ИЗВЕСТИЯ РАН. СЕРИЯ ФИЗИЧЕСКАЯ, 2010, том 74, № 9, с. 1285-1288
УДК 537.533
ИССЛЕДОВАНИЕ ЦЕНТРАЛЬНОГО ПИКА В КОМБИНАЦИОННОМ РАССЕЯНИИ СВЕТА В КРИСТАЛЛАХ SBN
© 2010 г. В. К. Малиновский, А. М. Пугачев, Н. В. Суровцев
Институт автоматики и электрометрии СО РАН, Новосибирск E-mail: lab21@iac.nsk.su
Измерены спектры комбинационного рассеяния в кристалле SBN в широких спектральном и температурном диапазонах. Показано, что центральный пик, отражающий релаксационные процессы, наблюдается в различных спектральных геометриях и не описывается с помощью приближения одного времени релаксации. В окрестности температуры, при которой начинается зарождение полярных областей (температуры Бернса), особенностей в поведении центрального пика не обнаружено.
Характерная особенность релаксоров или сегне-тоэлектриков с размытым фазовым переходом — относительно широкий по температуре переход из параэлектрической в сегнетоэлектрическую фазу. Большинство исследователей полагают, что причина этого уширения — неоднородность материала, приводящая к появлению доменов нано-метрового масштаба (полярных областей). Однако влияние этих доменов на процесс фазового перехода представляется различным образом [1—3]. В ряде работ показано, что полярные области существуют не только в сегнетоэлектрической фазе, а зарождаются при температурах, значительно превышающих температуру фазового перехода Tm (температуру, при которой диэлектрическая проницаемость максимальна). Ряд экспериментальных данных по температурной зависимости показателя преломления [4, 5] и по рассеянию нейтронов [6, 7] интерпретируют в рамках зарождения полярных областей при температуре Td, которую принято называть температурой Бернса. Для понимания механизма фазового перехода необходимо знать особенности поведения релаксационного отклика. Важную роль в этом может сыграть исследование температурной зависимости центрального пика (ЦП) в комбинационном рассеянии света. Центральный пик в сегнетоэлектриках проявляется, как правило, вблизи фазового перехода в виде несмещенной компоненты неупругого рассеяния света (аналог крыла линии Релея) и отражает поведение восприимчивости как при фазовом переходе, так и вдали от него [8].
В качестве объекта исследований выбран кристалл SrxBa(1-X)Nb2O6 (SBN), который является типичным сегнетоэлектриком с размытым фазовым переходом [9—11]. Впервые центральный пик в кристалле SBN был измерен в [12]. Измерения показали, что в окрестности фазового перехода в SBN существует сильное рэлеевское рассеяние. Более подробно центральный пик исследо-
ван в [13] в достаточно широком температурном диапазоне (213—800 К) и с высоким спектральным разрешением, однако частотный диапазон измерений не превышал 10 см-1. Измерения показали наличие ярко выраженного широкого и асимметричного по температуре центрального
пика в геометрии рассеяния X(ZZ) X, максимум которого близок к температуре Тт. В других исследованных геометриях пик проявляется менее ярко, т.е. наблюдается анизотропия ЦП. При этом открытым остался ряд важных вопросов. Нет информации о частотной зависимости ЦП в SBN, позволяющей судить о распределении времен релаксации в различных геометриях рассеяния; не определены способы определения величины центрального пика и сравнения величин ЦП, измеренных при разных температурах. Исследования комбинационного рассеяния света в более широком частотном и температурном диапазонах могут дать ответы на эти вопросы. Кроме того, значительный интерес представляет вопрос, как зарождение полярных кластеров в параэлек-трической фазе ниже температуры Td отражается на экспериментальной температурной зависимости ЦП.
Спектры комбинационного рассеяния света измеряли на монокристаллическом образце SBN-61 (Sr061Ba039Nb2O6) размером 5 х 5 х 5 мм3, выращенном д.т.н. Ивлевой Л.И. (МГУ). Образец был вырезан вдоль кристаллографических осей X, Y, Z. В качестве источника излучения использовали He-Ne-лазер (длина волны 632.8 нм, мощность 20 мВт). Спектры измерены в трех геометриях рассеяния: VV-X(ZZ)Y, VH-X(ZX)Y, HH-X(YX)Y. Для исследования при низких температурах (12-322 K) образец помещали в гелиевый крио-стат замкнутого цикла, температуру в котором поддерживали с точностью ±0.5 град, а для достижения более высоких температур (297-1035 K) — в самодельный термостат, где температуру под-
1286
МАЛИНОВСКИЙИ и др.
4 = Дю)/[(п + 1)ю]
10
10
1
10
100 ю,см
Рис. 1. Спектры комбинационного рассеяния света в кристалле £#N-61 в представлении спектральной плотности.
1Г = 1(ю)/(п + 1)
100 10
100 10 1
100 10
~I-1-1—I—мм
1035 К 666 К 444 К
;353 К 1250 К
=-100 К
Е 50 К
: 12 К
¡358 К
=100 К
= 50 К : 12 К
_|_I_I_I_I_| | | I
1 к
357 К = 100 К : 50 К 12 К
644 К 448 К 1035 К
_|_I_I I I I
_|_I_I I I I
10
100 ю, см-1
Рис. 2. Спектры комбинационного рассеяния света в кристалле £#N-61 в представлении восприимчивости.
держивали с точностью ±2 град. Сигнал регистрировали на спектрометре ТпУ181а777. Измерения проводили в два этапа. На первом этапе спектры измеряли с разрешением ~0.6 см-1 по полуширине. Это позволило измерять спектры от 370 вплоть до 2 см-1. На втором этапе экспериментальное разрешение составило ~0.36 см-1 при уменьшении регистрируемого матрицей спектрального диапазона в 2 раза. Это позволило ближе подойти к упругой линии: спектры, не искаженные бриллюэновскими линиями (в SBN они расположены на частотах ~1 см-1), удалось измерить от 1.4, 1.6 и 1.2 см-1, в случае УУ-, УИ- и ИИ-геометрий соот-
ветственно. Полные спектры были получены комбинацией спектров, измеренных в описанных двух вариантах. Для исключения ошибок, связанных с измерением амплитуды рассеянного света, спектры нормировали на интеграл от высокочастотных мод, обусловленных нормальными колебаниями решетки и слабо зависящих от температуры. Для этого проводили дополнительные измерения в диапазоне от 200 до 700 см-1.
Измеренные спектры КРС для различных геометрий представлены на рис. 1 и 2 в представлениях восприимчивости 1К (ш) = I (ш)/( п +1), и спектральной плотности 1п (ш) = I (ш)/( п +1) ш, где 1(ю) — интенсивность рассеянного света, п = 1/[ехр(Йю/кТ -1] - распределение Бозе, которое позволяет избавиться от тривиальной температурной зависимости для колебательных спектров, кв, Й, ю и Т — постоянная Больцмана, постоянная Планка, частота рассеянного света и температура. Использованы логарифмические шкалы, которые позволили визуализировать изменение спектральной формы низкочастотной части спектра. В окрестности частоты 12 см-1 на низких температурах и в геометрии НН (там, где сигнал мал) отчетливо проявлялся паразитный пик, связанный с особенностями работы спектрального прибора. Этот пик при обработке "вырезан", что обусловило видимые на рисунке разрывы на соответствующих экспериментальных кривых. Наиболее ярко центральный пик проявляется в геометриях УУ и УИ (рис. 1а, б). Он появляется в виде широкого крыла в низкочастотной области спектра при температурах выше 100 К, а при Т > 400 К он практически исчезает. Из приведенных спектров восприимчивости на рис. 2 видно, что на низких частотах спектральный отклик можно описать зависимостью юа, причем коэффициент а, определяющий наклон температурной зависимости спектра восприимчивости, меняется с температурой. Результаты подгонки низкочастотной части спектра восприимчивости в геометрии УУ зависимостью юа представлены на рис. 3а. Коэффициент а минимален в окрестности температуры фазового перехода ~360 К и существенно возрастает при повышении и понижении температуры. Из приведенных данных следует, что релаксационный процесс в исследуемом кристалле нельзя описать одним временем релаксации (в случае, если релаксационный спектр описывается де-баевским приближением, наклон для релаксационной восприимчивости пропорционален частоте
1Г (ш) х ш1). Вблизи температуры фазового перехода в геометрии УУ наблюдается относительно широкое распределение времени релаксации (а ~ 0.2). При более высоких температурах (Т > 750 К) это распределение трансформируется в степенной закон ю085, что позволяет описать релаксационный
1
1
ИССЛЕДОВАНИЕ ЦЕНТРАЛЬНОГО ПИКА
1287
процесс в приближении одного времени релаксации. Подобная зависимость коэффициента а наблюдается для геометрии УН, при том, что величина а в окрестности фазового перехода несколько больше, чем в предыдущем случае. В геометрии НН центральный пик испытывает слабую температурную зависимость (рис. 1с, рис. 2с). Но и в этом случае видна тенденция изменения спектра от небольшого распределения по времени релаксации при фазовом переходе до практически идеального соответствия одному времени релаксации при температурах выше 370 К.
Для анализа температурной зависимости центрального пика требуется определить величину интегральной интенсивности ЦП. Подгонка низкочастотной части спектра в представлении спектральной плотности функцией Лоренца не может дать корректного результата, поскольку лоренци-ан отражает релаксационный процесс с одним временем релаксации. Поэтому интегральная интенсивность А вычислялась методом численного интегрирования интенсивности рассеяния в представлении спектральной плотности и состояла из двух частей. Первая — это интеграл спектральной плотности, вычисленный от ю0 — нижней границы частоты, до которой удалось измерить сигнал, до 40 см-1. Низкочастотный вклад в рассеяние (ДА) вычислялся как интеграл спектральной плотности от нуля до ю0 в предположении, что форма сигнала 1Г (ш) х ша не изменяется при низких частотах, недоступных для измерения в данных условиях. Как следует из рис. 3б, на котором приведена температурная зависимость величин интегральной интенсивности центрального пика А и для ДА для геометрии УУ, учет низкочастотной составляющей очень важен, поскольку величина ДА составляет ~50% от величины А. Величина центрального пика имеет максимум при той же температуре, при которой коэффициент а минимален. Эта температура совпадает с величиной Тт ~ 360 К, измеренной из данных по пиро-эффекту и диэлектрической спектроскопии [6]. Температурная зависимость амплитуды ЦП асимметрична: в сегнетоэлектрической фазе п
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.