Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор)
Рассмотрены методики измерения и основные экспериментальные результаты по измерению нелинейных оптических свойств халькогенидных стеклообразных полупроводников (ХСП). Приведены примеры реализации устройств оптической обработки сигнала с использованием ХСП (оптическое переключение, преобразование дл...
Збережено в:
| Опубліковано в: : | Оптоэлектроника и полупроводниковая техника |
|---|---|
| Дата: | 2010 |
| Автори: | , |
| Формат: | Стаття |
| Мова: | Russian |
| Опубліковано: |
Інститут фізики напівпровідників імені В.Є. Лашкарьова НАН України
2010
|
| Онлайн доступ: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/115572 |
| Теги: |
Додати тег
Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Цитувати: | Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) / И. Д. Толмачев, А. В. Стронский // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника: Сб. научн. тр. — 2010. — Вип. 45. — С. 27-48. — Бібліогр.: 62 назв. — рос. |
Репозитарії
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-115572 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
Толмачев, И.Д. Стронский, А.В. 2017-04-07T10:10:35Z 2017-04-07T10:10:35Z 2010 Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) / И. Д. Толмачев, А. В. Стронский // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника: Сб. научн. тр. — 2010. — Вип. 45. — С. 27-48. — Бібліогр.: 62 назв. — рос. 0233-7577 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/115572 535.853.31:621.315.592 Рассмотрены методики измерения и основные экспериментальные результаты по измерению нелинейных оптических свойств халькогенидных стеклообразных полупроводников (ХСП). Приведены примеры реализации устройств оптической обработки сигнала с использованием ХСП (оптическое переключение, преобразование длины волны и др.). Measurement methods and principal results of investigation of nonlinear optical properties of chalcogenide vitreous semiconductors (ChVS) have been considered. Examples of implementation of signal processing devices using ChVS (optical switching, wavelength conversion, etc.) are presented. ru Інститут фізики напівпровідників імені В.Є. Лашкарьова НАН України Оптоэлектроника и полупроводниковая техника Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) Оptical nonlinearities in chalcogenide vitreous semiconductors (review) Article published earlier |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| title |
Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) |
| spellingShingle |
Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) Толмачев, И.Д. Стронский, А.В. |
| title_short |
Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) |
| title_full |
Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) |
| title_fullStr |
Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) |
| title_full_unstemmed |
Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) |
| title_sort |
оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) |
| author |
Толмачев, И.Д. Стронский, А.В. |
| author_facet |
Толмачев, И.Д. Стронский, А.В. |
| publishDate |
2010 |
| language |
Russian |
| container_title |
Оптоэлектроника и полупроводниковая техника |
| publisher |
Інститут фізики напівпровідників імені В.Є. Лашкарьова НАН України |
| format |
Article |
| title_alt |
Оptical nonlinearities in chalcogenide vitreous semiconductors (review) |
| description |
Рассмотрены методики измерения и основные экспериментальные результаты
по измерению нелинейных оптических свойств халькогенидных стеклообразных полупроводников (ХСП). Приведены примеры реализации устройств оптической обработки сигнала с использованием ХСП (оптическое переключение, преобразование длины волны и др.).
Measurement methods and principal results of investigation of nonlinear optical properties of chalcogenide vitreous semiconductors (ChVS) have been considered. Examples of implementation of signal processing devices using ChVS (optical switching, wavelength conversion, etc.) are presented.
|
| issn |
0233-7577 |
| url |
https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/115572 |
| citation_txt |
Оптические нелинейности в халькогенидных стеклообразных полупроводниках (обзор) / И. Д. Толмачев, А. В. Стронский // Оптоэлектроника и полупроводниковая техника: Сб. научн. тр. — 2010. — Вип. 45. — С. 27-48. — Бібліогр.: 62 назв. — рос. |
| work_keys_str_mv |
AT tolmačevid optičeskienelineinostivhalʹkogenidnyhstekloobraznyhpoluprovodnikahobzor AT stronskiiav optičeskienelineinostivhalʹkogenidnyhstekloobraznyhpoluprovodnikahobzor AT tolmačevid opticalnonlinearitiesinchalcogenidevitreoussemiconductorsreview AT stronskiiav opticalnonlinearitiesinchalcogenidevitreoussemiconductorsreview |
| first_indexed |
2025-11-26T01:39:29Z |
| last_indexed |
2025-11-26T01:39:29Z |
| _version_ |
1850603017716367360 |
| fulltext |
ISSN 0233-7577. Oптоэлектроника и полупроводниковая техника, 2010, вып. 45
27
УДК 535.853.31:621.315.592
И.Д. Толмачев, А.В. Стронский
ОПТИЧЕСКИЕ НЕЛИНЕЙНОСТИ
В ХАЛЬКОГЕНИДНЫХ СТЕКЛООБРАЗНЫХ
ПОЛУПРОВОДНИКАХ (обзор)
Рассмотрены методики измерения и основные экспериментальные результаты
по измерению нелинейных оптических свойств халькогенидных стеклообразных полупроводни-
ков (ХСП). Приведены примеры реализации устройств оптической обработки сигнала с исполь-
зованием ХСП (оптическое переключение, преобразование длины волны и др.).
Ключевые слова: халькогенидные стеклообразные полупроводники, нелинейные оптиче-
ские свойства.
1. ВВЕДЕНИЕ
На протяжении нескольких десятилетий халькогенидные стеклооб-
разные полупроводники (ХСП) вызывают существенный интерес как у исследова-
телей, так и у разработчиков оптических и оптоэлектронных устройств. Это обу-
словлено уникальной комбинацией физических свойств, присущих ХСП, а имен-
но: прозрачность в ИК-области, наличие различных фотостимулированных эффек-
тов (фотопотемнение, фотопросветление и др.), химическая стабильность в агрес-
сивных средах, селективность травления и др. Для ХСП применима кремниевая тех-
нология, и они легко могут быть получены в виде оптоволокна. Широкая область
стеклообразования позволяет плавно изменять свойства материала, варьируя со-
став. Благодаря своим уникальным свойствам, ХСП нашли широкое применение в
устройствах ИК-оптики, сенсорных технологиях [1]. В последнее время большое
внимание уделяется исследованиям нелинейных оптических свойств ХСП, кото-
рые рассматриваются как перспективные материалы для телекоммуникационных
систем нового поколения, основанных на оптической обработке сигнала. В данной
работе приведены методики оценки и измерения нелинейных оптических свойств
ХСП, а также основные результаты, полученные при таких измерениях, рассмот-
рены различные нелинейные эффекты в ХСП и варианты их использования для
оптической обработки сигналов.
2. ОЦЕНКИ ОПТИЧЕСКИХ НЕЛИНЕЙНОСТЕЙ
В отличие от линейных оптических свойств измерения нелинейных
свойств материалов связаны со значительно бльшими экспериментальными
трудностями. Наиболее существенные из них, по-видимому, связаны с интенсив-
ностью света. В экспериментах, как правило, используются импульсные и сфоку-
сированные световые сигналы, вследствие чего возникают сложности, касающиеся
оценки пространственного и временного распределений мощности. Например, как
отмечается в работе [2], если в эксперименте используется пучок с гауссовым
профилем, то возникает вопрос, можно ли для вычисления нелинейностей приме-
нять пиковое значение мощности. При таких условиях даже значения n2 для эта-
лонного стекла SiO2 имеют существенный разброс: 1—3 ∙ 10
–20
м
2
/Вт.
Во избежание трудностей, связанных с экспериментальным измерением n2, а
также, чтобы можно было воспользоваться простыми способами
© И.Д. Толмачев, А.В. Стронский, 2010
поиска новых нелинейных материалов, был предложен ряд полуэмпирических со-
отношений, позволяющих оценивать нелинейный показатель преломления и нели-
нейную восприимчивость третьего порядка с использованием различных извест-
28
ных параметров, таких как линейный показатель преломления, диэлектрическая
восприимчивость первого порядка, ширина запрещенной зоны и др.
Наиболее простое из этих соотношений основано на использовании обоб-
щенного правила Миллера [3]. Согласно данному правилу, нелинейная восприим-
чивость третьего порядка может быть оценена из соотношения
41)3( A . (1)
Здесь А — константа, для халькогенидов A = 1,7 ∙ 10
–10 (3)
— гауссовы единицы, esu.
Авторы работы [3] получили также другое соотношение, которое связывает
нелинейный показатель преломления материала с шириной запрещенной зоны:
4
2 gB/En , (2)
где B = 1,26 ∙ 10
–9
esu ∙ эВ
4
.
Болинг (Boling) с соавторами [4] получили несколько выражений, наиболее
простое из которых:
4/513
2 /1391esu10 ddnn , (3)
где nd — показатель преломления в так называемой d- d —
число Аббе. Это соотношение содержит только два линейных макроскопических
параметра, определение которых не вызывает больших затруднений, поэтому мо-
жет многократно использоваться для оценки n2 различных стекол. Хорошее соот-
ветствие было получено для стекол с nd 1,7 [5]. Для стекол с большими значени-
ями nd Линс (Lines) [6] предложил соотношение, содержащее также межатомное
расстояние.
Поскольку все описанные выше соотношения не содержат длины волны, они
очевидно не могут предсказывать дисперсионной зависимости нелинейностей, а
полученные значения нелинейных свойств могут рассматриваться как длинновол-
новые приближения.
Сангера (Sanghera) с сотрудниками [7] предложил соотносить нелинейность с
нормированной шириной запрещенной зоны, являющейся показателем того,
насколько сильно отличается энергия накачивающего луча от энергетической ще-
ли материала. Для этого использовалась модель классического ангармонического
осциллятора:
4
2
632
4
)3( 1
1
3
gg E
h
Emd
Ne
. (4)
Здесь h — энергия падающих фотонов; N, d и m — материальные константы;
Eg — ширина запрещенной зоны. Значения n2 измерены независимо для силикат-
ных стекол, некоторых оксидов и халькогенидов. Эти значения описываются
функциональной зависимостью вида
4
62 1
1
gg E
h
E
fn , (5)
с помощью которой представлены результаты, полученные как самими авторами,
так и другими исследователями. Данные приведены для двух
29
длин волн: 1250 и 1550 нм. Все получен-
ные значения удовлетворительно укла-
дывались на прямую линию, поэтому
соотношение (5) может использоваться
для оценки нелинейного показателя пре-
ломления как при телекоммуникацион-
ной длине волны, так и в длинноволно-
вом пределе [8]. В работах [9, 10] с по-
мощью выражений (1) и (4) оценен не-
линейный показатель преломления для
составов Ge—As—S.
В табл. 1 приведены оценки нели-
нейного показателя преломления при
телекоммуникационной длине волны
1500 нм, полученные авторами обзора
для бинарных и некоторых тройных соединений с помощью формулы (4).
3. МЕТОДИКИ ИЗМЕРЕНИЯ НЕЛИНЕЙНОСТЕЙ
Приведенные выше соотношения могут оказаться очень полезными
для получения информации об оптических нелинейностях, однако не могут заме-
нить прямого измерения этих величин. Здесь описываются методики, наиболее
широко применявшиеся для исследования нелинейных оптических свойств ХСП.
3.1. ВЫРОЖДЕННОЕ ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЕ СМЕШЕНИЕ,
ВЧВС (DEGENERATE FOUR WAVE MIXING, DWFM)
При BЧBC три когерентные волны одинаковой частоты падают на
нелинейную среду, в результате их взаимодействия генерируется четвертая (со-
пряженная) волна. Интенсивность данной фазово-сопряженной волны зависит от
коэффициента связи k, который пропорционален эффективному значе
(3)
для
данного взаимодействия. Таким образом, измерение интенсивности фазово-
(3)
исследуемой
среды. Схема одного из вариантов реализации установки для наблюдения ВЧВС
приведена на рис. 1.
Существуют два общих случая: нерезонансное и резонансное ВЧВС. В прозрач-
ной среде (нерезонансной) показатель преломления обычно — линейная функция
интенсивности лазерного излучения и нерезонансное ВЧВС (длина волны суще-
ственно отличается от резонанса поглощения) обусловливает оптическое сопряже-
ние фаз. Нерезонансное ВЧВС приводит к формированию лазерно-индуцированной
дифракционной решетки вследствие пространственной модуляции показателя пре-
ломления при взаимодействии накачивающих пучков. Два накачивающих пучка ин-
дуцируют фазовую решетку, а третий зондирует ее, испытывая дифракцию, что при-
водит к генерации четвертого пучка. В некоторых экспериментах накачивающий
пучок также служит для зондирования решетки.
Дифрагировавший пучок содержит много информации об исследуемой систе-
ме. В случае нерезонансного ВЧВС можно определить абсолютное значение нели-
нейного показателя преломления n2. Дополнительную информацию можно полу-
чить, применяя разрешение по времени. В этом случае взаимодействующие пучки
являются короткими лазерными импульсами. Если подавать импульсы с относи-
тельной задержкой во времени, то можно получить информацию о динамическом
отклике нелинейной поляризации.
Таблица 1. Оценки нелинейного по-
казателя преломления при телеком-
муникационной длине волны 1500
нм
Состав Eg, эВ
Оценка n2
10
18
, м
2
/Вт
As2S3 2,27 [29] 3,70
GeS2 2,73 [29] 1,03
As2Se3 1,77 [7] 24,8
Ge25As10Se65 2,12 [39] 6,10
As40S40Se20 2,1 [7] 6,54
30
Рис. 1. Схема установки для наблюдения вырожденного четырехволнового смеше-
ния в обратной геометрии [61]
Одной из трудностей в интерпретации данных ВЧВС для нелинейностей тре-
(3)
|
2
, т.е. состоит из вкла-
дов как от нелинейного преломления, так и от нелинейного поглощения. Разделе-
ние этих эффектов затруднительно без проведения дополнительных эксперимен-
тов. В резонансном ВЧВС дополнительные сложности связаны с оптическим по-
глощением на частоте взаимодействующих пучков.
3.2. Z-SCAN
Методика z-scan является одной из наиболее широко применяемых
для измерения нелинейного показателя преломления халькогенидных стекол. Та-
кая схема впервые предложена Шейк-Бахае (Sheik-Bahae) с сотрудниками [11, 12].
Она базировалась на исследовании самофокусировки лазерного пучка при про-
хождении сквозь тонкий образец, обладающий нелинейными свойствами.
В установке z-scan лазерный пучок, имеющий гауссово распределение интен-
сивности, падает на образец через фокусирующую линзу. Свет, прошедший сквозь
образец, попадает в узкую диафрагму, после чего улавливается детектором. Ин-
тенсивность света, прошедшего через диафрагму, измеряется при постоянной
мощности лазера при перемещении образца вдоль оси z (т.е. параллельно пучку),
проходящего через фокус линзы. Поэтому методика стала широко известной как z-
scan (сканирование вдоль оси z).
Схема одного из вариантов реализации z-scan приведена на рис. 2. Принцип
измерений на установке z-scan может быть объяснен следующим образом. Пред-
ставим себе материал с положительным n2, находящийся вдали от фокуса линзы.
Интенсивность излучения, прошедшего сквозь образец, мала и, следовательно, так
как образец является достаточно тонким, практически не зависит от расстояния.
При перемещении образца ближе к фокусу интенсивность становится достаточно
сильной для проявления позитивного фокусирующего эффекта. Когда образец пе-
ремещается при z < 0 (перед фокусом), то фокусирующий эффект обусловливает
перемещение пучка ближе к линзе и, следовательно, расхо-
31
Рис. 2. Схема одного из вариантов реализации установки z-scan [62]
Рис. 3. Типичная кривая, полученная в результате измерений на установке z-scan
[39] с закрытой диафрагмой
дится сильнее вдали от нее. В результате интенсивность света, прошедшего через
диафрагму, уменьшается. Для z > 0 (за фокусом) положительный фокусирующий
эффект приводит к уменьшению расходимости пучка и, соответственно, к увели-
чению интенсивности света, прошедшего через диафрагму. Вблизи z = 0 линза
слабо воздействует на пучок, поэтому интенсивность света за диафрагмой возвра-
щается к исходному значению. Последовательное сканирование вдоль оси z дает s-
образную кривую, пересекающую ось абсцисс в точке z = 0. Типичный пример
такой кривой приведен на рис. 3. Для материала с отрицательным значением n2
будет получена аналогичная зависимость, на которой подъем и спад будут инвер-
тированы относительно положения z = 0.
32
Рис. 4. Типичная кривая, полученная в результате измерений на установке z-scan
[39] с открытой диафрагмой
Описанная выше ситуация справедлива при отсутствии нелинейного погло-
щения. Наличие многофотонного поглощения обусловливает ослабление пика и
усиление провала на графике зависимости пропускания от координаты z. При
наличии как нелинейного преломления, так и нелинейной абсорбции, разделить
влияние этих факторов можно с помощью метода вычитания. Поскольку эффект
нелинейного преломления можно наблюдать только при наличии диафрагмы пе-
ред фотоприемником (так называемое сканирование с закрытой диафрагмой), уда-
ление диафрагмы полностью устраняет влияние самофокусировки на сигнал фото-
приемника (рис. 4). Таким образом, сканирование без диафрагмы будет чувстви-
тельным только к нелинейному поглощению, что позволяет определить коэффи-
циент нелинейного поглощения .
К преимуществам z-scan можно отнести простоту и использование одного
пучка, что исключает необходимость проведения сложных юстировок. Данный
метод позволяет определить как нелинейный показатель преломления, так и нели-
нейный коэффициент поглощения, причем можно найти и значение, и знак n2, ко-
торый очевиден из хода кривой. Еще одним преимуществом является высокая чув-
ствительность. К недостаткам методики следует отнести требование к наличию
высококачественного гауссового пучка. Кроме того, трансляция образца может
приводить к его наклону или изгибу, что в свою очередь ведет к отклонению пучка
и вносит ошибки в полученный сигнал.
Простота реализации методики привела к очень широкому практическому ис-
пользованию, в процессе которого было создано множество ее модификаций, к
которым относятся: z-scan с цилиндрическим пучком (top-hat beam z-scan) [13, 14],
z-scan с затмением (eclipsing z-scan) [15, 16], сканирование эллиптическим гауссо-
вым пучком (elliptic Gaussian beam) [17], z-scan с циркулярно симметричным пуч-
ком (the circularly symmetric beam z-scan) [18], пучок Гаусса—Бесселя (Gaussian—
Bessel beam) [19], с измерением радиуса пучка (beam radius measurement z-scan)
[20, 21], с квазиодномерной щелью (quasi-one-dimensional slit beamz-scan) [22]. Ос-
новная цель всех усовершенствований — увеличение чувствительности методики
(которая определяется как отношение сигнала TPV к индуцированному фазовому
33
сдвигу 0, где TPV — разность пропускания в минимуме и максимуме нормализо-
ванного сигнала). Вместе с тем, многие из них характеризуются относительно сла-
бой надежностью, поскольку TPV существенно зависит от пространственного про-
филя используемого пучка [19], а также относительно низким значением отноше-
ния сигнал—шум [15, 16]. Важным усовершенствованием является техника ци-
линдрического пучка [13, 14], которая позволяет увеличить чувствительность в 2,5
раза по сравнению с техникой, использующей пучок с гауссовым распределением
интенсивности, а также применяет легко достижимый профиль пучка [23].
3.3. ГЕНЕРАЦИЯ ТРЕТЬЕЙ ГАРМОНИКИ
В данной методике лазерный пучок от источника делится на две
части, одна из которых используется для генерации третьей гармоники в исследу-
емом материале, а другая — для генерации третьей гармоники в эталонном образ-
це. В качестве последнего обычно выбирается кварцевое стекло. Восприимчивость
при генерации третьей гармоники (ГТГ-THG) определяется из соотношения
)(
1
1
)( )3(
,3
3,
4
)3( THG
I
I
l
l
n
n
THG s
sc
sc
s
. (6)
Здесь n — показатель преломления; lc — длина когерентности; I3 — интенсив-
ность третьей гармоники; индексом s обозначены величины, относящиеся к эта-
лонной среде.
Для нефазосогласованной генерации третьей гармоники используется метод
полос Мейкера, в котором изменяется длина пути света в образце и сигнал третьей
гармоники наблюдается как функция пути взаимодействия для получения полос
интерференции. Из интерференционной картины определяется длина когерентно-
сти образца. На практике для возбуждения обычно используется лазер Nd:YAG с
модулируемой добротностью, который посылает наносекундные импульсы с низ-
кой частотой повторения (10—30 Гц).
К преимуществам генерации третьей гармоники можно отнести тот факт, что
метод исследует только электронные нелинейности. Таким образом, исключается
вклад ориентационных, термических, а также других динамических нелинейностей,
происходящих из резонансных возбуждений. Недостатком является то, что метод
не дает никакой информации о временном отклике нелинейности. Кроме того, по-
скольку все среды, включая воздух, обладают некоторой конечной нелинейностью
третьего порядка, при измерениях, связанных с генерацией третьей гармоники,
следует проявлять особенную осторожность, так как для образцов с малыми зна-
чениями
(3)
вклад от воздуха может быть значительным. Результирующее поле
гармоники в данном случае эквивалентно сумме вкладов от последовательных не-
линейных сред.
3.4. ОПТИЧЕСКИЙ ЗАТВОР НА ЯЧЕЙКЕ КЕРРА
В данной методике вследствие распространения интенсивного
накачивающего пучка в нелинейной изотропной среде, например в стеклянном
оптоволокне, появляется двойное лучепреломление благодаря
эффекту Керра. Линейно поляризованный зондовый пучок меньшей
интенсивности используется для наблюдения двойного лучепреломления. Накачи-
вающий и сигнальный пучки линейно поляризованы на входе волокна, причем
угол между направлениями поляризации составляет 45. Затворный пучок индуци-
рует фазовый сдвиг между двумя компонентами сигнального пучка, направление
поляризации которых параллельно и перпендикулярно направлению поляризации
накачивающего пучка. Когда фазовый сдвиг достигает значения, равно и-
34
зация сигнального пучка оказывается повернутой на 90. Разница показателей пре-
ломления для параллельной и перпендикулярной компонент зондового пучка поз-
(3)
. Временную эволюцию двойного лучепреломле-
(3)
можно исследовать, изменяя время за-
держки между зондовым и накачивающим пучками.
3.5. САМОИНДУЦИРОВАННАЯ ФАЗОВАЯ МОДУЛЯЦИЯ
(SELF-PHASE MODULATION)
Интенсивный импульс, распространяющийся в среде, приобретает
фазовую добавку вследствие наличия в ней оптической нелинейности. Предпола-
гая мгновенный отклик среды и неизменность формы сигнала, фазовую добавку
представляли выражением
NL(t) = –n2I(t)0L/c. (7)
Здесь 0 — центральная частота импульса; L — толщина образца; I — интенсив-
ность импульса. В случае, когда последняя зависит от времени, фазовая добавка
также будет зависеть от времени. Тогда возникает мгновенный частотный сдвиг,
имеющий вид:
dt
d
t NL
. (8)
Частотный сдвиг вблизи пика импульса будет нулевым, если передний фронт
смещен в сторону более низких частот, а задний фронт — в сторону более высо-
0
–1
, то эффект самоин-
max
max — максимальный фазовый сдвиг). Для излучения, длина волны которого 1
мкм, распространяющегося в образце длиной 1 см, с нелинейным показателем
преломления n2 = 10
–18
м
2
/Вт, пиковая интенсивность должна составлять > 10 ГВт ∙
см
–2
, следовательно, необходимы импульсы длительностью в пикосекунды и ниже.
Импульс, подвергнувшийся воздействию самоиндуцированной фазовой модуля-
ции, обладает более широким спектром частот.
3.6. СПЕКТРАЛЬНО РАЗРЕШЕННОЕ
ДВУХЛУЧЕВОЕ СМЕШЕНИЕ (SPECTRALLY RESOLVED
TWO-BEAM COUPLING, SRTBC)
Спектрально разрешенное двухлучевое смешение (СРДС) — двухлу-
чевая методика, использующая модуляцию спектра зондирующего импульса
вследствие нелинейного фазового сдвига, индуцированного накачивающим пуч-
ком. СРДС позволяет получить знак и значение как действительной, так и ком-
плексной частей нелинейной восприимчивости (нелинейное преломление и по-
глощение), а также их динамические характеристики. Данная методика основана
на стандартной схеме накачка—зонд, с дополнительным монохроматором для
спектрального анализа зондового пучка.
Присутствие интенсивного накачивающего импульса изменяет показатель
преломления и коэффициент поглощения материала. Когда слабый
зондирующий пучок проходит сквозь материал, происходит его частотный сдвиг, а
также может наблюдаться нелинейное поглощение. Эти изменения зондирующего
пучка регистрируются путем измерения энергии пучка в узкой спектральной поло-
се, выделяемой монохроматором, как функции от времени задержки между сигна-
лами накачки и зонда. Из этих данных можно определить нелинейный показатель
преломления и коэффициент двухфотонного поглощения.
Преимущество методики обусловлено тем, что детектирование происходит
вдали от центральной длины волны, где интенсивность пучка намного слабее, чем
в центре, однако нелинейная модуляция значительно выше. Поэтому ей присуща
35
высокая чувствительность и она позволяет регистрировать малые фазовые сдвиги
до 10
–6
рад.
3.7. ИНТЕРФЕРОМЕТР НА ДВУХ ПОЛУПРОЗРАЧНЫХ ЗЕР-
КАЛАХ (MACH-ZEHNDER INTERFEROMETRY)
Одно плечо интерферометра на двух полупрозрачных зеркалах ис-
пользуется для опорного пучка I1(r), другое — для зондового пучка I2(r). Нелиней-
ная среда облучается накачивающим пучком, фокусирующимся линзой L1. На вы-
ходе установки интерференционная картина фиксируется ПЗС-матрицей, распо-
ложенной в плоскости, перпендикулярной оси распространения света. Подстрой-
кой интерферометра добиваются появления прямолинейных полос интерферен-
ции. В небольшой области наблюдается локальное искажение интерференционной
картины, обусловленное нелинейным фазовым сдвигом NL(r), и локальное изме-
нение яркости полосы, вызванное нелинейным пропусканием T(r). Для извлечения
информации, связанной с нелинейными свойствами, необходимо также получить
линейную интерференционную картину, помещая образец в интерферометр при
выключенном накачивающем пучке. Сравнение двух интерференционных картин
позволяет извлекать информацию о нелинейных оптических свойствах. Данная мето-
дика дает возможность определять величины n2 и .
4. РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЯ НЕЛИНЕЙНОСТЕЙ
Здесь рассмотрим основные результаты, полученные различными
авторами при измерениях нелинейных оптических свойств халькогенидных стекол
с помощью методик, описанных выше.
4.1. БИНАРНЫЕ ХАЛЬКОГЕНИДНЫЕ СТЕКЛА
Нелинейный показатель преломления n2 оптоволокна As2S3 впер-
вые измерен при изучении спектрального уширения, вызванного самоиндуциро-
ванной фазовой модуляцией на длине волны 1,3 мкм [24]. Полученное значение
равно 1,7 ∙ 10
–18
м
2
/Вт. В работе [25] величина n2 измерялась с помощью оптиче-
ского затвора на ячейке Керра на длине волны 1,3 мкм и составила 4 ∙ 10
–18
м
2
/Вт.
В работе [26] нелинейная восприимчивость третьего порядка измерялась методом
ГТГ. Авторами была получена дисперсионная зависи
(3)
в диапазоне 1,6—
2,2 мкм
(3)
при длине волны 2,1 мкм составило 5,6 ∙ 10
–19
м
2
/В
2
.
(3)
в области более коротких волн
связано с наличием трехфотонного резонанса поглощения. Эксперименты с опти-
ческим затвором на ячейке Керра, проведенные в работе [26], дали высокое значе-
ние n2 = 6,8 ∙ 10
–18
м
2
/Вт.
36
(3)
, полученная из эксперимента с генерацией
третьей гармоники [26].
Рис. 6. Зависимость нелинейного показателя преломления от длины волны для
стекла As2S3
Авторы [27] измеряли нелинейный оптический отклик третьего порядка As2S3
как легированного серебром, так и нелегированного при длине волны 1,064 мкм. Для
измерений использовалась установка z-scan, что позволило разделить преломляю-
щую и поглощающую компоненты на данной длине волны. Эксперименты показали,
что легирование серебром изменяет знак преломляющей нелинейности, а значение
n2 увеличивается почти в 80 раз по сравнению с нелегированным материалом.
В работе [28] нелинейный показатель преломления n2 пленок As2S3 измерялся
на установке z-scan при различных длинах волн. Полученная зависимость приведена
на рис. 6. Значения n2 достигали максимума в окрестности 1300 нм (200∙n2 для квар-
цевого стекла) и снижались до 100∙n2 для кварцевого стекла при 1500 нм.
Авторы [29] исследовали нелинейные оптические свойства пленок As2S3 ме-
тодом вырожденного четырехволнового смешения. Измерения осуществлялись с
помощью фемтосекундного лазера со стафемтосекундными импульсами, интен-
сивность изменялась в диапазоне 1—
60 ГВт/см
2
. Для измерений применялись пленки толщиной до 4 мкм. Сигналы, за-
писанные при меньших интенсивностях, демонстрировали только мгновенный от-
клик, аналогичный полученному на непокрытой стеклянной подложке. Очень сла-
бый «хвост» сигнала появляется при высоких интенсивностях, вероятно, из-за обра-
зования постоянной решетки, которая постепенно формируется в материале и кото-
рая искажает фоновый сигнал. На рис. 7 приведено сравнение зависимости от мощ-
ности фазосогласованного и нефазосогласованного сигналов ВЧВС. Значение нели-
нейного показателя преломления пленок было рассчитано путем сравнения с сигна-
лами ВЧВС для непокрытых стеклянных подложек. Значение n2, полученное в ходе
измерений, составило 2,7 ∙ 10
–14
см
2
/Вт при 800 нм.
Авторы [30] выполняли измерения на установке z-scan при 1550 нм и получи-
ли значения n2 равные 18 ∙ 10
–19
, 9,2 ∙ 10
–19
и 3,8 ∙ 10
–19
м
2
/Вт соответственно для
As2S3, GeS2 и TeO2. Авторы [31] также исследовали нелинейный показатель пре-
ломления As2S3 с помощью z-scan при 1,06 мкм и получили результаты, соответ-
ствующие приведенным в литературных источниках.
Авторы [32] тестировали на пригодность для сверхбыстрого оптического пе-
реключения халькогенидные пленки Ge25Se75 и исследовали нели-
37
Рис. 7. Сигналы ВЧВС в зависимости от времени задержки для пленки As2S3. Но-
мер возле каждой кривой соответствует интенсивности входного импульса в
ГВт/см
2
нейное распространение импульса в фотозатемненных образцах. Импульсы, длитель-
ностью 270 фс, вводились в сколотые волноводы. Энергии импульсов достигали
1,04 нДж на переднем крае импульса при частоте повторения 13,5 МГц. Общее
отношение прошедшего сигнала к падающему составило 13 %. Спектры импуль-
сов измерялись оптическим спектрометром. Результаты для Ge25Se75 указывают,
что при низких энергиях выходной спектр идентичен входному. Увеличение энер-
гии приводит к заметному спектральному уширению, как и в осциллирующей
структуре, что является следствием самоиндуцированной фазовой модуляции.
Сравнивая полученный спектр с результатами численного моделирования, авторы
установили, что максимальный нелинейный фа n2
∙ 10
–14
см
2
/Вт (в 58 раз больше, чем у кварцевого стекла), что хорошо согла-
суется с результатами независимых измерений на z-scan.
В работе [33] с помощью z-scan измерены значения n2 для нескольких халько-
генидных составов при 1,5 мкм. Результаты показывают, что на As2S3 можно по-
лучить значение n2 в 500 раз превышающее соответствующее значение для квар-
цевого стекла. При таких характеристиках для импульса в 1 пДж длительностью 1
пс при эффективной площади моды 1 мкм
2
, что вызывает импульс интенсивностно
100 МВт/см
2
, длина оптического переключения должна составлять 5—8 см. Авто-
ры утверждают, что при таких параметрах возможно создание миниатюрных инте-
грированных устройств.
В работе [34] исследовались оптические нелинейности двух двойных халькоге-
нидных стекол: As2Se3 и As2S3. Авторы разработали модель, предполагающую суще-
ствование нелинейностей третьего и пятого порядков. Зависимость полученного не-
линейного показателя преломления от интенсивности хорошо согласовывалась с экс-
периментальными данными. С помощью подгонки были определены значения пока-
зателя преломления. Для нелинейности пятого порядка получено отрицательное
значение.
Авторами [35] с помощью z-scan измерены нелинейные показате-
ли преломления и коэффициенты двухфотонного поглощения в двухком-
Таблица 2. Значения нелинейного показателя преломления бинарных халь-
когенидных стекол
38
Материал , нм n2 10
18
, м
2
/В Метод Источник
As40S60 1550 1,80 z-scan [29]
As40S60 1319 1,70 SPM [23]
As40S60 1064 5,20 z-scan [46]
As40S60 1250 5,20 SRTBC [35]
As40S60 1550 4,40 SRTBC [35]
As40S60 1250 5,20 SRTBC [7]
As40S60 1550 4,40 SRTBC [7]
As40Se60 1064 12,60 z-scan [46]
As40Se60 1550 18,60 SRTBC [35]
As40Se60 1250 24,00 SRTBC [35]
As40Se60 1064 18,00 z-scan [40]
As40Se60 1430 10,00 z-scan [40]
As40Se60 1250 24,00 SRTBC [7]
As40Se60 1550 18,60 SRTBC [7]
Ge10Se90 1064 16,00 z-scan [40]
Ge15Se85 1064 17,00 z-scan [40]
Ge20Se80 1064 13,00 z-scan [40]
Ge25Se75 1064 10,00 z-scan [40]
Ge25Se75 1550 1,50 SPM [31]
Ge33S66 1550 0,92 z-scan [29]
Ge5Se95 1064 17,00 z-scan [29]
понентных и композитных халькогенидных пленках различных составов (As2S3,
As20S80, 2As2S3/As2Se3, 3As2S3/As2Se3). Показано, что пленки AsS характеризуются
положительными значениями n2, т.е. в них происходит самофокусировка пучка,
тогда как в композитных пленках наблюдалась дефокусировка, что характерно для
материалов с отрицательным n2. Наибольшее значение n2 было в пленке
2As2S3/As2Se3 : n2 = 2,6 ∙ 10
–8
esu при длине волны 1064 нм.
В табл. 2 приведены результаты измерений нелинейного показателя прелом-
ления в бинарных халькогенидных стеклах. Как видим, оценки нелинейного пока-
зателя преломления, выполненные по формуле (4) (см. табл. 1), удовлетворительно
согласуются с экспериментальными данными.
4.2. ТРОЙНЫЕ ХАЛЬКОГЕНИДНЫЕ СТЕКЛА
Авторы [36] измеряли нелинейный показатель преломления и коэф-
фициент поглощения стекол серии составов As40S60–x Sex при длинах волн 1,25 и 1,55
мкм методом SRTBC. Было установлено, что при изменении концентрации селена
от нулевой до максимальной значение n2 при длине волны 1,25 мкм возрастает от
260 ∙ n2 silica до 1200 ∙ n2 silica (n2 silica — нелинейный показатель преломления кварцево-
го стекла), а нелинейный коэффициент поглощения возрастает от 0,16 до 2,8 см/ГВт.
Таким образом, показано, что халькогенидные стекла системы As—S—Se имеют
одновременно высокий нелинейный показатель преломления и коэффициент доб-
ротности (figure of merit, FOM = n2 и удовлетворяют стандартным требованиям к
материалам для оптических переключателей [33].
Было установлено, что в образцах с FOM > 5 нелинейный фазовый сдвиг на
величину может быть получен без повреждений при интенсивностях < 200
МВт/см
2
, а также, что FOM существенно увеличивается при длинах волн, удовле-
творяющих соотношению h Eg п-
тических нелинейностей во многом определяется концентрацией наиболее поляри-
зуемого элемента, в данном случае — селена. В частности, для стекла As40Se60 зна-
чения n2 и FOM равны соответственно 2,3 ∙ 10
–17
м
2
/Вт и 11, что делает их перспек-
39
тивными кандидатами для использования в оптических переключателях на длине
волны 1,55 мкм.
Аналогичные результаты были получены в работе [37] при исследовании нели-
нейных оптических свойств стекол систем Ge—As—Se и Ge—As—S—Se при дли-
нах волн 1,25 и 1,55 мкм методом SRTBC. В частности, наблюдалось увеличение
FOM при длинах волн, удовлетворяющих соотношению h Eg о-
рых из исследованных стекол нелинейный коэффициент преломления более чем в
800 раз превышал аналогичное значение для кварцевого стекла, а для некоторых
FOM > 20. Например, значения n2 и FOM образца Ge11,11As22,22Se66,67 составили соот-
ветственно 1,3 ∙ 10
–17
м
2
/Вт и 28. В работе [38] исследовалась нелинейная восприим-
(3)
различных однородных стекол. Наибольшее значение
(3)
получено для системы As—S—Se и составляло 1,96∙10
–19
м
2
/Вт
2
, что почти в
1000 раз выше, чем у кварцевого стекла.
Авторы [39] исследовали нелинейные свойства стекол системы Ge—As—Se.
Измерения проводились на установке z-scan при длине волны 1540 нм. На рис. 3 и
4 приведены кривые, полученные на образце Ge33As12Se55 соответственно при за-
крытой и открытой диафрагме, при интенсивности 0,16 ГВт/см
2
. Исследования
показали, что даже малые вариации состава могут обусловливать существенное
изменение нелинейного показателя преломления, в частности изменение концен-
трации одного из компонентов на несколько процентов может приводить к четы-
рехкратному увеличению n2. Наиболее высокое значение n2 проявлялось у стекла с
наибольшим содержанием Ge: Ge35As15Se50 и составило 24∙10
–18
м
2
/Вт; соответ-
ствующий коэффициент добротности составил 3,2. В работе [40] также исследова-
лась система Ge—As—Se на установке
z-scan при длинах волн 1,064 и 1,43 мкм. Для двойных стекол Ge—Se авторы уста-
новили корреляцию между структурой и величиной нелинейного показателя пре-
ломления, однако для тройной системы подобной корреляции установить не уда-
лось.
В работе [41] методом z-scan были исследованы пленки Ge—As—Se толщиной
2 мкм. Использовались импульсы длительностью 100 фс с энергией в диапазоне
0,1—0,5 мкДж. В большинстве экспериментов размер сфокусированного пятна со-
ставлял 20—40 мкм, что позволяло получать максимальные интенсивности в диапа-
зоне 10—150 ГВт/см
2
. Геометрия установки позволяла одновременно проводить z-
scan с открытой и закрытой диафрагмой. Результаты показали, что нелинейный от-
клик образца Ge33As12Se55 обусловлен индуцированным эффектом поглощения. Зна-
чение нелинейного показателя преломления: n2 = 2,2 ∙ 10
–13
см
2
/Вт, а нелинейного
коэффициента поглощения: = 5,6 ∙ 10
–8
см/Вт.
Нелинейные оптические свойства тройных халькогенидных стекол исследова-
лись авторами [42] методами генерации третьей гармоники, оптического затвора
на ячейке Керра и вырожденного четырехволнового смешения. Получена зависи-
мость нелинейной восприимчивости при генерации третьей от положения края
поглощения (для стекол систем As—S—Se и Ge—As—S) гармоники и показано,
что восприимчивость резко возрастает при красном смещении края поглощения. С
точностью до экспериментальных погрешностей восприимчивость при генерации
третьей гармоники совпадала с восприимчивостью, полученной в экспериментах с
затвором Керра. Эксперименты по ВЧВС показали, что на халькогенидных стеклах
достижимы сверхбыстрые времена отклика, размерность которых менее пикосе-
кунд.
Таблица 3. Значения нелинейного показателя преломления в некоторых
тройных халькогенидных стеклах
Состав , нм n2 10
18
, м
2
/Вт Метод Источник
Ge15,38As30,77S53,
85
1250 5,59 SRTBC [9]
Ge15,38As30,77S53, 1550 3,82 SRTBC [9]
40
85
Ge15,38As30,77S53,
85
1550 3,82 SRTBC [9]
Ge15As10Se75 1064 12,00 z-scan [10]
Ge27As13Se60 1064 20,00 z-scan [10]
Ge20As40Se40 1064 18,50 z-scan [10]
Ge20As40Se40 1430 8,50 z-scan [10]
Ge10As10Se80 1064 16,50 z-scan [13]
Ge16Sb14S70 1064 2,10 z-scan [11]
Ge23Sb7S70 1064 1,70 z-scan [11]
Ge31Sb9S60 1064 2,60 z-scan [11]
Ge16Sb14S70 1064 15,00 z-scan [11]
Ge13Sb7S80 1064 7,20 z-scan [11]
Ge23Sb7S70 1064 10,30 z-scan [11]
Ge28Sb7S65 1064 11,50 z-scan [11]
Ge35Sb7S58 1064 9,00 z-scan [11]
As40S50Se10 1250 11,77 SRTBC [18]
As40S50Se10 1550 11,18 SRTBC [18]
As40S40Se20 1250 10,59 SRTBC [18]
As40S40Se20 1550 8,83 SRTBC [18]
As40S30Se30 1250 17,06 SRTBC [18]
As40S30Se30 1550 12,65 SRTBC [18]
As40S20Se40 1250 27,07 SRTBC [18]
As40S20Se40 1550 13,53 SRTBC [18]
As40S10Se50 1250 29,42 SRTBC [18]
As40S10Se50 1550 16,48 SRTBC [18]
Нелинейные оптические свойства ХСП состава As—S—Se исследовались с
помощью z-scan в работе [43] при 1,6 мкм. Были получены значения n2 в 400 раз
большие, чем у кварцевого стекла. Такие высокие значения n2 при малых моляр-
ных соотношениях As/(S+Se) объяснялись наличием ковалентных гомополярных
связей Se—Se в структуре стекла, что подтверждалось КР-спектроскопией, и не
могли быть связаны с красным сдвигом края поглощения или резонансным эффек-
том.
В работе [44] исследовались нелинейные свойства стекол систем Ge—Sb—S и
Ge—Sb—Se. Исследования проводились при длине волны 1064 нм с помощью мо-
дифицированной техники z-scan. Наибольшее из полученных значений n2, в 500
раз превышающее n2 silica для кварцевого стекла, наблюдалось для состава
Ge16Sb14Se70, наименьшее значение (для того же состава) составило 70 n2 silica. В
табл. 3 приведены результаты измерений нелинейного показателя преломления в
некоторых тройных халькогенидных стеклах.
4.3. СЛОЖНЫЕ ХАЛЬКОГЕНИДНЫЕ СТЕКЛА
Нелинейные оптические свойства халькогенидных стекол системы
Ge—Se—S—As исследованы в работе [45]. Для измерения величины n2 при 1064
нм использовалась техника z-scan, а также интерферометр на двух полупрозрач-
ных зеркалах. Результаты измерений обоими методами находились в хорошем со-
ответствии. Нелинейный показатель преломления n2 связывался со структурными
параметрами стекла. В част-ности, в случае двойной системы Ge—Se n2 является
функцией длины цепочек селена в стекле. Были достигнуты величины оптических
нелинейностей третьего порядка 24∙10
–18
м
2
/Вт (что в 850 раз больше, чем у сили-
катного стекла).
41
В работе [37] отмечалось монотонное возрастание n2 при последовательной за-
мене S на Se в стеклах системы Ge—As—S—Se при неизменном количестве Ge и
As. FOM зависит от близости частоты света к краю двухфотонного поглощения.
Кроме того, пик образуется при h Eg 0,45.
В работе [46] исследовались линейные и нелинейные оптические свойства
стекол Ge10As10Se80-хTex. Нелинейные оптические свойства исследовали на уста-
новке z-scan при 1064 нм; длительность импульсов составляла 15 пс. Полученные
–18
м
2
/Вт. Уста-
новлено, что добавление Te на нелинейный показатель преломления влияет несу-
щественно, а на нелинейное поглощение — существенно.
В работе [47] изучалось влияние частичной замены S на Se в стеклах системы
Ge—Sb—S. Измерения осуществлялись при 1064 нм. Показано, что введение Se
может увеличить n2 до значений, в 350 раз превышающих n2 кварцевого стекла.
Аналогичные исследования были проведены в работе [48] при частичной замене S
на Se в системе Ge—Ga—Sb—S. При такой замене наблюдалось уменьшение тем-
пературы стеклования, увеличение нелинейного показателя преломления и плот-
ности стекла, а также наблюдался красный сдвиг края поглощения. Такие измене-
ния авторами объясняли структурной реорганизацией в стекле.
Нелинейный показатель преломления систем La2S3—Ga2S3 и Me2S—La2S3—
Ga2S3 (Me2S—Ag2S и Na2S) измеряли на установке z-scan [49]. Значение n2 стекол
возрастало с увеличением содержания La2S3 в двойных стеклах и убывало с добав-
лением Ag2S и Na2S в тройных стеклах. В работе [50] измерялись оптические нели-
нейности третьего порядка ХСП состава 90GeS2—5GeS3—5CdS с помощью времен-
но разрешенной техники оптического затвора Керра при 820 нм. Полученное зна-
чение оптической нелинейной восприимчивости третьего порядка достигало 1,4
10
–20
м
2
/В
2
. Ширина на половине максимума сигнала Керра составляла 150 фс,
что соответствует времени отклика меньшему чем 120 фс. Авторы связывали отклик
со сверхбыстрым искажением электронного облака.
5. ПРАКТИЧЕСКИЕ ПРИМЕНЕНИЯ ОПТИЧЕСКИХ НЕЛИ-
НЕЙНОСТЕЙ В ХАЛЬКОГЕНИДНЫХ СТЕКЛАХ
Здесь рассматриваются различные оптические эффекты и практи-
ческие устройства, основанные на оптических нелинейностях в халькогенидных
стеклах.
5.1. ОПТИЧЕСКОЕ ПЕРЕКЛЮЧЕНИЕ
Интенсивное развитие информационных технологий требует по-
стоянной возрастающей скорости передачи информации по линиям связи. Исполь-
зуя существующие электронные системы, очень трудно достичь скоростей выше 40
Гбит/с. На данный момент общепринятым является мнение, что существенно более
высокие скорости (до 1 Тбит/с) требуют применения технологий, основанных на
оптическом переключении и устройствах оптической обработки сигнала. Разные
подходы к реализации оптической обработки сигнала состоят либо в применении
активных полупроводниковых устройств, либо в использовании стеклянного нели-
нейного оптоволокна. Полупроводниковые приборы, являясь компактными, «стра-
дают» от ограничения времени отклика, обусловлен-
42
Рис. 8. Схема нелинейного оптического петлевого зеркала.
Рис. 9. Типичная схема отклика нелинейного оптического петлевого зеркала
ного свободными носителями заряда. Оптоволоконные устройства очень эффектив-
ны, однако из-за низкого значения нелинейностей Керра для реализации переключе-
ния требуются очень большие длины. Например, для кварцевого стекла с n2 = 2,6
∙ 10
–16
см
2
/В длина волокна, необходимая для реализации оптического переключения,
составляет сотни метров.
Одним из путей решения проблемы является использование материалов с
большими значениями нелинейного показателя преломления. Перспективными в
данном направлении являются халькогенидные стекла, обладающие многими
свойствами, желательными для оптической обработки сигнала. В частности, фем-
тосекундные времена отклика, превышающие значения нелинейностей Керра, —
совместимы с существующими волоконными технологиями.
Впервые оптическое переключение в волокне, на основании стекла As2S3, бы-
ло продемонстрировано в эксперименте с затвором на ячейке Керра [51]. Поляри-
зации затворного и сигнального импульсов были смещены на 45. Затворный им-
пульс индуцировал фазовый сдвиг между компонентами сигнала, поляризация ко-
торых параллельна и перпендикулярна его поляризации. Когда фазовый сдвиг до-
рнутой на 90.
Наиболее эффективным способом реализации оптического переключения, ос-
нованного на нелинейных эффектах, является схема нелинейного оптического
петлевого зеркала (nonlinear optical loop mirror, NOLM), приведенная на рис. 8.
Здесь оба пучка проходят по одному и тому же отрезку волокна, однако распро-
страняются в противоположных направлениях. Относительные мощности импуль-
сов определяются эффективностью сопряжения в соединителе r/(1—r). После одного
кругового прохода оба пучка снова встречаются в соединителе и часть pr общего
сигнала отражается обратно в канал источника, тогда как оставшаяся часть p0 про-
ходит далее. В случае, когда r 0,5, более интенсивный из двух лучей, распро-
страняющихся в противоположных направлениях, испытывает больший фазовый
сдвиг. Тогда разностный фазовый сдвиг определяется так:
effNL AppLnk /2120 . (9)
В результате встреча двух пучков обусловливает изменение условий их взаимо-
действия в соединителе. Результирующая функция отклика представляется выра-
жением
Lprrrppp it 021 21cos1121 . (10)
Типичная функция отклика петлевого зеркала приведена на рис. 9.
Устройство NOLM, где используется халькогенидное волокно As2S3, со значе-
нием n2 при 1,5 мкм, в 80 раз превышающим аналогичное значение для кварцевого
стекла, было рассмотрено в работе [52].
В работе [53] было продемонстрировано демультиплексирование сигнала со
скоростью 640 Гбит/с на составляющие сигналы со скоростью 10 Гбит/с с исполь-
зованием планарного волновода на As2S3. Результат получен с использованием
схемы, основанной на использовании четырехволнового смешения. Уменьшение
43
размеров масштаба устройств до сантиметровых является решающим шагом, поз-
воляющим создавать сложные мультиканальные устройства с различной функцио-
нальностью на одном чипе.
5.2. ФОТОННОКРИСТАЛЛИЧЕСКИЕ ОПТОВОЛОКНА
Дополнительные возможности по использованию оптических не-
линейностей предоставляются фотоннокристаллическими оптическими волокнами
(ФКОВ). Структурирование в масштабах длины волны позволяет получать очень
малые значения эффективной площади моды Aeff, поэтому на порядок увеличива-
ются значения эффективных нелинейностей: = 2n2/(Aeff). Создание ФКОВ на
основе стекол с высокими значениями оптических нелинейностей позволяет полу-
чить значения эффективных нелинейностей, кардинально превышающие анало-
–1
км
–1
). Так, в ФКОВ на ос-
нове халькогенидного стекла As2Se3 2 ∙ 10
4
Вт
–1
∙ км
–1
[54].
5.3. ВЫНУЖДЕННОЕ РАССЕЯНИЕ МАНДЕЛЬШТАМА—
БРИЛЛЮЭНА
В процессе распространения узкополосного лазерного пучка в
оптоволокне в случае достижения определенной пороговой мощности появляется
рассеянный пучок, распространяющийся в обратном направлении. Такое явление
называется вынужденным рассеянием Мандельштама—Бриллюэна (ВРМБ; в ан-
глоязычной литературе — stimulated Brillouin scattering, SBS). ВРМБ налагает
ограничение на величину оптической мощности, которая может передаваться по
оптоволокну, и, таким образом, рассматривается как негативное явление для опти-
ческих телекоммуникационных систем. Однако оно может использоваться для
усиления узкополосного оптического сигнала, распространяющегося в направле-
нии, противоположном накачивающему пучку, что может быть применено в таких
устройствах, как Бриллюэновские усилители, лазеры, элементы оптической задерж-
ки и др.
Использование зависимости показателя преломления, связанного с процессом
ВРМБ, от интенсивности позволяет создавать настраиваемые оптические элемен-
ты задержки, в которых групповая скорость светового сигнала может непрерывно
управляться мощностью накачивающего импульса. Такие элементы задержки мо-
гут играть очень важную роль в оптических коммуникационных сетях.
Если частоты двух волн, распространяющихся в противоположных направле-
ниях: в направлении интенсивной накачивающей волны и слабой зондовой волны,
удовлетворяют условию
pump = probe + B, (11)
где pump — частота накачивающего пучка; probe — частота; B — Бриллюэновская
частота, то вследствие ВРМБ генерируется акустическая волна, рассеивающая фо-
тоны из накачивающей волны в зондовую, а интерференция этих двух оптических
волн усиливает процесс. Поскольку ширина полосы для Бриллюэновского усиления
в обычном оптоволокне составляет 30 МГц, ВРМБ может рассматриваться как про-
цесс узкополосного усиления, при котором интенсивная накачивающая волна уси-
ливается в узком спектральном диапазоне в окрестно pump –
B и осла-
pump B. Согласно соотношению Крамерса—Кронинга,
процессы интенсивного усиления/ослабления при ВРМБ связаны с резким измене-
нием группового показателя преломления, что позволяет реализовать контролируе-
мую оптическую временную задержку.
Для использования ВРМБ необходимо выбрать среду, которая имеет большой
Бриллюэновский коэффициент усиления gB, что позволяет уменьшить пороговую
мощность и сократить длину устройства. Хотя для многих кристаллов и органиче-
44
ских материалов были обнаружены высокие значения gB, однако эти материалы
трудно получить в форме оптоволокна.
В работе [55] рассматривали процесс ВРМБ в одномодовом оптоволокне
As2Se3. Значение коэффициента gB для данного оптоволокна составило 6,0 ∙ 10
–9
м/Вт, что в 134 раза превышает аналогичное значение для кварцевого оптоволок-
на. В работе [56] было продемонстрировано высокоэффективное замедление света
с использованием оптоволокна из As2Se3. Бриллюэновское усиление в 43 дБ было
достигнуто при мощности накачки 60 мВт в пятиметровом одномодовом оптово-
локне, что обусловливает оптическую задержку в 37 нс при 50 нс гауссовом им-
пульсе. Авторы работы также предложили коэффициент добротности, позволяю-
щий оценивать эффективность использования данного оптоволокна для примене-
ния в элементе оптической задержки.
В работе [7] исследовался процесс ВРМБ в одномодовых волокнах из As2S3 и
As2Se3. Значения Бриллюэновского коэффициента усиления для данных волокон
составили 3,9 ∙ 10
–9
и 6,75 ∙ 10
–9
м/Вт. Анализ результатов с помощью коэффициен-
та добротности, предложенного авторами [56], показал, что волокно из As2S3 дает
лучший результат из-за меньших потерь, уменьшенного размера сердцевины и
несколько меньшего показателя преломления. Волокно As2S3 с малым радиусом
сердцевины характеризуется коэффициентом добротности, в 140 раз превышающим
лучшее из значений, достигнутых на волокне из кварцевого стекла.
В работе [57] продемонстрирован принцип работы Бриллюэновского лазера с
использованием одномодового оптоволокна As2Se3. Лазер сформирован по схеме
интерферометра Фабри—Перо в отрезке оптоволокна, длиной 2 м при мощности
накачки 56 мВт. Необходимое отражение на концах волокна обеспечивалось пло-
скопараллельными краями за счет высокого показателя преломления материала
волокна (n = 2,82).
5.4. СЖАТИЕ ИМПУЛЬСОВ
Значительный интерес для исследователей и разработчиков новых
компонентов высокоскоростных телекоммуникационных оптических сетей пред-
ставляют простые компактные схемы генерации ультракоротких субпикосекунд-
ных импульсов. В частности, такие импульсы необходимо получать в области те-
лекоммуникационной длины волны, что и определяет набор материалов, удовле-
творяющих данные схемы. Эффективная компрессия импульса может быть реали-
зована в материале, сочетающем нормальную дисперсию при данной длине волны
с самоиндуцированной фазовой модуляцией [58]. Халькогенидным стеклам в об-
ласти 1550 нм присуща нормальная дисперсия и высокие нелинейные свойства,
поэтому они являются многообещающими кандидатами для реализации оптиче-
ской компрессии.
Cхема, реализующая оптическую компрессию с использованием оптоволокна
из As2Se3, предложена в работе [58]. В качестве источника ис-
Рис. 10. Схема преобразования длины волны, основанного на перекрестной фазо-
вой модуляции [59]
пользовался лазер, выдающий импульсы длительностью 6 пс с частотой 9 МГц на
длине волны 1550 нм. Пиковая входная мощность оценивалась на уровне 35 Вт.
Волокна длиной 4,1 м оказалось достаточно для достижения существенного спек-
трального уширения при почти линейной внутриимпульсной частотной модуля-
45
ции. Для последующей компрессии полученного импульса использовалась воло-
конная решетка Брэгга с линейно изменяющимся периодом. Длительность сжатого
импульса составила 420 фс.
5.5. ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ДЛИНЫ ВОЛНЫ
В работе [59] было продемонстрировано преобразование длины
волны с использованием халькогенидного оптоволокна из As2Se3 (рис. 10). Непре-
рывный зондовый пучок испытывает перекрестную фазовую модуляцию от сиг-
нального импульса, распространяющегося в том же направлении, что приводит к
появлению боковых полос. Затем одна из полос выделяется с помощью полосово-
го фильтра, что и дает конвертированный сигнал. Преобразование на длину волны
свыше 10 нм было получено в оптоволокне длиной 1 м при скорости 10 Гбит/с и
пиковой мощности накачки 2,1 Вт.
В работе [60] преобразование длины волны было продемонстрировано в пла-
нарном волноводе из As2S3. Волновод в форме ребра был получен путем реактив-
ного ионного травления слоя, сформированного методом импульсного лазерного
напыления. Преобразование 5,4 пикосекундных импульса в окрестности 1550 нм
более чем на 10 нм было достигнуто в волноводе длиной 5 см.
6. ВЫВОДЫ
Рассмотрены методики измерения и основные экспериментальные
результаты по измерению оптических нелинейностей в халькогенидных стеклах.
Методы оценки нелинейных свойств на основании линейных позволяют получить
значения, удовлетворительно согласующиеся с экспериментальными данными. Вы-
сокие значения нелинейного показателя преломления делают ХСП перспективными
материалами для телекоммуникационных систем нового поколения. Приведены
примеры реализации устройств оптической обработки сигнала с использованием
ХСП (оптическое переключение, преобразование длины волны и др.).
I.D. Tolmachov, A.V. Stronski
OPTICAL NONLINEARITIES IN CHALCOGENIDE VIT-
REOUS SEMICONDUCTORS (review)
Measurement methods and principal results of investigation of nonlinear
optical properties of chalcogenide vitreous semiconductors (ChVS) have been consid-
ered. Examples of implementation of signal processing devices using ChVS (optical
switching, wavelength conversion, etc.) are presented.
Keywords: chalcogenide vitreous semiconductors, nonlinear optical properties.
1. Толмачев И.Д., Стронский А.В. Применение халькогенидных стеклообразных
полупроводников в сенсорах и сенсорных системах (обзор) // ОПТ. — 2009. —
Вып. 44. — С. 5—22.
2. Tanaka K. Optical nonlinearity in photonic glasses // J. Mater. Sci.: Materials in Elec-
tronics. — 2002. — 16. — P. 633—643.
3. Ticha H., Tichy L. Semiempirical relation between non-linear susceptibility (refrac-
tive index), linear refractive index and optical gap and its application to amorphous
chalcogenides // JOAM. — 2002. — 4, N 2. — P. 381—386.
4. Boling N.L., Glass A.J., Owyoung A. Empirical relationships for predicting nonlinear
refractive index changes in optical solids // IEEE Quant. Electron. — 1978. —
QE-14. — P. 601—608.
5. Tanaka K. Optical nonlinearity in photonic glasses // J. Mater. Sci.: Materials in Elec-
tronics. — 2005. — 16. — P. 633—643.
6. Lines M.E. Oxide glasses for fast photonic switching: a comparative study // J. Appl.
Phys. — 1991. — 69, N 10. — P. 6876—6884.
46
7. Non-linear properties of chalcogenide glasses and fibers / J.S. Sanghera., C.M. Flo-
rea, L.B. Shaw et al. // J. Non-Cryst. Solids. — 2008. — 354. — P. 462—467.
8. Optical characterization of As—Ge—S thin films / A.V. Stronski, M. Vlcek, I.D.
Tolmachov et al. // J. Optoelectronics and Advanced Materials. — 2009. — 11, N
11. — P. 1581—1585.
9. Tolmachov I.D., Stronski A.V. Linear and nonlinear optical properties of Ge-As-S
films // Photonics, Devices and Systems. IV // Proc. SPIE. — 2008. — 7138,
P. 71381X-71381X-6.
10. Tolmachov I.D., Stronski A.V. Optical properties of Ge-As-S thin films // Functional
Materials. — 2008. — 16, N 1. — P. 1—4.
11. Sheik-Bahae M., Said A.A., Van Stryland E.W. High-sensitivity, single-beam n2
measurements // Opt. Lett. — 1989. — N 14. — P. 955—957.
12. Sensitive measurement of optical nonlinearities using a single beam / M. Sheik-
Bahae, A.A. Said, T.H. Wei et al. // IEEE J. Quantum Electronics. — 1990. — 26, N
4. — P. 760—769.
13. Zhao W., Palffy-Muhoray P. Z-scan technique using top-hat beams // Appl. Phys.
Lett. — 1993. — 63. — P. 1613—1615.
14. Zhao W., Palffy-Muhoray P. Z-scan measurement of (3) using top-hat beams //
Ibid. — 1994. — 65. — P. 673—675.
15. Eclipsing Z-scan measurement of / 10
4
wave-front distortion / T. Xia, D.J. Hagan,
M. Sheik-Bahae et al. // Opt. Lett. — 1994. — 19. — P. 317—319.
16. Tian J.G., Zang W.P., Zhang G.Y. Two modified Z-scan methods for determination
of nonlinear-optical index with enhanced sensitivity // Opt. Commun. — 1994. —
N 107. — P. 415—419.
17. Mian S.M., Taheri B., Wicksted J.P. Effects of beam ellipticity on Z-scan measure-
ments // J. Opt. Soc. Amer. — B. — 1996. — 13. — P. 856—863.
18. Rhee B.K., Byun J.S., Van Stryland E.W. Z-scan using circularly symmetric beams //
Ibid. — B. — 1996. — 13. — P. 2720—2723.
19. Hughes S., Burzler J.M. Theory of Z-scan measurements using Gaussian-Bessel
beams // Phys. Rev. — A. — 1997. — 56. — P. R1103—R1106.
20. Z-scan technique through beam radius measurements / G. Tsigaridas, M. Fakis,
I. Polyzos et al. // Appl. Phys. — B. — 2003. — N 76. — P. 83—86.
21. Z-scan technique for elliptic Gaussian beams / G. Tsigaridas, M. Fakis, I. Polyzos et al. //
Ibid. — 2003. — N 77. — P. 71—75.
22. Z-scan technique for characterizing third-order optical nonlinearity by use of quasi-
one-dimensional slit beams / B. Gu, J. Yan, Q. Wang et al. // J. Opt. Soc. Amer. —
2004. — B, N 21. — P. 968—972.
23. Gu B., Wang H.-T. Theoretical study of saturable Kerr nonlinearity using top-hat
beam Z-scan technique // Opt. Commun. — 2006. — N 263. — P. 322—327.
24. Nonlinear refractive index measurement in chalcogenide-glass fibers by self-phase
modulation / M. Asobe, K. Suzuki, T. Kanamori et al. // Appl. Phys. Lett. —
1992. — 60, N 10. — P. 1153—1154.
25. Asobe М., Kanamori T., Kubodera K. Applications of highly nonlinear chalcogenide
glass fibers in ultrafast all-optical switches // IEEE J. Quantum Electron. — 1993. —
29. — P. 2325—2333.
26. Third-order nonlinear optical properties of As2S3 chalcogenide glass / H. Kobayashi,
H. Kanabara, M. Koga et al. // J. Appl. Phys. — 74, N 6. — P. 3683—3687.
27. Nonlinear optical properties of silver-doped As2S3 / T.I. Kosa, R. Rangel-Rojo, E.
Hajto et al. // J. Non-Cryst. Solids. — 1993. — 164—166. — P. 1219—1222.
28. Low-loss waveguides in ultrafast laser-deposited As2S3 chalcogenide films / A. Zak-
ery,
Y. Ruan, A.V. Rode et al. // J. Opt. Soc. Amer. — 2003. — B 20. — P. 1844—1852.
29. Zakery A. Low loss waveguides in pulsed laser deposited arsenic sulfide chalco-
genide films // J. Phys. D: Appl. Phys. — 2002. — N 35. — P. 2909—2913.
30. Nonlinear optical properties of chalcogenide glasses: Observation of multiphoton
absorption / K.S. Bindra, H.T. Bookey, A.K. Kar et al. // Appl. Phys. Lett. —
2001. — 79, N 13. — P. 1939—1941.
47
31. Chalcogenide glasses with large non-linear refractive indices / F. Smektala, C.
Quemard, L. Leneindre et al. // J. Non-Cryst. Solids. — 1998. — N 239. — P. 139—
142.
32. Strong self-phase modulation in planar chalcogenide glass waveguides / S. Spalter,
H.Y. Hwang, J. Zimmermann et al. // Opt. Lett. — 2002. — N 27. — P. 363—365.
33. Large Kerr effect in bulk Se-based chalcogenide glasses / G. Lenz, J. Zimmerman,
T. Katsufuji et al. // Ibid. — 2000. — 25. — P. 254—256.
34. Boudebs G. Spatially resolved Mach-Zehnder interferometry and application to non-
linearity measurements // SPIE Proc. — 2003. — N 5212. — P. 23—29.
35. Ganeev R.A., Ryasnyanskii A.I., Usmanov T. Effect of nonlinear refraction and two-
photon absorption on the optical limiting in amorphous chalcogenide films // Physics
of the Solid State. — 2003. — 45, N 2. — P. 207—213.
36. Highly nonlinear As-S-Se glasses for all-optical switching / J.M. Harbold, F.O. Ilday,
F.W. Wise et al. // Opt. Lett. — 2002. — 27, N 2. — P. 119—121.
37. Highly nonlinear Ge—As—Se and Ge—As—S—Se glasses for all-optical switching
/ J.M. Harbold, F.O. Ilday, F.W. Wise et al. // IEEE Photonics Technology Let-
ters. — 2002. — 14, N 6. — P. 822—824.
38. Nasu H., Matsuoka J., Kamiya K. // J. Non-Cryst. Solids. — 1994. — 178. — P. 23.
39. Third order nonlinearities in Ge-As-Se-based glasses for telecommunications appli-
cations / J.T. Gopinath, M. Soljaсiс, E.P. Ippen et al. // J. Appl. Physics. — 2004. —
96, N 11. — P. 6931—6933.
40. Chalcogenide glasses with high nonlinear optical properties for telecommunications /
C.Quemard, F. Smektala, V. Couderc et al. // J. Phys. and Chem. of Solids. —
2001. — 62. — P. 1435—1440.
41. Zakery A., Hatami M. Nonlinear optical properties of pulsed-laser-deposited Ge—
As—Se films and simulation of a nonlinear directional coupler switch // J. Opt. Soc.
Amer. — B. — 2005. — N 22. — P. 591—597.
42. Third-order nonlinear optical properties of chalcogenide glasses / H. Kanbara,
S. Fujikawa, K. Tanaka et al. // Appl. Phys. Lett. — 1997. — 70. — P. 925—927.
43. Nonlinear optical properties of chalcogenide glasses in the system As-S-Se / Cardi-
nal, K.A. Richardson, H. Shim et al. // J. Non-Cryst. Solids. — 1999. — N 256—257.
— P. 353—360.
44. Compositional dependence of the nonlinear refractive index of new germanium-
based chalcogenide glasses / L. Petit, N. Carlie, H. Chen et al. // J. Solid State
Chem. — 2009. — 182. — P. 2756—2761.
45. Third and second order nonlinear optical properties of Ge-Se-S-As chalcogenide glass-
es / F. Smektala, J. Troles, V. Couderc et al. // SPIE Proc. — 2002. — 4628. — P. 30—
38.
46. Linear and nonlinear optical characterization of tellurium based chalcogenide glasses
/ S. Cherukulappurath, M. Guignard, C. Marchand et al. // Optics Communs. —
2004. — N 242. — P. 313—319.
47. Correlation between the nonlinear refractive index and structure of germanium-
based chalcogenide glasses / L. Petit, N. Carlie, A. Humeau et al. // Mater. Res.
Bull. — 2007. — N 42. — P. 2107—2116.
48. Effect of the substitution of S for Se on the structure and non-linear optical properties
of the glasses in the system Ge0,07Ga0,05Sb0,07S0,70–xSex / L. Petit, N. Carlie, R. Ville-
neuve et al. // J. Non-Crystalline Solids. — 2006. — N 352. — P. 5413—5420.
49. Two-photon absorption and nonlinear refraction of lanthanum sulfide-gallium sulfide
glasses / Z.H. Zhou, T. Hashimoto, H. Nasu et al. // J. Appl. Phys. — 1998. —
N 84. — P. 2380—2384.
50. Large and ultrafast third-order optical nonlinearity of GeS2-Ga2S3-CdS chalcogenide
glass / X.F. Wang, Z.W. Wang, J.G. Yu et al. // Chem. Phys. Lett. — 2004. —
399. — P. 230—233.
51. Asobe M., Kanamori T., Kubodera K. Utrafast all-optical switching using highly
nonlinear chalcogenide glass fiber // IEEE Photon. Technol. Lett. — 1992. — 4. —
P. 362—365.
52. Efficient and ultrafast all-optical switching using high n, small core chalcogenide
glass fiber / M. Asobe, H. Itoh, T. Miyazawa et al. // Electron. Lett. — 1993. —
29. — P. 1966—1968.
48
53. Breakthrough switching speed with an all-optical chalcogenide glass chip: 640 Gbit/s
demultiplexing / M. Galili, J. Xu, C.H. Mulvad et al. // Optics Express. — 2009. —
17, N 4. — P. 2182—2187.
54. Large Raman gain and nonlinear phase shifts in high-purity As2Se3 chalcogenide
fibers / R.E. Slusher, G. Lenz, J. Hodelin et al. // J. Opt. Soc. Amer. — B. —
2004. — 21. — P. 1146—1155.
55. Abedin K.S. Observation of strong stimulated Brillouin scattering in single-mode
As2Se3 chalcogenide fiber // Optics Express. — 2005. — 13, N 25. — P. 10266—
10271.
56. Highly efficient Brillouin slow and fast light using As2Se3 chalcogenide fiber / K.Y.
Song, K.S. Abedin, K. Hotate et al. // Ibid. — 2006. — 14, N 13. — P. 5860—5865.
57. Abedin K.S. Single-frequency Brillouin lasing using single-mode AsSe chalcogenide
fiber // Ibid. — 2006. — 14, N 9. — P. 4037—4042.
58. Efficient optical pulse compression using chalcogenide single-mode fibers / L. Fu,
A. Fuerbach, I.C.M. Littler et al. // Appl. Phys. Lett. — 2006. — 88. — P. 081116-
1—081116-3.
59. Error free all optical wavelength conversion in highly nonlinear As-Se chalcogenide
glass fiber / V.G. Ta’eed, L. Fu, M. Pelusi et al. // Optics Express. — 2006. — 14, N
22. — P. 10371—10376.
60. All optical wavelength conversion via cross phase modulation in chalcogenide glass
rib waveguides / V.G. Ta’eed, M.R.E. Lamont, D.J. Moss et al. // Ibid. — 2006. —
14, N 23. — P. 11242—11247.
61. Sutherland R.L. Handbook of Nonlinear Optics. 1st edn. // New York: Marcel Dek-
ker, 1996.
62. Femtosecond Z-scan and degenerate four-wave mixing measurements of real and
imaginary parts of the third-order nonlinearity of soluble conjugated polymers /
M. Samoc, A. Samoc, B. Luther-Davies et al. // J. Opt. Soc. Amer. — B. — 1998. —
15. — P. 817—825.
Институт физики полупроводников
Получено 15.05.2010
им. В.Е. Лашкарева
НАН Украины,
Проспект Науки, 41
03028 Киев
|