非线性光学性质

非线性光学性质（精选九篇）

非线性光学性质 篇1

关键词：双4f相位成像技术,GaN,相位物体,光学非线性

1 概述

随着激光技术的日新月异, 研究强光与物质相互作用过程的学科:非线性光学吸引了越来越多的研究者。非线性光学的发展与应用都离不开非线性光学材料的支持。利用谐波产生, 参量振荡与放大, 光混频等非线性光学效应制造的新型光子器件如混频器、光开关、光存储器等利用光子来代替传统集成电路元件中的电子进行数据的采集、存储和加工, 在未来新一代全光通信网络中具有广阔的应用前景。为满足光子器件的要求, 新型非线性光学材料应具备大的光学非线性响应和短的响应时间等特性。[1]

Ga N是一种第三代半导体材料, 该材料的制备与性能研究是目前全球半导体领域的前沿和热点。Ga N因为具有宽的直接间隙、高的导热率、化学稳定性好等特点, 在蓝光LED、高温大功率光电子器件和高频率微波器件等领域有着广阔的应用前景。[2]近年来, 对Ga N材料的三阶非线性光学性质的研究也逐步受到研究者的关注。C.K.sun等人利用扫描显微镜方法研究Ga N材料, 通过对二次谐波能量测量, 发现Ga N有很大二次/三次谐波产生常数。[3]1996年, B.taheri等人利用四波混频方法测量了Ga N外延薄膜的三阶非线性折射率。在13 ps的532 nm波长激光脉冲的照射下, 实验测得的非线性折射率系数为1-1 0ÃÁÂ (cmÂ/w) 。[4]Y.L.Huang等人利用z扫描方法, 对Ga N在飞秒时域紫外波段的非线性光学性质进行了测量。实验结果表明Ga N材料在紫外波段具有优异的非线性性质。[5]对Ga N材料的光学非线性效应及机制的研究是开发相关光电器件的基础。然而根据我们的调研, 截止目前, 尚未有文献对Ga N材料在皮秒时域, 600nm波段的非线性性质进行过报道。该波段位于Ga N能带宽度的一半附近, 远离材料的共振吸收区域。如果Ga N在该波段具有大的非线性光学响应, 则在制备相应波段的全光转换器件等领域具有潜在的应用价值。

我们使用双4f相干成像方法, 对半导体Ga N多晶材料在600nm波段, 皮秒时域的三阶非线性光学性质进行了实验研究。结果表明, 在10ps的短脉冲激光照射下, Ga N具有较强的双光子吸收效应, 三阶非线性折射的值为Ãn=-1.33 10ÄÁÂ (mÃ/W) 。该结果不仅有助于我们了解该材料的非线性光学响应, 而且对未来的器件开发提供了有益的参考。

2 实验理论

4f相位成像系统的光路示意图如图1所示, 相位光阑置于4f系统的入射面, 非线性样品NL和CCD相机分别放置在系统的傅里叶面和出射面。图中FT-1代表逆傅里叶变换, 反射镜MÁ、MÁ和会聚透镜LÁ组成参考光路。

假设入射光为单色平面线偏振光, 可以表示为:

式中:v是角频率, k是波矢;EÁ (t) 是包含时间的电场振幅。

4f系统入口处的圆形光阑如图2所示, 则图形采用的透射函数表示为:

式中:圆形函数circ (r) 定义为当r (x, y) 小于1时为1, 其他地方为0。其中光阑半径RÁ=1.7 mm, 在光阑中心有一个半径为LÁ的圆形相位物体, 它对入射光产生统一的相位变化fÁ, 则整个带相位物体光阑的透射函数为:

透镜LÁ前焦面上的电场分布为0 (x, y) =E (x, y) t (x, y) , 系统频谱面上的电场分布为:

式中:FT代表傅里叶变换;u和v是焦平面上的空间频率;fÁ是透镜图1 4f相位成像系统示意图L1的焦距;l是入射激光的波长。

由于样品的厚度远小于光束的衍射长度, 可用慢变振幅近似来描述光场在非线性介质中的传播。在仅考虑三阶非线性的情况下, 假设样品存在: (1) 线性吸收, 吸收率为a; (2) 双光子吸收, 吸收系数为b; (3) 非线性折射, 折射率为n2。在满足薄样品近似的情况下, 样品出射表面的电场分布

式中, q (u, v) =bLÁÂÂI (u, v) , LÂÃÃ= (1-eÁÄÁ) /a, L是样品的厚度。

如果非线性样品是无损的克尔介质 (即a和b都为零) , 公式 (5) 可简化为:

式中, jÁÂ (u, v) =knÁLI (u, v) ;nÁ是三阶非线性折射率;I (u, v) 为样品内的光强。

在4f系统出射面上由CCD探测的光强分布为:

式中:H (u, v) 是光学透镜系统的相干光学传递函数,

H (u, v) =circ[ (uÁ+vÁ) ÂÃÁlG/N.A.], N.A.是透镜L1的数值孔径, G是光学系统的放大倍率。

通过公式 (1) ~ (7) , 我们可以计算出4f系统出射面上图像的光强分布。因为在整个实验系统中的光束传播都是中心对称的, 所以可以用极坐标系下的傅里叶-贝塞耳变换来代替直角坐标系的傅里叶变换来进行数值模拟。数值模拟得到的光强分布如图3 (a) 所示, 图中的3个同心圆区域代表光强有3个不同的等级分布。我们定义归一化的透过率变化T为相位物体 (PO) 区域内部的平均光强与外部环形区域的平均光强的差值。由于与非线性相移相关, 当为正时, PO区域的图像强度将增强, △T>0;反之当为负时, 在PO区域的图像强度将减弱, △T<0。因此, 根据PO区域的光强变化的正负即可判断非线性折射率n2的符号。而后根据与非线性相移的关系即可以得到的大小。数值模拟如图3 (a) 所示, 符号为正, 可以看到, 在相位物体周围的光强比位置图像的要强。图3 (b) 是图3 (a) 的半剖面图。

这个带圆形相位光阑的方法具有明显的优点: (1) 大大提高了实验的精度。 (2) 图像强度分布与nÁ的符号相关, 因此可测出2n的正负号。[6]

本实验采用双4f相位成像技术, 对材料的非线性光学系数进行测量。在原有4f相位成像系统的基础上进行了优化设计, 将主光路和参考光路都设置为共焦的4f系统。激光入射实验光路, CCD采集得到两个光斑:非线性光斑和参考光斑。这时CCD上得到的参考光斑是入射面上激光光斑的颠倒像。参考光斑同时具有监测入射脉冲能量浮动和空间分布的功能。用改进后的参考光斑作为输入来数值模拟非线性光斑就可以摆脱激光空间分布不稳定的影响。从而实现4f相位成像法在光斑分布不稳定情况下对材料的光学非线性折射进行有效的测量。[7]

3 实验

实验所用的样品是尺寸为10×10×0.3mm的Ga N多晶。实验所使用的皮秒激光光源是由锁模Nd:YAG激光器 (EKSPLA PL2143B) 的三倍频激光 (355nm) 泵浦的光学参量产生器 (EKSPLA PG401) 。此光学参量产生器 (OPG) 可以实现400~800纳米的波长调谐, 输出激光的脉冲宽度约为10 ps (半高全宽) 。实验使用的CCD是Lavision公司的Image QE, 有1040×1376个像素, 单个像素的大小为6.4μm×6.4μm, 每个像素具有4095种灰度。实验光路图如图1所示, OPG出射的光被扩束8倍和空间滤波后, 入射到相位光阑上。相位物体对于不同波长的光产生不同的相位延迟, 600nm的相位延迟为0.4π。主光路和参考光路中聚焦透镜的焦距分别为f=f=290mm, f=f=410mm。600nm下激光在频谱面产生的艾里斑半径为62mm, 相应的瑞利衍射长度为Z0=20mm远大于样品厚度0.3mm, 所以样品可以被看做薄样品。实验中激光脉冲的能量为E=1.04113-10 j, 峰值光强为I=2.7764-10 (w/m) 。

实验过程中, 首先将样品放在4f系统焦平面上, 衰减片放置在样品前面用来减弱入射光强, 使非线性效应忽略不计, 得到“线性光斑”;然后将衰减片置于样品之后, 得到“非线性光斑”;最后, 将样品移走, 得到“无样品光斑”。通过对像平面CCD采到的线性光斑、非线性光斑、无样品光斑三种光斑所有像素进行积分, 得到的能量分别记做E1、EÁÁ、EÁÁ。样品的线性透过率为TÁ=EÁ/EÁÁ, 非线性透过率为TÁÁ=EÁÁ/EÁ。程序中不断调整b的值, 使数值模拟得到的非线性透过率与实验测得的非线性透过 (b) 剖面图率吻合就得到被测样品的非线性吸收系数b, 然后通过改变参量拟合图像, 根据程序和采集到的图像来拟合折射率nÁ。

4 结果与讨论

实验过程中CCD摄取的无样品光斑图像、线性光斑图像和非线性光斑图像如图4所示。根据上文实验理论中对ΔT的定义以及nÁ与非线性相移jÁÂ (u, v) =knÁLI (u, v) 的关系, 我们就可以得到n2的值。

在线性情况下测量时, 光斑中心PO区域的光强与外侧的光强值没有明显的区别。而在非线性情况下测量时, 光斑中心PO区域的光强值比外侧小, 由上文的定义可得ΔT<0, 因此可知三阶非线性折射率的符号为负。

根据公式 (1) - (7) 进行数值模拟, 通过把理论拟合得到的非线性光斑与实验得到非线性光斑进行比较, 最终确定Ga N多晶在600 nm波段的双光子吸收系数为, 非线性折射率

该结果表明, Ga N在600nm波段具有大的非线性光学响应, 对制备相应的全光转换器件非常有利。

5 结论

本实验利用双4f相位成像法, 测量了Ga N在600nm波段处的三阶非线性光学性质。通过相关的数据模拟得到了Ga N的相关光物理参数。实验结果表明Ga N在600nm波段具有较大的三阶非线性光学响应, 是一种性能优异的非线性光学材料。

参考文献

[1]吴林, 赵波.非线性光学和非线性光学材料[J].大学化学, 17, 6.

[2]陈平, 王启明.GaN非线性光学效应研究进展[J].物理学进展, 25, 4.

[3]SunCK, ChuSW, TaiSP.ApplRhysLett, 2000, 77 (15) :23312333

[4]TheirB, HaysJ, SongJJ, etal.ApplRhysLett, 1996, 68 (5) :587589.

[5]HuangYL, SunCK, LiangJL.ApplRhysLett, 1999, 75 (22) :35243526.

[6]李云波, 张学如, 宋瑛林, 王煌.测量三阶非线性折射率的相干成像法[J].红外与激光工程, 35.

圆锥曲线的光学性质及其应用 篇2

尹建堂

一、圆锥曲线的光学性质

圆锥曲线的光学性质源于它的切线和法线的性质，因而为正确理解与掌握其光学性质，就要掌握其切线、法线方程的求法及性质。

设P（上一定）为圆锥曲线点，则

在该

点

处的切

（A、B、C不同时为零）线

方

程

为

：

。（该方程与已知曲线方程本身相比，得到的规律就是通常所说的“替换法则”，可直接用此法则写出切线方程）。

该方程的推导，原则上用“△法”求出在点P处的切线斜率斜式写出切线方程，进而用点，则在点P处的法线方程为。

1、抛物线的切线、法线性质

经过抛物线

上一点作一条直线平行于抛物线的轴，那么经过这一点的法

。线平分这条直线和这一点的焦半径的夹角。如图1中

事实上，设

为抛物线

上一点，则切线MT的方程可由替换法则，得，即，斜率为，于是得在点M处的法线方程为

令，得法线与x轴的交点N的坐标为，所以

又焦半径 所以，从而得

即

当点M与顶点O重合时，法线为x轴，结论仍成立。所以过M的法线平分这条直线和这一点的焦半径的夹角。

也可以利用点M处的切线方程求出，从而得也可以利用到角公式来证明，则，又故抛物线的这个性质的光学意义是：“从焦点发出的光线，经过抛物线上的一点反射后，反射光线平行于抛物线的轴”。

2、椭圆的切线、法线性质

经过椭圆上一点的法线，平分这一点的两条焦点半径的夹角。如图2中

证明也不难，分别求出，然后用到角公式即可获证。

椭圆的这个性质的光学意义是：“从椭圆的一个焦点发出的光线，经过椭圆反射后，反射光线交于椭圆的另一个焦点上”。

3、双曲线的切线、法线性质

经过双曲线上一点的切线，平分这一点的两条焦点半径的夹角，如图3中可利用到角公式获证。

。仍

这个性质的光学意义是：“从双曲线的一个焦点发出的光线，经过双曲线反射后，反射光线是散开的，它们就好像是从另一个焦点射出的一样”。

二、圆锥曲线光学性质的应用

光学性质在生产和科学技术上有着广泛地应用。这里仅举例说明这些光学性质在解圆锥曲线的有关问题中的应用。

应用圆锥曲线光学性质解题，特别是切线问题是十分方便的。其间要注意一个基本关系式的应用，即“过投射点的曲线的切线与入射线、反射线成等角”。如图4，MN切曲线C于点P，则∠APM＝∠BPN。这是很容易由物理学的“入射角等于反射角”及平面几何中“等角的余角相等来证明的。

例1 求证：椭圆和双曲线在交点处的切线互相垂直。

分析：如图5，用圆锥曲线光学性质证明∠1＋∠3＝90°即可。

证明：如图5，两曲线的公共焦点PR分别为椭圆、双曲线的切线，连∠2；由双曲线光学性质，得∠3＝∠4。，并延长，设P为两曲线的一个交点，PQ、，由椭圆光学性质，推得∠1＝ 又∠2＝∠5，∠4＝∠6（对顶角相等），所以∠1＝∠5，∠3＝∠6（等量代换）。

又∠1＋∠3＋∠5＋∠6＝180°，所以∠1＋∠3＝90°，即PQ⊥PR，命题得证。

评注：（1）本题也可采用代数运算证出的方法来证明，但比较复杂。这里采用光学性质证明法则直观简捷。（2）由本题得到一个一般性命题：焦点相同的一个椭圆与一双曲线在交点处的切线互相垂直，于是有定义：两圆锥曲线在交点处的两条切线互相垂直，叫做这两曲直交。

例2 如图6，已知是椭圆的焦点，为定值；（2）求

分别是在椭圆任一切线CD上的射影。（1）求证：的轨迹方程。

分析：（1）欲证质推得

为定值，即证），从而知应用余弦定理于分别为定值即知其轨迹，易得轨迹方程。

证明：（1）设Q为切线，由椭圆光学性质推知

所以又，则在 中，设为，则为定值（由光学性即可获证。）（2）求出

则所以

为常数，即定值。

（2）设点O在CD上的射影为M，则OM是直角梯形的中位线，于是有。

在中，同理所以

例3 设抛物线的焦点为F，以F与A（4，4）为焦点作椭圆，使其与已知抛物 的轨迹是以O为圆心，a为半径的圆，其方程为

线有公共点（如图7），当长轴最短时，求椭圆方程。

分析：求解的关键是光线FP的反射线PA平行于x轴。

解：设以点A（4，4）、F（4，0）为焦点的椭圆为长）。①

再设P 为抛物线与椭圆的公共点，由椭圆第一定义知： ②

（a为长半轴 即长轴长2a等于抛物线上一点P到两定点A、F距离之和，若2a最小，当且仅当椭圆与抛物线相切。此时，由圆锥曲线的光学性质知，光线FP的反射线PA平行于x轴。

所以P（1，4）。由②知

所以所求的椭圆方程为

例4 如图8，已知探照灯的轴截面是抛物线，平行于对称轴的光线于此抛物线上的入射点、反射点分别为P、Q，设点P的纵坐标为点P到反射点Q的路程PQ最短？，当a为何值时，从入射

分析：设函数，由抛物线光学性质知PQ过焦点，求出最小值条件a即可。，故可用弦长公式建立目标 解：由抛物线光学性质知光线PQ必过其焦点程为，设点，则直线PQ的方

将方程 ① 代入①，消去x，得

或

故知点Q坐标为 则

当且仅当，即时，等号成立。

非线性光学性质 篇3

激光器是现代科学史上最伟大的发明之一, 她的诞生开创了非线性光学这一激动人心的研究领域[1]。克尔液体二硫化碳因为具有大的光学非线性, 经常被用作参考样品来校准其他材料的三阶非线性光学性质。现已有大量的文献对CS2分子的非线性折射机制进行了研究。T.C.Owen等曾用80ns, 10.6μm的CO2激光脉冲对CS2样品的光克尔效应进行了系统的测量, 获得大约1ns的响应时间[2]。M.Sheik-Bahae等人用纳秒和皮秒脉冲分别在1064nm和532nm波长下研究了CS2的非线性光学性质, 发现在27ps脉宽时CS2因分子再取向克尔效应产生自聚焦, 波长为10.6μm的纳秒脉冲作用下, 热光非线性效应使CS2呈现自散焦[3]。S.Couris用110fs在800nm条件下, 分别在重复频率为20Hz和

A:相位光阑;BS1- 2:分光镜; L1- 4:凸透镜;NS:非线性样品;M1- 2:反射镜;tf: 中性衰减 片(Experiment setup of 4f coherent imaging system)

82MHz下研究了CS2的非线性折射系数的变化, 重复频率为20Hz和1k Hz时为正, 82MHz时为负[4]。Gaveen等人用Z扫描技术在纳秒、皮秒和飞秒脉冲照射下系统研究了CS2的三阶非线性折射随脉冲宽度的变化而改变的规律[5], 在795nm和1054nm波长下研究了CS2的非线性吸收[6], 同时还研究了高重复频率下热效应引起的自散焦效应。Iraklis P.Nikolakakos等用皮秒测量CS2在550nm到1600nm非线性折射率和双光子吸收的变化范围[7]。文献报道的结果表明CS2的非线性光学响应起源于多种机制 (电子云畸变, 分子取向等) , 其三阶非线性折射率随着脉冲宽度的增大而增大。在皮秒时间域内, 分子取向效应是非线性光学效应的主导机制。但是现有文献中, 对不同波段下CS2的非线性光学性质的报道很有限。准确测量二硫化碳在不同时域、不同波段下的三阶非线性光学响应不仅有助于增进对强光与物质相互作用规律的了解, 而且对寻找理想的非线性光学材料也很有帮助。

本文利用双4f相干相位成像技术对克尔液体CS2在532nm和745nm两个波段下, 皮秒时域的三阶非线性光学特性进行了研究。4f相干相位成像法是一种单脉冲, 三阶非线性光学测量方法。通过测量不同光强下经过样品的激光光斑能量分布的变化, 即可实现对待测样品的三阶非线性吸收和非线性折射系数的测量。实验结果表明CS2分子在这两个波段都无非线性吸收, 三阶非线性折射率的值不变。

黑色部分为不透光区域，白色和阴影部分是透光区域，其 中阴影区域是在透镜玻璃板上镀透明介质形成的相位物体 (PO) ，通过它的光将比周围区域的光产一个相位滞后 。 Lp 和 Ra 分 别 为 PO 和 光 阑 的 半 径 (The schematic of the di- aphragm with phase object)

(Experiment results of circular phase diaphragm of 4f system， theory fitting spot image and experimental nonlinear spot image section line)

2 实验理论

双4f相位成像技术实验装置图如图1所示。会聚透镜L1、L2组成一个典型的4f系统, A为相位光阑, BS1-2为分光镜, 相位光阑PO置于4f系统的入射面, 非线性样品和CCD相机分别放置在系统的傅里叶面和出射面, 反射镜M1、M2, 中性衰减片tf和会聚透镜L3、L4组成参考光路。

其中相位光阑PO如图2所示, 在圆形的光阑中心加入了一个由在玻璃板上镀透明介质薄膜形成的圆形的PO。相位光阑的半径为1.7mm, PO的半径为0.5mm, PO只改变透过光束的相位而不改变振幅。

相位光阑为与时间无关的线性不变响应系统, 透射率函数可以表示成:

覬L为相位物体引起的相位延迟。

相位光阑放置在由共焦透镜L1和L2构成4f系统的入射面上。假设入射到4f系统中的电场可以表示成E (x, y, t) , 则透过相位光阑后的电场可以表示成:

电场从4f系统入射面传播到傅立叶平面满足傅立叶变换, 系统频谱面上的电场可以表示成

其中FT代表傅立叶变换, u=x/f1和v=y/是焦平面上的空间频率, f1是透镜L1的焦距, 是入射激光的波长。

假设样品的非线性吸收为双光子吸收, 线性吸收系数和非线性折射率分别用α和n2来表示, 非线性吸收系数用β来表示。当非线性样品厚度远小于瑞利衍射长度时, 可以被看作“薄样品”时, 样品出射表面的电场分布为:

在非线性样品是无损的克尔介质 (即α和β都为零) 的情况下, 仅存在非线性折射, 上式可以简化为:

其中非线性相移φNL (u, v, t) =kn2LI (u, v, t) , n2是三阶非线性折射率, L是样品厚度, I (u, v, t) 代表样品内的光强。

在4f系统出射面上由CCD探测的光强空间分布为:

其中FT-1代表逆傅立叶变换, H (u, v) 是无像差透镜的相干光学传递函数, 。NA是透镜L1的数值孔径, G是光学系统的放大倍率。利用关系式 (1) 和 (6) , 我们能够计算出4f系统出射面上的图像。透过率变化ΔT定义为PO内部的平均能流与外部平均能流的差值。通过将数值拟合得到的非线性光斑与实验测得的图像作对比就可以得到材料的非线性折射率的值[8]。

3 实验

实验中, 分析纯CS2液体封装于一个2mm厚的石英样品池内。实验所使用的皮秒激光光源是由锁模Nd:YAG激光器 (EKSPLA PL2143B) 的三倍频激光 (355nm) 泵浦的光学参量产生器 (EKSPLA PG401) 。此光学参量产生器 (OPG) 可以实现400~800纳米的波长调谐, 输出激光的脉冲宽度约为10 ps (半高全宽) 。实验使用的CCD是Lavision公司的Imager QE, 有1040×1376个像素, 单个像素的大小为6.4μm×6.4μm, 每个像素具有4095种灰度。OPG出射的光被扩束8倍和空间滤波后, 入射到相位光阑上。相位物体对于不同波长的光产生不同的相位延迟, 532nm和745nm的相位延迟分别为0.45π和0.32π。主光路和参考光路中聚焦透镜的焦距分别为, 。532nm和745nm下激光在频谱面产生的艾里斑半径分别为55μm和77μm, 相应的瑞利衍射长度分别为18mm和25mm, 远远大于样品厚度2mm, 所以样品可以被看做薄样品。实验中入射的激光脉冲能量值, 对应的峰值光强的值如表1所示。

实验使用的测量方法是双4f相位成像法。双4f相位成像系统中, 主光路和参考光路都是一个由双透镜组成的共焦4f系统。因此CCD采集的参考光斑是入射光斑的反转的像。当不放样品的时候, CCD上应该看到两个完全相同的光斑。由于参考光斑和主光斑来自同一发脉冲, 所以参考光斑和主光斑具有相同的空间分布, 这样, 参考光斑即监测了能量又监测了空间分布变化。实验过程中, 首先将样品放在4f系统焦平面上, 衰减片放置在样品前面用来减弱入射光强, 使非线性效应忽略不计, 得到“线性光斑”;然后, 将衰减片置于样品之后, 得到“非线性光斑”;最后, 将样品移走, 得到“无样品光斑”。通过对像平面CCD采到的线性光斑、非线性光斑、无样品光斑三种光斑所有像素进行积分, 得到的能量分别记做El、Enl、Ens。样品的线性透过率为Tl=El/Ens, 非线性透过率为Tnl=Enl/El。程序中不断调整β的值, 使数值模拟得到的非线性透过率与实验测得的非线性透过率吻合就得到被测样品的非线性吸收系数β, 然后通过改变参量拟合图像, 根据程序和采集到的图像来拟合折射率n2。

因为光学参量发生器 (OPG) 输出的激光光斑空间分布往往不是理想的高斯分布, 所以传统的Z扫描方法不能使用OPG来实现宽波段的非线性测量。由于双4f成像技术使得数值拟合所需的两个光斑由同一脉冲获得, 不受脉冲能量和空间分布浮动的影响[9], 因而大大拓展了该方法的实用性。该测量方法在红外波段的材料非线性性质研究领域具有广阔的应用前景。

4 结果与讨论

实验中在波长745nm时, CCD摄取的线性光斑图像和非线性光斑图像得到光斑如图3所示。图中的同心圆代表光强的不同等级分布, 透过率变化ΔT定义为相位物体区域内部与外部平均光强的差别。根据上文理论, 非线性相移φNL (u, v) 与材料的三阶非线性折射率n2相关, 当φNL (u, v) 为正时, 在PO区域的图像强度将增强, ΔT>0;反之, 当φNL (u, v) 为负时, 在PO区域的图像强度将减弱, ΔT<0。因此, 根据PO区域的图像强度的变化与非线性相移φNL (u, v) =kn2LI (u, v) 的关系即可得到n2的值。实验中测得的光斑图上, 线性光斑中PO区域的光强与外部环形区域无差别;非线性光斑中, PO部分光强强于外面环形部分。可见图像强度的变化ΔT>0, 即三阶非线性折射率为正。根据上文公式 (1) ~ (6) , 通过数值模拟, 将理论模拟得到的非线性光斑与实验采集的非线性光斑相互对比, CS2的三阶非线性参数如表1所示, 与其他方法测量的结果符合很好。同理, 532nm波长下实验测量的结果为4.13×10-18 (m2/W) , 与其他文献报道的结果 (3.2×10-18 (m2/W) ) 基本一致。实验误差主要是来自于光斑空间分布的不稳定和脉冲能量变化的影响。745nm和532nm波长的结果都为同一数量级, 可见在非共振区内, 不同波长下二硫化碳的三阶非线性折射率变化不大。

5 结论

在皮秒激光脉冲的照射下, 利用双4f相位相干成像技术测量了克尔液体CS2在745 nm和532 nm两种波长下三阶光学非线性系数的变化。根据相关理论, 通过数值模拟确定了CS2的三阶非线性光物理参数。实验结果表明在非共振区内, 随着波长的增加, CS2的三阶非线性折射率保持不变。

摘要：采用双4f相位成像技术, 在皮秒时域内分别测量了CS2在532nm和745nm两个波长光学非线性系数的变化。通过数值模拟确定了CS2在这两个波长的光物理参数。实验结果表明, 在非共振区内, 随着波长的增加, CS2没有双光子吸收, 三阶非线性折射率保持不变。

关键词：4f相位成像技术,CS2,相位物体,多波段,光学非线性

参考文献

[1]N.布洛姆伯根著, 吴存凯等译.非线性光学[M].北京:科学出版社, 1987.

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一类二阶非线性差分方程的振动性质 篇4

从解的渐近状态着手,将所述方程的所有非平凡解分成互不相交的`四类,应用分类讨论方法和分析方法,讨论了一类广泛的二阶非线性差分方程解的振动性质,建立了两个新的振动性定理,推广并改进了已有文献中的相关结果.

作 者：张全信 燕居让 ZHANG Quan-xin YAN Ju-rang 作者单位：张全信,ZHANG Quan-xin(滨州学院数学与信息科学系,山东滨州,256603)

燕居让,YAN Ju-rang(山西大学数学科学学院,太原,030006)

基于非线性效应的光学逻辑门研究 篇5

1 实现光学逻辑门的非线性光学原理

实现全光逻辑门主要是基于半导体光放大器中的交叉增益调制波长转换原理,在忽略放大的自发辐射引起的载流子消耗的条件下,波长的转换过程可以用以下两个方程描述[5,6]:

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其中,N是有源区中载流子浓度,I是注入电流大小,e是电子电量,V是有源区体积,Γ是模场限制因子,A是有源区横截面积,h是普朗克常数,c是真空中光速,下标S,c分别对应信号光和探测光,gi(N,vi)是对应光波的增益系数,v是光波的频率,P+i和P-i分别对应正向和反向传播的光功率,αint是有源区内部的损耗系数,R(N)是非辐射复合和自发辐射复合引起的载流子消耗。为准确模拟载流子沿半导体光放大器有源区长度方向的分布,可以采用分段模型进行数值模拟。将有源区分为M段,每段载流子浓度均匀,给定入射光功率就可以根据式(1)解出第一子段的载流子浓度N1,然后根据式(2)求出第一子段光功率P2,再代入式(1)求得N2,依次类推可求得整个有源区内载流子浓度N和光功率P在空间上的静态分布,最后采用龙格-库塔法求出随时间变化的输出光功率。

2 光学逻辑门的工作原理

2.1 利用半导体光放大器实现光逻辑与门

利用半导体光放大器(Semiconductor Optical Amplifier,SOA)实现光逻辑与门是利用级联的交叉增益调制型波长转换来实现全光逻辑与门[7],工作原理为:特定速率的信号光经过掺铒光纤放大器放大后再经耦合器1分为两路,其中一路信号光A和可调谐激光器提供的连续光(探测光)经耦合器2合路,再经过环行器送入SOA1。两束光在SOA1中可以产生基于交叉增益调制效应的波长转换现象,信号光携带的信息转换到探测光上,但与原信息反相。第一级SOA1输出的信号光经环行器输出,而后经过EDFA2放大,随后由带通滤波器1滤出波长转换后的信号;另一路光信号经过可调谐延时线延时后,和带通滤波器1输出的信号一起经过耦合器和环行器耦合进SOA2,适当控制第一级转换输出的功率远大于延时后的信号光功率,因此,当第一级转换输出的比特为“1”时,SOA2的增益被抑制,无论信号光为“1”还是“0”,输出为“0”;反之,当第一级转换输出的比特为“0”,信号光为“1”时输出“1”,为“0”时输出“0”,因此,经带通滤波器2(对准信号光波长)滤出的信号就是信号光A和延时后的信号光B的逻辑与运算结果。

2.2 利用太赫兹光非对称解复用器实现全光逻辑门

利用太赫兹光非对称解复用器(Terahertz Optical Asymmetric Demultiplexer,TOAD)实现全光逻辑门的原理如图2所示。耦合器1将一段光纤首尾相接[8],作为非线性元件的SOA非对称的置于光纤线路中,它偏离环路中心的光程为T/2,控制脉冲经过耦合器2从端口A引入环路,探测脉冲从端口C注入,控制信号光足够强,能够引起SOA中的非线性效应,而探测光很弱,它不在SOA中引起非线性光学效应。此逻辑门的工作过程为:探测光从端口C输入,被耦合器1分为幅度相等的两部分,分别沿顺时针(CW)和逆时针(CCW)方向传输,在没有控制光的情况下,CW和CCW光均可获得SOA的小信号增益,当它们再次回到耦合器1时所获得的相移也相等,因此,两束光在端口D相干相消,而光全部从端口C反射;反之,当有控制光从端口A输入,控制光经耦合器2注入环路中,适当调节探测光和控制光之间的时延,使得控制光在CCW之后CW之前到达SOA,这样,在控制光的作用下,CW将获得额外的非线性相移,经耦合器1再次耦合后,从端口D输出,相当于实现了探测光与控制光的逻辑与运算。

2.3 基于马赫-曾德干涉仪的全光逻辑门

基于马赫-曾德干涉仪(Mach-Zehnder Interferometers,MZI)的全光逻辑门的原理如图3所示[9],SOA1和SOA2对称放置在干涉仪两臂,连续的探测光通过一个耦合器分解成两束,注入到干涉仪两臂,波长为λ1的两路强度调制的信号光分别注入其中,信号光的峰值功率高于SOA的最大线性输入功率,当输入功率超过SOA的最大线性输入功率时,SOA的有源区内载流子密度就会发生变化,使有源区内的有效折射率发生改变,导致通过SOA的探测光的强度和相位发生变化,探测光经过SOA就会携带上信号光的信息,两路经过相位调制的探测光在耦合器中发生干涉,将相位转移成振幅调制,完成两路信号的异或运算。

2.4 基于超快非线性干涉仪的全光逻辑门

超快非线性干涉仪(Ultrafast Nonlinear Interferometers,UNI)的工作原理如图4所示[10,11],信号光经过起偏器保持一定方向的偏振态,经过双折射光纤后分离成具有不同偏振态相互正交且有一定延时的两路脉冲,其中一个脉冲先进入SOA,然后控制脉冲通过耦合器1输入到SOA,接着相互正交的后一脉冲再进入SOA。由于前一脉冲强度小,SOA不会产生增益非线性,而后一脉冲将会遇到强的控制脉冲导致的SOA增益非线性,从而获得一附加相移。

因此,当两个脉冲经过快慢轴与双折射光纤BRF1正交的BRF2后,重新在时间上重叠。由于两个脉冲有相位差,当它们通过45°检偏器后将会产生干涉,从而有输出;反之,如果没有控制脉冲,则这两个脉冲将会遇到相同的增益特性,没有相差,在检偏器中不能形成干涉,因而也就没有输出。当利用超快非线性干涉仪作为逻辑门时,时钟信号作为信号光输入超快非线性干涉仪,再利用耦合器2输入A和B两个逻辑控制信号代替超快非线性干涉仪原来的控制信号,就可以获得或门和异或门。

3 结 语

以上分析了几种典型全光逻辑门的工作原理,其中,在利用半导体光放大器实现的全光逻辑门中,第二级半导体光放大器前置的掺铒光纤放大器的输入信号功率和消光比对逻辑与运算的输出性能起决定性作用,而利用太赫兹光非对称解复用器实现全光逻辑门方案,具有结构简单、操作性强等优点,在实现逻辑操作的同时实现了波长转换,最后探测光作为载波携带逻辑结果输出,同时,此方案还具有扩展性,即能够实现多个具有不同波长的数据流的操作,如果改用偏振无关的半导体光放大器,可实现偏振无关的逻辑门。基于超快非线性干涉仪的全光逻辑门,利用反向控制光实现全光或门和异或门,同时信号光和控制光可实现单一波长工作,加之采用了半导体光放大器,使得结构紧密,连同基于马赫-曾德干涉仪的全光逻辑门,均具有便于集成的优点,用于未来的全光信号处理颇有前途。

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非线性光学性质 篇6

目前,三元量子点的研究仍然集中在可控合成和特性两个方面。三元量子点的合成可以借鉴纳米粒子的常用合成方法,如微乳液法[5]、模板法[6]、胶体化学法[7,8]、溶剂热法[9,10]、有机金属合成法[11,12]等。虽然这些方法是合成三元量子点的常用技术途径,但是能够实现大量、可控合成的方法并不多见。另一方面,关于三元量子点的特性研究主要集中在其荧光增强、能隙蓝移、激子增强等方面[13,14,15],尤其是其非光学特性引起了人们的关注。

采用改进的“一锅煮”合成法[16],成功地实现了CdxZn1-xSe三元量子点的大量、可控合成,并在此基础上开展非线性光学特性研究。根据文献资料来看,尚未见类似研究的报道。

1 Cdx Zn1-xSe量子点的制备

量子点的制备过程如下

(1)将一定量的Se粉和适量的油酰基吗啡啉加入到容量为25 ml的烧杯中,在磁力搅拌的情况下加热至140℃直到Se完全溶解于油酸基吗啡啉为止,随后冷却至120℃,获得Se前驱液,待用。

(2)在一个容量为25 ml三颈瓶中加入与硒前驱物化学计量相同的Cd O粉末和Zn O粉末,并同时加入适量的油酸和十八烯,在N2保护下持续搅拌,并将混合物加热至250℃直至Cd O粉末和Zn O粉末完全溶解为止,然后降温至120℃。将上述Se前驱液加入到三颈瓶中,在N2保护下缓慢加热到140℃,持续搅拌1 h,随后快速升温至210℃,并在此温度下维持反应10 min。

(3)将上述三颈瓶中反应后的混合物倒入到装有20 ml甲苯的烧杯中,加入适量的甲醇析出深沉,并用离心机进行分离。

根据上述步骤操作,改变Zn和Cd的摩尔比,即可获得不同化学组分的CdxZn1-xSe量子点。

2 Cdx Zn1-xSe量子点的组成与结构表征

图1为不同组分的Cdx Zn1-xSe量子点的XRD测试图谱。

(A)Zn Se,(B)Cd0.19Zn0.81Se,(C)Cd0.42Zn0.58Se,(D)Cd0.68Zn0.32Se,(E)Cd Se

图1(A-E)是所制备的CdxZn1-xSe量子点随Cd/Zn比例变化的XRD谱图。XRD图谱中的三个最强衍射峰分别对应着CdxZn1-xSe量子点的(111)、(220)、(311)三个晶面。可以看出,随着Cd元素含量的增加,三个衍射峰逐步向小角度偏移。这是因为,Cd2+的半径大于Zn2+的半径,随着Cd组分的增加,晶面间距逐渐增大,所以衍射峰的位置逐渐向角度变小的方向偏移,这也说明产物是三元合金量子点[16]。由Deby-Scherrer公式可计算出CdxZn1-xSe量子点平均尺寸为大约为3.2 nm。

3 CdxZn1-xSe量子点的形貌

图2是CdxZn1-xSe量子点的高分辨透射电镜(HRTEM)图片。

(A)Zn Se,(B)Cd0.19Zn0.81Se,(C)Cd0.42Zn0.58Se,(D)Cd0.68Zn0.32Se,(E)Cd Se;(F)为Cd0.42Zn0.58Se量子点的EDS图谱

由图2可以看出,量子点接近球形,平均半径约在3 nm,小于Cd Se(4.9 nm)和Zn Se(4.5 nm)的玻尔激子半径,即符合量子点的尺寸条件[17]。另外,图片中清楚的二维晶格条纹表明,所获得的CdxZn1-xSe量子点具有良好的结晶性。图2(F)是实际组分为Cd0.42Zn0.58Se量子点的EDS谱图,表明制备出的量子点是由Cd、Zn和Se三种元素构成。在图2(A-E)中,右上插图分别为圆圈选中区域傅里叶变换的衍射图样,所有样品都具有相似的衍射花样,说明晶体结构相同。图2(C)的右下插图为选中区域电子衍射图片,由内向外的三个衍射环分别对应着量子点的(111)、(220)、(311)三个晶面,与XRD分析结果一致。

4 CdxZn1-xSe量子点的吸收光谱

图3是不同组分的CdxZn1-xSe量子点的紫外-可见光吸收图谱。

图3不同组分CdxZn1-xSe量子点溶解于甲苯中的紫外-可见光吸收图谱(a)Zn Se,(b)Cd0.19Zn0.81Se,(c)Cd0.42Zn0.58Se,(d)Cd0.68Zn0.32Se,(e)Cd Se

可以看出,随着Cd组分的增加,量子点第一激子吸收峰明显红移,从370 nm红移到570 nm,随着量子点中Cd组分的增加。其根本原因是Zn Se的禁带宽度大于Cd Se的禁带宽度,所以在三元量子点中,随着Cd组分的增加,合金量子点的禁带宽度逐渐减小,产生了吸收红移现象。

图4为CdxZn1-xSe量子点hν和(αhν)2关系曲线。

(A)Zn Se,(B)Cd0.19Zn0.81Se,(C)Cd0.42Zn0.58Se,(D)Cd0.68Zn0.32Se,(E)Cd Se

根据图4中所得紫外-可见光吸收光谱数据,结合公式:(αhν)2=k(hν-Eg)(2其中,hν是入射光子能量;k是一常数;α是吸收系数;Eg是禁带宽度),可以计算不同组分的CdxZn1-xSe量子点的禁带宽度[18]。可以得出,Zn Se、Cd0.19Zn0.81Se、Cd0.42Zn0.58Se、Cd0.68Zn0.32Se和Cd Se量子点的禁带宽度分别为2.54 e V、2.43 e V、2.30 e V、2.22 e V和2.12e V。这是因为,Cd Se的禁带宽度要比Zn Se的禁带宽度窄,所以随着x的增加,CdxZn1-xSe量子点禁带宽度随之逐渐减小,致使三元量子点的光谱特性与化学组分相关。

5 CdxZn1-xSe量子点的非线性光学特性

图5是不同组分的CdxZn1-xSe量子点开孔Z扫描归一化实验曲线。

图5不同组分CdxZn1-xSe量子点溶液开孔Z扫描归一化实验曲线(A)Zn Se,(B)Cd0.19Zn0.81Se,(C)Cd0.42Zn0.58Se,(D)Cd0.68Zn0.32Se,(E)Cd Se

可以看出,曲线是关于焦点对称的谷,表明材料为反饱和吸收,吸收系数为正[18]。

图6是不同组分的CdxZn1-xSe量子点的闭孔/开孔Z扫描实验曲线。

图6不同CdxZn1-xSe量子点溶液Z扫描闭孔/开孔归一化实验曲线(A)Zn Se,(B)Cd0.19Zn0.81Se,(C)Cd0.42Zn0.58Se,(D)Cd0.68Zn0.32Se,(E)Cd Se;所测样品(A-E)和图1中的(A-E)分别对应

可以看出,曲线先峰后谷,表明材料为自散焦介质,折射系数为负[18]。此外,三元CdxZn1-xSe量子点的峰谷差要大于二元量子点Cd Se和Zn Se量子点的峰谷差,这说明所制备的三元CdxZn1-xSe量子点的非线性效应要强于二元Cd Se和Zn Se量子点。

根据Z扫描实验数据,可以计算CdxZn1-xSe量子点的非线性光学参数:非线性吸收系数(β)、非线性折射率(n2)和非线性极化率(χ(3))的值,结果如表1所示。

可以看出,三元CdxZn1-xSe量子点比二元量子点Cd Se和Zn Se具有更大的非线性折射率和非线性极化率。三元组分的量子点的非线性参数随Cd组分的增加而逐渐增大,表明了CdxZn1-xSe三元合金量子点随组分改变而变化的非线性光学性质。

6 结论

综上所述,通过“一锅煮”方法合成了CdxZn1-xSe量子点,通过调节Cd和Zn的摩尔投料比实现对目标产物化学组成的控制,Z扫描实验表明,材料为自散焦介质,折射系数为负,且三元组分的量子点的非线性参数随Cd组分的增加而逐渐增大,表明了CdxZn1-xSe三元合金量子点随组分改变而变化的非线性光学性质。通过进一步的器件化研究,CdxZn1-xSe量子点可望作为新型光学材料,在激光防护等方面体现出重要应用价值。

摘要：介绍了CdxZn1-xSe量子点的制备方法、形貌、组成以及表征,并对其非线性光学进行了研究。结果表明,CdxZn1-xSe量子点呈现自散焦特性,具有良好的非线性性能,尤其,其光学非线性参数可通过化学组成进行调节。因此,CdxZn1-xSe量子点在激光防护、光电开关等方面具有重要的潜在应用价值。

紫外光通信非线性光学晶体的研究 篇7

关键词：非线性光学晶体,紫外激光,频率变换

1引言

随着紫外激光光刻技术、微型精密激光机械加工、 激光医疗、光电子能谱仪和化学动力学等的发展,开发紫外相干光源的需求越来越迫切。目前,虽然同步辐射光源,准分子激光器和自由电子激光器等均可产生深紫外相干光源,但同步辐射光源的单色性不好;准分子激光器光束质量差、波段范围窄、调谐困难、不能研究超快过程, 且多含有毒气体;自由电子激光器技术尚不成熟,造价高。而全固态激光具有体积小、寿命长、效率高、光束质量好、宽调谐、窄谱线等优点,易实现实用化和精密化。 利用高功率近红外相干光源为基频光源的非线性调谐技术,通过多级变频产生紫外相干辐射,被视为发展紫外相干光源的重要途径。解决紫外相干光源关键问题主要集中在紫外波段非线性光学变频晶体的研制,这已经是目前国际光电子领域最前沿的一个研究热点。

经过科研人员几十年在非线性光学晶体领域的探索和研究,目前在可见光区和浅紫外光区的研究较为成熟, 已经获得大尺寸、高光学质量的优秀非线性光学晶体,诸如KTP、KDP、BBO、LBO等,基本解决了相干光源在可见光区和浅紫外光区的频率变换问题。但迄今为止,在波长短于200nm的深紫外区仍缺乏大尺寸的、非线性光学特性良好的非线性光学晶体来解决深紫外相干光源问题。

2几种紫外非线性光学晶体

一般来说,综合性能优异的非线性光学晶体除了必须具有非中心对称结构以外,还应该具有以下基本条件:(1)要有相对宽的透光波段。(2)要有相位匹配角存在,并且还要有合适的相位匹配波段。(3)要有大的有效非线性系数。(4)要有大的相位失配角(允许角) Δθ、温度和光谱接收带宽。(5)要有小的走离角。 (6)适中的双折射率。(7)要有高的激光损伤阈值。 (8)优良的物理、化学及机械性能。(9)容易生长、成本低。通常情况下,一种晶体很难同时满足上面几个条件的要求,但晶体科研人员始终希望得到一种晶体,能够尽量多地满足以上优异的条件。

目前,深紫外波段的非线性光学晶体由于生长条件的限制,生长过程中晶体的生长参数无法很好地实时控制,因而获得光学质量较高的非线性光学晶体比较困难。 现在应用的紫外非线性光学晶体主要有LBO、BBO、 CLBO、CBO等属于BBO族和KBBF、SBBO、KABO、 TBO、BABO等SBBO族等非线性光学晶体[1]。这些晶体各有特点,它们的出现满足了工业、科研等领域中要求更短波长的激光需求。

2.1BBO族非线性光学晶体

目前,在BBO族紫外非线性光学晶体中常用的有BBO和CLBO两种晶体。BBO族晶体学名偏硼酸钡 (β-Ba B2O4 ),三方晶系,3m点群、它是在20世纪80年代由中国科学院福建物构所首次研究成功[2],是紫外波段优良的非线性晶体之一。它具有透明区域大,透光波段范围宽 (189~3500nm)、相位匹配范围大、允许温度变化范围大(55℃·cm),有较大的相位匹配角、较高的损伤阈值、高的倍频效率等诸多优点。它已广泛应用于Nd:YAG激光器的二次、三次、四次和五次谐波的产生(分别得到532nm,355nm,266nm和213nm的相干辐射);染料激光的二次、三次谐波的产生;光参量振荡(OPO)和光参量放大(OPA);氩离子激光及红宝石激光器的倍频等方面。但它也有允许角小、走离角大、有轻度潮解性、质地相对较软等缺点,特别因受紫外区截止边带的限制很难获得短于200nm的谐波输出,表1给出了BBO晶体的主要特性。

CLBO晶体学名为三硼酸锂铯(Cs Li B6O40),四方点群结构,在1995年日本大阪大学首先报导了合成出新型非线性光学晶体硼酸铯锂(Cs Li B6O10,简称CLBO)[3],是迄今为止用于紫外波段性能最优良的非线性晶体之一。与常用的BBO晶体相比,该晶体具有生长周期短,体积大, 走离角小、较大的可接受角度、较大的光谱带宽和温度带宽、允许参量范围宽及高的抗损伤阈值,具有更深的紫外透光范围和良好的透过率,具有适中的双折射,能够实现Nd:YAG激光的倍频、三倍频,尤其在四倍频和五倍频方面具有卓越的性能,其应用开发对大功率固体紫外激光器具有巨大的推动作用。特别是CLBO晶体是调和熔融晶体,所以,它易于生长,可以长出大尺寸和没有裂痕、气孔的优质单晶。但其也存在单晶脆,非线性系数与BBO晶体相比较小,特别是它极易潮解给实际应用带来了很大困难,表2给出了CLBO晶体的主要特性。

2.2SBBO族非线性光学晶体

SBBO族非线性光学晶体是在工业对深紫外相干光源需求的推动下出现的。众所周知,LBO晶体具有较大的倍频系数,很宽的透光波段(紫外截止波长达到155nm),但因为B3O7基团所组成(B3O5)n →∞螺旋链结构的这种结构特征, LBO晶体的双折射率很小(在可见光区只有0.045°),这大大限制了LBO晶体的可相匹配范围(LBO晶体在紫外区只能达到277nm)[4]。整体来讲,利用BBO族非线性光学晶体获得深紫外相干光相当困难,为了突破200nm墙,晶体科学家研制出SBBO族非线性光学晶体。

KBe2BO3F2(KBBF)化合物是前苏联科学家所发现的,中国科学院理化所在二十世纪初,对此化合物进行了合成,因为其中BO3基团在空间的排列方式,非常适合研制紫外非线性光学晶体的基本结构单元。KBBF晶体透光波段的短波截止波长是153nm,并且可在200nm以下的深紫外波段实现相位匹配,是目前直接倍频匹配波长最短的晶体,也是唯一能用SHG法发展的DUV-DPL晶体[5]。在1993年中国科学院理化所利用自发成核法,实现了尺寸为10mm×5mm×0.2mm的KBBF单晶初期生长[6]。 在2001年,此课题组采用自发成核的助熔剂法,已经生长出10mm×5mm×0.2mm的透明单晶体[4]。2005年,福建物构所采用水热法生长的KBBF晶体沿c轴厚度首次突破了6mm[7],且中科院理化所使用KBBF晶体,在国际上首次利用Nd:YVO4增益介质获得了平均功率高达41m W的177.3nm紫外谐波输出[8,9,10]。美国Mc Millen等也报道了采用热水法生长KBBF晶体,但迄今为止,就相关性能没有报道[11]。但这种晶体也存在生长困难,晶格的层状习性严重,且中国科学院理化技术研究近日研究表明:相同实验条件下,水热法KBBF晶体的转换效率仅为0.05%,而且随着晶体厚度的增加,转换效率并没有随着增大[12],表3给出了KBBF晶体的主要特性。

在上个世纪90年代初期,为了克服KBBF晶格层状习性科研人员研制了SBBO族中的SBBO、KABO等其它晶体。中国科学院理化所在初步的粉末倍频效应测量中发现,其d22系数比KBBF的d11系数大2倍左右,可见光区域双折射率Δn≈0.06。另外,SBBO晶体不易潮解,莫氏硬度约为6,比LBO晶体更硬,且没有层状习性,可作任意切割加工。但是SBBO晶体在测定单晶结构过程中,发现所生长的单晶完整性不好,晶体的光学均匀性也很差, 到目前为止还不能准确测定出它们的倍频相位匹配角,且意外的在200nm处出现一个吸收峰,这些都影响了SBBO晶体在实际中的应用。为了解决SBBO晶体单晶完整性不好的问题,科研人员研制出KABO晶体。KABO晶体的晶格是完整的,能够生长出大块高光学质量的单晶体,光学均匀性很好,且能够实现Nd:YAG激光的4、5倍频。使用和频的方法还能实现193nm的谐波光输出[13],同时晶体不潮解,机械性能好是一个有应用前景的紫外非线性光学晶体。但目前的一个主要问题是:该晶体在266nm~193nm光谱区存在较大的吸收。测量表明,当KABO晶体的厚度超过6mm时,在266nm~193nm的光谱区,大约85%的光功率被晶体吸收[14]。所以当平均输出功率接近100m W量级时,晶体很容易被破坏,使其实际使用效能受到很大限制。目前还没有能从结构上理解此晶体在266~193nm光谱区吸收系数过大的原因,还需进一步研究。

3材料缺点及保护方法

3.1BBO族晶体的缺点

在BBO族紫外非线性光学晶体中CLBO晶体无疑是最优秀的晶体之一,但是它有一个致命的缺点:放置在室温大气环境中会开裂破坏。早期学者认为,CLBO晶体的开裂是由于该晶体在室温下有一个相变点,因相变而导致开裂;后来科研人员找到了开裂的原因是由于空气中的水蒸汽侵入晶体而引起的,大气中的水分子由该晶体的a、b晶轴方向进入,与Cs和B产生反应,打断了原来的分子键链,从而造成开裂[15]。

找到开裂的真正原因后,防止开裂的措施也就明确了,那就是:防潮。目前防止CLBO晶体开裂的方法主要有两种:一是采用防潮盒,盒内可以抽成真空,也可以充入惰性气体,然后将晶体置入其中,在环境温度下即可有效地隔绝水蒸汽而工作;另一种方法是用恒温炉,即将晶体置于温度大于100℃且保持恒定的控温炉内(两端不安装透明材料,直接与大气相通),也可以使晶体与水蒸汽隔绝。这两种方法都可以使CLBO晶体长时间稳定工作, 但这两种方法也各有其缺点,其中防潮盒价格比较昂贵(约一千美元一个),而且其同光窗口材料也不可避免会对激光造成反射和吸收损失;使用恒温炉则随时注意要保持通电而使恒温炉不间断地加热以隔绝水蒸汽,即使激光器不工作时也是如此,还有就是过高的温度给晶体的实际调整带来了不便。而从根本上解决CLBO晶体潮解问题的方法是对晶体进行掺杂生长,这样既可以防潮,又能提高硬度。

3.2SBBO族晶体的缺点

SBBO族晶体是通过谐波方法获得深紫外波段激光的希望,KBBF晶体作为可产生深紫外谐波光的非线性光学晶体而言是很优异的,但是KBBF的单晶生长非常困难, 主要原因是:(1) KBBF晶体的分解温度大约在825℃,是一个非同成分熔融的化合物,因此必须使用溶剂法生长。 然而由于分解温度低,因此,可供选择的助溶剂数量很少。(2) KBBF晶格的层状习性严重,每层之间没有共价键键合,而层间距离却高达0.625nm。因此,KBBF晶体在x-y平面生长速度极快,而在z方向的生长速度很慢,生长出的单晶体分层现象明显。因此,为了改进KBBF晶体的层状习性,同时又能保持KBBF结构中有利于产生适中双折射率、较大倍频系数等这些优点,科研人员发现了KABO晶体。KABO晶体确实克服了KBBF晶格层与层之间没有共价键联结的缺陷,从而应该使KABO晶体易于生长出大块单晶。在2002年科研人员首先生长出50mm×20mm×17mm重达30g的KABO单晶体。然而,KABO晶体出现了带隙红移现象(截止紫外波段出现在180nm);且在266nm~193nm光谱区存在较大的吸收,而且这个吸收率随着KABO晶体的厚度急剧增加[14]。目前,尽管这些晶体还有许多困难需要克服,但笔者相信它们代表了深紫外非线性晶体的发展方向。

4总结

非线性光学性质 篇8

自从20世纪80年代人们发现有机材料的非线性光学现象以来,有机非线性光学材料的研究就开始迅速发展起来。相比于无机材料,有机材料以较高的非线性、分子可设计和易裁剪性等而拥有其独特的优势。目前,很多有机非线性光学材料都已被制作成器件而投入生产应用[1]。早期的有机非线性光学材料大多使用有机晶体,但其热稳定性很差,而极化聚合物则可以在上百度的高温下工作。极化聚合物制作成器件后表现出宏观的电光系数γ33。提高电光系数最根本的方法是提高生色团本身的分子超极化率β值,但生色团分子的热性能、光性能以及由分子间作用力导致的可溶性和在聚合时产生的聚集等问题也会对电光系数产生很大影响[2]。

众所周知,生色团分子的结构基于D(电子给体)-π-A(电子受体)的电荷转移非中心对称结构。电荷转移越强,偶极矩越大,则β值越高。含多氰基电子受体的有机非线性光学材料由于其较强的电荷转移、超高的电光活性、良好的热和光稳定性而成为近年来的研究热点。本文综述了含多氰基有机非线性光学材料的研究进展及其在器件方面的应用情况。

1 含多氰基吸电子基团有机非线性光学材料的合成

早期的生色团分子合成较为简单,典型的如DR-19[3],但这类材料在要求生色团分子具有较高一阶超极化率β时难以实用。多氰基基团是指有与共轭碳链相接的2个或2个以上氰基的基团。在这类基团中,电子可在整个π键上移动而具有高度共平面的共轭结构,分子中各个氰基吸电子方向大体一致,使得离氰基最远的甲基氢活性增加,有利于材料合成[4]。

1.1 含多氰基烯基有机非线性光学材料的合成

非线性生色团分子的合成研究呈现出共轭链由短到长,分子由简单到复杂,由一维到多维的趋势,随着共轭链的增长,分子结构更复杂,材料的非线性光学系数也越高。早期合成的生色分子多为短共轭链的简单分子。Carl等曾专门将含硝基、氰基和二氰乙烯基的7种化合物进行过对比,结果显示,当共轭链较短时,氰基与硝基差别不大,一阶超极化率主要由共轭链长度决定;而当π链较长时含二氰乙烯基的分子的一阶超极化率就远高于含硝基的分子[5]。

Hunzike等[6]合成了一种以环状多烯为共轭结构的分子(如图1(a)所示),与以往的链状多烯相比,环状多烯不但保持了其共轭性,而且还使生色团的热稳定性大大提高。他们发现,这种有机晶体在800～1400nm波长范围内的损耗非常小(α<1cm-1),用二次谐波法(SHG)得到这种材料的电光系数γ33值(632.8nm处)达120pm/V。

Lee等[7]报道了一种以二氰乙烯基为受体,以羟基为给体的新型生色团分子,并将其与聚氨脂的主链复合,合成出一种Y型的非线性光学材料。在这种生色团分子中,2个羟基使得其可以与聚合链结合形成化学键,而非如以往那样只是掺杂到聚合物中,这就可以使生色团在聚合物中的取向一致性更高,光学稳定性更好。

除了提高材料本身的非线性系数外,制成器件后的光学性能也十分重要,因此人们考虑利用氟原子的透光性,加入含氟原子的基团来降低器件的光学损耗。Wu等[8]用五氟芳基取代了TCV中的一个氰基(如图1(b)所示),使之在保持较高电光活性的同时也降低了器件的光学损耗。

Galvan-Gonzalez等[9]合成二氰乙烯基、TCV和四氰丁二烯基受体,并对其进行了对比研究,结果发现在3种受体中,含TCV的生色团具有最好的光学稳定性。

Qianqian Li等[10]使用杂环吡咯作为共轭桥,合成了一种含二氰乙烯基的非线性光学材料。这类材料也显示出了较好的非线性性能及热性能。

除了在生色团分子内部进行改性外,改变生色团分子的立体结构也会增大其电光活性。Chaozhi Zhang[11]等以环状多烯为桥的二氰乙烯基生色团分子为基础,合成了一种立体环状结构的生色团分子(如图2所示),将原先结构的β0值提高了3倍以上。

1.2 含三氰基呋喃结构有机非线性光学材料的合成

三氰基呋喃(Tricyanofuran,简称TCF)是一种吸电子性极强的电子受体。含TCF有机非线性光学材料的合成研究也呈现出由简单到复杂的趋势。好在对这类材料的合成研究已很成熟,人们不再单纯追求分子β0值的提高,同时也开始关注在制备器件方面的改性。

Dalton等[2]最早合成出一种含TCF的非线性生色团分子FTC(如图3所示)。这种分子的μβ0值高达17600×10-48esu,比以往报道的材料高了数百倍。

FTC分子的高非线性光学系数与TCF的强吸电子性密不可分,而TCF中R1与R2分别在分子两侧,减少了由于电子不均而产生的分子间作用力,也可以使分子的透光性大大增强。研究表明,在给体和共轭链相同的条件下,具有这种结构受体的生色团分子的β值比含多氰基烯基材料的大得多[12]。

合成FTC后,Dalton等[13]又合成了以环多烯为共轭桥的CLD分子。这种结构中环多烯可使生色团的热稳定性大大提高,而给体部分使用了体积较大的叔丁基二甲基硅(TBDMS),增加了分子的溶解性,以防止其聚集。CLD生色团的μβ0 值为14065×10-48esu。

在早期的研究中,TCF分子的R1与R2均为甲基。Twieg等合成了一系列以TCF为受体的生色团分子, TCF的R1和R2被取代为更大的基团,从而使生色团的光学性能得到改善[14]。Mingqian He等[4]合成了一系列以R1为甲基、R2各不相同的TCF分子,研究了其性质变化规律。随后,他们从中挑选出合适的分子为受体,合成了以多烯和噻吩为共轭桥的一系列生色团分子。笔者认为,该分子中双键的加长和大基团TBDMS的引入均会使分子的一阶超极化率增大[15]。

Karin Schmidt等[16]则将TCF中的氧原子替换为X原子或原子团(X=SiH2、 CH2、 C=CH2、 NH、 C=O、 S、 C=CHNO2、 SO、 SO2),并设计了2种类型的D-π-A模型进行理论研究。结果表明,分子的超极化率随X基团吸电子性的增强而增大[2]。

Dalton等[2]发现,由于分子偶极矩过大,生色团往往会产生巨大的分子间作用力从而在主体聚合物内聚集并结晶,这对分子本身的非线性光学系数影响不大,但在制成器件时会大大增加光损耗。因此他们对TCF分子进行了改性,将TCF中的R1变为-CF3取代基,合成了一种新型生色团分子,掺杂到聚喹啉中后(掺杂量为25%(质量分数)),所得器件的γ33(在1300nm处)达到116pm/V,而且其稳定性极好,能在85℃保持500h以上[17]。这种由-CF3修饰的生色团分子的高光热稳定性引起了他们的注意,他们开始研究用这种CF3-TCF合成的分子,并将之与硅复合,形成一种有机硅复合材料。由这一类材料做成的器件,其电光活性大,光透过性强,光控制性好,甚至可以在纳米级别控制光[18,19]。之后,他们又以这种改性的受体合成了一系列以双噻吩桥FTTC(如图4(a)所示)和以噻吩与异佛尔酮结合(如图4(b)所示)作为共轭桥的分子结构。他们把后一种生色团以25%的质量分数掺杂到APC中,所制得的器件的γ33(在1310nm处)达到了130pm/V[20]。

另一种增大分子非线性光学系数的方法是将一维结构扩展为多维。Philip等在理论上对FTC和FTTC的结构进行了几何变换,证明图5(a)的分子结构与FTTC的给体、受体和共轭桥结构都一样,但βHRS 与βZZZ值却接近FTTC的3倍。这说明生色团分子的一阶超极化率可以通过将分子变为面型或三维立体结构来提高[21]。他们利用这种多维结构的高非线性以及CF3-TCF型受体的新特性合成了一种具有星形结构的新型生色团分子(如图5(b)所示),经分析其极化后所得器件的电光系数最高可达150pm/V [22]。

1.3 其它含多氰基有机非线性光学材料的合成

近来,研究者们又合成出一种基于吡咯啉环的受体TCP(Tricyanopyrroline,如图6所示),它具有比TCF更强的吸电子能力。但是TCP的结构是一个共轭的平面,不像TCF那样有2个在平面之外的烷基,这就使得它极容易聚集,从而影响器件的光学性能。而且它的产率非常低。因此虽然用TCP合成的生色团分子的一阶超极化率很大,但极化聚合后器件的电光系数并不高,研究者们正试图通过改变其结构而使其性能提高[23]。

M.J. Cho等[24]用TCP受体合成了一种与上述星形含TCF分子相似的生色团,分子经极化后电光系数γ33(1300 nm)为29～37pm/V。

2 结语

非线性光学性质 篇9

金属铜属于IB副族, 它具有d10电子构型, 这一构型决定它可以和有机配体、卤素离子等形成配位化合物或者是多核的铜卤素簇。到目前为止, 研究者已经合成了大量的铜 (I) -卤素簇合物, 这类化合物不仅具有丰富的结构, 同时还展示了特殊的光学性质和较高的发光效率。因此, 近些年, 科学工作者将研究的重点转移到了对这类化合物发光机理的研究中。

对铜 (I) -卤素簇合物发光机理的研究要开始于上世纪80年代, Ford课题组通过对比化合物Cu4Cl4L4和化合物Cu4I4L4的荧光性质, 他们具有相似的构型, 但是荧光性质却又很大的区别。实验结果表明, 室温下化合物Cu4Cl4L4在固体粉末状态具有微弱发光, 但是在溶液中化合物Cu4Cl4L4不发光;与之相反, 化合物Cu4I4L4在固体粉末状态和溶液中都具有较强的荧光。对比化合物Cu4Cl4L4和化合物Cu4I4L4, 在结构上, 它们具有类似的扭曲的立方烷四核铜簇结构。但是, 他们所配位的卤素原子的大小对四核铜簇中Cu-Cu键距离有一定的影响, 因此认为Cu-Cu键距离是改变铜 (I) -卤素簇合物光学性质的重要因素。

低温下, 在对化合物固体荧光的研究中发现, 化合物Cu4I4 (py) 4的荧光光谱发生很大变化, 如图1所示。低温条件下, 在不同激发波长的作用下, 化合物Cu4I4 (py) 4具有低能发射带和高能发射带两个谱带且这两个谱带强度具有明显变化。

通过对Cu4I4L4这类化合物性质的进一步研究, 当配体为吡啶及其衍生物 (L=Py, Py-X) 时, 化合物的荧光光谱具有双重发射;当配体为饱和脂肪胺时, 化合物的荧光光谱具有低能发射[1]。因此, 通过调变配体, 化合物Cu4I4L4的荧光性质在高能发射谱带具有明显变化。通过在吡啶环上引入供电子基, 高能发射带会发生蓝移, 相反引入吸电子基发射带将发生红移。当选择饱和脂肪胺配体时, 溶剂和温度对Cu4I4L4的高能发射和低能发射影响不同, 化合物Cu4I4L4的高能发射对温度没有响应, 低能发射对溶剂响应不敏感, 相反, 高能发射袋受到溶剂配位性的影响, 溶剂的配位性能增加会促使高能发射发生蓝移[2,3,4,5]。

2 结束语

通过对Cu4X4L4这类化合物在不同条件下荧光性质的测试发现, 温度、卤素、配体、溶剂等因素对化合物的荧光性质具有一定的影响, 对这类化合物荧光性质的研究已经从实验和理论两方面得到了一定的验证, 后续的研究中还需要研究者补充这一方面更有利的理论和实验的证据。

参考文献

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