纳米光子学在从光学互连和传感到高密度数据存储和信息处理的许多应用中无处不在。另外，等离子体耦合方法提供了通过耦合到金属中的自由电子振荡来处理纳米级光子信号的机会。 它可以为光学互连提供超紧凑的组件，例如调制器，光电探测器，波导以及非相干和相干纳米级光源。后者的实施是一个巨大的挑战，因为大量的表面等离激元场集中在金属中，这导致高的焦耳损耗。 然而，提出了SPASER（通过受激发射辐射对表面等离子体激元进行放大）的想法，激发了对具有有效泵浦方案的新型真正纳米级光源的进一步研究。尽管表面等离子体激元极化子（SPP）的非相干源可以相对容易地集成到纳米光子电路中，在相干SPP源和放大器的情况下情况更加复杂，因为要达到激射阈值，不仅必须补偿焦耳，还必须补偿辐射损耗，由于等离子腔的模态体积小，辐射损耗可能很大。 阈值增益可能会变得很高，这对创建所需的人口倒置提出了严峻的挑战。 尽管已证明可以完全补偿纳米级的SPP损耗，但这是在光泵浦下实现的，与光泵浦几乎不兼容。芯片集成，即是预期应用的目标领域。 在这方面，无可否认，必须开发出用于等离子体组件的实际应用。
相关论文以题为“ Lasing at the nanoscale: coherent emission of surface plasmons by an electrically driven nanolaser ”发表在 DE GRUYTER 上。
低损耗等离子金属的选择非常有限，从而强烈限制了在等离子装置中实现电泵的可能性。 金，银和铜可以形成带隙半导体的整流肖特基接触，而低电阻欧姆接触则需要有效的电子和空穴注入，并在增益介质中产生填充反转。 因此，必须使用由高吸收性材料（例如钛，铬，钯和不同合金制成的欧姆触点），将其放置在距结构的有源区较远的位置，并依靠半导体材料之间的折射率差异来定位光学模式并防止其与欧姆接触重叠。 另一方面，许多建议的基于低吸收结构的纳米激光设计,由于金属-半导体触点的高电阻而几乎不能被电泵浦，这不允许将足够数量的电子和空穴注入增益介质中，以产生人口反转并完全补偿高光。激光模式的损失。与光学泵浦的纳米激光器相比，高电阻接触限制极大地使电泵浦的纳米激光的设计复杂化，并增加了其物理尺寸。为了克服这个问题，提出了利用肖特基接触的少数载流子注入特性，将电子直接从等离激元金属注入到增益半导体介质中，从而避免了常用的中间半导体电子注入层。然而，只有一种二元III-V半导体材料（InAs）与等离子体金属形成肖特基接触，其势垒高度大于半导体的带隙能，这是产生高能的必要条件。人口倒置。这将操作波长限制在3 µm左右，将操作温度限制在150 K以下。 另外，即使存在单个异质结构，肖特基势垒无法阻止正向偏置下的多数载流子也会导致相当高的泄漏电流，这极大地限制了放大方案的能量效率。
在此，研究人员提出了一种高效的电驱动单模深亚波长相干光源，该光源具有强纳米光子导引和基于双异质结构隧穿肖特基势垒二极管的新颖放大方案的独特组合，从而为自然实现电泵浦提供了可能性通过使用SPP支持接口作为低电阻n型隧道接触。 这种方法可以显着减小设备的物理尺寸，简化其设计，确保面内发射并将工作温度提高到300 K以上。与电泵浦的涂覆金属的纳米柱状激光器相反，它以类似偶极子的方式将光子辐射到自由空间中，因此所提出的SPP源本质上可与纳米光子电路集成。不像基于局部光学模式的纳米激光很难电泵浦，建议的电SPP源的亚波长尺寸是通过传播的等离子体模式实现的，该设备可以称为SPPASER（表面等离子体激元放大受激辐射）或SPP spaser 。所提出的方法使SPP能够有效地耦合到总线等离激元或光子波导，而不会通过向周围空间的发射而损失能量。 这在大规模集成纳米光子电路中尤为重要，因为在这种情况下，性能和可扩展性受到电路设计的限制。
电动泵的实施
基于Au.As双异质结构隧穿肖特基势垒二极管的拟议放大如图1所示。将其提供给使用黄金和100纳米厚的电子注入N之间的低损耗SPP支承界面的可能性+作为低电阻隧道接触到n -InAsP层+-InAsP电子注入层具有近乎理想的欧姆特性。因此，InGaAs的材料增益是在金接触的近场附近提供的，而等离激元模式恰好位于此位置，与基于高吸收性欧姆接触的等离激元和光子纳米激光的传统电泵方案相比，它具有至关重要的优势。夹在p + -AlInAs和n +之间的n掺杂InGaAs层带隙能量超过InGaAs的InAsP层充当半导体结构的有源区。在高正向偏压下，电子和空穴分别从InAsP和AlInAs侧注入InGaAs，而InGaAs / AlInAs异质结上的电子和InAsP / InGaAs异质结上的空穴的高势垒将多余的载流子限制在有源InGaAs区域与具有高漏电流的基于肖特基二极管的放大方案相比，双异质结构隧穿肖特基势垒二极管放大方案具有显着优势。 尽管Au / n-InP肖特基势垒高达0.5 eV ，Au / InAs接触中的费米能级反常固定在InAs的导带上。因此，各种各样的InAsP三元合金与势垒高度非常小的金形成了接触。特别是，Au / n-InAs 0.4 P 0.6势垒的高度不超过0.2 eV。势垒宽度由施主的密度决定，在中等掺杂水平下仅等于13 nm。
由于电子的有效质量极小（0.057 m e0），电子可以很容易地穿过该势垒。 隧道Au / n + -InAs 0.4 P 0.6接触的评估比电阻低至1.2×10 -7 Ohm cm2。即使在泵电流密度为50 kA / cm 2时，触点两端的压降也不会超过7 mV （图1c），这确保了Au / n-InAs 0.4 P 0.6触点的近乎理想的欧姆特性并有效注入电子进入InAs 0.4P 0.6层，可以进一步注入有源InGaAs区域。相比之下，InP被用作与InGaAs晶格匹配的材料，用于在1.55 µm波长下进行激光操作，并且施主浓度相同，为3×10 18 cm-3，与金形成了整流触点。其接触电阻比Au / n + -InAs 0.4 P 0.6高两个数量级接触导致高散热，因此不允许在室温下使用Au / InP接触对金属半导体纳米激光器进行电泵浦。 换句话说，所提出的放大方案的性能比基于与InP晶格匹配的化合物半导体的性能要好得多。
图1： （a）基于T形等离子体激元的电驱动相干表面等离子体激元（SPP）源的环形谐振器示意图。模拟电场强度SPP模式的分布覆盖在几何图形上。（b）T形等离子波导管的横截面。还指示了该设备的相关几何参数：R是环的半径，H和w分别是波导的高度和宽度，s是电子注入层的厚度，h是高度的高度。活动区域。晶格匹配的n + -InAs 0.4 P 0.6，n-In 0.72 Ga 0.28 As和p + -Al 0.29 In 0.71 As层的掺杂密度为3×10 18 cm -3，3.1 ×10 15 cm -3和4.4×10 18 cm -3。（c）室温和低温下Au / n + -InAs 0.4 P 0.6隧穿肖特基接触的电流-电压特性。插图：金属/半导体界面电子阻挡层的示意图。
纳米激光腔的设计
相干SPP源的基本组成部分是空腔。在这里，研究人员使用基于T形波导几何形状的亚波长环形谐振器设计（图1）。 AlInAs上的InAsP / InGaAs / AlInAs层堆叠为环形并被氧化硅包围，而金覆盖层完成了腔结构并形成了SPP支撑界面。环宽度w = 300 nm被设计为比源工作波长小约7倍，以提供沿环形谐振器的金属-半导体界面传播的等离子体模式的高侧向限制。环宽度可以很容易地减小到λ以下/ 10，但是此过程并不能显着改善模态局部化甚至不会恶化模态局部化，而由于模态有效指数的降低，弯曲损耗会大大放大。1 µm的环高小于目标光谱区域中的光波长，从而迫使寄生光子模式泄漏到具有高折射率的半导体衬底中。同时，该高度足够大以防止强烈局部化的SPP模式产生不希望的辐射损失。所得的环高度H和环宽度w之间的长宽比为3.3：1，这对器件制造不会造成任何问题。 将电子注入InAsP层的厚度选择为50 nm，该厚度明显大于Au / n + -InAsP接触层的耗尽层厚度（13 nm），并允许将电子有效注入到有源InGaAs区域中。 同时，将InGaAs层设置为350 nm厚，以将等离子波模限制在有源InGaAs区域的74％以上，以降低阈值增益（方法）。选择环形半径R = 0.85μm，以使环形谐振腔的基本等离子体模式之一在室温和低温下都接近InGaAs增益谱的最大值。 最后，研究人员注意到，提出的泵浦方案是通用的，也可以与其他类型的谐振器一起使用。
图2显示了使用三维特征模式仿真（方法）获得的室温下的设备模式结构。五种模式（TM 00， TE 00， TM 01， TE 01和 TM 10)在InGaAs的自发发射带宽内，谐振器支持大于10的质量因子（Q因子）。 此处，Q因子定义为存储在谐振器中的SPP能量与每振荡弧度消耗的能量之比。TE01和 TM值10在垂直方向上具有两个最大值的模被推出环形波导的横截面并辐射到基板中。光子学TE00模在环形波导中的定位要好得多，但是它们的模有效指数显着低于AlInAs的折射率，从而导致与衬底辐射模的强耦合。结果，这些模的Q因子小于50，对应于大于3000cm -1的模态损失，其太高而不能被InGaAs补偿。 它需要TE00高度局限的等离子激元TM 00模态的损耗小5倍，并且在将模态限制在有源InGaAs区域方面显示出显着的优势。 由于环形谐振器的半径为亚微米，因此两者之间的光谱间隔TM 00模的数量级为InGaAs的材料增益带宽的数量级，这为单模激发发射进入八阶建立了有利条件TM 00模式（TM值80模式）的频率为0.637 eV（ 自由空间中λ = 1.95 µm）。对于850nm的所选择的环的半径，共振器模式体积仅为0.033λ3，其中λ是自由空间波长，并且可以通过减小环半径（方法）可以进一步降低。但是，这将导致向自由空间的发射增加，而理想情况下，需要抑制此过程。因此，选择的环半径确保了器件占位面积和性能之间的理想平衡。 最后，为了获得集成的相干SPP源，将电驱动等离子体谐振器耦合到相同类型的总线等离子体波导，用作设备输出（图3a）。
图2： （a）图1中所示的等离子体共振器的模态频谱。标记了模式，以使下标中的两个数字显示径向和垂直方向上的最大值，而上标指示模式的顺序，即环圆周周围的波长数。（b）在室温下0.72 Ga 0.28 As的体积自发发射和材料增益谱。（c–g）电场强度的模拟模式曲线
图3： （a）由图1所示的亚波长环形谐振器组成的相干SPP源的示意图，耦合到具有与环形波导相同宽度的直等离激元波导。场图显示了模拟的电场分布TM8 00双重退化的模式，因此源在总线波导的两个方向上发射具有相同幅度的SPP。波导和环形谐振器之间的200 nm间隙对应于5.6％的强度耦合数。TM8 00模式。（b）在所述波导输出功率和Q的α-因子TM8 00模式与室温下注入电流的关系。请注意，Q因子仅在阈值以下才直接连接到SPP源的线宽。插图：输出功率与阈值区域附近注入电流的函数线性关系图。（c）不同重组过程（俄歇重组，自发发射和受激发射）对总电流的贡献。（d）沿z（垂直）方向处于平衡状态的双异质结构隧穿肖特基势垒二极管的能带图。（e–g）在电流密度为30 kA / cm 2的情况下，沿z方向的能带图，材料增益和复合率分布。
SPP纳米激光操作
为了分析器件的运行情况，研究人员建立了描述半导体内部载流子传输的自洽稳态模型，该模型包括连接静电势和电荷载流子密度的泊松方程，漂移扩散电流方程，电子和谐振腔模式的空穴连续性方程式和速率方程式（方法）。这些光电子过程是通过有限差分法以自洽的方式与受激光学模式的有限元分析相结合进行仿真的。因此，仿真在速率方程中考虑了珀塞尔效应并耦合到总线波导。
图3显示了自洽光电仿真的结果。在施加到顶部金触点的负电压下（正向偏置），电子和空穴被注入到环形谐振器的有源InGaAs区域中，并在那里以辐射（自发和受激发射）和非辐射（俄歇复合）重组（图3c）。 在较小的正向偏置下（图3c中未显示）），自发发射的复合超过了俄歇复合，但是高阈值光学增益需要高浓度的非平衡电子和空穴，并且随着偏置的增加，非辐射过程开始超过辐射过程。 最终，总电流的90％以上进入俄歇复合体，刚好低于阈值。但是，当由于受激发射而进入稀疏模式的重组超过其他重组过程时，情况将大大超过阈值（图3c）。
尽管事实上Q因子TM7 00,TM8 00,TM9 00和 TM10 00由于具有相同的数量级（图2а），由于带间和间隔带跃迁引起的InGaAs的内部吸收会导致零偏压下模态损耗的显着差异的TM7 00 接近InGaAs的带隙能量的模式吸收较少，可能是第一个达到阈值的方法，但是InGaAs的材料增益谱随电子和空穴浓度的增加而改变，并且其最大值呈蓝移，这使得 TM8 00模式优于其他模式（图3f）。在8.4 kA / cm 2的电流密度下，TM7 00模式变得小于 TM8 00模式，并且此后不会发生明显变化（图3b）的TM9 00 和 TM10 00模式显示的行为与 TM8 00 模式，但未到阈值。
在光电流特性 TM8 00在电流密度约为30 kA / cm 2的模式下，有一个明显的放大自发（ASE）扭结（该电流是输出功率的曲线斜率的导数与注入电流的对数对数刻度））。在此电流下，受激发射的复合率超过自发发射到所有谐振器模式和自由空间的复合率（图3c，g）。 明显的ASE扭结是由以下事实解释的：块状InGaAs的自发发射光谱相当宽（图2b），在考虑的波导几何形状中结合适度的赛尔因数，主要导致向自由空间的发射。自发发射耦合因子β的范围从小偏差的0.1到阈值以上的高正向偏差的0.06。在J = 30 kA / cm 2时，TM8 00模式等于对应于亚纳米线宽的4700，这在纳米级很难实现。
由于高的β因子，纳米激光的发射特性与宏观激光的发射特性显着不同，ASE扭结本身不能保证其上方的输出辐射是相干的，而相干性是激光辐射的最重要和独特的特征。 而且，已经表明，光电流特性中的ASE扭结不能测量阈值。找出TM8 00模式下，应该根据输出辐射的二阶相干程度使用阈值的定义。计算表明，阈值电流密度等于47 kA / cm 2，略高于ASE扭结的电流密度（方法）。的输出功率TM8 00 阈值时的模式为29μW，而 TM7 00 和 TM值900模式分别降低了100倍和300倍的力量TE 00，TM 01，TE 01和 TM 10 模式甚至比杂散模式小 TM9 00模式。因此，实现了单模打散。
结论
本文提出的利用双异质结构隧穿肖特基势垒二极管在集成集成电泵浦的深亚波长等离子体激元波导中进行SPP放大的方案，提供了一种电驱动的亚波长相干SPP源的实际设计，其尺寸比典型尺寸小几个数量级。 集成在芯片中的平面内相干光源的数量，这些芯片几乎与纳米光子电路不兼容。同时，不像电泵浦的金属涂层纳米激光器，提出的装置不仅以偶极状的方式将光发射到自由空间中，而且有效地将辐射耦合到面内等离子体激元波导中。它也可以直接耦合到总线光子半导体波导，从而提供与标准低损耗光子电路的兼容性。然而，后者的代价是输出功率较小，这是由于等离激元（环）和光子波导之间的空间模态失配所强调的散射损耗增加。 金/半导体触点在SPP支持界面和电子注入电极中扮演着双重角色，从而消除了对任何其他电触点的需求，从而最大程度地减少了器件的占位面积并极大地促进了大规模电路的设计。 垂直注入方案，异质结处的大带边偏移以及隧穿Au / n + -InAsP肖特基接触的极低电阻率为有效的载流子注入有源层提供了有利的条件，并使泄漏电流最小，这仅限于接口处的陷阱辅助重组。与大多数发光纳米光子器件相反，表面重组在晶格匹配的InAs 0.4 P 0.6中不发挥重要作用/ In 0.72 Ga 0.28 As / Al 0.29 In 0.71 As系统归功于非常小的表面复合速度（2×10 3 cm / s）和有效区域的低体积比。在室温下，阈值电流由非辐射俄歇复合决定。表面重组对总电流的贡献不超过1.5％。 在这方面，有源区配置和适当的材料选择相对于拉伸应变多量子阱提供了显着优势，原则上，该量子阱也可以用作增益介质，但其特点是更大由于表面缺陷的密度增加以及SPP场对有源区的限制较差，因此界面面积增大，表面复合速度明显提高。
