Магниторефрактивный эффект и магнитооптические спектры нанокомпозитов в видимой и ИК области спектра (1103633), страница 3

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

Текст из файла (страница 3)

Следуетотметить сильную зависимость оптических свойств от содержания Co. В квази-2Dструктурах, с содержанием металла близким к перколяционному переходу (эффективнаятолщина Со- 1.8 нм), величина поглощения А достигает 0.5. В диэлектрических пленкахCo-SiO2 с толщиной Со ≈1.3 нм обнаружен максимум поглощения. Энергия максимума hω≈ 0.67 эВ, существенно меньше энергии возбуждения поверхностных плазмонов визолированных частицах Со (для Со в SiO2 по оценке hωsp≈ 1.3 эВ при величине объемнойплазменной частоты hωр=3.7 эВ).

Поглощение в максимуме достигает аномально высокойвеличины 0.8 (в гранулированных пленках Au оно не превышает 0.5[4]) (Рис.4).Для анализа обнаруженных особенностей были выполнены численные расчетыспектров поглощения. Расчет проводился в рамках обобщенной модели эффективнойсреды с учетом анизотропии формы частиц. Сначала в СМГ рассчитывалисьдиагональные компоненты тензора эффективной диэлектрической проницаемости слояферромагнитных частиц, считая его нанокомпозитом Cox-(SiO2)1-x, причем варьировалсяфактор заполнения x и фактор формы частиц L. Далее по формулам Френелярассчитывалось поглощение системы SiO2 / нанокомпозит Co-SiO2 / буферный слой SiO2 /Si с учетом отражений от границ раздела и поглощения в подложке.

Было предположено,что частицы (их размер 1-2 нм ) в среднем имеют изотропную форму, однако припромежуточных концентрациях они кластеризуются, причем в силу их магнитных свойстввозникающие образования (в частности, цепочки из гранул) имеют анизотропную форму.Рис.4 Cпектры поглощения гибридных систем: а) сплошная линия – экспериментальные спектрымногослойной системы с бислоем Со (1.3 нм); пунктир-мультислой [Co(1.8нм)x/SiO2(3 нм)1-x]8;теоретические спектры: звездочки – толщина нанокомпозита 5 нм (x=0.4, L= 0.8); кружки –толщина нанокомпозита 30 нм (x=0.4, L= 0.8);b) сплошная линия – экспериментальные спектры многослойной системы с бислоем Со (1.8 нм);квадраты – толщина нанокомпозита 5 нм (x=0.4, L= 0.8).Результаты расчета также представлены на рис.

4. Видно, что расчеты,выполненные с учетом того, что в образце наблюдаются вытянутые образования“эллипсоиды” с соотношением осей достигающим 1 к 5, удовлетворительно описываютспектр образцов с эффективной толщиной Со равной 1.3 nm. Если взять сферическиечастицы, то поглощение будет меньше 0.8, но главным условием такой величины имаксимума поглощения является интерференция, которая учитывается при расчетах поформулам Френеля, и близость системы к порогу перколяции.Для мультислоевполучается правильное положение и величина максимума поглощения, но остальнаячасть спектра отличается от экспериментального из-за того, что мультислойная системарассчитывалась в приближении эффективной среды и не была учтена периодичностьслоев, т.е.

мультислойная система рассматривалась, как гранулированный сплав. Надотакже подчеркнуть, что описание квази-2D слоя Co-SiO2 в рамках теории эффективнойсреды для трехмерного случая также может привести к дополнительной погрешности,особенно непосредственно вблизи порога перколяции.Таким образом, численный анализ показывает, что обнаруженные особенностиспектров поглощения в структурах на основе квази 2D гранулированных пленок Сосущественным образом связаны со своеобразием интерференционных эффектов,имеющих место в данных системах и близостью этих систем к порогу перколяции. Приэтом заметную роль также играет и анизотропия формы кластеров из Со, обусловленнаяферромагнитными свойствами металла.В параграфе 3.2 аналогичным способом рассчитывались магнитооптические спектры.Эффект рассчитывался по следующим формулам:δ = 2 Re ρ ;pρppr345−r321n1Q sinφ cosγ ⎤]−⎥,2 p p2 p p2g3⎥⎦⎢⎣1− F3 r345r321 1− F3 r345r321pp⎡ r345−r321p= i(1− F32 )⎢g j = n2j −n12 sin2 φ ;22p g j nk − g k n j;rjk =22g j nk + gk n jFk =exp(−2πλ−1gk dk );rjkp + Fk2rklpprjkl =;2 p p1+ Fk rjk rkl(5)r32p r21p + F22pr321= p 2 p ,r21 + F2 r32где n1 - комплексный показатель преломления среды, из которой на систему падает свет; φ- угол падения света из первой среды; j, k, l - номера сред; dk - толщина соответствующейсреды; λ - длина световой волны в вакууме; i - мнимая единица; Q=iεмагнитооптический параметр, εeffxy ,εeffxxeffeffxy /ε xx-- недиагональная и диагональная компонентыТДП эффективной среды; cosγ для случая экваториального намагничивания равен 1.Использование метода эффективной среды для квазидвумерного ферромагнитногослоя и макроскопической френелевской магнитооптики для ультратонких слоев носитисключительно качественный характер, но тем не менее выполненные расчеты позволяютвоспроизвести основные черты поведения магнитооптических спектров бислоев и понять,что наблюдаемые аномалии связаны в основном с близостью состава ферромагнитныхслоев к порогу перколяции (Рис.5).

Как показали расчеты, вблизи порога перколяциисильно изменяются как оптические, так и магнитооптические параметры системы.Рис.5 Рассчитанные магнитооптические спектры экваториального эффекта Керра длябислоев (x=0.4, L= 0.2; l = 1.8нм):Rs/Rbulk =3; (2) Rs/Rbulk =1.5; (3) Rs/Rbulk =0.В параграфе 3.3 представлены основные выводы к главе 3.В четвертой главе исследован магниторефрактивный эффект в гранулированныхмагнитных пленках металл-диэлектрик, который состоит в изменении отражательной илипропускательной способности ферромагнетика при его намагничивании.Так какдиэлектрическая проницаемость имеет видε =εstor−4πσ (ω, H )ω,(6)где εstor - часть тензора диэлектрической проницаемости, связанная с токами смещения, тодиэлектрическая проницаемость, а следовательно и все оптические свойства должнызависеть от приложенного магнитного поля H или намагниченности.В параграфе 4.1 проанализирована частотная зависимость МРЭ длянанокомпозитов.Тензор диэлектрической проницаемости намагниченной вдоль оси 0z среды имеетвид:⎛ ε xx) ⎜ε = ⎜ ε yx⎜ 0⎝ε xyε yy00⎞⎟0 ⎟,ε zz ⎟⎠(7)где изсоображений симметрии следует, чтоεxx = ε yy; ε yx = −ε xy .Недиагональныекомпоненты линейны, а диагональные компоненты квадратичны по намагниченности М.То естьε xx = εd (1+ bM2 ); b = ba + bMRE;ε xy = aM.

.(8)Здесь bа характеризует вклад, обусловленный вынужденной анизотропиеймагнетика, а bMRE -вклад МРЕ. Недиагональные элементы тензора диэлектрическойпроницаемости ответственны за линейные по намагниченности магнитооптическиеэффекты (МОЭ) Керра и Фарадея, в то время как четный по намагниченностиориентационный МОЭ связан как с вкладом εdbaM2 в диагональные элементы, так инедиагональными элементами. В силу этого при измерениях МРЕ всегда наряду систинным МРЕ имеет место и вклад четного МОЭ. Как правило, недиагональныеэлементы ε xy выражаются через экспериментально определяемый МО параметр Q какε xy = −iε 0Q , при этом Q является зависящей от частоты света комплексной величиной,линеен по спин-орбитальному взаимодействию, и поэтому линеен и по намагниченности.Вкладε0baM2 в (8) порядка ε0Q2.

Так как baM2∼Q2, а bMREM2∼∆ρρ ,где∆ρρ-магнитосопротивление (МС), и Q в видимой области спектра не превышает 0.02 иуменьшается в ИК области спектра, то, очевидно, что влиянием на МРЭ традиционногочетного МО эффекта для всех магнетиков с заметным МС можно пренебречь.Туннельный контакт между гранулами можно рассматривать как параллельновключенноеэлектрическоепроницаемостьюεins.сопротивлениеСопротивлениеиконденсаторконтактасопределяетсядиэлектрическойвероятностьютуннелирования.При низких частотах вероятность туннелирования не зависит от частоты.

Однакопри высоких частотах возможно как уменьшение туннельной прозрачности, когда периодэлектромагнитной волны становится меньше характерного времени туннелирования, так иувеличение вероятности туннелированияза счет поглощения туннелирующимэлектроном кванта света. Покажем, эти факторы не играют роли в формировании МРЕ винфракрасной области спектра при малой плотности мощности излучения. Наиболеепростой оценкой для времени туннелирования τ является отношениеширинытуннельного зазора, то есть расстояния между гранулами s, к фермиевской скорости vF[5]. Тогда при характерных для туннелирования расстояниях s =1-3 нм получаем, чтовремя туннелирования порядка 10-16 с, то есть в ИК области λ =1-10 мкм ωτ <<1 ивероятность туннелирования такая же, как в статическом случае.

Так каквероятность туннелирования электронов на частотеωτ <<1 иEF+ h ω зависит от фактора2⎡⎣ e ω τ − 1 ⎤⎦ и мощности падающего излучения [5], то в ИК диапазоне спектра приплотности мощности излучения в пятне засветки заведомо меньшей 1 Вт/см2, туннельноесопротивление ρ не зависит от частоты.Тогда проводимость такой системы σ(ω,H), и гранулированной пленки в целом, наконечных частотах можно будет представить в видеσ (ω , H ) =ε insρ (H )4π,ρ (H )1 + iω(9)что существенно отличается от частотной зависимости Друде-Лоренца для металлическихсистем. Подчеркнем, что выражение (9) справедливо только вблизи порога перколяции,так как при выводе предполагалось, что один и тотже контакт ответственен запроводимость при низких и высоких частотах.В параграфе 4.2 МРЭ рассчитан для модели полубесконечного пространства ибесконечно тонкой пленки для s и p поляризаций.Для определенности рассматривается случай p-поляризованного света, падающего вплоскости xy из прозрачного немагнитного диэлектрика (среда 1 с действительнымкоэффициентом преломления n1)коэффициентом преломленияна магнитный образец (среда 2 c комплекснымη2=n2-ik2) под углом паденияφ 0.

Характеристики

Список файлов диссертации