Оптическая дефазировка в примесных молекулярных неупорядоченных средах в широком интервале низких температур тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

ВВЕДЕНИЕ.

ГЛАВА I. НИЗКОТЕМПЕРАТУРНАЯ ДИНАМИКА НЕУПОРЯДОЧЕННЫХ СРЕД И МЕТОД ФОТОННОГО ЭХА.

1.1 Введение.

1.2 Низкоэнергетические возбуждения в аморфных средах.

1.2.1 Двухуровневые системы (ДУС). Стандартная модель ДУС.

1.2.2 Термические активационные переходы в двухъямных потенциалах.

1.2.3 Квазилокальные фононы.

1.2.4 Акустические фононы.

1.3 Температурное уширение спектральных линий примесных центров в аморфных матрицах.

1.3.1 Вклад ДУС в однородное уширение спектральной линии.

1.3.2 Уширение спектральной линии, обусловленное взаимодействием с НЧМ.

1.3.3 Влияние акустических фононов на температурное уширение спектральной линии.

1.4 Метод фотонного эха.

1.5 Краткие выводы.

ГЛАВА II. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА И МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЙ ОПТИЧЕСКОЙ ДЕФАЗИРОВКИ МЕТОДОМ НЕКОГЕРЕНТНОГО ФОТОННОГО ЭХА.

2.1 Некогерентное фотонное эхо (НФЭ). Экспериментальная установка для проведения измерений методом НФЭ.

2.2 Приготовление образцов полимеров и стекол и их свойства.

2.3 Методика эксперимента и обработка экспериментальных данных.

2.4 Краткие выводы.

ГЛАВА III. ИССЛЕДОВАНИЕ ОПТИЧЕСКОЙ ДЕФАЗИРОВКИ В ПРИМЕСНЫХ ОРГАНИЧЕСКИХ СТЕКЛАХ И ПОЛИМЕРАХ В ШИРОКОМ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОМ ДИАПАЗОНЕ.

3.1 Результаты измерений ФЭ в примесных органических системах.

3.2 Анализ результатов эксперимента.

3.2.1 Результаты для низкотемпературной области.

3.2.2 Результаты для высокотемпературной области.

3.3 Краткие выводы.

ГЛАВА IV. ПРИМЕНЕНИЕ МОДЕЛИ МЯГКИХ ПОТЕНЦИАЛОВ К ОПИСАНИЮ ОПТИЧЕСКОЙ ДЕФАЗИРОВКИ В ПРИМЕСНЫХ МОЛЕКУЛЯРНЫХ СИСТЕМАХ В ШИРОКОМ ТЕМПЕРАТУРНОМ ДИАПАЗОНЕ.

4.1 Модель мягких потенциалов и ее применение к описанию низкотемпературных свойств стекол.

4.2 Основные соотношения, описывающие оптическую дефазировку в модели МП

4.3 Результаты модельных расчетов и их сравнение с экспериментом.

4.4 Краткие выводы.

Изучение аморфных сред является одной из актуальных задач физики конденсированного состояния. Аморфные материалы используются человечеством с давних времен. В настоящее время стекла, полимеры, аморфные полупроводники и другие материалы с неупорядоченной структурой широко применяются в технике и в быту. Однако, несмотря на большое количество проведенных исследований, в нашем понимании свойств аморфных систем до сих пор имеется множество нерешенных принципиальных вопросов. Одной из важных задач физики аморфных сред является изучение аномальной динамики этих материалов при низких температурах. Независимо от своего химического состава и конкретной структуры, все неупорядоченные материалы при температурах ниже нескольких десятков Кельвин обладают рядом универсальных свойств, которые определяются внутренней динамикой этих веществ. Указанные свойства резко отличаются от аналогичных свойств высокоупорядоченных кристаллических сред. Так еще в 1971 году было обнаружено [1], что при температурах ниже 1К аморфные материалы проявляют линейную (а не кубическую, как в кристаллическом состоянии) температурную зависимость теплоемкости. Позднее были обнаружены аномальное поведение теплопроводности [2], поглощения ультразвука [3], зависимости скорости звука от температуры [4], и множество других, характерных лишь для неупорядоченных веществ эффектов (см., например, обзоры [5-7] и ссылки там).

В последние годы сформировалось самостоятельное направление в изучении динамики неупорядоченных конденсированных систем: исследование низкотемпературной динамики органических стекол и полимеров. Актуальность исследования органических аморфных материалов объясняется тем, что эти материалы обладают самыми разнообразными, с потребительской точки зрения, свойствами и широко применяются на практике. Органические стекла и полимеры являются перспективными объектами для создания новых систем с необычными свойствами. Так, например, в настоящее время ведутся интенсивные разработки по созданию на основе органических материалов запоминающих устройств и процессоров для оптических компьютеров. В последнее время все большее применение на практике находят разнообразные биологические объекты, которые также имеют неупорядоченную структуру. По этой причине крайне важно уметь адекватно описывать динамику аморфных материалов.

При изучении динамики конденсированных сред широкое применение нашли методы оптической спектроскопии. Эти методы позволяют получать информацию о динамических процессах в веществе по ширинам спектральных линий. Ценная информация о динамике неупорядоченных сред содержится в электронных спектрах примесных молекул, введенных в такие среды в малой концентрации, поскольку именно электронные спектры оказываются наиболее чувствительными к различного рода внутри- и межмолекулярным взаимодействиям. Быстрые конфигурационные изменения и фононные возбуждения в неупорядоченных средах проявляются в однородном уширении (дефазировке) спектральных линий, более медленные процессы вызывают малые изменения частот индивидуальных спектральных переходов - этот процесс называется спектральной диффузией (СД) [8-11]. Однако присущий аморфным средам эффект неоднородного уширения спектральных линий сильно ограничивает возможности извлечения динамической информации о таких средах методами традиционной спектроскопии. Этот эффект возникает из-за того, что молекулы, которые находятся в различном локальном окружении, имеют различные резонансные частоты электронных переходов, что приводит к сильному размытию наблюдаемых спектров в шкале частот.

К настоящему времени развиты методы устранения неоднородного уширения и выявления линейчатой структуры в спектрах флуоресценции, фосфоресценции и поглощения сложных молекул в произвольных растворителях с помощью селективного лазерного возбуждения (см., например, обзоры [12-19] и ссылки в них). Совокупность этих методов в литературе часто называют тонкоструктурной селективной спектроскопией (Site Selection Spectroscopy). В спектрах испускания неоднородное уширение может быть устранено при селективном возбуждении в неоднородной системе центров одного типа, имеющих линию поглощения на частоте лазера (Fluorescence Line Narrowing Spectroscopy) (Персонов и др. 1972) [20]. Другой метод, позволяющий выявить тонкую структуру в спектрах поглощения, основан на селективном фотохимическом или фотофизическом преобразовании центров, поглощающих лазерное излучение (Персонов и др. 1974) [21,22]. При наличии таких изменений в широких полосах поглощения после лазерного облучения появляются узкие стабильные провалы на частотах электронно -колебательных переходов "выжженных" молекул. Разность спектров поглощения образца до и после выжигания представляет собой линейчатый спектр поглощения "выжженных" молекул (Hole Burning Spectroscopy).

На несколько ином принципе основан еще один метод селективной спектроскопии - метод фотонного эха (ФЭ) [23,24]. Формирование эхо-сигналов непосредственно связано с «фазовой памятью» аморфной системы на внешнее воздействие. При воздействии короткого светового импульса, в исследуемой системе возникает ансамбль возбужденных молекул, имеющих одинаковые фазы колебаний. Это когерентное состояние ансамбля быстро разрушается из-за неоднородного распределения молекул по частотам электронного перехода. Фазы колебаний молекул, обладающих более высокой частотой перехода, начинают опережать фазы молекул, имеющих низкую частоту. После воздействия на систему через время г второго возбуждающего импульса происходит обращение фаз. Фазы колебаний молекул с более низкой частотой теперь отстают от фаз колебаний молекул с высокой частотой перехода. Поскольку все молекулы продолжают колебания с неизменной частотой, то через время т после воздействия второго импульса происходит частичное "сфазирование" ансамбля возбужденных молекул и испускание когерентного светового импульса (импульса фотонного эха). Интенсивность сигнала эха определяется величинами времени г и времени оптической дефазировки (обратному значению однородной ширины линии). Подробное описание метода ФЭ будет дано в Главе I. Указанные методы селективной спектроскопии открыли новые широкие возможности для спектроскопии твердого тела, а также для ряда практических применений.

Исследуя зависимость однородной ширины бесфононных линий (БФЛ) в спектрах примесных центров от температуры, можно получить важные сведения о механизмах оптической дефазировки в изучаемой системе, которые проявляются в различных энергетических шкалах. За последние 10-15 лет проблеме однородной ширины линии в примесных органических аморфных системах было посвящено много работ, выполненных методами селективной спектроскопии. Было показано, что при низких температурах аномальные динамические свойства стекол хорошо объясняются наличием в них групп атомов или молекул, которые совершают туннельные переходы между двумя локальными минимумами, формирующимися на поверхности потенциальной энергии неупорядоченных сред. Указанные переходы образуют так называемые двухуровневые системы (ДУС) [25-29]. Переходы в ДУС вызывают соответствующие изменения частот электронных переходов примесных молекул и приводят тем самым к уширению БФЛ. При описании экспериментальных данных, полученных при более высоких температурах, когда вид температурной зависимости ширины линии резко меняется, в рассмотрение, помимо механизма уширения, вызываемого ДУС, включают уширение, связанное с взаимодействием примесного центра с квазилокальными низкочастотными модами (НЧМ) [30,31]. Такой подход появился во многом по аналогии с молекулярными кристаллами, где при температурах выше нескольких градусов Кельвина начинает проявляться вклад в дефазировку, вызываемый квазилокальными НЧМ, возникающими из-за внесения в твердотельную матрицу примесных центров. Однако, понимание природы указанных низкоэнергетических возбуждений в стеклах еще очень неполно.

В большинстве исследований по температурному уширению БФЛ, выполненных до настоящего времени, температурный диапазон измерений был относительно узким (температура менялась менее чем в десять раз). Это обстоятельство сильно ограничивало надежность интерпретации экспериментальных данных, поскольку в исследованных узких температурных областях происходит наложение вкладов в уширение БФЛ, обусловленных различными механизмами. Поэтому для проверки существующих теорий, посвященных описанию спектральной динамики аморфных сред, представлялось актуальным расширить температурный диапазон измерений. Указанная задача требовала разработки новых экспериментальных решений, поскольку ни одна из существующих ныне методик не позволяла провести измерения ширины БФЛ в существенно более широком диапазоне изменения температур. Важным являлось и увеличение количества исследуемых систем, необходимое для достижения большей достоверности интерпретации экспериментальных результатов. В связи с вышесказанным была сформулирована первая задача работы - экспериментальное исследование оптической дефазировки в широком температурном диапазоне методом ФЭ на ряде специально подобранных аморфных систем. Указанное исследование стало возможным благодаря применению двух разновидностей метода ФЭ: двухимпульсного пикосекундного ФЭ (2ФЭ) и некогерентного ФЭ (НФЭ). Измерения при низких температурах проводились на установке 2ФЭ, так как метод 2ФЭ не чувствителен к эффекту СД, который проявляется при температурах ниже нескольких градусов Кельвина. При более высоких температурах использовался метод НФЭ, который характеризуется высоким временным разрешением и позволяет проводить измерения вплоть до комнатных температур.

До сих пор, несмотря на значительную активность в теоретическом изучении аморфных сред, не существует четкого представления о механизмах, ответственных за аномальную динамику этих материалов. Экспериментальные данные часто с одинаковой вероятностью могут быть описаны различными теориями, основанными на принципиально отличающихся концепциях. Для описания динамики аморфных систем в относительно широком температурном диапазоне в последние годы используется так называемая модель мягких потенциалов (МП) (Карпов и др.[32]), которая естественным образом включает в себя как ДУС, так и квазилокальные возбуждения фононного типа и дает предсказания об их плотности состояний. Модель МП хорошо зарекомендовала себя при объяснении многих специфических свойств неупорядоченных материалов [33-36]. Однако до самого последнего времени эта модель не использовалась в оптических исследованиях при описании температурного уширения бесфононной линии. Представляло несомненный интерес проверить применимость этой модели для описания процессов оптической дефазировки в аморфных средах. Сказанное выше определило вторую задачу работы -применение модели МП к анализу оптической дефазировки в примесных неупорядоченных молекулярных системах.

Научная новизна работы

• Впервые проведены измерения температурных зависимостей оптической дефазировки ряда примесных органических систем в широком (0,35-=-100 К) температурном диапазоне. Впервые четко разделены два различных механизма дефазировки, характеризующихся квазилинейным и квазиэкспоненциальным поведением.

• Анализ температурных зависимостей ширин линий различных молекул хромофора, добавленных в одну и ту же матрицу показал, что оптическая дефазировка при высоких температурах может определяться как природой самой аморфной матрицы, так и природой молекул примеси. Показано, что высокотемпературная часть (Т> 3-4 К) температурных зависимостей БФЛ примесных центров может быть описана взаимодействием примеси с широким спектром НЧМ, известным из экспериментов.

• Изучена применимость модели МП к описанию процессов оптической дефазировки в аморфных средах. Показано, что модель МП качественно правильно описывает температурное поведение однородной ширины БФЛ в относительно широком температурном диапазоне и может быть с успехом использована в спектральных исследованиях.

Положения, выносимые на защиту

• Предложена и реализована методика измерения оптической дефазировки в стеклах в широком температурном диапазоне. Четко разделены два различных механизма уширения БФЛ, характеризующихся квазилинейным и квазиэкспоненциальным поведением.

• Показано, что оптическая дефазировка может определяться как природой самой аморфной матрицы, так и природой молекул примеси.

• Показано, что модель МП качественно правильно описывает температурное поведение однородной ширины БФЛ в относительно широком температурном диапазоне.

Структура работы

Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. В первой (обзорной) главе изложены основные особенности протекания динамических явлений в аморфных средах и некоторые положения существующих теорий, посвященных динамике неупорядоченных сред. В этой главе также рассмотрены некоторые аспекты метода ФЭ, так как этот метод послужил основой проведенных исследований.

Основные результаты выполненных измерений приведены на Рис. 3.1 и Рис. 3.2 в форме зависимостей обратного времени оптической дефазировки (то есть "однородной" ширины линии) от температуры:

ГФЭ(г) = 1 /7гТ2(Т)= \/2/гТ] (т) +1 /тгТ2*(т). На Рис. 3.3 приведены аналогичные зависимости для систем резоруфин в d- и d6-3TaHone, полученные в [105,106]. Все зависимости имеют сходный вид. Низкотемпературная часть (Т < 2-3 К) показывает сравнительно медленный рост и может быть аппроксимирована квазилинейным законом. Ширина линии при более высоких температурах растет быстрее. Такое поведение температурной зависимости ширины спектральной линии легко объясняется исходя из приведенных выше предположений о существовании различных механизмов уширения. Поскольку экспериментальные данные получены двумя различными разновидностями метода ФЭ (2ФЭ и НФЭ), важно представлять, насколько можно сопоставлять ю1 ■ ■ м| ■ ■ ■ ■ I

1 10

Температура, К

Рис. 3.1 Температурная зависимость обратного времени оптической дефазировки ГФЭ(Т) = \/ЛТ2(Т) для трех систем: Zn-ТФП/ПММА,

ТБТ/ПММА и ТБТ/ПИБ, измеренная методом 2ФЭ (■) и НФЭ(О). Линия представляет собой аппроксимацию выражением (ЗЛ). Параметры аппроксимации представлены в ТаблЛ.

Я" U со п

10

10

10

10

1 о3 ю2

Я"

1 0 1

10° о л

10й

10 2

2 10 50

Г б) .1

Zn-ОЭП в толуоле о>8 - о / с°/ q=>8

1 1 о

Темп ерату ра, К

1 00

Рис. 3.2 Температурная зависимость обратного времени оптической дефазировки ГФЭ(т)= 1/7ГТ2(Т) для систем: а) Zn-TOn/d-этанол (кружки) и Zn-ТФП/ ё6-этанол (квадраты), измеренная методом НФЭ. б) Zn-ОЭП в толуоле, измеренная методом 2ФЭ (■) и НФЭ(О). Сплошной линией показана аппроксимация экспериментальных данных с помощью выражения (3.1), пунктиром - выражения (3.7).

10'

10

Г (а)

Я" з

S ю3 ю2 ю1

Резоруфин в d-этаноле ■ ■ ■ ■ л—II I I I I

10

10

10«

СП ioj

Температура, К

30

Рис. 3.3 Температурная зависимость обратного времени оптической дефазировки ГФЭ(т)= 1/лГ2(т) для систем: а) резоруфин в d-этаноле, измеренная 2ФЭ (■) и НФЭ (О) [43] и 2ФЭ (А) [11] б) резоруфин в d-этаноле (□) и d6-3TamMe (•), измеренная методом НФЭ [105,106] данные, полученные этими двумя способами.

Теоретическое рассмотрение метода НФЭ показывает, что при низких температурах (Т< 2-4 К), когда дефазировка в основном обусловлена взаимодействием с ДУС, результаты измерений 2ФЭ и НФЭ должны несколько различаться, благодаря вкладу быстрой СД. Указанный эффект заключается в том, что методы, которые характеризуются различными временами измерения tx, чувствительны к процессам, протекающим в различных временных шкалах. Характерное время метода пикосекундного 2ФЭ составляет пикосекунды -наносекунды. В экспериментах же по НФЭ значение времени tx определялось временем жизни 7\ молекул хромофора и составляло для различных систем величину порядка 3-8 не. Впервые существование СД в наносекундной шкале было экспериментально подтверждено в работах [105,106] при измерении НФЭ в системе резоруфин в этаноле. В наших измерениях влияние наносекундной СД отчетливо заметно в системе Zn-ОЭП в толуоле (см. Рис. 3.26) в диапазоне до 10 К.

При более высоких температурах преобладает дефазировка на возбуждениях фононного типа, поэтому вклад СД отсутствует, и результаты измерений различными методами должны совпадать. Это подтверждают наши данные для систем ТБТ/ПММА, ТБТ/ПИБ и Zn-ТФП/ПММА (см. Рис. 3.1). Как легко видеть, результаты измерений 2ФЭ и НФЭ в этих системах практически совпадают при температуре ~ 4 К и хорошо аппроксимируются одной зависимостью.

Для аппроксимации измеренных температурных зависимостей ширины БФЛ часто используется выражение:

Г(Т)=Г0+ЬТ«+С . (3.1) l - ехр(- AEI в котором учитывается вклад в дефазировку от двух описанных выше механизмов - ДУС и НЧМ с энергией АЕ (см. выше выражения (1.14) и (1.16)). Для того чтобы разделить эти два вклада более корректно, мы проделали следующую процедуру. Вначале низкотемпературная часть зависимостей (Т'< 1-2 К) была аппроксимирована степенным законом, при этом были определены величины параметров b и а, затем значения этих параметров фиксировались и экспериментальные точки аппроксимировались зависимостью (3.1), что позволяло определить параметры с и АЕ. На Рис. 3.4 показан пример определения температуры TCI0SS, при которой два рассматриваемых вклада в дефазировку равны. Рис. 3.5 демонстрирует большую точность определения значения параметра а в случае широкого температурного диапазона измерений. На этом рисунке приведена низкотемпературная часть данных по дефазировке для системы резоруфин в d-этаноле, полученная в [105,106] в широкой температурной области ив [10] в более ограниченной температурной области. Можно видеть, что данные, полученные в широкой температурной области, могут быть хорошо аппроксимированы лишь степенной зависимостью с а - 1,9, в то время как данные полученные в ограниченной области могут быть аппроксимированы степенной зависимостью как с а= 1,6 [10], так и с а= 1,9. Значения параметров температурных зависимостей, полученных из аппроксимации наших экспериментальных данных приведены в Табл. 1.

3.2 Анализ результатов эксперимента

3.2.1 Результаты для низкотемпературной области

Как видно из Табл. 1, значение параметра a, полученное из наших экспериментальных данных, принимает для различных систем значения от 1,05 до 1,9. В работе [108] был проделан модельный расчет температурной зависимости оптической дефазировки для двух исследованных нами систем ТБТ/ПММА и Zn-ТФП/ПММА. Расчет был проведен на базе стохастической модели случайных прыжков [109-112] и стандартной модели ДУС с учетом конечности максимальной скорости релаксации ДУС Rmax (этот подход был предложен в работе Гевы и Скиннера [77]). С использованием известного из а uI о %

Рис. 3.4

10000 -?' 1 "I1 I I Г| " — 1 - Г ТБТ/ПИБ 1 --1-1-1-1—,—1—1—1-,-,-- Jt*6

1000 100 >•/ДУС / т - у cross : / /

10 - / /нчм / ; / /

1 .-I. . 1 1—1 • 1 1 1 .1

1 10

Температура, К

Вклады ДУС и НЧМ в температурное уширение линии для системы ТБТ/ПИБ.

500 аО юо

40

Резоруфин в d-этаноле а= 1.6 » ■

0.3 а=1.9 1

Температура, К

Рис. 3.5 Низкотемпературная часть зависимости для системы резоруфин в d-этаноле. Видно, что степенная зависимость с «=1.9 хорошо аппроксимирует все экспериментальные данные. Зависимость cqf1.6 хорошо аппроксимирует лишь данные из [11], полученные для узкого температурного диапазона.

Система Параметры

Краситель Матрица Across? ъ> а с, АЕ,

К) (МГц/К0) (ГГц) (см"1)

ТБТ ПИБ 4,2 33,8 1Д+0Д 24,5 13,4±2

ТБТ ПММА 3,3 80 1,05+0,1 35 10,8±2

Zn-ТФП ПММА 3,15 73 1,1±0,15 48 11,2±2

Zn-ТФП d-этанол * * * 65 12±2

Zn-ТФП d6-3TaHon * * * 21 7±2

Zn-ОЭП толуол 4,3 41,1 1,1±0,1 50 15+2 резоруфин d-этанол 12,1 41,3 1,9+0.15 280 29±4 резоруфин dб-этaнoл * * * 80 20±3 В этих случаях отсутствие экспериментальных точек в промежуточном или низкотемпературном регионах не позволило определить значения параметров Tcross, baa.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ 78

• Проведенные впервые расчеты вклада PC в ширину БФЛ показали, что температурная зависимость этого вклада во многом аналогична зависимости от туннелирующих ДУС. Абсолютная величина вклада PC составляет примерно 30% от вклада ДУС.

В заключение автор считает своим приятным долгом выразить глубокую благодарность своим научным руководителям Роману Ивановичу Персонову и Юрию Григорьевичу Вайнеру за предоставление интересной темы диссертации, неоценимую помощь в овладении навыками физика-экспериментатора, многочисленные консультации и ценные замечания по существу работы. Я также признателен коллеге и другу Андрею Наумову за помощь в осуществлении эксперимента, обработке данных и полезные обсуждения. Мне приятно выразить искреннюю благодарность всем сотрудникам Отдела молекулярной спектроскопии ИСАН за неизменную доброжелательность и содействие в работе. Но более чем кому-либо, я благодарен своим родителям и супруге, за любовь, заботу и понимание.

М. Кольченко

1. R.C. Zeller, R.O. Pohl, Phys. Rev. B. 4, 2029 (1971).

2. R.B. Stephens, G.S. Cieloszyk, and G.L. Salinger, Phys. Lett. 38A, 3, 215 (1972).

3. G. Federle and S. Hunklinger, J. Physique C9, 43, C9-505 (1982).

4. A. Nittke et al., J. Low Temp. Phys. 98, 517 (1995).

5. Amorphous Solids: Low temperature Properties, ed. by W.A. Phillips, Berlin, Springer (1981).

6. S. Hunklinger, A.K. Raychaudhuri, in Progress in low temperature physics, ed. by D.F. Brewer, Amsterdam, Elsiever, (1986) Vol. 9.

7. Tunneling Systems in Amorphous and Crystalline Solids, ed. by P. Esquinazi, Berlin, Springer, (1998).

8. T.L. Reinecke, Solid State Commun. 32, 1103 (1979).

9. W. Breinl, J. Friedrich, and D. Haarer, J. Chem. Phys. 81, 3915 (1984).

10. M. Berg, C.A. Walsh, L.R. Narsimhan, K.A. Littau, and M.D. Fayer, J. Chem. Phys. 88,1564 (1988).

11. L.R. Narsimhan, Y.S. Bai, M.A. Dugan, and M.D. Fayer, Chem. Phys. Lett. 176,135,(1991).

12. Spectroscopy and Excitation Dynamics of Condensed Molecular Systems, ed. by V.M. Agranovich and R.M. Hochstrasser (North-Holland, Amsterdam, 1983).

13. J. Friedrich and D. Haarer, Angew. Chem. Int. Ed. Engl. 23, 113 (1984).

14. W.E. Moerner, in Persistent Spectral Hole-Burning: Sciences and Application, Topics in Current Physics (Springer-Verlag, Berlin, 1988), Vol. 44.

15. R. Jankowiak, J.M. Hayes, and G.J. Small, Chem. Rev. 93, 1471 (1993).

16. M. Orrit, J. Bernard, and R.I. Personov, J. Phys. Chem. 97,10, 256 (1993).

17. W.E. Moerner and Th. Basche, Angew. Chem. Int. Ed. Engl. 32, 457 (1993).

18. L. Kador, Phys. Status Solidi B, 189, 11 (1995).

19. J.L. Skinner and W.E. Moerner, J. Phys. Chem. 100,13, 251 (1996).

20. R.I. Pesonov, E.I. АГshits, and L.A. Bykovskaya, Opt. Commun. 6, 169 (1972).

21. В.М. Kharlamov, R.I. Personov, andL.A. Bykovskaya, Opt. Commun. 12, 191 (1974).

22. A.A. Гороховский, P.K. Каарли, и JI.A. Ребане, Письма В ЖЭТФ 20, 216 (1974).

23. N.A. Kurnit, I.D. Abella, and S.R. Hartmann, Phys. Rev. Lett. 13, 567 (1964).

24. T.J. Aartsma and D.A. Wiersma, Phys. Rev. Lett. 36, 1360 (1976). 25.S.K. Lio and R. Orbach, Phys. Rev. В 22, 4223 (1980).

25. J.M. Hayes and G.J. Small, Chem. Phys. 27, 151 (1978).

26. T.L. Reineke and K.L. Ngai, Phys. Rev. В 12, 3476 (1975).

27. P.W. Anderson, B.I. Halperin, C.M. Varma, Phil. Mag. 2, 1 (1972).

28. W.A. Phillips, J. Low Temp. Phys. 7, 351 (1972).

29. B. Jackson, R. Silbey, Chem. Phys. Lett. 99, 331 (1983).

30. G. Schulte, W. Grond, D. Haarer, R. Silbey, J. Phys. Chem. 88, 679 (1988).

31. В.Г. Карпов, М.И. Клингер, Ф.Н. Игнатьев, ЖЭТФ 84, 760 (1983).

32. U. Buchenau, Yu.M. Galperin, V.L. Gurevich, H.R. Schober, Phys. Rev. B. 43, 5039 (1991).

33. U. Buchenau, Yu.M. Galperin, V.L. Gurevich et al., Phys. Rev. B. 46, 27981992).

34. D.A. Parshin, Phys. Rev. B. 49, 9400 (1994).

35. V.L. Gurevich, D.A. Parshin, J. Pelous, H.R. Schober, Phys. Rev. B. 48,163181993).

36. S.J. Zilker, D. Haarer, Yu.G. Vainer, A.V. Deev, M.A. Kol'chenko, R.I. Personov,

37. Fast dephasing in glasses induced by tunneling states and local modes, Mol.Cryst.Liq.Cryst., 314, 143-148 (1998).

38. Ю.Г. Вайнер, M.A. Кольченко, A.B. Наумов, Некогерентное фотонное эхо в твердом толуоле, активированном 2п-октаэтилпорфином, Преподавание физики в высшей школе 13, 47-51 (1998).

39. Yu.G. Vainer, M.A. Kol'chenko, A.V. Naumov, R.I. Personov, S.J. Zilker, Photon echoes in doped organic amorphous systems over a wide (0.35-50 K) temperature range, J. Luminiscense 86. 265-272 (2000).

40. Ю. Г. Вайнер, M. А. Кольченко, P. И. Персонов, Модель мягких потенциалов и однородная ширина спектральных линий примесных центров в молекулярных аморфных средах, ЖЭТФ 119, 4, 738-748 (2001).

41. R.H. Stolen, Phys. Chem. Glasses 11, 83 (1970).

42. J.J. Freeman, A.C. Anderson, Phys. Rev. B. 34, 5684 (1986).

43. G. Bellessa, Phys. Rev. Lett. 40, 1456 (1978).

44. U. Buchenau, M. Prager, N. Nticker A.J. Dianoux, N. Ahmad, and W.A Philips, Phys. Rev. B. 34, 5665 (1986).

45. U. Buchenau, H.M. Zhou, N. Nucker et al., Phys. Rev. Lett. 60, 1318 (1998).

46. S. Voelker, Annu. Rev. Phys. Chem., 40, 499 (1989).

47. W.A. Philips, Rep. Prog. Phys.50, 1657 (1987).

48. J. Jackie, Z. Phys. 257, 212 (1972).

49. P. Doussineau, C. Frenois, R.G. Leisure et al., J. Physique. 41, 1193 (1980).

50. D.W. Pack, L.R. Narasimhan, and M.D. Fayer, J. Chem. Phys. 92, 7, 4125 (1990).

51. T. Giering and D. Haarer, J. Lumin. 66&67, 299 (1996).

52. T. Giering and D. Haarer, Chem. Phys. Lett. 261, 677 (1996).

53. S. Jalin, K.-P. Miiller, and D. Haarer, J. Opt. Soc. Am. В 9, 6, 925 (1992).

54. Т. Giering, P. Geissinger, L. Kador, and D. Haarer, J. Lumin. 64, 245 (1995).

55. K. Barth, A. Heuer, R.J. Silbey, J. Lumin. 64, 95 (1995).

56. W. Kohler, J. Meiler, J. Friedrich, Phys. Rev. B. 35, 8, 4031 (1987). 61 .W. Kohler, J. Friedrich, Phys. Rev. A. 37, 2, 660 (1988).

57. K.S. Gilroy and W.A. Philips, Phil. Mag. В 43, 735 (1981).

58. A.P. Sokolov, U. Buchenau, W. Steffen, B. Frick, A. Wischnewski, Phys. Rev.B 52,14, 9815 (1995).

59. A. Mermet, N.V. Surovtsev, E. Duval, J.F. Jal, J. Dupuy-Philon, and A.J. Dianoux, Europhys. Lett. 36, 4, 277 (1996).

60. V.N. Novikov, A.P. Sokolov, B. Strube, N.V. Surovtsev, E. Duval, and A. Mermet, J. Chem. Phys. 107, 4, 1057 (1997).

61. N.V. Surovtsev, J. A. H. Wiedersich, V.N. Novikov, and E. Rossler, Phys. Rev. В 58, 22, 14888 (1998).

62. D.A. Parshin, S. Sahling, Phys. Rev. B. 47, 5677 (1993).

63. W.H. Hesselink, D.A. Wiersma, J. Chem. Phys. 73, 648 (1980).

64. R. Kettner, Ph.D Thesis, University of Munich (1996).

65. Д.А. Паршин, ФТТ, 36, 7, 1809 (1994).

66. S.N. Gladenkova, I.S. Osadko, Chem. Phys. Lett. 187, 628 (1991).72.G.I. Small, in 12.

67. D.L. Huber, M.M. Broer, B. Golding, Phys. Rev. Lett. 52, 2281 (1984).

68. B. Jackson, R. Silbey, Chem. Phys. Lett. 99 331 (1983). 75.S. Hunklinger, M. Schmidt, Z. Phys. В 54 93 (1984).

69. М.М Broer, В. Golding, W.H. Haccmerle, J.R. Simpson, and D.L. Huber, Phys. Rev. В 33, 4160 (1986).

70. E. Geva, J.L. Skinner, J. Chem. Phys. 107, 7630 (1997).

71. D.E. McCumber, M.D. Sturge, J. Appl. Phys. 34, 6, 1682 (1963).

72. C.B. Harris, J. Chem. Phys. 67, 72, 5607 (1977).

73. W.H. Hesselink, D.A. Wiersma, J. Chem. Phys. 73, 2, 648 (1980).

74. G. Schulte, W. Graund, D. Haarer, R. Silbey, J. Chem. Phys. 88, 2, 679 (1988). 82.I.S. Osad'ko in 12.

75. I.S. Osad'ko, N.N. Zaytsev, Chem. Phys. Lett. 121, 3, 209 (1985).

76. R.A. Cromwell and E.L. Chronister, Chem. Phys. Lett. 216, 293 (1993).

77. H.C. Meijers and D.A. Wiersma, J. Chem. Phys. 101. 8, 6927 (1994). 86.S.J. Zilker and D. Haarer, J. Chem. Phys. 105, 23, 10648 (1996).

78. T. Reinot, J.M. Hayes, and G.J. Small, J. Chem. Phys. 106, 2, 457 (1997).

79. T. Remot, H.-W. Kim, J.M. Hayes, and G.J. Small, J. Chem. Phys. 104, 3, 793 (1996).

80. J. Frank, Trans. Faraday. Soc. 21, 536 (1925).

81. E. Condon, Phys. Rev. 28, 1182 (1926).

82. E. Condon, Phys. Rev. 32, 858 (1928).

83. M. Born, J. Oppenheimer, Ann. Physik, 84, 4, 457 (1926).

84. С.И. Пекар, ЖЭТФ 22, 6, 641 (1952).

85. M.A. Кривоглаз, С.И. Пекар, Труды Института физики АН УССР 4, 37 (1953).

86. К.К. Ребане, В.В. Хижняков, Опт. и Спектр. 14, 3, 362 (1963).

87. И.С. Осадько, ФТТ, 17,11, 3180 (1975).

88. F. В loch, Phys. Rev. 77, 460 (1946).

89. E.L. Hahn, Phys. Rev. 80, 580 (1950).

90. R.P. Feynman, F.L. Vernon, and R.W. Hellwarth, J. Appl. Phys. 28, 49 (1957).

91. W.H. Hesselink, PhD Thesis, University of Groningen (1980).

92. M.D. Levinson and S.S. Kano, in: Introduction to nonlinear spectroscopy, Academic Press, San Diego (1988).

93. L. Allen and J.H. Eberly, in: Optical resonance and two-level atoms, Wiley, New York (1975).

94. R. Beach, S.R. Hartmann, Phys. Rev. Lett. 53, 7, 663 (1984).

95. N. Morita, T. Yajima, Phys. Rev. A 30, 5, 2525 (1984).

96. N.V. Gruzdev and Yu.G. Vainer, J. Opt. Soc. Am. В 9, 941 (1992).

97. Ю.Г. Вайнер, H.B. Груздев, Опт. и Спектр. 76, 2, 252 (1994).

98. О. Haida, Н. Suga, S. Seki, J. Chem. Therm. 9, 1113 (1977).

99. A.V. Naumov, Yu.G. Vainer, S.J. Zilker, J. Luminescence 86, 273 (2000).

100. J.R. Klauder and P.W. Anderson, Phys. Rev. 125, 912 (1962).

101. J.L. Black and B.I. Halperin, Phys. Rev. В 16, 2879 (1977).

102. P. Hu and R.L. Walker, Phys. Rev. В 18, 1300 (1978).

103. R. Maynard, R. Rammal, and R. Suchail, J. Phys. Lett. (France) 41, 291 (1980).

104. P. Neu, R.J. Silbey, S.J. Zilker, and D. Haarer, Phys. Rev. B, 56, 11571 (1997).

105. J.F. Berret, M. Meipner, Z. Phys. B. 70, 65 (1988).

106. A.V. Naumov, Yu.G. Vainer, M. Bauer, S.J. Zilker, L. Kador, Phys. Rev. B, 63,212302(2001).

107. W. Breinl, J. Friedrich, D. Haarer, J. Chem. Phys. 81, 9, 3915 (1984).

108. A. Elschner, L.R. Narasimhan, M.D. Fayer, Chem. Phys. Lett. 171, 19 (1990).

109. J. Wiedersich, N.V. Surovtsev, and E. Rossler, J. Chem. Phys. Ill, 3, 1143 (2000).

110. R. Shucker and R.W. Gammon, Phys. Rev. Lett. 25, 222 (1970).

111. V.N. Novikov and N.V. Surovtsev, Phys. Rev. В 59, 7, 38 (1999).

112. N. Theodorakopoulos and J. Jackie, Phys. Rev. В 14, 2637 (1976).

113. K.S. Gilroy and W.A. Philips, Phil. Mag. В 43, 735 (1981).123. J. Jackie в 5.1. ЛИТЕРАТУРА 85

114. V.Z Gochiyaev, V.K. Malinovsky, V.N. Novikov, A.P. Sokolov, Phyl. Mag. В 63, 777 (1991).

115. I.S. Osad'ko, Phys. Rept. 206, 43 (1991).

116. M.A. Ильин, В.Г. Карпов, Д.А. Паршин, ЖЭТФ 92, 291 (1987).

117. В.Г. Карпов, Д.А.Паршин, ЖЭТФ 88, 2212 (1985).

118. V.L. Gurevich, D.A. Parshin, J. Pelous, H.R. Schober, Phys. Rev. B. 48, 16318 (1993).

119. M.A. Ramos, L. Gil, A. Bringer, U. Buchenau, Phys. Status Solidi A. 135, 477 (1993).

120. A.J. Garcia, J. Fernandez, Phys. Rev. B. 56, 579 (1997).

121. A.J. Garsia, R. Balda, J. Fernandez, J.Luminescence. 83-84, 417 (1999).132. R.O. Pohl, in 5.

122. E. Geva, J.L. Skinner, J. Phys. Chem. B, 101 (1997) 8920.

123. E. Duval, N. Garcia, A. Boukenter, J. Serughetti, J. Chem. Phys. 99, 204.1993).