Исследование акустоэлектронного взаимодействия в фоторефрактивных кристаллах и разработка физических принципов обработки сигналов на его основе тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 05.12.01, кандидат физико-математических наук Батанова, Наталья Леонидовна

• Батанова, Наталья Леонидовна
• кандидат физико-математических наук
• 1998

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Батанова, Наталья Леонидовна

СОДЕРЖАНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

I. АКУСТОЭЛЕКТРОННЫЕ И ФОТОИНДУЦИРОВАННЫЕ ПРОЦЕССЫ В НИОБАТЕ ЛИТИЯ

1.1. Основы акустоэлектроники

1.2. Фотоиндуцированные эффекты в ниобате лития

1.3. Экспериментальные методики

1.4. Возникновение доменов при оптическом облучении монокристаллов ниобата лития

Выводы

II. ЭЛЕКТРИЧЕСКИ И АКУСТИЧЕСКИ ИНДУЦИРОВАННЫЕ ДОМЕННЫЕ СТРУКТУРЫ

2.1. Электрически индуцированные домены

2.2. Акустически индуцированные домены

2.3. Модель акустоиндуцированных доменов

Выводы

III. АКУСТИЧЕСКИЕ НЕЛИНЕЙНЫЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ

В НИОБАТЕ ЛИТИЯ

3.1. Генерация ПАВ на структуре периодических доменов с помощью переменного электрического поля

3.2. Акустические нелинейные эффекты

3.3. Отражение и преломление акустических волн на периодической доменной структуре

3.4. Лазерная генерация акустических колебаний

Выводы

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

ЛИТЕРАТУРА

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование акустоэлектронного взаимодействия в фоторефрактивных кристаллах и разработка физических принципов обработки сигналов на его основе»

Введение

Разработка новых способов преобразования, обработки и записи радиосигналов в наши дни представляется одной из наиболее важных проблем радиоэлектроники. Высокие, а иногда и противоречивые требования (быстродействие, высокая чувствительность, частотная перестройка и избирательность), предъявляемая к подобным устройствам, могут быть удовлетворены только с использованием разнообразных физических явлений. Поэтому на смену чисто радиотехническим способам приема и обработки сигналов начинают приходить новые способы, основанные на оптическом или акустическом преобразовании радиосигналов [1]. Немаловажную роль в этих процессах играют среды, в которых осуществляется преобразование электромагнитных полей.

Дальнейшее развитие квантовой электроники, оптоэлектроники и акустоэлектроники во многом определяется качеством и разнообразием кристаллов, используемых для генерации когерентного оптического и акустического излучений, его детектирования и частотного преобразования. Не менее важную роль кристаллы играют в устройствах управления лазерными пучками: модуляция, отклонение, прерывание. Особое значение приобретают кристаллы, используемые для записи и преобразования информации в оптической или акустической форме. К сожалению, природа не предоставила нам универсальных кристаллов,

способных выполнять все описанные выше функции. Каждый кристалл может быть применён в достаточно ограниченной области электроники. По функциональным применениям можно объединить кристаллы, используемые в оптоэлектронике (электрооптические и акустооптические устройства) и акустоэлектронике (устройства для генерации, преобразования и записи радиосигналов с помощью поверхностных акустических волн). Совокупностью таких свойств, необходимых для выполнения поставленных выше целей, обладает семейство кристаллов, кристаллическая решетка которых не имеет центра симметрии (асимметричные кристаллы). Из нескольких тысяч соединений, принадлежащих к асимметричным кристаллам, примерно 60% обладают пьезоэлектрическими свойствами, а» 15% - сегнетоэлектрическими свойствами. Среди этих кристаллов имеется класс кислородно-октаэдрических сегнетоэлектриков, ряд представителей которого (1лМЮ3, ГлТаОз, КТЮРОд, ВаТЮз и некоторые другие) вполне удовлетворяет поставленным требованиям по высоким значениям электрооптических, нелинейных оптических и пьезоэлектрических коэффициентов. В настоящее время эти кристаллы успешно синтезированы и освоен их промышленный выпуск [2-6].

Наиболее яркими представителями этой группы кристаллов является метаниобат лития, впервые синтезированный в 1965 году. За более чем 30 летнюю историю его исследования и применения, монокристаллы 1лМЮз

не утратили своего лидерства как в качестве модельных кристаллов при изучении различных проявлений сегнетоэлектричества и пьезоэффекта, так и в практическом использовании [7 - 8].

До середины 80-х годов в акусто- и оптоэлектронных устройствах для преобразования сигналов в основном использовались монодоменизированные сегнето- и пьезоэлектрические кристаллы. Перелом наступил во второй половине 80-х годов, когда началось использование кислороднооктаэдрических кристаллов с сформированными в них периодическими доменными структурами [9 - 10]. В начале периодические доменные структуры (ПДС) стали применяться для преобразования оптического излучения во вторую гармонику [И], а затем и для генерации ультразвуковых волн [50], причем в обоих случаях эффективность преобразования значительно превышала эффективность монодоменных преобразователей. Очевидна перспективность использования ПДС в различных оптических и акустических системах преобразования сигналов.

Для создания ПДС используются различные способы, в большинстве которых применяются внешние электрические поля. Однако, эти способы технологически достаточно сложны. Поэтому дальнейшее распространение ПДС сдерживается отсутствием достаточно простых способов формирования доменных структур, а также механизмы взаимодействия акустических волн с ПДС недостаточно изучены.

-6В то же время в кислородно-октаэдрических кристаллах под действием оптического облучения возникает значительное количество свободных носителей (1017 - 1019 см"3), которые являются причиной образования сильных индуцированных полей (104 - 105 В/см). Таким образом, представлялось актуальным использование фотоиндуцированных эффектов для создания периодических доменных структур. Такие исследования перспективны в изучении особенностей образования периодически упорядоченной сегнетоэлектрической структуры и могут привести к расширению практических применений сегнетоэлектрических кристаллов для преобразования и обработки радиосигналов.

Целью работы являлась разработка экспериментальных методик опто- и акустических способов формирования сегнетоэлектрических доменов и структур и исследование особенностей взаимодействия электромагнитных и акустических волн с такими структурами.

В качестве объекта исследований были выбраны монокристаллы ниобата лития, поскольку для них уже известны многие оптические и акустические свойства, они выращиваются с высокой степенью совершенства кристаллической структуры и контролируемым составом примесей.

Научная новизна исследования состоит в следующем: 1. Обнаружено возникновение области с инвертированной поляризацией по отношению к спонтанной поляризации под действием лазерного

облучения. Установлен неполевой механизм фоторефрактивного эффекта.

2. Обнаружены и исследованы пространственно-периодические структуры электрического поля, возникающего за счет перераспределения зарядов пьезоэлектрического поля стоячей ультразвуковой волны.

3. Обнаружено возникновение периодической доменной структуры при одновременном воздействии стоячей поверхностной акустической волной (ПАВ) и оптическим облучением монодоменного образца ниобата лития.

4. Обнаружены отражение и преломление волн на акустически индуцированной периодической доменной структуре.

5. Обнаружена генерация акустических волн на периодической доменной структуре под действием радиочастотного поля и оптического излучения.

На защиту выносятся следующие положения:

1. Образование области с инвертированной поляризацией под действием лазерного пучка объясняется пространственным перераспределением

л ■

ионов Бе , которые образуют совокупность градиентов электрических полей, обратных направлению спонтанной поляризации.

2. Электрическая компонента Еа стоячей поверхностной акустической волны в пьезоэлектрике 1л№>Оз приводит к перераспределению фотоиндуцированных электронов, вследствие чего происходит

возникновение периодического по своей пространственной структуре электрического поля Ее, создающего структуру инвертированных доменов.

3. Взаимодействие модулированного оптического излучения с периодической доменной структурой приводит к генерации акустических волн в частотном интервале, сравнимом с периодом доменной структуры посредством двух механизмов: термоупругого и токового.

4. Акустически индуцированная доменная структура в ниобате лития обладает дополнительной акустической нелинейностью, что проявляется в отражении и преломлении поверхностных акустических волн, распространяющихся через такую структуру.

Практическая значимость работы заключается:

1. В разработке методики формирования периодических доменных структур при одновременном воздействии на сегнето-пьезоэлектрик лазерным облучением и пьезоэлектрическим полем стоячей поверхностной акустической волны.

2. В установлении возможности использования акустоиндуцированных периодических доменных структур для оптоакустической генерации ультразвуковых волн в заданном частотном диапазоне, а также использование таких структур в качестве акустических фильтров и резонаторов для радиочастотных сигналов.

3. В установлении возможности повышения коэффициента прямого и обратного преобразования электромагнитных волн в акустические волны посредством использования периодических доменных структур.

Диссертация состоит из введения, трех глав, заключения и списка цитируемой литературы. В конце каждой главы сформулированы полученные в ней основные результаты.

Во введении к диссертации описано современное состояние исследований по физике и применению кислородно-октаэдрических сегнетоэлектриков и влияние на их физические свойства регулярных доменных структур. Далее сформулированы моменты, определяющие актуальность и цели работы; приводятся результаты, характеризующие научную и практическую значимость работы; основные положения, выносимые на защиту.

В первой главе представлен обзор основных акустоэлектронных процессов и механизмов, используемых в ультразвуковых устройствах для преобразования и обработки радиосигналов. Далее приведены основные физические свойства кристаллов ниобата лития как монодоменных, так и с индуцированными доменными структурами. Изложены макроскопические механизмы изменения оптических свойств за счет примесных и структурных (дефектных) центров. Затем даны основные положения по фотоиндуцированной генерации свободных носителей в кислородно-октаэдрических кристаллах, образованию при этом внутренних

электрических полей и структурных и примесных центров, ответственных за фотоиндуцированные процессы. В параграфе 1.3 изложены разработанные методики изучения фотоиндуцированных эффектов и идентификации 180° доменов в сегнетоэлектрических кристаллах. В параграфе 1.4 изложены результаты по обнаружению области с инвертированной поляризацией по отношению к спонтанной поляризации монодоменного образца. Далее представлена микроскопическая модель образования инвертированной области вблизи воздействия лазерного пучка за счет перераспределения ионов железа с различной валентностью. Значительное увеличение концентрации ионов Fe2+, обладающих собственным градиентом электрических полей и направленных против поля спонтанной поляризации, приводит к образованию доменной области.

Во второй главе диссертации содержится изложение экспериментальной методики и конкретных результатов по формированию периодической доменной структуры в первоначально монодоменном образце за счет перераспределения фотовозбужденных электронов полем стоячей акустической поверхностной волны. Обсуждены условия образования доменов: высокая плотность энергии акустической волны и определенный температурный диапазон (140 - 160°С). Рассмотрена физическая модель образования волны при возбуждении электронов из примесных (Fe2+ ионы) и структурных (Nb4+ ионы) центров, их дальнейшего перераспределения электрической компонентой стоячей ПАВ

и их окончательного закрепления на акцепторных центрах (ионы Бе3"1" и №>5+). Показано, что именно поле перезаряженных центров является достаточным в указанном температурном диапазоне для устойчивой пространственной периодической переполяризации образца.

Третья глава посвящена изучению взаимодействия акустических волн с периодическими доменными структурами и особенностям генерации акустических волн на таких структурах, облучаемых радиочастотными полями и лазерными пучками. Экспериментально исследовано отражение и преломление акустических волн на периодических доменных структурах и обсуждены физические процессы взаимодействия ультразвука с доменными структурами. Исследованы особенности генерации упругих колебаний при облучении модулированным лазерным пучком поверхностей монодоменных и содержащих доменные структуры образцов ниобата лития.

Основные результаты диссертационной работы докладывались и обсуждались на Международном симпозиуме по поверхностным волнам и акустоэлектронике (Москва - С.Петербург, 1994), Международном конгрессе по ультразвуку (Берлин, 1995), VII Международном семинаре по физике, сегнетоэлекриков-полупроводников (Ростов на Дону, 1996), а также регулярно докладывались на научных конференциях Республики Татарстан по проблемам энергетики (Казань, 1995, 1996) и Казанского филиала МЭИ (1995, 1996, 1998).

Автор выражает благодарность Ильсафутдину Гимазовичу Замалееву, главному технологу Федерального научно-производственного центра «Радиоэлектроника», за предоставленные образцы монокристаллов ниобата лития, использовавшиеся при выполнении экспериментальных исследований.

I. Акустоэлектронные и фотоиндуцированные процессы

в ниобате лития

1.1. Основы акустоэлектроники

Акустоэлектроннка - граничная область между акустикой и электроникой, возникла в начале шестидесятых годов на стыке исследований по физической акустике твердого тела, физике полупроводников и радиофизике. Ее главной задачей была разработка принципов построения ультразвуковых устройств для преобразования, обработки и записи радиосигналов.

В первый период развития акустоэлектроники в устройствах преобразования сигналов использовались объемные акустические волны, которые возбуждались и детектировались с помощью пьезоэлектрических

о

преобразователей. До частот 10 Гц они выполнялись в виде тонких пластинок, а выше - до Ю10Гц использовались пленочные преобразователи. С учетом принципов массовой технологичности они были мало приемлемы и поэтому оставались только в виде лабораторных макетов. Качественный скачок в развитии акустоэлектроники произошел после успешной разработки достаточно эффективных способов возбуждения и приема поверхностных акустических волн (ПАВ) в пьезоэлектриках с помощью встречно-штыревых преобразователей [1]. В настоящее время частотный диапазон применения ПАВ простирается от мегагерц до нескольких гигагерц при комнатной температуре. Такие преимущества ПАВ как малая скорость распространения, концентрация акустической энергии вблизи поверхности, малое затухание ультразвука, возможность внешних воздействий на пучок ПАВ, интегральность исполнения, сделали применение ПАВ основой для большинства акустоэлектронных устройств. Элементы, содержащие преобразователи

ПАВ, применяют в качестве пассивных (линии задержки, фильтры), активных (генераторы, усилители) и нелинейных (конвольверы, элементы памяти) устройств акустоэлектроники.

С помощью акустоэлектронных устройств возможно выполнение таких операций над сигналами, как преобразование во времени (задержка сигналов, изменение длительности); частотные и фазовые преобразования (сдвиг фаз, умножение частоты); изменение амплитуды, а также более сложные функциональные преобразования (интегрирование и дифференцирование, свертка, коррекция сигналов).

В основу нелинейных акустоэлектронных устройств аналоговой обработки сигналов положено нелинейное взаимодействие акустических волн между собой и со свободными электронами в проводящих средах (полупроводники). Так, для получения функции свертки У(1) двух сигналов и Р2(1)

00

У(0= 1Р1(1)Р2(1-т)с1т — 00

используется нелинейное взаимодействие распространяющихся навстречу друг другу двух акустических волн. При равенстве их частот возникает электрический сигнал на удвоенной частоте, амплитуда которого пропорциональна интегралу свертки, сжатому во времени в два раза.

Экспериментально для наблюдения эффектов нелинейного взаимодействия акустических волн обычно используется слоистая структура: пьезоэлектрик-полупроводник (рис. 1.1.). Два радиочастотных сигнала преобразуются встречно-штыревыми преобразователями 1,2 в две поверхностные акустические волны, распространяющиеся навстречу друг другу в пьезоэлектрике 3. Электрические поля, сопровождающие распространяющиеся ПАВ создают в полупроводниковой пластине 4 электрический ток, который интегрируется электродом 5. С помощью подобного устройства осуществляется и запись радиочастотных сигналов

4

Рис. 1 Л. Слоистая структура полупроводник-пьезоэлектрик: 1,2-всгречно-штыревые преобразователи;

3-пьезоэлектрик;

4-полупроводниковая пластина;

5-электрод.

в акустической форме. Такое запоминание сигнала обусловлено наличием в полупроводниковых кристаллах центров захвата электронов. В результате нелинейного взаимодействия двух встречных акустических волн одинаковой частоты в слоистой системе возникает электрическое поле с нулевой частотой, модулированное по амплитуде с пространственным периодом, равным половине длины акустической волны.

Под действием этого поля происходит перераспределение свободных электронов между центрами захвата и возникновение пространственно-модулированного поля электрического заряда. Причем форма модуляции отражает форму сигнала, поступающего на один из преобразователей. Считывание сигнала памяти осуществляется как в первом случае с помощью электрода 5.

Использование слоистых структур в нелинейных акустоэлектронных устройствах не нашло широкого применения вследствие ряда ограничивающих условий. Во-первых, такие устройства достаточно сложны и трудно осуществимы при массовом производстве. Во-вторых, в полупроводниках время релаксации центров захвата достаточно короткое. Так для легированного кремния время сохранения записанного сигнала не превышает Ю^с, а для сернистого кадмия тСОхр ~ 10" с. Этого времени конечно достаточно для корреляционной обработки сигнала, но ограничивает возможности последующих операций с сигналом на длительном интервале времени.

Для расширения возможностей устройств, использующих нелинейное акустоэлектронное взаимодействие необходимо использовать материалы, в которых бы с одной стороны сочетались пьезоэлектрические свойства с высокой концентрацией свободных носителей, а с другой стороны, центры захвата электронов существовали бы достаточно долгое время.

В результате исследований, выполнявшихся в течение последних двадцати лет, было установлено, что такими свойствами обладает ряд нецентросимметричных оксидных сегнетоэлектриков (ЫЫЪОз, 1лТа03, ВаТЮз, ВагКаЫЬзО^). Эти кристаллы имеют превосходные акустические и пьезоэлектрические параметры. Их проводимость может возрастать в десятки раз под действием оптического облучения. Примесные и

структурные центры способны создавать концентрацию

10 ^

фотовозбужденных электронов до 10 см", т.е. сравнимую с концентрацией свободных носителей в легированных полупроводниках. Эти кристаллы способны сохранять фотоиндуцированный заряд при комнатных температурах и в отсутствие внешних излучающих полей от секунд до многих месяцев.

Исторически так сложилось, что с самого начала исследований этих кристаллов, наибольшее внимание было обращено на ниобат лития. К настоящему времени он наиболее хорошо исследован; выращивание крупных монокристаллов достигло большого совершенства, хорошо отработаны методы исследования его характеристик. Наконец он обладает совокупностью наиболее высоких оптических, акустических и пьезоэлектрических характеристик. Вследствие этих причин этот материал был использован нами для диссертационных исследований.

1.2. Фотоиндуцированные эффекты в ниобате лития

Ниобат лития относится к сегнетоэлектрикам, обладающим тригональной кристаллической структурой и полярной осью третьего порядка [6, 11]. Спонтанная поляризация ниже 1183 К обусловлена смещением ионов ниобия из центров инверсии между кислородными слоями и ионов лития из плоскостей кислородных атомов (рис. 1.2.).

Рис. 1.2, Сфуктура монокристалла ниобата лития.

Исследования последних лет показали [12, 13], что кристаллы ниобата лития обычно вырастают в конгруэнтном составе с дефицитом ионов лития: соотношение числа ионов лития к числу ионов ниобия -0,945. При конгруэнтном составе только 94,1% возможных состояний лития в решетке заняты ионами лития (1лп), а остальные 5,9% занимают ионы ниобия (№>д). Позиции ниобия на 95,3% заменены ниобием (№>кь), а 4,7% составляют вакансии (Умъ), осуществляющие зарядовую компенсацию. Процесс образования такой структуры описывается следующей реакцией:

6ЫЬ1+300 +5^ «>ЗЦО+5М£ +4У4, (1.1)

где точка и штрих в верхнем индексе соответствуют положительному и отрицательному знаку заряда дефекта относительно решетки.

В рамках зонной энергетической модели валентная зона ниобата лития образована ионами кислорода О", а зона проводимости ионами ниобия (ТМЬль)- Дефектные центры Мэы расположены в запрещенной зоне кристалла.

Выращиваемый из расплава, находящегося в параэлектрической фазе, кристалл ниобата лития при комнатной температуре оказывается разбитым на сегнетоэлектрические домены, т.е. он обладает так называемой ростовой доменной структурой. Ростовая доменная структура обязана своему появлению нецентросимметричным расположением ионов металлов (1л и №>) относительно подрешетки анионов кислорода, направление смещения катионов определяет направление вектора спонтанной поляризации (Рз) в сегнетоэлектрической фазе. Для ниобата лития вектор Рб параллелен оси [001]. Возможны два противоположных

направления смещения ионов металлов, соответствующие 180° сегнетоэлектрическим доменам (рис. 1.З.).

Характер ростовых доменов определяется во многом условиями выращивания. В частности, для кристаллов, выращенных вдоль полярной оси [001] домены образуют систему аксиальных цилиндров, причем внешний домен имеет поляризацию Ps, а внутри кристалла происходит чередование доменов с противоположной поляризацией. При выращивании кристаллов в направлении, перпендикулярном полярной оси домены образуют сендвичевую структуру, параллельную оси Z [001]. В целом же, первоначально в выращенных кристаллах ниобата лития без приложения электрических полей возникает достаточно сложная доменная структура, состоящая из трех типов доменов: основные домены, внутренние домены и домены-оболочки.

Уже с самого начала использования кристаллов ниобата лития в когерентной и нелинейной оптике было установлено сильное влияние ростовой доменной структуры на оптические процессы. Доменная структура приводит к дополнительному рассеянию оптического пучка, уширению диапазона полуволнового напряжения, необходимого для поворота плоскости поляризации на 180° и другим оптическим неоднородностям. Поэтому до середины 80-х годов во всех устройствах оптоэлектроники стремились использовать только монодоменные образцы. Монодоменизация образцов обычно осуществляется путем высокотемпературного отжига при приложении постоянного электрического поля, причем с понижением температуры необходимо повышение напряженности электрического поля.

Переполяризация кристалла ниобата лития сопровождается возникновением импульсов тока (или напряжения) [14] (рис. 1.4). Форма импульса определяется качеством структуры кристалла: отсутствием

о о

а) б) в)

Рис. 13 Ростовая доменная структура кристалла ниобата лития ( • - ионы 1л+, О " ионы

горизонтальные линии- плоскости ионов кислорода);

а)парафаза;

б)сегнетофаза- положительный домен;

в)сегнетофаза- отрицательный домен.

Рис. 1.4. Переполяризация кристалла ниобата

микро и макровключений. Процесс переполяризации полидоменного образца имеет следующие особенности:

■ зарождение доменов происходит в основном на поверхности [001] в виде клиньев и в меньшем количестве в виде иглообразных доменов в объеме кристалла;

■ рост доменов в направлении приложенного поля происходит с большей скоростью, чем боковое движение стенок доменов;

■ во время переполяризации в объеме кристалла возникают и разрастаются зародыши новых доменов;

■ движение доменов осуществляется не только путем движения доменной границы, но и путем слияния отдельных доменов;

■ процесс переполяризации заканчивается у поверхности [001].

Для ниобата лития пороговое поле, достаточное для переполяризации при Т=130°С равно 8-104 В/см и понижается до 6*104 В/см для Т=170 °С [14, 15]. Скорость продвижения домена вдоль полярной оси С зависит от температуры образца и величины приложенного электрического поля [16].

Весьма важную роль в физических свойствах ниобата лития и других кислородно-октаэдрических сегнетоэлектриках играют примесные

^ I Л |

парамагнитные ионы с переменной валентностью, например Бе и Бе , Мп2+ и Мп3+, Тг3+ и Т14+, Сг2+,Сг3+ и Сг4+ Было установлено [17 - 19], что

3 1

даже в концентрациях 10" - 10" ат % эти ионы сильно влияют на оптические и упругие свойства указанных выше сегнетоэлектриков. Эти ионы присутствуют, как правило, неконтролируемым образом во всех кристаллах. Причем, с повышением качества выращиваемых кристаллов,

2 -4

их концентрация уменьшается с 10" до 10 ат %. С другой стороны, для более эффективного изменения оптических характеристик, в кристаллы специально вводят парамагнитные ионы с концентрациями 10"2-10-1 ат %. Таким образом, в обоих случаях при рассмотрении оптических и упругих

свойств, как это будет показано в дальнейшем, необходимо учитывать наличие тех или других парамагнитных ионов и их валентное состояние.

На основе зонной энергетической структуры примесные ионы, так же как и структурные дефекты, расположены в запрещенной зоне. Полная картина расположения структурных и примесных центров для кристалла ниобата лития представлена на рис. 1.5.

Изменение валентного состояния структурных и примесных центров возможно путем термического отжига кристаллов в различных газах или вакууме.

При относительно низких температурах (Т< 450 °С) отжиг в вакууме или атмосфере инертных газов (восстановительный отжиг) приводит только к переходу большинства примесных ионов в состояние с меньшей валентностью, например, Бе34" + е —» Бе24". Необходимые для этой реакции электроны поступают за счет потери с поверхности образца атомов кислорода

2Ее3+ + О2" 2Ре3+ + 2е + О —> 2Ре2+ (1.2)

Окислительный отжиг приводит к обратным результатам, т.е. первоначальное состояние, существовавшее до восстановительного отжига, полностью восстанавливается.

Повышение температуры восстановительного отжига до 600-700 °С в рамках наиболее сейчас употребляемой (апйзйе) модели [20 - 22] приводит к дальнейшему дефициту кислорода в образце и изменению структуры дефектных центров самой решетки. Последнее выражается в увеличении плотности кристалла. Этот процесс описывается следующей реакцией

2™>и -2Ут +3°о "> <%)02 Т +6е- (1.3)

Во время этой реакции происходит уменьшение ниобиевых вакансий У^в за счет уменьшения концентрации №>£•. Зарядовая компенсация этого процесса №>£* осуществляется свободными электронами. Дальнейшее

Зопа проводимости

Валентная зона

Рис. 1.5. Схема энергетических уровней

примесных и структурных центров.

повышение температуры выше 800-900°С приводит к диффузии ионов лития из кристалла. Дефицит лития будет приводить к возрастанию таких дефектных центров как №/.*иУ^ь. Термофизическая реакция имеет вид:

6Ыи + 51ЯЪКЬ + 300 ->3(Ы20)Т+4У^ + 5№>4* + е (1 -4)

Таким образом, в зависимости от температуры и длительности восстановительных отжигов в образце ниобата лития, находящемся при комнатной температуре, будут содержаться две пары центров:

+ + /Ш 1 +

Трансформация валентного состояния структурных и примесных центров возможна и при оптическом облучении кристаллов с подходящей длиной волны (в основном под действием монохроматического лазерного пучка). Оптическое облучение приводит к выбиванию электронов от центров, расположенных в запрещенной зоне, например, ионов Бе , Мп , Сг2+ или №>4+, которые затем переходят в зону проводимости. На месте донорных центров возникают соответственно ионы Ре3+, Мп3+, Сг3+. Возбуждение электронов из валентной зоны с переходом их в зону проводимости маловероятно, вследствие большой ширины 4 эВ) запрещенной зоны. Однако, в принципе, возможен переход фотовозбужденных электронов из валентной зоны на подходящие центры в запрещенной зоне

(Реот, Мп , СО

с образованием дырок. Такой механизм достаточно эффективен для титаната бария (ВаТЮз), но мало эффективен для ниобата лития.

Фотогенерация большого количества свободных электронов (~Ю17 -ю18 см"3) приводит к изменению концентрации структурных и примесных центров в соответствии с фотофизическими реакциями

(1.5)

Fe2 + -^Fe3++e

(1.6)

и последующей реакции рекомбинации

Li

Li

(1.7)

Fe3+ + e->Fe2 +

(1.8)

Возникновение индуцированного электрического поля в таких кристаллах является причиной локального изменения показателя преломления 8п под действием лазерного облучения, получившего название фоторефрактивного эффекта. Другое название - наведенная оптическая неоднородность [1 - 4]. Фотоиндуцированное изменение показателя преломления впервые наблюдали в 1966 г. Ашкин [23] и Чен [24]. После прекращения облучения в кристалле остается область с измененным (пониженным) значением показателя преломления, которая распространяется вдоль оси оптического пучка (рис 1.6). Наведенное значение 5п может существовать в кристалле в течение длительного времени: от секунд до многих месяцев.

Фотоиндуцированное изменение показателя преломления было обнаружено как эффект, нарушающий нормальную работу устройств управления лазерным пучком, и получивший первоначальное название «optical damage». Так при генерации второй гармоники лазерного излучения на 1,06 мкм в результате изменения показателя преломления нарушается условие фазового синхронизма, что приводит к резкому снижению коэффициента преобразования. При применении кристаллов,

Рис. 1.6. Профили изменения показателя преломления по сечению образца.

обладающих фоторефрактивным эффектом, в качестве электрооптических модуляторов и дефлекторов, индуцирование 8п приводит к неконтролируемому увеличению остаточного светового потока в скрещенных николях.

С другой стороны, поскольку фотоиндуцированное изменение показателя преломления происходит только в пределах площади оптического пучка и может сохраняться в определенных условиях достаточно долгое время, то практически с начала обнаружения начались попытки его использования для записи информации, особенно в голографической форме.

В обоих случаях к сегнетоэлектрическим кристаллам предъявляются совершенно противоположные требования, которые можно выполнить только на основе глубокого изучения физических механизмов фоторефрактивного эффекта.

В основе многочисленных моделей фоторефрактивного эффекта лежит положение о миграции фотовозбужденных электронов из освещенной области и последующем образовании поля объемного электрического заряда, которое, вследствие электрооптического эффекта, создает изменение показателя преломления.

В первой модели [24] предполагалось, что миграция электронов осуществляется посредством постоянного внутреннего поля, направленного навстречу полю поляризации. В последующей модели [25] изменение показателя преломления определяется изменением спонтанной поляризации при освещении кристалла в результате ионизации определенных центров.

Таким образом, фотовозбуждение центров приводит в освещенной области к пространственному изменению поляризации, которая является источником электрического поля для дрейфа фотоэлектронов. Было так же рассмотрено влияние диффузии свободных носителей из области

оптического облучения [26]. Как было показано позднее [1, 4], диффузионный процесс не характерен для ниобата лития, но является определяющим для кристаллов типа КМЮз, ЕШезОго-

Наиболее приемлемая модель, адекватно описывающая большинство экспериментальных фактов, была предложена Глассом, фон Линде и Неграном [27], и получившая название фотовольтаический эффект. Миграция электронов объяснена ими как процесс выброса фотовозбужденных электронов с различной вероятностью в положительном и отрицательном направлениях спонтанной поляризации, что связано с локальной ассиметрией структуры ниобата лития. Преимущественная миграция электронов в одном направлении приводит к разделению зарядов и образованию поля объемного заряда с плотностью р(Х, У, Т) и фототока (при замкнутых электродах, нанесенных на поверхности перпендикулярно оси Т) с плотностью у Их значения можно описать с помощью уравнения Пуассона, которое для потенциала <£>(Х, У, ТО), создаваемого зарядом с плотностью ДХ, У, Т) имеет вид

сНу ^ас! ф(Х,У,г) = -р(Х'У'2) (1.9)

88

О

Таким образом, в нашем случае при Е(Х, У, Т)= - ^ас! #>(Х, У, X)

/р(1х=—Ь(Й, (1.10)

88п„ 28 л

о О о о

где р - объемная плотность заряда; Ь - расстояние, на которое мигрируют подвижные носители заряда; 8 - относительная диэлектрическая проницаемость среды; е0- диэлектрическая проницаемость вакуума; -электрическое поле, созданное фотоиндуцированными зарядами.

Плотность фототока в модели Гласса пропорциональна интенсивности лазерного пучка I

.НКгос1, (1.11)

где Кг- константа Гласса, зависящая от природы поглощающих центров и

длины волны, а - коэффициент оптического поглощения.

При разомкнутых электродах в стационарном состоянии результирующий ток в освещенной области равен нулю, т.е.

j=KraI + í7Ei=0; а=аф+а^ (1.12)

где егх и сгф - темновая проводимость и фотопроводимость кристалла соответственно.

Отсюда стационарное значение электрического поля в освещенной области равно

Е1=Кга1/а (1.13)

Максимальное значение фотоиндуцированного поля Е1 в случае фотовольтаического механизма в основном определяется зарядом, распределенным на донорных и акцепторных центрах.

Скорость формирования электрического поля зарядов в данном случае будет определяться временем перераспределения фотовозбужденных носителей - временем Максвелловской релаксации х ^,

а также диэлектрической проницаемостью и фотопроводимостью кристалла. В простейшем виде процесс нарастания поля можно представить в виде экспоненты

Е(ЗД = Е8снас (1-1пЛп), (1.14)

ее л

где т"1 = (—£.).

а

Поскольку <7ф = е/т = е//фа1 /Ъу, то при воздействии оптического облучения сгф » сгт и скорость перераспределения носителей (т_1т) пропорциональна значению I. Здесь ^-подвижность носителей, ф-квантовый выход.

После выключения оптического облучения происходит естественный процесс рассасывания фотоиндуцированного поля Е[5 скорость которого

■Г1 пропорциональна темновой проводимости сгт.

Таким образом, уравнение баланса для фотовозбужденных носителей, описывающее процесс возбуждения, переноса и рекомбинации носителей имеет вид:

—п(£,Х) = —^--—(I 15)

& Л е дЪ к ' }

=[3 • +р][к(г,1) - - уп(ад • а л 6)

где концентрация акцепторных центров, N=N¿+N3 - суммарная

концентрация центров, Ыа- концентрация донорных центров, 8 -поперечное сечение фотоионизации, р - скорость термического возбуждения носителей, у - константа рекомбинации.

При условии, что только малая часть доноров будет ионизирована (]\Га« и время жизни свободных носителей т=(у 2^),

сш (г,V) п(гд)-п,

V (1.17)

ш т

при рк =П(1 / т в условиях термического равновесия. Тогда

Л т е дЪ

(1.18)

где g(Z)=ф а 1(2) /11V - скорость фотогенерации носителей. Максимальную концентрацию носителей в конце процесса фотогенерации, определяющую величину поля насыщения Е1 нас можно определить при

и п = т g, следовательно, при преимущественном переносе зарядов за счет фотогальванического процесса

Таким образом, фоторефрактивный процесс можно представить как возбуждение электронов оптическим пучком от определенных центров (донорные центры) в зону проводимости, миграцию по зоне и последующее поглощение электронов другими центрами (акцепторные центры).

В современном представлении [28] донорными центрами являются структурные центры - ионы М)4+ и примесные центры - ионы с переменной валентностью, например Ре2+. Акцепторными центрами соответственно служат ионы М)5+ и ионы Ре3+.

Конкретный механизм фоторефрактивного эффекта различен для легированных парамагнитными ионами кристаллов и номинально чистых образцов. В первом случае электроны могут возбуждаться от донорных ионов (например, Бе2"1") в зону проводимости или непосредственно в ловушечные центры (N1^) (рис. 1.5). Электроны из зоны проводимости

условии, что электронный транспорт становится крайне малым

О

¡нас

О

(1.19)

О!

рекомбинируют в своем большинстве в ионы Ре и только их незначительное число поглощается мелкими ловушками (ионы N1)^). Опустошение заполненных ловушек (N1^) может происходить за счет доминирующей рекомбинации в глубокие центры (ионы Ре3+). Термическое возбуждение электронов с ионов N1)^ в зону проводимости можно считать незначительным в допированных образцах.

В номинально чистых образцах, вследствие уменьшения концентрации ионов железа на 2 - 3 порядка предложенная модель в пределе (Сре —» О) трансформируется в одноцентровую модель, рассматривающую только переходы (№>4+ —» МЬ5+)п. Источником свободных электронов в этом случае являются ионы N1)^, а рекомбинация электронов из зоны проводимости будет происходить в центры N1)^. В промежуточном случае, когда концентрацией ионов железа пренебречь нельзя, необходимо учитывать возбуждение оптическими пучками с различной длиной волны как ионов Ре2+, так и ионов .

Таким образом, из рассмотренных особенностей фоторефрактивного эффекта вытекает, что наряду с применением внешних электрических полей для переполяризации в фоторефрактивных кристаллах возможно использование внутренних полей, образованных фотоиндуцированными носителями заряда. Этой проблеме и посвящена дальнейшая часть первой главы.

1.3. Экспериментальные методики.

Поскольку одной из целей диссертационной работы был поиск фотоиндуцированной инверсной поляризации, то в первую очередь требовалась разработка комплексной методики, включающей направленный отжиг образцов, контроль за концентрацией и валентным

состоянием парамагнитных ионов, контроль фотоиндуцированных изменений показателя преломления и, наконец, определение инвертированной поляризации.

Наличие примесных парамагнитных ионов и их концентрация определялась методом ЭПР, путем сравнения полученных спектров с уже известными спектрами. Концентрация ионов железа определялась путем сравнения с известной концентрацией в эталонном образце с использованием модифицированного спектрометра ЭПП-1306. С целью более точного измерения концентрации ионов железа все образцы предварительно подвергались отжигу в окислительном режиме в течение 3-х часов при температуре 900°С в атмосфере кислорода. Для исследования разнообразных термоиндуцированных эффектов проводился отжиг образцов в восстановительном режиме, для этого образцы помещались в кварцевую трубку, заполненную газообразным гелием. Температура отжига варьировалась от 450 до 600°С, что связано с рядом ранее обнаруженных особенностей восстановительного отжига [16, 20, 23]. Термический индуцированный переход ионов начинался с

450°С и скорость его возрастала с температурой. Так в результате часового отжига при 600°С достигается почти полный переход ионов железа в двухвалентное состояние. При температуре отжига выше 550°С начинается процесс образования кислородных вакансий и в то же время при 900°С не происходит структурная перестройка кристалла, вызванная потерей ионов лития.

Отжиг кристаллов, оптические и ЭПР измерения выполнялись в лаборатории резонансных явлений КФТИ РАН под руководством С. А. Мигачева.

Для определения фотоиндуцированных изменений показателя преломления 8п использовался компенсационный метод [1], в котором применяются два оптических пучка (рис. 1.7). С помощью одного из них в

Рис.1.7. Блок-схема экспериментальной установки:

1- маломощный лазер;

2- поляризатор; 3, 9- линзы;

,1 ч.» Г*

4- исследуемыи ооразец;

5- компенсатор;

6- анализатор;

7- фотоприемник;

8- зап исывающий лазер; 10- поворотное зеркало.

образце создавались изменения показателя преломления (записывающий пучок), а второй пучок служил для определения значений 5п (считывающий пучок). В качестве воздействующего пучка использовалась вторая гармоника лазера на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом (ЛТИ-509) на длине волны 0,53 мкм. Для измерения фотоиндуцированных изменений в преломлении (8п) и поглощении (8а) использовался маломощный гелий-неоновый лазер (ЛГН-115) на длине волны 0,63 мкм с мощностью (~5 мкВт/м2), при которой бы не возникали дополнительные фотоиндуцированные эффекты. Как и в ранее применявшихся методиках считывание дополнительных изменений в показателе преломления выполнялось на одной фиксированной длине волны. С этой целью образец помещался между скрещенными поляризатором и анализатором; при этом оси образца У и Ъ были перпендикулярны волновому вектору считывающего лазерного пучка и составляли угол в 45° с осями поляризатора и анализатора. В исходном состоянии пропускание света через систему поляризатор - образец - анализатор устанавливалось минимальным с помощью компенсатора Берека. Интенсивный световой пучок, вызывающий фотоиндуцированные эффекты, вводился в кристалл с

помощью фокусирующей линзы и поворотного зеркала также вдоль оси X (рис. 1.7).

При такой методике наведенное двулучепреломление приводит к разности фаз обыкновенного и необыкновенного лучей

271е1

8ф = —-{8п <1х, (1 20)

к

о

где й - толщина кристалла вдоль оси Х,Х- длина волны светового пучка.

При определении фотоиндуцированных значений 8п и 8а следует учитывать экспоненциальный характер нарастания этих величин в

зависимости от длительности t и интенсивности I облучения и особенности спектрального распределения интенсивности оптического излучения и оптического поглощения в образце. Поэтому выражение (1.18) можно представить в следующем функциональном виде:

да (t,x,/) = ¿nHac[l-exp(-Xx,A)t)], (1.21)

где у(хД) = Т1 = const[5d (A,)-I(x,A,)/hv].

1(х,Л) = 10 (Я)-ехр[-а0 (Я) -х], (1.22)

где 1о (А) — интенсивность падающего на образец светового пучка, а «о (А) -коэффициент общего поглощения света в образце, включающий фоторефрактивное поглощение (8а) и начальное нефоторефрактивное поглощение. Для относительно коротких времен облучения, когда значения 8п далеки от значений 8пнас, выражение (1.21) можно упростить

да (t, X, X) = А нас • у (х, X) ■ t. (1.23)

Относительные значения 8а можно с учетом выражения (1.23) определить как

8 = const-т-^-

I (X)i-exp[-a(A,)-d]} t С1-24)

Таким образом, выражения (1.23, 1.24) могут быть использованы для одновременного определения фотоиндуцированных изменений в поглощении на фоторефрактивных центрах и показателя преломления. Причем использование компенсационного метода позволяет повысить

чувствительность в определении 5а до 10"3 - 10"4, что на несколько порядков повышает чувствительность обычных спектроскопических методов.

Идентификация антипараллельных 180° доменов с инвертированной поляризацией достаточно сложна. Обычно наиболее употребляемый способ обнаружения таких доменов состоит в травлении образцов в смеси фтористоводородной (HF) и азотной (HNO3) кислот. Помимо экспериментальных трудностей, связанных с чрезвычайной агрессивностью такой смеси, этот способ приводит к частичному разрушению поверхностного слоя материала.

Менее разрушающим способом наблюдения доменов является применение сканирующей рентгеновской дифрактометрии [29], однако он также достаточно сложен и скорее относится к косвенным методам.

Казалось бы наиболее простыми являются оптические способы, хорошо зарекомендовавшие себя при изучении 60° и 90° доменов, например, основанный на измерении двулучепреломления. Однако в случае 180° доменов последний метод не эффективен, поскольку для соседних доменов различными по знаку будут только нечетные тензоры, описывающие какие-либо взаимодействия; например, пьезоэлектрический и электрооптический тензоры. Четные же тензоры, к которым относится и тензор диэлектрической проницаемости, не будут изменять знак при переходе от одного домена к другому. Следовательно, для идентификации антипараллельных доменов можно использовать эффекты, связанные с изменением знака электрического или пьезоэлектрического тензоров на границе доменов. Так при приложении электрического поля тензор двулучепреломления за счет электрооптического эффекта будет модулироваться квазипериодически, что эквивалентно периодическому изменению показателя преломления. Используя эффект двойного лучепреломления и оптическую интерфериометрию можно измерить

разность показателей преломления для двух волн, поляризованных во взаимоперпендикулярных направлениях. Этот способ был использован для идентификации антипараллельных доменов в ниобате лития [30] путем применения интерферометра Маха-Цендера, в одно из плеч которого был включен исследуемый образец (рис. 1.8).

Известно [31], что разность показателей преломления для двух волн, распространяющихся через кристалл, находящийся во внешнем электрическом поле Е имеет вид:

Лп = -п3 -г.. -Е .(Е Р ), (1.25)

О у ] 4 о о; 4 7

где п - показатель преломления обыкновенного луча.

Соответственно разность фаз двух волн можно представить как:

L

ttLV

Ф= JkAn(x,t)dx =-—ш (Е Р), (1.26)

Ad

где к - волновой вектор (2п/Х), V - напряжение, прикладываемое к образцу толщиной d, L - длина оптического пути, Ео - одиночный вектор C^g)

электрического поля, Р0 - одиночный вектор (^р ) поляризации.

Когда электрическое поле параллельно поляризации, разность фаз будет уменьшаться, с ростом Е и интерференционные кольца будут расширяться. Когда же электрическое поле антипараллельно поляризации, то разность фаз будет возрастать с полем Е, и интерференционные кольца будут сжиматься. Зная направление приложенного электрического поля и движение интерференционных колец, можно определить направление поляризации сегнетоэлектрических 180° доменов. Эта методика была модифицирована нами: измерялась не структура интерференционных

Рис. {.8. Схема экспериментальной установки: 1- экран; 2.5- линзы;

3- расщепители луча;

4- зеркала;

6- измерительный лазер;

7 ч*

- маломощный лазер.

колец, а изменение полуволнового напряжения, прикладываемого к образцу, в зависимости от пространственного расположения считывающего оптического пучка. Как показано в работе [31], результаты, полученные по данной методике, полностью соответствуют структуре доменов, наблюдаемых после химического травления. Подобное использование электрооптического эффекта также было выполнено в работе [32] по исследованию системы доменов с инвертированной структурой в ниобате лития.

1.4. Возникновение доменов при оптическом облучении монокристаллов ниобата лития

Вопрос о возможности возникновения доменов в условиях фоторефрактивного процесса в монокристаллах ниобата лития обсуждается довольно долго.

Эти предложения, с одной стороны, основывались на возможности возникновения индуцированной спонтанной поляризации за счет

Заключение диссертации по теме «Теоретические основы радиотехники», Батанова, Наталья Леонидовна

Выводы

1. Установлено, что поверхностные акустические волны испытывают отражение и преломление на сформированной акусто-оптическим способом периодической доменной границе.

2. В результате преломления поверхностной акустической волны на периодической доменной границе возникает генерация второй гармоники, обусловленная резонансными свойствами ПДС.

3. При облучении периодической доменной границы импульсно модулированным лазерным пучком возникает генерация объемных и поверхностных акустических волн. Основным механизмом генерации является термоупругий процесс. Периодическая доменная граница является распределенным резонатором, усиливающая колебания с длиной волны, кратной периоду ПДС.

4. Генерация акустических колебаний лазерными импульсами может возникать за счет процесса оптической генерации электронов, изменяющего фотопроводимость кристалла с частотой модуляции.

Заключение

1. Разработаны физические принципы построения акустоэлектронных устройств для генерации и преобразования акустических сигналов на основе использования акустически, оптически и электрически индуцированных доменных структур в оксидных сегнетоэлектриках, обладающих пьезоэффектом.

2. В результате экспериментально обнаружено возникновение локальной переполяризации ранее монодоменного образца под действием лазерного облучения.

3. Разработана физическая модель взаимодействия лазерного излучения с примесными ионами железа, объясняющая возникновение фотоиндуцированного домена перераспределением концентраций ионов двух и трехвалентного железа. Показано, что именно совокупность ионов двухвалентного железа и создает поле переполяризации.

4. Исследованы процессы взаимодействия акустических волн со структурными и примесными центрами в ниобате лития. Экспериментально осуществлено формирование периодической доменной структуры под действием пьезоэлектрического поля стоячей поверхностной акустической волны на фотоиндуцированные электроны. При этом пространственно периодические градиенты перераспределенных примесных ионов железа создают локальные изменения поля спонтанной поляризации, приводящие к возникновению периодической доменной структуры типа «голова к голове».

5. Обнаружена и исследована генерация поверхностных и объемных акустических волн на структуре периодических доменов, при приложении переменного электрического поля или облучения модулированным лазерным пучком. Рассмотрены механизмы генерации акустических волн.

Применение ПДС повышает коэффициент преобразования электромагнитных волн в акустические волны и обратно акустические - в электромагнитные волны.

6. Установлено, что периодические доменные структуры, сформированные вблизи поверхности кристаллов ниобата лития обладают значительной акустической нелинейностью, что проявляется в отражении, преломлении и генерации второй гармоники поверхностной акустической волны, распространяющейся через ПДС. Эффективность процессов преобразования значительно возрастает при кратности длины ПАВ периоду доменной структуры.

7. Кристаллы ниобата лития использованы для записи сигналов в акустической форме.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Батанова, Наталья Леонидовна, 1998 год

Литература

1. Лямов В.В., Левин В.М. Чернозатонский А.А. Акустоэлектроника. Физическая энциклопедия, М. Советская энциклопедия, 1998, т.1, с. 52-55.

2. Петров М. П., Степанов С. П., Хоменко А.В. Фоторефрактивные кристаллы в когерентной оптике, СПб. Наука, 1992, с. 317.

3. Лайнс М., Гласс А. Сегнетоэлектрики и родственные им материалы, М. Мир, 1981, с. 736.

4. Фридкин В.М. Фотосегнетоэлектрики, М. Наука, 1978, с. 284.

5. Gunter P., Huignard J. Photorefractive Materials and their Applications, Heidelberg Springer, 1988, p. 363.

6. Nelson D. Electric, Optic and Acoustic Interactions in Dielectrics, Wiley New-Jork, 1979, p. 340.

7. Кузьминов Ю.С. Электрооптический и нелинейно-оптический кристалл ниобата лития, М. Наука, 1987, с. 264.

8. Weiss R., Grayford Т. Lithium niobate: summary of physical properties and crystal structure, Appl. Phys. 1985, v.37, №4, p. 191-203.

9. Антипов B.B., Блистанов A.A., Сорокин Н.Г. и др. Формирование регулярной доменной структуры в сегнетоэлектриках LiNb03 и ЫТаОз вблизи фазового перехода, Кристаллография, 1985, т. 30, №4, с. 734-738.

10. Hyang L., Jaeger A. Discussion of domain invention in LiNbOs, Appl. Phys. Lett., 1994, v. 5, №14, p. 1763-1765.

11. Mizuuchi K., Yamamoto K. Harmonic blue light generation in bulk periodically poled LiTa03, Appl. Phys. Lett., 1995, v. 65, №22, p. 2943-2945.

12. Abrahams S., Marsh P. Defect structure dependence on composition in lithium niobate, Acta Crystallogr. 1988, v. 43, p. 61-67.

13. Faust В., Muller H., Shirmer O. Free small polarons in LiNb03, Ferroelectrics 1994, v. 153, p. 297-305.

14. Kovalevich V., Shuvalov L., Volk T. Polarization reversal and photorefractive effect in LiNb03, Phis. Stat. Sol. 1978, v. 45A, p. 249-252.

15. Chao S., Tuschev D., Nichols R. Time dependence of ferroelectric coercitive field after domain inversion for lithium-tantalite crystal, Appl. Phys. Lett., 1995, v. 67, №8, p. 1066-1068.

16. Zhu Shi, Zhu Yong, Zhang Z. LiTa03 crystal periodically poled by applying an external pulsed field, J. Appl. Phys. 1995, v. 77, №10, p. 5481-5483.

17. Clare M., Disalvo F., Glall A. Electronic structure and optical index damage of irondoped lithium niobate, J. ChemPhys. 1973, v. 59, p. 6209-6219.

18. Бухарев А.А., Мигачев С.А., Монахов А.А. и др. Исследование примесных центров железа в ниобате лития, ФТТ, 1976, т. 18, с. 602-607.

19. Владимирцев Ю.В., Голенищев-Кутузов А.В. Индуцированное светом изменение скорости ультразвуковой волны в ниобате лития, ФТТ, 1980, т. 22, №1, с. 217-218.

20. Schirmer О., Von der Linde P. Two photon and x-ray induced Nb4+ and O'small polarons in LiNb03, Appl. Phys. Lett. 1978, v. 33, p. 35-38.

21. Garsia-Cabanes A., Diequez E., Agullo-Lopez E. Control butting bands to the optical absorption of reduced LiNb03 thermal and optical excitation, J. Phis. Condens Matter. 1988, v. 1, p. 6453-6462.

22. Akhmadullin I., Migachev S., Mironov S. Thermo- and photoinduced structural transformations in LiNb03 monocrystals, Nuclear Instr. And Medhods, 1992, v. 65, p. 260-263.

23. Ashkin A., Boyd G., Dziedzic J. Optically induced refractive index in homogenates in LiNb03 and LiTa03, Appl. Phys. Lett. 1966, v. 9, №1, p. 72-74.

24. Chen F. Optically induced change of refractive indeces in LiNb03, J. Appl. Phys. 1969, v. 40, p. 3389-3396.

25. Jonson W. Optical index damage in LiNb03 and other pyroelectric insulators, J. Appl. Phys. 1970, v. 41, p. 3279-3287.

26. Amodei J. Análisis of transport processes during hologram recording in isolators, R.C.A. Rev. 1971, v. 32, p. 185-193.

27. Glass A., Von der Linde D., Auston D. Excited state polarosations, bulk photovoltaic effect and the photorefractive in electrically polarized media, J. Electron Matter 1975, v. 4, №5, p. 915-943.

28. Jerman F., Simon M., Kratzig E. Photorefractive properties of congruent and stocheometric lithium niobate of light interstices, J. Opt Soc Am В., 1995, v. 12, №11, p. 2066-2070.

29. Roshchupkin D.V., Brunei M. Formation of metastable super lattice by x-ray interaction with standing surface acoustic waves, Appl. Lett, 1993, v. 63, p. 305 -307.

30. Chen Q, Stancil D. Identification and quantitative characterisation of antiparallel domain using interferometric method, Ahhl. Optica, 1994, v. 33, №31, p. 74967500.

31. Joña F., Shirane Cr. Ferroelectric Crystals. Rergamovn press, New York, 1968, p. 286.

32. Zhu Y., Ming N. Electrooptic effect and transmission spectrum in a Eibonassy optical superlattice, J.Phys.Cond.Matter 1992, v. 4, p. 8073-8082.

33. Голенищев-Кутузов B.A., Владимиров Ю.А., Голенищев-Кутузов A.B. Неиолевой механизм фоторефрактивного эффекта. Полупроводники сегнетоэлектроники, Ростов-на-Дону, из-во РППУ, 1994, т. 5, с. 53-56.

34. Абрамов А.А., Воронов В.В. Локальная фотодеформация и фоторефракция в монокристаллах ниобата лития, ФТТ, 1979, т. 21, с. 1234-1236.

35. Staebler D.L. Burke W.J.Phillips W. Multiple storage and erasure of fixed holograms in Fe doped LiNb03, Appl. Phys. Lett, 1975, v. 26, №3, p. 182-185.

36. Miller R., Arizmendi L., Carrascosa M. Time evolution of photorefractive fixing processed in LiNb03, Opt. Matter, 1995, v. 4, p. 290-293.

37. Mattul R, Rupp. Microphotometric investigation of fixed holograms, J.Phys D. Appl. Phys., 1988, v. 21, p. 1556-1565.

38. Калимуллин Р.И., Батанова H.JI. Возникновение инвертированной доменной структуры в ниобате лития под действием лазерного излучения. Труды КФ МЭИ, 1998.

39. Nassan К. Lithium niobate - a new type of ferroelectrics. in ferroelectricity, ed. by Weller E. Elsevier, 1967, p. 259-268.

40. Engelman H., Dezsi I. Mossbauer and ESR study of LiNb03 : Fe203, Appl. Phys., 1989, v. 49, №3, p. 211-217.

41. Engelman H., Gratzweiller W.A. Comparative study of impurity defects in crystalline and amorphos LiNb03, Phys. Stat. Sol (a), 1988, v. 105, p. 219-230.

42. Hafid L, Michel-Calendini F., Chremette H. On photorefractive mechanisms in LiNb03, Fe crystals. Cryst.Latt Def and Amorph Mat., 1987, №1, p. 97-102.

43. Маловичко Г.И., Грачев В.Г. Исследование ядерных квадропольных расщеплений для определения расположения примесей группы железа в сегнетоэлекгике LiNb03, ФТТ, 1985, т. 27, с. 2789-2791.

44. Melcher R.Anomalouse elastic properties of materials in Physcal Acoustics, ed. Mason W. New York. Acad.Press.1976, v. XII, p. 1-79.

45. Стоинхен А. Теория дефектов в твердых телах, М. Мир, 1978, т. 1, с.596.

46. Feng D., Ming N., Hong J. Morphology and misfit of growth on boundaries of fussed and nonfussed growth section LiNb03 single crystals, Appl. Phys. Lett. 1980, v. 37, p. 608 -610.

47. Feisst A., Koidl P. Current induced periodic ferroelectric domain applied the efficient nonlinear optical frequency mixing structures in LiNb03, Appl. Phys. Lett., 1985, v. 49, p. 1125 - 1128.

48. Hone M., Townsend P. Thermal polarization reversal of lithium niobate, Appl. Phys. Lett., 1995, v. 66, №20, p. 2667 - 2669.

49. Cupta M., Kozlowsky W., Nutt A. Second harmonic generation in bulk and wavequided LiTa03 with domain inversion induced by electron beam scanning, Appl. Phys. Lett., 1994, v. 64, №24, p. 3210 - 3212.

50. Zhu Y., Ming N., Yiang W. Acoustic super lattice of LiNb03 crystals and its applications to bulk wave transducers for ultrasonic generation and detection to 800 MHz, Appl. Phys. Lett., 1988, v. 53, №15, p. 1381 - 1383.

51. Nacamura K., Shimizu H. Hysteresis free piezoelectric actuators using LiNb03 plates with a ferroelectric inversion layer, Ferroelectrics, 1989, v. 93, p. 211 -216.

52. Батанова H.JI., Голенищев-Кутузов A.B. Нелинейные акустоэлектронные взаимодействия в пьезо-сегнетоэлектрических кристаллах, Межвузовский сборник научных трудов «Интенсификация тепло и электроэнергетических процессов», Каз. фил. Моск. Энерг. Ин-та. Казань, 1995, с. 101 -103.

53. Чабан А.А. Акустоэлектрическое последействие в полупроводниках, ФТТ, 1973, т. 15, №12, с. 3608-3612.

54. Bergs A., Cafarella J. Surface state memory in acoustoelectric correlator, Appl. Phys. Lett., 1974, v. 25, p. 133 - 135.

55. Berg N.J., Undelson B.J., Lee J.N. A new acoustophotorefractive effect in lithium niobate, Appl. Phys. Lett., 1977, v. 31, №9, p. 555 - 557.

56. Владимирцев Ю.В., Голенищев-Кутузов A.B. Объемный акустофотореф-рактивный эффект, Письма в ЖТФ, 1983, т. 9, в. 12, с. 909-910.

57. Аракелян B.C., Аветисян А.А. Акустофоторефрактивный эффект в ниобате лития в случае стоячей акустической волны, Труды XI Всесоюзной акустической конференции, Москва, 1991, секция В, с. 109-111.

58. Голенищев-Кутузов А.В., Батанова H.JI. Акустически индуцированные доменные структуры в ниобате лития, Итоговая научная конференция проф.- препод, состава Каз. фил. Моск. Энерг. Ин-та Докл. Казань, 1995, с 37-39.

59. Батанова Н.Л., Голенищев-Кутузов А.В. Акустоиндуцированные домены в ниобате лития, VII Международный симпозиум по физике сегнето-электриков - полупроводников, Докл. Ростов- на- Дону, 1996, в. 6, с 2122.

60. Shakurova Е.А. Acoustically induced domain structure in lithium niobate, Ultrasonic World congress: Proceedings. Berlin, 1995, Part 1, p. 427-428.

61. Батанова Н.Л., Голенищев-Кутузов А.В. Инвертированные домены в сегнетоэлектриках, Вестник МЭИ, 1997, №4, с. 51.

62. Лямов В.Е. Поляризационные эффекты и анизотропия взаимодействия акустических волн в кристаллах, М. МГУ, 1983, с. 643.

63. Красильников В.В., Крылов В.В. Введение в физическую акустику, М. Наука, 1984, с. 399.

64. Можаев В.Г., Холодов И.Ю. О генерации второй гармоники акустических волн в пьезоэлектриках, Вестн. Моск. ун-та Физ. астр., 1980, т. 24, №4, с. 46-53.

65. Alippi A., Palma A., Palmieri A. Second harmonic diffraction field in non linear propagation of transversely limited surface acoustic wave beams, J. Appl. Phys. 1982, v. 53, №12, p. 8516-8524.

66. Willims B.F., Burke W.J., Staebler D.L. Mobile Si-ions in Fe-doped LiNb03 crystals, Appl. Phys. Lett., 1976, v. 28, №4, p. 224-226.

67 . Такер Дж., Ремптон В. Гиперзвук в физике твердого тела, М. Мир, 1975, с. 453.

68. Голенищев-Кутузов В.А., Самарцев В.В., Соловаров Н.К., Хабибуллин Б.М. Магнитная квантовая акустика, М. Наука, 1977, с. 198.

69. Leavitt P.P. Phenomenological theory of acoustophotorefractive effect, Appl. Phys. Lett., 1979, v. 34, №11, p. 771-773.

70. Чабан А. А. Об акусторефрактивном эффекте, Акуст. журн., 1983, т.29, в. 6, с 837-839.

71. Seavey M.H. Phonon generation in permally films, Proc IEEE, 1965, v. 53, p.1387-1389.

72. Гуревич Г.Л., Сандлер M.C., Чертков Ю.С. Электроакустические преобразователи, использующие доменную структуру сегнетоэлектрика, Радиотехника и электроника, 1973, т. 18, № 2, с. 2609-2613.

73. Pesin J., Tesson M. Generation and detection d'hypersons, Phys. Stat. Sol(a), 1976, v. 37, №1, p.119-125.

74. Пятаков П.А. Возбуждение поверхностной акустической волны на фото-индуцированной решетке, Акуст.журн., 1982, т. 28, №3, с. 398-401.

75. Белов В.В. Сердобольская О.Ю. Возбуждение звука периодической доменной структурой в сегнетоэлектрике германата свинца, ФТТ, 1986, т. 26, №9, с. 2624-2627.

76. Голенищев-Кутузов A.B., Батанова Н.Л., Ефимова Л.В. Акустические волны на поверхности пьезо-сегнетоэлектриков с индуцированной периодической доменной структурой, Республиканская научная конференция «Проблемы Энергетики», Докл. Казань, 1996, с. 79.

77. Зарембо Л.К., Красильников В.А. Введение в нелинейную акустику, М. Наука ,1966, с. 134.

78. Руденко О.В., Солуян С.Н. Теоретические основы нелинейной акустики, М. Наука, 1975, с. 243.

79. Бирюков С.Н., Гуляев Ю.В., Крылов В.В., Плесский В.П. Поверхностные акустические волны в неоднородных средах, М. Наука, 1991, с. 256.

80. Зарембо Л.К., Красильников В.А. Нелинейные явления при распространении упругих волн в твердых телах», УФН, 1970, т. 102, №4, с. 549-586.

81. Анисимкин В.И., Морозов А.И. Ультразвуковая внутренняя коническая рефракция в германии, ФТТ, 1975, т. 17, №10, с. 3006-3009.

82. Tell В. Piezoelectric ultrasonic harmonic generation in cadmium sulfide, Phus. Rev, 1964, v. 136, №3A, p. 772-775.

83. Можаев В.Г., Солодов И.Ю. О генерации второй гармоники акустических волн в пьезополупроводниках, Вестн. Моск. Физ. Астр., 1980, т. 21, №4, с. 46-52.

84. Солодов И.Ю. Акустическая нелинейность границ раздела твердых тел, Вестн. Моск. Физ. Астр., 1994, т. 35, №6, с. 13-24.

85. Морозова Г.П., Сердобольская О.Ю. Акустика полидоменных сегнето-электриков, Вестн. Моск. Физ. Астр., 1994, т. 35, №6, с. 42-51.

86. Туров Е.А., Луговой A.A. Магнитоупругие колебания доменных границ в ферромагнетиках, Физ. Мет. и металловедение, 1980, т. 50, с. 717-725.

87. Кессенних Г.Г., Санников Д.Г., Шувалов Л.А. Отражение и преломление поперечной звуковой волны на доменных границах в сегнетоэлектриках, Кристаллография, 1970, т. 15, в. 5, с. 1022-1027.

88. Auld В.А. Acoustic field and waves in solids, v. 2, №4, 1973, p. 376.

89. Кессенних Г.Г., Санников Д.Г., Шувалов Л.А. Отражение и преломление квазипродольной и квазипоперечной звуковых волн на 180-градусных доменных границах в сегнетоэлектриках, Кристаллография, 1971, т. 16, в. 2, с. 350-355.

90. Лайхман Б.Д., Таганцев А.К. Отражение и преобразование звука на доменных границах в сегнетоэлектриках, ФТТ, 1975, т. 17, №6, с. 1734-1736.

91. Есаян С.А., Леманов В.В., Смоленский Г.Л. Отражение и преломление упругих волн на доменных границах в сегнетоэлектрическом кристалле «Gd2 (Мо04)», Докл. АН. СССР, сер. матем. физ., 1974, т. 217, №1, с. 83-85.

92. Белов В.В., Сердобольская О.Ю., Сучкова М.А. Отражение звука от плоской доменной стенки в германате свинца, ФТТ, 1984, т. 26, №2, с. 556558.

93. Зарембо JI.К., Морозова Г.П., Сердобольская О.Ю. Влияние доменной структуры на акустическую нелинейность сегнетоэлектриков, ФТТ, 1986, т. 28, №10, с. 3213-3216.

94. Морозова Г.П., Сердобольская О.Ю. Генерация второй акустической гармоники на границе сегнетоэлектрических доменов, Вестн. Моск. Физ. Астр., 1994, т. 35, №5, с. 53-55.

95. Владимирцев Ю.В., Голенищев-Кутузов А.В., Голенищев-Кутузов В.А. Акустооптическое взаимодействие в фоторефрактивных средах и его приложения (обзор), Акуст. журн., 1995, т. 41, №3, с. 357-363.

96. Quates D., Gottschalk P. Holographic grating acoustic devices, Appl. Phys. Lett., 1985, v. 46, №2, p. 1125-1127.

97. Zhu Y., Ming N. High-frequency resonance in acoustic superlattice of LiNb03 crystals, Appl. Phys. Lett., 1988, v.53, №23, p.2278-2280.

98. Roshchupkin D.V., Brunei M., Tucoulou R. Reflection of surface acoustic waves on domain walles in LiNb03, Appl. Phys. Lett. 1994, v. 64, №2, p. 146-166.

99. White R.M. Generation of elastic waves transient surface heating, J. Appl. Phys., 1963, v. 34, p. 3559-3561.

100. Бункин Ф.В., Комиссаров B.M. Оптическое возбуждение звуковых волн, Акуст. журн., 1973, т. 19, в. 4, с. 305-320.

101. Lee R.E., White R.M. Excitation of surface elastic waves by transient surface heating, Appl. Phys. Lett., 1968, v. 12, p. 12-14.

102. Ledbetter N.M., Moulder J.C. Laser-induced Rayleying waves in aluminium, J. Acoust. Soc. Amer., 1979, v. 65, №3, p. 605-620.

103. Лямшев Л.Н. Оптоакустические источники звука, УФН, 1981, т. 135, с. 637-669.

104. Breazeale М.А., Philip J. in Physical Acoustics, edited by Mason W. P. N. Y. Academ. Press. 1984, v. 17, p. 1-93.

105. Yiang W., Du G. Observation of nonlinear accompanying electric potential wave in piezoelectric crystals, Appl. Phys. Lett., 1994, v. 65, №23, p. 29342936.

106. Батанова H.JI., Голенищев-Кутузов A.B. Распространение акустических волн в сегнетопьезоэлектриках с периодическим электрическим рельефом, Акуст. журн., 1997, т. 43, №4, с. 545-547.

107. Карабулов А.А. Лазерное возбуждение поверхностных акустических волн: новое направление в оптико-акустической спектроскопии твердого тела, УФН, 1995, т. 147, в. 3, с. 605-620.

108. Жаров В.П., Летохов B.C. Лазерная оптико-акустическая спектроскопия, М. Наука, 1984, с. 320.

109. Tarn А.С. Applications of photoacoustic sensing techniques, Rev. Mod. Phys., 1986, v. 58, №2, p. 381-482.

110. Крылов В.В., Павлов В.И. Термоупругий механизм возбуждения звука, Акуст. журн., 1982, т. 28, в. 7, с. 836-838.

111. Зеленская Т.Е., Шандаров С.М. Фотогенерация акустических волн на голографической решетке в фоторефрактивных кристаллах, Докл. АН СССР, 1986, т. 289, №3, с. 600-603.

112. Деев В.Н., Пятаков П.А. Фотоакустический эффект в фотопроводящих пьезоэлектриках, ЖТФ, 1986, т. 52, №10, с. 1909-1815.

113. Деев В.Н., Пятаков П.А. Оптическая генерация акустических волн на голографической решетке при пульсирующем освещении, ЖТФ, 1990, т. 60, №1, с. 91-96.

114. Cachieg G. Optical excitation of high amplitude surface waves, Appl. Phys. Lett., 1970, v. 17, p. 419-421.

115. Грудзинская И.С., Пятаков П.А. Генерация поверхностной акустической волны бегущей световой решеткой в проводящем пьезоэлектрике, Акуст. журн., 1993, т. 39, №5, с. 824-828.

116. Batanova N.L., Golenishev-Kutuzov V.A., Migachev S.A. Investigation of physical properties of piezo-ferroelectrics and semiconductors by the optoacoustic method, International symposium on surface waves in solids. Proceeding Moscow-St. Petersburg, 1994, p. 237-240.

117. Golenihchev - Kutuzov V.A., Migachev S.A., Rez I.S. Investigation of acoustic and optical properties of ferro and piezoelectrics by the optoacoustic method, Crystal Research and Techn., 1986, v. 21, p. 422-428 .

118. Батанова H.JI., Калнмулпин Р.И., Голенищев-Кутузов A.B. Возникновение доменной структуры в ниобате лития под действием лазерного излучения, Изв. РАН, 1998, т. 62, №2, с.384-386.