Диссертация (1090233), страница 3

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

Текст из файла (страница 3)

д. [45-49].Такимобразоммагнитооптическиеявленияотражаютвлияние на свойства среды магнитного поля. В отсутствиимагнитного поля среда характеризуется симметричным ТДП  ik   ki ,при наличии – несимметричным ТДП ik ( H )  ik (  H ) . Для случаяТДП (1.1) диагональные компоненты  отвечают за оптическиесвойства, недиагональные  - за магнитооптические свойства.Поэтому магнитооптические методы исследования дают болееполную информацию о свойствах образца, нежели оптические.Для исследования магнитооптических свойств образцовчасто используется экваториальный эффект Керра, заключающийся визменении интенсивности и фазы отраженного от образца линейнополяризованногосветаприперемагничиванииобразцавнаправлении, перпендикулярном плоскости падения света.

Большимпреимуществом экваториального эффекта Керра является то, чтоэффектнаp-компонентелинейно-поляризованногосветаопределяется гироэлектрическими свойствами вещества, а на sкомпонентегиромагнитнымисвойствамивещества.Этообстоятельство позволяет с помощью экваториального эффекта24Керра определять недиагональные компоненты тензоров  и  , а впрактическомотношении"отсеять"шумыинаводкивэкспериментальной установке, т. к. на s- компоненте в металлическихферромагнетиках  S - эффект на 2-3 порядка меньше, чем  P .Однако,вподавляющембольшинствеслучаев,эффектыопределяются гироэлектрическими свойствами среды, т. е.

тензором . Кроме того, в видимой и ультрафиолетовой области спектровможно считать   1 (  S =0). Величина ЭЭК на р- компонентеопределяется выражением: P  ( A 1  B 2 )где2 sin 2,A2  B 2(1.3)A  2 (21 cos2   1) , B  cos2  ( 22  12  1)  1  1,  - уголпадения света [50].1.2.Методы эффективной среды в оптике имагнитооптике дисперсных сред.Проблема описания оптики дисперсных сред возникла болееста лет назад.

При этом решалась задача определения комплекснойдиэлектрической проницаемостисреды через диэлектрическиепроницаемости составляющих ее компонент или наоборот [51-64].25Для отдельных металлических частиц эта задача была решена Ми[65].Как обобщение теории Ми было разработано приближениеМаксвелла-Гарнетта [66], которое позволило решить ее для малойконцентрации магнитной компоненты. Для средних концентрацийметод эффективной среды был разработан Бруггеманом [67].

Вдальнейшем были предприняты попытки обобщить эти приближенияна всю область концентраций металлической компоненты. Дляпроизвольных концентраций в 1980 году П. Шенгом [51] былоразработано симметризованное приближение Максвелла-Гарнетта.Оно приняло законченную форму в работах Никлассона иГранквиста (1984) [24], Гибсона и Бермана (1983) [68], Брауерса(1986) [69].Теория эффективной среды аналогична теории молекулярногополя Вейсса.эффективнойИ металлическая частица, и матрица заменяетсясредойс диэлектрической проницаемостьюeff,характеризующей среду в целом.

Общим условием применения этихметодов является малость частиц по сравнению с длиной волныпадающего на образец света. МГ применим лишь при малойконцентрации одной из компонент сплава [24], EMA описываетнеоднородныесплавыконцентраций,еслидвевдостаточнокомпонентыширокомсплавадиапазонетопологическиэквивалентны, т.е. если форма компонент сплава близка [24]. СМГ26наиболееадекватнодиэлектрик,такпроизвольныхкакдлягранулированныхявляетсяконцентрацийобобщениемисплавовметалл-МГобластькорректнонаописываетперколяционный переход [11,12]. Формулы метода эффективнойсреды могут быть получены самыми разнообразными способами(матрица рассеяния, согласованная процедура и др.).Теория эффективной среды не учитывает микротопологииобразца,чтоможетигратьсущественнуюрольпрималойконцентрации металлической компоненты.

Поэтому в 80-ые годыбыла развита дифференциальная теория эффективной среды [70-71],учитывающая кластеризацию частиц и образование фракталов. Этопозволилолучшеописатьсистемысмалойконцентрациейметаллической компоненты. Было показано, что коэффициентпоглощения таких сред не превышает 50% [72-73].Надоэффективнойотметить,средычтовсехорошовышеперечисленныеработаютдляметодыобъемныхгранулированных сплавов. Применение их для квазидвумерных идвумерных систем, интерес к которым возрос в последнее время, неочень корректен [74].Внастоящеевремянаиболееизученыоптическиехарактеристики 2D гранулированных пленок на основе немагнитныхметаллов типа Au [73,75] и, фактически, отсутствуют аналогичные27данные для 2D магнитных нанокомпозитов, хотя эти объекты могутзаметно отличаться структурно-топологическими свойствами, вчастности,всилусамоорганизациипринамагниченностиихгранулкластеризации.Витакихэффектовсистемахобнаружено аномально большое -80% поглощение [36].

Объяснениюэтого явления посвящена глава 5.1.2.1 Определение методов эффективной среды.Основным определением методов эффективной среды являетсято, что частица находящаяся в эффективной среде не может бытьобнаруженаэкспериментально,используяэлектромагнитноеизлучение ограниченного диапазона длин волн. Другими словамипоглощение частицы должно быть таким же, как если бы она былазаменена эффективной средой с диэлектрической проницаемостьюхарактеризующей эту среду в целом  e . Этот критерий делаетуспешным применение так называемой «оптической теоремы» [66]для абсорбированной среды. Эта теорема связывает сечениепоглощения частицы окруженной средойCпоглс амплитудойрассеяния в направлении луча падающего света S(0)Cпогл  4 Re[ S (0) k 2 ] ,k  2  e12( 1.4) амплитуда волнового вектора в эффективной среде.28Выражение (1.4) представляет собой обобщение «оптическойтеоремы» на случай не абсорбированных сред.

В этом случае Cпоглможет быть как положительной, так и отрицательной величиной. Внашем случае из определения эффективной среды следует, чтоCпогл  0 ,т. е.S (0)  0 .( 1.5)Это отражает фундаментальное свойство эффективной среды.Оно показывает, что распространение волн заданного диапазонавнутри такой среды происходит без изменения волнового фронта.1.2.2 Приближение Максвелла-Гарнетта.Первоначально рассматривалась взвесь сферических частиц металла1  1 '1 '' в среде с диэлектрической постоянной  0   0 ' 0 '' [24,66] см.

Рис. 1.2.аε01Рис. 1.2.а01Рис. 1.2.бВ рамках приближения Максвелла-Гарнета, для сферических частицимеем [66]:29S (0)  i(kb) 3( 0   e )( 1  2 0 )  X (2 0   e )( 1   0 ) o[(kb) 5 ] .( 0  2 e )( 1  2 0 )  X (2 0  2 e )( 1   0 )(1.6)a3Объемная концентрация магнитной компоненты X  3 , где a(b) естьbрадиус внутренней (внешней) сферы.При выполнении требования малости частиц условие эффективнойсреды(1.1)приводиткуравнениюдлядиэлектрическойпроницаемости  e   MG : MG   0 0X 1 0,MG 1  2 0  2 0(1.7)или по-другому: MG   0 1  2 0  2 X ( 1   0 ). 1  2 0  X ( 1   0 )(1.8)Выражения (1.7), (1.8) хорошо известны как «формулы МаксвеллаГарнетта». При замене ‘0’ на ‘1’ и ‘1’ на ‘0’ соответственно,получится описание инвертированной структуры.Для частиц эллипсоидальной формы (рис.

1.2.б) выражение дляамплитуды рассеяния принимает вид [66]:( 0   e )[( 1   0 )( XL0j  L1j )   0 ]  X  0 ( 1   0 )b1b2 b3S (0)  ik3 [( 1   0 )( XL0j  L1j )   0 ][ e  L0j 1 ( 0   e )]  X  0 ( 1   0 )3(1.9)30X a1a2 a3,b1b2 b3гдеa1 , a2 , a3 ( b1 ,b2 ,b3 )осивнутреннего(внешнего)эллипсоида, а L0j(1) фактор формы эллипсоида 0 (1) (предполагаем, чтосвет поляризован вдоль одной из главных осей j эллипсоида).Тогда из условия (1.5) эффективной среды, для эллипсоидов спараллельными осями получается: MG   01   0X 0,MG0 0  (   0 ) L j 0  ( 1   0 ) L1j(1.10)1.2.3 Приближение Бруггемана (EMA).УсловиемэтогоприближенияявляетсяусловиесамосогласованияS(0)  0 ,(1.11)где треугольные скобки означают усреднение по всему объему т.

е. N 1  ,N-числогранулвкомпозите[69].Дляiдвухкомпонентной среды это условие запишется в виде:XS1 (0)  (1  X )S 2 (0)  0 .(1.12)Теория Бруггемана приводит к выражению амплитуды рассеяния длясферической частицы, находящейся в эффективной среде [24]:31S (0)  i ( kb) 3  e o[( kb) 5 ] ,  2 eгде b- радиус частиц(1.13)из которыхнамешана среда, а-диэлектрическая проницаемость материала частиц типа 1 или 0.10Рис. 1.3В пределе малых размеров сферических частиц получаем формулуприближения ЕМА ( e   EMA ):X 0   EMA 1   EMA(1X) 0, 1  2 EMA 0  2 EMA(1.14)Для частиц эллипсоидальной формы амплитуда рассеяния внаправлении света, поляризованного вдоль направления одной изглавных осей j :S (0)  ik 3b1b2b3эллипсоида,  e, e  L j (   e )гдефакторудлинаформы,L j -фактордеполяризационномуb1,2 ,3 -эллипсоидаосейсоответствующийвдольполяризации света;  -как проницаемость 0 , так и 1 .32главныхнаправленияУсловия (1.5) и (1.11) приводят к следующему выражению для e   EMA :f1 EMA1   EMA 0   EMA(1f)0.1 L j (1   EMA ) EMA  L j ( 0   EMA )(1.15)1.2.4СимметризованноеприближениеМаксвелла-Гарнетта (СМГ).Приближение МГ рассматривает среду, состоящей из одного типачастиц см.

Характеристики

Список файлов диссертации