Автореферат (1090232), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

1. Теоретические зависимости магниторефрактивного эффекта пленки Co43Al22O35: сплошная линия - /=3%, точками - / =1%, для угла падения  = 45; пунктирная - /=1%, =10.Получена общая формула МРЭ на отражении для произвольного угла падения света.Связь МРЭ и МС проиллюстрирована на Рис. 1 для нанокомпозитаCo43Al22O35.В случае малых углов, общая формула существенно упрощается:R 2 3n 2  k 2  1  1  R k2222R n  k [1  n   k ] (1)Также впервые была получена аналогичная формула для прохождения:ΔT 1  2 2n 2  nTk 2T2 n k2..(2)14Данные формулы демонстрируют прямую пропорциональность между МРЭи магнитосопротивлением в магнитных нанокомпозитах. Таким образом, построенная теория МРЭ в нанокомпозитах с МС позволяет проводить их бесконтактноеисследование, что особенно эффективно в ИК области спектра.В третьей главе развита теория МРЭ в манганитах.В манганитах механизмы проводимости и магнитосопротивления (МС) значительно сложнее, чем в нанокомпозитах.

Наряду с туннельным МС, имеющем место в слаболегированных манганитах, поликристаллах, системах с вариантнойструктурой, гетероструктурах при достаточно высокой степени легирования значительную роль в формировании магнитотранспортных свойств играет возрастание объемной доли ферромагнитной фазы за счет уменьшения объема более резистивной антиферромагнитной фазы при намагничивании, что собственно и определяет колоссальное МСВ случае туннельного МС для описания МРЭ манганитов возможно использовать тот же подход, что и в случае нанокомпозитов и тогда (,Н) (=0,Н). Если считать, что изменение объемов ферромагнитной и антиферромагнитной фазпри намагничивании манганитов с колоссальным МС не зависит от частоты ,что вполне оправданно в качестве низшего приближения, то тогда и в этом случае для действительной части светопроводности (,Н) (=0,Н).

Поэтому вданной работе для описания (,H) в манганитах независимо от конкретного механизма МС используется соотношение (,Н) (=0,Н) и соответствующиеэтому выражения для МРЭ.Важно отметить, что конкретный выбор модели частотной зависимости (,Н)важен лишь для количественного анализа МРЭ.Расчет МРЭ выполнен для пленок манганитов состава La0.67Sr0.33MnО3. Результаты расчета представлены на Рис. 2 и 3.151412T/T.%1086420,20,40,60,8E,eV••Рис. 2 Cпектральная зависимость T / T для пленок манганитов состава La0.67Sr0.33MnO3(толщина пленки 300 nm). Сплошная линия –результаты расчета при величине магнитосопротивления 7% (T=80 K), пунктирная линия – результаты расчета при величине магнитосопротивления 3% (T=290 K).Также теоретически исследовались и оптимизировались две схемы одномерногомагнитофотонногокристалла(МФК)-симметричнаясхема(SiO2/Ta2O5)x6/ La0.67Sr0.33MnО3/(Ta2O5/SiO2)x6 в случае отражения и прохождениясвета,аантисимметричнаясхемаSiO2/Ta2O5)x6/La0.67Sr0.33MnО3/(Ta2O5/SiO2)x12 только в случае отражения, так как пропусканиеэтой системы пренебрежимо мало.161,00,80,60,40,20,0R/R,%-0,2-0,4-0,6-0,8-1,0-1,2-1,4-1,6-1,80,20,40,60,8E,eVРис.

3 Cпектральная зависимость R / R для пленок манганитов состава La0.67Sr0.33MnO3(толщина пленки 300 nm). Сплошная линия –результаты расчета при величине магнитосопротивления 7% (T=80 K), пунктирная линия – результаты расчета при величине магнитосопротивления 3% (T=290 K).В качестве конструкционных материалов МФК использованы диэлектрики,толщины которых подобраны так, чтобы создать запрещенную зону в исследуемом диапазоне длин волн. Оптимизация структуры с целью определения условиймаксимального МРЭ и одновременно максимально возможного отражения илипрохождения света выполнялась для двух длин волн λ = 2480 нм и λ = 4130 нм,для которых в пленке манганита наблюдается значительный МРЭ, а поглощениесущественно отличается (Рис. 4). Если центр запрещенной зоны соответствуетдлине волны λ = 2480 нм, то d(SiO2) = 300 нм, d(Ta2O5) = 420 нм; а для длиныволны λ = 4130 нм- d(SiO2) = 600 нм, d(Ta2O5) = 580 нм. В качестве дефекта фотонный кристалл содержит тонкую пленку La0.67Sr0.33MnО3, при этом в процессевычислений толщина варьировалась от 50 nm до 400 nm.

При помещении дефекта17в фотонный кристалл запрещенная зона меняется, что проявляется в смещениипика спектральной зависимости МРЭ относительно центра запрещенной зоны[17].10090807060MRE, %50403020100-10-20-30-40-5030003100320033003400350036003700380039004000nmРис.4.

Магниторефрактивный эффект магнитофотонного кристалла с толщиной дефекта300 nm, рассчитанный на отражении на длине волны 4130 nm. Пунктирная кривая соoтветсвуетантисимметричной схеме, сплошная – симметричной схеме.В самом общем случае при исследовании манганитов необходимо учитывать изменение объемов фаз под действием магнитного поля и температуры.Была развита теория МРЭ в кристаллах и пленках манганитов с использованием методов эффективной среды, считая что манганиты состоят из низко- ивысокорезистивной фазы с объемной концентрацией фаз зависящей от величины,прикладываемого магнитного поля.18При моделировании рассматривались полу бесконечные кристаллы La0.7Ca0.3MnO3и тонкие пленки такого же состава, но с разной толщиной, при этом ис-пользовались экспериментальные данные по La0.7Ca0.3MnO3 [18-21]. Изучалисьтемпературные и спектральные изменения эффектов на магнитоотражение и магнитопрохождение.

Таким образом, считая что манганиты La0.7Ca0.3MnO3 состоятиз низко- и высокорезистивной фазы с объемной концентрацией зависящей отвеличины, прикладываемого магнитного поля, все расчеты проводились в рамкахтеории эффективной среды [22]. МРЭ (R/R) для кристалла La0.7Ca0.3MnO3былрассчитан с разными значениями форм-фактора частиц среды – для сферических(L=0.33), и для двух значений эллипсоидальных (L=0.2) и (L=0.4) (Рис. 5).Было получено, что форм-фактор оказывает сильное влияние на МРЭ.L=0.2L=0.33L=0.44,03,53,0R/R,%2,52,01,51,00,50,00510152025мкмРис.

5 Рассчитанный МРЭ (R/R) для кристалла La0.7Ca0.3MnO3(y=0.13, T=250 K, магнитноеполе H=3 кЭ) для различных форм-факторов L (L=0.2-сплошная линия, L=0.33-пунктир, L=0.4точки)Частотно-зависимая проводимость двухфазных образцов в магнитном полеиз уравнений теории эффективной среды может быть записана как: ( 1  y ) 2  y 1  L(  1   2 )  4 1 2 ( 1  L ))1 / 2  ,1  ( 1 2( 1  L )( 1  y ) 2  y 1  L(  1   2 ) (  ,H )  (3)19где σ2 и σ1 проводимости низко- и высокорезистивной фазы, соответственно, yобъемная доля высокопроводящей фазы в намагниченных образцах, L-формфактор. Если обозначить за x объемную долю высокопроводящей фазы в отсутствие магнитного поля, тогда:2  (  ,0 ) L(  1   (  ,0 ))   1 x   (  , 0 ).L(  1   (  ,0 ))   (  ,0 )1  x (4)Данные по оптическим постоянным были взяты из [19-21].

Используя (3),формулы Френеля и экспериментальные данные по  (  ,0 ) и  1 из [23-25] былирассчитаны спектры МРЭ. Эти спектры представлены на Рис. 6.87R/R,%65432100510152025(mkm)Рис. 6 Рассчитанный МРЭ (R/R) для тонкой пленки манганита La0.7Ca0.3MnO3(d=180 нм,y=0.1, T=250 K, H= 3 кЭ).Модельные расчеты для кристалла La0.7Ca0.3MnO3с y=0.13 показали, чтоМРЭ составляет несколько процентов и имеет максимум вблизи 14 мкм. Это связано с существованием локального максимума  (  ,H ) в манганитах состава20La0.7Ca0.3MnO. Полученные данные хорошо согласуются с экспериментальными[21].В случае тонких пленок МРЭ (R/Ro) изменяется сильнее (Рис. 6).

Показано, что знак, величина, частотная зависимость МРЭ очень чувствительны к модельным параметрам и толщинам образцов. Величина магнитоотражения можетдостигать несколько процентов для кристалла и 20% для тонких пленок в магнитном поле. Главный максимум МРЭ для пленок находится в районе 14 мкм, такжекак и для кристалла. Показано, что величина и спектральная форма полученныхспектров МРЭ на отражение для пленок значительно отличается от кристалла.Эффект имеет положительный знак, в отличие от отрицательных знаков у магнитосопротивления и магнитопрохождения.035-53025-10T/T0,%R/R0,%201510-15-205-250-5-30010мкм205101520мкмРис.

7 Рассчитанные спектры магнитоотражения (a) и магнитопрохождения (b) пленки La0.7Ca0.3MnO3(d=300 нм) для различных значений высокопроводящей фазы y (сплошная линия - y =0.29, пунктир- у = 0.14)21Было рассчитано магнитоотражение (Рис. 7a) и магнитопрохождение (Рис.7b) для пленок толщиной 300 нм с различным значением y. Показано, что различные значения y соответствуют различным температурам. Возрастание y коррелирует с возрастанием температуры вплоть до точки Кюри. Моделирование показало, что магнитопрохождение может достигать 30-40% и имеет отрицательныйзнак, как и магнитосопротивление. Оценки при различных температурах позволили сделать вывод, что МРЭ (и R/R, и T/T) стремится к нулю при T<225 K вспектральном диапазоне 1-10 мкм.

Данные рассчитанные спектры соответствуютэкспериментальным при различных температурах. Таким образом, изменениеобъемной концентрации высокопроводящей фазы y в магнитном поле сильно влияет на спектры МРЭ[22].Из всего вышеизложенного можно сделать вывод, что МРЭ можно эффективно использовать для изучения манганитов, а также однозначным образом связать магниторефрактивный эффект с магнитосопротивлением.Четвертая глава посвящена исследованию размерного эффекта(РЭ) внанокомпозитах.

Для описания свойств ферромагнитных нанокомпозитов используются методы эффективной среды: Максвелла-Гарнетта (МГ), Бруггемана (ЕМА), и симметризованное приближение Максвелла-Гарнетта (СМГ) [10,12]. Теорияоптических и магнитооптических спектров ферромагнитных гранулированныхсплавов была развита в работах [10] и [12], считая, что тензор диэлектрическойпроницаемости ферромагнитных гранул и матрицы тождественен тензору диэлектрической проницаемости соответствующих объемных материалов. При этомне учитывалось, что рассеяние на поверхностях гранул, приводящее к размерномуэффекту, модифицирует как диагональные xx= , так и недиагональные xy=компоненты тензора диэлектрической проницаемости гранул, если их среднийразмер (радиус r0) сравним с длиной свободного пробега электрона l.

Характеристики

Список файлов диссертации