Векторные взаимодействия световых волн при фотоиндуцированном рассеянии света в кристаллах ниобата лития (стр. 4 )

Была определена зависимость скорости раскрытия угла широкоуглового рассеяния от мощности излучения накачки. Мощность излучения лазера изменялась нейтральными калиброванными светофильтрами. В качестве характеристики скорости раскрытия выбрано время достижения индикатрисой однородного рассеяния угла 5,4 градуса (рис. 4).

Качественно эта зависимость объясняется тем, что с увеличением интенсивности излучения уменьшается время релаксации τ фотоиндуцированного, перенесенного и затем захваченного ловушками заряда. Время τ определяет скорость перекачки энергии при самодифракции лазерного пучка в фоторефрактивной среде [2]. В случае ФИРС τ определяет время, за которое рассеяние достигнет максимума. Следовательно, чем меньше τ, тем быстрее будет развиваться ФИРС. При достаточно малых интенсивностях накачки ФИРС не возникает даже при очень длительных экспозициях. Это свидетельствует о пороговом характере ФИРС. Вероятно, при малых интенсивностях шумовые голограммы, на которых происходит перекачка излучения в рассеянный свет, не успевают записаться. Тепловые флуктуации диэлектрической проницаемости разрушают записываемые в результате интерференции накачки и рассеянного излучения голограммы. И только при достаточно большой скорости записи этих голограмм (а соответственно большой интенсивности света) возможен режим самоусиления рассеянного излучения за счет перекачки энергии из пучка накачки.

В параграфе также приведены результаты исследования ФИРС в направлении отраженных лучей в кристаллах LiNbO3:Fe и LiNbO3:Rh.

В кристалле LiNbO3:Fe рассеяние в направлении отраженных лучей развивается синхронно с прямым рассеянием. Постепенно происходит плавное снижение яркости рассеянного излучения, как в прямом, так и в обратном направлении. Причем для обратного рассеяния на экране становится видна область в виде восьмерки (рис. 5а), в которой не происходит снижения яркости. 

В кристалле LiNbO3:Rh рассеяние в направлении отраженных лучей является полностью селективным. На экране оно имеет вид системы дуг (рис. 5б). Вся картина обратного рассеяния растет синхронно с картиной прямого рассеяния.

а	б
Рис. 5. Картина обратного рассеяния: а – в кристалле LiNbO3:Fe, б – в кристалле LiNbO3:Rh

Существование селективного рассеяния в кристаллах LiNbO3:Fe и LiNbO3:Rh связано с выполнением условий фазового синхронизма при векторных взаимодействиях между волнами рассеянного света и накачкой, осуществляемых на кубичной нелинейности электронного типа, характерной для легированных фоторефрактивных кристаллов [3].

В параграфе приведены результаты экспериментальных исследований влияния внутренних и внешних электрических полей на вид и кинетику ФИРС в кристаллах ниобата лития, легированных железом (степень легированности – 0,05 % весовых). Локальные внутренние поля наводились предварительным освещением кристалла.

Четвертая глава посвящена исследованию процессов нестационарного энергообмена между излучением накачки и рассеянным светом. Проведен анализ экспериментально полученных временных зависимостей интенсивности ФИРС в кристаллах LiNbO3:Fe и LiNbO3:Rh. По результатам анализа определен характер зависимости фотопроводимости кристаллов LiNbO3:Fe и LiNbO3:Rh от интенсивности падающего излучения.

В параграфе 4.1 приводятся результаты исследования процессов нестационарного энергообмена между излучением накачки и рассеянным светом в легированных кристаллах ниобата лития при одно - и двухпучковой накачке. В рамках двухпучковой модели взаимодействия волн накачки и рассеяния [2] объясняются закономерности кинетики интенсивности ФИРС и пучка накачки, прошедшего кристалл. Обнаружена перекачка энергии при двухпучковой накачке лазерным излучением (Р1=9 мВт и Р2=40 мВт, λ=0,6328 мкм) с различными мощностями. Отмечается, что перекачка энергии рассеянного излучения может происходить из маломощного луча в более мощный. Особенностью ФИРС при двухпучковой накачке является то, что картина рассеяния развивается быстрее и достигает наибольших размеров на начальном этапе от маломощного луча. Далее, с течением времени картина рассеянного излучения от маломощного луча, достигнув максимального размера, уменьшается, а от мощного постоянно увеличивается, и в определенный момент времени они сравниваются по размерам. В итоге сечение индикатрисы рассеянного излучения от маломощного луча представляет собой пятно с круговой симметрией, а для более мощного луча наблюдается пятно, вытянутое вдоль оптической оси кристалла.

В параграфе 4.2  приведены экспериментальные результаты по исследованию кинетики ФИРС в направлении прошедших лучей в кристаллах ниобата лития, легированных железом и родием при различных интенсивностях пучка накачки. Рассмотрена методика проведения эксперимента по изучению кинетики ФИРС в легированных кристаллах ниобата лития. Описывается экспериментальная установка, приводятся характеристики используемого оборудования. Исследуемые кристаллы представляют собой плоскопараллельные пластинки x-срезов толщиной 1ч2 мм, оптическая ось которых параллельна входным граням. Вектор поляризации накачки и рассеянного света во всех случаях  эксперимента лежал в плоскости, содержащей оптическую ось кристалла и волновой вектор накачки. В эксперименте использовался гелий-неоновый лазер на длине волны 0,6328 мкм мощностью 60 мВт. Интенсивность излучения лазера изменялась нейтральными калиброванными светофильтрами. Для проведения исследований выбраны кристаллы LiNbO3:Fe (0,03 вес. %), LiNbO3:Fe (0,05 вес. %) и LiNbO3:Rh (0,01 вес. %). Выбор легирующих примесей обусловлен следующими соображениями. Фоторефрактивные свойства LiNbO3:Rh мало изучены, хотя имеются данные, что примесь родия значительно повышает фоточувствительность кристаллов [4]. Для LiNbO3:Fe разработаны модели, описывающие ФИРС, однако их применимость при выбранных нами условиях эксперимента требует проверки.

В параграфе приведены результаты исследования кинетики ФИРС в направлении прошедших кристалл лучей в диапазоне интенсивности излучения накачки = 0,8ч7,2 кВт/см2 на длине волны 0,6328 мкм. На рис. 6 представлены графики экспериментально полученных зависимостей интенсивности рассеянного излучения от времени облучения для кристалла ниобата лития, легированного родием. По полученным экспериментальным данным были рассчитаны и построены зависимости максимальной интенсивности ФИРС, времени достижения максимального значения интенсивности ФИРС и коэффициента преобразования ФИРС от интенсивности пучка накачки соответственно: , и . Коэффициент преобразования ФИРС определяется как отношение мощности рассеянного излучения к мощности накачки. Установлено, что , не зависит от интенсивности излучения накачки во всем выбранном диапазоне интенсивностей (см. рис 7).  Это позволяет пренебречь при дальнейших рассуждениях величиной темновой проводимости по сравнению с фотопроводимостью , что согласуется с литературными данными [3].

В параграфе 4.3 на основе анализа временных характеристик интенсивности ФИРС проводится оценка величины фотопроводимости кристаллов, а также определяется характер зависимости фотопроводимости от интенсивности накачки.

В двухпучковом приближении ФИРС можно представить как взаимодействие пучка накачки и рассеянного света на решетках шумовых фазовых голограмм, которые записываются за счет интерференции возбуждающей световой волны (донорный пучок) и волны, рассеянной на начальных неоднородностях, всегда присутствующих в кристалле (акцепторный пучок).

Временная зависимость интенсивности акцепторного пучка в случае его пренебрежимо малой начальной интенсивности описывается выражением [2]:

,  (1)

где ф – время максвелловской релаксации, b – постоянная, определяющаяся интенсивностью накачки и набором характерных параметров среды (толщина нелинейного слоя, время релаксации заряда и др.).

Экспериментальные данные, представленные на рис. 6, а также аналогичные им, полученные для других исследуемых кристаллов, хорошо согласуются с зависимостью, заданной выражением (1), что свидетельствует о приемлимости приближения двухпучкового взаимодействия. Исходя из этого, была проведена оценка времени релаксации ф и фотопроводимости уph кристаллов при разных интенсивностях пучка накачки. На рис. 8 представлены зависимости фотопроводимости от интенсивности накачки. Полученные люкс-амперные характеристики для кристаллов LiNbO3:Fe и LiNbO3:Rh имеют сверхлинейный характер и наиболее хорошо описываются квадратичной зависимостью

,  (2)

где и – коэффициенты, пропорциональные соотношению концентрации доноров и ловушек [3] (для примеси железа это – [Fe2+]/[Fe3+]). Наличие слагаемого, пропорционального квадрату интенсивности  может быть объяснено существованием двух уровней захвата фотовозбужденных носителей заряда [3]. То есть, полученные люкс-амперные характеристики говорят в пользу двухцентровой модели переноса заряда в исследуемых кристаллах. Данный вывод подтверждает современные представления о процессах транспортировки заряда для кристаллов ниобата лития, легированных железом [3,4]. Поскольку люкс-амперные зависимости для LiNbO3:Rh имеют аналогичный вид, это указывает на то, что механизм переноса заряда в данном кристалле также описывается двухцентровой моделью.