دانلود رایگان ترجمه مقاله لیزرهای نقطه کوانتومی نیمه هادی (APS سال ۲۰۰۸)

مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

۳٫ نرخ پراکندگی غیر خطی
توصیف دینامیک لیزرهای نقطه کوانتوم در InAs/GaAs نیاز به گنجاندن تعامل بین حالت های گسسته در نقاط کوانتوم محلی و حالت های الکترون ها و حفره های پیوسته در بالاترین سطح انرژی به همراه لایه خمیری دارد. از آنجا که علاقه مند در تحقیقات رژیم لیزر هستیم، برای مثال تراکم حامل لایه خمیری خیلی بالا می باشد، دینامیک جذب شده توسط ساختار لایه خمیری-نقطه کوانتوم زیر نظر قانون پراکندگی غیر محلی کولون می باشد [۲۴، ۳۲-۲۸].
میزان پراکندگی کولون برای الکترون و حفره جذب شده از لایه خمیری به نقطه کوانتوم و بالعکس بصورت میکروسکوپی همانند تابع تراکم لایه خمیری الکترون و حفره we و wh محاسبه می شود. سهم کولون بصورت مرتبه دوم درنظر گرفته می شود [۳۳،۳۴].

شکل ۱a و ۱b طرح نقطه کوانتومی-لایه خمیری را نشان می دهد که شامل فرایند ذوب الکترون ها و حفره ها می-باشد [۲۵]. پایستگی انرژی نیازمند آن است که اگر یک الکترون از لایه خمیری به نقطه کوانتوم رسید، به دنبال آن یک پراکندگی الکترون ( سمت چپ شکل ۱a) و یا یک حفره ( سمت راست شکل ۱a) در داخل لایه خمیری به سطح انرژی بالاتری برسد. این نتایج منجر به جذب الکترون از دو طریق می شود: یک الکترون-الکترون خالص و فرایند ترکیبی الکترون-حفره. دینامیک جذب حفره ها همانند شکل ۱b است.
نرخ پراکندگی برای فرایند جذب ترکیبی ( الکترون-حفره، سمت راست شکل ۱a) بستگی به تراکم حامل لایه خمیری we و wh دارد. برای کاهش زمان محاسبات فرض می شود که we و wh دینامیک یکسانی دارند [۲۳]. سپس ما می‌توانیم فرض کنیم که می باشد که gc یک مقدار برای برقراری رابطه بین we و wh است[۲۳]. شکل ۱c اهمیت فرایند ترکیبی برای پراکندگی داخلی الکترون را نشان می دهد. مقدار ماکزیمم را در یک دجه بالاتر از تراکم حامل لایه خمیری را نشان می دهد. بعدی می تواند به پراکندگی خالص الکترون-الکترون نسبت داده شود که پراکندگی مخلوط منجر به حداکثر انتظار از می شود. این به خاطر تراکم بالای حفره در لایه خمیری wh است که مسئول افزایش سریعتر احتمال پراکندگی حفره در لایه خمیری می باشد. برای دینامیک پراکندگی داخلی حفره ها، شرکت در فرایند ترکیبی بسیار کمتر می شود، شکل ۱d. برای فرایند پراکندگی خارجی، سهم ترکیبی تاثیر بیشتر و بزرگتری در ارتفاع نرخ پراکندگی دارد، اما در شکل کیفی نقش کمتری دارد.
شکل ۲ نرخ پراکندگی کولون برای فرایند جذب حفره و الکترون به عنوان یک تابع از متبوع تراکم حفره و الکتون در لایه خمیری با رنج gcهای مختلف را نشان می دهد. برای wbهای کوچک، نرخ پراکندگی داخلی و خارجی با افزایش تراکم حامل ها افزایش می یابند، از آنجا که شرکای پراکندگی بیشتری موجود است. با توجه به اصل طرد پائولی، احتمال برای پراکندگی خارجی در تراکم لایه خمیری بالا کاهش می یابد. در نتیجه نرخ پراکندگی خارجی نقطه ماکزیمم تیزی (شکل ۲ سمت راست) به سبب جرم موثر بزرگتر جمعیت لایه خمیری با فرایند حفره-های آرام تر از الکترون دارد. بنابراین، اثر اصل طرد پائولی باعث می شود که الکترون سریعتر تاثیر بگذارد که منجر به کاهش سریعتر می شود. نرخ پراکندگی داخلی متناسب با دو حالت لایه خمیری می باشد (رابطه ۸ ). از این رو آن ها در تراکم حامل بالای لایه خمیری که پراکندگی خارجی به علت اصل پائولی مسدود شده است، به عنوان گروه غالب و برتر می باشد ( ستون سمت چپ شکل ۲ را ببینید). به سبب جمعیت بیشتر الکترون سریعتر از افزایش می یابد. در wb خیلی بالا، حتی پراکندگی داخلی نیز کاهش می یابد، زیرا حالت های لایه خمیری به سطحی رسیده اند که احتمال فرایند پراکندگی آن کاهش می یابد ( فلش های قرمز در شکل ۱a و۱b). در شکل ۲ نرخ های پراکندگی برای نسبت های مختلف بین we و wh رسم شده است تا تاثیر ضریب gc را نشان دهد. همانطور که از بحث بالا انتظار می رفت، شدیدترین تغییر در زمانی ظاهر می شود که بیشترین مشارکت فرایندهای ترکیبی اتفاق می افتد. برای شبیه سازی ارائه شده در بخش ۴، gc به طور خود تنظیم برای هر پارامتر تعیین می گردد. بعد از شبیه مقدار نهایی gc با مقدار اولیه فرض شده مقایسه می شود و پس از آن دوباره تنظیم می شود تا به یک مقدار همگرای نهایی برسد. توجه داشته باشید که gc هم چنان تابعی از جریان پمپ است.

برای یک مقایسه بهتر با مدل ساده شده ، شخص می تواند میزان پراکندگی عددی را با برازش منحنی مورد ارزیابی قرار دهد؛ ضمیمه را ببینید. این توابع ممکن است مفید باشد. به عنوان مثال برای تجزیه و تحلیل سیگنال کوچک تقریبی که در آن ماتریس ژاکوبین، معادلات سرعت در حالت پایدار است مورد نیاز است. با این حال در بخش های زیر ما باید از نرخ پراکندگی کامل غیر خطی که به صورت عددی محاسبه شده استفاده کنیم.

۴٫ روشن کردن مشخصات
به منظور بحث بر روی نتایج شبیه سازی ها، ما تحول زمانی تراکم فوتون شبیه سازی شده nph با داده های تجربی از لیزر نقطه کوانتوم ، همانطور که در شکل ۳a نشان داده شده است، مقایسه می کنیم. خروجی لیزر اندازه گیری شده را برای جریان های مختلف پمپ j شرح می دهد ( مقدار واحد آستانه هدایت لیزر) که از مشخصات ورودی خروجی حالت دائمی شبیه سازی شده محاسبه شده است( شکل ۴ ). جریان پالس تزریقی با دوره تناوب ۵ نانو ثانیه در لحظع صفر کلید می خورد. نتایج شبیه سازی در شکل ۳b نشان داده شده است. برای شبیه سازی جریان پالس به همراه و استفاده شده است. بازده فلت و فرمول افت و خیز ۱۰۰ps می باشد ( شکل ۵a). پارامترها در جدول ۱ خلاصه شده است. برای جریان پمپ ، منحنی های تجربی و شبیه سازی شده در شکل ۳b کشیده شده است. تا تناسب خوب آن ها را نشان دهد.

یکی از ویژگی های مشخصه لیزرهای نقطه کوانتوم، میرایی شدید نوسانات ضعیفی که فقط یکبار در پهنای باند کامل در مدت زمان در پیک قرار می گیرد. همچنین زمان تاخیر روشن شدن برای کارایی لیزر بسیار مهم است . به عنوان مثال، زمان مورد نیاز برای رسیدن به آستانه لیزر. فرکانس نوسانات ضعیف نیز fRO به اندازه پاسخ مدوله شده سیگنال بزرگ لیزر حیاتی است. شبیه سازی انجام شده با تمامی نتایج تجربی برای تمامی کمیت هایی که بیان شده، دارای تناسب خوبی است ( شکل۶). این شکل به طور جداگانه کمیت های fRO، و را به صورت تجربی و تئوری از داده های شکل ۳ در یک بازه متغیر از جریان پمپ با هم مقایسه می کند. توجه داشته باشید که j واحدی از jth می باشد. برای تمامی جریان های پمپ، فرکانس نوسانات خفیف محاسبه شده تناسب خوبی با نمونه تجربی آن داشت ( شکل ۶a) که یک رفتار تقریبا دقیق و یکسانی را نشان می دهد. این امر به طرز چشمگیری نتایج قبلی ما را بهبود می‌بخشد [۲۳،۲۴] که تقریبا دو برابر این مقدار fRO محاسبه شده بود. دلیل آن دقت بیشتر ما درخصوص فرایند اوگر ترکیب (e و h) می باشد. تاخیر در روشن کردن و پهنای پیک اول نوسانات ضعیف محاسبه شده نیز تناسب خوبی با نتایج تجربی داشته اند ( شکل ۶b و ۶c ). شبیه سازی یک مشخصه خطی را در نمودار لگاریتمی دوتایی ( شکل ۶d) ا همانطور که ا مدل معادله درجه اول لیزرهای نقطه کوانتومی نیمه هادی انتظار می رود را نمایش می دهد [۱۳].
درواقع با یک تقریب مشابه این رفتار می تواند برای لیزر نقطه کوانتومی خودمان استخراج شود: چشم پوشی از دو ترکیب خود به خودی و القایی در معادله ۱ و۳ در طول فرایند پمپاژ گذرا برای j که کاملا از آستانه دور می باشد، و مشاهده انتقال سریع الکترون از سطوح نقطه کوانتوم به خاطر پراکندگی قوی الکترون-الکترون ( )، معادله ۱ ( ) که می تواند با آستانه تراکم الکترون nth جمع شود و را به ما بدهد. به هر حال داده_های تجربی، انحراف را در جریان پمپ های خیلی زیاد و خیلی کم نمایش می دهد.
درحالیکه نرخ های پراکندگی بصورت میکروسکوپی محاسبه می شوند، بعضی از پارامترها با توجه به شرایط تجربی می‌توانند انتخاب شوند که عبارت اند از ، ، و . در حالت عملکرد میرایی شدید، زمان تاخیر اساسا از طریق جریان پمپ و ضریب انیشتین W ( که شامل فرایندهای انتشا خودبه خودی و القایی می باشد) محاسبه می شود. (از طریق پارامترهای جدول ۱ محاسبه شده است) تناسب خوبی با مقدار تجربی دارد. برای Wهای بزرگتر، زمان تاخیر در حالت میرایی شدید، مقدار خیلی کوچکی را دارد و بالعکس. ضریب نوری می تواند با تغییر تعداد لایه های کوانتومی aL تغییر کند. دریافتیم که نتایج شبیه سازی اگر همواره ضرب بین و تراکم نقطه کوانتومی همانند سایر متغیرها به جز ثابت باشد، تغییر نمی کند. استفاده از ۱۵ لایه نقطه کوانتومی به همراه محیط ، و ، مشاهده می کنیم که می شود که بهترین تناسب را با فرکانس نوسانات خفیف دارد. این مقدار در مقدار مشابه آن که در عمل انجام شده است کوچکتر می باشد ( ). توضیح این عدم برابری شاید می تواند این باشد که همه نقاط کوانتومی در رزونانس در طول فرایند لیزری به دلیل تغییر سایز نقاط کوانتومی شرکت نمی کنند و درواقغ وجود ندارند. . ضریب انتشار خودبه خودی ، میرایی فرایند روشن شدن را کنترل می کند. از یک سو اگر کوچک باشد، پیک قله بزرگ خواهد بود و با افزایش کاهش خواهد یافت. از سوی دیگر اگر خیلی بزرگ باشد، فقط یک برآمدگی پله مانند مربوط به لحظه روشن شدن پیدا خواهد شد. علاوه براین تغییر در ، سبب تغییر کوچک در تاخیر زمانی می شود. در اینجا انتخاب می کنیم.

۵٫ میرایی ضعیف درمقابل میرایی قوی
برای الکترون ها در نقاط کوانتومی، رقابتی بین ترکیب مجدد تابشی و برخوردهای پراکندگی غیرتابشی وجود دارد. برای ترکیب مجدد تابشی قوی تر، فرایندهای پراکندگی الکترون-الکترون اهمیت خود را از دست می دهند . بنابراین میرایی های شدید نوسانات ضعیف از بین می روند. یک پارامتر که نسبت هر دو فرایند را تحت تاثیر قرار می دهد، ضریب محدودیت نوری است که یک مقیاس مهم برای فرایندهای تابشی می باشد. افزایش دینامیک را کاملا تغییر می‌دهد و همانطور که در پایین نمایش داده شده است، میرایی ضعیف نوسانات خفیف را به دنبال دارد.
در این بخش با تغییر نشان می دهیم، برای مثال با تغییر تعداد لایه های نقطه کوانتوم aL، می توان انتقال بین دو نوع مختلف از عملکرد لیزر را انجام داد. در یکسو، میرایی شدید دینامیک روشن کردن همانطور که در نمونه تجربی ارائه داده شده قابل مشاهده است و در سوی دیگر میرایی آرام نوسانات خفیف به همراه تراکم الکترون های مدوله شده نزدیک به اشباع وارونگی، همانطور که در لیزرهای تزریقی نیمه هادی های معمولی یافت می شود. در حالت اول، تنظیم یکی از پارامترها برای بحث های بالا مشخص است، درصورتی که پارامتر دیگر که محدودیت نوری می باشد به آرامی افزایش می‌یابد . یک فاز تصویر از دینامیک باهم روشن شدن برای حالت دائم (نقاط ثابت) برای جریان های پمپ متفاوت در فضای دو بعدی که ( nph و ne) در شکل ۷ کشیده شده است، برای هردو پارامتر تنظیم شده است. شکل اصلی حالت دائمی انتشار لیزر را برای جریان های پمپ از طریق سمبل مشخص می کند. نقطه های مشکی مربوط به ( میرایی شدید) است درحالیکه ستاره های آبی مربوط به (میرایی ضعیف) می باشد. یک تفاوت بین دو منحنی، تراکم بیشتر الکترون در حالت دائم برای حالت میرایی شدید می باشد. در اینجا تقریبا تمامی نقاط کوانتومی با یک الکترون های پیشرو به یک تراکم الکترونی پایدار شده است . همچنین مشاهده می شود که تراکم الکترون های ماندگار با افزایش جریان پمپ که با کاهش وارونگی اشباع نمایان می‌شوند، بصورت آرام کاهش پیدا می کند. از طرفی دیگر، برای ، همانند لیزرهای معمولی ، با افزایش j تقریبا ثابت می ماند.