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UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI CATANIA
dipartimento di Fisica e Astronomia "Ettore Majorana"
corso di laurea in Fisica
Dalila Crimi
TERAHERTZ QUANTUM CASCADE LASERS
E LORO APPLICAZIONI
elaborato finale
Relatore:
Dott.ssa M. J. Lo Faro
Correlatore:
Chiar.mo Prof. F. Priolo
anno accademico 2018/2019
"Siamo un’unica realtà
e nessuno la spezzerà mai.
Ogni ostacolo che c’è
non ci dividerà, ora e mai!"
-Il Re Leone II
A mio nonno, mentore della mia vita e alla mia meravigliosa famiglia
Indice 1 Introduzione 1 2 Principi dei laser a cascata quantica 3 2.1 Teoria delle interazioni radiative intrabanda . . . . . . . . 7 2.2 Design dei dispositivi terahertz . . . . . . . . . . . . . . . . 10 3 Applicazioni 15 3.1 Applicazioni per l’imaging biomedico . . . . . . . . . . . . 17 3.2 Applicazioni per la sicurezza . . . . . . . . . . . . . . . . . 21 4 Conclusioni 24 Riferimenti bibliografici 26
1 Introduzione
I laser (acronimo di Ligth Amplification by Stimulated Emission of Radiation) basa-
no il loro funzionamento sull’effetto dell’emissione stimolata predetto teoricamente
per la prima volta da A. Einstein nel 1917. Einstein formulò le basi teoriche del laser
e del maser (acronimo di Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radia-
tion) dell’articolo "Sulla teoria quantistica delle radiazioni", attraverso una derivazio-
ne delle leggi sulla radiazione di Max Planck. Solo nel 1950 Alfred Kastler (vincitore
del Nobel per la fisica nel 1966) propose il metodo per il pompaggio ottico conferma-
to sperimentalmente due anni dopo insieme a Brossel e Winter.
I laser, costituiti da un mezzo attivo accoppiato con una cavità ottica, sono in grado
di generare radiazione elettromagnetica caratterizzata da una densità spettrale estre-
mamente piccata intorno ad una determinata frequenza (radiazione pressoché mo-
nocromatica) e da un’elevata coerenza sia spaziale sia temporale.
La maturazione delle tecniche di costruzione di strutture a semiconduttore ha per-
messo la crescita e la fabbricazione di diodi laser in cui il mezzo attivo è costituito
dalla giunzione di semiconduttori diversi, i diodi laser. I diodi laser sono dispositivi
a pompaggio elettrico, in cui l’emissione stimolata è il risultato della ricombinazio-
ne radiativa tra gli elettroni in banda di conduzione e le buche in banda di valenza
(transizione interbanda). La frequenza di emissione della radiazione elettromagneti-
ca emessa da un laser è per lo più determinata dalla differenza in energia tra i livelli
energetici coinvolti nella transizione radiativa. Nel caso dei diodi laser, la differenza
tra l’energia della banda di conduzione e quella della banda di valenza tra E c e E v
varia da circa 0.5 a 3 eV e sono pertanto, caratterizzati dall’emissione di radiazione
elettromagnetica nel range visibile (300 ° 700nm) come mostrato in figura 1.
Figura 1: Rappresentazioni spettro elettromagnetico del Terahertz gap, ove si riporta aven-
te estensione da 300µm a 30µm in lunghezze d’onda e da 1012 H z a 1013 H z nel range delle
frequenze
1
Inoltre, ottimizzando le geometrie e l’accoppiamento dei materiali costituenti dei
laser, si è in grado di realizzare anche laser con emissione nella regione del vicino in-
frarosso ed alle lunghezze d’onda delle telecomunicazioni (tipicamente intorno 1.5µm).
Tuttavia risulta particolarmente complicato realizzare dispositivi in grado di operare
nella regione del THz (terahertz), definita convenzionalmente come la regione dello
spettro elettromagnetico compresa tra i 30µm ed i 1000µm di lunghezza d’onda, re-
gione di notevole interesse per esempio nel campo delle telecomunicazioni o della
spettroscopia molecolare. La possibilità di controllare la deposizione di strati di op-
portuni materiali con precisione nanometrica ha permesso la realizzazione di dispo-
sitivi laser a semiconduttore in cui la differenza di energia tra gli stati che sostengono
l’emissione di radiazione luminosa, può essere opportunamente ingegnerizzata. I
Laser a Cascata Quantica (QCL) consistono di eterostrutture formate da una serie di
strati di materiali semiconduttori dei gruppi III e V della tavola periodica (per lo più
Al, Ga, In, As), di spessore dell’ordine di pochi nanometri [4]. Al contrario dei tradi-
zionali laser a semiconduttore basati su transizioni interbanda, nei QCL l’emissione
laser avviene grazie a transizioni inter-sottobanda o fra minibande [5]. I QCL sono
infatti dispositivi unipolari, basati su transizioni di un solo tipo di portatori tra stati
originati per effetto della quantizzazione all’interno di un’unica banda. Lo split di una
singola banda di conduzione in più sottobande è causato dal forte confinamento del-
l’elettrone all’interno di barriere quantiche, generate dalla discontinuità della banda
di conduzione, originata dall’alternarsi di diversi strati nella eterostruttura. Gli strati
che costituiscono il mezzo attivo sono opportunamente replicati nella eterostruttura,
in modo da consentire ad un singolo elettrone di partecipare più volte all’emissione
laser, aumentando l’efficienza del dispositivo. Un sistema di questo tipo agisce come
una sorta di atomo artificiale, in cui i livelli energetici possono essere studiati in modo
opportuno in fase di realizzazione, così da centrare la frequenza di emissione della ra-
diazione elettromagnetica in un’ampia regione, come quelle del medio-lontano infra-
rosso (da circa 3µm a circa 300µm) [6,7,8,9]. La possibilità di amplificare radiazione
luminosa mediante transizioni intersottobanda è stata descritta teoricamente per la
prima volta nel 1971 da Kazarinov e Suris [10]. Mentre la realizzazione tecnologica del
primo laser a cascata quantica è avvenuta vent’anni più tardi, nel 1994 solo quando
la comprensione dei meccanismi di iniezione elettronica attraverso le barriere quan-
tiche e dei meccanismi di rilassamento elettronico si è dimostrata sufficientemente
matura [5]. Nel secondo capitolo di questo elaborato ho analizzato i principi fonda-
mentali sul funzionamento e sul design dei QCL e in particolare dei THz QCL, men-
tre nel terzo capitolo sono descritte alcune applicazioni innovative della radiazione
Terahertz in generale e dei THz QCL.
2
2 Principi dei laser a cascata quantica
I QCL sono dispositivi laser a semiconduttore unipolari basati su transizioni di un
solo tipo di portatori tra stati originati per effetto della quantizzazione all’interno di
un’unica banda (transizioni intersottobanda). Un QCL è costituito da una eterostrut-
tura, basata sull’alternanza di strati sottili di semiconduttori III-V, i quali sono inge-
gnerizzati in modo da agire come barriere e buche quantiche (QWs) per gli elettroni
che li attraversano (figura 2a). L’eterostruttura che ne deriva, costituita da strati con
spessore compreso tipicamente tra 0.5nm e le poche decine di nm, è realizzata me-
diante tecnica di Epitassia da Fasci Molecolari (MBE). Questa metodologia di sintesi
avanzata consente di realizzare eterostrutture di materiali diversi mantenendo quasi
invariata la loro qualità cristallografica, preservando quindi la struttura delle bande
energetiche come schematizzato in figura 2b. Un QCL consiste di una ripetizione di
più stadi identici: in ogni stadio si distinguono la regione di rilassamento ed iniezione
degli elettroni e la regione attiva vera e propria (costituita da una o più QWs), in cui
ha luogo la transizione radiativa. L’eterostruttura è ingegnerizzata in modo tale che
sotto l’applicazione di un campo elettrostatico di opportuna intensità nella direzione
di crescita degli strati, si generino le condizioni per cui gli elettroni che si trovano nel-
lo stadio i-esimo possano effettuare una transizione laser tra due stati generati dalle
QWs e possano essere iniettati nello stadio successivo, in cui si innesca un nuovo ciclo
di generazione di radiazione.
Figura 2: Schematici rappresentanti due tipologie di Quantum Wells a semiconduttore, basati
su a) una buca singola e b) una eterostruttura o super reticolo
3
Questo particolare schema permette di avere un’elevata versatilità per quanto ri-
guarda lo spettro di emissione laser del dispositivo. Infatti, al contrario dei diodi a
laser, l’energia del fotone emesso è pressoché indipendente dal band-gap elettronico
dei materiali componenti l’eterostruttura ma è determinata dalle caratteristiche del-
le QWs. Ciò permette di progettare le eterostrutture in modo tale che l’energia del
fotone ricada all’interno di un’ampia regione spettrale come quella THz [6]. Inoltre
nei QCL la transizione laser ha luogo tra due sottobande di conduzione che hanno
la medesima curvatura nello spazio impulso-energia (in cui si considera la compo-
nente dell’impulso parallela al piano su cui giacciono gli strati K “ ). Questo risultato
comporta che la larghezza di riga sia più contenuta rispetto al caso dei normali diodi
laser basati sulla ricombinazione elettrone-buca nei quali la transizione laser avviene
tra due bande con curvatura opposta (come illustrato schematicamente in figura 3).
Figura 3: Rappresentazione schematica di transizioni tra banda di conduzione e banda di
valenza (a sinistra) e sotto-bande di conduzione (a destra). Si vede chiaramente come nelle
transizioni interbanda la differenza di energia sia fortemente dipendente dal quasi-impulso K
in quanto la banda di conduzione e quella di valenza hanno curvature opposte. Questo effetto
produce un allargamento della riga di emissione tanto più pronunciato quanto più alto sarà
il quasi-livello di fermi (grafico in verticale a sinistra). Nelle transizioni inter-sottobanda la
differenza di energia è invece pressoché indipendente da K “ ; ciò produce una riga molto stretta
(grafico verticale a destra).
4È importante sottolineare che la radiazione luminosa generata nell’eterostruttura
è polarizzata linearmente, con il campo elettrico orientato nella direzione di crescita
degli strati (Transverse Magnetic). Ciò rende i QCL degli efficienti emettitori di radia-
zione nel piano degli strati.
La realizzazione di un dispositivo QCL richiede un accurato controllo di diversi pa-
rametri. Particolarmente delicati sono i meccanismi di iniezione degli elettroni nella
regione attiva della struttura e le transizioni non radiative dovute all’interazione con
fononi ottici longitudinali (LO). Durante la fase di progettazione dell’eterostruttura,
si deve tenere conto infatti della formazione di cariche locali in corrispondenza del-
le regioni di iniezione. Infatti queste potrebbero provocare la presenza di potenziali
elettrostatici indesiderati e delle transizioni non radiative, specialmente quelle che
coinvolgono il livello superiore che sostiene l’azione laser. Al fine di mostrare più in
dettaglio il funzionamento di un dispositivo QCL, verrà ora analizzata una particolare
eterostruttura costituita da I nG a As/AlG a As basata su una progettazione a tre livelli
con transizioni verticali. Il dispositivo in questione emette radiazione luminosa nel
medio infrarosso (h∫ = 207meV ). L’energia del fotone emesso è in questo caso molto
superiore all’energia del fonone ottico longitudinale del materiale, LO ' 36meV .
Figura 4: Banda di conduzione di una eterostruttura costituita da strati di
I n 0.53G a 0.47 As/Al 0.48G a 0.52 As con bias applicato. Sono riportati anche i moduli quadri
della funzione d’onda dei tre livelli direttamente coinvolti nell’azione laser e dello stato di
iniezione. La transizione laser tra i livelli 3 e 2 è evidenziata dalla freccia ondulata. Le frecce
dritte rappresentano transizioni non radiative.
5In figura 4 è possibile osservare la schematizzazione della banda di conduzione
conseguente all’applicazione di un voltaggio corrispondente alla soglia di emissione
di radiazione. Nello stesso schema è possibile visualizzare le funzioni d’onda relative
agli stati elettronici di interesse ed i meccanismi di transizione tra i diversi livelli.
Idealmente gli elettroni vengono iniettati nella regione attiva dello stadio a destra e si
portano nel livello 3; a questo punto ha luogo la transizione laser tra i livelli 3 e 2; gli
elettroni nel livello 2 rilassano in maniera non radiativa nel livello 1, dunque vengono
iniettati nello stadio successivo.
Affinché si generi l’inversione di popolazione tra i livelli 3 e 2 è necessario che il tem-
po di vita medio del livello 3,t 3 , sia superiore rispetto al tempo di vita medio del livello
2. Indicando con t i j il tempo di transizione non radiativa tra lo stato i e lo stato j , si è
calcolato che t 32 e t 31 dovuti all’interazione con fononi LO, hanno i valori rispettiva-
mente di 2.2ps e 2.1ps (la vita media del livello 3 è dunque t 3 = 1.1ps). La differenza
in energia tra gli stati 2 ed 1 è regolata in modo da avere energia pari a 37meV , prati-
camente in risonanza con il fonone LO: per questo motivo, il suo tempo di vita medio
t 21 ha il valore estremamente basso di 0.3ps, soddisfando la condizione t 3 ø t 2 = t 21 .
Lo svuotamento del livello 1 ed il meccanismo di iniezione nello stadio successivo,
devono essere sufficientemente veloci affinché l’azione laser possa essere sostenuta.
Gli elettroni nel livello 1 fuoriescono velocemente dalla regione attiva per effetto tun-
nel, poiché lo stato 1 è in risonanza con gli stati della minibanda creata dalle QWs
nella regione di iniezione costituita da uno strato con opportuno drogaggio nella re-
gione di iniezione favorisce il passaggio degli elettroni [6].
Quanto appena detto vuole essere una descrizione basilare del funzionamento di un
QCL. In realtà bisogna tenere conto di alcune problematiche che possono influire ne-
gativamente sul guadagno della sistema. Durante la fase di progettazione dell’ete-
rostruttura devono essere minimizzati meccanismi di perdita, quali l’emissione ter-
moionica degli elettroni del livello 3 nel continuo, il rilassamento attraverso fononi
LO degli elettroni nel livello 3 direttamente nella minibanda oppure dalla minibanda
direttamente nei livelli più bassi coinvolti nell’azione laser. Inoltre, nel caso dei QCL
operanti nella regione spettrale con ∏ > 30µm, l’energia del fotone è inferiore rispetto
all’energia del fonone LO, per cui è necessario considerare altri tipi di progettazione.
62.1 Teoria delle interazioni radiative intrabanda
La progettazione quantistica di un dispositivo QCL richiede un’oculata procedura di
calcolo basata su tecniche sofisticate finalizzate all’analisi dei meccanismi che si in-
staurano durante il funzionamento del dispositivo (alcuni dei quali sono stati già de-
scritti brevemente) [11].
A fini puramente illustrativi si può partire dall’analisi dell’equazione di Schrödinger
per una sola banda di conduzione:
∑ ∏
p2
+ V (r) + Vs (z) ™(r) = E ™(r) (1)
2m
in cui V (r) è il potenziale indotto dal reticolo e Vs (z) è il potenziale generato dall’ete-
rostruttura, infatti la banda di conduzione subisce delle discontinuità nel passaggio
da uno strato all’altro come si osserva in figura 4, dove è stata presa z come la direzio-
ne di crescita. L’equazione 1 è un equazione one-electron: essa rappresenta un’ap-
prossimazione in cui le interazioni dell’elettrone con il reticolo e con gli altri elettroni
sono codificate tramite V (r) (infatti può essere ottenuta dall’equazione many-bodies
passando attraverso l’approssimazione di Born-Oppenheimer e la teoria di Hartree-
Fock) [12]. L’equazione 1 costituisce una buona base di partenza per la modellizza-
zione di laser QCL.
Le caratteristiche principali che contraddistinguono la funzione d’onda elettronica e
la radiazione elettromagnetica possono essere capite utilizzando l’approssimazione
della funzione inviluppo [4,11,13]. Si consideri l’equazione 1: poiché l’eterostruttura
consiste di una ripetizione di stadi uguali, si considererà il potenziale super imposto
Vs (z) come un potenziale periodico. Essendo gli strati spessi pochi nm, la funzione
d’onda ™(r) verrà fattorizzata come la somma sull’indice di banda m del prodotto
di una funzione fortemente oscillante u m,k (r) e di una funzione la cui variazione è
molto lenta F m,k“ (r) (quest’ultima detta funzione inviluppo), in cui k“ è la compo-
nente del quasi-impulso ortogonale alla direzione di crescita degli strati. Sfruttando
le simmetrie del sistema a strati si può scrivere
1
F m,k“ (r) = p e i k“ r ¬m (z) (2)
S
in cui S è una costante di normalizzazione. Trattando con un’equazione ad elettro-
ne singolo si ha che la massa efficace dell’elettrone cambia a seconda del materiale
7nell’eterostruttura1 . Assumendo che le funzioni u m,k (r) siano autofunzioni per l’Ha-
miltoniano di tutti i materiali considerati nel bulk, e prendendo in considerazione la
sola banda di conduzione, l’equazione di Schrödinger diventa:
∑ ∏
fl2 d2
° + Vs (z) ¬c (z) = E ¬c (z) (3)
2m § (z) d z 2
Un modello di questo tipo, detto modello a singola banda, fornisce risultati accetta-
bili nel caso in cui l’altezza della barriera quantica sia molto maggiore dell’energia
di bandgap E g . Purtroppo, nel caso dei QCL, il livello energetico più alto di uno sta-
dio è vicino all’altezza della barriera. Si rende necessario dunque raffinare il modello.
L’equazione sopra presenta due grossi problemi:
• l’operatore tra parentesi quadre non è hermitiano: conseguentemente i suoi
possibili autostati non sono necessariamente ortogonali e ciò porta ad una serie
di problematiche;
• è necessario considerare anche la banda di valenza per avere risultati utilizza-
bili.
Per correggerli viene tipicamente utilizzato il modello a singola banda efficace. Viene
dunque introdotta l’equazione:
∑ 2 ∏
fl d 1 d
° + Vs (z) ¬c (z) = E ¬c (z) (4)
2 d z m § (E , z) d z
in cui il contributo della banda di valenza è ∑
tenuto in conto
∏ attraverso la dipenden-
1+(E °Vs (z))
za dall’energia della massa m § (E , z) = m § (z) E ge f f . Il modello a singola banda
efficace è in grado di prevedere i risultati con un errore di pochi meV, che è inferiore
all’errore introdotto dalle fluttuazioni di crescita degli strati [13].
Quanto detto finora vale nel caso di eterostrutture nelle quali non si ha differenza di
potenziale applicata ai capi della stessa. L’applicazione del campo elettrico esterno
rende necessario aggiungere ai termini di potenziale nell’equazione 4 il termine di
bias Vb (z) ed il potenziale di Hartree V H (z), quest’ultimo per tenere conto della for-
mazione di densità di cariche locali negli strati.
Nel seguito sarà trattato il caso di un sistema interagente con radiazione elettroma-
gnetica. Con |i , k“ i sarà indicato l’autostato dell’operatore fra parentesi quadre in
4 relativo alla sottobanda i-esima con componente nel piano del quasi-impulso k“ ,
1
essendo z la direzione di crescita, la massa efficace m § dipende da z. La massa
° efficace
¢ nei se-
miconduttori è collegata al bandgap elettronico dalla relazione m § = m 0 E g \ E g + E p , in cui E p è
l’energia di Kane ed ha un valore di circa 22eV per diversi materiali.
8ovvero
1
hr|i , k“ i = p e i k“ r ¬i (z)u k (r) (5)
S
Usando l’accoppiamento minimale, si ha che il termine di interazione tra il siste-
ma e la radiazione elettromagnetica, Hem , è pari a A · p in cui A rappresenta il po-
tenziale vettore. L’hamiltoniano totale HT OT sarà la somma dell’Hamiltoniano del-
l’eterostruttura, H s y s , e di Hem . Se il campo elettrico dell’onda elettromagnetica è
E(r) = E 0 æ
b cos(kr ° !t ), in cui æ
b è il versore polarizzazione, allora il potenziale vettore
assume la forma
i E0æ
b i kr°i !t
A= e + c.c. (6)
2!
Ricordando la Golden Rule di Fermi, si ha che la probabilità di transizione dallo stato
0
|i , k“ i allo stato | j , k“ i è:
2º 0
≥ 0
¥
W j ,k0 √°i ,k = | hi , k“ |HT OT | j , k“ i |2 ± E j (k“ ) ° E i (k“ ) ± fl! (7)
“ “ fl
Poiché la radiazione elettromagnetica varia sulla scala delle migliaia di nm mentre
lo spessore degli strati è dell’ordine dei nm, si può tranquillamente trascurare la di-
pendenza da r in Hem . Tenendo questo a mente ed inserendo la (6) nella (7) si ha
che:
0 q 02 E 02 0
hi , k“ |HT OT | j , k“ i = hi , k“ |b
æ · p| j , k“ i =
4m 02 !2
Z (8)
q 02 E 02 1 ° ¢ 0
i k“ r
= e °i k“ r ¬§i (z) æx p x + æ y p y + æz p z e 3
¬ j (z)d r
4m 02 !2 S
Dei tre termini presenti nell’integrale sopra, solo il terzo è diverso da 0: infatti le fun-
° ¢
zioni ¬i (z) e ¬ j (z), essendo relative a due sottobande differenti i 6= j , sono ortogo-
0
nali. Il terzo termine è inoltre non nullo solo se k“ = k“ .
Queste considerazioni indicano che
• la transazione può avvenire solo se la radazione elettromagnetica ha il campo
elettrico parallelo alla direzione di crescita degli strati z (polarizzazione TM);
• la transazione è verticale nello spazio del quasi-impulso.
In accordo con la teoria si è trovato sperimentalmente che il rapporto dell’intensi-
tà della radiazione polarizzata Transverse Electric (TE) sulla radiazione polarizzata
Transverse Magnetic (TM) è pari a 0.002 [14].
92.2 Design dei dispositivi terahertz
Come già detto, la regione della banda dello spettro elettromagnetico definita come
lontano infrarosso o THz è convenzionalmente compresa nell’intervallo di lunghezza
d’onda (∏) tra 30µm e 1000µm. La realizzazione di dispositivi QCL operanti a lun-
ghezze d’onda di 30µm o superiori risulta particolarmente complicata poiché la diffe-
renza di energia tra i livelli energetici che sostengono l’emissione laser è di pochi meV,
e poiché le perdite ottiche nell’eterostruttura sono proporzionali a ∏2 [6]. A differenza
dei dispositivi QCL operanti nel medio-infrarosso, nei dispositivi QCL THz l’energia
del fotone è inferiore rispetto all’energia del fonone LO coinvolto nella diseccitazio-
ne non radiativa. Questa caratteristica rende le eterostrutture analizzate all’inizio di
questo capitolo inadatte a sostenere l’emissione laser nei QCL THz. Nel 2001 è stato
realizzato il primo laser QCL per l’emissione di fotoni (∏ = 68µm) di energia inferiore
all’energia del fonone LO [9]. Tale il dispositivo era costituito da una eterostruttura
basata sulla progettazione CSL (Chirped SuperLattice). In figura 5a è possibile osser-
vare il diagramma delle bande di conduzione di una eterostruttura CSL. All’interno di
questo tipo di eterostrutture le QWs sono regolate in modo da generare nella regione
attiva due bande di stati energetici, separati da 1 ° 2meV , dette minibande. La tran-
sizione radiativa ha luogo tra il livello energetico inferiore della minibanda superiore
ed il livello energetico superiore della minibanda inferiore. Le transizioni non radiati-
ve all’interno delle minibande sono favorite rispetto alle transizioni tra stati di diverse
minibande, rendendo possibile l’inversione di popolazione necessaria per innescare
l’effetto laser. La minibanda inferiore di uno stadio è in risonanza con la minibanda
superiore dello stadio successivo in modo da facilitare l’iniezione degli elettroni nel
modulo successivo. I fononi LO non sono direttamente coinvolti nelle transizioni a
causa delle basse energie in gioco [8]. In seguito, si sono sviluppati anche altri tipi
di schemi di regioni attive come lo schema Resonant Phonon (RP), come quello pro-
posto in figura 5b, o ancora altre tipologie come quello Bound-to-Continuum (non
riportato).
10Figura 5: a) Banda di conduzione di una eterostruttura con schema Chirped superlattice (CSL)
e b) con schema Resonant-phonon (RP). Nelle figure sono mostrati solo due stadi dell’eterostrut-
tura, in cui le aree grigie rappresentano le minibande. Sono mostrati anche i moduli quadri
delle funzioni d’onda degli stati direttamente coinvolti nella transizione laser come eviden-
ziato dalla linea spessa, mentre la freccia ondulata rappresenta il fotone prodotto. L’intera
eterostruttura è tipicamente formata da 100-200 stadi [8].
Nella geometria RP, l’azione laser avviene tra due livelli energetici localizzati in
una coppia di buche quantiche, mentre l’inversione di elettroni nel livello superiore
avviene mediante effetto tunnel risonante (figura 5a).
Di fondamentale importanza è inoltre la progettazione della cavità ottica accoppiata
all’eterostruttura. A causa delle elevate lunghezze d’onda della radiazione emessa, è
necessario minimizzare il più possibile le perdite dovute alla penetrazione del campo
elettromagnetico all’interno degli strati ad alto drogaggio. Questo risultato è ottenuto
ricorrendo tipicamente a due tipi di guide d’onda: le Semi Insulating Surface Plasmon
(SISP), in cui la regione attiva è disposta tra uno strato metallico sulla parte superiore
e un sottile strato ad alto drogaggio nella parte inferiore, e le guide Metal Metal (MM),
in cui la regione attiva è contenuta all’interno di due strati metallici [8,15].
11In figura 6 è possibile osservare uno schema di alcuni dispositivi basati sulle due
guide d’onda, in cui viene mostrato il calcolo del modulo quadro del campo elettro-
magnetico all’interno dei dispositivi. Come è possibile osservare, i dispositivi basati
su guide d’onda MM presentano un fattore di confinamento ° migliore (ª 1) rispetto
a quelli basati sulle SISP (0.1-0.5). Si osserva inoltre che il fattore °/ÆW (in cui ÆW rap-
presenta le perdite dovute alla guida d’onda), che determina sostanzialmente la soglia
laser, ha circa lo stesso valore per entrambi i tipi di dispositivi; la riflettività delle fac-
ce verticali che limitano il ridge è invece molto più elevata nelle guide d’onda MM
piuttosto che in quelle SISP. Questa caratteristica è dovuta al fatto che, la separazio-
ne verticale tra i due strati metallici che costituiscono la guida d’onda MM (ª 10µm) è
molto inferiore rispetto alla lunghezza d’onda della radiazione emessa nel vuoto (tipi-
camente tra 60µm e 200µm). D’altra parte i dispositivi basati su SISP hanno in genere
una maggiore potenza d’uscita ed un profilo di emissione più uniforme e collimato
[8]. Sullo strato metallico superiore di una guida d’onda MM può essere inciso un op-
portuno pattern di fenditure, in modo da permettere di amplificare un singolo modo
del campo elettromagnetico o di estrarre la radiazione luminosa superficialmente al
dispositivo.
Figura 6: Guide d’onda in THz QCL. a) A sinistra: dispositivo con guida d’onda SISP; a destra:
calcolo del campo elettrico all’interno del dispositivo ottenuto con un solutore Finite Element
Method (FEM). b) Dispositivo con guida d’onda MM (a sinistra) e calcolo del campo elettrico (a
destra). Si nota come il fattore di confinamento nei dispositivi con guide d’onda MM è molto
superiore rispetto ai dispositivi basati su SISP.
12Infine è opportuno analizzare il funzionamento di un THz QCL dal punto di vista
elettrico ed il modo in cui le caratteristiche del dispositivo vengono influenzate dalla
temperatura.
In figura 7 sono riportate le caratteristiche optoelettroniche sperimentali di un dispo-
sitivo QCL con eterostruttura RP basato su guida d’onda MM.
Figura 7: Performance ad alte temperature. Il potere ottico e la tensione vs la corrente caratte-
ristica (V vs I ) in pulsed mode. L’inserto mostra un tipico spettro di intensità misurata per un
dispositivo RP con una guida d’onda MM in pulsed mode.
La figura 7 riporta negli assi di sinistra la caratteristica I °V del QCL, la quale ripor-
ta una caduta di potenziale per bassi valori della corrente, imputabile all’interfaccia
metallo-semiconduttore, che si comporta come una giunzione Schottky.
Nei dispositivi QCL THz l’aumento della temperatura permette agli elettroni di gua-
dagnare sufficiente impulso, sul piano ortogonale alla direzione di crescita degli strati,
da poter rilassare verso le sotto-bande inferiori in maniera non radiativa, con emis-
sione di fononi LO. Inoltre è dimostrato che il processo di iniezione degli elettroni
nella regione attiva ha un’importanza cruciale nella riduzione delle prestazioni dei
QCL con l’aumentare della temperatura [16]. In generale è corretto affermare che la
variazione della densità di corrente di soglia J t h con la temperatura è ben riprodotta
dalla nota formula empirica:
T
J t h = J 1 + J 2 e T0 (9)
Dove i valori caratteristici delle costanti nella formula variano a seconda del disposi-
tivo. Il range di T tipiche varia dai pochi K alle centinaia di K.
Se il campo elettrico applicato ai capi dell’eterostruttura non è sufficientemente ele-
vato da permettere l’allineamento della struttura, ci si aspetta che la corrente che
scorre nel dispositivo sia assente o molto bassa (elevata resistenza). Aumentando il
13potenziale elettrico invece, la struttura inizia ad allinearsi permettendo dunque al-
la corrente di fluire più facilmente all’interno del dispositivo (la resistenza di conse-
guenza si abbassa). La corrente continua ad aumentare con l’incremento del poten-
ziale elettrico applicato fino ad osservare l’emissione di radiazione laser, condizione
in cui le perdite sono ora compensate dalle emissioni radiative.
Aumentando ancora il potenziale elettrico l’emissione di radiazione aumenta fino a
quando la struttura non risulta più allineata. Sembra probabile che i continui pro-
gressi con i progetti esistenti e la crescita epitassiale spingano l’operazione oltre i
200K , e forse entro diversi anni, anche all’interno del range dei refrigeratori termoe-
lettrici a circa 240K . Ad esempio, lo studio di J t h vs la temperatura caratteristica mo-
strata in figura 8, suggerisce che anche aumenti moderati nel range della corrente
dinamica potrebbero fornire miglioramenti significativi, in particolare per dispositivi
con lunghezze d’onda più lunghe. L’andamento mostrato evidenzia come la corrente
di soglia tenda ad aumentare con l’aumento della temperatura.
Figura 8: La soglia della densità di corrente vs la temperatura in pulsed mode per diversi di-
spositivi RP con guide d’onda MM a diverse frequenze. L’inserto mostra uno schema della sot-
tobanda nel diagramma di dispersione piano per un dispositivo RP, con due principali processi
di degenerazione della temperatura illustrati dalla freccia verde. k || è il numero d’onda piana.
Lo schematico riportato in figura 8 rappresenta uno dei processi principali che
causano il degrado dell’inversione della popolazione e quindi una riduzione del gua-
dagno nei THz QCL a temperature più elevate. Il riempimento dello stato radiati-
vo inferiore con gli elettroni dell’iniettore pesantemente popolato, avviene sia me-
diante eccitazione termica (secondo la distribuzione di Boltzmann), sia mediante
riassorbimento di fononi LO non in equilibrio (effetto fonone caldo).
143 Applicazioni
Per molti decenni, la "Terahertz Band" o "Raggi T" è rimasta l’ultima frontiera poco
esplorata dello spettro elettromagnetico [39]. Ciò era dovuto all’impossibilità di di-
sporre di tecnologie idonee allo sviluppo, in grandi volumi e a costo contenuto, di
sorgenti sufficientemente intense per questo intervallo di lunghezze d’onda. Il raggio
T utilizza un intervallo di frequenze compreso tra 0.1T H z e superiore a 130T H z, tra
le microonde e l’infrarosso, cioè si colloca ad una frequenza più bassa rispetto quella
della luce all’infrarosso e a quella della luce visibile, come mostrato in figura 9, per
cui un fotone del raggio T ha un’energia molto minore (E ' h · 5 · 1011 ' 2.07 · 10°3 eV )
di un raggio luminoso (E ' h · 5 · 1014 ' 2.07eV ) e non riesce a provocare transizioni
elettroniche nella materia, al massimo questi fotoni del raggio T possono far vibrare
alcune molecole, ma niente più.
Figura 9: Collocazione dei raggi T nello spettro di frequenze.
I raggi T hanno caratteristiche interessanti, infatti i fotoni del raggio T interagen-
do minimamente con la materia vengono assorbiti in minima parte e sono quindi in
grado di attraversarla. Per questo motivo, materiali diversi come la stoffa, la plastica,
la ceramica e il mattone sono trasparenti al raggio T. Rispetto alla luce visibile, il rag-
gio T attraversa la nebbia e può penetrare per qualche millimetro nei tessuti biologici,
ma a differenza dei raggi X, non sono radiazioni ionizzanti e possono essere utilizzati
a basse potenze.
Poiché il raggio T, contrariamente alle microonde, ha una lunghezza d’onda inferiore
al millimetro, gli oggetti di dimensioni ordinarie lo perturbano poco e può procedere
attraverso essi in linea retta. I tessuti biologici invece, contenendo acqua, sono relati-
vamente opachi al raggio T. Conseguentemente, realizzando una telecamera sensibile
alla Terahertz Band si può ad esempio ricreare l’immagine di una persona dietro ad
una parete. Si inizia così ad intuire che il raggio T consente prestazioni un tempo di
15dominio esclusivo dei raggi X ma, a differenza di quest’ultimi, non è nocivo per l’uo-
mo. Le prospettive applicative dei raggi T sono molteplici come riportato in figura 10.
Tra le principali applicazioni troviamo quelle in microelettronica e per le telecomu-
nicazioni, ma anche per la sensoristica, lo screening medico e per la sicurezza.
Il maggiore ostacolo applicativo del raggio T fino ai tempi recenti, era rappresentato
dal fatto che le sorgenti convenzionali a microonde erano troppo lente per generare
questo tipo di radiazione, mentre i diodi laser per l’infrarosso non potevano essere
utilizzati a causa del loro elevato rumore termico, una caratteristica legata alle pro-
prietà fisiche di questi dispositivi. Questa situazione ha iniziato a mutare solo negli
ultimi anni grazie allo sviluppo delle nanotecnologie e ai QCL [40].
Il raggio T trova già oggi applicazione nella sicurezza, in campo sanitario e nell’indu-
stria; sono in grado di percepire ogni molecola e quindi in grado di rilevare le cellule
tumorali, rilevano ordigni esplosivi, armi nascoste e qualità dei farmaci. Possono an-
che dotare uno smartphone di una visione a raggi X, senza le controindicazioni di
quest’ultimi. Inoltre hanno applicazioni anche nel settore delle tecnologie dell’infor-
mazione e della comunicazione.
In figura 10 sono riportate alcune delle principali applicazioni.
Figura 10: Applicazioni della tecnologia THz in vari settori.
In questo elaborato sono analizzate nel dettaglio le prospettive applicative dei
THz QCL nel campo biomedico e nel settore della sicurezza.
163.1 Applicazioni per l’imaging biomedico
La tecnologia Terahertz recentemente ha avuto grande importanza nel range di fre-
quenze 300G H z e 10T H z, nel campo dell’imaging biomedico con risultati promet-
tenti per il l’utilizzo della Terahertz pulsed imaging (TPI) e della radiazione THz con-
tinuous wave (CW) basato sul photomixing [22]. Sono state condotte diverse ricerche
nelle quali è stato osservato il rilevamento di carie e tumori della pelle confrontan-
do le scansioni di tessuti biologici sani e malati. Il TPI ha il vantaggio di mostrare uno
spettro di ampia frequenza, esso si basa su impulsi THz dei picosecondi i quali richie-
dono un costoso laser al femtosecondo. Invece, la tecnica dell’imaging tramite un’on-
da CW THz è più promettente per ottenere un rilevamento coerente con un intervallo
dinamico più elevato del rapporto segnale rumore grazie ad una maggiore potenza
di densità spettrale. Tuttavia, l’attuale approccio per la generazione di un’onda CW
THz utilizzando un’antenna fotoconduttiva, limita fortemente l’output di potenza al
livello di 1µW e a frequenze al di sopra di 1T H z .
Recenti sviluppi tecnologici nell’ambito dei quantum cascade laser, hanno reso possi-
bile l’uso di tali dispositivi per l’emissione di radiazione THz, anche se ancora ci sono
delle difficoltà nel raggiungere temperature operative più elevate. Ciononostante, le
potenze dei THz al picco a mW possono già essere molto utili nell’imaging e in altre
applicazioni [35,36,37]. Fino a poco tempo fa solo pochi gruppi di ricerca facevano
uso dei THz QCL, ma i recenti progressi ne stanno incrementando l’utilizzo.
Infatti, Seongsin M. Kim, Fariba Hatami, Allison W. Kurian, Lynford Goddard e altri
hanno condotto uno studio sull’imaging biomedico tramite l’uso di un THz QCL ope-
rante a 3.7 ° 3.8T H z (∏ = 81µm) su diversi campioni di tessuti prelevati da una cavia
da laboratorio.
I diversi campioni di tessuto provenienti da differenti parti del corpo del topo (fega-
to, grasso, muscolo e tendine) sono stati tagliati poco prima di eseguire l’imaging e
poi posizionati sui porta campioni. I quattro tessuti sono stati posizionati insieme sul
porta campioni, per garantire l’acqusizione nelle stesse condizioni di trasmissione e
di spessore di 2mm.
La figura 11 mostra il risultato dell’imaging THz dei quattro tessuti e il confronto con
le loro immagini ottiche (fotografie fatte al microscopio).
17Figura 11: a) Microscopie ottiche e b) immagini in THz dei campioni preparati da fegato (li-
ver), grasso (fat), muscolo (muscle) e tendine (tendon). Per l’immagine in THz la trasmissione
più bassa è indicata dalla zona in nero e la trasmissione più alta dalla zona in bianco.
La grandezza dei campioni analizzati è di 20mm x 30mm e l’immagine in THz
consiste in 671 pixel con una spaziatura di 300µm tra due pixel vicini. Il tempo totale
di scansione è stato 30 minuti. Sebbene i bordi dell’immagine siano un po’ sfocati,
le quattro diverse sezioni sono state chiaramente distinte dalla differenza nella po-
tenza trasmessa che deriva dalla variazione del contenuto di acqua e grasso. Il fegato
contiene più grasso degli altri tessuti, pertanto il fegato e il grasso mostrano una tra-
smissione simile in questa misura. Il muscolo e il tendine contengono più contenuti
d’acqua e davvero poco grasso, dunque nell’immagine appaiono molto scuri, ciò mo-
stra una trasmissione piuttosto piccola. Il cambio di contrasto all’interno dello stesso
tessuto, in particolare nel muscolo, è dovuto alla disomogeneità del campione, che
può in parte essere osservata nell’immagine fotografica.
Il confronto delle immagini in THz di sezioni del cervello e del fegato del topo è stato
eseguito fissando entrambi i campioni in formalina e tagliati a uno spessore di 2mm.
I campioni non sono stati disidratati nell’alcool, ma piuttosto sono stati asciugati in
aria giusto prima della scansione THz, fornendo così livelli naturali di contenuto di
acqua nelle strutture per l’imaging del Terahertz.
La figura 12 mostra il confronto tra l’immagine ottica (a) e l’immagine in THz (b) di
una porzione di cervello di un topo.
18Figura 12: (a) Immagine ottica tramite microscopia con luce bianca e (b) immagine in THz
di una parte di cervello di un topo. Il campione è di misura 12 x 10 x 2 mm 3 . L’immagine in
terahertz consiste in 1394 pixel. Per l’immagine in THz la transizione più bassa è indicata dal
nero e quella più alta dal bianco.
Il campione prelevato dal tessuto del cervello misurava 12 x 10 mm 2 e l’immagine
in THz consiste in 1394 pixel. Il contrasto tra la materia bianca interna e la materia
grigia esterna del cervello è chiaramente mostrato nella figura 12(b), dove la materia
bianca contiene più grasso della parte esterna, che ha naturalmente un contenuto più
elevato di acqua e proteine.
Invece, in figura 13 sono illustrate in entrambe le coppie di immagini parti di un fe-
gato in salute, figura 13(a) e 13(b), e di un fegato con metastasi, figura 13(c) e 13(d).
Il campione del fegato sano aveva una grandezza di 10 x 8 mm 2 e invece, quella del
fegato con le metastasi di 12 x 7 mm 2 . L’immagine in THz consiste in 2091 pixel nel-
la figura 13(b) e in 2196 pixel nella figura 13(d). Entrambe le immagini hanno una
spaziatura di 200µm tra ogni pixel. La figura 13(b) in THz mostra una interessante
caratteristica in termini patologici. Si possono osservare i vasi sanguigni del fegato
in entrambe le immagini, ottica figura 13(a) e THz figura 13(b), ma sembra che i vasi
sanguigni siano circondati da più tessuti grassi rispetto alle altre aree, il che è eviden-
ziato nell’immagine in THz in bianco rispetto alle altre zone. Inoltre, la figura 13(b)
è direttamente paragonata con la figura 13(d) del fegato caratterizzato dalla presenza
di metastasi. La trasmissione relativamente uniforme è caratteristica dell’immagine
THz del fegato sano. Al contrario del fegato sano la figura 13(d) del fegato con le me-
tastasi risulta più articolata. I tumori sono pienamente sviluppati in questo fegato,
causano delle disomogeneità nelle densità del tessuto, nelle quali l’immagine in THz
riflesse notevoli fluttuazioni della loro transizione caratteristica. In aggiunta, il tumo-
re solitamente contiene più acqua e meno grasso, come è ben evidenziato nella zona
scura nell’immagine in THz.
19Figura 13: Confronto tra un fegato sano e un fegato con delle metastasi attraverso il metodo
dell’imaging Terahertz. La grandezza del campione del fegato sano (a) e (b) è 10 x 8 x 2 mm 3 e
2091 pixel con una spaziatura di 200µm nell’immagine in THz (b). La grandezza del campione
del fegato con le metastasi (c) e (d) è 12 x 7 x 2 mm 3 e 2196 pixel nell’immagine in THz (d). Per
l’immagine in THz la più bassa trasmissione è indicata dalle zone nere e la più alta dalle zone
bianche.
Quindi si può notare che l’immagine in terahertz contiene informazioni molto più
profonde rispetto alle immagini ottiche e ciò può essere spiegato come una notevole
deformazione strutturale e variazione della densità del tessuto dovuta ai tumori svi-
luppati in modo aggressivo nel fegato.
In questo studio di Seongsin M. Kim, Fariba Hatami, Allison W. Kurian, Lynford God-
dard, sono stati studiati tessuti biologici e una piccola fetta di cervello di mammifero
e delle metastasi di tessuti epatici, il cui contrasto strutturale deriva dall’assorbimen-
to differenziale della radiazione terahertz.
Grazie alle caratteristiche dei raggi T, che sono non ionizzanti e a bassa interferenza, il
THz imaging si prospetta come un importantissimo strumento di indagine medico ad
alta risoluzione e sicuro in soggetti viventi, per esempio per la valutazione della gua-
rigione di ferite, per il monitoraggio della progressione di un tumore e per immagini
dettagliate di tessuti soffici.
203.2 Applicazioni per la sicurezza
Per concretizzare le promesse della Terahertz Band, Hajimiri e Sengupta del Califor-
nia Institute of Technology (Caltech-USA), hanno progettato un chip di dimensioni
millimetriche con funzionalità integrate di ricetrasmissione di un raggio T mille volte
più intenso di quelli attualmente esistenti [20,21,41]. Le dimensioni microscopiche
di questo chip consentiranno la sua integrazione in tablet e smartphone, conferen-
do a quest’ultimi la capacità di vedere attraverso barriere o materiali opachi alla luce
visibile. Attualmente esistono già simili apparati, quali i body scanner, anche se di di-
mensioni non integrabili in uno smartphone. Essi sono impiegati negli aeroporti, al
posto dei tradizionali raggi X, e se ne sente parlare spesso come di strumenti di sicu-
rezza che letteralmente "spogliano" i passeggeri per verificare la presenza di oggetti
nascosti sotto i vestiti. I body scanner fanno uso del raggio T che attraversa i vestiti
e la carta, ma è parzialmente riflesso da oggetti come la plastica, la ceramica (quindi
anche da non metalli) e dalla pelle. In questo modo è possibile distinguere eventuali
oggetti nascosti sotto i vestiti e a livello spettroscopico riesce a rivelare le impron-
te chimiche anche all’interno di pacchetti, mentre il grado di riflessione del nostro
corpo causa l’effetto "quasi nudo" (figura 14b). È interessante comprendere il mec-
canismo di funzionamento del body scanner perché evidenzia le proprietà del raggio
T: quando esso giunge sull’obiettivo del body scanner incontra una lente costituita in
materiale polimerico (figura 14a), che forma un’immagine su un piano retrostante. Il
raggio T viene poi incanalato da guide d’onda (a queste frequenze sono delle micro-
cavità) e indirizzato verso un reticolo di antenne lunghe poche decine di micrometri,
incise su una pellicola d’oro. Quest’ultima viene depositata su un materiale sensibile
al calore, come il bismuto. Il procedimento è ingegnoso: le antenne, che captano in
modo molto efficiente il raggio T non sono collegate ad alcun circuito elettronico. La
corrente elettrica indotta dal raggio T riscalda l’antenna e il suo supporto per effet-
to Joule, come avviene all’interno di una resistenza. L’aumento di temperatura viene
rivelato e trasformato in un’immagine, come fa una telecamera ad infrarossi. In as-
senza di un’illuminazione artificiale da parte di un apparecchio che emette il raggio
T, la porzione di radiazione naturale dell’ambiente nella Terahertz Band è sufficiente
per ottenere immagini, ad alto contrasto utilizzabili in molte applicazioni [18].
21Figura 14: a) Telecamera a raggio T di TeraOptronics, b) effetto "quasi nudo" in aeroporto a
seguito della scansione con onde T.
Sono stati condotti anche esperimenti di spettroscopia per la rivelazione di esplo-
sivi. In particolare, M.C.Kemp, P.F.Taday, B.E.Cole, J.A.Cluff,A.J.Fitzgerald,W.R.Tribe
hanno misurato gli spettri di assorbimento di diversi tipi di esplosivi nel range di fre-
quenze 0.3/3T H z. La figura 15 mostra gli spettri di trasmissione THz dei seguen-
ti esplosivi infiammabili: trinitrotoluene (TNT), tetranitro-tetracicloottano (HMX),
pentaeritritolo tetranitrato (PETN) e trinitrotriazcyclohexane (RDX), insieme allo spet-
tro dei composti esplosivi PE4, composto da RDX con l’aggiunta di un plastificante e
il Semtex H, ovvero un mix di RDX, PETN e plastificante.
Figura 15: Spettri di trasmissione Terahertz dei materiali esplosivi infiammabili TNT, HMX,
PETN e RDX insieme agli spettri dei composti esplosivi PE4 e Semtex H.
Tutti gli esplosivi infiammabili hanno spettri distinti con diversi picchi nel range
di misura benché i composti esplosivi hanno picchi corrispondenti alla somma dei
22loro costituenti. Ciò fa comprendere che lo sviluppo della tecnologia Terahertz verrà
applicata per rivelare esplosivi nascosti con retroscena importanti per la prevenzione
e sicurezza.
La spettroscopia Terahertz promette grandi risultati anche per individuare droghe il-
legali nascoste in pacchi o vestiti o altro, poiché mostrano un’impronta spettrale THz
caratteristica. Nella figura 16 a seguire, una tabella che riporta i picchi di assorbimen-
to di esplosivi e droghe illegali.
Figura 16: Collezione delle posizioni dei picchi di assorbimento di alcuni esplosivi e droghe.
La conversione in lunghezza d’onda è 1T H z = 33cm °1 .
La tecnologia Terahertz troverà in futuro, sempre più applicazioni in diverse aree
per la sicurezza per oggetti sia non metalli sia metalli, per esplosivi e per sostanze
stupefacenti [19]. Inoltre essendo una radiazione non ionizzante e richiedendo basse
energie, risulterà importante per la scansione delle persone.
234 Conclusioni
In questo lavoro di tesi sono stati presentati cenni sul principio di funzionamento dei
QCL sulla emissione THz, concentrandosi in particolare sul loro design. Quindi si è
discusso delle principali applicazioni dei raggi T, per l’imaging biomedico e per la ri-
velazione di sostanze esplosive.
Come anticipato nella tesi uno dei problemi dei QCL è il loro funzionamento a più
alte temperature; infatti al momento, quando si parla di THz QCL la domanda più
frequente è: "Quando funzioneranno a temperatura ambiente?" In effetti, i laser THz
operanti a temperatura ambiente abbasserebbero la barriera di ingresso per molte
applicazioni, in particolare quelle in cui la portabilità o l’efficienza energetica (o en-
trambe) sono importanti. Potenziali applicazioni interessano la realizzazione di sen-
sori portatili per il rilevamento di esplosivi o bioagenti e sensori di gas ambientali.
Il funzionamento a temperatura ambiente dei THz QCL apporterà un’ulteriore ri-
voluzione nel campo, attraverso l’invenzione di nuovi design per la regione attiva,
e mediante l’uso di materiali innovativi. Ad esempio, è stato suggerito il sistema
G aN /AlG aN , poiché la sua grande energia LO-phonon (circa 90meV ) presenterebbe
una grande barriera allo scattering del fonone attivato termicamente e al backfilling
[42,43]. Tuttavia, la crescita e la modellazione dei materiali sono notoriamente diffi-
cili nei materiali G aN /AlG aN e un QCL basato su G aN deve ancora essere provato
a qualsiasi lunghezza d’onda. Ancora più ambiziose sono le proposte per sviluppare
strutture QCL a bassa soglia e ad alte temperature in eterostrutture zero-dimensionali
(ovvero punti quantici o nanofili semiconduttori) [44,45,46,47]. Come i QCL assistiti
da campi magnetici, il confinamento quantico aggiuntivo offre la prospettiva di un
soppresso scattering LO-phonon non radiativo (una versione del tanto dibattuto ef-
fetto del collo di bottiglia a fonone). In particolare, i recenti processi tecnologici che
hanno portato alla realizzazione di dispositivi THz si devono al controllo del materia-
le ed all’ingegneria della struttura energetica fornita dall’epitassia planare.
In ogni caso sarebbe un errore concentrarsi esclusivamente sul funzionamento a tem-
peratura ambiente, poiché ci sono molte applicazioni, come i ricevitori a eterodina
per l’astronomia, o l’ispezione non distruttiva in un ambiente industriale, dove cer-
te forme di raffreddamento sarebbero accettabili. I THz QCL sono ora i più brillanti
nel CW con fonti di stato solido che operano al di sopra delle temperature dell’azoto
liquido nell’intervallo 1.2 ° 5T H z e la riuscita estensione della copertura a frequenze
inferiori a 1T H z è superiore alle aspettative. Nel prossimo futuro, ci si aspetta che i
nuovi schemi di accoppiamento di cavità forniranno fasci di terahertz monomodali
24ad alta potenza da sotto-lunghezze d’onda a guide d’onda MM che operano in CW
ben al di sopra della temperatura dell’azoto liquido e gli sforzi per dimostrare i THz
QCL ampiamente sintonizzabili promettono di essere estremamente attivi per molti
anni a venire.
I laser a cascata quantica sono una testimonianza della capacità di ingegnerizzare le
proprietà quantistiche dei materiali e ora hanno fornito una fonte utile di radiazioni
terahertz; radiazioni che come già detto, trovano già ampie applicazioni nel campo
biomedico, della sicurezza, delle telecomunicazioni e molte altre soprattutto per le
loro caratteristiche di radiazione non ionizzante e a basse energie.
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