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

• Автор: Кукушкин, Владимир Алексеевич
• Шифр специальности: 01.04.03, 05.27.01
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2011
• Место защиты: Нижний Новгород
• Количество страниц: 210 с. : ил.

Введение.
1 Генерация импульсного терагерцового поля с помощью оптического выпрямления импульсов инфракрасного излучения в нелинейных полупроводниках, помещнных 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 ССаАяС волноводе

1.4 Модель двойного плазмонного волновода

1.5 Конверсия импульса ближнего инфракрасного диапазона в терагерцовый импульс в двойном илазмонном волноводе
1.6 Выводы.
2 Получение импульсов среднего и дальнего инфракрасного излучения в результате виутрирезоиаторного 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 терагорцовых импульсов
2.6 Выводы.
3 Генерация импульсного среднего инфракрасного излучения на внутризонном переходе со спектрально ограниченной инверсией в межзонных полупроводниковых лазерах на гетероструктурах с квантовыми ямами
3.1 Введение.
3.2 Резонаторы для оптического и среднего инфракрасного излучения
3.3 Межзонная генерация оптического излучения
3.4 Внутризонняя генерация среднего инфракрасного ноля.
3.0 Выводы.
4 Усиление и генерация импульсов среднего и дальнего инфракрасного диапазона в готероструктуре, синхронно накачиваемой импульсным оптическим излучением
4.1 Введение.
4.2 Усиление инфракрасного сигнала волноведущей гетероструктуре с квантовыми ямами, накачиваемой синхронным оптическим импульсом
4.3 Параметры волноведущих гетсроструктур и оптических импульсов, оптимальные для усиления инфракрасного сигнала
4.4 Выводы
5 Усиление импульсов среднего инфракрасного излучения на кратковременно инвертируемых межподзонных переходах в квантовых ямах.
5.1 Видение.
5.2 Параметры гетероструктуры, предназначенной для создания кратковременной инверсии населнностей на межподзонных переходах
5.3 Расчет коэффициента усиления и изменения формы входящего импульса
5.4 Схема быстрого изменения наложенного на структуру электрического ноля .
5.5 Выводы
Генерация терагерцового излучения и высококачественных алмазных образцах с резонансным циклотрониым нагревом тяжлых дырок
6.1 Введение
6.2 Требования на чистоту алмазных образцов.
6.3 Порог итерации терагерцового лазера на алмазе.
6.4 Выводы
7 Низкопороговый насыщающийся поглотитель субтерагерцового излучения па квантовых ямах с поперечным магнитным нолем и отрицательной
массой лгких дырок.
7.1 Введение
7.2 Зависимость циклотронной частоты дырок от их продольной энергии в квантовой яме с поперечным магнитным полем
7.3 Слабонолевая нелинейная динамическая проводимость в квантовой яме с поперечным магнитным нолем
7.4 Выводы
8 Частотно перестраиваемый безмпверсымй 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.
8.1 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 на 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 бсздиссипативное распространение .
9.4 Коэффициент усиления поля в системе квантовых точек.
9.5 Выводы
Генерация дальнего инфракрасного н терагерцового излучения в фонтанных резонансных римановских лазерах на квантовых ямах без использования фононного опустошения нижнего лазерного уровня
.1 Введение
.2 Конструкция активного слоя и волновода для фонтанного лазера дальнего.инфракрасного диапазона на квантовых ямах
.3 Модель взаимодействия электромагнитного излучения г находящимися в квантовых ямах электронами
.1 Ожидаемые характеристики фонтанного лазера дальнего инфракрасного диапазона на квантовых ямах
.5 Выводы
Заключение.
Список литературы


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 проведнные в разделе 5. КЯ, может составлять величину порядка 8 Ю см для структуры с внутризонным лазерным переходом, отвечающим вакуумной длине волны А мкм, и 2 см2 для А мкм. В разделе 5. КЯ с кратковременно инвертируемыми внутризонным лазерными переходами. Дальнейшее увеличение мощности импульса возможно путм 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. Предложена конкретная электротехническая схема, позволяющая на основе данного метода создавать импульсы напряжения с требуемыми характеристиками. Усиления ИК и ТГц излучения можно добиться не только путм инвертирования перехода между уровнями размерного квантования и полупроводниковых наногетероструктурах, но и с помощью инвертирования перехода между подзонами с различными параметрами носителей в обычных объемных полупроводниках. Роль такого перехода может играть, например, неоднородно уширенный переход между подзонами тяжлых и легких дырок в валентной зоне, эффективные массы носителей в которых существенно отличаются друг от друга. В главе 6 рассмотрен метод создания спектрально ограниченной инверсии населнностей на таком переходе, т. ИК или ТГц полем. Он основан на том, что, вследствие различия масс лгких и тяжелых дырок, циклотронные частоты их вращения в статическом магнитном ноле также различаются. Поэтому можно создать ситуацию, когда переменное электрическое ноле накачка, приложенное и направлении, ортогональном магнитному полю, взаимодействует резонансно лишь с тяжелыми дырками. В результате на переходе между подзонами лгких и тяжелых дырок становится возможным возникновение спектрально ограниченной инверсии населнностей. Конечно, реализация такого метода создания инверсии возможна лишь при достаточно сильном магнитном поле и низкой скорости релаксации квазиимпульсов лгких дырок, когда разница циклотронных частот лгких и тяжелых дырок оказывается много больше последней, так что взаимодействие лгких дырок с полем накачки является нерезонаисным. Другим необходимым условием работы данной схемы является достаточно малая концентрация дырок, при которой обмен энергией между ними происходит существенно медленнее, чем обмен с решеткой. В противном случае распределения лгких и тяжелых дырок характеризовались бы одинаковыми температурами, так что инверсия между соответствующими подзонами была бы невозможной. Низкая концентрация дырок, в свою очередь, приводит к малому коэффициенту усиления И К или ТГц поля. Поэтому третьим условием реализации данного метода является достаточно низкий коэффициент поглощения ИК или ТГц кристаллической решткой используемого полупроводникового материала. В разделе С. ИК и ТГц диапазоне и концентрации акцепторных и электрически нейтральных примесей в которых не превышают определнных найденных в данном разделе значений. В разделе 6. ГГц, и его пороговая интенсивность для начала генерации электромагнитного ноля с частотой I ТГц, составляющая примерно 1. Втсм2. Последняя вполне может быть обеспечена, например, магнетроном, работающем в импульсном режиме. Хороню известно, что в случае полупроводниковых наногетероструктур использование постоянного внешнего магнитного ноля может приводить к ещ более разнообразным и интересным эффектам, чем в случае обычных объмных полупроводников.