УСИЛЕНИЕ ТЕРАГЕРЦОВЫХ ПЛАЗМЕННЫХ ВОЛН В ГРАФЕНЕ С ДИФФУЗИОННОЙ НАКАЧКОЙ И.М. Моисеенко1,2, М.Ю.Морозов1, А. Р. Давоян3, В.В. Попов1,2 1 Саратовский филиал Института радиотехники и электроники им. В.А. Котельникова РАН 2 Национальный исследовательский Саратовский государственный университет им. Н.Г. Чернышевского 3 University of Pennsylvania E-mail: [email protected] Графен может стать основой создания усилителей и генераторов терагерцового (ТГц) излучения вследствие наличия у него запрещенной зоны нулевой ширины [1]. Для достижения усиления необходимо создание инверсного распределения концентрации носителей заряда в графене с использованием внешней накачки. Известно, что в предшествующих работах по усилению ТГц излучения в графене предполагалась прямая оптическая накачка графена. Однако при таком типе накачки в графене поглощается максимум ~ 2.3% мощности накачки [2], что существенно ограничивает эффективность таких усилителей ТГц излучения. В данной работе исследуется усиление ТГц плазмонов в графене с диффузионной накачкой. При таком типе накачки инверсное распределение концентрации носителей заряда в графене создается диффузионным потоком носителей из полупроводниковой подложки, в которой они, в свою очередь, могут эффективно создаваться с помощью оптической накачки полупроводника. Рис. 1. Схематическое изображение исследуемой структуры На рис.1 схематически представлена исследуемая структура. Монослой графена нанесен на полупроводниковую подложку, которая является бесконечно длиной в x- и z-направлениях и имеет конечную толщину d в yнаправлении. Излучение оптической накачки падает на тыльную поверхность подложки и генерирует в ней электрон-дырочные пары. Далее фотовозбужденные носители заряда диффундируют в графен, создавая в нем инвертированное распределение носителей заряда. Дисперсионное уравнение для двумерных (2М) плазменных волн в графене (без учета электромагнитного запаздывания) имеет вид ( ) k x i 0 air s , ( ) где k x и – соответственно волновой вектор и частота плазменной волны, air и s – диэлектрические постоянные соответственно окружающей среды ( air 1) и полупроводниковой подложки, а ( ) – динамическая проводимость графена, определяемая выражением [3] E e2 8kBT ( ) ln 1 exp F 4 kBT (1 i ) 2 EF 4 G( , EF ) G( / 2, EF ) + tanh d , 2 2 ( ) 4 4kBT i 0 где e – заряд электрона, – приведенная постоянная Планка, kB – постоянная Больцмана, и T – соответственно время свободного пробега и температура газа носителей заряда в графене, E F – эффективная энергия Ферми и G( , ') = sinh kbT cosh kbT +cosh ' kbT . Величина квазиэнергии Ферми в графене связана с концентрацией неравновесных носите- лей заряда в графене формулой ngr 2 V 2 2 F d 1 exp EF kbT , 0 где VF 108 см/с – характерная скорость носителей заряда в графене. Для определения концентрации электрон-дырочных пар в графене необходимо решить задачу об амбиполярной диффузии носителей заряда в полупроводнике и их захвате в графен. Уравнение для амбиполярной дифd 2 ns ns p p e y 0 , где ns – фузии записывается в виде Da 2 dy R p концентрация электрон-дырочных пар в полупроводнике, Da – коэффициент амбиполярной диффузии, R – время спонтанной рекомбинации электрон-дырочных пар в полупроводнике, pp, p – плотность мощности и круговая частота оптического излучения накачки, – коэффициент поглощения мощности оптического излучения в полупроводнике. Граничные условия выбираем в виде dns dy ( y 0) 0 и ns ( y d ) 0 . По известному распределению концентрации в подложке можно вычислить диффузионный поток носителей заряда в графен: J in Da ns y y y gr и концентрацию носителей заряда в графене ngr J in gr , где gr – время жизни носителей заряда в графене. На рис. 2 представлена зависимость концентрации электрондырочных пар в графене от толщины подложки при фиксированных мощности накачки и временах жизни носителей заряда в подложке и графене. Как видно, максимальная концентрация носителей заряда в графене достигается при толщинах подложки сравнимых с длиной диффузии носите- Рис. 2. Зависимость концентрации носи- Рис. 3. Зависимость нормированного котелей заряда в графене от толщины под- эффициента поглощения от мощности ложки накачки на частоте ~ 10 ТГц. 1 – d =0.1 мкм; 2 – d =5 мкм; 3 – d =12 мкм. лей заряда в полупроводнике (~ 3 мкм для GaAs). На рис. 3 показана зависимость коэффициента усиления от мощности накачки для различных толщин подложки d. При оптимальной толщине подложки d = 5 мкм, значения коэффициента усиления, нормированного на длину волны плазмона (которая составляет ~ 0.15 мкм) достигают 2, что в несколько раз превышает величину усиления в структурах с прямой оптической накачкой графена [3]. Работа выполнена при поддержке РФФИ (проект 13-02-12070) Библиографический список 1. K. S. Novoselov, V. I. Fal'ko, L. Colombo, P. R. Gellert, M. G. Schwab, K. Kim A roadmap for grapheme // Nature. V. 490, P. 192–200. 2. R. R. Nair, P. Blake, A. N. Grigorenko, K. S. Novoselov, et al. Fine Structure Constant Defines Visual Transparency of Graphene // Science. 2008. V. 320, P. 1308. 3. A. A. Dubinov, V. Ya. Aleshkin, V. Mitin, T. Otsuji, V. Ryzhii. Terahertz surface plasmons in optically pumped graphene structures // J. Phys.: Condens. Matter. 2011. V. 23. P. 145302. Сведения об авторах (докладчик) Моисеенко Илья Михайлович – студент, дата рождения: 22.07.1992г. Морозов Михаил Юрьевич – к.ф.-м.н., научный сотрудник, дата рождения: 08.04.1985г. Артур Рафикович Давоян – PhD, научный сотрудник, дата рождения: 18.03.1985г. Попов Вячеслав Валентинович – д.ф.-м.н., зав. лабораторией, профессор, дата рождения: 13.01.1949г. Вид доклада: устный