WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. 9 Гигантское нелинейное поглощение в антиферромагнетике NiO © С.И. Шаблаев, Р.В. Писарев Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Поступила в Редакцию 30 января 2003 г.) Исследование спектра нелинейного двухфотонного и двухступенчатого поглощения в монокристалле NiO в области энергий 1 + 2 = 2.45-4.575 eV показало, что он имеет сложную форму и состоит из пиков очень высокой интенсивности (от 0.05 до 2.7cm/MW). В области энергий 2.45-3.3 eV спектр определяется переходами в d-d-состояниях иона Ni2+. Определена ширина запрещенной зоны Eg = 3.466 eV. Выше этой энергии особенности спектра обусловлены межзонными переходами из трех валентных подзон на дно зоны проводимости.

Работа выполнена при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований.

Характер локальных электронных состояний и состо- ного поглощения. Специфика нелинейного поглощения яний валентной зоны и зоны проводимости в соедине- в соединениях с 3d-переходными металлами состоит ниях с 3d-переходными металлами интенсивно иссле- в том, что, во-первых, двухфотонные переходы между дуется в течение достаточно длительного времени [1]. d-состояниями иона металла являются разрешенными и, Особенно эти вопросы стали актуальными в связи следовательно, более интенсивными (в отличие от однос открытием высокотемпературной сверхпроводимости фотонного поглощения), а во-вторых, в процессе нелив [Cu2+(3d9)]-соединениях и гигантского магнитосопро- нейного поглощения возможно резонансное поглощение тивления в [Mn3+(3d4)]-материалах. Экспериментальные на промежуточных уровнях, когда энергия одного или исследования проводились различными линейными оп- обоих используемых источников света равна разности тическими методами (поглощение, отражение, электро- энергий локальных d-переходов ионов металла. Такие поглощение). Было установлено, что спектр поглоще- резонансные эффекты могут усиливать общее нелиния в этих соединениях образован локальными опти- нейное поглощение и позволяют подробно исследовать ческими переходами в 3d-переходных ионах, которые конкретные локальные переходы. В настоящее время это в области энергий выше 3 eV налагаются на межзон- особенно актуально в связи с интенсивными поисками ное поглощение. Однако однозначное разделение этих нелинейных оптических материалов с большой величивидов поглощения оказывается затруднительным в силу ной нелинейной восприимчивости третьего порядка (3), которые могут использоваться при создании приборов того, что спектры поглощения не удается измерить для управления световыми потоками [4].

в области межзонных переходов, а спектры отражения неэффективны в области прозрачности и самого края Для данного исследования нелинейного поглощения фундаментального поглощения. До сих пор во многих мы выбрали оксид никеля NiO. Схема электронных уровслучаях неизвестно ни точное значение величины меж- ней иона Ni2+ в октаэдрическом кристаллическом поле зонного зазора Eg, ни характер краевых оптических пе- показана на рис. 1. Это хорошо исследованный линейныреходов. Решению этого вопроса может помочь исполь- ми оптическими методами антиферромагнетик, который зование метода нелинейной двухфотонной спектроско- в случае нелинейного поглощения особенно интересен 3 + + пии, являющейся эффективным инструментом изучения тем, что его первый оптический переход 3, 2 электронной структуры [2]. В этом случае изучается расположенный в области энергий 0.97-1.3 eV, попаспектральная зависимость дополнительного поглощения дает в резонанс с энергией накачки нашего лазера зондирующего света 1 с интенсивностью I1, возника- E2 = 1.17 eV.

ющего в момент прохождения через кристалл мощного Оксид никеля NiO кристаллизуется в центросимметлазерного импульса 2 с интенсивностью I2. Оба ричной кубической структуре (точечная группа m3m) импульса незначительно поглощаются в кристалле, так типа NaCl. Ниже температуры Нееля TN = 523 K NiO как энергия зондирующего света 1 < Eg, а энергия является антиферромагнетиком, в котором спины ионов „накачки“ 2 < (1/2)Eg. Эти условия позволяют иссле- Ni2+ ферромагнитно упорядочены в плоскостях {111} довать нелинейное поглощение в области самого края и направлены навстречу друг другу в соседних плоскофундаментального поглощения от 2 2 до Eg + 2, стях [5,6]. Спиновое упорядочение вызывает небольшое где однофотонная спектроскопия уже не может при- искажение кубической элементарной ячейки вдоль осей меняться из-за сильного поглощения, а отражение еще 111 [7] (перпендикулярно ферромагнитным плоскомалоэффективно. Более сложные правила отбора для стям), которое понижает кристаллографическую симдвухфотонного поглощения (ДФП) [3] часто позволяют метрию до 3 m. Электронная структура NiO исслеполучать новую информацию об электронных состоя- довалась как теоретически [8,9], так и эксперименниях кристаллов по сравнению со спектрами линей- тально [1,10,11]. Фундаментальное поглощение является Гигантское нелинейное поглощение в антиферромагнетике NiO трехканального стробоскопического детектора, который измерял амплитуду импульсов лазера I2 и лампы I1 за время строба 4.5 ns в течение каждого цикла (частота циклов 12.5 Hz). При этом амплитуда зондирующего импульса I1 измерялась дважды. Непосредственно перед „провалом“ определялась величина I1, а в момент „провала“ — величина I1 - I. Далее полученные сигналы стробоскопически расширялись до 7 ms и направлялись в вычислительный блок, в котором выделялся сигнал I и вычислялся коэффициент ДФП по формуле = I/(I1I2d), где d — длина области взаимодействия лучей в кристалле. Полученные значения усреднялись по 104 импульсам.

2. Экспериментальные результаты На рис. 2 представлен спектр нелинейного поглощения NiO. В области энергий от 2.46 до 3.7 eV спектр измерялся на пластине NiO толщиной 70 µm, а от 3.до 4.575 eV — на пленке толщиной 7 µm.

Спектр ДФП можно условно разбить на две части.

В первой части спектра в области энергий 2.46-2.9eV наблюдаются два пика сложной формы, которые связаны 3 + с переходами из основного состояния через проме3 + 1 жуточное в конечные состояния и. Далее 5 (от 2.9 до 3.465 eV) находится область с незначительным Рис. 1. Схема электронных состояний (3d)8 и краевых нелинейным поглощением (порядка 0.02 cm/MW), где зон NiO.

наблюдается небольшой пик C, связанный с возбуждени3 + + ем двух переходов -3 (имеющих энергию возбу2 ждения около 1 eV) зондирующим световым импульсом экспоненциальным [12] в области примерно от 3.1 eV с энергией 2 eV. Вторая часть спектра начинается до первого пика 4.3eV [13]. Поэтому точное поло- после энергии 3.465 eV и доходит до энергии 4.575 eV.

жение Eg и характер краевых переходов до сих пор не В этой области наблюдаются три очень сильных пика X1, установлены. X2, X3 с энергиями максимумов 3.768, 4.075, 4.33 eV соответственно. На рис. 1 представлена схема электронных состояний (3d)8-иона Ni2+ и краевых зон (валентной 1. Техника эксперимента зоны и зоны проводимости): показаны обнаруженные переходы и приведены энергии лазера накачки E2 и зонСпектры нелинейного поглощения кристалла NiO дирующего светового импульса E1.

были получены на двух образцах, один из которых представлял собой плоскопараллельную пластину толщиной 70 µm, а другой — пленку толщиной 7 µmна подложке из MgO. Плоскости образцов соответствовали ориентации {100}.

Импульс I2 неодимового лазера (Nd-YAG) длительностью 10 ns с энергией 2 = 1.17 eV и зондирующий световой импульс I1 ксеноновой лампы — вспышки длительностью 1.5 µs с энергией 1.29 < 1 < 3.4eV — одновременно проходили навстречу друг другу через образец [14]. При этом на зондирующем импульсе появлялся модуляционный сигнал в виде „провала“ в момент прохождения через кристалл лазерного импульса. Зондирующий импульс света I1 проходил через монохроматор и попадал на катод фотоумножителя.

Амплитуда импульса лазера I2 контролировалась коаксиальным фотоэлементом. Сигналы с умножителя и фотоэлемента через линии задержки поступали на входы Рис. 2. Спектр нелинейного поглощения монокристаллов NiO.

Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. 1662 С.И. Шаблаев, Р.В. Писарев ные электроны при поглощении энергии квантов зондирующего света I1 могут переходить на более высокие уровни.

Понятно, что большое время жизни электронов на промежуточном уровне-ловушке приводит к увеличению вероятности двухступенчатых переходов, но, кроме этого, возрастает вероятность и резонансных двухфотонных переходов за счет уменьшения энергетического знаменателя Em - Ei - 2 в формуле для коэффициента ДФП f |e2 p|m m|e1 p|i = A Em - Ei - f,i m f |e1 p|m m|e2 p|i +, Em - Ei - Рис. 3. Временная форма лазерного I2 и модуляционного I где — сумма по всем начальным (i) и конечным ( f ) импульсов света.

j,i состояниям, — сумма по всем промежуточным m состояниям, включая как начальные, так и конечные.

Исследования модуляционного сигнала I показали, По-видимому, этим можно объяснить необычно больчто по форме он сильно отличается от лазерного шие коэффициенты нелинейного поглощения, которые импульса накачки I2 (рис. 3). Длительность лазерного наблюдаются в эксперименте. Величины в эквиваимпульса света I2 на полувысоте импульса равна 10 ns.

лентных точках спектра примерно в 3 раза больше, чем Длительности переднего и заднего фронтов составляв кристалле окиси хрома Cr2O3 [15] (в котором также ет примерно 5 ns. Передний фронт модуляционного наблюдается резонансное ДФП, но в резонанс попадает сигнала I соответствует фронту лазерного импульса, только зондирующий световой импульс I1), и на два а задний отличается огромной длительностью, которую порядка больше, чем в таких модельных полупроводниоказалось невозможно измерить в нашем эксперименте, ках, как ZnSe, CdS, cпектры которых были специально так как она превосходила не только длительность самого измерены в тех же условиях.

зондирующего импульса света I1 (1.5 µs), но и велиИз рис. 2 видно, что спектр состоит из нескольких 3 чину скважности лазерных импульсов (80 ms). Предпопиков (1,, C, X1, X2, X3) сложной формы и разложительно длительность заднего фронта импульса I личной интенсивности. Первые два из них, очевидно, составляет более 160 ms, т. е. практически в 106 раз связаны с поглощением в d-оболочке иона Ni+2 при + + + + 3 больше длительности импульса лазера. Такой необычно переходах между состояниями 1 3.

2 5 5 длинный задний фронт модуляционного сигнала — след- Переходы X1, X2, X3, по нашему мнению, являются ствие того, что процесс нелинейного поглощения в NiO межзонными переходами между тремя подзонами ваявляется не чисто двухфотонным, а в значительной лентной зоны и дном зоны проводимости. Известно, что степени двухступенчатым поглощением. Как видно из край межзонного собственного поглощения NiO являрис. 1, в NiO первый оптический переход происхо- ется экспоненциальным выше 3.1 eV [12]. Около 4eV 3 + + дит между состояниями 3 в ионе Ni2+. Он коэффициент однофотонного поглощения достигает 2 расположен в области энергий 0.97-1.3 eV. Лазерный значений 0.5 · 105 cm-1, и далее наблюдается пик при импульс накачки I2 с энергией 1.17 eV попадает на энергии 4.3 eV [13]. Этот пик, по-видимому, соответствузадний фронт этого перехода. Электроны, поглощая ет двухфотонному пику X3 (4.325 eV). Пики X1 и Xэнергию квантов лазера, реально переходят с основ- с энергиями 3.768 и 4.075 eV не проявляются в спектре 3 + 3 + ного уровня на возбужденный. Время жизни отражения, так как попадают в область экспоненциаль2 электронов на этом уровне обратно пропорциональ- ного края.

но ширине уровня и может быть порядка нескольких Краем фундаментального поглощения в NiO следует фемтосекунд. Следовательно, для того чтобы объяснить считать энерию начала высокотемпературной области наблюдаемый нами длинный задний фронт модуляцион- спектра ДФП, равную Eg = 3.465 eV при 290 K.

ного сигнала, необходимо предположить, что электроны 3 + переходят с уровня на какой-то уровень примеси Список литературы или дефекта кристалла типа „ловушки“, который имеет огромное время жизни. Это время жизни возбужденных [1] B. Fromme. In: d–d Excitations in Transition-Metal Oxides.

электронов определяется длительностью заднего фронта Springer, Berlin (2001). P. 145.

модуляционного импульса I и, как отмечалось выше, [2] H. Mahr. In: Quantum Electronics / Ed. H. Rabin and примерно равно 160 ms. В дальнейшем эти возбужден- C.L. Tang. Academic Press, N. Y. (1975). V. 1. P. 285.

Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. Гигантское нелинейное поглощение в антиферромагнетике NiO [3] T.R. Bader, A. Gold. Phys. Rev. 171, 997 (1968).

[4] H. Kishida, H. Matsuzaki, H. Okamoto, T. Manabe, M. Yamashita, Y. Taguchi, Y. Tokura. Nature 405, 929 (2000).

[5] M.T. Hutching, E.D. Samuelsen. Phys. Rev. B 6, 3447 (1972).

[6] F.U. Hillebrecht, H. Ohldag, N.B. Weber, C. Bethke, U. Mick, M. Weiss, J. Bahrdt. Phys. Rev. Lett. 86, 3419 (2001).

[7] K. Nakahigashi, N. Fukuoka, Y. Shimomura. J. Phys. Soc. Jpn.

38, 1634 (1975).

[8] M. Takahashi, J. Igarashi. Phys. Rev. B 54, 13 566 (1996).

[9] T. Bredov, A.R. Gerson. Phys. Rev. B 61, 5194 (2000).

[10] Landolt-Brnstein. Numerical Data and Functional Relationships. New Series, III/17g. Comprehensive Index.

Springer, Berlin (1984).

[11] S. Hfner. In: Photoelectron Spectroscopy / Ed. M. Cordona.

Springer, Berlin (1996). 662 p.

[12] J. Pattanayak, K.D. Becker. Phys. Stat. Sol. (b) 188, (1995).

[13] R.T. Powell, W.E. Spiser. Phys. Rev. B 2, 2185 (1970).

[14] С.И. Шаблаев, А.М. Данишевский, В.К. Субашиев, А.А. Бабашкин. ФТТ 21, 1140 (1979).

[15] С.И. Шаблаев, И.П. Арешев, Р.В. Писарев. ФТТ 42, (2000).




© 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.