Ограничение излучения при однофотонном примесном поглощении

При введении в полупроводник некоторых видов примесей, либо при создании в нем дефектов, в запрещенной зоне полупроводника возникают дополнительные энергетические уровни, которые могут существенно изменять линейные и нелинейные оптические свойства полупроводника. Энергетическое положение примесного уровня в запрещенной зоне можно характеризовать энергией ионизации примеси DE_c – энергетическим зазором между дном зоны проводимости и примесным уровнем, либо величиной DE_v – зазором между примесным уровнем и максимумом валентной зоны (DE_c(v)<E_g). Практический интерес для ограничения излучения представляют глубокие примесные уровни – с DE>0.2 эВ, которые при комнатной температуре являются ловушками для свободных носителей заряда и приводят к появлению полос примесного поглощения [25, 26].

Электронные процессы, происходящие в условиях примесного поглощения, имеют ряд существенных отличий, по сравнению с одно- и двухфотонным межзонным поглощением. Ниже перечислены некоторые из них, а именно те, которые оказывают влияние на динамику нелинейно-оптических процессов, используемых для управления излучением [27-30, 31].

• Зависимость коэффициента примесного поглощения от концентрации примесных центров с захваченным электроном. Насыщение примесного поглощения.
• Зависимость постоянной времени примесной рекомбинации носителей от концентрации свободных примесных центров.
• Возможность многократной ионизации примесных центров излучением.
• Возможность каскадных переходов.
• Возможность переходов как из валентной зоны на примесный центр, так и с примесного центра в зону проводимости.
• Возможность переходов через промежуточное, возбужденное состояние примеси.

Несмотря на то, что оптические свойства полупроводников с глубокими примесными уровнями изучались и изучаются достаточно интенсивно [27-33], их применение для управления излучением ограничивалось двумя областями – модуляцией добротности лазеров ближнего ИК-диапазона [34] за счет насыщения примесного поглощения и управление волновым фронтом излучения за счет модуляции коэффициента преломления при генерации носителей заряда с примесных центров [28, 35, 36]. В то же время, фотогенерация электронов с глубоких примесных уровней также приводит к образованию отрицательной динамической линзы. Поэтому в примесных полупроводниках можно ожидать возникновение эффекта самодефокусировки и ограничения излучения. Так как фотогенерация электронов с глубоких примесных уровней является однофотонным процессом, то в этом случае должен снижаться энергетический порог ограничения и может быть реализовано эффективное ограничение для нано- и микросекундных лазерных импульсов. Исследованию ограничения при самодефокусировке излучения в примесных полупроводниках были посвящены работы [1-9]. Для ограничения излучения в видимой области спектра использовались монокристаллы ZnSe легированные кислородом или медью. Для ограничения на длине волны 1.06 мкм применялись кристаллы GaAs с примесью кислорода, меди или хрома. В экспериментах использовалась стандартная оптическая схема ограничителя, аналогичная показанной на рис. 1. На рис. 3 приведена характеристика ограничителя излучения на основе самодефокусировки в примесном GaAs для λ = 1.06 мкм и τ = 10 нс [7]. Из рисунка видно, что порог ограничения равен 2-3 пДж, а динамический диапазон составляет 10⁵-10⁶.

Рис. 3. Ограничение излучения при самодефокусировке в примесном GaAs на длине волны 1.06 мкм при τ = 10 нс.

Таким образом, эффект самодефокусировки в примесных полупроводниках позволяет получить ограничение излучения с порогом на уровне единиц пикоджоулей и динамическим диапазоном более 10⁴. Ограничение излучения может быть получено в более широком спектральном диапазоне, чем в случае двухфотонного поглощения. Спектральный интервал работы ограничителя для примесных полупроводников определяется как: ΔE/2< h n<E_g. Для ZnSe легированного цинком это соответствует спектральному интервалу 0.5-4 мкм.

В то же время ограничители данного типа обладают большинством недостатков ограничителя на основе самодефокусировки при двухфотонном поглощении: необходимость использования оптической схемы, зависимость характеристик ограничения от пространственного распределения излучения на входе ограничителя и сильное искажение пространственного распределения прошедшего излучения. Дополнительным недостатком является относительно невысокий линейный коэффициент пропускания (60-70 %) примесных полупроводников, по сравнению нелегированными полупроводниками.

Литература к главе 1.3.:

1. И.В. Багров, А.П. Жевлаков, А.И. Сидоров Ограничение лазерных импульсов нано- и микросекундного диапазона в компенсированном арсениде галлия. // Письма в ЖТФ, 2001, т.27, в.10, с.26-30.

2. А.Г.Калинцев, О.П.Михеева, А.И.Сидоров Ограничение излучения с длиной волны 1.06 мкм в компенсированном арсениде галлия. // Письма в ЖТФ, 2001, т.27, в.24, с.90-94.

3. О.П. Михеева, А.И. Сидоров Ограничение излучения с длиной волны 0,65 мкм в примесном селениде цинка. // Оптический журнал, 2001, Т.68, N12, с.115-116.

4. А.И. Сидоров Механизм низкопорогового ограничения излучения в компенсированном арсениде галлия. // Оптический журнал, 2002, Т.69, №1, 7-10.

5. О.П.Михеева, А.И.Сидоров, А.С.Хайкина, Е.В.Чугуевец Особенности оптического ограничения импульсно-периодического лазерного излучения в примесном GaAs и ZnSe. // Письма в ЖТФ, 2002, т.28, в.2, с.21-24.

6. А.И.Сидоров Динамика поглощения импульсного лазерного излучения в широкозонном примесном полупроводнике // Оптический журнал, 2002, Т.69, №10, 15-20.

7. И.В. Багров, А.П. Жевлаков, О.П. Михеева, А.И. Сидоров, В.В. Судариков Низкопороговое ограничение инфракрасного излучения в примесных полупроводниках // Оптический журнал. 2002, Т.69, №2, С.15-20.

8. О.Б. Данилов, А.И. Сидоров Оптический ограничитель Пат. РФ №2216837, приоритет 01.10.2001.

9. А.И. Сидоров. Динамика фотоиндуцированной линзы в примесном полупроводнике вблизи порога оптического ограничения // Письма в ЖТФ, 2003, Т.29, В. 7, С.77-80.

10. J.M.Ralston, R.K.Chang Optical limiting in semiconductors // Appl. Phys. Lett., 1969, 15, N 4, P.164-166.

11. A.K.Kar, J.G.H.Mathew, S.D.Smith et al Optical bistability in InSb at room temperature with two-photon excitation // Appl. Phys. Lett., 1983, 42, N 4, P.334-336.

12. J.G.H.Mathew, D.Craig, A.Miller Optical switching in a CdHgTe etalon at room temperature // Appl. Phys. Lett., 1985, 46, N 2, P.128-130.

13. E.W.Van Stryland, H.Vanherzeele, M.A.Woodal et al Two photon absorption, nonlinear refraction and optical limiting in semiconductors // Opt. Eng., 1985, 24, N 4, P.613-623.

14. Ф.Г.Акманов, Б.В.Жданов, Б.Г.Шакиров Двухфотонное поглощение и оптическое ограничение ИК излучения в антимониде галлия n-типа // Квантовая электроника, 1996, 23, №4, С.905-906.

15. T.F.Boggess, A.L.Smirl, S.C.Moss et al Optical limiting in GaAs // IEEE J. of Quant. Electr., 1985, QE-21, N 5, P.488-494.

16. E.W.Van Stryland, H.Vanherzeele, M.A.Woodal et al Two photon absorption, nonlinear refraction and optical limiting in semiconductors // Opt. Eng., 1985, 24, N 4, P.613-623.

17. T.F.Boggess, S.C.Moss, J.W.Boyd et al Nonlinear-optical energy regulation by nonlinear refraction and absorption in silicon // Opt. Lett., 1984, 9, N 7, P.291-293.

18. E.W.Van Stryland, Y.Y.Wu, D.J.Hagan et al Optical limiting with semiconductors // J. Opt. Soc. Am B, 1988, 5, N 9, P.1980-1988.

19. M.Sheik-Bahae, A.A.Said, D.J.Hagan et al Nonlinear refraction and optical limiting in thick media // Opt. Eng., 1991, 30, N 8, P.1228-1235.

20. D.I.Kovsh, S.Yang, D.J.Hagan et al Nonlinear optical beam propagation for optical limiting // Appl. Opt., 1999, 38, N 24, P.5168-5180.

21. T.Xia, D.J.Hagan, E.V.Van Stryland et al Origin of self-focusing of nanosecond pulses in ZnSe. Proc. of CLEO-95, P.112, 1995.

22. Патент № 4.846.561 (USA), от 11.07.89.

23. D.Auvergne, J.Camassel, H.Mathieu et al Temperature dependence of the band structure of germanium- and zinc-blende-type semiconductors // Phys. Rev. B., 1974, 9, N 12, P.5168-5177.

24. T.F.Boggess, A.L.Smirl, J.Dubard et al Single-beam and multiple-beam optical limiters using semiconductors // Opt. Eng., 1991, 30, N 5, P.629-634.

25. Т.Мосс, Г.Баррел, Б.Эллис Полупроводниковая оптоэлектроника. М.:Мир,1976,431с.

26. В.С.Вавилов Действие излучений на полупроводники М.: ГИФМЛ, 1963, 264 с.

27. G.C.Valley, A.L.Smirl Theory of energy transfer in gallium arsenide // IEEE J. of Quant. Electr., 1988, QE-24, N 2, P.304-310.

28. A.L.Smirl, G.C.Valley, K.M.Bohnert Picosecond photorefractive and free-carrier transient energy transfer in GaAs at 1 mm //IEEE J. of Quaɮt. Electr., 1988, QE-24, N 2, P.289-303.

29. A.Chantre, G.Vincent, D.Bois Deep-level optical spectroscopy in GaAs // Phys. Rev. B, 1981, 23, N 10, P.5335-5358.

30. Н.К.Морозова, В.А.Кузнецов, В.Д.Рыжиков и др. Селенид цинка. Получение и оптические свойства, М.: Наука, 1992, 95 с.

31. Оптические свойства полупроводников. Под ред. Р.Уиллардсона и А.Бира, М.: Мир, 1970, 488 с.

32. Арсенид галлия. Получение, свойства и применение. Под ред. Ф.П.Кесаманлы и Д.И.Наследова, М.: Наука, 1978, 471 с.

33. M.J.Lederer, B.Luther-Davies, H.H.Tan et al Nonlinear optical absorption and temporal response of arsenic- and oxygen-implanted GaAs // Appl. Phys. Lett., 1999, 74, N 14, P.1993-1995.

34. U.Keller, K.Weingarten, I.Kirtner // IEEE J.Sel.Top. Quant. Electr., 1996, 2, P.435.

35. R.K.Jain Degenerate four-wave mixing in semiconductors: application to phase conjugation and to picosecond-resolved studies of transient carrier dynamics. // Opt. Eng., 1982, 21, N 2, P.199-218.

36. D.D.Nolte Metastable optical gratings in compound semiconductors // J. Appl. Phys., 1996, 79, N 10, P.7514-7522.

Глава 1.4. Ограничители излучения на основе светоиндуцированного рассеяния в монокристаллах с ионами переходных металлов.

Светоиндуцированное рассеяние является основным механизмом в ограничителях на основе светоиндуцированных решеток в кристаллах с примесью ионов переходных металлов [1]. Излучение с длиной волны, совпадающей с полосой поглощения иона металла, при определенной интенсивности, приводит к насыщению поглощения. Это вызывает изменение показателя преломления среды. При наличии в среде двух пучков излучения, например, падающего и отраженного от задней грани кристалла, возникает их интерференция, приводящая к формированию динамической дифракционной решетки, на которой происходит светорассеяние. На рис. 4 показана характеристика ограничения излучения с длиной волны 0.53 мкм (τ = 10 нс) в монокристаллах YAG:Cr³⁺ толщиной 8 мм с концентрацией ионов Cr³⁺ 10¹⁷ см^-3 и CaF₂:Co²⁺ толщиной 10 мм с концентрацией ионов Co²⁺ 10¹⁸ см^-3.

Рис. 4. Ограничение излучения при формировании светоиндуцированной дифракционной решетки в кристаллах YAG:Cr³⁺ (а) и CaF₂:Co²⁺ (б) на длине волны 0.53 мкм при τ = 10 нс [1].

В данном типе ограничителя в спектральном интервале 0.4-0.8 мкм может быть получен порог ограничения около 10^-10 Дж, а динамический диапазон 10²-10³. Достоинством ограничителей данного типа является их высокий коэффициент пропускания (80-85 %) в видимой области спектра. Условием интерференции пучков в толстом слое среды является их когерентность. Поэтому эффективное ограничение может быть реализовано только для излучения с высокой степенью когерентности, что является недостатком. Кроме того, так как эффект ограничения возникает за счет увеличения светорассеяния, то это приводит к сильному искажению передаваемого оптической системой изображения в режиме ослабления.

Литература к главе 1.4.:

1. Патент РФ № 2282880, приоритет от 28.06.2004.

Глава 1.5. Ограничители излучения на основе нелинейных интерферометров с пленками полупроводников.

В данном типе ограничителей используется изменение коэффициента пропускания (отражения) интерференционной системы при светоиндуцированном изменении показателя преломления среды, в которой происходит интерференция. Такой ограничитель может представлять собой многослойный тонкопленочный интерферометр [1], брэгговский отражатель [2, 3] или фотоннокристаллическую структуру [4]. Изменение показателя преломления в таких структурах по действием света может приводить к спектральному сдвигу полосы пропускания (отражения), либо к изменению ее амплитуды. Для изменения показателя преломления может быть использована тепловая нелинейность [1], керровская нелинейность [2-4] и другие нелинейно-оптические эффекты. Порог ограничения в таких структурах может составлять 100-200 W/cm². Однако, данная величина достигается только при очень большом количестве слоев в интерферометре – от десятков до сотен [3]. Динамический диапазон ограничения не превышает 100. Линейный коэффициент пропускания может достигать 90 %. Время включения ограничителя на основе интерференционных эффектов может лежать в пределах от долей наносекунды до десятков микросекунд и определяется конкретным механизмом нелинейности. Основным недостатком интерференционных ограничителей является то, что эффект ограничения возникает только в узком спектральном интервале.

Литература к главе 1.5.:

1. S.D.Smith, J.G.H.Mathew, M.R.Taghizadeh et al // Opt. Comm. 1984. 51. N 5. P.357.

2. L.M.Kahn // Phys. Rev. B. 1996. 53. N 3. P.1429.

3. L.Brzozowski, E.H.Sargent // JOSA B. 2000. 17. N 8. P.1360

4. P.Tran // JOSA B. 1997. 14. N 10. P. 2589.

Глава 1.6. Ограничители излучения на основе нелинейно-оптических эффектов в композитных материалах с наночастицами полупроводников и металлов.

В данном разделе представлен обзор нелинейно-оптического ограничения в прозрачных средах, содержащих полупроводниковые либо металлические наночастицы. Особенностью таких композитных сред, по сравнению с объемными полупроводниками и металлами является то, что в них существует возможность в широких пределах управлять как линейными, так и нелинейными оптическими свойствами, а также получать новые нелинейно-оптические эффекты, характерные только для наноструктур.

Метод описания оптических свойств прозрачных сред, содержащих малые частицы инородного материала, зависит от соотношения размера частиц d и длины волны излучения λ. Для d<<λ, когда можно пренебречь светорассеянием на частицах, среда может рассматриваться как квазигомогенная. В этом случае, ее оптические свойства описываются эффективной диэлектрической проницаемостью, которая может быть рассчитана на основе приближения эффективной среды (Effective Medium Approximation) с учетом диэлектрических проницаемостей компонентов среды и объемной концентрации наночастиц (напр. [1]). При увеличении размера частиц (d<λ), когда светорассеянием уже нельзя пренебречь, необходимо описывать оптические свойства отдельных частиц с учетом диэлектрической проницаемости окружающей среды. В данном случае, основными характеристиками частиц становятся сечения поглощения и рассеяния. Эти параметры зависят от поляризуемости частиц [2], которая, в свою очередь, может быть определена на основе теории Ми [3].

Дата добавления: 2015-06-28