Содержание к диссертации
Введение
1. Проявления эффекта яна-теллера в необычных физических свойствах электро- и магнитоупорядоченных оксидов переходных металлов 14
1.1. Введение. Особенности эффекта Яна-Теллера 14
1.2. Кристаллическая структура и основные физические свойства кристаллов ниобата лития 21
1.3. Кристаллическая структура и основные физические свойства слабодопированных манганитов 29
1.4. Выводы 31
2. Методика изучения эффекта яна-теллера в электро- и магнитоупорядоченных материалах с помощью высокочастотных акустических волн 33
2.1. Особенности применения высокочастотных акустических методов для изучения проявления эффекта Яна-Теллера в электро- или магнитоупорядоченных материалах 33
2.2. Основные параметры акустических измерений 34
2.3. Особенности проявления эффекта Яна-Теллера в слабодопированных лантан-стронциевых манганитах на основе комплексного анализа акустических измерений 39
2.3.1. Образцы La1-xSrxMnO3 с x = 0,12 [31] и x = 0,125 [53] 40
2.3.2. Образцы La1-xSrxMnO3 с x = 0,15 [33, 53, 54] и x = 0,165 [31, 46] 47
2.3.3. Образцы La1-xSrxMnO3 с x = 0,17 [30] и x = 0,175 [28, 32, 53, 54] 50
2.4. Особенности проявления эффекта Яна-Теллера в упругих характеристиках допированных Я-Т ионами Fe2+ монокристалловниобата лития 53
2.5. Выводы 55
3. Роль ян-теллеровских ионов в динамике фотоиндуцированных процессов, формировании доменных структур и решеток в ниобате Лития 57
3.1. Введение 57
3.2. Экспериментальное изучение динамики фотоиндуцированных процессов в ниобате лития 61
3.3. Ян-теллеровский механизм образования фотоиндуцированных полей и инвертированных доменов 71
3.4. Выводы 74
4. Фотоиндуцированные изменения характеристик акустических волн и возникновение упругих деформаций в ниобате лития с железом 75
4.1. Основные особенности фотоиндуцированных упругих эффектов в сегнето-пьезоэлектриках 75
4.2. Исследуемые образцы и методики изучения упругих характеристик образцов LiNbO3:Fe 79
4.3. Результаты экспериментальных исследований фотоиндуцированных изменений упругих характеристик кристаллов ниобата лития с железом 83
4.4. Микроскопический механизм фотоиндуцированных упругих эффектов, связанных с ян-теллеровскими ионами 88
4.5. Выводы 94
Заключение 95
Перечень сокращений 97
Список основных публикаций автора 98
Список литературы
- Кристаллическая структура и основные физические свойства слабодопированных манганитов
- Особенности проявления эффекта Яна-Теллера в слабодопированных лантан-стронциевых манганитах на основе комплексного анализа акустических измерений
- Ян-теллеровский механизм образования фотоиндуцированных полей и инвертированных доменов
- Результаты экспериментальных исследований фотоиндуцированных изменений упругих характеристик кристаллов ниобата лития с железом
Кристаллическая структура и основные физические свойства слабодопированных манганитов
Согласно ранее предложенной модели фоторефрактивного эффекта [20], напряженность поля Eph определяется двумя процессами: генерацией электронов в зону проводимости от донорных центров и их рекомбинацией на акцепторных центрах, также расположенных глубоко в запрещенной зоне. В нашем случае это соответственно ионы Fe+ и Fe+, а концентрация электронов определяется концентрациями заполненных или пустых состояний на уровнях ионов: С 2+ и Ср3+. Напряженность поля Еф определяется как отношение плотности фотовольтаического тока jph к электронной проводимости ае при jph = $C I, ae=C e 3+G, (1.10) где Р - фотовольтаический коэффициент, G - фотовольтаический транспортный коэффициент (константа Гласса), /- интенсивность оптического пучка.
Однако с помощью этой идеализированной модели оказалось невозможным объяснить различие между значениями фотоиндуцированных полей для кристаллов ниобата лития, допированных ионами железа и меди с примерно одинаковой концентрацией ионов Fe и Си и отношением Fe2+/Fe3+ и Cn7Cu2+, а также близкими по значению коэффициентами р и G.
Позднее [26] также не удалось использовать предложенную модель для описания процессов понижения коэрцитивных полей в допированных монокристаллах ниобата лития и других подобных оксидах в разработанном способе фотоиндуцированного формирования доменов и периодических доменных структур в оксидных сегнетоэлектриках. Вследствие указанных причин представлялось вполне актуальным выполнить исследования влияния Я-Т ионов на процессы формирования полей пространственного заряда Eph и фотоиндуцированного изменения показателя преломления, упругих локальных деформаций, а также фотоиндуцированных доменов и периодических доменных структур. Необходимость таких исследований была обусловлена тем обстоятельством, что в качестве допантов используются ионы переходных групп Cr, Mn, Fe, Си, Ni, одно из валентных состояний которых обладает эффектом Я-Т, поскольку в ранее опубликованной работе [26] было высказано только предположение о возможности влияния Я-Т ионов Fe2+ на формирование доменов и решеток в LiNbQ3:Fe. 1.3. Кристаллическая структура и основные физические свойства слабодопированных манганитов
Модельным материалом для манганитов является чистый кристалл манганита лантана LaMnO3, который поэтому и был наиболее полно исследован [4, 45-47]. Согласно молекулярной теории в соответствии с принципом Паули состояние электрона на d4 - уровне в Я-Т ионе переходного металла (Mn3+) характеризуется помимо спинового, также орбитальным квантовым числом, а сам пятикратно вырожденный d - уровень иона Mn3+ под действием внутрикристаллического поля расщепляется на трехкратно вырожденный верхний t2g уровень и двукратно вырожденный нижний уровень eg (рисунок 1.6). Рисунок 1.6. Расщепление d - уровня иона Мп3+ в тетраэдрическом окружении [4] Подобная электронная конфигурация вырожденных орбиталей энергетически неустойчива и, вследствие сильной электрон-решеточной связи Я-Т типа, расщепляется на заполненные d 2 и пустые d2 2 орбитали; при этом вырожденные состояния снимаются за счет искажения кислородных октаэдров, содержащих Я-Т ионы Мп3+; наблюдается локальное растяжение вдоль оси Z для d z 2 орбиталей и сжатие для d орбиталей. Магнитное суперобменное взаимодействие создает ферромагнитное упорядочение внутри Mn–О плоскостей, соответствующее Я-Т упорядочению Я-Т упорядоченных орбиталей, и антиферромагнитное упорядочение в направлении, перпендикулярном к Я-Т упорядоченным орбиталям. Уже в одной из первых работ [46] было предположено, что конкуренция между различными магнитными и электрон-решеточными взаимодействиями может определять очень широкую и важную для практических применений фазовую диаграмму для слабодопированных манганитов (рисунок 1.7). Например, при допировании ионами Sr La1-xSrxMnO3 трансформируется из антиферромагнитного изолятора в ферромагнитный изолятор при x 0,1 и в ферромагнитный металл при x 0,16.
Температура ферромагнитного упорядочения – точка Кюри (TC) возрастает от 150 К для x = 0,1 до 300 К для x = 0,2. При увеличении x в широком температурном интервале были обнаружены три структурно искаженные фазы, первоначально находящиеся в кубической фазе перовскита. При комнатной температуре для образцов с 0 x 0,15 наблюдалась [28] орторомбическая структура Pbn (O ), характеризуемая большим когерентным орбитальным упорядочением Я-Т типа. Когерентное Я-Т искажение убывает с возрастанием концентрации ионов Sr. Для больших концентраций Sr (x 0,16 - 0,18) образцы переходят в ромбоэдрическую структуру R3m (R), характеризуемую отсутствием когерентного Я-Т орбитального упорядочения [48], причем структурные фазовые трансформации для этого интервала значений x индуцируются приложением внешних магнитных полей. С помощью методов электронной, рентгеновской и нейтронной дифракции [46, 49] было обнаружено несколько структурных и магнитных фазовых переходов ниже комнатных температур, а также ряд других необычных физических эффектов, в том числе гигантская диэлектрическая проницаемость [50] и сверхбыстрая фазовая динамика [51] в лантан-стронциевом манганите с x = 0,125.
Особенности проявления эффекта Яна-Теллера в слабодопированных лантан-стронциевых манганитах на основе комплексного анализа акустических измерений
В интервале 360 - 320 К, относящемся к ромбоэдрической R парамагнитной структуре с диэлектрическим типом проводимости (ПМИ), значительное плавное убывание значений C66 и C44 для образца с x = 0,15 и меньшее убывание для x = 0,165, а также небольшое увеличение C11 и CB, что характерно модели, соответствует увеличению длин связей Mn–O и уменьшению углов по связи Mn–O–Mn соседних октаэдров (рисунок 2.7, а, б).
По характеру изменений Cij этот интервал соответствует увеличению локального Я-Т упорядочения (кластеров) среди MnO6 и увеличению электросопротивления, что и наблюдалось в эксперименте. Резкие изменения всех модулей вблизи 320 К (x = 0,15) и 300 К (x = 0,165), имевшие гистерезисный характер, можно отнести к структурному фазовому переходу первого рода из ромбоэдрического в орторомбическое О состояние TRO, сопровождавшемуся скачкообразным изменением сопротивления. Возникшему ниже TRO увеличению C44 и (C11 – C12)/2 и можно сопоставить дальнейшее изменение параметров Mn–O и Mn–O–Mn, что свидетельствует об увеличении локального Я-Т упорядочения и даже о возникновении частичного кооперативного упорядочения среди октаэдров, приводящего к значительному увеличению (TOO = 240 К).
Переход в ФММ состояние (T = 230 К для x = 0,15 и 240 К для x = 0,165) сопровождается, начиная с 260 К, резким значительным изменением всех упругих модулей, что свидетельствует об уменьшении Я-Т взаимодействия среди октаэдров. Следовательно, возникновение ФММ фазы приводит к значительному подавлению Я-Т локального упорядочения, но с сохранением разупорядоченных искаженных октаэдров, что отражается в значительном падении . Скачкообразное изменение всех модулей при 180 К следует, согласно [35, 51], отнести к новому структурному переходу внутри общей орторомбической фазы ОО , в которой возможно возникновение кооперативного упорядочения, что находит подтверждение в увеличении ниже 190 К. Приложение поля до 1,5 T, создающего резкое уменьшение в интервале 240 - 210 К, а при увеличении поля до 15 Т [45], приводящего к эффекту КМС, дает еще одно подтверждение о процессе подавления Я-Т упорядочения ферромагнитным упорядочением. Рисунок 2.7. Температурные зависимости сдвигового C44 и объемного CB модулей упругости (а) и удельного электросопротивления (б) при H = 0 – сплошные линии, H = 1,5 T – пунктирные линии (x = 0,150) [54] 2.3.3. Образцы Lai_xSrxMn03 с x = 0,17 [30] и x = 0,175 [28, 32, 53, 54]
Для данных образцов в ромбоэдрической фазе и парамагнитно-диэлектрическом состоянии в интервале 360 - 310 К наблюдалось плавное уменьшение только модуля Сев и небольшие изменения С44 и , соответствующие изменению длины связей Мп–О (рисунок 2.8, а, б). Предположительно, это можно охарактеризовать как постепенное увеличение локального упорядочения Я-Т искаженных при более высоких температурах октаэдров МпОб, что соответствует практически линейному увеличению и . Пикообразное изменение всех модулей Су и вблизи 310 К для образца с х = 0,175 с учетом их температурного гистерезиса 6 К представляется как частичный структурный переход из ромбоэдрической в орторомбическую структуру О. Как показали ранние измерения, переход R О происходит для лантан-стронциевых манганитов при 0,17 х 0,18 в растянутом температурном интервале 340 - 180 К [48].
Окончание перехода наблюдалось при 200 К по резкому изменению всех упругих модулей и затуханию, имевшему гистерезисный характер, уже в ферромагнитной металлической фазе (Тс = 277 К).
Однако наиболее неожиданным при обсуждении было обнаружение вблизи 286 К (х = 0,175) и 280 К (х = 0,17) скачкообразных несимметричных изменений модулей Q, коэффициента затухания а (значительное уменьшение С44, Сп,Сви меньшее увеличение Сбб), имевших также гистерезисный характер: этим изменениям Су и а можно сопоставить резкое и значительное изменение длин связей Мп–О и увеличение углов Мп–О–Мп. Значительное плавное увеличение С44 и уменьшение Си и Св ниже 280 К свидетельствует о макроскопическом изменении размера образца, т. е. об увеличении магнитострикции, которая ранее наблюдалась в подобном образце с х = 0,17 [48]. Рисунок 2.8. Температурные зависимости сдвигового C44 и объемного CB модулей упругости (а) и удельного электросопротивления (б) при H = 0 – сплошные линии, H = 1,5 T – пунктирные линии (x = 0,175) [54] Следует отметить, что обнаруженное резкое изменение упругих модулей при 280 К [30], как следует из модели Кугеля-Хомского [4], по-видимому, относится к случаю одновременного структурного перехода Я-Т типа и перехода в магнитное упорядоченное состояние, определяемое спин-орбитальным упорядочением. В этом случае макроскопическая деформация решетки, возникающая вблизи точки Кюри, по своей природе не отличается от обычной магнитострикции, а ее значение значительно превосходит обычную магнитострикцию для невырожденных орбиталей. Именно этот факт и наблюдался в экспериментах, где относительные изменения модулей C11, C44, CB и (C11 – C12)/2 достигали 30 - 40 %, что соответствовало относительным деформациям U порядка 610–4. Ниже 280 К возникало резкое значительное уменьшение электросопротивления, что характерно для перехода в ФММ фазу. При дальнейшем понижении T до 220 К значение постепенно уменьшалось. Ниже структурного перехода (TS = 210 К) продолжалось плавное увеличение C44, свидетельствующее об уменьшении углов связей Mn–O–Mn и возрастании длины Mn–O. Таким образом, можно полагать, что в фазе О возникает некоторое дополнительное уменьшение упорядочения среды MnO6 в ФММ, что и подтверждается уменьшением .
Приложение магнитного поля до 1,5 Т, также как и для образцов с x = 0,125 и 0,15, сдвигает высокотемпературные Я-Т фазовые переходы в сторону более низких температур и вверх по температуре для низкотемпературных переходов, причем в интервале 280 - 200 К значение C44 возрастало более чем на 20 %. Следовательно, приложенное поле совместно со спонтанной намагниченностью более эффективно подавляют локальное и кооперативное упорядочения. Это находит подтверждение в обнаружении эффекта КМС в образцах с x = 0,17 и x = 0,175 при приложении поля в 15 Т именно вблизи TC.
Энергия Я-Т переходов (EJ), вычисленная из опубликованных в литературе экспериментальных данных по выражениям 2.1 и 2.3, уменьшается с ростом концентрации допантов (рисунок. 2.9), что является одной из главных причин резкого, на несколько порядков, уменьшения при подавлении Я-Т упорядочения внешним магнитным полем в образцах с х ОД 5.
Уже в первых работах по изучению упругих свойств кристаллов ниобата лития, допированных ионами железа, были обнаружены изменения в скорости и затухании акустических волн по сравнению с недопированными (чистыми) кристаллами [22, 23]. Уже тогда авторами было предположено, что изменение упругих характеристик связано с примесными Я-Т ионами Fe2+. Однако в последующие годы основное внимание было обращено на изменения упругих характеристик под действием приложенных электрических полей и лазерного облучения, в том числе и в допированных Я-Т ионами кристаллах.
Поэтому в наших исследованиях в первую очередь было не только более подробно изучено влияние примесных Я-Т ионов на упругие характеристики допированных образцов ниобата лития, но и определена возможность использования описанной выше методики, разработанной на основе изучения опубликованных работ других авторов по исследованию манганитов, для оценки степени искажения как отдельных октаэдров, так и макроскопических искажений самих кристаллов ниобата лития.
Ян-теллеровский механизм образования фотоиндуцированных полей и инвертированных доменов
Развитие акустооптических методов модуляции и переключения оптических пучков, создание высокочастотных спектроанализаторов, плоских волноводов и ультразвуковых линий задержки в большинстве случаев опиралось на использование монокристаллов оксидных сегнето-пьезоэлектриков и, особенно, ниобата лития в качестве активного элемента [74]. Поэтому особенности генерации и распространения акустических волн в ниобате лития стали предметом исследований уже с самого начала получения совершенных синтетических кристаллов в середине 1960-х годов [75]. Большое внимание было обращено на особенности распространения акустических волн при приложении к кристаллам электрического поля, на частотную и температурную зависимости акустических параметров. В частности, были обнаружены изменения в скорости ультразвуковых волн в приложенном электрическом поле [76]. Был обнаружен ряд аномалий температурной зависимости поглощения ультразвука, например, зависимости поглощения от условий термического отжига [77], которые однако не получили в то время строгого объяснения.
Таким образом, к концу 70-х годов возникли реальные предпосылки к экспериментальным исследованиям фото- и термоиндуцированных изменений упругих свойств фоторефрактивных кристаллов и, в первую очередь, ниобата лития.
Известно [78], что локальные упругие неоднородности приводят как к изменению величины скорости, так и затухания акустических волн. В сегнето 76 пьезоэлектрических кристаллах возникновение локальных упругих неоднородностей возможно по двум причинам: как уже отмечалось ранее, вследствие обратного пьезоэффекта в электрическом поле, а также вследствие микроискажений кристаллической решетки примесными ионами, сильно связанными с решеткой. Следовательно, было необходимо создание универсальной экспериментальной методики, позволяющей исследовать фотоиндуцированные изменения скорости и затухания ультразвуковых волн, затем проведение комплексных исследований и на этой основе разработка модели фотоиндуцированных изменений упругих параметров ниобата лития. Справедливость такой постановки задачи получила подтверждение в дальнейших исследованиях: уже в 1979 году было обнаружено фотоиндуцированное изменение скорости ультразвуковых волн в ниобате лития [22]. Этот результат в дальнейшем нашел подтверждение в работе [23].
Однако в ранее проведенных исследованиях многие особенности фото- и термоиндуцированных изменений акустических параметров были исследованы недостаточно хорошо, что и не позволило в те годы создать полную физическую модель этих эффектов.
Позднее, в 1990-е годы, было предположено, что наблюдавшиеся изменения в скоростях и затухании акустических волн в оксидных сегнето-пьезоэлектриках, содержащих ионы железа, вызваны сильным обратным пьезоэлектрическим эффектом [79, 80] под действием фотоиндуцированных электрических полей. Уже в середине первого десятилетия XXI века были выполнены эксперименты по измерению характеристик фотоиндуцированных локальных деформаций в кристалле LiNbO3:Fe [81]. Методом топографической синхротронной дифрактометрии были изучены не только характеристики локальных фотодеформаций решетки (рисунок 4.1), но и их связь с параметрами оптического облучения: интенсивностью, диапазоном длин волн, длительностью. Рисунок 4.1. Пространственное распределение эффективной угловой разориентации отраженных пучков А9 (х, у, z « 0). Плоскость рассеяния параллельна zx. Размеры облучаемой области 3x3 мм [81] К сожалению, авторы использовали не лазерный источник монохроматического излучения, а ксеноновую лампу с плотностью мощности /= 102 - 103 Вт/м2, излучавшую в диапазоне 400 - 900 нм, что не позволило точно определить напряженность фотоиндуцированного электрического поля (поля пространственного заряда Eph). Вследствие этого обстоятельства, авторы использовали в расчетах определенное из литературы значение Еф 1,3107 В/м, близкое к полю оптического пробоя в ниобате лития. В этом случае достаточно точное измерение величины поперечной деформации г7 =— = 0,8-10 4 , с учетом z dz значения соответствующего пьезоэлектрического модуля d33 = 0,6-1011 Кл/Н, вполне удовлетворяет приведенному в работе значению поля Eph в соответствии с выражением Eph = dzz /d33. Однако, как следует из реальной зависимости поля Eph от интенсивности лазерного излучения /, определяемого по фотоиндуцированному изменению показателя преломления (выражение 1.9), даже при I = 103 Вт/м2 поле Eph не должно превышать значение 106 В/м. Этот наш вывод подтверждается рядом экспериментальных фактов [60, 82, 83], в которых для достижения подобных значений Eph 107 В/м использовалось лазерное излучение с I 109 - 1010 Вт/м2, а при I 103 Вт/м2 значения Eph были ниже 106 В/м.
Таким образом, измеренные в работе [81] величины фотоиндуцированных деформаций не могут быть объяснены только наличием обратного пьезоэффекта. Тем более что уже в первых работах по фотоиндуцированному изменению акустических скоростей [23] указывалось на возможность влияния градиентов электрических полей Я-Т ионов Fe2+, то есть на неполевой вклад в фотодеформацию. Более того, уже в конце XX века началось экспериментальное изучение влияния таких Я-Т ионов как Fe2+, Cr2+, Ni2+, Cu2+ на упругие свойства ряда полупроводниковых кристаллов типа ZnSe, GaAs [84]. Одной из главных особенностей данных исследований была малая концентрация Я-Т ионов и низкие частоты (f 100 МГц) акустических волн, вследствие чего в основном изучались эффекты релаксационных изменений в скоростях и затухании. При этом теоретическое обоснование полученных результатов базировалось в основном на физических моделях Б. Люти и И. Б. Берсукера [85, 86].
Все вышеизложенные результаты и перечисленные проблемы побудили нас продолжить изучение влияния Я-Т ионов Fe2+ на упругие свойства ниобата лития. В первую очередь, представлялось важным провести подробное исследование изменений акустических параметров в совокупности с оптическими параметрами при прохождении через кристалл акустических волн в широком частотном диапазоне, в зависимости от оптического воздействия, а также от режимов термического отжига для образца ниобата лития. Поскольку некоторые дефектные центры становятся стабильными при более низких температурах, то необходимо было проведение исследований и ниже комнатной температуры.
Результаты экспериментальных исследований фотоиндуцированных изменений упругих характеристик кристаллов ниобата лития с железом
Сравнение оценок для акустического затухания и дисперсии при одинаковой концентрации ионов Fe2+ в А1203 и Li№ 03, имеющих сходную кристаллическую структуру, указывает на допустимость наших предложений. Так, для ионов Fe2+ в А12Оз резонансное акустическое затухание составило 20 дБ/см, а в нашем случае 25 - 30 дБ/см. Относительное изменение фазовой скорости для Al203:Fe2+ достигало 510–5, а для LiNb03:Fe2+ /у Ю– Эти данные также хорошо согласуются с результатами работы К. Дрансфельда [23]. Поскольку ионы Fe3+ слабо связаны с решеткой кристалла, то очевидно, что при любом процессе (термическом отжиге или оптическом облучении), приводящем к изменению концентрации ионов Fe2+, будет изменяться затухание и скорость акустических волн. Подтверждением этому утверждению служит и факт пространственного смещения максимума акустического затухания в область увеличения концентрации ионов Fe2+ при лазерном облучении.
Максимальные изменения в скоростях продольных и поперечных акустических волн при наибольшей общей концентрации ионов железа и оптимальном для ФРЭ соотношении ионов Fe2+/Fe3+, представленные в таблице 4.1, могут быть использованы для определения изменений в значениях упругих модулей С33 и (Си - Ci2)/2 согласно выражению 2.1. Эти изменения Q в примесных образцах, наблюдавшиеся до начала лазерного облучения, могут быть связаны с присутствием Я-Т ионов Fe2+, а конкретнее, как отмечено в главах 1 (раздел 1.2) и 2 (раздел 2.2), с деформацией кислородных октаэдров, внутри которых вдоль тригональной оси расположены ионы Fe2+.
Уместно отметить, что до настоящего времени нет единого мнения о природе весьма большой величины спонтанной поляризации (ps = 7l мкКл/см2) и высокой температуры Кюри Тс = 1483 К в ниобате лития по сравнению с другими подобными оксидными сегнетополупроводниками [42, 43, 88-91]. По крайней мере, существуют несколько различных моделей структурного фазового перехода из параэлектрической в нецентросимметричную (R3C) тригональную структуру за счет смещения катионов Nb5+ и Li+ из их центрального положения в кислородных октаэдрах вдоль оси С . Вначале было неясным, к какому из двух типов (смещение или порядок-беспорядок) относится данный переход. Затем, на основе теоретических расчетов [89, 90], было предположено, что фазовый переход имеет двухступенчатый характер, включающий переход смещения в М)Об октаэдрах и переход порядок-беспорядок в Li-O плоскостях. Совсем недавно [91] было предположено, что переход индуцируется посредством Я-Т эффекта второго порядка в октаэдрических комплексах Nb06. При этом главной причиной возникновения больших значений спонтанной поляризации и Тс является взаимодействие между Я-Т ионом Nb5+ и координированными ионами О2- в октаэдрах. Именно изменение длины коротких связей Nb-O в каждом октаэдре МЮб приводит к удлинению октаэдров вдоль оси С.
По-видимому, замещение части неактивных Я-Т ионов Li на Я-Т активные ионы Fe2+ приводит к новым локальным структурным изменениям вдоль оси С, что и находит подтверждение в результатах выполненных нами экспериментов.
По значениям изменений упругих модулей С33 и (Сп -С12)/2 по отношению к беспримесным образцам LiNb03 (рисунок 4.9) были определены величины упругих деформаций с помощью выражения 2.4 (таблица 4.2).
При этом величина константы электрон-решеточного взаимодействия (г\) была взята из измерения параметров акустического ЭПР в подобном кристалле LiNb03:Fe2+ [16]. В результате оказалось, что знаки продольной и поперечной деформаций полностью совпадают со знаками подобных деформаций, приведенными в работе [4] на основе теоретических расчетов. Неоднородное по сечению увеличение затухания акустических волн до лазерного облучения в образцах можно также связать с неравномерным распределением ионов Fe2+ по образцам. В этом случае значение т.т будет, согласно физической модели М. Д. Стерджа [9] и И. Б. Берсукера [11], связано с изменением упругих модулей Су и временем релаксации т между состояниями туннелирующих через барьер электронов: 1 , АС ют 2 С 1 + eoV (4.1) где к = x /V0 - волновой вектор, V0 - скорость акустических волн и С0 - модуль упругости в отсутствие Я-Т ионов в исследуемом материале.
В нашем случае, с помощью экспериментально определенных Я-Т изменений упругих модулей Су и известных из литературы [84] значений релаксационных времен т«109 с, были получены следующие величины затухания Да «30 дБ/м. По порядку величины определенные нами значения ACjC( 0) и Аа вполне коррелируют с теми же параметрами для А1203:М3+ и ZnSe:Fe2+ [84]. Таблица 4.2. Относительное изменение упругих модулей Щ/С0 и величины относительных деформаций е.. для образца №5 по сравнению с беспримесным образцом при известных значениях г\ - константы электрон-решеточного взаимодействия Л(С11-С12)с0 11 - с0 12 АС33 3 0 Ц [100], см–1 Ц [001], см–1 є [100] ZY є [001]zz 2-104 1,8-10 4 ПО 90 3-105 8-105 Затем подобным образом были определены дополнительные изменения упругих модулей и затухания при лазерном облучении широким пучком. Было установлено, значения ACJC( 0) и а изменяются по сечению облучаемой поверхности пропорционально изменению концентрации ионов Fe2+, а именно локальное увеличение концентрации ионов Fe2+ приводит к уменьшению значений упругих модулей и, следовательно, к значительному увеличению С.-С отношения v 3 , а значит и к увеличению затухания. Наоборот, локальное С(0) уменьшение концентрации ионов Fe2+ (ближе к отрицательному полюсу спонтанной поляризации С) приводит к увеличению упругих модулей Cij и, следовательно, к уменьшению значений AC/C( 0) и Да, что и наблюдалось в наших экспериментах. Определенные нами изменения в значениях упругих деформаций, индуцированных мощным лазерным пучком (I 1020 Вт/м2), с точностью до 20 - 30 % коррелируют с подобными значениями фотодеформацийчто, представленными в работе [81].