close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

Файл готов для скачивания;pdf

код для вставкиСкачать
10-Квантовая электроника
Гаврилов Владимир Владиславович, 5 курс
Чебоксары, Чувашский государственный университет, физико-технический
Абляция вещества лазерным излучением
Михайлов Борис Сергеевич,
e-mail: [email protected]
стр. 368
Иткин Виталий Игоревич, аспирант
Томск, Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, радиотехнический
Фотоиндуцированное поглощение света в кристалле титаната висмута, легированном медью и
кобальтом
Мандель Аркадий Евсеевич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 368
Лойко Павел Александрович, 4 курс
Минск, Белорусский государственный университет, физический
Термическая линза в активном элементе лазера на Nd:КGW с диодной накачкой
Юмашев Константин Владимирович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 369
Лотин Андрей Анатольевич, м.н.с.
Шатура, ИПЛИТ РАН, ЛДУПТТ
Лазерно - плазменное напыление сверхтонких пленок металлов и полупроводников
Новодворский Олег Анатольевич, к.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 371
Лытюк Александр Анатольевич, 5 курс
Таганрог, Таганрогский технологический институт ЮФУ, электроники и приборостроения
Расчет ВАХ диодной структуры Me-SiGe
Захаров Анатолий Григорьевич, д.т.н.
e-mail: [email protected]
стр. 372
Солосов Никита Вячеславович, 4 курс
Волгоград, Волгоградский государственный университет, физики и телекоммуникаций
Исследование поперечного распределения излучения в широкоапертурном лазерном сверхрегенераторе
Аникеев Борис Васильевич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 373
Терещенко Виталий Николаевич, 4 курс
Томск, Томский университет систем управления и радиоэлектроники, электронной техники
Наведенные изменения оптического поглощения в легированных кристаллах титаната висмута
Шандаров Станислав Михайлович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр.375
367
Абляция вещества лазерным излучением
Гаврилов Владимир Владиславович
Чувашский государственный университет
Михайлов Борис Сергеевич
[email protected]
Под лазерной абляцией в последнее время подразумеваются процессы разрушения вещества лазерным
излучением с последующим разлетом продуктов разрушения в твердой, жидкой и газообразной фазах.
Известно, что явление лазерной абляции носит пороговый характер, то есть с достижением определенной
мощности лазерного излучения резко возрастает количество удаленного из зоны облучения вещества.
В нашей работе сообщается об обнаружении в лаборатории лазерной физики ЧГУ, по-видимому, нового
явления: отрыв и полет одной большой капли расплавленного металла. Эксперименты проводились на
построенной установке «Пульсар» с неодимовым и рубиновым лазерами, излучающими квазинепрерывные
импульсы миллисекундной длительности. Траектории светящейся в полете капли фотографировались,
измерялась длина и боковое отклонение от вертикальной плоскости. Эксперименты проводились на
металлических фольгах, расположенных вертикально в области перетяжки каустики линзы.
По мере увеличение лазерной мощности металл нагревается, плавится и испаряется с образованием
брызг и факела, движущихся навстречу лазерному лучу. Однако, мы неоднократно наблюдали явление
образования одной большой капли, движущейся по направлению лазерного луча (!). Эффект наблюдался при
достижении пороговой мощности облучения, зависящей от физических характеристик металла, толщины
фольги и других параметров. Горизонтальная длина траектории достигала одного метра (!). Обсуждаются
возможные механизмы обнаруженного явления.
Фотоиндуцированное поглощение света в кристалле титаната висмута,
легированном медью и кобальтом
Иткин Виталий Игоревич
Михеев Илья Леонидович, Дудик Татьяна Николаевна , Позак Оксана Владимировна
Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники (ТУСУР)
Мандель Аркадий Евсеевич
[email protected]
Облучение фоторефрактивных кристаллов титаната висмута (Bi12TiO20) светом из видимой и ближней
ИК области приводит к обратимому изменению оптического поглощения, причиной которого считается
перезарядка дефектных центров с различными сечениями фотоионизации [1-4]. Легирование является
эффективным способом воздействия на фоторефрактивные и фотохромные характеристики кристаллов
титаната висмута [1, 5].
В данной работе изучалась динамика фотоиндуцированного поглощения в легированном медью и
кобальтом (0.0022 вес.% Cu + 0.0015 вес.% Co) кристалле титаната висмута (Bi12TiO20:Cu+Со) при его
облучении квазимонохроматическим светом полупроводниковых светодиодов на длинах волн λ = 870, 660, 570
и 505 нм.
Эксперименты проводились на образце Bi12TiO20:Cu+Со, имеющим полированные грани (100) и
толщину d=0.65 мм, на установке, описанной в работе [4].
При облучении кристалла светом с длиной волны 870 нм изменения в поглощении были оценены как Δ
 0.1 см-1. Временная эволюция изменений коэффициента поглощения кристалла Bi12TiO20:Cu+Со для
излучения с длинами волн  ≈ 505, 570 и 660 нм при двукратной засветке кристалла, разделенной этапом
темновой релаксации, представлена на рис. 1.
Для экспериментальных кривых характерно, что на всех длинах волн наблюдается переход от начального
быстрого участка роста  к медленному, затем зависимость (t) выходит на уровень, близкий к
стационарному. Переход от быстрого участка роста  к медленному является более резким при вторичной
засветке кристалла. Скорость фотоиндуцированных изменений в поглощении и стационарный уровень 
существенно возрастают с уменьшением длины волны облучающего света.
Для описания динамики фотоиндуцированных эффектов в фоторефрактивных кристаллах обычно
используются скоростные уравнения для концентрации электронов в зоне проводимости, а также для
368
концентраций ионизированных доноров и ловушек, захвативших электроны [6]. Все используемые
динамические модели предполагают наличие дискретного энергетического спектра дефектных центров в
запрещенной зоне кристалла.
В нашей работе для аппроксимации динамики фотоиндуцированного поглощения света в кристалле
Bi12TiO20:Cu+Co использовалась модель состоящая из донорной и ловушечной пары, каждая из которых
включает два близко расположенных дефекта: донорные и ловушечные центры, которые находятся на разном
удалении от дна зоны проводимости.
При численном моделировании динамики фотоиндуцированного поглощения были подобраны
материальные параметры кристалла, при которых теория воспроизводит характерные особенности поведения
коэффициентов поглощения кристаллов при их засветке излучением с длинами волн 660, 570 и 505 нм (рис.1).
рис.1. Экспериментальная (точки) и расчетная (сплошная кривая) зависимости динамики
фотоиндуцированного поглощения в кристалле BTO:Cu+Co на длинах волн 660 (а), 570 (б) и 505 (в) нм.
Сравнение теоретических кривых с экспериментальными зависимостями показывает, что предложенная
модель удовлетворительно описывает переход от быстрого начального участки нарастания
фотоиндуцированного поглощения к медленному, стационарный уровень и темновую релаксацию наведенных
изменений в поглощении.
Работа выполнена при поддержке программы «Развитие научного потенциала высшей школы (2006-2008
годы)».
Список публикаций:
1. Каргин Ю.Ф., Бурков В.И., Марьин А.А., Егорышева А.В. Кристаллы Bi12MxO20-δ со структурой силленита. Синтез,
строение, свойства. ( М.: ИОНХ РАН, 2004, с. 312).
2 Buse K. Light-induced charge-transport processes in photorefractive crystals 1: models and experimental methods // Appl.Phys.
B.-1997.-V.64.- P.273-291.
3. Kobozev O.V., Shandarov S.M., Kamshilin A.A., Prokofiev V.V. Light-induced absorption in a Bi12TiO20 crystal // J. Opt. A :
Pure Appl. Opt. 1999. V.1. P.442- 447.
4. Мандель А.Е., Плесовских А.М., Шандаров С.М. и др. Фотоиндуцированное поглощение в кристаллах титаната висмута
для узкополосного светового излучения // Известия Вузов. Физика. – 2003. - №12.- С.48-54.
5. Mersch F., Buse K., Sauf W., Hess H., Kratzic E. Growth and characterization of undoped and doped Bi12TiO20 crystals //
Phys.Stat. Sol.(a).-1993.-V.140.-P.273-281.
6. Shandarov S. M., Polyakova L. E., Mandel A. E., Kisteneva M. G., Vidal J., Kargin Yu.F, Egorysheva A. V.. Temperature
dependences of optical absorption and its light-induced changes in sillenite crystals // Proceedings of SPIE. - 2007. - V.6595. P.124-131.
Термическая линза в активном элементе лазера на Nd: КГВ
с диодной накачкой
Лойко Павел Александрович
Белорусский государственный университет
Юмашев Константин Владимирович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Целью настоящей работы является исследование термооптических эффектов, возникающих в активном
элементе (АЭ) лазера на кристалле KGd(WO4)2 c примесными ионами Nd3+ с диодной накачкой. Ориентация
лазерного кристалла соответствовала кристаллографической оси b.
Кристалл калий-гадолиниевого вольфрамата KGd(WO4)2 (КГВ), активированный редкоземельными
ионами (Nd3+, Yb3+ и др.), широко используется в качестве активных элементов лазеров с ламповой и диодной
накачками [1]. Несмотря на длительный и значительный интерес к кристаллу КГВ, некоторые его
369
фундаментальные термооптические характеристики однозначно не определены. В связи с этим актуальным
представляется экспериментальное исследование ориентационной и поляризационной зависимости
термооптических неоднородностей в лазерных активных элементах на основе кристаллов КГВ, активированных
ионами редкоземельных элементов для определения условий повышения эффективности генерации лазеров на
при высоких мощностях накачки. К достоинствам такого рода активных сред можно отнести: значительные
сечения стимулированного излучения на длинах волн около 1 и 1,3 мкм [3], более широкие полосами
поглощения излучения накачки [1], возможность добиться большей концентрации примесных ионов без
заметного эффекта концентрационного тушения и искажения структуры кристалла [1, 3].
В данной работе использовался активный элемент, вырезанный так, чтобы излучение генерации
распространялось вдоль кристаллографической оси b (k//b), при этом генерируется линейно поляризованное
излучение, вектор напряженности которого E//Nm.
Важный параметр при создании оптического резонатора – это появление термических линз, связанных с
температурным распределением в продольно накачиваемом лазере. Приведем теоретическую формулу (1),
дающую выражение для фокусного расстояния термолинзы:
f    Kc   2 
1
Pn  (dn / dT  PA,B )  (1  exp(   l ))
(1)
Здесь Кс – коэффициент теплопроводности вещества, , ω – радиус Гауссова пучка накачки по уровню
1/e2, Ph – часть энергии накачки, преобразуемая в АЭ в тепло, α – коэффициент поглощения, l – длина стержня.
Выражение dn/dT+PA,B - сумма температурной зависимости показателя преломления (dn/dT) и его зависимости
от напряжений в кристалле (PA,B), А – в плоскости поляризации лазерного излучения, B – в плоскости,
ортогональной к ней.
Оптическая сила термической линзы (ТЛ) в активном элементе зависит от мощности накачки. Чем выше
мощность накачки, тем больше оптическая сила ТЛ. При этом изменяется конфигурация TEM00 моды в
лазерном резонаторе и расходимость выходного излучения лазера. Расходимость может быть определена, с
одной стороны, экспериментально, а с другой стороны, рассчитана с применением АBCD – метода с учетом
конфигурации резонатора и величины оптической силы ТЛ. При данной мощности накачки наилучшее
соответствие экспериментальных данных и расчета будет наблюдаться при определенных значениях фокусного
расстояния ТЛ. Этот метод и был положен в основу расчета наводимой в кристалле Nd:КГВ термической линзы
в режиме лазерной генерации.
Результаты исследований представлены на рис.1. Кристалл Nd:КГВ при средних мощностях накачки
выше 10 мВт ведет себя как бифокальная линза. Оптическая сила данной линзы в плоскости поляризации
лазерного излучения положительна и достигает значения +19,6 Дптр, а в ортогональной плоскости отрицательна, и принимает значение -20,4 Дптр (средняя мощность накачки 126 мВт).
Для характеристики изменения величины оптической силы термолинзы (dDA,B) при увеличении
мощности накачки (dPсред) на 1Вт вводится коэффициент MA,B, математически определяемый как:
M А, В 
d ( DA, B )
(2)
dPсред
Так, в экспериментах получены следующие значения MA,B: 177 Дптр/Вт в плоскости поляризации
лазерного излучения и -161 Дптр/Вт в ортогональной плоскости. Тогда термооптические характеристики
лазерного кристалла КГВ – величину dn/dT+PA,B возможно определить из формулы (3):
(dn/dT  PА,В  
1

  K c  н 2  M А,В
(3)
Здесь η – часть энергии накачки, преобразуемой в АЭ лазера в тепло. Сумма температурного
коэффициента показателя преломления и его зависимости от напряжений в кристалле dn/dT+PA,B равна 2,1×106 -1
К вдоль оси Nm и -2,3×10-6 К-1 вдоль Ng.
370
рис. 1. Зависимость оптической силы термических линз в кристалле Nd:КГВ от средней мощности накачки.
(□)– //Nm, (■) – //Ng. Сплошные кривые – расчет по формуле (1).
Список публикаций:
[1] A.A. Demidovich, et.al., Appl. Phys.,67,11(1998) .
[2] M. Innocenci, et.al., Appl. Phys. Lett.,56,1831-1833(1990).
[3] S. Biswal, et.al., Appl. Optics, 44, 3093-3097(2005).
Лазерно-плазменное напыление сверхтонких пленок металлов и полупроводников
Лотин Андрей Анатольевич
Батищев Глеб Анатольевич, Горбатенко Любовь Сергеевна, Черебыло Елена Анатольевна,
Хайдуков Евгений Валерьевич
Институт проблем лазерных и информационных технологий РАН
Новодворский Олег Алексеевич, к.ф.-м.н.
[email protected]
С конца 70-х годов метод лазерного плазменного напыления (ЛПН) используется для выращивания
металлических и полупроводниковых эпитаксиальных пленок. Главное преимущество метода ЛПН перед
другими методами выращивания тонкопленочных структур заключается в том, что в процессе роста пленки
участвуют высоко энергетические ионы плазмы (15-20 эВ), осаждение которых в отличие от нейтральных
атомов происходит более упорядочено (ионы «следят» друг за другом). Это позволяет существенно понизить
температуру кристаллизации осаждаемого вещества [1]. Метод ЛПН позволяет в широких пределах изменять
скорость осаждения и с высокой точностью контролировать толщину пленок [2].
Напыление пленок проводилось в вакуумной камере из нержавеющей стали (разработанной на основе
ВУП-5). Остаточное давление составляло величину 10 -6 Торр, которое достигалось с помощью
турбомолекулярного насоса. Для абляции мишени использовались эксимерный KrF – лазер (λ = 248 нм, E = 350
мДж, ν = 10 Гц), и твердотельный АИ:Nd+3 (λ = 1,06 мкм, E = 200 мДж, ν = 10 Гц). Схема эксперимента
представлена на (рис. 1). Для эпитаксиального роста пленок нами использовался термический и лазерный
нагрев подложки аналогично работе [3].
рис. 1 Принципиальная схема экспериментальной установки. 1 – фокусирующая линза, 2 – окно вакуумной
камеры, 3 – мишень, 4 – плазма, 5 – подложка, 6 – нагреватель, 7 – сепаратор.
371
Недостатком метода ЛПН является наличие капель в факеле [1]. Для предотвращения попадания капель
на пленку в процессе напыления нами разработан сепаратор частиц (быстро вращающийся металлический диск
с окном 1*1 см2, вращение которого синхронизовано с лазерными импульсами). Это позволяло отсекать
частицы факела движущиеся в сторону подложки со скоростями ниже 400 м/с, т.е. имеющие размеры более 0,1
мкм. Данный способ сепарации позволяет существенно улучшить морфологию пленок (рис. 2).
рис. 2 Микрофотографии пленок (а – микрофотография пленки ZnO без сепарации, б - микрофотография
пленки ZnO с сепарацией).
В заключении отметим, что данная технология позволяет работать в широком диапазоне скоростей
осаждения 0,01-1 нм/имп и получать сплошные пленки толщиной ~ 1 нм. Это дает возможность формировать
многослойные эпитаксиальные структуры, такие как квантовые ямы и элементы спинтроники.
Список публикаций:
[1] А. Н. Жерихин, А. И. Худобенко, Р. Т. Вилльямс, Дж. Вилкинсон, К. Б. Усер, Г. Хиониг, В. В.Воронов, Квантовая
электроника, 33, 11 (2003).
[2] В. Я. Панченко, О. А. Новодворский, В. С. Голубев, Наука и технологии, 39, 4 (2006).
[3]Tsukazaki, A., Ohtomo A, Onuma T. et al. Repeated temperature modulation epitaxy for p-type doping and light-emitting diode
based on ZnO. Nature materials, Vol 4, pp. 42-46 (2005).
Расчет ВАХ диодной структуры Me-Si1-xGex
Лытюк Александр Анатольевич
Таганрогский технологический институт Южного федерального университета
Захаров Анатолий Григорьевич, д.т.н.
[email protected]
Специфические электронные свойства Si1 xGex открывают широкую перспективу для создания на его
основе полупроводниковых приборов, в частности, активных и сенсорных элементов, обладающих
уникальными значениями величин отдельных параметров и характеристик. К их числу можно отнести
транзисторы с проводящей базой, нанотранзисторы на основе структур металл-диэлектрик-полупроводник, а
также сенсоры температуры, давления, влажности, расхода и состава газовых сред. Подвижность носителей
заряда в полупроводниковом соединении Si1 xGex выше, чем в кремнии, кроме того, имеется возможность
технологически управлять шириной запрещенной зоны (изменяя состав соединения
немаловажно, технология изготовления ИМС на основе Si1 xGex
кремниевой КМОП-технологией.
Si1 xGex ) и, что
хорошо совместима с существующей
В настоящем докладе рассматривается метод определения ВАХ диодных структур Me  Si1 xGex ,
который в дальнейшем может быть использован для прогнозирования ВАХ транзистора с металлической базой.
Моделирование процесса токопереноса носителей заряда в структуре металл-полупроводник с учетом
квантовомеханических эффектов, может быть построено на основе следующих выражений. Плотность тока
электронов, движущихся из объема полупроводника через барьер Шоттки [1]:

*
 q 
 E 
J  AT 2 exp  B  exp 
 D( E )dE
 kT  0
 kT 

372
(1)
*
где: A - постоянная Ричардсона; q - заряд электрона; k - постоянная Больцмана; T - температура;  B высота барьера Шоттки; E - энергия электрона, отсчитываемая от дна зоны проводимости; D(E ) квантовомеханический коэффициент прозрачности потенциального барьера, определяемый из решения
уравнения Шредингера.
Получение аналитического решения уравнения Шредингера, описывающего движение электрона в
потенциальном поле U (x) , обусловленном перераспределением носителей заряда в контакте металлполупроводник, является достаточно трудоемкой задачей вследствие сложной формы U (x) . Однако
потенциальный барьер U (x) можно представить в виде суперпозиции потенциальных барьеров более простой
формы, в частности, треугольной и прямоугольной. Коэффициент прозрачности для потенциального барьера
прямоугольной формы длиной l и высотой U 0 определяется как [2]:
2

  2m(U 0  E ) 

 
2
m
(
U

E
)

U 02
0
  exp  l
 
exp l
D( E )  1 


 


 8E (U 0  E )  


 

1
(2)
Коэффициент прозрачности для потенциального барьера треугольной формы, описываемого при помощи
выражений U ( x)  0 , x  0 и U ( x)  U 0 (1  x ) , x  0 , U 0  0 , a  0 , определяется по [3]:
a
*
12 k aU 0
D( E ) 
2
3
2
3
2
 E  U 0  0 H (i2) / 3 ( 03 / 2 )  ika 0 H1(i/)3 ( 03 / 2 )
*
В выражениях (2) и (3) m - масса частицы; k  2mE
2
(3)
,   (2ma 2U 0 /  2 )1 / 3 , 0   ( E / U0  1) ,
  h 2 , где h - постоянная Планка, H1(i/)3 и H (i2) / 3 - функции Ганкеля.
Таким образом, на основе выражений (1 – 3) была разработана программа на языке С++, позволяющая
определять ВАХ структур Me  Si1 xGex .- Si1 y Gey . Полученные с ее помощью результаты моделирования
согласуются с известными литературными данными.
В дальнейшем планируется для более достоверного определения коэффициента прозрачности
использовать численные методы решения уравнения Шредингера непосредственно для потенциального барьера
U(x), а также учитывать электрон-электронные взаимодействия и рассеяние носителей заряда в металле и
полупроводнике.
Список публикаций:
1.Драгунов, В.П. Основы наноэлектроники [Текст]/ В.П. Драгунов; И.Г. Неизвестный; В.А. Гридчин. – М.:
Университетская книга; Логос; Физматкнига, 2006. – 496 с.
2.Галицкий, В.М. Задачи по квантовой механике [Текст] / В.М. Галицкий; Б.М. Карнаков; В.И. Коган – М.: «Наука», 1981. –
648 с.
Исследование поперечного распределения излучения в широкоапертурном лазерном
сверхрегенераторе
Солосов Никита Вячеславович
Касьянов Иван Вячеславович
Волгоградский государственный университет
Аникеев Борис Васильевич, д.ф.-м.н.
[email protected]
Для осуществления экспериментов с высокотемпературной лазерной плазмой развиты методы генерации
ультракоротких импульсов (УКИ) пикосекундного диапазона и освоен способ осуществления схемы
сверхрегенератора (т.е. работающего в режиме сверхрегенеративного усиления (СРГУ), «injection seeding»), где
усилителем является лазер, работа которого синхронизована с усиливаемым импульсом (задающим лазером).
373
В качестве задающего используется лазер, работающий по методу кратковременной резонансной
модуляции потерь (КРМП-лазера), на неодимовом стекле и усилителя на том же активном материале.
Поскольку детали режима КРМП ранее хорошо изучены, можно отметить, что реализация режима СРГУ
по физическим представлениям весьма схожа с принципом работы самого КРМП-лазера. Если в последнем
случае генерация УКИ осуществляется за счет большой глубины кратковременной резонансной модуляции
потерь в условиях большой инверсной населенности в активной среде, то в случае СРГУ в начало линейного
этапа усилителя подаются заранее сформированные УКИ.
В работы были исследованы пространственно-временные характеристики излучения на выходе
усилителя.
рис1. Осциллограммы цуга УКИ задающего КРМП-лазера (а) и цуга усиленных импульсов для СРГУ (б)
На рис.1 приведены осциллограммы временного хода генерации в задающем лазере (рис.1 а) и в
усилителе (рис.1 б). При этом видно, что импульсы СРГУ несколько уширены по длительности. Для выяснения
причин этого результата был проведен эксперимент для получения зависимости длительности импульсов от
положения в районе выходного пучка диафрагмы диаметром 2 мм. Диафрагма должна была выделить из
общего пучка ту часть излучения, которая соответствует поперечным модам генерации СРГУ. Как видно из
полученной зависимости относительного укорочения длительности УКИ от положения диафрагмы (рис.2), эта
часть излучения оказалась короче по длительности, чем интегральный импульс. Поэтому необходимо еще
учесть, что цуг генерации СРГУ несколько перемещается во времени, что было обнаружено отдельными
экспериментами. Поэтому, если учесть совокупность указанных данных, причиной уширения импульсов СРГУ
следует признать влияние возбуждающихся поперечных мод в усилителе.
рис.2. Зависимость относительного укорочения  длительности выходного импульса из сверхрегенератора от
перемещения диафрагмы 2 мм в горизонтальном, вертикальном и диагональном поперечном направлении
  у
выходной апертуры пучка.   инт
 100% , где  инт - интегральная длительность УКИ, τ у - длительность
 инт
УКИ, распространяющихся в выделенном диафрагмой направлении.
Аналогичное рис.2 распределение длительности выходного импульса СРГУ наблюдается и в
ортогональном направлении. А это дополнительно свидетельствует, что укорочение импульсов связано с
генерацией поперечных мод в СРГУ.
374
Наведенные изменения оптического поглощения в легированных кристаллах титаната
висмута
Терещенко Виталий Николаевич
Шмаков Сергей Сергеевич, Вишнев Алексей Сергеевич
Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники
Шандаров Станислав Михайлович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Фоторефрактивные кристаллы титаната висмута Bi12TiO20 (BTO), благодаря их чувствительности к
излучению из видимой и ближней инфракрасной областей спектра, представляют интерес для реализации на их
основе устройств динамической голографии [1,2]. Облучение кристаллов BTO светом из видимой области
спектра приводит к обратимому изменению оптического поглощения [3,4], причиной которого считается
перезарядка дефектных центров с различными сечениями фотоионизации [3,5]. Значительное влияние на
фоторефрактивные параметры и оптическое поглощение кристаллов титаната висмута оказывает легирование
примесями [3], которое может приводить к изменению параметров структурных дефектов, характерных для
нелегированных образцов [3].
В данной работе представлены результаты экспериментальных исследований скорости
фотоиндуцированного изменения поглощения, наблюдаемого на начальном линейном участке после включения
засветки при различных значениях ее интенсивности, в легированных кристаллах титаната висмута.
Исследуемые образцы были легированы как отдельными элементами, так и комбинациями элементов: Cu
(0.04 вес. %, d = 0.55 мм); Fe+Cu (0.04 вес.% Fe и 0.004 вес.% Cu , d = 1.14 мм); Cu+Co (0.0022 вес.% Cu и 0.0015
вес.% Co, d = 0.53 мм); Co+Cu (0.001 вес.% Co и 0.001 вес.% Cu, d = 0.65 мм), где d - размер кристалла вдоль
кристаллографической оси [100]. В качестве источника излучения использовался светодиод с длиной волны 505
нм. Для регистрации интенсивности прошедшего через кристалл излучения использовался фотодатчик на
основе фотодиода ФД-24К и усилителя постоянного тока, сигнал с которого поступал на запоминающий
цифровой осциллограф. Данный фотодатчик обеспечивал интервалы между отсчетами в 20 мс, значительно
меньшие, чем для системы, используемой в работе [5]. Измерения проводились при интенсивностях падающего
излучения от 2 до 14 мВт/см2 в течение первых 40 с облучения кристалла.
Результаты анализа данных по наблюдаемой на начальном участке скорости роста фотоиндуцированных
изменений в поглощении, полученных экспериментально для различных значений интенсивности засветки,
представлены на рис. 1. Из него следует, что для всех исследованных образцов зависимости скорости роста
наведенных изменений оптического поглощения от интенсивности засветки можно считать линейными.
рис. 1 Зависимости скорости наведенных изменений в поглощении на начальном линейном участке от
интенсивности излучения засветки (1- BTO: Cu + Co, 2- BTO: Co + Cu, 3- BTO: Cu, 4- BTO: Cu + Fe)
Наибольшая скорость наведенных изменений наблюдается для кристалла, легированного комбинацией
меди и кобальта, наименьшая - для кристалла, легированного комбинацией меди и железа.
При поддержке (Программа развития потенциала высшей школы 2006-2008).
Список публикаций
[1] Петров М.П., Степанов С.И., Хоменко А.В. Фоторефрактивные кристаллы в когерентной оптике. – СПб.: Наука, 1992.
– 320 с.
[2] Solymar L.,Webb D.J., Grunnet-Jepsen A. The physics and application of photorefractive materials. Oxford, Clarendon Press,
1996.- 493p.
[3] Каргин Ю.Ф., Бурков В.И., Марьин А.А., Егорышева А.В. Кристаллы Bi12MxO20-δ со структурой силленита. Синтез,
строение, свойства. - М.: ИОНХ РАН, 2004. – 312 с.
[4] Малиновский В.К., Гудаев О.А., Гусев В.А., Деменко С.И.// Фотоиндуцированные явления в силленитах / Новосибирск:
Наука, 1990. С. 160.
[5] Мандель А.Е., Плесовских А.М., Шандаров С.М. и др.// Изв. вузов. Физика. 2003. № 12, С. 48.
375
376
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа