Пикосекундная лазерная диагностика нелинейной восприимчивости фотовозбужденных носителей в полупроводниках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.04 ВАК РФ

И ET РОЗ А ВОД СКИЙ ГОСУДАРСТВЕН} IЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

На правах рукописи

Борисков Петр Петрович

ПИКОСЕКУНДНАЯ ЛАЗЕРНАЯ ДИАГНОСТИКА НЕЛИНЕЙНОЙ ВОСП РИИ МЧ ИВОСТИ ФОТОВОЗБУЖДЕННЫХ НОСИТЕЛЕЙ В ПОЛУПРОВОДНИ КАХ.

специальность 01,04.04 - физическая элекфоиика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание учёной cica спи кандидата физико-математических наук

Петрозаводск, 1У97

Работа выполнена в Петрозаводском государственном университете и в Физико-техническом институте имени А.Ф. Иоффе Российской Академии Наук, г. Санкт-Петербург.

Научные руководители -кандидат физико-математических наук

A.A. Бугаев,

кандидат физико-математических наук

B.Б. Ефлов

Официальные оппоненты - доктор физико-математических наук

В.М. Левин,

кандидат физико-математических наук В.Б. Константинов

Ведущая организация - Санкт-Петербургский

государственный технический университет

Защита состоится " " 1997 г. в // часов на

заседании диссертационного совета К 063.95.03 Петрозаводского государственного университета по адресу: 185640, Петрозаводск, пр. Ленина, 33.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке института. Автореферат разослан " 13 " 1997 г.

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат

физико-математических наук /Г.Б. Стефанович/

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

Актуальность темы. Огромный успех оптоэлектроники за последние четверть века продолжает стимулировать фундаментальные исследования оптических свойств полупроводниковых материалов. Одним из направлений таких исследований является изучение отклика нелинейной восприимчивости полупроводников вблизи края поглощения на резонансное возбуждение импульсными источниками стимулированного излучения.

Многообразные проявления этого типа нелинейности как традиционных полупроводников микроэлектроники (5/, его соединения, ОаАя и др.), так и новых, успешно синтезированных за последние годы (тройные и четверные полупроводниковые соединения), лежат в основе разработки перспективных нелинейно-оптических устройств многоволнового смешения, лазерных элементов отрицательной обратной связи и мультистабильных элементов оптической логики [5].

При умеренных уровнях возбуждения в области комнатных температур доминирующий вклад в нелинейную восприимчивость большинства полупроводниковых материалов вносит гшазменно-индуцированный отклик диэлектрической проницаемости (ДП) среды, обусловленный фотогенерацией свободных носителей (электронов и дырок). По сравнению с другими нелинейными эффектами этот тип нелинейности является наиболее распространенным, и в той или иной степени практически всегда присутствует в условиях резонансного взаимодействия электромагнитного поля с полупроводниками вблизи края поглощения. При этом в одних нелинейно-оптических экспериментах он сопутствует основным эффектам и часто искажает их проявления, тогда как в других является центральным объектом исследования и с точки зрения изучения оптических свойств материалов, и с точки зрения разработки новых методов измерения и управления

пространственно-временными характеристиками световых импульсов.

Наряду с плазменно-индуцированным механизмом нелинейности, обусловленного перераспределением зон и уровней электронной системы и сопровождающегося парамегрической зависимостью ДП от концентрации электронов и дырок, резонансное возбуждение может инициировать тепловой (температурный) отклик полупроводника при условии, если велика величина избыточной энергии фотовозбужденных носителей и мало время их термолизации. Существует целый класс полупроводниковых материалов, у которых уже при умеренных уровнях возбуждения инициируется достаточно большой тепловой отклик нелинейности для проявления эффектов самовоздействия света. Основу его составляют соединения переходных и редкоземельных металлов, обладающих фазовым переходом металл-полупроводник, при котором происходит резкая и обратимая смена характера величины электропроводности (ДП) среды (фазовый переход Г рода). Наиболее известными из них, уже нашедшие широкое применение в оптоэлектроники, являются двуокиси и полутороокиси ванадия, а также их соединения гомологического ряда Магнели [14]. В данной работе анализ теплового отклика нелинейности У02 на фотовозбуждение проводится с точки зрения перспектив его использования в качестве синхронизатора мод лазерного излучения.

Таким образом, исследование нелинейной восприимчивости фотовозбужденных носителей представляет собой актуальную задачу как с научной, так и с практической точки зрения.

Целью данной диссертации является теоретическое и экспериментальное исследование нелинейного поглощения и рефракции пикосекундных световых импульсов при фотогенерации ими свободных носителей А%Оа8е2 (прямые двухфотонные переходы) и 81 (непрямые однофотонные

переходы), а также в условиях теплового отклика нелинейной среды (У02).

Научная новизна работы заключается в следующем:

1. Для достаточно малоизученного с точки зрения оптоэлектроники объекта - AgGaSe2, определены такие оптические параметры, как коэффициент двухфотонного поглощения и сечение поглощения свободных носителей.

2. Впервые исследована анизотропия наведенного поглощения в А%Оа8е2 и установлена ее прямая связь с особенностями зонной структуры этого материала.

3. Задача кинетики нестационарного энергообмена в условиях брегговской самодифракции когерентных спектрально-ограниченных световых импульсов впервые поставлена с учетом как фазового, так и амплитудного характера нелинейного отклика.

4. Ее решение впервые получено аналитически в приближении заданного поля накачки. Тем самым реализован подход к определению наиболее оптимальных условий энергообмена между взаимодействующими световыми пучками для любой среды с амплитудно-фазовым характером локального генерационного отклика. С его помощью проанализированы основные особенности эксперимента по диагностике плазменно-индуцированного отклика 5/.

5. Впервые экспериментально (ЛgGaSe:) и теоретически рассмотрена задача кинетики нестационарного энергообмена при двухфотонном возбуждении.

6. Эксперимент по исследованию кинетики отражения нелинейного элемента на основе двуокиси ванадия объяснен с точки зрения теплового отклика нелинейности этого материала.

7. Впервые использован новый тип внутрирезонаторного элемента, осуществляющий процесс пассивной самосинхронизации мод, и объяснен

принцип его действия па основе теплового механизма нелинейного отклика двуокиси ванадия.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Лазерный комплекс спектрально-временной диагностики нелинейного отклика диэлектрической проницаемости имеет высокую степень воспроизводимости основных характеристик генерируемых им пикосекундных световых импульсов. Эта воспроизводимость имеет место как в цуге импульсов, так и от цуга к цугу.

2. Анализ экспериментов по динамике нелинейного поглощения в А^а8в2 установил, что в диапазоне возбуждений от 108 до 2 109 Впь'см2 основным вкладом в экстинкцию пикосекундных импульсов является двухфотонное поглощение, тогда как вкладом линейного поглощения и поглощения свободных носителей можно пренебречь. Исследование анизотропии наведенного поглощения свободных носителей в объеме ЛgGaSe2 показало резкое отличие (в 3,7 раза) сечений поглощения перпендикулярно и параллельно оптической оси кристалла, что обусловлено анизотропией валентных подзон этого материала, характерной для большинства халькопиритов.

3. Решение задачи двухпучковой брегговской самодифракции в приближении заданного поля накачки определяет процесс максимального энергообмена менаду импульсами для локального генерационного отклика нелинейности. Анализ результатов экспериментов в 5/ и AgGaSe2 в этом приближении показывает, что эффективность энергообмена имеет асимметричный вид зависимости от времени задержки между импульсами, что обусловлено амплитудно-фазовым характером плазменно-индуцированного отклика этих сред.

4. Задача кинетики отражения нелинейного зеркала на основе двуокиси ванадия может быть описана в рамках уравнения теплопроводности в полуограниченном теле (подложка АГ), тепловой поток на границе которого (пленка У02) является заданной функцией времени. Показано, что тепловой механизм нелинейности У02 в окрестности фазового перехода металл-

полупроводник в состоянии обеспечить отклик отражения, сравнимый по длительности с возбуждающим импульсом. 5. Анализ эволюции пикосскупдной флуктуации в резонаторе твердотельного лазера показывает, что временные характеристики отклика отражения нелинейного зеркала на основе двуокиси ванадия, механизм нелинейности которого имеет чисто тепловой характер, в состоянии обеспечить режим самосинхронизации мод.

Практическая ценность.

Одной из основных технических задач лазерной физики и нелинейной оптики является получение мощных световых импульсов, обладающих высокими когерентными свойствами. В этой связи основные результаты анализа самодифракции могут быть применены в разработке нелинейно-оптических устройств многоволнового смешения по усилению слабого когерентного импульса в поле мощной, но частично-когерентной возбуждающей волны.

Анализ теплового механизма нелинейного отклика нового типа внулрирезонаторного элемента на основе двуокиси ванадия показал перспективность его использования в качестве синхронизатора мод лазерного излучения.

Апробация работы. Материалы диссертации докладывались па семинарах в Физико-техническом институте РАН им. А.Ф. Иоффе (г. Санкт-Петербург).

Публикации. Результаты диссертации изложены в чрех печатных работах, перечень которых приведен в конце автореферата.

Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Список литературы содержит 124 наименований. Объем диссертации составляет 120 страниц, в том числе 23 рисунка.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во введении обоснована актуальность темы исследования, сформулирована цель работы, указана ее научная новизна и практическая ценность, изложены основные положения, выносимые на защиту.

В первой главе анализируются основные механизмы нелинейности, инициируемые резонансным возбуждением полупроводника вблизи края поглощения. В параграфе 1.1 рассматривается общий феноменологический подход к решению задач нелинейной оптики в рамках классической электродинамики сплошной среды. В параграфе 1.2 описаны основные механизмы нелинейности двухуровневой модели, которые имеют место и в полупроводниках: насыщение поглощения, уширение линии поглощения и динамический эффект Штарка. Параграф 1.3 посвящен собственно анализу нелинейной восприимчивости полупроводника вблизи края поглощения. Кратко описывается эволюция электронного возбуждения полупроводника при увеличении уровня возбуждения при низких и высоких температурах. Применительно к условиям проведенных экспериментов, а именно, высокие уровни возбуждения и комнатные температуры среды (т.е. существенно выше температурь? фазового перехода от экситонного газа к электронно-дырочной жидкости [6]), более подробно, рассмотрены эффекты, возникающие в свободной электронно-дырочной плазме: внутри- и межзонные переходы носителей и термический разогрев решетки. Показано, что первый из этих эффектов, ответственный за плазменно индуцированное изменение ДП среды, в классической трактовке Друде-Лоренца [7], для независящей от концентрации времени реллаксации носителей, определяется интегральной функцией от интенсивности накачки (локальный генерационный отклик среды):

-О-У. А - - (I)

а х

, где Ае - светошщуцированная добавка к ДП, г и I -кратность и интенсивность многофотонного возбуждения, а(г) - константа отклика, Б и х - коэффициент (амбиполярной) диффузии и время релаксации возбуждения. Это уравнение является базовым для анализа экспериментальных данных.

Вторая глава посвящена технике пикосекундиой лазерной спектроскопии нелинейной восприимчивости. В параграфе 11.1 качественно рассмотрен флуктуационный механизм режима синхронизации мод. В следующем пара1рафе (11.2) описан лазерный комплекс спектрально-временной диагностики нелинейной восприимчивости, с помощью которого проведены экспериментальные исследования в данной диссертации. Главное отличие данного комплекса от традиционных генераторов ультракоротких световых импульсов (УСИ) связано главным образом с наличием гибридной схемы пассивно-активной синхронизации мод [1,2], отрицательной обратной связи [3] и антирезонансного кольца [4]. Это достигается за счет введения новых функциональных элементов в лазерный комплекс, а именно, внутрирезонагорного электрооптического затвора с призмой Глана, нелинейно-поглощающего выходного зеркала из арсешеда галия, осуществляющего оптическое ограничение интенсивности флуктуаций излучения по заданному уровню и 100% - отражающего второго зеркала резонатора, выполненного в виде интерферометра Саньяка.

Третья глава посвящена исследованию динамики нелинейного поглощения пикосекундного импульса в AgGaSe2 в условиях, когда основным вкладом в экстинкцию является двухфотонное поглощение и наведенное поглощение на свободных носителях. С этой целью в параграфе III. 1 проводиться вывод модифицированного волнового уравнения, учитывающий нелинейные свойства среды, в рамках приближения медленно меняющихся амплитуд. На примере

нелинейно-оптических экспериментов в СаЛэ и Л' [8,9] в параграфе III.2 анализируются основные факторы, влияющие на достоверность измерения нелинейного поглощения пикосекундных импульсов в полупроводниковых образцах, а именно, эффекты когерентного суммирования, возникающие в результате либо многократного отражения волн от поверхностей полупроводника, либо когерентного рассеяния волн на неоднородностях микрорельефа, выражаемого в виде известной структуры спеклов.

В параграфе Ш.З. на основе экспериментальных данных исследуется двухфотонное поглощение и наведенное поглощение на свободных носителей в образце AgGaSe2. Для устранения эффектов когерентного суммирования волн, пластина А%Оа8е2 была подвергнута химико-механической полировке до тех пор пока высота микрорельефа не превышала 0.1 мкм. Исследования проводились в двух различных экспериментах. В одном случае измерялось величина относительного пропускания одиночного пикосекундного импульса (длительность ¡р = 40 пс) через образец AgGaSe2 с ориентацией оптической оси кристалла перпендикулярной поляризации излучения. Путем численной подгонки решения системы уравнений для интенсивности импульса и концентрации свободных носителей получены значения коэффициента двухфотонного поглощения

(Р(Х1Ш)«2.5-10"8см/Вт, где Хцц - компонента тензора нелинейной восприимчивости вдоль оси X или У перпендикулярная оптической оси 2) и сечение поглощение свободных носителей ох « 6- 10"18см2. Во втором эксперименте исследовалась анизотропия наведенного поглощения в AgGaSe2 по схеме зондирования с предварительным возбуждением. С этой целью ориентация кристаллографических осей в этом эксперименте была выбрана таким образом, чтобы плоскость (001) кристалла совпадала с боковой поверхностью образца, позволяя тем самым измерять пропускание для двух

и

поляризаций зондирующего импульса Ерг (длительность 1р ~ 27 пс): параллельной и перпендикулярной оптической оси С AgGaSe2■ Возбуждающий импульс Еех при этом был поляризован под углом 45° относительно зондирующего. Наиболее полно различие в пропускании зондирующего импульса, поляризованного параллельно и перпендикулярно оптической оси кристалла, проявляется в измерениях интенсивностной зависимости пропускания Т при фиксированной временной задержке 7 » 1.5¡р. Исходя из общего положения о том, что поглощение свободных носителей в основном определяется поглощением свободных дырок, этот результат можно интерпретировать как анизотропию поглощения этих дырок при их переходе между валентными подзонами У^Г-) - У3(Г?), вершины которых отделены от дна зоны проводимости энергетическими интервалами 1.83 и 2.29 еУ, соответственно [10]. Основанием доя такой интерпретации могут служить результаты работ [11,12] по теоретическому анализу структуры валентной зоны халькопиритов. Несмотря на то что в нашем эксперименте осуществлялся высокий уровень возбуждения (Л' > Ю18смг), приводящий к вырождению плазмы свободных носителей, а энергия кванта такова, что переходы между подзонами !', - (Л имеют место вдали от центра зоны Бриллюэна, по всей видимости, можно полагать, что заключение [И] об анизотропии валентных подзон остается справедливыми для халькопирита А^Сс&ег- Следуя этому предположению, экспериментальную зависимость пропускания (Т) от пиковой интенсивности импульса накачки (/„) можно рассматривать как концентрационную и

апроксимировать ее функцией вида Т ~ ехр(-а ), из которой легко оценить степень анизотропии наведенного поглощения в AgGaSe2. 48 3.7. Исходя из результатов первого

эксперимента, где приведена оценка дитя сечения поглощения при

перпендикулярной поляризации возбуждающего импульса можно полагать, что ах « 6- 10"18сш2 и о, « 2.2- 1(Г17ст2.

Четвертая глава посвящена исследованию

нестационарного энергообмена пикосекундных световых импульсов в условиях брегговской двухпучковой самодифракции на амплитудно-фазовой решетке ДП. С теоретической точки зрения эта задача поставлена для любого локального генерационного механизма нелинейности, а применительно к проведенным экспериментам рассматривалась модель плазменно-индуцированного изменения ДП при генерации этими импульсами свободных носителей прямозонного (АдОаЯе^, прямые двухфотонные переходы) и непрямозонного полупроводника (5/, непрямые однофотонные переходы). В вводной части этой главы дается краткий обзор литературы по исследуемой проблеме. Параграф IV. 1. посвящен анализу нестационарного энергообмена при однофотонном возбуждении (&г). В пункте IV. 1.1 проводиться общая постановка задачи самодифракции когерентных световых пучков, исходя из системы уравнений Максвелла и уравнения (1) для светоиндуцированного изменения ДП. В приближении медленно меняющихся амплитуд для фурье-компонент поля и решетки получается бесконечная система уравнений, которая модифицируется (редуцируется) применительно к случаю дифракции Брегга. Полученная система уравнений для первых (брегговских) порядков дифракции является базовой для решения задачи нестационарного энергообмена. На первом этапе (пункт IV.!.2) проводиться анализ этого процесса в приближении малого нелинейного отклика среды на фотовозбуждение. Полученная зависимость величины пропускания зондирующей волны (более слабый импульс из двух взаимодействующих) в зависимости от отношения II начальных интенсивностей импульсов показывает, что по мере его роста эффективность энергообмена выходит на состояние насыщения, соответствующая своему максимальному уровню при данной

интенсивности накачки, параметрах отклика и толщины нелинейного слоя. Такое поведение энергообмена можно интерпретировать как компенсацию двух процессов, один из которых уменьшает эффективность энергообмена за счет уменьшения глубины модуляции интерференционного поля, в то время как другой - увеличивает эту эффективность за счет роста фазового рассогласования между интерференционным полем накачки и светоиндуцированной решеткой ДП. Существенно, что при достаточно большом отношении начальных интенс-ивностей импульсов возбуждающая волна (более сильная из двух взаимодействующих) практически не меняется на толщине нелинейного слоя, что дает возможность исследовать задачу брегговской самодифракции световых пучков в приближении заданного поля накачки, то есть исключить из базовой системы уравнение для изменения амплитуды возбуждающего импульса. Это приближение используется в дальнейшем при решении более общей задачи -кинетики нестационарного энергообмена, которая осуществляется в пункте IV. 1.3 для случая однофотонного возбуждения и в параграфе IV.2 для случая двухфотонного возбуждения среды.

Гипотетический расчет величины относительного пропускания (п.1 V. 1.3) как функция времени задержки г между импульсами показывает существенно асимметричный вид ее зависимости, который полностью опреде;иется соотношением мнимой (амплитудной) и реальной (фазовой) части отклика. При чисто мнимой константе отклика а в уравнении (1) самодифракнии поля возбуждающего импульса на амплитудной решетке происходит в противофазе с полем зондирующего импульса, в результате чего возникает интерференционное гашение этого импульса с максимумом амплитуды при г 0. По мере того, как нелинейный отклик приобретает вещественную (фазовую) составляющую, в канале зондирования появляется синфазная компонента самодифракции теперь уже на амплитудно-фазовой решетке, приводящая к усилению зондирующего импульса и,

соответственно, росту индуцированного пропускания, величина которого становится положительной. Вид зависимости энергообмена при этом приобретает знакопеременный характер - усиление в области отрицательных и поглощение в области положительных задержек. Это демонстрируют результаты численной подгонки к эксперименту в Полученные в эксперименте значения а' и а" достаточно удовлетворительно соответствует величинам, рассчитанным по соотношениям Друде-Лоренца для плазменно-индуцированного отклика ДП, подтверждая тем самым справедливость результатов выполненного анализа.

В параграфе IV.2. рассматривается задача нестационарного энергообмена при двухфотонном

возбуждении среды. Постановка этой задачи и ее аналитическое решение в приближении заданного поля накачки аналогична схеме, предложенной в предыдущем параграфе (однофотонное возбуждение среды). Особенностью данного процесса самодифракции является инициация отклика нелинейной восприимчивости пятого порядка, при котором становятся существенными эффекты корреляции не только амплитуд, но интенсивностей волн, что приводит к зависимости кинетики нестационарного энергообмена от самого процесса возбуждения. Это демонстрируют результаты численного расчета и экспериментов в AgGaSe2 [13], которые были выполнены для случая перпендикулярной и параллельной ориентации поляризации смешиваемых импульсов. В первом случае кинетика процесса определяется только процессами двухфотонного поглощения и поглощения на свободных носителях, так как интерференция и, следовательно, дифракция волн в этом случае отсутствует. При этом имеет место пик поглощения при т = 0, соответствующий эффекту корреляции интенсивностей волн при двухфотонном поглощении. При параллельной ориентации плоскостей поляризации импульсов в зависимости от знака временной задержки происходит либо усиление (-), либо поглощение (+) зондирующего импульса в объеме среды с двумя ярко выраженными экстремума

индуцированного пропускания (при г «-0.2 - пик усиления и при 0 - пик поглощения), что является результатом

конкуренции процессов дифракции и двухфотонного поглощения. Усиление импульса, как и следовало ожидать, возрастает с ростом отношения возбуждающего и зондирующего импульсов. Результаты численной подгонки к эксперименту имеют неплохое согласие с ранее найденными оптическими параметрами AgGaSe2 (глава III):

ß« aeh = 5.8-I0"~iscmz .

Пятая глава посвящена исследованию кинетики отражения пикосекундного импульса при тепловом механизме отклика нелинейного элемента на основе двуокиси ванадия и возможности его использования для осуществления режима пассивной синхронизации мод (генерации УСИ). Отличительной особенностью этого материала является наличие фазового перехода металл-полупроводник (ФПМП), который происходит при температуре Т„ ~ 340 К и сопровождается значительным и обратимым изменением ДП пленки [14]. Таким образом, направленное изменение температуры в окрестности фазового перехода (нагрев -охлаждение) отображается в виде изменения ее коэффициента отражения. С точки зрения использования этого механизма нелинейности для обеспечения режима пассивной самосинхронизации мод важно определить в первую очередь его время релаксации, которое, как известно [15], должно быть на много меньше периода аксиальных биений лазерного излучения. Это осуществляется в экспериментах (параграф V.1) по исследованию кинетики отклика отражения нелинейного элемента на основе двуокиси ванадия, выполненного по схеме зондирования с предварительным возбуждением при ортогональной ориентации поляризации возбуждающего и зондирующего импульсов. Полученные зависимости обнаруживают три характерные особенности. Во-первых, при определенных уровнях возбуждения нелинейный отклик

отражения имеет форму импульса, длительность которого (по половине высоты) составляет -750 пс (~5гр, где Хр - длительность пикосекундного импульса), в то время как релаксация по заднему фронту наблюдается вплоть до (600-700) пс. Во-вторых, время нарастания отклика отражения оказывается пропорциональной проинтегрированной интенсивности возбуждающего импульса, о чем свидетельствует смещение пика отражения в сторону положительных задержек. В-третьих, импульс нелинейного отклика отражения имеет плоскую вершину, наличие которой, по всей видимости, является следствием того, что температурная зависимость отражения имеет вид петли гистерезиса [14]. Все перечисленные особенности нелинейного отклика отражения пленки двуокиси ванадия полностью соответствуют кинетике ФПМП, происходящего в результате термического разогрева. Другими словами, процесс возбуждения фазового перехода, осуществляемый за время ~ 3-1 о"с путем подвода энергии к электронно-фононной системе в виде фотогенерации плазмы свободных носителей, по кинетике нелинейного отклика отражения совершенно аналогичен тому, который имеет место при равновесном изменении температуры пленки.

Применительно к случаю данного эксперимента, изменение температуры пленки двуокиси ванадия под действием светового импульса в пренебрежении фазовым переходом полупроводник-металл наиболее адекватно может быть описано хорошо известной задачей теплопроводности полуограниченном теле (подложка), тепловой поток на границе которого (пленка) является заданной функцией времени [16]. Моделируя наиболее простую ситуацию, когда коэффициент отражения в окрестности фазового перехода (петли гистерезиса) прямо пропорционален величине поглощенной энергии, можно рассчитать кинетику отклика температуры пленки двуокиси ванадия на приложенное световое воздействие. Длительность расчетного отклика температуры (по половине высоты) по порядку величины хорошо соответствует значению, полученному в эксперименте .

С учетом отмеченных особенностей теплового механизма нелинейного отклика отражения был выполнен численный анализ динамики развития пикосекундного импульса в резонаторе твердотельного лазера, исходя из системы скоростных уравнений для его интенсивности и населенности рабочих уровней усилителя (параграф У.2). Параметры расчета выбирались таким образом, чтобы интенсивность флуктуации уже на первом проходе резонатора была достаточной для частичного возбуждения нелинейного зеркала, то есть рассматривалась нелинейная фаза режима генерации [15]. Анализ проводился без учета эффекта фазовой самомодуляции импульса.

Результаты расчета эволюции длительности и пиковой интенсивности флуктуации показывают, что по мере увеличения числа проходов длительность пикосекундной флуктуации сначала сокращается, а атем выходит на постоянный участок, который соответствует полному насыщению коэффициента отражения нелинейного зеркала. На участке сокращения длительности флуктуации се интенсивность резко возрастает до максимальной величины, после которой оставшаяся инверсия населенности уже не в состоянии обеспечить режим усиления. Для полноты описания расчеты были выполнены при различном соотношении сечений поглощения нелинейного зеркала и усиления активной среды), показывающих, что существует оптимальное соотношение сечений, отклонение от которого в ту или иную сторону приводит к ухудшению селектирующих свойств генератора либо за счет уменьшения числа проходов по резонатору до момента полного насыщения нелинейного зеркала, либо за счет увеличения порога его срабатывания. Наиболее сильное подавление фона по отношению к пиковой интенсивности флуктуации достигало значения Ш1 раз.

Таким образом результаты расчета показывают, что временные характеристики отклика отражения нелинейного зеркала на основе двуокиси ванадия, механизм нелинейности которого имеет чисто тепловой характер, в состоянии

обеспечить режим генерации УСИ. Это находится в полном соответствии с результатами экспериментов [17,18], в которых реализован режим пассивной самосинхронизации мод в твердотельном лазере и получен цуг пикосекувдных импульсов с использованием данного типа внутрирезонаторного элемента.

В заключении обобщены основные результаты работы:

1. С учетом основных факторов, влияющих на процесс распространения пикосекундных импульсов в условиях эффекта самовоздействия на нелинейной восприимчивости полупроводника, измерены основные оптические параметры AgGaSeг, определяющие нелинейную экстинкцию вблизи края поглощения при комнатных температурах и умеренных уровнях возбуждения, - коэффициент двухфотонного поглощения и сечение поглощения свободных носителей. Обнаруженная резкая анизотропия последнего параметра обусловлена особенностями зонной структуры этого материала, а именно анизотропией его валентных подзон вблизи центра зоны Бриллюэна.

2. Разработан и реализован феноменологический подход для расчета нестационарного энергообмена между когерентными пикосекундными импульсами в условиях их брегговской самодифракции на светоиндуцируемой решетке ДП для любого локального генерационного механизма нелинейности. В задаче кинетики нестационарного энергообмена асимметричный вид зависимости относительного пропускания зондирующей волны от времени задержки между импульсами объяснен с точки зрения их когерентных свойств и амплитудно-фазового характера нелинейности. Полученное аналитическое решение системы базовых уравнений, описывающих самодифракцию двух световых волн с переменной задержкой между ними в среде с амплитудно-фазовой нелинейностью хорошо соответствует результатам экспериментов по кинетике энергообмена на плазменно-индуцируемой решетке ДП £7 и А^ОаБе2.

3. Кинетики отражения нелинейного элемента на основе двуокиси ванадия объяснена с точки зрения теплового отклика нелинейности этого материала. Показано, что этот механизм нелинейности в состоянии обеспечить отклик отражения, сравнимый по длительности с возбуждающим импульсом, что позволяет его использовать в качестве синхронизатора мод лазерного излучения.

Основные результаты работы изложены в следующих публикациях:

1. [AI] A.A. Бугаев, Г.К. Аверкиева, П.П. Борисков. "Анизотропия наведенного поглощения AgGaSß2 при двухфотонном возбуждении", ФТТ 38, 9 , 2693(1996)

2. [А2] A.A. Бугаев, П.П. Борисков. "Кинетика нестационарного энергообмена при амплитудно-фазовом характере нелинейного отклика" , ФТТ 39, 11, 72(1997)

3. [A3J A.A. Бугаев, П.П. Борисков. "Пассивная самосинхронизация мод при тепловом механизме отклика нелинейного элемента", ФТТ 38, 10, 2978(1996)

Цитируемая литература.

1. H. Vanherzeele, J.L. Van Eck, А.Е. Siegman. Appl. Optics 20, 3484(1981)

2. J.M Buchert, D.K. Basa. J. Appl. Phys. 55, 683(1984)

3. O.E. Martinez and L.A. Spinellli. Appl. Phys. Lett. 39, 875(1981)

4. P. Heinz, W. Kriegleder, A. Laubereau. Appl. Phys.A 43, 209(1987)

5. Proc. of Intern. Con f. on Optical Nonlearity and Bistability of Semicond. Phys. Stat. Sol.B, 150, 2, 337(1988)

6. Т. Райе, Дж. Хенсел, Т. Филлипс, Г. Томас. Электронно-дырочная жидкость в полупроводниках. М., Мир, 1980, 347 стр.

7. M. Combeskot. J. of Luminescence. 30, 1(1985)

8. A.A. Бугаев, Б.П. Захарченя, Ю.Б. Киселев, В.А. Лукошкин. Письма ЖТФ 12, 1125(1986)

9. А.А. Бугаев, Б.П. Захарченя, Ю.Б. Киселев, В.А. Лукошкин. ДАН СССР 296, 1098 (1987)

10. О. Madelung, М. Shulz and Н. Weiss (eds), Semiconductors: Physics of Ternary Semiconductors (Londolt-Bernstein Series, Vol.17), Berlin (1985)

11. H. Kilda, Phys. Rev. В 10 , 12, 5082(1974)

12. С. de Alvarez, M. L. Cohen, S.E. Kohu, Y. Petroff, Y.R. Shen. Phys. Rev. В 10, 12, 5175(1974)

13. А.А. Бугаев, Г.К. Аверкиева, В.Д. Прочухан. ФТТ 37, 8, 2495(1995)

14. A.A. Бугаев, Б.П. Захарченя, Ф.А. Чудновский. Фазовый переход металл-полупроводник и его применение. Наука, Ленинград, 1979, 183 стр.

15. И. Херманн, Б. Вильгельми. Лазеры сверхкоротких световых импульсов. М., Мир, 1986. 368 стр.

16. Г. Карслоу, Д. Егер. Теплопроводность твердых тел. М., Наука, 1964, 487 стр.

17. А.А. Бугаев, Б.П. Захарченя, Ф.А. Чудновский. Письма ЖЭТФЗЗ, 643(1981)

18. А.А. Bugayev, F.A. Chudnovski, В.Р. Zakharchenya. "A Study of Metal-Semiconductor Transition in Vanadium Oxides". In: Semiconductor Physics. Ed. by V. Tuchkevich. Consultes Bureau. N.-Y. and London, p.265,1986