(a) Absorption de phonons (lignes ondulées) et (b) émission stimulée de phonons optiques longitudinaux (LO) expliqués schématiquement dans la structure de la bande de conduction (parabole noire :énergie des électrons par rapport à sa quantité de mouvement) du semi-conducteur arséniure de gallium (GaAs) . (a) Les cercles bleus de différentes tailles représentent une distribution thermique des électrons à température ambiante. Un phonon est absorbé (supprimé) en élevant un électron d'un état avec une probabilité d'occupation plus élevée à un avec une plus faible. (b) Un fort champ THz (double flèche verte) déplace la distribution des électrons vers une situation d'inversion. Maintenant, l'émission stimulée d'un phonon augmente le nombre de phonons par la transition électronique inverse. (c) Croquis de l'architecture de l'échantillon recouvert d'un réseau de résonateurs métalliques Dogbone (orange). Ces derniers renforcent les champs électriques (le long des traits pointillés) à proximité des bras électriquement chargés des résonateurs. (d) Amplitude mesurée (zone sous les pics) de phonons cohérents en fonction du temps montrant une augmentation de 10 fois dans une période de 1,5 picosecondes. Crédit :MBI Berlin
Par analogie à l'amplification de la lumière dans un laser, vibrations d'un cristal semi-conducteur, ce qu'on appelle des phonons, ont été renforcées par l'interaction avec un courant d'électrons. L'excitation d'une nanostructure métal-semi-conducteur par des impulsions térahertz (THz) intenses entraîne une amplification de 10 fois des phonons optiques longitudinaux (LO) à une fréquence de 9 THz. Le couplage de tels mouvements de réseau à la propagation d'ondes sonores offre un potentiel pour l'imagerie par ultrasons avec une résolution spatiale inférieure au nanomètre.
Le principe fondamental de la lumière laser peut être adopté pour les phonons via le quantum vibrationnel dans un cristal. Les phonons peuvent être absorbés ou émis par des électrons dans le réseau cristallin. Une amplification nette des phonons nécessite que leur nombre émis par seconde via l'émission stimulée soit supérieur à celui absorbé par seconde. En d'autres termes, il doit y avoir plus d'électrons émettant qu'absorbant un phonon. Cette condition est illustrée schématiquement à la Fig. 1, dans laquelle l'énergie électronique est tracée en fonction de la quantité de mouvement électronique k, suivant approximativement une dépendance parabolique.
Pour une distribution d'équilibre thermique des électrons à température ambiante [esquissée par des cercles bleus remplis de différentes tailles sur la figure 1 (a)], les états électroniques à haute énergie ont une population plus petite que ceux à basse énergie, résultant en une absorption nette de phonons. L'émission stimulée d'un phonon ne peut prévaloir que s'il existe une inversion de population entre deux états électroniques séparés à la fois par l'énergie et la quantité de mouvement du phonon correspondant dans le cristal [Fig. 1(b)]. Pour les phonons optiques, cette condition est très difficile à remplir en raison de leur énergie relativement élevée.
Des chercheurs du Max-Born-Institut de Berlin, Allemagne, les Laboratoires nationaux Sandia, Albuquerque, Nouveau Mexique, et l'Université d'État de New York à Buffalo, New York, ont maintenant démontré l'amplification de phonons optiques dans une nanostructure métal-semi-conducteur spécialement conçue [Fig. 1(c)]. Le système se compose d'une antenne en os de chien métallique au-dessus d'une structure semi-conductrice en couches constituée de GaAs et d'AlAs. Cette structure est irradiée avec une impulsion ultracourte aux fréquences THz.
D'un côté, l'impulsion THz excite des phonons optiques longitudinaux (LO) ; d'autre part, il entraîne un courant d'électrons dans la couche épaisse de GaAs. Les phonons LO oscillant avec une fréquence de 9 THz (9 000 000 000 000 Hertz, environ 450 millions de fois la fréquence la plus élevée que les humains peuvent entendre) sont amplifiés par l'interaction avec les électrons. La force ou l'amplitude des oscillations des phonons est surveillée via le changement concomitant de l'indice de réfraction de l'échantillon. Ce dernier est mesuré à l'aide d'une seconde impulsion ultracourte à fréquence plus élevée. Dans la figure 1(d), l'évolution temporelle de l'excitation des phonons est montrée. Pendant les pics de la courbe, il y a une amplification nette des phonons, la zone jaune sous les pics étant une mesure de l'amplitude d'oscillation des phonons. Le film ci-joint montre l'évolution spatio-temporelle de l'amplitude des phonons cohérents qui affiche à la fois les périodes d'atténuation des phonons [situation Fig. 1(a)] et d'amplification des phonons [situation Fig. 1(b)] en fonction de la phase de l'impulsion THz.
