WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

На Рис. 2 представлены спектры экваториального эффекта Керра (ЭЭК) (), рассчитанные для того же сплава. Параметр () определяется как, так и. Как видно из Рис.2, размерный эффект оказывает очень сильное влияние на МО спектры в ближней ИК области, изменяя амплитуду, профиль и даже знак МО сигнала. Столь сильное влияние связано с тем, что () линейно зависит от, нелинейно от и в обеих этих функциях как в реальной, так и в мнимой частях проявляется РЭ. Без учета РЭ в АЭХ изменения спектров за счет РЭ в и одного порядка (Рис.2) и как видно приводят к увеличению ЭЭК. Дополнительный учет РЭ в АЭХ может как усилить, так и ослабить ЭЭК, что определяется знаком и величиной отношения Rs/Rbulk, т.е. структурой поверхностного слоя гранул. Подчеркнем, что согласно экспериментальным данным по гигантскому АЭХ [3], это отношение может достигать 103104, что приводит к значительным изменениям ЭЭК в ИК области спектра.

Рис.2 Магнитооптические спектры экваториального эффекта Керра, рассчитанные в приближении Бруггемана (x= 0.45; L = 0.31; l = 2нм; r0 = 4нм; Rs/Rbulk = -20):

----- - r0 = без учета размерного эффекта;

……- с учетом размерного эффекта для согласно (2) при Co,mod=Co;

- с учетом размерного эффекта для и при Rgr=Rbulk;

_- с учетом полного размерного эффекта.

На Рис.3 приведено сравнение рассчитанных в приближении СМГ магнитооптических спектров (x=0.49) с экспериментальными. Из Рис.3 видно, что учет полного квазиклассического РЭ приводит к хорошему согласию с экспериментом.

Рис.3 Магнитооптические спектры экваториального эффекта Керра:

теория (L3 = 0.33; l = 1.8нм; Rs/Rbulk = -3.75):

------- - x = 0.49; L1 = 0.65; r0 = 2.2нм;

_- x= 0.48; L1 = 0.6; r0 = 2.3нм;

эксперимент:

- x = 0.49;

- x= 0.52.

Также были выполнены аналогичные расчеты для системы Co-CoO, которая тоже находилась вблизи перколяции.

В параграфе 2.4 приведены выводы к главе 2.

Третья глава посвящена рассмотрению другого перспективного класса магнитнонеоднородных систем - гибридных мультислоев «металл-диэлектрик». В них ферромагнитные слои представляют собой тонкие (2-3 нм) пленки нанокомпозитов с концентрацией ферромагнитных частиц вблизи порога перколяции. Гибридные мультислои сочетают преимущества традиционных мультислоев и гранулированных систем: большую величину магнитосопротивления (в рассматриваемом случае туннельное магнитосопротивление достигает 10%), отсутствие гистерезиса, сравнительно низкие поля насыщения, простоту технологии, а наличие случайных контактов между отдельными гранулами соседних слоев не является критичным для туннельного магнитосопротивления всей структуры. В силу того, что магнитные слои металла состоят из гранул, разделенных диэлектрической прослойкой, для таких систем следует ожидать проявления в оптических и магнитооптических свойствах особенностей, связанных с эффектами перколяции, размерными эффектами, поверхностными плазмонами, усилением локального электрического поля и т. д. Принципиальным отличием от объемных нанокомпозитов является квазидвумерный характер магнитных слоев и периодическое их расположение. В диссертационной работе представлены результаты расчета оптических и магнитооптических спектров гибридных мультислоев Co-SiO2 с содержанием Со вблизи порога перколяции и объяснены многочисленные аномалии этих спектров, в частности, рекордное для систем на основе Co значение магнитооптического эффекта Керра.

В параграфе 3.1 рассчитывались оптические спектры данных соединений. Следует отметить сильную зависимость оптических свойств от содержания Co. В квази-2D структурах, с содержанием металла близким к перколяционному переходу (эффективная толщина Со- 1.8 нм), величина поглощения А достигает 0.5. В диэлектрических пленках Co-SiO2 с толщиной Со 1.3 нм обнаружен максимум поглощения. Энергия максимума h 0.67 эВ, существенно меньше энергии возбуждения поверхностных плазмонов в изолированных частицах Со (для Со в SiO2 по оценке hsp 1.3 эВ при величине объемной плазменной частоты hр=3.7 эВ). Поглощение в максимуме достигает аномально высокой величины 0.8 (в гранулированных пленках Au оно не превышает 0.5[4]) (Рис.4).

Для анализа обнаруженных особенностей были выполнены численные расчеты спектров поглощения. Расчет проводился в рамках обобщенной модели эффективной среды с учетом анизотропии формы частиц. Сначала в СМГ рассчитывались диагональные компоненты тензора эффективной диэлектрической проницаемости слоя ферромагнитных частиц, считая его нанокомпозитом Cox-(SiO2)1-x, причем варьировался фактор заполнения x и фактор формы частиц L. Далее по формулам Френеля рассчитывалось 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 при промежуточных концентрациях они кластеризуются, причем в силу их магнитных свойств возникающие образования (в частности, цепочки из гранул) имеют анизотропную форму.

Рис.4 Cпектры поглощения гибридных систем: а) сплошная линия – экспериментальные спектры многослойной 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 описывают спектр образцов с эффективной 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, и близость системы к порогу перколяции. Для мультислоев получается правильное положение и величина максимума поглощения, но остальная часть спектра отличается от экспериментального из-за того, что мультислойная система рассчитывалась в приближении эффективной среды и не была учтена периодичность слоев, т.е. мультислойная система рассматривалась, как гранулированный сплав. Надо также подчеркнуть, что описание квази-2D слоя Co-SiO2 в рамках теории эффективной среды для трехмерного случая также может привести к дополнительной погрешности, особенно непосредственно вблизи порога перколяции.

Таким образом, численный анализ показывает, что обнаруженные особенности спектров поглощения в структурах на основе квази 2D гранулированных пленок Со существенным образом связаны со своеобразием интерференционных эффектов, имеющих место в данных системах и близостью этих систем к порогу перколяции. При этом заметную роль также играет и анизотропия формы кластеров из Со, обусловленная ферромагнитными свойствами металла.

В параграфе 3.2 аналогичным способом рассчитывались магнитооптические спектры.

Эффект рассчитывался по следующим формулам:

=2Re ;

p p p p p r345-r321 r345-r321 n1Qsin cos =i(1-F32) 2 p p - ], p p p 2g1-F32r345rr345r1-F (5) g = n2-n1 sin2 ; Fk =exp(-2-1gkdk );

j j 2 p p p p g nk -gkn2 rjk +Fk2rkl r32r21+Fj j p p p rjk = ; rjkl = ; r321=, 2 p p p p g nk +gkn2 1+Fk2rjkrkl r21+F22rj j где n1 - комплексный показатель преломления среды, из которой на систему падает свет;

- угол падения света из первой среды; j, k, l - номера сред; dk - толщина соответствующей eff eff среды; - длина световой волны в вакууме; i - мнимая единица; Q=i / - xy xx eff магнитооптический параметр,, xxeff - недиагональная и диагональная компоненты xy 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, но тем не менее выполненные расчеты позволяют воспроизвести основные черты поведения магнитооптических спектров бислоев и понять, что наблюдаемые аномалии связаны в основном с близостью состава ферромагнитных слоев к порогу перколяции (Рис.5). Как показали расчеты, вблизи порога перколяции сильно изменяются как оптические, так и магнитооптические параметры системы.

Рис.5 Рассчитанные магнитооптические спектры экваториального эффекта Керра для бислоев (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 гранулированных магнитных пленках металл-диэлектрик, который состоит в изменении отражательной или пропускательной способности ферромагнетика при его намагничивании. Так как диэлектрическая проницаемость имеет вид 4(,H) = -, (6) stor где stor - часть тензора диэлектрической проницаемости, связанная с токами смещения, то диэлектрическая проницаемость, а следовательно и все оптические свойства должны зависеть от приложенного магнитного поля H или намагниченности.

В параграфе 4.1 проанализирована частотная зависимость МРЭ для нанокомпозитов.

Тензор диэлектрической проницаемости намагниченной вдоль оси 0z среды имеет вид:

xx xy ) = yx yy, (7) 0 0 zz xx =yy; -xy yx = где из соображений симметрии следует, что. Недиагональные компоненты линейны, а диагональные компоненты квадратичны по намагниченности М.

То есть xx =d (1+bM2); b =ba +bMRE; xy = aM.

. (8) Здесь bа характеризует вклад, обусловленный вынужденной анизотропией магнетика, а bMRE -вклад МРЕ. Недиагональные элементы тензора диэлектрической проницаемости ответственны за линейные по намагниченности магнитооптические эффекты (МОЭ) Керра и Фарадея, в то время как четный по намагниченности ориентационный МОЭ связан как с вкладом dbaM2 в диагональные элементы, так и недиагональными элементами. В силу этого при измерениях МРЕ всегда наряду с истинным МРЕ имеет место и вклад четного МОЭ. Как правило, недиагональные xy элементы выражаются через экспериментально определяемый МО параметр Q как xy =-i0Q, при этом Q является зависящей от частоты света комплексной величиной, линеен по спин-орбитальному взаимодействию, и поэтому линеен и по намагниченности.

Вклад 0baM2 в (8) порядка 0Q2. Так как baM2Q2, а bMREM2 где -, магнитосопротивление (МС), и Q в видимой области спектра не превышает 0.02 и уменьшается в ИК области спектра, то, очевидно, что влиянием на МРЭ традиционного четного МО эффекта для всех магнетиков с заметным МС можно пренебречь.

Туннельный контакт между гранулами можно рассматривать как параллельно включенное электрическое сопротивление и конденсатор с диэлектрической проницаемостью ins. Сопротивление контакта определяется вероятностью туннелирования.

При низких частотах вероятность туннелирования не зависит от частоты. Однако при высоких частотах возможно как уменьшение туннельной прозрачности, когда период электромагнитной волны становится меньше характерного времени туннелирования, так и увеличение вероятности туннелирования за счет поглощения туннелирующим электроном кванта света. Покажем, эти факторы не играют роли в формировании МРЕ в инфракрасной области спектра при малой плотности мощности излучения. Наиболее простой оценкой для времени туннелирования является отношение ширины туннельного зазора, то есть расстояния между гранулами s, к фермиевской скорости vF [5]. Тогда при характерных для туннелирования расстояниях s =1-3 нм получаем, что время туннелирования порядка 10-16 с, то есть в ИК области =1-10 мкм <<1 и вероятность туннелирования такая же, как в статическом случае. Так как <<1 и вероятность туннелирования электронов на частоте EF+ h зависит от фактора - 1 и мощности падающего излучения [5], то в ИК диапазоне спектра при e плотности мощности излучения в пятне засветки заведомо меньшей 1 Вт/см2, туннельное сопротивление не зависит от частоты.

Тогда проводимость такой системы (,H), и гранулированной пленки в целом, на конечных частотах можно будет представить в виде ins 1 + i (H ) (, H ) =, (9) (H ) что существенно отличается от частотной зависимости Друде-Лоренца для металлических систем. Подчеркнем, что выражение (9) справедливо только вблизи порога перколяции, так как при выводе предполагалось, что один и тотже контакт ответственен за проводимость при низких и высоких частотах.

В параграфе 4.2 МРЭ рассчитан для модели полубесконечного пространства и бесконечно тонкой пленки для s и p поляризаций.

Для определенности рассматривается случай p-поляризованного света, падающего в плоскости xy из прозрачного немагнитного диэлектрика (среда 1 с действительным коэффициентом преломления n1) на магнитный образец (среда 2 c комплексным коэффициентом преломления 2=n2-ik2) под углом падения. Отражение от подложки (среда 3) и возможные в связи с этим интерференционные эффекты при расчете МРЭ на отражении в настоящем параграфе не учитываются, то есть магнитный образец считается достаточно толстым. Тогда коэффициент отражения R для намагниченного в направлении 0z образца можно записать в виде [6]:

2 gg1 - g n1 2 xy p p 2 (10) R =| r12 |2, r12 =, 2 2 2 2 2 g1 + g n1 g n1 ( g1 + g n1 ) 2 2 2 2 2 2 2 2 2 (11) g1 = n1 - n1 sin ; g2 = - n1 sin.

0 Недиагональные и диагональные элементы ТДП определяются выражением (8).

Поэтому ниже положим ba=Q=0, учитывая тем самым только МРЭ. Тогда, обозначая индуцированные намагничиванием изменения коэффициентов преломления и экстинкции как k2 - kn2 - n= dM = сM ;

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»