（光学专业论文）硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质.pdf

华侨大学硕士毕业论文 i 论文摘要论文摘要 光电材料非线性的大小和性质直接决定了它在非线性光电器件方 面的应用本文采用等离子体增强化学气相沉积(pecvd)方法制备的 (nc-si/sio2)/sio2 和(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h 量子点镶嵌薄膜样品研 究了它们的非线性光学性质 理论上采用无限深势阱模型分析了 si 量子点中电子和激子的 三阶非线性光学性质实验上采用 z-扫描方法研究了样品在波长 532nm 连续激光作用下的非线性光学性质得到以下结论 1 分析强受限情况下的电子三阶非线性光学性质结果表明 随着入射光子能量的变化三阶极化率发生显著的变化随着量子点 半径的增大三阶极化率逐渐变大随着弛豫相的减小三阶极化率 逐渐变大 2分析强受限和弱受限情况下的激子三阶非线性光学性质结果 表明在激子强受限的情况下量子点半径越小三阶极化率越大在 激子弱受限的情况下量子点半径越大三阶极化率越大同时半导 体材料的自聚焦和自散焦的特性与光子能量和禁带宽度存在一定的依 赖关系 3 通过 z-扫描实验结果表明 (nc-si/sio2)/sio2和(nc-si/a-si:h)/ a-sinx:h 样品存在明显的非线性折射和吸收 (nc-si/sio2)/sio2样品三 阶 极 化 率 的 实 部 和 虚 部 分 别 为 3 8.12 10 esu 4 8.77 10 esu (nc-si/a-si:h)/a-sinx:h 样品三阶极化率的实部和虚部分别为 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 ii 3 2.00 10 esu 4 5.51 10 esu (nc-si/sio2)/sio2样品表现反饱和吸收的性 质 为自散焦介质 (nc-si/a-si:h)/a-sinx:h 样品表现饱和吸收的性质 为自聚焦介质量子限域效应和介电限域效应使它们具备了新颖的非 线性光学特性 前者可用于激光防护或光限幅器件后者可用于调 q 锁模激光和光学双稳器件 关键词关键词量子点 量子限域 z-扫描 三阶光学非线性 量子点 量子限域 z-扫描 三阶光学非线性 华侨大学硕士毕业论文 iii abstract the magnitude and property of the nonlinearity in photoelectric materials can determine its application in the nonlinear photoelectric device.in this dissertation, the sample of (nc-si/sio2)/sio2 and (nc-si/a-si:h)/a-sinx:h are prepared by using plasma enhanced chemical vapor deposition method. moreover, we investigate their nonlinear optical properties . theoretically, with the condition of infinite potential well. we simulate and analyze the third-orde rnonlinear properties of si quantum dots. experimentally, on the basis of z-scan method, we study properties of the nonlinear optical properties of the sample, which is illuminated by continuous laser possessing a wavelength of 532nm. the conclusions are listed as below 1we do investigate the third-order nonlinear optical properties of the electron in the condition of strong-confinement. it can be found that: the third-order susceptibility will change tremendously when incident photonic energy varies.the third-order susceptibility will increase gradually with the increment of the radium of quantum dot or the decrease of relaxation phase. 2 by the analysis of the third-order nonlinear optical property of exciton both in strong-confinement and weak-confinement, it can be concluded that in the condition of strong-confinement, the smaller does the radium of quantum dot get, the stronger does the third-order optical susceptibility 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 iv become; in the condition of weak-confinement, the longer does the radium of quantum dot get, the stronger does the third-order optical susceptibility become.and found that the self-focus and defocus are depended on the photon energy and band gap energy. 3 from the experimental results, it is found that the nonlinear refractive and nonlinear absorptive effect can be observed clearly in the(nc-si/sio2)/ sio2 and (nc-si/-si:h)/-sinx:h samples. the real part of the third-order susceptibility concerning the (nc-si/sio2)/sio2 sample is 3 8.12 10 esu , whilst the imaginary part is 4 8.77 10 esu .with regard to the (nc-si/a-si:h)/ a-sinx:h, the real part of the third-order susceptibility is 3 2.00 10 esu , whilst theimaginary part is 4 5.51 10 esu . the (nc-si/sio2)/sio2 is a self -defocusing media with the property of reverse saturation absorption. the (nc-si/a-si:h)/a-sinx:h is a self-focusing media with the property of saturation absorption. these novel optical property we attribute the quantum confinement and dielectric confinement effect of materials. (nc-si/sio2)/sio2 will be applied extensively in the field of laser protection and optical limiting devices; (nc-si/a-si:h)/a-sinx:h will be applied in area of the q-switched, mode-locked devices and optical bistable devices. keyword: quantum dot quantum confined z-scan third-order optical nonlinearity 华侨大学硕士毕业论文 1 第一章 绪论第一章 绪论 1.1 引言引言 随着当代通讯业的迅猛发展对光通讯器件提出了更高的要求理想的光器 件除了要求材料要有很短的响应时间外还要求材料具有较大的非线性系数以及 光器件的集成同时还要求材料的阈值功率低等特点而半导体量子点材料的出 现给了人们启示美国科学家 reed 曾预言将电子局限在点状结构之内实现零 维量子限制这种人为设计原子将会导致全新的电子和光学器件1具有三维 受限的半导体纳米粒子其三阶非线性响应得到极大的增强而且这种增强了的 非线性响应具有饱和吸收强度低阈值功率小和皮秒量级的快速响应时间等特点 1983 年美国 hughes 研究所的 jian 和 lind 采用四波混频技术对掺有 cds1-xsex 纳米微晶光学滤波玻璃的三阶非线性系数进行了测量观察到了很高的三阶非线 性效应( (3)-8 1.3 10 esu:)比体材料的相应值提高了约三个数量级而阈值功率 仅为 1mw/cm2,可望在高速光运算全光开关和光通信等方面获得应用2不久 ntt 公司的 yumoto 等3就用这种玻璃制成了开关时间为 25ps 的光双稳器件输 入光强最大值为 450kw/cm2但是随着光通讯应用的扩展和社会需求的增加需 要更加优良的半导体材料来满足要求 由于硅独特的半导体性质也是至今人们研究最清楚能获得的最纯净最完 整的材料所以在开发光电集成器件人们首先想到的是硅开发光子集成与硅 微电子集成技术相兼容必然会实现最终的光电子集成形成性能优良的光电器 件必将信息技术推向一个全新的阶段但硅并不是天生丽质硅是间接带隙半 导体材料且固有发光效率很低但通过减小颗粒尺寸和降低维度会使其表现 出极强的量子尺寸效应和表面效应对硅基纳米材料的光学特性有巨大的影响 使纳米微粒具有体材料不具备的新的光学特性因此早期工作主要集中在发光方 面1984 年 pikering 等4报道了电化学腐蚀的多孔硅的低温(4.2k)可见光的发射 1988 年 furukawa5用溅射技术制备了纳米硅晶粒观测到了光致发光峰发生蓝移 的现象1990 年canham6首次发现电化学阳极氧化多孔硅在室温下高效率的发 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 2 光具有重要的意义1996 年hirschman 等人7首次将部分氧化的多孔硅制成发 光二极管并与硅微电子器件集成一体形成了阵列式的集成化的硅基光电器件 实现了全硅光电集成引起了世界范围的轰动为现代光通信技术和光电子计算 机技术开辟一条新的发展途径 因此随着研究的深入 硅基纳米材料光学非线性的研究工作提上了日程 1993 年chen 和 lin8研究了硅量子线(1nm)的三阶非线性由于激子效应硅量子 线三阶极化率的数量级比硅体材料提高了 23 个数量级 henari 等9和 klimov 等 10直接研究了多孔硅的三阶非线性光学特性 均观察到了增强的非线性效应崔 德升等11采用荧光转换来研究硅的光学非线性也得到了增强的非线性响应 vijayalakshmi 等用激光刻烛12和离子注入13的方法制备了硅纳米颗粒并研究了它 们的三阶非线性光学特性观察到在不同波长作用下硅纳米颗粒表现出饱和和 反饱和吸收的非线性光学性质tomasiunas 等14,15通过非简并四波混频来研究多 孔硅的光学三阶非线性的弛豫过程在短脉冲的激发下多孔硅内产生了极快的 复合和弛豫过程 这预示着可以利用硅纳米结构制造出快速响应的光子器件 maly 等16通过具有时间延迟的皮秒级强泵浦光和弱探测光测量了多孔硅的动态诱导吸 收给出了多孔硅非线性吸收的理论模型分析了具有光学非线性的多孔硅在全 光开关器件中的应用所以研究硅纳米材料的非线性对于提高光子集成开发光 开关光双稳光限幅等光电器件具有重大意义 体硅非线性光学效应差但制成纳米结构因为小尺寸效应产生的量子限制 效应使硅的能带发生分裂带间跃迁增强大大的提高了硅基材料的光学非线性 硅基纳米材料结构非线性效应强的特点可以制成性能良好的晶体管光开关和 高速调制器等器件对于非线性光学特性如利用自聚焦和自散焦饱和吸收等 效应可以制成光限幅器可以保护人眼和激光器件免受损伤但到目前为止硅基 纳米材料的研究还是主要集中在光吸收特性光致发光等方面有关光学非线性 方面的研究仍然很少应加强在这方面的研究工作因此本文针对硅量子点镶嵌 薄膜材料的光学非线性展开了研究 1.2 本文研究的目的本文研究的目的意义和内容意义和内容 研究的目的 华侨大学硕士毕业论文 3 研究硅基纳米材料的光学非线性寻求大的三阶非线性系数以及性能优良的 非线性光学特性的硅基纳米材料 研究的意义在于 (1) 通过研究硅基纳米材料的非线性光学特性可以丰富光与物质物质相互作 用的理论知识 (2) 开辟新型非线性光学材料的性能优化设计与研究的新途径 (3) 为拥有大的非线性系数和优良非线性光学特性的硅基纳米材料的应用提 供理论和实验依据促进硅基纳米材料在光开关高速光调制器件和光限幅器等 全光器件方面的应用推动光信息技术的发展 本文主要针对(nc-si/sio2)/sio2和(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h 量子点镶嵌薄膜材 料的光学非线性进行了研究研究的主要内容有 第二章主要介绍了非线性光学的基本理论并用密度矩阵推导了共振三阶极 化率介绍了 z-扫描测量的基本原理 第三章是理论部分分析了量子点的电子结构重点讨论了量子点的三阶非 线性研究强受限情况下的电子非线性主要说明了三阶极化率与量子点半径和 入射光子能量以及弛豫项的关系研究强受限和弱受限两种情况下的激子非线性 主要说明了三阶极化率随量子点半径变化的关系 第 四 章 是 实 验 部 分通 过 z- 扫 描 实 验研 究 了 (nc-si/sio2)/sio2和 (nc-si/-si:h)/-sinx:h 量子点镶嵌薄膜样品的非线性光学性质得到了非线性 系数并进行了分析讨论 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 4 第二章第二章 非线性光学概述非线性光学概述 2.1 非线性光学简介非线性光学简介 2.1.1 非线性光学效应非线性光学效应 当光电场作用到介质时介质内部产生极化一般来说介质的极化来源于 外加电场作用下介质中电荷的位移任何介质都是由原子和分子构成而原子和 分子中存在带正电的满壳层电子的原子实外壳层的价电子或离子在光电场的 作用下介质中的电荷会在电场作用下产生位移这种在外电场作用下介质体系 内部电荷的移动即产生相应的电极化强度是空间位置和时间的函数它与入射光 电场强度成正比 (1) 0 ( , )( , )p r te r t = (2-1) 其中 0 是真空介电常数 (1) 是介质的线性极化率通常情况下 (1) 是复数 张量 (1) 的实部对应介质体系的折射和色散而虚部对应介质的吸收 自 1960 年世界上第一台激光器诞生以来介质在激光作用下产生大量与线性 光学效应截然不同的现象 这些现象再不能用线性理论来解释 如 1961 年 franken 等17用红宝石激光入射石英晶体观察到了光学二次谐波后来 blombergen 等18 进行了关于光波混频的理论研究工作揭示了光波非线性作用原理并对非线性 光学下了一个定义凡物质对外加电磁场的响应并不是外加电磁场振幅的线性 关系的光学现象均属于非线性光学效应的范畴因此光电场所感应的电极化强 度 p(t)与入射光电场强度 e(t)的关系为 (1)(2)2(3)3 ( )( )( )( )p te tete t=+ (2-2) 式中各项分别对应线性效应二阶非线性效应三阶非线性效应相应的 (1)(2)(3) 分别称为线性二阶和三阶非线性极化率所以介质的光学性质 与入射光的强度有很大的关系在激光这种高强度的光源作用下介质响应不再 是简单的线性效应而会出现二阶三阶甚至更高阶的非线性光学效应 华侨大学硕士毕业论文 5 2.1.2 三阶非线性光学效应三阶非线性光学效应 对于二阶非线性光学效应在非中心对称的介质中才会存在但三阶非线性 光学效应存在于任何介质中19而且三阶非线性光学效应要比二阶内容丰富的多 除了产生谐波光的和频与差频外还有三倍频饱和吸收和反饱和吸收自聚 焦和自散焦双光子吸收光双稳以及四波混频等 2.1.3 光学非线性产生的机制光学非线性产生的机制 当激光作用到半导体材料时首先是光子被吸收从而导致电子-空穴对的产 生及自由载流子的跃迁使处于平衡态的半导体的热平衡态被打破但是当带内 的弛豫时间较带间的弛豫时间短时就会出现一种准平衡态即此时导带的电子 之间达到热平衡价带的空穴之间也达到热平衡但导带电子和价带空穴之间却 不是热平衡当热化过程达一定程度后出现载流子的扩散复合以及复合能在晶 格中的输运和扩散从而导致材料的加热 半导体材料导致非线性产生的机制主要有下列几种 (1) 带间跃迁即价带中电子吸收光子后可以跃迁至导带并产生一个电子-空穴 对一个电子-空穴对复合时可以发射一个光子 (2) 杂质-带间跃迁 掺杂半导体的受主(施主)能级和半导体能带之间的跃迁引起的 光子的吸收和发射当材料为本征半导体时可不予考虑 (3) 自由载流子跃迁(带内跃迁)带内的一个电子可以吸收一个光子并跃迁至带 内更高的能级上 带内跃迁往往伴随而来的是热化过程 即电子弛豫至导带底 同时能量变成了晶格振动 (4) 声子跃迁长波光子可以直接激发声子从而把能量传给晶格振动激发声子 跃迁的波长一般在 10100m当波长小于 10m 时可不考虑 (5) 激子跃迁当吸收光子形成电子-空穴对后由于库仑力的作用而使电子和空 穴联系在一起并保持一定的距离这种结构称为激子 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 6 2.2 非线性光折射率非线性光折射率 2.2.1 非线性光折射效应非线性光折射效应 材料的折射率随着入射光场的光强而变化称为非线性折射现象如光克尔 效应光束自聚焦和自散焦等都是由光致折射率变化引起的介质的非线性折射 率是表征材料非线性强弱的一项主要标志. 考虑半导体材料的三阶非线性效应此时介质在光场作用下折射率n为 2 0020 nnnnn eni=+ =+=+ (2-3) 其中 0 n 为介质的线性折射率n 为介质折射率的改变量 2 n 为介质的非线 性折射率e 为电场强度为介质的光克尔常数或非线性折射系数 2.2.2 非线性光折射率的物理机制非线性光折射率的物理机制 非线性折射率的变化是光波场与介质相互作用的结果引起这个变化的微观 作用机理随着介质的不同以及其它因素的不同可以是多种多样的下面就几种主 要的物理机制略述如下20 (1) 电子的贡献光场作用可以引起原子分子及固体等介质中电子云分布的畸 变导致介质极化强度的改变进而导致介质折射率发生变化这种过程响 应时间极快一般认为在 10-1410-15秒 (2) 高频光克尔效应:一些液体分子是有极性的在高强度光电场作用下有可能 重新取向而引起折射率的改变一般而言只有当分子是各向异性时分子 的重新取向才能对材料的折射率有贡献这种过程的响应时间是 10-910-12 秒 (3) 电致伸缩电场作用于介质使作用区介质的密度发生变化这种现象称为 电致伸缩感生的密度变化将导致介质极化率和折射率的改变这种过程的 响应时间在 10-810-9秒 (4) 热效应 在强光的作用下不同程度的吸收将引起温升温度的变化会引起介 质密度的改变从而引起的折射率的变化这种响应时间更长为110-4秒 上述过程都会产生非线性折射率但是响应时间不同所以在不同的情况 华侨大学硕士毕业论文 7 下它们的贡献不同这取决于入射激光的作用时间对于皮秒级脉冲主要是电 子云畸变起作用而对纳秒量级脉冲电子云畸变光克尔效应电致伸缩效应 都能起作用当入射激光的持续时间远小于某一物理机制的响应时间这种物理 机制对引起非线性折射率的贡献可以忽略热效应对连续激光或者长脉冲激光才 会有明显的作用 2.2.3 非线性光折射率的应用非线性光折射率的应用 一束高斯光束入射到非线性介质中会引起折射率高斯般的分布这种效果 类似于透镜作用会引起光束的会聚和发散这就是所谓的自聚焦和自散焦将 能产生这种现象的介质放在合适位置然后在介质后置一小孔尽管入射光强很 大但透过小孔的光强被限制在一定范围内利用这种情况可制成光限幅器用 于激光防护器光探测器和人眼的防护 2.3 非线性光吸收非线性光吸收 光吸收是光与物质相互作用的一种最基本的方式光辐射和光致折射率变化 过程都与光吸收有密切关系非线性吸收包括单光子吸收和多光子吸收等在单 光子吸收过程中存在饱和吸收和反饱和吸收两个效果相反的效应 2.3.1 饱和吸收和反饱和吸收的物理机制饱和吸收和反饱和吸收的物理机制 一束单色光通过厚度为l的介质其透过率表示为: l te = (2-4) 是吸收系数在弱光作用下为一常数这时为线性吸收在强光作用 下表现的是非线性吸收吸收系数随光强增加而减小称为饱和吸收反之 称为反饱和吸收饱和吸收和反饱和吸收都是由于激发态吸收不同于基态所引起 的 饱和吸收与基态非线性吸收过程有关当物质体系吸收光子后它会跃迁到 激发态如果从基态跃迁到激发态的粒子数相当多而激发态又不对光产生吸收 会出现饱和吸收效应对于二能级系统当入射光强增大达到饱和吸收时从基 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 8 态跃迁到第一激发态的粒子数和从第一激发态跃迁到基态的粒子数相等有些分 子存在单重态和三重态两个激发态能级基态能级的粒子数跃迁到第一激发态后 很快弛豫到三重态激发态能级由于三重态激发态能级的寿命很长在强光作用 下大量粒子积累在三重态激发态能级上结果达到饱和 反饱和吸收主要是由激发态能级非线性引起的一般用五能级(图2.1)模型解 释在入射光作用下分子吸收光子跃迁到单重态第一激发态振动能级上并迅 速弛豫到单重态第一激发态最低能级处于单重态第一激发态最低能级的分子可 经系间跃迁到三重态t1在s1和t1的分子可再吸收光子激发到s2和t2如果s1的吸 收截面大于s0吸收截面或者t1吸收截面大于s0吸收截面就有可能实现反饱和吸 收这种模型适用于长脉冲或者连续激光与介质的作用在皮秒时域由s1跃迁到 t1的时间远大于脉冲持续时间在脉冲作用时间内第一激发单重态的电子来不 及跃迁到第一激发态三重态此时对反饱和吸收起作用的主要是第一激发单重态 图2.1 反饱和吸收五能级模型 2.3.2 饱和吸收和反饱和吸收的应用饱和吸收和反饱和吸收的应用 20世纪60年代 饱和吸收被广泛用于激光脉冲的压缩 (调q和锁模) 20世纪70 年代以来所研究的大多数光学双稳器件都是基于饱和吸收所引起的非线性色散 效应21 反饱和吸收可用于激光防护制成快速限幅器(或高速光阀)使人眼和光电 探测器件免受短脉冲激光的损伤目前世界各国都在竞相研究这种限幅器22反 饱和吸收还可用作吸收型光开关或吸收型双稳器件这种吸收型器件无须反射镜 并且具有快速响应低损耗等优点 因此研究非线性光吸收具有重要的理论意义和实用价值对非线性光吸收以 及有关的非线性效应的研究将加深人们对强光与物质相互作用机制的认识有 华侨大学硕士毕业论文 9 可能在此基础上开拓一个激发态非线性光学的新领域同时应用非线性吸收的 各种新效应可能研制一批吸收型光子器件如光开关光限幅器光调制器 光逻辑门用于未来的光计算光通信光信息处理及军事激光技术 2.4 密度矩阵推导三阶非线性光学极化率密度矩阵推导三阶非线性光学极化率 在量子力学系统中我们用 n 来标记每一个不同的量子力学本征态对应的 波函数可以表示为( , ) n r t波函数满足薛定谔方程 ( , ) ( , ) n n r t ihr t t = h (2-5) 其中 h表示系统的哈密顿算符假设 h可以写为如下形式 0 ( ) hhv t=+ (2-6) 其中 0 h 表示自由原子的哈密顿量 未受扰动时的哈密顿量 ( ) v t 表示系统与 外场的相互作用项对于 0 h 对应的本征波函数组成一组完备的正交系可以把它 们表示为 ( , )( ) ( ) n nii i r tctr= (2-7) 波函数( ) i r是归一化的满足 *3 ( ) ( ) ijij rr d r= (2-8) 且( ) i r表示不含时薛定谔方程的能量本征态 0 ( )( ) inj hrer= (2-9) 我们引入哈密顿 h的密度矩阵元 *3 ( )( ) ijij hr hr d r= (2-10) 任何一个算符 a的期望值都可以用系统的波函数来计算对于一个系统处于 确定的态 n其量子力学期望值可以笛拉克符号表示为 *3 nnnn aad ran a n= (2-11) a的期望值也可以表示成( ) n i ct 的形式 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 10 *nn ijij ac c a= (2-12) 对于处于不确定的系统态 n假定 t 时刻处于态 n 的概率为()pn其期望值可 以表示为如下形式 * ( ) nn ijij nij ap nc c a= (2-13) 定义系统的密度矩阵元 * ( ) nn jiij n p n c c= (2-14) 则(2-13)式简化为 jiij ij aa= (2-15) (2-15)式中两个求和号可以简化如下 ()()() jiijnn jij aaatra= (2-16) (2-16)式对时间变化的方程为 * ( ) ( ) n n jnnn i ijijij nn dc dcdp n c cp ncc dtdtdt =+ , ,) 2()()() 1111 4()(2 )()() egeg egbe e e b egegegegbebe egbe e b egegbgbgegegbebe in ii i in iiii = + + p h h (3-28) 其中 eg eg 和 n 分别表示跃迁频率偶极跃迁矩阵元和量子点密度 eg 为跃迁偶极矩的移相速率 e p为激子态的粒子数衰减速率如果假设量子点薄膜 的体积为一常数 v则量子点的浓度可以表示为 3 3/ 4nva=根据文献36跃 迁矩阵元与振子强度的关系为 2 2 0 2 egeg eg e f m = h 并取典型值 22 ,0.1, e beegegbeegegbe = p 则强受限下的 (3) (3) 3 222 1 (; , ,) ()() egegegeg c ai = + hhhhhh (3-29) 弱受限下的 (3) 2 3 (3) 323 222 81 (; , ,) ()() b egegegeg ca aai = + hhhhhh (3-30) 其中 4 4 30 4 cv v pe c = 下面以(nc-si/sio2)/sio2量子点镶嵌薄膜材料为例分析讨论激子三阶极化率 硅量子点镶嵌于 sio2介质薄膜中计算过程中采用以下参数46电子和重空穴的 有效质量分别为 0 0.26 e mm= 0 0.50 h mm=5.0 b anm1.12 g eev=8.5 r = 诸多文献47-49中都表示过在量子点不超过特征值 max r时 振子强度对 (3) 的影响起 决定意义所以我们取1 eg mev=h 36 模拟结果如下 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 30 图 3.6 (3) 的模随入射光频率变化的曲线 图 3.7 共振 (3) 的模随入射光频率变化的曲线 图 3.6 和图 3.7 纵坐标的单位是表达式(3-29)与(3-30)中的常数 c 图 3.6 表示强受限情况下 (3) 的模随入射光频率变化的曲线图中四条曲线 从左到右依次对应量子点半径为3.5nm nm2.5nm1.5nm1.0时的情况从图中 可以看出随着量子点半径的减小能级间隔变宽三阶极化率变大这是因为 在强受限中单个量子点中的振子强度 eg f 虽与量子点半径无关但是由于量子点 华侨大学硕士毕业论文 31 半径的减小使量子点浓度增大导致 (3) 随着量子点半径的减小而变大50,51 图 3.7 表示的是弱受限下 (3) 的模随入射光频率变化的曲线图中四条曲线 从下到上依次对应量子点半径为20nm 40nm 50nmnm60时的情况 从图中可以 看出由于量子点半径的增大能间隔变得更窄共振 (3) 逐渐变大这是因为 在 弱 受 限 中单 个 量 子 点 的 振 子 强 度 3 ( /) egb fa a同 时 (3-30) 式 中 (3)36 (/) b aa所以随着量子点半径的增大 eg f 也逐渐变大 (3) 也变大同时 正由于量子点中的激子受限效应 (3) 量子点中的激子有效 bohr 半径小于体材料 中的值所以激子 bohr 半径的减小使得量子点中 (3) 比体材料有较大的提高 ( (3)6 1/ b a) 以上假设 e p eg 与量子点的半径无关且为一常数得出的结论实际上 e p eg eg f 都与量子点的半径有关47,48随着量子点半径的增大 量子效应逐渐减弱 在共振频率位置 2 (3) 2 eg e eg f p e p eg eg f 都将影响着 (3) 的的大小其中 eg f 的影响占主要作用在量子点半径达到一定值 max r时 (3) 达到最大当量子点半 径 max ar量子尺寸效应进一步减弱高激子能级对三阶极化率的影响不能忽略 48 所以 (3) 逐渐减小量子点材料逐渐向体材料过渡 (3) 也逐渐回归到体材料 中的数值对于量子点材料中这个特征值 max r的大小要在实验中获得47,48,52 3.3.3 光子能量对非线性折射系数符号的影响光子能量对非线性折射系数符号的影响 现在采用基态激子态和双激子态三能级模型讨论一下近似单光子共振三阶 非线性极化率的性质 在单光子共振区域附近 eg e=h时三阶级化率可以表示为36 4 (3) 222 1 ( ) ()() eg eg e egegegeg i ei e = + p hhhh (3-31) 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 32 ( , , ) ij e i jg e b=表示ij 能级间的禁带宽度() eb pp 表示激子双激子态粒 子数衰减率 (3-31)式的实部和虚部分别为 4 (3) 222 () ( ) () egegeg r e egeg e e = + p h hh (3-32) 4 2 (3) 222 ( ) () egeg i e egeg e = + p h hh (3-33) 当光子能量h由低于禁带宽度到高于禁带宽度 g e 的转变过程中 (3) r 的符号 由正值变为负值将 (3) r 与非线性折射系数 2 n 联系到一起时可以看到这个过程对 应自聚焦到自散焦的转变当系统达到共振时 eg e=h (3) r 变为零 (3) i 达到最 大这时相当于非线性折射效应消失只存在非线性吸收并达到最大值 对于另一种单光子共振的情况光子能量在 be e=h附近时三阶级化率表示 为39 2 2 (3) 222 1 ( ) 2()() egbe eg e egegbebe i ei e = + p hhhh (3-34) (3-34)式的实部和虚部为 2 2 (3) 222222 () ( ) 2()() egbeegbe r e egegbebe e ee = + p h hhhh (3-35) 2 2 (3) 222222 ( ) 22()() egbeegbe i ee egegbebe ee = + pp h hhhh (3-36) 当光子能量h由低于禁带宽度到高于禁带宽度 be e 的转变过程中此过程由 自聚焦向自散焦转化同样满足共振条件下非线性折射效应消失非线性吸收 达到最大值 从上面两个不同单光子共振过程来看对于第一种自聚焦和自散焦转化的分 界线是材料的禁带宽度 g e g eh自散焦对于第二种单 光子共振的分界线是 be e be eh自散焦 在近似单光子共振条件下takagahara36计算了几种典型材料的三阶级化率 华侨大学硕士毕业论文 33 如表 2 所示 表 2 对 nc-si 颗粒镶嵌于基质 sio2的材料而言 12 /0.2,/5.4 eh mm= 6nm( /=1.2) b rr a=在近似单光子共振时计算得到的三阶级化率应坐落在 10-3 10-5esu 范围之内 3.4 本章小结本章小结 本章主要从理论上研究了量子点的电子结构重点讨论了激子和电子的非线 性得到以下结论 (1) 分析强受限情况下的电子三阶非线性光学性质结果表明随着入射 光子能量的变化三阶极化率发生显著的变化随着量子点半径的增大三阶极 化率逐渐变大随着弛豫相的减小三阶极化率逐渐变大 (2) 分析强受限和弱受限情况下的激子三阶非线性光学性质结果表明 在激子强受限的情况下量子点半径越小三阶极化率越大在激子弱受限的情况 下量子点半径越大三阶极化率越大在单光子共振频率附近非线性折射会发 生自聚焦和自散焦的相互转化在理想共振的情况下非线性吸收达到最大值 三阶极化率的数量级在 10-310-5esu 之间 (3) 上述两种非线性由于产生机制不同有着明显的不同要判断某种材料 在激光作用下产生哪一种非线性要通过实验来进行确认 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 34 第四章第四章 硅量子点镶嵌薄膜的光学性质硅量子点镶嵌薄膜的光学性质 4.1 (nc-si/sio2)/sio2和和(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h样品结构表征样品结构表征 实验用(nc-si/sio2)/sio2和(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h 样品采用等离子体增强 化学气相沉积(pecvd)方法制备的制备工作是在北京中科院半导体所完成的 膜厚分别为 105nm(5nm/10nm/7)和 425nm(3.5nm/5nm/50) 以下(nc-si/sio2)/sio2样品结构表征资料来自来文献53 (nc-si/sio2)/sio2样品退火前形成 x asio/ y asio薄膜沉积态结构薄膜样品 结构如图4.1所示 图4.1 : x asioh/-: y a sioh多层薄膜 薄膜沉积态样品在 n2气氛中 650退火一次时间为 30min退火以后形成 (nc-si/sio2)/sio2为周期的多层膜结构 图4.2为俄歇谱仪(aes)对退火样品进行的结构分析其中图4.2(a)和(b)是退火 样品分别在溅射开始(样品表面)和溅射结束(样品底层)所作的成分分析/dn de e 曲线由图可见样品内部除了应有的sio元素外无其它杂质存在样品 表面存在的c元素来自与样品暴露空气时的表面污染而n元素的存在与热退火氛 围(n2)有关 华侨大学硕士毕业论文 35 晶粒并以高度分散的形式均匀地镶嵌在sio2基质中从电子衍射图我们可以看到 退火前沉积态样品的衍射图是弥散的非晶晕环表明沉积态样品具有较好的非晶 态结构特征退火后电子衍射图出现明锐的多晶环与纳米硅晶粒相对应 图4.4为样品的透射电镜(tem)剖面形貌像图显示了该样品的多层结构, 并可 看出样品具有清晰完整的结构界面 比较图4.4(a)和(b)可见, 沉积态样品经高温退 火后膜厚变小了这是因为pecvd法沉积的膜结构比较疏松高温退火导致膜层 中sio键和sih键断裂氧原子和氢原子逸出使得各膜层厚度变小了 (nc-si/a-si:h)/a-sinx:h样品结构表征不再赘述 图4.2 退火样品的auger电子能谱图(入射电子能量 p e =3kev) 图4.3 样品tem平面形貌图及电子衍射图 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 36 图4.4 样品tem剖面形貌图 (a)沉积态 (b)650退火 4.2 (nc-si/sio2)/sio2和和(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h 样品的样品的 z-扫描实验扫描实验 4.2.1 样品的吸收光谱样品的吸收光谱 当以一定范围的光波连续照射分子或原子时就有一个或几个一定波长的光 波被吸收于是产生了被吸收谱线组成的吸收光谱透过的光谱就不出现这些波 长的光这种光谱称为吸收光谱吸收光谱是判断晶体结晶性能优劣的主要手段 之一也是半导体光学性质的一个重要方面 固体材料中的电子由于吸收光子能量由价带跃迁到导带是半导体材料中重 要的吸收过程称为本征吸收又称基本吸收对于半导体材料基本吸收区在紫 外和可见光区域的情况在吸收区的低能端吸收系数会发生陡峭的下降基本 吸收区低能端的这种陡峭界限是半导体和绝缘体吸收光谱中的最突出的特征 称为吸收边和吸收限 在吸收边附近吸收系数与入射光子能量的关系为54 1/2 ()() opt hvb hve= (4-1) 其中hv为光子能量 opt e为纳米材料的光学带隙通过外推 12 ()hv与hv的关 系曲线的线性部分至 12 ()0hv=即可得纳米材料的光学带隙 opt e 图 4.5 表示 (nc-si/sio2)/sio2(a)和(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h (b)量子点镶嵌薄膜 样品的光吸收谱图从图中可以看出(nc-si/sio2)/sio2样品在在可见光区域吸收 系数很小基本上是透明的(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h 样品在可见光区域明显出现 了两个宽化了的吸收峰分别在 630nm 和 814nm 附近在波长 532nm 位置存在 明显的线性吸收且 532nm 处于材料的吸收边区域 华侨大学硕士毕业论文 37 图 4.5 (nc-si/sio2)/sio2(a)和(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h (b)样品的光吸收谱图 硅量子点镶嵌薄膜材料的非线性光学性质 38 图 4.6 (nc-si/sio2)/sio2(a)和(nc-si/a-si:h)/a-sinx:h (b)样品 的 12 ()hv(a.u.)hv(ev)关系曲线 根据公式(4-1)由光吸收谱数据可以得到 12 ()hv与hv的关系曲线如图 4.6 所示从图中可以看出这两种不同样品的曲线都有明显的近似线性部分对近 似线性部分采用最小二乘法对曲线进行拟合 拟合曲线外推至 12 ()0hv=可以求 出为这两种样品的光学带隙 opt e分别为1.52ev 和1.74ev 4.2.2 z-扫描实验装置扫描实验装置 z-扫描的基本实验装置如图 4.7 所示所用光源为半导体连续激光器波长 532nm=(光子能量约为2.33ev) 激光在焦点处的功率为 0 48pmw=采用xgx-1 型光学非线性测量仪进行 z-扫描测量激光器输出的高斯光束(laser)经过衰减器 a 衰减组合透镜 l (由三个透镜组成,焦距依次为 15mm50mm100mm)将高斯光 束聚焦通过样品(sample)后经分束器(bs)分成两束其中一束直接由探测器 d1 接收作为开孔 z-扫描测量信号测量非线性吸收另一束经一小孔光阑后由探 测器 d2 接收作为闭孔 z-扫描测量信号测量非线性折射将 d1 和 d2 扫描数 据输入到计算机全过程自动化选择透过率模式将各处的透过率归一得到 z- 扫描曲线 选择孔径1.5dmm=小孔因子s =11.2那么在z-扫描实验中测量分为 华侨大学硕士毕业论文 39 两步: (1)先测量闭孔z-扫描得第一条曲线确定非线性折射率的符号以及是否 存在非线