Лазерно-индуцированные неустойчивости, фазовые переходы и изменение симметрии в объеме и на поверхности материальных сред тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.03 ВАК РФ

0ПСОс)0 30506-ф

О^дбЗодпопйпЬ ЗбпбопЗп ¿¡¿¡¿бЗуС) боЗлбп^оп до добгаЭдблоп^п^Пп воотоп Ьс>$узпоб аодо^водо&ддп

Ыдооосгсбо 09. 00. 01

шбосоОо - 1969

Тираж ЮО.

Заказ 104

Нотошеитшй я пдщшш! цех Гдотиого отделен»» Музфояха СССР г. Тбвлва, ул. Пылом, 30

МОСКОВСКИЙ ОРДЕНА ЛЕНИНА, ОРДЕНА ОКТЯБРЬСКОЙ РЕВОЛЮЦИИ II ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М. В. ЛОМОНОСОВА

ФИЗИЧЕСКИЙ ФАКУЛЬТЕТ

На правах рукописи УДК 535.375.5.537.311.31

/¿У

ЕМЕЛЬЯНОВ Владимир Ильич

ЛАЗЕРНО-Ш1ДУЦПРОВАННЫЕ НЕУСТОЙЧИВОСТИ, ФАЗОВЫЕ ПЕРЕХОДЫ И ИЗМЕНЕНИЕ СИММЕТРИИ В ОБЪЕМЕ И НА ПОВЕРХНОСТИ МАТЕРИАЛЬНЫХ СРЕД

01.04.03 — радиофизика, включая квантовую радиофизику

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации па соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва 1989

Работа выполнена в Московском: ордена Ленина, ордена Октябрьской Революции и ордена Трудового Красного Знамени Государственном Университете им. М. В. Ломоносова.

доктор физико-математических наук,

профессор Ю. В. КОИАЕВ доктор физико-математических паук, профессор О. В. РУДЕНКО доктор физико-математических наук, г. н. с. Е. II. ШТЫРКОВ

Ведущая организация: Научно-исследовательский центр по технологическим лазерам АН СССР.

Защита состоится «............» .............................. 1989 г. в ............ час.

............ мнк. на физическом факультете МГУ на заседании специализированного ученого совета Д 053.05.39 по оптике, радиофизике н акустике при МГУ им. М. В. Ломоносова по адресу: 119899 Москва, Ленинские Горы, МГУ, физический факультет, аудитория № .............

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке физического факультета МГУ.

Просим принять участие в работе сонета или прислать отзыв п одном экземпляре, заверенный печатью организации.

Автореферат разослан «............» .............................. 1989 г.

Официальные о п п о и е н т ы:

Ученый секретг{>)ь специализированного совета,

доцент А. И. ОДИНЦОВ

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТУ

. Актуальность проблемы. Фазовые переходы/И/, изучавшиеся ранее преимущественно в равновесном случае, в последнее время все интенсивнее исследуются также и в неравновесных системах. Важным о научной и прикладной точек зрения примером такого рода является система взаимодействующих электромагнитного поля и вещества.В последнее время в ней был обнаружен и исследован целый ряд новых неустойчивостей и неравновесных §П, которые, в соответствии с наличием двух подсистем, можно разделить на две группы.

К первой относятся §П, связанные с генерацией когерентного излучения в средах лазерного типа, находящихся под действием внешнего некогерентного потока энергии,Это прежде всего ФП в состояние лазерной генерации, обусловлено» процессом вынужденного излучения, с которого и началось изучение неравновесных ФЛ в резонансных системах квантовой злектроники/araham П., Haken Н. Za.Phya., 1970, v.237, 31/. К настоящему моменту Ш в состояние лазерной генерации изучен достаточно полно.

Гораздо менее исследован альтернативный механизм коллективного когерентного высвечивания инвертированных лазерных сис-тем-коллективное спонтанное иэлучение/КСИ/,Э|>фект КСИ или сверхизлучения/СИ/, предсказанный Дике еще в 1954г./-Dicke R.H. Phya.Rev.,1954,v.93»p.99 / и экспериментально обнаруженный в 1974г., в последнее время активно иоследуется«Общефизический интерес здесь предстйвлявт такие вопроси как отделение КСИ и вынужденного излучения как двух качественно различных процессов в кооперативной системе атомов, развитие многомодовой теории КСИ для двухфотонных процессов/в частности для комбинационного рао-сеяния/НР/света/, рассмотрение возможности режима стационарного КСИ и его перехода в режим нестационарного развитого КСИ-сверхизлучения Дике как неравног?сного 4П нового типа в оистеме двухуровневых атомов, взаимодействующих через поле переизлуче-ния.Эти актуальные в теории КСИ проблемы исследованы в данной дисоертации/Глава I/.

Ко второй rpyitne неравновесных $П в системе взаимодейству-вяих поля и вецества относятся §П в веществе, индуцированные

лазерный излучением как заданной внешней накачкой.При этом наряду с управлением традиционными ФП/ffl в состояние сверхпроводимости, сегнетоэлектрический ФП и ФП металл-диэлектрик/использование лазерного излучения дает возможность индуцирования в резонансных средах ряда Й1 нового типа.Эти светоиндуцированные ФП связаны с внезапным появлением в системе при достижении критического значения интенсивности световой волны I = 1Кр различных параметров порядка: макроскопической поляризации на частоте перехода uju , статической поляризации среды, электростатического поля, статического смещения решетки в кристаллах и других, что может оказать существенное влияние на работу приборов квантовой электроники. Теоретическое рассмотрение ФП нового типа в кооперативной системе двухуровневых атомов стимулируется также наблюдением в последнее время ряда эффектов типа лазерно-индуцированных Й1: И в рубине с возникновением электростатического поля, индуцирования магнитного момента в парамагнитной среде световой волной с линейной поляризацией, /cm.^i! /, наличием хорошо известных аномалий вынужденного И? /ВКР/ при выйоком уровне возбуждения/в частности гигантского скачка интенсивности ВКР при I = 1Кр / и других критических явлений.Теоретическое исследование неравновесных 01 в кооперативной системе двухуровневых атомов представляет собой, таким образом, одну из актуальных задач квантовой электроники.

Частота световой волны, или некоторая комбинация частот, должны при индуцировании подобных ФП лежать вблизи частоты дискретного атомного перехода, поэтому такие светоиндуцированные 01 можно назвать резонансными.Интенсивность возбуждавшего излучения при резонансных ©1 должна быть меньше порога плавления/ I < 1пл/ .Некоторые из результатов, полученных в(У| при исследовании резонансных Ш, изложены в Главе I диссертации.

Помимо резонансных 4П возможны также нереьонансные Й1, когда частота лазерной волны может варьироваться в значительных пределах без изменения основных черт наблвдаемого явле-ния.Нерезоненсные §П происходят под действием мощного.лазерного излучения при выполнении условия I 1лд или I ^ 1пл и обусловлены совместным/или раздельным/действием трех факто-

ров:изменением населенностей энергетических зон электронной подсистемы/ I < I /, нагревом и деформацией среди.

К нерезонанвным ФП относятся, например, импульсная лазерная рекристаллизация аморфизованных при ионной имплантации поверхности полупроводников/лазерный отжиг/, лазерная аморфизация поверхности кристаллических полупроводников, £П плавление-отвердевание под действием ультракоротких/ ^ ~ 10"^ - 10"^о/ лазерных импульсов, неустойчивости лазерного испарения поверхности и другие лазерно-индуцированные ФП, связанные со структурными изменениями в приповерхностных слоях конденсированных сред.Развитие этой области физики взаимодействия лазерного излучения с веществом, представляюдей большие технологические возможности для микроэлектроники, носило взрывной характер после открытия в СССР в 1975г,эффекта импульсного лазерного отжига/ Штнрков Е.И., Хайбуллин И.Б., Галяутдинов М.$.,Зарипов М.М. Опт.и спектроскопия, 1975, т.38, с.1031 /.

Исследования лазерного отжига в широком смысле этого термина как разнообразных лазерно-индуцированных структурных превращений на поверхности привело в последнее время к открытию или акцентированию внимания исследователей на целом ряде эффектов типа неравновесных <Ш, возникающих при воздействии мощного лазерного излучения на конденсированные среды.К ним относятся лазерно-индуцированное возникновение периодических структур рельефа поверхности, образование периодических решеток плотности дислокаций в полупроводниках, периодических кольцевых структур пор в пленках, сложных периодических структур при лазерной кристаллизации аморфных полупроводников, образование периодических структур металлической и диэлектрической фаз при облучении полупроводников пикосекундными лазерными импульсами, образование периодических структур дефектов на поверхности полупроводников.Параллельно с этим шло развитие нелинейно-оптических методов диагностики сверхбыстрых лазерно-индуцированных фазовых превращений и состояния поверхности конденсированных сред.

Экспериментальное обнаружение и изучение новых лазерно-индуцированных неустойчивостей и ®1, а также развитие нели-

непно-оптических методов их диагностики поставили в последнее время перед теорией взаимодействия лазерного излучения с веществом задачи нахождения механизмов и построения адекватных теорий этих явлений.Решению ряда таких проблем посвящены Главы 2 - 5 настоящей диссертации.

Целью работы било разработка механизмов светоиндуцированных ФП нового типа в резонансных и нерезонансных средах и построение теорий этих ФП, способных качественно и количественно объяснить наблюдаемые экспериментальные результаты.

Научная новизна работы определяется тем, что в ней впервые рассмотрены три широкмх класса неустойчивостей и соответствующих неравновесных ФП, происходящих под действием лазерного излучения.К ним относятся:

1. Резонансные ЗП в системах квантовой электроники, в том числе <Ш в состояние поляритонной генерации в открытой КР-активной среде, сегнетоэлектрический в равновесной системе двухуровневых атомов, §П типа спонтанного нарушения симметрии насыщения атомных переходов.

2. Нерезонансные интерференционные неустойчивости/ИН/ рельефа поверхности конденсированных сред, в том числе впервые рассмотрены лазерное возбуждение связанных поверхностных электромагнитных и рэлеевоких акустических волн, связанных поверхностных электромагнитных и квазистатических поверхностных акустических волн, связанных поверхностных электромагнитных и капиллярных волн с законом дисперсии, существенно определяемым параметрами лазерной накачки.Впервые рассмотрен также ряд новых особенностей лазерно-индуцированных волн испарения поверхности.

3. Диффузионно-деформационные неустойчивости/ДДН/на поверхности конденсированных сред под действием лазера с образованием периодических поверхностных диффузионно-деформационных/ДД/ структур:электронно-деформационно-тепловая неустойчивость при межзонных переходах в полупроводниках, вакансионно-деформацион-ная неустойчивость в металлах, дислокационно-деформационная неустойчивость, пористо-деформационная неустойчивость в пленках и кристаллизационно-деформационная неустойчивость .

в аморфных полупроводниках.

Впервые предложен электронно-деформационно-тепловой меха-

б

ниэм генерации точечных дефектов в полупроводниках под действием импульсного лазерного излучения и развита количественная теория, выводы которой соответствуют проведенным для ее проверки экспериментам по лазерной генерации дефектов.

Предсказан новый механизм генерации сильной дипольной второй гармоники в неоднородно деформированных центросимметричных кристаллах, кашедиий свое экспериментальное подтверждение.

Практическая ценность результатов .

1. На основе построенной теории светоиндуцированных ФП в резонансных системах квантовой электроники проведена интерпретация экспериментально наблюдаемых неравновесных критических явлений/скачков интенсивности ВКР, ФП в рубине и других/.Указано на возможность и приведены условия возникновения скачкообразной модуляции и автомодуляции оптических свойств лазерных сред при индуцировании в них резонансных

2. Рассмотренная впервые вынужденная генерация связанных поверхностных электромагнитных и акустических волн является новым механизмом возбуждения высокочастотных акустических поверхностных волн, представляющим интерес для оптоакустики.

3. Построенные в диссертации теории интерференционных не-устойчивостей и деформационно-диффузионных неустойчивостей объясняют экспериментальные результаты по лазерной генерации соответствующих поверхностных периодических структур/структур рельефа поверхности,чередования металлической и диэлектрической фаз, вакансионных, дислокационных и пористых структур/и служат основой для проведения направленных экспериментов по лазерной модификации поверхности, для целей микротехнологии.

Электронно-деформационно-тепловая теория генерации точечных дефектов в полупроводниках при импульсном лазерном облучении стимулировала направленные эксперименты и позволила впервые определить эффективные значения энергий образования дефектов в ряде полупроводников, что представляет практический интерео для микроэлектроники и оптоэлектроники.

5. Построенные в диссертации теории квадратичных восприи-чивосте полупроводников, подвергнутым внешним воздействиям, приводящим к изменению симметрии среды, служат основой для нелинейно-

оптической диагностики структурных изменений, напряжений и деформаций в приповерхностных слоях полупроводников и слоистых структурах.

На защиту выносятся следующие основные положения:

1. В кооперативных системах двухуровневых атомов, взаимодействующих с квазирезонансным световым полем, помимо известного $1 в состояние лазерной генерации, связанным с обращением в нуль эффективной константы затухания поля в резонаторе, возможны три новых §П типа мягкой моды: а/ ФП в состояние поляри-тонной генерации при КР-света/неустойчивость коллективного спонтанного излучения/в открытой среде, связанный с обращением в нуль эффективной константы релаксации поляризации Т/'-с» ;

б/ сегнетоэлектрический $П, связанный с обращением в нуль эффективной частоты перехода о } в/ ФИ со спонтанным нарушением симметрии насыщения атомных переходов, связанный с обращением в нуль эффективной константы релаксации населенностей

Т/'= о .

2, При действии мощного пространственно-когерентного лазерного излучения на металлы, полупроводники и диэлектрики происходит вынужденная генерация трех новых типов поверхностных волн, которые можно назвать поверхностными электромагнитно-акустичскими волнами/ПЭАВ/.К ним относятся:

а/ Связанные дифрагированные электромагнитные волны и рэ-леевская поверхностная акустическая волна / I <- 1пл /;

б/ Связанные дифрагированные электромагнитные волны и хва-зистатическая поверхностная акустическая волна о частотой и инкрементом, существенно определяемыми параметрами лазерного излучения/ I ■< 1пл /;

в/ Связанные дифрагированные электромагнитные волны и капиллярная врлна с законом дисперсии/частотой и инкрементом/ существенно определяемыми параметрами лазерного излучения / I > 1пл /.

Параметры экспериментально наблюдаемых поверхностных периодических структур рельефа поверхности интерференционного типа / с периодом , Л^-длина волны лазерного излучения/

в линейном по амплитуде модуляции рельефа режиме генерации ол-

ределяются по абсолютным максимумам инкрементов временного нарастания амплитуд ПЭАВ и волн испарения, вычисленных в теории интерференционных неустойчивостей.

3. Предсказание и детальная теория лазерно-индуцированных неустойчивостей нового типа / I 1пл /: поверхностных диффузионно-деформационных неустойчивостей с образованием поверхностных периодических связанных полей деформации среды и концентрации диффузионной переменной.В зависимости от типа твердого тела и условий возбуждения среды роль диффузионной переменной играют различные деффектн-электронно-дырочные пары, вакансии, дислокации, поры, а также температура среды.В частности при межзонных переходах в полупроводниках развивается электронно-деформационно-тепловая неустойчивость, приводящая к генерации ПАВ, размягчение частот ПАВ, генерации периодических статических структур рельефа поверхности и ФП полупроводник-металл с образованием сверхструктуры разных фаз на поверхности.

А. Генерация и размножение точечных дефектов в приповерхностных слоях полупроводников под действием импульсного лазерного излучения происходит благодаря совместному действии трех факторов: перенормировки/уменьшению/энергии образования дефекта," нагреву среды и деформации среды из-за. неоднородности нагрева и возбуждения электронно-дырочной плазмы.Зависимости числа генерируемых дефектов от амплитуды лазерного поля/интенсивности излучения/имевт качественно различный вид при различных соотношениях между скоростями линейной рекомбинации, Оже-реком-бинации неравновесных носителей и скоростью их диффузии,Сравнение вычисленных в теории зависимостей такого типа с экспериментально измеренными позволяет получать перенормированные значения энергии образования дефектов при лазерном облучении.

5. Предсказание эффекта возникновения сильной объемной ди-польной второй гармоники при неоднородной деформации центро-симметричных кристаллов.Теория квадратичной восприимчивости неоднородно деформированного центросимметричного кристалла и интерпретация на ее основе экспериментальных данных по генерации второй гармоники на отражение от поверхности центросиммет-ричных полупроводников, подвергнутых внепним воздействиям/при модном пикосекундном лазерном воздействии, при ионной импланта-

ции и в многослойных структурах/.

Публикации, апробация работы. По теме диссертации опубликовано 70 печатных работ, включая монографию, три обзора в УФН и один обзор в "Итогах науки и техники".Список работ, в которых опубликованы основные результаты диссертации, содержит 44 публикации.

Результаты диссертации докладывались н& Всесоюзных и Международных конференциях: по когерентной и нелинейной оптике /КиНО ПИ, Тбилиси, 1976; IX, Ленинград, 1978; X, Киев, 1980; XI, Ереван, I9S2; XII, Москва, 1985; XIII, Минск, 1968;/, по взаимодействию оптического излучения с веществом/ ВОИВ 1У, Ленинград, 1978; У, Ленинград, 1961; У1, Вильнюс, 1984; УП, Ленинград, 1988/, Вавиловской конференции по нелинейной оптике /ВК Л, Новосибирск, 1975; У1, Новосибирск, 1979/, на Всесоюзных семинарах" Фотофизика поверхности" / III, Овсяное, 1985; 1У, Овсяное, 1986/, на Всесоюзных симпозиумах по световому эхо / СЭ II, Казань, 1981; III, Харьков, 1985/, на Всесоюзном семинаре "Сверхизлучение и смежные проблемы", Дубна, 1986, на 1У Международном симпозиуме по избранным проблемам статистической механики, Дубна, 1987; на УН Международной школе по когерент-н й оптике, Тбилиси, 1987 и на УШ Всесоюзной школе по нелинейным волнам, Горький, 1987, на семинарах ФИАН, ИОФАН и НИЦТЛАН СССР, Ломоносовских чтениях, МГУ, 1988 и на семинарах кафедр общей физики и волновых процессов и квантовой радиофизики физического факультета МГУ.

Структура диссертации .Диссертация состоит из Введения, пяти глав и Заключения/основных выводов/.Общий объем диссертации составляет 374 страницы машинописного текста, 4Т рисунков, 3 таблиц и список литературы из 332 наименований.

СОДЕРЖАНКЕ РАБОТИ

Глава I диссертации посвящена исследованию лазерно-инду-цированных ©I в резонансных системах квантовой электроники, обусловленных, в основном, взаимодействием через поле дипольно-го излучения, а также в ряде случаев через статическое диполь-

дипольное взаимодействие или взаимодействие через фононы. Типичная рассматриваемая здесь система состоит из ансамбля N двухуровневых атомов с энергиями уровней Ь и t .каждый из которых характеризуется двумя характерными релаксацион • ними частотами ® т£' , Т^ - время релаксации поляризации и Kj1 V1 t где Tt - время релаксации населеннос-тей и одной колебательной частотой перехода и)0 - .

При помещении атомов в резонатор появляется дополнительная релаксационная частота- константа затухания поля в резонаторе fy . Взаимодействие атомов друг с другом в присутствие внешней световой волны приводится изменению этих частот, причем перенормированные константы , jfj , ¿3„ и ^ . относятся теперь к ансамблю атомов и зависят от плотности числа атомов и интенсивности внешней накачки I .При определенных условиях какая-либо из эффективных констант Цщ , Уд , или ¡If

при стремлении I к критическому значению 1Кр или Т TRp в равновесном случае/ будет обращаться в вуль /мягкая мода/.Таким образом, из концепции мягких мод следует, что в системе двухуровневых атомов возможны, по крайней мере, четыре различных типа фазовых переходов под действием света.

. Первым из них является переход в состояние лазерной генерации в инвертированной системе атомов, связанный с мягкой полевой релаксационной модой: ПРИ I ^кр » параметром порядка которого является амплитуда лазерного поля в резонаторе.Необходимое условие этого 01 имеет вид

¿tfrtd«gu>0 ДУавса-Ю£." >-1 » ' W

где п- - плотность числа атомов, -дипольный матричный эле-■мент, R -коэффициент отражения зеркал резонатора, с -скорость света, -длина резонатора.Этот $П хорошо изучен и условие CD приводится лишь для сравнения.

9 §1.2 Главы I рассмотрен ФП в состояние поляритонной генерации в открытой среде эффективных двухуровневых атомов, взаимодействующих через стоксово поле излучение при КР света [2, i] .Параметром порядка служитфурье-образ парного коррелятора поляризаций атомов/интенсивность поляризационной волны-поляритона/, а сам Ш связан с мягкой релаксационной поляритонной модой/ обращением в нуль эффективной константы релаксации

поляризации: Y(-,g- 0 при I = ^/.Необходимое условие этого $П в простейшем случае имеет вид

г Л гь А- Кн > 1 > (2)

где tOs -стоксова частота, -t^i -стоксов дипольный момент / Ъ -рамановская матрица, EL -амплитуда поля накачки/,а сам ФП можно рассматривать как проявление неустойчивости КСЙ.

§П в состояние поляритонной генерации должен проявляться в сигнале ВНР, которое обычно рассматривают как процесс вынужденного усиления спонтанного излучения независимых друг от друга атомов.В §1.2 построена теория ЗКР о учетом в источнике спонтанного излучения помимо спонтанного излучения индивидуальных атомов также и КСЙ.Кинетическое уравнение для плотности стоксовых квантов содержит источник излучения, состоящий из трех частей: вынужденного излучения, спонтанного излучения независимых атомов и КСИ,■которое выражается через корреляторы недиагональных элементов матриц плотности различных атомов SLy = У^ *J-

Решение этого уравнения связывает интенсивность и спектр сток-сова сигнала на выходе из среды с интенсивностью индивидуального спонтанного излучения и КСИ, усиленных за счет вынужденного излучения.

Коррелятор S ¿у подчиняется уравнению, описывающему процессы спонтанного и вынужденного порождения корреляций за счет эффективного межатомного взаимодействия посредством обмена фотонами и процесс разрушения этих корреляций на временах Та Пространственный фурье-образ корреляционной функции SK определяет интенсивность коллективного поляризационного аозбуж-дения - поляритона.Уравнение для SK соответственно описывает процессы спонтанного и вынужденного порождения полярито-нов/эти процессы принципиально отличны от процессов порождения фотонов/ и процесс распада поляритонов со временем Тк'Тг, Решение этого уравнения позволяет дать следующую картину по-" ведения спонтанного излучения с ростом интенсивности накачки j .Ось характерных коллективных временТс-(¿ÎTnДHj где при L < сТг, и ¡^ « Tf' при L >с

делится точкой / « пкр /на две части.В области

Vc > Тг, / f^L< гъ«р / имеет место стационарный режим КСИ,

причем коллективная компонента в спонтанном излучении мала по сравнения о индивидуальной .При + интенсивность стационарного КСИ в центральную аксиальнув моду критически нарастает, линия спонтанного излучения критически суживается, а длина корреляции поляризаций атомов .При этом

интегральная со спектру мод интенсивность полного спонтанного излучения не изменяется, т.е. происходит перераспределение спонтанного излучения по модам/ геометрия образца-вытя-нутость цилиндрического объема играет решающую роль в этом процессе/.При п^п-кр стационарный режим КСИ теряет устойчивость .Критическое условие на интенсивность накачки (2) в общем случае записывается в виде ^„и-и-р^э г ^ , где

-коэффициент усиления ВНР, = (г^'+Си)/ с при£><^ где -ширина линии накачки.В случае коротких сред

/¿<сг^/ I) ' I .При интенсивность поляри-

тона 5,с начинает экспоненциально нарастать во времени, соответствующее движение населенностей приводит к последующему спаду 5 * и система формирует импульс КСИ длительностью Нр =Т2///( с интенсивностью кото-

рая пороговым'£бразом нарастает с прохождением значения

Кл<р .Соответствующим образом при А-г.1 пороговым образом нарастает и стоксов сигнал.В формировании импульса КСИ принимает участие определенное кооперативное число ало-мовП.^4; 10 см"..которое после окончания импульса оказывается в верхнем возбужденном состоянии/время релаксации населенностей ТА /.Если Т\< Тр , то в системе устанавливается новый стационарный режим - режим стационарной 'генерации поляритонов/режим когерентного КСИ/.Стационарное значение амплитуды поляризационной волны при этом подчиняется корневой зависимости от интенсивности накачки/^- 1/ аналогично зависимости от накачки амплитуды световой волны в лазере.'

Уравнение для коррелятора , описывающее критичес-

кое поведение КСИ аналогично/в линейном приближении/известному уравнению Орнитейна-Цернике для парной корреляционной

функции, которое в случае системы спинов с обменным взаимодействием описывает ФП в ферромагнитное состояние, а в системе ку-перовских пар с эффективным взаимодействием через фононы-переход в состояние сверхпроводимости.Неустойчивость КСИ поэтому выступает как неравновесный ФП в активной кооперативной системе атомов с эффективным взаимодействием через фотоны.В §1.2.7 и в^2,1] показано, ч;о на основе развитой теории Й1 при КР в состояние лоля-ритонной генерации в открытой среде можно интерпретировать целый ряд аномалий ВКР при высоком уровне возбуждения, в частности, гигантский/на 6-И порядков/скачок интенсивности стоксова сигнала при

В §1.3 более детально изучен режим развитого нестационарного КСИ/'сГ* Т^ , т.е. ГЧ»»^ / - сверхизлучения при КР/СИКР/ при условии [_ «сТ^ «Для нахождения решения уравнений СИКР используются собственные функции и собственные значения матрицы межатомного взаимодействия, позволяющие определить зависимость характеристик СИКР от геометрии среды.Аналитические решения получены для двух предельных случаев-малых 1 и больших У» 1 чисел Френеля > * , где А -площадь поперечного сечения образ-

ца, ^ -¿'Зс/и^.Это позволило впервые проследить пространственно-временную динамику многомодоаого СИКР.Основными оригинальными результатами является получение и решение замкнутого уравнения для населенностей рабочих уровне«,описывающего динамику СИКР /и СИ/, формула для времени задержки импульса СИКР в зависимости от геометрии среды и формулы для интенсивности, описывающие динамику и угловую структуру многомодового СИКР | 5-8^ .

Рассмотренный в §1,2-1.3 эффект неустойчивости КСИ представляет собой в системе с внешней накачкой.Если она отсутствует, то атомы взаимодействуют через равновесное поле, а внешним контролируемым параметром является температура среды.Исследование критических свойств такой равновесной системы проведено в §1.4 диссертации.Здесь показано, что в равновесной системе двухуровневых атомов, взаимодействующих черв! электромагнитное поле, при

Т=Т происходит ФП в сегнетоэлектрическое состояние с появлением кр

отличной от нуля макроскопической поляризации на нулевой.частоте. Необходимым условием такого Й1 является неравенство ¿й'п.с!^/£и)с>1 и этот ФП связан с мягкой колебательной модой - обращением в нуль эффективной частоты перехода: с00-0 при 7 = Ткр .Наличие мягкой

моды в спектре коллективных возбуждений данной системы установлено в работе []9,101 и независимо в работе В.Ф.Елесина.Ю.В.Ко-паева/Письма в 1ЭТФ, 1976, т.24, с.78/.Особенностью рассмотрения ФП в §1.4 является использование модельного гамильтониана системы атомы плюс поле, предложенного в[в]: .

И = -^РЪ^Ь +

где -разность населенностей уровней, р -ректор поляризации среды, Т> = е. ■+ ЦлС Р -вектор индукции, Д -векторный потенциал, Е -вектор электрического поля, о ^ ^ 1у ^-варьируемый параметр модели.При = о выражение (3) совпадает с обычным гамильтонианом дипольного приближения, при |?> я I формула(3) приводит к гамильтониану Дике, использованному в других работах по изучению данного И.Уравнения движения для атомных и полевых переменных, следующие из (3) показывапт.^что при р * 0 действующее на атом поле давно максвелловскому Едейств= Е*, при р> = 1/3 Едейств" Е + 4/3 Р,т.е.равно Лоренцовскому действующему ^олю, а при р = I, т.е. в модели Дике Едейств = Е + 4ГР я О . Таким образом показано, что модельный гамильтониан Дике представляет, по сути, модель действующего поля, в которой оно постулируется равным индукции.Мягкая мода в спектре коллективных • возбуждений/нижняя поляритонная ветвь/имеется лишь"в случае (Ъ > 0 .Отсутствие ФП при р> = о подтверждается и расчетом статистической суммы в приближении среднего поля.Позднее модель (3)использовалась рядом авторов и результаты {9,10] были подтверждены/см. [Г] , также КАтига М.Ргов.ТЬеог.РЬуз., 1981, у.65, ' Р.437« /.

В §1.5 Главы Г построена теория лазерно-индуцированного ©I со спонтанным нарушением симметрии насыщения атомных переходов в системе двухуровневых атомов £III .Конкретное рассмотрение проведено на примере системы примесных атомов в це^росим-метричном кристалле 12^ .Аналогичные Й1 могут происходить и в молекулярных средах [73-15] .Случай нецентросимметричных сред, когда ФП со спонтанным нарушением симметрии насыщения носит характер бистабильности,расвмотрен в[г].

В §1.5.1 исследован поляризационный лазерно-индуцирован-ный ФП типа спонтанного нарушения симметрии насыщения в случае взаимодействия атомов через статическое поле Лоренца и оптические фононн.Исходными уравнениями являвтся уравнения

15

для недиагональных элементов матриц плотности , разностей населенностей уровней в атомах двух подрешеток А и В, в которых атомы имеют противоположно направленные постоянные ди-ппльные моменты с!у =<Уо^ ~ .Такая ситуация реализуется в

рубине/ Сг ^ /.Атомы взаимодействуют с электрическим по-

лем £ = £иехр(-(иЬ) + , где £ =|>-действующее низкочастотное псле, рр = —;¿1 с/.£)у низкочастотная часть поляризации средь .При флуктуациой'ном изменении разностей населенностей возникает затравочное действующее поле £ , которое благодаря линейному штарковскому сдвигу уровней, имеющему различные знаки в ионах А и В, приводит к уменьшению эффективной отстройки от частоты перехода в ионах одного типа/на.пример3 ионах В/: й - Л где А = - исходная отстройка и к увеличению отстройки в

ионах типа А: д~Д + с16/-&, .Это в свою очередь вызывает дополнительное пераспределение лазерным излучением населенностей уровней/рост насыщения в В-ионах и уменьшение насыщения в А-ионах/и соответственно уменьшение вектора поляризации в В-под-реиетке и увеличение поляризации А-подрешетки,т.е./при условии с О /усиление затравоч;юго поля £ .Такая положительная обратная связь при превышении критической интенсивности лазерного поля/ ~ Вт/см^ /приводит к поляризационной неустойчивости, приводящей к возникновению стационарного состояния с нарушенной симметрией насыщения ионов А и В и макроскопической статической поляризацией.В случае взаимодействия через фононы . возникает статическое смещение решетки.Уравнение для параметра порядка ^ = (С11-, где ¿6 -статическое смещение пешетки имеет вид 1 / Ь л)

где кооперативный параметр

где гъй£ и соответственно число примесных атомов и ячеек в единице объема, £ -константа электрон-фононногс взаимодействия, И -масса ячейки, 52. -частота фононной моды, 7>° -равновесная разность населенностей, Д Т^ , контролируемый извне параметр ^ = о, ,где (X. -параметр насыщения двухуровневой системы.Отличный от нуля параметр порядка ^ существует в в области ц, < и < ь , где ^ •~&~'.При больших интенсив-

ностях накачки/»^ > /,как это видно изйдснмметрия насвдения восстанавливается и ^ н1 .Решение'.'Опоказывает, что в различных областях плоскости К, £ возможны как ФП первого рода, так и второго рода.Практическим применением эффекта может бьть оптическое выпрямление в центросимметричных средах, например, в газах. Эффекты сдвига уровней, поязление новых линий под действием световой волны при ФП данного типа/ом. [1.1 / могут представлять интерес для спектроскопии.

В§1.6 рассмотрен другой тип ФП со спонтанным нарушением сим-трии насыщения переходов з лазерном поле.Эффект состоит з пороговом/ по интенсивности накачки или по температуре при постоянной интенсивности/возникновении фотозольтаического тока в кристалле рубина, приводящего к возникновению электростатического поля р7_,18} .Физический механизм этого" ФП аналогичен поляризационному ФП, рассмотренному в §1.5 , с той разницей что возбуждение ионов типа А и В дает импульсы фотозольтаического тока/вместо поляризаций/, направленные противоположно друг другу.При спонтанном нарушении симметрии насыщения переходов в ионах А и В возникает результирующий ток, приводящий к возникновений статического электрического поля, направленного противоположно току и сдвигающего частоты перехода в ионах А и В в противоположные стороны.Уравнение для параметра порядка-электростатического поля аналогично (4).Его решение хорошо воспроизводит кривые зависимостей параметра порядка от температуры/Басун С.А.Каплян-ский А.А, и др.Письма в ЖЭТ§, 1984, т.39, с.161/и от интенсивности накачки/Мао Р. et а1, РЬуа.Иеу. В, 19Эо, V.22,р.2227Л В §1.6.3 проведено обобщение теории на случай континуума возбужденных уровней.Условие положительности обратной связи противоположно случаю поляризационного и имеет вид > О. .

В Заключении к Главе I отмечено, что эффекты типа со спонтанным нарушением симметрии насыщения могут иметь место и в полупроводниках при действии световой гглны с частотой, лежащей на краю зоны собственного поглощения.

Глава II диссертации посвящена рассмотрении интерференционных неустойчивостей рельефа поверхности конденсированных сред, протекающих с образованием упорядоченных структур под действием пространственно-когерентного лазерного излучения |19 - 28 ] .

В §2.2 даны общие характеристики экспериментально наблюдаемых на поверхности периодических структур рельефа и физических механизмов их образования.Эффект лазерного индуцирования поверхностных периодических структур/ППС/интерференционного типа/одномерных, двумерных и более сложных периодических решеток рельефа поверхности с периодом > Л/. -Длина волны лазерного излучения/носит универсальный характер.Он наблюдается в полупроводниках, металлах и диэлектриках при значительных вариациях параметров лазерного излучения/ ^ =0,3 - 10,6 мкм, Хр - 10 пс - I мс, 1 = 5 Ю6- 5 Ю10Вт/см2/. За образование этих ППС ответственны интерференционные неустойчивости/КН/ рельефа поверхности, возникавшие при действии мощного лазерного излучения.Механизм ИН состоит в следующем ]2б] .Падающее лазерное излучение с частотой (л> и волновым вектором /*>=£■/ дифрагирует на фурье-компоненте рельефа поверхности с волновым вектором и частотой / на затравочных тепловых ПАВ, при I 1пл или затравочных шероховатостях рельефа, а при 1>1ПЛ - на тепловых капиллярных волнах/КВ/ЛВ результате внутри среды порождаются две дифрагированные волны ,

и = , <Т , где К, -проекция

Ко на плоскость поверхности среды.Благодаря наличию поверхностного электромагнитного резонанса/резонанса дифракции/амплитуды дифрагированных волн с Ко имеют наибольшие амплитуды и являются ответственными за образование доминирующих. ППС,Интерференция прошедшей в среду волны накачки Е и двух дифрагированных резонансных волн В^ /создает пространственно-периодическое/вдоль поверхности/распределение интенсивности световой энергии в приповерхностном слое.Благодаря оптическому поглощению это приводит к возникновению поверхностной волны изменения температуры 7~ с частотой 51 ^ и волновым вектором ^ .В результате возникают периодически изменяющиеся в пространстве и времени силы/термоупругая в случае ПАВ, термокапиллярная или давление паров в случае КВ/, которые усиливают затравочные ПАВ или КВ.При превышении критической интенсивности I такая положительная обратная связь приводит к экспоненциальному во времени росту амплитуд ПАВ или КВ.Для третьего типа ИН -интерференционной неустойчивости испарения /ИНИ/, доми-

нирующей при больших I , затравкой служит фурье-компонента статической поверхностной шероховатости, а первые два этапа ИЩ/дифракция и установление температурного поля/протекают аналогично случаям ПАВ или КЗ.Положительная обратная связь возникает благодаря более интенсивному испарении из более нагретых областей.Задача описания трех неустойчивостей ПАВ, КЗ или ИНИ, таким образом, разбивается на три этапа.

На первом этапе решается универсальная для всех трех типов неустойчивостей задача о дифракции падающей под углом

& лазерной волны на пространственно-временной фурье-компо--ненте модуляции рельефа поверхности |_19, 27, 20 .Общее решение этой задачи в линейном по амплитуде рельефа приближении при произвольной поляризации падающей волны и произвольном значении диэлектрической проницаемости среды '<•'£" дано в §2.3.Выражение для поля в среде имеет вид

\ + Е (5)

где первый член соответсвув* преломленной в среду френелевской волне, авторой член описывает дифрагированные волны.На втором этапе решается задача о нагреве поверхности интерференционными источниками тепла и на третьем этапе решается уравнение для конкретного поверхностного возбуждения с граничными условиями.

В §2.А рассмотрен механизм обратной связи и неустойчивости рельефа поверхности при : вынужденная генерация связанных поверхностных электромагнитных и акустических волн [23], Исходный уравнением является уравнение для вектора смещения .среды Ц, с термоупругой силой 3 ~ ^г<и1Т и граничными условиями на свободной границе г = о .Возбуждение ПАВ приводит к появлению поверхностного рельефа с фурье-амплитудой = ^ (СЯ^ * , где ^ -инкремент нарастания.В урав~ нении температуропроводности источник тепла= = е%р (-¿<Г? + + Уг^) ( где С у -теплоемкость,

» -резонансный электромагнитный фактор.Дис-персионное уравнение, определяющее зависимости ^й) , полученное в \j233 имеет следующую структуру

где левая часть представляет собой рэлеевский определитель,

приравнивание нулю которого определяет дисперсионное уравнение свободных рэлеевских ПАВ.Правая часть определяет действие интер -ференционных источников.Дисперсионное уравнение (6) описывает возбуждение двух новых типов ПАВ: связанных поверхностных электромагнитных волн и поверхностной акустической волнн с рэлеевским законом диспс?Ьии и связанных поверхностных электромагнитных волн и поверхностной квазистатической акустической волны.

а/Вынужденная генерация связанных электромагнитных поверхностных волн и рэлеевских ПАВ. В случае металлов резонансный электромагнитный фактор I соответствует возбуждению поверхностной электромагнитной волны /ПЗВ/ и равен где Гр -константа затухания ПЗВ, ЛК^ ' , Ked. -модуль

волнового вектора свободной ПЭВ/кй<с = к0 ((fc'i /ií'i-í)-Í /«В отсуршие излучения/ Rt -о / из(6) получаем дисперсионный закон свободной ПАВ: S£ s <rct 'í » CT^i • Ct -поперечная скорость звука. При включении накачки/Rt fO /эта частота практически не перенормируется, а инкремент нарастания ^ * const |?е Ац -^''íli1'' , где ^ -плотность среды, ty' -первый коэффициент вязкости.При нормальном падении/ c¡ z к0 /в случае меди при Л^ = 1мкм ,

Iе 10 Вт/см^.Эффективность данного механизма лазерного возбуждения ПАВ как было показано в работе Дыхне A.M. и Рысева Б.П, /Изв.АН СССР, сер.физ., 1986, т.50, с.609/может быть увеличина при сванировании лазерного пучка вдоль поверхности с групповой скорость» ПАВ,

б/Вынужденная генерация связанных поверхностных электромагнитных и квазистатических ПАВ.В отсутствие накачки уравнение (6) имеет тривиальное решение Sí^ - О . Yy - О ; перенормированному накачкой решении уравнения(в) соответствувт лазер-но-индуцированные квазистатические ПАВ.Для них =Cc>ut Хпг A¿¡ ,

Ч • где X -коэффициент температу-ропроводности.При 0*0,1 а 10 Вт/см^ для случая меди и с 1С,б мкм.При 0 ~0 частота такой ПАВ Sí.,¡ = О, и волновой вектор Cj ^ к0 .Позднее эти же связанные ПЭВ и квазистатические ПАВ исследовались в работе Макшанцева Б.И.и Пилипецкого Н.§. /Квант.электрон., 1985, т.12, с.860/.

Зависимости инкремента ПАВ от направления ее волнового вектора определяются особенностями диффракции/возбуждения ПЭВ/ /см.ниже Рис. 2 /.Помимо случая металлов/ £.'<-Х /возбуждение

ПАВ по данному механизму возможно и в полупроводниках и диэлектриках, при этом роль ПЭВ играют дифрагированные волны, описываемые формулой (5) , амплитуды которых получаются из общих формул §2.3 при соответствующем значении Ь .

При I > 1ПЛ основную роль в генерации ППС играют ИН капиллярных волн и ИНИ.В §2.5 на основе единого подхода рассмотрена генерация связанных ПЭВ, капиллярных волн и волн испарения при действии лазерного излучения на жидкие металлы, полуп]3&одники и диэлектрики [19-21, 26, 28Д .Исходными являются уравнения гидродинамики несжимаемой жидкости, записанные в подвижной системе координат д^еСОА/'Н- и/? А/г,» = ¿а ски-/?-о} гг^й/^геЦ,

где )]~с -скорость движения границы ревдела из-за испарения, $ -вязкость, -вектор скорости жидкости,Граничные уоловия при г —о учитывают действие капиллярной силы, термокапиллярной силы и давление отдачи паров.Уравнение температуропроводности учитывает движение границы раздела, движение жидкости и интерференционные тепловые источники.На первом этапе вычислений находятся стационарные значения скорости фронта 1Га и пространственно однородной/вдоль поверхности/температуры Т6 (а.) .Затем определяются пространственно-неоднородные вдоль поверхности возмущения температуры и потенциалов скорости жидкости Т, (*=<>) з

, А* •ч.ё'Г^Ч'Ьгрь-

амплитуд модуляции рельефа поверхности = ,

-фурье-амплитуды модуляции рельефа соответственно благодаря с КВ и испарению; у>0 , ас и -затравочные амплитуды.Тог-

да с помощью граничных условий выводится общее дисперсионное уравнение, определяющее зависимость частоты и инкремента волны модуляции рельефа поверхности от волнового вектора р параметров лазерной накачки-поляризации, угла падения, интенсивности и частоты.Анализ его показывает, что вклады в величину 52 от термокшиллярн^х сил, сил испарительного давления и процесса непосредственного выноса массы вещества при испарении соотносятся как

(Ж/ЗГ?} №Г)Г'

, где сГ -коэффициент поверхностного натяжения, ри -давление насыщенного лара над поверхностью.При достаточно малых интенсивностях//'?(Г/'ЗТр!<)*';> (•2РН /зР^г)^ /ъ дисперсионном уравнении можно пренебречь эффектами испарения и ■ положить \Ге-1/ -0 , Р«т - 0 ,В §2.5,2 в этом приближении

' ОТ

произведен анализ генерации связанных П38 и КЗ и характеристики доминирующих ППС как при 5 так и при р -поляризациях лазерной накачки /¿'<-1 /. На Рис. I и 2 представлены зависимости частоты от волнового числа и инкремента от направления распространения для исследованных лазерно-индуцированных КВ.

Лг/Ци

и 0,6 0,1

Рис. I. Зависимость частоты КВ 52„ от С( , Численное решение дисперсионного уравнения КВ для расплава германия в случае 5 -поляризованной накачки. Параметры те же, что ^92 №496 \ssioe т рпа на 1"ис'

Два экстремума зависимости соответствуют двум экстремумам электромагнитного резонанса /резонанс ПЭВ/.

Г2ф\

9Н

ч® -цб -о,г о,г а

1 СО! Ч>, •

А_____$£

!\\ 'г 1 уЛ Г

1 с'8 1 ^

1 > 1 1 > 1 ^

чр •0,6 -92 0 0,1 0,6

Е

Рис. 2. Зависимость инкрементов КВ от ориентации вектора . Численное решение дисперсионного уравнения КВ для расплава германия при Т=1200 К, мкм, 1=2 Ю7Вт/см2,Цн=1,6Ч Ю8 с"1, а/& -поляризация накачки, 1.0=20°, 2. 0*30°, 3.6*40°. б/ р -поляризация накачки, 1.9=20°, 2. 0=40°, 3.0=60°.

При Б-поляризации и малых углах падения 0 абсолютный максимум ^ достигается при ориентации волновых векторов, показанных на Рис. 2в, когда обе ПЭВ / / находятся в

резонансе, при »том =$Гп0. При больших углах (9 абсолют-

ный максимум достигается при СйЬ^-О . Смене положения абсолютного максимума ¡(.должна соответствовать смена докинигугшей 1 22

что подтверждено экспериментом/ н.м. \/а.п.Т>гге? ву

ч.П? р. /и/, случае р -поляризации абсолютные мак-

симумы достигаются при «

При больших интенсивностях накачки, когда(11£/ИТ) 5? > > ('ЭРн /Д. основную роль начинают играть волны испарения. В §2.5.3 на примере ИНИ исследована зависимость инкрементов нарастания амплитуд рельефа поверхности от диэлектрической проницаемости среды £ £20 3 .Здесь показано, что в случае нормального падения волны накачки общее выражение для инкремента ИНИ имеет структуру Щ = ¿(£) Ыч^ + 0.1&)сс<,*Ъ г где Допределен на Рис.2в.Если ¿'<-1 , ^»б'' то ё»а и основную роль в выражении для инкремента играет первый член, соответствующий возбуждению ПЭВ, поэтому в этом случае доминируют решетки с ЧНгС - 1 для которых у и £ .Этот же вывод следует и в случае ¿'>1 , .В случае когда < 1 наоборот т.е.абсолютный максимум инкремента достигается при с т.е.доминируют решетки с ориентацией 9-'-^ §2.5.3 приведена таблица, содержащая сводку резушьтатов по периодам и ориента-циям доминирующих при ИНИ решеток в зависимости от и 0 полученных в работе [20"] .Общие выражения для инкрементов ПАВ и КВ аналогичны выражениям для ^ в случае ИНИ.Это означает, что общие закономерности зависимостей У^ от £ оказываются аналогичными для всех трех неустойчивостей, что объясняется С------—* универсальностью первого этапа ИН -дифрак-'

цией и интерференцией световых волн.

В §2.6 проведено детальное сравнение теории ИН с экспер*-ментальннми результатами по лазерной генерации ППС.Показано, что доминирующим ППС соответствуют абсолютные максимумы вычисленных в теории ИН инкрементов нарастания поверхностных волн.

В §2.7 подведены итоги рассмотрения ЙН в линейном по амплитуде модуляции рельефа поверхности приближении, обсуждаются актуальные для дальнейшего развития теории ИН проблемы и рассмотрены возможные практические приложения эффекта генера- . ции ППС при развитии ИН .'.

Глава 3 гиссертации посвящена исследованию лазерно-ин-дуцированных диффузионно-деформационных неустойчивостей/ДДН/ и соответствующих ФП на поверхности конденсированных сред

о образованием упорядоченных структур [29] .Интерференционные неустойчивости, рассмотренные в Главе 2, приводят к образованию ППС рельефа поверхности, характеризующихся пропорциональной зависимостью их периода с1 от длины волны излучения/ <А /, а также жесткой зависимостью их ориентации от поляризации излучения. При действии лазерного излучения на различные твердые тела экспериментально наблюдаются также ППС совершенно другого типа, периоды которых не определяются непосредственно значением Л^* , а их геометрия не зависит от поляризации излучения, а определяется симметрией поверхности, либо симметрией лазерного поля. Это ППС, образованные периодическим чередованием различных фаз: полупро*%никовой и металлической / §3.2/, фаз пересыщения и недостатка вакансий/ §3.3/, кольцевые структуры пор/§3.4/, решетки дислокационных скоплений/§3.5/, афорфной и кристаллической фаз/§3.6/.Аналогия геометрии этих сложных упорядоченных поверхностных структур в столь различных средах образующихся при различных условиях облучения, указывает на общий механизм их образования.Теория ДДН, развитая в Главе 3 диссертации, способва с единой точки зрения объяснить широкий круг наблюдаемых экспериментально ППС.В §3.1 описаны общие характеристики поверхностных ДДН и диффузионно-деформационных /ДД/структур, возникающих под действием лазерного излучения ¿29].

При ДДН флуктуация упругой деформации среды модулирует энергию образования или миграции возбуждения диффузионного /ймнетического/типа: электронно-дырочных пар, вакансий, дислокаций, пор, температуры. Это вызывает образование простран-ственно-пёриодического поля концентрации диффузионной переменной У; / ^ = й, , У^ * п- для электронно-дырочных пар, J=V Для вакансий и т.д./, описываемое уравнением/ в общем случае нелинейной/диффузии вида

'где коэффициенты £ • отражают возможную связь между диффузионными перемелными/в частности автосвяэь #0 /; коэффициент отражает связь диффузионного поля с полем деформации/ сжатия и расширения, сдвига или изгиба/.В случае

эндотермических ДДН коэффициенты , , которые могут быть и операторами дифференцирования по координатам, пропорциональны внешне варьируемому параметру, зависящему от интенсивности лазерного поля.В случае экзотермических ДДН/§3.6/коэффи-циенты , пропорциональны скрытой теплоте среды.

Возникновение пространственно-неоднородного поля У^ приво- . дит к появления сил угаЛ У- , деформирующих упругий континуум в соответствии с уравнением вида

где у, -вектор смещения среды, С1С1. -продольная и поперечная скорости ввука, -потенциалы деформации, член учиты-

вает нелинейность упругого континуума.При рассмотрении ДДН на поверхности к уравнениям (7) и (8) добавляются соответствующие граничные условия/ §3.2, 3,6/.Уравнения типа (.7,8) совместно с ■граничными условиями и составляют замкнутую систему уравнений описывающих ДДН.В Главе 3 показано,, что в переаисленных ДД-сио-темах при превыпении определенных критических значений интенсивности накачки I,, начинают экспоненциально во времени нарастать кр

определенные фурье-кокпоненты связанных полей деформации и диффузионной переменной вида: с/¿си, У; ~ сРС('г)&х.р (¿Я^* где вектор с-| принадлежит плоскости, параллельной плоскости недеформированной поверхности г = о , функцияописывает структуру полей на поверхности и определяется либо кристаллической симметрией поверхности, либо.в случае изотропной поверхности-симметрией лазерного поля. Возможны как случаи генерации динамических структур/ +0 , > о /, так и статических структур/■= О , ^ > О /.Стабилизация ДН происходит либо благодаря нелинейности упругого континуума, либо благодаря нелинейности диффузионного поля.Аналогия математического описания ДДН, на основе этого подхода и объясняет аналогию параметров ДД-структур в различных системах.Отметим, что ДДН представляют собой новый класс диссипативных неустойчивоствй в неравно- • весных системах, в которых самоорганизация/выделение доминирующих компонент фурье/ происходит благодаря конкуренции между накачкой и диссипацией энергии.

В §3.2'рассмотрен прототип всех остальных ДДН: электронно-деформационно-тепловая неустойчивость/ЭДТН/в полупроводниках

при межзонных переходах под действием лазерного излучения ^ЗО-ЗЗ] .В §3.2,2 получена замкнутая система уравнений для модуляций концентрации неравновесных носителей и температуры /типа (.7) /и вектора смещения среды/ типа (8) /.Коэффициенты , в (7) в случае ЭДТН определяются с учетом то-

го факта, что возбуждение неравновесных носителей с концентрацией , также нагрев и деформация полупроводника изменяют ширину запрешенной зони и, таким образом, модулируют мнимую часть диэлектрической проницаемости /т.е.коэффициент оптического поглощения/: г ^^ г РтТ~ ® и) -частота лазерного поля; обратная связь с деформацией осу-ществлют в уравнении деформационный потенциал бум«/Ч и термоупрувая сила У-»-КЫ^оаЛТ .Граничные условия при г = О для ГЪ I Т соответствуют отсутствию потоков диффузионных переменных через границу, а для и- -граничным условиям на свободной поверхности среды.В §3.2.3 получено общее дисперсионное уравнение ЭДТН, определяющее зависимость и инкремента ^ от волнового числа у и параметров накачки. Оно. описывает три качественно различные типа ЭДТН.

а/Лазерная генерация связанных ПАВ и диффузионных полей;

, Уд > о .Критическое значение интенсивности накачки составляет То^Вт/см2.

б/Размягчение акустических частот ПАВ лазерной накачкой :

"ри ^-Тир»

в/Лазерная генерация связанных статических деформационных и диффузионных полей: , йд>0 . Последняя неустойчивость

связана с мягкой диффузионной модой: Yq

где Хл= X) -коэффициент диффузии неравновесных носителей, Ху ~Х » 'Ьп, = ~ ?Ремя линейной рекомбинации, = о , ^^ ~ в} I , ¿ у .Крити-

ческая интенсивность Г = 10б- 107Вт/см2.В деформационном пределе ЭДТН / £. > £ • /период образующихся ППСс/^Л"^ , в диффузионном пределе ЭДТН/ >.£( /в нестационарном режиме/при импульсном облучении/период ППС с1 ~ ' , где

^р -длительность импульса.Стабилизация ЭДТН происходит благодаря нелинейной Оже-рекомбинации, учитываемой членом

V«. ^ > уравнении (7) .В стационарном нелинейном режиме ЭДТН образуются реветки неравновесной концентраций носителей, температуры и связ&цная с ии^и реветка деформации при-

поверхностного слоя.Период решетки при ^рГТО'^с, 1^6*10^ Вт-'см порядка микрона.Амплитуда пространственно-периодической перенормировки ширины запрещенной зоны может составлять значения порядка электронвольта, т.е. в узкозонных полупроводниках/типа УОд, е диэлектрической фазе с Эв/ может происходить периодическое/вдоль поверхности/зануление ширины запрещенной зоны. Это приводит к индуцированию лазерным излучением неравновесного $1 диэлектрик-металл с образованием периодической поверхностной структуры разных фаз.Помимо решеток, образующихся в случае одномерной геометрии лазерного поля,возможно образование ППС в виде "солнца" с радиальными лучами на периферии пятна и концентрическими кольцами в центре/ в этом случае ^('Г^) ~<Хт (^Особл^,частному слу-.чаю соответствуют ППС в виде концентрических колец/. Вырождение по числу рг снимается при учете гауосовского распределения интенсивности в поперечном сечении лазерного пучка с радиусом '¿й .В §3.2.5 получено дисперсионное уравнение ЭДТН для случая образования лучевой структуры/ при£:го-

^/'¿0)^ е -число лучей/, из

которого найдена формула для числа лучей в ППС.При параметрах излучения, использованных выае,имеем 50.В^3.2.б проведено сравнение теории ЭДТН с экспериментальными результатами по образовании ППС чередующихся металлической и полупроводниковой фаз в виде решеток и "солнца" при облучении,

УО^ пикосекундными лазерными импульсами.Проведена также теоретическая интерпретация образования рельефа поверхности с периодом ,.1 \/Тр' в 5; приоблученни пикосекундннми лазерными импульсами, наблюдавшегося в paбoтe/Jost et а1, Appl.Phya.Lett., 1986, у.49, р.265 /..

В §3.3 построена теория вакансионно-деформационной не-устойчивости/ВДН/ в тонких пластинах и на границах раздела с образованием упорядоченных вакансионно-деформационных структур под действием лазерного излучения |^29,33]л?еория строится в определенной аналогии с теорией ЭДТН. Аналогия следует, в частности, из сходства выражений для энергии взаимодействий электронов и вакансий с упругой средой, задаваемой в последнем случае выражением И = Оу с^сги* ,где -

плотность вакансий, , К - модуль упругости. Л- -па-

раметр решеткмЛВ уравнении типа (7} , где У^ - ¡1^- учтен дополнительно дефориационно-индуцировпнный дрейф вакансий, а емйсто (8) используется нелинейное уравнение для координаты изгибной деформ&ции пластины.Основные результаты ВДН состоят в следующем.Создаваемое лазерной накачкой равномерное вдоль поверхности /спадающее вглубь среды/распределение вакансии при превышении критической плотности ^ - рс^кТ к^/б О г,Т)гС 3 где к, -толщина пленки, 1) -коэффициент диффузии вакансии,

-время жизни вакансии, оказывается неустойчивым по отношении к стягиванию в периодические кластеры с самосогласованным возникновением периодического поля изгкбной деформации пленки/пластины/, Стабилизация ВДН происходит благодаря нелинейности изгибных деформаций и в результате, в зависимости от симметрии среды или лазерного поля,образуются периодические поля типа решеток или " солнца".Амплитуды этих полей зависят от внешне варьируемого параметра/ /как при фазовом переходе второго рода/ ~ (а,,-/<г^¿/.Учет гауссовского распределения-в сечении лазерного пучка снимает вырождение по числу гги и теория ВДН дает явное выражение для числа лучей пя- в структуре"солн-це", предсказывая его нарастание с ростом интенсивности накачки.При толщине пластины Ю-2 см, см-3/отметим, что К, период структуры с] ~ Ю"2см, время развития ВДН ~ Ю с/непрерывное облученш/, число лучей (Т\~-Ю.На основе теории ВДН интерпретируется эффект образования поверхностных структур осадков в виде"солнца" при действии непрерывного лазерного излучения на металлические пластины/Гусев В.З., Козлова Е.К.,Портнягин А.И.Квант.электрон.,1987, г.14,с.323/. Отмечается, что ВДН представляет собой новый механизм образования пор и дислокаций при действии лазерного излучения [45].

В 3.4 построена теория пористо-деформационной неустойчивости Д1ДН/ в тонких пленках при действии лазерного излучения, приводящей к образованию периодический кольцевых структур пор. Развитие.теории ПДН стимулировалось первым наблюдением эффекта образования периодических структур пор при лазерном осаждении тонких металлических пленок .Теория ПДН , построенная аналогично ВДН/ в уравнении типа {!) У,* теперь -плотность числа сквозных пор, а уравнение типа теперь-уравнение для

изгибних деформаций пленки, взаимодействующих с порами/.Теория ПЛН обвясняет основные эвспериментольные результаты, полученные в 5.З1») при изучении эффекта образования 11ПС пор: наличие узких периодических каналов в поверхностном рельефе пленки, период, критическую зависимость эффекта от толшины пленки, время развития и предсказывает заисимость периода ППС от толщины пленки. . ,

В параграфе 3.5 рассмотрен механизм дислокационно-деформационной неустойчивости /ДиДН/ под действием лазера [29.35J . Уравнение типа [7) теперь-уравнение для плотности числа крае- , вых дислокаций с учетом их диффузии и дрейфа под действием сдвиговой деформации.В уравнении (8) учтено обратное действие поля дислокаций на упругий континуум.В результате ДиДН образуется решетка поля сдвиговой деформации и связанная с ней решетка плотности дислокаций с периодом d - ZÏÏ (T>/êm Mf^ где D-коэффициент диффузии дислокаций, ¿> -модуль вектора Бюргерса,

£.t, - соответственно средняя плотность дислокаций и сдвиговая реформация, создаваемая лазером.Время развития ДиДН

~ 10" сек.На основе теории ДиДН интерпретируются вышеупомянутые экспериментальные результаты по наблюден» периодических решеток дислокаций в под действием миллисекундных лазерных импульсов.Все неустойчивости, рассмотренные в §§3.2-3.5 являются эндотермическими, т.в.развиваются за счет энергии лазерного излучения.В §3.6 рассмотрен пример экзотермической ДДН-кристм-лизационно-деформационно-тепловой неустойчивости/КДТН/, развивающейся за счет скрытой в среде теплоты кристаллизации p36j .Физический механизм КДТН состоит в следующем.Аморфная фаза представляет собой метастабильное состояние с запасенной энергией-скрытой теплотой кристаллизации.Скорость перехода в кристаллическую фазу при комнатных температурах и в отсутствии деформации пренебрежимо мола.Лазерный нагрев приводит к возрастанию скорости кристаллизации, которая пространственно модулируется флуктуационной фурье-гармоникой деформации.Это приводит, к модуляции тепловыделения и возникновению простанственно-неодно-родного поля температуры.Термоупругая сила *J ^ £р(ч(Т усиливает'затравочную деформацию, приводя к развитии КДТН, при которой экспоненциально во времени нарастают амплитуды фурье-компонент.возмущения температуры и статической деформации, а также скорость кристаллизации.Получено дисперсионное уравнение

29

КДТН, определены возможные конфигурации получающихся периодических структур/решетки, кольца, " солнце"/, ия периоды, глубина проникновения с поверхности вглубь среды,Образование периодически х структур при лазерной кристаллизации аморфных пленок наблюдалось экспериментально £36,37^ и, как показывай численные оценки,механизм КДТН может лежать в основе этих эффектов.

Глава 4 диссертации посвящена изложению электронно-дефор-мационно-тепловой/ЗДТ/теории образования точечных дефектов и периодических структур дефектов в полупроводниках под действием импульсного лазерного излучения ["38,39^ .ЭДТ-теория учитывает одновременное действие трех факторов: нагрев решетки, деформацию благодаря неоднородному нагреву и возбуждению электронно-дырочной плазмы и локального электронного возбуждения центров в приповерхностном слое [38 3 .Кроме генерации точечных дефектов ЭДТ-теория описывает также и процесс импульсного ла-яерного испарения/сублимации/полупроводкиков.Учет трех вышеупомянутых фактров действия лазерного излучения в формуле для числа термофлуктуационных дефектов приводит к следующему выражению для стационарного /после действия определенного числа импульсов/числа лазерно-иядуцированных дефектов .

А'о- = сошЬ еоср | - (£а - Сад - 0л £ )А (V Д Т)} • С9)

Здесь £д -энергия термофлуктуационного образования дефекта,

-энергия локализованного электронного возбуждения, пе-ренорыирующая энергию образования дефекта, ^ =сИ\Ги /ось 5 направлена перпендикулярно поверхности/, -потенциал деформации, д Т -изменение температуры за счет лазерного нагрева.Поскольку, как показывают эксперименты, расстояние от поверхности , на котором образуются лазерно-индуциро-ванные дефекты, много меньше длины оптического поглощения, то оказывается достаточным вычисление величин ^ и ДТ на поверхности ¿- о .Такой расчет(.|_38^предсказывает качествен-нс[различные зависимости NJ от амплитуды лазерного поля при различим соотноиениях между скоростью линейной поверхностной рекомбинации/^* Т^ /, скоростью Оже-рекомбинации и скоростью электронной диффузии.В случае когда что. выполняется при I ~ 10%г/с*£ в случае , ^ и ЭДТ-теория предсказывает следующую зависимость числа дефектов от вмплитудн лазерного поля

= c2w/rjjtn-сл w/rjjß0)^ ^

где' [{,' -fpC jel^/Zu -плотность энергии в лазерном импульсе, (JlL Yi

с ct

Зависимость (10) подтверждена в экспериментах по лазерной генера-' ции дефектов в &е,5£и<^/^Н.К.Кашкаровш и др;1Х Во.Симп.Электрон-ннз процессы на пов-ти полупроводников,Новосибирск,IS88.4.II,с.15-16.

Сравнение теоретических кривых типа (Ю) с полученными в этих экспериментах результатами позволило определить эффективные/перенормированные электронным возбуждением/энергии образования лазерно-индуцированных дефектов, которые оказались на порядок меньшими нежели энергии образования термофлуктуационных дефектов/ для Ge , например, ~ЕЭВ - 0,1-0,17 Эв в зависимости от исходной дефектности кристалла, в то время как ёд •порядка 2 Зв/.

( В случае быстрой Оже-рекомбинации и быстрой диффузии, когда 'Сс, « УСл<е п-*" ЭДТ-теория предсказывает зависимостьMf

~ йЛ-р^- ""), которая наблюдалась врЭЙоте: Моин М.Д.

ФТТ, 1984,т.26,с,2742 .Благодаря аналогии выражений для числа" генерируемых дефектов и скорости поверхностного испарения, полученные в Главе 4 результаты справедливы и при описании импульсного лазерного испарения полупроводников.

В случае развития на поверхности полупроводника ЭДТН/§3.2/ ЭДТ-модель приводит к выводу о возможности образования периодических структур дефектов.Действигельно, появление пространственно-периодического/вдоль поверхности/поля деформации и температуры в соответствии с (9} приводит к образованию синфазной решетки концентрации дефектов,Направление ее штрихов определяется • кристаллической симметрией поверхности.Налрймер, на поверхности III имеются три эквивалентных направления, так что образование трех решеток/под углами 60° друг к другу/должно приводить к появлению ячеистой структуры дефектов, которая дейатвительно была . зарегистрирована при облучении. Р наносекундными импульсами эксимерного лазера [39^ .В §4.3 диссертации на основе теории ЗДТН и ЭДТ-теории генерации дефектов проведена количественная и качественная интерпретация основных экспериментальных результатов работы .Имеется хорошее соответствие развитой теории о экспериментом.

Задача об индуцировании фазовых переходов, рассмотренных в Главах 2-4 неразрывно связана с проблемой их адекватной ди-агностики.По сути два этих вопроса представляют собой два аспекта одной проблемы-проблемы направленной модификации поверхности п*д действием импульсного лазерного излучения.Ценная структурная информация о динамике ФП и состоянии поверхности с большим пространственным и, что особенно важно временным разрешением, может быть получена с помощью эффективного нелинейно-оптического метода диагностики - генерации второй оптической гармоники на отражение.Развитие нелинейно-оптических методов диагностики поверхности ставит, перед теорией свои актуальные проблемы.Ряд таких проблем решаются в Главе 5 диссертации.В § 5.2 построена теория генерации второй гармоники/ГВГ/ на отражение от нецентросимметри-ческого кристалла при наличии на поверхности слоя толщиной d (t) из центросимметричного вещества.Такая задача актуальна, в частности, для нелинейно-оптической диагностики сверхбыстрых фазовых превращений в приповерхностном слое, индуцированным импуоь-сным'лазерным воздействием/например, диагностики ФП плавление-кристаллизация/ .С использованием метода многократных отражений иметода ГВГ от полубесконечной среды получена формула для коэффициента нелинейноез отражения слоистой системы/интенсивности отраженной ВГ/ как функции толщины центросимметричного слоя .Проведен численный расчет динамики импульсного лазерного плавления и рекристаллизации приповерхностного слоя и с помощью полученной формулы для ГВГ от слоистой среды численный расчет динамики коэффициента нелиненйного отражения.

„ провести

Это позволило^теоретическую интерпретацию первых экспериментов по зондированию импульсного лазерного отжига с помощью ГВГ в Crû AS в наносекундном диапазоне длительностей отжигающих импульсов/ С.А.Ахманов, М.Ф.Галиутдинов.Н.И.Коротеев и др. Квант.электрон., 1983, т.10, с.Ю77/и подтвердить тепловую модель лазерного отжига в исследованно.м случае.

В § 5.3 построена теория объемной дипольной квадратичной восприимчивости в неоднородно . деформированном центросимметрич-иом кристалле типа Sî , Чге. £41,423. Эта задача актуальна в связи с потребностями нелинейно-оптической диагностики структурных изменений, связанных с изменением симметрии среды при внешних воздействиях на приповер»ностные слои полупро-

водников.В качестве исходной используется модель Sр3 -орбита-лей, развитая для вычисления квадратичных восприимчивоатей

в нецентросимметричных ковалентных кристаллах.В случае центросимметричного кристалла Х'^ ^¿b'b4л , где -

проекция дипольного момента t| ( & * I, 2, 3, / одной из четырех ковалентных связей атома на кристаллографические оси. Если в кристалле возникает неоднородная деформация clCt/t? -* ^ее~г*г};-1^гто в гамильтониане ковалентной связи появляется дополнительное слагаемо», учитывающее взаимодействие с ней, что , приводит к смешиванию волновых функций основного + |ft/^) и возбужденного !й> (lA^'iß^) состояний ковалентной связи, где и -гибридные ортогонализирован.ше

-орбитали о центрами на атомах А и В , входящих в связь.В этом новом смешанном состоянии 4>** О . В диссертации получены явные выражения для у> <1> для различных поверхностей,При0,01 и параметре неоднородности Г = = 5 10 см" для поверхности III кремния получаются численные значения 2 СГСЭ.Проведено сравнение с эксперимен-

тами по ГВГ в неоднородно деформированных центросимметричнйх .. кристаллах при трех типах деформирования:в случае фотойндуци-рованной деформации при воздействии мощных пикосекундних лазерных импульсов, при ионной имплантации приповерхностных слоев и в слоистых структурах С ^'<1 •

Показано, что рассмотренный выше объемный дипольннй вклад в ГВГ может превосходить поверхностны* дипольннй и объемный квадрупольннй вкладе, рассмотрением которых до сих пор ограничивался анализ ГВГ от центросймметричных кристаллов .развитая теория подтверждается экспериментом/Н.И.Коротеев,И.Л.Шумай Физические основы лазерной и пучковой технологии,т.1,1988,с.49/.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ I. Построена теория светоиндуцированных ФП нового типа, связанных с мягкими модами в кооперативной системе двухуровневых атомов.Первым из них является ФП в состояние поляритон-ной генерации в. открытой KP-активной среде.Построена теория коллективного спонтанного излучения/КСИ/приКР света.Показаао, что КСИ можно рассматривать, как вынужденную генерацию молекулярных возбуждений поляризационного типа/поляритонов/.Введе-. на концепция стационарного КСИ.Показано, что КСИ имеет место

во всей области изменения кооперативного времен« ъ .При ¡¡^ имеет место стационарный режим КСИ, который при ^ * Г^ теряет устойчивость и при < Т^ непрерывно переходит в импульсное сверхизлучение Дике/нестационарное развитое КСИ/.Ранее КСИ рассматривалось как существенно нестационарный процесс лишь в области "¡^«Т^.Построена теория развитого нестационарного многомо-дового КСИ сверхизлучения при КР.

Построена теория сегнетоэлектрического фазового перехода в равновесной системе двухуровневых атомов, взаимодействующих через электромагнитное поле, связанного с колебательной мягкой модой.Предложен механизм и построена теория лаэерно-индуцирован-ного фазового перехода типа спонтанного нарушения симметрии насыщения атомных переходов, связанного с мягкой модой разности на-селенностей уровней.На основе развитой теории неравновесны* $1 интерпретирован ряд критических явлений в резонансных системах квантовой электроники.

2. Построена теория интерференционных неустойчивостей рельефа поверхности конденсированных сред под действием лазерного пространственно-когернетного излучения в линейном по амплитуде модуляции рельефа приближении.Развита дифракционная концепция образования поверхностного рельефа при действии лазерного иэлу^ чения на поверхность конденсированных сред, в соответствии с которой пространственно-периодическое вдоль поверхности распределение интенсивности света, питающее неустойчивость создается благодаря интерференции прошедшей ,в среду волны накачки и световых волн, дифрагированных на затравочных модуляциях рельефа поверхности среда с произвольным значением диэлектрической- проницаемости с-£'+ ¡к" .В частном случае, когда Ь'<-1 дифрагированным в среду волнам соответствуют индуцированные поверхностные электромагнитные волны/поверхностные поляритоны/.Вычислены инкременты и получены дисперсионные соотношения для связанных поверхностных электромагнитных волн и акустической рэлеевской поверхностной волны, а также для хвазистатической поверхностной акустической волны и связанных поверхностных электромагнитных и капиллярной волны, представляющих собой три новых типа поверхностных волн.Найдены зависимости инкрементов временного нарастания амплитуд этих волн в зависимости от направления их распространения в плоскости поверхности, угла падения'излучения

поляризации и интенсивности лазерного иэлучення.Показано, что экспериментально наблюдаемым решеткам рельефа поверхности, возникающим под действием лазерного излучения соответствуют абсолютные максимумы вычисленных в теории зависимостей инкрементов. Зависимости инкрементов от направления волнового вектора решетки на поверхности вычислены также для случая интерференционной • • неустойчивости исларения.Показано, что положения максимумов и соответственно параметры доминирующих решеток существенно зависят от значения диэлектрической проницаемости среда £ . (

3. Построена теория широкого класса поверхностных лазерне- -индуцированных диффузионно-деформационных неустойчивостей и соответствующих неравновесных ФП под действием лазера, приводящих к образованию упорядоченных поверхностных структур.Рассмотрены линейный и нелинейный режимы электронно-деформационно-тепловой неустойчивости при межзонных переходах в полупроводниках под действием лазерного излучения .Получено дисперсионное уравнение ЭДТН, решения которого описывают три качественно различные типа ЭДТН: вынужденную генерацию ПАВ, размягчение частот ПАВ лазерной накачкой, генерацию периодических статических Деформационных структур и определены их инкременты временного нарастания, глубина проникновения в среду, геометрическая форма, и периоды .Показано, что ЭДТН приводит к неравновесному ФП полупроводник-металл с образованием периодических структур разных фаз.Проведена интерпретация образования периодических структур типа "решетка" и "солнце" в УСд, год действием пикосекундных лазерных импульсов.Построена теория генерации поверхностного рельефа нового типа с периодом с! V |/ср , где Т/'р-длительность лазерного импульса, наблюдаемого в при действии пикосекундных импульсов.Предложены механизмы и теоретически рассмотрены три типа диффузионно-деформационных неустойчивостей с участием дефектов: вакансионно-деформационная, дислокационно-деформа- • ционная и пористо.-деформационная неустойчивости под действием лазерного' иэлучения.ИолучШпЛЖ11П1ериодов упорядоченных структур дефектов, возникашдия благодаря развитию этих неустойчивостей и на основе развитой теории интерпретируются экспериментальные результаты по образованию упорядоченных структур дефектов/вакансий, дислокаций и пор/под действием лазерного излучения. Предложен механизм и развита теория экзотермической криталлизационно-

деформационно-тепловой неустойчивости/КДТН/, инициируемой лазерным излучением в аморфных средах.На основе теории ИДТИ проведена интерпретация экспериментально наблюдаемых эффектов образования сложных упорядоченных структур при лазерной кристаллизации аморфных полупроводниковых пленок.

Предложен электронно-деформационно-тепловой/ЭДТ/-ме-ханиэм генерации и размножения точечных дефектов в полупроводниках при импульсном лазерном облучении и на его основе развита ЭДТ-теория импульсной лазерной генерации дефектов, предсказывающая явные и качественно различные зависимости числа генерируемых дефектов от амплитуды лазерного поля при различных соотвошениях скоростей линейной поверхностной рекомбинации, Оже-рекомбинации и диффузии неравновесных носителей. Сравнение теоретических и экспериментальных результатов позволило определить перенормированные локальным электронным возбуждением значения энергии образования дефектов при импульсном лазерном облучении в £е и Ьа /ts » которые оказались на порядок меньшими энергий термофлуктуационного образования Дефектов.Построена теория генерации периодических ячеистых структур дефектов в полупроводниках при импульсном лазерном облучении, проведена качественная и количественная интерпретация •эффекта образования таких структур в Ой В .

5. Построена теория генерации дипольной обвемной второй гармоники на отражение от поверхности нецентросимметричного кристалла, покрытого слоем центросимметричного вещества/расплавом/ с изменяющейся во времени толщиной d(t) .проведены численные расчеты динамики расплава поверхности GtiA$nM действием мощного лазерного импульса и ГВГ.пробного излучения в G-аАб «На основе теоретических расчетов проведена интерпретация экспериментов по нелинейно-оптической диагностике нано-секундного лазерного отжига ^fts и подтверждена теплова«модель этого эффекта в исследованном случаегПредсказан новый механизм генерации объемной дипольной второй гармоники в неоднородно деформированных центросикметричных кривталлах и на основе модели sp^ -^орбиталей поотроена квантовая теория квадратичной восприимчивости ^ , возникающей в этих усло-вилх.Показано, что при различных практически реализуемых внешних воздействиях/при мовном лазерном импульсном воздей-

ствии, при ионной имплантации и при создании многослойных структур/вклад в генерацию второй гармоники от j((2) неоднородно деформированных центросимметричных кристаллов может сравниваться и превосходить объемный квадрупольный и поверхностный диполь-ный вклады,учетом которых ограничивались до сих пор.На основе развитой теории проведена интерпретация результатов эксперимен- , тов по наблюдению сильной ГВГ от неоднородно-деформированных центросимметричных полупроводников.

Совокупность исследований, проведенных в диссертации обрэ- ,, зует новое перспективное научное направление в лазерной физике, которое может быть сформулировано как лазерно-индуцированныв неустойчивости и фазовые переходы на поверхности и в объеме материальных сред.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

Г. Андреев A.B., Емельянов В.И., Ильинский Ю.А.Кооперативные явления в оптике.Сверхизлучение.Бистабильность.Фазовые переходы. М.Наука.1986.288с.

2. Емельянов В.И. В кн.:Тезисы III Всесоюзного симпозиума по световому эхо и когерентной спектроскопии.Харьков:1985,с.78

3. Емельянов В.И., Климонтовия ЮЛ. Временная эволюция и тонкая структура сверхизлучения Дике и сверхсветимости в системе двухуровневых атомов.-Опт.и спектроскопия, 1976, т.41,

с.9I3-92Ü. • ' _

4.Емельянов В.И., Климонтович ЮЛ. Возникновение модуляции интенсивности вынужденного рассеяния при большой интенсивности накачки.-ЖЭТФ, 1975, т.68, 0.929-939.

5. Емельянов В.И., СеминогоиВ.Н. Сверхизлучение при комбинационном рассеянии света.-ЖЭТ§, 1979, т.76, с."34-45.

6. Емельянов В.И., Семиногов В.Н. Влияние истощения накачки на процесс сверхизлучения при KP света.-Квант.электрон .',1979, т.6, с.653-659.

7. Емельянов В.Й., Семиногов В.Н. Теория сверхизлучения при KP света,-Весгн.Моск.Ун-та,сер.З.физ., астр., 1980, т.21,с. 37-42.

8. Андреев A.B., Емельянов В.И., Ильинский U.A. Коллективное спонтанное излучение.-УФН, 1980, т.131, с.653-694.

37.

9. Емельянов В.И,, Климонтович ЮЛ. Фазовый переход в системе двухуровневых атомов, взаимодействующих через электромагнитное пол е.Труди 1У Вавиловсхой конференции по нелинейной оптике.Новосибирск, 1975: Квант.электрон.,1976, т.З, с.848-851.

10.EmelJanov V.l., Klimontovich Yu.L. Phase transition in the system of two-level atoms, interacting with light field.Phya.Lett A, 1976, v.59, р.Збб- 370.

11. Емельянов В.И, Влияние мощного лазерного излучения в оптическом и -инфракрасном диапазонах на структурные фазовые переходы в кристаллах.-ФТТ, 1977, т.19, с.3312-3317.

12. Емельянов В.И., Инденбом М.В. Структурный фазовый переход

в центросимметричных и нецентросимметричных средах, индуцированный лазерным излучением.-ФТТ, 1979, т.21, с.668-695.

13. Емельянов В.И., Климонтович.Ю.Л.Зазовий переход в системе двухуровневых атомов, индуцируемый лазерным полем.-Письма в КЭТФ, 1978, т.27, о.7-9.

14. Емельянов В.И., Климонтович Ю.Л. Сегнетоэлектрические и структурные фазовые переходы, индуцированные электромагнитным полем.Нелинейная оптика.Труды У1 Вавиловской конференции по нелинейной оптике.ч.1.Новосибирск.1979, с.16-27.

15. Емельянов В.И. Ориентационный фазовый переход в системе анизотропных молекул, индуцированный интенсивной световой волной.-Ш, 1982, т.52, с.998-1000.

16. Емельянов В.И., Звхди 3. О возможности сегнетоэлектричес-кого ориентационного фазового перехода, индуцированного электромагнитным полем.-Ю, 1982, т.52, с.1883-1887.

17.Емельянов В.И, Лазерно-индуцированный фазовый переход в рубине: спонтанное нарушение симметрии насыщения атомных переходов.-Изв. АНСССР, сер.физ., 1987, т.51, с.26^-268.

18. Емельянов В^И.Спонтанное нарушение симметрии насыщения

как механизм лазерно-индуцированного фазового перехода в рубине - Квант.электрон., 1985, т.12, с.1729-1735.

19. Емельянов В.И., Земсков E.H., Семиногов В.Н. Теория образования поверхностных решеток при действии лазерного излучения на поверхность металлов, полупроводников и диэлектриков.-Квант.электрои, 1983, т.10, с.2369-2398. .

20. Емельянов В.И., Земсков Е.М., Семиногов В.Н. Теория образования нормальных и аномальных решеток на поверхности

поглощающих сред при действии лазерного излучения.-Квант.электрон., 1964, T.II. 0.871-873.

21.'Емельянов В.И., Семинргов В.Н. Возбуждение связанных капиллярной волны и электромагнитных дифрагированных волн при действии мощного электромагнитного излучения на жидкие металлы, полупроводники идиэлектрики.-Квант.электрон., I981», т.II, с.871-873.

22. Емельянов В.И., Коротеев Н.И. Эффект гигантского KP света, молекулами, адсорбированными на поверхности металла.-УФН, 1981, т.135, с.345-361.

23.Емельянов В.И., Семиногов В.Н. Лазерное возбуждение связанных поверхностных электромагнитных и акустичвских волн и статических поверхностных структур в твердых телах.-1ЭТФ, 1984, т.86,

с.1026-1036. • -

24. Емельянов В.И., Семиногов В.Н., Соколов В.И. Дифракция света на поверхности с большой амплитудой модуляции рельефа и нелинейно-оптические эффекты.-Квант.электрон., 1987, т.14,

с.33-46.

25. Емельянов В.И., Семиногов В.Н. Аномально высокая погло-' -щательная способность и аномально быстрый нагрев поверхности конденсированных сред с шероховатой поверхностью.-Квант, электрон., 1987, т.14, с.47-54.

26. Ахманов С.А., Емельянов В.И,, Коротеев Н.И., Семиногов В.Н. Воздействие мощного лазерного излучения на поверхность полупроводников и металлов: нелинейно-оптические эффекты и нелинейно-оптическая диагностика.-УФН, 1985, т.147, с.675-745.

27. Емельянов В.И., Семиногов В.Н. Самоиндуцированный резонанс локального поля и аномально быстрый нагрев поверхности конденсированных сред лазерным излучением.-Изв.АН СССР, сер.физ.,' 1986, т.50, 0.2273-2279.

28. Емельянов В.И., Семиногов В.Н. Лазерно-индуцированные неустойчивости рельефа поверхности и изменение поглощатель-ной способности конденсированных сред1.Итоги науки и техники ВИНИТИ АН СССР.Физические основы лазерной и пучковой технологии, т.1, 1988, с.118-179. . '

29. Емельянов В.И. Неустойчивости и фазовые переходы о образованием упорядоченных структур под действием внешних потоков энергии. Труды 1У Международного симпозиума по избран-

-39

ним проблемам статистической механики.-ОИЯИ, Д 17288-95, Дубна, 1988, с.119-128.

30. Емельянов В.И. Нелинейно-оптическая деформация акусти-

, Ческой подсистемы и сверхбыстрое плавление поверхности полупроводника мощными коротквми лазерными импульсами.-Препринт Физического факультета МГУ, №5, 1985, 5с.

31. Емельянов В.И., Уварова И.Ф. Самовозбуждение поверхностной акустической волны при межзонных переходах в полупроводниках под действием света.-Акуст.журнал, 1985, т.31, с,481-485.

32. Емельянов В.И., Уварова И.Ф. Нелинейно-оптическая дефрр-мация акустической подсистемы полупроводника мощными короткими лазерными импульсами.-Изв.АН СССР, сер.физ.,1986, т.50,с. I2I4-I2I9.

33. Емельянов В.И, Образование упорядоченных структур дефектов под действием лазерного излучения.-Тезисы докладов XIII Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике, Минск, 1988, 4.1, с.4-5.

34. Баграташвили В.Н., Банишев А.$., Гнедой С.А., Емельянов В.И.Дерихин А.Н., Мерзляков К., Панченко В.Я., Семиногов В.Н. Образование периодических кольцевых структур рельефа и пор при лазерном осаждении металлических пленок.-Препринт НИЦТЛ АН'СССР, »32, Шатура, 1987, 18 с. .

35. Бешишев А.Ф., Емельянов В.И., Мерзляков К.С. Образование поверхностных упорядоченных структур дислокаций и продуктов осаждения при лазерном воздействии на полупроводники.Тезисы докладов XIII Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике, Минск, 1988, 4,1, 0.21.

36. ЕмельянЬв В.И., Сумбатов A.A. Кристаллизационно-деформа-ционно<*тепловая неустойчивость и образование упорядоченных структур при лазерной кристаллизации.-Поверхность, 1988,№7, с.122-133.

37. Гринберг С.А., Емельянов В.И., Сумбатов A.A. Влияние лазерного облучения на начальные стадии рекристаллизации на подложке с искусственным микрорельефом.-Тезисы докладов на УН Всесоюзной конференции по росту кристаллов.Москва, I9S8,.4.I,c.228-230.

38. Емельянов В.И., Квикаров П.К. Электронно-деформационно-тепловой механизм генерации дефектов ъ полупроводниках при

4(0

импульсной лазерном воздействии.— Препринт физического факультета МГУ, № 16, 1987, 5 с.

39. Емельянов В. И., Кашкаров П. К., Чечешш Н. Г., Дитрих Т. Образование периодических структур дефектов в полупроводниках при импульсном лазерном воздействии. — ФТТ, 1988, т. 30, с. 2259-2263.

40. Белоножко А. Б., Емельянов В. И., Сумбатов Л. А., Пай-тян Г. Линейное и нелинейное оптическое отражение при импульсном лазерном плавлении поверхности нецептроспммотрыч-иого полупроводника.— Вести. МГУ, сер. физ., астр., 1985, т. 2G, с. 67-73.

41. Емельянов В. И., Коротеов Н. И., Яковлев В. В. Индуцирование квадратичных оптических пелпненностей в центросимметричных кристаллах за счет неоднородной деформации.— Опт. и спектроскопия, 1987. т. 62, с. 1188—1190.

42. Емельянов В. П., Коротеов II. И., Яковлев В. В. Теория нелинейной оптической восприимчивости второго порядка центросимметричных кристаллов прн наличии неоднородной деформации,— Вести. МГУ, сер. физ., астр., 1988, т. 29, с. 39—44.

43. Алиева М. А., Емельянов В. И., Мирзоев Ф. X., Шеле-пин Л. А. Пространственная неустойчивость однородного распределения точечных дефектов в условиях лазерного воздействия. Краткие сообщения по физике ФИЛИ СССР, № 10, 1988, с. 43-44.

44. Говорков С. В., Емельянов В. И., Коротеов II. И., Петров Г. П., Шуман II. Л., Яковлев В. В. Новый механизм генерации второй оптической гармоники прп отражении от поверхности неоднородно деформированного цеитросимметричного полупроводника ЖТФ, 1989, т. 59, с. 98—106.

Л-18210 от 23/Ш-89. Объем 2,5 п. л.

Заказ 669. Тираж 150

Типография МГПИ им. В. И. Лешша