Metamaterialien sind Strukturen unterhalb der Wellenlänge, die in letzter Zeit viele neue optische Anwendungen mit einem kompakteren Formfaktor als herkömmliche Gegenstücke ermöglicht haben.1-6 Mit den reduzierten Größen und der Skalierung dieser neuartigen optischen Bauelemente werden viele Anwendungen eine höhere Leistung erreichen, wenn Nanostrukturen mit einer hohen Zerstörungsschwelle für hohe optische Leistungen geschaffen werden können. Zu diesen Anwendungen gehören: LIDAR-Komponenten, die eine höhere Laserleistung für eine größere Reichweite ermöglichen, flache Linsen in laserbasierten Defektinspektionssystemen für die Halbleiterindustrie und dielektrische Laserbeschleuniger (DLA), die das Potenzial haben, sowohl die Größe als auch die Kosten von Systemen (einschließlich medizinischer Bildgebung und Therapie, XUV-Lithographie usw.), die auf hochenergetische Teilchenstrahlen ausgerichtet sind, drastisch zu verringern.7-13
Galliumoxid (Ga2O3) ist ein relativ neu entwickeltes halbleitendes Oxid mit breiter Bandlücke und vielen besonderen Eigenschaften. Ga2O3 hat sein Potenzial als transparentes leitfähiges Oxid (TCO) für Photodetektoren im tiefen UV-Bereich und Hochleistungselektronik unter Beweis gestellt.14-24 In dieser Arbeit nutzen wir die hohe Laserschadensschwelle25, 26 und die mäßige Leitfähigkeit von Ga2O3, um die ersten Ga2O3-Nanostrukturen zu demonstrieren, die mit einem kompakten lasergesteuerten Elektronenbeschleuniger hergestellt wurden. Als TCO mit hoher optischer Leistungstoleranz könnte Ga2O3 ein idealer Kandidat sowohl für Laserbeschleuniger-Nanostrukturen (DLA) als auch für andere Metamaterialanwendungen wie verlustarme Plasmonik sein.3 Darüber hinaus analysieren wir das Potenzial von Ga2O3 als Dünnschichtbeschichtung für Si-Nanostrukturen, um die Leistung von Si-basierten dielektrischen Laserbeschleunigern (DLA) zu verbessern.
wobei Ez (z (t),t) das elektrische Feld ist, das die Elektronen in Echtzeit in Richtung der Elektronenausbreitung erfahren. fA (=Gacc/Einc) wird als Feldverhältnis bezeichnet und ist ein geometrieabhängiger Parameter, der unabhängig von Einc ist, wobei Einc die Amplitude des einfallenden elektrischen Laserfeldes ist. Für jedes gegebene Einc gibt es einen oder mehrere Punkte innerhalb der Gitterstruktur, an denen sich die höchste Spitzenamplitude des elektrischen Feldes, Emax, befindet. Der geometrieabhängige Verstärkungsfaktor ist definiert als η = Emax/Einc. Der Schwellenwert (=max{Emax} = η max{Einc}) ist die maximale elektrische Feldamplitude innerhalb der Struktur unmittelbar vor dem Zusammenbruch des optischen Feldes. Ein weiterer wichtiger Parameter, der Schadensfaktor DF = f A η = G acc E max , wird verwendet, um zu charakterisieren, wie effektiv die Gitter als Phasenmaske dienen, um das einfallende elektrische Feld zur Beschleunigung der Elektronen zu nutzen und gleichzeitig nicht zu viele Hot Spots in der elektrischen Feldverteilung zu besitzen, um ein hohes Einc zu überleben. Für eine effiziente Kopplung des Feldes an die Elektronen unterliegt die Gitterperiode der Phasenanpassungsbedingung Λ = βλ, wobei λ die Antriebslaserwellenlänge und β die auf die Lichtgeschwindigkeit c normierte Elektronengeschwindigkeit ist. Die geometrischen Parameter, die das DLA-Gitter definieren, sind die Gitterbreite w, die Tiefe d und die Periode Λ. Das Tastverhältnis ist definiert als w/Λ.
Wir verwenden eine FDTD-Methode (Finite-Differenzen-Zeitbereich), um sowohl das Feldverhältnis fA als auch den Schadensfaktor DF zu optimieren. Wir optimieren die Breite w und die Tiefe d für den maximalen Beschleunigungsgradienten von Ga2O3 DLAs bei β = 0,54, unter der Annahme einer Laserwellenlänge von 2,0 µm. Die optimierte Strukturgröße beträgt d = 600 nm und w/Λ = 50%. Sowohl fA als auch DF sinken um weniger als 10% bei Toleranzfenstern von 600 ± 100 nm bzw. 50 ± 10% für Tiefe und Tastverhältnis.
Abbildung 1b zeigt den Antriebslaser, der normalerweise auf die hergestellte Gittervorrichtung einfällt. Der in diesem Experiment verwendete Antriebslaser (rot markiert mit dem Pfeil, der den k → Vektor des Lasers zeigt) hat eine Wellenlänge von 2,0 µm, eine Pulsdauer von 250 fs und eine Wiederholrate von 100 kHz. Der Elektronenstrahl bewegt sich vertikal von oben nach unten. Abbildung 1c zeigt eine schematische Darstellung des Versuchsaufbaus des lasergesteuerten Elektronenbeschleunigers. Der gepulste Elektronenstrahl wird durch UV-Laserpulse erzeugt, die mit dem Antriebslaser synchronisiert sind, der auf eine flache Kupferphotokathode trifft und ein Elektronenpaket von 1 ± 0,2 ps erzeugt. Die Elektronen werden durch eine magnetische Linse auf eine Punktgröße von 700 ± 100 nm am Wechselwirkungspunkt fokussiert (die Spitze des roten Pfeils in Abbildung 1b). Die Elektronen wechselwirken mit dem Antriebslaser nahe der Oberfläche des Gitters. Der Elektronenstrahl wandert durch die Struktur zu einem magnetischen Spektrometer und trifft auf einen Mikrokanalplatten-Detektor (MCP), wo das Elektronenenergiespektrum mit einer Energieauflösung von 40 eV gemessen wird. Einzelheiten zur Herstellung der Saphir- und Ga2O3-Nanostrukturen sind im Abschnitt „Experimente“ beschrieben. Abbildung 1d-f zeigt die SEM-Bilder der Saphir- und Ga2O3-Nanostrukturen. Vergrößerte Ansichten sind jeweils in Abbildung 1e-g zu sehen.
Die im MCP gemessenen Elektronenspektren für die Saphir- und Ga2O3-DLAs sind in Abbildung 2a-d dargestellt. Die horizontale Achse ist die longitudinale Energiemodulation in Bezug auf die ursprüngliche Elektronenenergie von 96,3 keV (β = 0,54). Die vertikale Achse ist die Elektronenablenkung in mrad. Die „Laser Aus“-Bilder in Abbildung 2a,b zeigen die Verteilung der Elektronendichte ohne Laser-Elektronen-Wechselwirkung. Im Gegensatz dazu zeigen die „Laser Ein“-Bilder (Abbildung 2c,d) zwei deutliche Ausläufer auf jeder Seite der Verteilung. Diese Schwänze bestehen aus verlangsamten und beschleunigten Elektronen. Ausgehend von der in Abbildung 2a-d gezeigten Ladungsdichte stellen wir in Abbildung 2e,f die normalisierte Elektronenzahl als Funktion der Energiemodulation dar. Die Abnahme der Elektronendichte in der zentralen Energiespitze bei eingeschalteter Laserkurve (rot) im Vergleich zur ausgeschalteten Laserkurve (blau) deutet darauf hin, dass die Elektronen ursprünglich bei dieser zentralen Energie einen Energiegewinn oder -verlust aufgrund der Wechselwirkung mit dem Antriebslaser erfahren haben. Der maximale Energiegewinn des Saphir-DLA betrug 1 ± 0,1 keV über einen Wechselwirkungsabstand von 18 µm, was einen Beschleunigungsgradienten von 56 ± 6 MeV m-1 bei einem Einc von 3,1 GV m-1 ergibt. Der maximale Energiegewinn des Ga2O3-DLA beträgt 2,4 ± 0,1 keV über einen Wechselwirkungsabstand von 23 µm, was einen Beschleunigungsgradienten von 104 ± 4 MeV m-1 bei einem Einc von 2,4 GV m-1 ergibt.
Dies sind die ersten erfolgreichen Demonstrationen der lasergesteuerten Elektronenbeschleunigung mit halbleitenden Ga2O3-Nanostrukturen mit großer Bandlücke. Der Beschleunigungsgradient dieser gitterbasierten Ga2O3-DLA ist fast doppelt so hoch wie der der Saphirstruktur. Wir vermuten, dass die höhere Leitfähigkeit von Ga2O3 eine engere Annäherung der Elektronen an die Gitteroberfläche ermöglicht, was aufgrund des exponentiellen Abklingens des Nahfeldes in den Gittern zu höheren Beschleunigungsfeldern führt.8, 9, 27 Die gemessene LIDT beträgt 0,36 ± 0,04 J cm-2 für Ga2O3-Gitter sowohl im Vakuum als auch in Luft, was mit der von Saphir-Gittern (0,40 ± 0,04 J cm-2) vergleichbar ist. Der maximale Einc vor dem Auftreten von Schäden beträgt somit 3,3 GV m-1 für Ga2O3-Gitter, wobei Laserparameter mit einer Wellenlänge von 2,0 µm, einer Pulsdauer von 250 fs und 100 kHz Wiederholrate verwendet werden. (Die LIDT-Messungen werden im Abschnitt „Experimente“ beschrieben). Die hier gezeigte Ga2O3-DLA wurde mit einer Laserfluenz von 0,19 J cm-2 betrieben, die weit unter ihrer LIDT liegt, um einen stabilen Betrieb zu gewährleisten.
Silizium ist bei weitem das am weitesten entwickelte, kostengünstigste Material mit dem größten Waferdurchmesser, das die Herstellung komplexer, präziser Nanostrukturen ermöglicht. Zufälligerweise ist es aufgrund seines vergleichsweise hohen Brechungsindexes auch eine sehr effiziente Phasenmaske für Wellenlängen vom sichtbaren bis zum mittleren Infrarotbereich. Daher schlagen wir vor, die oben erwähnte höhere LIDT von Ga2O3 zu nutzen, um die Leistung von Si-Nanostrukturen zu verbessern. Dies könnte durch Hinzufügen einer Ga2O3-Dünnschicht zu einer Si-Gitterstruktur erreicht werden, die als Feldreduktionsschicht wirkt (Abbildung 3a,b). Die Verringerung der lokalen Feldverstärkung an den scharfen Kanten ist bemerkenswert. Außerdem hat das ideale Material für eine Si-AR-Beschichtung einen Index von ≈1,85. Ga2O3 hat einen Brechungsindex von 1,9 im NIR. Hier wird eine 30 nm dicke Ga2O3-Beschichtung für das Si-Gitter gewählt. Die Wahl von 30 nm ist ein Kompromiss zwischen den folgenden Faktoren: 1) Dickere Schichten (z. B. Viertelwellenschichten) sorgen für eine bessere Antireflexionsbeschichtung (AR), verringern aber die fA deutlich und führen somit zu einem niedrigeren Gacc. 2) Dünnere Schichten führen nicht zu einer signifikanten Feldreduzierung.
Abbildung 3a zeigt die berechnete elektrische Feldverteilung in der Nähe einer Si-Gitterstruktur, die für eine 2,0 µm Antriebslaserwellenlänge ausgelegt ist. Aus Abbildung 3b ist ersichtlich, dass durch Hinzufügen einer 30 nm dicken Ga2O3-Beschichtung der Feldverstärkungsfaktor η = Emax/Einc um das 2,9-fache reduziert wird (Vergleich von beschichteten mit unbeschichteten Proben). Die Hotspots treten nun an der Oberfläche des Ga2O3 statt an der Si-Oberfläche auf, und das Dünnschicht-Ga2O3 könnte möglicherweise einen höheren Einc-Wert vertragen als die Si-Volumenstruktur. Theoretisch, wenn die LIDT nur durch die Amplitude des einfallenden elektrischen Feldes bestimmt wird, reduziert sich η = Emax/Einc um das 2,9-fache mit einer fA-Reduktion von weniger als 1 % durch Hinzufügen dieser dünnen Ga2O3-Schicht, die in der FDTD-Simulation dargestellt ist, DF = fA/η = Gacc/Emax steigt um das 2,9-fache, wie in Abbildung 3c,d gezeigt.
In einem Satz unserer LIDT-Messungen stellten wir fest, dass bei Verwendung eines Lasers mit 250 fs, 100 kHz Wiederholrate und 2 µm Wellenlänge keine Änderung der LIDT (0,04 J cm-2) beobachtet wurde. In einer anderen Versuchsreihe mit einem Laser mit 100 fs, 1 kHz Wiederholrate und 2 µm Wellenlänge steigt max{Einc} von 0,83 GV m-1 (Si DLA) auf 1,52 GV m-1 (beschichtete Si DLA). Bei der ersten Versuchsreihe mit einer höheren Repetitionsrate und einer längeren Pulsdauer von 250 fs gehen wir davon aus, dass thermische Effekte, wie z. B. thermisches Schmelzen, zu den laserinduzierten Schäden beitragen. Bei der zweiten Versuchsreihe handelt es sich wahrscheinlich um eine feldinduzierte Schädigung mit geringeren thermischen Effekten aufgrund der niedrigeren Repetitionsrate von 1 kHz. Diese Ergebnisse sprechen für weitere Studien zur Laserschädigung und die Entwicklung einer besseren Filmqualität in der Zukunft.
Zusammenfassend lässt sich sagen, dass wir mit Ga2O3 hergestellte Nanostrukturen mit einer hohen laserinduzierten Schadensschwelle (LIDT) von 0,36 ± 0,04 J cm-2 nachgewiesen haben, die mit der von Saphir vergleichbar ist. Darüber hinaus berichten wir über die Demonstration eines Elektronenbeschleunigers auf der Basis von Ga2O3-Nanostrukturen, der einen Beschleunigungsgradienten von 104 ± 4 MeV m-1 liefert, der aufgrund der hohen Durchbruchschwelle von Ga2O3 die mit konventionellen HF-Beschleunigern möglichen Werte übertrifft. Darüber hinaus zeigen wir das Potenzial von Dünnschichtbeschichtungen als Feldreduktionsschichten für Si-Nanostrukturen, um die effektive LIDT und die Leistung von Si-basierten Nanostrukturen zu verbessern. Diese Ergebnisse zeigen die vielversprechende optische Hochleistungsanwendung von Ga2O3-Nanostrukturen als miniaturisierter lasergetriebener Elektronenbeschleuniger. Mit den ausgeprägten elektrischen und optischen Eigenschaften von Ga2O3 in Verbindung mit Fortschritten bei der Herstellung und den Waferwachstumstechniken werden in naher Zukunft weitere neuartige optische Hochleistungsanwendungen auf der Basis von Ga2O3 realisiert werden.