1. На главную
  2. Электронные версии
  3. Кристаллография
  4. T. 67, № 5, 2022

Кристаллография, 2022, T. 67, № 5, стр. 850-858

Разделение механизмов фотоиндуцированных деформаций в кристаллах с помощью времяразрешающей рентгеновской дифрактометрии

Ф. С. Пиляк 1, *, А. Г. Куликов 1, 2, Ю. В. Писаревский 1, 2, А. Е. Благов 1, 2, М. В. Ковальчук 1, 2

1 Институт кристаллографии им. А.В. Шубникова ФНИЦ “Кристаллография и фотоника” РАН
Москва, Россия

2 Национальный исследовательский центр “Курчатовский институт”
Москва, Россия

* E-mail: FPilyak@yandex.ru

Поступила в редакцию 14.02.2022
После доработки 25.03.2022
Принята к публикации 25.03.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

Отмечено разнообразие эффектов, приводящих к деформации кристаллов при освещении. Предложен методический подход к исследованию процессов формирования фотоиндуцированных деформаций в кристаллах без центра симметрии, основанный на применении времяразрешающих рентгенодифракционных методик. С помощью экспериментальных измерений с миллисекундным временным разрешением, дополненных математическими расчетами, разделены вклады пьезофотовольтаического и пироэлектрического эффектов, теплового расширения и оптического выпрямления в общую картину деформаций кристалла при освещении. Определены ключевые параметры описанных деформационных вкладов для их эффективного применения.

ВВЕДЕНИЕ

Одним из перспективных направлений в микроэлектронике является стрейнтроника, в основе которой лежит управление функциональными свойствами материалов при помощи деформаций [1]. Например, активно создаются прототипы энергоэффективных элементов компьютерной памяти, использующие пьезоэлектрическую деформацию в многослойных структурах для управления намагниченностью [2, 3].

В настоящее время разрабатываются и применяются различные способы создания деформаций, основанные на внешних электрических [4] и магнитных воздействиях [5]. Один из многообещающих подходов основан на создании деформаций с помощью оптического воздействия и позволяет добиться высокой степени локализации и скорости формирования деформаций [6].

Большой интерес вызывает возможность создания фотоиндуцированных деформаций с помощью комбинации фотовольтаического и пьезоэлектрического эффектов. Так, в [7, 8] по изменению рентгеновских дифракционных картин в кристаллах LiNbO3 : Fe при освещении регистрировались деформации величиной до ~3 × 10–4 со временем формирования в несколько десятков минут. Имеющиеся на тот момент методические и инструментальные ограничения не позволили провести детальный анализ механизмов формирования деформаций. В [9] исследовано пространственное распределение фотоиндуцированных деформаций с минутным временным разрешением в том же кристалле с использованием синхротронного излучения. При этом временное разрешение применяемой методики не позволяет обнаружить возможное наличие более быстрых деформационных процессов. В [10] проведены исследования фотоиндуцированных деформаций в LiNbO3 : Fe с помощью времяразрешающих рентгенодифракционных методов, при этом удалось выделить сразу несколько быстропротекающих процессов секундной и субсекундной динамики. Полученные результаты показывают, что при освещении могут наблюдаться различные типы деформаций (по величине и времени формирования), каждый из которых может найти свое применение, однако более детального анализа механизмов формирования фотоиндуцированных деформаций проведено не было.

В настоящей работе отмечено разнообразие эффектов, способных вызывать деформации в нецентросимметричных кристаллах при воздействии лазерного излучения. Проведено разделение вкладов фотоиндуцированных эффектов в общую картину деформаций по времени протекания. На примере LiNbO3 : Fe определена величина возникающих деформаций с помощью комбинации времяразрешающей рентгеновской дифрактометрии, электрофизических измерений и теоретических оценок с учетом известных физических констант, определяющих фотовольтаические, пьезоэлектрические, пироэлектрические свойства, а также характеризующих тепловое расширение и эффект оптического выпрямления.

ОСНОВНЫЕ МЕХАНИЗМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ФОТОИНДУЦИРОВАННЫХ ДЕФОРМАЦИЙ

Существует множество механизмов формирования фотоиндуцированных деформаций в кристаллических материалах (рис. 1). При высоких интенсивностях лазерное излучение способно приводить к разрушению кристалла. В настоящей работе рассмотрим случай, при котором интенсивность освещения много меньше порогового значения J ≪ Jпорог, характеризующего лучевую прочность материала [11].

Рис. 1.

Схематическое представление процессов формирования деформаций ξ в нецентросимметричных кристаллах при освещении; hν – энергия квантов света, T – температура, E – электрическое поле.

Наиболее тривиальным фотоиндуцированным процессом является тепловое расширение кристаллической решетки. В результате нагрева кристалла на величину ΔT в его объеме возникает поле деформаций, характеризуемое тензором второго ранга ξij. Тензорные компоненты деформаций в первом приближении определяются как [12]:

(1)
${{{{\xi }}}_{{ij}}} = {{{{\alpha }}}_{{ij}}}{{\Delta }}T = {{{{\alpha }}}_{{ij}}}\frac{J}{{{{c}_{t}}}}(1 - {{e}^{{ - {{\mu }}l}}})St,$
где αij – компоненты тензора линейного теплового расширения, J – интенсивность падающего на кристалл лазерного излучения, ct – удельная теплоемкость кристалла, μ – коэффициент поглощения электромагнитного излучения веществом при данной длине волны освещения, l – толщина кристалла, S – площадь пятна засветки, t – время освещения.

В общем случае возникающее в нецентросимметричных кристаллах электрическое поле E приводит к возникновению деформаций за счет обратного пьезоэлектрического эффекта [12]:

(2)
${{{{\xi }}}_{{ij}}} = {{d}_{{ijk}}}{{E}_{k}},$
где dijk – тензор пьезоэлектрических коэффициентов.

В результате нагрева и теплового расширения в кристаллах некоторых классов симметрии возникает добавочное значение поляризации и, как следствие, электрическое поле Epy – пироэлектрический эффект (рис. 2):

(3)
${{E}_{{py}}} = - p\frac{{{{\Delta }}T}}{{{{\varepsilon }}{{{{\varepsilon }}}_{0}}}} = - p\frac{J}{{{{c}_{t}}}}\frac{{(1 - {{e}^{{ - {{\mu }}l}}})St}}{{{{\varepsilon }}{{{{\varepsilon }}}_{0}}}},$
где p – пироэлектрический коэффициент, ε – диэлектрическая проницаемость материала, ε0 – диэлектрическая постоянная.

Рис. 2.

Схема эффектов, вызываемых нагревом кристалла на ∆T за счет поглощения излучения. Тепловое расширение решетки вызывает деформацию ξT. В результате пироэлектрического эффекта возникает добавочное значение поляризации кристалла, формирующее электрическое поле Epy, которое в свою очередь вызывает пьезоэлектрическую деформацию ξpy.

Другой механизм формирования фотоиндуцированных деформаций в нецентросимметричных кристаллах связан с объемным фотовольтаическим эффектом (ОФЭ) [13]. Данный эффект обусловлен инжекцией носителей заряда (электронов) при поглощении лазерного излучения и формированием электрического поля высокой напряженности (до нескольких кВ/мм) вследствие миграции электронов вдоль полярного направления (рис. 3). При этом происходят термализация электронов и возникновение поляронной проводимости, приводящей к деформации кристалла, которую также следует учитывать. Время термализации электронов составляет ~10–14 с [14].

Рис. 3.

Схема пьезофотовольтаического эффекта. В результате миграции инжектированных носителей заряда (термализованных e–), обусловленной объемным фотовольтаическим эффектом, возникает электрическое поле Esat, приводящее к пьезоэлектрической деформации ξsat.

Напряженность электрического поля, формируемого в результате ОФЭ, определяется как

(4)
${{E}_{{sat}}} = \frac{I}{{{\sigma }}} = \frac{{{{\mu }}GJ}}{{{{{{\sigma }}}_{d}} + {{{{\sigma }}}_{{ph}}}(J)}},$
где I – плотность фотоиндуцированного тока в кристалле, равная произведению коэффициента поглощения, константы Гласса G [15] и интенсивности освещения; σ – проводимость кристалла, являющаяся суммой темновой проводимости σd и фотопроводимости σph, линейно зависящей от интенсивности освещения [16]. Из конечного выражения видно, что при последовательном повышении интенсивности лазерного излучения напряженность фотоиндуцированного электрического поля будет стремиться к конечному значению [17]. Данный процесс характеризуется временем релаксации Максвелла τM = εε0/σ.

Еще один механизм формирования фотоиндуцированных деформаций, наблюдаемый в нелинейных оптических кристаллах, обусловлен эффектом оптического выпрямления (англ. optical rectification), являющимся частным случаем эффекта сложения частоты (рис. 4) [18].

Рис. 4.

Схема эффекта оптического выпрямления. В среде с нелинейным откликом оптическое излучение частотой ω приводит к формированию вторичной волны равной частоты. Взаимодействие этих двух волн приводит к образованию электрического поля с разностной частотой (ω0 = 0) – постоянного электрического поля EOR. Это поле за счет пьезоэлектрического эффекта вызывает деформацию ξOR.

Напряженность электрического поля EОR, образованного в результате эффекта оптического выпрямления, зависит от нелинейных свойств среды и интенсивности падающего излучения:

(5)
${{E}_{{OR}}} = \frac{{{{{{\chi }}}^{{(0)}}}{{E}^{{({{\omega }})}}}{{E}^{{({{\omega }})}}}}}{{{{\varepsilon }} - 1}} = \frac{{2J{{{{\chi }}}^{{(0)}}}}}{{cn{{{{\varepsilon }}}_{0}}({{\varepsilon }} - 1)}},$
где χ(0) – нелинейная восприимчивость второго порядка для нулевой частоты, E(ω) – напряженность поля электромагнитной волны с частотой ω, c – скорость света, n – показатель преломления. Время релаксации электронной поляризуемости, ответственной за оптическое выпрямление, связано с характерным временем взаимодействия световой волны со средой и лежит в диапазоне 10–16–10–14 с [19].

Учет и разделение вкладов каждого из перечисленных выше эффектов могут быть реализованы совокупностью расчетов и экспериментальных измерений, что требует знания значений соответствующих физических констант и коэффициентов для исследуемого кристалла.

МЕТОДИЧЕСКАЯ ЧАСТЬ

Методы рентгеновской дифрактометрии. Измерения при воздействии внешнего электрического поля и лазерного излучения были реализованы с помощью метода высокоразрешающей рентгеновской дифрактометрии.

Рентгеновская дифрактометрия представляет собой эффективный инструмент для исследования динамики формирования деформаций в кристаллических материалах в условиях внешних воздействий за счет высокой чувствительности к смещению атомов кристаллической решетки, а также неразрушающего и бесконтактного способа получения информации об объекте. Ранее методы двух- и трехкристальной рентгеновской дифрактометрии хорошо зарекомендовали себя при изучении пьезоэлектрических свойств функциональных кристаллов [20, 21], процессов, вызванных миграцией носителей заряда ионного типа в перспективных материалах [22–24], ультразвуковых нагрузок [25–27], статических и динамических механических воздействий [28, 29].

Метод высокоразрешающей дифрактометрии подразумевает измерение кривых дифракционного отражения (КДО) и их последующий анализ. Кривая дифракционного отражения определяется рядом параметров, характеризующих реальную структуру кристалла, таких как форма пика, интегральная интенсивность, полуширина, а также его угловое положение θB. Последний параметр, угол Брэгга, зависит от межплоскостного расстояния d.

Возникающие в кристалле деформации могут быть выражены через изменение Δd, измерены путем сканирования КДО соответствующего рефлекса по углу θ и затем количественно определены по смещению дифракционного пика Δθ с учетом известных значений d и длины волны рентгеновского излучения λ [30]:

(6)
${{\xi }} = \frac{{{{\Delta }}d}}{d} = - \operatorname{ctg} {{{{\theta }}}_{{\text{B}}}}{{\Delta \theta }} = - {{\Delta \theta }}\sqrt {\frac{{4{{d}^{2}}}}{{{{{{\lambda }}}^{2}}}} - 1} .$

Для наблюдения динамики формирования деформаций требуется использование рентгенодифракционных методик с соответствующим временным разрешением. Данное временное разрешение достижимо при измерении серии временных зависимостей интенсивности I(t) дифрагированного образцом излучения в условиях импульсного освещения кристалла. Такие временные зависимости записываются для каждого положения образца при угловом сканировании в окрестности угла Брэгга. Полученный трехмерный массив данных “интенсивность–угол–время” I(θ, t) обрабатывается путем аппроксимации дифракционных пиков для каждого момента времени заданной аналитической функцией, например псевдо-Войта. Полученный результат представляет собой динамику изменения параметров КДО при воздействии лазерного излучения. Данная методика реализуется за счет синхронизации оптической системы возбуждения с многоканальным анализатором детектора. Временное разрешение, достижимое в ходе эксперимента, ограничивается минимальной длительностью канала детектора и интенсивностью падающего рентгеновского пучка и может достигать субмикросекундных значений на лабораторном источнике [31]. Отметим, что описанная времяразрешающая методика применима только в случае, когда изучаемые процессы имеют полностью обратимый характер.

Частная вариация данной методики – измерение интенсивности в одной заданной точке на склоне дифракционного пика [32] – реализуется в режиме постоянной генерации лазерного излучения. Условием применимости такого подхода является стабильность формы КДО в ходе воздействия. Первоначально проводится измерение КДО методом традиционной рентгеновской дифрактометрии для определения ее профиля. Зная первоначальный профиль КДО, по интенсивности дифрагированного излучения в заданной точке кривой восстанавливается положение пика в процессе воздействия. Данная методика позволяет получить временную зависимость положения пика КДО за гораздо меньшее время, что дает преимущество в случае исследования длительных релаксационных процессов. В данной работе, исходя из характерной динамики наблюдаемых процессов и в связи с необходимостью накопления достаточной статистики сигнала, заданное временное разрешение составило 100 мс.

Схема измерений. Исследование процессов формирования фотоиндуцированных деформаций является сложной задачей, требующей ряда предварительных измерений. В первую очередь следует определить электрофизические характеристики экспериментального образца, а именно величины фотоиндуцированного тока и напряжения в исследуемом кристалле, а также его проводимость.

Далее проводятся исследования поведения кристалла при воздействии внешнего электрического поля. Полученные данные позволяют экспериментально определить влияние внешнего электрического воздействия на кристалл, в частности величину пьезоэлектрической деформации и возможные эффекты, вызванные перемещением заряженных дефектов.

Затем проводится ряд исследований при воздействии лазерного излучения методами рентгеновской дифрактометрии, в том числе с временным разрешением. Последующий анализ полученных данных с учетом математических оценок позволяет определить физические процессы, вызывающие деформацию кристаллической решетки, а также разделить их по кинетике протекания.

Рентгенодифракционные измерения были реализованы с помощью экспериментального стенда (рис. 5) на базе трехкристального рентгеновского спектрометра (ТРС-К) [33]. С помощью кристалла-монохроматора (высокосовершенный монокристалл кремния Si 220) выделяли наиболее интенсивную характеристическую линию с длиной волны λ[MoKα1] = 0.70932 Å. Регистрацию рентгеновского излучения осуществляли с помощью детектора Radicon SCSD-4 со скоростью счета 5 × 105 имп/с, подключенного к быстродействующему многоканальному анализатору импульсов ORTEC Easy-MCS с минимальной длительностью канала τкан = 100 нс. Измерения при воздействии внешнего электрического поля проводили с использованием высоковольтного источника Matsusada AU-5P30-L при напряженности поля E = 2.00 кВ/мм. Воздействие лазерным излучением осуществляли с помощью лазерного модуля Lasever LSR-520 (длина волны λ = = 520 нм, интенсивность J = 3.4 Вт/см2, площадь пятна засветки S = 3 × 4 мм2). Измерительное оборудование синхронизировали посредством двухканального генератора электрических импульсов Tektronix AFG 3022B.

Рис. 5.

Принципиальная схема экспериментального стенда для исследования процессов формирования фотоиндуцированных деформаций, включающая в себя основные инструменты для реализации времяразрешающей рентгенодифракционной методики и электрофизических измерений. ТTL1–ТTL4 – управляющие TTL-сигналы, подаваемые на модули экспериментального стенда для автоматизации экспериментальных измерений.

Проводимость кристалла определяли с помощью источника-измерителя малых величин Keithley 6587 в стандартной схеме измерений при воздействии постоянного электрического поля.

ОПИСАНИЕ МОДЕЛЬНОГО ОБЪЕКТА ИССЛЕДОВАНИЙ

В качестве экспериментальных образцов использовали плоскопараллельные пластины среза (001) кристалла LiNbO3 : Fe с концентрацией примеси 0.02% размером 12 × 12 мм2 и толщиной 1.33 мм. Синтез кристалла осуществляли по методу Чохральского в условиях воздействия внешнего электрического поля, благодаря чему образцы являлись монодоменными. Подготовленные кристаллические пластины были химически протравлены в 40%-ном растворе плавиковой кислоты при температуре 95°С для удаления нарушенного слоя. На лицевые стороны образцов наносили токопроводящие серебряные контакты. На поверхности была предусмотрена свободная от напыления область диаметром 3 мм под размер лазерного пучка.

Кристалл LiNbO3 обладает ярко выраженными пьезоэлектрическими свойствами. Значения пьезоэлектрических констант, ответственных за деформации по [001]: d33 = 6.0 пКл/Н, d15 = d24 = = 69.2 пКл/Н [34]. Диэлектрическая проницаемость кристалла составляет ε33 = 28.5 [35]. При комнатной температуре для кристалла LiNbO3 характерен поляронный механизм проводимости [36]. Температура Кюри для данного кристалла составляет TC = 1157°C [37]. Удельная электропроводность чистого LiNbO3 составляет 10–13–10–12 (Ом м)–1, а теплоемкость – ct = 628 Дж/К [38]. Добавление примеси Fe с концентрацией 0.02% не влияет существенно на электропроводность [39]. Коэффициент поглощения LiNbO3 : Fe (с концентрацией Fe 0.02%) для излучения с длиной волны 520 нм составляет μ = = 92.5 м–1 [17]. Константа Гласса равна G = 1.1 × × 10–11 м/В [40]. Добавочная компонента проводимости в данном случае зависит от освещения как σph(J) = 2.0 × 10–16J [16]. Величина пироэлектрического коэффициента составляет p = = –95.4 мкКл/(м2 К) [41]. Коэффициент теплового расширения α33 = 4 × 10–6 К–1 [42]. Нелинейная восприимчивость второго порядка для направления [001], равная электрооптическому коэффициенту r33, имеет значение χ(0) = r33 = 31.4 пм/В [43].

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ

Предварительно измеренная удельная темновая проводимость кристалла составила σd = 6.0 × × 10–12 (Ом м)–1.

На рис. 6 представлены временные зависимости положения пика КДО образца. Измерения проведены с использованием рефлекса 0012 с углом Брэгга θB = 17.878° и глубиной экстинкции рентгеновского излучения 3.9 мкм. В ходе измерений поверхность кристалла в области освещения существенно нагревалась. Температура в точке наибольшего нагрева повышалась на ∆T = = 28°C за 90 с, выходя на плато.

Рис. 6.

Результаты измерений деформационного поведения кристалла LiNbO3 : Fe методами рентгеновской дифрактометрии: а – принципиальная схема наблюдаемых деформаций за счет компонент электрического поля Ez и Ex, возникающих в кристалле в результате освещения и активации пьезоэлектрических модулей d33 и d15; б – относительное смещение КДО на угол ∆θ, измеренное методом времяразрешающей рентгеновской дифрактометрии при воздействии внешним импульсным электрическим полем напряженностью E = 2.00 кВ/мм; в – сложный профиль временной зависимости смещения КДО (∆θ) в кристалле LiNbO3 : Fe при освещении с интенсивностью 3.4 Вт/см2, вызванный комплексом процессов: I – миграцией носителей заряда (фототоком) и оптическим выпрямлением; II – объемным пьезофотовольтаическим эффектом; III – температурными эффектами (тепловым расширением и пироэлектрическим эффектом).

Воздействие лазерного излучения приводит к сложному деформационному поведению LiNbO3 : Fe. Помимо неоднородного распределения тепла за счет локального нагрева и яркого проявления температурных эффектов при освещении имеет место сложное распределение электрического поля в объеме кристалла вследствие ОФЭ, пироэлектрического эффекта и поля оптического выпрямления, а также градиентное распределение объемного заряда по глубине (рис. 6а). Это вызывает активацию всех имеющихся компонент пьезоэлектрического тензора (в том числе сдвиговых) и сложную неоднородную пьезоэлектрическую деформацию в направлении [001], регистрируемую методами рентгеновской дифракции. Смещение КДО за счет пьезоэлектрической деформации при воздействии внешнего электрического поля напряженностью 2.00 кВ/мм определялось экспериментально (рис. 6б). Наблюдаемую динамику фотодеформаций можно разбить на три участка (рис. 6в): I – скачкообразное мгновенное изменение положения пика; II – более медленное (порядка 20–25 с) смещение пика в сторону меньших углов; III – последующее длительное релаксационное (>100 c) смещение пика в сторону больших углов. Быструю скачкообразную деформацию, согласно проведенным оценкам, может вызывать фототок поляронов. Электрическая поляризация, вызванная поляронным током смещения, связана с деформацией кристаллической решетки посредством сильного пьезоэлектрического взаимодействия [44]. Угловое смещение на участке II обусловлено пьезофотовольтаической деформацией, на что указывает характерное время ~20–25 с [10]. Напряженность фотоиндуцированного электрического поля ОФЭ, ответственного за наблюдаемую пьезофотовольтаическую деформацию, составляет Esat ≈ 2.8 кВ/мм. Последующее смещение в область больших углов (участок III, рис. 6в) связано с неоднородным распределением тепловых деформаций.

ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ И ВЫВОДЫ

Поскольку тепловое расширение кристаллической решетки и пироэлектрический эффект являются взаимосвязанными эффектами, их не удается разделить по временам протекания. Однако из величины нагрева кристалла можно оценить деформации, вызываемые каждым из эффектов. Исходя из (1) и измеренного приращения температуры, величина деформации, возникающей в результате теплового расширения кристалла, составляет ξ33 = 1.12 × 10–4. Экспериментально измеренное характерное время нагрева поверхности кристалла составляет более 30 с. Отметим, что точный расчет скорости нагрева кристалла является нетривиальной задачей, поскольку требует учета множества факторов (теплопроводности, рассеяния излучения внутри кристалла, распределения интенсивности лазерного пучка и т.д.), что выходит за рамки данной работы.

Электрическое поле, возникающее в результате пироэлектрического эффекта при нагреве, в соответствии с (3) достигает Epy = 10.6 кВ/мм. Напряженность поля, возникающего в результате оптического выпрямления при заданных параметрах освещения, с учетом (5) составляет всего EОR = 1.2 × 10–5 В/м.

Проведенные в соответствии с (4) оценки поля насыщения в результате ОФЭ дают значение Esat = 2.6 кВ/мм. Расчетное максвелловское время пьезофотовольтаической деформации за счет ОФЭ составляет τM = 19.8 с.

Значения деформаций оценивали с учетом (2). Обработку экспериментальных данных проводили согласно (6). Сводные математические оценки и экспериментальные данные о величинах деформаций, создаваемых фотоиндуцированными процессами, и характерных временах их формирования представлены в табл. 1.

Таблица 1.  

Сводные оценки вкладов в величины деформаций различных фотоиндуцированных эффектов, полученные из эксперимента и расчетов, а также характерные времена формирования деформаций

Эффект Деформация ξ33 Характерное время, с
Оптическое выпрямление + пьезоэлектрический эффект 7.4 × 10–17 [19] 10–16–10–14
Фотоиндуцированный ток поляронов 3.5 × 10–5* <10–3 [42]
Пьезофотовольтаический эффект 1.3 × 10–5 19.8
1.4 × 10–5* 20–25*
Тепловое расширение 1.12 × 10–4
1.50 × 10–4** >30**
Пироэлектрический + пьезоэлектрический эффект 6.3 × 10–5
1.50 × 10–4** >30**

Примечания. Деформации указаны для направления [001] (компонента ξ33). Значения без звездочек являются расчетными.

  * Значения, определенные экспериментально.

** Экспериментальные значения являются суперпозицией теплового расширения и пироэлектрического эффекта и неотделимы друг от друга.

Из полученных результатов видно, что вклад деформаций за счет оптического выпрямления оказывается намного меньше остальных. Отметим, что данный эффект может проявляться сильнее в случае тонких слоев и пленок и при фокусировке лазерного пучка высокой мощности. Наиболее быстрый из экспериментально зарегистрированных процессов предположительно связан с фотоиндуцированным током поляронов, амплитуда которого зависит от фотопроводимости. Экспериментальные и расчетные значения пьезофотовольтаических деформаций хорошо соотносятся между собой. Наибольший вклад в деформационную картину вносят самые медленные тепловые эффекты.

В реальных кристаллах существуют также иные механизмы формирования деформаций, однако их учет выходит за рамки настоящей работы. Так, деформации могут возникать в результате миграции носителей заряда в случае ионной или вакансионной проводимости [45]. Воздействие лазерного излучения на сегнетоэлектрические кристаллы также способно приводить к перестройке доменной структуры [46].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Предложен методический подход для исследования фотоиндуцированных деформаций в кристаллах на основе комбинации математических оценок и экспериментальных измерений методами времяразрешающей рентгеновской дифрактометрии.

На примере сегнетоэлектрического кристалла LiNbO3 : Fe продемонстрирована эффективность данного подхода для выделения из общей деформационной картины вкладов независимых составляющих. Впервые проведено разделение нескольких деформационных процессов, обусловленных различными механизмами (тепловыми, электрическими, фотовольтаическими). Определены характерные времена и величины фотоиндуцированных деформаций конкурирующих эффектов. С учетом пространственной локализации и топологии засветки можно выбрать наиболее подходящий эффект для решения соответствующих задач стрейнтроники при разработке электромеханических устройств.

Возможности предлагаемого подхода могут быть существенно расширены при его использовании на высокоинтенсивных источниках синхротронного излучения и лазерах на свободных электронах. В частности, это позволит достичь фемтосекундного временного разрешения и разделить сверхбыстрые деформационные процессы с высокой чувствительностью.

Авторы выражают благодарность Т.Р. Волк за ценные комментарии.

Работа выполнена при поддержке Министерства науки и высшего образования в рамках Государственного задания ФНИЦ “Кристаллография и фотоника” РАН в части подготовки образцов кристаллов и в части разработки методического подхода и проведения исследований (грант № 075-15-2021-1362), а также при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (проект № 19-29-12037 мк) в части обработки экспериментальных данных.

Список литературы

  1. Бухараев А.А., Звездин А.К., Пятаков А.П. и др. // Успехи физ. наук. 2018. Т. 188. № 12. С. 1288. https://doi.org/10.3367/UFNr.2018.01.038279

  2. Yan H., Feng Z., Shang S. et al. // Nat. Nanotechnol. 2019. V. 14. P. 131. https://doi.org/10.1038/s41565-018-0339-0

  3. Lei N., Devolder T., Agnus G. et al. // Nat. Commun. 2013. V. 4. P. 1378. https://doi.org/10.1038/ncomms2386

  4. Ковальчук М.В., Благов А.Е., Куликов А.Г. и др. // Кристаллография. 2014. Т. 59. № 6. С. 950. https://doi.org/10.7868/S0023476114060149

  5. Hunter D., Osborn W., Wang K. et al. // Nat. Commun. 2011. V. 2. P. 518. https://doi.org/10.1038/ncomms1529

  6. Lejman M., Vaudel G., Infante I.C. et al. // Nat. Commun. 2014. V. 5. P. 4301. https://doi.org/10.1038/ncomms5301

  7. Zhukov S.G., Fetisov G.V., Aslanov L.A. // J. Appl. Cryst. 1991. V. 24. P. 74. https://doi.org/10.1107/S0021889890010160

  8. Abramov N.A., Voronov V.V., Kuzminov Y.S. // Ferroelectrics. 1978. V. 22. P. 649. https://doi.org/10.1080/00150197808237356

  9. Calamiotou M., Chrysanthakopoulos N., Papaioannou G. et al. // J. Appl. Phys. 2007. V. 102. P. 083527. https://doi.org/10.1063/1.2798636

  10. Pilyak F.S., Kulikov A.G., Fridkin V.M. et al. // Phys. B: Condens. Matter. 2021. V. 604. P. 412706. https://doi.org/10.1016/j.physb.2020.412706

  11. Meng Q., Zhang B., Zhong S., Zhu L. // Appl. Phys. A. 2016. V. 122. P. 582. https://doi.org/10.1007/s00339-016-0120-x

  12. Шаскольская М.П. Кристаллография. Учебное пособие для вузов. М.: Высшая школа, 1984. 376 с.

  13. Sturman B.I., Fridkin V.M. The Photovoltaic and Photorefractive Effects in Noncentrosymmetric Materials. Philadelphia: Gordon and Breach Sci. Publ., 1992. 238 p.

  14. Gu Z., Imbrenda D., Bennett-Jackson A.L. et al. // Phys. Rev. Lett. 2017. V. 118. P. 096601. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.118.096601

  15. Glass A.M., von der Linde D., Negran T.J. // Appl. Phys. Lett. 1974. V. 25. P. 233. https://doi.org/10.1063/1.1655453

  16. Gerson R., Kirchhoff J.F., Halliburton L.E. et al. // J. Appl. Phys. 1986. V. 60. P. 3553. https://doi.org/10.1063/1.337611

  17. Grousson R., Henry M., Mallick S. et al. // J. Appl. Phys. 1983. V. 54. P. 3012. https://doi.org/10.1063/1.332504

  18. Mirzaee S.M.A., Nunzi J.-M. // J. Opt. Soc. Am. B. 2019. V. 36. P. 53. https://doi.org/10.1364/JOSAB.36.000053

  19. Морозов Б.Н., Айвазян Ю.М. // Квантовая электроника. 1980. Т. 7. С. 5. https://doi.org/10.1070/QE1980v010n01ABEH009843

  20. Благов А.Е., Марченков Н.В., Писаревский Ю.В. и др. // Кристаллография. 2013. Т. 58. № 1. С. 51. https://doi.org/10.7868/S0023476113010050

  21. Irzhak D., Roshchupkin D. // AIP Adv. 2013. V. 3. P. 102108. https://doi.org/10.1063/1.4824636

  22. Kulikov A.G., Blagov A.E., Ilin A.S. et al. // J. Appl. Phys. 2020. V. 127. P. 065106. https://doi.org/10.1063/1.5131369

  23. Куликов А.Г., Благов А.Е., Марченков Н.В. и др. // ФТТ. 2020. Т. 62. Вып. 12. С. 2120.

  24. Марченков Н.В., Куликов А.Г., Аткнин И.И. и др. // Успехи физ. наук. 2019. Т. 189. № 2. С. 187. https://doi.org/10.3367/UFNr.2018.06.038348

  25. Благов А.Е., Писаревский Ю.В., Таргонский А.В. и др. // ФТТ. 2017. Т. 59. Вып. 5. С. 947.

  26. Mkrtchyan A.R., Blagov A.E., Kocharyan V.R. et al. // J. Contemp. Phys. (Armenian Acad. Sci.). 2019. V. 54. P. 210. https://doi.org/10.3103/S1068337219020142

  27. Куликов А.Г., Марченков Н.В., Благов А.Е. и др. // Акуст. журн. 2016. Т. 62. С. 675. https://doi.org/10.7868/S0320791916050087

  28. Элиович Я.А., Аккуратов В.И., Таргонский А.В., Благов А.Е. // Кристаллография. 2018. Т. 63. № 5. С. 708. https://doi.org/10.1134/S1063774518050097

  29. Элиович Я.А., Аккуратов В.И., Таргонский А.В. и др. // Поверхность. Рентген., синхротр. и нейтр. исследования. 2020. № 8. С. 3. https://doi.org/10.31857/S1028096020080075

  30. Bowen D.K., Tanner B.K. High resolution X-ray diffractometry and topography. London: CRC press, 1998. 252.

  31. Marchenkov N.V., Kulikov A.G., Petrenko A.A. et al. // Rev. Sci. Instrum. 2018. V. 89. P. 095105. https://doi.org/10.1063/1.5036955

  32. Annaka S., Nemoto A. // J. Appl. Cryst. 1977. V. 10. P. 354. https://doi.org/10.1107/S0021889877013624

  33. Ковальчук М.В., Ковьев Э.К., Пинскер З.Г. // Кристаллография. 1975. Т. 20. Вып. 1. С. 42.

  34. Smith R.T., Welsh F.S. // J. Appl. Phys. 1971. V. 42. P. 2219. https://doi.org/10.1063/1.1660528

  35. Kushibiki J., Takanaga I., Arakawa M. et al. // IEEE Trans. Ultrason. Ferroelectr. Freq. Control. 1999. V. 46. P. 1315. https://doi.org/10.1109/58.796136

  36. Schmidt F., Kozub A.L., Gerstmann U. et al. // Crystals. 2021. V. 11. P. 542. https://doi.org/10.3390/cryst11050542

  37. Smolenskii G.A., Krainik N.N., Khuchua N.P. et al. // Phys. Status Solidi. B. 1966. V. 13. P. 309. https://doi.org/10.1002/pssb.19660130202

  38. Wong K.K. Properties of lithium niobate. London: IET, 2002. 429 p.

  39. Brands K., Falk M., Haertle D. et al. // Appl. Phys. B. 2008. V. 91. P. 279. https://doi.org/10.1007/s00340-008-2989-3

  40. Glass A.M., von der Linde D., Auston D.H. et al. // J. Electron. Mater. 1975. V. 4. P. 915. https://doi.org/10.1007/BF02660180

  41. Popescu S.T., Petris A., Vlad V.I. // J. Appl. Phys. 2013. V. 113. P. 043101. https://doi.org/10.1063/1.4788696

  42. Блистанов А.А. Акустические кристаллы. М.: Наука, 1982. 632 с.

  43. De Toro J.A., Serrano M.D., Gabanes A.G. et al. // Opt. Commun. 1998. V. 154. P. 23. https://doi.org/10.1016/S0030-4018(98)00298-3

  44. Holtz M., Hauf C., Salvador A.A.H. et al. // Phys. Rev. B. 2016. V. 94. P. 104302. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.94.104302

  45. Куликов А.Г., Писаревский Ю.В., Благов А.Е. и др. // ФТТ. 2019. Т. 61. Вып. 4. С. 671.

  46. Голенищев-Кутузов А.В., Голенищев-Кутузов В.А., Калимуллин Р.И. // Успехи физ. наук. 2000. Т. 170. № 7. С. 697. https://doi.org/10.3367/UFNr.0170.200007a.0697

Дополнительные материалы отсутствуют.

Инструменты

предыдущая статья выпуска содержание выпуска

Кристаллография

Архивы выпусков Информация о журнале Отправить рукопись в журнал