WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 |

Скорость X-стенки определяется скоростью роста ступени, то есть p1D. Таким образом, X-стенка с максимально возможной концентрацией ступеней переРис. 7. Эволюция формы мещается значительно быстрее Y-стенки, поэтому Xдомена после слияния.

стенки имеют короткое время жизни. Длина X-стенки стенки сначала увеличивается после появления, достигает максимального значения, и затем уменьшается вплоть до полного исчезновения (Рис. 6б). Следует отметить, что X-стенки, в отличие от обычных стенок Yориентации, движутся плавно без скачков, не взаимодействуя с дефектами.

В общем случае, эволюция формы домена, возникающего после слияния, происходит по следующему сценарию (Рис. 7):

(Y)вогн => (Y + X)вогн => (Y + X)вып => (Y)вып (2) Для изучения форм доменов с X-стенками были экспериментально получены стабильные домены за счет неполного переключения при быстром выключении переключающего поля. Дефекты регулярной двумерной доменной структуры, приводящие к слияниям соседних изолированных доменов, позволили систематически исследовать формы доменов, возникающие при слиянии.

Моделирование позволило показать, что форма домена, существенно зависит от последовательности слияния изолированных доменов. В случае одновременного слияния трех доменов (Рис. 8а,г), все X-ориентированные стенки появляются и растут одновременно, что приводит к формированию правильного девятиугольника. При последовательном слиянии трех доменов одна X-стенка исчезает быстрее других и формируется восьмиугольник (Рис. 8б, д). Такая ситуация значительно чаще реализуется экспериментально.

При слиянии трех доменов может появляться до трех X-ориентированных граней, дополнительных по отношению к обычным Y-ориентированным, что позволяет получать многоугольные домены с числом сторон от 6 до 6Y + 3X = 9.

Предложенная модель была успешно использована при анализе результатов эксперимента по переключению с помощью двумерной периодической электродной структуры с периодом 20 мкм.

Рис. 8. а, б) домены с X-ориентированными стенками (эксперимент), в) исходное положение трех изолированных доменов, г) результат одновременного слияния доменов, д) результат последовательного слияния доменов.

Пятая глава посвящена изучению возникновения нано-доменных структур в LN в результате воздействия импульсного лазерного ИК излучения.

При анализе полученных ранее результатов по образованию в LN доменных структур после воздействия импульсов УФ лазерного излучения было высказано предположение, что переключение происходит под действием пироэлектрического поля Epyr, возникающего при импульсном нагреве и охлаждении образца. Этот механизм был исследован экспериментально путем облучения поверхности образца импульсным ИК лазерным излучением с длиной волны 10,6 мкм для того, чтобы избежать влияния фотоиндуцированной генерации свободных носителей заряда. Был сделан вывод, что переключение обусловлено образованием Epyr, вызванного изменением величины спонтанной поляризации в процессе нагрева и охлаждения при запаздывании экранирования. Изменение пространственного распределения Epyr в цикле нагрев-охлаждение пластины LN в результате воздействия импульса ИК лазерного излучения было детально исследовано с помощью компьютерного моделирования.

Изменение пространственного распределения температуры во времени описывается дифференциальным уравнением температуропроводности:

T/t = (T) (2T / x2 + 2T / y2 + 2T / z2) + f(x,t) (3) где t – интервал времени, T – изменение температуры за t в малом элементе объема, f(x,t) – источник тепла (нагрев лазерным излучением), и (T) = k(T) / (cp(T)·) – коэффициент температуропроводности, k(T) и cp(T) – теплопроводность и теплоемкость элемента объема при данной температуре, – плотность LN.

В качестве температурных зависимостей теплопроводности [7], теплоемкости [8], и величины спонтанной поляризации [9] для LN использовались аппроксимации экспериментальных температурных зависимостей соответствующих величин.

Исходная задача является трехмерной, так как при облучении лазерным излучением при диаметре пучка около миллиметра происходит прогрев на глубину около сотни микрон. В предположении, что исходное распределение температуры в облученной зоне является изотропным, изменение распределения температуры со временем моделировалось в рамках двумерной задачи.

Дифференциальное уравнение решалось численно методом конечных разностей для двумерного случая. Для этого образец разделялся на элементарные объемы, x = y = l - малая величина (“пространственный дискрет”). Считалось, что масса элементарного объема сосредоточена в точке, и соседние точки соединены стержнями, идеально проводящими тепло.

За время t изменение температуры каждой точки описывается выражением:

T = F0(T) · (T1 + T2 + T3 + T4 – 4T0) + f (4) где F0(T) = (T) · (t / l2) - коэффициент Фурье, Ti – температуры ее ближайших соседей, а f – нагрев от источника тепла.

Расчет для двумерной задачи является корректным, если коэффициент Фурье не превышает 0.25 [10]. Для выполнения этого условия была выбрана величина пространственного дискрета 3.3 мкм и шага по времени 1 мкс.

а) б) Рис. 9. Изменение а) температуры, б) Epyr на поверхности при воздействии лазерного импульса.

На каждом шаге моделирования вычислялось распределение остаточного деполяризующего поля вблизи поверхности образца, создаваемого некомпенсированными внешним экранированием на данном шаге связанными зарядами, расположенными на полярной поверхности образца.

При расчете внешнего экранирования учитывалась релаксация величины экранирующего заряда в каждом элементе на поверхности образца:

Qscr(t)/t = (PS(t) – Qscr(t)) / scr (5) где scr – постоянная времени экранирования.

Предполагалось, что scr определяется проводимостью кристалла и поэтому имеет экспоненциальную температурную зависимость [11].

На Рис. 9а,б показаны типичные зависимости от времени T и Epyr на поверхности образца, полученные при моделировании воздействия одиночного импульса ИК излучения с плоским фронтом и плотностью энергии 3 Дж/см2 на поверхность образца. Положительные значения Epyr соответствуют переключающему направлению.

Величина и продолжительность существования Epyr зависят от условий облучения и постоянной времени экранирования. Расчеты показали, что при используемых экспериментальных условиях Epyr в LN достигает десятков кВ/мм и затухает на протяжении миллисекунд, что является достаточным для роста наблюдаемых нано-доменных структур.

Изучение нано-доменных структур, образующихся в результате облучения LN импульсным лазерным излучением, показало, что каждый нано-доменный луч представляет собой прямую цепь изолированных нано-доменов. Из анализа экспериментально полученных изображений нано-доменных структур было выявлено, что цепь нано-доменов формируется путем пошагового роста, при котором каждый шаг соответствует появлению индивидуального нано-домена. Каждый домен при этом имеет вертикальные стенки с низкой концентрацией заряда, и высокую концентрацию связанных зарядов вблизи вершины (Рис. 10а). Преобразование цепи нано-доменов в сплошной луч происходит при слиянии изолированных нанодоменов.

а) б) в) г) Рис. 10. а) поперечное сечение образца с нано-доменами, б) схема нано-домена в модели (черными кружками показаны точечные заряды на поверхности и в глубине), в) рост нано-доменной цепи путем образования очередного нано-домена, г) пространственное распределение поля на поверхности образца, создаваемого изолированным нанодоменом.

Исходя из этого, для упрощения расчета в модели нано-домен глубиной L заменялся системой из двух зарядов: один на глубине L под поверхностью образца, а второй на полярной поверхности. (Рис. 10б).

При моделировании роста цепи на каждом шаге в пределах некоторого радиуса вокруг каждого из крайних нано-доменов в цепях рассчитывается пространственное распределение поля, создаваемого всеми деполяризующими и экранирующими зарядами. Новые индивидуальные нано-домены появляются в точках с максимальными значениями Z-компоненты переключающего поля Рис. 10в. Экспериментально наблюдаемая анизотропия роста при этом учтена как уменьшение величины подавляющего поля, создаваемого индивидуальным нано-доменом в Y- направлении.

Моделирование показало, что нижний заряд обеспечивает взаимодействие на расстояниях порядка L от изолированного домена, которые достигают десятков микрон, и полярная компонента создаваемого им поля медленно убывает с расстоянием. Для нано-доменной цепи с большой концентрацией нано-доменов, суммарный заряд в глубине оказывает существенное влияние на переключение. Он приводит к взаимодействию доменных цепей, заключающемуся в дискретном повороте растущей нано-доменной цепи при приближении к существующей и в формировании X-ориентированных участков при ветвлении.

Рассчитанное пространственное распределение поля вблизи индивидуального нано-домена (Рис. 10г) демонстрирует максимум на расстоянии близком к толщине диэлектрического зазора, который приводит к эффекту коррелированного зародышеобразования, упорядочивающему распределение нано-доменов в цепи. Таким образом, поверхностные заряды обеспечивают взаимодействие изолированных нано-доменов на расстояниях близких к толщине диэлектрического зазора.

Они определяют процесс коррелированного зародышеобразования и обеспечивают прямолинейный рост нано-доменной цепи (Рис. 10в).

Моделирование показало, что изменение глубины нано-доменов приводит к качественному изменению вида траектории отражения. Траектории отражения при глубине 10 мкм имеют острые углы и подобны результату УФ облучения (Рис.

11а,б), а при глубине 100 мкм они становятся более плавными, характерными для случаев облучения ИК излучением (Рис. 11в,г).

а) б) в) г) Рис. 11. Траектории отражения, после облучения (а) УФ и (в) ИК лазерами. Оптическая микроскопия после травления. Траектории, полученные при моделировании с глубиной нано-доменов: (б) 10 мкм, (г) 100 мкм.

Таким образом, модель правильно воспроизводит тенденцию к смене вида траекторий отражения при изменении глубины нано-доменов. Следует отметить, что экспериментально измеренные глубины нано-доменов для ИК и УФ облучения так же отличаются примерно в десять раз.

Также проведенные расчеты показали, что зависимость расстояния, на котором происходит поворот при отражении, от толщины диэлектрического зазора, насыщается, а зависимость этого расстояния от глубины изолированных доменов имеет выраженный максимум.

Моделирование было показано, что сильный градиент подавляющего переключение поля вблизи существующей цепи приводит к росту цепи в перпендикулярном существующей цепи X-направлении сразу после ветвления. Xориентированные участки нано-доменных ветвей в такой ситуации наблюдаются и в моделировании и в эксперименте (Рис. 12ж,з).

а) б) в) г) д) е) ж) з) Рис. 12. Возникновение X-ориентированных участков в случае использования ИК излучения, а, д) экспериментальные изображения; б, е) Фурье-образы экспериментальных изображений – дополнительные лучи обусловлены наличием X-ориентированных участков при ветвлениях; изображение ветвления в, ж) в эксперименте, г, з) в моделировании. Верхний ряд изображений соответствует структурам полученным при помощи УФ излучения, нижний – при помощи ИК излучения.

а) б) Рис. 13. Зависимость от времени а) температуры и б) Epyr вдали от края (точки), на краю (пунктир) и вне поглощающего покрытия (сплошная линия).

При этом расстояние, на котором происходит смена направления роста с X на Y, определяется результатом конкуренции эффектов анизотропии роста, и взаимодействия нано-доменных цепей, и зависит от соотношения глубины нано-доменов и величины анизотропии.

При моделировании пространственно неоднородного нагрева поверхности образца с поглощающим излучение покрытием (Рис. 13а) было обнаружено наличие краевого эффекта.

Полученные при моделировании зависимости от времени переключающего Epyr на стадии охлаждения вдали от края покрытия (пунктир) и вблизи края покрытия (точки) после облучения одиночным импульсом ИК лазерного излучения с плотностью энергии 3.5 Дж/см2 представлены на Рис. 13б. Увеличение Epyr на краю вызвано более высокой скоростью охлаждения (Рис. 13а). Показано, что после окончания лазерного импульса вблизи края покрытия существуют максимумы Epyr разного знака, направленные в переключающем направлении внутри границ покрытия и в подавляющем переключение направлении – вне покрытия (Рис. 14а).

Максимум Epyr в подавляющем переключение направлении вызван быстрым нагревом.

Переключение под покрытием дополнительно облегчено уменьшением порогового поля при нагреве (Рис. 14а). В расчете учитывалась наблюдаемая в LN в этом температурном диапазоне экспоненциальная температурная зависимость коэрцитивного поля [12].

а) б) в) Рис. 14. Пространственное распределение а) порогового поля (пунктир) и Epyr (сплошная кривая) через 50 мкс после лазерного импульса, б) Epyr под периодическим покрытием. в) Нано-домены при облучении поверхности с периодическим покрытием.

а) б) в) Рис. 15. а); пространственные распределения Epyr через 10 мкс после первого (пунктир) и восьмого (сплошная кривая) импульсов, следующих с интервалом 500 мкс. б) зависимость Epyr под серединой покрытия в зависимости от номера импульса; в) нанодоменная структура, сформировавшаяся под периодическим покрытием после 20 импульсов лазерного излучения.

Моделирование кинетики роста доменной структуры при неоднородном изменении температуры, вызванном импульсным облучением пластины LN с периодическим покрытием (период 7 мкм), показало наличие максимумов поля под краями покрытия (Рис. 14б), что приводит к экспериментально наблюдаемому преимущественному образованию зародышей под краями покрытия (Рис. 14в).

Для объяснения особенностей воздействия серий лазерных импульсов было проведено моделирование облучения образца с периодическим покрытием последовательностью лазерных импульсов длительностью по 50 мкс с интервалами мкс. Пространственные распределения Epyr у поверхности образца под покрытием после окончания первого (пунктир на Рис. 15а) и восьмого импульсов (сплошная кривая на Рис. 15а) показывают, что после первого импульса Epyr вызывает переключение под всей площадью покрытия, а после многократного облучения остаются только максимумы Epyr под краями. Зависимость Epyr после окончания импульса от номера импульса показывает быстрое уменьшение переключающего поля под серединой поглощающего покрытия с ростом числа импульсов (Рис. 15б).

Эта особенность подтверждается экспериментально наблюдаемым увеличением концентрации нано-доменов под краями покрытия при облучении образца серией импульсов и отсутствием разрастания доменов под покрытием (Рис. 15в).

Pages:     | 1 | 2 || 4 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»