（光学专业论文）linbo3：fe晶体中写入光波导.pdf

摘要 在光折变晶体中写入波导方面的研究，在光信息存储方面具有实际的应用价值。 本论文从理论和实验两方面研究了l i n b 0 3 ：f e 晶体中写入光波导的特性。 论文首先简要介绍了光折变效应和光折变材料，分析了l i n b 0 3 ：f e 晶体形成光波 导的机理，从光折变效应的单中心模型和载流子的光伏迁移机理出发给出了光致 l i n b 0 3 ：f e 晶体折射率变化的规律。其次，通过改变各种实验参数( 如改变写入时间 的长短，改变辐照晶体的光的偏振态，改变读出时激光的偏振态) ，对高掺杂l i n b 0 3 ：f e 晶体写入波导的特性进行系统的实验研究，并采用马赫一曾德干涉仪光路测量了平面 光波导的横向折射率和周期。 通过以上研究，证明了在l i n b 0 3 ：f e 晶体中写入平面波导具有允许低功率写入、 存储时间较长，光折变灵敏度高的特点。研究表明，使用辐照法在l i n b 0 3 ：f e 晶体中 写入平面波导是简便可行的。 关键词：光折变效应l i n b o 。：f e 晶体平面光波导折射率 a b s t r a c t t h er e s e a r c ho fw a v eg u i d ei n f o r m a t i o nw r i t i n g i np h o t o r e f r a c t i v ec r y s t a lh a sp r a c t i c a l t o a p p l i c a t i o n s i nt h i sd i s s e r t a t i o n ，t h es t o r a g ec h a r a c t e r i s t i c so fp h o t o r e f r a c t i v ec r y s t a l l i n b 0 3 ：f ea r es t u d i e dt h e o r a t i c a l l ya n de x p e r i m e n t a l l y a tf i r s t , p h o t o r e f r a e t i v em a t e r i a la n dp h o t o r e f r a c t i v em a t e r i a le f f e c t sa r e b r i e f l y i n t r o d u c e d t h em e c h a n i c so f w a v eg u i d ei nl i n b 0 3 ：f ec r y s t a li sa n a l y z e d t h ec h a n g i n go f r e f r a c t i v eo ft h ec r y s t a li se x t r a c t e df r o ms i n g l e - - c o r em o d e lo f p h o t o - r e f r a c t i v ec r y s t a la n d p h o t o - v o l tm i g r a t i o np r i n c i p a lo fc u r r e n tc a r r i e r s e c o n d l y , as e to fe x p e r i m e n t sa r et a k e n a b o u tr e c o n s t r u c t i n gw a v eg u i d ec h a r a c t e r i s t i c so fh i g hd o p i n gl i n b 0 3 ：f ec r y s t a lt h r o u g h c h a n g i n gs o m ee x p e r i m e n tp a r a m e t e r ss u c ha sw r i t i n g - i nt i m e ，p o l a r i z a t i o no fi r r a d i a t i n g l i g h ta n dr e a d i n gl a s e r a tl a s t ，t h et r a n s v e r s er e f r a c t i v er a t i oa n dp e r i o do fs l a bw a v e g u i d ei s m e a s u r e db ym a c h - z e h n d e ri n t e r f e r o m e t e r i t i sa p p r o v e dt h a tl i n b 0 3 ：f ec r y s t a lh a st h ef e a t u r eo fl o wp o w e rw r i t e i n , l o n g s t o r a g et i m ea n dh i g hs e n s i t i v i t y i ti sf e a s i b l et h a ti r r a d i a t i o nm e t h o di sc o n v e n i e n tt os l a b w a v e g u i d es t o r a g ei nl i n b 0 3 ：f ec r y s t a l k e y w o r d s ：p h o t o r e f r a c t i v ee f f e c t ，l i n b o a ：f ec r y s t a l ，s l a bw a v e g u i d e ，r e f r a c t i v i t y 长春理工大学硕士学位论文原创性声明 本人郑重声明：所呈交的硕士学位论文，l i n b 0 3 ：f e 晶体中写入光波导 是本人在指导教师的指导下，独立进行研究工作所取得的成果。除文中已经注明 引用的内容外，本论文不包含任何其他个人或集体已经发表或撰写过的作品成 果。对本文的研究做出重要贡献的个人和集体，均已在文中以明确方式标明。本 人完全意识到本声明的法律结果由本人承担。 作者签名： 醢凌f 盏年三月丑日 长春理工大学学位论文版权使用授权书 本学位论文作者及指导教师完全了解“长春理工大学硕士、博士学位论文版 权使用规定 ，同意长春理工大学保留并向中国科学信息研究所、中国优秀博硕 士学位论文全文数据库和c n k i 系列数据库及其它国家有关部门或机构送交学 位论文的复印件和电子版，允许论文被查阅和借阅。本人授权长春理工大学可以 将本学位论文的全部或部分内容编入有关数据库进行检索，也可采用影印、缩印 或扫描等复制手段保存和汇编学位论文。 作者签名： 医鎏猛 年二月丑日 指导导师答名：弛蚴丘u 学：二月旦日 1 1 引言 第一章绪论 激光的问世开创了许多新的光学研究领域，并给不少老学科带来了新的生机。由 于激光的高强度、单色性和相干性，介质与强激光光场的作用时，其响应不再是线性 的，而是与场强的高次项有关，从而出现了各种非线性光学效应，并形成一门崭新的 学科非线性光学。 在非线性光学领域中，有一种光折变现象，它起源于1 9 6 6 年贝尔实验室在铁电晶 体中发现的“光损伤 现象，在这之后近4 0 多年中，它以意想不到的速度已经发展成 为当今非线性光学中的一个重要分支。它起初被认为只是一种不理想的效应，现在却 被利用来作为实时光学信息处理的基本手段，在这种效应的基础上的光放大、光学记 忆、图像复原、空间光调制器、光学时间微分器、光偏转等等多种应用及激光器件也 像雨后春笋般的发展起来，并广泛应用于许多领域。由于光折变光学不同于通常的非 线性光学，它允许在低功率激光作用下，用方便的时问尺度来观察各种非线性光学效 应，因此引起了人们极大的兴趣，并为非线性光学开辟了更为广泛的研究领域。 光波导作为集成光学系统的基本元件，在光通信、光计算以及光学神经网络等光 学并行处理领域具有重要应用，光折变波导同时具有光折变和光波导的双重特性，其 应用前景就变得更为广泛。利用离子扩散、离子交换、离子注入、薄膜沉积以及溶胶、 凝胶等技术制作波导是传统的波导制作工艺，虽然利用传统的波导制作工艺可以制作 高质量的表面功能波导，但它们都存在工艺繁杂、制作周期长、成本高的缺点，而且 不利于在材料体内制作波导结构，存在着一定的局限性。近年来人们提出了利用光辐 照在波导材料的表面或体内写入各种波导结构，这种技术被认为是一种直接、快速、 低成本、高效益的波导制作技术n 删1 。目前，用于光写入波导的材料有很多，主要包括 玻璃、有机材料以及光折变晶体等。而在众多的光折变材料中，光折变晶体是最适合 被用于光写入波导的材料之一。在实验室条件下只需要利用毫瓦量级功率的激光就可 以在光折变晶体中写入波导。而且写入的波导结构可以再用光学方法实时改变或进行 擦除，这一特性使得这种波导有望被用于动态光互连或光学神经网络系统。同时还可 以通过热固定或电固定的方式将波导结构长期存储在晶体中，以便于长期的应用。此 外，材料本身具有的光折变效应、电光以及声光效应使得光写入的波导可以被用作各 种功能波导器件。 1 2 光折变晶体写入波导研究发展状况 迄今为止，人们提出了很多基于光折变晶体的波导写入技术，概括起来大致可以 分为三类：第一类是激光微细加工技术，这种技术利用一个高度会聚的光点逐点扫描 晶体来制作波导结构；第二类是用掩模板或多光束干涉形成的结构光辐照晶体；第三 类是用光折变空间孤子写入波导1 。 在这三类技术中，第二类用掩模板或多光束干涉形成的结构光辐照晶体的实际应 用意义更大，这是由于用该方法写入波导要求的实验条件最低，只需要用低功率可见 或近红外激光束辐照光折变晶体，就会在光折变晶体中产生较大的光致折射率变化， 从而形成波导结构，这就令使用掩模板或多光束干涉形成的结构光辐照晶体写入波导 技术具有独特的应用价值。 在众多的光折变晶体中，l i n b 0 3 ：f e 晶体由于具有良好的机械稳定性、较强的电 光和声光效应，并且容易获得大尺寸、高光学质量的晶体，因而成为制作波导的理想 材料。同时，i a n b 0 3 ：f e 晶体又是优良的光折变材料之一，具有较高的光折变灵敏度， 晶体中光致折射率的改变值可以达到1 0 1 0 喃数量级，并且具有较长的暗存储时间 ( 几天到几个月) 。这些优势是其它光折变晶体所不具备的，因此l i n b 0 3 ：f e 晶体中写 入光波导的技术引起人们的广泛关注。 另外l i n b 0 3 ：f e 晶体是目前公认的优质光折变材料之一，具有较高的光折变灵敏 度和较宽的光谱响应范围，在毫瓦量级的光功率辐照下，折射率变化可达1 0 4 1 0 3 数 量级，因而仅仅由毫瓦量级的激光辐照就可以在这种晶体中形成波导结构。1 9 9 4 年， k i t o h 和0 m a t o b a 等首先用聚焦的a r 激光束扫描块状l i n b 0 3 ：f e 晶体，写入了直线 和弯曲的光波导。此后，他们又采用聚焦激光束逐点辐照的方法，在l i n b 0 3 ：f e 晶 体中形成了有利于动态互连和神经网络系统的段式光波导( s e g m e n t e d w a v e g u i d e ) 心引。 刘思敏等于1 9 9 6 年在l i n b 0 3 ：f e 晶体中写入了一维和二维的条形与格形波导2 钔，接 着又写入并存储了圆形和环形波导。1 9 9 8 年，刘立人等用c 0 ：激光对记录于l i n b 0 3 晶 体中的全息图进行了实时局域热固定口1 ，对这一技术的发展有可能用于l i n b 0 3 ：f e 晶体 中光写入光折变波导的局部热固定或热擦除。由于l i n b 0 3 ：f e 晶体在光辐照区中心的 折射率变小，而在周围和暗区的折射率几乎不变，这样可以利用强度呈周期性变化的 平行相干光形成的干涉图样辐照l i n b 0 。：f e 晶体，有可能制作出用于大规模并行光互连 的结构光辐照晶体以形成阵列光波导。基于这一思想，0 m a t o b a 等于1 9 9 6 年曾提出 利用阵列光波导瞳引。2 0 0 2 年，杨立森等对四个点光源进行光学傅罩叶变换，在自散焦 光折变晶体中成功地制作了6 l am 6 l am 间隔的并行( 2 + 1 ) 维阵列波导3 0 0 余条，并证 明了阵列波导实质上是二维体相位栅啪1 。 目前常用的光折变材料由氧八面铁电晶体，常见的有铌酸锂( l i n b 0 3 ) 和钽酸锂 ( l i t a 0 3 ) ，这两种材料居里温度分别为t c = 1 2 1 0 。和t c = 6 6 5 。这两种材料具有较 高的光折变灵敏度和较宽的光谱响应范围的优点，但是这两种材料的响应速度比较慢。 通过掺杂可以改变其性能，国内哈工大和南开大学在这一方面所做的工作比较突出。 另一种常见的材料是钛酸钡( b a t i 0 3 ) ，这种材料是最早被认识的光折变材料之一。但 是这种材料很难生长，不易加工，成品率低，在低温一9 时还会发生相变，通过掺杂 可改变这种劣势。北京物理所在这方面做了大量的工作。还有一类材料是由山东大学 2 晶体所生产的k n s b n 系列产品。这种材料有许多优良特性，它的光折变灵敏度和响 应时间与b a t i o 。相近。但是它同b a t i 0 3 相比具有易生长，易加工，容易极化的优点。 其物理性能可以通过组分和掺杂元素及其浓度加以控制。因此，k n s b n 是一种很具有 前途的光折变材料。m n 掺杂的y a l 0 3 是近年来发现的一种新型光折变晶体材料，由于 具有高晶体质量、低散射、全息记录高保真度、室温下存储时间长、可重复使用及无 损读取等优点，在三维全息存储方面被重点关注。另外硅铋族氧化物也是一种很具有 发展潜力的光折变材料。还有一些半导体材料如i n p ，c a a s 也是较好的光折变材料。 目前一些有机聚合物的光折变性能也日益受到人们的注意，成为光折变材料研究的新 热点。 1 3 论文研究目的和内容 本论文通过理论和实验手段，对在光折变晶体中写入波导进行研究，为了证明使 用光辐照法利用衍射光场写入波导是简便可行的。简要了解光折变效应的定义、特点 和发生机理，从理论上分析光折变晶体内折射率的变化，探讨了光折边效应空间电荷 场形成规律和片光在l i n b 0 3 ：f e 晶体中产生的折射率变化分布。使得l i n b 0 3 ：f e 晶体 中写入光波导有了理论上的支持。本文还参考了近年来国内外对l i n b 0 3 ：f e 晶体中写 入波导的研究成果，设计出了符合实验室条件下的l i n b 0 3 ：f e 晶体写入波导实验和 l i n b 0 3 ：f e 晶体折射率变化的测量实验。在采用上述试验方案后，成功的在l i n b 0 3 ：f e 晶体内写入了平面光波导。并通过研究分析实验结果得到一系列l i n b 0 3 ：f e 晶体内写 入波导的特性。 3 第二章光折变效应发生机理 弟一覃尢仇叟议挫瓦王利l 埋 2 1 光折变效应的定义、特点 一、定义 光折变效应( p h o t o r e f r a c t i v ee f f e c t ) 是光致折射率变化效应( p h o t o i n d u c e dr e f r a c t i v e i n d e xc h a n g ee f f e c t ) 的缩称，光折变效应是指适当波长的非均匀光辐照电光材料时，会 使光激发载流子进入导带或价带，因扩散或漂移而迁移至暗区而被重新俘获。这样形 成了与光强空间分布相对应的空问电荷的分布，它又形成了相应的空间电荷场。这个 空间电荷场又通过电光效应在晶体中产生了与入射光强的空间分布相对应的折射率变 化。由于光折变效应需要光激发载流子的迁移和空问电荷的积累过程，这个过程决定 了光折变效应不会是瞬态的而只能是慢响应的过程。通俗的讲就是在相干光的照射下 材料内的光电荷重新分布形成空间电荷场，随后由于电光效应导致材料的折射率发生 变化的一种非线性光学现象。 光折变效应是非线性光学的一个重要分支，最初发现光折变效应纯属是个意外。 1 9 6 6 年贝尔实验室的科学家在用l i n b o 。和l i t a o 。晶体进行光倍频实验时意外发现， 由于光辐射区折射率的变化破坏了产生倍频的相位匹配条件，当时他们把这种不期望 的效应称为“光损伤”。这种“光损伤 在暗处可以保留相当长的时间。正是这一性质， 使c h e n 等首次意识到可以利用这一效应来进行光信息实时存储，从而使其获得了广泛 深入的理论和实验研究。c h e n 等人还对“光损伤 的微观机制进行了探讨，提出了光 激发载流子的迁移模型。后来人们又发现，通过均匀光照或加热等方法，这种光损伤 的痕迹可以被擦除，从而使晶体回复最初状态。为了避免与永久性的破坏损伤相区别， 人们普遍的把这一效应称为光致折射率变化或光折变效应。 二、特点 在光折变效应被发现之后的4 0 多年中，光折变非线性光学以意想不到的速度发展 为当今非线性光学中的一个重要分支。由于光折变非线性光学不同于普通的非线性光 学，它允许在低功率激光作用下，用方便的时间尺度来观察各种非线性光学效应，因 而引起了人们的极大兴趣，并为非线性光学开辟了更为广泛的研究领域。 与一般在高功率下的非线性光学材料相比，光折变材料有两个极其显著的特点。 第一个特点是光折变材料的光学非线性效应与光强无关。也就是说用弱激光来照射光 折变材料，同样会显示出可观测的非线性效应。光强的大小仅仅影响光折变过程进行 的速度。若用毫瓦级功率的激光照射光折变晶体，只需足够长的时间，也会产生明显 的光致折射率变化。众所周知，在通常的受激布里渊散射和受激喇曼散射试验中，需 要相当高光强的激光照射。然而在光折变晶体中进行双光束耦合，仅用低功率激光入 4 射就可以产生显著的光能不可逆转移。这是由于在通常的光学非线性材料中，价键电 子云在光场的作用下发生形变，电子云的畸变只引起激发态的能级或跃迁矩阵的微扰 变化，后者又对光的传递与转换产生影响。由于原子核对价键电子的束缚作用一般远 大于光场的扰动作用，因此只有在极高功率的光场作用下才显示出明显的光学非线性 效应。而在光折变材料中，杂质在带隙中形成施主、受主能级，在光场作用下，产生 光生载流子( 电子或空穴) 。这些载流子迁移并复合形成分离的空间电荷，从而产生很 强的晶体内电场，通过线性电光效应引起折射率变化，这种光折变效应起因于光强的 空间调制，而不是绝对光强。低功率光致折射率变化无疑为非线性光学的研究开辟了 更广阔的研究领域，并方便的提供了用低功率激光观察各种受激光激发现象的机会。 例如在毫瓦级功率的激光作用下，人们用b s o 晶体制作了各种相位共轭器。一些材料 在毫瓦级可见和近红外激光作用下显示的光折变行为，无疑对光通信、光学信息处理 和光学计算技术具有潜在的应用意义。光折变材料的另一个显著特点是它的非局域响 应性。通过光折变效应建立折射率相位栅是需要时间的，相位栅的建立不仅在时间响 应上显示出惯性，而且在空间分布上也是非局域响应的。即折射率改变的最大处并不 对应着光辐照最强处。也就是说，动态相位栅在光栅波矢k 方向相对干涉条纹有一定 的空间相移( 巾o ) 。由波耦合理论可知，增益系数r 正比于s i n 巾，因此相移m = 2 时，将发生最大的光能不可逆转移。m = 2 的相位栅又称相移型光栅。相移型光栅允 许将泵浦光能向信号光或相位共轭波进行转移，从而为通过非线性作用放大信号光提 供了一种新型途径。实验和理论指出，由光折变晶体进行光耦合，其增益系数可达1 0 1 0 0 锄叫量级，这远大于激光活性物质如红宝石、钕玻璃等的增益系数。基于光折变效 应的这种高增益性，仅仅用几毫米厚的光折变材料制作的放大器，就可将光信号成百 上千倍的放大。在这种光放大器上再加上适当的j 下反馈，还可以在光折变晶体内形成 光学振荡。显然这是一种新型的相干光放大。它不同于以往的量子放大器，后者是通 过活性介质的粒子数反转和受激辐射过程进行的相干光放大。由上所述，在光折变晶 体内，由动态相位栅的耦合作用进行的相干光放大完全是基于典型光学的干涉、衍射 和电光效应实现的。 另外经一系列研究发现，折射率发生改变的光折变材料，如果用光均匀照射或者 是适当加热，光折变材料的折射率又会回到均匀态。 利用光折变效应写入信息的材料具有在较弱的入射功率下仍然能够很好的进行信 息写入的巨大优势，并且是可以实时进行信息写入，不存在时间的滞后性。材料内信 息存储时间较长，另外晶体可多次循环使用，与目前其它新型信息写入材料相比优势 明显。这种优势使其在光学信息处理，实时全息术，光通讯和三维存储器等方面具有 诱人的应用前景。但是对于某些要求快速响应的器件，例如全光学开关，光学限制器， 快速存储器等，光折变信息存储材料的慢响应时间却是一个致命的弱点。另外，光折 变效应的各向异性对于图像处理也带来了一定的困难。为此，多年来人们一直在寻求 缩短光折变信息存储材料的响应时间和克服材料各向异性的有效途径。 5 此外人们早已通过理论研究知道，在光折变晶体中同时存在着光生伏打效应棚1 、 光热效应、热释电效应和光色效应睁删，它们同样也会引起辐照区折射率的变化。但有 关这些效应及其应用的研究和报道至今并不多见。应当看到，由于这些效应不需要电 荷的迁移和累积过程，因而必然具有比光折变效应更为快速的响应。由于它们产生的 an 不依赖于晶轴的取向，因而折射率变化是各向同性的而不是像光折变效应那样， 明显依赖于晶体的c 轴或外加电场的取向。如果能够根据不同应用器件的要求，利用 光折变效应、光热效应、光色效应和热释电效应的不同特点，取其所长，避其所短， 就可以更加完善各种应用器件，拓宽光折变材料的应用范围。 2 2 光折变材料 光折变材料通常指有光致空间电荷场通过线性电光效应引起折射率变化的电光材 料。载流子的迁移过程包括由于浓度梯度的扩散，外场作用下的漂移和体光生伏打效 应。由于扩散是各种电光材料的一种普遍性质，因此几乎可以在所有电光材料中都能 观察到光折变效应。人们先后在l i n b 0 3 、l i t a 0 3 、b a t i 0 3 、k n b 0 3 、k ( t a ，t 峒o ) 0 3 b a 2 n a n b 3 0 1 5 、b a - x s r 2 n b 0 6 、b i 4 t i 0 1 2 、b i ( s i ，g e ) 0 2 0 、k h 2 p 0 4 、r b 2 z n b r 4 ，陶 瓷材料如( p b l a ) ( z r t i ) o 。和半导体材料g a a s 、i n p 、c d s 等材料中都可以观察到显著 地光致折射率的变化。因而可以说光折变效应是电光材料的一种普遍性质。其性质的 明显程度取决于材料的带宽、材料中杂质离子的施主能级和受主能级，以及辐照光源 的波长范围。其中氧八面体铁电晶体由于具有较大的电光系数和其它一些优点，在光 折变效应的研究和应用上受到普遍的重视。在这类晶体中，光激发载流子的来源主要 是晶体中的杂质或缺陷。例如在未掺杂的l i n b o 。晶体内，光激发载流子( 电子) 的来 源主要是在高温提拉法生长过程中进入晶格中的低浓度f e 2 + 。虽然它们不会改变材料的 电光性质，但是光折变灵敏度却强烈的依赖于这些杂质的浓度和在化学处理过程( 氧 化、还原) 中所决定的价态。这类晶体作为光折变材料，其最大的弱点是响应速度慢。 这成为光折变晶体研究的一大瓶颈。近年来人们又在一些顺电晶体如立方硅族氧化物 b i 。：( s i ，g e ，t i ) o 。和半导体材料g a a s ，l n p 等进行光折变相位栅记录，发现这类材料 具有较高的灵敏度和较快的响应时间，因此引起人们的兴趣。电光陶瓷p l z t ( 铅、镧、 锆、钛的烧结体) 由于可以大面积制备，因此有独特的应用价值。其缺点是透明度差、 机械性能低。最近日本研制了一种新型电光陶瓷材料p m n ( 铌酸铅镁) ，其机械韧性 提高到了p l z t 的二倍。 虽然光折变晶体与其它光折变材料相比具有响应速度慢、无法大面积制备的缺点， 但是其性能的稳定还是其它光折变材料无法比拟的。在最近几年的光折变效应研究中， 光折变晶体的使用是十分广泛的，因此光折变晶体也是本文的研究对象。在了解了光 折变材料之后，下面我们来了解一下光折变晶体的特性参数。 6 2 3 光折变晶体的特性参数 一、响应时间 光折变效应导致许多非线性光学现象。在应用光折变晶体时，一个重要的特征参 数就是光栅写入或擦除的时间。由于光折变效应是一个电光过程，相继涉及光激发载 流子的产生、迁移、俘获和泡克耳斯效应等过程，光激发载流子的产生和迁移过程是 需要时间完成的。它决定着写入光栅所需要的时间。光折变晶体的这种非线性响应时 间是区别于其它非线性光学介质的主要特征。一般非线性光学介质的响应是瞬时的， 没有惯性。光折变晶体的响应时间可由相位栅形成的动力学方程给出： k 2 t 石瓦( 1 + 丽k 2 l 忑乙) 2 丽+ ( k i _ l o ) 2 瓦一，( k ，l o ，k ，乇，乞) ( 2 1 ) 其中 l o = 町喜q ，乞= 熹 2 丽f c 。一l a t p o 用一些时间常数可以把ts c 表示为： 驴卷黑专象 亿2 ， 式中 = q k 2 肚t ，一1 k z e o ( 2 3 ) 需要注意的是，以上所考虑的响应时间并未涉及光激发载流子的产生时间，或者 说是在高光强辐照下所考虑的响应时间。在低光强下必须考虑电荷被激发的时间。例 如在l i n b o 。光折变晶体内进行有效的光耦合，需要建立相位栅所用的载流子密度约为 1 0 m c m 一假定分离开一对电荷至少需吸收一个光子的话，那么在l c m q 的晶体内将至少 需要1 0 埔个光子。如果用l w 的可见光谱激光照射，光子通过量近似为1 0 1 8 s 。设量子 效率为1 0 0 ，这将至少需要经过i m s 才能达到所需的空间密度。按照y e h 的模型估计， 形成光栅的最短时间为： 扣( 去) 三l n 3 r 4 ) 式中h v 为光子能量，a 为光折变吸收系数，a 为耦合常数，m 为量子效率，r 为有效 电光系数。上式指出形成时间正比于耦合常数r ，反比于光强，。由( 2 4 ) 式可估算出 光激发时问的最小值。在低光强下，需要更长的时间吸收光子，因此光折变效应是相 7 厩爵 暑 = d d l z 当缓慢的。缩短时间的唯一办法是使用较高的光强。如果把光折变的灵敏度写成 s ；n 3 9 ，并代入式( 2 4 ) 中有： r 2 纛 亿5 ) 由上式可以看出相位栅形成时间反比于晶体的灵敏度。 2 、稳态相位栅衍射效率 稳态衍射效率，7 通常是用双光束耦合方法进行测量的。如图2 1 所示。等强度的 两束相干光j r l 和，：在光折变晶体内相干写入相位光栅，。和，：的偏振方向与晶体的c 轴 平行。，l 经写入相位栅布喇格衍射得到它的衍射光，。印，：经衍射后得到的衍射光，：叩。 k 和，2 。分别平行，：和，。待衍射光强i 。叩( 或，：吁) 达到饱和时，测量其光强，并与j r l ( 或，：) 的初始投射光强，l 。( 或i 加) 相比，从而得到体相位投射光栅的衍射效率r l 为： ，7 。生；生；丽斋璧尝k ( 2 6 ) 7 j 墨一暑一墨一 jnj 1 j 。，：。 光栅形成前的投射光强 以上介绍的光折变晶体的特性参数基本决定了光折变晶体光折变效应的灵敏程 度，是判断光折变晶体优劣的重要参数。 2 4 光折变效应的发生机理 光折变效应这一术语的含义是电光材料在光辐照下，折射率随光强的空间分布而 变化。折射率的这种变化与通常在强光场作用下所引起的非线性折射率变化的机制完 全不同，后者起因于光致瞬态非线性电极化。光折变效应是发生在电光材料中的一种 复杂光电过程。这个过程可概括如下：电光晶体内的杂质、空位或缺陷充当电荷的施 主或受主。当晶体在光辐照下，光激发电荷进入邻近的能带。光激发载流子在带中或 因浓度梯度扩散，或在电场作用下漂移，或由光生伏打效应而运动。迁移的电荷可以 被重新俘获。经过再激发、再迁移、再俘获，最后离开了光照区而定居于暗光区。这 样形成了与光强空间分布相对应的空间电荷分布( 图2 1 ( c ) ) 。这些光致分离的空间 电荷按照泊松方程产生相应的空间电荷场( 图1 1 ( d ) ) 。尽管光致空间电荷密度并不 算大，典型的量级在百万分之一左右，但是由于它们所产生的空间电荷场可显著地引 起晶格的畸变。如果晶体不存在反演对称性，空间电荷场将通过线性电光效应( 泡克 耳斯效应) 在晶体内形成折射率在空问的调制变化，或者说在晶体内写入相位栅同时， 有收到自写入相位栅的衍射作用进行读出，因此光束的读写过程在光折变晶体内是同 时进行的。这样记录的相位栅是一种动态光栅，实时全息体光栅。这种动态光栅对写 入光束的自衍射，将引起光波的振幅、相位、偏振甚至频率的变化。从这个意义上讲， 动态光栅的自衍射为相干光的处理提供了全方位的可能性。以上所述就是光折变效应 8 的全过程，也是光折变效应的物理含义。 。一、弋。 v _ j 扒贪， 7 ： 渺 气穴。 v 一 弋入、 v 一 图2 1 光折变过程 随着对光折变效应应用的不断发展，人们在探索光折变效应的微观机制方面也同 时进行了大量深入的研究工作。在分析广生载流子的迁移过程时，c h e n 等人提出载流 子在外场或晶体内极化电场作用下的漂移机制。随后a m o d e 又提出了光激发载流子按 光强梯度分布引起的扩散迁移机制，并指出低电导料在光栅问距较小的情况下，载流 子的扩散是最主要的迁移过程。他们从理论上给出了光生载流子因为浓度梯度扩散和 在电场作用下漂移这两种迁移机制下的空间电荷场的分布，进而给出折射率相位栅的 分布，由此说明了光折变效应的许多现象。与此同时人们还认识到了一种新型的载流 子迁移机制光生伏打效应h 7 1 。它不同于通常意义下的光生伏打效应，它是均匀铁 电体材料( 如l i n b o 。晶体) 在均匀光照下产生的一种沿自发极化方向的光生伏打电流， 因而它是不同于扩散和外场作用下漂移运动的又一种光生载流子的迁移过程，它对光 折变效应有一种新贡献。在这些理论研究工作的基础上，k u k h t a r e v n 7 1 等人于1 9 7 9 年给 出了描述光折变效应的一组动力学方程。人们又把这个理论模型称为带运输模型( b a n d t r a n s p o r tm o d e l ) 。在理论模型中，同时考虑了光激发载流子在晶体内的三种可能的迁移 过程，即光电流包括扩散、漂移和光生伏打电流三部分，因此较全面的分析了光折变 效应的微观过程。由于该理论对稳念光折变现象给出了令人信服的结论，被人们普遍 接受为描述光折变效应的理论。该理论也还可以描述光折变效应的瞬态和随时间演化 过程以及非静态记录的各种情况，从而说明许多动态现象。与此同时，f e i n b e t g h 7 3 也提 出了另一个十分清晰的物理图像跳跃模型( h o p p i n gm o d e l ) 。该模型以直观和概括 的方式描述了光激发电荷的迁移运动，即将电荷的迁移过程看做从一个陷阱位置到另 一个近邻陷阱位置上的跳跃过程。其跳跃的几率正比于辐照的光强和电场强度。该理 论对稳态光折变现象给予了同样好的说明。因此也是一种可以接受的模型。同时人们 9 对光折变过程中光生载流子( 电子或空穴) 的来源进行大量的研究工作。认识到晶体 中的杂质、缺陷和空位是光激发载流子的主要来源。它们形成的能级位于晶体的导带 中，充当施主和受主心的角色。因此晶体的非纯度、掺杂浓度对光折变效应至关重要。 例如在l i n b o 。晶体内掺入少量的可变价态的f e 杂质，它们以f e 2 + 和f e 3 + 的形式进入晶 体点阵。在光辐照下，f e 2 + 被光电离形成f e 3 + ，激发至导带中的光电子迁移到暗区被f c 3 + 陷阱俘获形成f e 2 + ，从而导致了空间电荷分离，在晶体内产生出空间电荷场的相位栅。 从这个意义上讲，在l i n b 0 3 ：f e 晶体内所发生的光折变过程，可以看作是在光子协助 下发生的 f e 2 + 芎兰f e 3 + + e ( 2 7 ) 转化过程。光折变效应是f e 2 + 和f e 3 + 光强重新分布的结果。 2 5 带输运模型和光折变效应动力学方程 带输运模型认为，晶体内的施主( 受主) 心在光照下被电离并释放电子( 空穴) 。 如果光强是调制的，电子和电离的施主( 空穴和俘获的受主) 的密度分布也是调制的， 如图2 1 ( c ) 所示。被激发的电子( 空穴) 在导带( 价带) 内可以自由运动。特别是 由浓度梯度将会引起扩散运动，因外加电场导致漂移运动以及光生伏打效应形成光生 伏打电流。由于上述的载流子迁移运动，最后在暗光区被陷阱所俘获，形成空间电荷 分布。这些空间分离的电荷又产生出空间调制的空间电荷场，如图2 1 ( d ) 所示。基 于这种观点k u k h t a r e v n l 等人定量的给出一组描述上述光折变过程的基本方程式，并称 为带输运模型。 为了简单起见，假定光激发载流子仅含有电子。设电子在导带中的数密度为p ， 晶体内的施主数密度为d ，电离的施主( 受主) 数密度为三。在光强，辐照下，电 子从施主心被激发至导带，其产生率为( 见图2 2 ) ： ( d 一三) ( s ，+ 卢) ( 2 8 ) 式中，s l 是光激发几率；，是光强；s 是光激发常数，口是热激发几率，也为一常数。 电子的俘获率为： r r n g p ( 2 9 ) 其中yr 为复合常数。不同的电离施主随时间的变化率为： 譬。( d n g ) ( s t + 卢) 叱去p ( 2 1 0 ) 导带中运动的电子应满足连续性方程： o p ，盟+ 三v j( 2 1 1 ) 秕m 印 1 0 其中q 为电子电量；，是电流密度，一般它由三部分，即扩散、漂移和光生伏打电流组 成。所以， j = q d v p + q t t p e + j 衲 ( 2 1 2 ) 其中d 为扩散系数；为迁移率；e 为电场，包括外场e 。和空间电荷场e s c j 一是光 生伏打电流密度。空间电荷分布形成局域电场，满足高斯定理： v 。( 止) ；目( 三一- 一p ) ( 2 1 3 ) 其中为晶体的介电常数；以为负电荷密度，它保证在无光照下至少有虬个被电离的 施主心三( ，= o ) = m ，以保证电中性。最后一个方程是描述光在光折变晶体内传播的 波方程： v 2 + 吉刀2 嘉一o ( 2 - 4 ) 其中 厅2 一刀；( 1 一甩；e 。) ( 2 1 5 ) 式中为晶体的折射率；r , a 为有效电光系数；是光场振幅。( 2 8 2 1 5 ) 式就是 描述光折变效应的基本动力学方程。 e 一 导带 殳 复合 八厂、一 fn 。崩 99pq q 移 q 百oo 懈 总结上述式子： 自由电子的连续性方程： o p ；o n _ _ a + 三v j= + v ， a t 8 t q 图2 2 光电子激发和复合过程 不动的电离施主心变化率方程： 主 主 ( 2 1 6 ) 旦娑：( d + 孵) 似+ p ) 一怫j d ( 2 1 7 ) d f 电流方程： j ；q d v p + q l z p e + j 砷 ( 2 1 8 ) 泊松方程： v ( 止) = q ( j ! 、信一 - 一p ) ( 2 1 9 ) 光波方程： v 2 + ；刀2 箬= o ( 2 2 0 ) 折射率方程： 刀2 一刀0 2 ( 1 一以0 2 r 。正0 ) ( 2 2 1 ) 或近似为： 以- - - - 1 1 。一去，l ； ( 2 2 2 ) 为了简化，取式中的d ，和p 为标量，d 和心也为常数。不难看出( 2 1 6 - - , 2 1 9 ) 式是一组非线性耦合方程，直接求解是困难的。为了对实验结果给出定量说明， 还需对上述方程组作进一步的简化和假设。 况。将( 2 1 6 - 2 1 8 ) 式合并，给出： i a p 。警+ 兰( d 誓+ l t p e + 玛 a lma z 、a z q 我们还可以进一步缩写，特别是对一维情 ( 2 2 3 ) 将( 2 1 9 ) 式对时例求导，注恿到d 为常数和( 2 1 8 ) 式，有： 丢陆( 疆) 1 = 口昙( 三一p ) - - 丢( p 詈+ 脚胆+ j 加) ( 2 2 4 ) 鲁昙( 蛳p 老+ q 肛“1 = o 亿2 5 ) 所以有 。 昙( 压) + p 詈+ g 肛“加。 ( 2 2 6 ) 式中j 。为积分常数，可由给定的边界条件确定。方程( 2 2 6 ) 描述了光致空间电荷场 随时间的渲化讨辉。 2 6 光致空间电荷场 我们在上面所描述的光折变效应的基本方程是一组非线性耦合方程，方程中包含 有许多参数，这使问题更加复杂化。为了求解需作近似简化。下面就一些简单情况， 讨论基本方程解的性质，从而说明光致空间电荷场的形成。 1 2 如果光强是空间均匀分布的，预料经过辐照一段时间后，p ，j 和去将为常量。 假定导带中的电子密度p 很小，即p n a ，n d - n _ ，因而有怫一三。一以。在这 个近似条件下，( 2 1 6 ) 式右边可化简为： 警= ( d n _ ) + 多) 嘣以p = 州) 一p 忆 ( 2 2 7 ) 式中g ( ，) = ( d m ) ( 豇+ 卢) ；一1 y 胄虬为自由电子寿命，或线性复合时间。因j 为常数，( 2 1 1 ) 式可简化为： a p 捌乞 i 2 (228a)tm ， 联立求解( 2 2 7 2 2 8 ) 式，由初始条件：t o ，i = 0 和t 苫0 ，i i o 给出p 2 g ( ，o h - 【g ( ，o ) 一( d n _ ) f 1 r r e h p o 一( 风一成) ，h r m p d + ( 风一岛) ( 1 一p 一厅) ( 2 2 9 ) 式中g q 。) = ( d - n 4 ) ( s ，。+ 声) ) 为线性产生率，p d = ( d 一一) ，肛且为热激发电子密 度。上式指出在均匀光照下，光激发电子随时问指数增加，直至达到均匀分布为止： p ；p o 。g 仉h ( 2 3 0 ) 我们不难发现，在均匀光照下，晶体内的空间电荷分布也将随时间作衰减变化。注 意到n 为常数，并利用关系j ；0 0 e ，方程( 2 1 6 ) 可改写为 曼! 型妄二丝4 二2 1 。一! v j ；一a ov e ( 2 3 1 ) a f qq 将( 2 1 9 ) 式带入，有 型掣：一a - - 旦- o ( n ；一以一p ) ( 2 3 2 ) 优5 所以 ( 砝一 - p ) = n e 。7 ( 2 3 3 ) 式中t = 三一e p q p o 为介质弛豫时间或称麦克斯韦弛豫时间。 0 0 式( 2 3 3 ) 指出在均匀光照下，存在于晶体内的空间电荷场在均匀光照下也将消失。 事实上，若暂不考虑光生伏打电流j p h 的影响，在均匀光照下，方程( 2 2 6 ) 将简化为： i a e + 鸟即。e ：常数 ( 2 3 4 ) o i 其解是： k o ) = e s c ( 0 弦叫佴 ( 2 3 5 ) 可见若在光照前晶体内已经记录空间电荷场t 。( o ) ，随后均匀光照的作用将会清洗 1 3 掉所记录的信息。气息的快慢取决于介质的弛豫时间t 。这就是光折变效应光清洗的 道理。其中要注意的是t 的大小与材料的性质和入射光强有关，一般高电导材料 ( b s 0 ，b g 0 等) ，在高功率脉冲激光辐照下z 。一1 0 。8 s 。若用连续激光照射，t 一1 0 。2 s 对 于低电导绝缘材料( 如l i n b o 。) ，1 r c 长达几分钟。实际上光清洗除了考虑弛豫时间t 还 要考虑平均漂移时间一( k 比e o ) 4 和扩散i 对f n - - r a = q 肚口t k 2 ，其中k 为光栅波矢，七口丁 为热能。光清洗过程还可以由图2 3 直观的说明。如果在均匀光照前o o ) ，经体内以 存储了如图( a ) 所示的周期分布的空间电荷场民( z ) = s i n k z 。在均匀光照下，光激发 载流子( 电子) 在e 。的作用下( 图中用箭头符号表示作用在电子上的电力场) 形成电 流j 一噍。，被重新俘获后形成空间电荷分布t a ( z ) ( 如图( b ) 所示) ： 比) 2 知挚 ( 2 3 6 ) 这些空间电荷又产生出新的空间电荷场瓦( z ) ( 如图( c ) 所示) ： e ：。( z ) ：一口e 虬。一s i n k z ( 2 3 7 ) 不难看出，新场e 二与原场b c 的相位相反，这将削弱原场的大小。这个过程一直 进行到是k 消失为止。 二( z ) 、 ， a 。 v 2 2 7 空间电荷场的时间演化 、 & 八厂、 v z 图2 3 光清洗过程 八 。 v 2 在以上的部分讨论的空间电荷场是在稳态条件下给出的。因而空间电荷场是静态 的，是不随时间变化的。下面将考虑空间电荷场随时间的变化，因而所记录的光栅是 运动的。为了简化，仍不考虑光生伏打效应。先考虑光照开始不久，短写入时间极限 1 4 情况下。仍然假定条件三= n ，成立，于是方程( 2 1 7 ) 变为： ，o n 口+ = ( d n a ) ( s l + ) 一n a p = g ( ) - p f 足 ( 2 3 8 ) 将上式代入( 2 2 2 ) 式，得到： 靠詈一g ( ，h p