Metamaterial är strukturer under våglängden som nyligen har möjliggjort många nya optiska tillämpningar med en kompaktare formfaktor än traditionella motsvarigheter.1-6 Med den minskade storleken på funktionerna och skalningen av dessa nya optiska anordningar kommer många tillämpningar att uppnå högre prestanda om nanostrukturer med en hög skadetröskel för att hantera höga optiska effekter kan skapas. Sådana tillämpningar är bl.a. följande: LIDAR-komponenter som möjliggör högre lasereffekt för längre avstånd, platta linser i laserbaserade defektinspektionssystem för halvledarindustrin och dielektriska laseracceleratorer (DLA) som har potential att dramatiskt minska både storlek och kostnad för system (inklusive medicinsk avbildning och terapi, XUV-litografi etc.) som är centrerade kring partikelstrålar med hög energi.7-13
Galliumoxid (Ga2O3) är en relativt nyutvecklad halvledande oxid med brett bandgap och med många distinkta egenskaper. Ga2O3 har visat sin potential som en transparent ledande oxid (TCO) för djupa UV-fotodetektorer och högeffektselektronik.14-24 I den här artikeln utnyttjar vi Ga2O3:s höga tröskel för laserskador25, 26 och måttliga ledningsförmåga för att demonstrera de första Ga2O3-nanostrukturerna som producerats med en kompakt laserdriven elektronaccelerator. Att vara en TCO med hög tolerans för optisk effekt kan potentiellt göra Ga2O3 till en idealisk kandidat för både laseracceleratornanostrukturer (DLA) och andra metamaterialtillämpningar, t.ex. plasmonik med låg förlust.3 Dessutom analyserar vi potentialen hos Ga2O3 som en tunnskiktsbeläggning för Si-nanostrukturer för att potentiellt förbättra prestandan hos Si-baserade dielektriska laseracceleratorer (DLA).
där Ez (z (t),t) är det elektriska fältet på plats i realtid som elektronerna upplever i elektronernas utbredningsriktning. fA (=Gacc/Einc) kallas fältförhållandet, vilket är en geometriberoende parameter som är oberoende av Einc, där Einc är amplituden av det infallande elektriska fältet från lasern. För varje given Einc finns det en eller flera ställen i gallerstrukturen där den högsta toppamplitudet för det elektriska fältet, Emax, är belägen. Den geometriberoende förstärkningsfaktorn definieras som η = Emax/Einc. Ethreshold (=max{Emax} = η max{Einc}) är den maximala amplituden av det elektriska fältet inom strukturen strax före nedbrytning av det optiska fältet. En annan viktig parameter, skadefaktorn DF = f A η = G acc E max , används för att karakterisera hur effektivt nätverken fungerar som en fasmask för att utnyttja det infallande elektriska fältet för att accelerera elektroner samtidigt som de inte har för många heta fläckar i den elektriska fältfördelningen för att överleva en hög Einc. För en effektiv koppling av fältet till elektronerna är gallerperioden föremål för fasmatchningsbegränsningen Λ = βλ, där λ är drivlaserns våglängd och β är elektronernas hastighet normaliserad till ljusets hastighet, c. De geometriska parametrar som definierar DLA-gallret är gallerbredden, w, djupet, d, och perioden, Λ. Turtätheten definieras som w/Λ.
Vi använder en finit-differens tidsdomän (FDTD) metod för att optimera både fältförhållandet, fA och skadefaktorn, DF. Vi optimerar bredden, w och djupet, d för maximal accelerationsgradient för Ga2O3 DLAs vid β = 0,54, med antagande av en laservåglängd på 2,0 µm. De optimerade funktionernas storlek har d = 600 nm och w/Λ = 50 %. Både fA och DF minskar med mindre än 10 % med toleransfönster på 600 ± 100 nm och 50 ± 10 % för djup respektive arbetscykel.
Figur 1b visar drivlasern som normalt träffar den tillverkade gitteranordningen. Den drivlaser som används i detta experiment (markerad i rött med pilen som visar laserns k → vektor) har en våglängd på 2,0 µm, med en pulslängd på 250 fs och en repetitionsfrekvens på 100 kHz. Elektronstrålen rör sig vertikalt från toppen till botten. Figur 1c visar en schematisk bild av den laserdrivna elektronacceleratorns försöksuppställning. Den pulsade elektronstrålen genereras av UV-laserpulser som är synkroniserade med drivlasern och som träffar en platt kopparfotokatod, vilket ger upphov till en elektronstråle på 1 ± 0,2 ps. Elektronerna fokuseras av en magnetisk lins till en punktstorlek på 700 ± 100 nm vid interaktionspunkten (spetsen av den röda pilen i figur 1b). Elektronerna interagerar med drivlasern nära ytan på gallret. Elektronstrålen rör sig genom strukturen till en magnetisk spektrometer och träffar en MCP-detektor (microchannel plate) där elektronernas energispektrum mäts med en energiupplösning på 40 eV. Tillverkningen av nanostrukturerna av safir och Ga2O3 beskrivs i experimentavsnittet. Figur 1d-f visar SEM-bilder av nanostrukturerna av safir och Ga2O3. Inzoomade bilder av var och en av dem visas i figur 1e-g.
Elektronspektren som mäts i MCP för både safir och Ga2O3 DLAs visas i figur 2a-d. Den horisontella axeln är longitudinell energimodulering med avseende på den initiala elektronenergin på 96,3 keV (β = 0,54). Den vertikala axeln är elektronavböjning i mrad. Bilderna ”Laser off” i figur 2a,b visar fördelningen av elektrontäthet i frånvaro av laser-elektroninteraktion. Däremot visar bilderna med ”Laser On” (figur 2c,d) två tydliga svansar på varje sida av fördelningen. Dessa svansar består av bromsade och accelererade elektroner. Från den laddningstäthet som visas i figur 2a-d plottar vi det normaliserade antalet elektroner som en funktion av energimoduleringen i figur 2e,f. Den minskade elektrontätheten i den centrala energitoppen för kurvan med påslagen laser (i rött) jämfört med kurvan med avstängd laser (i blått) tyder på att elektroner som ursprungligen befann sig vid den centrala energin fick eller förlorade energi på grund av växelverkan med drivlasern. Safir-DLA:s maximala energiförstärkning var 1 ± 0,1 keV över ett interaktionsavstånd på 18 µm, vilket ger en accelerationsgradient på 56 ± 6 MeV m-1 vid en Einc på 3,1 GV m-1. Den maximala energiförstärkningen för Ga2O3 DLA är 2,4 ± 0,1 keV över ett interaktionsavstånd på 23 µm, vilket ger en accelerationsgradient på 104 ± 4 MeV m-1 vid en Einc på 2,4 GV m-1.
Detta är de första framgångsrika demonstrationerna av laserdriven elektronacceleration med halvledande Ga2O3-nanostrukturer med brett bandgap. Accelerationsgradienten för denna gallerbaserade Ga2O3 DLA är nästan dubbelt så stor som för safirstrukturen. Vi antar att Ga2O3:s högre ledningsförmåga gör det möjligt för elektronerna att närma sig gallrets yta, vilket resulterar i högre accelerationsfält på grund av den exponentiella avklingningen av närfältet i gallren.8, 9, 27 Den uppmätta LIDT är 0,36 ± 0,04 J cm-2 för Ga2O3-gallren både i vakuum och i luft, vilket är jämförbart med den för safirgallren (0,40 ± 0,04 J cm-2). Den maximala Einc innan skador uppstår är således 3,3 GV m-1 för Ga2O3-gitter, med laserparametrar med en våglängd på 2,0 µm, en pulslängd på 250 fs och en repetitionsfrekvens på 100 kHz. (LIDT-mätningar beskrivs i experimentavsnittet). Den Ga2O3 DLA som demonstrerades här drevs vid en laserfluens på 0,19 J cm-2, långt under deras LIDT för att säkerställa stabil drift.
Silikon är det överlägset mest utvecklade, minst kostsamma och med störst skivdiameter material som gör det möjligt att tillverka komplexa, exakta nanostrukturer. Lyckligtvis är det också en mycket effektiv fasmask vid våglängder från det synliga till mitten av det infraröda området, på grund av dess jämförelsevis höga brytningsindex. Vi föreslår därför att man utnyttjar Ga2O3:s högre LIDT som diskuterats ovan för att förbättra Si-nanostrukturernas prestanda. Detta kan uppnås genom att lägga till en tunn Ga2O3-beläggning på en Si-gallerstruktur, som fungerar som ett fältreducerande skikt (figur 3a, b). Minskningen av den lokala fältförstärkningen vid de skarpa kanterna är anmärkningsvärd. Dessutom har det idealiska materialet för en Si AR-beläggning ett index på ≈1,85. Ga2O3 har ett brytningsindex på 1,9 i NIR. Här väljer vi ett 30 nm Ga2O3-konformt beläggningsskikt för Si-gallret. 30 nm väljs som en kompromiss mellan följande faktorer: 1) Tjockare skikt (t.ex. kvartsvågsskikt) ger en bättre antireflexionsbeläggning (AR), men kommer att minska fA markant och därmed leda till lägre Gacc. 2) Tunnare skikt ger ingen betydande fältminskning.
Figur 3a visar den beräknade elektriska fältfördelningen nära en Si-gallerstruktur som är utformad för en 2,0 µm drivlaservåglängd. Man kan se i figur 3b att genom att lägga till en 30 nm Ga2O3-beläggning minskas fältförstärkningsfaktorn η = Emax/Einc med 2,9 gånger (om man jämför belagda jämfört med obelagda prover). Hotspots uppstår nu vid Ga2O3-ytan i stället för Si-ytan, och Ga2O3 i tunnfilm skulle potentiellt kunna tolerera en högre Einc än Si-strukturen i bulk. I teorin, om LIDT endast bestäms av det infallande elektriska fältets amplitud, givet att η = Emax/Einc minskas med 2,9 gånger med en fA-reduktion på mindre än 1 % genom att lägga till detta tunna skikt av Ga2O3 som illustreras i FDTD-simuleringen, ökar DF = fA/η = Gacc/Emax med 2,9 gånger, vilket visas i figur 3c,d.
I en uppsättning av våra LIDT-mätningar fann vi att ingen förändring av LIDT (0,04 J cm-2) observerades när vi använde en laser med 250 fs, 100 kHz repetitionsfrekvens, 2 µm våglängd. I en annan uppsättning experiment med 100 fs, 1 kHz repetitionsfrekvens, 2 µm våglängd, ökar max{Einc} från 0,83 GV m-1 (Si DLA) till 1,52 GV m-1 (belagd Si DLA). I den första uppsättningen experiment med högre repetitionsfrekvens och längre pulsvaraktighet på 250 fs tror vi att termiska effekter, t.ex. termisk smältning, bidrar till den laserinducerade skadan. I den andra uppsättningen experiment tror vi att skadorna sannolikt är fältinducerade skador med minskade termiska effekter på grund av den lägre repetitionsfrekvensen på 1 kHz. Dessa resultat motiverar ytterligare studier av laserskador och bättre utveckling av filmkvaliteten i framtiden.
Sammanfattningsvis demonstrerade vi Ga2O3-tillverkade nanostrukturer med en hög laserinducerad skadetröskel (LIDT) på 0,36 ± 0,04 J cm-2, jämförbar med den för safir. Vidare rapporterar vi demonstrationen av en elektronaccelerator baserad på Ga2O3-nanostrukturer, som ger en accelerationsgradient på 104 ± 4 MeV m-1, vilket överträffar de som är möjliga med konventionella RF-acceleratorer på grund av Ga2O3:s höga nedbrytningströskel. Dessutom visar vi potentialen hos tunnskiktsbeläggningar som fältreduktionsskikt för Si-nanostrukturer för att potentiellt förbättra den effektiva LIDT och prestandan hos Si-baserade nanostrukturer. Dessa resultat visar den lovande optiska tillämpningen med hög effekt av Ga2O3-nanostrukturer som en miniatyriserad laserdriven elektronaccelerator. Med de distinkta elektriska och optiska egenskaperna hos Ga2O3 i kombination med framsteg inom tillverknings- och wafertillväxtteknikerna kommer fler nya optiska tillämpningar med hög effekt baserade på Ga2O3 att förverkligas inom en nära framtid.