Индуцированные лазерным излучением фазовые переходы в сильно коррелированных системах: кинетика, метастабильные состояния и нелинейная спектроскопия

• Автор: Воронов, Александр Викторович
• Шифр специальности: 01.04.21
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2004
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 140 с.

Глава I. «МАГНИТО-ДИПОЛЬНАЯ» САМООРГАНИЗАЦИЯ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКАХ И КИНЕТИКА ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА

1.1. Введение

1.2. Модель и основные уравнения

1.3. Стационарные страйп-структуры

1.4. Сосуществование фаз

1.5. Метастабильные состояния и кинетика фазового перехода

1.6. Обсуждение результатов

1.7. Выводы

Глава 2. «ОПТИЧЕСКОЕ ПЕРЕМЕШИВАНИЕ СПИНОВ» И КИНЕТИКА

НЕЛИНЕЙНОГО ОТКЛИКА ТОНКИХ ФЕРРОМАГНИТНЫХ ПЛЕНОК В ЧЕТЫРЕХФОТОННОЙ СПЕКТРОСКОПИИ

2.1. Введение

2.2. Модель «оптического перемешивания спинов»
2.3. Численный расчет
2.4. Обсуждение результатов
2.5. Выводы
Глава 3. КОНДЕНСАЦИЯ КОЛЕБАТЕЛЬНОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ И
СПЕЦИФИКА КОМБИНАЦИОННОГО РАССЕЯНИЯ ЦЕПОЧКАМИ СОПРЯЖЕННЫХ ПОЛИМЕРОВ
3.1. Введение
3.2. Общий подход и кинематическая модель
3.3. Вторичное квантование
3.4. Колебательный «конденсат» и квантовый «газ»
3.5. Характеристики «конденсата»
3.6. Характеристики квантового «газа»
3.7. Спектр комбинационного рассеяния
3.8. Обсуждение результатов
3.9. Выводы
Глава 4. ДИНАМИКА САМОНАКАЧИВАЮЩИХСЯ ДВОЙНЫХ ОВФ ЗЕРКАЛ
НА ФОТОРЕФРАКТИВНОЙ НЕЛИНЕЙНОСТИ
4.1. Введение
4.2. Модель двойного ОВФ зеркала
4.3. Схема численного расчета
4.4. Численный расчет
4.5. Обсуждение результатов
4.6. Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА ИЗ

Актуальность
Развитие методов нелинейной спектроскопии начиналось с исследования атомов и молекул [1-5]. При рассмотрении подобных систем принято выделять несколько «активных» уровней, преимущественно и обуславливающих их взаимодействие с электромагнитным излучением. Возможность перехода к описанию нелинейного отклика одиночных атомов и молекул позволила достаточно быстро разобраться со спецификой этой задачи, выявив роль процессов «движения» населенности уровней и поляризации [6-9]. Перенос разработанных при этом методов спектроскопии на случай конденсированных сред оказался совсем не столь тривиальным. В отличие от газов, протекающие здесь процессы имеют намного более сложный характер. Возникающие возбуждения затрагивают огромное число сильно взаимодействующих атомов и ионов, а процессы обмена энергией и релаксации идут существенно быстрее [10,11],, Почти сразу же были обнаружены здесь и возбуждения принципиально нового типа: экситоны [12,13], биэкситоны [14-18], поляритоны [19-21], плазмоны [22] и т.п. Все это приводит к принципиально иному характеру нелинейного отклика таких систем на лазерное воздействие и проявлению целого ряда качественно новых эффектов, необъяснимых в рамках простейших теоретических моделей.
Во многом сложности интерпретации экспериментальных данных связаны с тем, что практически все теоретические модели основаны на предположении, что фазовое состояние изучаемого объекта остается тем же, которым оно было перед началом измерений, а возможность быстрых качественных изменений не рассматривается. Одним из типичных примеров ограниченности такого подхода являются противоречия, полученные при интерпретации результатов экспериментов по определению времени разрушения намагниченности сверхтонких ферромагнитных пленок под действием
определяется НКр. Переворот спина можно описать уравнением Больцмана, определив скорость рассеяния в соответствии с «золотым правилом» Ферми [41]
-2ЯЛ..,1
I p'.k.k’
■ s(ep.s.ct + Ek d- Ep., - Et. d 0 )
(2.6)
Здесь f - функция распределения; - матричный элемент перехода с
переворотом спина между s- и d-электронами. Для обозначения электронных состояний здесь (как и в дальнейшем) используются тройные индексы. Первый символ индекса определяет волновой вектор (либо энергию, см. ниже) электрона, второй - указывает на его принадлежность к s- либо d-зоне, а третий - описывает ориентацию его спина. В приближении «хаотических фаз» («random-к approximation») [41], которое для изотропных зон является точным, суммирование по волновым векторам можно свести к интегрированию по энергии
5fr,
/at
(2.7)
= -y2fr„ JdE'(l-fE._)ps(E')w(Es,a,EU),
^)=у ]ск'р,(е')р.(8'+«Е)^
где р5><1 описывает плотность электронных состояний в б- и б-зонах соответственно; 5Е = Е - Е'. Для переходов вблизи поверхности Ферми зависимостью матричного элемента М от энергии можно пренебречь, положив М г 0,7 эВ. В этом случае матричный элемент рассеяния определяется функцией распределения для б-электронов и плотностью состояний. Для переходных металлов (в том числе №) б-зона «почти» заполнена и можно воспользоваться ее параболической аппроксимацией. При этом можно положить Рч(Е)*1/Ё^ -Е, где ЕИр-уровень «потолка» б-зоны. Плотность электронных состояний в я-зоне можно считать постоянной р,(Е)= сопя! , т.к. уровень Ферми значительно отстоит от ее дна.