Неорганические материалы, 2021, T. 57, № 10, стр. 1087-1093

Структурные дефекты и фотолюминесценция в легированных цинком кристаллах ниобата лития

Н. В. Сидоров 1, Н. А. Теплякова 1*, М. В. Смирнов 1, М. Н. Палатников 1

1 Институт химии и технологии редких элементов и минерального сырья им. И.В. Тананаева — обособленное подразделение Федерального исследовательского центра “Кольский научный центр Российской академии наук”
184209 Мурманская обл., Апатиты, Академгородок, 26а, Россия

* E-mail: n.tepliakova@ksc.ru

Поступила в редакцию 02.03.2021
После доработки 24.06.2021
Принята к публикации 24.06.2021

Полный текст (PDF)

Аннотация

Показано, что с увеличением концентрации цинка до первого концентрационного порога (~3.0 мол. % ZnO) в кристалле ниобата лития происходят уменьшение напряженности фотовольтаического поля и увеличение напряженности диффузионного поля, а также снижение люминесценции от центров свечения NbLi. С приближением концентрации цинка ко второму концентрационному порогу (~6.8 мол. % ZnO) при увеличении напряженности фотовольтаического поля происходит уменьшение напряженности диффузионного поля и ширины запрещенной зоны. При этом падает интенсивность интегральной люминесценции вследствие уменьшения концентрации дефектных центров в виде биполяронной пары NbLi–NbNb. В то же время, происходит увеличение интенсивности свечения от полярона малого радиуса NbLi и заметно уменьшается эффект фоторефракции.

Ключевые слова: монокристалл ниобата лития, легирование, дефекты, фотолюминесценция, фотоэлектрические поля, ширина запрещенной зоны

ВВЕДЕНИЕ

Качество многих практически значимых характеристик нелинейно-оптического монокристалла ниобата лития (LiNbO3), являющегося важным функциональным материалом современной электронной техники, в значительной степени определяется состоянием его дефектной структуры [1]. Наличие эффектов фоторефракции (optical damage) и люминесценции ограничивает применение кристалла LiNbO3 в качестве преобразователей и модуляторов лазерного излучения в режиме квазисинхроизма [1, 2]. Легирование “нефоторефрактивными” примесями (Mg2+, Zn2+ и др.) позволяет снизить эффект фоторефракции за счет увеличения фотопроводимости [1, 3, 4]. Причем применение цинка в качестве легирующей добавки в некоторых случаях более предпочтительно по сравнению с другими элементами, поскольку он позволяет более тонко регулировать состояние дефектности, ширину запрещенной зоны, расположение в ней энергетических уровней, а также композиционную однородность кристалла [5]. Существенным является то, что концентрационное влияние цинка на особенности дефектной структуры и физические характеристики кристалла LiNbO3 носит скачкообразный (пороговый) характер [1, 5]. В кристалле LiNbO3:Zn обнаружены два концентрационных порога: при ~3.0 и ~7.0 мол. % ZnO, переход через которые приводит к резкому снижению эффекта фоторефракции [1, 5]. При прохождении концентрационных порогов вследствие изменения механизма вхождения легирующей добавки в структуру кристалла LiNbO3 скачком изменяется состояние его дефектности, происходит изменение порядка чередования вдоль полярной оси основных и примесных катионов, а также дефектов NbLi, изменение формы и размеров кислородно-октаэдрических кластеров МО6 (М – Li, Nb, примесный элемент), определяющих нелинейно-оптические свойства кристалла [1, 57]. При этом вследствие перестройки электронной структуры кристалла неизбежно будут происходить изменения как в системе энергетических уровней в запрещенной зоне, так и ширины запрещенной зоны.

Методом фотоиндуцированного рассеяния света (ФИРС) можно оценить эффект фоторефракции в кристалле LiNbO3 и получить ценную информацию об оптических процессах, происходящих при взаимодействии лазерного излучения с фоторефрактивным кристаллом, в частности, о концентрационном поведении в кристалле фотополей (фотовольтаического Eph и диффузионного ED) [5, 8, 9]. Одним из эффективных методов изучения зонной структуры твердого тела является фотолюминесценция, которая заключается в возбуждении неравновесных электронных процессов с последующими механизмами излучательной и безызлучательной релаксации. Сочетая оба метода, можно установить важные закономерности в поведении фоторефрактивных свойств кристаллов в зависимости от концентрации легирующей добавки.

Целью настоящей работы было установление влияния концентрации и особенностей локализации в решетке точечных структурных дефектов на фоторефрактивные свойства кристаллов ниобата лития. Кристаллы ниобата лития отличаются количеством и типом точечных дефектов в виде глубоких и мелких электронных ловушек, степенью деформации легирующей добавкой кислородных октаэдров (определяющей их поляризуемость) и особенностями упорядочения структурных единиц катионной подрешетки вдоль полярной оси, а следовательно, зонной структурой и электрооптическими свойствами. В работе методами фотолюминесценции и ФИРС выполнены сравнительные исследования кристаллов LiNbO3, легированных цинком в широком диапазоне концентраций (0.004–6.5 мол. % ZnO). Результаты, полученные для легированных кристаллов, сравнивались с результатами для номинально чистых конгруэнтного (LiNbO3 конгр, R = Li/Nb = 0.946) и стехиометрического (LiNbO3 стех(6.0 мас. % K2O)) кристаллов. Поскольку в качестве основных факторов переноса заряда в кристалле LiNbO3 является диффузия и фотовольтаический эффект, то для всех исследованных кристаллов с использованием подхода, предложенного в работе [8], по параметрам спекл-структуры индикатрисы ФИРС выполнены расчеты величин напряженностей фотовольтаического и диффузионного полей, а также ширины запрещенной зоны.

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЧАСТЬ

Кристаллы LiNbO3:Zn (0.004–6.5 мол. % ZnO) выращивались по единой методике из конгруэнтного расплава. Подробно приготовление шихты, методика и технологические режимы выращивания кристаллов описаны в работах [5, 10]. Содержание следовых количеств посторонних примесей в кристалле составляло не более 10–4 мас. %. Концентрация цинка в кристаллах определялась методом микрозондового анализа. Кристалл LiNbO3 стех (6.0 мас. % K2O), по составу близкий к стехиометрическому (R = Li/Nb ≈ 1), выращивался по технологии HTTSSG (High temperature top speed solution growth) [11, 12] из расплава конгруэнтного состава с применением 6 мас. % флюса К2О.

Все кристаллы были монодоменизированы методом высокотемпературного электродиффузионного отжига в установке “Лантан”. Оценку степени монодоменности проводили путем исследования статического пьезоэлектрического эффекта [13].

Исследуемые образцы представляли собой прямоугольный параллелепипед, ребра которого совпадали с направлениями кристаллографических осей (X, Y, Z – полярная ось). Грани параллелепипедов тщательно полировались.

Спектры фотолюминесценции регистрировались с объема образца в 90-градусной геометрии с помощью спектрографа SOLSL-100M с ПЗС-детектором FLIML 1107 Black Illuminated (Hamamatsu) в диапазоне 380–750 нм при комнатной температуре. В качестве источника возбуждения люминесценции использовался непрерывный He–Cd-лазер (λвозб = 325 нм, 15 мВт). Из каждого фотолюминесцентного спектра вычитался фоновый сигнал. Точность определения положений, ширин и интенсивностей индивидуальных полос свечения составляла ±0.004, 0.006 эВ и 5% соответственно. Методика определения фотоэлектрических полей по параметрам индикатрисы ФИРС описана в работе [8]. Ширина запрещенной зоны определялась по спектрам оптического поглощения [14, 15].

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 1 представлены спектры фотолюминесценции кристаллов LiNbO3:Zn (0.004–6.5 мол. % ZnO) в сравнении со спектрами номинально чистых кристаллов LiNbO3 конгр и LiNbO3 стех (6.0 мас. % K2O). Спектр состоит из сложного люминесцентного гало в видимой области, максимум которого зависит от состава исследуемых образцов. Для кристаллов LiNbO3 с концентрацией цинка до первого порога (ZnO < 3.00 мол. %) максимум наблюдается при ~600 нм, а для кристаллов LiNbO3:Zn (4.46–6.50 мол. % ZnO) максимум смещается в коротковолновую область спектра на ~100 нм.

Рис. 1.

Спектры фотолюминесценции кристаллов LiNbO3 конгр, LiNbO3 стех (6 мас. % K2O), LiNbO3:Zn (0.004–6.5 мол. % ZnO).

На рис. 2 приведена зависимость интенсивности полос центров свечения исследованных кристаллов от состава после разложения спектра на ряд индивидуальных полос гауссовой формы. В табл. 1 приведены основные характеристики полос фотолюминесценции. Разделение спектров на составляющие по основным центрам свечения проводили на основании литературных данных, согласно которым для конгруэнтного кристалла (R = 0.945) центрам свечения с максимумами при 565, 500, 440, 390 нм отвечают, соответственно, точечные дефекты NbLi, VLi, NbNb и VNb [1619]. Центру свечения с максимумом при 620 нм соответствует пара NbNb–NbLi. Для более точного описания экспериментальных спектров фотолюминесценции сильнолегированных кристаллов LiNbO3:Zn (4.46–6.50 мол. % ZnO) вводились дополнительные пики при ~465 нм.

Рис. 2.

Зависимости интенсивности отдельных полос излучения в спектрах фотолюминесценции исследуемых кристаллов LiNbO3 от состава.

Таблица 1.  

Характеристики и отнесение полос люминесценции в спектрах кристаллов после разложения спектров на составляющие

Центр свечения VNb NbNb ZnLi VLi NbLi NbNb–NbLi *
LiNbO3 стех
(6 мас. % K2O)
Imax, отн. ед. 4247 3607 5532 7747 15769 13391
λ, нм 390 444 497 548 628 704
LiNbO3 конгр Imax, отн. ед. 1590 3481 8472 12 361 24 354 6451
λ, нм 389 440 496 548 623 703
LiNbO3:Zn
(0.004 мол. % ZnO)
Imax, отн. ед. 993 2792 4031 4456 12450 4010
λ, нм 384 443 497 545 620 704
LiNbO3:Zn
(0.07 мол. % ZnO)
Imax, отн. ед. 1101 1540 3281 5312 10420 6979
λ, нм 390 440 496 546 627 711
LiNbO3:Zn
(1.19 мол. % ZnO)
Imax, отн. ед. 906 2048 3845 4324 8250 2235
λ, нм 390 440 500 553 627 700
LiNbO3:Zn
(1.42 мол. % ZnO)
Imax, отн. ед. 1201 1498 4936 5927 12111 6398
λ, нм 390 437 501 556 630 704
LiNbO3:Zn
(2.01 мол. % ZnO)
Imax, отн. ед. 1021 1726 3414 3922 7565 4237
λ, нм 390 440 496 549 628 705
LiNbO3:Zn
(4.46 мол. % ZnO)
Imax, отн. ед. 1718 9362 2596 10 097 5978 5497
λ, нм 394 466 501 556 628 709
LiNbO3:Zn
(4.52 мол. % ZnO)
Imax, отн. ед. 522 6185 205 10352 1109 2263
λ, нм 385 463 497 556 628 704
LiNbO3:Zn
(6.50 мол. % ZnO)
Imax, отн. ед. 1815 10 098 376 15 582 2284 4108
λ, нм 391 464 498 547 640 702

* Неизвестный центр свечения.

Вид спектра фотолюминесценции кислородно-октаэдрического кристалла LiNbO3 конкретного состава должен определяться в основном особенностями статистического распределения по октаэдрам О6 центров свечения в виде многочисленных структурных точечных дефектов NbLi, VLi и др., а также беспорядком, обусловленным разным расстоянием Nb–O в структуре кристалла. В кислородно-октаэдрическом кластере NbO6 атом Nb смещен вдоль полярной оси на 0.26 Å из центросимметричного положения [1] так, что вдоль полярной оси образуются два разных расстояния Nb–O (2.112 и 1.889 Å), что приводит к большой анизотропии кристаллического поля в направление полярной оси и наличию сегнетоэлектричества. Кроме того, кластер NbO6 меньше кластера LiO6, что влияет на особенности вхождения легирующей примеси в решетку кристалла LiNbO3 и особенности фотолюминесценции. При этом чем менее искажена катионная подрешетка и кислородный каркас кристалла, тем сильнее происходит тушение люминесценции.

Из рис. 2 и табл. 1 видно, что для номинально чистых и слаболегированных (до 2.0 мол. % ZnO) кристаллов наибольший вклад в фотолюминесценцию с максимумом при 620 нм вносят центры свечения в виде глубоких электронных ловушек NbLi–NbNb и NbLi. При этом интенсивность люминесцентного гало в спектре кристалла LiNbO3 стех (6.0 мас. % K2O) на 32% меньше, чем в спектре кристалла LiNbO3 конгр, в котором концентрация точечных дефектов NbLi составляет ~6% [1]. Этот факт свидетельствует о том, что в кристалле LiNbO3 стех (6.0 мас. % K2O) при Li/Nb ≈ 1 присутствует значительное количество дефектов NbLi. В строго стехиометрическом кристалле, в котором идеальный порядок расположения катионов вдоль полярной оси, дефекты NbLi полностью отсутствуют [1].

Внедрение малых концентраций цинка (<2.00 мол. % ZnO) в структуру конгруэнтного кристалла LiNbO3 сопровождается плавным снижением излучательной рекомбинации дефектов NbLi (рис. 2, табл. 1). Этот факт можно объяснить плавным вытеснением цинком дефектов NbLi с одновременным уменьшением концентрации компенсационных дефектов (VLi и VNb) в структуре кристалла. Интересно отметить и тот факт, что в спектрах фотолюминесценции кристаллов LiNbO3:Zn (0.004–2.01 мол. % ZnO) не возникает полос излучения, связанных с дефектами ZnLi и ZnNb, что свидетельствует о локализации при концентрациях до 2.0 мол. % ZnO примесных катионов цинка исключительно в вакантных октаэдрах структуры кристалла LiNbO3. Такая особенность кристаллов LiNbO3:Zn может указывать на образование в запрещенной зоне, вблизи дна зоны проводимости, мелких уровней энергий, т.н. “уровней прилипания” [20]. Таким образом, полученные результаты свидетельствуют о том, что увеличение концентрации цинка приводит к образованию мелких уровней энергии вблизи дна зоны проводимости и уменьшению количества глубоких электронных ловушек NbLi, что должно увеличивать фотопроводимость кристаллов и, как следствие, уменьшать фоторефрактивный эффект.

Для понимания процессов переноса фотоиндуцированных зарядов в кристаллах LiNbO3 разного состава и захвата их на ловушках различного уровня необходимо исследовать концентрационное влияние состава кристаллов на их фоторефрактивные характеристики. На рис. 3 представлена зависимость фотовольтаического (Epv) и диффузионного (ED) полей, а также ширины запрещенной зоны от стехиометрии и концентрации цинка. Видно, что наблюдается корреляция в концентрационном поведении интенсивности полос излучения спектра фотолюминесценции, обусловленных дефектами NbLi (I565), и величины напряженности Epv. В области концентраций 0–1.19 мол. % ZnO происходит уменьшение Epv и интенсивности свечения, обусловленного дефектами NbLi. Последний факт свидетельствует об уменьшении концентрации наиболее глубоких ловушек электронов – дефектов NbLi. Но поскольку преимущественным механизмом фоторефракции в кристалле LiNbO3 является фотовольтаический (Epv > ED) [1], то в диапазоне 0–1.19 мол. % ZnO должно происходить образование мелких донорных уровней у дна зоны проводимости, что должно увеличивать фотопроводимость кристалла и снижать эффект фоторефракции. Этот вывод подтверждает результаты фотолюминесценции (рис. 2, табл. 1), а также данные работы [21], в которой показано, что увеличение концентрации цинка в кристалле LiNbO3 приводит к увеличению фотопроводимости.

Рис. 3.

Зависимости фотовольтаического (Epv), диффузионного (ED) полей (а) и ширины запрещенной зоны (Eg) (б) от состава кристаллов LiNbO3.

Из рис. 3 видно, что увеличение концентрации с 2.01 до 6.5 мол. % ZnO в кристалле LiNbO3 приводит к увеличению напряженности фотовольтаического поля и интенсивности максимума люминесценции при 565 нм (I565), а также к снижению интенсивности максимума люминесценции при 620 нм (I620), обусловленных, соответственно, дефектами NbLi и биполяроном NbLi–NbNb. Согласно работе [21], такое увеличение Еpv можно объяснить увеличением в диапазоне 3 < Zn < < 5 мол. % (между концентрационными порогами 3.0 и 6.76 мол. % ZnO) величины фотовольтаической постоянной kα. В диапазоне концентраций 3 < Zn < 5 мол. % фотопроводимость увеличивается по гиперболическому закону [22]. При этом происходит разрушение биполяронной пары NbLi–NbNb за счет увеличения концентрации дефектов ZnLi. В структуре кристалла LiNbO3 цинк одновременно может вытеснять не только дефекты NbLi, но и литий из основных позиций идеальной структуры, образуя дефекты ZnLi, что приводит к увеличению количества глубоких дырочных центров захвата в виде дефектов VLi с энергией E = –0.44 эВ [23]. С другой стороны, увеличение интенсивности максимума люминесценции при 565 нм можно объяснить также внедрением катионов цинка в ниобиевый октаэдр с образованием дефектов ZnNb. Однако это, согласно данным [21], возможно только при концентрациях выше второго концентрационного порога (>7.00 мол. % ZnO). Кроме того, в таких сильно легированных кристаллах наблюдается существенное увеличение ширины запрещенной зоны – на 0.3–0.4 эВ – по сравнению с другими кристаллами (рис. 3б).

В работе [24] с использованием расчетов из первых принципов (ab initio) и модель литиевых вакансий [1, 23] были исследованы изменения в тонких особенностях структуры (в том числе в электронной структуре), вызванные легированием кристалла LiNbO3 конгр катионами Mg. Было показано, что величины энергий образования собственных и примесных точечных дефектов NbLi, VLi, MgLi и MgNb в кристалле существенно зависят от ширины запрещенной зоны. Ширина запрещенной зоны в кристалле LiNbO3 конгр равна 3.78 эВ (рис. 3б). В легированных кристаллах LiNbO3 ширина зоны зависит от вида и концентрации легирующей добавки и находится для исследованных кристаллов LiNbO3:Zn в пределах 3.6–4.0 эВ (рис. 2б). Вхождение Mg имеет “поэтапный” (скачкообразный) характер: сначала магний полностью вытесняет дефекты NbLi, образуя дефект MgLi [1, 24], и только затем начинается замещение атомов Li и Nb. При этом в запрещенной зоне уменьшается плотность локальных состояний, связанных с дефектами NbLi, что приводит к сужению запрещенной зоны. В диапазоне энергии ∼2.0–2.32 эВ равновероятно образование дефектов VLi, MgLi и MgNb [24]. Однако влияние на фоторефрактивные свойства кристаллов LiNbO3:Mg оказывают только дефекты NbLi [24]. Магний, внедряясь в октаэдр О6 и образуя дефекты MgLi или MgNb, будет приводить также к изменению формы кислородных октаэдров и искажению кислородного каркаса кристалла [24]. В работе [24] были рассчитаны межатомные расстояния в структуре кристаллов LiNbO3:Mg и показано, что при образовании дефекта MgLi искажение кислородного октаэдра уменьшается за счет движения Mg вдоль оси Z.

Вхождение цинка в структуру кристалла LiNbO3 носит более плавный характер, чем вхождение магния: вытеснение им дефектов NbLi и замещение атомов Li и Nb идут одновременно [1, 5, 14]. Так как цинк является аналогом магния, можно предположить, что в структуре кристаллов LiNbO3:Zn при образовании дефектов ZnLi, так же как и в структуре кристаллов LiNbO3:Mg [24], будет наблюдаться уменьшение искажения кислородного каркаса и структура слаболегированных кристаллов LiNbO3:Zn будет близка к структуре конгруэнтного кристалла. Исходя из этих соображений можно объяснить уменьшение ширины запрещенной зоны кристаллов LiNbO3:Zn (0.004–2.01 мол. % ZnО) (рис. 3), а также более сильное тушение люминесценции (рис. 1, табл. 1) по сравнению с конгруэнтным кристаллом наличием в структуре кристаллов LiNbO3:Zn (0.004–2.01 мол. % ZnО) значительного количества дефектов NbLi.

Согласно эффекту Бурштейна–Мосса, в сильнолегированных полупроводниках n-типа наличие мелких энергетических уровней должно способствовать заполнению энергетических уровней вблизи дна зоны проводимости и тем самым приводить к смещению края фундаментального поглощения в область коротких длин волн [25]. Как следствие, излучательные переходы между уровнями энергии также должны претерпевать соответствующие изменения в спектрах люминесценции. Такой эффект для исследованных нами кристаллов не наблюдается: спектры фотолюминесценции кристаллов LiNbO3:Zn (0.004–2.01 мол. % ZnO) не претерпевают явного смещения в область коротких длин волн. Но происходит уменьшение ширины запрещенной зоны с увеличением концентрации Zn до 2.01 мол. % (рис. 3б). В диапазоне концентраций 4.46–6.5 мол. % ZnO наблюдается также смещение величины Eg в сторону больших значений энергии на ~0.17 эВ (рис. 3б), что может быть обусловлено заполнением электронами состояний вблизи дна зоны проводимости. При этом максимум люминесценции смещается в сторону коротких длин волн на ~100 нм относительно максимума свечения LiNbO3  конгр (рис. 1).

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Показано, что для слабо легированных кристаллов LiNbO3:Zn (0.004–2.01 мол. % ZnO) снижение люминесценции от центров свечения с участием NbLi приводит к уменьшению величины напряженности фотовольтаического поля и увеличению величины напряженности диффузионного поля за счет образования мелких ловушек электронов вблизи дна зоны проводимости. В стехиометрическом кристалле LiNbO3 стех (6.0 мас. % K2O) обнаружено уменьшение ширины запрещенной зоны и излучательной рекомбинации центров свечения NbNb и NbLi.

В сильно легированных кристаллах LiNbO3:Zn (4.46–6.50 мол. % ZnO) (с концентрацией цинка между концентрационными порогами 3.0 и 6.76 мол. % ZnO) обнаружено заметное увеличение напряженности фотовольтаического поля, ширины запрещенной зоны и излучательной рекомбинации в зеленой области спектра.

Таким образом, в кристаллах LiNbO3:Zn с повышением концентрации цинка происходит уменьшение числа центров захвата в виде биполяронной пары NbLi–NbNb и увеличение интенсивности свечения от полярона малого радиуса NbLi, и, как следствие, уменьшение фоторефракции.

Список литературы

  1. Сидоров Н.В., Волк Т.Р., Маврин Б.Н., Калинников В.Т. Ниобат лития: дефекты, фоторефракция, колебательный спектр, поляритоны. М.: Наука, 2003. 255 с.

  2. Krätzig E. Photorefractive Effects and Photoconductivity in LiNbO3:Fe // Ferroelectrics. 1978. V. 21. № 1. P. 635–636. https://doi.org/10.1080/00150197808237350

  3. Jermann F., Simon M., Krätzig E. Photorefractive Properties of Congruent and Stoichiometric Lithium Niobate at High Light Intensities // J. Opt. Soc. Am. 1995. V. 12. P. 2066–2070. https://doi.org/10.1364/JOSAB.12.002066

  4. Bryan D.A., Gerson R., Tomaschke H.E. Increased Optical Damage Resistance in Lithium Niobate // Appl. Phys. Lett. 1984. V. 44. № 9. P. 847–848. https://doi.org/10.1063/1.94946

  5. Палатников М.Н., Сидоров Н.В., Макарова О.В., Бирюкова И.В. Фундаментальные аспекты технологии сильно легированных кристаллов ниобата лития. Апатиты: Изд-во КНЦ РАН, 2017. 241 с.

  6. Abdi F., Aillerie M., Fontana M., Bourson P., Volk T., Maximov B., Sulyanov S., Rubinina N., Wöhlecke M. Influence of Zn Doping on Electrooptical Properties and Structure Parameters of Lithium Niobate Crystals // Appl. Phys. B. 1999. V. 68. P. 795–799. https://doi.org/10.1007/s003409901469

  7. Volk T., Rubinina N., Wöhlecke M. Optical-Damage-Resistant Impurities in Lithium Niobate // J. Opt. Soc. Am. B. 1994. V. 11. № 9. P. 1681–1687. https://doi.org/10.1364/JOSAB.11.001681

  8. Goulkov M., Imlau M., Woike Th. Photorefractive Parameters of Lithium Niobate Crystals from Photoinduced Light Scattering // Phys. Rev. B. 2008. V. 77. P. 235110-1–235110-7. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.77.235110

  9. Сидоров Н.В., Пикуль О.Ю., Теплякова Н.А., Палатников М.Н. Лазерная коноскопия и фотоиндуцированное рассеяние света в исследованиях свойств нелинейно-оптического кристалла ниобата лития. М.: РАН, 2019. 350 с.

  10. Палатников М.Н., Сидоров Н.В., Бирюкова И.В., Щербина О.Б., Калинников В.Т. Гранулированная шихта для выращивания монокристаллов ниобата лития // Перспективные материалы. 2011. № 2. С. 93–97.

  11. Lengyel K., Peter A., Kovacs L., Corradi G., Palfavi L, Hebling J., Unferdorben M., Dravecz G., Hajdara I., SzallerZs., Polgar K. Growth, Defect Structure, and THz Application of Stoichiometric Lithium Niobate // Appl. Phys. Rev. 2015. V. 2. P. 040601–040628. https://doi.org/10.1063/1.4929917

  12. Сидоров Н.В., Антонычева Е.А., Сюй А.В., Палатников М.Н. Фоторефрактивные свойства монокристаллов ниобата лития стехиометрического состава // Кристаллография. 2010. Т. 55. № 6. С. 1079-1084.

  13. Палатников М.Н., Сандлер В.А., Сидоров Н.В., Ефремов И.Н., Макарова О.В. Оценка степени униполярности кристаллов LiNbO3 при исследовании их статических и динамических пьезоэлектрических свойств // Неорган. материалы. 2020. Т. 56. № 11. С. 1215–1220.

  14. Сидоров Н.В., Теплякова Н.А., Яничев А.А., Палатников М.Н., Макарова О.В., Алешина Л.А., Кадетова А.В. Особенности структуры и оптические свойства кристаллов LiNbO3:ZnO (3.43–5.84 мол. %) // Неорган. материалы. 2017. Т. 53. №5. С. 491–497. https://doi.org/10.7868/S0002337X17050177

  15. Сидоров Н.В., Палатников М.Н., Теплякова Н.А., Габаин А.А., Ефремов И.Н. Структурная однородность фоторефрактивных кристаллов LiNbO3 (0.03–4.5 мол. % ZnО) // Опт. спектроскопия. 2016. Т. 120. № 4. С. 668–674. https://doi.org/10.7868/S003040341604022X

  16. Ахмадуллин И.Ш., Голенищев-Кутузов В.А., Мигачев С.А. Электронная структура глубоких центров в LiNbO3 // ФТТ. 1998. Т. 40. № 6. С. 1109–1116.

  17. Яковлев В.Ю., Кабанова Е.В., Вебер Т., Пауфлер П. Короткоживущие центры окраски и люминесценция в облученных импульсными электронными пучками кристаллах LiNbO3 // ФТТ. 2001. Т. 43. № 8. С. 1520–1524.

  18. Krol D.M., Blasse G., Powell R.C. The Influence of the Li/Nb Ratio on the Luminescence Properties of LiNbO3 // J. Chem. Phys. 1980. V. 73. № 1. P. 163–166. https://doi.org/10.1063/1.439901

  19. Fischer C., Wöhlecke M., Volk T., Rubinina N. Influence of the Damage Resistant Impurities Zn and Mg on the UV-Excited Luminescence in LiNbO3 // Phys. Status. Solidi. (A). 1993. V. 137. № 1. P. 247–255. https://doi.org/10.1002/pssa.2211370122

  20. Блистанов А.А., Любченко В.М., Горюнова А.Н. Рекомбинационные процессы в кристаллах LiNbO3 // Кристаллография. 1998. Т. 43. № 1. С. 86–91.

  21. Volk T., Maximov B., Chernaya T., Rubinina N., Wöhlecke M., Simonov V. Photorefractive Properties of LiNbO3:Zn Crystals Related to the Defect Structure // Appl. Phys. B. 2001. V. 72. № 6. P. 647–652. https://doi.org/10.1007/s003400100548

  22. Volk T., Wöhlecke M., Rubinina N., Reichert A., Razumovski N. Optical-Damage-Resistant Impurities (Mg, Zn, In, Sc) in Lithium Niobate // Ferroelectrics. 1996. V. 183. № 1. P. 291–300. https://doi.org/10.1080/00150199608224116

  23. Donnerberg H.J., Tomlinson S.M., Catlow C.R.A. Defects in LiNbO3–II. Computer Simulation // J. Phys. Chem. Sol. 1991. V. 52. № 1. P. 201–210. https://doi.org/10.1016/0022-3697(91)90065-8

  24. Li Y., Li L., Cheng X., Zhao X. Microscopic Properties of Mg in Li and Nb Sites of LiNbO3 by First-Principle Hybrid Functional: Formation and Related Optical Properties // J. Phys. Chem. C. 2017. V. 121. № 16. P. 8968–8975. https://doi.org/10.1021/acs.jpcc.7b01274

  25. Мосс Т., Баррел Г., Эллис Б. Полупроводниковая оптоэлектроника; пер. с англ. // Под ред. Медведева С.А. М.: Мир, 1976. 428 с.

Дополнительные материалы отсутствуют.