Главная > Физика > Введение в физическую акустику
<< Предыдущий параграф
Следующий параграф >>
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Макеты страниц

§ 7. Некоторые применения акустооптических взаимодействий

1. Измерения параметров акустических полей.

Использование акустооптических взаимодействий для измерения параметров акустических полей является одной из наиболее важных областей их применений [1—8]. Причиной тому, наряду с универсальностью и бесконтактностью, служит то обстоятельство, что с их помощью можно определять практически все параметры звука — длину волны, интенсивность, поглощение и т. д. Много важных экспериментальных результатов, касающихся распространения и взаимодействия когерентных и тепловых акустических волн в различных средах, получено именно оптическими методами. Конкретные способы и методики акустооптических измерений довольно многообразны, однако все они базируются на закономерностях дифракции света на звуке (§§ 2—4). Например, в случае раман-натовской дифракции длину звуковой волны можно определить по доплеровcrjve

сдвигу частот или по углам отклонения дифракционных максимумов света в соответствии с выражением (2.5), а амплитуду смещений — по их относительным интенсивностям (см. (2.7) и (2.8)). Поглощение проще всего оценить путем сканирования узким световым пучком вдоль направления распространения звуковой волны. Вполне очевидны и основные принципы измерений при брэгговской дифракции — формулы (2.10) и (2.11). Об измерениях параметров акустических фононов методом рассеяния Мандельштама Бриллюэна уже говорилось в § 4.

Главным недостатком акустооптических методов измерения параметров является тот факт, что они ограничены главным образом оптически прозрачными средами.

Рис. 13.10. Визуализация звука методом темного поля,

Исключение составляет случаи поверхностных волн (§ 3), измерение параметров которых может производиться в отраженном свете и условие оптической прозрачности не является обязательным. Более подробно о методах и приборах акустооптических измерений можно прочитать в цитированной выше литературе.

2. Визуализация звуковых полей.

Задача визуализации акустических полей часто возникает при исследовании закономерностей излучения, дифракции и нелинейных взаимодействий звуковых волн, а также в различных практических приложениях — медицинской диагностике, неразрушающем контроле, подводном звуко-видении, сейсморазведке и т. д. К простейшим способам визуализации относится так называемый шлирен-метод, или метод темного поля (см., например, [8]), использующий раман-натовскую дифракцию света на звуке (рис. 13.10). В такой системе в отсутствие звукового поля экран остается темным, а при распространении звука появляются светлые детали, соответствующие дифракционным максимумам. Расстояния от ультразвукового пучка до линзы и от линзы до экрана обычно выбираются равными удвоенному фокусному расстоянию линзы. При этом на экране получается перевернутое неувеличенное изображение «проекции» звукового поля.

В качестве примера приведем визуализацию шлирен-методом звукового поля в системе, состоящей из жидкости (воды) и прямоугольного стеклянного стержня, в котором возбуждался ограниченный пучок поперечных ультразвуковых волн [33, 34]. В качестве излучателя применялась пьезокварцевая пластинка К-среза. (частота 2,9 МГц); использовались как непрерывный, так и импульсный режимы. Из приведенных в [33, 34] фотографий следует, что в воде визуализируется звуковое поле, представляющее собой совокупность «лучей», уходящих от стержня. На рис. 13.11 схематически показана получающаяся при этом картина в случае

импульсного режима излучений. Элементарное объяснение Полученной Картины звукового поля в жидкости заключается в том, что в рассматриваемом стержне наряду с поперечными волнами всегда присутствует компонента продольных волн; это является следствием как частичной генерации продольных волн кварцевой пластинкой К-среза, так и краевых эффектов, имеющих место на границе стержня. Таким образом, вдоль плоской границы стержня, помещенного в воду, бегут «источники звука», связанные с поперечными и продольными волнами, распространяющимися со скоростями (то обстоятельство, что между границей пучка и поверхностью стержня продольные и поперечные волны не визуализируются, связано с малостью соответствующих фотоупругих постоянных стекла по сравнению с водой). Интерференцией волн, излучаемых указанными источниками в воду, и объясняется появление наблюдаемых «боковых лучей». Отметим, что если одновременно пучок продольных и поперечных волн одной и тон же частоты и интенсивности заполняет все сечение стержня, то наблюдаемая картина «боковых лучей» становится значительно более отчетливой; это соответствует высказанному предположению.

Рис. 13.11, Схематическая картина визуализируемого звукового поля при возбуждении полеречных волн в твердом стержне, находящемся в жидкой среде: 1 — стеклянный стержень, 2 — вода, 3 — ультразвуковой пучок поперечных волн, 4 — «боковые лучи», 5 — фронт «бокового излучения», — угол, образуемый нормалью к фронту и поверхностью стержня.

На рис. 13.12 представлено геометрическое построение, поясняющее описанную выше специфическую интерференционную картину в воде [35]. На этом рисунке LL — поверхность стержня, соприкасающаяся с водой, — расстояния, проходимые соответственно поперечными и продольными источниками вдоль LL от точки О за время — расстояния от этой точки, проходимые возникающей волной в воде со скоростью звука в воде Нетрудно сделать вывод, что (ММ является биссектрисой угла BNA). Из треугольников ANB и MNB видно, что откуда угол под которым вследствие интерференции распространяется (по отношению к поверхности стержня LL) результирующий фронт в воде ММ, будет равен Для условий эксперимента см/с, см/с, см/с. Это соответствует углу что согласуется с результатом эксперимента, который дает

То обстоятельство, что визуализируемое звуковое поле в воде имеет вид «лучиков» с пространственным периодом

где — соответственно длины продольных и поперечных волн в стекле, объясняется пространственными биениями, происходящими из-за различия скоростей распространения и с.

Особого упоминания заслуживает метод прямой визуализации ультразвуковых излучателей или рассеивателей с помощью брэгговской дифракции света, предложенный Корпелем (см., например, [9, 10, 36]). Этот метод занимает как бы промежуточное положение между классическими методами визуализации и акустической голографией, будучи весьма близким к последней. Ввиду важности и оригинальности метода поясним его на простом примере (рис. 13.13). Пусть точечный источник О излучает когерентный свет, а

точечный источник S — звук. Если углы пересечения между лучами света и фронтами звуковых волн удовлетворяют условию брэгговского отражения то отраженные световые лучи пересекутся в точке S, которая представляет собой мнимое изображение источника звука S.

Рис. 13.12. Геометрическое построение, поясняющее наблюдаемую волновую картину (рис. 13.11) как результат интерференции волн в жидкости.

Если источник не точечный, то его оптическое изображение будет уменьшенным в раз.

Существует и множество других акустооптических методов визуализации звука, в частности методы, использующие оптическое сканирование и отражение белого света от жидких кристаллов (§ 6). Подробнее об этом можно прочитать в обстоятельных обзорах [8, 36, 37].

Рис. 13.13. Схема прямой визуализации источников звука по методу Корпеля.

3. Восстановление акустических голограмм.

Как известно, классическая схема голографического процесса, например, в оптике, включает два этапа: запись интерференционной картины, образованной предметным и опорным пучками на каком-либо квадратичном (реагирующем на интенсивность) приемнике излучения (фотопластинка, термопластик, жидкий кристалл) — создание голограммы, и считывание записанной интерференционной картины с помощью опорного пучка с целью получения видимого трехмерного изображения предмета — восстановление голограммы. В отличие от оптики, в акустике возможны и линейные приемники (например, микрофоны, пьезопреобразователи и т. п.), сохраняющие информацию как об амплитуде, так и о фазе волны. Поэтому в акустической голографии наряду с классической схемой записи и считывания возможен и другой способ голографирования — без опорного пучка [9, 10, 38—40]. Восстановление акустических голограмм при этом может осуществляться различными методами. В частности, широкие возможности открывает использование для этой цели быстродействующих ЭВМ.

Мы ограничимся рассмотрением описанной выше классической схемы голографии, так как именно в этом случае для восстановления акустических голограмм широко применяются оптические методы. В качестве квадратичного приемника акустического излучения,

так же как и в оптике, могут служить фотопластинки, термопластические пленки, жидкокристаллические слои и т. п. Однако по целому ряду причин, в частности из-за высокой чувствительности и малой инерционности, чаще всего используется для этой цели свободная поверхность жидкости [38—40].

Рис. 13.14. Схема акустической голографии, использующая изменение поверхностного рельефа жидкости: 1— объект, 2 — предметный звуковой пучок, 3 — опорный звуковой пучок, 4 — звуковой генератор.

Простейшее голографическое устройство, основанное на этом принципе записи, изображено на рис. 13.14. В целях упрощения при пояснении принципа работы устройства опорную и предметную волны будем считать плоскими [39]. Предположим также, что направление падения предметной волны, так же как и опорной, составляет угол с нормалью к поверхности жидкости. Пусть поле смещений опорной волны на поверхности жидкости описывается выражением

а поле предметной волны —

где — величины, определяемые рассеивающим объектом. В результате действия радиационного давления, создаваемого предметной и опорной волнами, поверхность жидкости получает постоянное смещение (рис. 13.14), которое в первом приближении определяется выражением

где а и b — постоянные, зависящие от акустических параметров жидкости и величины поверхностного натяжения. Таким образом, в результате интерференции опорного и предметного пучков на свободной границе жидкости создается поверхностный рельеф — акустическая голограмма — с зашифрованной в нем информацией о рассеивающем объекте. Если на сформированный рельеф направить когерентный световой пучок, то в отраженном свете будут присутствовать дифракционные максимумы различных порядков. Полагая, что поле (след) падающей световой волны на поверхности жидкости имеет вид

и рассматривая для простоты поверхностный рельеф как статическую фазовую дифракционную решетку, для отраженного света получим соотношение

которое с учетом тождества

можно переписать в виде

Полученное выражение представляет собой сумму дифрагированных плоских волн (дифракционных порядков), распространяющихся относительно оси под углами . Эти волны, как можно видеть, дают действительное и мнимое изображения объекта. Чтобы убедиться в этом, будем считать, что все дифракционные порядки, кроме первого, отсекаются с помощью ножевой диафрагмы. Тогда с учетом того, что в случае малых справедливо соотношение для получим

    (7.2)

Сравнение (7.2) с выражением для поля предметной волны (7.1) показывает, что первый член в (7.2) соответствует действительному изображению предмета, а второй — мнимому. Угловое расхождение между двумя изображениями приблизительно равно

Заметим, что отношение определяет наклон всех дифрагированных лучей (см. выражение для ). Так как для звукового диапазона частот то расстояние от голограммы до изображения объекта сильно увеличится (во столько же раз). Само изображение при этом исказится, так как его продольные размеры также увеличатся в раз. Такое искажение в принципе может быть скомпенсировано, если размеры голограммы уменьшить в раз, например путем фоторепродуцирования (это равносильно уменьшению длины звуковой волны). В этом случае поперечные размеры предмета уменьшатся также в раз, а продольные — в Легко видеть, что неискаженное изображение предмета в принципе может быть получено при Однако сформированное таким образом изображение оказывается настолько малым, что с ним неудобно работать. Поэтому предпочтительнее избрать компромиссное решение отвечающее умеренным размерам изображения и приемлемым искажениям [40]. К сожалению, при фоторепродуцировании теряется одно из основных преимуществ, присущих рассмотренной схеме голографического процесса, использующей изменение рельефа водной поверхности — получение изображений в реальном времени. По этой причине акустическое голографирование часто производится без коррекции искажений, связанных с различными длинами световых и акустических волн.

4. Оптическая генерация звука и фотоакустическая спектроскопия.

Об одном из методов оптической генерации высокочастотного звука (методе вынужденного рассеяния Мандельштама — Бриллюэна)

уже говорилось в § 5. Ниже мы остановимся на тепловой или термооптической генерации звука, осуществляемой за счет теплового расширения среды при поглощении в ней оптического излучения. Частота генерируемого звука при этом определяется частотой амплитудной модуляции падающей световой волны; обычно она существенно меньше, чем в случае вынужденного рассеяния Мандельштама — Бриллюэна. Отметим, что тепловой механизм играет преобладающую роль при малых интенсивностях падающего света [11]. По этой причине он оказывается наиболее распространенным в природе и технике. С практической точки зрения основные достоинства термооптической генерации звука заключаются в бесконтактности и возможности широкого управления параметрами акустического сигнала. Эти факторы оказываются важными для целей экспериментальной физики и техники связи.

Процесс термооптической генерации описывается механическим уравнением движения, уравнением состояния с учетом тепловых эффектов и уравнением теплового баланса, учитывающим ввод тепловой энергии, выделившейся в среде при поглощении света . В случае жидкости в пренебрежении вязкостью и теплопроводностью (которые обычно несущественны) эта система может быть сведена к линеаризованному волновому уравнению для звукового давления с правой частью, описывающей действие термооптического источника (см., например, [11]):

Здесь k — коэффициент объемного теплового расширения среды, — удельная теплоемкость при постоянном давлении, функция, описывающая плотность тепловой энергии, выделяющейся в среде за единицу времени, F — интенсивность поглощаемого светового излучения.

При рассмотрении конкретных задач, в частности о возбуждении звуковых импульсов на границе раздела вода — воздух, уравнение (7.3) должно быть дополнено граничными и начальными условиями. Анализ различных интересных для практики ситуаций проводился во многих работах (см., например, [41, 42]). В частности, при падении квазимонохроматического светового пучка с интенсивностью

на свободную границу жидкости (рис. 13.15) функция имеет вид [41]

где Здесь — индекс модуляции, Q — частота модуляции падающего света, — коэффициент

прохождения света из воздуха в жидкость, коэффициент поглощения света в жидкости.

Для установившегося режима (генерация монохроматического звука) получается следующее выражение, описывающее амплитуду и угловое распределение звукового поля в дальней зоне:

где — амплитуда звукового давления, — радиус-вектор точки наблюдения, W — мощность падающего света (в частности, мощность лазера), — угол между осью z и вектором (см. рис. 13.15), — угол между осью х и проекцией на плоскость величина определяется формулой

Диаграмма направленности термооптического излучателя, очевидно, представляет собой произведение двух последних сомножителей в (7.4). Для распределения интенсивности света по гауссову закону выражение для принимает вид

Из (7.4) и (7.5) следует, что при узких гауссовых световых пучках диаграмма направленности имеет максимум при если или при если диаграмма принимает вид, характерный для излучения диполя (рис. 13.16, а), что физически вполне очевидно. В другом предельном случае звук излучается практически вдоль поверхности (рис. 13.16, б). Для широких световых пучков излучение становится узконаправленным с максимумом в направлении оси лазерного пучка (рис. 13.16, в).

Рис. 13.15. Геометрия задачи термооптического возбуждения звука.

Рис. 13.16. Диаграммы направленности звука, излучаемого термооптическим источником [11].

Угловая расходимость излучаемого звука при этом пропорциональна как и в любом плоском излучателе. Отмеченные закономерности, разумеется, не являются спецификой гауссова распределения интенсивности падающего

света. Поэтому в основных чертах они справедливы для любых ограниченных световых пучков.

Пользуясь формулой (7.4), нетрудно рассчитать эффективность термооптической генерации ), определяемую как отношение полной мощности излучаемого звука к мощности падающего света [41]. В частности, для широкого светового пучка с гауссовым профилем распределения интенсивности эффективность определяется выражением

где — плотность жидкости. Таким образом, величина пропорциональна интенсивности падающего света. Как и следовало ожидать, максимальная эффективность достигается при условии . Оценки показывают, что для воды , где берется в . Таким образом, при наличии мощных лазеров термооптическая генерация звука оказывается перспективной не только для экспериментальных исследований, но и для вполне практических целей. Вопросы, связанные с влиянием различных природных факторов, в том числе поверхностного волнения и неоднородности жидкости, на процесс генерации, обсуждались в работах [43—45]. Излучение звука движущимися вдоль поверхности световыми пучками анализировалось в статьях [46—481. Имеющиеся экспериментальные результаты по термооптической генерации звука в жидкости достаточно полно отражены в обзоре [11].

Остановимся теперь вкратце на термооптической генерации акустических волн в твердом теле. Основные особенности, отличающие этот случай, заключаются в том, что, кроме объемных продольных волн термооптический источник в твердом теле возбуждает объемные сдвиговые, а также поверхностные волны [49]. Возбуждение последних наиболее эффективно в том случае, когда характерный размер светового пучка близок к длине поверхностной волны. С увеличением ширины пучка эффективность возбуждения объемных сдвиговых и поверхностных волн резко падает и в объем излучаются в основном продольные волны, как и в случае жидкости.

Заметим, что облучение поверхности именно светом, очевидно, не принципиально, так как тепловое расширение может быть вызвано передачей энергии к среде от любых видов излучений и частиц — потоков электронов, протонов и т. п. Генерируемые при этом звуковые волны могут использоваться для регистрации частиц. В частности, большой интерес представляет возможность регистрации нейтрино с помощью системы акустических приемников, охватывающей протяженную акваторию Мирового океана — Международный проект ДЮМАНД. Связанные с этим исследования сейчас широко проводятся (см., например, [50, 51]).

Большую практическую ценность представляет использование термооптической генерации звука для исследования оптических спектров поглощения различных веществ. С этой целью исследуемое вещество обычно помещают в замкнутый объем, открытый для света, — фотоакустическую ячейку (рис. 13.17). Подвергая исследуемый объект воздействию амплитудно-модулированного светового излучения, перестраиваемого по несущей частоте, например, с помощью монохроматора, о спектрах поглощения можно судить по уровню колебаний микрофона, находящегося внутри замкнутого объема. Характерные размеры объема обычно много меньше длины волны возбуждаемого звука, поэтому место расположения микрофона не существенно.

Впервые эта идея была осуществлена Беллом для замкнутого объема газа еще в 1881 г. (см. обзор [11]) и с тех пор с успехом применялась для изучения спектров поглощения различных газов. В подобном методе, впрочем, не было особой необходимости, так как газовые спектры легко поддаются исследованию обычными фотометрическими методами.

Рис. 13.17. Фотоакустическая ячейка: 1 — исследуемый образец, 2 — микрофон.

Рис. 13.18. Спектры поглощения кристалла сплошная линия — фотоакустический спектр (порошок), штриховая линия — спектр, полученный фотометрическим методом.

Лишь в последнее время в связи с потребностями биологии и химии описанный метод спектрального анализа, получивший наименование фотоакустическая спектроскопия (ФАС), стал интенсивно развиваться применительно к исследованиям спектров жидкостей и твердых тел [12, 52—54]. В этой области преимущество ФАС перед традиционными методами спектрального анализа состоит в том, что она позволяет исследовать оптически непрозрачные вещества, в том числе порошки и живые ткани.

Кроме чисто спектроскопических исследований, с помощью фотоакустической спектроскопии можно изучать тепловые свойства твердых тел и порошков, а также проводить измерения спектров излучения источников света [12]. В последнем случае в качестве поглощающего свет объекта — детектора излучения — используют вещество с широким спектром поглощения, например угольный порошок. Теоретический анализ изменения давления в ячейке при поглощении света проводился в работах [53, 54]. Об экспериментальных работах, посвященных измерениям спектров поглощения различных веществ, можно прочитать в статье [12]. В тех случаях, когда вещества оптически прозрачны, спектры, измеренные с помощью фотоакустической спектроскопии, оказываются весьма похожими на спектры, измеренные классическими методами. В этом легко убедиться из рис. 13.18, на котором изображены спектры поглощения, снятые методом фотоакустической спектроскопии и фотометрическим методом для кристалла . Видно, что результаты, полученные обоими способами, хорошо согласуются между собой, за исключением областей слабого поглощения. Наличие фона, характерного для фотоакустической спектроскопии, объясняется переотражениями проходящего через объект света на стенках ячейки.

5. Управление лазерным излучением и акустооптические процессоры.

Акустическое воздействие на параметры лазерного излучения, в частности амплитудная или частотная модуляция, обычно осуществляется посредством дифракции света на звуке как в раман-натовском, так и в брэгговском режимах [5—7, 19]. При этом используется пространственное разделение световых лучей, соответствующих различным дифракционным порядкам. Согласно формулам (2.8) и (2.10), в обоих режимах может быть обеспечена 100%-ная амплитудная модуляция как дифрагированного, так и прошедшего света (в последнем случае требуется определенный выбор параметра v). Эффективность модуляции, характеризующая уровень управляющей акустической мощности, зависит от упругооптических коэффициентов используемых материалов. Анализ показывает, что для кристаллов с высоким акустооптическим качеством и др.) при прочих равных условиях требуются меньшие управляющие мощности, чем в лучших электрооптических модуляторах [6]. Совершенно новые возможности открывает модуляция лазерного излучения поверхностными акустическими волнами 121]. Высокая концентрация энергии поверхностной волны вблизи границы делает модуляцию достаточно эффективной даже при использовании материалов с невысоким упругооптическим качеством.

В ряде приложений, например в проекционном телевидении, необходимы устройства управляемого отклонения, или сканирования, светового пучка — дефлекторы. Управление величиной угла

отклонения с помощью звукового воздействия может быть осуществлено за счет изменения частоты управляющей акустической волны. Для более низких частот звука в целях отклонения светового пучка может использоваться и обычная рефракция света на неоднородности коэффициента преломления, создаваемой стоячей звуковой волной (так называемые градиентные дефлекторы). В этом случае величина угла отклонения пропорциональна мощности волны [6].

Способность ультразвуковых волн отклонять световые пучки может быть использована и для обработки сигналов. Предложено много разновидностей предназначенных для этого устройств — акустооптических процессоров [5—7, которые способны осуществлять фильтрацию сигналов, в том числе их сжатие во времени, вычисление функций свертки и корреляции, анализ спектра и т. д. Следует, однако, отметить, что области применения акустооптических процессоров пока ограничены вследствие их недостаточной конкурентоспособности (по параметрам и технологичности) с существующими, например, акустоэлектронными устройствами.

Рис. 13.19. Акустооптический фильтр сжатия ЛЧМ-сигналов.

Например, сжатие ЛЧМ-сигнала во времени может быть осуществлено с помощью устройства, изображенного на рис. 13.19. Принцип действия его основан на том, что углы рассеяния света, прошедшего через различные участки звукового поля, обратно пропорциональны длине волны звука. Поэтому весь дифрагированный свет практически одновременно попадает на вход фотоприемника, что и влечет за собой сжатие ЛЧМ-сигнала. Коэффициенты сжатия для устройств подобного типа составляют [6, 56]. Для сравнения вспомним, что в акустоэлектронных фильтрах с апериодическими отражательными решетками (см. § 4 гл. 12) этот параметр достигает нескольких десятков тысяч. Используя нелинейность характеристики фотоприемника, можно получить функцию свертки двух противоположно направленных акустических сигналов [57]. Для этого на кристалл нужно направить пучок света и выделить с фотоприемника дифрагированный световой сигнал на двойной частоте. Согласно [57] вносимые потери устройства, использующего дифракцию на поверхностных акустических волнах, составляли 44 дБм, что вполне сопоставимо с эффективностью акустоэлектронных устройств свертки на основе токовой нелинейности (см. § 7 гл. 12). Для повышения конкурентоспособности акустооптических процессоров необходимы дальнейшие поиски материалов с высокими фотоупругими свойствами. Определенные возможности здесь открывает использование взаимодействия света с волнами пространственного заряда, сопровождающего распространение

акустических волн в пьезополупроводниках [58]. Такое взаимодействие наиболее эффективно для инфракрасного диапазона частот света, где оно превалирует над обычным механизмом фотоупругости.

6. Акустолюминесценция кристаллов.

Недавно было обнаружено новое нелинейное акустооптическое явление [59] — акустическая волна сверхпороговой интенсивности может вызвать свечение кристалла. Это явление было названо акустолюминесценцией, поскольку энергия, необходимая для возбуждения люминесценции, подводится к кристаллу акустической волной.

Рис. 13.20. Схемы экспериментов по изучению акустолюминесценции (АЛ) кристаллов , (б) и спектры акустолюминесценции (в) для двух образцов — кривые 1 и 2 и образца — кривая 3. На схеме (а): 1 — образец — металлические электроды, 3 — тефлоновая пленка, 4 — индиевые контакты съема акустоэлектрического тока. На схеме (б): I — образец и 3 — пьезопреобразователи.

Схема эксперимента и вид спектров люминесценции приведены на рис. 13.20, взятом из работы [61]. В пластине пьезоэлектрического кристалла рис. 13.20, а) ультразвук возбуждался за счет собственного пьезоэффекта при приложении к электродам 2 напряжения U (со), от генератора. Между кристаллом и электродами были вставлены диэлектрические тефлоновые пленки 3 толщиной 5 мкм, которые предотвращали инжекцию носителей заряда из электродов в кристалл. Нанесенные на пластину омические электроды 4 позволяли регистрировать акустоэлектрический ток (см. § 6 гл. 12), возникающий при освещении полупроводникового кристалла . По величине можно было рассчитать интенсивность ультразвука. В случае непьезоэлектрических кристаллов (рис. 13.20, б) ультразвук возбуждался внешними пьезопреобразователями 2, 3. Спектры акустолюминесценции кристаллов и щелочногалоидного кристалла показаны на рис. 13.20, в.

Согласно [51] механизм описанной акустолюминесценции является собственно дефектным. Он заключается в том что ультразвук сверхпороговой интенсивности (1 Вт/см2 для для ) генерирует в кристалле оптически активные точечные дефекты типа вакансий и межузельных атомов. Например, для это будут доноры в запрещенной зоне — межузельный и вакансия S, а также акцепторы в валентной зоне — межузельная S и вакансия Излучательные переходы электронов из доноров (или зоны проводимости) на акцепторы (или в валентную зону) как раз и дают излучение акустолюминесценции. Собственно дефектный механизм акустолюминесценции косвенно подтверждается в ряде экспериментов по исследованию влияния ультразвука сверхпороговой интенсивности на акустоэлектронные свойства , а также на уменьшение электромеханической связи, на спектры отражения и пропускания на спектры фотолюминесценции донорно-акцепторных пар и др. Прямым подтверждением является наблюдаемое на опыте размножение дислокаций в и при нагружении кристаллов ультразвуком сверхпороговой интенсивности. Генерация точечных дефектов при этом производится движущимися в поле ультразвука дислокациями.

Еще одной разновидностью люминесценции кристаллов является так называемая акустоинжекционная люминесценция. Она возникает при распространении пьезоактивной ультразвуковой волны вдоль металлизированной поверхности пьезоэлектрика. Нормальная к поверхности составляющая сопровождающего звук электрического поля, которая не обращается в нуль, приводит к инжекции носителей заряда из металлического покрытия в кристалл. Если металлизация выполнена так, что возможна инжекция электронов и дырок (металлизация индием или галлием кристаллов ), то ультразвук будет инжектировать электроны и дырки из такого покрытия в кристалл, так как пьезоэлектрическое поле знакопеременно. Излучательная рекомбинация этих электронов и дырок и дает излучение акустоинжекционной люминесценции. В экспериментах акустоинжекционная люминесценция наблюдалась в металлизированном

С практической точки зрения акустоинжекционная люминесценция перспективна для создания различных оптоэлектронных и акустоэлектронных устройств. С научной стороны интересна собственно дефектная акустолюминесценция, с использованием которой можно по-новому изучать свойства точечных дефектов в кристаллах.

<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Оглавление