文 |溪知许a
编辑|溪知许a
低功耗、集成、室温操作的新型固态THz激光器件对于更美好的未来社会至关重要。在这种情况下，自从石墨烯被发现以来，它的独特和优越的载流子传输、光学和等离子体特性已经引起了相当大的关注
石墨烯中的电子和空穴具有线性色散关系和零带隙，导致了非凡的特性，如无质量的相对论狄拉克费米子，具有无背散射的超快传输，以及在THz光谱范围内在光学或电场激励下表现出的负动态电导。
有研究小组成功地在制作的石墨烯通道激光晶体管中实现了5.2 THz的单模发射和100 K下1-8 THz宽带自发放大发射。然而其增益和输出强度在很大程度上受到石墨烯单层吸收系数低于2.3％的限制。
为了突破这一重大限制，石墨烯狄拉克等离子体为实现在室温下利用干电池操作的强THz激光晶体管开辟了途径。GDPs背后的物理学是由电流驱动的不稳定性，在THz电磁光谱中引起了自振和相干放大。
理论与模拟
当本征石墨烯受到光子能量ℏΩ的光学泵浦时，带间跃迁导致“热”光电子-光空穴对的产生，在电子和空穴的狄拉克点上方和下方距离相等。在室温下，这些被光激发的“热”电子和“热”空穴与狄拉克点周围的低能传导电子和价带空穴在几十飞秒的超快时间尺度上处于准平衡状态，这是由于载流子间的散射导致准费米分布。
因此电子和空穴的准费米能级分裂并分别向狄拉克点下方和上方移动。同时高能电子和空穴通过发射光学声子失去能量。因此，准费米分布在能量空间中最初广泛分布，但会集中在狄拉克点附近。
这导致准费米能级在皮秒时间尺度上快速恢复。经过光学声子发射的能量弛豫后，非平衡电子和空穴可能通过“带间”光学声子散射、杂质和无序散射以及声子散射失去能量，或者发生复合。
与前面提到的“带内”光学声子散射相比，这些散射和复合过程具有更长的弛豫时间。因此，如果泵浦强度足够高，非平衡载流子会堆积在狄拉克点附近。这就是载流子的反转分布，其中电子和空穴的准费米能级分别向狄拉克点上方和下方移动。
理论上在理想的石墨烯中，奥格型三粒子散射过程是被禁止的，但在杂乱的低质量石墨烯和在强泵浦下，这些过程可能占主导地位，引发显著的多体效应。
因此奥格型散射被认为是载流子反转的一个限制因素。然而在高质量外延石墨烯中，即使在室温下，使用高光子能量的皮秒激光脉冲进行强泵浦后，载流子反转在持续较长时间内被实验观察到。这一结果鼓励我们探索石墨烯太赫兹激光器、放大器的创建。
石墨烯及其在光泵浦下的载流子能量弛豫动力学从体积石墨到石墨烯的实空间晶格图像到石墨烯。本征石墨烯在光泵浦下的载流子能量弛豫动力学。当石墨烯受到光子能量ℏΩ泵浦时，光电子-光空穴对在狄拉克点上方和下方产生，然后经过超快的载流子间散射和光学声子散射。
光泵浦会导致电子-空穴等离子体的显著加热，抑制载流子反转。然而如果泵浦光子能量足够低，电子空穴等离子体可以冷却下来。最近包括库伦相互作用的多体效应在内的奥格散射速率经过严格的理论建模和计算，揭示出在载流子温度维持在室温或低于室温时，奥格散射显著受到抑制。
在这种情况下，电流注入泵浦是抑制载流子加热、降低泵浦阈值的理想方式，因为在石墨烯p-i-n结构中，泵浦能量可以达到毫电子伏的量级。
一种使用石墨烯通道场效应晶体管的双栅极p-i-n结构被提出作为最简单的电流注入THz石墨烯激光结构。对于典型尺寸和施加偏置条件计算得出的导电性分布证明了电流注入泵浦相对于光泵浦的优势。
通过在DG-GFET结构中实现电流注入泵浦，可以有效地抑制电子-空穴等离子体的加热，从而降低泵浦阈值。这种结构为实现THz频率范围的石墨烯激光器、放大器提供了有前景的方案。
通过对石墨烯在光学泵浦下的载流子能量弛豫动力学进行详细研究，揭示了载流子反转的机制和潜在限制。为了有效抑制载流子加热，研究者提出了在DG-GFET结构中实现电流注入泵浦的方法，该方法在实现THz频率范围的石墨烯激光器、放大器方面具有潜在的优势。
这项研究为石墨烯在太赫兹频率范围内的应用提供了重要的理论基础，并为开发更高效、低功耗的THz激光器和放大器技术提供了新的途径。
整个石墨烯通道的掺杂量可以从衬底的背面进行后门控制。ADGG的栅极指的是两个栅极G1和G2，其指的是栅极电极之间的较短维度。
通过选择当高偏压施加时，电子被积累时堆积的栅极，可以在单个FET中评估两个谐振器长度。两个具有不同特征尺寸的原型FET，共四个具有不同维度的谐振器结构C1到C4进行了评估。
用TDS方法测量了原型ADGG-GFET对入射太赫兹脉冲的时间响应，通过改变施加在漏极端的直流电压。为了激发石墨烯等离子体谐振，其中谐振器结构是与ADGG的栅极指的是较短维度相对应的，需要将入射的THz脉冲的偏振轴与通道方向对齐。控制入射的太赫兹脉冲为线偏振，并验证了两种情况下等离子体激发的效果：平行和垂直通道方向的偏振轴。所有实验都在室温下进行。
首先测量了ADGG-GFET的THz脉冲响应，在漏极未加偏压的情况下。结果显示，仅当入射太赫兹脉冲的偏振轴与通道方向对齐时，才会测量到源自明显等离子体谐振的强共振吸收特性，吸收率超过16%的最大值。当偏振轴与通道方向垂直时，观察到与频率增加单调减少的吸收率相关的德鲁德吸收光谱。
接下来通过逐渐增加漏极偏压进行了相同的实验。随着漏极偏压的增加，共振吸收降低，并且呈现红移。当漏极偏压达到第一个阈值时，吸收变为在整个观察频带上完全透明。当漏极偏压进一步增加达到第二个阈值时，它变成谐振放大特性。
随着漏极偏压的进一步增加，谐振放大表现出蓝移，放大比率增加达到9%。原则上，不会检测到与等离子体不稳定性相关的异步组分，例如自激振荡。因此所获得的放大效果可以理解为一个相干光激发射的共振放大组分，其中通过施加直流漏极偏压提供的DC功率能量通过等离子体不稳定性的发生转化为诱导放大组分。
在共振吸收中观察到的红移可以理解为正常的多普勒效应，因为电子漂移速度随着漏极偏压增加而增加，而在共振放大中观察到的蓝移可以理解为反向的多普勒效应。这意味着频率响应可以由石墨烯主动调制和控制，这是一种在相关工程和工业领域具有重大影响的新的太赫兹波信号处理功能的潜在手段。
这次结果显示高达16%的吸收和9%的石墨烯放大大大超过了通过入射电磁波光子与石墨烯电子直接相互作用所获得的量子效率上限，即2.3%，对应于与直接带间跃迁相关的光吸收。所得到的谐振色散特性的漏极偏压依赖性与理论上已经解释的等离子体冲击波和切伦科夫型不稳定性相吻合。
另一方面，从漂移速度的角度看，石墨烯电子的漂移速度始从漂移速度的角度来看，石墨烯电子的漂移速度始终低于等离子体的速度，这表明等离子体不稳定性的运作机制是D-S型和R-S-S型不稳定性，而切伦科夫型不稳定性和等离子体冲击波型不稳定性被排除。
为了解决这一矛盾，可以新建ADGG-GFET的等离子体动力学模型并分析了其特性，发现即使在漂移速度不超过等离子体速度的条件下，观察到的谐振色散特性也可以由R-S-S型不稳定性引起。另外还提出了另一种可能性，即GDF的库仑拖拽不稳定性，有团队最近发现了这种不稳定性。
GDF具有超过蜜蜂的极高粘度，并且由于库仑相互作用造成的电子之间的电子-电子散射极其强烈。由于这些与现有半导体中的质量电子分开的GDF的独特特性，考虑到亚微米量级的GFET结构尺寸，在源端注入GDF后，它们在无栅控制的本征区域中以高速运输的方式运输，并且以vF的速度到达栅极区域，具有极高的动能。
结果聚集在栅极区域的准平衡电子通过与传输电子强烈的库仑相互作用，以及GDF的高粘度性质，被转化为进入所谓的拖拽态的准平衡拖拽电子。如果漏极偏压被弱地施加到使得栅极与漏极之间的势能斜率反转成漏极与源之间的正向势能斜率，那么反转的势能斜率将导致QEs从漏极端重新注入通道。这导致随着漏极电位的上升，通道电流减小，导致负差分导纳。
通道电流由BE，QE和DQE构成，其中BE是传输电子流，QE是准平衡电子流，DQE是GDF的准平衡拖拽电子流。在这种情况下，电流连续性由基尔霍夫定律建模，并且通过分析获得了直流电流-电压特性和交流阻抗。
结果表明首先假设亚微米级GFET结构尺寸，即使在室温下，也可以在宽THz带中获得极强的负差分导纳特性，并且GFET的栅极区域能在THz频率范围内充当石墨烯等离子体相干振荡器。
其次在双栅极GFET中，如果通过施加互补栅极偏压在通道中形成p-i-n结构，那么当漏极偏压施加时，p-i-n结构的斜率变得线性和陡峭，导致在p区的价带电子和n区的导带电子形成Zener-Klein隧道效应，结果GTT也表现出与单栅极GFET相当或更强烈的GDF库仑拖拽不稳定性。
此外发现的不稳定性对于等离子体共振器区域中载流子速度没有高速要求，并且在真实器件条件下，不稳定性指标比当前已知的其他不稳定性高几倍，已经在理论上证明了在室温下实现100微瓦以上的THz辐射强度的前景。
结论
这次主要是回顾了基于石墨烯的等离子体THz激光晶体管的理论和实验研究。THz区域由于电子器件和光子器件都存在实质性的物理限制，仍在探索中。低功耗、集成化、室温操作的新型固态THz激光器设备是未来社会的重要需求。
这也是为什么石墨烯，一种蜂窝晶格中的单原子层sp2键合碳，自从2000年代中期被发现以来，因其独特和优越的载流子传输、光学和等离子体性质而受到关注。石墨烯中的电子和空穴具有线性色散能谱，带隙为零，导致了特殊的特性，如无质量的相对论狄拉克费米子，具有无反向散射的超快传输，以及在THz光谱范围内的负动态电导性。
最后表明这些重要结果是由GDP不稳定性促成的THz辐射光放大的结果。主动控制GDP的PT对称性是实现超快直接增益切换功能到石墨烯等离子体THz激光晶体管的新的有影响力的技术趋势。
另外还发现了GDP的另一种不稳定性机制，称为库仑拖拽不稳定性。理论分析表明，增益可以超过其他现有不稳定性机制的水平。
