Les métamatériaux sont des structures sub-longueur d’onde qui ont récemment permis de nombreuses nouvelles applications optiques avec un facteur de forme plus compact que les homologues traditionnels.1-6 Avec la réduction de la taille des caractéristiques et la mise à l’échelle de ces nouveaux dispositifs optiques, de nombreuses applications atteindront des performances plus élevées si des nanostructures avec un seuil de dommage élevé pour gérer des puissances optiques élevées peuvent être créées. Ces applications comprennent Les composants LIDAR qui permettent une puissance laser plus élevée pour une détection à plus longue portée, les lentilles plates dans les systèmes d’inspection des défauts par laser pour l’industrie des semi-conducteurs, et les accélérateurs laser diélectriques (DLA) qui ont le potentiel de réduire considérablement à la fois la taille et le coût des systèmes (y compris l’imagerie et la thérapie médicales, la lithographie XUV, etc.) centrés sur les faisceaux de particules à haute énergie.7-13
L’oxyde de gallium (Ga2O3) est un oxyde semi-conducteur à large bande interdite relativement récent avec de nombreuses propriétés distinctes. Ga2O3 a démontré son potentiel en tant qu’oxyde conducteur transparent (TCO) pour les photodétecteurs UV profond et l’électronique de haute puissance.14-24 Dans cet article, nous tirons parti du seuil élevé de dommages laser25, 26 et de la conductivité modérée de Ga2O3 pour démontrer les premières nanostructures Ga2O3 produites accélérateur d’électrons compact piloté par laser. Être un TCO avec une tolérance de puissance optique élevée pourrait potentiellement faire Ga2O3 un candidat idéal pour les deux nanostructures accélérateur laser (DLA) et d’autres applications métamatériaux, tels que plasmoniques à faible perte.En outre, nous analysons le potentiel de Ga2O3 comme un revêtement en couche mince pour les nanostructures de Si pour potentiellement améliorer les performances des accélérateurs laser diélectriques à base de Si (DLA).
où Ez (z (t),t) est le champ électrique in situ en temps réel subi par les électrons dans la direction de leur propagation. fA (=Gacc/Einc) est appelé le rapport de champ, qui est un paramètre dépendant de la géométrie et indépendant de Einc, où Einc est l’amplitude du champ électrique laser incident. Pour chaque Einc donné, il existe un ou plusieurs points dans la structure du réseau où se trouve l’amplitude maximale du champ électrique, Emax. Le facteur de renforcement dépendant de la géométrie est défini comme η = Emax/Einc. Ethreshold (=max{Emax} = η max{Einc}) est l’amplitude maximale du champ électrique dans la structure juste avant la rupture du champ optique. Un autre paramètre important, le facteur de dommage DF = f A η = G acc E max , est utilisé pour caractériser l’efficacité avec laquelle les réseaux servent de masque de phase pour utiliser le champ électrique incident afin d’accélérer les électrons sans posséder trop de points chauds dans la distribution du champ électrique pour survivre à un Einc élevé. Pour un couplage efficace du champ aux électrons, la période du réseau est soumise à la contrainte de correspondance de phase, Λ = βλ, où λ est la longueur d’onde du laser de commande et β est la vitesse de l’électron normalisée à la vitesse de la lumière, c. Les paramètres géométriques qui définissent le réseau DLA sont la largeur du réseau, w, la profondeur, d, et la période, Λ. Le rapport cyclique est défini par w/Λ.
Nous utilisons une méthode de domaine temporel à différences finies (FDTD) pour optimiser à la fois le rapport de champ, fA et le facteur de dommage, DF. Nous optimisons la largeur, w et la profondeur, d pour un gradient d’accélération maximal des DLA Ga2O3 à β = 0,54, en supposant une longueur d’onde laser de 2,0 µm. Les tailles optimisées des caractéristiques ont d = 600 nm et w/Λ = 50%. Tant fA que DF diminuent de moins de 10% avec des fenêtres de tolérance de 600 ± 100 nm et 50 ± 10% pour la profondeur et le cycle d’utilisation, respectivement.
La figure 1b montre le laser d’attaque normalement incident sur le dispositif de réseau fabriqué. Le laser d’attaque utilisé dans cette expérience (indiqué en rouge avec la flèche montrant le vecteur laser k →) a une longueur d’onde de 2,0 µm, avec une durée d’impulsion de 250 fs et une fréquence de répétition de 100 kHz. Le faisceau d’électrons se déplace verticalement de haut en bas. La figure 1c présente un schéma du dispositif expérimental de l’accélérateur d’électrons piloté par laser. Le faisceau d’électrons pulsé est généré par des impulsions laser UV synchronisées avec le laser de commande, qui sont incidentes sur une photocathode plate en cuivre, produisant un bouquet d’électrons de 1 ± 0,2 ps. Les électrons sont focalisés par une lentille magnétique pour obtenir un point de 700 ± 100 nm au point d’interaction (la pointe de la flèche rouge sur la figure 1b). Les électrons interagissent avec le laser de commande près de la surface du réseau. Le faisceau d’électrons traverse la structure jusqu’à un spectromètre magnétique et est incident sur un détecteur à plaque à microcanaux (MCP) où le spectre d’énergie des électrons est mesuré avec une résolution énergétique de 40 eV. Les détails de fabrication des nanostructures en saphir et en Ga2O3 sont décrits dans la section expérimentale. Les figures 1d-f présentent les images MEB des nanostructures en saphir et en Ga2O3. Des vues zoomées de chacune d’elles sont présentées dans la Figure 1e-g, respectivement.
Les spectres électroniques mesurés dans le MCP pour les deux DLAs de saphir et de Ga2O3 sont présentés dans la figure 2a-d. L’axe horizontal est la modulation d’énergie longitudinale par rapport à l’énergie initiale de l’électron de 96,3 keV (β = 0,54). L’axe vertical représente la déviation des électrons en mrad. Les images « Laser Off » de la Figure 2a,b montrent la distribution de la densité électronique en l’absence d’interaction laser-électron. En revanche, les images « Laser On » (Figure 2c,d) montrent deux queues distinctes de chaque côté de la distribution. Ces queues sont composées d’électrons décélérés et accélérés. À partir de la densité de charge présentée dans les figures 2a-d, nous traçons le nombre d’électrons normalisés en fonction de la modulation d’énergie dans les figures 2e,f. L’appauvrissement de la densité d’électrons dans le pic d’énergie central pour la courbe d’activation du laser (en rouge), par rapport à la courbe de désactivation du laser (en bleu), indique que les électrons initialement à cette énergie centrale ont subi un gain ou une perte d’énergie en raison de l’interaction avec le laser de commande. Le gain d’énergie maximal du DLA en saphir était de 1 ± 0,1 keV sur une distance d’interaction de 18 µm, ce qui donne un gradient d’accélération de 56 ± 6 MeV m-1 à un Einc de 3,1 GV m-1. Le gain d’énergie maximal de la DLA Ga2O3 est de 2,4 ± 0,1 keV sur une distance d’interaction de 23 µm, ce qui donne un gradient d’accélération de 104 ± 4 MeV m-1 à un Einc de 2,4 GV m-1.
Ce sont les premières démonstrations réussies d’accélération d’électrons pilotée par laser avec des nanostructures semi-conductrices Ga2O3 à large bande interdite. Le gradient d’accélération de cette DLA Ga2O3 à base de réseau est presque le double de celui de la structure en saphir. Nous supposons que la conductivité supérieure du Ga2O3 permet aux électrons de s’approcher plus près de la surface du réseau, ce qui entraîne des champs d’accélération plus élevés en raison de la nature exponentielle du champ proche dans les réseaux.8, 9, 27 Le LIDT mesuré est de 0,36 ± 0,04 J cm-2 pour les réseaux Ga2O3 dans le vide et dans l’air, ce qui est comparable à celui des réseaux en saphir (0,40 ± 0,04 J cm-2). L’Einc maximal avant l’apparition de dommages est donc de 3,3 GV m-1 pour les réseaux Ga2O3, en utilisant des paramètres laser d’une longueur d’onde de 2,0 µm, avec une durée d’impulsion de 250 fs et une fréquence de répétition de 100 kHz. (Les mesures LIDT sont décrites dans la section expérimentale). Le DLA Ga2O3 démontré ici a été exploité à une fluence laser de 0,19 J cm-2, bien en dessous de leur LIDT pour assurer un fonctionnement stable.
Le silicium est, de loin, le matériau le plus développé, le moins cher et le plus grand diamètre de plaquette qui permet la fabrication de nanostructures complexes et précises. Fortuitement, c’est aussi un masque de phase très efficace à des longueurs d’onde allant du visible à l’infrarouge moyen, en raison de son indice de réfraction comparativement élevé. Par conséquent, nous proposons de tirer parti du LIDT plus élevé du Ga2O3 évoqué ci-dessus pour améliorer les performances des nanostructures de Si. Cela pourrait être réalisé en ajoutant un revêtement de Ga2O3 en couche mince à une structure de réseau de Si, qui agit comme une couche de réduction de champ (Figure 3a,b). La réduction de l’augmentation locale du champ aux bords aigus est notable. De plus, le matériau idéal pour un revêtement Si AR a un indice de ≈1,85. Ga2O3 a un indice de réfraction de 1,9 dans le NIR. Ici, nous choisissons une couche de revêtement conforme de Ga2O3 de 30 nm pour le réseau de Si. Le choix de 30 nm est un compromis entre les facteurs suivants : 1) Les films plus épais (tels que les couches quart d’onde) fournissent un meilleur revêtement antireflet (AR), mais réduiront nettement le fA et conduiront donc à un Gacc plus faible. 2) Les films plus minces ne fournissent pas une réduction de champ significative.
La figure 3a montre la distribution du champ électrique calculé près d’une structure de réseau Si conçue pour une longueur d’onde de laser de commande de 2,0 µm. On peut voir sur la figure 3b qu’en ajoutant un revêtement de Ga2O3 de 30 nm, le facteur d’amélioration du champ η = Emax/Einc est réduit de 2,9 fois (en comparant les échantillons revêtus et non revêtus). Les points chauds se produisent maintenant à la surface du Ga2O3 au lieu de la surface du Si, et le Ga2O3 en couche mince pourrait potentiellement tolérer un Einc plus élevé que la structure du Si massif. En théorie, si le LIDT est déterminé uniquement par l’amplitude du champ électrique incident, étant donné que η = Emax/Einc est réduit de 2,9 fois avec une réduction de fA de moins de 1 % par l’ajout de cette fine couche de Ga2O3 illustrée dans la simulation FDTD, DF = fA/η = Gacc/Emax augmente de 2,9 fois comme le montre la figure 3c,d.
Dans un ensemble de nos mesures de LIDT, nous avons constaté qu’aucun changement de LIDT (0,04 J cm-2) n’a été observé lors de l’utilisation d’un laser de 250 fs, 100 kHz de fréquence de répétition, 2 µm de longueur d’onde. Dans une autre série d’expériences avec un laser de 100 fs, un taux de répétition de 1 kHz, une longueur d’onde de 2 µm, le max{Einc} augmente de 0,83 GV m-1 (Si DLA) à 1,52 GV m-1 (Si DLA revêtu). Dans la première série d’expériences avec un taux de répétition plus élevé et une durée d’impulsion plus longue de 250 fs, nous pensons que les effets thermiques, tels que la fusion thermique, contribuent aux dommages induits par le laser. Dans la deuxième série d’expériences, nous pensons que les dommages sont probablement des dommages induits par le champ avec des effets thermiques réduits en raison de la fréquence de répétition plus faible de 1 kHz. Ces résultats méritent d’autres études sur les dommages causés par le laser et un meilleur développement de la qualité du film à l’avenir.
En résumé, nous avons démontré des nanostructures fabriquées en Ga2O3 avec un seuil de dommage induit par laser (LIDT) élevé de 0,36 ± 0,04 J cm-2, comparable à celui du saphir. De plus, nous rapportons la démonstration d’un accélérateur d’électrons basé sur des nanostructures de Ga2O3, qui fournit un gradient d’accélération de 104 ± 4 MeV m-1, dépassant ceux possibles avec les accélérateurs RF conventionnels en raison du seuil de rupture élevé du Ga2O3. En outre, nous montrons le potentiel des revêtements en couches minces comme couches de réduction de champ pour les nanostructures de Si afin d’améliorer potentiellement le LIDT effectif et les performances des nanostructures à base de Si. Ces résultats démontrent l’application optique prometteuse à haute puissance des nanostructures de Ga2O3 comme accélérateur d’électrons miniaturisé piloté par laser. Avec les propriétés électriques et optiques distinctes de Ga2O3 combinées aux progrès des techniques de fabrication et de croissance des plaquettes, d’autres nouvelles applications optiques de haute puissance basées sur Ga2O3 seront réalisées dans un avenir proche.