GeSe2 中強各向異性偏振相關的非線性光學響應*

歐陽昊 胡思揚 申曼玲 張晨希 程湘愛 江天

1) (國防科技大學前沿交叉學科學院, 長沙 410073)

2) (脈沖功率激光技術國家重點實驗室, 長沙 410073)

3) (高能激光技術湖南省重點實驗室, 長沙 410073)

二硒化鍺(GeSe2)作為一種層狀IV-VI 族半導體, 具有面內各向異性結構及寬能帶間隙, 表現出了獨特的光、電及熱學性能. 本文利用偏振拉曼光譜和線性吸收譜分別對GeSe2 納米片的晶軸取向和能帶特性進行表征, 并以此為依據采用微區I 掃描系統研究了GeSe2 在共振能帶附近的光學非線性吸收機制. 結果表明,GeSe2 中非線性吸收機制為飽和吸收與激發態吸收的疊加, 且對入射光偏振與波長均有強烈的依賴. 近共振激發(450 nm)條件下, 激發態吸收對偏振的依賴程度比較大, 隨著入射光偏振的不同, 非線性調制深度可由4.6%變化至9.9%; 而非共振激發(400 nm)時, 該調制深度僅由7.0%變化至9.7%. 同時, 相比于飽和吸收, 激發態吸收的偏振依賴程度受遠離共振激發波長的影響而變化更大.

1 引 言

自2004 年石墨烯成功問世以來[1], 以石墨烯為代表的眾多二維材料, 例如過渡金屬硫族化合物[2?7]、拓撲絕緣體[8?12]、黑磷[13?15]等, 獲得了研究者們的大量關注[16?18]. 其中, 黑磷因其超高的電子遷移率及層厚相關的能帶特性, 成為近年來研究的熱點材料之一. 具體而言, 10 nm 厚的黑磷遷移率可達103cm2·V–1·s–1, 其帶隙可由體材料的0.3 eV增加至單層的2.0 eV[19]. 除此之外, 黑磷獨特的面內各向異性結構也使得它有著與眾不同的各向異性的光學、電學響應[13,20,21]. 然而, 黑磷在空氣中的不穩定性及易揮發性, 使其難以進一步被廣泛利用.因此, 亟需找到與黑磷性質相似且穩定的二維材料.

目前, 研究者們主要將目光聚焦于以下兩類材料. 第一類為黑磷的等電子體, IV-VI 族MX(其中M= Ge, Sn;X= S, Se)型化合物, 如GeS[22,23]和SnSe[24]等. 第二類是極少部分特殊的過渡金屬硫族化合物, 如ReS2和ReSe2等. 它們的光學[22,25]、振動[26]、熱學[27,28]和電子傳輸[29,30]特性均具有強各向異性的特點, 使其在傳感器和電子設備中都具有廣闊的應用前景. 但是這兩類材料的禁帶較窄(<2 eV), 導致工作波段受限. 因此, 非常有必要探索寬禁帶的各向異性二維材料.

近年來興起的各向異性半導體GeSe2, 由于其具有寬禁帶的優勢, 獲得了眾多學者的廣泛關注[31].華中科技大學翟天佑團隊[32]通過化學氣相沉積法成功制備了7 nm (約10 層)的GeSe2納米片, 并基于該材料的大吸收系數實現了具有高響應度和快速響應的GeSe2的光電探測器. 中國科學院化學研究所的胡勁松團隊[33]通過機械剝離法得到了3.5 nm (6 層)的b相GeSe2, 其在短波區域表現出高度偏振相關的光電響應, 并且在空氣環境中有較好的穩定性. 作為一種典型的IV-VI 族化合物, 相比于a相和g相,b相的GeSe2是最穩定的. 該相的GeSe2體態帶隙為2.7 eV, 而單層帶隙可以達到3 eV. 在光學特性方面, GeSe2的吸收系數可達104cm–1, 光電探測器的開關比可超過102[34]; 在電學特性方面, 摻雜后的GeSe2空穴遷移率可以達到690 cm2·V–1·s–1[35], 光電響應度可達2.5 A·W–1,且上升沿與下降沿響應時間為0.2 s[32]. 上述表明了GeSe2有著優良的線性光學和電學特性, 但截至目前, 該材料的光學非線性特性暫未發現有團隊報道過. 而寬帶隙各向異性半導體材料一般有著較優良的非線性光學響應[24]. 基于此, 本文的工作主要圍繞GeSe2的非線性光學效應展開.

本文對GeSe2納米片在近共振吸收峰附近的非線性光學吸收特性進行了研究. 首先通過偏振選擇的拉曼光譜表征GeSe2納米片晶軸取向, 并利用偏振選擇的線性吸收譜對其各向異性能帶進行表征, 得到其共振波長在450 nm (2.72 eV)附近. 進一步, 為了研究GeSe2納米片在共振能帶附近的非線性吸收模式, 本文使用偏振可調的微區I 掃描系統對其進行測試. 結果表明, GeSe2中非線性吸收模式為飽和吸收與激發態吸收的疊加吸收狀態, 且對入射光偏振與波長均有強烈的依賴, 尤其是激發態吸收. 在450 nm 近共振激發時, 隨著入射光偏振的不同, 非線性吸收調制深度可由4.6%變化至9.9%, 其動態調制深度(不同偏振激發下的調制深度差)為5.3%; 而在400 nm 非共振激發時, 調制深度由7.0%變化至9.7%, 動態調制深度僅2.7%.

其中, 相比于飽和吸收, 激發態吸收模式的偏振依賴程度對波長更為敏感, 這是動態調制深度對波長有較大依賴的主要原因. 本文為GeSe2納米片各向異性非線性光學特性的應用打下了理論基礎, 為全光開關的實現提供了一種偏振調控的方案.

2 實驗方法

采用機械剝離的方法制備GeSe2納米片樣品,并使用原子力顯微鏡(atomic force microscope,AFM)對其厚度和粗糙度進行表征. 為確定GeSe2薄片的晶軸取向, 使用532 nm 的低功率連續激光測量其偏振相關拉曼光譜. 使用商用微型光譜儀(Micro, ideaoptics, China)對不同入射偏振下樣品的反射譜(R)和透射譜(T)進行測試, 其中控制燈箱在低峰值功率工作, 避免非線性光學效應,并通過A=1?R ?T計算得到樣品的偏振相關線性吸收譜. 兩光譜測試過程中, 偏振均以15°為步長旋轉, 共旋轉180°.

光學非線性吸收實驗采用的是偏振可調節的微區I 掃描系統. 其中, 由鈦寶石激光器(Spectra-Physics, 35 fs, 800 nm, 1 k Hz)輸出的飛秒激光經過光學參量放大器(TOPAS)轉換到實驗所需波長(400 nm & 450 nm, 1 kHz), 并通過中性密度濾光片(Thorlabs, NDL-10C-4)連續改變光強, 實現I 掃描. 入射激光的偏振方向由半波片和格蘭棱鏡組合進行調節, 以15°為步長旋轉180°. 激光由共焦顯微鏡(徠卡DM 2700M)以及寬范圍波長物鏡(Mitutoyo 50×,NA= 0.65, 400—1700 nm)在樣品表面聚焦為直徑2 μm 的光斑. 在信號檢測方面,使用斬波器(Thorlabs, MC2000 B-EC)將光的重復頻率調制到500 Hz, 與雙通道鎖相放大器(Sine Scientific Instrument, OE1022D)組合, 降低測試噪聲.

3 結果與討論

3.1 GeSe2 的制備和表征

圖1(b)為GeSe2薄片的AFM 圖. 可以看出,樣品厚度為88 nm, 表面平整, 符合實驗要求. 樣品偏振相關的拉曼光譜如圖1(c)所示, 在波數為118, 212, 251 和307 cm–1處分別有4 個拉曼峰,對應著b-GeSe2的典型Ag振動模式[19,32]. 為了定量研究拉曼強度的偏振相關性, 將四種典型拉曼模式的強度繪成極坐標圖, 并且引入經典Placzek 模型對結果進行擬合和解釋. 拉曼強度可以表示為其 中ei和分別表示入射光和散射光的單位電極化矢量,是拉曼張量. 在本實驗條件中,ei和es位于a-b平面, 對于與a方向夾角為q的入射光, 矢量ei可表示為 ( 0,cosθ,s inθ) . 在平行收集條件下, 散射光方向es同樣表示為(0,cosθ,sinθ). Ag模式的拉曼張量由下式給出:

圖1 (a) GeSe2 原子結構示意圖; (b) 機械剝離GeSe2 納 米片的AFM 圖, 樣品的厚度為88 nm; (c) 偏振選擇 的拉曼光譜, 其中4 個拉曼峰位置分別在118, 212, 251, 307 cm–1; (d)—(g) 4 個拉曼峰強度分別對應的極坐標示意圖Fig. 1. (a) Schematic diagram of the atomic structure of GeSe2; (b) AFM image of GeSe2 flake by mechanical exfoliation. The thickness of the sample is 88 nm; (c) polarization-dependent Raman spectrum. Four Raman peak positions are at 118, 212, 251,307 cm–1, respectively; (d)–(g) polar diagrams of the intensity of the four Raman peaks.

因此, Ag模式強度隨q的變化可表示為[24]

其中, 吸收樣品的拉曼張量元a,b,c均為復數;jbc為b和c之間的相位差jb－jc. 利用(2)式對Ag模式的偏振相關拉曼峰值強度進行擬合, 結果如圖1(d)—(g)中紅色曲線所示, 并確定了GeSe2樣品的a軸和b軸方向, 用藍色箭頭進行了標記.

3.2 偏振相關線性吸收譜表征GeSe2 的能帶

線性吸收譜可用于表征二維材料在不同光譜區域吸收光子的能力分布, 從而間接推斷出材料的能級位置, 為光學非線性吸收測試的波長選擇提供參考依據. GeSe2納米片的線性吸收譜如圖2(a)所示. 總體而言, 樣品對各偏振方向的激光, 線性吸收率均由360 nm 波長位置處的40%—50%先下降至420 nm 處的約5%, 而后呈現上升趨勢; 對于不同偏振方向的激光, 線性吸收率在波長小于380 nm 和波長大于410 nm 的區域相差較大, 而在400 nm 處差異最小.

為了對能隙進行定量表征, 接下來使用陶克模型(Tauc model)對不同偏振激發下樣品的線性吸收譜進行擬合,

式中,α為線性吸收系數,A為矩陣元相關常數,Eg為材料的帶隙. 0°與90°偏振的擬合結果如圖2(b)和圖2(c)所示, 能隙分別為2.717 eV 與2.729 eV.將所有偏振方向的能隙結果Eg(q)繪制在極坐標中, 可以更直觀地看到紡錘形的偏振相關帶隙分布, 如圖2(d)所示, 其中光學帶隙最大的位置出現在120°偏振方向(樣品的b軸方向), 其數值為2.732 eV (453 nm); 光學帶隙最小的位置是在30°偏振方向(樣品的a軸方向), 其值為2.711 eV(457 nm), 與文獻報道相近[32,34].

如前所述, 波長400 nm (非共振區域)附近,樣品對不同偏振激光的線性吸收率差異最小(約4%), 而在450 nm (近共振區域)處差別較大(約10%), 如圖2(e)和圖2(f)所示. 一般來說, 非線性吸收的偏振依賴性與線性吸收譜的各向異性密切相關[24], 故選用400 和450 nm 波長的激光, 研究GeSe2納米片的偏振相關光學非線性吸收特性.

圖2 線性吸收譜對層狀GeSe2 的各向異性能帶表征 (a) 0°—180°偏振方向的線性吸收譜, 其中間隔15°; (b) 0°偏振方向的能帶確定; 由陶克定理間接得到的能帶位置, 其中切線與橫坐標交點位置為2.717 eV; (c) 90°偏振方向的能帶確定; 由陶克定理間接得到的能帶位置, 其中切線與橫坐標交點位置為2.7291 eV; (d) 層狀GeSe2 的各向異性能帶; b 軸方向上的帶隙最大, 而a 軸方向的帶隙最小; (e) 層狀GeSe2 在400 nm 處的各向異性線性吸收率極坐標圖; (f) 層狀GeSe2 在450 nm 處的各向異性線性吸收率極坐標圖Fig. 2. Characterization of anisotropic bands of layered GeSe2 by linear absorption spectrum: (a) Linear absorption spectrum with polarization directions from 0° to 180° with intervals of 15°; (b) the energy band of the 0° polarization direction is determined. The band position obtained indirectly from Tauc’s theorem, where the position of the intersection of the tangent and the abscissa is 2.717 eV; (c) determination of the energy band of the 90° polarization direction. The band position obtained indirectly from Tauc’s theorem, where the position of the intersection of the tangent and the abscissa is 2.7291 eV; (d) anisotropic energy bands of layered GeSe2. The band gap in the b-axis direction is the largest, and the band gap in the a-axis direction is the smallest; (e) polar graph of anisotropic linear absorptivity of layered GeSe2 at 400 nm; (f) polar graph of anisotropic linear absorption of layered GeSe2 at 450 nm.

下面進一步分析層狀GeSe2的線性吸收依賴于入射光偏振的原因. 基于費米黃金定則, 躍遷速率為單位時間內由初態i躍遷到終態f的概率[24]:

其 中,ρf為 終 態 的 態 密 度;Hop是 光-電 微 擾 項;?f|Hop|i〉是由微擾導致的終態與初態間的躍遷矩陣元, 其正比關系如下:

這里,P是入射光的偏振矢量;Dfi是偶極子矢量,Dfi=?f|?|i〉. 則線性吸收強度可以用吸收系數a來表征[36]:

其中,EL是入射光子的能量,Ei(Ef)是電子態i(f)的能量. 根據躍遷選擇定則可知, 不同偏振方向的激光會激發不同能帶間的躍遷, 即不同的初態i與終態f[37]. 而從(5)式和(6)式可以看出, 隨著入射光的偏振方向改變, 偏振矢量P和偶極矢量Dfi的內積也發生變化, 進而影響躍遷矩陣元, 從而得到不同的偏振相關的吸收系數a, 進一步推出光學帶隙也具有偏振依賴性.

3.3 GeSe2 中的各向異性非線性光學響應

接下來利用I 掃描技術對GeSe2的偏振相關的非線性光學吸收特性進行詳細研究. 非線性光學特性的常用研究手段包括Z 掃描技術和I 掃描技術[3,38,39], 前者通過樣品在光軸方向的位移Z改變光斑半徑大小, 從而獲得連續變化的光功率密度[40],而后者則是通過1/2 波片加格蘭棱鏡或者衰減片,直接改變入射激光的光功率達到相同效果[10]. 由于Z 掃描技術中光斑大小隨樣品移動而不斷變化,對于大多數機械剝離的樣品而言, 光斑極可能超出樣品區域, 無法保證測試的準確性. 本文將傳統的I 掃描系統改進為微區I 掃描系統, 提高了信噪比的同時將光斑大小控制在5 μm 以內, 適用于機械剝離樣品的測試.

首先用400 nm 飛秒激光入射GeSe2樣品, 激光偏振以15°為步長旋轉180°, 實驗結果見圖3(a),為顯示清晰, 僅給出間隔30°的數據外加90°附近兩個數據. 400 nm 激光的光子能量(3.1 eV)大于GeSe2的帶隙(約2.73 eV), 通常呈現飽和吸收特征, 即當高峰值功率激光入射材料時, 由于價帶電子不斷吸收光子躍遷進入導帶, 可供激發的電子減少, 導帶能態逐漸被占滿, 材料吸收系數α隨光強的增大而減小, 使得材料的透過率T先增大而后達到飽和值. 但是圖3(a)呈現的反飽和趨勢表明,傳統的飽和吸收模型不能很好描述此時的非線性吸收過程, 其中很可能伴有激發態吸收, 它是在光強更強的情況下, 由于價帶中的電子吸收光子躍遷至導帶后, 導帶內部的激發態電子進一步吸收光子繼續向上能級躍遷導致的, 故會使得材料吸收增加, 透過率下降, 呈現與飽和吸收相反的趨勢.

基于比爾-朗伯定律, 光經過一個厚度為z的光學介質后, 光強I的變化為

式中,α(I) 為與光強相關的吸收系數, 傳統飽和吸收情況下

其中,α0為線性吸收系數,Is為飽和吸收光強. 但是該模型不適用于當前情況, 需額外考慮激發態吸收項, 則吸收系數表示為[41]

式中,I1,s表示線性吸收系數α0的飽和光強,β0表示激發態吸收系數,I2,s表示激發態吸收的飽和光強. 利用模型(7)式和(9)式對I 掃描的實驗結果進行擬合, 可以得到調制深度dT=Tmax－Tmin(表征非線性吸收的整體特性)、線性吸收系數α0、飽和吸收光強I1,s、激發態吸收系數β0及激發態吸收的飽和項I2,s. 擬合結果的極坐標分別如圖3(b)—(f)所示, 部分擬合數據由表1 列出.

圖3 400 nm 非共振激發下不同偏振方向的疊加態吸收實驗結果 (a) I 掃描實驗結果, 圓圈表示實驗數據, 實線表示激發態吸收擬合曲線; (b) 偏振相關的非線性調制深度極坐標圖; (c) 偏振相關的線性吸收系數a0 變化趨勢極坐標圖; (d) 偏振相關飽和吸收光強I1,s 極坐標圖; (e) 偏振相關的激發態吸收系數b0 變化趨勢極坐標圖; (f) 激發態吸收的偏振相關飽和光強I2,s 極坐標圖Fig. 3. Experimental results of superposition state absorption of different polarization directions under 400 nm non-resonant excitation: (a) Results of the I-scan experiment. The circles indicate the experimental data, and the solid lines indicate the excited state absorption curve; (b) polarization-dependent non-linear modulation depth polar plot; (c) polar plot of the change in polarizationdependent linear absorption coefficient a0; (d) polarization diagram of polarization-dependent saturated absorption intensity I1,s;(e) polarization diagram of the polarization-dependent excited state absorption coefficient b0; (f) polarized graph of polarizationdependent saturation light intensity I2,s absorbed by the excited state.

表1 400 nm 非共振激發偏振相關的I 掃描非線性疊加態吸收參數的擬合結果Table 1. Fitting results of I-scan nonlinear superposition state absorption parameters related to 400 nm non-resonant excitation polarization.

通過對比圖3(b)與圖2(e)發現, 調制深度的極坐標圖軸向與線性吸收率的基本符合, 即非線性吸收整體的偏振依賴特性與線性吸收相似. 入射激光偏振90°時, 調制深度最大, 為9.7%, 0°時最小,為7.0%. 通過改變偏振方向, 調制深度的動態可調范圍為2.7%. 由于GeSe2的非線性吸收為飽和吸收與激發態吸收的疊加, 下面進行具體討論.

飽和吸收對應于(9)式中的前項. 線性吸收系數α0的擬合結果如圖3(c)所示, 該參數反映出電子由下能級至上能級躍遷的概率, 0°偏振方向激發GeSe2中的電子由價帶躍遷至導帶內部的概率最低, 90°偏振方向概率最高. 飽和吸收光強I1,s取決于兩個因素: 從下能級到上能級的躍遷概率以及上、下能級的態密度[41], 前者由線性吸收系數α0反映, 后者為單位能量間隔的可占據狀態數, 決定了下能級可被激發的電子以及上能級可供電子填充的能態數, 與電子能帶結構有關. 躍遷概率越小,態密度越大, 材料吸收越難飽和, 飽和光強越大.因此, 飽和吸收光強I1,s的偏振依賴特性不僅與線性吸收系數α0相關, 而且上、下能級受態密度的影響, 故其極坐標圖的紡錘形長軸與α0的短軸恰好相合, 但偏振依賴程度比之更高.

激發態吸收對應于(9)式中的后一項, 激發態吸收系數β0可以反映電子由激發態躍遷至上能級的概率, 激發態吸收的飽和項I2,s類似于飽和吸收光強, 由激發態向上能級的躍遷概率以及態密度共同決定. 如圖3(e)所示, 激發態吸收系數β0最小的偏振方向與α0是一致的, 即在400 nm 非共振激發的情況下, 激發態電子向更高能態躍遷與價帶電子向導帶躍遷的概率具有相同的偏振依賴特性. 對激發態吸收而言, 價帶電子躍遷到導帶的概率越大將會導致激發態電子填充的密度越大, 使得激發態吸收更難飽和, 而較高的激發態電子躍遷概率會使得激發態吸收更易于飽和, 二者相反的作用減小了激發態吸收的偏振依賴程度, 導致在400 nm 非共振激發波段, 材料對不同偏振激光的非線性吸收程度差異較小.

450 nm 近共振激發條件下的非線性響應實驗結果如圖4(a)所示, 可明顯看出樣品對此波段不同偏振激光的非線性吸收區別更大. 當峰值功率達到50 GW/cm2時, 0°偏振光的歸一化透過率趨于定值, 非線性吸收出現較為明顯的反飽和趨勢, 與之不同的是, 90°偏振光的歸一化透過率繼續呈明顯下降的趨勢. 同樣采用擬合公式(7)和(9)對不同偏振下的實驗結果進行擬合, 可得調制深度由0°偏振方向的4.6%增長至90°偏振方向的9.9%,動態調制深度可達5.3%, 遠高于400 nm 非共振激發條件下的2.7%.

值得注意的是, 在450 nm 近共振激發狀態下,線性吸收系數α0與激發態吸收系數β0對偏振的依賴特性恰好相反, 如圖4(c)和圖4(e)所示. 以0°偏振方向非線性吸收為例, 該偏振方向的線性吸收系數α0極小, 表明此時電子由價帶躍遷至導帶底的概率最低, 則相應激發態電子密度低, 同時該偏振激光的激發態吸收系數β0為極大值, 即此時激發態吸收發生的概率最大, 二者均使得該偏振下激發態吸收更快飽和, 它們的共同作用加強了激發態吸收的偏振依賴程度, 導致在450 nm 近共振激發波段, 材料對不同偏振激光的非線性吸收程度差異很大. 450 nm 近共振激發偏振相關的I 掃描部分相關參數的擬合結果見表2, 表中所列擬合參數與圖4 對應.

對比400 與450 nm 的波長處的偏振選擇非線性光學響應, 它們的飽和吸收模式對偏振的依賴特性是類似的, 最大的區別在于線性吸收系數α0與激發態吸收系數β0對偏振的依賴特性是否相同,二者相反的偏振依賴特性可以放大偏振對激發態吸收模式的影響, 從而導致了不同波段非線性吸收曲線偏振依賴程度的明顯差異. 進一步對非線性吸收中的飽和吸收與激發態吸收的占比進行討論. 由于微區I-掃描在不同波長處GeSe2實驗結果呈現的都是反飽和趨勢, 說明了在共振與非共振波長處激發態吸收都是占據主導地位. 但是, 激發態吸收所占的比例隨波長與偏振的不同而略微有所區別.首先, 在共振激發與非共振波長的情況下, 沿90°偏振方向的激發態吸收的占比高于沿0°偏振方向激發態吸收的占比, 且該占比隨著偏振角度的減小而減小. 另外一方面, 同樣對于90°偏振方向, 在近共振時由價帶向導帶躍遷的概率較低, 此時激發態更易于發生, 故此時激發態吸收的占比將高于非共振時的占比; 同樣的趨勢也出現在0°偏振方向. 值得注意的是, 由于激發吸收在共振條件下與偏振的相關性更強, 因此在90°方向上隨波長遠離共振區激發態吸收的占比減小量大于0°方向的占比減小量.

圖4 450 nm 近共振激發下不同偏振方向的疊加態吸收實驗結果 (a) I 掃描實驗結果, 圓圈表示實驗數據, 實線表示激發態吸收擬合曲線; (b) 偏振相關的非線性調制深度極坐標圖; (c) 偏振相關的線性吸收系數a 0 變化趨勢極坐標圖; (d) 飽和吸收的偏振相關飽和光強I1,s 極坐標圖; (e) 偏振相關的激發態吸收系數b0 變化趨勢極坐標圖; (f) 激發態吸收的偏振相關飽和光強I2,s 極坐標圖Fig. 4. Experimental results of superposition state absorption of different polarization directions under 450 nm non-resonant excitation: (a) Results of the I-scan experiment. The circles indicate the experimental data, and the solid lines indicate the excited state absorption curve: (b) polarization-dependent non-linear modulation depth polar plot: (c) polar plot of the change in polarizationdependent linear absorption coefficient a0; (d) polarization diagram of polarization-dependent saturated absorption intensity I1,s;(e) polarization diagram of the polarization-dependent excited state absorption coefficient b0; (f) polarized graph of polarizationdependent saturation light intensity I2,s absorbed by the excited state.

表2 450 nm 近共振激發偏振相關的I 掃描非線性疊加態吸收參數的擬合結果Table 2. Fitting results of I-scan nonlinear superposition state absorption parameters related to 450 nm non-resonant excitation polarization.

由于GeSe2材料的光學非線性吸收在不同偏振下動態調制深度很大, 它將有潛力應用于偏振選擇的非線性吸收型全光開關[42]. 目前, 研究者對全光開關的研究主要集中于兩類: 一類是線性全光開關, 另一類則是非線性全光開關. 線性全光開關是利用光學干涉效應實現的. 而非線性全光開關則是利用了材料的非線性光學特性實現一束調制光對另一束被調制光的控制, 使得被調制光的狀態可被識別為“開”或“關”. 近年來, 隨著光計算和光學神經網絡的興起, 全光開關需要以更快地發展速度跟上時代的步伐. 二維材料在全光開關的應用中, 有兩類主流的非線性光學解決方案, 一類是利用光克爾效應實現的全光開關[43,44], 另一類則是偏振選擇的非線性吸收型的全光開關[24]. 其中, 光克爾效應型的全光開關一個較為明顯的優勢是可實現在高達18 GHz 的頻率下調制高速信號的波長轉換. 對于各向異性材料GeSe2而言, 則適用于偏振選擇的非線性吸收型的全光開關(后文簡稱偏振型全光開關)應用. 偏振選擇型全光開關則以高達44%的調制深度差而凸顯其優勢[24]. 偏振型全光開關是利用一束不同偏振的調制光激發二維材料, 使之處于不同的非線性吸收狀態, 進而改變信號光的透過率. 由于GeSe2是一類各向異性強的二維半導體,且在非線性光學中表現出較好的性能. 在應用于全光開關時, 可以分別利用偏振方向沿著a軸和b軸的高脈沖功率的調制光對二維材料的非線性吸收狀態進行調制, 進而改變信號光的透過率. 具體而言, 根據GeSe2的非線性吸收結果, 可以預測一種偏振全光開關的實現方案, 如圖5 所示: 利用格蘭棱鏡將調制光的偏振方向設置為沿x軸(a-軸)入射GeSe2, 此時將使得二維材料對信號光的透過率為“開”的狀態; 另外, 偏振方向設置為沿y軸(b-軸)入射GeSe2時, 此時二維材料對信號光的透過率調制為“關”的狀態. 通過該手段, 最后可利用GeSe2的各向異性特性來實現偏振型全光開關.

圖5 GeSe2 偏振型全光開關的原理示意圖Fig. 5. Schematic diagram of GeSe2 based polarized-dependent all-optical switching.

4 結 論

利用機械剝離的方式得到了88 nm 厚的各向異性GeSe2納米片, 通過AFM 和偏振相關的拉曼光譜分別對GeSe2納米片的層厚、晶格取向進行了表征. 為摸索非線性測試波長條件, 本文使用偏振選擇的線性吸收譜研究了GeSe2的各向異性吸收能帶, 其中a軸方向的能帶Eg,a最小, 為2.711 eV,而b軸方向的能帶Eg,b最大, 為2.732 eV. 最后利用偏振選擇的微區I 掃描實驗系統, 分別在400和450 nm 波段對該樣品的各向異性非線性吸收響應進行測試. 結果表明, 樣品的非線性吸收模式為飽和吸收和激發態吸收的疊加態, 動態調制深度在450 nm 近共振能帶位置處值最大, 達到5.3%,400 nm 處僅為2.7%. 而且, 激發態吸收模式的偏振選擇特性在近共振波長處對偏振較為敏感, 因此可以通過控制不同位置處的激發波長主動調整動態調制深度. 本工作為GeSe2在全光開關的應用上打下了理論基礎.