Ионизириванныс диноры

Фотовозбужденные заряды (электроны)

Это зарядовое распределение создает поле пространственного заряда Ed. Когда суммарное поле Ed-\-E достигает величины поля нереполяризации Ее, начинается процесс образования центров доменов с инверсной поляризацией. По мере коалесценции

первичных доменов в макродомены с инвертированной поляризацией происходит образование доменных границ с созданием граничных зарядов с плотностью Рь, которую можно определить как рь = APg, где Ps - споптанпая поляризация. В монодомепном кристалле APg = О, поскольку спонтанная поляризация однородна. В полидоменпом кристалле значение Pg изменяется скачкообразно от одного домена к другому.

Ориентация доменных стенок в процессе пуклеации и коалесценции зависит от взаимодействия между возникаюгцей доменной структурой и вектором поля прострапственпых зарядов Ed- Предполагается, что устойчивое состояние граничных зарядов пространственно следует за распределением свободных зарядов, так что в нолидоменном образце происходит почти полная компенсация свободных зарядов граничными зарядами:

Рис. 1.6. Пространственное распределение интенсивности оптического пучка (а), фотовозбужденных зарядов (б), заряженных центров (е) и электрического поля зарядов (г)

рь{к) = -apd {к),

(1.10)

где сг -степень компенсации; а < 1.

Установлено, что при образовании доменной структуры в кристаллах титан ата бария а достигает значения порядка 0,8-0,9.

Необходимость приложения электрического поля в кристаллах с высокой проводимостью в основном определяется механизмом переноса фотовозбужденных зарядов. В высокоомных сегнетоэлектриках типа ниобата лития основным является не дрейфовый, а фотогальванический механизм, не требуюгций до-

полнительного внешнего ноля. Поэтому в нринцине инверсия спонтанной поляризации может быть осугцествлена только за счет фотоиндуцированного поля Е. Это предположение нашло экспериментальное подтверждение после обнаружения инверсных микродоменов, расположенных в виде игл вдоль оси поляризации в результате облучения поверхности пиобата лития лазерным пучком [93]. Макродомепы были получены в монокристалле LiNbOailO" ат. % Fe под действием только лазерного воздействия с А = 0,53 мкм ири 150 °С [94]. Необходимость повышения температуры была связана с понижением Ее от 10 В/см при Т ~ 20 °С до 3-10 В/см при 150 °С. При облучении в виде узкой (0,2-10 мм) полоски ширина инвертированного домена составляла 150-200 мкм и повторяла форму освегценной оптическим пучком области.

Микроскопическая модель образования сильных фотоиндуцированных полей, достаточных для переноляризации сегнето-электрика, основана на специфике вхождения в кристаллическую решетку примесных ионов с переменной валентностью (Fe, Сг, Мп, Си) [93-95]. Эта модель наиболее разработана для ионов железа как основного компонента, неконтролируемо входягце-го в кристаллы сегнетоэлектриков и определяюгцего значения фотоиндуцуированных полей пространственного заряда [96, 97]. Известно, что ионы Fe+ и Fe+ занимают одни и те же позиции в кристаллической решетке, например, замегцая ионы лития в LiNbOa- Вследствие условий зарядовой компенсации происходит их некоторое смегцение вдоль оси поляризации относительно положении ионов лития. Ионы Fe2+ ЯВЛЯЮТСЯ донорными, а ионы Fe+ - акцепторными центрами. При оптическом облучении происходит фотогенерация электронов от ионов Fe+. Под действием фотогальванического ноля электроны перемегцаются вдоль оси поляризации и захватываются попами Fe. В результате возникает прострапственпое перераспределение зарядов ионов железа, приводягцее к возникновению сильного гальванического ноля, направленного навстречу нолю спонтанной поляризации. Оптимальное соотношение донорных и акцепторных центров создает увеличение напряженности индуцированного ноля на один-два порядка по отношению к беспримесным сегнетоэлектрикам ири обгцей концентрации примесных центров не выше 10 см~.

Как уже отмечалось выше, ионы Fe и Fe замегцают ионы лития, причем вследствие условий зарядовой компенсации ионы железа смегцаются относительно первоначальных положений, занимаемых ионами Li+. Эти смегцения должны приводить к локальным изменениям поляризации окружения ионов

железа, хотя и незначительным. Гораздо больший вклад в изменение поляризации ближайшего решеточного окружения вносят дополнительные смегцепия ионов Fe+, обусловленные ян-теллеровским взаимодействием. Ионы Fe, в отличие от ионов Fe+, имеюгцих сферическую форму, относятся к группе ионов, незаполненная оболочка которых содержит четное число электронов, и характер энергетического спектра сугцествеп-по определяется эффектом Яна-Теллера. Этот эффект состоит в искажении комплекса, образованного парамагнитным ионом и ближайшими к нему ионами первой координационной сферы при снятии орбитального вырождения основного состояния парамагнитного иона. При искажении комплекса упругая энергия решетки возрастает, и равновесие между комплексом и решеткой достигается тогда, когда это возрастание компенсируется уменьшением энергии комплекса. В этом случае фемепологиче-ский гамильтопиап, связываюгций электропно-решеточпую систему, может быть представлен в виде [98]:

Н = си -г]иа, (1.11)

где первый член представляет упругую энергию искаженной решетки, а второй - линейное ян-теллеровское взваимодействие между решеткой и дважды вырожденным электроным состоянием: и - деформация; с - модуль упругости; г/ - константа электронно-решеточной связи; а = ±1-волновая функция. Отсюда энергия связанной системы W имеет вид

W = си±г]щ (1.12)

а максимум энергии как функции деформации:

Wmax = (1.13)

при максимальной деформации:

W = (1.14)

что соответствует условию снятия вырождения электронных уровней.

Таким образом, ионы Fe сильно связаны с ближайшим решеточным окружением. Пх дополнительные смегцепия относите льпо первоначальных положений, обусловленные эффектом Яна-Теллера, могут вызывать значительную дополнительную