Ограничение излучения при двухфотонном межзонном поглощении

Двухфотонное поглощение является существенно нелинейным процессом. Данный процесс возникает при выполнении условия E_g/2< h n<E_g (E_g - ширина запрещенной зоны полупроводника, h n - энергия фотона). Уравнение распространения излучения в среде с двухфотонным поглощением имеет вид:

Здесь a₁ и a₂ – коэффициенты линейного и двухфотонного поглощения соответственно. Из приведенного уравнения следует, что с ростом интенсивности пропускание среды уменьшается, то есть, происходит ограничение излучения.

Действительно, уже в первых экспериментах по исследованию двухфотонного поглощения в полупроводниках было обнаружено ограничение излучения [10]. У большинства полупроводников коэффициент двухфотонного поглощения весьма мал (см. табл. 1), поэтому влияние данного процесса на пропускание начинает проявляться при интенсивности излучения в несколько МВт/см². Из таблицы также следует, что перекрыть весь спектральный диапазон 0.4-1.1 мкм с помощью одного полупроводникового материала с двухфотонным поглощением невозможно. Так первые три материала позволяют получить ограничение в видимой области спектра. Последние два – в спектральном интервале 1-1.1 мкм.

Таблица 1. Коэффициенты двухфотонного поглощения некоторых полупроводников[11 - 14].

Полупроводник	Ширина запрещенной зоны, эВ	a2, см/ГВт (λ = 0.53 мкм)
ZnS	3.6
ZnSe	2.8	5.5
ZnO	3.2
CdTe	1.5	12.4
GaAs	1.45

Ограничение излучения непосредственно за счет двухфотонного поглощения вряд ли представляет практический интерес для защиты фотоприемных устройств от воздействия интенсивного излучения. Это обусловлено следующими причинами: во-первых, в условиях двухфотонного поглощения на зависимости Е_вых(Е_вх) отсутствует резко выраженный порог ограничения (напр., [14]), во-вторых, ограничение наступает при достаточно высокой интенсивности падающего излучения и в-третьих – динамический диапазон ограничения невелик и ограничивается сверху порогом разрушения полупроводника излучением. Наконец, из-за низкого коэффициента двухфотонного поглощения эффективность ограничения уменьшается с увеличением длительности импульса света. Поэтому большинство экспериментальных результатов по ограничению при двухфотонном поглощении в видимой области спектра были получены для пикосекундных лазерных импульсов.

Более эффективное ограничение излучения происходит при использовании вторичного процесса, сопровождающего двухфотонное поглощение - фотогенерации свободных носителей заряда. Данный процесс приводит к изменению концентрации свободных носителей заряда, в результате чего изменяется комплексная диэлектрическая проницаемость полупроводника ε:

Здесь e₁ – диэлектрическая проницаемость при отсутствии носителей заряда, e₀ – диэлектрическая проницаемость вакуума, N _i, m_i и w^с _i – соответственно концентрация, эффективная масса и частота столкновения носителей i -го типа, w - круговая частота излучения. При этом изменяется и показатель преломления полупроводника в области воздействия излучения:

Из приведенного выражения видно, что увеличение концентрации носителей заряда приводит к уменьшению показателя преломления полупроводника. В результате, в области воздействия излучения в объеме полупроводника возникает отрицательная динамическая линза, на которой происходит дефокусировка излучения. Оптическая схема и принцип работы ограничителя излучения на основе самодефокусировки при двухфотонном поглощении показаны на рис. 1.

Рис. 1. Оптическая схема ограничителя на основе самодефокусировки излучения.

Ограничитель состоит из двухлинзового телескопа с действительным фокусом, в фокальной плоскости которого расположена пластина полупроводника. Апертура диафрагмы на выходе телескопа соответствует диаметру пучка при отсутствии дефокусировки (режим линейного пропускания). При возникновении отрицательной линзы в полупроводнике прошедший пучок дефокусируется, что приводит к уменьшению энергии излучения, проходящей через диафрагму.

В большинстве экспериментальных исследований ограничителя данного типа для видимой области спектра [15,16 - 20] использовался монокристаллический ZnSe. Эксперименты проводились при длительности лазерных импульсов 30-50 пс. В этих работах было выявлено сильное влияние на параметры ограничения геометрических размеров оптической схемы ограничителя, длины нелинейного кристалла и его положения относительной фокуса ограничителя. В работе [18] продемонстрирован ограничитель на основе ZnSe, обладающий наилучшими характеристиками (рис.2). Ограничитель представляет собой кристалл ZnSe со сферическими торцами, которые выполняют функцию линз (см. вставку в рис. 2, а). Порог ограничения в таком ограничителе для l=0.53 мкм и t=30 пс равен 10 нДж. Динамический диапазон ограничения – 10⁴. Коэффициент линейного поглощения монокристалла ZnSe на рабочей длине волны – 0.8 см^-1. На рис.2, б показано распределение зондирующего излучения на выходе ограничителя во время и после воздействия основного импульса излучения.

Рис. 2. а – ограничение излучения с длиной волны 0.53 мкм при самодефокусировке в условиях двухфотонного поглощения в монокристаллическом ZnSe. б – пространственное распределение излучения на выходе ограничителя.

На длине волны 1.06 мкм (длительность импульса излучения – 40 пс) в ограничителе на основе самодефокусировки излучения использовался монокристаллический GaAs [16]. Порог ограничения в данном случае был равен 0.5 мкДж. Динамический диапазон ограничения ~1000.

Приведенные характеристики ограничения сохраняются лишь в пикосекундном диапазоне длительностей импульсов излучения. При переходе в наносекундный диапазон, энергетический порог ограничения возрастает на 3-4 порядка, за счет уменьшения интенсивности излучения, влияния рекомбинации, диффузии неравновесных носителей заряда и компенсирующего действия тепловой линзы [21].

Важным свойством ограничителя данного типа, при использовании толстых полупроводниковых пластин, является его «самозащита» от разрушения излучением [18, 22]. Процесс дефокусировки приводит к уменьшению интенсивности излучения в области фокуса линз, в результате чего уменьшается лучевая нагрузка на наиболее уязвимую область нелинейного кристалла (см. рис.2, а).

Ограничитель излучения на основе самодефокусировки при двухфотонном поглощении в полупроводниках имеет следующие достоинства:

• Низкий порог ограничения.
• Высокое быстродействие.
• Большой динамический диапазон ограничения.
• Широкая спектральная область функционирования. Область ограничения определяется условием двухфотонного поглощения - E_g/2< h n<E_g. Для ZnSe это соответствует спектральному интервалу 0.5-0.85 мкм.
• Слабая температурная зависимость эффекта ограничения. Влияние температуры, в основном, проявляется через температурную зависимость ширины запрещенной зоны. Для большинства полупроводников величина d E_g/ dt лежит в интервале (0.5-5)×10^-4 эВ/К [23].
• Высокий линейный коэффициент пропускания - 70-80 %.

К недостаткам ограничителя можно отнести необходимость использования оптической схемы, зависимость характеристик ограничения от пространственного распределения излучения на входе ограничителя, ухудшение характеристик ограничения в наносекундном диапазоне. Для ряда практических применений недостатком является также сильное искажение пространственного распределения прошедшего излучения.

Ограничение излучения при двухфотонном поглощении в полупроводниках было реализовано также и в двухпучковых схемах [24]. Пространственная модуляция прошедшего излучения обеспечивалась либо за счет формирования светоиндуцированной решетки, либо за счет дефокусировки на динамической отрицательной линзе, сформированной управляющим пучком, либо за счет градиента показателя преломления, созданного пространственно-неоднородным управляющим пучком. Во всех трех случаях было получено достаточно эффективное ограничения 1-микронного излучения пикосекундного диапазона в GaAs. Однако, необходимость расщепления падающего пучка приводит к усложнению оптической схемы ограничителя и потерям излучения в сигнальном пучке. Поэтому данные типы ограничителей вряд ли могут конкурировать с описанным выше ограничителем на основе самодефокусировки.

Дата добавления: 2015-06-28