Особенности нелинейного оптического отклика в халькогенидных стеклах вблизи края полосы фундаментального поглощения тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

На праваурукописи

у/

Ас;-

КУЗЮТКИНА ЮЛИЯ СЕРГЕЕВНА

ОСОБЕННОСТИ НЕЛИНЕЙНОГО ОПТИЧЕСКОГО ОТКЛИКА В ХАЛЬКОГЕНИДНЫХ СТЕКЛАХ ВБЛИЗИ КРАЯ ПОЛОСЫ ФУНДАМЕНТАЛЬНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ

01.04.21 - лазерная физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

-1 ИЮЛ 2015

Саратов 2015 005570297

005570297

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном образовательном учреждении высшего профессионального образования «Саратовский государственный университет имени Н.Г. Чернышевского»

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

профессор Романова Елена Анатольевна

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор кафедры «Физика» ФГБОУ ВПО «Саратовский государственный технический университет им. Гагарина Ю.А.» Горбатенко Борис Борисович

кандидат физико-математических наук, старший научный сотрудник отдела когерентной и нелинейной оптики Института общей физики им. A.M. Прохорова Российской академии наук Климентов Сергей Михайлович

Ведущая организация: Научный центр волоконной оптики Российской

академии наук (НЦВО РАН), г.Москва

Защита состоится 05 октября 2015 г. в 15 час. 30 мин. на заседании Диссертационного совета Д 212.243.05 на базе ФГБОУ ВПО «Саратовский государственный университет имени Н.Г. Чернышевского» по адресу: 410012, г. Саратов, ул. Астраханская, 83.

С диссертацией можно ознакомиться в Зональной научной библиотеке имени В.А. Артисевич ФГБОУ ВПО «Саратовский государственный университет имени Н.Г. Чернышевского» и на сайте: http://w^v'^v.sgu.l^u/reseaгch/disseгtation-council/d-212-243-05/kandidatskava-dissel^taciya-кигуШктоу-уиШ.

Автореферат разослан « Л » июня 2015 г.

Ученый секретарь диссертационного совета Доктор физико-математических наук, профессор [¿^^¡/^у^ В.Л. Дербов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

Создание и исследование новых оптических материалов с большой нелинейностью и высокой прозрачностью в ближнем и среднем инфракрасном (ИК) диапазоне длин волн является актуальной задачей лазерной физики и, в частности, представляет значительный интерес для расширения функциональных возможностей волоконно-оптических устройств и повышения эффективности нелинейно-оптических взаимодействий.

Создание широкополосных лазерных источников в среднем ИК диапазоне длин волн (3 - 25 мкм) нужно для эффективного мониторинга окружающей среды и медицинской диагностики. В этом диапазоне находятся фундаментальные полосы поглощения атмосферных и промышленных газов, загрязняющих и токсических агентов в воде и воздухе. Химические связи в тканях человека и животных также имеют полосы поглощения в этой области. Халькогенидные стекла прозрачны в области длин волн 0.5 - 20 мкм (в зависимости от состава) и являются наиболее подходящим материалом для устройств нелинейной оптики, работающих в среднем ИК диапазоне. Создание волоконно-оптических датчиков на основе халькогенидных стекол позволит осуществлять экологический мониторинг и медицинскую диагностику на более высоком уровне.

Большая нелинейность третьего порядка выделяет халькогенидные стекла в ряду оптических материалов, используемых для нелинейного преобразования частоты лазерных импульсов. Нелинейный коэффициент преломления (керровская постоянная), а также коэффициент рамановского усиления халькогенидных стекол в ближнем ИК диапазоне на 2-3 порядка превышают соответствующие коэффициенты для кварцевого стекла [1]. Увеличение керровской постоянной важно для миниатюризации устройств нелинейной оптики. Поэтому халькогенидные стекла, являются перспективным материалом для создания компактных сверхширокополосных источников когерентного излучения в среднем ИК диапазоне.

При разработке устройств волоконной и интегральной оптики для среднего ИК диапазона необходимо учитывать, что халькогенидные стекла с большой керровской постоянной могут иметь край полосы фундаментального поглощения в области длин волн более 1.55 мкм. Тогда лазерное излучение на длинах волн 2-2.5 мкм, используемое, например, для накачки суперконтинуума, может оказаться вблизи края полосы фундаментального поглощения таких составов.

Исследование нелинейного оптического отклика халькогенидных стекол вблизи края полосы фундаментального поглощения важно и для развития технологии создания волноводных структур в объеме стекла фемтосекундными лазерными импульсами. В халькогенидных стеклах для этого обычно используется эффект фотопотемнения, когда длина волны лазера находится вблизи края полосы фундаментального поглощения стекла. Физические и химические явления, приводящие к модификации оптических свойств халькогенидных стекол при воздействии фемтосекундными лазерными импульсами, еще недостаточно изучены.

Степень разработанности темы исследования

Фундаментальные механизмы нелинейного отклика в аморфных полупроводниках, к каковым относятся халькогенидные стекла, изучены в меньшей степени, чем в кристаллических. Так, для кристаллических полупроводников в работах [2,3] были получены спектральные зависимости нелинейных оптических коэффициентов (керровской постоянной и коэффициента двухфотонного поглощения) на основе модели двух зон и нелинейного соотношения Крамерса - Кронига.

В настоящее время не имеется теории нелинейного отклика аморфных полупроводников, в которой учитывались бы их специфические электронные свойства, недостаточно результатов измерений нелинейных оптических коэффициентов для обобщающих выводов. При разработке устройств нелинейной оптики зачастую используются недостаточно обоснованные значения нелинейных оптических коэффициентов. Еще недостаточно изучена корреляция между составом, структурными и электронными свойствами и нелинейными оптическими свойствами новых материалов.

В ряде работ для оценки нелинейных оптических коэффициентов халькогенидных стекол на отдельных длинах волн использовались результаты теории прямозонных кристаллических полупроводников [4-6]. Однако такой подход недостаточно обоснован, особенно вблизи края полосы фундаментального поглощения, где сильно различаются оптические свойства аморфных и кристаллических полупроводников. В частности, в прямозонных кристаллических полупроводниках керровская постоянная имеет отрицательные значения в некоторой области частот вблизи края полосы фундаментального поглощения. Между тем, известные из литературы значения керровской постоянной халькогенидных стекол являются положительными.

По измерениям керровской постоянной вблизи края полосы фундаментального поглощения имеется немного литературных данных для объемных и тонкопленочных образцов АзгБз [7-9] и объемных образцов ОеЗг-ЗЬгВз-СёБ [Ю] на длинах волн 0.7-0.8 мкм, объемных образцов А528е3 и образцов систем Ое-Бе и Ое-Ав-Бе на длине волны 1.064 мкм [11]. В работах [6,12] для коэффициента двухфотонного поглощения объемных образцов состава А5283 на длине волны 800 нм было получено значение 2 см/ГВт.

В работах [7,11] в измерениях использовались пико- и нано- секундные лазерные импульсы, что ставит под сомнение полученные значения нелинейных оптических коэффициентов, которые существенно превышают значения, полученные в других работах на других длинах волн [1], что можно объяснить влиянием кумулятивных эффектов при нагревании стекла импульсами относительно большой длительности.

В данной работе экспериментально исследуется нелинейный оптический отклик халькогенидных стекол вблизи края полосы фундаментального поглощения при воздействии лазерным импульсом длительностью 50 фс, что позволяет получить более точные значения нелинейных оптических коэффициентов в этой области.

Цель диссертационной работы — выявить особенности нелинейного оптического отклика халькогенидных стекол систем Ав-Б-Бе, Аэ-Бе-Те и ве-Бе вблизи края полосы фундаментального поглощения.

В соответствии с поставленной целью решались следующие задачи:

• Сравнить особенности строения атомной решетки, электронные и оптические свойства аморфных и кристаллических полупроводников.

• Охарактеризовать край полосы фундаментального поглощения объемных образцов халькогенидных стекол систем Ав-Б-Бе, Аз-5е-Те и Се-Яе по результатам измерений спектров пропускания и отражения.

• Изучить имеющиеся в настоящее время экспериментальные методы определения нелинейных оптических коэффициентов в диэлектрических материалах.

• Провести анализ имеющихся в литературе результатов измерений нелинейных оптических коэффициентов для халькогенидных стекол различного состава.

• Исследовать временную динамику нелинейного оптического отклика интерферометрическим методом «накачка-зондирование» для нескольких составов халькогенидных стекол системы Ав-Б-Бе вблизи края полосы фундаментального поглощения при различных значениях отношения энергии фотона лазерного излучения накачки к оптической ширине запрещенной зоны.

• Разработать методику расчета нелинейных оптических коэффициентов халькогенидных стекол по результатам измерений интерферометрическим методом «накачка-зондирование».

• Определить значения нелинейных оптических коэффициентов халькогенидных стекол систем Ав-Б-Бе и ве-Яе вблизи края полосы фундаментального поглощения по результатам измерений интерферометрическим методом «накачка-зондирование».

• Сравнить спектральные зависимости нелинейных оптических коэффициентов для кристаллических полупроводников, известные литературные данные для халькогенидных стекол и значения, полученные интерферометрическим методом «накачка-зондирование» для стекол системы Аз-Б-Бе. Исследовать возможность использования этих спектральных зависимостей для оценки нелинейных оптических коэффициентов халькогенидных стекол.

Для решения поставленных в данной работе задач был использован комплекс физических методов (ИК-спектроскопия, трехимпульсный интерферометрический метод «накачка-зондирование», компьютерное моделирование).

Научная новизна диссертационной работы

• Впервые интерферометрическим методом «накачка-зондирование» на длине волны 0.79 мкм измерен нелинейный оптический отклик с фемтосекундным временным разрешением в образцах халькогенидных стекол систем Аз-Б-Бе и Се-Бе.

• Установлено, что если пиковая частота импульса накачки приходится на область слабого поглощения халькогенидных стекол системы Ав-Б-Бе, то

время перехода фотоиндуцированных носителей заряда в связанные состояния в запрещенной зоне зависит от энергии импульса накачки.

• Установлено, что если пиковая частота импульса накачки приходится на область Урбаха халькогенидных стекол системы Аз-Б-Бе, то время перехода фотоиндуцированных носителей заряда в связанные состояния в запрещенной зоне не зависит от энергии импульса накачки, но уменьшается при увеличении отношения энергии фотона накачки к оптической ширине запрещенной зоны исследуемого состава стекла.

• Впервые разработана методика расчета коэффициента двухфотонного поглощения и керровской постоянной по результатам измерений интерферометрическим методом «накачка-зондирование» и проведен расчет этих коэффициентов для халькогенидных стекол систем Ав-Б-Бе и Ое-Бе.

• Установлено, что керровская постоянная, полученная по результатам измерений интерферометрическим методом «накачка-зондирование» для образцов систем Ав-Б-Бе и ве-Бе, вблизи края полосы фундаментального поглощения (в области Урбаха и в области слабого поглощения) имеет положительные значения.

• По результатам измерений спектров пропускания и отражения объемных образцов халькогенидных стекол систем Ав-Б-Бе, Ав-Бе-Те и Се-Бе получены спектральные зависимости коэффициента поглощения и показателя преломления и рассчитаны значения оптической ширины запрещенной зоны и энергии Урбаха.

Теоретическая и практическая значимость работы

Полученные в данной работе результаты экспериментального исследования нелинейного оптического отклика в халькогенидных стеклах представляют интерес для развития фундаментальных физических представлений об особенностях нелинейного оптического отклика в аморфных полупроводниках.

Полученные значения нелинейных оптических коэффициентов и режимы временной динамики нелинейного оптического отклика вблизи края полосы фундаментального поглощения представляют интерес для развития технологии создания волноводных структур в объеме халькогенидного стекла фемтосекундными лазерными импульсами.

Выводы о возможности использования спектральных зависимостей нелинейных оптических коэффициентов, полученных в теории нелинейного оптического отклика кристаллических полупроводников, для оценки нелинейных оптических коэффициентов халькогенидных стекол имеют прикладное значение для разработчиков нелинейных устройств интегральной и волоконной оптики.

Достоверность результатов

Достоверность полученных оптических характеристик (показатель преломления, оптическая ширина запрещенной зоны, энергия Урбаха) подтверждается совпадением с известными из литературы экспериментальными и расчетными данными для исследуемых составов халькогенидных стекол.

Разработанная методика расчета керровской постоянной и коэффициента двухфотонного поглощения халькогенидных стекол по результатам измерений

интерферометрическим методом «накачка-зондирование» основана на известных положениях теории нелинейного оптического отклика в диэлектриках.

Полученные интерферометрическим методом «накачка-зондирование» значения керровской постоянной стекол систем As-S-Se и Ge-Se являются положительными вблизи края полосы фундаментального поглощения, что согласуется с известными из литературы результатами измерений для других составов. Полученное трехимпульсным интерферометрическим методом «накачка-зондирование» значение коэффициента двухфотонного поглощения на длине волны 0.79 мкм для состава As^Seo совпадает с известными из литературы результатами измерений для этого состава. Апробация работы

Основные результаты диссертационной работы доложены на международных конференциях:

• 10-й международной конференции «Laser and Fibre-Optical Networks Modeling» (LFNM), Севастополь, Крым, Украина (2010)

• 14-й, 15-й, 16-й, 18-й международной школе для студентов и молодых ученых по оптике, лазерной физике и биофизике «Saratov Fall Meeting», Саратов, Россия (2010 г., 2011 г., 2012 г., 2014 г.)

• 14-й международной конференции «Transparent Optical Networks» (ICTON), Ковентри, Великобритания(2012)

• 15-й международной конференции «Laser Optics», Санкт-Петербург, Россия (2012)

• 14-й международной конференции «Mathematical Methods in Electromagnetic theory» (MMET), Харьков, Украина (2012)

• международной конференции «Lasers, Applications, and Technologies» (ICONO/LAT), Москва, Россия (2013),

a также на научных семинарах на базовой кафедре компьютерной физики и метаматериалов Саратовского государственного университета им. Н.Г. Чернышевского (Россия) и в Ноттингемском университете (Великобритания). Публикации

По теме диссертации опубликовано 10 научных работ, в том числе 6 работ в изданиях, рекомендуемых ВАК РФ, входящих в системы Scopus и Web of Science, а также 1 учебно-методическое пособие.

Исследования по теме диссертации проводились при частичной поддержке грантов: Королевского Общества Великобритании: «Mid-infrared-transmitting optical fibre devices and systems for medicine » 2011-2012 r.r., « Highly non-linear optical glasses for infrared photonics», 2013-2014 r.r.;

Международного консорциума LaserLab-Europe: «Nonlinear properties of chalcogenide glasses» 2011 г., «Time-resolved non-linear optical response of chalcogenide glasses at the fundamental absorption band edge» 2014 r.

Стажировка соискателя в Ноттингемском университете (г. Ноттингем, Великобритания) в январе 2014 г. была проведена на средства гранта Королевского общества Великобритании «Highly non-linear optical glasses for infrared photonics», 2013 - 2014 r.r.

Личный вклад соискателя заключается в обсуждении и решении поставленных научным руководителем задач исследования, участии в проведении экспериментов и разработке метода расчета нелинейных оптических коэффициентов, обработке результатов эксперимента, обобщении полученных результатов и формулировании выводов.

Положения, выносимые на защиту:

Вблизи края полосы фундаментального поглощения (в области Урбаха и в области слабого поглощения) керровская постоянная халькогенидных стекол систем Ав-Б-Бе и ве-Бе имеет положительные значения.

Характер временной динамики нелинейного оптического отклика в халькогенидных стеклах системы Ав-Б-Бе зависит от того, на какую область приходится пиковая частота импульса накачки. Если это область слабого поглощения, то время перехода фотоиндуцированных носителей заряда в связанные состояния в запрещенной зоне зависит от энергии импульса накачки. Если это область Урбаха, то время перехода фотоиндуцированных носителей заряда в связанные состояния в запрещенной зоне не зависит от энергии импульса накачки, но уменьшается при увеличении отношения энергии фотона накачки к оптической ширине запрещенной зоны исследуемого состава стекла.

Во Введении обоснована актуальность темы, сформулированы цель и задачи диссертационной работы, приведены положения, выносимые на защиту.

В Главе 1 обсуждаются особенности структуры атомной решетки аморфных полупроводников, сравнивается строение энергетических зон кристаллического и аморфного состояний вещества. Отсутствие дальнего порядка в атомной решетке и наличие собственных связанных состояний в запрещенной зоне определяют особенности оптического отклика аморфных полупроводников, которые более всего проявляются вблизи края полосы фундаментального поглощения.

В настоящее время не имеется теории нелинейного оптического отклика аморфных полупроводников, в которой учитывались бы их специфические электронные свойства. В ряде работ [1,4-6] для оценки нелинейных оптических коэффициентов (керровская постоянная и2 и коэффициент двухфотонного поглощения /?2) халькогенидных стекол использовались результаты теории нелинейного оптического отклика прямозонных кристаллических полупроводников [2], что недостаточно обосновано, так как вблизи края полосы фундаментального поглощения керровская постоянная таких полупроводников имеет отрицательные значения. В настоящее время значения л2 и /?2 для халькогенидных стекол можно получить только экспериментальными методами.

В Главе 2 представлено описание экспериментальных методов для определения нелинейных оптических коэффициентов: метода г-сканирования и метода «накачка-зондирование». Известные в настоящее время из литературы значения п2 и для халькогенидных стекол получены, в основном, методом ъ-сканирования. Трехимпульсный интерферометрический метод «накачка-зондирование» [13], который используется в данной работе для исследования временной динамики нелинейного оптического отклика с фемтосекундным временным разрешением, основан на измерении разности фаз двух пробных

лазерных импульсов, которая пропорциональна изменению показателя преломления, наведенному в образце импульсом накачки. Этот метод не использовался прежде для определения нелинейных оптических коэффициентов халькогенидных стекол.

В Главе 3 исследуется оптический отклик халькогенидных стекол вблизи края полосы фундаментального поглощения. В п.3.1 представлена общая характеристика химических элементов «халькогенов», рассматриваются особенности строения атомной решетки, электронные и оптические свойства халькогенидных стекол. В п.3.2 представлены спектры пропускания и отражения образцов стекол составов: As4oSxSe6o-x (х =0, 10, 15, 20, 30, 40, 45, 60), As3oSexTe7o-x (х=10, 30, 40, 50, 54, 60, 67, 70) и GexSe100-x (х=12, 20), полученные на спектрофотометре Perkin Elmer Lambda 950 (Рис.1). Образцы стекол в виде тонких дисков различной толщины d = 0.5-1.2 мм были нарезаны из цилиндрических стержней и отполированы с обеих сторон до чистоты поверхности 0.25 мкм.

0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8

Л, мкм

Рис. 1 Измеренные спектры пропускания (пунктирные линии) и отражения (сплошные линии) объемных образцов халькогенидных стекол 1 - АвзоЗебоТего, 2 - АззоБебоТею, 3 -Аз4о5е6о, 4 - Лв^бо-

Для расчета коэффициента однофотонного поглощения а по методу Тауца [14] в п.3.2.3 используется двумерная модель плоской монохроматической волны, падающей на плоскопараллельную пластину. Решение системы уравнений для коэффициентов отражения Я и пропускания Т имеет вид:

а = (-1/<0-1п((Г2 -(1-Я)2 +^4Т2 + ((1-Я)2 - Т1)1 )/(2Г)). (1)

В п.3.2.4 рассчитываются параметры, описывающие край полосы фундаментального поглощения: оптическая ширина запрещенной зоны Еу и энергия Урбаха Ец. Как известно [1,16], вблизи края полосы фундаментального поглощения при энергиях фотона Лу > Ег (область Тауца) спектр поглощения халькогенидных стекол описывается функцией:

а(/гу) = В(Лу-£г)2/(Йу), (2)

где В - коэффициент пропорциональности. При Иу < Ег в области Урбаха спектр поглощения описывается экспоненциальной функцией:

аг(Й10 = аг,ехр((ЙУ-£,)/£„), (3)

где соответствует высокочастотному краю области Урбаха и для

халькогенидных стекол составляет величину = см" [1]. Низкочастотный

край области Урбаха соответствует аи ~ 1 см"1, и при дальнейшем уменьшении Ы

в халькогенидных стеклах наблюдается медленное спадание а (область слабого поглощения).

В данной диссертационной работе параметры Eg и Еи определяются по следующей методике. Для каждого образца стекла в области края полосы фундаментального поглощения строится зависимость логарифма коэффициента поглощения от hv (Рис. 2а). Линейный характер этой зависимости в некоторой области значений hv подтверждает экспоненциальный характер зависимости a(hv) в области Урбаха. Величина Еи определяется по наклону прямых на Рис.2а.

Отметим, что из-за недостаточно высокой чувствительности спектрофотометра при измерении спектров в объемных образцах не удалось получить значения а > 100 см"1. Это ограничение измерений не позволило применить метод Тауца [14] для расчета Еш. Величина Eg определялась приближенно по уровню ag = 103 см"1 следующим образом. Вначале для каждого образца определялась энергия фотона Ею0 по уровню а ~ 100 см"1 (Рис.2а). Затем, с использованием формулы (3) рассчитывалось приближенное значение Eg = Ewo + Еи ln(arg /100). Значения Eg и Еи представлены на диаграмме (Рис. 26). Различие значений Eg, полученных в данной работе и в работах [1,15], не превышает 1%.

В п.3.2.5 рассчитывается дисперсия линейного показателя преломления и по измеренным спектрам Т и R для всех образцов стекол с использованием двумерной модели плоской монохроматической волны, падающей на плоскопараллельную пластину, и формул Френеля. Полученные зависимости «(/) для трех образцов: As2S3, As2Se3, As3oSe5oTe2o, сравнивались с зависимостями, рассчитанными по формулам Зельмеера [17-19]. Сравнение полученных значений в области прозрачности исследуемых стекол позволяет оценить погрешность методики расчета ~ 1%.

0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 2.0 Ет

hv, эВ

0.045 0.040-1

1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 2.0 2.2 2.4 Е, эВ

Рис. 2 Логарифм коэффициента поглощения в зависимости от энергии фотона для образцов халькогенидного стекла: Л5зо5е5оТе2о (1), АвзоЗебоТею (2), АБ^ебо (3), Аэ^бо (4) (а). Диаграмма соответствия Еи и Е% для систем Аэ-З-Бе (■), Аэ-Бе-Те (А) и Ое-Бе (•) (б).

В п. 3.3 обсуждается возможность использования результатов теории нелинейного оптического отклика кристаллических полупроводников для оценки

10

п2 и /?2 в халькогенидных стеклах. Для прямозонных кристаллических полупроводников в [2] были получены спектральные зависимости:

п2(х) = п° М ■(- 2 + 6х-Зх2 -х3 -±х4 -+ 2(1 - 2х)3'20(1 - 2х))/(2д:)6, (4)

/]2(х) = (К/п20Е1)-(2х-1)/> /(2х)5. (5)

Здесь х = Иу/Ег, ©(/) = 0 (? < 0), 1(? > 0), М и К - постоянные коэффициенты, не зависящие от состава стекла, - значение п2 в низкочастотном пределе [20]:

«2° =1.7-10-,4("„2+2)3(«о[см2/Вт], где щ — 3/Еет - значение п в низкочастотном пределе, с1ь [нм] - средняя длина катион - анионной связи, Е$ ~ 2.5-Еш. Формула (4) использовалась в ряде работ [1,4-6] для оценки п2 в халькогенидных стеклах. Спектральные функции, полученные в [3] для непрямозонных кристаллических полупроводников, не могут быть сведены к простым аналитическим выражениям.

Значения Ег, полученные в п.3.2.4 для халькогенидных стекол исследуемых систем, были использованы для построения спектральных зависимостей по формулам (4) и (5). Коэффициент Мрассчитывался из условия п2{х -* 0) —> п°2, а коэффициент К - по известному для стекла Лв^бо значению /Л = 2 см/ГВт на длине волны 0.79 мкм [6,12]. Сравнение построенных кривых и литературных данных из работ других авторов для Аз^Ббо и АБадБебо (Рис.3) показывает, что в области длин волн больше 2).? (Х?= к-с/Ег) спектральные зависимости для прямозонных кристаллических полупроводников согласуются в пределах ошибки измерений (10-15%) с известными из литературы результатами измерений п2 для объемных образцов этих составов [1,15]. Однако, вблизи Х;,ъ этих зависимостях имеется область отрицательных значений, что, как отмечалось выше, не согласуется с известными результатами измерений для халькогенидных стекол.

Я, мкм

54-ш „

Ь; 3£ о

10-1

0.4 0.8 1.2 1.6

Л, мкм

Рис. 3 Спектральные зависимости керровской постоянной (а) и коэффициента двухфотонного поглощения (б) в зависимости от длины волны для составов Аэ^м и АэадЗебо (значения пг, рассчитанные в низкочастотном пределе, обведены).

В предположении, что полученные результаты можно обобщить и на другие составы халькогенидных стекол, были построены спектральные зависимости п2(л) для стекол системы Ав-Бе-Те в области положительных значений (Рис. 4).

В Главе 4 исследуется нелинейный оптический отклик халькогенидных стекол систем Ав-Б-Бе и ве-Бе на длине волны 0.79 мкм трехимпульсным интерферометрическим методом «накачка-зондирование». В п.4.1 приводится описание экспериментальной установки (Рис. 5), особенностью которой является то, что пробный импульс, следующий за импульсом накачки, разделяется на два в интерферометре Майкельсона уже после прохождения через образец. Поскольку диаметр пробного пучка в несколько раз превышает диаметр пучка накачки, нелинейная модуляция фазы происходит в узкой центральной области пробного пучка. Это позволяет сложить два пробных импульса, сформированных в интерферометре Майкельсона, таким образом, что на выходе спектрофотометра центральная часть одного пробного импульса перекрывается с периферийной частью другого. По модуляции интерференционной картины в области перекрытия можно определить сдвиг фазы и поглощательную способность пробного импульса. Такая конфигурация позволяет исследовать нелинейный оптический отклик при большой (по сути, неограниченной) временной задержке между импульсом накачки и пробным импульсом. Энергия импульса накачки Е в эксперименте варьировалась в пределах от 0.2 мкДж до 12 мкДж.

Спектрофото !сЧ

метр к

Рис. 4 Значения щ для составов ЛэзоЗсбуТез Рис. 5 Оптическая схема для измерений (1), Авзо8е54Те1б (2), АБзоЗе^Тезо (3), трехимпульсным интерферометрическим АвзоЗеюТебо (4). методом «накачка-зондирование».

В п.4.2 в образцах стекол системы Аз^^е^-х на временных интервалах до 100 пс исследуется временная динамика нелинейного оптического отклика, который включает в себя как нелинейную модуляцию фазы лазерных импульсов в среде с кубичной нелинейностью, так и эффекты, связанные с кинетикой фотоиндуцированных носителей заряда. Составы стекол подбирались таким образом, чтобы пиковая длина волны (л0 = 0.79 мкм) лазерных импульсов приходилась на область Урбаха (х = 0,10,15,20) или область слабого поглощения (х=30,40,45,60), т.е. те области, где нелинейный оптический отклик халькогенидных стекол еще мало исследован. На Рис. 6 для нескольких составов

стекол показан измеренный сдвиг фазы А<р пробного импульса, усредненный по поперечному профилю пучка, в зависимости от временной задержки At пробного импульса относительно импульса накачки.

Для образца состава As40S60_(/ív/£'í; = 0.66) Я0 приходится на область слабого поглощения. При At < 0.6 пс в зависимости A<p(At) (Рис. 6а) наблюдается «керровский пик». Здесь А<р > 0, что соответствует эффекту кросс-модуляции фазы пробного импульса в среде с и2 > 0. При увеличении At переход А<р в область отрицательных значений указывает на увеличение плотности электронов в зоне проводимости. Далее пробный импульс и импульс накачки уже не перекрываются в образце, и А у постепенно уменьшается по величине вследствие рекомбинации или захвата носителей заряда связанными состояниями в запрещенной зоне. Время захвата At0, которое определяется в точке перехода А(р от отрицательных к положительным значениям, зависит от Е. Такой же характер временной динамики наблюдался в образцах составов As40Se,5S45 (hv/Eg = 0.71) и As40Se20S40 (hv/Eg = 0.74), причем, при заданной величине Е время захвата было меньше для больших значений hv/Eg. В [13] такой характер временной динамики наблюдался в кристалле NaCl и объяснялся тем, что самозахват дырок происходит сразу же после появления фотоиндуцированных электронов проводимости, которые могут некоторое время перемещаться в образце до рекомбинации или образования связанного состояния (экситона). Переход электронов в связанные состояния происходит быстрее при большей величине Е из-за более высокой плотности возбужденных электронов и, соответственно, электронно-дырочных пар.

Для образца состава As40Se3oS3o (hv/Eg = 0.78, длинноволновая граница области Урбаха), в отличие от образца As40S60, при всех Е = 1.5 - 5.5 мкДж величина At0 была одинакова и равна -1.4 пс (Рис. 66). Такой же характер временной динамики наблюдался в образце состава As40Se40S20 (hv/Eg = 0.8), но величина At0, не зависящая от Е, уменьшилась до 0.9 пс. В [13] такой же характер временной динамики наблюдался в образцах кристаллического кварца и объяснялся тем, что в образцах кварца при фотовозбуждении происходит прямой переход носителей заряда в экситонное состояние.

Для образца состава As40Se45Si5 {hv/Eg = 0.82, область Урбаха) были получены только положительные значения А<р при всех At (Рис. 6в), что указывает на отсутствие свободных электронов в зоне проводимости. Вместе с тем, «керровский пик» не является симметричным, причем, эта асимметрия возрастает при большей величине Е, что может быть связано со сверхбыстрым процессом рекомбинации или перехода свободных носителей заряда в связанное состояние. Такой же характер временной динамики наблюдался в образце As4oSi0Se50 {hv/Eg = 0.85, область Урбаха), но здесь вследствие большего однофотонного поглощения плотность свободных электронов возрастала уже перед «керровским пиком».

Для образца состава As40Se60 (hv/Eg = 0.9, область Урбаха), в отличие от предыдущих составов, кривая A(p{At) имеет осциллирующий характер в области значений At от 0.5 пс до 0.8 пс (Рис. 6г) (При Е < 0.5 мкДж в этой области наблюдался «керровский пик».) При At ~ 0.8 пс А<р быстро переходит в область положительных значений.

Рис. 6 Усредненный по поперечному профилю пробного лазерного пучка сдвиг фазы для образцов: АэедЗбо — (а), Ая-юЗезоЯзо — (б), Аэ-юЯе-^Я^ — (в), АзздЯебо — (г). Значения энергии импульса накачки (указаны на рисунках) соответствуют следующим интенсивностям 1о в пике импульса накачки: при Е = 9.2 мкДж - 1о =1 ТВт/см2, при Е = 11.2 мкДж - /о =1.2 ТВт/см2; при Е = 1.7 мкДж -10 = 123 ГВт/см2, при Е = 2.6 мкДж - /„=188 ГВт/см2, при £ = 5.1 мкДж -10 = 369 ГВт/см2; при Е = 0.8 мкДж - /о = 50 ГВт/см2, при Е= 1.2 мкДж - 1о =75 ГВт/см2 и при Е= 1.8 мкДж -10 =113 ГВт/см2.

Для образцов АзадБбо и АзадБезоБзо были построены зависимости величины А<р„»„ в минимуме кривой А(р{А() от интенсивности /о в пике импульса накачки. Зависимость А<рт1„(1о) имеет вид квадратичной функции, что указывает на двухфотонное поглощение. При больших АГ, когда Аср уже почти не меняется {А(р=А<рс), для образца Лв^бо зависимость Д<рс(1о) также является квадратичной. Для образцов Аз^БезоБзо, Аз4о8е45815 и Аз^Бебо при 1о < 150 ГВт/см2 линейный характер зависимости Д^с(/о) указывает на то, что фотоиндуцированные структурные изменения в стекле обусловлены однофотонным процессом. При больших /о зависимость Дсрс(Г) перестает быть линейной.

Таким образом, показано, что если л0 приходится на область слабого поглощения, то кинетика носителей заряда и фотоиндуцированные изменения в стекле связаны с двухфотонным поглощением импульса накачки, а Д/0 для каждого состава стекла зависит от Е. Если л0 приходится на область Урбаха, то

становится возможным однофотонное и ступенчатое двухфотонное поглощение импульса накачки через реальные уровни в запрещенной зоне и прямой переход носителей заряда в связанные состояния в запрещенной зоне. При этом Ato не зависит от Е, а определяется величиной hv/Eg

В п.4.4 представлена численная модель для определения значений п2 и [i2 по результатам измерений. Как показано в п.4.3, при Е < 0.3 мкДж поперечный профиль пучка накачки в образце можно считать постоянным и исключить из рассмотрения пространственные эффекты, обусловленные самофокусировкой пучка и наличием свободных электронов.

Интенсивности и фазы огибающих импульса накачки (J¡(r,z,t) и <fi\{r,z,/)) и пробного импульса (I2(r,z,t) и (p2{r,z,t)) удовлетворяют системе нелинейных дифференциальных уравнений:

5/,/& = -(« + , d(pjdz = kn1ll (6)

Э/2/& = -2/?2/,/2 , d<p2/dz = 2bi2I, (7)

Для расчета п2 и fí2 использовались измеренные поперечные профили поглощательной способности А и Аср в максимуме «керровского пика» (At~Atmax), когда пик пробного импульса совпадает во времени с пиком импульса накачки.

С учетом дисперсионного уширения импульса накачки на длине L¿ при его распространении в образце толщиной L были получены расчетные формулы:

А = (1 + (1 - A)1'2 )/(/°Z<a) Vi + (L/Ld)2), (8)

l

пг = A <p{L) /(2 к (0, z, ДГах )dz) (9)

о

Здесь /[° = /i(0,0,A/mínr) - интенсивность импульса накачки на передней поверхности образца с учетом отражения, L(a> =(1- ехр(- a-L))/a, к =2n/L

Образец состава AS40S60 можно считать эталонным, поскольку для него известна величина коэффициента двухфотонного поглощения [¡2 = 2 см/ГВт на длине волны 0.8 мкм [6,12]. Для этого состава поперечные профили А и Аср (Рис.7б,г), соответствующие Л/"""=0.5 пс (Рис.7а,в), аппроксимировались гауссовыми функциями и определялись максимальные значения А и А<р на оси пучка накачки, которые затем использовались в расчетах по формулам (8) и (9).

В Таблице 1 представлены усредненные по серии измерений значения п2 и р2 в сравнении со значениями, рассчитанными с использованием дисперсионных зависимостей (4) и (5) для прямозонных кристаллических полупроводников. Результаты были получены не для всех составов систем As-S-Se и Ge-Se, так как при малых Е для некоторых образцов шумы в поперечном профиле измеряемых параметров были соизмеримы с сигналом.

Для образцов с большим содержанием Se, чем в образце As4oSi5Se45, однофотонное поглощение уже настолько велико, что нельзя пренебречь вкладом свободных электронов даже при малых Е.

0.0 0.2 0.4 0.6 0.8

¿Ц пс

0.2 0.4 0.6 0.8

йи пс

1.2 0.80.4 0.0-1

оГ ^тп.

О й \о

О

&

сР о * О V э

0 20 40 60 X, мкм г 80 100

4.0 3.5

¡2. 3.0

2.5 2.0

0 20 40 60 80 100 X, мкм

Рис.7 Поглощательиая способность (а) и сдвиг фазы (в) пробного импульса в зависимости от временной задержки относительно импульса накачки, (б) - поперечный профиль А в максимуме кривой /1(Д/), г) - поперечный профиль Др в максимуме кривой Др(Д/) для образца АэдоЗбо при энергии импульса накачки 0.3 мкДж. Линиями показаны аппроксимирующие гауссовы профили.

Таблица 1

Состав стекла Рг, см/ГВт /?2, см/ГВт по ф-ле (5) и2-1014,см2/Вт п2-1014, см2/Вт по ф-ле (4)

АздоБбо 2.0 2.0 0.6 1.9

А54о8458е15 2.2 2.4 0.3 0.8

АБ4о8зо5езо 2.7 2.9 0.4 -1.3

А5408158е45 3.2 3.2 0.5 -2.6

Ое128е88 3.0 3.1 0.9 -1.9

Се2о8е8о 2.9 2.9 0.6 -1.0

Поэтому метод расчета нелинейных оптических коэффициентов, в котором используется предположение о малом вкладе свободных электронов, дает в этом случае некорректные значения п2 и /?2. Как видно из Таблицы 1, полученные в эксперименте значения /?2 в пределах ошибки измерений 10-15% согласуются со

значениями, рассчитанными на длине волны 0.79 мкм по спектральной зависимости (5) для прямозонных кристаллических полупроводников. Полученные в эксперименте значения п2 по величине и знаку не совпадают со значениями, рассчитанными на длине волны 0.79 мкм по спектральной зависимости (4) для прямозонных кристаллических полупроводников. Таким образом, вблизи края полосы фундаментального поглощения спектральная зависимость п2{).), полученная в теории нелинейного оптического отклика прямозонных кристаллических полупроводников, не может быть использована для оценки величины п2 в халькогенидных стеклах систем Аэ-Б-Бе и Се-Бе.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ:

• Интерферометрическим методом «накачка-зондирование» на длине волны 0.79 мкм измерена временная динамика нелинейного оптического отклика в образцах халькогенидных стекол систем Аэ-Б-Бе и ве-Бе.

• Установлено, что если пиковая частота импульса накачки приходится на область слабого поглощения халькогенидных стекол системы Аэ-Б-Бе, то время перехода фотоиндуцированных носителей заряда в связанные состояния в запрещенной зоне зависит от энергии импульса накачки, причем это время превышает длительность импульса накачки.

• Установлено, что если пиковая частота импульса накачки приходится на область Урбаха халькогенидных стекол систем Аэ-Б-Бе, то время перехода фотоиндуцированных носителей заряда в связанные состояния в запрещенной зоне не зависит от энергии импульса накачки, но уменьшается при увеличении отношения энергии фотона накачки к оптической ширине запрещенной зоны исследуемого состава стекла, причем это время сравнимо с длительностью импульса накачки.

• Разработана методика расчета коэффициента двухфотонного поглощения и керровской постоянной халькогенидных стекол по результатам измерений временной динамики нелинейного оптического отклика интерферометрическим методом «накачка-зондирование».

• По результатам измерений временной динамики нелинейного оптического отклика интерферометрическим методом «накачка-зондирование» рассчитаны значения керровской постоянной и коэффициента двухфотонного поглощения халькогенидных стекол систем Аз-Б-Бе и ве-Бе на длине волны 0.79 мкм.

• Установлено, что вблизи края полосы фундаментального поглощения (в области Урбаха и в области слабого поглощения) керровская постоянная халькогенидных стекол систем Аэ-Б-Бе и Ое-Бе имеет положительные значения.

• Установлено, что значения коэффициента двухфотонного поглощения, полученные в данной работе для стекол системы Аэ-Б-Бе, согласуются, в пределах погрешности измерений, со значениями, рассчитанными на длине волны 0.79 мкм по спектральной зависимости коэффициента двухфотонного поглощения, известной из теории прямозонных кристаллических полупроводников.

• Установлено, что значения керровской постоянной, полученные в данной работе для стекол системы As-S-Se, не согласуются по величине и знаку со значениями, рассчитанными на длине волны 0.79 мкм по спектральной зависимости керровской постоянной, известной из теории прямозонных кристаллических полупроводников.

• Исследована форма края полосы фундаментального поглощения объемных образцов халькогенидных стекол систем As-S-Se, As-Se-Te, Ge-Se: для каждого состава получены спектральные зависимости коэффициента поглощения и показателя преломления, численные значения оптической ширины запрещенной зоны и энергии Урбаха.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Romanova, Е. Nonlinear optical response and heating of chalcogenide glasses upon irradiation by the ultra-short laser pulses /Yu. Kuzyutkina, A. Konyukhov, N. Abdel-Moneim, A. Seddon, T. Benson, S. Guizard, A. Mouskeftaras // Optical Engineering. V.53.№7. 2014. P.071812-1 - 071812-7.

2. Кузюткина, Ю.С. Особенности линейного и нелинейного оптических откликов халькогенидных стекол систем As-S-Se и As-Se-Te / Е.А.Романова,

B.И.Кочубей, B.C. Ширяев // Оптика и спектроскопия. Том 117. №1. 2014.

C.60-66.

3. Romanova, Е. Nonlinear optical properties of amorphous semiconductors / A.Melnikov, Yu.Kuzutkina, V.Shiryaev, S.Guizard, A.Mouskeñaras // 14-th Int. Conf. on Mathematical Methods in Electromagnetic Theory (MMET), Conf. Proc. Kharkov (Ukraine).2012. P. 521-526.

4. Kuzutkina, Yu. Dispersion of linear and nonlinear refractive index in chalcogenide glass / A.Melnikov, E.Romanova, V.Kochubey, N.S.Abdel-Moneim, D.Furniss, A.Seddon // 14-th Int. Conf. on Transparent Optical Networks (ICTON). Conf. Proc. Coventry (UK). 2012. Tu. P. 1-4.

5. Romanova, E. A. Dispersion tailoring in chalcogenide slot waveguides, slot arrays and bandgap structures / A. Konyukhov, Yu. Kuzutkina, A. Melnikov // 14-th Int.Conf.on Transparent Optical Networks (ICTON). Conf. Proc. Coventry (UK). 2012. Th. P.l-4.

6. Romanova, E.A., Interplay of non-linearity and dispersion in chalcogenide glass / A.I. Konyukhov, Yu. Kuzutkina (Chaikina), V.S. Shiryaev // 10-th Int. Conf. on Laser and Fibre-Opt. Networks Modeling (CAOL). Conf. Proc. Sebastopol (Ukraine). 2010. P.96-97.

7. Kuzyutkina, Yu.S. Non-linear optical properties of chalcogenide glasses of the system As-Se-Te / A.V. Melnikov, N.A. Moneim, E.A. Romanova, D. Furniss, A.B. Seddon // Int. Conf.on Lasers, Applications, and Technologies (LAT). Conf. Proc. Moscow. 2013. P.l-2.

8. Kuzutkina, Yu. Nonlinear refraction in chalcogenide glasses near their bandgap frequencies / A.Melnikov, E.Romanova, N.S.Abdel-Moneim, D.Furniss, A.Seddon // 15th Int. Conf.Laser 0ptics-2012, Conf. Proc. St.Petersburg. 2012. P.28.

9. Melnikov, A.V. Glass transition temperature as a critérium of glass modification by the ultra-short laser pulses / E.A.Romanova, Y.S.Kuzutkina, A.I.Konukhov, A.Mouskeftaras, S.Guisard // 15th Int. Conf. Laser Optics-2012, Conf. Proc. St.Petersburg. 2012. P.32. Ю.Романова, E.A. Исследование дисперсии линейных и нелинейных коэффициентов преломления халькогенидных стекол / Ю.С. Кузюткина (Чайкина), В.И. Кочубей // Проблемы оптической физики и биофотоники: сб. тр. науч. конф,- Саратов: Новый ветер. 2010. стр.149-154. 11.Кузюткина, Ю.С. Экспериментальные методы исследования нелинейных свойств оптических стекол / Е.А. Романова, А.И. Конюхов // Учебно-методическое пособие для студентов физического факультета, обучающихся по специальности 0107701 «Физика». Саратов. 2013.

12. Список литературы

1 Zakery, A. Optical nonlinearities in chalcogenide glasses and their applications / S.R. Elliot //. SpringerVerlag. - Berlin. - Heidelberg, New York, 2007.

2 Sheik-Bahae M., Sensitive Measurement of Optical Nonlinearities Using a Single Beam/ Ali A. Said, Tai-Huel Wei, David J. Hagan, E. W. Van Stiyland / J. of Quant. Electron. 26(4) 1990.

3 Dinu, M. Dispersion of phonon-assisted nonresonant third-order nonlinearities // IEEE J. of Quantum Electron.-2003.-Vol. 39. -11.-P. 1498-1503.

4 Lines , M.E. Oxide glasses for fast photonic switching: A comparative study// J. of Applied Phys. - 1991. -V. 69.-P. 6876.

5 Todorov, R. In Photonic crystals-innovative systems, lasers and waveguides / J. Tasseva, T. Babeva, Ed. A. Massaro. - InTech. - Croatia. - 2012. - P. 143.

6 Blonskyi, I. Femtosecond filamentation in chalcogenide glasses limited by two-photon absorption / V. Kadan, O. Shpotyuk, M. Iovu, I. Pavlov // Optical Materials. 2010. - Vol.32. - P. 1553.

7 Kwak C.H., Analysis of asymmetric Z-scan measurement for large optical nonlinearities in an amorphous As2S3 thin film/ Lee Y.L., Seong Gyu Kim//Opt. Soc. Am. B. - 1999. - Vol. 16. - No. 4.

8 Kobayashi, H. Third-order nonlinear optical properties of AS2S3 chalcogenide glass / H. Kanbara, M. Koga, K. Kubodera // Journal of Applied Physics. - 1993. V. 74. - P. 3683.

9 Zakery, A. Low loss waveguides in pulsed laser deposited arsenic sulfide chalcogenide films // J. Phys. D: Appl. Phys. - 2002. - Vol. 35. - P. 2909-2913.

10 Guo H., Third-order nonlinear optical properties of GeS:-Sb:SrCdS chalcogenide glasses / Chaoqi Hou, Fei Gao, Aoxiang Lin, Pengfei Wang, Zhiguang Zhou, Min Lu, Wei Wei, Bo Peng // Optics Express. -2010.-Vol. 18.-No. 22.-P. 23275.

11 Quemard , C. Chalcogenide glasses with high non linear optical properties for Telecommunications /F. Smektala, V. Couderc, A. Barthélémy, J. Lucas//J. of Physics and Chemistry of Solids. - 2001. - Vol.62. -P. 1435.

12 Juodkazis, S. Photo-structuring of As2S3 glass by femtosecond irradiation / T. Kondo, H. Misawa // Optics Express. - 2006. - Vol. 14. - No. 17. - P. 7751.

13 Martin, P. Subpicosecond study of carrier trapping dynamics in wide-band-gap crystals / S. Guizard, Ph. Daguzan, G. Petite, P. D'Oliveira, P. Meynadier, M. Perdrix, // Phys. Rev. 1997. - В 55, 5799.

14 Taue, J. Amorphous and Liquid Semiconductors // Plenum, London, 1974.

15 Sanghera, J.S. Nonlinear properties of chalcogenide glass fibers / Shaw L.B., Pureza P., Nguyen V.Q., Gibson D„ Busse L., Aggarwal I.D.//Int. Joum. of Appl. Glass Sei. - 2010. - 1. - P. 296.

16 Popescu, M.A. Non-Crystalline chalcogenides. - Kluwer Academic Publishers, 2002.

17 Rodney, W. Refractive index of arsenic trisulfide/1. Malitson, T.A. King//JOSA. - 1958. - V.48. - P.633.

18 Burckhardt, W. Zum Einfluß der Glasstruktur auf Brechzahl und Dispersion, 2 / Wiss. Z. FSU. Math.-naturwiss. R. 1983. V. 32. № 2-3. P. 205.

19 Kokorina, V. Glasses for Infrared Optics//Boca Raton. New York. London. Tokyo: CRC Press. - 1996. -P.236.

20 Lines, M.E. Bond-orbital theory of linear and nonlinear electronic response in ionic crystals. II. Nonlinear response// Phys. Rev.B. - 1990-11. - V. 41. - №6. - P.3383.

КУЗЮТКИНА ЮЛИЯ СЕРГЕЕВНА

ОСОБЕННОСТИ НЕЛИНЕЙНОГО ОПТИЧЕСКОГО ОТКЛИКА В ХАЛЬКОГЕНИДНЫХ СТЕКЛАХ ВБЛИЗИ КРАЯ ПОЛОСЫ ФУНДАМЕНТАЛЬНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ

01.04.21 — лазерная физика

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Подписано в печать 08.06.2015. Формат 60x84 '/16. Бумага офсетная. Гарнитура Times. Объем 1.25 печ. л. Тираж 100 экз. Заказ № 96-Т

Типография СГУ г. Саратов, ул. Б. Казачья 112а тел.: (845-2) 27-33-85