Разработка методов усиления, генерации и управления инфракрасным и терагерцовым излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.03, доктор физико-математических наук Кукушкин, Владимир Алексеевич

• Кукушкин, Владимир Алексеевич
• доктор физико-математических наук
• 2011

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук Кукушкин, Владимир Алексеевич

Введение.

1 Генерация импульсного терагерцового поля с помощью оптического выпрямления импульсов инфракрасного излучения в нелинейных полупроводниках, помещённых в диэлектрический или плазмонный волновод

1.1 Введение.

1.2 Ограничение на степень конверсии импульсов ближнего инфракрасного излучения в импульсы терагерцового поля в нелинейных полупроводниках

1.3 Оптическое выпрямление импульсов среднего инфракрасного диапазона в С/СаАя/С волноводе

1.4 Модель двойного плазмонного волновода.

1.5 Конверсия импульса ближнего инфракрасного диапазона в терагсрцовый импульс в двойном илазмонном волноводе

1.6 Выводы.

2 Получение импульсов среднего н дальнего инфракрасного излучения в результате внутрирезонаторного нелинейного смешения полей, генерируемых в двухчастотных гетеролазерах в режиме синхронизации мод

2.1 Введение.

2.2 Нелинейное смешение полей и генерация излучения разностной частоты в гетеролазерах на квантовых ямах.

2.3 Амплитуда и форма выходных импульсов разностной частоты.

2.4 Оценки выходной мощности инфракрасных и терагерцовых импульсов.

2.5 Методы дальнейшего увеличения выходной мощности инфракрасных и терагерцовых импульсов.

2.6 Выводы.

3 Генерация импульсного среднего инфракрасного излучения на внутри-зонном переходе со спектрально ограниченной инверсией в межзонных полупроводниковых лазерах на гетероструктурах с квантовыми ямами 70 3.1 Введение.

3.2 Резонаторы для оптического и среднего инфракрасного излучения.

3.3 Межзонная генерация оптического излучения.

3.4 Внутризонная генерация среднего инфракрасного поля.

3.5 Выводы.

4 Усиление и генерация импульсов среднего и дальнего инфракрасного диапазона в гетероструктуре, синхронно накачиваемой импульсным оптическим излучением.

4.1 Введение.

4.2 Усиление инфракрасного сигнала и волноведущей гетероструктуре с квантовыми ямами, накачиваемой синхронным оптическим импульсом.

4.3 Параметры волноведущих гетероструктур и оптических импульсов, оптимальные для усиления инфракрасного сигнала.

4.4 Выводы.

5 Усиление импульсов среднего инфракрасного излучения на кратковременно инвертируемых межподзоиных переходах в квантовых ямах.

5.1 Видение.

5.2 Параметры гетероструктуры, предназначенной для создания кратковременной инверсии населённостей на межподзоиных переходах.

5.3 Расчёт коэффициента усиления и изменения формы входящего импульса

5.4 Схема быстрого изменения наложенного на структур}' электрического поля

5.5 Выводы.

6 Генерация терагерцового излучения в высококачественных алмазных образцах с резонансным циклотронным нагревом тяжёлых дырок.

6.1 Введение.

6.2 Требования на чистоту алмазных образцов.

6.3 Порог генерации терагерцового лазера на алмазе.

6.4 Выводы.

7 Низкопороговый насыщающийся поглотитель субтерагерцового излучения на квантовых ямах с поперечным магнитным нолем и отрицательной массой лёгких дырок.

7.1 Введение.

7.2 Зависимость циклотронной частоты дырок от их продольной энергии в квантовой яме с поперечным магнитным полем.

7.3 Слабополевая нелинейная динамическая проводимость в квантовой яме с поперечным магнитным полем.

7.4 Выводы.

8 Частотно перестраиваемый безынверсный лазер дальнего инфракрасного и терагерцового диапазона на квантовых точках и квантовых ямах, накачиваемых когерентным излучением.

8.1 Введение.

8.2 Модель квантовых точек, взаимодействующих с электромагнитным полем

8.3 Коэффициент усиления и перестройка частоты генерации безынверсного лазера на квантовых точках.

8.4 Взаимодействие электронов квантовых ям с электромагнитным полем.

8.5 Коэффициент безынверсного усиления дальнего инфракрасного и терагерцового излучения в квантовых ямах.

8.6 Оптимальные параметры квантовых ям и перестройка частоты генерации.

8.7 Выводы.

9. Эффективное безынверсное усиление среднего и дальнего инфракрасного излучения па квантовых точках с квазидискретными уровнями, накачиваемых когерентным излучением ближнего инфракрасного или оптического диапазона.

9.1 Введение.

9.2 Система квантовых точек с квазидискретными уровнями - активная среда для безынверсного усиления среднего и дальнего инфракрасного излучения.

9.3 Взаимодействие квантовых точек с излучением накачки: бездиссипативное распространение

9.4 Коэффициент усиления поля в системе квантовых точек.

9.5 Выводы.

10 Генерация дальнего инфракрасного и терагерцового излучения в фонтанных (резонансных рамановских) лазерах на квантовых ямах без использования фононного опустошения нижнего лазерного уровня.

10.1 Введение.

10.2 Конструкция активного слоя и волновода для фонтанного лазера дальнего инфракрасного диапазона на квантовых ямах.

10.3 Модель взаимодействия электромагнитного излучения с находящимися в квантовых ямах электронами.

10.4 Ожидаемые характеристики фонтанного лазера дальнего инфракрасного диапазона на квантовых ямах.

10.5 Выводы.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Разработка методов усиления, генерации и управления инфракрасным и терагерцовым излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах»

В последние годы электромагнитное излучение инфракрасного (ИК) и терагерцо-вого (ТГц) диапазона частот находит всё более широкое применение как в фундаментальных исследованиях, а также в многочисленных практических приложениях. Среди первых можно назвать изучение поверхностных плазмон-полярптонных волн [1], когерентный контроль внутризонных переходов в полупроводниковых наноструктурах [2,3], исследование динамики плазменных сред [4], плазыон-фононных мод [5] и когерентных осцилляций электронов [6], возбуждение слабо релятивистских электронов и ионов [7] и др. Ко вторым относятся информационно-телекоммуникационные технологии, мониторинг состояния атмосферы, неразрушающее зондирование сла-боироводящих материалов [8] и биологических тканей [9,10], системы безопасности, электромагнитная терапия [11,12], спектроскопия органических молекул [13,14], низкочастотная модуляция оптического излучения [15] и др.

Однако, достаточно мощные, эффективные и компактные источники электромагнитного поля в этой частотной области до сих пор отсутствуют. Продвижение в него традиционных приборов вакуумной электроники сверхвысоких частот (СВЧ) ограничивается как принципиальными, так и техническими факторами. В результате частота выходного излучения таких приборов, как лампы обратной волны не превышает величины порядка 700 ГГц [16]. Рабочие частоты гиротронов, как правило, ограничены значениями порядка 1 ТГц и достигаются лишь при использовании соленоидов с криогенным охлаждением и применении импульсного режима создания магнитного поля с малой частотой повторения: один импульс с длительностью 50 мкс за минуту [17]. Дальнейшее повышение частоты излучения этих приборов требует ещё большего увеличения магнитных полей, что является технически трудно выполнимой задачей. Переход же па более высокие циклотронные гармоники ведёт к быстрому уменьшению их выходной мощности. Лазеры на свободных электронах хотя и перекрывают весь ИК и ТГц диапазон и обеспечивают достаточно высокую выходную мощность, но являются громоздкими и дорогими установками, способными работать лишь в лабораторных условиях и потому практически недоступными для использования в практических целях [18].

С другой стороны, для многих практических применений ИК и ТГц излучения не требуется большая его мощность, а на первый план выходят такие характеристики его источников, как компактность и простота обращения с ними. Поэтому значительное внимание привлекают различные методы генерации электромагнитного поля этого частотного диапазона, связанные с использованием полупроводников и полупроводниковых гетероструктур. Хотя основанные на них источники ИК и ТГц излучения п не способны обеспечить столь высокие мощности, как приборы СВЧ электроники, они, как правило, являются компактными и простыми в обращении устройствами, которые молено производить большими сериями, значительно снижая тем самым их стоимость н расширяя сферу их применения.

Особо следует выделить такой класс полупроводниковых источников ИК и ТГц излучения, как полупроводниковые наногетероструктуры - квантовые ямы (КЯ), квантовые проволоки и квантовые точки (КТ). Основные причины интереса к ним и постоянно растущей сферы их применения - -но сравни 1ельная лёгкость манипуляции частотами переходов между их уровнями размерного квантования (соответствующими вакуумным длинам волн от долей до сотен микрон) путём подбора их параметров, возможность локализации носителей в активной области этих устройств, что позволяет значительно увеличить коэффициент усиления генерируемого в них излучения, их способное гь каналировать ИК и ТГц поле за счёт волноводных эффектов, что существенно снижает его потери за счёт дифракции, и др. В последние годы наб глодается быстрое развитие технологии изготовления таких структур и достижение в этой области многих по-истине впечатляющих результатов [19]. Теперь вполне реальным является создание сложных наногетеросистем, содержащих тысячи различных слоёв, толщина которых контролируется с точностью до одного монослоя, а химический состав - с точностью лучше одного процента. Всё это позволяет говорить о произошедшем в последние годы прорыве в области материальной базы полупроводниковой фотоники и оптоэлектроники.

Среди уже ставших традиционными источников ИК и ТГц излучения и методов его генерации, основанных на полупроводниках ц полупроводниковых гетеро- и нано-1 е1ероструктурах, можно назвать квантовые каскадные лазеры (ККЛ) [20], фотопро-водящие антенны [21,22], сверхбыстрый перенос зарядов вблизи поверхности полупроводника [23], черенковское излучение [24], возбуждение когерентных продольных оптических (ПО) фононов в полярных полупроводниках [25-27], осцилляции заряда между двумя КЯ во внешнем электрическом поле [28], возбуждение поверхности полупроводника фемтосекундными лазерными импульсами во внешнем магнитном поле [29], блоховские осцилляции в полупроводниковых сверхрешётках во внешнем электрическом поле [30], поляритонные осцилляции в КЯ, заключённых в высокодобро гный микрорезонатор [31] и др.; см. их обзор в [32].

Настоящая диссертация посвящена разработке (с использованием как аналитического подхода, так и компьютерного моделирования) новых методов, а также совершенствованию некоторых из уже известных методов усиления, генерации и управления ИК и ТГц излучением на основе нелинейных и резонансных эффектов в полупроводниках и полупроводниковых гетеро- и наногетероструктурах. Полученные в ней новые теоретические результаты в области физики взаимодействия электромагнитного излучения с полупроводниковыми гетеро- и наногетероструктурами могут служить основой для дальнейших теоретических и экспериментальных исследований в данном научном направлении и создания новых источников PIK и ТГц излучения с уникальными характеристиками. Следует отметить, что решения всех затронутых в диссертации проблем доведены до указания конкретных параметров структур и характеристик наложенных на них внешних электрических и ¿магнитных полей (а также, в случае необходимости, и способов создания последних), которые необходимы для экспериментальной реализации предлагаемых методов и устройств. Поэтому данная работа вносит заметный вклад в развитие как физических основ, так и практической разработки техники полупроводниковых усилителей и генераторов когерентного IIK и ТГц излучения, имеющей важное значение для российской науки в области радиофизики и полупроводниковой электроники.

По-сути основным содержанием данной диссертации является изучение линейных и нелинейных процессов излучения, распространения, взаимодействия и трансформации излучения миллиметрового, субмиллиметрового, инфракрасного и оптического диапазонов в полупроводниках и полупроводниковых гетероструктурах и поиск путей создания основанных на этих процессах высокоэффективных усилителей и источников инфракрасного и терагерцового электромагнитного ноля. Это определяет её принадлежность к специальности 01.04.03 - радиофизика, которая является для неё основной.

В то же время значительное место в диссертации уделено разработке научных основ, а также физических и технических принципов создания новых и совершенствования традиционных источников инфракрасного и терагерцового излучения конкретных типов, основанных на квантовых эффектах в полупроводниковых наноге-тероструктурах. Кроме того, большая часть её содержания связана с построением и исследованием математических моделей таких устройств. Всё это обуславливает её отношение также и к специальности 05.27.01 - твердотельная электроника, радиоэлектронные компоненты, микро- и нано- электроника, приборы на квантовых эффектах.

В первых двух главах диссертации рассмотрена генерация средних и дальних ИК и ТГц импульсов за счёт нерезонансной квадратичной нелинейности диэлектрической проницаемости полупроводниковых кристаллов, а также за счёт резонансной квадратичной нелинейной восприимчивости гетероструктур с КЯ, обусловленной находящимися в КЯ носителями.

Первая глава посвящена разработке метода генерации импульсного ТГц поля с помощью оптического выпрямления импульсов ближнего и среднего ИК диапазона в полупроводниках с нерезонансной квадратичной нелинейностью решёточной диэлектрической проницаемости, помещённых в диэлектрический (разделы 1.2 и 1.3) или плазмонный (разделы 1.4 и 1.5) волновод. Во введении к пей (раздел 1.1) кратко описаны физические основы процесса оптического выпрямления в средах с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости и указан основной недостаток этого метода, заключающийся в малой степени конверсии выпрямляемого импульса в ТГц импульс. Очевидный пугь решения этой проблемы - повышение пиковых интен-сивностей выпрямляемых импульсов и увеличение расстояния, которое они проходят в нелинейной среде.

Однако в разделе 1.2 показано, что существуют максимальные толщина нелинейного кристалла и пиковая интенсивность выпрямляемых ближних ИК импульсов, при превышении которых степень их конверсии в ТГц импульсы перестаёт увеличиваться или даже уменьшается. Причиной этого является уширение выпрямляемых импульсов за счёт дисперсии их групповой скорости, их нелинейное двух- и трёхфотонное поглощение, а также появление вследствие двух последних процессов квазисвободных носителей (электронов и дырок), на которых происходит диссипация получаемых ТГц импульсов. В результате вычислена предельная степень объёмной конверсии (для ОаАБ равная 7 • Ю-6), которая не может быть повышена ни увеличением толщины нелинейного кристалла, ни повышением пиковых интенсивностей ближних ИК импульсов.

В разделе 1.3 на примере диэлектрического волновода с центральным слоем из СаАэ и обкладочных слоёв из алмаза, слабо поглощающего в ТГц диапазоне, проведён детальный расчёт процесса оптического выпрямления в волноведущей гете-роструктуре. В результаю показано, что, подбирая параметры волновода и несущую длину волны выпрямляемых импульсов (для С/СаАй/С-структуры толщина центрального слоя должна быть равна 74 мкм, а несущая вакуумная длина волны выпрямляемых импульсов - 6 мкм), можно добиться одновременного выполнения условия фазового синхронизма и обращения в нуль дисперсии их групповой скорости, т.е. минимизировать их уширение с проходимым расстоянием. При этом несущая длина волны выпрямляемых импульсов оказывается лежащей в среднем ИК диапазоне и, вследствие этого, снимаются все установленные в разделе 1.2 для ближних ИК импульсов ограничения на их максимальные интенсивности, т.к. нелинейное поглощение средних ИК импульсов и обусловленная им генерация квазисвободных носителей становятся пренебрежимо слабыми. В результате открывается возможность увеличения степени конверсии путём повышение пиковых интенсивностей выпрямляемых импульсов за счёт увеличения мощности их источника. Кроме того, значительно увеличивается расстояние, на котором происходит эффективное выпрямление импульсов, т.к. оно в этом случае определяется не дисперсией их групповой скорости, а линейным решёточным поглощением ТГц импульса. В итоге степень конверсии может превышать 1 %, что является весьма высоким для процесса оптического выпрямления значением. В заключении раздела дано качественное описание формы выходных ТГц импульсов.

В разделе 1.4 рассмотрен случай, когда повышение пиковых интенсивностей выпрямляемых импульсов для увеличения степени конверсии путём повышения мощности их источника невозможно вследствие ограниченности величины последней.

В этой ситуации предложено увеличить пиковые интенсивностей выпрямляемых импульсов с помощью их фокусировки. При этом для предотвращения дифракционного уширения генерируемых ТГц импульсов предлагается заключить слой нелинейного полупроводникового кристалла в двойной плазмонный волновод, т.е. покрыть его верхнюю и нижнюю поверхности тонкими плёнками из металла или высоко допи-рованного полупроводника, действительная часть диэлектрической проницаемости которого отрицательна. Математическая модель такого устройства рассматривается в разделе 1.4.

В разделе 1.5 проведён расчёт процесса оптического выпрямления в двойном плазмонном волноводе. В результате показано, что подбирая его параметры и несущую длину волны выпрямляемых импульсов (для конкретного примера пластинки из нелинейного кристалла ваР, помещённой между двумя слоями из Ag, её толщина должна равняться 6.4 мкм, а вакуумная несущая длина волны выпрямляемых импульсов - 1.013 мкм), можно добиться выполнения условия фазового синхронизма для центральной частоты ТГц импульса, равной 1 ТГц. Вследствие слабой дисперсии эффективного показателя преломления такого устройства в ТГц области (что обусловливается взаимной компенсацией положительной дисперсии высокопроводящих внешних слоёв и отрицательной дисперсии нелинейного кристалла) это обеспечивает генерацию коротких (и поэтом)* достаточно мощных) ТГц импульсов с длительностями порядка длительностей выпрямляемых импульсов. В результате для оптимальной пиковой интенсивности последних, метод нахождения которой дан в разделе 1.2, степень конверсии оказывается порядка 0.01 %. В заключение раздела показано, что без фокусировки ближних ИК импульсов и использования двойного плазмонного волновода достижение такой степени конверсии требовало бы применения в 50 раз более мощного (в пике) источника выпрямляемых импульсов.

В главе 2 предложен и рассмотрен метод генерации импульсов среднего и дальнего ИК излучения в результате внутрирезонаторного нелинейного смешения оптических или ближних ИК полей, генерируемых в двухчастотных гетеролазерах в режиме синхронизации мод. При этом используется как нерезонансная квадратичная нелинейность диэлектрической проницаемости кристаллической решётки полупроводников, так и резонансная квадратичная нелинейная восприимчивость активной среды лазера, обусловленная КЯ.

Во введении к ней (раздел 2.1) указано, что эффективность схем внутрирезона-торного нелинейного смешения высокочастотных полей не ограничена их поглощением, так как генерация обеих полей обеспечивается простой токовой накачкой и происходит в той же области, где осуществляется их смешение и возбуждение поля на разностной частоте. Функционирование таких схем в импульсном режиме, когда одно (или оба) оптических или ближних ИК поля генерируются в режиме синхронизации мод, позволяет значительно увеличить как пиковую, так и среднюю мощность выходного ИК или ТГц излучения.

В разделе 2.2 приведены параметры гетерос/груктуры с КЯ, в которой генерируются два оптических или ближних ИК поля (причём одно из них или оба - в режиме синхронизации мод). Затем сформулирована математическая модель, описывающая их нелинейное смешение в такой структуре и происходящую за счёт этого генерацию ИК или ТГц импульсов.

В разделе 2.3 вычислены амплитуда, пиковая интенсивность и форма выходных ИК или ТГц импульсов. В нём показано, что ИК или ТГц и оптические импульсы имеют близкие длительности и для вакуумной длины волны ИК импульса, равной 10 мкм, оптимальная (т.е. обеспечивающая максимальную пиковую интенсивность ИК импульса) длительность импульса оптического поля составляет 0.2 пс. Для больших длин волн ИК импульсов ^ 100 мкм оптимальная длительность оптического импульса оказывается равной нескольким фс, которая, конечно, в режиме синхронизации мод является трудиодостижимой.

В разделе 2.4 даны оценки как пиковых, так и средних мощностей последовательности генерируемых средних и дальних ИК импульсов в зависимости от их несущих длин волн. В случае, когда лишь одно из двух оптических или ближних ИК полей генерируется в режиме синхронизации мод, пиковая мощность средних ИК импульсов с вакуумной длиной волны ~ 10 мкм примерно равна 0.13 Вт (средняя мощность 0.65 мВт при частоте повторения ~ 1 ГГц). Для дальних ИК импульсов с длиной волны ^ 100 мкм она составляет 0.4 мкВт (средняя мощность ~ 2 нВт при той же частоте повторения).

В разделе 2.5 обсуждаются пути дальнейшего увеличения пиковых и средних мощностей средних и дальних ИК импульсов. В итоге в ней сделан вывод, что применение режима синхронизации мод для обоих оптических или ближних ИК полей при их внутрирезонаторном нелинейном смешении позволяет примерно в 100 раз увеличить пиковую мощность генерации низкочастотного излучения по сравнению с непрерывным режимом. Показано, что основанный на такой схеме источник импульсного среднего и дальнего ИК или ТТц поля может работать при комнатной температуре с использованием простой токовой накачки и обеспечивать излучение пикосекундных импульсов с вакуумными длинами волн ~ 10 -г 100 мкм и пиковыми мощностями ~ 1 Вт при 10 мкм и ^ 10 мкВт при 100 мкм.

Вследствие малости рассмотренных в главах 1 и 2 нелинейных эффектов выходная мощность генерируемого за счёт них PIK и ТГц излучения также оказывается достаточно низкой. Потенциально более эффективное усиление, генерацию и управление ИК и ТГц полем могут обеспечить резонансные схемы, в которых последнее взаимодействует в основном лишь с носителями, находящимися на нескольких уровнях или в нескольких подзонах размерного квантования (главы 3 - 5 и 8 - 10), или в нескольких подзонах валентной зоны объёмного полупроводника (глава 6), или принадлежащими определённой подзоне размерного квантования и имеющими квазиимпульсы, лежащие в некоторой узкой области квазиимпульсного пространства (глава 7). Традиционным механизмом усиления ИК и ТГц излучения в резонансных схемах является создание инверсии населённостей на резонансном с ним квантовом переходе. Разработке и совершенствованию основанных на данном механизме методов усиления и генерации ИК и ТГц поля посвящены главы 3-6.

В главах 3-5 роль указанного перехода играет внутризонный переход между подзонами размерного квантования в КЯ.

В главе 3 рассмотрена схема генерации импульсного среднего ИК излучения на внутризонном переходе между подзонами размерного квантования в оптических и ближних PIK межзопных полупроводниковых лазерах на гетероструктурах с КЯ. В ней внутризонный переход инвертируется за счёт опустошения его нижней подзоны вследствие электрон-дырочной рекомбинации, стимулированной сильным оптическим или ближним ИК полем, которое генерируется в той же структуре на межзонном переходе. В предыдущих исследованиях подобной схемы неоднородное уширение внутризонного лазерного перехода не учитывалось. В результате считалось, что усиление среднего и дальнего ИК поля на нём возможно лишь при наличии полной (т.е. интегральной но квазиимпульсам электронов в плоскости КЯ) инверсии населённо-стей между соответствующими подзонами. Это привело к сильно завышенной оценке требуемой пороговой плотности тока накачки для начала генерации среднего ИК излучения, которая могла быть снижена до экспериментально достижимой величины лишь при охлаждении структуры до криогенных температур. Однако впутризонные лазерные переходы характеризуются конечными неоднородными уширениями, связанными с зависимостями их частот от квазиимпульсов носителей в плоскости КЯ. В данной главе проведён последовательный учёт этого эффекта.

В разделе 3.2 предложена и рассчитана конструкция волновода для оптического и среднего ИК излучения, обеспечивающий достаточно низкий коэффициент поглощения последнего.

В разделе 3.3 приведены параметры симметричной мелкой (т.е. имеющей лишь одну подзону размерного квантования в зоне проводимости) КЯ, используемые для нижеследующих вычислений, определены характеристики возникающих в ней подзон размерного квантования и сформулирована математическая модель, описывающая одновременную генерацию в ней электромагнитного излучения на меж- и виут-ризонных переходах. Указано, что для генерации среднего ИК поля представляется выгодным использовать внутризонный переход в валентной зоне между подзонами размерного квантования тяжёлых дырок вследствие его большего неоднородного уширения. Затем в отсутствие среднего ИК ноля детально рассмотрена генерация оптического поля на межподзонном переходе.

В разделе 3.4 найдена пороговая плотность тока накачки для начала средней ИК генерации на внутризонном переходе. Показано, что при этом последний инвертирован лишь в узком интервале квазиимпульсов электронов в плоскости КЯ, содержащем в себе весь интервал, где частота этого перехода резонансна с частотой усиливаемого среднего ИК поля. Отсутствие инверсии при других квазиимпульсах не ведёт к существенному поглощению последнего, т.к. при них его взаимодействие с переходом нерезонансно и потому неэффективно. Показано также, что при этом на внутризонном переходе отсутствует полная (т.е. интегральная по квазиимпульсам электронов в плоскости КЯ) инверсия. Это позволяет значительно (в несколько раз) понизить требуемую пороговую плотность тока накачки для начала средней ИК генерации по сравнению с оценками, сделанными ранее без учёта неоднородного уширения межподзонного перехода. В результате она оказывается экспериментально вполне достижимой даже при комнатной температуре. Позволяя избавиться от необходимости криогенного охлаждения, это значительно увеличивает привлекательность рассматриваемого метода генерации среднего и дальнего ИК и ТГц излучения для различных приложений.

В связи с очевидными из главы 3 трудностями создания инверсии на впутри-зонном переходе в КЯ в квазинепрерывном режиме (достаточно большая плотность накачивающего тока, которая не приводит к разрушению структуры, лишь если она создаётся в течение достаточно коротких промежутков времени) представляет интерес рассмотрение схем создания на нём кратковременной инверсии, время существования которой определяется временем жизни носителей в его верхней подзоне. Такие схемы могут обеспечить эффективное усиление и генерацию импульсов среднего и дальнего ИК излучения, длительность которых не превышает указанного времени сохранения инверсии на межподзонном переходе. В главах 4 и 5 проанализированы два типа подобных схем.

В главе 4 рассмотрено создание кратковременной инверсии населённостей на внутризонном переходе в зоне проводимости в гетероструктуре с КЯ с помощью так называемой синхронной накачки. Она заключается в воздействии на структуру мощным и коротким накачивающим оптическим импульсом, резонансным с частотой перехода из подзоны тяжёлых дырок валентной зоны в верхнюю подзону зону проводимости. Такой импульс приводит к выравниванию населённостей указанных подзон, тем самым создавая инверсию на переходе между верхней и нижней подзонами зоны проводимости. В результате становится возможным усиление ИК импульса соответствующей частоты, распространяющегося совместно (т.е. синхронно) с накачивающим оптическим импульсом и имеющего примерно одинаковую с ним длительность.

В разделе 4.2 сформулирована математическая модель взаимодействия волно-ведущих гетероструктур с КЯ и электромагнитного излучения, а также выведены и проанализированы з'равнения, описывающие распространение и взаимодействие в таких структурах оптического и среднего или дальнего ИК импульсов. В нём отмечено, что применение рассматриваемого метода синхронной накачки к полупроводниковым наногетероструктурам с КЯ осложнено спецификой структуры их иод-зон размерного квантования, проявляющейся, в частности, в характерном для них большом неоднородном уширении межзонного перехода, на котором поглощается накачка. В результате последняя заселяет не только верхнюю, но и нижнюю подзону внутризонного лазерного перехода, что может привести к уменьшению коэффициента усиления среднего или дальнего ИК поля ниже уровня его потерь и сделать работу рассматриваемого усилителя невозможной. Однако в данном разделе показано, что за счёт неоднородного уширения внутризонного перехода поглощение среднего или дальнего PIK импульса на нём за счёт заселения его нижней подзоны оказывается нерезонансным и потому подавленным.

В разделе 4.3 проанализированы результаты численного решения приведённых в предыдущем разделе уравнений, определены оптимальные для реализации данного метода параметры возбуждающего оптического импульса и волноведущей гетеро-структуры и приведены оценки коэффициента усиления ИК импульса и его выходной мощности. В результате показано, что даже при комнатной температуре предлагаемый метод может обеспечить увеличение мощности пикосекундных ИК импульсов примерно в 100 раз при их несущей вакуумной длине волны около 20 мкм и в 2.5 раза при длине волны около 60 мкм. Дальнейшее увеличение коэффициента усиления может быть достигнуто путём применения каскадных схем, т.е. с помощью помещения на пути усиливаемого среднего или дальнего ИК импульса несколько рассмотренных гетероструктур и ввода в каждую из них оптических накачивающих импульсов в моменты прихода в них ИК сигнала.

В главе 5 рассмотрен другой способ создания кратковременной инверсии населён-ностей на внутризонном лазерном переходе в КЯ. Он заключается в заселении его верхней подзоны носителями за время, много меньшее, чем время их жизни в ней, которое примерно равно 1 пс при комнатной температуре. В результате последняя величина будет определять время существования инверсии на лазерном переходе, который, следовательно, можно использовать для усиления средних и дальних пикосекундных и субникосекундных ИК импульсов.

В разделе 5.2 предложен способ указанного быстрого заселения верхней подзоны лазерного перехода. Он заключается в использовании подзоны в смежной КЯ, которая является её основной подзоной и при протекании через структуру накачивающего тока (и, следовательно, наложения напряжения) имеет энергию, значительно отличающуюся от энергии верхней подзоны лазерного перехода в соседней КЯ. В результате время жизни носителей в данной вспомогательной подзоне будет определяться достаточно медленным процессом спонтанной межзонной электрон-дырочной рекомбинации, т.е. составлять величину порядка 1 не. Это позволяет даже при относительно слабом токе накачки сконцентрировать в пей достаточно большое число носителей. При быстром выключении внешнего электрического поля энергия вспомогательной подзоны сравнивается с энергией верхней лазерной подзоны в соседней КЯ, в результате чего находящиеся во вспомогательной подзоне носители резонансно туннелируют в верхнюю лазерную подзону. Время такого туннелирования должно быть много меньше времени жизни носителей в последней, что может быть легко обеспечено достаточной тонкостью разделяющего КЯ потенциального барьера. Затем происходит столь же быстрое включение внешнего электрического поля, в результате чего энергии рассматриваемых подзон вновь становятся сильно отличающимися друг от друга, и поэтому обратное туннелирование носителей оказывается сильно подавленным. Таким образом, в верхнюю подзону лазерного перехода переходит значительное число носителей, концентрация которых (на единицу площади КЯ), как показывают проведённые в разделе 5.2 вычисления для конкретных предложенных там наборов параметров КЯ, может составлять величину порядка 8 • Ю10 см-2 для структуры с внутризонным лазерным переходом, отвечающим вакуумной длине волны А ~ 10 мкм, и 2 • 1010 см-2 - для А ~ 25 мкм.

В разделе 5.3 выполнен расчёт коэффициента усиления и изменения формы входного импульса при его прохождении через систему КЯ с кратковременно инвертируемыми внутризонными лазерными переходами. Показано, что для входного импульса с несущей вакуумной длиной волны, равной А ~ 10 мкм, и максимальной интенсивностью ^ 3 х 103 Вт/см2 при начальной инверсии на лазерном переходе, составляющей на единицу площади КЯ величину порядка 4 х Ю10 см-2, возможно увеличение его пиковой мощности на 70 % без существенного изменения его длительности и формы. Дальнейшее увеличение мощности импульса возможно путём применения каскадной схемы, состоящей из нескольких гетероструктур рассмотренного типа, расположенных одна за другой и работающих синхронно с моментами прихода в них усиливаемого импульса.

Конечно, эффективность предложенного метода зависит от возможности генерации импульсов напряжения с достаточно крутыми передним и задним фронтами. В разделе 5.4 показано, что данная задача может быть решена путём возбуждения фемтосекундными лазерными импульсами фотопроводящих материалов (например 81), в которых время установления квазистационарного значения фототока определяется весьма быстрым процессом релаксации импульсов носителей и может лежать в фемтосекундном и даже субфемтосекундном диапазоне, а время сохранения фотовозбуждённой проводимости достаточно велико и равняется нескольким десяткам пс. Предложена конкретная электротехническая схема, позволяющая на основе данного метода создавать импульсы напряжения с требуемыми характеристиками.

Усиления ИК и ТГц излучения можно добиться не только путём инвертирования перехода между уровнями размерного квантования в полупроводниковых на-ногетероструктурах, но и с помощью инвертирования перехода между подзонами с различными параметрами носителей в обычных объёмных полупроводниках. Роль такого перехода может играть, например, неоднородно уширенный переход между подзонами тяжёлых и легких дырок в валентной зоне, эффективные массы носителей в которых существенно отличаются друг от друга. В главе б рассмотрен метод создания спектрально ограниченной инверсии населёниостей на таком переходе, т.е. инверсии, существующей лишь в узком диапазоне его частот (или, что то же, узком диапазоне квазиимпульсов дырок), содержащем весь интервал его резонансного взаимодействия с усиливаемым ИК или ТГц полем. Он основан на том, что, вследствие различия масс лёгких и тяжелых дырок, циклотронные частоты их вращения в статическом магнитном поле также различаются. Поэтому можно создать ситуацию, когда переменное электрическое поле (накачка), приложенное в направлении, ортогональном магнитному полю, взаимодействует резонансно лишь с тяжелыми дырками. Такое поле может существенно нагреть последние, практически не изменяя при этом ни концентрации лёгких дырок, ни функции их распределения по энергиям. В результате на переходе между подзонами лёгких и тяжелых дырок становится возможным возникновение спектрально ограниченной инверсии населённостей.

Конечно, реализация такого метода создания инверсии возможна лишь при достаточно сильном магнитном поле и низкой скорости релаксации квазиимпульсов лёгких дырок, когда разница циклотронных частот лёгких и тяжелых дырок оказывается много больше последней, так что взаимодействие лёгких дырок с полем накачки является нерезонансным. Другим необходимым условием работы данной схемы является достаточно малая концентрация дырок, при которой обмен энергией между ними происходит существенно медленнее, чем обмен с решеткой. В противном случае распределения лёгких и тяжелых дырок характеризовались бы одинаковыми температурами, так что инверсия между соответствующими подзонами была бы невозможной. Низкая концентрация дырок, в свою очередь, приводит к малому коэффициенту усиления ИК или ТГц поля. Поэтому третьим условием реализации данного метода является достаточно низкий коэффициент поглощения ИК или ТГц кристаллической решёткой используемого полупроводникового материала.

В разделе 6.2 показано, что всем этим условиям могут удовлетворить, по-видимому, лишь высококачественные (по отношению к концентрации дефектов решётки) и чистые (по отношению к содержанию примесей) образцы искусственных алмазов, которые обладают аномально низким решёточным поглощением в дальнем ИК и ТГц диапазоне и концентрации акцепторных и электрически нейтральных примесей в которых не превышают определённых найденных в данном разделе значений.

В разделе 6.3, исходя из решения кинетического уравнения для функций распределения тяжёлых и лёгких дырок и условия работы всей схемы при комнатной'температуре, определена оптимальная частота накачивающего излучения, равная 147 ГГц, и его пороговая интенсивность для начала генерации электромагнитного поля с частотой 1 ТГц, составляющая примерно 1.4 кВт/см2. Последняя вполне может быть обеспечена, например, магнетроном, работающем в импульсном режиме.

Хорошо известно, что в случае полупроводниковых наногетероструктур использование постоянного внешнего магнитного поля может приводить к ещё более разнообразным и интересным эффектам, чем в случае обычных объёмных полупроводников.

В частности, это позволяет создавать ситуации, когда ТГц или суб ТГц излучение взаимодействует резонансно не с каким-либо квантовым переходом, а с определённой группой носителей, имеющих квазиимпульсы, лежащие в некоторой малой области квазиимпульсного пространства. В главе 7 рассмотрена одна из таких ситуаций, которая может реализоваться в выполненной на основе АЮаАв гетеросистемы КЯ, помещённой в ортогональное её плоскости внешнее магнитное поле и использоваться для эффективного управления ТГц или суб ТГц излучением.

В разделе 7.2 обращено внимание на тот факт, что в такой системе за счёт отрицательности эффективной массы дырок при малых квазиимпульсах в некоторых подзонах размерного кван гования зависимость их циклотронной частоты от площади их орбит в пространстве квазиимпульсов может быть значительно более резкой, чем в зонах проводимости обычных объёмных полупроводников. В рассматриваемой КЯ на основе АЮаАя гетеросистемы при определённом подборе параметров такая ситуация может реализоваться в первой подзоне размерного квантования лёгких дырок. Поэтому возможна ситуация, когда наложенное на систему переменное монохроматическое электрическое поле будет резонансно и потому эффективно взаимодействовать лишь с относительно небольшим числом дырок, которые находятся в указанной подзоне и поперечные по отношению к постоянному магнитному полю квазиимпульсы которых лежат в определённом узком интервале, где их циклотронная частота отклоняется от частоты внешнего переменного поля на величину, не большую, чем столкновительная ширина циклотронной линии. На основе решения кинетического уравнения для функции распределения лёгких дырок в первой подзоне в данном разделе показано, что это приводит к тому, что нелинейные эффекты при взаимодействии дырок с внешним электромагнитным полем начинают проявляться при значительно меньших амплитудах последнего, чем в случае обычных объёмных полупроводников. В частности, продемонстрировано, что действительная часть динамической дифференциальной проводимости (ДДП) (определяемой как производная амплитуды плотности тока по амплитуде переменного электрического поля) в такой системе существенно уменьшается при амплитуде переменного электрического поля в 15 -г 20 раз (и. соответственно, интенсивности в 200 -ь 400 раз) меньшей, чем в едучае обычного нагревного механизма нелинейности, отвечающего за такое уменьшение действительной части ДДП в объёмных полупроводниках.

В заключении к главе 7 (раздел 7.3) отмечено, что данный эффект может быть использован, например, для создания низкопорогового насыщающегося поглотителя для ТГц и суб ТГц электромагнитного излучения. Согласно выполненным вычислениям, при частоте последнего, равной 30 ГГц, коэффициент его поглощения в подобном устройстве существенно уменьшается уже при его интенсивности, превышающей ~ 2 • 10~6Вт/см2.

Вследствие отмеченных в предыдущих главах трудностей создания инверсии на-селённостей между близкими по энергии квантовыми состояниями в полупроводниках и полупроводниковых наногетероструктурах, значительный интерес представляет применение в таких средах безынверсных схем усиления и генерации ИК и ТГц излучения. Такие схемы могут работать при комнатной температуре и в принципе позволяют управлять частотой генерируемого излучения путём изменения параметров (частоты и амплитуды) накачивающего излучения. Последнее обстоятельство является особенно важным их преимуществом над обычными схемами с инверсией населённостей. Рассмотрению этих вопросов посвящены главы 8 и 9.

В главе 8 предложены и рассчитаны две схемы частотно-перестраиваемых безынверсных лазеров на полупроводниковых наногетероструктурах. Первая из них (разделы 8.2 и 8.3) является модификацией хорошо известной "лестничной" схемы безынверсного усиления, применённой к КТ. В разделе 8.2 приведены основные уравнения, описывающие взаимодействие КТ с электромагнитным полем, а также обсуждён вид входящих в них феноменологических релаксационных слагаемых и значения определяющих их релаксационных времён.

В разделе 8.3 найдено решение этих уравнений с учётом флуктуаций размеров КТ, приводящих к неоднородному уширению переходов между их уровнями размерного квантования. В результате определён коэффициент усиления дальнего ИК или ТГц поля и показано, что положение его максимума достаточно сильно зависит от интенсивности ближней ИК или оптической накачки: при величине последней, равной 108 Вт/см2, он соответствует вакуумной длине волны 140 мкм, а при 109 Вт/см2 - 70 мкм. Таким образом показано, что изменение интенсивности накачивающего излучения позволяет в 2 раза перестраивать частоту предлагаемого дальнего ИК и

ТГц безынверсного лазера на KT.

В разделах 8.4-8.6 рассмотрена схема безынверсного дальнего ИК и ТГц лазера на КЯ, накачиваемых средним PIK излучением, источником которого может служить, например, СОг-лазер. Раздел 8.4 посвящен обсуждению математической модели, описывающей взаимодействие КЯ с электромагнитным излучением, и величин входящих в неё феноменологических релаксационных времён.

На её основе в разделе 8.5 с учётом эффекта деполяризации вычислен коэффициент усиления дальнего И К и ТГц излучения и с его помощью определены оптимальные для реализации данного безынверсного дальнего ИК или ТГц лазера частоты переходов между их подзонами размерного квантования в КЯ и амплитуда накачивающего среднего PIK поля.

В разделе 8.6 приведена конструкция и рассчитаны характеристики КЯ, в которых частоты межиодзонных переходов в зоне проводимости имеют найденные в предыдущем разделе оптимальные значения. Затем определены оптимальные параметры пленарного металлического волновода для генерируемого дальнего PIK или ТГц ноля и предложен способ ввода в него накачивающего излучения. В итоге показано, что при найденных параметрах порог генерации дальнего ИК или ТГц излучения впервые достигается при его частоте вблизи 1.1 ТГц и соответствует интенсивности накачки в активной области порядка 3 • 107 Вт/см2. Для вдвое большей величины последней частота генерации увеличивается почти вдвое, что демонстрирует возможность её значительной перестройки с помощью простого изменения мощности накачивающего излучения.

Безынверсные схемы усиления и генерации среднего и дальнего ИК излучения в полупроводниковых напогетероструктурах могут оказаться не только более легко реализуемыми и гибкими в смысле перестройки выходной частоты, чем схемы с инверсией населённостей, но в определённых условиях и единственно возможными. Такая ситуация имеет место, например, когда образующие лазерный переход возбуждённые уровни размерного квантования являются квазидискретными, т.е. им отвечают квазистацнонарные состояния, характеризующиеся конечными временами жизни. Последние могут быть обусловлены, например, туннелированием находящихся на возбуждённых уровнях носителей через ограничивающие систему потенциальные барьеры. Квазистационарность возбуждённых состояний приводит к тому, что значительная доля мощности излучения, накачивающего верхний уровень лазерного перехода, рассеивается или тратится на нагрев системы, а не расходуется на лазерное усиление. В результате работа такого усилителя или генератора оказывается малоэффективной или вообще невозможной. Однако известно, что если не ставить задачи создаиия инверсии населённостей между возбуждёнными квазидискретными уровнями, то вследствие интерференции Фано при некоторых их параметрах становится возможным полное исчезновение поглощения распространяющегося через систему излучения, связанного с квазистационарностыо соответствующих этим уровням состояний. В главе 9 показано, что существует такая модификация этих параметров, при которых можно добиться не только исчезновения поглощения излучения, но и использовать его в качестве источника энергии для безынверсного усиления среднего или дальнего ИК излучения на переходе между возбуждёнными квазидискретными уровнями.

Конкретно, в главе 9 рассмотрена система КТ с квазидискретными уровнями с определёнными параметрами, отличающимися от тех, которые использовались ранее для достижения бездиссипативного распространения излучения. В разделе 9.2 приведены основные уравнения, описывающие взаимодействие такой системы с бихро-матическим электромагнитным полем (оптическое или ближнее ИК поле + среднее ИК поле).

В разделе 9.3 показано, что и для рассматриваемых модифицированных параметров квазидискретных уровней можно добиться отсутствия поглощения взаимодействующего с находящимися на них носителями оптического или ближнего ИК поля. Кроме того установлено, что бездиссипативный режим распространения последнего может иметь место не только при малой (как считалось ранее), но и большой его интенсивности при определённой (зависящей от интенсивности) его частоте. Также показано, что в более реалистичной модели (т.е. при учёте неоднородного угаирения, вызванного флуктуациями размеров КТ, и конечного времени межзонной спонтанной электрон-дырочной рекомбинации) поглощение оптического или ближнего ИК излучения при этой частоте оказывается ненулевым, но по-прежнему минимальным по сравнению с другими частотами.

В разделе 9.4 установлено, что при рассматриваемых модифицированных параметрах квазидискретных уровней не только минимизируется поглощение оптического или ближнего ИК ноля, но и за счёт его энергии обеспечивается усиление среднего ИК излучения с частотой, близкой к частоте перехода между этими уровнями. Показано, что инверсия между указанными уровнями при этом отсутствует и, следовательно, реализуется безынверсный механизм усиления. Приведены оценки соответствующего коэффициента усиления среднего ИК поля при различных интен-сивностях играющего роль накачки оптического или ближнего ИК излучения.

Накачка основанных на полупроводниковых наногетероструктурах ИК и ТГц лазеров когерентным излучением позволяет создать ситуацию, когда генерируемое в них поле усиливается одновременно как за счёт инверсного, так и безынверсного механизмов, что, конечно, может значительно увеличить эффективность их работы и обеспечиваемую ими выходную мощность. В заключительной главе рассмотрена одна из таких схем, а именно, фонтанный (или, что то же, резонансный рамановский) лазер (ФЛ) на КЯ. До настоящего времени в таких устройствах была получена генерация лишь среднего ИК излучения при криогенных температурах. В главе 10 показано, что если отказаться от опустошения нижней подзоны их лазерного перехода за счёт резонансного излучения продольных оптических фононов (ПОФ), то можно одновременно как повысить их рабочую температуру (вплоть до комнатной), так и перейти к генерации в них дальнего ИК излучения.

В разделе 10.2 описан состав и вычислены параметры активного слоя предлагаемого дальнего ИК ФЛ, представляющего собой периодическую последовательность из двойных АЮаАэ КЯ (т.е. двух одиночных квантовых ям, разделённых туннельно прозрачным барьером) и разделяющих их барьеров. Кроме того, рассмотрено два варианта конструкции волновода для генерируемого дальнего ИК излучения и способ ввода в него накачивающего среднего ИК поля.

В разделе 10.3 сформулированы уравнения, описывающие взаимодействие активного слоя как с накачивающим, так и с генерируемым электромагнитным излучением и обсуждён вид входящих в них феноменологических релаксационных членов, а также численные значения определяющих их релаксационных времён. Затем в результате аналитического исследования и ряда приближений указанные соотношения упрощены и сведены к системе алгебраических уравнений для амплитуд элементов матриц плотности электронов.

На основе её численного решения в разделе 10.4 вычислен коэффициент усиления рассматриваемого дальнего ИК ФЛ как функция интенсивности накачивающего излучения и частоты усиливаемого поля. Также найдены потери последнего, обусловленные его омической диссипацией в металлических стенках волновода, поглощением в активном слое, а также конечными коэффициентами его отражения от торцевых зеркал. В результате установлено, что при выбранных параметрах активного слоя пороговая интенсивность накачивающего среднего ПК излучения для начала генерации дальнего ИК поля минимальна при вакуумной длине волны последнего, равной 83.3 мкм, и составляет 260 кВт/см-2. Затем показано, что при интенсивности накачки в 3^4 большей её порогового значения ожидаемая выходная мощность такого устройства на указанной длине волны оказывается порядка нескольких десятков мВт (в непрерывном режиме). Кроме того, установлено, что на пороге генерации инверсный механизм обеспечивает лишь 20 % от общего коэффициента усиления дальнего ИК поля, остальная часть которого обусловливается бсзынверсным механизмом. Таким образом, показано, что в предложенном дальнем ИК ФЛ на КЯ последний играет большую роль, чем обычный инверсный механизм.

В заключении данной главы отмечено, что хотя разработанная схема дальнего ИК ФЛ и рассчитана на накачку излучением СОг-лазера, она может быть также обеспечена примерно 20 квантовыми каскадными лазерами (ККЛ) среднего ИК диапазона, размещёнными друг рядом с другом на той же подложке, что и рассматриваемый дальний ИК ФЛ. Так как последние способны работать в непрерывном режиме при комнатной температуре и используют лишь токовую накачку, то в этом случае и вся предлагаемая схема генерации дальнего ИК поля будет компактной и не требующей никакого дополнительного охлаждения, а следовательно удобной для практических применений.

В Заключении перечислены основные результаты диссертации. В соответствии с изложенным кругом проанализированных проблем можно сформулировать следующие основные положения, выносимые на защиту.

1. Применение волноведущих структур (диэлектрических или плазмонных) позволяет существенно увеличить степень конверсии мощного PIK импульса в ТГц импульс в процессе оптического выпрямления первого в среде с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости.

2. Использование режима синхронизации мод при генерации двух оптических полей с близкими частотами в гетеролазерах на квантовых ямах позволяет значительно увеличить мощности импульсов разностной частоты (лежащей в среднем или дальнем ИК или ТГц диапазонах), получающихся вследствие внутрирезонаторного нелинейного смешения этих полей на нерезонансной объёмной и связанной с квантовыми ямами резонансной квадратичной нелинейности диэлектрической проницаемости.

3. Генерация среднего ИК излучения на неоднородно уширенном внутризонном переходе в полупроводниковом гетеролазере на квантовых ямах, одновременно генерирующем оптическое излучение на межзонном переходе, оказывается возможной в условиях, когда полная инверсия внутризонного перехода отсутствует и он инвертирован лишь в узкой спектральной области, включающей в себя весь интервал его резонансного взаимодействия со средним ИК полем. Это позволяет значительно (в несколько раз по сравнению с известными оценками) снизить пороговую плотность накачивающего тока для начала генерации среднего ИК излучения. В результате в импульсном режиме она оказывается экспериментально достижимой даже при комнатной температуре.

4. Даже при комнатной температуре в волноведущих полупроводниковых гетеро-структурах с квантовыми ямами возможно существенное усиление импульсов среднего или дальнего ИК диапазона за счёт создания кратковременной инверсии насе-лённостей на внутризонном переходе с помощью распространяющихся синхронно с ними мощных накачивающих оптических импульсов.

5. Достаточно быстрое изменение наложенного на гетероструктуру с квантовыми ямами внешнего электрического поля позволяет достигать кратковременной, но достаточно большой инверсии населённостей на их внутризонных переходах. Это может быть использовано для создания усилителей средних и дальних ИК и ТГц импульсов с длительностями ~ 1 не, работающих при комнатных температурах.

6. В полупроводнике, помещённом в постоянное магнитное поле и накачиваемом переменным электрическим полем, резонансным с циклотронной частотой тяжелых дырок, достижима спектрально ограниченная инверсия населённостей между подзонами лёгких и тяжелых дырок, которую можно использовать для усиления и генерации ТГц излучения даже при комнатной температуре. Указанная инверсия возникает лишь при достаточно малой концентрации дырок, так что коэффициент усиления ТГц поля может превысить его потери лишь в высококачественных (по отношению к концентрации дефектов кристаллической структуры) и высокочистых алмазных образцах, практически прозрачных в ТГц диапазоне.

7. В замагниченных квантовых ямах, масса лёгких дырок в которых отрицательна, действительная часть динамической дифференциальной проводимости должна существенно падать при значительно меньших амплитудах внешнего переменного электрического поля, чем в случае такого лее объёмного полупроводника.

8. В модифицированной трёхуровневой "лестничной" схеме безынверсного усиления, где частота накачки равна частоте дипольно запрещенного перехода с основного уровня на второй возбуждённый, частота генерации может перестраиваться (в 2 и более раз) в пределах дальнего ИК и ТГц диапазона в результате изменения интенсивности накачки. Данный эффект может быть использован для создания работающего при комнатной температуре импульсного частотно-перестраиваемого дальнего ИК и ТГц лазера на квантовых точках с оптической накачкой.

Частотно-перестраиваемый безынверсный лазер дальнего ИК и ТГц диапазона может быть реализован и на гетероструктуре с квантовыми ямами. Он способен работать при комнатной темнерагуре, а его выходная частота может меняться примерно вдвое с помощью варьирования интенсивности накачивающего среднего ИК излучения.

9. Существует безынверсная лазерная схема, позволяющая, с одной стороны, получить усиление электромагнитного поля на переходе между двумя квазидискретными уровнями квантовой системы и, с другой стороны, минимизировать поглощение накачивающего систему излучения, возникающее вследствие конечных времён жизни соответствующих этим уровням состояний. Такая схема может служить прообразом для создания эффективных безынверсных усилителей и генераторов среднего и дальнего ИК излучения на квантовых точках с квазидискретными уровнями.

10. Отказ от использования опустошения нижнего лазерного уровня за счёт резонансного излучения продольных оптических фононов в схеме фонтанного лазера на переходах между подзонами размерного квантования зоны проводимости в гетеро-структуре с квантовыми ямам позволяет одновременно повысить рабочую температуру такого лазера вплоть до комнатной и обеспечить его генерацию в дальнем ИК диапазоне.

Основные полученные в диссертации результаты опубликованы в 43 печатных работах, в том числе в 26 статьях в реферируемых научных журналах (13 в российских и 13 в зарубежных), а также в 12 развёрнутых и 5 кратких тезисах в трудах российских и международных конференций, см. [33-75].

Результаты, представленные в диссертации, докладывались на международной конференции по когерентному контролю фундаментальных процессов в оптике и рентгеновской оптике (Нижний Новгород - Казань - Нижний Новгород, июнь-июль 2006 г.), на Научной студенческой конференции Высшей школы общей и прикладной физики Государственного образовательного учреждения высшего профессионального образования "Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского" (Нижний Новгород, май 2007 г.), на XV международном симпозиуме по физике и технологии наноструктур (Новосибирск, июнь 2007 г.), на XI-XV международных симпозиумах по нанофизике и наноэлектронике (Нижний Новгород, март 2007-2011 гг.), на V международной конференции молодых ученых и специалистов "Оптика-2007" (Санкт-Петербург, октябрь 2007 г.), на XIII международном симпозиуме по ультрабыстрым процессам в полупроводниках (Вильнюс, август 2007 г.), на XVII международной крымской конференции но микроволновым телекоммуникационным технологиям (Севастополь, сентябрь 2007 г.), на XI научной конференции по радиофизике, посвящёиной 105-летию со дня рождения М.Т. Греховой (Нижний Новгород, май 2007 г.), на III международной конференции по нелинейной физике (Нижний Новгород - Саратов - Нижний Новгород, июль 2007), на международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (Минск, май-июнь 2007 г.), на XIII нижегородской сессии молодых учёных (естественнонаучные дисциплины) (Нижегородская область, апрель 2008 г.), на конференции молодых учёных "Фундаментальные и прикладные задачи нелинейной физики"XIV научной школы "Нелинейные волны 2008" (Нижний Новгород, март 2008 г.) и на XV научной школе по нелинейным волнам (Нижний Новгород, март 2010 г.), а также на 9-ти семинарах в Учреждении Российской академии наук Институт прикладной физики РАН, на 2-х семинарах в Учреждении Российской академии наук Институт физики микроструктур РАН, и на 1-м семинаре в Научно-исследовательском физико-техническом институте Государственного образовательного учреждения высшего профессионального образования "Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского".

Объём диссертации составляет 209 страниц, она содержит 41 рисунок и 1 таблицу. Общий список цитируемой литературы включает в себя 218 наименований.

В тексте работы используются следующие сокращения: двухфотонное поглощение (2ФП), трёхфотонное поглощение (ЗФП), двойная квантовая яма (ДКЯ), динамическая дифференциальная проводимость (ДДП), дисперсия групповой скорости (ДГС), инфракрасный (ИК), квантовая точка (КТ), квантовая яма (КЯ), квантовый каскадный лазер (ККЛ), оптический фонон (ОФ), поглощение на свободных носителях (ПСН), продольный оптический фонон (ПОФ), сверхвысокие частоты (СВЧ), фонтанный лазер (ФЛ).

Заключение диссертации по теме «Радиофизика», Кукушкин, Владимир Алексеевич

10.5 Выводы

Таким образом, в данной главе предложена и рассчитана схема ФЛ на переходах между подзонами размерного квантования зоны проводимости в АЮаАэ гетеро-структуре с КЯ, генерирующего электромагнитное поле в дальней ИК частотной области. Показано, что такое устройство может работать при комнатной температуре, используя в качестве накачки излучение СОг-лазера или нескольких ККЛ среднего ИК диапазона. Ожидаемая выходная мощность такого устройства составляет несколько десятков мВт в непрерывном режиме на вакуумной длине волны 83.3 мкм, а пороговая интенсивность накачивающего среднего ИК излучения равна 260 кВт-см-2.

Заключение

Основные научные результаты, выносимые на защиту, состоят в следующем.

1. Установлено, что применение диэлектрической волноведущей гетеросруктуры позволяет существенно увеличить степень конверсии мощного ИК импульса в ТГц импульс в процессе оптического выпрямления первого в среде с квадратичной нелинейностью диэлектрической проницаемости. В С/СаАв/С волноведущей гетерострук-туре такого рода определены оптимальные параметры как самой структуры, так и преобразуемого ИК импульса, а также вычислены длительность и форма выходящего ТГц импульса.

Показано, что применение двойного илазмонного волновода позволяет осуществлять оптическое выпрямление сильно сфокусированных лазерных импульсов ближней ИК области и в результате этого добиться той же степени конверсии, что и в случае выпрямления почти на два порядка более мощных несфокусированных ближних ИК импульсов в безволноводных схемах. Для структуры Ag/GaP/Ag такого типа найдены оптимальные параметры двойного плазмопного волновода и ближних ИК импульсов и вычислены характеристики выходящего ТГц импульса. В итоге показано, что данный метод позволяет генерировать короткие (содержащие всего одну осцилляцию поля) и поэтому достаточно мощные ТГц импульсы.

2. Предложены схемы генерации импульсов среднего и дальнего ИК или ТГц диапазона, основанные на внутрирезонаторном нелинейном смешении двух оптических полей, генерируемых в гетеролазерах на квантовых ямах в режиме синхронизации мод. Показано, что эти схемы позволяют более чем в 100 раз увеличить пиковую мощность генерации низкочастотного излучения по сравнению с непрерывным режимом. Основанный на них источник среднего и дальнего ИК или ТГц излучения может работать при комнатной температуре с использованием стандартной токовой накачки и обеспечивать излучение пикосекундных импульсов с вакуумными длинами волн ~ 10 -г 100 мкм и пиковыми мощностями ~ 1 Вт при 10 мкм и ^ 0.2 мВт при 50 мкм.

3. Показано, что при генерации среднего ИК излучения на внутризонном переходе в полупроводниковом гетеролазере на квантовых ямах, одновременно генерирующем оптическое излучение на межзонном переходе, не учитывавшееся ранее неоднородное ушпрение внутризонного перехода позволяет добиться усиления на нём среднего ИК излучения и тогда, когда он инвертирован лишь в узкой спектральной области, включающей в себя весь интервал его резонансного взаимодействия со средним ИК полем, а полная инверсия на нём отсутствует. Это позволяет значительно (в несколько раз по сравнению с известными оценками) снизить пороговую плотность накачивающего тока для начала генерации среднего ИК излучения. В результате в импульсном режиме она оказывается экспериментально достижимой даже при комнатной температуре. Для реализации предлагаемого двухчастотного гетеролазера предложена и рассчитана конструкция соответствующей гетероструктуры и резонатора, поддерживающего моды обоих генерируемых полей - среднего PIK и оптического.

4. Показано, что даже при комнатной температуре в волноведущих полупроводниковых гетероструктурах с квантовыми ямами возможно существенное усиление импульсов среднего или дальнего ИК диапазона за счёт создания кратковременной инверсии населённостей на внутризонном переходе с помощью распространяющихся синхронно с ними мощных накачивающих оптических импульсов. Определены оптимальные параметры импульса накачки и гетероструктуры, при которых пико-секундные импульсы среднего или дальнего ИК диапазона могут быть усилены по мощности более чем в 100 раз без существенного изменения их длительности и формы.

5. Предложен метод периодического создания кратковременной, но достаточно большой инверсии населённостей на внутризонных переходах в' квантовых ямах, помещённых в переменное внешнее электрическое ноле. Для внутризонных переходов, соответствующих вакуумным длинам волн 10 и 25 мкм, рассчитаны параметры соответствующих гетероструктур и требуемые зависимости электрических полей от времени. Для получения последних предложена оригинальная схема, позволяющая генерировать электрические сигналы с достаточно короткими фронтами. Показано, что применение данного метода позволяет создать эффективные усилители средних и дальних ИК и ТГц импульсов с длительностями ~ 1 пс, которые могут работать при комнатных температурах.

6. Показано, что в полупроводнике, помещённом в постоянное магнитное поле и накачиваемом переменным электрическим полем, резонансным с циклотронной частотой тяжелых дырок, даже при комнатной температуре возможно достижение спектрально ограниченной инверсии населённостей между подзонами лёгких и тяжелых дырок, которую можно использовать для усиления и генерации ТГц излучения. Установлено, что указанная инверсия достигается лишь при достаточно малой концентрации дырок, что приводит к малому коэффициенту усиления ТГц поля, который может превысить его потери лишь в высококачественных (по отношению к концентрации дефектов кристаллической структуры) и высокочистых (концентрация акцепторов ~ 3 х 1012 см-3, концентрация электрически нейтральных примесей - 2.5 х 1015 см-3) алмазных образцах. Напряжённость постоянного магнитного поля, в которое должен быть помещён такой образец, составляет величину порядка 40 кЭ. Накачкой для такого устройства может служить СВЧ излучение на частоте ~ 150 ГГц. Пороговая мощность последнего ^ 60 Вт и может быть обеспечена, например, магнетроном, работающем в импульсном режиме.

7. Показано, что при помещении в поперечное магнитное поле гетероструктур с квантовыми ямами, масса лёгких дырок в которых отрицательна, действительная часть динамической дифференциальной проводимости должна существенно падать при значительно меньших амплитудах внешнего переменного электрического поля, чем в случае такого же объёмного полупроводника. Данный эффект может быть использован, например, для создания низкопорогового насыщающегося поглотителя для суб ТГц электромагнитного излучения. Показано, что при частоте последнего, равной, например, 30 ГГц, коэффициент поглощения подобного устройства существенно уменьшается уже при интенсивности излучения ~ 2.4 • 10~6 Вт/см2. Время реакции такого насыщающегося поглотителя порядка 5 не.

8. Предложена модифицированная трёхуровневая "лестничная" схема безынверсного импульсного лазера на квантовых точках, в которой частота накачки равна частоте дипольно запрещённого перехода с основного уровня на второй возбуждённый. Установлено, что работа такого лазера возможна при комнатной температуре и частота его генерации может перестраиваться в 2 и более раза в пределах дальнего ИК и ТГц диапазона в результате изменения интенсивности оптической накачки.

Показано, что в безынверсных схемах изменение частоты генерации в 2 и более раза с помощью варьирования интенсивности накачки возможно не только для квантовых точек, но и для квантовых ям. В результате предложена способная работать при комнатной температуре схема усилителя или лазера дальнего ИК и ТГц диапазона на полупроводниковой наноструктуре, представляющей собой периодическую последовательность двойных квантовых ям определённой конструкции, помещённой в планарный металлический волновод, обеспечивающий доступ к ней накачивающего излучения СОг-лазера.

9. Разработана модификация известной схемы, предложенной ранее для обеспечения бездиссипативного распространения излучения в среде, которая состоит из квантовых систем с квазидискретными возбуждёнными уровнями. Указанная модификация заключается в том, что квазидискретный возбуждённый уровень, переход на который с основного уровня дипольно запрещён, располагается не ниже, а выше второго квазидискретного возбуждённого уровня, переход на который с основного уровня дипольно разрешён. Показано, что данная модификация позволяет не только сохранить режим бездиссипативного распространения излучения в такой среде, но и использовать его в качестве источника энергии для безынверсного усиления электромагнитного поля на переходе между двумя квазидискретными возбуждёнными уровнями. Рассмотрена конкретная реализация такой схемы в системе квантовых точек и показано, что она может служить прообразом для создания эффективных безынверсных усилителей и генераторов среднего и дальнего ИК излучения на квантовых точках с квазидискретными уровнями.

10. Предложена и рассчитана схема фонтанного лазера на переходах между подзонами размерного квантования зоны проводимости в АЮаАэ гетероструктуре с квантовыми ямами, генерирующего электромагнитное поле в дальней ИК частотной области и не использующая опустошение нижнего лазерного уровня за счёт резонансного излучения продольных оптических фоноиов. Показано, что такое устройство может работать при комнатной температуре, используя в качестве накачки излучение СО2-лазера или нескольких квантовых каскадных лазеров среднего ИК диапазона. Установлено, что ожидаемая выходная мощность такого устройства составляет несколько десятков мВт на вакуумной длине волны около 80 мкм, а пороговая интенсивность накачивающего среднего ИК излучения равна 260 кВт-см-2.

Список литературы диссертационного исследования доктор физико-математических наук Кукушкин, Владимир Алексеевич, 2011 год

1. A. Agrawal, Н. Cao, and A. Nahata // New J. Phys. 7, 249 (2005).

2. J.N. Heyman, R. Kersting, and K. Unterrainer // Appl. Phys. Lett. 72, 644 (1998).

3. B.H. Wu and J.C. Cao // Physica В 349, 322 (2004).

4. R. Kersting, К. Unterrainer, G. Strasser, H.F. Kauffmann, and E Gornik // Phys. Rev. Lett. 79, 3038-3041 (1997).

5. M.P. Hasselbeck, D. Stalnaker, L. A. Schile, T. J. Rotter, A. Stintz, and M. Sheik-Bahae // Phys Rev. В 65, 233 203-233 206 (2002).

6. К. Leo, J. Shah, E.O. Gobel, T.C. Damen, S. Schmitt-Rink, W. Schäfer, and K. Kohler // Phys. Rev. Lett. 66, 201-204 (1991).

7. A.E. Kaplan // Phys. Rev. Lett. 48, 138-141 (1982).

8. D. Zimdars, J.A. Valdmanis, J.S. White et al. // AIP Conference Proceedings 760, 570 (2005).

9. O.B. Бецкий, А.П. Креницкий, A.B. Майбородин и др. // Биомедихщнские технологии и радиоэлектроника 12, 3 (2003).

10. Е. Pickwell, В. Е. Cole, А. Л. Fitzgerald, М. Pepper, and V. P. Wallace, "In vivo study of human skin using pulsed terahertz radiation"// Phys. Med. Biol. 49, 15951607 (2004).

11. A.A. Ковалёв // Биомедицинские технологии и радиоэлектроника 11, 21 (2006).

12. В.Ф. Кирчук, О.Н. Антипова, А.Н. Иванов и др. // Биомедицинские технологии и радиоэлектроника 12, 46 (2006).

13. М.В. Королевич, М.Р. Жбанкова // Журнал прикладной спектроскопии 73, 721 (2006).

14. Т. Taniuchi, S. Okada, and Н. Nakanislii, "Widely tunable terahertz-wave generation in an organic crystal and its spectroscopic application"// J. Appl. Phys. 95, 5984-5988 (2004).15 16 [1718 1920 212223 242526 2728

15. C.B. Кукарин, Электронные СВЧ приборы, 2 изд., М., 1981.

16. M.Yu. Glyavin, A. G. Luchinin, and G.Yu. Golubiatnikov // Phys. Rev. Lett. 100, 015101 (2008).

17. Т. Маршалл. Лазеры на свободных электронах, пер. с англ., М., 1987.

18. A.Я. Шик, Л.Г. Бакуева, С.Ф. Мусихин, С.А. Рыков. Физика низкоразмерных систем. Сакт-Петербург: Наука, 2001.

19. B.S. Williams // Nature Photonics 1. 517-525 (2007).

20. A. Dreyhaupt, S. Winnerl, Т. Dekorsy, and M. Helm //Appl. Phys. Lett. 86, 121114 (2005).

21. Duvillaret, F.-F. Garet, J.-F. Roux, and J.-L. Coutaz // IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 7, 615 (2001).

22. A.G. Davies, E.H. Linfield, and M. B. Johnston // Phys. Med. Biol. 47, 3679 (2002).

23. D.H. Auston, K.P. Cheung, J.A. Valdmanis, and D.A. Kleinman // Phys. Rev. Lett. 53, 1555 (1984).

24. T. Dekorsy, H. Auer, C. Waschke, H. Bakker, H. Roskos, H. Kurz, V. Wagner, and P. Grossc // Phys. Rev. Lett. 74, 738 (1995).

25. A. Kuznetsov and C. Stanton // Phys. Rev. Lett. 73, 3243 (1994).

26. A. Leitenstorfer, S. Hunsche, J. Shah, M. Nuss, and W. Knox // Phys. Rev. Lett. 82, 5140 (1999).

27. H. Roskos, M. Nuss, J. Shah, K. Leo, D. Miller, A. Fox, S. Schmitt-Rink, and K. Kohler // Phys. Rev. Lett. 68, 2216 (1992).

28. X.-C. Zhang, Y. Jin, T. Hewitt, T. Sangsiri, L. Kingsley, and M. Werner // Appl. Phys. Lett. 62, 2003 (1993).

29. Y. Shimada, K. Hirakawa, and S.-W. Lee // Appl. Phys. Lett. 81, 1642 (2002).

30. Y. Kadoya, К. Kameda, M. Yamanishi, T. Nishikawa, T. Kannari, T. Ishihara, and I. Ogura // Appl. Phys. Lett. 68, 281 (1996).

31. Terahertz Optoelectronics. K. Sakai, ed. Berlin: Springer-Verlag, 2005.

32. V.A. Kukushkin, "Efficient generation of terahertz pulses from single infrared beams in C/GaAs/C waveguiding heterostructures"// Journal of the Optical Society of America В 23, no. 12, pp. 2528-2534 (2006).

33. V.A. Kukushkin, V.Ya. Aleshkin, A.A. Belyanin, A.A. Dubinov, V.V. ICocharovsky, VI.V. Kocharovsky, and M. O. Scully, "Difference-Frequency Pulse Generation in Quantum-Well Heterolasers"// Laser Physics 17, no. 5, pp. 688-694 (2007).

34. V.A. Kukushkin, "Efficient amplification of mid- to far-infrared pulses due to optical pulse conversion in waveguiding quantum-well heterostructures"// Physical Review A 76, 023817, 12 pages (2007).

35. B.A. Кукушкин, "Генерация среднего инфракрасного излучения в полупроводниковых лазерах ближней инфракрасной области на низкоразмерных гетеро-структурах"// Журнал экспериментальной н теоретической физики 133, вып. 3, стр. 522-531 (2008).

36. В.А. Кукушкин, "Периодическое создание кратковременной инверсии населён-ностей на межподзонных лазерных переходах в квантовых ямах"// Физика и техника полупроводников 42, вып. 7, стр. 810-816 (2008).

37. V. Kukushkin, "Proposal for Room-Temperature Generation of Mid-Infrared Radiation in Near-Infrared Quantum-Well Heterolasers"// IEEE Photonics Technology Letters 20, no. 7, pp. 481-483 (2008).

38. A.V. Andrianov, А.А. Belyanin, V.V. Kocharovsky, Vl.V. Kocharovsky, and V.A. Kukushkin, "Pulsed generation of far-infrared and terahertz radiation via intracavity nonlinear mixing in mode-locked heterolasers"// Proceedings of the

39. Tliird International Conference "Frontiers of Nonlinear Physics", (Nizhny Novgorod Saratov - Nizhny Novgorod, July 3-9, 2007), Institute of Applied Physics of RAS, p. 232 (2007).

40. И.Р. Шен. Принципы нелинейной оптики. М.: Наука, 1989, гл. 5 (Пер. с англ.: Y.R. Shen. The Principles of Nonlinera Optics. N.Y.: John Wiley & Sons, 1984, ch. 5).

41. J.-P. Caumes, L. Videau, C. Rouyer, and E. Freysz // Phys. Rev. Lett. 89, 047401 (2002).

42. R. Kaindl, F. Eickemeyer, M. Woerner, and T. Elsaesser // Appl. Phys. Lett. 75, 1060 (1999).

43. C.A. Ахманов, В.А. Выслоух, А.С. Чиркни. Оптика фемтосекундных лазерных импульсов. М.: Наука, 1988, гл. 3, с. 129, 248.

44. К. Sakai and М. Tani Introduction to Terahertz Pulses // in Terahertz Optoelectronics, K. Sakai, ed. Berlin: Springer, 2005, ch. 1, p. 11.

45. Y.J. Ding // IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron. 10, 1171 (2004).

46. W. Shi and Y.J. Ding, Appl. Phys. Lett., v. 82, p. 4435 (2003).

47. Rochat M., Ajili L., Willenberg H., Faist J., Beere H., Davies G., Linfield E., and Ritchie D. // Appl. Phys. Lett. 81, № 8, 1381-1383 (2002).

48. A.G. Stepauov, J. Kuhl, I.Z. Kozma, E. Riedle, G. Almasi, and J. Hebling // Opt. Express, 13, 5762 (2005).

49. A.H. Пихтин, А.Д. Яськов // ФТП 12, 1047 (1978).

50. E.D. Palik, ed. Handbook of Optical Constatnts of Solids. N.Y.: Academic Press, 1985, p. 433.

51. M.J. Weber, ed. Handbook of optical materials. N.Y.: CRC Press, 2003, section 1.9.2.

52. H. Ашкрофт, H. Мермин. Физика твёрдого тела. М.: Мир, 1979, т. 1, с. 33 (пер. с англ.: N.W. Ashcroft and N.D. Mermin. Solid State Physics N.Y.: Holt, Rinehart and Winston, 1976, v. 1).

53. D.R. Lide, ed. CRC Handbook of Chemistry and Physics. Boca Raton: CRC Press, 2005, section 12 (http://www.hbcpnetbase.com).

54. C. Flytzanis // Phys. Rev. В 6, 1264 (1972).

55. Y.J. Ding // Opt. Lett. 29, 2650 (2004).

56. Jl.A. Вайнштейн. Электромагнитные волны. M.: Сов. Радио, 1988, с. 220, 302.

57. R.W. Boyd. Nonlinear Optics. N.Y.: Academic Press, 1992, p. 18.

58. Г.Г. Гурзадян, В.Г. Дмитриев, Д.Н. Никогосян. Нелинейно-оптические кристаллы. Свойства и применение в квантовой электронике. М.: Радио и связь, 1991, гл. 1, с. 4.

59. J. Ahn, A.V. Efimov, R.D. Averitt, and A.J. Taylor // Optics Express 11, № 20, 2486 (2003).

60. A.A. Belyanin, V.V. Kocharovsky, Vl.V. Kocharovsky et al. //J. Modern Optics 51, № 16-18, 2523 (2004).

61. Semiconductor Lasers. E. Kapon, ed. San Diego: Academic Press, 1999.

62. A.A. Belyanin, F. Capasso, V.V. Kocharovsky et al. // Phys. Rev. A 63, 053803 (2001).

63. P.J. Delfyett. Ultrafast Single- and Multiwavelength Modelocked Semiconductor Lasers: Physics and Applications, in: Ultrafast lasers: Technology and Applications, M.E. Fermann, A. Galvanauskas, and G. Sucha, eds. New York: Marcel Dekker, Inc., 2001.

64. P. Hah and X.-C. Zhang // Appl. Phys. Lett. 73, 3049 (1998).

65. V. Berger and C. Sirtori // Semicond. Sci. Technol. 19, 964 (2004).

66. Introduction to integrated optics. M.K. Barnoski, ed. N.Y.: Plenum Press, 1974.

67. Y. Kaneko, S. Nakagawa, Y. Ichimura, N. Yamada, D. E. Mars, and T. Tekeuchi // J. Appl. Phys. 87 (4), 1597 (2000).

68. L. Goldberg and D. Mehuys // Appl. Phys. Lett. 65, 522 (1994).

69. A. Mar, R. Helkev, W. Zou, D. Bruce, and J. Bowers // Appl. Phys. Lett. 66, 3558 (1995).

70. G. Sangyoun, G.A. Alphonse, J. Connolly, P.J. Delfyett // Photonic Processing Technology and Applications II. A.R. Pirich and M.A. Parker, eds. Proc. SPIE 3384, 12 (1998).

71. Я.И. Ханин. Основы динамики лазеров. М.: Наука, Физматлит, 1999, гл. 2.

72. О. Kocharovskaya, P. Mandel, and Y.V. Radeonychev // Phys. Rev. A 45, 1997 (1992).

73. O. Kocharovskaya // Phys. Rep. 219, № 3-6, 175 (1992).

74. M.O. Scully and M.S. Zubairy. Quantum Optics. Cambridge: Cambridge University Press, 1997.

75. A. Belyanin, C. Bentley, F. Capasso et al. // Phys. Rev. A 64, 013814 (2001).

76. JI. Аллен, Дж. Эберли. Оптический резонанс и двухуровневые атомы. М.: Мир, 1978 (пер. с англ. L. Allen and J.H. Eberly. Optical Resonance and Two-Level Atoms. New York: John Wiley & Sons, 1975).

77. W.W. Chow and S.W. Koch. Semiconductor-Laser Fundamentals. Berlin: Springer, 1999.

78. M. Asada // IEEE J. Quantum Electron. 25, 2019 (1989).

79. M. Hartig, J. D. Ganiere, R E. Selbmann, B. Deveaud, and L. Rota // Phys. Rev. В 60, 1500 (1999).

80. Л.Д. Ландау, E.M. Лифшиц. Теоретическая физика. Том 10. Физическая кинетика. М.: Физматлит, 2001.

81. Y. Tokuda, N. Tsukada, К. Fujiwara, and Т. Nakayama // Appl. Phys. Lett. 49, 1629 (1986).

82. T.R. Chen, Y. Zhuand, Y.J. Xu, B. Zhao, F. Yariv, J. Ungar, and Se Oh // Appl. Phys. Lett. 60, 2954 (1992).

83. D. Bimberg, M. Grudmann, and N. N. Ledentsov. Quantum Dot Heterostructures. New York: Wiley & Sons, 1998.

84. X. Кейси, M. Паниш. Лазеры на гетероструктурах. М.: Мир, 1981 (пер. с англ.: Н.С. Casey and М.В. Panish. Heterostructure lasers. New York: Academic Press, 1978).

85. B. Jensen. In: Handbook of Optical Constatnts of Solids. E.D. Palik, ed. New York: Academic, 1985.

86. A.A. Afonenko, V.Ya. Aleshkin, and A.A. Dubinov // Semicond. Sci. Technol. 20, 357 (2005).

87. A.A. Aleshkin, A.A. Belyanin, A.A. Dubinov et al. // Pioc. SPIE (ICONO 2005) 6257, 625701-1-8 (2006).

88. R.F. Kazarinov and R.A. Suris // Sov. Phys. Semicond 5, 707 (1971).

89. J. Faist, F. Capasso, D.L. Sivco, C. Sirtori, A.L. Hutchinson, and A.Y. Cho // Science 264, 553 (1994).

90. F. Capasso, C. Gmachl, A.M. Tredicucci, A.L. Hutchinson, D.L. Sivco, and A.Y. Cho // Opt. Photonics News 10, 33 (1999).127128129130131132133134135136137138139

91. S. Dhillon, J. Alton, S. Barbieri et al. // Appl. Phys. Lett. 87, 071107 (2005).

92. S.-C. Lee, I. Galbraith, and C.R. Pidgeon // Phys. Rev. В 52, 1874 (1995).

93. О. Gauthier-Lafaye, В. Seguin-Roa, F.H. Julien, P. Collot, С. Sirtori, J.Y. Duboz, and G. Strasser // Physica E 7, 12 (2000).

94. O. Gauthier-Lafaye, P. Boucaud, F.H. Julien, S. Sauvage, S. Cabaret, J.-M. Lourtioz, V. Thierry-Mieg, and R. Planel // Appl. Phys. Lett. 71, 3619 (1997).

95. P. Kinsler, P. Harrison, and R.W. Kelsall // Phys. Rev. В 58, 4771 (1998).

96. J. Singh // IEEE Photonics Technology Letters 8. 488 (1996).1.tersubband Transitions in Quantum Wells: Physics and Devices. S.S. Li and Y.-K. Su, eds. Boston: Kluwer, 1998.

97. A. Kastalsky // IEEE Journal of Quantum Electronics 29, 1112 (1993).

98. Jl.E. Воробьёв // Письма в ЖЭТФ 68, 392 (1998).

99. G.D. Sanders and Y.C. Chang // Phys. Rev. В 31, 6892 (1985).

100. M. Rochat, L. Ajili, H. Willenberg, J. Faist, H. Beere, G. Davies, E. Linfield, and D. Ritchie // Appl. Phys. Lett. 81, 1381 (2002).

101. A. Kosi, H. Temkin, G.J. Pryzbylek, B.P. Segner, S.G. Napholtz, C.M. Bogdanowicz, and N.K. Dutta // Appl. Phys. Lett. 51, 2219 (1987).

102. Hvozdara, A. Lugstein, N. Finger, S. Gianordoli, W. Schrenk, K. Unterrainer, E. Bertagnolli, G. Strasser, and E. Gornik // Appl. Phys. Lett. 77, 1241 (2000).

103. С.О. Слипченко, З.Н. Соколова, H.A. Пихтин, К.С. Борщев, Д.А. Винокуров, И.С. Тарасов // Физика и техника полупроводников 40 8, 1017-1023 (2006).

104. Л.Д. Ландау, Е.М. Лнфшиц. Теоретическая физика. Т. 3. Квантовая механика: нерелятивистская теория. Москва: Наука, 1989, гл. 3, 6, 15, 17.142143144145146147148149150151152

105. Т. Elsaesser, J. Shah, L. Rota, and R Lugli // Phys. Rev. Lett. 66, 1757 (1991).

106. О. Звелто. Принципы лазеров. Москва: Мир, 1990, гл. 5 (пер. с англ.: О. Svelto. Principles of Lasers. New York: Plenum Press, 1989, ch. 5).

107. M.C. Tatham, J.F. Ryan, and C.T. Foxon // Phys. Rev. Lett. 63, 1637 (1989).

108. A. Ярив. Введение в оптическую электронику. Москва: Высшая школа, 1983, гл. 7 (пер. с англ.: A. Yariv. Introduction То Optical Electronics. New York: Holt, Rinehart and Winston, 1976, ch. 7).

109. T. Ando, A.B. Fowler, and F. Stern // Rev. Mod. Phys. 54, 437 (1982).

110. M.C. Tatham, J.F. Ryan, and C.T. Foxon // Phys. Rev. Lett. 63, 1637 (1989).

111. E. Vorobjev, V.Yu. Panevin, N.K. Fedosov, D.A. Firsov, V.A. Shalygin, A. Seilmeier, S.R. Schmidt, E.A. Zibik, E. Towe, and V.V. Kapaev // Semicond. Sci. Technol. 21, 1267 (2006).

112. T. Unuma, M. Yoshita, T. Noda, H. Sakaki, and H. Akiyama //J. Appl. Phys. 93, 1586 (2003).

113. B.A. Нехаенко, C.A1. Першин, А.А. Подшивалов // Квант, электрон. 13, 153 (1986).

114. Т.Т. Васиев, В.Д. Лохныгин, С.Б. Миров и др. В сб. Материалы IV Всесоюзной конфер. "Перестраиваемые по частоте лазеры". Новосибирск, 1983, с. 399.

115. В.А. Архангельская, П.П. Феофилов // Квант, электрон. 7, 1141 (1980).

116. C. Sirtori, A. Tredicucci, F. Capasso, J. Fais, D.L. Sivco, A.L. Hutchinson, and A.Y. Cho // Opt. Lett. 23, 463 (1998).

117. M. Rochat, L. Ajili, H. Willenberg, J. Faist, H. Beere, G. Davies, E. Linfield, and D. Ritchie // Appl. Phys. Lett. 81, 1381 (2002).

118. Y.-C. Chang and R.B. James // Phys. Rev. В 39, 12672 (1989).

119. О. Madelung. Semiconductors: Data Handbook. Heidelberg, New York: SpringerVerlag, 2003.

120. M. Altarelli, U. Ekenberg, and A. Fasolino // Phys. Rev. B. 32, 5138 (1985).

121. U. Ekenberg // Phys. Rev. В 40, 7714 (1989).

122. S.M. Goodnick and P. Lugli // Phys. Rev. В 37, 2578 (1988).

123. D.J. Lockwood and Z.R. Wasilewski // Phys. Rev. В 70, 155202 (2004).

124. С. Sirtori, С. Gmachl, F. Capasso, J. Faist, D.L. Sivco, A.L. Hutchinson, and A.Y. Cho // Opt. Lett. 23, 1366 (1998).

125. J. Siewert and Т. Brandes // Advances in Solid State Physics 44, 181 (2004).

126. K.L. Shuford and J.L. Krause. // J. Phys. D: Appl. Phys. 36, 439 (2003).

127. D. Polder, M.F.H. Schuurmans, and Q. Vrehen. // Phys. Rev. A. 19, 1192 (1979).

128. M. Gross and S. Haroche. // Phys. Rep. 93, 301 (1982).

129. S. Adachi // J. Appl. Phys. 58, R1 (1985).

130. K. Sakai and M. Tani. Introduction to Terahertz Pulses. In: Terahertz Optoelectronics. K. Sakai, ed. Berlin: Springer, 2005.

131. G. Bastard // Phys. Rev. В 24, 5693 (1981).

132. A. Esser, K. Seibert, H. Kurz, G.N. Parsons, C. Wang, B.N. Davidson, G. Lucovsky, and RJ. Nemanich // Phys. Rev. В 41, 2879 (1990).

133. A.A. Андронов // Физика и техника полупроводников 21, 1153 (1987).

134. В.А. Козлов, Л.С. Мазов, И.М. Нефедов // ЖЭТФ 83, 1794 (1982).

135. Yu.K. Pozhela, E.V. Starikov, P.N. Shiktorov // Phys. Lett. 96A, 361 (1983).

136. D.F. Edwards, H.R. Philipp. In: Handbook of Optical Constants of Solids. E.D. Palik, ed. New York, London: Academic Press, INC, 1985, p. 665.

137. U. Hohenester, P. Supancic, P. Kocevar, X.Q. Zhou, W. Kutt, H. Kurz // Phys. Rev. В 47, 13233 (1993).

138. А.А. Андронов, A.M. Белянцев, В.И. Гавриленко, Е.П. Додин, З.Ф. Красиль-ник, В.В. Никоноров, С.А. Павлов, М.М. Шварц // ЖЭТФ 90, 367 (1986).

139. B.JI. Бонч-Бруевнч, С.Г. Калашников. Физика полупроводников. М.: Наука, 1977.

140. А.И. Ансельм. Введение в теорию полупроводников. М.: Наука, 1978.

141. С. Erginsoy // Phys. Rev. 79, 1013 (1950).

142. J. Isberg, J. Hammersberg, E. Johansson, T. Wikstrom, D.J. Twitchen, A.J. Whitehead, S.E. Сое, and G.A. Scarsbrook // Science 297, 1671 (2002).

143. M. Nesladek, A. Bogdan, W. Deferme, N. Tranchant, P. Bergonzo // Diamond Relat. Mater. 17, 1235 (2008).

144. Дж. Займан. Электроны и фононы. М.: Из-во иностр. лит-ры, 1962 (пер. с англ.: J.M. Ziman. Electrons and Phonons. Oxford: Clarendon Press, 1960).

145. В.Ф. Гантмахер, И.Б. Левинсон. Рассеяние носителей тока в металлах и полупроводниках. М.: Наука, 1984.

146. Ф. Олвер. В сб.: Справочник по специальным функциям под ред. М. Абрамовича, И. Стиган. М.: Наука, 1979, с. 195 (пер. с англ.: Handbook of Mathematical Functions. M. Abramowitz and I.A. Stegun, eds. National Bureau of Standards, 1964).

147. Ю.Т. Ребане // ФТТ 25, 1894 (1983).

148. М. Борн, Э. Вольф. Основы оптики. М.: Наука, 1973, с. 577 (пер. с англ.: М. Born and Е. Wolf. Principles of Optics. New York: Pergamon Press, 1968).

149. B.M. Garin, V.V. Parshin, S.E. M.yasnikova, V.G. Ralchenko // Diamond Relat. Mater. 12, 1755 (2003).

150. C.M. Зи. Физика полупроводниковых приборов, кн. 1, 2. М.: Мир, 1984 (пер. с англ.: S.M. Sze. Physics of semiconductor devices. New York: Wiley, 1981).

151. S.C.P. Rodrigues, G.M. Sipahi, L.M.R. Scolfaro, and J.R. Leite //J. Phys.: Condens. Matter 14, 5813 (2002).

152. M.S. Wartak and P. Weetinan // J. Phys.: Condens. Matter 17, 6539 (2005).

153. E.M. Лифшиц, Л.П. Питаевский. Теоретическая физика. Т. 9. Статистическая физика. Часть 2. Теория конденсированного состояния. М.: Физматлит, 2002.

154. С. Jacobini and L. Reggiani // Rev. Modern Phys. 55, 645 (1983).

155. О. Кочаровская, Я.И. Ханин // Письма в ЖЭТФ 48, 581 (1988).

156. Е. Kuznetsova, Yu. Rostovtsev, N.G. Kalugin et al. // Phys. Rev. A 74, 023819 (2006).

157. A.S. Zibrov, M.D. Lukin, D.E. Nikonov, L. Hollberg, M.O. Scully, V.L. Velichansky, and H.G. Robinson // Phys. Rev. Lett. 75 (8), 1499 (1995).

158. M. Troccoli, A. Belyanin, F. Capasso, E. Cubukcu, D.L. Sivco, and A.Y. Cho // Nature 433 (7028), 845 (2005).

159. M.D. Frogley, J.F. Dynes, M. Beck, J. Faist, and C.C. Phillips // Nature Materials 5, 175 (2006).

160. O. Kocharovskaya, Y.V. Radeonychev, P. Mandel, and M.O. Scully // Phys. Rev. A 60, 3091 (1999).

161. C.W. Luo, K. Reimann, M. Woerner, T. Elsaesser, R. Hey, and K.H. Ploog // Phys. Rev. Lett. 92 (4), 047402 (2004).

162. J.F. Dynes, M.D. Froglev, M. Beck, J. Faist, and C.C. Phillips // Phys. Rev. Lett. 94 (15). 157403 (2005).

163. Jl.E. Воробьёв, Е.Л. Ивченко, Д.А. Фирсов, В.А. Шалыгип. Оптические свойства наноструктур. Санкт-Петербург: Наука, 2001.

164. К. Leifer, Е. Pelucchi, S. Watanabe et al. // Appl. Phys. Lett. 91, 081106 (2007).

165. A. Moskova and M. Mosko // Phys. Rev. В 61 (4), 3048 (2000).

166. Q.-S. Zhu, X.B. Wang, Z.T. Zhong, X.C. Zhou, Y.P. He, Z.P. Cao, G.Z. Zhang, J. Xiao, X.H. Sun, H.Z. Yang, and Q.G. Du // Phys. Rev. В 57 (19), 12388 (1998).

167. L. Sirigu, A. Rudra, E. Kapon, M.I. Amanti, G. Scalari, and J. Faist // Appl. Phys. Lett. 92 (18), 181111 (2008).

168. С. Walther, G. Scalari, J. Faist, H. Beere, and D. Ritchie // Appl. Phys. Lett. 89 (23), 231121 (2006).

169. M.A. Belkin, J.A. Fan, S. Hormoz, F. Capasso, S.P. Khanna, M. Lachab, A.G. Davies, and E.H. Liniield // Opt. Express 16 (5), 3242 (2008).2081 S. Kohen, B.S. Williams, and Q. Hu // J. Appl. Phys. 97 (5), 053106 (2005).

170. S.E. Harris // Phys. Rev. Lett. 62, 1033 (1989).

171. U. Fano // Phys. Rev. 124, 1866 (1961).

172. В.Г. Малышкин, В.А. Щукин // ФТП 27, 1931 (1993).

173. S. Slivken, Y. Bai, В. Gokden, S.R. Darvish, and M. Razeghi // Proc. of SPIE 7608, 76080В (2010).

174. B.S. Williams, S. Kumar, O. Hu, and J.L. Reno // Electron. Lett. 42, № 2, 89 (2006).

175. O. Gauthier-Lafaye, F.H. Julien, S. Cabaret, J.-M. Lourtioz, G. Strasser, E. Gornik, M. Helm, and P. Bois // Appl. Phys. Lett. 74, № 11, 1537 (1999).

176. G. Snider // www.nd.edu/ gsnider

177. B.S. Williams, S. Kumar, H. Callebaut, Q. Hu, and J.L. Reno // Appl. Phys. Lett. 83, № 11, 2124 (2003).

178. T. Unuma, T. Takahashi, T. Nöda, M. Yoshita, H. Sakaki, M. Baba, and H. Akiyama // Appl. Phys. Lett. 78, № 22, 3448 (2001).

179. А. Ярив, П. Юх. Оптические волны в кристаллах. М.: Мир, 1987, гл. 11 (пер. с англ.: A. Yariv and P. Yeh. Optical waves in crystals. New York: J. Wiley & Sons, Inc., 1984, ch. 11).

180. Properties of Solids. In: CRC Handbook of Chemistry and Physics. D.R. Lide, ed. Boca Raton, FL: CRC Press, 2005, sec. 12 (<http://www.hbcpnetbase.com>).

181. S. Kohen, B.S. Williams, and Q. Hu //J. Appl. Phys. 97, Лг° 5, 053106 (2005).