р^ЙН ' " < -г/2;

1 - ехр ' -/2 < ' - < г/2-,

0, г - х/у2 > т/2.

Рис. 2: Нормированные на их значения в максимуме формы огибающих импульсов оптического электрического поля, генерируемого в режиме синхронизации мод (дг, штриховая линия), и ИК или ТГц электрического поля (дз, сплошная линия) для г = 2.5 пс, мнимой части частоты ИК или ТГц моды = 1.1 х 1012 рад/с и отношения групповых скоростей ИК или ТГц и оптических импульсов, равного 1.2

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 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 внутрирезонаторном 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 пикосекундных импульсов с вакуумными длинами волн ~ 10 4-100 мкм и пиковыми мощностями ~ 1 Вт при 10 мкм и до 10 мкВт при 100 мкм.

В главе 3 рассмотрена схема генерации импульсного среднего ИК излучения на внутризонном переходе между подзонами размерного квантования в оптических и ближних ИК межзонных полупроводниковых лазерах на гетероструктурах 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 межзонном переходе. В предыдущих исследованиях подобной схемы неоднородное уширение внутризонного лазерного перехода не учитывалось. В результате считалось, что усиление среднего и дальнего ИК поля на нём возможно лишь при наличии полной (т.е. интегральной по квазиимпульсам электронов в плоскости КЯ) инверсии населённостей между соответствующими подзонами. Это привело к сильно завышенной оценке требуемой пороговой плотности тока накачки для начала генерации среднего ИК излучения, которая могла быть снижена до экспериментально достижимой величины лишь при охлаждении структуры до криогенных температур. Однако внутризонные лазерные переходы характеризуются конечными неоднородными уширениями, 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 ней подзон размерного квантования и сформулирована математическая модель, описывающая одновременную генерацию в ней электромагнитного излучения на меж- и внутризонных переходах. Указано, что для генерации среднего ИК поля представляется выгодным использовать внутризонный переход в валентной зоне между подзонами размерного квантования тяжёлых дырок вследствие его большого неоднородного уширения. Затем в отсутствие среднего ИК поля детально рассмотрена генерация оптического поля на межподзонном переходе.

Т^/Л < 721 (3)

Рис. 3: Зависимость разности населённостей на внутризонном переходе 1 *-+ 2, П12 = РИ - р22, ОТ Д/7 = р|(т2 - ш3)/(2уйт2т3) (где рц - квазиимпульс электронов в плоскости КЯ, 7711,2 <0 и тпз > 0 - их эффективные массы в валентной зоне и зоне проводимости, 7 ~ 1013 с-1 - характерное однородное уширение межзонных и внутризонных переходов). Генерация оптического излучения происходит в интервале 0 < А/у < Атах/у ^ 12

(где г ~ Ю-9 с - время спонтанной электрон-дырочной рекомбинации на межзонном переходе 3 —> 2, tJq/J - время индуцированной оптическим полем электрон-дырочной рекомбинации на нём, Jo - пороговая плотность тока для начала межзонной оптической генерации, J - пороговая плотность тока для начала внутризонной средней ИК генерации, Т21 ~ Ю-12 с - время безизлучательной релаксации с верхнего уровня внутризонного перехода 2 на его нижний уровень 1), не выполняется и поэтому переход 2 —> 1 в целом не инвертируется. 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 межподзонного 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 главе 4 рассмотрен метод усиления средних или дальних ИК импульсов, основанный на создании кратковременной инверсии населённостей на внутризонном переходе в зоне проводимости в гетероструктуре с КЯ с помощью так называемой синхронной накачки. Последняя заключа-

ется 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 среднего или дальнего . 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 волноведущих гетероструктур с КЯ и электромагнитного излучения, а также выведены 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 наногете-роструктурам с КЯ осложнено спецификой структуры их подзон размерного квантования, проявляющейся, в частности, в характерном для них большом неоднородном уширении межзонного перехода 1 «-* 3, на котором поглощается накачка. В результате последняя заселяет не только верхнюю подзону 3, но и нижнюю подзону 2 внутризонного лазерного перехода 1 *-* 2, что может привести к уменьшению коэффициента усиления среднего или дальнего ИК поля ниже уровня его потерь и сделать работу рассматриваемого усилителя невозможной. Однако в данном разделе показано, что за счёт неоднородного уширения внутризонного перехода, вызванного отличием эффективных масс в 3 и 2 подзонах, тпз и 1712 {тз > тг), его частота 0/32 с ростом рц уменьшается по сравнению с её значением Шзг(О) при р\\ = 0 (когда она равна частоте усиливаемого среднего или дальнего ИК излучения) согласно формуле

р|(тп3 - та)

В результате заселение накачкой нижней подзоны 2 в окрестности рц = [2Йи/з2(0)|т1 |тз/(|т7Ц| + т3)]1/2, приводит лишь к нерезонансному поглощению среднего или дальнего ИК импульса, тогда как заселение накачкой верхней подзоны 3 в окрестности рц = 0 обусловливает его резонансное усиление, которое, таким образом, превышает его нерезонансное поглощение.

В разделе 4.3 проанализированы результаты численного решения приведённых уравнений, определены оптимальные для реализации данного метода параметры возбуждающего оптического импульса и волноведущей гетероструктуры и сделаны оценки коэффициента усиления ИК импульса

х(см)

1.2

1.3

1.6

1.4

1.5

1.1

Рис. 4: Коэффициент усиления ИК сигнала с несущей вакуумной длиной волны Лг = 22 мкм (кривая 1, левая шкала) и А2 = 60 мкм (кривая 2, правая шкала) как функция длины структуры х

и его выходной мощности (см. рис. 4). 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 и ввода в каждую из них оптических накачивающих импульсов в моменты прихода в них ИК сигнала.

В главе 5 рассмотрено усиление средних и дальних ИК импульсов, основанное на другом способе создания кратковременной инверсии насе-лённостей на внутризонном лазерном переходе в КЯ. Он заключается в заселении верхней подзоны лазерного перехода носителями за время, много меньшее, чем время их жизни в ней, которое примерно равно 1 пс при комнатной температуре. В результате последняя величина будет определять время существования инверсии на лазерном переходе, которую, следовательно, можно использовать для усиления пико- и субпикосекундных средних и дальних ИК импульсов.

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 поля энергия вспомогательной подзоны сравнивается с энергией верхней лазерной подзоны в соседней КЯ, в результате чего находящиеся во вспомогательной подзоне носители резонансно тун-нелируют в верхнюю лазерную подзону. Время такого туннелирования, равное

Пип - -Б" (5)

£-3 —

(где £3ИЁ2- энергии подзон 3 и 2 при р\\= 0 и нулевом внешнем электрическом поле), 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-2 для структуры с внутризонным лазерным переходом, отвечающим вакуумной длине волны А ~ 10 мкм, и 2 • Ю10 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 внутризонными лазерными переходами (см. рис. 5). 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.

Рис. 5: Безразмерная амплитуда выходящего из структуры с длиной I = 0.1 мм импульса, Е(т, 1)/Ео, при следующих характеристиках входящего импульса: вакуумная несущая длина волны Л ^ 10 мкм, длительность ¿о = 0.3 пс, пиковая интенсивность 3 х 103 Вт/см2 (1), 3 х 105 Вт/см2 (2) и Зх 10б Вт/см2 (3). Для сравнения приведена форма входящего импульса Е(т, 0)/Ео (штриховая линия)

хранения фотовозбуждённой проводимости достаточно велико и равняется нескольким десяткам пс. Предложена конкретная электротехническая схема, позволяющая на основе данного метода создавать импульсы напряжения с требуемыми характеристиками.

В главе 6 рассмотрена генерация ИК или ТГц излучения с помощью создания спектрально ограниченной инверсии населённостей на переходе между подзонами тяжёлых и лёгких дырок в однородном полупроводнике, т.е. инверсии, существующей лишь в узком диапазоне частот этого перехода (или, что то же, узком диапазоне квазиимпульсов дырок), содержащем весь интервал его резонансного взаимодействия с усиливаемым ИК или ТГц полем. Метод создания такой инверсии основан на том, что, вследствие различия масс лёгких и тяжелых дырок, циклотронные частоты их вращения в статическом магнитном поле также различаются. Поэтому можно создать ситуацию, когда переменное электрическое поле (накачка), приложенное в направлении, ортогональном магнитному полю, взаимодействует резонансно лишь с тяжелыми дырками. Такое поле может существенно нагреть последние, практически не изменяя при этом ни концентрации лёгких дырок, ни функции их распределения по энергиям. В результате на переходе между подзонами лёгких и тяжелых

Рис. 6: Числа заполнения состояний в подзоне тяжелых, (2ттЙ)3(/)ь, кривая 1, и лёгких, (27гЯ)3(/}1, кривая 2, дырок как функции от ортогональной магнитному полю составляющей их квазиимпульса р±_ при равной нулю его параллельной составляющей рц. Графики построены для температуры Т = 300 К, концентрации дырок п=3х 1012 см-3, амплитуды циркулярно поляризованного электрического поля 300 В/см и его частоты, равной циклотронной частоте тяжелых дырок во внешнем магнитном поле с напряжённостью 40 кЭ

дырок становится возможным возникновение спектрально ограниченной инверсии населённостей.

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 нерезонансным. Другим необходимым условием работы данной схемы является достаточно малая концентрация дырок, при которой обмен энергией между ними происходит существенно медленнее, чем обмен энергией 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 ИК или ТГц поля. Поэтому третьим условием реализации данного метода является достаточно низкий коэффициент поглощения ИК или ТГц кристаллической решёткой используемого полупроводникового материала.

В разделе 6.2 показано, что всем этим условиям могут удовлетворить, по-видимому, лишь высококачественные (по отношению к концентрации дефектов решётки) и чистые (по 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 лёгких дырок (см. рис. 6) найден коэффициент усиления дальнего ИК или ТГц поля с частотой а>, даваемый формулой

д = [ Р&8{£1 -Еъ- М«/>1 - Ш <Рр, (6)

где е' - реальная часть диэлектрической проницаемости алмаза, - возведённый в квадрат и усреднённый по углам матричный элемент оператора импульса между волновыми функциями тяжелых и лёгких дырок, и - энергии подзон тяжёлых и лёгких дырок, ей го - заряд и масса свободного электрона. Далее из условия работы всей схемы при комнатной температуре определена оптимальная частота накачивающего излучения, равная 147 ГГц. Затем найдена его пороговая интенсивность для начала генерации электромагнитного поля с частотой 1 ТГц, оставляющая примерно 1.4 кВт/см2. Последняя вполне может быть обеспечена, например, магнетроном, работающем в импульсном режиме.

В главе 7 предложена структура для управления ТГц и суб ТГц излучением (конкретно - его низкопороговый насыщающийся поглотитель), основанная на АЮаАз КЯ, масса лёгких дырок тгц в первой подзоне размерного квантования которых при малых значениях их квазиимпульсов отрицательна.

В разделе 7.2 обращено внимание на тот факт, что при помещении такой КЯ в ортогональное её плоскости внешнее магнитное поле зависимость циклотронной частоты лёгких дырок в первой подзоне их размерного квантования от площади их орбит в пространстве квазиимпульсов является значительно более резкой, чем в зонах проводимости однородных полупроводников. Поэтому возможна ситуация, когда наложенное на систему переменное монохроматическое электрическое поле будет резонансно и потому эффективно взаимодействовать лишь с относительно небольшим числом дырок, которые находятся в указанной подзоне и поперечные по отношению к постоянному магнитному полю квазиимпульсы которых лежат в определённом узком интервале

Ар = Рт/(Ио|гр) < Рг, (V

Е0-10 (В/см)

Рис. 7: Величины Rejo (сплошная кривая, левая шкала) и Reer (штриховая кривая, правая шкала) как функции Eq при напряжённости внешнего магнитного поля 805 Э, ш = 2шсо/3 и концентрации дырок 101

^ см"3

в котором их циклотронная частота и>с = Шсо(1—Р2/Ро) отклоняется от частоты внешнего переменного поля и на величину, не большую, чем столк-новительная ширина циклотронной линии 1 /тр (здесь рт = л/3|т;|/сдТ -характерный тепловой квазиимпульс дырок). На основе решения кинетического уравнения для функции распределения лёгких дырок в первой подзоне в показано, что это приводит к тому, что нелинейные эффекты при взаимодействии дырок с внешним электромагнитным полем начинают проявляться при значительно меньших амплитудах последнего, чем в случае однородных полупроводников. В частности, продемонстрировано, что действительная часть динамической дифференциальной проводимости (ДДП) а (определяемой как производная комплексной амплитуды плотности тока jo по комплексной амплитуде переменного электрического поля £о) в такой системе существенно уменьшается при амплитуде переменного электрического поля в 15 -г- 20 раз (и, соответственно, интенсивности в 200 -т- 400 раз) меньшей, чем в случае обычного нагревного механизма нелинейности, отвечающего за такое уменьшение действительной части ДДП в однородных полупроводниках (см. рис. 7).

Рис. 8: Зависимость д от вакуумной длины волны дальнего ИК или ТГц поля А' при различных интенсивностях накачки I: кривая 1 - I = 108 Вт/см2, 2 - / = 5 • 108 Вт/см2 и 3 - I = 109 Вт/см2

равной 30 ГГц, коэффициент его поглощения в подобном устройстве существенно уменьшается уже при его интенсивности порядка 2 -10~6 Вт/см2.

В главе 8 предложены и рассчитаны две схемы частотно-перестраиваемых безынверсных дальних ИК и ТГц лазеров на полупроводниковых наногетероструктурах. Первая из них (разделы 8.2 и 8.3) является модификацией хорошо известной "лестничной" схемы безынверсного усиления, применённой к КТ. В разделе 8.2 приведены основные уравнения, описывающие взаимодействие КТ с электромагнитным полем, а также обсуждён вид входящих в них феноменологических релаксационных слагаемых и значения определяющих их релаксационных времён.

В разделе 8.3 найдено решение этих уравнений с учётом флуктуации размеров КТ, приводящих к неоднородному уширению переходов между их уровнями размерного квантования. В результате определён коэффициент усиления мощности дальнего ИК или ТГц поля д и показано, что положение его максимума достаточно сильно зависит от интенсивности ближней ИК или оптической накачки (см. рис. 8). Таким образом показано, что изменение интенсивности накачивающего излучения позволяет в 2 раза перестраивать частоту предлагаемого дальнего ИК и ТГц безынверсного лазера на КТ.

В разделах 8.4-8.6 рассмотрена схема безынверсного дальнего ИК и ТГц лазера на КЯ, накачиваемых средним ИК излучением, источником

Рис. 9: Коэффициент усиления (по мощности) дальнего ИК или ТГц поля за вычетом коэффициента его поглощения как функция его частоты для I = 2.9-107 Вт/см2 (кривая 1) и I = 5.8 • 107 Вт/см2 (кривая 2).

которого может служить, например, СОг-лазер. Раздел 8.4 посвящен обсуждению математической модели, описывающей взаимодействие КЯ с электромагнитным излучением, и величин входящих в неё релаксационных времён.

На её основе в разделе 8.5 с учётом эффекта деполяризации вычислен коэффициент усиления дальнего ИК и ТГц излучения и с его помощью определены оптимальные для реализации данного безынверсного дальнего ИК или ТГц лазера частоты переходов между подзонами размерного квантования в КЯ и амплитуда накачивающего среднего ИК поля.

В разделе 8.6 приведена конструкция и рассчитаны характеристики КЯ, в которых частоты межподзонных переходов в зоне проводимости имеют найденные в предыдущем разделе оптимальные значения. Затем определены оптимальные параметры пленарного плазмонного волновода для генерируемого дальнего ИК или ТГц поля и предложен способ ввода в него накачивающего излучения. В итоге показано, что при найденных параметрах порог генерации дальнего ИК или ТГц излучения впервые достигается при его частоте вблизи 1.1 ТГц и соответствует интенсивности накачки I в активной области порядка 3 - 107 Вт/см2. Для вдвое большей величины последней частота генерации увеличивается почти вдвое, что демонстрирует возможность её значительной перестройки с помощью простого изменения мощности накачивающего излучения (см. рис. 9).

В главе 9 предложена модель эффективного усилителя или генератора среднего ИК излучения на основе накачиваемой внешним оптическим

Рис. 10: Коэффициент усиления мощности среднего ИК поля как функция его частоты, обезразмеренной на частоту и2з Для КТ среднего размера, ¡1*231 для характерной степени разброса КТ по размерам при интен-сивностях оптического или ближнего ИК поля I = 108 Вт/см2 (кривая 1), 5 • 108 Вт/см2 (кривая 2) и 109 Вт/см2 (кривая 3). Для каждой кривой и = <^21 - (<1з1Ео/(2Й)|2/й>2з, где й>г\ - частота перехода 2 -» 1 для КТ среднего размера

или ближним ИК полем квантовой системы с квазидискретными уровнями. Конкретно рассмотрена система КТ с квазидискретными уровнями с модифицированными параметрами, отличающимися от тех, которые использовались ранее для достижения в такой системе бездиссипативного распространения оптического или ближнего ИК излучения. Указанная модификация заключается в том, что квазидискретный возбуждённый уровень 2, переход на который с основного уровня 1 дипольно запрещён, располагается не ниже, а выше второго квазидискретного возбуждённого уровня 3, переход на который с основного уровня дипольно разрешён.

В разделе 9.2 приведены основные уравнения, описывающие взаимодействие такой системы с бихроматическим электромагнитным полем (оптическое или ближнее ИК поле + среднее ИК поле).

сипативный режим распространения последнего может иметь место не только при малой (как считалось ранее), но и большой его интенсивности при определённой (зависящей от интенсивности) его частоте ш, даваемой формулой

ш = шз1- \А31Во/(2П)\2/Ш23. (8)

Здесь а>21 - частота перехода 2 —» 1, ёзх - дипольный момент перехода 3 —> 1, Ео - амплитуда оптического или ближнего ИК электрического поля, и>2з - частота перехода 2 —» 3. Также показано, что в более реалистичной модели (т.е. при учёте неоднородного уширения, вызванного флуктуациями размеров КТ, и конечного времени межзонной спонтанной электрон-дырочной рекомбинации) поглощение оптического или ближнего ИК излучения при этой частоте оказывается ненулевым, но по-прежнему минимальным по сравнению с другими частотами.

В разделе 9.4 установлено, что при рассматриваемых модифицированных параметрах системы квазидискретных уровней не только минимизируется поглощение оптического или ближнего ИК поля, но и за счёт его энергии обеспечивается усиление среднего ИК излучения с частотой, близкой к частоте перехода между этими уровнями (см. рис. 10). Показано, что инверсия между указанными уровнями при этом отсутствует и, следовательно, реализуется безынверсный механизм усиления.

В главе 10 показано, что если в фонтанных лазерах (ФЛ) на КЯ отказаться от опустошения нижней подзоны 2 лазерного перехода 3 —> 2 за счёт резонансного излучения продольных оптических фононов (ПОФ), то можно одновременно как повысить их рабочую температуру (вплоть до комнатной), так и перейти к генерации в них дальнего ИК излучения. В разделе 10.1 указано, что в этом случае балансное уравнение для оценки соотношения населённостей подзон 2 и 3 имеет вид

АУ-Гзг = N2/723 + ЛУт21, (9)

где N2,з - населённости подзон 2 и 3 (на единицу площади КЯ), левая часть отвечает за приход электронов в подзону 2, правая - за их уход из подзоны 2, Ту, г, 3 = 1, 2, 3 - времена переходов электронов из подзоны г в подзону Так как для рассматриваемой системы Т32 ~ тгз, то из (9) видно, что N2 < АГ3, т.е. на переходе 3 —» 2 возможно создание инверсии населённостей.

В разделе 10.2 описан состав и вычислены параметры активного слоя предлагаемого дальнего ИК ФЛ, представляющего собой периодическую последовательность из двойных АЮаАэ КЯ (т.е. двух одиночных квантовых ям, разделённых туннельно прозрачным барьером) и разделяющих их барьеров. Также рассмотрено два варианта конструкции волновода

Рис. 11: Выходная мощность дальнего ИК излучения Р2 на вакуумной длине волны 83.3 мкм при латеральном размере активного слоя, равном 6 мкм, как функция отношения интесивности накачки 1\ к

для дальнего ИК излучения и способы ввода в него накачивающего среднего ИК поля.

В разделе 10.3 сформулированы уравнения, описывающие взаимодействие активного слоя как с накачивающим, так и с генерируемым электромагнитным излучением и обсуждён вид входящих в них феноменологических релаксационных членов, а также численные значения определяющих их релаксационных времён. Затем в результате аналитического исследования и ряда приближений указанные соотношения упрощены и сведены к системе алгебраических уравнений для амплитуд элементов матриц плотности электронов.

На основе её численного решения в разделе 10.4 вычислен коэффициент усиления рассматриваемого дальнего ИК ФЛ как функция интенсивности накачивающего излучения и частоты усиливаемого поля. В результате установлено, что при выбранных параметрах активного слоя пороговая интенсивность накачивающего среднего ИК излучения для начала генерации дальнего ИК поля, 1ин, минимальна при вакуумной длине волны последнего, равной 83.3 мкм, и составляет 260 кВт/см-2. Затем показано, что при интенсивности накачки в 3 н- 4 большей её порогового значения ожидаемая выходная мощность такого устройства на указанной длине волны оказывается порядка нескольких десятков мВт (в непрерывном режиме, см. рис. 11).

Кроме того, установлено, что на пороге генерации инверсный механизм обеспечивает лишь 20 % от общего коэффициента усиления дальнего ЙК поля, остальная часть которого обусловливается безынверсным механизмом.

В Заключении перечислены основные результаты диссертации.

Основные результаты работы

1. Установлено, что применение диэлектрической волноведущей гете-росруктуры позволяет существенно увеличить степень конверсии мощного ИК импульса в ТГц импульс в процессе оптического выпрямления первого в среде с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости. Показано также, что применение двойного плазмонного волновода позволяет осуществлять оптическое выпрямление сильно сфокусированных лазерных импульсов ближней ЙК области и в результате этого добиться той же степени конверсии, что и в случае Выпрямления почти на два порядка более мощных несфокусированных ближних ИК импульсов в безволновоДнЫх схемах.

2. Предложены схемы генерации импульсов среднего и дальнего ИК или ТГц диапазона, основанные на внутрйрезонаторном нелинейном смешении двух оптических полей, генерируемых в гетеролазерах на квантовых ямах в режиме синхронизации мод. Показано, что эти схемы позволяют более чем в 100 раз увеличить пиковую мощность генерации низкочастотного излучения по сравнению с непрерывным режимом.

3. Показано, Что при генерации среднего ЙК излучения на внутризон-ном переходе в полупроводниковом гетеролазере на квантовых ямах, одновременно генерирующем оптическое излучение на межзонном переходе, не учитывавшееся ранее неоднородное уширенйе внутризонного перёхода позволяет добиться усиления на нём среднего ИК излучения и тогда, когда ой инвертирован лишь в узкой спектральной области, Включающей в себя весь интервал его резойансного взаимодействия со средним ЙК Полем, а полная инверсия на нём отсутствует. Это позволяет значительно (в несколько раз по сравнению с известными оценками) снизить пороговую плотность накачивающего тока для начала генерации среднего ИК излучения. В результате в импульсном режиме она оказывается экспериментально достижимой даже при комнатной температуре.

ры импульса накачки и гетероструктуры, при которых пикосекундные импульсы среднего или дальнего ИК диапазона могут быть усилены по мощности более чем в 100 раз без существенного изменения их длительности и формы.

5. Предложен метод периодического создания кратковременной, но достаточно большой инверсии населённостей на внутризонных переходах в квантовых ямах, подвергающихся воздействию импульсов внешнего электрического поля с достаточно короткими фронтами, а также способ создания таких импульсов. Показано, что применение данного метода позволяет создать эффективные усилители средних и дальних ИК и ТГц импульсов с длительностями ~ 1 пс, которые могут работать при комнатных температурах.

6. Показано, что в полупроводнике, помещённом в постоянное магнитное поле и накачиваемом переменным электрическим полем, резонансным с циклотронной частотой тяжелых дырок, даже при комнатной температуре возможно достижение спектрально ограниченной инверсии населённостей между подзонами лёгких и тяжелых дырок, которую можно использовать для усиления и генерации ТГц излучения. Установлено, что реализация соответствующего ТГц источника возможна лишь в высококачественных и высокочистых (концентрация акцепторов ~ Зх 1012 см-3, концентрация электрически нейтральных примесей - ^ 2.5 х 1015 см-3) алмазных образцах. Оптимальная напряжённость постоянного магнитного поля, в которое должен быть помещён такой образец, примерно равна 40 кЭ, а пороговая мощность накачивающего СВЧ излучения <; 60 Вт.

7. Показано, что при помещении в поперечное магнитное поле гете-роструктур с КЯ, масса лёгких дырок в которых отрицательна, действительная часть динамической дифференциальной проводимости должна существенно падать при значительно меньших амплитудах внешнего переменного электрического поля, чем в случае такого же объёмного полупроводника. Данный эффект может быть использован, например, для создания низкопорогового насыщающегося поглотителя для суб ТГц электромагнитного излучения. Показано, что при частоте последнего, равной, например, 30 ГГц, коэффициент поглощения подобного устройства существенно уменьшается уже при интенсивности излучения ~ 2.4-10-6 Вт/см2

8. Предложена модифицированная трёхуровневая "лестничная" схема безынверсного импульсного лазера на квантовых точках, в которой частота накачки равна частоте дипольно запрещённого перехода с основного уровня на второй возбуждённый. Установлено, что работа такого лазера возможна при комнатной температуре и частота его генерации может перестраиваться в 2 и более раза в пределах дальнего ИК и ТГц диапазона в результате изменения интенсивности оптической накачки.

Показано, что в безынверсных схемах изменение частоты генерации в 2 и более раза с помощью варьирования интенсивности накачки возможно не только для квантовых точек, но и для квантовых ям. В результате предложена способная работать при комнатной температуре схема частотно перестраиваемого усилителя или лазера дальнего ИК и ТГц диапазона на периодической последовательности двойных квантовых ям определённой конструкции.

9. Разработана модификация известной схемы, предложенной ранее для обеспечения бездиссипативного распространения излучения в среде, которая состоит из квантовых систем с квазидискретными возбуждёнными уровнями. Указанная модификация заключается в том, что квазидискретный возбуждённый уровень, переход на который с основного уровня дипольно запрещён, располагается не ниже, а выше второго квазидискретного возбуждённого уровня, переход на который с основного уровня дипольно разрешён. Показано, что данная модификация позволяет не только сохранить режим бездиссипативного распространения излучения в такой среде, но и использовать его в качестве источника энергии для безынверсного усиления электромагнитного поля на переходе между двумя квазидискретными возбуждёнными уровнями. Рассмотрена конкретная реализация такой схемы в системе квантовых точек.

10. Предложена и рассчитана схема фонтанного лазера на переходах между подзонами размерного квантования зоны проводимости в AlGaAs гетероструктуре с квантовыми ямами, генерирующего электромагнитное поле в дальней ЙК частотной области и не использующая опустошение нижнего лазерного уровня за счёт резонансного излучения продольных оптических фононов. Установлено, что ожидаемая выходная мощность такого устройства при комнатной температуре составляет несколько десятков мВт на вакуумной длине волны около 80 мкм, а пороговая интенсивность накачивающего среднего ИК излучения равна 260 кВт-см-2.

Цитированная литература

[1] Agrawal A., Cao H., and Nahata А. // New J. Phys. 2005. V. 7. P. 249.

[2] Wu В. H. and Cao J. C. // Physica B. 2004. V. 349. P. 322.

[3] Kersting R., Unterrainer К., Strasser G., Kauffmann H. F., and Gornik E. // Phys. Eev. Lett. 1997. V. 79. P. 3038-3041.

[4] Hasselbeck M. P., Stalnaker D., Schile L. A., Rotter T. J., Stintz A., and Sheik-Bahae M. // Phys Rev. B. 2002. V. 65. P. 233 203-233 206.

[5] Leo K., Shah J., Gobel E. O., Damen Т. С., Schmitt-Rink S., Schafer W., and Kohler К. U Phys. Rev. Lett. 1991. V. 66. P. 201-204.

[6] Kaplan A. E. // Phys. Rev. Lett. 1982. V. 48. P. 138-141.

[7] Zimdars D., Valdmanis J. A., White J. S. et al. // AIP Conference Proceedings. 2005. V. 760. P. 570.

[8] Pickwell E., Cole В. E., Fitzgerald A. J., Pepper M., and Wallace V. P. // Phys. Med. Biol. 2004. V. 49. P. 1595-1607.

[9j Кирчук В. Ф., Антипова О. Н., Иванов А. Н. и др. // Биомедицинские технологии и радиоэлектроника. 2006. Т. 12. С. 46.

[10] Taniuchi Т., Okada S., and Nakanishi Н. // J. Appl. Phys. 2004. V. 95. P. 5984-5988.

[11] Maslov A. V. and Citrin D. S. 11 J. Appl. Phys. 2003. V. 93. P. 10131.

[12] Кукарин С. В. Электронные СВЧ приборы, 2 изд. М., 1981.

[13] Ghjavin М. Yu., Luchinin A. G., and Golubiatnikov G. Yu. 11 Phys. Rev. Lett. 2008. V. 100. 015101.

[14] Маршалл Т. Лазеры на свободных электронах, пер. с англ. М., 1987.

[15] Шик А. Я., Бакуева Л. Г., Мусихип С. Ф., Рыков С. А. Физика низкоразмерных систем. Санкт-Петербург: Наука, 2001.

Список работ по теме диссертации

[1*] Kukushkin V. A. Efficient generation of terahertz pulses from single infrared beams in C/GaAs/C waveguiding heterostructures. 11 Journal of the Optical Society of America B. 2006. V. 23, № 12. P. 2528-2534.

[2*] Kukushkin V. A., Aleshkin V. Ya., Belyanin A. A., Dubinov A. A., Kocharovsky V. V., Kocharovsky VI. V., and Scully M. O. Difference-Frequency Pulse Generation in Quantum-Well Heterolasers. // Laser Physics. 2007. V. 17, № 5. P. 688-694.

[3*] Kukushkin V. A. Efficient amplification of mid- to far-infrared pulses due to optical pulse conversion in waveguiding quantum-well heterostructures. // Physical Review A. 2007. V. 76. 023817 (12 pages).

[4*] Кукушкин В. А. Генерация среднего инфракрасного излучения в полупроводниковых лазерах ближней инфракрасной области на низкоразмерных гетероструктурах. // Журнал экспериментальной и теоретической физики. 2008. Т. 133, № 3. С. 522-531.

[5*| Кукушкин В. А. Периодическое создание кратковременной инверсии на-селённостей на межподзонных лазерных переходах в квантовых ямах. // Физика и техника полупроводников. 2008. Т. 42, № 7. С. 810-816.

[6*] Kukushkin V. Proposal for Room-Temperature Generation of Mid-Infrared Radiation in Near-Infrared Quantum-Well Heterolasers // IEEE Photonics Technology Letters. 2008. V. 20, № 7. P. 481-483.

[7*J Belyanin A. A., Kocharovsky V. V., Kocharovsky VI. V., Kukushkin V. A., Andrianov A. V., Aleshkin V. Ya., and Dubinov A. A. Mode-Locked Dual-Wavelength Heterolasers for Terahertz Generation via Intracavity Wave Mixing. // Acta Physica Polonica A. 2008. V. 113, № 3. P. 869-873.

[8*j Кукушкин В. А. Оптическая ректификация сильно сфокусированных импульсов ближнего ИК диапазона в плазмонном волноводе. // Журнал технической физики. 2008. Т. 78, № 10. С. 78-82.

[9*] Kukushkin V. A. Generation of terahertz pulses from tightly focused single near-infrared pulses in double plasmon waveguides. // Journal of the Optical Society of America B. 2008. V. 25, № 5. P. 818-824.

[10*] Kukushkin V. Periodic Transient Inversion at Intersubband Laser Transitions in Quantum Wells in an External Electric Field. // IEEE Transactions on Nanotechnology. 2008. V. 7, № 3. P. 344-350.

[11*] Алёшкин В. Я., Белянин А. А., Дубинов А. А., Кочаровский В. В., Кона-ровский Вл. В., Кукушкин В. А. Синхронизация мод и высокоэффективная импульсная генерация излучения разностной частоты в двухчастот-ных гетеролазерах. // Известия РАН. Серия физическая. 2008. Т. 72, JYs 2. С. 252-256.

[12*] Кукушкин В. А. Слабополевая нелинейная динамическая проводимость в квантовой яме с поперечным магнитным полем. // Письма в журнал экспериментальной и теоретической физики. 2008. Т. 88, № 2. С. 111-114.

[13*] Кукушкин В. А. Усиление импульсов среднего и дальнего инфракрасного диапазона в низкоразмерных гетероструктурах с синхронной накачкой // Квантовая электроника. 2008. Т. 38, № 10. С. 909-916.

[14*] Kukushkin V. A. Generation of THz radiation in semiconductors with cyclotron heating of heavy holes. // Europhysics Letters. 2008. V. 84. P. 60002pl-60002p6.

[15*] Kukushkin V. A. Two-color interband and intraband quantum well heterolaser. 11 Physical Review A. 2008. V. 78, № 3. 033838 (9 pages).

[16*] Кукушкин В. A. Двухчастотный лазер оптического и среднего инфракрасного диапазона на квантовых ямах. // Известия РАН. Серия физическая. 2009. Т. 73, № 1. С. 109-114.

[17*] Кукушкин В. А. Перестраиваемый безынверсный лазер дальнего инфракрасного и терагерцового диапазона на квантовых точках. // Письма в Журнал экспериментальной и теоретической физики. 2009. Т. 89, № 9. С. 524-527.

[18*] Кукушкин В. А. Эффективное безынверсное усиление инфракрасного излучения на квантовых точках с квазидискретными уровнями. // Журнал экспериментальной и теоретической физики. 2009. Т. 136, № 2(8). С. 224231.

[19*] Кукушкин В. А. Генерация терагерцового излучения в высококачественных алмазных образцах. // Физика твёрдого тела. 2009. Т. 51, № 9. С. 1716-1721.

[20*] Кукушкин В. А. Эффективная конверсия инфракрасных импульсов в терагерцовые в волноведущих полупроводниковых гетероструктурах. // Физика и техника полупроводников. 2010. Т. 44, № 1. С. 109-113.

[21*] Кукушкин В. А. Частотноперестраиваемый безынверсный лазер дальнего инфракрасного и терагерцового диапазона на наногетероструктурах с квантовыми ямами. // Письма в Журнал технической физики. 2010. Т. 36, № 3. С. 7-14.

[22*] Kukushkin V. A. How to achieve lasing in a system with the strong lifetime broadening of working levels? // Physics Letters A. 2010. V. 374. P. 687-690.

[23*] Kukushkin V. A. Proposal for an Inversionless Tunable Far-Infrared and THz Room-Temperature Laser on a Quantum Well Semiconductor Nanostructure. // IEEE Journal of Quantum Electronics. 2010. V. 46, № 5. P. 666-673.

[24*] Кукушкин В. А. Безынверсное усиление излучения в полупроводниковых наноструктурах: путь к созданию частотно-перестраиваемого лазера дальнего инфракрасного и терагерцового излучения. // Физика и техника полупроводников. 2010. Т. 44, № 11. С. 1483-1488.

[25*] Kukushkin V. A. Proposal for an inversionless tunable THz laser driven by room-temperature mid-infrared quantum cascade lasers. // Semiconductor Science and Technology. 2010. V. 25. 125008 (8 pages).

[26*] Kukushkin V. A. Theoretical analysis of quantum well fountain and Raman laser schemes for far-infrared and THz generation. // Journal of Optics. 2011. V. 13. 035001 (7 pages).

[27*] Andrianov A. V., Kukushkin V. A., Kocharovsky VI. V., Kocharovsky V. V., Belyanin A. A., Aleshkin V. Ya., and Dubinov A. A. Terahertz generation via intracavity mixing in mode-locked dual-wavelength lasers. // Proceedings of the International Conference on Coherent and Nonlinear Optics, May 28 -June 1, 2007. Minsk. The Society of Photo-Optical Instrumentation Engineers (SPIE). 2007. V. 6729. 672908 (12 pages).

[28*] Belyanin A. ., Kocharovsky V. V., Kocharovsky VI. V., Kukushkin V. A., Aleshkin V. Ya., and Dubinov A. A. Mode-locking regimes of difference-frequency generation in nonlinear mixing heterolasers. 11 Book of abstracts of the International Conference "Coherent Control of the Fundamental Processes in Optics and X-ray-Optics", June 29 - July 3, 2006. N. Novgorod - Kazan -N. Novgorod. Institute of Applied Physics of RAS. 2006. P. 15.

[29*] Андрианов А. В., Кочаровский Вл. В., Кукушкин В. А. Импульсная генерация инфракрасного излучения в гетеролазерах с синхронизацией мод и периодической модуляцией поверхности. // Аннотации докладов на Научной студенческой конференции Высшей школы общей и прикладной

физики Нижегородского государственного университета им. Н. И. Лобачевского, 28 - 29 мая 2007 г. Н. Новгород. Институт прикладной физики РАН. 2007. С. 5.

[30*] Kukushkin V. A., Aleshkin V. Ya., Belyanin A. A., Dubinov А. А., Kocharovsky V. V., Kocharovsky VI. V., and Scully M. О. Pulsed difference-frequency generation in two-color nonlinear mixing heterolasers. // Proceedings of the 15th International Symposium "Nanostructures: Physics and Technology ".June 25 - 29, 2007. Novosibirsk. Ioffe Physico-Technical Institute, St.-Petersburg. 2007. P. 46-47.

[31*] Kocharovsky VI. V., Aleshkin V. Ya., Andrianov A. V., Belyanin A. A., Dubinov A. A., Kocharovsky V. V., and Kukushkin V. A. Mode-locking regime of the pulsed difference-frequency generation in the nonlinear-mixing dual-wavelength heterolasers. // Труды XI Международного Симпозиума "Ha-нофизика и Наноэлектроника", 10-14 марта 2007 г. Н. Новгород. Институт физики микроструктур РАН. 2007. Т. 2. С. 539-540.

[32*] Андрианов А. В., Кочаровский Вл. В., Кукушкин В. А. Генерация инфракрасного и терагерцового излучения посредством внутрирезонаторного нелинейного смешения волн в гетеролазерах с синхронизацией мод. // Сборник трудов V Международной конференции молодых ученых и специалистов "0птика-2007", 15 - 19 октября 2007 г. Санкт-Петербург. 2007. С. 5 - 6.

[33*] Belyanin A. A., Kocharovsky V. V., Kocharovsky VI. V., Kukushkin V. A., Andrianov А. V., Aleshkin V. Ya., and Dubinov A. A. Mode-Locked Dual-Wavelength Heterolasers for Terahertz Generation via Intracavity Wave Mixing. // Abstracts of the 13th International Symposium on Ultrafast Phenomena in Semiconductors, August 26 - 29, 2007. Vilnius, Lithuania. Semiconductor Physics Institute, Vilnius. 2007. P. 54.

[34*] Andrianov A. V., Kocharovsky V. V., Kocharovsky VI. V., and Kukushkin V. A. New sources of coherent terahertz radiation - dual-wavelength heterolasers with intracavity mode mixing. // Proceedings of the 17th International Crimean Conference "Microwave II Telecommunication Technology (CriMiCo'2007), 10-14 September, 2007. Sevastopol, Crimea, Ukraine. 2007. P. 912-913.

[35*] Андрианов А. В., Кочаровский Вл. В., Кукушкин В. А. Метод функции Грина в задаче об импульсной генерации разностной частоты в гетеролазерах с синхронизацией мод. // Труды XI научной конференции по радиофизике, посвященной 105-летию со дня рождения М.Т. Греховой, 7 мая 2007 г. Нижний Новгород. Издательство Нижегородского государственного университета им. Н. И. Лобачевского. 2007. С. 250-251.

[36*] Andrianov А. V., Belyanin A. A., Kocharovsky V. V., Kocharovsky VI. V., and Kukushkin V. A. Pulsed generation of far-infrared and terahertz radiation via intracavity nonlinear mixing in mode-locked heterolasers. // Proceedings of the Third International Conference "Frontiers of Nonlinear Physics", July

3-9, 2007. Nizhny Novgorod - Saratov - Nizhny Novgorod. Institute of Applied Physics of RAS. 2007. P. 232.

[37*] Andrianov A. V., Kukushkin V. V., Kocharovsky VI. V., Kocharovsky V. V., Belyanin A. A., Aleshkin V. Ya., and Dubinov A. A. Terahertz Generation via Intracavity Mixing in Mode-Locked Dual-Wavelength Lasers. // Abstracts of the International Conference on Coherent and Nonlinear Optics, May 28 -June 1, 2007. Minsk. 2007.

[38*] Кукушкин В. А. Двухчастотный лазер ближнего и среднего инфракрасного диапазона на квантовых ямах. // Труды XII Международного Симпозиума "Нанофизика и наноэлектроника", 10 - 14 марта 2008. Нижний Новгород. Институт физики микроструктур РАН. 2008. Т. 2. С. 493-494.

]39*] Андрианов А. В., Кочаровский Вл. В., Кукушкин В. А. Двухцветные ге-теролазеры с синхронизацией мод для внутрирезонаторной генерации излучения, разностной частоты. // Тезисы докладов конференции молодых учёных "Фундаментальные и прикладные задачи нелинейной физики" XIV научной школы "Нелинейные волны 2008", 1-7 марта 2008 г. Нижний Новгород. С. 7-8.

[40*] Андрианов А. В., Кочаровский Вл. В., Кукушкин В. А. Генерация инфракрасного и терагерцового излучения посредством внутрирезонатор-ного нелинейного смешения волн в гетеролазерах с синхронизацией мод. // Тезисы докладов на 13-той Нижегородской сессии молодых учёных (естественнонаучные дисциплины), 20 - 25 апреля 2008 г. Нижегородская область, санаторий "Татинец". Издательский салон ИП Гладкова О. В. 2008. С. 87-88.

[41*] Кукушкин В. А. Эффективная конверсия инфракрасных импульсов в те-рагерцовые в волноведущих гетероструктурах. // Труды XIII Международного симпозиума "Нанофизика и наноэлектроника", 16 - 20 марта 2009 г. Нижний Новгород. Издательство Института физики микроструктур РАН, г. Нижний Новгород. 2009. С. 374-375.

[42*] Кукушкин В. А. Безынверсное усиление излучения в полупроводниковых наноструктурах с квантовыми ямами: путь к созданию частотно-перестраиваемого дальнего инфракрасного и ТГц лазера. // Труды XIV Международного симпозиума "Нанофизика и наноэлектроника", 15 - 19 марта 2010 г. Нижний Новгород. Издательство Учреждения Российской академии наук Институт прикладной физики РАН, г. Нижний Новгород.

2010. С. 456-457.

[43*] Кукушкин В. А. Фонтанные лазерные схемы дальнего инфракрасного диапазона на полупроводниковых наногетероструктурах. // Труды XV Международного симпозиума "Нанофизика и наноэлектроника", 14 - 18 марта 2011 г. Нижний Новгород. Издательство Учреждения Российской академии наук Институт прикладной физики РАН, г. Нижний Новгород.

2011. Т. 2. С. 500-501.

[44*1 Kukushkin V. A. Amplification of far-infrared and THz pulses due to optical pulse conversion in semiconductor nanostructures. // Proceedigs of thl 19th International Symposium "Nanostructures: Physics and Technology", 20 -25 June, 2011. Ekaterinburg, Russia. Ioffe Physical-Technical Institute Press, 2011. P. 160-161.

КУКУШКИН Владимир Алексеевич

РАЗРАБОТКА МЕТОДОВ УСИЛЕНИЯ, ГЕНЕРАЦИИ И УПРАВЛЕНИЯ ИНФРАКРАСНЫМ И ТЕРАГЕРЦОВЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ НА ОСНОВЕ НЕЛИНЕЙНЫХ И РЕЗОНАНСНЫХ ЭФФЕКТОВ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ И ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ

Автореферат

Подписано к печати 12.07.2011 Формат 60x90 1/16. Бумага офсетная. Усл. печ. л. 2,5 Тираж 120 экз. Заказ № 58 (2011)

Отпечатано в Институте прикладной физики РАН, 603950 г. Нижний Новгород, ул. Ульянова, д. 46

Содержание диссертации автор исследовательской работы: доктора физико-математических наук, Кукушкин, Владимир Алексеевич

Введение.

1 Генерация импульсного терагерцового поля с помощью оптического выпрямления импульсов инфракрасного излучения в нелинейных полупроводниках, помещённых в диэлектрический или плазмонный волновод

1.1 Введение.

1.2 Ограничение на степень конверсии импульсов ближнего инфракрасного излучения в импульсы терагерцового поля в нелинейных полупроводниках

1.3 Оптическое выпрямление импульсов среднего инфракрасного диапазона в С/СаАя/С волноводе

1.4 Модель двойного плазмонного волновода.

1.5 Конверсия импульса ближнего инфракрасного диапазона в терагсрцовый импульс в двойном илазмонном волноводе

1.6 Выводы.

2 Получение импульсов среднего н дальнего инфракрасного излучения в результате внутрирезонаторного нелинейного смешения полей, генерируемых в двухчастотных гетеролазерах в режиме синхронизации мод

2.1 Введение.

2.2 Нелинейное смешение полей и генерация излучения разностной частоты в гетеролазерах на квантовых ямах.

2.3 Амплитуда и форма выходных импульсов разностной частоты.

2.4 Оценки выходной мощности инфракрасных и терагерцовых импульсов.

2.5 Методы дальнейшего увеличения выходной мощности инфракрасных и терагерцовых импульсов.

2.6 Выводы.

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.

3.2 Резонаторы для оптического и среднего инфракрасного излучения.

3.3 Межзонная генерация оптического излучения.

3.4 Внутризонная генерация среднего инфракрасного поля.

3.5 Выводы.

4 Усиление и генерация импульсов среднего и дальнего инфракрасного диапазона в гетероструктуре, синхронно накачиваемой импульсным оптическим излучением.

4.1 Введение.

4.2 Усиление инфракрасного сигнала и волноведущей гетероструктуре с квантовыми ямами, накачиваемой синхронным оптическим импульсом.

4.3 Параметры волноведущих гетероструктур и оптических импульсов, оптимальные для усиления инфракрасного сигнала.

4.4 Выводы.

5 Усиление импульсов среднего инфракрасного излучения на кратковременно инвертируемых межподзоиных переходах в квантовых ямах.

5.1 Видение.

5.2 Параметры гетероструктуры, предназначенной для создания кратковременной инверсии населённостей на межподзоиных переходах.

5.3 Расчёт коэффициента усиления и изменения формы входящего импульса

5.4 Схема быстрого изменения наложенного на структур}' электрического поля

5.5 Выводы.

6 Генерация терагерцового излучения в высококачественных алмазных образцах с резонансным циклотронным нагревом тяжёлых дырок.

6.1 Введение.

6.2 Требования на чистоту алмазных образцов.

6.3 Порог генерации терагерцового лазера на алмазе.

6.4 Выводы.

7 Низкопороговый насыщающийся поглотитель субтерагерцового излучения на квантовых ямах с поперечным магнитным нолем и отрицательной массой лёгких дырок.

7.1 Введение.

7.2 Зависимость циклотронной частоты дырок от их продольной энергии в квантовой яме с поперечным магнитным полем.

7.3 Слабополевая нелинейная динамическая проводимость в квантовой яме с поперечным магнитным полем.

7.4 Выводы.

8 Частотно перестраиваемый безынверсный лазер дальнего инфракрасного и терагерцового диапазона на квантовых точках и квантовых ямах, накачиваемых когерентным излучением.

8.1 Введение.

8.2 Модель квантовых точек, взаимодействующих с электромагнитным полем

8.3 Коэффициент усиления и перестройка частоты генерации безынверсного лазера на квантовых точках.

8.4 Взаимодействие электронов квантовых ям с электромагнитным полем.

8.5 Коэффициент безынверсного усиления дальнего инфракрасного и терагерцового излучения в квантовых ямах.

8.6 Оптимальные параметры квантовых ям и перестройка частоты генерации.

8.7 Выводы.

9. Эффективное безынверсное усиление среднего и дальнего инфракрасного излучения па квантовых точках с квазидискретными уровнями, накачиваемых когерентным излучением ближнего инфракрасного или оптического диапазона.

9.1 Введение.

9.2 Система квантовых точек с квазидискретными уровнями - активная среда для безынверсного усиления среднего и дальнего инфракрасного излучения.

9.3 Взаимодействие квантовых точек с излучением накачки: бездиссипативное распространение

9.4 Коэффициент усиления поля в системе квантовых точек.

9.5 Выводы.

10 Генерация дальнего инфракрасного и терагерцового излучения в фонтанных (резонансных рамановских) лазерах на квантовых ямах без использования фононного опустошения нижнего лазерного уровня.

10.1 Введение.

10.2 Конструкция активного слоя и волновода для фонтанного лазера дальнего инфракрасного диапазона на квантовых ямах.

10.3 Модель взаимодействия электромагнитного излучения с находящимися в квантовых ямах электронами.

10.4 Ожидаемые характеристики фонтанного лазера дальнего инфракрасного диапазона на квантовых ямах.

10.5 Выводы.

Введение диссертация по физике, на тему "Разработка методов усиления, генерации и управления инфракрасным и терагерцовым излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах"

В последние годы электромагнитное излучение инфракрасного (ИК) и терагерцо-вого (ТГц) диапазона частот находит всё более широкое применение как в фундаментальных исследованиях, а также в многочисленных практических приложениях. Среди первых можно назвать изучение поверхностных плазмон-полярптонных волн [1], когерентный контроль внутризонных переходов в полупроводниковых наноструктурах [2,3], исследование динамики плазменных сред [4], плазыон-фононных мод [5] и когерентных осцилляций электронов [6], возбуждение слабо релятивистских электронов и ионов [7] и др. Ко вторым относятся информационно-телекоммуникационные технологии, мониторинг состояния атмосферы, неразрушающее зондирование сла-боироводящих 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 поля в этой частотной области до сих пор 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 [16]. 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 мкс за минуту [17]. Дальнейшее повышение частоты излучения этих приборов требует ещё большего увеличения магнитных полей, 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 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 источники ИК и ТГц излучения п не способны обеспечить столь высокие мощности, как приборы СВЧ электроники, они, как правило, являются компактными и простыми в обращении устройствами, которые молено производить большими сериями, значительно снижая тем самым их стоимость н расширяя 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 сравни 1ельная лёгкость манипуляции частотами переходов между их уровнями размерного квантования (соответствующими вакуумным длинам волн от долей до сотен микрон) путём подбора их параметров, возможность локализации носителей в активной области этих устройств, что позволяет значительно увеличить коэффициент усиления генерируемого в них излучения, их способное гь каналировать ИК и ТГц поле за счёт волноводных эффектов, что существенно снижает его потери за счёт дифракции, и др. В последние годы наб глодается 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 слоёв, 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 ц полупроводниковых гетеро- и нано-1 е1ероструктурах, можно назвать квантовые каскадные лазеры (ККЛ) [20], фотопро-водящие антенны [21,22], сверхбыстрый перенос зарядов вблизи поверхности полупроводника [23], черенковское излучение [24], возбуждение когерентных продольных оптических (ПО) фононов в полярных полупроводниках [25-27], осцилляции заряда между двумя КЯ во 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], поляритонные осцилляции в КЯ, заключённых в высокодобро гный микрорезонатор [31] 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 PIK 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 необходимости, и 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 IIK 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, субмиллиметрового, 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 ноля. Это определяет её принадлежность к специальности 01.04.03 - радиофизика, которая является для неё основной.

В то же время значительное место в 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 наноге-тероструктурах. Кроме того, большая часть её содержания связана с построением и исследованием математических моделей таких устройств. Всё это обуславливает её 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 ТГц поля с помощью оптического 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 и указан основной недостаток этого метода, заключающийся в малой степени конверсии выпрямляемого импульса в ТГц импульс. Очевидный пугь решения этой проблемы - повышение пиковых интен-сивностей выпрямляемых импульсов и увеличение расстояния, которое они проходят в нелинейной среде.

Однако в разделе 1.2 показано, что существуют максимальные толщина нелинейного кристалла и пиковая 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 трёхфотонное 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 ОаАБ равная 7 • Ю-6), 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 слоёв из алмаза, слабо поглощающего в ТГц диапазоне, проведён детальный расчёт процесса оптического выпрямления в волноведущей гете-роструктуре. В результаю показано, что, подбирая параметры волновода и несущую длину волны выпрямляемых импульсов (для С/СаАй/С-структуры толщина центрального слоя должна быть равна 74 мкм, а несущая вакуумная длина волны выпрямляемых импульсов - 6 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 ограничения на их максимальные интенсивности, т.к. нелинейное поглощение средних ИК импульсов и обусловленная им генерация квазисвободных 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, на котором происходит эффективное выпрямление импульсов, т.к. оно в этом случае определяется не дисперсией их групповой скорости, а линейным решёточным поглощением 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.

В этой ситуации предложено увеличить пиковые интенсивностей выпрямляемых импульсов с помощью их фокусировки. При этом для предотвращения дифракционного уширения генерируемых ТГц импульсов предлагается заключить слой нелинейного полупроводникового кристалла в двойной плазмонный волновод, т.е. покрыть его верхнюю и нижнюю поверхности тонкими плёнками из металла или высоко допи-рованного 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 плазмонном волноводе. В результате показано, что подбирая его параметры и несущую длину волны выпрямляемых импульсов (для конкретного примера пластинки из нелинейного кристалла ваР, помещённой между двумя слоями из Ag, 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 высокопроводящих внешних слоёв и отрицательной дисперсии нелинейного кристалла) это обеспечивает генерацию коротких (и поэтом)* 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 и рассмотрен метод генерации импульсов среднего и дальнего ИК излучения в результате внутрирезонаторного нелинейного смешения оптических или ближних ИК полей, генерируемых в двухчастотных гетеролазерах в режиме синхронизации мод. При этом используется как нерезонансная квадратичная нелинейность диэлектрической проницаемости кристаллической решётки полупроводников, так и резонансная квадратичная нелинейная восприимчивость активной 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 ИК 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 гетерос/груктуры с КЯ, в которой генерируются два оптических или ближних ИК 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 ИК или ТГц и оптические импульсы имеют близкие длительности и для вакуумной длины волны ИК импульса, равной 10 мкм, оптимальная (т.е. 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 трудиодостижимой.

В разделе 2.5 обсуждаются пути дальнейшего увеличения пиковых и средних 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 внутрирезонаторном 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 ТТц поля может работать при комнатной температуре с использованием простой токовой накачки и обеспечивать излучение пикосекундных импульсов с вакуумными длинами волн ~ 10 -г 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 PIK 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 подзоне размерного квантования и имеющими квазиимпульсы, лежащие в некоторой узкой области квазиимпульсного пространства (глава 7). Традиционным механизмом усиления ИК 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 3-6.

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 PIK межзопных полупроводниковых лазерах на гетероструктурах 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 межзонном переходе. В предыдущих исследованиях подобной схемы неоднородное уширение внутризонного лазерного перехода не учитывалось. В результате считалось, что усиление среднего и дальнего ИК поля на нём возможно лишь при наличии полной (т.е. интегральной но квазиимпульсам электронов в плоскости КЯ) инверсии населённо-стей между соответствующими подзонами. Это привело к сильно завышенной оценке требуемой пороговой плотности тока накачки для начала генерации среднего ИК излучения, которая могла быть снижена до экспериментально достижимой величины лишь при охлаждении структуры до криогенных температур. Однако впутризонные лазерные переходы характеризуются конечными неоднородными уширениями, связанными с зависимостями их частот от квазиимпульсов носителей в плоскости КЯ. В данной главе проведён последовательный учёт этого эффекта.

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 ней подзон размерного квантования и сформулирована математическая модель, описывающая одновременную генерацию в ней электромагнитного излучения на меж- и виут-ризонных переходах. Указано, что для генерации среднего ИК поля представляется выгодным использовать внутризонный переход в валентной зоне между подзонами размерного квантования тяжёлых дырок вследствие его большего неоднородного уширения. Затем в отсутствие среднего ИК ноля детально рассмотрена генерация оптического поля на межподзонном 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 квазиимпульсов 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 квазиимпульсам 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 межподзонного 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 впутри-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 его 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 гетероструктур с КЯ и электромагнитного излучения, а также выведены и проанализированы з'равнения, 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 наногетероструктурам с КЯ осложнено спецификой структуры их иод-зон размерного квантования, проявляющейся, в частности, в характерном для них большом неоднородном уширении межзонного 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 и сделать работу рассматриваемого усилителя невозможной. Однако в данном разделе показано, что за счёт неоднородного уширения внутризонного перехода поглощение среднего или дальнего PIK импульса на нём за счёт заселения его нижней подзоны оказывается нерезонансным 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 пикосекундных 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 и ввода в каждую из них оптических накачивающих импульсов в моменты прихода в них ИК сигнала.

В главе 5 рассмотрен другой способ создания кратковременной инверсии населён-ностей на внутризонном лазерном переходе в КЯ. Он заключается в заселении его верхней подзоны носителями за время, много меньшее, чем время их жизни в ней, 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 пикосекундных и субникосекундных ИК импульсов.

В разделе 5.2 предложен способ указанного 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 КЯ. 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 пей достаточно большое число носителей. При быстром выключении внешнего электрического поля 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-2 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 внутризонными лазерными переходами. Показано, что для входного импульса с несущей вакуумной длиной волны, равной А ~ 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 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 может быть решена путём возбуждения фемтосекундными лазерными импульсами фотопроводящих материалов (например 81), в которых время установления квазистационарного значения фототока определяется весьма быстрым процессом релаксации импульсов носителей и может лежать в фемтосекундном и даже субфемтосекундном диапазоне, а время сохранения фотовозбуждённой проводимости 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 в полупроводниковых на-ногетероструктурах, но и с помощью инвертирования перехода между подзонами с различными параметрами носителей в обычных объёмных 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 б рассмотрен метод создания спектрально ограниченной инверсии населёниостей на таком переходе, т.е. инверсии, существующей лишь в узком диапазоне его частот (или, что то же, узком диапазоне квазиимпульсов дырок), содержащем весь интервал его 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 поле также различаются. Поэтому можно создать ситуацию, когда переменное электрическое поле (накачка), приложенное в направлении, ортогональном магнитному полю, взаимодействует резонансно лишь с тяжелыми дырками. Такое поле может существенно нагреть последние, практически не изменяя 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 нерезонансным. 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 ИК или ТГц поля. Поэтому третьим условием реализации данного метода является достаточно низкий коэффициент поглощения ИК или ТГц кристаллической решёткой используемого полупроводникового материала.

В разделе 6.3, исходя из решения кинетического уравнения для функций распределения тяжёлых и лёгких 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 поля с частотой 1 ТГц, составляющая примерно 1.4 кВт/см2. Последняя вполне может быть обеспечена, например, магнетроном, работающем в импульсном режиме.

Хорошо известно, что в случае полупроводниковых наногетероструктур использование постоянного внешнего магнитного поля может приводить к ещё более разнообразным и интересным эффектам, чем в случае обычных объёмных полупроводников.

В частности, это позволяет создавать ситуации, когда ТГц или суб ТГц излучение взаимодействует резонансно не с каким-либо квантовым переходом, а с определённой группой носителей, имеющих квазиимпульсы, лежащие в некоторой малой области квазиимпульсного пространства. В главе 7 рассмотрена одна из таких ситуаций, которая может реализоваться в выполненной на основе АЮаАв гетеросистемы КЯ, помещённой в ортогональное её плоскости внешнее магнитное поле и использоваться для эффективного управления ТГц или суб ТГц излучением.

В разделе 7.2 обращено внимание на тот факт, что в такой системе за счёт отрицательности эффективной массы дырок при малых квазиимпульсах в некоторых подзонах размерного кван гования зависимость их циклотронной частоты от площади их орбит в пространстве квазиимпульсов может быть значительно более резкой, чем в зонах проводимости обычных объёмных полупроводников. В рассматриваемой КЯ на основе АЮаАя гетеросистемы при определённом подборе параметров такая ситуация может реализоваться в первой подзоне размерного квантования лёгких дырок. Поэтому возможна ситуация, когда наложенное на систему переменное монохроматическое электрическое поле будет резонансно и потому эффективно взаимодействовать лишь с относительно небольшим числом дырок, которые находятся в указанной подзоне и поперечные по отношению к постоянному магнитному полю квазиимпульсы которых лежат в определённом узком интервале, где их циклотронная частота отклоняется от частоты внешнего переменного поля на величину, не большую, чем столкновительная ширина циклотронной линии. На основе решения кинетического уравнения для функции распределения лёгких дырок в первой подзоне в данном разделе показано, что это приводит к тому, что нелинейные эффекты при взаимодействии дырок с внешним электромагнитным полем начинают проявляться при значительно меньших амплитудах последнего, чем в случае обычных объёмных полупроводников. В частности, продемонстрировано, что действительная часть динамической дифференциальной проводимости (ДДП) (определяемой как производная амплитуды плотности тока по амплитуде переменного электрического поля) в такой системе существенно уменьшается при амплитуде переменного электрического поля в 15 -г 20 раз (и. соответственно, интенсивности в 200 -ь 400 раз) меньшей, чем в едучае обычного нагревного механизма нелинейности, отвечающего за такое уменьшение действительной части ДДП в объёмных полупроводниках.

В заключении к главе 7 (раздел 7.3) отмечено, что данный эффект может быть использован, например, для создания низкопорогового насыщающегося поглотителя для ТГц и суб ТГц электромагнитного излучения. Согласно выполненным вычислениям, при частоте последнего, равной 30 ГГц, коэффициент его поглощения в подобном устройстве существенно уменьшается уже при его интенсивности, превышающей ~ 2 • 10~6Вт/см2.

Вследствие отмеченных в предыдущих главах трудностей создания инверсии на-селённостей между близкими по энергии квантовыми состояниями в полупроводниках и полупроводниковых наногетероструктурах, значительный интерес представляет применение в таких средах безынверсных схем усиления и генерации ИК и ТГц излучения. Такие схемы могут работать при комнатной температуре и в принципе позволяют управлять частотой генерируемого излучения путём изменения параметров (частоты и амплитуды) накачивающего излучения. Последнее обстоятельство является особенно важным их преимуществом над обычными схемами с инверсией населённостей. Рассмотрению этих вопросов посвящены главы 8 и 9.

В главе 8 предложены и рассчитаны две схемы частотно-перестраиваемых безынверсных лазеров на полупроводниковых наногетероструктурах. Первая из них (разделы 8.2 и 8.3) является модификацией хорошо известной "лестничной" схемы безынверсного усиления, применённой к КТ. В разделе 8.2 приведены основные уравнения, описывающие взаимодействие КТ с электромагнитным полем, а также обсуждён вид входящих в них феноменологических релаксационных слагаемых и значения определяющих их релаксационных времён.

В разделе 8.3 найдено решение этих уравнений с учётом флуктуаций размеров КТ, приводящих к неоднородному уширению переходов между их уровнями размерного квантования. В результате определён коэффициент усиления дальнего ИК или ТГц поля и показано, что положение его максимума достаточно сильно зависит от интенсивности ближней ИК или оптической накачки: при величине последней, равной 108 Вт/см2, он соответствует вакуумной длине волны 140 мкм, а при 109 Вт/см2 - 70 мкм. Таким образом показано, что изменение интенсивности накачивающего излучения позволяет в 2 раза перестраивать частоту предлагаемого дальнего ИК и

ТГц безынверсного лазера на KT.

В разделах 8.4-8.6 рассмотрена схема безынверсного дальнего ИК и ТГц лазера на КЯ, накачиваемых средним PIK излучением, источником которого может служить, например, СОг-лазер. Раздел 8.4 посвящен обсуждению математической модели, описывающей взаимодействие КЯ с электромагнитным излучением, и величин входящих в неё феноменологических релаксационных времён.

На её основе в разделе 8.5 с учётом эффекта деполяризации вычислен коэффициент усиления дальнего И К и ТГц излучения и с его помощью определены оптимальные для реализации данного безынверсного дальнего ИК или ТГц лазера частоты переходов между их подзонами размерного квантования в КЯ и амплитуда накачивающего среднего PIK поля.

В разделе 8.6 приведена конструкция и рассчитаны характеристики КЯ, в которых частоты межиодзонных переходов в зоне проводимости имеют найденные в предыдущем разделе оптимальные значения. Затем определены оптимальные параметры пленарного металлического волновода для генерируемого дальнего PIK или ТГц ноля и предложен способ ввода в него накачивающего излучения. В итоге показано, что при найденных параметрах порог генерации дальнего ИК или ТГц излучения впервые достигается при его частоте вблизи 1.1 ТГц и соответствует интенсивности накачки в активной области порядка 3 • 107 Вт/см2. Для вдвое большей величины последней частота генерации увеличивается почти вдвое, что демонстрирует возможность её значительной перестройки с помощью простого изменения мощности накачивающего излучения.

Безынверсные схемы усиления и генерации среднего и дальнего ИК излучения в полупроводниковых напогетероструктурах могут оказаться не только более легко реализуемыми и гибкими в смысле перестройки выходной частоты, чем схемы с инверсией населённостей, но в определённых условиях и единственно возможными. Такая ситуация имеет место, например, когда образующие лазерный переход возбуждённые уровни размерного квантования являются квазидискретными, т.е. им отвечают квазистацнонарные состояния, характеризующиеся конечными временами жизни. Последние могут быть обусловлены, например, туннелированием находящихся на возбуждённых уровнях носителей через ограничивающие систему потенциальные барьеры. Квазистационарность возбуждённых состояний приводит к тому, что значительная доля мощности излучения, накачивающего верхний уровень лазерного перехода, рассеивается или тратится на нагрев системы, а не расходуется на лазерное усиление. В результате работа такого усилителя или генератора оказывается малоэффективной или вообще невозможной. Однако известно, что если не ставить задачи создаиия инверсии населённостей между возбуждёнными квазидискретными уровнями, то вследствие интерференции Фано при некоторых их параметрах становится возможным полное исчезновение поглощения распространяющегося через систему излучения, связанного с квазистационарностыо соответствующих этим уровням состояний. В главе 9 показано, что существует такая модификация этих параметров, при которых можно добиться не только исчезновения поглощения излучения, но и использовать его в качестве источника энергии для безынверсного усиления среднего или дальнего ИК излучения на переходе между возбуждёнными квазидискретными уровнями.

Конкретно, в главе 9 рассмотрена система КТ с квазидискретными уровнями с определёнными параметрами, отличающимися от тех, которые использовались ранее для достижения бездиссипативного распространения излучения. В разделе 9.2 приведены основные уравнения, описывающие взаимодействие такой системы с бихро-матическим электромагнитным полем (оптическое или ближнее ИК поле + среднее ИК поле).

В разделе 9.3 показано, что и для рассматриваемых модифицированных параметров квазидискретных уровней можно добиться отсутствия поглощения взаимодействующего с находящимися на них носителями оптического или ближнего ИК поля. Кроме того установлено, что бездиссипативный режим распространения последнего может иметь место не только при малой (как считалось ранее), но и большой его интенсивности при определённой (зависящей от интенсивности) его частоте. Также показано, что в более реалистичной модели (т.е. при учёте неоднородного угаирения, вызванного флуктуациями размеров КТ, и конечного времени межзонной спонтанной электрон-дырочной рекомбинации) поглощение оптического или ближнего ИК излучения при этой частоте оказывается ненулевым, но по-прежнему минимальным по сравнению с другими частотами.

В разделе 9.4 установлено, что при рассматриваемых модифицированных параметрах квазидискретных уровней не только минимизируется поглощение оптического или ближнего ИК ноля, но и за счёт его энергии обеспечивается усиление среднего ИК излучения с частотой, близкой к частоте перехода между этими уровнями. Показано, что инверсия между указанными уровнями при этом отсутствует и, следовательно, реализуется безынверсный механизм усиления. Приведены оценки соответствующего коэффициента усиления среднего ИК поля при различных интен-сивностях играющего роль накачки оптического или ближнего ИК излучения.

Накачка основанных на полупроводниковых наногетероструктурах ИК и ТГц лазеров когерентным излучением позволяет создать ситуацию, когда генерируемое в них поле усиливается одновременно как за счёт инверсного, так и безынверсного механизмов, что, конечно, может значительно увеличить эффективность их работы и обеспечиваемую ими выходную мощность. В заключительной главе рассмотрена одна из таких схем, а именно, фонтанный (или, что то же, резонансный рамановский) лазер (ФЛ) на КЯ. До настоящего времени в таких устройствах была получена генерация лишь среднего ИК излучения при криогенных температурах. В главе 10 показано, что если отказаться от опустошения нижней подзоны их лазерного перехода за счёт резонансного излучения продольных оптических фононов (ПОФ), то можно одновременно как повысить их рабочую температуру (вплоть до комнатной), так и перейти к генерации в них дальнего ИК излучения.

В разделе 10.2 описан состав и вычислены параметры активного слоя предлагаемого дальнего ИК ФЛ, представляющего собой периодическую последовательность из двойных АЮаАэ КЯ (т.е. двух одиночных квантовых ям, разделённых туннельно прозрачным барьером) и разделяющих их барьеров. Кроме того, рассмотрено два варианта конструкции волновода для генерируемого дальнего ИК излучения и способ ввода в него накачивающего среднего ИК поля.

На основе её численного решения в разделе 10.4 вычислен коэффициент усиления рассматриваемого дальнего ИК ФЛ как функция интенсивности накачивающего излучения и частоты усиливаемого поля. Также найдены потери последнего, обусловленные его омической диссипацией в металлических стенках волновода, поглощением в активном слое, а также конечными коэффициентами его отражения от торцевых зеркал. В результате установлено, что при выбранных параметрах активного слоя пороговая интенсивность накачивающего среднего ПК излучения для начала генерации дальнего ИК поля минимальна при вакуумной длине волны последнего, равной 83.3 мкм, и составляет 260 кВт/см-2. Затем показано, что при интенсивности накачки в 3^4 большей её порогового значения ожидаемая выходная мощность такого устройства на указанной длине волны оказывается порядка нескольких десятков мВт (в непрерывном режиме). Кроме того, установлено, что на пороге генерации инверсный механизм обеспечивает лишь 20 % от общего коэффициента усиления дальнего ИК поля, остальная часть которого обусловливается бсзынверсным механизмом. Таким образом, показано, что в предложенном дальнем ИК ФЛ на КЯ последний играет большую роль, чем обычный инверсный механизм.

В заключении данной главы отмечено, что хотя разработанная схема дальнего ИК ФЛ и рассчитана на накачку излучением СОг-лазера, она может быть также обеспечена примерно 20 квантовыми каскадными лазерами (ККЛ) среднего ИК диапазона, размещёнными друг рядом с другом на той же подложке, что и рассматриваемый дальний ИК ФЛ. Так как последние способны работать в непрерывном режиме при комнатной температуре и используют лишь токовую накачку, то в этом случае и вся предлагаемая схема генерации дальнего ИК поля будет компактной и не требующей никакого дополнительного охлаждения, а следовательно удобной для практических применений.

В Заключении перечислены основные результаты диссертации. В соответствии с изложенным кругом проанализированных проблем можно сформулировать следующие основные положения, выносимые на защиту.

1. Применение волноведущих структур (диэлектрических или плазмонных) позволяет существенно увеличить степень конверсии мощного PIK импульса в ТГц импульс в процессе оптического выпрямления первого в среде с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости.

3. Генерация среднего ИК излучения на неоднородно уширенном внутризонном переходе в полупроводниковом гетеролазере на квантовых ямах, одновременно генерирующем оптическое излучение на межзонном переходе, оказывается возможной в условиях, когда полная инверсия внутризонного перехода отсутствует и он инвертирован лишь в узкой спектральной области, включающей в себя весь интервал его резонансного взаимодействия со средним ИК полем. Это позволяет значительно (в несколько раз по сравнению с известными оценками) снизить пороговую плотность накачивающего тока для начала генерации среднего ИК излучения. В результате в импульсном режиме она оказывается экспериментально достижимой даже при комнатной температуре.

4. Даже при комнатной температуре в волноведущих полупроводниковых гетеро-структурах с квантовыми ямами возможно существенное усиление импульсов среднего или дальнего ИК диапазона за счёт создания кратковременной инверсии насе-лённостей на внутризонном переходе с помощью распространяющихся синхронно с ними мощных накачивающих оптических импульсов.

5. Достаточно быстрое изменение наложенного на гетероструктуру с квантовыми ямами внешнего электрического поля позволяет достигать кратковременной, но достаточно большой инверсии населённостей на их внутризонных переходах. Это может быть использовано для создания усилителей средних и дальних ИК и ТГц импульсов с длительностями ~ 1 не, работающих при комнатных температурах.

7. В замагниченных квантовых ямах, масса лёгких дырок в которых отрицательна, действительная часть динамической дифференциальной проводимости должна существенно падать при значительно меньших амплитудах внешнего переменного электрического поля, чем в случае такого лее объёмного полупроводника.

8. В модифицированной трёхуровневой "лестничной" схеме безынверсного усиления, где частота накачки равна частоте дипольно запрещенного перехода с основного уровня на второй возбуждённый, частота генерации может перестраиваться (в 2 и более раз) в пределах дальнего ИК и ТГц диапазона в результате изменения интенсивности накачки. Данный эффект может быть использован для создания работающего при комнатной температуре импульсного частотно-перестраиваемого дальнего ИК и ТГц лазера на квантовых точках с оптической накачкой.

Частотно-перестраиваемый безынверсный лазер дальнего ИК и ТГц диапазона может быть реализован и на гетероструктуре с квантовыми ямами. Он способен работать при комнатной темнерагуре, а его выходная частота может меняться примерно вдвое с помощью варьирования интенсивности накачивающего среднего ИК излучения.

10. Отказ от использования опустошения нижнего лазерного уровня за счёт резонансного излучения продольных оптических фононов в схеме фонтанного лазера на переходах между подзонами размерного квантования зоны проводимости в гетеро-структуре с квантовыми ямам позволяет одновременно повысить рабочую температуру такого лазера вплоть до комнатной и обеспечить его генерацию в дальнем ИК диапазоне.

Основные полученные в диссертации результаты опубликованы в 43 печатных работах, в том числе в 26 статьях в реферируемых научных журналах (13 в российских и 13 в зарубежных), а также в 12 развёрнутых и 5 кратких тезисах в трудах российских и международных конференций, см. [33-75].

Результаты, представленные в диссертации, докладывались на международной конференции по когерентному контролю фундаментальных процессов в оптике и рентгеновской оптике (Нижний Новгород - Казань - Нижний Новгород, июнь-июль 2006 г.), на Научной студенческой конференции Высшей школы общей и прикладной физики Государственного образовательного учреждения высшего профессионального образования "Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского" (Нижний Новгород, май 2007 г.), на XV международном симпозиуме по физике и технологии наноструктур (Новосибирск, июнь 2007 г.), на XI-XV международных симпозиумах по нанофизике и наноэлектронике (Нижний Новгород, март 2007-2011 гг.), на V международной конференции молодых ученых и специалистов "Оптика-2007" (Санкт-Петербург, октябрь 2007 г.), на XIII международном симпозиуме по ультрабыстрым процессам в полупроводниках (Вильнюс, август 2007 г.), на XVII международной крымской конференции но микроволновым телекоммуникационным технологиям (Севастополь, сентябрь 2007 г.), на XI научной конференции по радиофизике, посвящёиной 105-летию со дня рождения М.Т. Греховой (Нижний Новгород, май 2007 г.), на III международной конференции по нелинейной физике (Нижний Новгород - Саратов - Нижний Новгород, июль 2007), на международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (Минск, май-июнь 2007 г.), на XIII нижегородской сессии молодых учёных (естественнонаучные дисциплины) (Нижегородская область, апрель 2008 г.), на конференции молодых учёных "Фундаментальные и прикладные задачи нелинейной физики"XIV научной школы "Нелинейные волны 2008" (Нижний Новгород, март 2008 г.) и на XV научной школе по нелинейным волнам (Нижний Новгород, март 2010 г.), а также на 9-ти семинарах в Учреждении Российской академии наук Институт прикладной физики РАН, на 2-х семинарах в Учреждении Российской академии наук Институт физики микроструктур РАН, и на 1-м семинаре в Научно-исследовательском физико-техническом институте Государственного образовательного учреждения высшего профессионального образования "Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского".

Объём диссертации составляет 209 страниц, она содержит 41 рисунок и 1 таблицу. Общий список цитируемой литературы включает в себя 218 наименований.

В тексте работы используются следующие сокращения: двухфотонное поглощение (2ФП), трёхфотонное поглощение (ЗФП), двойная квантовая яма (ДКЯ), динамическая дифференциальная проводимость (ДДП), дисперсия групповой скорости (ДГС), инфракрасный (ИК), квантовая точка (КТ), квантовая яма (КЯ), квантовый каскадный лазер (ККЛ), оптический фонон (ОФ), поглощение на свободных носителях (ПСН), продольный оптический фонон (ПОФ), сверхвысокие частоты (СВЧ), фонтанный лазер (ФЛ).

Заключение диссертации по теме "Радиофизика"

10.5 Выводы

Таким образом, в данной главе предложена и рассчитана схема ФЛ на переходах между подзонами размерного квантования зоны проводимости в АЮаАэ гетеро-структуре с КЯ, генерирующего электромагнитное поле в дальней ИК частотной области. Показано, что такое устройство может работать при комнатной температуре, используя в качестве накачки излучение СОг-лазера или нескольких ККЛ среднего ИК диапазона. Ожидаемая выходная мощность такого устройства составляет несколько десятков мВт в непрерывном режиме на вакуумной длине волны 83.3 мкм, а пороговая интенсивность накачивающего среднего ИК излучения равна 260 кВт-см-2.

Заключение

Основные научные результаты, выносимые на защиту, состоят в следующем.

1. Установлено, что применение диэлектрической волноведущей гетеросруктуры позволяет существенно увеличить степень конверсии мощного ИК импульса в ТГц импульс в процессе оптического выпрямления первого в среде с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости. В С/СаАв/С волноведущей гетерострук-туре такого рода определены оптимальные параметры как самой структуры, так и преобразуемого ИК импульса, а также вычислены длительность и форма выходящего ТГц импульса.

Показано, что применение двойного илазмонного волновода позволяет осуществлять оптическое выпрямление сильно сфокусированных лазерных импульсов ближней ИК области и в результате этого добиться той же степени конверсии, что и в случае выпрямления почти на два порядка более мощных несфокусированных ближних ИК импульсов в безволноводных схемах. Для структуры Ag/GaP/Ag такого типа найдены оптимальные параметры двойного плазмопного волновода и ближних ИК импульсов и вычислены характеристики выходящего ТГц импульса. В итоге показано, что данный метод позволяет генерировать короткие (содержащие всего одну осцилляцию поля) и поэтому достаточно мощные ТГц импульсы.

2. Предложены схемы генерации импульсов среднего и дальнего ИК или ТГц диапазона, основанные на внутрирезонаторном нелинейном смешении двух оптических полей, генерируемых в гетеролазерах на квантовых ямах в режиме синхронизации мод. Показано, что эти схемы позволяют более чем в 100 раз увеличить пиковую мощность генерации низкочастотного излучения по сравнению с непрерывным режимом. Основанный на них источник среднего и дальнего ИК или ТГц излучения может работать при комнатной температуре с использованием стандартной токовой накачки и обеспечивать излучение пикосекундных импульсов с вакуумными длинами волн ~ 10 -г 100 мкм и пиковыми мощностями ~ 1 Вт при 10 мкм и ^ 0.2 мВт при 50 мкм.

3. Показано, что при генерации среднего ИК излучения на внутризонном переходе в полупроводниковом гетеролазере на квантовых ямах, одновременно генерирующем оптическое излучение на межзонном переходе, не учитывавшееся ранее неоднородное ушпрение внутризонного перехода позволяет добиться усиления на нём среднего ИК излучения и тогда, когда он инвертирован лишь в узкой спектральной области, включающей в себя весь интервал его резонансного взаимодействия со средним ИК полем, а полная инверсия на нём отсутствует. Это позволяет значительно (в несколько раз по сравнению с известными оценками) снизить пороговую плотность накачивающего тока для начала генерации среднего ИК излучения. В результате в импульсном режиме она оказывается экспериментально достижимой даже при комнатной температуре. Для реализации предлагаемого двухчастотного гетеролазера предложена и рассчитана конструкция соответствующей гетероструктуры и резонатора, поддерживающего моды обоих генерируемых полей - среднего PIK и оптического.

4. Показано, что даже при комнатной температуре в волноведущих полупроводниковых гетероструктурах с квантовыми ямами возможно существенное усиление импульсов среднего или дальнего ИК диапазона за счёт создания кратковременной инверсии населённостей на внутризонном переходе с помощью распространяющихся синхронно с ними мощных накачивающих оптических импульсов. Определены оптимальные параметры импульса накачки и гетероструктуры, при которых пико-секундные импульсы среднего или дальнего ИК диапазона могут быть усилены по мощности более чем в 100 раз без существенного изменения их длительности и формы.

5. Предложен метод периодического создания кратковременной, но достаточно большой инверсии населённостей на внутризонных переходах в' квантовых ямах, помещённых в переменное внешнее электрическое ноле. Для внутризонных переходов, соответствующих вакуумным длинам волн 10 и 25 мкм, рассчитаны параметры соответствующих гетероструктур и требуемые зависимости электрических полей от времени. Для получения последних предложена оригинальная схема, позволяющая генерировать электрические сигналы с достаточно короткими фронтами. Показано, что применение данного метода позволяет создать эффективные усилители средних и дальних ИК и ТГц импульсов с длительностями ~ 1 пс, которые могут работать при комнатных температурах.

6. Показано, что в полупроводнике, помещённом в постоянное магнитное поле и накачиваемом переменным электрическим полем, резонансным с циклотронной частотой тяжелых дырок, даже при комнатной температуре возможно достижение спектрально ограниченной инверсии населённостей между подзонами лёгких и тяжелых дырок, которую можно использовать для усиления и генерации ТГц излучения. Установлено, что указанная инверсия достигается лишь при достаточно малой концентрации дырок, что приводит к малому коэффициенту усиления ТГц поля, который может превысить его потери лишь в высококачественных (по отношению к концентрации дефектов кристаллической структуры) и высокочистых (концентрация акцепторов ~ 3 х 1012 см-3, концентрация электрически нейтральных примесей - 2.5 х 1015 см-3) алмазных образцах. Напряжённость постоянного магнитного поля, в которое должен быть помещён такой образец, составляет величину порядка 40 кЭ. Накачкой для такого устройства может служить СВЧ излучение на частоте ~ 150 ГГц. Пороговая мощность последнего ^ 60 Вт и может быть обеспечена, например, магнетроном, работающем в импульсном режиме.

7. Показано, что при помещении в поперечное магнитное поле гетероструктур с квантовыми ямами, масса лёгких дырок в которых отрицательна, действительная часть динамической дифференциальной проводимости должна существенно падать при значительно меньших амплитудах внешнего переменного электрического поля, чем в случае такого же объёмного полупроводника. Данный эффект может быть использован, например, для создания низкопорогового насыщающегося поглотителя для суб ТГц электромагнитного излучения. Показано, что при частоте последнего, равной, например, 30 ГГц, коэффициент поглощения подобного устройства существенно уменьшается уже при интенсивности излучения ~ 2.4 • 10~6 Вт/см2. Время реакции такого насыщающегося поглотителя порядка 5 не.

Показано, что в безынверсных схемах изменение частоты генерации в 2 и более раза с помощью варьирования интенсивности накачки возможно не только для квантовых точек, но и для квантовых ям. В результате предложена способная работать при комнатной температуре схема усилителя или лазера дальнего ИК и ТГц диапазона на полупроводниковой наноструктуре, представляющей собой периодическую последовательность двойных квантовых ям определённой конструкции, помещённой в планарный металлический волновод, обеспечивающий доступ к ней накачивающего излучения СОг-лазера.

10. Предложена и рассчитана схема фонтанного лазера на переходах между подзонами размерного квантования зоны проводимости в АЮаАэ гетероструктуре с квантовыми ямами, генерирующего электромагнитное поле в дальней ИК частотной области и не использующая опустошение нижнего лазерного уровня за счёт резонансного излучения продольных оптических фоноиов. Показано, что такое устройство может работать при комнатной температуре, используя в качестве накачки излучение СО2-лазера или нескольких квантовых каскадных лазеров среднего ИК диапазона. Установлено, что ожидаемая выходная мощность такого устройства составляет несколько десятков мВт на вакуумной длине волны около 80 мкм, а пороговая интенсивность накачивающего среднего ИК излучения равна 260 кВт-см-2.

Список источников диссертации и автореферата по физике, доктора физико-математических наук, Кукушкин, Владимир Алексеевич, Нижний Новгород

1. A. Agrawal, Н. Cao, and A. Nahata // New J. Phys. 7, 249 (2005).

2. J.N. Heyman, R. Kersting, and K. Unterrainer // Appl. Phys. Lett. 72, 644 (1998).

3. B.H. Wu and J.C. Cao // Physica В 349, 322 (2004).

4. R. Kersting, К. Unterrainer, G. Strasser, H.F. Kauffmann, and E Gornik // Phys. Rev. Lett. 79, 3038-3041 (1997).

5. M.P. Hasselbeck, D. Stalnaker, L. A. Schile, T. J. Rotter, A. Stintz, and M. Sheik-Bahae // Phys Rev. В 65, 233 203-233 206 (2002).

6. К. Leo, J. Shah, E.O. Gobel, T.C. Damen, S. Schmitt-Rink, W. Schäfer, and K. Kohler // Phys. Rev. Lett. 66, 201-204 (1991).

7. A.E. Kaplan // Phys. Rev. Lett. 48, 138-141 (1982).

8. D. Zimdars, J.A. Valdmanis, J.S. White et al. // AIP Conference Proceedings 760, 570 (2005).

9. O.B. Бецкий, А.П. Креницкий, A.B. Майбородин и др. // Биомедихщнские технологии и радиоэлектроника 12, 3 (2003).

10. Е. Pickwell, В. Е. Cole, А. Л. Fitzgerald, М. Pepper, and V. P. Wallace, "In vivo study of human skin using pulsed terahertz radiation"// Phys. Med. Biol. 49, 15951607 (2004).

11. A.A. Ковалёв // Биомедицинские технологии и радиоэлектроника 11, 21 (2006).

12. В.Ф. Кирчук, О.Н. Антипова, А.Н. Иванов и др. // Биомедицинские технологии и радиоэлектроника 12, 46 (2006).

13. М.В. Королевич, М.Р. Жбанкова // Журнал прикладной спектроскопии 73, 721 (2006).

14. Т. Taniuchi, S. Okada, and Н. Nakanislii, "Widely tunable terahertz-wave generation in an organic crystal and its spectroscopic application"// J. Appl. Phys. 95, 5984-5988 (2004).15 16 [1718 1920 212223 242526 2728

15. C.B. Кукарин, Электронные СВЧ приборы, 2 изд., М., 1981.

16. M.Yu. Glyavin, A. G. Luchinin, and G.Yu. Golubiatnikov // Phys. Rev. Lett. 100, 015101 (2008).

17. Т. Маршалл. Лазеры на свободных электронах, пер. с англ., М., 1987.

18. A.Я. Шик, Л.Г. Бакуева, С.Ф. Мусихин, С.А. Рыков. Физика низкоразмерных систем. Сакт-Петербург: Наука, 2001.

19. B.S. Williams // Nature Photonics 1. 517-525 (2007).

20. A. Dreyhaupt, S. Winnerl, Т. Dekorsy, and M. Helm //Appl. Phys. Lett. 86, 121114 (2005).

21. Duvillaret, F.-F. Garet, J.-F. Roux, and J.-L. Coutaz // IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 7, 615 (2001).

22. A.G. Davies, E.H. Linfield, and M. B. Johnston // Phys. Med. Biol. 47, 3679 (2002).

23. D.H. Auston, K.P. Cheung, J.A. Valdmanis, and D.A. Kleinman // Phys. Rev. Lett. 53, 1555 (1984).

24. T. Dekorsy, H. Auer, C. Waschke, H. Bakker, H. Roskos, H. Kurz, V. Wagner, and P. Grossc // Phys. Rev. Lett. 74, 738 (1995).

25. A. Kuznetsov and C. Stanton // Phys. Rev. Lett. 73, 3243 (1994).

26. A. Leitenstorfer, S. Hunsche, J. Shah, M. Nuss, and W. Knox // Phys. Rev. Lett. 82, 5140 (1999).

27. H. Roskos, M. Nuss, J. Shah, K. Leo, D. Miller, A. Fox, S. Schmitt-Rink, and K. Kohler // Phys. Rev. Lett. 68, 2216 (1992).

28. X.-C. Zhang, Y. Jin, T. Hewitt, T. Sangsiri, L. Kingsley, and M. Werner // Appl. Phys. Lett. 62, 2003 (1993).

29. Y. Shimada, K. Hirakawa, and S.-W. Lee // Appl. Phys. Lett. 81, 1642 (2002).

30. Y. Kadoya, К. Kameda, M. Yamanishi, T. Nishikawa, T. Kannari, T. Ishihara, and I. Ogura // Appl. Phys. Lett. 68, 281 (1996).

31. Terahertz Optoelectronics. K. Sakai, ed. Berlin: Springer-Verlag, 2005.

32. V.A. Kukushkin, "Efficient generation of terahertz pulses from single infrared beams in C/GaAs/C waveguiding heterostructures"// Journal of the Optical Society of America В 23, no. 12, pp. 2528-2534 (2006).

33. V.A. Kukushkin, V.Ya. Aleshkin, A.A. Belyanin, A.A. Dubinov, V.V. ICocharovsky, VI.V. Kocharovsky, and M. O. Scully, "Difference-Frequency Pulse Generation in Quantum-Well Heterolasers"// Laser Physics 17, no. 5, pp. 688-694 (2007).

34. V.A. Kukushkin, "Efficient amplification of mid- to far-infrared pulses due to optical pulse conversion in waveguiding quantum-well heterostructures"// Physical Review A 76, 023817, 12 pages (2007).

35. B.A. Кукушкин, "Генерация среднего инфракрасного излучения в полупроводниковых лазерах ближней инфракрасной области на низкоразмерных гетеро-структурах"// Журнал экспериментальной н теоретической физики 133, вып. 3, стр. 522-531 (2008).

36. В.А. Кукушкин, "Периодическое создание кратковременной инверсии населён-ностей на межподзонных лазерных переходах в квантовых ямах"// Физика и техника полупроводников 42, вып. 7, стр. 810-816 (2008).

37. V. Kukushkin, "Proposal for Room-Temperature Generation of Mid-Infrared Radiation in Near-Infrared Quantum-Well Heterolasers"// IEEE Photonics Technology Letters 20, no. 7, pp. 481-483 (2008).

38. A.V. Andrianov, А.А. Belyanin, V.V. Kocharovsky, Vl.V. Kocharovsky, and V.A. Kukushkin, "Pulsed generation of far-infrared and terahertz radiation via intracavity nonlinear mixing in mode-locked heterolasers"// Proceedings of the

39. Tliird International Conference "Frontiers of Nonlinear Physics", (Nizhny Novgorod Saratov - Nizhny Novgorod, July 3-9, 2007), Institute of Applied Physics of RAS, p. 232 (2007).

40. И.Р. Шен. Принципы нелинейной оптики. М.: Наука, 1989, гл. 5 (Пер. с англ.: Y.R. Shen. The Principles of Nonlinera Optics. N.Y.: John Wiley & Sons, 1984, ch. 5).

41. J.-P. Caumes, L. Videau, C. Rouyer, and E. Freysz // Phys. Rev. Lett. 89, 047401 (2002).

42. R. Kaindl, F. Eickemeyer, M. Woerner, and T. Elsaesser // Appl. Phys. Lett. 75, 1060 (1999).

43. C.A. Ахманов, В.А. Выслоух, А.С. Чиркни. Оптика фемтосекундных лазерных импульсов. М.: Наука, 1988, гл. 3, с. 129, 248.

44. К. Sakai and М. Tani Introduction to Terahertz Pulses // in Terahertz Optoelectronics, K. Sakai, ed. Berlin: Springer, 2005, ch. 1, p. 11.

45. Y.J. Ding // IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 10, 1171 (2004).

46. W. Shi and Y.J. Ding, Appl. Phys. Lett., v. 82, p. 4435 (2003).

47. Rochat M., Ajili L., Willenberg H., Faist J., Beere H., Davies G., Linfield E., and Ritchie D. // Appl. Phys. Lett. 81, № 8, 1381-1383 (2002).

48. A.G. Stepauov, J. Kuhl, I.Z. Kozma, E. Riedle, G. Almasi, and J. Hebling // Opt. Express, 13, 5762 (2005).

49. A.H. Пихтин, А.Д. Яськов // ФТП 12, 1047 (1978).

50. E.D. Palik, ed. Handbook of Optical Constatnts of Solids. N.Y.: Academic Press, 1985, p. 433.

51. M.J. Weber, ed. Handbook of optical materials. N.Y.: CRC Press, 2003, section 1.9.2.

52. H. Ашкрофт, H. Мермин. Физика твёрдого тела. М.: Мир, 1979, т. 1, с. 33 (пер. с англ.: N.W. Ashcroft and N.D. Mermin. Solid State Physics N.Y.: Holt, Rinehart and Winston, 1976, v. 1).

53. D.R. Lide, ed. CRC Handbook of Chemistry and Physics. Boca Raton: CRC Press, 2005, section 12 (http://www.hbcpnetbase.com).

54. C. Flytzanis // Phys. Rev. В 6, 1264 (1972).

55. Y.J. Ding // Opt. Lett. 29, 2650 (2004).

56. Jl.A. Вайнштейн. Электромагнитные волны. M.: Сов. Радио, 1988, с. 220, 302.

57. R.W. Boyd. Nonlinear Optics. N.Y.: Academic Press, 1992, p. 18.

58. Г.Г. Гурзадян, В.Г. Дмитриев, Д.Н. Никогосян. Нелинейно-оптические кристаллы. Свойства и применение в квантовой электронике. М.: Радио и связь, 1991, гл. 1, с. 4.

59. J. Ahn, A.V. Efimov, R.D. Averitt, and A.J. Taylor // Optics Express 11, № 20, 2486 (2003).

60. A.A. Belyanin, V.V. Kocharovsky, Vl.V. Kocharovsky et al. //J. Modern Optics 51, № 16-18, 2523 (2004).

61. Semiconductor Lasers. E. Kapon, ed. San Diego: Academic Press, 1999.

62. A.A. Belyanin, F. Capasso, V.V. Kocharovsky et al. // Phys. Rev. A 63, 053803 (2001).

63. P.J. Delfyett. Ultrafast Single- and Multiwavelength Modelocked Semiconductor Lasers: Physics and Applications, in: Ultrafast lasers: Technology and Applications, M.E. Fermann, A. Galvanauskas, and G. Sucha, eds. New York: Marcel Dekker, Inc., 2001.

64. P. Hah and X.-C. Zhang // Appl. Phys. Lett. 73, 3049 (1998).

65. V. Berger and C. Sirtori // Semicond. Sci. Technol. 19, 964 (2004).

66. Introduction to integrated optics. M.K. Barnoski, ed. N.Y.: Plenum Press, 1974.

67. Y. Kaneko, S. Nakagawa, Y. Ichimura, N. Yamada, D. E. Mars, and T. Tekeuchi // J. Appl. Phys. 87 (4), 1597 (2000).

68. L. Goldberg and D. Mehuys // Appl. Phys. Lett. 65, 522 (1994).

69. A. Mar, R. Helkev, W. Zou, D. Bruce, and J. Bowers // Appl. Phys. Lett. 66, 3558 (1995).

70. G. Sangyoun, G.A. Alphonse, J. Connolly, P.J. Delfyett // Photonic Processing Technology and Applications II. A.R. Pirich and M.A. Parker, eds. Proc. SPIE 3384, 12 (1998).

71. Я.И. Ханин. Основы динамики лазеров. М.: Наука, Физматлит, 1999, гл. 2.

72. О. Kocharovskaya, P. Mandel, and Y.V. Radeonychev // Phys. Rev. A 45, 1997 (1992).

73. O. Kocharovskaya // Phys. Rep. 219, № 3-6, 175 (1992).

74. M.O. Scully and M.S. Zubairy. Quantum Optics. Cambridge: Cambridge University Press, 1997.

75. A. Belyanin, C. Bentley, F. Capasso et al. // Phys. Rev. A 64, 013814 (2001).

76. JI. Аллен, Дж. Эберли. Оптический резонанс и двухуровневые атомы. М.: Мир, 1978 (пер. с англ. L. Allen and J.H. Eberly. Optical Resonance and Two-Level Atoms. New York: John Wiley & Sons, 1975).

77. W.W. Chow and S.W. Koch. Semiconductor-Laser Fundamentals. Berlin: Springer, 1999.

78. M. Asada // IEEE J. Quantum Electron. 25, 2019 (1989).

79. M. Hartig, J. D. Ganiere, R E. Selbmann, B. Deveaud, and L. Rota // Phys. Rev. В 60, 1500 (1999).

80. Л.Д. Ландау, E.M. Лифшиц. Теоретическая физика. Том 10. Физическая кинетика. М.: Физматлит, 2001.

81. Y. Tokuda, N. Tsukada, К. Fujiwara, and Т. Nakayama // Appl. Phys. Lett. 49, 1629 (1986).

82. T.R. Chen, Y. Zhuand, Y.J. Xu, B. Zhao, F. Yariv, J. Ungar, and Se Oh // Appl. Phys. Lett. 60, 2954 (1992).

83. D. Bimberg, M. Grudmann, and N. N. Ledentsov. Quantum Dot Heterostructures. New York: Wiley & Sons, 1998.

84. X. Кейси, M. Паниш. Лазеры на гетероструктурах. М.: Мир, 1981 (пер. с англ.: Н.С. Casey and М.В. Panish. Heterostructure lasers. New York: Academic Press, 1978).

85. B. Jensen. In: Handbook of Optical Constatnts of Solids. E.D. Palik, ed. New York: Academic, 1985.

86. A.A. Afonenko, V.Ya. Aleshkin, and A.A. Dubinov // Semicond. Sci. Technol. 20, 357 (2005).

87. A.A. Aleshkin, A.A. Belyanin, A.A. Dubinov et al. // Pioc. SPIE (ICONO 2005) 6257, 625701-1-8 (2006).

88. R.F. Kazarinov and R.A. Suris // Sov. Phys. Semicond 5, 707 (1971).

89. J. Faist, F. Capasso, D.L. Sivco, C. Sirtori, A.L. Hutchinson, and A.Y. Cho // Science 264, 553 (1994).

90. F. Capasso, C. Gmachl, A.M. Tredicucci, A.L. Hutchinson, D.L. Sivco, and A.Y. Cho // Opt. Photonics News 10, 33 (1999).127128129130131132133134135136137138139

91. S. Dhillon, J. Alton, S. Barbieri et al. // Appl. Phys. Lett. 87, 071107 (2005).

92. S.-C. Lee, I. Galbraith, and C.R. Pidgeon // Phys. Rev. В 52, 1874 (1995).

93. О. Gauthier-Lafaye, В. Seguin-Roa, F.H. Julien, P. Collot, С. Sirtori, J.Y. Duboz, and G. Strasser // Physica E 7, 12 (2000).

94. O. Gauthier-Lafaye, P. Boucaud, F.H. Julien, S. Sauvage, S. Cabaret, J.-M. Lourtioz, V. Thierry-Mieg, and R. Planel // Appl. Phys. Lett. 71, 3619 (1997).

95. P. Kinsler, P. Harrison, and R.W. Kelsall // Phys. Rev. В 58, 4771 (1998).

96. J. Singh // IEEE Photonics Technology Letters 8. 488 (1996).1.tersubband Transitions in Quantum Wells: Physics and Devices. S.S. Li and Y.-K. Su, eds. Boston: Kluwer, 1998.

97. A. Kastalsky // IEEE Journal of Quantum Electronics 29, 1112 (1993).

98. Jl.E. Воробьёв // Письма в ЖЭТФ 68, 392 (1998).

99. G.D. Sanders and Y.C. Chang // Phys. Rev. В 31, 6892 (1985).

100. M. Rochat, L. Ajili, H. Willenberg, J. Faist, H. Beere, G. Davies, E. Linfield, and D. Ritchie // Appl. Phys. Lett. 81, 1381 (2002).

101. A. Kosi, H. Temkin, G.J. Pryzbylek, B.P. Segner, S.G. Napholtz, C.M. Bogdanowicz, and N.K. Dutta // Appl. Phys. Lett. 51, 2219 (1987).

102. Hvozdara, A. Lugstein, N. Finger, S. Gianordoli, W. Schrenk, K. Unterrainer, E. Bertagnolli, G. Strasser, and E. Gornik // Appl. Phys. Lett. 77, 1241 (2000).

103. С.О. Слипченко, З.Н. Соколова, H.A. Пихтин, К.С. Борщев, Д.А. Винокуров, И.С. Тарасов // Физика и техника полупроводников 40 8, 1017-1023 (2006).

104. Л.Д. Ландау, Е.М. Лнфшиц. Теоретическая физика. Т. 3. Квантовая механика: нерелятивистская теория. Москва: Наука, 1989, гл. 3, 6, 15, 17.142143144145146147148149150151152

105. Т. Elsaesser, J. Shah, L. Rota, and R Lugli // Phys. Rev. Lett. 66, 1757 (1991).

106. О. Звелто. Принципы лазеров. Москва: Мир, 1990, гл. 5 (пер. с англ.: О. Svelto. Principles of Lasers. New York: Plenum Press, 1989, ch. 5).

107. M.C. Tatham, J.F. Ryan, and C.T. Foxon // Phys. Rev. Lett. 63, 1637 (1989).

108. A. Ярив. Введение в оптическую электронику. Москва: Высшая школа, 1983, гл. 7 (пер. с англ.: A. Yariv. Introduction То Optical Electronics. New York: Holt, Rinehart and Winston, 1976, ch. 7).

109. T. Ando, A.B. Fowler, and F. Stern // Rev. Mod. Phys. 54, 437 (1982).

110. M.C. Tatham, J.F. Ryan, and C.T. Foxon // Phys. Rev. Lett. 63, 1637 (1989).

111. E. Vorobjev, V.Yu. Panevin, N.K. Fedosov, D.A. Firsov, V.A. Shalygin, A. Seilmeier, S.R. Schmidt, E.A. Zibik, E. Towe, and V.V. Kapaev // Semicond. Sci. Technol. 21, 1267 (2006).

112. T. Unuma, M. Yoshita, T. Noda, H. Sakaki, and H. Akiyama //J. Appl. Phys. 93, 1586 (2003).

113. B.A. Нехаенко, C.A1. Першин, А.А. Подшивалов // Квант, электрон. 13, 153 (1986).

114. Т.Т. Васиев, В.Д. Лохныгин, С.Б. Миров и др. В сб. Материалы IV Всесоюзной конфер. "Перестраиваемые по частоте лазеры". Новосибирск, 1983, с. 399.

115. В.А. Архангельская, П.П. Феофилов // Квант, электрон. 7, 1141 (1980).

116. C. Sirtori, A. Tredicucci, F. Capasso, J. Fais, D.L. Sivco, A.L. Hutchinson, and A.Y. Cho // Opt. Lett. 23, 463 (1998).

117. M. Rochat, L. Ajili, H. Willenberg, J. Faist, H. Beere, G. Davies, E. Linfield, and D. Ritchie // Appl. Phys. Lett. 81, 1381 (2002).

118. Y.-C. Chang and R.B. James // Phys. Rev. В 39, 12672 (1989).

119. О. Madelung. Semiconductors: Data Handbook. Heidelberg, New York: SpringerVerlag, 2003.

120. M. Altarelli, U. Ekenberg, and A. Fasolino // Phys. Rev. B. 32, 5138 (1985).

121. U. Ekenberg // Phys. Rev. В 40, 7714 (1989).

122. S.M. Goodnick and P. Lugli // Phys. Rev. В 37, 2578 (1988).

123. D.J. Lockwood and Z.R. Wasilewski // Phys. Rev. В 70, 155202 (2004).

124. С. Sirtori, С. Gmachl, F. Capasso, J. Faist, D.L. Sivco, A.L. Hutchinson, and A.Y. Cho // Opt. Lett. 23, 1366 (1998).

125. J. Siewert and Т. Brandes // Advances in Solid State Physics 44, 181 (2004).

126. K.L. Shuford and J.L. Krause. // J. Phys. D: Appl. Phys. 36, 439 (2003).

127. D. Polder, M.F.H. Schuurmans, and Q. Vrehen. // Phys. Rev. A. 19, 1192 (1979).

128. M. Gross and S. Haroche. // Phys. Rep. 93, 301 (1982).

129. S. Adachi // J. Appl. Phys. 58, R1 (1985).

130. K. Sakai and M. Tani. Introduction to Terahertz Pulses. In: Terahertz Optoelectronics. K. Sakai, ed. Berlin: Springer, 2005.

131. G. Bastard // Phys. Rev. В 24, 5693 (1981).

132. A. Esser, K. Seibert, H. Kurz, G.N. Parsons, C. Wang, B.N. Davidson, G. Lucovsky, and RJ. Nemanich // Phys. Rev. В 41, 2879 (1990).

133. A.A. Андронов // Физика и техника полупроводников 21, 1153 (1987).

134. В.А. Козлов, Л.С. Мазов, И.М. Нефедов // ЖЭТФ 83, 1794 (1982).

135. Yu.K. Pozhela, E.V. Starikov, P.N. Shiktorov // Phys. Lett. 96A, 361 (1983).

136. D.F. Edwards, H.R. Philipp. In: Handbook of Optical Constants of Solids. E.D. Palik, ed. New York, London: Academic Press, INC, 1985, p. 665.

137. U. Hohenester, P. Supancic, P. Kocevar, X.Q. Zhou, W. Kutt, H. Kurz // Phys. Rev. В 47, 13233 (1993).

138. А.А. Андронов, A.M. Белянцев, В.И. Гавриленко, Е.П. Додин, З.Ф. Красиль-ник, В.В. Никоноров, С.А. Павлов, М.М. Шварц // ЖЭТФ 90, 367 (1986).

139. B.JI. Бонч-Бруевнч, С.Г. Калашников. Физика полупроводников. М.: Наука, 1977.

140. А.И. Ансельм. Введение в теорию полупроводников. М.: Наука, 1978.

141. С. Erginsoy // Phys. Rev. 79, 1013 (1950).

142. J. Isberg, J. Hammersberg, E. Johansson, T. Wikstrom, D.J. Twitchen, A.J. Whitehead, S.E. Сое, and G.A. Scarsbrook // Science 297, 1671 (2002).

143. M. Nesladek, A. Bogdan, W. Deferme, N. Tranchant, P. Bergonzo // Diamond Relat. Mater. 17, 1235 (2008).

144. Дж. Займан. Электроны и фононы. М.: Из-во иностр. лит-ры, 1962 (пер. с англ.: J.M. Ziman. Electrons and Phonons. Oxford: Clarendon Press, 1960).

145. В.Ф. Гантмахер, И.Б. Левинсон. Рассеяние носителей тока в металлах и полупроводниках. М.: Наука, 1984.

146. Ф. Олвер. В сб.: Справочник по специальным функциям под ред. М. Абрамовича, И. Стиган. М.: Наука, 1979, с. 195 (пер. с англ.: Handbook of Mathematical Functions. M. Abramowitz and I.A. Stegun, eds. National Bureau of Standards, 1964).

147. Ю.Т. Ребане // ФТТ 25, 1894 (1983).

148. М. Борн, Э. Вольф. Основы оптики. М.: Наука, 1973, с. 577 (пер. с англ.: М. Born and Е. Wolf. Principles of Optics. New York: Pergamon Press, 1968).

149. B.M. Garin, V.V. Parshin, S.E. M.yasnikova, V.G. Ralchenko // Diamond Relat. Mater. 12, 1755 (2003).

150. C.M. Зи. Физика полупроводниковых приборов, кн. 1, 2. М.: Мир, 1984 (пер. с англ.: S.M. Sze. Physics of semiconductor devices. New York: Wiley, 1981).

151. S.C.P. Rodrigues, G.M. Sipahi, L.M.R. Scolfaro, and J.R. Leite //J. Phys.: Condens. Matter 14, 5813 (2002).

152. M.S. Wartak and P. Weetinan // J. Phys.: Condens. Matter 17, 6539 (2005).

153. E.M. Лифшиц, Л.П. Питаевский. Теоретическая физика. Т. 9. Статистическая физика. Часть 2. Теория конденсированного состояния. М.: Физматлит, 2002.

154. С. Jacobini and L. Reggiani // Rev. Modern Phys. 55, 645 (1983).

155. О. Кочаровская, Я.И. Ханин // Письма в ЖЭТФ 48, 581 (1988).

156. Е. Kuznetsova, Yu. Rostovtsev, N.G. Kalugin et al. // Phys. Rev. A 74, 023819 (2006).

157. A.S. Zibrov, M.D. Lukin, D.E. Nikonov, L. Hollberg, M.O. Scully, V.L. Velichansky, and H.G. Robinson // Phys. Rev. Lett. 75 (8), 1499 (1995).

158. M. Troccoli, A. Belyanin, F. Capasso, E. Cubukcu, D.L. Sivco, and A.Y. Cho // Nature 433 (7028), 845 (2005).

159. M.D. Frogley, J.F. Dynes, M. Beck, J. Faist, and C.C. Phillips // Nature Materials 5, 175 (2006).

160. O. Kocharovskaya, Y.V. Radeonychev, P. Mandel, and M.O. Scully // Phys. Rev. A 60, 3091 (1999).

161. C.W. Luo, K. Reimann, M. Woerner, T. Elsaesser, R. Hey, and K.H. Ploog // Phys. Rev. Lett. 92 (4), 047402 (2004).

162. J.F. Dynes, M.D. Froglev, M. Beck, J. Faist, and C.C. Phillips // Phys. Rev. Lett. 94 (15). 157403 (2005).

163. Jl.E. Воробьёв, Е.Л. Ивченко, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгип. Оптические свойства наноструктур. Санкт-Петербург: Наука, 2001.

164. К. Leifer, Е. Pelucchi, S. Watanabe et al. // Appl. Phys. Lett. 91, 081106 (2007).

165. A. Moskova and M. Mosko // Phys. Rev. В 61 (4), 3048 (2000).

166. Q.-S. Zhu, X.B. Wang, Z.T. Zhong, X.C. Zhou, Y.P. He, Z.P. Cao, G.Z. Zhang, J. Xiao, X.H. Sun, H.Z. Yang, and Q.G. Du // Phys. Rev. В 57 (19), 12388 (1998).

167. L. Sirigu, A. Rudra, E. Kapon, M.I. Amanti, G. Scalari, and J. Faist // Appl. Phys. Lett. 92 (18), 181111 (2008).

168. С. Walther, G. Scalari, J. Faist, H. Beere, and D. Ritchie // Appl. Phys. Lett. 89 (23), 231121 (2006).

169. M.A. Belkin, J.A. Fan, S. Hormoz, F. Capasso, S.P. Khanna, M. Lachab, A.G. Davies, and E.H. Liniield // Opt. Express 16 (5), 3242 (2008).2081 S. Kohen, B.S. Williams, and Q. Hu // J. Appl. Phys. 97 (5), 053106 (2005).

170. S.E. Harris // Phys. Rev. Lett. 62, 1033 (1989).

171. U. Fano // Phys. Rev. 124, 1866 (1961).

172. В.Г. Малышкин, В.А. Щукин // ФТП 27, 1931 (1993).

173. S. Slivken, Y. Bai, В. Gokden, S.R. Darvish, and M. Razeghi // Proc. of SPIE 7608, 76080В (2010).

174. B.S. Williams, S. Kumar, O. Hu, and J.L. Reno // Electron. Lett. 42, № 2, 89 (2006).

175. O. Gauthier-Lafaye, F.H. Julien, S. Cabaret, J.-M. Lourtioz, G. Strasser, E. Gornik, M. Helm, and P. Bois // Appl. Phys. Lett. 74, № 11, 1537 (1999).

176. G. Snider // www.nd.edu/ gsnider

177. B.S. Williams, S. Kumar, H. Callebaut, Q. Hu, and J.L. Reno // Appl. Phys. Lett. 83, № 11, 2124 (2003).

178. T. Unuma, T. Takahashi, T. Nöda, M. Yoshita, H. Sakaki, M. Baba, and H. Akiyama // Appl. Phys. Lett. 78, № 22, 3448 (2001).

179. А. Ярив, П. Юх. Оптические волны в кристаллах. М.: Мир, 1987, гл. 11 (пер. с англ.: A. Yariv and P. Yeh. Optical waves in crystals. New York: J. Wiley & Sons, Inc., 1984, ch. 11).

180. Properties of Solids. In: CRC Handbook of Chemistry and Physics. D.R. Lide, ed. Boca Raton, FL: CRC Press, 2005, sec. 12 (<http://www.hbcpnetbase.com>).

181. S. Kohen, B.S. Williams, and Q. Hu //J. Appl. Phys. 97, Лг° 5, 053106 (2005).