Metamateriały są strukturami o długości podwymiaru, które ostatnio umożliwiły wiele nowych zastosowań optycznych o bardziej kompaktowym współczynniku kształtu niż tradycyjne odpowiedniki.1-6 Przy zmniejszonych rozmiarach funkcji i skalowaniu tych nowatorskich urządzeń optycznych, wiele aplikacji osiągnie wyższą wydajność, jeśli można stworzyć nanostruktury o wysokim progu uszkodzenia do obsługi dużych mocy optycznych. Do takich zastosowań należą: komponenty LIDAR, które umożliwiają wyższą moc lasera dla detekcji o większym zasięgu, płaskie soczewki w laserowych systemach inspekcji defektów dla przemysłu półprzewodnikowego oraz dielektryczne akceleratory laserowe (DLA), które mają potencjał, aby radykalnie zmniejszyć zarówno rozmiar, jak i koszt systemów (w tym obrazowania i terapii medycznej, litografii XUV, itp.) skupionych wokół wiązek cząstek o wysokiej energii.7-13
Tlenek galu (Ga2O3) jest stosunkowo nowo opracowanym tlenkiem półprzewodnikowym o szerokiej szerokości przerwy pasmowej i wielu odrębnych właściwościach. Ga2O3 wykazał swój potencjał jako przezroczysty tlenek przewodzący (TCO) dla fotodetektorów głębokiego UV i elektroniki wysokiej mocy.14-24 W tej pracy, wykorzystujemy wysoki próg uszkodzenia lasera25, 26 i umiarkowane przewodnictwo Ga2O3 do zademonstrowania pierwszych nanostruktur Ga2O3 produkowanych kompaktowy laserowy akcelerator elektronów. Jako TCO o wysokiej tolerancji mocy optycznej może potencjalnie uczynić Ga2O3 idealnym kandydatem zarówno do nanostruktur akceleratorów laserowych (DLA), jak i innych zastosowań metamateriałowych, takich jak niskostratna plazmonika.3 Ponadto analizujemy potencjał Ga2O3 jako cienkowarstwowej powłoki dla nanostruktur Si, aby potencjalnie zwiększyć wydajność dielektrycznych akceleratorów laserowych (DLA) opartych na Si.
gdzie Ez (z (t),t) jest polem elektrycznym in situ w czasie rzeczywistym doświadczanym przez elektrony w kierunku propagacji elektronów. fA (=Gacc/Einc) nazywane jest stosunkiem pola, który jest parametrem zależnym od geometrii i niezależnym od Einc, gdzie Einc jest amplitudą padającego laserowego pola elektrycznego. Dla każdego danego Einc istnieje jedno lub więcej miejsc w strukturze kraty, gdzie znajduje się najwyższa szczytowa amplituda pola elektrycznego, Emax. Zależny od geometrii współczynnik wzmocnienia definiuje się jako η = Emax/Einc. Ethreshold (=max{Emax} = η max{Einc}) to maksymalna amplituda pola elektrycznego w strukturze tuż przed załamaniem pola optycznego. Inny ważny parametr, współczynnik uszkodzenia DF = f A η = G acc E max , jest używany do scharakteryzowania jak efektywnie siatki służą jako maski fazowe do wykorzystania padającego pola elektrycznego do przyspieszania elektronów, jednocześnie nie posiadając zbyt wielu gorących punktów w rozkładzie pola elektrycznego, aby przetrwać wysoki Einc. Dla efektywnego sprzężenia pola z elektronami, okres kraty podlega ograniczeniu dopasowania fazowego, Λ = βλ, gdzie λ jest długością fali lasera napędowego, a β jest prędkością elektronów znormalizowaną do prędkości światła, c. Parametry geometryczne, które definiują kratę DLA to szerokość kraty, w, głębokość, d, i okres, Λ. Cykl pracy jest zdefiniowany jako w/Λ.
Używamy metody FDTD (finite-difference time-domain) do optymalizacji zarówno współczynnika pola, fA jak i współczynnika uszkodzenia, DF. Optymalizujemy szerokość, w i głębokość, d dla maksymalnego gradientu przyspieszenia w Ga2O3 DLAs przy β = 0.54, zakładając długość fali lasera 2.0 µm. Zoptymalizowane rozmiary elementów mają d = 600 nm i w/Λ = 50%. Zarówno fA jak i DF zmniejszają się o mniej niż 10% przy oknach tolerancji 600 ± 100 nm i 50 ± 10% odpowiednio dla głębokości i cyklu pracy.
Rysunek 1b przedstawia laser napędowy normalnie padający na wytworzone urządzenie kratowe. Laser napędowy używany w tym eksperymencie (zaznaczony na czerwono strzałką pokazującą wektor k → lasera) ma długość fali 2.0 µm, czas trwania impulsu 250 fs i częstotliwość repetycji 100 kHz. Wiązka elektronów przemieszcza się pionowo z góry na dół. Rysunek 1c przedstawia schemat układu eksperymentalnego akceleratora elektronów napędzanego laserem. Impulsowa wiązka elektronów jest generowana przez impulsy lasera UV zsynchronizowane z laserem napędowym, które padają na płaską miedzianą fotokatodę, wytwarzając wiązkę elektronów o czasie trwania 1 ± 0.2 ps. Elektrony są skupiane przez soczewkę magnetyczną do rozmiaru plamki 700 ± 100 nm w punkcie interakcji (końcówka czerwonej strzałki na rysunku 1b). Elektrony oddziałują z laserem napędowym w pobliżu powierzchni kraty. Wiązka elektronów przemieszcza się przez strukturę do spektrometru magnetycznego i pada na detektor mikrokanałowy (MCP), gdzie mierzone jest widmo energetyczne elektronów z rozdzielczością energetyczną 40 eV. Szczegóły dotyczące wytwarzania nanostruktur z szafiru i Ga2O3 są opisane w części eksperymentalnej. Rysunek 1d-f przedstawia obrazy SEM nanostruktur z szafiru i Ga2O3. Powiększone widoki każdej z nich są pokazane odpowiednio na rysunku 1e-g.
Widma elektronowe zmierzone w MCP zarówno dla szafirowych jak i Ga2O3 DLAs są pokazane na Rysunku 2a-d. Oś pozioma to podłużna modulacja energii w odniesieniu do początkowej energii elektronu 96.3 keV (β = 0.54). Oś pionowa to odchylenie elektronu w mrad. Obrazy „Laser Off” na rysunku 2a,b pokazują rozkład gęstości elektronów przy braku oddziaływania laser-elektron. W przeciwieństwie do tego, obrazy „Laser On” (Rysunek 2c,d) pokazują dwa wyraźne ogony po każdej stronie rozkładu. Ogony te składają się z opóźnionych i przyspieszonych elektronów. Z gęstości ładunku pokazanej na Rysunku 2a-d, wykreśliliśmy znormalizowaną liczbę elektronów jako funkcję modulacji energii na Rysunku 2e,f. Zmniejszenie gęstości elektronów w piku centralnej energii dla krzywej włączonego lasera (na czerwono), w porównaniu do krzywej wyłączonego lasera (na niebiesko) wskazuje, że elektrony początkowo przy tej centralnej energii doświadczyły wzmocnienia lub utraty energii z powodu interakcji z laserem napędowym. Maksymalny przyrost energii w przypadku szafirowego DLA wynosił 1 ± 0,1 keV w odległości oddziaływania 18 µm, co daje gradient przyspieszenia 56 ± 6 MeV m-1 przy Einc równym 3,1 GV m-1. Maksymalny przyrost energii w Ga2O3 DLA wynosi 2,4 ± 0,1 keV na odległości oddziaływania 23 µm, co daje gradient przyspieszenia 104 ± 4 MeV m-1 przy Einc równym 2,4 GV m-1.
Są to pierwsze udane demonstracje laserowo napędzanego przyspieszania elektronów z szerokim pasmem przerwy półprzewodnikowych nanostruktur Ga2O3. Gradient przyspieszenia tego opartego na kratownicy Ga2O3 DLA jest prawie dwukrotnie większy niż w przypadku struktury szafirowej. Stawiamy hipotezę, że wyższa przewodność Ga2O3 pozwala na bliższe zbliżenie się elektronów do powierzchni kraty, co skutkuje wyższym polem przyspieszającym z powodu wykładniczego rozkładu pola bliskiego w kratach.8, 9, 27 Zmierzony LIDT wynosi 0.36 ± 0.04 J cm-2 dla krat Ga2O3 zarówno w próżni jak i w powietrzu, co jest porównywalne z kratami szafirowymi (0.40 ± 0.04 J cm-2). Maksymalny Einc przed uszkodzeniem wynosi więc 3,3 GV m-1 dla kratek Ga2O3, przy parametrach lasera o długości fali 2,0 µm, czasie trwania impulsu 250 fs i częstotliwości powtarzania 100 kHz. (Pomiary LIDT są opisane w części eksperymentalnej). Demonstrowane tutaj Ga2O3 DLA pracowały przy fluencji lasera 0,19 J cm-2, znacznie poniżej ich LIDT, aby zapewnić stabilną pracę.
Krzem jest zdecydowanie najbardziej rozwiniętym, najmniej kosztownym i o największej średnicy wafla materiałem, który umożliwia wytwarzanie złożonych, precyzyjnych nanostruktur. Na szczęście jest on również bardzo wydajną maską fazową w zakresie długości fal od widzialnych do średniej podczerwieni, ze względu na stosunkowo wysoki indeks załamania. W związku z tym, proponujemy wykorzystanie wyższego LIDT Ga2O3 omówionego powyżej do poprawy wydajności nanostruktur Si. Można to osiągnąć poprzez dodanie cienkowarstwowej powłoki Ga2O3 do struktury kraty Si, która działa jako warstwa redukująca pole (Rysunek 3a,b). Zauważalna jest redukcja lokalnego wzmocnienia pola na ostrych krawędziach. Dodatkowo, idealny materiał na powłokę Si AR ma indeks ≈1.85. Ga2O3 ma współczynnik załamania 1.9 w NIR. Tutaj, wybieramy 30 nm warstwę powłoki konformalnej Ga2O3 dla kraty Si. 30 nm jest wybrane jako kompromis pomiędzy następującymi czynnikami: 1) Grubsze warstwy (takie jak warstwy ćwierćfalowe) zapewniają lepszą powłokę antyrefleksyjną (AR), ale wyraźnie zmniejszą fA, a tym samym doprowadzą do niższego Gacc. 2) Cieńsze warstwy nie zapewniają znacznej redukcji pola.
Rysunek 3a przedstawia obliczony rozkład pola elektrycznego w pobliżu struktury kraty Si zaprojektowanej dla długości fali lasera napędowego 2,0 µm. Na rysunku 3b widać, że po dodaniu 30 nm powłoki Ga2O3, współczynnik wzmocnienia pola η = Emax/Einc zmniejsza się 2,9 razy (porównując próbki z powłoką i bez). Gorące punkty występują teraz na powierzchni Ga2O3 zamiast na powierzchni Si, a cienkowarstwowy Ga2O3 mógłby potencjalnie tolerować wyższy Einc niż struktura Si. W teorii, jeśli LIDT jest określony tylko przez amplitudę padającego pola elektrycznego, biorąc pod uwagę η = Emax/Einc jest zmniejszona o 2,9 razy przy redukcji fA mniejszej niż 1% przez dodanie tej cienkiej warstwy Ga2O3 zilustrowanej w symulacji FDTD, DF = fA/η = Gacc/Emax wzrasta o 2,9 razy, jak pokazano na rysunku 3c,d.
W jednym zestawie naszych pomiarów LIDT stwierdziliśmy, że nie zaobserwowano żadnej zmiany LIDT (0,04 J cm-2), gdy użyto lasera o długości fali 250 fs, częstotliwości repetycji 100 kHz, długości fali 2 µm. W kolejnym zestawie eksperymentów z laserem 100 fs, repetycja 1 kHz, długość fali 2 µm, max{Einc} wzrasta z 0.83 GV m-1 (Si DLA) do 1.52 GV m-1 (powlekany Si DLA). W pierwszym zestawie eksperymentów z wyższą częstotliwością powtarzania i dłuższym czasem trwania impulsu 250 fs, uważamy, że efekty termiczne, takie jak topnienie termiczne, przyczyniają się do uszkodzeń indukowanych laserem. W drugim zestawie eksperymentów, uważamy, że uszkodzenie jest prawdopodobnie uszkodzeniem wywołanym przez pole z ograniczonymi efektami termicznymi z powodu niższej częstotliwości powtarzania 1 kHz. Wyniki te zasługują na dalsze badania uszkodzeń laserowych i lepszy rozwój jakości folii w przyszłości.
Podsumowując, zademonstrowaliśmy nanostruktury Ga2O3 z wysokim progiem uszkodzenia indukowanego laserem (LIDT) 0,36 ± 0,04 J cm-2, porównywalnym do szafiru. Ponadto, donosimy o demonstracji akceleratora elektronów opartego na nanostrukturach Ga2O3, który zapewnia gradient przyspieszenia 104 ± 4 MeV m-1, przewyższający te możliwe do uzyskania z konwencjonalnych akceleratorów RF z powodu wysokiego progu rozpadu Ga2O3. Ponadto, pokazujemy potencjał cienkowarstwowych powłok jako warstw redukujących pole dla nanostruktur Si, aby potencjalnie poprawić efektywny LIDT i wydajność nanostruktur opartych na Si. Wyniki te pokazują obiecujące zastosowanie optyczne wysokiej mocy nanostruktur Ga2O3 jako zminiaturyzowanego akceleratora elektronów napędzanego laserem. Dzięki wyraźnym właściwościom elektrycznym i optycznym Ga2O3 w połączeniu z postępem w technikach wytwarzania i wzrostu płytek, więcej nowych zastosowań optycznych wysokiej mocy opartych na Ga2O3 zostanie zrealizowanych w najbliższej przyszłości.