WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |

Светоиндуцированное изменение двулучепреломления кристаллов ns измерялось при световых интенсивностях 104-107 Вт/м2 с использованием сфокусированных лазерных пучков необыкновенной поляризации от Не-Ne (=632.8 нм) и He-Cd (=441.6 нм) лазеров. Из измерений временной кинетики радиального профиля интенсивности J выходного лазерного пучка получена информация о величине характеристического времени фоторефрактивного отклика, и, следовательно, фоторефрактивной чувствительности (ФРЧ) S=ns/J.

Рис.1. Зависимость изменения необыкновенного показателя преломления ns от интенсивности света J (J0=104Вт/м2). а) =632.8 нм b) =441.6 нм в кристаллах с различным N: 1-1.73%, 2-2.08%, 3- 5.7%, 4-6.18% 5- 5.28%. Кристаллы 1,2,3,4 – имели близкое дополнительное поглощение (в полосе ) ~0.01 см-1 при =441.6 нм. Криcталл 5 -~0.025 см-1 при =441.6 нм.

Установлено, что ns увеличивается с ростом интенсивности света во всех исследованных кристаллах (рис.1).

При этом влияние степени нестехиометрии, т.е. [Li]/[Nb] образцов, на величину ns различно при разных уровнях интенсивности света J. Более того, существует пороговая величина Jt при которой зависимость ns([Li]/[Nb]) меняется качественно. Так при J< Jt, ns уменьшается с уменьшением [Li]/[Nb]. При J> Jt наблюдается обратная зависимость. Если J Jt не наблюдается никаких явных корреляций между ns и [Li]/[Nb] кристаллов.

Одновременно существует прямая связь между Jt и измеряемым коэффициентом дополнительного поглощения. Так в двух сериях использованных нами кристаллов, выращенных из разного сырья, и обладающих разными уровнями доппоглощения (0.01 и 0.2 см-1), Jt различается более, чем на два порядка (3104 и 5106 Вт/м2).

Фактическое значение Jt зависит от длины волны возбуждающего лазерного излучения и увеличивается с ростом. В соответствии с полученными результатами (рис.1), прямое сравнение амплитуды фоторефракции ns для кристаллов имеющих различное соотношение [Li]/[Nb], выращенных из шихты с разной степенью химического восстановления компонентов или с использованием различных ростовых технологий (т.е. обладающих неодинаковыми уровнями дополнительного поглощения) может показать любые зависимости ns от [Li]/[Nb], с максимумом ns в произвольных точках между конгруэнтным и стехиометрическим составами.

Рис. 2. Зависимость амплитуды фоторефракции ns от фотопроводимости ph. =632.8 нм, J= 107 Вт/мдля различных величин N (криcталлы 1-5 обозначены как на рис.1;

6-2.81%, 7-3.43%, 8-3.91%), 2 > 1.

Следовательно подобные исследования фоторефракции и вторичных центров в этих кристаллах в таком случае будут некорректными в принципе. В соответствии с нашими данными такую информацию может дать только сопоставление зависимостей (ns)/J от [Li]/[Nb] или параметра N, характеризующего концентрацию собственных дефектов N=(([Li]/[Nb])-1-1)100% в исследуемой серии кристаллов. Эта зависимость коррелирует с поведением характеристического времени для фоторефрактивного отклика (и, следовательно, фотопроводимости ph) при изменении J в кристаллах с различным [Li]/[Nb]. Наши исследования показали отсутствие прямой корреляции между фотопроводимостью ph и степенью нестехиометрии кристаллов, т.е. [Li]/[Nb], вызванное нелинейной зависимостью ph(J). Степень нелинейности пропорциональна N, а ph пропорциональна коэффициенту дополнительного поглощения при фиксированных величинах N и J. При этом анализ зависимостей ns от ph для кристаллов с различными [Li]/[Nb] (рис.2) показывает изменение плотности фоторефрактивных центров с изменением N.

Сравнение наших результатов с данными работ [5-8] позволило заключить, что наблюдаемые закономерности обусловлены светоиндуцированным поглощением на вторичных фоторефрактивных центрах (ВФЦ) и, таким образом, могут быть важным экспериментальным подтверждением идеи об идентификации ВФЦ как малых поляронов, появление которых обусловлено локализацией электронов на собственных анстиструктурных дефектах NbLi, а концентрация определяется степенью нестехиометрии кристаллов и может изменяться вследствие фотодиссоциации дефектных комплексов [NbLi-NbNb]2-. В нелегированных (в т.ч. химически восстановленных) кристаллах LiNbO3 вклад в заполнение ВФЦ в результате фотодиссоциации [NbLiNbNb]2- является доминирующим, в противоположность кристаллам LiNbO3:Fe с высокими концентрациями примеси железа, где им можно пренебречь.

В разделе 2.2. приводятся результаты экспериментального исследования интенсивности фотолюминесценции кристаллов LiNbO3 в ближней ИК-области спектра в зависимости от степени нестехиометрии, так как в недавно было показано [9,10], что методы люминесцентного анализа могут быть весьма информативны для получения дополнительной информации о природе поляронной проводимости, связанной с наличием собственных дефектов в кристаллах 20 ниобата лития.

Рис.3.Фотолюминесценция кристаллов LiNbO3 при Т=300К. a) 1- LiNbO3, СLi= 49.02±0.05 моль%; 2-LiNbOСLi= 49.30±0.05 моль%; 3720 740 760 780 800 LiNbO3 СLi= 49.50±0.wavelength, nm моль%; 4-LiNbO3 СLi= 48.50±0.05 моль%; 5-LiTaOСLi= 48.30±0.05 моль%; 6LiNbO3 СLi= 49.97±0.моль%; Образцы обозначены по уменьшению люминесценции, b) зависимость Ilum(CLi) нормализована к коэффициенту доппоглощения. Криcталлы 5,изготовлены в технике VTE. Возбуждение: P=мВт, 0 = 676.4 нм.

48,4 48,6 48,8 49,0 49,2 49,4 49,6 49,8 50,lithium concentration, mol.% Исследованы монодоменные кристаллы LiNbO3 с CLi (по Li2O) в пределах от 48.4 (конгруэнтный состав) до 49.96 моль. % (почти стехиометрический, полученный по технологии обогащения литием из парофазы - VTE); два “почти стехиометрических” образца LiNbO3, были изготовлены с использованием двух различных технологий: с добавлением в шихту K2O (так называемый метод “K2O-assited”), и методом двойного тигля (DC). Кроме того, были исследованы несколько монокристаллов триниобата лития LiNb3O8. Значения CLi индустриальных образцов уточнялись с помощью прецизионных спектральных измерений положения края полосы фундаментального поглощения, температурной зависимости двойного лучепреломления и ширин линий в спектрах КРС всех образцов. Такой набор методов позволил обеспечить разрешение по CLi в наших образцах на уровне 0.моль.%.

Поиск и измерения интенсивности люминесцентного отклика образцов выполнены с помощью спектрометров LabRam Yobin-Ivon и ДФС-24 при комнатной intensity, a.u.

lum I /, arb.un.

температуре в геометрии с распространением возбуждающего сфокусированного лазерного пучка вдоль оси С кристалла (возбуждение на длинах волн = 632.8 нм или = 676.4 нм). Наши измерения люминесцентного отклика образцов показали наличие наблюдаемой совместно со спектром КРС широкой люминесцентной полосы в диапазоне длин волн 7001000 нм. Форма полосы в спектрах, измеряемых с помощью двух указанных спектральных приборов, несколько отличалась, вследствие различной калибровки фотоэлектрических выходов (спектральной чувствительности). Однако прямое сопоставление спектров одних и тех же образцов в идентичных условиях возбуждения показало, что мы наблюдаем одну и ту же люминесцентную полосу, которая имеет максимум интенсивности вблизи 800 нм в нестехиометричных (CLi < 49.50 моль. %) образцах LiNbO3 (и LiTaO3). В почти стехиометрических кристаллах LiNbO3 (CLi 49.90 мольных %), изготовленных методами двойного тигля или “K2Oassisted”, максимум люминесцентной полосы смещается в сторону больших длин волн, и наблюдается вблизи 880 нм (см.

рис. 4).

Рис.4. Спектры фотолюминесценции почти стехиометрических кристаллов ниобата лития, изготовленных в ростовых технологиях двойного тигля (а) и “K2O-assisted” (b). Возбуждение:

P=10 мВт, 0 = 632.8 нм. Температура T=300 К.

При этом интенсивность люминесценции Ilum сильно подавлена, исключая только кристаллы LiNbO3, изготовленные по технологии “K2O-assisted”:

здесь коэффициент ослабления (относительно Ilum в конгруэнтных LiNbO3) A > 50 в кристаллах VTE LiNbO3, и А 12 для кристаллов DC LiNbO3. Люминесценция не была обнаружена нами в стехиометрическом LiTaO3 и в кристаллах LiNb3O8.

Сопоставление спектров нестехиометричных кристаллов LiNbO3 и LiTaO3 (CLi < 49.50 моль. %) показало, что интенсивность люминесценции в LiTaO3 (как и амплитуда фоторефракции при идентичной нестехиометрии) всегда меньше. Также было установлено, что восстановительный отжиг кристаллов LiNbO(и LiTaO3) в атмосфере H2, способствует увеличению интенсивности люминесценции на 800 нм, что, в свою очередь, коррелирует с ростом интенсивности полосы дополнительного поглощения с центром вблизи 500 нм в этих образцах. С учетом результатов предыдущего параграфа, мы можем заключить, что выяснение природы данного люминесцентного пика следует также искать исходя из анализа процессов поляронной проводимости в ниобате лития. Процесс заполнения вторичных центров может быть аналогичен уже указанному механизму фотодиссоциации дефектных комплексов [NbLi-NbNb]2- на два вторичных центра NbLi4+, NbNb4+. Дефекты [NbLiNbNb]2- можно рассматривать как ковалентные пары малых поляронов, стабилизированных общей деформацией кристаллической решетки. Комбинированное решение уравнений, описывающих процессы диссоциации и люминесценции дает для зависимости интенсивности люминесценции Ilum от интенсивности лазерной накачки J:

Ilum = lis J = s(gJ/r)1/2 J = A (sNB P)1/2J3/2 (1) где li = sNp - величина светоидуцированного поглощения, пропорциональная числу заполненных вторичных центров Np, s = sP - 0.5sB, где sB – эффективное сечение поглощения недиссоциированных [NbLi-NbNb]2- c концентрацией NB, sP – этот же параметр для вторичных центров; gJ - параметр скорости их генерации; - квантовый выход люминесценции, P – время жизни вторичного центра, ограниченное быстрой термической рекомбинацией до [NbLi-NbNb]2- или других глубоких ловушек, A - некоторый коэффициент пропорциональности, связанный также с геометрией эксперимента. Зависимости от степени нестехиометрии в сериях кристаллов не являются монотонными: S, Ilum и ns имеют максимальные значения при заданном составе от интенсивности света J, и находятся между значениями, характерными для конгруэнтных и стехиометрических кристаллов (рис.3).

Рис. 5. Зависимость интенсивности люминесценции от мощности лазерной накачки в нестехиометричном LiNbO3 (CLi = 49.30±0.моль.%). (1)-возбуждение с 0=676.4 нм и слабой фокусировкой излучения. Теоретические кривые построены для линейной Ilum=AP (2) и суперлинейной Ilum=AP3/2 (3) зависимостей.

0 10 20 30 40 50 60 input power, mW Таким образом, измерения люминесценции могут быть использованы как эффективный метод определения оптимального состава нестехиометричных кристаллов для технических приложений, в соответствии с выбранной длиной волны и диапазоном интенсивностей оптической накачки. Наши результаты позволяют заключить, что измерения интенсивности ИК-люминесценции обеспечивают самое высокое разрешение среди известных методов при определении степени нестехиометрии кристаллов LiNbO3 в сравнительных исследованиях почти стехиометрических кристаллов, и которое мы можем оценить как лучшее, чем 0.моль.% по двуокиси лития в диапазоне [Li]/[Nb] вблизи стехиометрической точки.

Третья глава посвящена исследованию фоторефрактивного эффекта в нелегированных нестехиометричных кристаллах LiNbO3 в условиях неоднородного нагрева.

lum absolute luminescence intensity I, a.u.

В разделе 3.1 приведены результаты измерений величины и кинетики фоторефрактивный отклика в присутствие внешнего стационарного градиента температуры. Измерения сводились преимущественно к определению коэффициента дефокусировки лазерного пучка (0 = 632.8 нм, Pмах = 25 мВт, необыкновенная поляризация) с радиально-симметричным профилем на создаваемой им в исследуемом кристалле фоторефрактивной неоднородности при фиксированных значениях средней температуры и специально задаваемого системой внешних нагревателей градиента температуры, направленного вдоль или поперек полярной оси кристалла. За исключением специально оговариваемых случаев, лазерное излучение во время всех экспериментов не прерывалось.

Рис.6. ПКФ при различных градиентах температуры (Th2 = const, T = const).

T >T >T. Вертикальная 1 2 пунктирная линия отмечает начало нагрева.

Практически сразу была установлена возможность квазистационарного полного или частичного подавления фоторефракции (ПКФ – процесс подавления фоторефракции) в нелегированных кристаллах LiNbO3 в условиях постоянной величины температурного градиента T и относительно низких средних температурах Tm=(Th1+Th2)/2, где Th1 и Th2 – температуры противоположных граней кристалла, контактирующих с электронагревательными элементами. На рис.6 представлен общий вид зависимости регистрируемой интенсивности J лазерного пучка на выходе из кристалла от времени для различных величин T при фиксированной Th2. Конкретные величины Tm и T, необходимые для выполнения условия ns=0 при непрерывной экспозиции кристалла зависели от параметров образцов, а именно, и в первую очередь, от уровня их дополнительного поглощения и степени нестехиометрии (концентрации собственных дефектов N) – Рис.7. Эффективность компенсации фоторефракции (CNP=nscomp/ns0) зависит также от скорости нагрева T / t (аппаратный фактор). Минимальное для компенсации ns значение T=16 oC/см (в практически интересном сочетании T=16 oC/см, Th2=20 oC, Tm = 28 oC, T / t 3-5 oC/мин ) наблюдалось нами в кристалле, с составом, близким к конгруэнтному, обладающим максимальным для нашей серии коэффициентом дополнительного поглощения).

Проявления ПКФ весьма разнообразны (подробное описание приводится в самой работе), однако из всего комплекса полученных нами данных, следует вполне очевидный вывод о его переходном характере и пироэлектрической природе явления в целом. Даже однородное изменение температуры кристалла на 1К приводит к появлению в кристалле ниобата лития пирополя Еpyro = 3.2103 В/см. Минимальный градиент T0 5K/см, при котором наблюдается появление ПКФ, соответствует Еpyro 1.5104 В/см, что оказывается вполне сопоставимым по порядку с достижимыми полями фотоиндуцированного пространственного заряда, характерными для нелегированного LiNbO3 (Esc ~ 103 - 104 В/см).

Рис.7. ПКФ в нестехиометричных кристаллах LiNbO3 при различных значениях T (Th2 = const = 20oC). Стрелками указано направление роста доппоглощения.

Pages:     | 1 || 3 | 4 |






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