Los metamateriales son estructuras de sub-longitud de onda que han permitido recientemente muchas nuevas aplicaciones ópticas con un factor de forma más compacto que las contrapartes tradicionales.1-6 Con la reducción de los tamaños de las características y el escalado de estos novedosos dispositivos ópticos, muchas aplicaciones lograrán un mayor rendimiento si se pueden crear nanoestructuras con un alto umbral de daño para manejar altas potencias ópticas. Entre estas aplicaciones se encuentran: Componentes LIDAR que permiten una mayor potencia láser para una detección de mayor alcance, lentes planas en sistemas de inspección de defectos basados en láser para la industria de los semiconductores, y aceleradores láser dieléctricos (DLA) que tienen el potencial de reducir drásticamente tanto el tamaño como el coste de los sistemas (incluyendo la imagen y la terapia médica, la litografía XUV, etc.) centrados en haces de partículas de alta energía.7-13
El óxido de galio (Ga2O3) es un óxido semiconductor de banda ancha de desarrollo relativamente reciente con muchas propiedades distintas. El Ga2O3 ha demostrado su potencial como óxido conductor transparente (TCO) para fotodetectores UV profundos y electrónica de alta potencia.14-24 En este trabajo, aprovechamos el alto umbral de daño láser25, 26 y la moderada conductividad del Ga2O3 para demostrar las primeras nanoestructuras de Ga2O3 producidas por un acelerador de electrones compacto impulsado por láser. Al ser un TCO con alta tolerancia a la potencia óptica, el Ga2O3 podría ser un candidato ideal tanto para nanoestructuras de aceleradores láser (DLA) como para otras aplicaciones metamateriales, como la plasmónica de bajas pérdidas.Además, analizamos el potencial del Ga2O3 como recubrimiento de capa fina para nanoestructuras de Si para mejorar potencialmente el rendimiento de los aceleradores láser dieléctricos basados en Si (DLA).
donde Ez (z (t),t) es el campo eléctrico in situ en tiempo real experimentado por los electrones en la dirección de propagación del electrón. fA (=Gacc/Einc) se denomina relación de campo, que es un parámetro dependiente de la geometría e independiente de Einc, donde Einc es la amplitud del campo eléctrico láser incidente. Para cada Einc dado, hay uno o más puntos dentro de la estructura de la rejilla en los que se encuentra el pico más alto de amplitud del campo eléctrico, Emax. El factor de realce dependiente de la geometría se define como η = Emax/Einc. Ethreshold (=max{Emax} = η max{Einc}) es la máxima amplitud de campo eléctrico dentro de la estructura justo antes de la ruptura del campo óptico. Otro parámetro importante, el factor de daño DF = f A η = G acc E max , se utiliza para caracterizar la eficacia con la que las rejillas sirven de máscara de fase para utilizar el campo eléctrico incidente para acelerar los electrones sin poseer demasiados puntos calientes en la distribución del campo eléctrico para sobrevivir a un Einc elevado. Para un acoplamiento eficiente del campo a los electrones, el periodo de la rejilla está sujeto a la restricción de ajuste de fase, Λ = βλ, donde λ es la longitud de onda del láser de accionamiento y β es la velocidad del electrón normalizada a la velocidad de la luz, c. Los parámetros geométricos que definen la rejilla DLA son la anchura de la rejilla, w, la profundidad, d, y el periodo, Λ. El ciclo de trabajo se define como w/Λ.
Utilizamos un método de diferencias finitas en el dominio del tiempo (FDTD) para optimizar tanto la relación de campo, fA, como el factor de daño, DF. Optimizamos la anchura, w, y la profundidad, d, para el máximo gradiente de aceleración de los ADL de Ga2O3 a β = 0,54, suponiendo una longitud de onda del láser de 2,0 µm. Los tamaños optimizados de las características tienen d = 600 nm y w/Λ = 50%. Tanto fA como DF disminuyen en menos del 10% con ventanas de tolerancia de 600 ± 100 nm y 50 ± 10% para la profundidad y el ciclo de trabajo, respectivamente.
La figura 1b muestra el láser de accionamiento que normalmente incide sobre el dispositivo de rejilla fabricado. El láser de accionamiento utilizado en este experimento (indicado en rojo con la flecha que muestra el vector k → del láser) tiene una longitud de onda de 2,0 µm, con una duración de pulso de 250 fs y una tasa de repetición de 100 kHz. El haz de electrones viaja verticalmente de arriba a abajo. La figura 1c muestra un esquema del montaje experimental del acelerador de electrones accionado por láser. El haz de electrones pulsado se genera mediante pulsos de láser UV sincronizados con el láser de accionamiento, que incide en un fotocátodo de cobre plano, produciendo un haz de electrones de 1 ± 0,2 ps. Los electrones son enfocados por una lente magnética hasta un tamaño de punto de 700 ± 100 nm en el punto de interacción (la punta de la flecha roja en la Figura 1b). Los electrones interactúan con el láser de accionamiento cerca de la superficie de la rejilla. El haz de electrones viaja a través de la estructura hasta un espectrómetro magnético y es incidente en un detector de placa de microcanal (MCP) donde se mide el espectro de energía de los electrones con una resolución energética de 40 eV. Los detalles de la fabricación de las nanoestructuras de zafiro y Ga2O3 se describen en la Sección Experimental. La Figura 1d-f muestra las imágenes de SEM de las nanoestructuras de zafiro y Ga2O3. Las vistas ampliadas de cada una se muestran en la Figura 1e-g, respectivamente.
Los espectros de electrones medidos en el MCP para ambos DLAs de zafiro y Ga2O3 se muestran en la Figura 2a-d. El eje horizontal es la modulación de energía longitudinal con respecto a la energía inicial del electrón de 96,3 keV (β = 0,54). El eje vertical es la desviación del electrón en mrad. Las imágenes «Láser Off» de la Figura 2a,b muestran la distribución de la densidad de electrones en ausencia de la interacción láser-electrón. Por el contrario, las imágenes de «Láser Encendido» (Figura 2c,d) muestran dos colas distintas a cada lado de la distribución. Estas colas están compuestas por electrones desacelerados y acelerados. A partir de la densidad de carga mostrada en la Figura 2a-d, trazamos los recuentos de electrones normalizados en función de la modulación de la energía en la Figura 2e,f. El agotamiento de la densidad de electrones en el pico de energía central para la curva de activación del láser (en rojo), cuando se compara con la curva de desactivación del láser (en azul), indica que los electrones inicialmente en esta energía central experimentaron una ganancia o pérdida de energía debido a la interacción con el láser de accionamiento. La máxima ganancia de energía del ADL de zafiro fue de 1 ± 0,1 keV en una distancia de interacción de 18 µm, lo que da un gradiente de aceleración de 56 ± 6 MeV m-1 a un Einc de 3,1 GV m-1. La máxima ganancia de energía del DLA de Ga2O3 es de 2,4 ± 0,1 keV sobre una distancia de interacción de 23 µm, lo que produce un gradiente de aceleración de 104 ± 4 MeV m-1 a un Einc de 2,4 GV m-1.
Estas son las primeras demostraciones exitosas de la aceleración de electrones impulsada por láser con nanoestructuras semiconductoras de Ga2O3 de banda ancha. El gradiente de aceleración de esta DLA de Ga2O3 basada en rejillas es casi el doble que el de la estructura de zafiro. Nuestra hipótesis es que la mayor conductividad del Ga2O3 permite un mayor acercamiento de los electrones a la superficie de la rejilla, lo que da lugar a mayores campos de aceleración debido a la naturaleza de decaimiento exponencial del campo cercano en las rejillas.8, 9, 27 El LIDT medido es de 0,36 ± 0,04 J cm-2 para las rejillas de Ga2O3 tanto en vacío como en aire, lo que es comparable al de las rejillas de zafiro (0,40 ± 0,04 J cm-2). El Einc máximo antes de que se produzcan daños es, por tanto, de 3,3 GV m-1 para las rejillas de Ga2O3, utilizando parámetros láser de una longitud de onda de 2,0 µm, con una duración de pulso de 250 fs y una tasa de repetición de 100 kHz. (Las mediciones de LIDT se describen en la Sección Experimental). El ADL de Ga2O3 demostrado aquí fue operado a una fluencia láser de 0,19 J cm-2, muy por debajo de su LIDT para garantizar un funcionamiento estable.
El silicio es, con mucho, el material más desarrollado, menos costoso y con mayor diámetro de oblea que permite la fabricación de nanoestructuras complejas y precisas. Por suerte, también es una máscara de fase muy eficaz en las longitudes de onda desde el visible hasta el infrarrojo medio, debido a su índice de refracción comparativamente alto. Por lo tanto, proponemos aprovechar el mayor LIDT del Ga2O3 comentado anteriormente para mejorar el rendimiento de las nanoestructuras de Si. Esto podría lograrse añadiendo un recubrimiento de capa fina de Ga2O3 a una estructura de rejilla de Si, que actúa como una capa de reducción de campo (Figura 3a,b). La reducción del aumento del campo local en los bordes afilados es notable. Además, el material ideal para un revestimiento de Si AR tiene un índice de ≈1,85. El Ga2O3 tiene un índice de refracción de 1,9 en el NIR. En este caso, elegimos una capa de recubrimiento conforme de Ga2O3 de 30 nm para la rejilla de Si. La elección de 30 nm es un compromiso entre los siguientes factores 1) Las películas más gruesas (como las capas de cuarto de onda) proporcionan un mejor recubrimiento antirreflectante (AR), pero reducirán notablemente el fA y, por tanto, conducirán a una menor Gacc. 2) Las películas más finas no proporcionan una reducción significativa del campo.
La figura 3a muestra la distribución del campo eléctrico calculada cerca de una estructura de rejilla de Si diseñada para una longitud de onda de láser de 2,0 µm. En la Figura 3b se puede observar que al añadir un recubrimiento de 30 nm de Ga2O3, el factor de mejora del campo η = Emax/Einc se reduce en 2,9 veces (comparando las muestras recubiertas con las no recubiertas). Los puntos calientes se producen ahora en la superficie del Ga2O3 en lugar de la superficie del Si, y la película fina de Ga2O3 podría tolerar una Einc más alta que la estructura de Si. En teoría, si el LIDT está determinado únicamente por la amplitud del campo eléctrico incidente, dado que η = Emax/Einc se reduce en 2,9 veces con una reducción de fA de menos del 1% al añadir esta fina capa de Ga2O3 ilustrada en la simulación FDTD, DF = fA/η = Gacc/Emax aumenta en 2,9 veces, como se muestra en la Figura 3c,d.
En un conjunto de nuestras mediciones de LIDT, encontramos que no se observó ningún cambio de LIDT (0,04 J cm-2) cuando se utilizó un láser de 250 fs, 100 kHz de velocidad de repetición y 2 µm de longitud de onda. En otra serie de experimentos con un láser de 100 fs, 1 kHz de velocidad de repetición y 2 µm de longitud de onda, el max{Einc} aumenta de 0,83 GV m-1 (DLA de Si) a 1,52 GV m-1 (DLA de Si recubierto). En el primer conjunto de experimentos con una tasa de repetición más alta y una duración de pulso más larga de 250 fs, creemos que los efectos térmicos, como la fusión térmica, contribuyen al daño inducido por el láser. En el segundo conjunto de experimentos, creemos que el daño es probablemente un daño inducido por el campo con efectos térmicos reducidos debido a la menor tasa de repetición de 1 kHz. Estos resultados merecen más estudios de daños por láser y un mejor desarrollo de la calidad de la película en el futuro.
En resumen, demostramos nanoestructuras fabricadas con Ga2O3 con un alto umbral de daño inducido por láser (LIDT) de 0,36 ± 0,04 J cm-2, comparable al del zafiro. Además, informamos de la demostración de un acelerador de electrones basado en nanoestructuras de Ga2O3, que proporciona un gradiente de aceleración de 104 ± 4 MeV m-1, superando los posibles con aceleradores de RF convencionales debido al alto umbral de ruptura del Ga2O3. Además, mostramos el potencial de los recubrimientos de capa fina como capas de reducción de campo para las nanoestructuras de Si para mejorar potencialmente el LIDT efectivo y el rendimiento de las nanoestructuras basadas en Si. Estos resultados demuestran la prometedora aplicación óptica de alta potencia de las nanoestructuras de Ga2O3 como acelerador de electrones miniaturizado accionado por láser. Con las distintas propiedades eléctricas y ópticas del Ga2O3, combinadas con los avances en las técnicas de fabricación y crecimiento de las obleas, en un futuro próximo se realizarán más aplicaciones ópticas novedosas de alta potencia basadas en el Ga2O3.