（光学专业论文）扩散光伏机制光折变表面暗孤子研究.pdf

南开大学学位论文使用授权书 。：煳期 根据南开大学关于研究生学位论文收藏和利用管理办法，我校的博士、硕士学位获 得者均须向南开大学提交本人的学位论文纸质本及相应电子版。 本人完全了解南开大学有关研究生学位论文收藏和利用的管理规定。南开大学拥有在 著作权法规定范围内的学位论文使用权，即：( 1 ) 学位获得者必须按规定提交学位论文( 包 括纸质印刷本及电子版) ，学校可以采用影印、缩印或其他复制手段保存研究生学位论文， 并编入南开大学博硕士学位论文全文数据库；( 2 ) 为教学和科研目的，学校可以将公开 的学位论文作为资料在图书馆等场所提供校内师生阅读，在校园网上提供论文目录检索、文 摘以及论文全文浏览、下载等免费信息服务；( 3 ) 根据教育部有关规定，南开大学向教育部 指定单位提交公开的学位论文；( 4 ) 学位论文作者授权学校向中国科技信息研究所和中国学 术期刊( 光盘) 电子出版社提交规定范围的学位论文及其电子版并收入相应学位论文数据库， 通过其相关网站对外进行信息服务。同时本人保留在其他媒体发表论文的权利。 非公开学位论文，保密期限内不向外提交和提供服务，解密后提交和服务同公开论文。 论文电子版提交至校图书馆网站：h t t p ：2 0 2 1 1 3 2 0 1 6 1 ：8 0 0 1 i n d e x h t m 。 本人承诺：本人的学位论文是在南开大学学习期间创作完成的作品，并已通过论文答辩； 提交的学位论文电子版与纸质本论文的内容一致，如因不同造成不良后果由本人自负。 本人同意遵守上述规定。本授权书签署一式两份，由研究生院和图书馆留存。 作者暨授权人签字：姚鹏 2 0 1 0 年6 月1 日 南开大学研究生学位论文作者信息 论文题目扩散一光伏机制光折变表面暗孤子研究 姓名姚鹏学号 2 1 2 0 0 7 0 1 0 1 答辩日期2 0 1 0 年5 月2 6 日 论文类别博士口学历硕士曲硕士专业学位口高校教师口同等学力硕士口 院系所物理科学学院 专业 光学 联系电话 l5 8 0 2 2 7 5 5 3 9e m a i l s a v a g e y p 12 6 c o r n 通信地址( 邮编) ：南开大学第五教学楼11 9 室 备注： 是否批准为非公开论文 否 注：本授权书适用我校授予的所有博士、硕士的学位论文。由作者填写( 一式两份) 签字后交校图书 馆，非公开学位论文须附南开大学研究生申请非公开学位论文审批表。 使用授权书 根据南开大学关于研究生学何论文收藏和利用管理办法，我校的博士、硕+ 学位获 得者均须向南开人学提交本人的学位论文纸质本及相应电子版。 本人完全了解南开大学有关研究生学位论文收藏和利用的管理规定。南开大学拥有在 著作权法规定范围内的学位论文使片i 权，即：( 1 ) 学位获得者必须按规定提交学位论文( 包 括纸质印刷本及电子版) ，学校可以采用影印、缩印或其他复制手段保存研究生学位论文， 并编入南开大学博硕士学位论文全文数据库：( 2 ) 为教学和科研目的，学校可以将公开 的学位论文作为资料在图j b 馆等场所提供校内师生阅读，在校吲网上提供论文目录检索、文 摘以及论文全文浏览、下载等免费信息服务；( 3 ) 根据教育部有关规定，南开大学向教育部 指定单位提交公开的学位论文；( 4 ) 学位论文作者授权学校向中国科技信息研究所和中国学 术期刊( 光盘) 电子出版社提交规定范围的学位论文及其电子版并收入相应学位论文数据库， 通过其相关网站对外进行信息服务。同时本人保留在其他媒体发表论文的权利。 非公开学位论文，保密期限内不向外提交和提供服务，解密后提交和服务同公开论文。 论文电子版提交至校图二$ 馆网站：h t t p ：2 0 2 1 1 3 2 0 1 6 l ：8 0 0 1 i n d e x h t m 。 本人承诺：本人的学位论文是在南开大学学习期间创作完成的作品，并已通过论文答辩： 提交的学位论文电子版与纸质本论文的内容一致，如因不同造成不良后果由本人自负。 本人同意遵守上述规定。本授权书签署一式两份，由研究生院和图书馆留存。 作者暨授权人签字： 2 0 龇鸸 io 年f 月7 日 南开大学研究生学位论文作者信息 论文题目扩散光伏机制光折变表面暗孤子研究 姓名 姚鹏! 学号 2 1 2 0 0 7 0 1 0 l 答辩日期2 0 1 0 年5 月2 6 日 论文类别博士口学历硕十囹硕+ 专业学位口高校教师口同等学力硕+ 口 院系所物理科学学院专业光学 联系电话l5 8 0 2 2 7 5 5 3 9e m a i l s a v a g e y p i2 6 c o r n 通信地址( 邮编) ：天津市南开大学物理科学学院第五教学楼 1 9 室 备注： 是否批准为1 卜公开论文 否 注：本授权书适用我校授予的所有博士、硕士的学位论文。由作者填写( 一式两份) 签字后交校图书 馆，非公开学位论文须附南开大学研究生申请非公开学位论文审批表。 南开大学学位论文原创性声明 本人郑重声明：所呈交的学位论文，是本人在导师指导下进行研究工作所取 得的研究成果。除文中已经注明引用的内容外，本学位论文的研究成果不包含任 何他人创作的、已公开发表或者没有公开发表的作品的内容。对本论文所涉及的 研究工作做出贡献的其他个人和集体，均已在文中以明确方式标明。本学位论文 原创性声明的法律责任由本人承担。 学位论文作者签名：姚鹏2 0 1 0 年6 月1 日 非公开学位论文标注说明 根据南开大学有关规定，非公开学位论文须经指导教师同意、作者本人申请 和相关部门批准方能标注。未经批准的均为公开学位论文，公开学位论文本说明 为空白。 论文题目 申请密级 口限制( 2 年)口秘密( 1 0 年)口机密( 2 0 年) 保密期限2 0 年 月日至2 0年 月 日 审批表编号批准日期 2 0 年月 日 限制2 年( 最长2 年，可少于2 年) 秘密1 0 年( 最长5 年，可少于5 年) 机密2 0 年( 最长1 0 年，可少于1 0 年) 摘要 摘要 光折变空间孤子最先是1 9 9 2 年由s e g e v 等人提出，当光束的衍射被光折变非 线性效应完全平衡的时候可以产生。在1 9 9 7 年s e g e v 等人从理论上系统得分析了 空间孤子的形成。随着近2 0 年的不断研究，迄今为止，已经报道了四种类型的 光折变孤子：准稳态孤子，屏蔽孤子，光伏孤子和矢量孤子。 在非线性光学领域光孤子得到了广泛而深入的研究和应用，利用光孤子写 入波导、实现二次谐波产生以及在光开关等方面的成功应用使其成为光子器件 设计的重要手段。然而体空间孤子由于扩散非线性引起的自弯曲导致相位失配， 严重影响了二次谐波等非线性效应的产生和增强。表面的存在可以利用扩散非 线性并克服孤子的自弯曲，使二次谐波产生所需要相位匹配条件得以满足，进 而使各种非线性效应得以产生和增强。 2 0 0 7 年s e g e v 等人在均匀热非线性介质中实现了表面孤子。我们课题组也于 2 0 0 9 年提出并报道了基于扩散一漂移机制的光折变表面孤子。在本论文中我们 进而研究了基于扩散一光伏机制自散焦非线性下的表面暗孤子，该研究将成为 另一种重要的表面孤子类型。本论文开展并取得了以下研究工作和结果： ( 1 ) 理论上，基于带输运模型和非线性波方程建立了基于扩散一光伏机制自 散焦非线性下的表面暗孤子理论模型，数值模拟了光折变表面暗孤子的激发。 ( 2 ) 实验上，在l i n b o 。晶体中成功地实现基于扩散一光伏机制光折变表面暗 孤子的激发。 ( 3 ) 在成功地激发表面暗孤子的基础出上，利用表面暗孤子在近表面写入的 光波导成功的实现了光束的导波。 研究结果有望在表面波导、非线性效应增强等表面集成光子器件设计等方 面得到重要应用。 关键词：光折变效应，空间孤子，扩散非线性，光生伏打非线性，表面暗孤子 a b s t r a c t a b s t r a c t t 1 1 ep h o t o r e f r a c t i v es p a t i a ls o l i t o nw a sp r o p o s e db ys e g e ve t c i n19 9 2 w h e nt h e b e a m sd i f f r a c t i o ni sb a l a n c e db yt h ep h o t o r e f r a c t i v ee f f e c t ，i tw i l lo c c u r i n19 9 7 ， s e g e ve t c s y s t e m a t i c a l l ya n a l y z e dt h ef o r m a t i o no fs o l i t o n 晰t ht h e o r y w i m c o n t i n u o u sr e s e a r c hi nn e a r l y2 0y e a r s ，s of a r , f o u rt y p e so fp h o t o r e f r a c t i v es o l i t o n w e r er e p o r t e d ：q u a s i s t e a d ys t a t es o l i t o n , s c r e e n i n gs o l i t o n , p h o t o v o l t a i cs o l i t o na n d v e c t o rs o l i t o n ，n l es o l i t o nw a si n v e s t i g a t e da n da p p l i e db r o a d l ya n dd e e p l yi nt h en o n l i n e a ro p t i c s a r e a t h ea p p l i c a t i o nt h a tt h es o l i t o nw a su s e dt ow r i t ew a v e g u i d e ，g e n e r a t et h es h g a n do p t i c a ls w i t c h , e t c m a k ei tb et h ei m p o r t a n tm e a nt od e s i g nt h e p h o t o n i c d e v i c e ss u c c e s s f u l l y h o w e v e r , t h e p h a s em i s m a t c ho fs o l i t o nb e c a u s eo ft h e s e l f - b e n d i n gc a u s e db yd i f f r a c t i o nn o n l i n e a r i t yh a sa ni m p a c to nt h eg e n e r a t i o na n d i m p r o v e m e n to fs h ge t e n o n l i n e a re f f e c t 1 1 1 ee x i s t e n c eo fs u r f a c ec a nu s et h e d i f f r a c t i o nn o n l i n e a r i t ya n do v e r c o m et h es e l f - b e n d i n go fs o l i t o nt os a t i s f yt h ep h a s e m a t c h i n gc o n d i t i o n st h a tw en e e d ，a n dt h e nm a k ev a r i o u sn o n l i n e a re f f e c t sb e g e n e r a t e da n de n h a n c e d i n2 0 0 7 ，s e g e ve t c a c h i e v e ds u r f a c es o l i t o ni nt h eu n i f o r mt h e r m i cn o n l i n e a r m e d i u m o u rd i s c u s s i o ng r o u ph a sa l s op r e s e n t e da n dr e p o r t e dt h ep h o t o r e f r a c t i v e s u r f a c es o l i t o nb a s e do nd i f f u s i o n - d r i f tm e c h a n i s mi n2 0 0 9 i nt h i sp a p e r , w es t u d i e d f u r t h e r l yt h es u r f a c ed a r ks o l i t o nb a s e do nd i f f u s i o n - p h o t o v o l t a i cm e c h a n i s mu n d e r s e l f - d e f o c u s i n gn o n l i n e a r i t y t l l er e s e a r c hw i l lb ea n o t h e ri m p o r t a n tt y p eo fs u r f a c e s o l i t o n i nt h i st h e s i s ，w ed e v e l o p e da n da c h i e v e dt h ef o l l o w i n gr e s e a r c hr e s u l t s ： ( 1 ) w ee s t a b l i s h e dt h e o r e t i c a lm o d e lo fs u r f a c ed a r ks o l i t o nb a s e do nd i f f u s i o n - p h o t o v o l t a i cs e l f - d e f o c u s i n gn o n l i n e a rm e c h a n i s mt h r o u g ht h et h eb a n dt r a n s p o r tm o d e la n dn o n l i n e a rw a v ee q u a t i o na n ds i m u l a t e dt h ee x c i t a t i o no fp h o t o r e f r a c t i v es u r f a c ed a r ks o l i t o n ( 2 ) w e e x c i t e ds u c c e s s f u l l yp h o t o r e f r a c t i v es u r f a c ed a r ks o l i t o nb a s e do nt h e d i f f u s i o n - p h o t o v o l t a i cs e l f - d e f o c u s i n gm e c h a n i s mi ne x p e r i m e n t ( 3 ) o n t h eb a s i so fs u c c e s s f u le x c i t a t i o no fs u r f a c ed a r ks o l i t o n ，w eg u i d e d s u c c e s s f u l l yb e a mb yw r i t i n gt h el i g h tw a v e g u i d eo nt h r o u g hs u r f a c ed a r k n i i i t h es u r f a c ew a v e g u i d e ， n i cd e v i c e sa r e a s n o n l i n e a r i t y , p h o t o v o l t a i c 目录 目录 第一章绪论1 第一节光折变表面孤子的研究背景及意义1 第二节光折变空间孤子的研究进展2 i 2 1 基于扩散和漂移机制的空间孤子3 i 2 2 基于扩散和光伏机制的空间孤子3 i 2 3 光折变空间光孤子的实验观察4 i 2 4 光折变表面孤子的实验观察6 第三节本文的研究内容7 第二章光折变非线性效应9 第一节光折变效应的物理机制及其特征9 第二节带输运模型1 l 第三节光生伏打效应及其特征1 5 第四节扩散对光折变空间孤子的影响1 8 第三章光伏暗孤子的理论分析2 2 第一节扩散一光伏机制下暗孤子的理论模型2 2 第二节光伏暗孤子的数值模拟2 3 第四章光伏暗孤子的实验研究2 6 第一节光伏空间暗孤子实验观察2 6 第二节光伏表面暗孤子实验观察2 8 第三节光伏表面暗孤子实验分析3 0 第五章总结与展望3 2 参考文献3 4 致谢3 7 3 7 个人简历3 8 i v 绪论 第一章绪论 第一节光折变表面孤子的研究背景及意义 光波、声波或是水波都有一个共同的特点：传播越远，扩展越大。如果波在 传播时保持稳定形状而不扩展，这样的波称为孤子波。在光学领域里，由于色散， 超短脉冲会在时域自然加长；而由于衍射，窄光束会在空域里自然拓宽。孤子 概念被提出来以后，人们对它开展了大量的研究工作，孤子概念及理论被推广到 许多不同的学科领域【l j 。 在前3 0 年，科研人员集中研究了非线性自聚焦克尔介质中的光孤子，但以后 的许多实验都证明，克尔非线性带给光孤子内在的非稳性【2 】。结果，三维空间光 孤子无法稳定传播而最终夭折。这样的结果一度使空间光孤子的研究受到困扰 而停止不前。上世纪9 0 年代，人们从理论上分析了在光折变效应的作用下光束自 陷的可能性，预言了光折变空间光孤子的存在。此后又有g a l e nc d u r e e 等 3 1 1 4 1 人 从实验上证实了空间亮孤子在光折变晶体中的传播。光折变效应是电光材料在 光辐照下由光强的空间分布引起材料的折射率相应变化的一种弱光非线性光学 现象。到目前为止，人们已经利用它制作了如相位共轭器，光放大器，光存储 器等多种器件。由于光折变空间孤子能在低的激光功率下产生，因而它在实现 光开关，光学逻辑门等光子学器件与光学信息处理等方面的应用上有诱人的前 景【5 】o 光折变空间孤子是非常有趣的，它写入的波导能储存在光折变介质中，并 且低功率入射光写入的光折变空间孤子光波导能够引导更高光强的探测光，且 对不同的波长的光有不同的敏感度。 自从光折变空间孤子的发现，它就成为研究的重点领域。事实上，在( 1 + 1 ) 维和( 2 + 1 ) 维结构中，它们提供了一个独特的利用光束自陷产生波导的方法，与 在克尔介质中产生空间孤子相比所需光功率更低，在微瓦的入射功率下即可产 生，这使它在很宽的入射功率范围内均可得以应用。光折变空间孤子的一类是光 伏效应，它不需要外加电场。在应用广泛的l i n b 0 3 晶体中，光伏场减小折射率， 使得为暗孤子的观察提供了有利的环境。暗( 1 + 1 ) 维的光伏空间孤子条纹首先是 在块状l i n b 0 3 晶体中报道的，之后又用来制作y 结波导。直至现在，做的许多关 绪论 于光折变空间孤子的工作已经应用在了块状晶体内部，并诱导平板波导1 9 j 1 0 1 。 在光折变材料中形成空间光孤子的同时，在材料中便存储了波导，而靠其便 可以无损耗地传输光束。当多个光折变空间孤子相遇碰撞时，还可以在光折变材 料中形成并存储多端口波导结。另外，通过改变外加电场的极性、晶体取向或入 射光的偏振方向，可以实现亮暗孤子的相互转化【i ，它的这些性质可用于光存 储、集成光学元件之间的联接及信息传递等方面，它可制成光学开关、光学双稳 器及光学逻辑门等器件。利用光折变非相干孤子形成的波导，还可以实现用低功 率非相干光对高功率相干激光的控制。 铁电体具有较大的电光系数，已成为重要的非线性光学材料，且在光折变 非线性光学领域得到广泛的研究与应用。然而铁电体光折变表面孤子及相关的 非线性光学效应方面的研究工作还较少。 对于光折变表面孤子，学术上只有少数学者进行此方面的研究，在本论文 中，我们在空间孤子的基础上讨论光伏表面孤子。这只有我们实验室在研究。 考虑扩散和光生伏打效应的影响，全面地研究光折变表面暗孤子的将有着十分 重要的意义。预计未来几年随着表面探测技术及非线性光学技术的发展，铁电 晶体表面非线性光学效应和相关应用技术的研究将日益受到国内外专家学者的 普遍关注，率先开展此方面的研究将会使我们在这一研究领域步入国际前列。 第二节光折变空间孤子的研究进展 光孤子的概念是于1 9 7 3 年所预言，并在1 9 8 0 年i 扫m o l l e n a u e r 等人首次在实验 中观测到时间光孤子【1 2 1 。1 9 9 2 年，s e g e v 等人最先从理论上分析了在一定外电场 的作用下，光折变材料中的光束自陷现象，并由此预言了光折变空间孤子的存 在，开启了光折变空间孤子的研究热潮。m o r d e c h a is e g e v 等人通过比较克尔介 质与光折变效应中的光孤子行为，尤其是光致折射率变化分布与光强关系的不 同，认为光折变空间亮孤子具有k e r r 介质中的亮孤子所不具备的一些特点，主 要体现在以下几个方面： 1 由于光折变空间亮孤子起因于具有非局限性的光折变效应( 这里的非局 域性是针对光生载流子是否迁移而言) ，因此，与k e r r 介质中的孤子不同的是， 它在弱光和强光中均能产生，在很宽的功率范围内均能以不变的空间传输； 2 光折变空间光孤子可以在具有损耗与增益的介质中稳定传输； 2 绪论 3 光折变空间光孤子的产生所需要的相位栅与干涉条纹同位相，不存在各 空间频谱分量之间的能量转移，因而它能保持光强的横向分布的不变性，且光 波的相位在横向尺度上保持一致； 4 光折变空间光孤子能在两个横向尺度内保持稳定，即使在两个方向上具 有不同的p o c k e l s 系数，只是孤子尺寸不同。 在光折变效应中，自由载流子的迁移机制共有三种，即由于载流子浓度梯 度导致的扩散机制、外加电场引起的漂移机制和光生伏打效应，而在此之上所 建立的屏蔽孤子和光伏孤子，理论和实验都已经比较成熟。近几十年来，光折 变空间孤子由于起写入功率低、波导存储时间长、能够形成( 2 4 - 1 ) 维波导等优 越的特点，成为最活跃的研究领域之一。 1 2 1 基于扩散和漂移机制的屏蔽孤子 基于扩散和漂移机制的光折变孤子的研究，理论上已经形成统一的体系， 并在实验上也取得了成熟的结果。1 9 9 4 年，s e g e v 等首先预言在外加电场作用下 的光折变晶体中存在着一种空间稳态光孤子，由于其形成依赖于晶体内空间电 荷场对外电场的非均匀屏蔽，因此被称为屏蔽孤子。1 9 9 5 年，d n c h r i s t o d o u l i e d s 等【1 3 】从描述光折变效应的基本的k u k h t a r e v 动力学方程出发，推导出加有外电场 的光折变晶体中空间孤子的演化方程，给出了方程的数值积分形式的稳态亮、 暗空间孤子解。1 9 9 6 年，m i n g f e n gs h i h 等f 1 4 】首次在实验中观察到了二维屏蔽空 间孤子，1 9 9 7 年，m i n g f e n gs h i h 等人从理论和实验上研究了光折变屏蔽孤子诱 导波导的特性。此外，人们还通过数值模拟的方法研究了屏蔽亮孤子的动态演 化过程以及扩散对屏蔽亮孤子偏转的影响。 1 2 2 基于扩散和光伏机制的光伏孤子 1 9 9 4 年，v a l l e y 等人( 1 5 】预言在具有光生伏打效应的光折变晶体中存在着一 种新型光折变空间孤子，并指出该类孤子形成的物理机制是光伏晶体中的光生 伏打效应，而不需要外加电场。m i n o r u t a y a 等t 1 6 】最早在实验中观察到了一维光 伏暗孤子，为了产生一维暗孤子，他们用相位阶变器( 玻璃片) 在均匀背景光束 中产生一个暗槽，然后将其成像到晶体的表面上。z h a n gg u o q u a n 等【l7 j 在 l i n b 0 3 ：f e 晶体中也观察到了一维光伏暗孤子。1 9 9 7 年，c h e nz h i g a n g 等首次报 道了l i n b 0 3 晶体中的二维暗光伏孤子。1 9 9 9 年，佘卫龙等人在c u ：k n s b n 晶 绪论 体中首次观察到了二维亮光伏孤子。2 0 0 1 年，他们又通过采用不同波长的光源 作为信号光和背景光，在折射率变化为正值的晶体中观察到了光伏暗孤子。1 9 9 9 年，刘劲松等研究了光束在外电场作用下的光伏晶体中的传播特性，并预言在 外电场作用下的光伏光折变晶体中存在着一种新型的稳态空间孤子，称之为屏 蔽光伏孤子。2 0 0 4 年，e f a z i o 等人在l i n b 0 3 晶体中观察到二维亮屏蔽光伏孤子， 从而也验证了屏蔽光伏孤子的存在。 1 2 3 光折变空间孤子的实验观察 对于光折变空间孤子，入射光束的每对平面波成分彼此相干并在晶体中产 生干涉条纹，通过光折变效应写入了折射率光栅，每个相应的折射率光栅都可 以看作是两种光栅成分的组合：一种是与最初的干涉条纹同位相的；另一种是 9 0 度相位移的。为了实现光折变空间孤子，最重要的是材料的选择。我们知道， 在光折变材料中，如果光生载流子的迁移机制是扩散，则会引起能量的转移； 如果光生载流子的迁移机制是漂移或者光伏效应，则会引起光束之间的位相的 耦合。在孤子形成的过程中，只有与干涉条纹同位相的成分才能起到光在介质 中传播是衍射的作用。能量转移的另一个因素是扇形效应。它是由于光折变效 应而对晶体中由缺陷，杂质等散射中心引起的散射光的放大，也称噪音放大， 它会破坏空间孤子的形成。 在空间孤子的整个研究过程中，根据不同的材料会利用其不同的性质，比 如l i n b 0 3 晶体就是利用光伏效应，而s b n 则是利用它的漂移机制来实现孤子。 1 9 9 5 年，m i n o mt a y a 等人报道了他们在l i n b 0 3 晶体中观察到光伏暗孤子。 他们采用文献中的实验配置如图1 1 。入射光波长为4 8 8 n m ，通过调整处在光路 中的盖玻片的角度来产生暗迹，通过显微物镜将其成像到晶体的入射面。图1 2 是最终形成的暗孤子。 图1 1 实验装置 4 绪论 零舅舅_ 黑_ 一一 - - _ _ _ _ - - _ 一_ 一 翔_ 誓_ 潮麓豳誓誓翻一 一一舅黑舅舅舅舅 _ - _ - _ - 一一 _ _ 幽誓幽_ 一一一一一 一_ _ _ _ 舅舅舅舅i 一一i i i 图1 2 孤子形状 此外，文献还主要阐述了形成孤子的必要的条件，那就是暗迹的光强梯度 分布要再c 轴方向上产生分量。如图1 3 所示，我们需要采取第一种方案。 r f w 在整个实验观察中，如图1 4 所示。 图1 3 ca x i s l 图1 4( a ) 写入的暗迹( b ) 横向逐渐变窄( c ) 竖直方向消失 在操作过程中，入射一个直角暗迹，使得在横向和纵向上均能观察不同的 暗迹变化情况。对于与c 轴垂直的暗迹，最后演变为一个暗孤子，而对于与c 轴平行的暗迹最后消失，不能形成暗孤子。 在1 9 9 6 年，陈志刚等人【l8 】报道了他们对光折变空间暗孤子的实验观察。文 献中采用的配置如图1 5 ，采用的晶体为s b n ：6 1 。入射光波长为4 8 8 n m ，功率 2 m w 。这个实验采用了一个中间刻了1 4 波长厚度的波片使光斑中间产生暗迹， 绪论 方向是平行与c 轴的。图1 6 是暗迹的形状以及在晶体中测得的光强在横向尺度 上的分布情况。 图1 5 图1 6 因为这个实验是实现空间暗孤子，所以所采用的电压是1 5 0 v 。因为电场的极性 和大小与晶体的自聚焦和自散焦有关。电压极性的变化也会使材料的自聚焦与 自散焦变化，并且只有在一定的范围内才可以形成孤子，如果电压过大或者较 小时，光折变引起的自聚焦效果超过或者不足以弥补线性衍射，不会形成孤子。 1 2 4 光折变表面孤子的实验观察 2 0 0 9 年，张天浩等人f 2 0 】研究了关于在局域非线性和非局域非线性的共同作 用下形成2 + 1 维的表面亮孤子。图1 7 1 1 0 是他们研究的主要结果，分别描述屏蔽 亮孤子的形成及偏折。 _ 囝_ _ _ _ _ _ 图1 7 屏蔽亮孤子 6 绪论 翻卿一黜氍隘翻 幽1 8 信号光光斑中心剑边界距离为8 5 岬 囵黜团幽酬圈l 黜豳豳 图1 9 信号光光斑中心剑边界距离为3 5 1 t m 圈翻酬幽黜豳圆圈 图1 1 0 信号光光斑中心剑边界距离为1 5 t m a 他们研究分析了表面亮孤子形成的要求及过程，改变入射光斑中心到边界的距 离才测试表面亮孤子的形成。最终，他们选定的距离为3 5 1 t m 时便可以使得孤子 沿着表面稳定传播，若距离更近，会产生反射，无法固定在表面。实验证明能 够形成表面亮孤子要求的距离范围比较小。 第三节本文的研究内容 在对光折变空间孤子发生机制深入研究的基础上，可以按照光折变效应的 形成机制对其进行了分类，即屏蔽孤子与光伏孤子。经过我们以上分析，可以 得知，光折变空间孤子的理论与实验已经相当完善，而表面孤子仍需要进行下 一步的研究。 从前面对光折变孤子的研究进展中，我们可以看出，基于扩散和漂移机制 的光折变表面孤子的理论与实验也比较完备。基于扩散和光伏机制的光折变表 面孤子的理论还没有形成统一的体系，实验方面也没有一个深入研究，而它目 前只有本课题组自2 0 0 7 年开始进行理论和实验的系统研究。本文首次提出了光 伏暗表面孤子的现象，深入了孤子的研究，并为其他方向的研究拓展了新的西 路。 本文将在上述研究背景下，研究以光生伏打机制为主的l i n b 0 3 晶体的空间 暗孤子与表面暗孤子的形成条件及过程。需要着重开展以下几个方面的工作： ( 1 ) 理论上，基于带输运模型对光折变空间孤子与表面孤子进行数值模拟。 研究扩散和光伏机制下的光折变孤子的特性。 7 绪论 ( 2 ) 实验上，观察以光伏机制为主的l i n b 0 3 晶体形成孤子的实验条件以及变 化过程，首先完成体内孤子的研究，进而转移到边界，完成表面暗孤子的实验 研究。 光折变非线性效应 第二章光折变非线性效应 第一节光折变效应的物理机制及其特征【l i 光折变效应是光致折射率改变的简称，它是电光材料在光辐照下由光强的 空间分布引起材料的折射率产生相应改变的一种非线性光学现象。1 9 6 5 年，贝 尔实验室的a s h k i n 等人【2 l 】用l i n b 0 3 和l i t a 0 3 晶体进行倍频实验时，意外发现 光辐照可以引起晶体折射率改变。这种折射率的空间变化使光波波前在传播中 出现畸变，因此当时称这种效应为“光损伤 。1 9 6 8 年，c h e n 等人1 2 2 j 分析了“光 损伤 的微观机制，认识到“光损伤”材料是一种优质的光存储材料，并首次 在l i n b 0 3 晶体内进行了全息存储。随后，人们发现通过均匀光照或加热退火的 方法可以擦除这种“光损伤 痕迹，使晶体恢复初始状态。由于“损伤 和“复 原是指光照下晶体折射率改变及复原过程，人们普遍将此效应称为光折变效 应。 光折变效应是发生在电光材料中的一种电光现象。如图2 1 和图2 2 所示， 光折变晶体在光辐照下发生以下四个物理过程： ( 1 ) 光激发载流子过程：电光晶体内的杂质、空位或缺陷充当电荷的施主 或受主，在不均匀光辐照下，施主或受主中心产生光生载流子； ( 2 ) 光生载流子迁移过程：光激发载流子在扩散、漂移或光生伏打场作用 下发生迁移，在迁移中被陷阱俘获； ( 3 ) 空间电荷场生成过程：光生载流子经过激发、迁移、俘获，再激发、 这种循环过程，直至到达暗区再次被处于深能级的受主方重新俘获，于是便形 成了正、负电荷的空间分离，这些光致分离的空间电荷在晶体内建立了相应的 空间电荷场； ( 4 ) 折射率调制过程：空间电荷场又通过线性电光效应在晶体内形成了与 光强的空间分布相对应的折射率变化，从而在晶体内写入了体相位栅。 根据以上描述，光折变效应的物理过程可以概括为：( 1 ) 非均匀分布的光激 发载流子的过程；( 2 ) 光激发载流子的迁移和被俘获导致空间电荷场产生的过 程；( 3 ) 空间电荷场通过线性电光效应引起的折射率调制过程。 值得指出的是，光激发载流子具有三种迁移机制：扩散机制( 光激发载流子 由于浓度不同而扩散迁移) 、漂移机制( 光激发载流子在外加电场或晶体内极化 9 光折变非线性效应 电场作用下的漂移) 和光生伏打效应( 铁电体材料在均匀光辐照下能产生反平行 于 黝黝 h 、， 一、； ，、，、 一 ，- l_ - - - - - c o n d u c t l o n b a n d d o n o r s + - , e - - 卜a c c e p t o r s 勿彩勿历荔沥勿万勿翮v 8 a 棚l e n 饯 图2 1 光折变模型【2 3 1 i l l l 1 - 叫r m l 潮辨粥 黝丛厶 翕匦么么： 簌降屯向 黝酵弋a 陈7 弋乒 图2 2 光折变效应的过程【2 4 l 自发极化方向的光生伏打电流的一种异常光生伏打效应) 。在光折变材料中，上 述三种迁移机制单独作用或者联合作用完成了光折变晶体内部载流子的迁移过 程。这三种机制下的电流的表达式如下： ( 1 ) 扩散：在非均匀光强辐照作用下，亮区自由载流子浓度增加，而暗区自 由载流子浓度最低，因此在浓度梯度v n 作用下形成扩散电流，电流密度等于 厶= 一q d v n = k a t j v n ( 2 1 ) l o 甄一蘩豇 光折变非线性效应 其中，q 为载流子电荷，其符号空穴为正号，电子为负号，d 为扩散系数，丁为 绝对温度，a 为迁移率，v 力为载流子浓度梯度，k 为波尔兹曼常数。 ( 2 ) 漂移：自由载流子在外加电场扇和空间电荷场最。作用下迁移。漂移电 流为g 厶= q a n e ( 2 2 ) 其中，为自由载流子的迁移率，若使得v 为外加电压，三为电极之间的长度， 村 则外加电场表示为i e d l = v l 。 棚 ( 3 ) 光生伏打效应：不同偏振的入射光会在不同方向产生光生伏打电流，当 入射光偏振方向沿着铁电体的c 轴方向时0 光) ，便会产生反平行于自发极化方 向的光生伏打电流。光生伏打电流的数值与辐照光强朋阳吸收系数口的关系一般 表示为： j p 矿= x a l ( 2 3 ) 其中k 为g l a s s 常数，反映了材料的光生伏打效应的强度。 从光折变发生的物理过程可以看出，它与通过光致瞬态非线性极化作用引 起折射率变化的强光非线性不同。光折变非线性与强光非线性相比有两个显著 特点：第一，一般而言，光折变材料的光学非线性效应与光强无关，光强只影 响光折变材料的响应速度，因而可以用低功率的光引起材料的折射率变化。低 功率光致折射率变化为非线性光学的研究开创了更加广阔的学术领域，它允许 在低功率入射光强的辐照下，用方便的时间尺度来观察各种非线性光学效应。 第二，光折变相位栅可以是非局域的，即光折变相位栅与光辐照相干条纹之间 的相位移可以不是零，从而为通过非线性作用进行光放大提供了一种新途径。 目前，光折变效应已经被广泛应用于光学的许多应用领域，利用光折变材料也 已经成功制作了多种用途的非线性器件，例如有：自泵浦相位共轭器、三维光 折变体全息存储器、光像放大器和振荡器。除此之外，还有由光折变孤子写入 并存储的波导、空间光调制器以及在光计算、光学信息处理以及神经网络技术 方面的多种实用器件。 第二节带输运模型 在对光折变光生载流子迁移机制研究的基础上，k u k h t a r t v 等人【2 6 1 1 2 7 1 于1 9 7 9 光折变非线性效应 年提出了带输运模型( b a n dt r a n s p o r tm o d e l ) ，与此同时f e i n b e r g 等人【2 8 】也提出了 跳跃模型( h o p p i n gm o d e l ) 。由于带输运模型同时考虑了光激发载流子在晶体内迁 移的三种可能过程，较全面地分析了光折变效应的微观过程，所以目前已被广 泛接受。下面对带输运模型进行简单介绍。 在带输运模型中，假定光折变材料中含有一定类型的缺陷和杂质。为了简 化起见，假设所有的施主杂质占据同一个深能级( 见图2 1 ) 。这些施主杂质通过 吸收光子而电离，产生的光电子被激发至导带，可通过扩散或漂移作用在导带 中运动。被电离的施主成为未被电子占据的空态，它们可作为俘获光电子的陷 阱。当光电子迁移至暗区时，被该处的陷阱复合，形成空间电荷的分离。分离 的空间电荷在晶体内建立了空间电荷场，空间电荷场通过电光效应在晶体内引 起与入射光强的空间分布相对应的折射率变化。令施主数密度为d ，被电离的 施主数密度为孵，这样被电离的施主数密度的产生率为 g ( ，) = ( 凹+ p ) ( n o 一) ( 2 4 ) 其中，s 是光激发截面，是入射光强，是热激发速率。而光电子与陷阱的复 合率为 尺( ，) = r r n ；n ( r ) ( 2 5 ) 是光电子与陷阱的复合常数，n ( r ) 为导带中的电子数密度。显然，被电离的 施主数密度二的速率方程为 盎 ，+ 等= ( s 1 + p ) ( n o 一) - y r n o n ( r ) ( 2 6 ) 纠 导带中自由电子的产生率应等于被电离的施主数密度的产生率与导带中光电子 运动形成的电流所相应的迁移电子数之和： o n ：a n ；+ ! v - ， ( 2 7 ) a la t q 它称为光电子的连续性方程。这里，是电流密度，g 是电子电荷。电流密度，由 以下三部分组成： j = q p n e + 棚刀+ - ，础 ( 2 8 ) 上式中第一项是在外加电场磊和空间电荷场e 。共同作用下的漂移电流密 度；第二项是由于载流子浓度梯度而引起的扩散电流；第三项为光生伏打电流。 式中k 丁是波尔兹曼常数及温度的乘积，是迁移率。在导带中这些光电子在迁 移过程中不断被俘获、激发、再俘获、再激发、，直到迁移到暗区再次被 1 2 光折变非线性效应 陷阱俘获，从而形成了空间电荷的分离，而分离的空间电荷又进一步在晶体中 建立起空间电荷场，它满足高斯定理： v ( e e ) = g ( 吾一- 一拧) ( 2 9 ) 其中。为受主数密度，它是恒定量，由介质的性质决定，它在光折变效应中的 作用是很重要的，可以设想，如果没有它的存在( m = 0 ) ，当光电子从d 被激 发后迁移至暗区时便不能够被俘获，因为没有陷阱，以至于不能形成空间电荷 的分离，也就不会产生光折变效应。 在无光照的暗区，晶体内均匀分布着受主杂质使得介质保持电中性，由 ( 2 9 ) 式： 以+ 4 一；= 0 ( 2 1 0 ) 此时导带中的自由电子密度疗是非常小的，因此可以认为孵( ，= 0 ) = 虬，即离 化施主杂质的密度等于受主杂质的密度。通常情况下，施主数密度d 远大于受 主数密度。在均匀光强辐照下，由( 2 9 ) 式有( ，) = m + 刀，一般m 刀， 所以近似有；( ，) 。，甚至在调制度不大的情况下该近似也适用。在该近似 下，光激发率为( 盯+ ) ( d m ) ，复合率为y r n n a ，这两个近似又分别称为线 性激发近似与线性复合近似，它化简了非线性方程。将( 2 9 ) 式对时间求导，并 利用连续性方程( 2 7 ) 得到： v ( 旦型+ ，) ：0 ( 2 1 1 ) 上式指出，在光折变介质中，总电流密度是稳恒的。 由( 2 4 ) 一( 2 6 ) 式可以看出，当光电子的产生率g ( r ) 等于它的复合率r ( r ) 时，光折变效应达到稳态，则有 a n ；：0( 2 1 2 ) 0 t 稳态时塑a t = o ，则由( 2 7 ) 式得： v ，= o 综上所述，带输运模型中的速率方程、连续性方程、电流方程和泊松方程 分别为 等= ( s i + 瞅一孵) 一7 刀 ( 2 1 3 ) 在一维稳态情况下 o n 当。；：o ，( 田+ ) ( d n o ) ：刀 瓦a j = o 即：昙( g 施+ k 即昙疗+ 厶) = 。，其中厶= 版，= x s ( n , 一孵) ， 华+ ( q 笤) 伽+ m 一) = o ( 2 1 7 ) 通过解以上方程组就可以得到单光束辐照时一维稳态情况下的空间电荷场 分布。 设外加电场沿x 方向。入射光沿z 方向传播，边界条件为： e ( x 专o o ，z ) = e o ，i