Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Пористые среды - новые возможности для фотоники. обзор литературы 15
1.1. Образование пористой структуры при травлении полупроводников и анодном окислении металлов: методика получения, структура и общие свойства 15
1.1.1. Особенности порообразования в полупроводниках при их электрохимическом травлении 16
1.1.2. Формирование и структура пористого фосфида галлия 22
1.1.3. Формирование и структура пористого кремния 25
1.1.4. Окисление пористого кремния. Структура окисленного пористого кремния 28
1.1.5. Особенности образования и строения пористого оксида алюминия 29
1.2. Оптические свойства пористых сред 31
1.2.1. Модели эффективной среды 33
1.2.2. Модели эффективной среды с анизотропией формы 37
1.2.3. Применение моделей эффективной среды для описания линейных оптических свойств пористого кремния 40
1.2.4. Описание нелинейного отклика композитных сред в рамках модели эффективной среды 42
1.2.5. Рассеяние света в случайно-неоднородных средах 45
1.2.6. Диффузионное приближение для многократного рассеяния в случайно-неоднородных средах 48
1.2.7. Слабая и андерсоновская локализация света 50
1.2.8. Пористый фосфид галлия и локализация света 57
1.3. Выводы из обзора литературы и постановка задачи 57
ГЛАВА 2. Методика изготовления образцов и их структурные свойства 60
2.1. Методика получения окисленного пористого кремния и его структурные свойства 60
2.2. Методика изготовления мембран на основе пористого анодного оксида алюминия 66
2.3. Методика осаждения CdS в пористый окисленный кремний и пористый оксид алюминия 68
2.4. Методика изготовления слоев пористого фосфида галлия и их структурные свойства 70
ГЛАВА 3. Методика оптических измерений ...78
3.1. Измерение спектров пропускания и отражения. Определение показателя преломления и величины двулучепреломления 78
3.2. Генерация гармоник 82
3.3. Оптическое гетеродинирование 85
ГЛАВА 4. Экспериментальные результаты и их обсуждение 91
4.1. Двулучепреломляющие среды на основе пористых полупроводников и диэлектриков 91
4.1.1. Двулучепреломление формы в слоях пористого оксида алюминия 91
4.1.2. Анизотропия линейных оптических свойств окисленного пористого кремния 95
4.1.2.1 Анализ ИКспектров пропускания пористого кремния наразличных стадиях его окисления 95
4.1.2.2 Оптические параметры пористого кремния 97
4.1.2.3 Оптические параметры окисленного пористого кремния. Двулучепреломление 98
4.1.2.4 Дисперсия показателя преломления окисленного пористого кремния 102
4.1.3. Оптическая анизотропия в пористом фосфиде галлия 105
4.2. Эффекты локализации света в упорядоченных и случайно-разупорядоченных пористых средах 108
4.2.1. Фотонно-кристаллические свойства пористого оксида алюминия 108
4.2.2. Локализация света в пористом фосфиде галлия 110
4.3. Использование метода генерации оптических гармоник и комбинационного рассеяния света для изучения эффектов локального поля в пористых полупроводниках и диэлектриках 113
4.3.1. Генерация третьей гармоники в двулучепреломляющем окисленном пористом кремнии. Фазовое согласование. Нелинейная анизотропия 113
4.3.1.1 Теоретический анализ генерации третьей гармоники в двулучепреломляющем окисленном пористом кремнии 113
4.3.1.2 Фазовое согласование в двулучепреломляющем окисленном пористом кремнии 119
4.3.1.3 Анализ ориентационных зависимостей третьей гармоники в двулучепреломляющем окисленном пористом кремнии. Нелинейная анизотропия 122
4.3.2. Генерация третьей гармоники в слоях пористого оксида алюминия и окисленного пористого кремния, заполненных CdS 125
4.3.3. Увеличение эффективности генерации второй гармоники и комбинационного рассеяния света в пористом GaP за счет эффектов локализации света 129
Заключение и основные выводы 137
Литература 139
- Особенности порообразования в полупроводниках при их электрохимическом травлении
- Методика осаждения CdS в пористый окисленный кремний и пористый оксид алюминия
- Оптические параметры окисленного пористого кремния. Двулучепреломление
- Теоретический анализ генерации третьей гармоники в двулучепреломляющем окисленном пористом кремнии
Введение к работе
Актуальность темы. Актуальность представленных исследований обусловлена фундаментальным интересом к механизмам линейного и нелинейно-оптического отклика твердотельных структур с пониженной размерностью. Одним из магистральных направлений современной физики является изучение свойств материалов, формируемых из элементов, размеры которых составляют от единиц до сотен нанометров, а также разработка принципов создания таких наноструктур. Свойства этих сред заметно отличаются от свойств составляющих их элементов. Используемый в настоящей работе метод электрохимического травления позволяет изменять оптические свойства исходного материала и формировать оптически качественные среды, свойства которых могут варьироваться в широком диапазоне. Таким образом, становится возможным создать новые материалы с заданными свойствами, которые найдут самое широкое применение в различных областях: оптике, химии, электронике. В частности, возникновение искусственной анизотропии в подобных средах, усиление локального поля в микрочастицах и возможность заполнения пор веществами с высоким нелинейно-оптическим откликом открывает широкие возможности по созданию новых эффективных преобразователей частоты света. В связи с этим детального исследования заслуживает изучение влияния эффектов локального поля на линейные и нелинейно-оптические свойства нанокомпозитных сред. Эти эффекты достаточно хорошо изучены для наносистем с металлическими включениями, а также в пористом кремнии, и, в частности, приводят к увеличению эффективности нелинейно-оптических взаимодействий. Вместе с тем детальное исследование эффектов локального поля в указанных средах осложнено присутствием в них значительного оптического поглощения. В настоящей диссертационной работе исследуется влияние эффектов локального поля на оптические свойства прозрачных нанокомпозитных сред, таких как окисленный пористый кремний (ОПК), пористый оксид алюминия (ПОА) и
пористый фосфид галлия (ПФГ). Рассматриваются два предельных случая. В первом случае (пористый оксид алюминия и пористый оксид кремния) размеры неоднородностеи среды много меньше длины световой волны, что позволяет рассматривать среду как оптически однородную с характеристиками, вычисляемыми в рамках модели эффективной среды. Во втором случае (пористый фосфид галлия), когда длина световой волны сравнима с размерами неоднородностеи среды, возникает сильное рассеяние и возможны эффекты локализации света в результате интерференции рассеянных волн.
В работе были поставлены следующие задачи:
Сформировать методом электрохимического травления пористые среды с заданными оптическими свойствами.
Для слоев ОПК, ПОА и ПФГ установить связь между структурными свойствами данных пористых сред, а именно морфологией пор и наночастиц, их размерами и расположением в нанокомпозите, и такими оптическими параметрами как величины показателей преломления и двулучепреломления, а также временем жизни фотона в наноструктурированном материале.
Исследовать влияние эффектов локального поля на эффективность процессов генерации оптических гармоник в прозрачных нанокомпозитах.
Экспериментально показать возможность увеличения эффективности генерации оптических гармоник в пористых средах при использовании следующих подходов: 1) фазового согласования в пористых слоях с анизотропией формы 2) заполнения пор веществами с высокими нелинейными восприимчивостями 3) использования эффектов локализации света.
Методы исследования. Для решения поставленных задач был применен комплекс различных методов исследования, включающих измерение спектров пропускания и отражения тонких пленок, генерацию оптических гармоник,
нелинейную спектроскопию, оптическое гетеродинирование, инфракрасную Фурье спектроскопию, атомно-силовую и сканирующую электронную микроскопию, рентгеновскую дифракцию.
Достоверность полученных результатов обеспечена детальным рассмотрением физических явлений и процессов, определяющих линейные и нелинейные оптические свойства нанокомпозитных сред. Во многом достоверность полученных результатов обеспечивается хорошим согласием между результатами расчетов и многочисленными экспериментами.
Научная новизна результатов, полученных в диссертации:
экспериментально исследовано явление оптической анизотропии формы в слоях окисленного пористого кремния, пористого оксида алюминия и пористого фосфида галлия;
изучены различные возможности использования эффектов локального поля для увеличения эффективности нелинейно-оптических взаимодействий;
экспериментально показана возможность фазового согласования для процесса генерации третьей гармоники в слоях окисленного пористого кремния
продемонстрировано хорошее согласие теоретических расчетов в приближении модели эффективной среды для процесса генерации третьей гармоники в слоях окисленного пористого кремния с результатами эксперимента. Полученные результаты позволяют говорить о возможности модификации точечной группы симметрии однородного материала в результате его наноструктурирования;
- экспериментально обнаружено значительное усиление генерации второй
гармоники в слоях пористого GaP различной пористости, которое, как
показано, тесно связано с эффектами локализации света.
Научные положения и научные результаты, выносимые на защиту:
Новые данные о двулучепреломлении формы, обусловленного эффектами локального поля, в слоях окисленного пористого кремния, пористого оксида алюминия и пористого фосфида галлия и анализ этого явления в рамках приближения эффективной среды.
Вывод о возможности использования прозрачных слоев пористого оксида алюминия и окисленного пористого кремния, с осажденными наночастицами CdS, для увеличения эффективности генерации оптических гармоник.
Вывод о значительной величине двулучепреломления формы в слоях окисленного пористого кремния, достаточного для синхронной генерации третьей оптической гармоники.
Вывод о влиянии эффектов локального поля на модификацию тензора кубической восприимчивости окисленного пористого кремния.
Вывод о роли эффектов локализации света в микроструктурированном GaP на эффективность генерации оптических гармоник и комбинационное рассеяние света.
Практическая ценность исследования. Практическая ценность работы состоит в разработке принципов формирования новых сред для фотоники и нелинейной оптики и исследовании их оптических свойств. Например, пленки окисленного пористого кремния обладают достаточной величиной двойного лучепреломления для использования в качестве компактных фазовых пластин. Искусственная анизотропия в изученных средах позволяет уменьшить фазовую расстройку в процессах генерации гармоник, что может быть использовано для создания высокоэффективных преобразователей частоты.
Личный вклад. В диссертационной работе обобщены результаты исследований линейных и нелинейных оптических свойств пористых полупроводников и диэлектриков, выполненных диссертантом самостоятельно и в соавторстве. Личный вклад автора заключается в реализации цели и задач
работы, проведении экспериментальных работ, анализе и обобщении полученных результатов.
Апробация результатов работы. Материалы, вошедшие в диссертацию, опубликованы в работах [1-19], три из которых опубликованы в ведущих научных российских журналах, и докладывались на следующих конференциях: Nanomeeting 2003, Минск, Беларусь (2003); Ломоносов-2003, Москва, Россия (2003); Laser Physics 2003, Гамбург, Германия (2003); 4-th International Conference Porous Semiconductors - science and technology, Валенсия, Испания (2004); ALT 04, Рим, Италия (2004); 10th conference on complex media and metamaterials Bianisotropics 2004, Гент, Бельгия (2004); 2nd international conference on materials science and condensed matter physics, Кишинев, Молдова (2004); Нанофотоника, Нижний Новгород, Россия (2004); XX российская конференция по электронной микроскопии ЭМ'2004, Черноголовка, Россия (2004); X International Conference "Physics of Dielectrics", Санкт-Петербург, Россия (2004); Laser Physics 2004, Триест, Италия (2004).
Структура и объем работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитируемой литературы из 124 наименований. Объем работы составляет 151 страницы текста, включая 55 рисунков и 3 таблицы.
Особенности порообразования в полупроводниках при их электрохимическом травлении
Формирование пор при электрохимической обработке полупроводников [31-42] является частным случаем их растворения (травления). Можно выделить три основных типа растворения: химическое, электролиз и анодное растворение. Помимо прямой диссоциации полупроводника возможна непрямая диссоциация, осуществляемая через формирование оксида и его последующее химическое растворение. Примером такого процесса может служить образование пористого кремния при его электрохимическом травлении.
В химическом растворении свободные носители заряда не принимают участия. Напротив, электролиз и анодное растворение зависят от обмена электронами и/или дырками полупроводника и электролитом. Эти процессы нуждаются по крайней мере в одной дырке для начала процесса. Хотя в принципе необходимо 8 дырок чтобы разделить два атома AniBv, в большинстве случаев требуется 6 дырок для диссоциации одной А-В атомной пары, поскольку мы имеем дело с кристаллической решеткой, а не с отдельной молекулой.
Начало роста пор сопровождается резким возрастанием плотности анодного тока. Приложение высокого потенциала приводит к искривлению энергетических уровней на границе раздела "полупроводник и-типа"/электролит [43-45]. При этом имеет место межзонное туннслирование электронов из валеігтной зоны в зону проводимости, что приводит к генерации дырок на поверхности, участвующих в разложении GaP. Образование дырок неоднородно на поверхности полупроводникового монокристалла, что вызывает формирование сети пор, растущих вглубь кристалла. Дальнейшее увеличение потенциала ведет к разрушению поверхности пористого слоя.
Существуют два фундаментально различающихся механизма снабжения дырками приповерхностного слоя полупроводника в процессе травления. Первый механизм реализуется при электролизе, когда сильный окисляющий реагент в растворе способен захватить электрон из валентной зоны, что эквивалентно инжекции дырки. Другой механизм имеет место при анодном травлении полупроводников. Дырки, присутствующие в полупроводнике, направляются к его поверхности электрическим полем, где исчезают, приводя к электрохимическому растворению полупроводника. Истраченные дырки заменяются током из внешней электрической цепи. Если источник тока обеспечивает необходимое число дырок для процесса электрохимической диссоциации, то наблюдается полное растворение электрода.
Реальная ситуация сложнее, поскольку оба процесса смешаны. Возбужденный электрон после разрыва связи окислителем может оказаться в зоне проводимости и попасть во внешнюю электрическую цепь, что приводит к компоненте в токе внешней цепи, связанной с инжектированными электронами. Поэтому полный заряд, соответствующий диссоциации одной А-В пары, переносимый через внешнюю цепь может быть меньше чем 6 элементарных зарядов и может содержать и дырочную, и электронные компоненты. Этот факт свидетельствует о присутствии электролиза, и возможно, химического травления при анодном травлении.
Более сорока лет назад при изучении анодного травления кремниевых монокристаллов во фторидних электролитах было обнаружено необычное явление, заключающееся в образовании массива протяженных каналов субмикронного сечения (пор), прорастающих в объем полупроводника [46]. Значительно позже было обращено внимание на аналогичное электрохимическое поведение кристаллов АШВУ, наблюдающееся не только во фторидных, но и в других галогенидных электролитах (НС1) [32,33] и электролитах с некоторыми окси анионами (H2SO4, Н3РО4) [34]. Феноменологически порообразование обусловлено распадом фронта электрохимической реакции, развивающейся на изначально однородной поверхности полупроводникового кристалла, на множество изолированных микроскопических областей, устойчиво сохраняющихся вне зависимости от расстояния до внешней границы раздела фаз. Такой эффект, несомненно, может рассматриваться, как проявление самоорганизации необратимого, нелинейного процесса, протекающего в силыюнеравновесноЙ термодинамической системе. Однако до сих пор не существует развитых модельных представлений, адекватно описывающих конкретные электрофизические и химические механизмы формирования пористых структур в полупроводниковых кристаллах. Обсуждавшиеся в литературе модели оставляют недостаточно ясной причину зарождения пор и не дают объяснения привязке направлений их распространения к различным кристаллографическим осям в решетках алмазоподобных полупроводников. Не объясняется также стабильность размеров и форм вытравливаемых каналов с нанометровыми сечениями на протяженных (десятки и даже сотни мкм) участках их прорастания в объем кристаллов. В ряде теоретических работ на основе анализа кинетических уравнений показана возможность существования режимов электрохимического травления кремния, вызывающих неустойчивость планарной границы раздела электролит/полупроводник к малым периодическим возмущениям рельефа с плотностью, близкой к реальной плотности пор в Si [35,36]. Тем не менее, природа таких возмущений остается за рамками обсуждения. В работах, анализирующих экспериментальные наблюдения, начальную фазу порообразования чаще всего связывают с локализацией пробоя барьерного электрического слоя в полупроводнике или слоя диэлектрической фазы на его поверхности, что вызывает пространственную неоднородность потока дырок к границе раздела с электролитом [32]. Можно допустить также, что селективность электрохимического травления вызывается концентрацией электрического поля в местах выхода протяженных кристаллических дефектов на поверхность полупроводника. В первом случае трудно объяснить явную зависимость структуры пористых слоев и размеров пор от состава электролита. Во втором - не ясен механизм устойчивой локализации химической реакции в пятнах с размерами в десятки и сотни нанометров, тем более что плотность этих активных участков, как правило, многократно превышает поверхностную плотность дислокаций в монокристаллах.
Важную роль в процессе порообразования играют поверхностные электронные состояния, энергетические уровни которых располагаются в запрещенной зоне полупроводника. Различают таммовские поверхностные состояния, связанные с нарушением поверхностью периодичности потенциала в кристалле, и поверхностные электронные состояния Шокли, которые интерпретируются как ненасыщенные валентности поверхностных атомов кристалла. Обе модели применимы лишь к атомарно-чистой поверхности. Положение поверхностных электронных состояний сильно зависит от реальных условий (от наличия макро- и микроструктурных дефектов, адсорбированных атомов, оксидных пленок). Все это приводит к появлению поверхностных электронных состояний, которые в зависимости от степени сродства к электрону или дырке, положения уровня Ферми на поверхности могут проявлять себя как донорные или акцепторные ловушки захвата или рекомбинационные ловушки электрон-дырочных пар. При наличии до норных состояний на поверхности, происходит передача с них в зону проводимости электрона, и поверхность полупроводника будет заряжена положительно.
Методика осаждения CdS в пористый окисленный кремний и пористый оксид алюминия
Когда размеры неоднородностей в композитной среде приближаются к длине световой волны, распространение света плохо описывается в рамках модели эффективной среды, поскольку необходимо учитывать эффекты рассеяния и интерференции. В зависимости от взаимного расположения частиц с разным показателем преломления можно выделить два предельных типа композитных сред: детерминированные среды - фотонные кристаллы и сильно рассеивающие случайно-неоднородные среды. Фотонные кристаллы представляют собой упорядоченные системы с периодически изменяющемся в пространстве показателем преломления. В фотонных кристаллах существуют фотонные запрещенные зоны - диапазоны частот, в которых свет не может распространяться в результате многократного брэгговского отражения. Для сильно рассеивающих разупорядоченных систем интерференция многократно рассеянного света может приводить к явлению андерсоновской локализации света, когда распространение света в среде замедляется. Фотонные запрещенные зоны и андерсоновская локализация тесно связаны между собой, поскольку приводят к запрету на распространение света и наблюдаются в средах с высоким контрастом показателя преломления (более 3).
Рассеяние света в случайных средах - это феномен, который можно наблюдать в повседневной жизни. Хорошим примером могут служить облака, молоко, бумага. В самом общем смысле под случайно-неоднородными средами понимаются среды, испытывающие случайные изменения во времени и пространстве. Волны в такой среде претерпевают случайные изменения амплитуды и фазы, так что их описание должно проводиться на языке статистических средних величин и распределения вероятности. Рассеяние является переходным процессом, а потому нестационарным. Для такого процесса способ измерения распределения вероятности путем обработки статистического ансамбля реализаций является единственно возможным. Соответственно в дальнейшем под усреднением будет пониматься усреднение по ансамблю реализаций. В данной работе изучаются пористые среды, свойства которых не меняются во времени, но случайным образом изменяются в пространстве. Теория рассеяния по мере возрастания сложности описания последовательно рассматривает рассеяние на одной частице, приближение однократного рассеяния в разряженном облаке частиц, приближение многократного рассеяния в плотном облаке частиц [96].
Для ансамбля рассеивателей основными характеристиками рассеяния являются среднее время жизни rs и средняя длина свободного пробега (длина рассеяния) /s фотона в среде. Среднее время жизни фотона TS равно среднему времени между двумя последовательными актами рассеяния фотона на неоднородностях среды. Соответственно величина dt/rs - определяет вероятность рассеяния одного фотона за время dt, Nu-dtlrs - полное число актов рассеяния это время из общего числа фотонов No. Средняя длина свободного пробега Is для рассеяния света в среде определяется как среднее расстояние между двумя последовательными актами рассеяния. Отношение средней длины свободного пробега фотона к его среднему времени жизни определяет среднюю скорость распространения фотонов в рассеивающей среде v: Фотоны находятся в термодинамическом равновесии со средой и не взаимодействуют между собой, поэтому число фотонов N(t) не рассеянных за время t из общего числа падающих фотонов No равно: Аналогично, число фотонов, прошедших в среде расстояние х без рассеяния, равно: В этих соотношениях величины x/ls и ths - определяют вероятность рассеяния одного фотона на расстоянии х за время /, соответственно.
Выделим в среде цилиндрический объем, площадь основания которого равна единице, а высота dx. Если плотность рассеивателей в среде р, то в указанном объеме содержится p-dx рассеивателей. Следовательно, вероятность того, что фотон, падающий нормально к основанию цилиндра, будет рассеян, равна: p-dx- Ts/\ = dxfls. Это соотношение позволяет установить связь между длиной свободного пробега фотона и его сечением рассеяния: Формула (1.27) справедлива в приближении независимых рассеивателей, когда их плотность достаточно низкая. В этом случае фотон после рассеянии на очередной частице полностью "забывает" о предыдущих актах рассеяния.
Поскольку рассеиватели распределены в среде случайным образом, рассеянное поле не постоянно: его амплитуда и фаза испытывают случайные флуктуации. Такое поле можно представить в виде суммы среднего поля, называемого когерентным полем, и флуктуационного поля (некогерентное поле). Квадрат амплитуды когерентного поля называется когерентной интенсивностью 1С, а среднее значение квадрата некогерентного поля - некогерентной интенсивностью J(. При увеличении расстояния, пройденного волной в среде, когерентная часть поля уменьшается, а некогерентная возрастает. Изменение когерентной интенсивности при распространении через среду толщиной L когерентного пучка света с начальной интенсивностью 10 определяется формулой: где lex характерная длина, характеризующая полные потери в результате рассеяния и поглощения. При увеличении плотности числа частиц когерентная интенсивность становится сравнимой с некогерентной интенсивностью. В этих условиях доминирующую роль в определении флуктуационных характеристик волны начинают играть эффекты многократного рассеяния. При многократном рассеянии когерентного света рассеянные волны частично сохраняют когерентность. Подтверждением этого факта является появление спекл-картины при распространении когерентного света через случайно-неоднородную среду и возникающей в результате интерференции множества рассеянных волн.
Оптические параметры окисленного пористого кремния. Двулучепреломление
Генерация второй и третьей гармоник производилась с использованием лазерной фемтосекундной системы на кристалле Сг:форстерита и наносекундной лазерной системы с параметрическим генератором света производства Solar Laser Systems с перестраиваемой длиной волны.
Фемтосекундная лазерная система на кристалле Сг: форстерита с пассивной самосинхронизацией мод и накачкой одномодовым излучением волоконного иттербиевого лазера имела следующие характеристики: длина волны X = 1250 нм, длительность импульсов 60 фс, частота повторения импульсов 80 МГц и энергия 6 нДж в импульсе.
Лазерная система Solar Laser Systems состояла из задающего Nd:YAG генератора, преобразователя излучения с длиной волны 1,06 мкм в третью гармонику и параметрического генератора света (ПГС). В качестве основной частоты использовалась холостая волна, которая плавно перестраивалась в спектральном диапазоне от 1 до 1,5 мкм. Импульсы длительностью 3 не с энергией до 30 мДж генерировались с частотой 20 Гц. Использование ПГС позволило улучшить условия фазового согласования для процесса генерации ТГ в ОПК, а также варьировать соотношение длины волны и размера нанокристаллов, что обеспечило получение информации о влиянии процесса рассеяния света на генерацию второй гармоники в ПФГ.
Генерация второй гармоники (ВГ) в ПФГ изучалась в геометрии на отражение и возбуждалась квазинепрерывным излучением лазера на Спфорстерите с длиной волны А=1250нм (см. Рис. 3.3), Преимуществом данной лазерной системы являлось отсутствие поглощения в фосфиде галлия, как на основной частоте, так и на частоте второй гармоники. Излучение фокусировалось на образец с помощью линзы с фокусным расстоянием F = 4 мм с числовой апертурой N.A. = 0,5, падение излучения происходило по нормали. Для данных параметров диаметр пятна лазерного излучения на образце составлял около 1,5 мкм, а конфокальный параметр X/(n(N.A.)2) - около 2 мкм. Таким образом, основной вклад в сигнал ВГ давала область длиной в 4 мкм. Собранное той же линзой рассеянное излучение отводилось в систему регистрации (ФЭУ Hamamatsu R-237) с помощью дихроичного зеркала (см. Рис. 3.3, геометрия 1). Для измерений ориентационных зависимостей сигнала ВГ от взаимного расположения оптической оси и поляризации фундаментального излучения одновременно поворачивались в одинаковом направлении полуволновая пластинка и анализатор, который был предварительно выставлен параллельно или перпендикулярно поляризации излучения на основной частоте. В аналогичных условиях была исследована генерация ТГ в ОПК на отражение. Кроме того, при исследовании ориентационных зависимостей ВГ в ПФГ использовалась другая геометрия (см. Рис. 3.3, геометрия 2), когда излучение с р- поляризацией фокусировалось линзой с фокусным расстоянием 7 см и падало на образец под углом 45. С целью повышения соотношения сигнал/шум применялась схема синхронного детектирования системой Lock-in (Stanford Research Systems SR 830) для предварительно промодулированного сигнала. Чтобы избежать ошибки, связанной с флуктуациями выходной мощности лазера, сигнал ВГ и ТГ нормировался на квадрат или куб интенсивности накачки, который измерялся в плече сравнения.
Дополнительная информация о влиянии процесса рассеяния света на генерацию ВГ в ПФГ при рассеянии была получена при изменении соотношения между средним размером нанокристаллов ПФГ и длинами волн накачки и ВГ. Для этого были выполнены эксперименты по генерации ВГ излучением лазерной системы Solar Laser Systems с перестраиваемой длиной волны (см. Рис. 3.4). Излучение с р- поляризацией фокусировалось линзой с фокусным расстоянием 5 см и падало на образец под углом 45. Использовался слой пористого GaP на кристаллической подложке с ориентацией (НО). Накачка была поляризована перпендикулярно кристаллографической оси [001]. Излучение ВГ, генерируемое при отражении и рассеянии от исследуемых образцов, собиралось линзой, анализировалось при помощи монохроматора МДР-6 и регистрировалось в диапазоне 0,5 - 0,75 мкм фотоэлектронным умножителем, совмещенным с системой синхронного детектирования на основе BOXCAR.
Лазерная система Solar Laser Systems с перестраиваемой длиной волны использовалась также при изучении процесса генерации ТГ в анизотропных слоях ОПК. Использовалась геометрия на пропускание, в которой излучение накачки падало нормально к поверхности образца (см. Рис. 3.4).
Динамика рассеяния в por-GaP была исследована при помощи системы оптического гетеродинирования на основе фемтосекундного хром-форстеритового лазера с использованием балансной схемы компенсации шумов лазера1. Этот метод позволяет обнаружить отклонения от обычного диффузионного транспорта фотонов, количественно разделить упругое рассеяние и процессы поглощения. В основе метода оптического гетеродинирования лежат те же принципы, что и в Фурье-спектроскопии, когда с помощью сканирующего интерферометра Майкельсона получают автокорреляционную функцию излучения и, преобразуя ее по Фурье, находят спектр излучения. Ранее схема оптического гетродинирования была использована для изучения динамики рассеяния в бумаге [108].
Теоретический анализ генерации третьей гармоники в двулучепреломляющем окисленном пористом кремнии
Полученные результаты свидетельствуют, что ПФГ является анизотропной средой. Возникновение анизотропии в ПФГ можно объяснить, если учесть тот факт, что при травлении GaP с ориентацией поверхности (ПО) поры распространяются в выделенных направлениях [111] и [TTl]. Анизотропный рост пор приводит к появлению оси симметрии вдоль направления [110]. Согласно изложенным выше данным, ориентация пор в направлениях [Ш] и [TTl] обуславливает большее значение показателя преломления для света, поляризованного вдоль [001] направления. Таким образом, было сделано предположение, что ПФГ с ориентацией поверхности (ПО) проявляет свойства отрицательного одноосного кристалла с оптической осью вдоль направления [НО]. В этом случае показатели преломления и[00,, и и()Тоі для кристаллографических направлений [001] и [110] соответствуют показателям преломления для обыкновенной и необыкновенной волн.
В нелинейной оптике кристаллы с кубической решеткой, такие как GaP, GaAs и другие, обладающие высокой оптической нелинейностью, до настоящего времени не использовались, поскольку они являются оптически изотропными. Обнаружение двулучепреломления с оптической осью, лежащей в плоскости слоя ПФГ с ориентацией поверхности (НО), открывает новые возможности для использования GaP в нелинейной оптике. В частности, в данном случае становится возможным достичь полного фазового согласования для процессов преобразования частот при нормальном падении накачки (90 синхронизм). Подобный режим фазового согласования привлекателен по двум причинам. Во-первых, он менее чувствителен к расхождению пучков накачки и суммарной частоты уменьшающему эффективность преобразования. Кроме того, угол между волновыми векторами накачки и суммарной частоты в этом случае равен нулю, что позволяет использовать, пучки с меньшим диаметром и нелинейные среды с большей толщиной. Помимо этого, в случае ПФГ, полагая, что он принадлежит к классу симметрии Зш [22], максимальное значение эффективной восприимчивости достигается при нормальном падении накачки.
В соответствии с расчетами, в исследуемом образце 90 синхронизм для процесса генерации второй гармоники достигается при накачке 0,9 мкм. Условия фазового согласования могут изменяться поворотом образца или в результате заполнения пор диэлектрическими жидкостями.
Итак, в результате электрохимического наноструктурирования изотропного монокристалла GaP с ориентацией (ПО) были получены двулучепреломляющие слои с оптической осью, лежащей в плоскости слоев, и обладающие высокой квадратичной нелинейностью. Величина двулучепреломления в пористом GaP с ориентацией поверхности (ПО) достигает значения 0,04 в ИК диапазоне. В соответствии с расчетами данная анизотропия достаточна для достижения 90 фазового синхронизма для процесса генерации второй гармоники.
Явление локализации света, возникающее в результате интерференции локальных полей многократно отраженных или рассеянных волн, может наблюдаться как в упорядоченных так и в случаино-разупорядоченных композитных средах, когда длина световой волны приближается к размерам неоднородности среды. В упорядоченных композитах показатель преломления изменяется в пространстве периодически и распространение света описывается хорошо развитой теорией фотонных кристаллов [112]. Локализация света в таких средах проявляется в появлении фотонных запрещенных зон - спектральных областей, для которых соответствующее им излучение не может распространяться в одном или нескольких направлениях в среде. Для описания эффектов локализации света в случаино-разупорядоченных средах используется теория андерсоновской локализации света (см. раздел 1.2.7).
Явление локализации света в упорядоченных пористых средах было продемонстрировано на примере пористого оксида алюминия, а эффекты локализации света в случаино-разупорядоченных средах наблюдались в слоях пористого GaP.
Как отмечалось ранее (см. раздел 2.1), технология изготовления ПО А позволяет менять размеры пор и расстояние между ними в широких пределах от десятков до сотен нанометров. При этом существенно меняются и оптические свойства таких структур. Слои ПОА, период структуры которых приближается к длинам волн видимого диапазона, проявляют фотонно-кристаллические свойства.
Исследование фотонно-кристаллические свойств ПОА рассмотрим на примере образца 2 с периодом структуры 500 нм (см. раздел 2.1). На Рис. 4.12 представлены спектры пропускания данного образца, измеренные при различных углах падения излучения р и нормированные на спектр пропускания при нормальном падении. При углах падения 40 и более наблюдается резкое уменьшение коэффициента пропускания в области 500-700 нм, что может быть хорошо объяснено наличием фотонной запрещенной зоны в ПОА. Согласно данным структурных исследований поры в слое ПОА ориентированы перпендикулярно к его поверхности (см. Рис. 2.1). Таким образом, вдоль нормали к поверхности слой ПОА не обладает периодичностью, тогда как в любых других направлениях на мезоскопических масштабах показатель преломления изменяется периодически. Соответственно при нормальном падении зондирующего излучения на пленку ПОА фотонная запрещенная зона отсутствует. При повороте пленки ПОА вокруг оси, лежащей в ее плоскости, в спектре пропускания возникает фотонная запрещенная зона, смещающаяся в область больших длин волн с ростом угла падения. Отметим, что запрещенная зона возникает для длин волн, сопоставимых с периодом изменения показателя преломления. С ростом угла падения изменения коэффициента пропускания в указанной спектральной области становятся более заметными, что, очевидно, связано с уменьшением параллельной порам компоненты волнового вектора используемого s-поляризованного света.
