Автореферат (1090232), страница 5

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

Текст из файла (страница 5)

Видно, что расчеты, выполненные с учетом того, что вобразце наблюдаются вытянутые образования- “эллипсоиды” с соотношениемосей достигающим 1 к 5, удовлетворительно описывают спектр образцов с эффек-30тивной толщиной Со равной 1.3 nm. Если взять сферические частицы, то поглощение будет меньше 0.8, но главным условием такой величины и максимума поглощения является интерференция, которая учитывается при расчетах по формулам Френеля.Для мультислоев получается правильное положение и величинамаксимума поглощения, но остальная часть спектра отличается от экспериментального из-за того, что мультислойная система рассчитывалась в приближенииэффективной среды и не была учтена периодичность слоев, т.е.

мультислойнаясистема рассматривалась, как гранулированный сплав.Затем были выполнены расчеты магнитооптических спектров бислойныхструктур в рамках макроскопической френелевской магнитооптики с использованием модифицированного метода эффективной среды (СМГ). Сначала в СМГрассчитывались диагональные и недиагональные компоненты тензора диэлектрической проницаемости (ТДП) слоя ферромагнитных частиц, считая его нанокомпозитом, причем варьировался фактор заполнения и фактор формы частиц. Затемиспользуя результаты работы [26] для магнитооптики многослойных систем рассчитывался магнитооптический отклик экваториального эффекта Керра системыSiO2 / нанокомпозит Co-SiO2 / буферный слой SiO2 / Si с учетом отражений отграниц раздела и поглощения в подложке.Эффект рассчитывался по следующим формулам:31  2 Re  ;ppp r p r prrn1Q sin  cos  345 321345 3212  i(1 F3 )],2 p p2 p pp2g 31 F3 r345 r321 1 F3 r345 r321g j  n 2j  n12 sin 2  ;r jkpg j nk2  g k n 2jg j nk2  g k n 2j;Fk  exp( 21 g k d k );r jkp  Fk2 rklppr jkl 1 Fk2 r jkp rklp;(8)r32p r21p  F22pr321  p 2 p ,r21  F2 r32где n1 - комплексный показатель преломления среды, из которой на систему падает свет; - угол падения света из первой среды; j, k, l - номера сред; dk - толщинасоответствующей среды;  - длина световой волны в вакууме; i - мнимая единица; Q=iε xyeff/εxxeff - магнитооптический параметр, ε xyeff,  xxeff - недиагональная и диагональная компоненты ТДП эффективной среды; cos  для случая экваториального намагничивания равен 1.

Использование метода эффективной среды для квазидвумерного ферромагнитного слоя и макроскопической френелевской магнитооптики для ультратонких слоев носит исключительно качественный характер, нотем не менее выполненные расчеты позволяют воспроизвести основные чертыповедения магнитооптических спектров бислоев и понять, что наблюдаемые аномалии связаны в основном с близостью состава ферромагнитных слоев к порогуперколяции (Рис. 13), вблизи которого сильно изменяются как оптические, так имагнитооптические параметры системы.32Рис. 13 Рассчитанные магнитооптические спектры экваториального эффекта Керра для бислоев(x=0.4, L= 0.2; l = 1.8нм): (1) Rs/Rbulk =3;(2) Rs/Rbulk =1.5;(3) Rs/Rbulk =0.В шестой главе рассмотрен высокочастотный магнитоимпеданс в нанокомпозитахВ частотном диапазоне 30-50 ГГц исследован коэффициент прохожденияэлектромагнитныхволн”ферромагнитныйчерезпленкиметалл-диэлектрик”,магнитосопротивлениеммагнитныхнанокомпозитовобладающихтуннельными магниторефрактивным эффектом.

Рассмотреныслучаи, когда образцы находятся вблизи и вдали ферромагнитного резонанса.Импедансныйметоддаетвозможностьрассчитатькоэффициентпрохождения в виде[27]:D2Z 2 Z2Z 2 Z ch k2 d  Z 2 2  Z 2 sh k2 d(9)33где Z 2 =   -импеданс нанокомпозита, k2  i ( 2 2 )1/ 2 - волновое число. На СВЧ  1/ 2частотах вдали от области ФМР можно считать, что магнитная проницаемостьнанокомпозита 2  0 , а в выражении для комплексной диэлектрическойпроницаемости2  2  i  ,(10)второе слагаемое в рассматриваемом случае порядка или меньше первого.

Тогда,рассматривая предельный случай когда  является малым параметром, 2получаем из (9) :          D  exp[i d  d]  exp[i d ] 1  dcc 2 2c  c 2 2 D D  H   D  H  0  1 d 1 DD  H  02 c 2  ,,(11)(12)где пренебрегли возможной частотной зависимостью проводимости,считая что   , H   1 1 H  p2 2  i, при этом:,(13)где  - частота,  - параметр релаксации,  p - плазменная частота. Данная формула получена из формулы  14 ( )i с учетом проводимости по Друде-34Лоренцу.f Были рассмотрены следующие параметры p =3.6 эВ,  =0.1 Эв,=44 109Hz (экспериментальная частота)[28], тогда диэлектрическая прони2цаемость   1295  i90000.Изменение коэффициента прохождения в магнитном поле представлено наРис. 14 (вдали от ферромагнитного резонанса(ФМР)) и Рис.

15 (вблизи ФМР).50454035D/D3025201510500510152025303540/,%Рис. 14. Относительное изменение коэффициента прохождения в зависимостиот магнитосопротивления ( (, H)=1,  (, H=0)= -50-6000i, f= 44GGz) сплошная линия - d=3μm; пунктир- d= 1 μm; точки- d= 0.5 μm )35100908070D/D,%60504030201000510152025303540Рис. 15 Относительное изменение коэффициента прохождения в магнитном полеот магнитосопротивления (, H)1 зависимости(Re  (, H) =5, =-50-6000i, d= 3 μm (нанокомпозит), квадраты- Im (, H)=1000;звездочки- Im  (, H)=100;кружки- Im  (, H) =10)Таким образом в высокочастотной области магнитопрохождение пропорционально магнитосопротивлению, а значит МРЭ и в данном диапазоне, а не тольков видимом и ближнем ИК, можно рассматривать, как бесконтактный метод измерения магнитосопротивления.В седьмой главе впервые теоретически продемонстрировано, что природаполевой зависимости термоэдс в магнитных гранулированных сплавах Co-Al2O3и Fe-Al2O3 с туннельным типом проводимости связана с туннельной термоэдс.Туннельная термоэдс мала, приблизительно линейно зависит от температуры иот квадрата намагниченности.

Впервые получена формула для ее полевой зависи-36мости. Таким образом, зная термоэдс, можно определить квадрат намагниченности, а значит и туннельное магнитосопротивлениеВ заключении представлены основные результаты диссертационной работы.Результаты диссертационной работы опубликованы в статьях и трудах конференций, список которых приведен на стр. 38.Все экспериментальные данные на приведенных рисунках, где это специально не оговорено, получены Е.А. Ганьшиной и Ю.П. Сухоруковым с сотрудниками.ЗАКЛЮЧЕНИЕ•1. Разработаны основы нового бесконтактного метода исследования магнитосопротивления любых элементов спинтроники и фотоники, основанногона магнитооптических эффектах.•2.

Построена теория магниторефрактивного эффекта (МРЭ) в нанокомпозитах. Показано, что МРЭ в нанокомпозитах обусловлен туннельным магнитосопротивлением и может на два порядка превышать традиционные магнитооптические эффекты (например, экваториальный эффект Керра в ферромагнетиках).•3.Впервые рассмотрены возможности усиления магниторефрактивного эффекта. Доказано, что в условиях интерференции, а также при использованиинаноструктур в качестве дефекта в фотонных кристаллах величина магниторефрактивного эффекта значительно возрастает.•4. Построена, основанная на двухфазной модели проводимости, теория магниторефрактивного эффекта (МРЭ) в манганитах.•5. Впервые продемонстрировано, что форм-фактор частиц эффективнойсреды значительно влияет на величину магниторефрактивного эффекта37(МРЭ).

Показано, что спектры МРЭ сильно зависят от магнитопроводимости и оптических свойств тонких пленок и кристаллов манганитов, что позволяет использовать данный эффект в качестве важного инструмента измерения магнитосопротивления и других оптических и магнитооптическиххарактеристик манганитов.•6. Выполнены модельные расчеты магнитопропускания и магнитоотражения многослойной плёнки, состоящей из нанослоёв Cr и Fe в рамках теориимагниторефрактивного эффекта.

Показано, что наряду с толщиной большоевлияние как на величину, так и спектральную зависимость магнитопропускания и магнитоотражения, оказывает эффективное время релаксации,плазменная частота и параметр спиновой асимметрии. Доказано, что дажедля тонких пленок, обладающих незначительным магнитосопротивлением(МС), эффекты магнитоотражения и магнитопропускания превышают традиционные магнитооптические эффекты(например, экваториальный эффектКерра в ферромагнетиках), что обусловливает перспективность этих новыхэффектов для создания устройств магнитофотоники.•7. Впервые теоретически обосновано, что размерный эффект оказывает существенное влияние на магнитооптический отклик гранулированной системы вблизи порога перколяции в ближней ИК области. При этом размерныйэффект изменяет амплитуду, профиль и даже знак магнитооптических эффектов в ближней ИК области спектра.•8.

Теоретически обоснована важность учета размерного эффекта в системахс большим аномальным эффектом Холла, в частности для магнитных нанокомпозитов.•9. Расчеты оптических и магнитооптических спектров гибридных системобосновали, что аномально высокое оптическое поглощение и высокая магнитооптическая активность в гибридных мультислоях связаны с близостью38композиционного состава слоев к порогу перколяции и наличием интерференции.•10. В частотном диапазоне 30-50 ГГц исследован коэффициент прохождения электромагнитных волн через пленки магнитных нанокомпозитов ”ферромагнитный металл-диэлектрик”, обладающих туннельным магнитосопротивлением и магниторефрактивным эффектом. Рассмотрены случаи, когдаобразцы находятся вблизи и вдали ферромагнитного резонанса. Расчетамипродемонстрирована линейная корреляция между изменением коэффициента прохождения и магнитосопротивлением, что позволяет рассматриватьданный результат с точки зрения бесконтактного измерения магнитосопротивления.•11.

Характеристики

Список файлов диссертации