正在加载图片...
第2期 郭海涛等：电场极化下Gs2GaS:Pbl2硫卤玻璃的二阶非线性光学效应 .155 式中，n代表束缚能为U的对②没有贡献的偶极 而有利于偶极子的取向作用；另一方面加剧了偶极 子密度，T为温度，k为Boltzman常数 子的热运动，却不利于偶极子的取向作用，在玻璃 当温度不变时，设极化电场为Ep,则只有束缚 的电极化过程中，随着极化温度的升高，在较低温度 能小于U,=E。的偶极子能被诱导出来（μ为偶极 的范围内，第一种作用居优势，继而两种作用达到平 矩)，沿外场取向排列，对有所贡献。因此，将式 衡，最后第二种作用上升而居优势，玻璃的极化需 (3)从0到E。积分，即可得到对2)有贡献的偶极 要偶极子获得一定的能量，在电场作用下取向排列， 子密度： 当极化温度低于最佳极化温度时，温度越低，玻璃网 Noc1一exp(-U./kT) (4) 络结构对偶极子的束缚作用越强，偶极子获得能量 在一定的极化温度下，SH强度和X②大小取决 越少，越难以沿电场方向取向调整，因此极化效果也 于偶极子取向程度和进行取向排列的偶极子数 就越差；当极化温度高于最佳极化温度时，温度越 量[⑧].随着极化电压的提高，偶极子的取向作用逐 高，玻璃材料内偶极子热运动动能也会增加]，抑 渐增强，玻璃中重新分布进行取向排列的偶极子数 制了偶极子在电场下的取向，影响了极化效果.所 逐渐增加，因而可提高$H的相对强度 以，在玻璃样品的上述实验结果中，在190~250℃ 另一方面，(cos30和电场E之间的关系满足下 范围内，$H信号随极化温度的升高而增强，并在 列方程223]， 250℃左右SH信号达到最强，当极化温度继续升高 (cos30=(1+6/u2)coth u-3/u(1+2/u2)(5) 时，SH信号减弱，同时发现，获得最强SH信号的 式中，u=E/kT,可以看到：极化电场较弱（即0≤ 温度范围较窄，说明要想获得较强的SH信号，准确 ≤2)时，随极化电场强度的增强，〈cos0线性增 控制极化温度是非常重要的， 加；而当极化电场较强时，随极化电场强度的增强， 偶极子在电场和温度场的共同作用下，沿电场 (cos0逐渐趋于饱和.因此，由式(1)一(5)可知， 方向取向调整，处于热运动的动态平衡之中，因此， SH强度和二阶非线性系数X②随极化电压的增加 上述的实验结果也可以用数学模型加以说明.设 而提高，在强极化电场的情况下，呈现饱和趋势，在 L为玻璃内部非线性极化层的厚度，ō为在偶极子 此，可以这样理解，在一定的极化温度下，玻璃中的 定向排列所产生的电荷中心在玻璃表面附近的电荷 偶极子数量是一定的，当极化电压增加到一定程度 密度，V:为加在玻璃上的有效极化电压，则非线性 时，可使特定数量的偶极子从被束缚态中诱导出来， 极化层内部的平均电场强度为： 获得较大的进行定向排列的驱动力，继续增加极化 E=Vfr/Lem=(Vt/o)Nocl一exp(一U./kT) 电压，进行取向排列的偶极子数量不会再发生明显 (6) 变化，同时偶极子的取向作用相应地存在一个逐渐 其中=NL,又设E≤kT,则有： 增强并渐趋稳定的过程，因此$H的强度趋于饱和， 〈cos30=E/5kT 3.2极化温度对SHG的影响 (7) 由图5可见，即使有静外场的作用，当极化温度 将式(2)、式(6)和式(7)带入式(1)中，则有： 低于阈值190℃时，观测不到SH信号，这是因为玻 12mc(E/5kT)21匠e 璃的极化需要偶极子获得一定的能量，在电场作用 1-[exp(-U,/kT)]/T}2I (8) 下发生响应，当极化温度低于极化温度阈值时，无 式(8)即是$H信号强度与温度的关系，可以看到， 规网络中的偶极子在自己的原有位置上，发生微小 极化温度较低（即T≤Uk)时，随极化温度的升 的改变，共价键电子、未成对电子的改变也很小，当 高，SH强度(I(2。)增加：而当极化温度继续升高到 撤除静外场时，发生的弹性形变马上恢复到原来各 T>U,k,随极化温度的升高，SH强度反而开始减 向同性的无序状态，这时即使激光作用在玻璃样品 小，也就是说随极化温度的增加，SH信号强度会出 上，也不产生二阶非线性光学现象，因而实验观测不 现极值 到SH信号.当达到极化温度阈值时，玻璃网络结 3.3极化时间对SHG的影响 构对偶极子的束缚作用变得足够弱，可以实现足够 当极化电压和极化温度一定时，玻璃网络中偶 强的偶极子取向作用，即获得可以被探测的最低限 极子获得的能量是一定的，同时能够定向排列的偶 度的SH信号 极子的数量也是一定的，但是，极化前偶极子无规 较高的极化温度同时具有两方面作用：一方面 则地分散在玻璃的网络中，所以，沿外场取向调整需 可以减小玻璃的网络结构对偶极子的束缚作用，从 要一定的时间[23]，在此时间范围内，随极化时间的式中n 代表束缚能为 U 的对χ（2）没有贡献的偶极 子密度T 为温度k 为 Boltzman 常数． 当温度不变时设极化电场为 Ep则只有束缚 能小于 Up＝μEp 的偶极子能被诱导出来（μ为偶极 矩）沿外场取向排列对 χ（2）有所贡献．因此将式 （3）从0到 Ep 积分即可得到对 χ（2）有贡献的偶极 子密度： N∝1－exp（－ Up／kT） （4） 在一定的极化温度下SH 强度和 χ（2）大小取决 于偶极子取向程度和进行取向排列的偶极子数 量［8］．随着极化电压的提高偶极子的取向作用逐 渐增强玻璃中重新分布进行取向排列的偶极子数 逐渐增加因而可提高 SH 的相对强度． 另一方面〈cos 3θ〉和电场 E 之间的关系满足下 列方程［22－23］： 〈cos 3θ〉＝（1＋6／u 2）coth u－3／u（1＋2／u 2） （5） 式中u＝μE／kT．可以看到：极化电场较弱（即0≤ u≤2）时随极化电场强度的增强〈cos 3θ〉线性增 加；而当极化电场较强时随极化电场强度的增强 〈cos 3θ〉逐渐趋于饱和．因此由式（1）～（5）可知 SH 强度和二阶非线性系数 χ（2）随极化电压的增加 而提高在强极化电场的情况下呈现饱和趋势．在 此可以这样理解在一定的极化温度下玻璃中的 偶极子数量是一定的当极化电压增加到一定程度 时可使特定数量的偶极子从被束缚态中诱导出来 获得较大的进行定向排列的驱动力继续增加极化 电压进行取向排列的偶极子数量不会再发生明显 变化同时偶极子的取向作用相应地存在一个逐渐 增强并渐趋稳定的过程因此 SH 的强度趋于饱和． 3∙2 极化温度对 SHG 的影响 由图5可见即使有静外场的作用当极化温度 低于阈值190℃时观测不到 SH 信号这是因为玻 璃的极化需要偶极子获得一定的能量在电场作用 下发生响应．当极化温度低于极化温度阈值时无 规网络中的偶极子在自己的原有位置上发生微小 的改变共价键电子、未成对电子的改变也很小当 撤除静外场时发生的弹性形变马上恢复到原来各 向同性的无序状态．这时即使激光作用在玻璃样品 上也不产生二阶非线性光学现象因而实验观测不 到 SH 信号．当达到极化温度阈值时玻璃网络结 构对偶极子的束缚作用变得足够弱可以实现足够 强的偶极子取向作用即获得可以被探测的最低限 度的 SH 信号． 较高的极化温度同时具有两方面作用：一方面 可以减小玻璃的网络结构对偶极子的束缚作用从 而有利于偶极子的取向作用；另一方面加剧了偶极 子的热运动却不利于偶极子的取向作用．在玻璃 的电极化过程中随着极化温度的升高在较低温度 的范围内第一种作用居优势继而两种作用达到平 衡最后第二种作用上升而居优势．玻璃的极化需 要偶极子获得一定的能量在电场作用下取向排列 当极化温度低于最佳极化温度时温度越低玻璃网 络结构对偶极子的束缚作用越强偶极子获得能量 越少越难以沿电场方向取向调整因此极化效果也 就越差；当极化温度高于最佳极化温度时温度越 高玻璃材料内偶极子热运动动能也会增加［15］抑 制了偶极子在电场下的取向影响了极化效果．所 以在玻璃样品的上述实验结果中在190～250℃ 范围内SH 信号随极化温度的升高而增强并在 250℃左右 SH 信号达到最强当极化温度继续升高 时SH 信号减弱．同时发现获得最强 SH 信号的 温度范围较窄说明要想获得较强的 SH 信号准确 控制极化温度是非常重要的． 偶极子在电场和温度场的共同作用下沿电场 方向取向调整处于热运动的动态平衡之中因此 上述的实验结果也可以用数学模型加以说明．设 Leff为玻璃内部非线性极化层的厚度σ为在偶极子 定向排列所产生的电荷中心在玻璃表面附近的电荷 密度V eff为加在玻璃上的有效极化电压则非线性 极化层内部的平均电场强度为： E＝ V eff／Leff＝（ V eff／σ） N∝1－exp（－ Up／kT） （6） 其中 σ＝ N·Leff又设 μE≤kT则有： 〈cos 3θ〉＝μE／5kT （7） 将式（2）、式（6）和式（7）带入式（1）中则有： I（2ω）∝（μE／5kT） 2I 2 （ω）∝ ｛1－［exp（－ Up／kT）］／T｝2I 2 （ω） （8） 式（8）即是 SH 信号强度与温度的关系．可以看到 极化温度较低（即 T ≤ Up／k）时随极化温度的升 高SH 强度（ I（2ω））增加；而当极化温度继续升高到 T＞ Up／k随极化温度的升高SH 强度反而开始减 小也就是说随极化温度的增加SH 信号强度会出 现极值． 3∙3 极化时间对 SHG 的影响 当极化电压和极化温度一定时玻璃网络中偶 极子获得的能量是一定的同时能够定向排列的偶 极子的数量也是一定的．但是极化前偶极子无规 则地分散在玻璃的网络中所以沿外场取向调整需 要一定的时间［23］在此时间范围内随极化时间的 第2期 郭海涛等： 电场极化下 GeS2－Ga2S3－PbI2 硫卤玻璃的二阶非线性光学效应 ·155·