WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

В соответствии с нашей теорией форма линии при < c определяется полностью вкладом однородного механизма, описываемым выражением (4), в то время как ширина линии слева от максимума 1/ связана со временем жизни жесткого фонона -1. Принимая во внимание полученные значения ( )-1 / и, находим(T = 10 K) 0.25 cm-1, (T = 55 K) 0.8cm-1. Эти значения разумно согласуются с обычными временами жизни жестких фононов и с наблюдаемой шириной линии (рис. 3, 4).

2) Приступим теперь к рассмотрению рамановских спектров в KTN c 15.7% Nb, претерпевающем фазовый переход из кубической в тетрагональную фазу при Tc = 138.6 K. Измерения были выполнены при нескольких температурах вблизи Tc: T = 160, 150, и 142 K [2]. При всех этих температурах наблюдались линии с двумя максимумами, первый из которых был вблизи 1 200 cm-1, a второй вблизи 2 220 cm-1.

Интенсивность левого максимума существенно увеличивалась с возрастанием температуры, в то время как Рис. 2. Форма линии, вычисленная по формуле (21) для интенсивность максимума в области более высоких ча2=0.4 и ( )-1 = 0.1 (1), 0.05(2) 0.01 (3). Пунктиром изображена линия гауссовой формы. стот становилась малой при T = 142 K. Действительно, Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. Особенности формы рамановских спектров в разупорядоченных сегнетоэлектриках при значении 2 0.015 cm, которое дает c 20 cm-(см. (14)). Мы оценили расстояние между двумя максимумами линии, которое оказалось достаточно близким к экспериментальному наблюдаемому (рис. 5), что также свидетельствует в пользу проявления нелинейных эффектов. На рис. 5, b изображена линия, форма которой была вычислена с помощью уравнения (21) для 2 = 0.012 cm и 17 cm-1. Последние значения были получены из ширины пика в области более высоких частот. Заметим, что количественное определение дало возможность сопоставить безразмерный масштаб /, используемый для теоретических оценок, и частотный масштаб на рис. 5 и 6.

Значения параметра однородного уширения 1/ при различных T были получены в предположении, что они Рис. 3. Форма линии РРПП. Сплошная линия — теоретически определяются в основном частотой реориентаций упруполученная при 2 = 0.38 и ( )-1 = 0.06, точки — гих диполей, образованных нецентральными ионами Nb.

экспериментальные данные, полученные для KLT c 1% Li при T = 10 K [3]. Температурная зависимость этой частоты была измерена ранее [13] и описывалась законом Аррениуса 1 = exp(-U/T)(22) c U = 200 K и 1/0 = 7 · 109 Hz. При T = 150 K уравнение (17) дает значение ( )-1 0.004, которое было использовано при вычислениях формы линии, изображенной на рис. 5, b. Можно заметить некоторое качественное подобие вычисленной (рис. 5, b) и наблюРис. 4. Форма линии РРПП. Сплошная линия — теоретически полученная с 2 = 0.55 и ( )-1 = 0.15, точки — экспериментальные данные, полученные для KLT c 4% Li при T = 55 K [3].

поскольку параметр нелинейности 2 растет при приближении к Tc [11]; нелинейные эффекты должны более всего проявляться при T = 142 K. Исчезновение максимума в области более высоких частот при увеличении параметра нелинейности качественно согласуется с выводами теории (рис. 1, 2). Увеличение же интенсивности максимума в области более низких частот с понижением температуры может быть рeзультатом роста времени жизни фононов.

Чтобы показать, что нелинейные эффекты действительно ответственны за наблюдаемые трансформации спектра, было проведено сшивание экспериментальных спектров с полученными по формулам (17)–(19) кривыРис. 5. Форма линии РРПП в KTN c 15.7% Nb при ми. Оказалось, что формула (19) хорошо описывает ”хво- T = 150 K [2] (a) и рассчитанная форма линии для сты” рамановской линии ( 230 cm-1) для T = 142 K 2=0.21, ( )-1 = 0.004 (b).

Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. 1260 М.Д. Глинчук, И.В. Кондакова 3. Обсуждение результатов Предложенное теоретическое описание рамановских спектров не предполагает вычисления корреляционной функции квазистатических флуктуаций поляризации.

Сравнение с расчетами рамановских спектров, базирующимися на вычислении корреляционной функции, 2 показывает, что параметр 2 соответствует v2/0rc, h где vh, 0 и rc — соответственно скорость звука, частота жесткой моды при q = 0 и корреляционная длина поляризации в чистой решетке. Эти физические величины определяют температурную и концентрационную зависимости 2. Значение параметра Rc/rc (Rc —радиус корреляции решетки с примесями) дает отношение неоднородного и однородного вкладов, и при T Tc (Rc ) линия становится полностью неоднородной [3]. В нашем подходе параметр нелинейности сильно увеличивается при T Tc, и эффекты в форме линии, им обусловленые, становятся намного больше, чем связанное с однородным вкладом уменьшение интенсивности максимума линии.

Рис. 6. Форма линии РРПП. Сплошная линия — теоретически Поэтому можно прийти к выводу, что качественно наши полученная с 2 = 0.25 и ( )-1 = 0.0036, пунктирная результаты согласуются с полученными в [3].

линия — экспериментальные данные, полученные для KTN c Однако частотная зависимость J() при больших, 15.7% Nb при T = 142 K [2].

полученная в [3], имеет вид J() ( - 0)-3/2, в то время как у нас она описывается зависимостью (1 + 42)-1/2. Какая из них предпочтительнее, могут решить только более точные эксперименты. Помимо даемой (рис. 5, a) спектральных линий. Более детальное этого наша теория позволяет получить форму линии сравнение теории и эксперимента было выполнено для с двумя максимумами для промежуточных значений рамановского спектра при T = 142 K (рис. 6). Теопараметра 2, что согласуется с наблюдаемыми в KTN ретическая кривая была получена для 2 = 0.015 cm, спектрами (рис. 5). В предложенном в [3] теоретическом вычисленного из сшивания (19) с крыльями эксперименописании спектров второй максимум не был получен, и тальной кривой, и 1/, определенного из (22). Хорошее его появление связывалось с некоторым запрещенным согласие теоретической и наблюдаемой экспериментальпереходом, относящимся к смешиванию оптической и но спектральных линий может служить свидетельством акустической мод.

в пользу того, что асимметрия и изменение формы Предложенная теория позволяет объяснить и неколинии при приближении к фазовому переходу связаны торые другие особенности РРПП. Было показано, в с нелинейными эффектами в KTN c 15.7% Nb. Теория частности, что именно нелинейные эффекты приводят описывает сильное увеличение интенсивности пика в к сильной асимметрии линии и к появлению низкообласти более низких частот вблизи 142 K > T > Tc росчастотного пика, левая сторона которого определяется том параметра нелинейности и уменьшением 1/ в динамическими свойствами системы. Разделение вкладов предположении отсутствия каких-либо температурнодинамических и статических характеристик системы в независимых вкладов в 1/.

форму спектра дает возможность исследовать их по Сравнивая данные, полученные для KLT и KTN, можотдельности методом рамановской спектроскопии.

но заметить, что из-за большого различия в скоростях реориентаций дипольных моментов Nb и Li однородное уширение рамановских линий в KLT определяется динаСписок литературы микой жестких фононов, тогда как в KTN — быстрой реориентацией упругого момента ионов Nb. Отметим, что [1] H. Uwe, K.B. Lyons, H.L. Carter, P.A. Fleury. Phys. Rev. B33, 6436 (1986).

в [2,3] было высказано предположение, что за однородное [2] B.E. Vugmeister, P. Di Antonio, J. Toulouse. Phys. Rev. Lett.

уширение линий ответственны реориентации электри75, 1646 (1995).

ческого дипольного момента Nb. Однако параметры [3] P. Di Antonio, B.E. Vugmeister, J. Toulouse, L.A. Boatner.

электрических диполей и частота их реориентаций, поPhys. Rev. B47, 5629 (1993).

лученные из сшивания теории с экспериментом, сильно [4] I.P. Sokoloff, L.L. Chase, L.A. Boatner. Phys. Rev. B41, отличаются от значений, определенных из независимых (1990).

экспериментов ранее [14]. [5] A.U. Stoneham. Rev. Mod. Phys. 41, 82 (1969).

Физика твердого тела, 2001, том 43, вып. Особенности формы рамановских спектров в разупорядоченных сегнетоэлектриках [6] М.Д. Глинчук, В.Г. Грачев, М.Ф. Ройцин, Л.А. Суслин.

Электрические эффекты в радиоспектроскопии. Наука, М.

(1981).

[7] М.Д. Глинчук, И.В. Кондакова. ФТТ 40, 340 (1998).

[8] M.D. Glinchuk, V.A. Stephanovich. J. Phys.: Cond. Matter. 6, 6317 (1994).

[9] M.D. Glinchuk, V.A. Stephanovich. Ferroelectrics 169, (1995).

[10] A.D. Bruce, W. Taylor, A.F. Murray. J. Phys. C: Solid State Phys. 13, 483 (1980).

[11] M.D. Glinchuk, I.V. Kondakova. Mol. Phys. Rep. 18/19, (1997).

[12] D.J. Hudson. Statistics. Geneva (1964).

[13] Т.В. Антимирова, М.Д. Глинчук, А.П. Печеный, И.М. Смолянинов. ФТТ 32, 208 (1990).

[14] U.T. Hchli, K. Knorr, A. Loidl. Adv. Phys. 39, 405 (1990).

Физика твердого тела, 2001, том 43, вып.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

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.