6.2. Лазерная генерация акустических колебаний

С середины 1960-х годов начались исследования но генерации объемных [224, 225], а затем и поверхностных [226, 227] акустических волн с помогцью импульсного или амплитудно-модулировапного лазерного облучения. Оптоакустический (или фотоакустический) метод генерации [228] основан на периодической модуляции упругих свойств среды в результате периодического пагрева поверхности или объема. Интерес к таким исследованиям наблюдается и в настоягцее время, поскольку бесконтактный способ генерации позволяет исследовать упругие свойства вегцества при различных внеганих воздействиях, определять степень совергаепства кристаллической структуры, а также незаменим в акустической и оптической спектроскопии.

В связи с реализацией фоторефрактивных регаеток и ПДС в сегнетоэлектриках с сильным пьезоэффектом появилась возможность генерации акустических волн под действием лазерного нучка на периодические структуры. Следует отметить принципиальное отличие этого способа, оспованпого на преобразовании импульсов фотоиндуцированного электрического поля в акустические колебания, от хоропю известных способов лазерной генерации ультразвука [228, 229]. В последних используется один из макроскопических механизмов генерации: тепловой, испарительный, пробойный или стрикционный.

Лазерная генерация акустических колебаний на периодической доменной структуре с использованием эффекта фотогенерации больпюго количества свободных носителей представляет собой новый способ, отличный от генерации колебаний на доменной структуре с использованием переменного электрического поля. Лазерную генерацию можно представить в виде двухэтап-ного процесса: на первом из них происходит фотовозбуждение больпюго количества свободных носителей, электрическое ноле которых уменьгаает величину ноля поляризации в каждом из доменов. Па втором этане скачки электрического ноля вследствие обратных знаков ньезолектрических коэффициентов в соседних доменах создают переменные деформации.

Значение скачкообразного изменения ноля поляризации во время действия короткого лазерного импульса можно оценить, используя систему уравнений, описываюгцих эволюцию поля пространственного заряда.

Задавгаись начальным условием - длительность лазерного импульса короче времени жизни фотоэлектронов в зоне проводимости, процессами рекомбинации свободных электронов во время Ти можно пренебречь. Релаксация электронов будет

dxJ V? dt дХг

где Хт - позиция доменных границ; Ei - изменение поля внутри домена.

Используя результаты расчетов, приведенных в [220], для резонансной структуры регаение уравнения (6.22) запигаем в виде

щ = Ее{-\ (6.23)

2£ск

где /с -волновой вектор доменной структуры, имеюгцей п доменов.

происходить за счет максвелловского процесса со временем тм, который будет преобладать над процессами диффузионпо-дрейфовой перестройки электронной системы.

Следовательно, процесс изменения поля поляризации во время действия лазерного импульса можно описать следуюгцим уравнением [230]:

+ ±Е = 0, (6.19)

dt ri

1 /9

где тэ = (e/jg/e) -эффективное время релаксации; g{t, z)- скорость генерации фотоэлектронов.

Регаение уравнения (6.19) дает следуюгцее выражение для изменения поля поляризации:

AE{t) = -Е ехр (6-20)

Анализ этого выражения показывает, что изменение поля прямо пропорционально интенсивности оптического пучка, поскольку

g{t,z) = I, (6.21)

где а - коэффициент оптического поглогцения, и при условии 7"и Ъ скачок поля может достигать значений поля насыгцения в пределе до 10 В/см.

Амплитуду акустической деформации, создаваемой фотоип-дуцированпым скачком электрического поля, можно оценить путем регаепия уравнения движения для компоненты щ упругого смегцения:

дщ 1 дщ д (2hijEi

Коэффициент однократного преобразования на доменной структуре имеет вид

А= ifcV, (6.24)

8 cjjL

где = е/(бс)-коэффициент электромеханической связи; L -гаирина оптического облучения вдоль доменной структуры.

При L = А/[2(п -1)], т. е. нри облучении всей доменной структуры

А= кп. (6.25)

Поскольку запись и стирание фотоиндуцированной голо-графической регаетки в ньезоэлектрике сопровождается значительным изменением градиентов электрического поля [77-81], то было высказано предположение, которое затем было подтверждено экспериментально, о генерации акустических волн в эти периоды [230-232]. В наиболее совергаенной методике [232] импульсная генерация акустических волн осугцествлялась нри одновременном облучении кристалла германата висмута пространственно периодическим и непрерывным во времени лазерным пучком, формировавгаим голографическую регаетку, и пучком лазерных импульсов от другого источника. Временная периодичность генерируемых нри этом процессе акустических импульсов определялась периодичностью лазерных импульсов, а длина акустической волны - периодом голографической регаетки. Позднее с помогцью оптического облучения были возбуждены и поверхностные акустические волпы [233].

Подобный способ генерации акустических колебаний оказался полезным для исследования процессов фотогеперации и релаксации свободных носителей, но не мог быть использован как реальный способ генерации акустических волн. Более удобным с этой точки зрения является способ генерации, основанный на лазерном импульсном облучении ПДС.

Экспериментальное изучение лазерной генерации акустических волн было проведено па прямоугольной пластине ж-среза монокристалла ниобата лития [203, 234]. Образец содержал порядка 10 см~ ионов железа с отногаением концентраций ионов Fe+/Fe+ ~ 0,3. Как было установлено ранее [78, 235], именно нри таких условиях возникает максимальная концентрация фотовозбужденных электронов. В средней части пластины предварительно путем приложения периодически градиентного электрического ноля была сформирована система из 50 сегнетоэлектрических доменов с гаириной каждого порядка 50 мкм. Границы доменов были перпендикулярны оси поля-