авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ  БИБЛИОТЕКА

АВТОРЕФЕРАТЫ КАНДИДАТСКИХ, ДОКТОРСКИХ ДИССЕРТАЦИЙ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ

Сверхбыстрая динамика электрон-решеточных фотовозбуждений в висмуте и допированном полианилине

Московский Физико-Технический Институт (Государственный Университет)

На правах рукописи

Мельников Алексей Алексеевич СВЕРХБЫСТРАЯ ДИНАМИКА ЭЛЕКТРОН-РЕШЕТОЧНЫХ ФОТОВОЗБУЖДЕНИЙ В ВИСМУТЕ И ДОПИРОВАННОМ ПОЛИАНИЛИНЕ Специальность: 01.04.05 – Оптика

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва, 2011

Работа выполнена на кафедре Квантовой Оптики Московского Физико Технического Института (Государственного Университета)

Научный консультант: доктор физико-математических наук Чекалин Сергей Васильевич

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор Саркисов Олег Михайлович кандидат физико-математических наук Кудряшов Сергей Иванович

Ведущая организация: Международный учебно научный лазерный центр МГУ им. М.В. Ломоносова (г. Москва)

Защита состоится « 23 » июня 2011 года в 15 часов на заседании диссертационного совета Д 002.014.01 при Учреждении Российской академии наук Институте спектроскопии РАН по адресу: 142190 Московская область, г. Троицк, ул. Физическая, д.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института спектроскопии РАН.

Автореферат разослан « » мая 2011 года

Ученый секретарь Диссертационного совета, профессор, М.Н. Попова доктор физ.-мат. наук

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы исследований. Висмут и допированный полианилин объединяет общее фундаментальное свойство – сильное избирательное взаимодействие между носителями заряда и колебательными модами. В первом случае это связь между электронами и полносимметричными оптическими фононами, присущая висмуту как твердому телу с пайерлсовским искажением кристаллической решетки. Во втором – взаимодействие положительных зарядов с молекулярными колебаниями, приводящее к образованию поляронов. Отклик такого рода систем на сверхкороткие лазерные импульсы имеет особенности в видимой, инфракрасной и терагерцовой областях спектра, и поэтому для наиболее полного изучения сверхбыстрых фотоиндуцированных процессов в данном случае необходимо комбинировать высокое временное разрешение с исследованиями в широком спектральном диапазоне.

Полианилин относится к классу так называемых проводящих полимеров1 – соединений, привлекающих повышенное внимание ученых в связи с многочисленными практическими применениями, такими как органические светодиоды, солнечные батареи, тонкопленочная «печатаемая» электроника, а также разнообразные сенсоры. Для допированного полианилина теоретические исследования2 установили предел проводимости на уровне ~ 107 См/м. Тем не менее, максимальная величина проводимости, которой удалось достичь на сегодняшний день3 значительно меньше (~ 4· См/м), а механизм проводимости полианилина и превращения, происходящие при синтезе проводящей формы, до сих пор остаются не понятыми.

В общем виде проблема механизма проводимости полианилина сводится к выбору для описания полианилина одной из двух моделей.

Согласно первой носители заряда в полимере считаются делокализованными, а соответствующие уровни энергии образуют зону проводимости подобно тому, как это происходит в металлах. Во второй модели упорядоченные области в полианилине рассматриваются как молекулярные кристаллы, а транспорт заряда описывается как прыжки. Делались попытки найти свидетельство металлического характера носителей заряда в допированном полианилине с помощью разнообразных экспериментальных методов, таких A.J. Heeger, Rev. Mod. Phys. 73, 681 (2001).

R.S. Kohlman, A. Zibold, D.B. Tanner, G.G. Ihas et al., Phys. Rev. Lett. 78, 3915 (1997).

S. Bhadraa, D. Khastgira, N.K. Singhaa, J.H. Leeb, Prog. Polym. Sci. 34, 783 (2009).

как, например, измерение температурной зависимости проводимости4 и исследование формы линии электронного парамагнитного резонанса5. Тем не менее, надежного подтверждения модель делокализованных носителей заряда не получила. Во многом данное обстоятельство связано с тем, что получаемые результаты часто существенно зависят от способа приготовления и допирования полианилина.

Более универсальные выводы могут быть получены с помощью оптических методов. Действительно, синтезированные разными способами образцы проводящего полианилина характеризуются подобными друг другу линейными спектрами и демонстрируют одинаковые фотоиндуцированные изменения. Кроме того, при поглощении фотона, как и при допировании, происходит образование новых носителей заряда, что делает эксперименты с использованием света очень эффективными при изучении свойств элементарных возбуждений в полимерах.

Исследования фотоиндуцированных спектров, полученных в квазистационарных измерениях, а также с временным разрешением вплоть до пикосекундного диапазона, концентрируются вокруг вопроса о первичных фотовозбуждениях6. С переходом в субпикосекундный диапазон была сделана попытка интерпретировать сверхбыструю динамику в ближнем ИК диапазоне как носителей заряда, возбужденных "охлаждение" сверхкороткими лазерными импульсами. Этот эффект свойственен металлам при внутризонной релаксации электронов проводимости и может быть зарегистрирован только в экспериментах с фемтосекундным временным разрешением. Обнаружение данного явления в полианилине свидетельствовало бы о металлическом характере проводимости.

В данной диссертационной работе полианилин исследован в более широком спектральном диапазоне, чем в работе7. Благодаря этому установлено отсутствие эффекта «охлаждения», а также определено, что первичные фотовозбуждения в допированном полианилине следует рассматривать как экситоны с переносом заряда. Таким образом, исследования в широком спектральном диапазоне, характерные для фемтосекундной спектроскопии, позволяют выбрать определенную модель первичных фотопроцессов в полианилине, а также сделать выводы о характере движения носителей заряда.



K. Lee, S. Cho, S.H. Park et al., Nature 441, 65 (2006).

V.I. Krinichnyi, S.V. Tokarev, H.K. Roth et al., Synth. Met. 152, 165 (2005).

I.A. Misurkin, T.S. Zhuravleva, V.M. Geskin et al., Phys. Rev. B 49, 7178 (1994).

J. Kim, S. Park, N.F. Scherer, J. Phys. Chem. B 112, 15576 (2008).

Вторым объектом исследования в настоящей работе является монокристаллический висмут. В том, что касается экспериментов со сверхвысоким временным разрешением, этот полуметалл интересен главным образом особенностями структурной динамики. Эти особенности обусловлены строением кристалла висмута, а именно тем фактом, что его ромбоэдрическая решетка лишь малой деформацией отличается от кубической. В результате неравновесные носители заряда в висмуте оказываются сильно связанными с колебаниями атомов, имеющими симметрию решетки, и при воздействии ультракороткого лазерного импульса в висмуте возникают согласованные колебания атомов, называемые обычно когерентными фононами8.

Наблюдение когерентных фононов само по себе представляет большой интерес, так как позволяет исследовать электрон-фононное взаимодействие, ангармонизм колебаний, квантовые эффекты (например, сжатые состояния), а также вопросы, связанные с когерентным контролем состояния вещества. В данной диссертационной работе рассмотрен до сих пор вызывающий дискуссии вопрос о механизмах генерации когерентных фононов в висмуте.

Показано, что перестраивая длину волны возбуждающего импульса, можно изменять эффективность генерации согласованных колебаний атомов определенной симметрии. Сравнение полученных данных со спектрами комбинационного рассеяния позволяет разделить альтернативные модели:

механизм смещения положения равновесия9 и механизм резонансного комбинационного рассеяния10.

Несмотря на наличие достаточно большого количества экспериментальных данных, теоретическое рассмотрение сверхбыстрых структурных эффектов в висмуте на микроскопическом уровне встречает определенные трудности. Возникает достаточно общий вопрос, каким образом ансамбль возбужденных фемтосекундным лазерным импульсом электронов изменяет межатомный потенциал так, что происходят согласованные смещения атомов кристалла. Здесь помимо когерентных фононов можно отметить так называемое субпикосекундное разупорядочение атомов11, предположительно наблюдающееся в кристалле при интенсивностях возбуждения вблизи порога плавления и относящееся к классу активно исследуемых явлений, называемых обычно сверхбыстрыми фазовыми переходами.

T. Dekorsy, G.C. Cho, H. Kurz, Light Scattering In Solids VIII 76, 169 (2000).

H.J. Zeiger, J. Vidal, Y.K. Cheng et al., Phys. Rev. B 45, 768 (1992).

D.M. Riffe, A.J. Sabbah, Phys. Rev. B 76, 085207 (2007).

G. Sciaini, M. Harb, S.G. Kruglik et al., Nature 458, 56 (2009).

Существующие модели явлений сводятся к расчетам межатомного потенциала в возбужденном состоянии кристалла, основанным на фундаментальных свойствах висмута и сведениях о состоянии электронной подсистемы висмута после воздействия фемтосекундного импульса12.

Последние довольно немногочисленны, так как во всех экспериментах со сверхвысоким временным разрешением, проведенных на данный момент, висмут исследовался только в «вырожденной» схеме (с совпадающими длинами волн возбуждения и зондирования). Поэтому в качестве одного из исходных параметров при моделировании с равным успехом принимаются совершенно различные величины, например, полное число возбужденных электронов или их температура после термализации.

В данной диссертационной работе методами фемтосекундной спектроскопии измерены времена релаксации носителей заряда, а также определены электронные состояния, которые населяются при воздействии лазерного импульса. Представленные результаты незаменимы при переходе от существующих феноменологических моделей к последовательному теоретическому описанию возбужденного состояния висмута и его сверхбыстрой динамики.

Цели диссертационной работы:

1. Разработка и реализация системы регистрации, позволяющей исследовать ультрабыстрые процессы в конденсированных средах в широкой спектральной области (возбуждение на длинах волн от 300 нм до 10 мкм, зондирование в диапазоне 400-900 нм) и обладающей следующими основными характеристиками: временная разрешающая способность фс, минимальные детектируемые относительные изменения пропускания (или отражательной способности) образца ~ 10-4.

2. Определение природы фотовозбуждений, возникающих в допированном полианилине при воздействии фемтосекундных импульсов в полосах поглощения на 400 и 800 нм, и исследование их сверхбыстрой динамики.

3. Установление характера связи между электронными и решеточными возбуждениями в монокристалле висмута путем регистрации фотоиндуцированных изменений отражательной способности в области 400 900 нм со сверхвысоким временным разрешением.

D.M. Fritz, D.A. Reis, B. Adams et al., Science 315, 633 (2007).

4. Определение зависимости амплитуды когерентных фононов различной симметрии в висмуте от длины волны возбуждающего фемтосекундного импульса в диапазоне 400-2500 нм. Установление механизмов генерации когерентных A1g и Eg фононов путем сравнения полученных зависимостей со спектрами комбинационного рассеяния и спектром поглощения висмута.

Научная новизна.

Все представленные в диссертации результаты получены впервые.

• Зарегистрирован фотоиндуцированный отклик допированного полианилина во всей видимой области спектра и при возбуждении фемтосекундными лазерными импульсами с длиной волны 400 и 800 нм.

Обнаружено, что первичные фотовозбуждения являются экситонами с переносом заряда.

• Установлено, что фотоиндуцированные разностные спектры допированного полианилина в видимом диапазоне в основном определяются электрическими полями носителей заряда и возбуждающего импульса.

• Обнаружен резонансный характер генерации согласованных колебаний атомов висмута Eg симметрии. Установлено, что механизмы генерации когерентных A1g и Eg фононов в висмуте различны.

• Измерена сверхбыстрая кинетика разностных спектров отражения висмута в области 400-900 нм при возбуждении фемтосекундными импульсами на длинах волн в диапазоне 400-2500 нм. Полученные данные интерпретированы на основе сведений о зонной структуре висмута.

• Установлено, что измерения в оптическом диапазоне соответствуют данным, полученным с помощью рентгеновского зондирования, и правильно отражают когерентную динамику кристаллической решетки висмута.





• Определены электронные состояния, заселяемые при воздействии на кристалл висмута фемтосекундного лазерного импульса с длиной волны в диапазоне 400-2500 нм. Измерены времена релаксации фотовозбужденных носителей заряда.

Научная и практическая значимость. Полученные в данной работе параметры динамики фотовозбуждений в допированном полианилине необходимы при построении моделей переноса заряда в этом полимере, и тем самым способствуют прогрессу в понимании природы проводимости полианилина. Фотогенерация в полианилине экситонов с переносом заряда, а также характер динамики носителей заряда позволяют сделать однозначный выбор в пользу описания агрегатов и пленок полианилина согласно концепции молекулярного кристалла.

Проведенный анализ зависимостей амплитуд когерентных фононов от длины волны возбуждающего импульса разрешает проблему механизма генерации когерентных Eg и A1g фононов в висмуте.

Возможность эффективной генерации когерентных Eg фононов в висмуте представляет большой интерес для исследовательских групп, изучающих сверхбыстрые структурные процессы в этом кристалле с помощью дифракции фемтосекундных рентгеновских импульсов, так как этот метод пока не обладает чувствительностью, достаточной для надежного детектирования согласованных Eg колебаний. Кроме этого, при одновременном возбуждении когерентных осцилляций Eg и A1g симметрии, имеющих большую амплитуду, можно ожидать появления интересных эффектов, связанных с ангармонизмом межатомного потенциала.

Приведенные в работе параметры релаксации электронной подсистемы висмута незаменимы при построении теоретических моделей, описывающих эволюцию возбужденного состояния, возникающего в кристалле под действием фемтосекундных лазерных импульсов.

Положения, выносимые на защиту:

1. Возбуждение фемтосекундными импульсами на 400 и 800 нм в полосах поглощения допированного полианилина приводит к образованию экситонов с переносом заряда, большая часть которых испытывает субпикосекундную рекомбинацию. Носители заряда возникают с задержкой ~ 1 пс в результате диссоциации не более 1% экситонов. Далее происходит рекомбинация носителей заряда с характерным временем 7 пс.

2. Сверхбыстрая динамика пропускания допированного полианилина в спектральном диапазоне от 425 до 1050 нм в основном определяется действием электрических полей носителей заряда и возбуждающего импульса на электронные энергетические состояния полимера.

3. При воздействии фемтосекундного лазерного импульса с длиной волны в диапазоне 400-1300 нм в монокристалле висмута возникает по крайней мере 3 группы возбужденных носителей заряда с характерными временами релаксации 1 пс, 7 пс и ~ 1 нс. Первая группа ответственна за генерацию когерентных A1g фононов и представлена электронами в состояниях вблизи точки T6+ зоны Бриллюэна, наиболее сильно взаимодействующими с A1g фононами центра зоны. Релаксация второй группы носителей заряда дает основной вклад в нагрев кристалла.

Наносекундная динамика характеризует рекомбинацию электронов и дырок в L и T точках вблизи уровня Ферми.

4. Механизмы генерации когерентных фононов A1g и Eg симметрии в висмуте различны. Возбуждение Eg моды имеет резонансный характер и происходит в процессе комбинационного рассеяния фемтосекундного импульса. Когерентные A1g фононы возникают в результате модификации межатомного потенциала при поглощении лазерного излучения электронами кристалла.

Апробация результатов. Результаты исследований, представленные в диссертационной работе, докладывались на российских и международных конференциях: Conference on Transport in Interacting Disordered Systems TIDS 12, Marburg, Germany (2007), Структура и динамика молекулярных систем, Казань (2007), V Международная конференция молодых ученых и специалистов «Оптика-2007», Санкт-Петербург (2007), Femtochemistry and Femtobiology, Oxford, United Kingdom (2007), 50-я научная конференция МФТИ, Москва-Долгопрудный (2007), 4-й международный научный семинар «Современные методы анализа дифракционных данных», Великий Новгород (2008), 51-я научная конференция МФТИ, Москва-Долгопрудный (2008), 9th International conference “Femtochemistry, Femtobiology and Femtooptics – Frontiers in Ultrafast Science and Technology”, Beijing, China (2009), XXIV International Conference on Photochemistry, Toledo, Spain (2009), ICONO/LAT, Kazan, Russia (2010), International Summer School “Son et Lumiere”: Photonics and Phononics at Nanoscale, Cargese, France (2010), Workshop on Ultrafast Dynamics in Strongly Correlated Systems, Zurich, Switzerland (2011).

Публикации по теме работы. Представленные в диссертационной работе результаты опубликованы в 5 статьях в ведущих российских и зарубежных рецензируемых журналах. Также по теме диссертации опубликованы 3 печатные работы в трудах научных конференций. Список работ приведен в конце автореферата.

Личный вклад автора. Все изложенные в диссертационной работе оригинальные результаты получены автором лично либо при его непосредственном участии.

Структура и объём диссертации. Диссертация состоит из введения, трех глав, приложения, заключения, благодарностей и списка цитируемой литературы. Работа изложена на 110 страницах, включает 44 рисунка и таблицу. Список цитируемой литературы содержит 130 наименований.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ Во введении обсуждается актуальность темы диссертационной работы, формулируются основные задачи исследований, определяется научная новизна и практическая ценность полученных результатов, а также излагается структура диссертационной работы.

В первой главе содержится описание метода широкополосного фемтосекундного возбуждения-зондирования, а также схемы и основные параметры используемых регистрирующих систем. В разделе 1.1 приводится краткая историческая справка, иллюстрирующая основные этапы развития методов исследования быстропротекающих процессов с помощью импульсов света13. Излагаются принципиальные особенности экспериментов, в которых для достижения сверхвысокого временного разрешения используются фемтосекундные лазерные импульсы. Далее обсуждается возможность расширения спектрального диапазона исследований путем использования фемтосекундного суперконтинуума14. Приводятся основные свойства суперконтинуума двух типов: «однофиламентного» и «многофиламентного».

В разделе 1.2 приводится общая схема экспериментальной установки, перечисляются используемые фемтосекундные лазеры и их параметры.

Раздел 1.3 посвящен описанию схемы и характеристик многоканальной системы регистрации. Основная особенность системы – использование «многофиламентного» суперконтинуума достаточно большой мощности и диодных линеек для регистрации его спектра. Временная разрешающая способность многоканальной системы характеризуется величиной 250 фс, а минимальные детектируемые относительные изменения коэффициента пропускания/отражения образца составляют ~ 5·10-4. В разделе 1. описывается разработанная в рамках диссертационной работы одноканальная Ultrashort Light Pulses, S. L. Shapiro (ed.), Topics in Applied Physics Vol. 18 (Springer-Verlag, Berlin, 1977) A. Couairon, A. Mysyrowicz, Phys. Rep. 441, 47 (2007).

система регистрации с зондированием «однофиламентным» суперконтинуумом. При применении ее для исследования сверхбыстрых процессов удается достичь временной разрешающей способности ~ 50 фс, в то время как минимальная детектируемая величина относительных изменений оптических свойств достигает ~ 5·10-5. Как одноканальная, так и многоканальная системы регистрации позволяют производить возбуждение образца фемтосекундными импульсами на длинах волн в интервале от 300 нм до 10 мкм и зондирование в интервале 400-1050 нм.

Во второй главе содержатся результаты выполненных автором исследований проводящего полианилина в форме водного раствора и пленки методом фемтосекундного широкополосного зондирования. В разделе 2. приводятся основные свойства форм полианилина, а также описываются фундаментальные проблемы, возникающие при изучении носителей заряда в этом полимерном материале. Полианилин принадлежит к классу сопряженных полимеров и характеризуется наличием делокализованных электронов, которые могут занимать участки полимерной цепи значительной длины. С помощью различных видов допирования (электрохимического, фотохимического, поверхностного) проводимость полианилина можно менять в широких пределах15,16: от 10-8 до 104 См/м. В результате кардинально меняются не только электрические, но также и оптические свойства материала. В связи с этим в разделе 2.1 приводятся линейные спектры пропускания полностью окисленной, полуокисленной, полностью восстановленной и проводящей форм полианилина, и, основываясь на имеющихся данных из литературы, обсуждается природа наблюдаемых полос поглощения.

В разделе 2.2 кратко описываются выполненные ранее работы, в которых исследовалась динамика фотоиндуцированных спектральных изменений различных форм полианилина, в том числе со сверхвысоким временным разрешением. Как во времяразрешенных, так и в квазистационарных измерениях в УФ и ИК области было обнаружено, что фотоиндуцированные спектры полуокисленной формы полианилина очень похожи на невозмущенные спектры пропускания проводящей формы6,17.

Основываясь на этих результатах, некоторыми группами было заявлено наблюдение прямой фотогенерации поляронов в полианилине. В дальнейшем было выполнено несколько экспериментов по изучению ультрабыстрой динамики в проводящей форме полианилина с фемтосекундным временным J.Y. Shimano, A.G. MacDiarmid, Synth. Met. 123, 251 (2001).

A.J. Epstein, J.M. Ginder, F. Zuo et al., Synth. Met. 18, 303 (2003).

R.P. McCall, J.M. Ginder, J.M. Leng et al., Phys. Rev. B 41, 5202 (1990).

разрешением7,18, результаты которых интерпретировались, основываясь на модели релаксации изначально делокализованных фотовозбуждений (поляронов), а также зонной теории.

Альтернативная точка зрения состоит в том, чтобы рассматривать упорядоченные области в пленках и агрегатах полианилина в рамках концепции молекулярного кристалла, а движение носителей заряда – как перескоки. При таком подходе подразумевается, что поглощение квантов света в полимере ведет к образованию экситонов с переносом заряда. Данная модель использовалась при анализе экспериментов с пикосекундным временным разрешением6.

Наиболее общий вопрос, который можно сформулировать в данном контексте, актуален не только для полианилина, но и для многих других сопряженных полимеров. А именно, возникает ли при поглощении фотона в этих материалах отдельные положительные и отрицательные заряды, или образуется связанное состояние (экситон)?

В разделе 2.3 показано, что основываясь на результатах проведенных автором экспериментов по фемтосекундному возбуждению-зондированию проводящего полианилина, можно считать первичные фотовозбуждения, возникающие в полимере, экситонами с переносом заряда. Исследовались тонкие пленки и водный раствор полианилина, синтезированные методом матричной полимеризации анилина, ассоциированного с поли-(2 (ПАМПСК)19.

акриламидо-2-метил-1-пропан-сульфоновой) кислотой Динамика пропускания образцов наблюдалась в спектральном диапазоне от 425 до 1050 нм при значениях времени задержки от -1 до ~ 9 пс. Возбуждение производилось импульсами длительностью 40 фс, длинами волн 400 и 800 нм и интенсивностями 1010 и 5·1010 Вт/см2 соответственно. Оказалось, что результаты практически одинаковы для пленки и раствора, а также в случае разных длин волн возбуждения (400 и 800 нм, что свидетельствует о некорректности интерпретации фотоиндуцированных процессов в полианилине на основе поляронной модели7.

Разностные спектры пропускания водного раствора проводящей формы полианилина при возбуждении на 800 нм показаны на Рис. 1. Возбуждение полианилина фемтосекундным лазерным импульсом приводит к увеличению поглощения в интервале 850-1050 нм (Рис. 1) благодаря тому, что возбуждающий импульс создает новые носители заряда. Их динамику J. Kim, A.-N. Unterreiner, S. Rane et al., J. Phys. Chem. B 106, 12866 (2002).

V.F. Ivanov, O.L. Gribkova, K.V. Cheberyako et al., Russ. J. Electrochem. 40, 299 (2004).

иллюстрирует кинетика пропускания (далее просто кинетика), измеренная на длине волны 960 нм (Рис. 2).

нм кин ика 1,5 Мо ль Global Analysis OD (10 ) - 1, 400 600 800 -OD (10 ) 0, - (нм) 0, -0, 0 пс нм 4 пс -1,0 нм 8 пс нм -1, 500 600 700 800 900 Длина волны (нм) мя за жки ( ) Рис. 1. Разностные спектры водного раствора Рис. Кинетики пропускания 2.

допированного полианилина при возбуждении полианилина на 815, 860 и 960 нм. На фемтосекундными импульсами на 800 нм. На вставке - результат подгонки методом вставке – линейный спектр образца. Global Analysis.

Более долгоживущая компонента сигнала возникает позже, чем приходит импульс возбуждения: пропускание изменяется по отношению к невозмущенному значению за ~ 1 пс, а затем распадается с характерным временем 7 пс. Когда этот возникающий с задержкой сигнал перекрывается с кросс-корреляционной компонентой, возникает особенность, похожая на «провал». Такое поведение характерно для всех кинетик в интервале 900 1050 нм. Таким образом, фемтосекундные возбуждающие импульсы как на 400, так и на 800 нм сначала производят нейтральные фотовозбуждения с временем жизни около 1 пс. Диссоциация этих нейтральных квазичастиц является источником свободных носителей заряда.

Кинетика на 860 нм демонстрирует перекрытие фотоиндуцированного поглощения с короткоживущей полосой выцветания с центром около 800 нм, связанного с возбуждением и субпикосекундной рекомбинацией экситонов.

Было найдено, что не более 1% нейтральных квазичастиц распадаются на отдельные носители заряда. Эти заряженные частицы создают локальные электрические поля, влияющие на определенные оптические переходы.

Аналогичная ситуация имеет место при электроабсорбционных измерениях, когда приложенное к образцу электрическое поле вызывает сдвиг и/или расщепление уровней энергии (эффект Штарка), что в свою очередь приводит к изменению пропускания20. При этом индуцированные полем спектральные изменения как правило имеют вид линейной комбинации W. Liptay, in: C.L. Edward (ed.), Excited States, Academic Press, p. 129 (1974).

первых двух производных линейного спектра образца. Для допированного полианилина в области 600-1050 нм электроабсорбционный спектр достаточно хорошо приближается второй производной21. Как следует из Рис.

3, фотоиндуцированные изменения вблизи 460 нм могут быть подогнаны первой производной, тогда как в пределах полосы 750 нм спектр лучше представляется второй. Подходящая линейная комбинация первых двух производных сравнительно хорошо приближает весь измеренный фотоиндуцированный спектр. Таким образом, свободные носители заряда, появляющиеся в результате диссоциации экситонов, создают локальные поля и тем самым изменяют положение и спектральную форму оптических переходов: полос на 425 и 750 нм. Термин «свободный» применяется здесь к носителям заряда, подчеркивая отличие от связанных зарядов, образующих экситон. Разумеется, чтобы электрическое поле этих квазичастиц эффективно воздействовало на электронные уровни, они должны обладать определенной степенью локализации.

нм азно ный к,t= нм 1-я оиз о ная*.) нм 2-я оиз о ная оиз.

но м.

( мя за жки ( ) Эн ия о она (э ) Рис. 3. Разностные спектры пропускания Рис. 4. Кинетики на длинах волн 460, полианилина, измеренные при 4-х пс задержке, и нм на 950 (нормировка 1, сравниваются с первой и второй производными логарифмический масштаб вертикальной линейного спектра. оси). Стрелка указывает на «провал».

Специфическая форма фотоиндуцированных спектров предполагает, что свободные носители заряда в основном определяют динамику пропускания в видимой области спектра. Данный факт подтверждает Рис. 4:

кинетики на 700 и 950 нм в равной степени иллюстрируют динамику свободных носителей заряда – возникновение с задержкой, и последующая 7 ми пикосекундная релаксация. «Провал» отсутствует в кинетиках на длинах волн около 460 нм, так как он скрыт добавочным вкладом поглощения с субпикосекундным временем релаксации. Фотоиндуцированное поглощение L. Premvardhana, L.A. Peteanua, P.-C. Wang, A.G. MacDiarmid, Synth. Met. 116, 157 (2001).

вблизи этой длины волны имеет такую же динамику, как и выцветание на нм и поэтому приписывается поглощению экситонов, созданных возбуждающим импульсом.

Так как величина спектральной модификации пропорциональна квадрату амплитуды электрического поля, спектральные изменения, вызванные переменным полем возбуждающего импульса, должны быть аналогичны изменениям, обусловленным полем свободных носителей заряда.

На заданной длине волны соответствующий сигнал должен имеет форму, сходную с кросс-корреляцией возбуждающего и зондирующего импульсов.

Данное предположение подтверждено с помощью моделирования экспериментальных данных методом Global Analysis22 (детали метода содержатся в Приложении А ко второй главе), в ходе которого определена спектральная форма кросс-корреляционного сигнала.

Таким образом, несмотря на то, что большая часть экситонов с переносом заряда, созданных фемтосекундным лазерным импульсом, испытывает субпикосекундную рекомбинацию, часть их диссоциирует за ~ пс с образованием носителей заряда. Электрические поля носителей заряда и возбуждающего фемтосекундного импульса в основном определяют кинетику разностных спектров пропускания допированного полианилина в видимом спектральном диапазоне. Соответствующие выводы о результатах исследования допированного полианилина приведены в разделе 2.4.

В третьей главе приведены результаты исследования монокристалла висмута методом широкополосного фемтосекундного возбуждения зондирования. В разделе 3.1 кратко обсуждается круг вопросов, связанных с изучением сверхбыстрых структурных процессов в твердых телах, являющихся следствием поглощения энергии лазерного излучения. В случае висмута поглощение энергии лазерного импульса может инициировать как когерентную, так и некогерентную динамику кристаллической решетки, при этом ряд интересных эффектов является следствием фундаментальных свойств висмута, обсуждаемых в разделе 3.2.

Раздел 3.3 посвящен результатам выполненного автором исследования согласованных колебаний атомов висмута с помощью фемтосекундных импульсов с перестраиваемой длиной волны. Полученные данные использованы в диссертационной работе для проверки альтернативных моделей генерации когерентных фононов в висмуте.

В прозрачных твердых телах возбуждение когерентных фононов происходит при вынужденном комбинационном рассеянии ультракороткого I.H.M. van Stokkum, IEEE Trans. Instrum. Meas. 46, 764 (1997).

лазерного импульса (иначе: ISRS – Impulsive Stimulated Raman Scattering23). В модели классического гармонического осциллятора уравнение движения можно записать в виде d 2Q + 2Q = F (t ) (1) dt где Q – обобщенная колебательная координата фононной моды, а F(t) – обобщенная сила24. В случае процесса комбинационного рассеяния µ F (t ) µ Eµ E = Eµ E R E (t ) (2) Q Q где Rµ - комбинационная, а µ - линейная восприимчивость среды, E(t) – электрическое поле, а угловые скобки обозначают усреднение по периоду световых колебаний24. Если длительность импульса электромагнитного излучения много меньше обратной частоты колебаний фононной моды, то сила будет действовать достаточно короткое время, и в результате Q ~ sin t.

Эксперименты с непрозрачными кристаллами Bi, Sb и Te показали, что когерентные A1g колебания в этих материалах следуют косинусоидальной зависимости от времени9. Для объяснения отличия от ISRS был предложен механизм смещения положения равновесия (DECP – Displacive Excitation of Coherent Phonons), согласно которому фемтосекундный лазерный импульс возбуждает валентные электроны в вышележащие энергетические состояния, в результате чего происходит смещение положения равновесия атомов, имеющее симметрию решетки. За время возбуждения ионы не успевают заметно сместиться, и Q ~ сos t. Альтернативный подход к описанию процесса генерации когерентных фононов в непрозрачных кристаллах – Transient Stimulated Raman Scattering (TSRS), согласно которому помимо Rµ взаимодействие лазерного импульса с веществом описывается тензором Rµ, имеющим электрострикционную природу25,26. При этом вдали от резонансов F(t) имеет импульсный характер, тогда как при точном резонансе – характер смещения.

Вывод о механизме генерации когерентных фононов той или иной симметрии можно сделать путем измерения начальной фазы соответствующих осцилляций в фотоиндуцированном отклике. Однако ввиду L. Dhar, J.A. Rogers, K.A. Nelson, Chem. Rev. 94, 157 (1994).

K. Ishioka, O.V. Misochko, in: Progress in Ultrafast Intense Laser Science V, Springer Series in Chemical Physics, p. 23 (2010).

G.A. Garrett, T.F. Albrecht, J.F. Whitaker, R. Merlin, Phys. Rev. Lett. 77, 3661 (1996).

T.E. Stevens, J. Kuhl, R. Merlin, Phys. Rev. B 65, 144304 (2002).

трудности точного определения фазы такой метод может оказаться неоднозначным. Более того, для ряда материалов как DECP, так и TSRS, предсказывают одинаковую начальную фазу когерентных фононов. Второй способ заключается в измерении зависимости амплитуды когерентных колебаний от длины волны возбуждения. В соответствии с моделью комбинационного рассеяния когерентная амплитуда должна быть пропорциональна сечению комбинационного рассеяния для данной фононной моды. Кроме этого, на произвольной длине волны возбуждения соотношения амплитуд фононных мод различной симметрии, полученные из экспериментов во временной и частотной областях, должны совпадать. В диссертационной работе данный подход реализован для A1g и Eg колебаний в висмуте, и установлено, что модель TSRS может применяться только для описания процесса генерации Eg моды, тогда как в случае когерентных A1g фононов необходимо использовать модель DECP. Таким образом, в противоположность результатам работ10,26, показано, что для висмута механизм смещения не сводится к резонансному комбинационному рассеянию.

A1g Фурье-амплитуда Фурье-амплитуда (a) (б) A1g Eg R/R0 (10 ) R/R0 (10 ) - - 2 2 (ТГц) (ТГц) - возб= 400 нм возб= 1300 нм - - 0 2 4 6 0 2 4 Время задержки (пс) Время задержки (пс) Рис. 5. (а) Зависимость относительного изменения отражательной способности висмута от времени задержки, полученная с помощью возбуждающих импульсов на длине волны 400 нм. На вставке – нормированный Фурье-спектр осциллирующей части сигнала. (б) Те же кривые для случая возбуждения на длине волны 1300 нм.

На Рис. 5 показана зависимость относительного изменения отражательной способности висмута, полученная в данной работе при возбуждении висмута импульсами на длинах волн = 400 нм и = 1300 нм и зондировании на длине волны 800 нм. Наблюдается монотонная релаксация, на которую накладываются осцилляции, отражающие коллективное движение атомов симметрии A1g. Фотоиндуцированный отклик, измеренный с возбуждающими импульсами на длине волны 1300 нм, кроме A1g осцилляций содержит еще и Eg колебания на частоте 2.1 ТГц и имеет вид:

R/R0=A(A1g)exp(-1t)cos(1(t)t)+A(Eg)exp(-2t)sin(2t+)+B(t) (3) где A(A1g, Eg), 1, 2, 1, 2 – амплитуда, скорость затухания и частота A1g и Eg колебаний соответственно. Моделирование дает следующие параметры осцилляций: A(A1g)=(1.2±0.1)·10-3 и A(Eg)=(3.0±0.5)·10-4 для когерентных амплитуд, 1 = 0.5 ps-1 и 2 = 1.5 ps-1 для скоростей затухания. Найдено, что относительная фаза A1g и Eg осцилляций близка к 90° с погрешностью не более ±10°.

Длина волны (мкм) Длина волны (мкм) 1.2 1 0.8 0. 32 1 Cечение КРС (произв. ед.) 1, 0, R/R0 (10 ) - A1g 0, Eg A1g 0,3 Eg 0,0 0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 1.0 1.5 2.0 2. Энергия фотона (эВ) Энергия фотона (эВ) Рис. 6. Амплитуды когерентных A1g и Eg Рис. 7. Резонансные профили сечения комбинационного рассеяния27 для A1g и Eg осцилляций как функции энергии фотона возбуждающего импульса. Штриховые линии мод. Штриховые линии совпадают с показывают общий ход зависимостей. приведенными на Рис. 6, но для удобства нормированы.

Амплитуды когерентных осцилляций определялись для нескольких длин волн возбуждения из интервала 400-2500 нм. Для этого в каждом случае повторялась процедура аппроксимации сигнала с помощью выражения (3), результаты показаны на Рис. 6. Полученные значения амплитуд A1g и Eg мод сравнивались с соответствующими сечениями комбинационного рассеяния, измеренными27 в диапазоне 1.55-2.7 эВ (Рис. 7). Обнаружено, что только для Eg моды сечение комбинационного рассеяния и амплитуда когерентных фононов демонстрируют одинаковое поведение при изменении длины волны возбуждения. В противоположность Eg осцилляциям, зависимость амплитуды когерентных полносимметричных A1g колебаний от длины волны возбуждения существенно отличается от резонансного профиля сечения J.B. Renucci, W. Richter, M. Cardona, E. Schstherr, Phys. Stat. Sol. (b) 60, 299 (1973).

комбинационного рассеяния. Когерентные A1g фононы генерируются эффективно, только если энергия фотонов возбуждающего импульса превосходит пороговое значение ~ 0.7 эВ. Данные результаты рассматриваются в диссертационной работе как основной довод против описания генерации A1g и Eg фононов в висмуте в рамках единой модели комбинационного рассеяния.

Далее в разделе 3.3 описывается сходство спектров амплитуды полносимметричных колебаний A(A1g) и глубины проникновения излучения в кристалл d. Четырехкратное увеличение обеих величин в интервале 0.5-1 эВ, а также необычно высокая эффективность генерации A1g фононов, свидетельствуют о том, что полносимметричная динамика кристаллической решетки висмута в основном определяется количеством поглощенной энергии. Следовательно, механизм генерации в данном случае – смещение положения равновесия в чистом виде. При этом промежуточное состояние, характеризующееся измененным положением минимума межатомного потенциала, образуется в процессе электрон-электронного и электрон фононного рассеяния возбужденных электронов и накопления их в состояниях вблизи точки T6+ зоны Бриллюэна висмута. Таким образом, в отличие от комбинационного рассеяния, являющегося прямым двухфотонным процессом, DECP – двухшаговый процесс, существенно зависящий от релаксации возбужденных электронов.

В разделе 3.4 обсуждаются результаты измерения кинетики отражательной способности висмута на длинах волн от 400 до 900 нм (Рис.

8). Плотность поглощенной энергии возбуждения при измерениях была равна ~ 0.7 мДж/см2. Обнаружено, что полный фотоиндуцированный отклик висмута в видимой области представляется следующим выражением:

R/R = Ae-tcos(A(t)t) + (R/R)mon, (4) где A – амплитуда, а 0.5 пс-1 – скорость затухания A1g осцилляций.

Зависимость мгновенной частоты A1g колебаний от времени A(t) определялась путем сравнения осциллирующей части фотоиндуцированного отклика с затухающей косинусоидой постоянной частоты. Найдено, что A(t) характеризуется приблизительно экспоненциальной релаксацией с характерным временем 1±0.3 пс. Величина скорости затухания когерентных A1g фононов обсуждается в разделе 3.4 особо, путем сравнения значений, полученных при оптическом и рентгеновском12,28 зондировании. По результатам этого сравнения делается вывод о том, что оптическое S.L. Johnson, P. Beaud, C.J. Milne et al., Phys. Rev. Lett. 100, 155501 (2008).

зондирование правильно отражает динамику кристаллической решетки, и динамика внешних электронов не вносит изменений в наблюдаемый когерентный процесс.

Слагаемое (R/R)mon в формуле (4) представляет собой монотонную компоненту сигнала и соответствует релаксации возбужденных электронов и некогерентной динамике решетки, причем (R/R)mon = 1e-t + 2e-t/7 + 3, (5) где 1, 2 и 3 обозначают вклады компонент на данной длине волны зондирования (время задержки t – в пикосекундах).

0,03 500 нм 620 нм 730 нм 0, R/R (10 ) -3 R/R 0, A() 1() - 0, 2() 3() - -0, 500 550 600 650 700 0 2 4 6 (нм) Время задержки (пс) Рис. 8. Кинетики относительного изменения Рис. Зависимости когерентной 9.

амплитуды A(), а также компонент 1, отражательной способности висмута на длинах 2, 3 от длины волны зондирования.

волн зондирования 500, 620 и 730 нм.

Строго говоря, величину 3 необходимо также умножить на экспоненту, однако ее время релаксации достаточно велико (~ 1 нс29), поэтому приближение константой является здесь корректным. Таким образом, фемтосекундный лазерный импульс создает в кристалле висмута по крайней мере 3 группы возбужденных носителей заряда, обладающих различной динамикой.

Далее в разделе 3.4 определяется зависимость параметров когерентных осцилляций и монотонной релаксации от длины волны зондирования.

Обнаружено, что когерентные A1g фононы модулируют отражательную способность висмута во всем видимом спектре, и амплитуда этой модуляции зависит от длины волны. Вклады самой короткоживущей и квазипостоянной компонент (1 и 3) также зависят от длины волны, тогда как мгновенная частота и время жизни колебаний остаются одинаковыми на всех длинах D. Boschetto, E.G. Gamaly, A.V. Rode, Phys. Rev. Lett. 100, 027404 (2008).

волн зондирования. Чтобы определить параметры фотоиндуцированного отклика во всем видимом диапазоне, использовалась подгонка экспериментальных данных R/R(, t) формулами (4) и (5). Результат иллюстрирует Рис. 9, где показаны спектральные зависимости амплитуды когерентных осцилляций A(), а также компонент 1, 2 и 3.

(a) возб. 400 нм 8 Aosc возб. 2300 нм R/R (10 ) R/R (10 ) - - (фс) 4 4 A 2 0 (б) (в) 3 2 3 2 0 5 10 Время задержки (пс) Энергия фотона возбуждения (эВ) Рис. 10. Кинетики, измеренные при возбуждении импульсами на длинах волн 400 нм и 2300 нм (а). Зависимость величин Aosc и A1 (б) и фазового сдвига (в) от энергии фотона возбуждения.

Обнаружены следующие корреляции: 1() имеет ту же форму, что и A(), а скорости релаксации 1 и мгновенной частоты A(t) приблизительно одинаковы и равны 1 пс-1. Были измерены зависимости амплитуды A1g осцилляций (Aosc), вклада 1 компоненты (A1) и максимального фазового сдвига, характеризующего величину «смягчения»30 частоты, от энергии фотона возбуждающего излучения в диапазоне 0.5-3 эВ (длина волны зондирования равнялась 800 нм). Результаты, представленные на Рис. 10 (б, в), показывают, что Aosc, A1, и имеют похожую спектральную форму – значительный спад при превышении квантом возбуждения значения ~ 1 эВ.

В заключительной части раздела 3.4 приводится интерпретация наблюдаемых эффектов, основанная на имеющихся моделях зонной структуры висмута. Однородное по всему видимому спектру и характеризующееся временем релаксации 7 пс уменьшение отражательной способности 2 приписывается нагреву кристалла за счет взаимодействия решетки с частью возбужденных электронов. Найдено, что по окончании нагрева (после ~20 пс) температура зондируемой области составляет ~ 380 K, что существенно меньше температуры плавления висмута (490 K).

Компонента 3 возникает благодаря неравновесным электронам, занимающим состояния в зоне проводимости вблизи уровня Ферми (L точка).

Достаточно длительная наносекундная релаксация соответствующего M.F. DeCamp, D.A. Reis, P.H. Bucksbaum, R. Merlin, Phys. Rev. B 64, 092301 (2001).

сигнала отражает рекомбинацию электронов с дырками в Т точке. Так как когерентные фононы симметрии A1g модулируют величину непрямого перекрытия зон висмута в L и Т точках, то спектр амплитуды колебаний A() имеет ту же форму, что и 3(). Короткоживущая компонента соответствует группе возбужденных носителей заряда, занимающих состояния вблизи точки Т6+. Именно эта группа электронов вызывает смещение минимума межатомного потенциала, приводящее к генерации полносимметричных когерентных фононов, а также уменьшение их мгновенной частоты. Такой вывод был сделан на основании сходства зависимостей 1, когерентной A1g амплитуды и величины сдвига частоты от длины волны возбуждения, а также совпадения времен релаксации 1 и A(t).

Одинаковая форма спектров A() и 1() (по данным широкополосного зондирования) свидетельствует в пользу того, что быстрая пикосекундная релаксация отражает возврат положения равновесия межатомного потенциала к невозмущенному значению.

В заключении перечислены основные результаты и выводы, полученные в диссертационной работе.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ • На основе зондирующего однофиламентного фемтосекундного суперконтинуума создана система регистрации быстропротекающих явлений (до ~ 50 фс), позволяющая детектировать относительные изменения пропускания (или отражательной способности) образца величиной до 5·10-5 в широкой спектральной области (возбуждение на длинах волн от 300 нм до 10 мкм, зондирование в диапазоне 400-1050 нм).

• Измерена динамика фотоиндуцированного пропускания допированного полианилина в спектральном диапазоне от 425 до 1050 нм и во временном интервале около 10 пс. Обнаружено, что фотоиндуцированные спектры при возбуждении на длинах волн 400 и 800 нм практически одинаковы как для пленки, так и для водного раствора полианилина. С помощью численного моделирования методом Global Analysis показано, что в видимом диапазоне разностные спектры в основном определяются электрическими полями носителей заряда и возбуждающего импульса.

• Зарегистрированная кинетика разностных спектров пропускания допированного полианилина отражает следующую последовательность процессов: возбуждение фемтосекундным импульсом экситонов с переносом заряда, диссоциация экситонов (не более 1% начального количества) и пространственное разделение зарядов за ~ 1 пс, рекомбинация носителей заряда с характерным временем 7 пс.

• Впервые измерен фотоиндуцированный отклик монокристалла висмута со сверхвысоким временным разрешением и с использованием широкого диапазона длин волн возбуждения (400-2500 нм) и зондирования (400- нм). Обнаружено, что фемтосекундный импульс с длиной волны в диапазоне 400-1300 нм создает в висмуте по крайней мере 3 группы электронов с временами релаксации 1 пс, 7 пс и ~ 1 нс. Наиболее короткое из них (1 пс) характеризует электроны в состояниях вблизи точки T6+ зоны Бриллюэна висмута. Данные состояния наиболее сильно взаимодействуют с A1g фононами центра зоны, а их ультрабыстрое заполнение приводит к генерации когерентных фононов симметрии A1g.

Наблюдаемая динамика включает в себя также нагрев кристалла за характерное время 7 пс и наносекундную рекомбинацию электронов и дырок в L и T точках вблизи уровня Ферми.

• Впервые измерена зависимость амплитуды когерентных фононов A1g и Eg симметрии в висмуте от длины волны возбуждающего импульса.

Сравнение полученных данных с результатами измерений сечения спонтанного комбинационного рассеяния и со спектром поглощения позволило разделить механизм смещения положения равновесия, ответственный за генерацию A1g фононов, и процесс комбинационного рассеяния, приводящий к возбуждению Eg колебаний. Установлено, что в случае висмута механизм смещения не может быть сведен к комбинационному рассеянию.

СПИСОК ПУБЛИКАЦИЙ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

Статьи, опубликованные в научных журналах из списка ВАК 1. А.А. Мельников, О.В. Мисочко, С.В. Чекалин, Исследование когерентных фононов в висмуте при зондировании фемтосекундными лазерными и рентгеновскими импульсами // Письма в ЖЭТФ 89(3), 148-152 (2009).

2. A.A. Melnikov, S.V. Chekalin, Comment on “Ultrafast Dynamics of Polarons in Conductive Polyaniline: Comparison of Primary and Secondary Doped Forms” // J. Phys. Chem. B 113, 13454-13455 (2009).

3. А.А. Мельников, О.В. Мисочко, В.О. Компанец, А.Л. Добряков, С.В.

Чекалин, Исследование сверхбыстрых процессов в фотовозбужденном висмуте с помощью широкополосного зондирования в области длин волн 0.4-0.9 мкм // ЖЭТФ 138(3), 486-496 (2010).

4. A. Melnikov, V. Ivanov, S. Chekalin, Femtosecond pump-broadband probe study of primary doped polyaniline – The evidence of neutral primary photoexcitations // Chem. Phys. Lett. 488, 38-43 (2010).

5. A.A. Melnikov, O.V. Misochko, S.V. Chekalin, Generation of coherent phonons in bismuth by ultrashort laser pulses in the visible and NIR: Displacive versus impulsive excitation mechanism // Phys. Lett. A 375, 2017-2022 (2011).

Печатные работы в трудах научных конференций 1. А.А. Мельников, Исследование сверхбыстрой релаксации в пленках полианилина методом фемтосекундного возбуждения-зондирования // Труды 50-й научной конференции МФТИ, ч. VIII, 139-140 (2007).

2. А.А. Мельников, О.В. Мисочко, С.В. Чекалин, Исследование когерентных колебаний в монокристаллическом висмуте методом фемтосекундного возбуждения – широкополосного зондирования // Труды 51-й научной конференции МФТИ, ч. VIII, 207-210 (2008).

3. A.A. Melnikov, O.V. Misochko, S.V. Chekalin, Ultrafast dynamics of crystalline bismuth studied by femtosecond pulses in visible and near-infrared range // Proc. SPIE 7993, 79931J (2010).



 

Похожие работы:





 
2013 www.netess.ru - «Бесплатная библиотека авторефератов кандидатских и докторских диссертаций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.