Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Процессы фотоиндуцированного переноса заряда в сегнетоэлектриках. динамическая голография в фоторефрактивных кристаллах 11
1.1. Фотоиндуцированный перенос зарядов в сегнетоэлектрических кри сталлах 11
1.1.1. Процессы формирования поля пространственного заряда в сегнетоэлектрических кристаллах 11
1.1.2. Механизмы фотоиндуцированного переноса заряда в сегнетоэлектрических кристаллах
1.2. Фоторефрактивный эффект в сегнетоэлектрических кристаллах 19
1.2.1. Экспериментальные исследования фоторефрактивного эффекта 19
1.2.2. Модели фоторефрактивного эффекта 21
1.3. Фотоиндуцированное рассеяние света 25
1.4. Динамическая голография в фоторефрактивных кристаллах 31
1.4.1. Запись голограмм в фоторефрактивных кристаллах 31
1.4.2. Особенности динамической голографии в фоторефрактивных кристаллах 33
Глава II. Кинетика интенсивности фотоиндуцированного рассеяния света в кристаллах ниобата лития, легированных железом и родием 39
2.1. Экспериментальная установка и методика проведения эксперимента 39
2.2. Кинетика фотоиндуцированного рассеяния света в легированных кристаллах ниобата лития при различных интенсивностях пучка накачки 42
2.2.1. Расчет временных характеристик фотоиндуцированного рассеяния света в кристаллах LiNb03:Fe и LiNb03:Rh 42
2.2.2. Оценка фотопроводимости кристаллов LiNb03:Fe и LiNb03:Rh 51
Глава III. Угловое распределение интенсивности фотоиндуцированного рассеяния света в легированных кристаллах ниобата лития 54
3.1. Экспериментальная установка и цифровой метод построения индикатрис ФИРС 54
3.2. Построение и анализ индикатрис ФИРС в легированных кристаллах ниобата лития
3.2.1. Индикатрисы прямого и обратного ФИРС в кристаллах LiNb03:Fe и LiNb03:Rh при нормальном падении пучка накачки 57
3.2.2. Индикатрисы прямого и обратного ФИРС в LiNb03:Fe и LiNb03:Rh при различных углах падения пучка накачки 66
Глава IV. Пространственная структура селективного фотоиндуцированного рассеяния света в легированных кристаллах ниобата лития 74
4.1. Селективное фотоиндуцированное рассеяние света при нормальном падении пучка накачки 74
4.1.1. Экспериментальное исследование селективного ФИРС в кристаллах LiNb03:RhHLiNb03:Fe 74
4.1.2. Модель селективного фотоиндуцированного рассеяния света в легированных кристаллах ниобата лития 76
4.1.3. Расчет картины фотоиндуцированного рассеяния света в кристалле LiNb03:Rh 79
4.2. Селективное фотоиндуцированное рассеяние света для различных углов падения пучка накачки в плоскости xz 83
4.2.1. Экспериментальное исследование селективного ФИРС в кристалле LiNb03:Rh 83
4.2.2. Моделирование селективного ФИРС в кристалле LiNb03:Rh 88
4.3. Селективное фотоиндуцированное рассеяние света для различных углов падения пучка накачки в плоскости ху 89
Заключение 95
Список литературы 98
- Процессы формирования поля пространственного заряда в сегнетоэлектрических кристаллах
- Кинетика фотоиндуцированного рассеяния света в легированных кристаллах ниобата лития при различных интенсивностях пучка накачки
- Построение и анализ индикатрис ФИРС в легированных кристаллах ниобата лития
- Экспериментальное исследование селективного ФИРС в кристаллах LiNb03:RhHLiNb03:Fe
Введение к работе
В настоящее время интенсивное развитие лазерной техники, волоконной и интегральной оптики открывает широкие возможности для применения сегнетоэлектрических сред в качестве элементной базы оптических систем обработки, передачи и хранения информации [1—3].
К перспективным сегнетоэлектрическим кристаллам относится
фоторефрактивный кристалл ниобата лития ЫМэОз, обладающий
уникальным набором электрооптических, фотоэлектрических,
нелинейнооптических свойств [1, 2, 4, 5]. Ценным качеством этого кристалла является и то, что его характеристики можно изменять в широком диапазоне путем варьирования состава за счет легирования или изменения стехиометрии [5-7]. Отметим, что ниобат лития является рабочей средой для когерентно-оптических систем обработки информации (фурье-процессоры, устройства пространственной фильтрации изображений, корреляторы [8]), акустических линий задержек, устройств модуляции и преобразования частоты оптического излучения, тепловизионных приборов и датчиков ядерного излучения. За счет фоторефрактивного эффекта (ФРЭ) в ЫМЮз осуществляется запись поляризационно-фазовых голограмм, что позволяет использовать данный кристалл в устройствах голографической записи и хранения информации.
Впервые фоторефрактивный эффект (optical damage - оптическое повреждение) наблюдался в кристалле ниобата лития в 1966 году [9]. ФРЭ заключается в локальном изменении показателя преломления при прохождении через кристалл лазерного луча, обусловленном пространственным разделением фотоиндуцированных зарядов и возникновением электрических полей, которые и изменяют показатель преломления в освещенной области за счет электрооптического эффекта.
Одним из следствий ФРЭ является рассеяние оптического излучения на фотоиндуцированных мелкомасштабных неоднородностях показателя
преломления, называемое фотоиндуцированным рассеянием света (ФИРС). ФИРС как один из примеров значительной деструкции лазерных пучков представляет собой серьезный недостаток и является ограничивающим фактором для применения фоторефрактивных кристаллов.
Изучение особенностей ФИРС в легированных кристаллах ниобата лития актуально по следующим причинам. Исследование факторов, влияющих на кинетику и структуру рассеяния, способствует выяснению причин возникновения ФИРС, что позволяет выявить условия для его подавления. Кроме того, фоторефрактивные свойства ниобата лития в значительной мере определяются родом и концентрацией примесей, поэтому изучение ФИРС способствует получению дополнительной информации о влиянии примесей на свойства кристаллов.
Целью работы является изучение кинетики и индикатрисы фотоиндуцированного рассеяния света при различных условиях эксперимента и определение величин, характеризующих фоторефрактивный эффект в легированных кристаллах ниобата лития. Для достижения данной цели в работе были поставлены и решены следующие задачи.
Исследовать кинетику интенсивности ФИРС в кристаллах ниобата лития, легированных железом и родием, при различных интенсивностях пучка накачки.
Получить и проанализировать люкс-амперные характеристики кристаллов LiNbCbiFe и ЬіМ)Оз:Ші, определить наиболее согласующуюся с экспериментальными данными по ФИРС модель фотоиндуцированного переноса заряда в кристаллах ниобата лития, легированных родием.
Разработать методику построения индикатрис ФИРС, основанную на обработке цифрового фотоизображения программными средствами.
Выявить особенности формирования индикатрисы неселективного (широкоуглового) ФИРС в направлении прошедших и отраженных
лучей в кристаллах LiNbCbrFe и ІЛМЮзіИі при различных углах падения пучка накачки.
Провести анализ угловой зависимости коэффициента усиления ФИРС и оценить применимость существующих моделей ФИРС для описания фотоиндуцированного рассеяния света в кристаллах ниобата лития, легированных железом и родием.
Изучить особенности пространственной структуры селективного ФИРС в кристаллах ниобата лития, легированных родием, при различных углах падения пучка накачки.
В рамках модели четырехволнового взаимодействия сформулировать условия фазового синхронизма для селективного ФИРС и оценить величину фоторефрактивной чувствительности кристаллов ниобата лития, легированных родием.
Для решения поставленных в работе задач применялись экспериментальные и теоретические методы. В процессе постановки и проведения эксперимента использовались фотоэлектрический и фотографический методы, а также метод визуального наблюдения. Обработка и интерпретация результатов осуществлялись с использованием статистических методов, метода численного решения нелинейных алгебраических уравнений, цифровых методов анализа изображений.
В диссертационной работе были использованы образцы кристаллов ниобата лития с легирующими добавками железа и родия: LiNb03:Fe (0,03 вес. %), LiNb03:Fe (0,05 вес. %) и LiNb03:Rh (0,01 вес. %). Указанные примеси однородно распределены по объему кристаллов. Кристаллы были предоставлены И.Б. Барканом (Институт физики полупроводников СО РАН, г. Новосибирск). Були, из которых вырезались образцы, выращены методом Чохральского. Грани кристаллов ориентированы вдоль кристаллофизических осей х, у и z. Полировка граней проводилась с учетом стандартных требований, предъявляемых к обработке оптических и лазерных элементов. Перед проведением измерений качество
кристаллов было проверено с использованием коноскопической методики. Необходимость такой проверки связана с тем, что реальные кристаллы на микроскопическом уровне оптически неоднородны за счет наличия примесей и механических напряжений. Также возможна разориентация различных областей - блочность. Как следствие, в различных частях кристалла оптические оси могут иметь различную ориентацию относительно граней кристаллов. Для измерений отбирались образцы, прошедшие проверку качества.
Результаты, полученные автором в работе, могут быть использованы для разработки нелинейно-оптических элементов и создания на их основе новых оптических устройств обработки, передачи, записи и хранения информации. Метод построения индикатрис ФИРС, предложенный в работе, может применяться для анализа угловых зависимостей интенсивности излучения при решении различных исследовательских и прикладных задач оптики.
Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы из 115 наименований. Общий объем работы составляет 108 страниц, включая 38 рисунков.
В первой главе представлен обзор работ, позволяющий оценить современное состояние физики фоторефрактивных сред. Рассмотрены процессы формирования поля пространственного заряда и основные механизмы фотоиндуцированного переноса заряда в сегнетоэлектрических кристаллах. Описывается фоторефрактивный эффект и основные модели, его объясняющие. Перечислены и охарактеризованы виды фотоиндуцированного рассеяния света. Большое внимание уделено процессу записи динамических голограмм в фоторефрактивных кристаллах.
Во второй главе приведены экспериментальные результаты изучения кинетики фотоиндуцированного рассеяния света в направлении прошедших лучей в кристаллах ниобата лития, легированных железом и родием, при интенсивности пучка накачки, изменяющейся в диапазоне / = 1+7 кВт/см
на длине волны 0,6328 мкм. Определены временные характеристики ФИРС
(время нарастания интенсивности ФИРС до максимального значения,
величина максимальной интенсивности ФИРС для данных условий
эксперимента). Получены люкс-амперные характеристики исследуемых
кристаллов в указанном диапазоне интенсивности накачки. Для проведения
исследований выбраны кристаллы LiNb03:Fe (0,03 вес. %),
LiNb03:Fe (0,05 вес. %) и LiNb03:Rh (0,01 вес. %). Выбор легирующих примесей обусловлен следующими соображениями. Фоторефрактивные свойства ІЛМЮзіИі мало изучены, хотя имеются данные, что примесь родия значительно повышает фоточувствительность кристаллов [6, 7, 10]. Для LiNbC^Fe разработаны модели, описывающие ФИРС [5 - 7], однако их применимость при выбранных нами условиях эксперимента требует проверки.
Третья глава посвящена построению и анализу индикатрис интенсивности ФИРС в направлении прошедших и отраженных лучей в кристаллах ниобата лития, легированных железом и родием, при различных углах падения пучка накачки. Автором предложен метод построения индикатрис ФИРС, основанный на обработке цифровых изображений программными средствами, позволяющий упростить анализ особенностей пространственной структуры ФИРС. Проведена оценка применимости различных моделей ФИРС кристалла ниобата лития, легированного родием.
В главе 4 приводятся результаты экспериментального исследования и моделирования селективного ФИРС в кристалле LiNbC^iRh при различных углах падения пучка накачки. Предлагается модель, описывающая селективное ФИРС как результат четырехволнового взаимодействия в среде с кубичной нелинейностью. С использованием данной модели рассчитаны углы синхронизма, соответствующие направлениям, в которых осуществляется нелинейное преобразование излучения накачки. Определена величина фотоиндуцированного изменения показателя преломления и фоторефрактивная чувствительность кристалла.
В заключении излагаются основные результаты работы.
На защиту выносятся следующие положения.
Коэффициент усиления ФИРС в кристаллах LiNbC^Fe и LiNbC>3:Rh не зависит от интенсивности излучения накачки в диапазоне 1-5-7 кВт/см2 на длине волны 0,6328 мкм, что обусловлено низкой темновой проводимостью исследуемых кристаллов.
Фотопроводимость кристаллов LiNbCbiRh при интенсивностях излучения накачки в диапазоне 1-К7 кВт/см на длине волны 0,6328 мкм имеет квадратичную составляющую, что может быть объяснено наличием двух уровней захвата фотовозбужденных носителей заряда в кристаллах LiNb03:Rh.
Коэффициент усиления прямого неселективного ФИРС в кристаллах ІЛМЮз:Ші резко уменьшается при отходе от направления пучка накачки в диапазоне углов 2,5 + 3, в результате чего в направлениях, составляющих угол с накачкой менее 2,5 градусов, излучается до 50% энергии рассеянного света.
Условия фазового синхронизма для волн накачки и рассеянного света в случае селективного ФИРС еее-е типа на длине волны 0,6328 мкм в кристаллах LiNbOjiFe и LiNb03:Rh обеспечиваются наличием оптической анизотропии и неравномерным изменением показателя преломления в освещенной области кристалла.
Основные результаты диссертации изложены в работах [11-31] и докладывались на следующих конференциях.
XI Joint International Symposium «Atmospheric and Ocean Optics. Atmospheric physics». Tomsk, Institute of Atmospheric Optics SB RAS, 2004.
The IV International Conference «Fundamental problems of opto- and microelectronics». Khabarovsk, DVGUPS, 2004.
II Международный оптический конгресс «Оптика-ХХІ век». Санкт-Петербург, 2004.
The V International Conference «Fundamental problems of opto- and microelectronics». Vladivostok, 2005.
IV Международная конференция молодых ученых и специалистов «Оптика-2005». Санкт-Петербург, 2005.
XXXXIV Всероссийская научно-практическая конференция ученых транспортных ВУЗов, инженерных работников и представителей академической науки «Современные технологии — железнодорожному транспорту и промышленности». Хабаровск, ДВГУПС, 2006.
XX Всероссийская научная конференция студентов-физиков и молодых ученых «ВНКСФ-12». Новосибирск, 2006.
Международный симпозиум «Принципы и процессы создания неорганических материалов» (III Самсоновские чтения). Хабаровск, Институт материаловедения ХНЦ ДВО РАН, 2006.
X конференция студентов, аспирантов и молодых ученых по физике полупроводниковых, диэлектрических и магнитных материалов «ПДММ - 2006». Владивосток, ИАПУ ДВО РАН, 2006.
Диссертационная работа связана с фундаментальной научно-исследовательской темой ОАО «РЖД» «Анизотропное отражение света и электрооптические свойства кристаллов», выполняемой на кафедре «Физика» ДВГУПС.
Процессы формирования поля пространственного заряда в сегнетоэлектрических кристаллах
Под действием света в сегнетоэлектрических кристаллах, таких как 1л№Юз, ІЛТаОз, ВаТіОз, SBN и др., возникают фотоиндуцированные свободные носители зарядов (электроны и дырки в зоне проводимости). Их перемещение по кристаллу и последующий захват ловушками приводит к перераспределению пространственного заряда и возникновению внутреннего поля Е . Перераспределение зарядов в сегнетоэлектрических кристаллах может быть обусловлено диффузией свободных носителей, дрейфом носителей во внешнем поле, а также наличием электрического тока в кристаллах нецентросимметричного класса симметрии, возникающего под действием однородного освещения (так называемый объемный фотовольтаический эффект). Плотность полного тока j, возникающего в кристалле за счет движения носителей заряда, можно представить в виде [6]: } = L+hf+JPb» (1Л) где ]dr - плотность тока дрейфа, }dlf - плотность диффузионного тока, jphv плотность фотовольтаического тока. В зависимости от указанной выше причины перераспределения носителей различают механизмы формирования поля пространственного заряда. 1. Дрейфовый механизм. Разделение зарядов при неоднородном по сечению кристалла фотовозбуждении происходит под действием приложенного к образцу внешнего электрического поля Е0. Свободные носители перемещаются из освещенных областей в неосвещенные, где захватываются ловушками. Перераспределение заряда продолжается до тех пор, пока поле пространственного заряда Esc не скомпенсирует в освещенных областях приложенное внешнее поле Е0. Для многих сегнетоэлектрических кристаллов выявлено экспериментально, что ток дрейфа подчиняется закону Ома [32]: J =OE0 (1.2) где 6 = efLehNeh - тензор проводимости, е - заряд носителя, р,еЛ - тензор подвижности носителей (е - электронов, h - дырок), Neh - плотность носителей заряда. 2. Диффузионный механизм. При освещении сегнетоэлектрического кристалла вследствие взаимодействия световых пучков возникает интерференционная картина распределения интенсивности, порождающая такое же пространственное распределение концентрации фотоиндуцированных свободных носителей. За счет тепловой диффузии происходит «сглаживание» неоднородного распределения зарядов. Появляется диффузионный ток, который переносит заряд из освещенных областей кристалла в неосвещенные. Стационарное состояние достигается, когда диффузионный ток компенсируется встречным током, связанным с полем пространственного заряда.
Выражение для плотности диффузионного тока имеет вид [6]: idif -qbgradN , (1.3) где q - величина элементарного заряда {—е для электронной и +е для Д к Т дырочной проводимости), )= e h в - диффузионный тензор, кв е постоянная Больцмана, Т — температура кристалла. 3. Объемный фотовольтаический эффект (ФВЭ). Фотовольтаический (или фотогальванический) эффект впервые был обнаружен Глассом с сотрудниками [33, 34]. ФВЭ является еще одной причиной перераспределения фотоиндуцированных свободных носителей в нецентросимметричных сегнетоэлектрических кристаллах. С общефизической точки зрения фотовольтаический ток вызван асимметрией элементарных процессов рассеяния, генерации и рекомбинации неравновесных носителей заряда. Величина фотовольтаического тока зависит от поляризации света и ориентации пучка относительно кристаллографических осей, плотность фотовольтаического тока линейно зависит от интенсивности пучка. Плотность тока \phv связана с напряженностью электрического поля световой волны: ирЛ=\(0окЕ Л+к.с), (1.4) где p\t - объемный фотогальванический тензор третьего ранга, Е , Ек — компоненты световой волны, индекс показывает комплексное сопряжение. Более подробно ФВЭ рассматривается в п. 2.1.2. Выше были рассмотрены причины перераспределения фотоиндуцированных свободных носителей в сегнетоэлектрических кристаллах под действием света. Важный вопрос о том, откуда движутся свободные заряды и где они захватываются ловушками, до сих пор остается открытым. Значимость этого вопроса обуславливается влиянием микроскопических процессов в кристаллах на их макроскопические свойства: поглощение, проводимость, голографическую чувствительность и др. Предложено несколько моделей, описывающих возможные механизмы фотоиндуцированного переноса заряда в сегнетоэлектрических кристаллах. 1. Одноцентровая модель. Удовлетворительно описывает кинетические и полевые характеристики голографической записи в кристаллах ІЛМЮз с многозарядными примесями переходных металлов: Fe, Си, Mg, Ni [35-38]. Под действием света перенос фотоэлектронов в кристалле ниобата лития реализуется между высоковалентными и низковалентными ионами (без изменения соотношения их концентраций) [5].
Кинетика фотоиндуцированного рассеяния света в легированных кристаллах ниобата лития при различных интенсивностях пучка накачки
Как было отмечено выше, некоторые свойства ниобата лития можно изменять в широком диапазоне путем варьирования его состава за счет легирования или изменения стехиометрии. Изучение временных характеристик ФИРС способствует выявлению факторов, влияющих на кинетику фотоиндуцированного рассеяния, и, в конечном счете, получению дополнительной информации о влиянии примесей на свойства кристаллов.
Нами было проведено экспериментальное исследование зависимости интенсивности центрального пучка 1С, прошедшего кристалл, от времени облучения в диапазоне интенсивности пучка накачки / = Н7 кВт/см . На рис. 2.2-2.4 представлены графики полученных временных зависимостей для исследуемых кристаллов. Время облучения 60 мин. Как видно из рис. 2.2 - 2.4, после начала облучения наблюдается уменьшение интенсивности центрального пучка, прошедшего кристалл, до своего минимального значения, различного для каждого из исследуемых кристаллов. При дальнейшем облучении образца наблюдается постепенное увеличение интенсивности центрального с последующим выходом на некоторый постоянный уровень, далее не изменяющийся. Анализ рис. 2.2 -2.4 показал, что характерное время спада интенсивности центрального пучка, прошедшего кристалл, уменьшается с ростом интенсивности пучка накачки для всех исследуемых кристаллов. При интенсивности пучка накачки / = 7,2 кВт/см минимальное значение интенсивности центрального пучка, прошедшего кристалл LiNbCbiFe (0,03 вес. %), достигается за время -150 с, 0,1 і о 1000 2000 t,c 3000 Рис. 2.2. Кинетика интенсивности центрального пучка, прошедшего кристалл LiNb03:Fe (0,03 вес. %) для различных интенсивностей пучка накачки: 1 - 1р = 7,2 кВт/см2, 2 - 1р = 3,8 кВт/см2, 3 - I = 0,8 кВт/см2 0,1 і 1000 2000 t,C 3000 Рис. 2.3. Кинетика интенсивности центрального пучка, прошедшего кристалл LiNb03:Fe (0,05 вес. %) для различных интенсивностей пучка накачки: 1 — I = 7,2 кВт/см2, 2-І = 3,8 кВт/см2, 3-1р= 0,8 кВт/см2 0,08 сі 0,06 ф і і-о -б 0,04 0,02 1000 2000 t,C 3000 Рис. 2.4. Кинетика интенсивности центрального пучка, прошедшего кристалл LiNbCbiRh (0,01 вес. %) для различных интенсивностей пучка накачки: 1 — I = 7,2 кВт/см , 2 - I = 3,8 кВт/см2, 3-1р= 0,8 кВт/см2 для кристалла LiNbCbiFe (0,05 вес. %) его величина составляет 120 с, для кристалла LiNb03:Rh (0,05 вес. %) - -100 с.
В кристаллах ниобата лития при ФИРС происходит нелинейное преобразование энергии излучения накачки в энергию рассеянного света. Причем наблюдается корреляция временных зависимостей интенсивности света, прошедшего кристалл, и интенсивности рассеянного излучения [104]. С использованием экспериментальных временных зависимостей интенсивности центрального пучка, прошедшего кристалл, нами были получены зависимости интенсивности Is ФИРС от времени для интенсивности пучка накачки в диапазоне 1+7 кВт/см2 (рис. 2.5 - 2.7). За время облучения, совпадающее по величине со временем достижения минимума 1С для соответствующих кристаллов, наблюдается рост интенсивности ФИРС от нуля до максимального значения, различного для каждого из исследуемых кристаллов (рис. 2.5 - 2.7). На рис. 2.9 - 2.11 представлены графики зависимостей коэффициента преобразования ФИРС от интенсивности пучка накачки для исследуемых кристаллов. Для каждого значения интенсивности пучка накачки нами было получено 15 значений коэффициента преобразования, соответствующих точкам на графиках рис. 2.9 - 2.11. Разброс значений не превышает 10%. Из рис. 2.9 - 2.11 видно, что коэффициент преобразования не зависит от интенсивности пучка накачки. Согласно [66] Лтах=/0,Л тах)» (2-2) где I0s - интенсивность релеевского рассеяния в кристалле в начальный момент облучения, / - функция, описывающая голографическое усиление начального релеевского рассеяния (при различных экспериментальных условиях и в разных средах она имеет различный вид), gmax -голографический коэффициент усиления рассеяния в момент максимума ФИРС [66]: где од- темновая проводимость, oph — фотопроводимость кристалла. Учитывая (2.1) - (2.3) и тот факт, что /0, 7 , получим: Лтах-Д&пах)- (2 4) Следовательно, голографический коэффициент усиления gmax также не зависит от интенсивности пучка накачки в диапазоне 7=1- -7 кВт/см . Данные рис. 2.9-2.11 и формула (2.3) позволяют сделать вывод о том, что при данных условиях эксперимента величина темновой проводимости Gd Е 100 90 80 70 60 50 40 30 20 -\ 10 I! І і ! 5 . » 2000 4000 /0, кВт/см2 6000 8000 Рис. 2.9. Зависимость коэффициента преобразования ФИРС от интенсивности пучка накачки в кристалле LiNbQ3:Rh (0,01 вес. %) 100 80 70 -\ 50 Н Р" 40 20 0 $ І ! I ! 2000 і і I $ 6000 4000 /р, кВт/см2 8000 Рис. 2.10. Зависимость коэффициента преобразования ФИРС от интенсивности пучка накачки в кристалле LiNb03:Fe (0,05 вес. %) X CO Е 100 90 80 70 60 50 40 ЗО 20 10 -\ О і Iі :« » Ф і О 2000 4000 /0, кВт/см2 6000 8000 Рис. 2.11. Зависимость коэффициента преобразования ФИРС от интенсивности пучка накачки в кристалле LiNb03:Fe (0,03 вес. %) пренебрежимо мала по сравнению с фотопроводимостью стрА. Таким образом, при дальнейших расчетах величина 5d нами не учитывалась.
Возникающее в кристалле фотоиндуцированное рассеяние света можно рассматривать как случай двухпучкового взаимодействия на решетках шумовых фазовых голограмм, которые записываются за счет интерференции возбуждающей световой волны (донорный пучок) и волны, рассеянной на начальных неоднородностях, всегда присутствующих в кристалле (акцепторный пучок) [99]. При этом происходит перекачка энергии от накачки к волнам рассеяния.
Для каждого значения интенсивности пучка накачки было получено 15 расчетных значений фотопроводимости, разброс величин не превышал 10%. Каждый набор значений арц соответствующей серии был аппроксимирован различными функциями (линейной, степенной, экспоненциальной и полиномом различных степеней). Установлено, что для всех 15 наборов расчетных значений фотопроводимости коэффициент корреляции имеет максимальное значение в случае аппроксимации полиномом второй степени. Это позволяет сделать вывод о нелинейном характере зависимости ари(1Р) при данных условиях эксперимента.
Построение и анализ индикатрис ФИРС в легированных кристаллах ниобата лития
Нами построены индикатрисы фотоиндуцированного рассеяния света в кристаллах LiNb03:Fe и ІЛІчТЬОзГІИі в направлении прошедших и отраженных лучей в случае, когда волновой вектор накачки, нормаль к кристаллу и оптическая ось кристалла лежат в одной плоскости, при этом пучок накачки падает нормально на кристаллическую пластинку. Для построения индикатрис ФИРС во всех случаях пункта 3.2 работы использовалась система координат [107], изображенная на рис. 3.2. Ось z совпадает с оптической осью исследуемого кристалла, оси х и у перпендикулярны граням кристалла. Выбранное направление рассеянного излучения задается следующими углами: 0 - угол между выбранным направлением рассеяния kj и оптической осью кристалла z, ф - угол между волновыми векторами накачки и рассеянного излучения. Е - вектор поляризации накачки.
В кристалле LiNb03:Fe (0,03 вес. %) в направлении прошедших лучей возникает неселективное поляризационно-изотропное широкоугловое ФИРС значительной интенсивности [17 - 19, 108], наблюдаемое на экране в виде пятна в форме восьмерки, вытянутой вдоль оптической оси (рис. 3.3, а). Картина ФИРС имеет характерную спекл-структуру, причем размер отдельного «зерна» в спекл-структуре больше в области рассеянного излучения и уменьшается по мере приближения к центральному пятну. За время 2,5 мин. угловой размер картины вдоль оптической оси достигает своего максимального значения -27. После 20 минут облучения заметно уменьшается яркость ФИРС и его угловые размеры. Примерно через 40 минут после начала облучения величина максимального угла раскрытия и яркость ФИРС перестают изменяться, что свидетельствует о выходе процессов перераспределения энергии накачки и рассеяния на некоторый стационарный уровень.Z
В процессе ФИРС энергия излучения накачки практически полностью преобразуется в энергию рассеянного излучения. Анализ построенных нами индикатрис ФИРС позволил получить некоторые количественные характеристики этого процесса. Из рис. 3.3, в следует, что в кристалле LiNb03:Fe (0,03 вес. %) вдоль оптической оси в направлениях, составляющих угол с накачкой менее 5, излучается до 90% энергии рассеянного излучения. Такая же доля энергии излучается и в направлении, перпендикулярном оптической оси и пучку накачки в диапазоне углов -2,5 \/ 2,5 (рис. 3.3, б). Резкий спад интенсивности рассеянного света в указанных диапазонах углов свидетельствует о значительной угловой зависимости коэффициента усиления фоторефрактивного рассеяния в исследуемом кристалле. Рис. 3.3. Индикатриса прямого ФИРС в кристалле LiNbCb:Fe (0,03 вес. %): а - фотография ФИРС, б - индикатриса ФИРС в координатах (v/,/), в - индикатриса ФИРС в координатах (0,7), г - индикатриса ФИРС в координатах (vj/, 0,/), д - распределение / по углу 0 в плоскости xz (ц/ = 0 ).
На рис. 3.4, а представлена фотография картины обратного ФИРС в кристалле LiNbOsiFe (0,03 вес. %). Как и в случае прямого ФИРС, в направлении отраженных лучей наблюдается широкоугловое рассеяние [71] с ярко выраженной спекл-структурой, хорошо заметной на рис. 3.4, г. Картина рассеяния в момент начала облучения полностью совпадает по внешнему виду с ФИРС в направлении прошедших лучей. После 2,5 минут облучения (как и для прямого ФИРС) угол конуса раскрытия рассеяния достигает своего максимального значения -19 (в 1,4 раза меньше, чем для прямого ФИРС). В течение 40 минут облучения также наблюдается уменьшение яркости и угловых размеров картины ФИРС. Уменьшение яркости обратного ФИРС приводит к возможности наблюдать на экране дуги селективного рассеяния, интенсивность которых не изменяется в течение всего времени облучения. На рис. 3.4, в, где изображена построенная нами индикатриса ФИРС в координатах (0, /), в направлениях 9 =84 и 9 =96, а так же на рис. 3.4, г хорошо заметны дуги селективного ФИРС в направлении отраженных лучей. Из анализа рис. 3.4, в нами получено отношение максимальной интенсивности широкоуглового ФИРС к интенсивности селективного рассеяния, равное 3,4.
В кристалле LiNb03:Fe (0,05 вес. %) в направлении прошедших лучей наблюдается широкоугловое поляризационно-изотропное фотоиндуцированное рассеяние света (рис. 3.5, а), кинетика и пространственная структура которого схожи с таким же типом рассеяния в кристалле LiNbC iFe (0,03 вес. %). Отличия заключаются в величине максимального угла конуса рассеяния (в направлении оптической оси угол раскрытия равен 60, в направлении, перпендикулярном оптической оси и распространению пучка накачки, угол раскрытия составляет 18), времени его достижения ( 2 мин) и размере «зерна» спекл-структуры. Анализ рис. 3.5, б, в и д показал, что в направлении, перпендикулярном оптической оси z и распространению излучения накачки, в диапазоне углов -8 i/ 8, а также в направлении оптической оси в диапазоне углов 80 9 100 интенсив Рис. 3.4. Индикатриса обратного ФИРС в кристалле LiNbC Fe (0,03 вес. %), пучок накачки падает нормально к кристаллу: а - фотография ФИРС, б - индикатриса ФИРС в координатах (vj/, 7), в - индикатриса ФИРС в координатах (9,7), г - индикатриса ФИРС в координатах (Ч/,Є,7)
Обратное рассеяние в кристалле LiNbC 3:Fe (0,05 вес. %), фотография которого изображена на рис. 3.6, а, развивается синхронно с прямым, но его угловые размеры примерно в 1,4 раза меньше. На фотографии также заметны дуги селективного ФИРС, яркость которых практически не изменяется в течение всего времени облучения ( 60 мин.). На рис. 3.6, в в области 9=70 и 0=110 дуги селективного хорошо заметны. Анализ 3.6, в показал, что максимальная интенсивность широкоуглового ФИРС больше интенсивности селективного рассеяния в 2,3 раза.
В кристалле ІЛМЮзіШі в направлении прошедших лучей наблюдается ФРИС более сложной структуры [25, 26, 107]. Одновременно присутствует неселективное рассеяние и селективное рассеяние, имеющее на экране вид системы дуг, вытянутых вдоль оптической оси кристалла (рис. 3.7, а). Полный угловой размер картины ФИРС вдоль оптической оси кристалла, включая селективное и широкоугловое рассеяние, составляет 15. Время, в течение которого угол конуса ФИРС достигает максимального значения, 1,5 мин. Из рис. 3.7, б и в видно, что в диапазоне углов 87,5 9 92,5 в направлении оптической оси кристалла, и в направлениях, перпендикулярных пучку накачки и оси z, для значений углов -1,5 цг 1,5 в LiNb03:Rh излучается до 50% энергии рассеянного излучения. Коэффициент усиления ФИРС, как и в случаях, описанных выше, обладает ярко выраженной угловой зависимостью.
Экспериментальное исследование селективного ФИРС в кристаллах LiNb03:RhHLiNb03:Fe
В данном параграфе представлены результаты экспериментального исследования индикатрис селективного ФИРС в кристалле LiNb03:Rh и LiNb03:Fe в случае, когда волновой вектор накачки лежит в плоскости, перпендикулярной оптической оси, и угол падения пучка накачки равен 0. Исследуемые кристаллы представляют собой плоскопараллельные пластинки х- и у-срезов толщиной Н2 мм. Излучение гелий-неонового лазера во всех случаях эксперимента, рассмотренных в данной главе, поляризовано в плоскости, содержащей оптическую ось кристалла. Пучок накачки фокусировался в кристалл линзой, интенсивность лазерного излучения в кристалле 1Р = 7,2 кВт/см . Картины ФИРС наблюдались на экране, установленном перпендикулярно направлению распространения пучка накачки, и регистрировались цифровой камерой. Для получения более четких снимков картин ФИРС центральное пятно перекрывалось непрозрачным экраном в форме круга. Схема экспериментальной установки изображена на рис. 3.1.
В кристалле LiNbCVRh в направлении прошедших лучей практически сразу после начала облучения возникает и развивается рассеяние, имеющее сложную пространственную структуру (рис. 3.7, а) [107, 110, 111]. На экране одновременно наблюдается селективное ФИРС в виде набора дуг в форме восьмерки, вытянутой вдоль оптической оси, и широкоугловое неселективное ФИРС в виде области в центре картины с яркой однородной засветкой. Дуги селективного ФИРС достигают своего максимального углового размера через 1,5 минут с момента начала облучения. В направлении оптической оси максимальный угол раскрытия дуг составляет 15, в направлении, перпендикулярном оптической оси и волновому вектору накачки, максимальный угловой размер дуг составляет 7. Одновременно с селективным ФИРС в LiNbCbrRh развивается широкоугловое рассеяние, максимальный угол раскрытия которого 6. В направлении отраженных лучей в кристалле LiNbC 3:Rh наблюдается только селективное ФИРС, также имеющее форму дуг в виде восьмерки, вытянутой вдоль оптической оси кристалла. Кинетика развития обратного рассеяния такая же, как и в случае прямого ФИРС. На экране наблюдается пара дуг значительной яркости, угловая толщина которых 0,6. Ближе к центру картины заметны дуги, меньшие по яркости, угловым размерам и толщине. В процессе облучения происходит уменьшение яркости всех дуг селективного ФИРС, но угловые размеры картины остаются практически неизменными.
В кристалле LiNbCbrFe в направлении прошедших лучей имеет место широкоугловое неселективное поляризационно-изотропное рассеяние, на экране наблюдающееся в форме пятна, вытянутого вдоль оптической оси кристалла. Угловой размер картины ФИРС по вертикали достигает своего максимального значения -60 через 2,5 минуты после начала облучения. Обратное рассеяние развивается синхронно с прямым ФИРС, но его угловые размеры 1,5 раза меньше угловых размеров ФИРС в направлении прошедших лучей. После 10-15 минут обучения яркость картины обратного ФИРС уменьшается, и на экране становится видна область с постоянной яркостью в форме восьмерки, вытянутой вдоль оптической оси кристалла. Таким образом, в кристалле LiNbCbtFe в направлении отраженных лучей кроме широгоуглового ФИРС имеет место селективное фотоиндуцированное рассеяние. Очевидно, такой тип рассеяния возникает и в направлении прошедших лучей, но широкоугловое ФИРС значительной яркости препятствует его наблюдению.
Селективное ФИРС относится к нелинейно-оптическим эффектам, осуществляемым на кубичной нелинейности среды. В кристаллах ниобата лития значительная инерционная кубичная нелинейность, проявляющаяся как фоторефракция, обусловлена фотовольтаическим и электрооптическим эффектами [8, 87, 107, 112]. Селективное ФИРС, наблюдаемое в кристалле ниобата лития, легированного родием, является результатом вырожденного по частоте прямого четырехволнового взаимодействия пучков на фазовых решетках в среде с локальным нелинейным откликом. В эксперименте было осуществлено взаимодействие еее-е типа, когда три заданные волны с необыкновенной поляризацией генерируют таким же образом поляризованную четвертую волну. Выражения для частот и волновых векторов взаимодействующих волн следуют из законов сохранения энергии и импульса [112]: со,+со2 =со3+со4 (4-1) k,+k2=k3+k4, (4.2) где индексы 1, 2 обозначают накачку, 3,4- рассеяние. В случае селективного рассеяния заданы две волны накачки kj и к2 (излучение гелий-неонового лазера). В процессе рассеяния накачки на начальных неоднородностях, всегда присутствующих в кристалле (ростовые неоднородности, флуктуации показателя преломления и др.) зарождается затравочное шумовое излучение к3. В результате интерференции волн к, и к3 возникает периодическая картина изменения интенсивности - световая решетка. Нелинейность отклика среды обуславливает периодическую модуляцию диэлектрической проницаемости (а, следовательно, и показателя преломления кристалла), представляющую собой фазовую динамическую голограмму. Волна накачки к2 дифрагирует на решетке, записанной волнами kj и k3, и порождает вторую волну генерации k4. Интерференция волн к2 и к4 приводит к записи еще одной затравочной решетки с таким же периодом, на которой дифрагирует волна накачки kj, усиливая волну генерации к3. В результате такого обоюдного синфазного взаимодействия волн kj, k2, k3 и k4 в кристалле возникает селективное ФИРС.
Согласно эксперименту, частота излучения возбуждающей световой волны и рассеянного света одинакова [107]: со, = со2 = со3 = ю4 Ниобат лития является оптически отрицательным кристаллом {п0 пе\ следовательно кх = кг - кр к3 = к4 = ks. Схема попутного трехпучкового взаимодействия в кристалле ниобата лития может осуществляться только в случае, если показатель преломления для волн накачки п уменьшен по сравнению с показателем преломления для рассеянного света (рис. 4.1). Это происходит за счет фоторефрактивного эффекта, который искажает эллипсоид показателя преломления в освещенной области кристалла. Фотоиндуцированное изменение показателя преломления максимально для центра пучка накачки и уменьшается к его границам [26, 27, 107, 113], что обусловлено гауссовым распределением интенсивности в пучке.
