Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Обзор основных физических свойств манганитов 11
1.1. Кристаллические свойства 11
1.2. Магнитные свойства 12
1.3. Электронная структура допированных манганитов 15
1.4. Электросопротивление и магнитосопротивление 19
1.5. Фазовое разделение и перколяционные явления 23
1.6. Оптические и магнитооптические свойства 25
ГЛАВА 2. Методика проведения измерений 30
2.1. Эффект Керра и тензор диэлектрической проницаемости 30
2.2. Описание экспериментальной установки 33
2.3. Алгоритм проведения измерений 35
2.4. Источники ошибок 37
ГЛАВА 3. Манганиты лантана 39
3.1. Методы приготовления и аттестация образцов 39
3.2. Экспериментальные результаты 45
3.2.1. Пленка La067Ca033MnO3 45
3.2.2. Монокристалл La07Ca025Ba005MnO3 47
3.2.3. Монокристаллы La1 xSrxMnOs 51
3.2.4. Одновалентное замещение: La^xNaxMn03 и LaUxAgxMn03 59
3.3. Обсуждение результатов 65
3.4. Заключение 77
ГЛАВА 4. Гранулированные системы 79
4.1. Основные сведения о гранулированных системах 79
4.2. Образцы 83
4.3. Экспериментальные результаты по гранулированным системам 88
4.3.1. Аморфные сплавы «ФМ металл - диэлектрик» (Co4lFe39B20)x(SiO2)m-x и (CoA5Fe45ZrJx(Si02)m x 88
4.3.2. Нанокомпозиты типа «ФМ металл - АФМ изолятор» Сох(СоО + Со203)^х 76
4.3.3. Нанокомпозиты «ФМ металл - полупроводник»: MnAs:GaAs и InGaAs/GaAs/Mn 102
4.4. Заключение 114
Основные результаты и выводы 116
Список публикаций 118
Литература
- Электронная структура допированных манганитов
- Алгоритм проведения измерений
- Одновалентное замещение: La^xNaxMn03 и LaUxAgxMn03
- Аморфные сплавы «ФМ металл - диэлектрик» (Co4lFe39B20)x(SiO2)m-x и (CoA5Fe45ZrJx(Si02)m x
Введение к работе
В последнее время наблюдается всплеск интереса к изучению материалов, обладающих эффектами колоссального или гигантского магнитосопротивления, связанный с многообещающей перспективой их использования для прикладных задач. Типичными представителями данного класса соединений являются манганиты с перовскитной структурой, допированные редкоземельными элементами такими как Са или Sr. В эпитаксиальной пленке Ьах_хСахМпОъ (х = 0.33) зафиксировано более чем
тысячекратное падение электрического сопротивления в магнитном поле 6 Тл при температуре 77 К [1]. Это явление дало начало «манганитному буму», обычно ассоциируемому с эффектом колоссального магнитосопротивления (КМС). Термин «колоссальное» был введен с целью произвести различие с «гигантским магнитосопротивлением» (ГМС), открытым в 1988 году в многослойных пленках, а затем и в гранулированных сплавах, то есть в композитах с ферромагнитными (ФМ) наночастицами, распределенными в немагнитной матрице. Интерес к системам с КМС и ГМС происходит из возможности их применения для магнитной записи, для построения сенсоров магнитного поля и других устройств микроэлектроники. Главный параметр, характеризующий эти системы, - магнитосопротивление (МС), то есть относительное изменение электросопротивления при приложении магнитного поля. Для ГМС материалов порядок величины МС составляет 102. Это значение значительно меньше, чем в манганитах, где рекордная величина МС достигает 10й. Однако сильной стороной ГМС материалов является получение максимальных значений наблюдаемых в них эффектов в сравнительно небольших магнитных полях и при комнатной температуре.
Значительный интерес исследователей к манганитам, породивший целый поток статей, посвященных этим материалам, связан не только с многообещающими возможностями их применения, а также с очень интересной физикой процессов, имеющих место в этих соединениях. Манганиты характеризуются сильным взаимодействием электронных,
5 кристаллических и спиновых степеней свободы. В результате мы сталкиваемся с огромным изобилием явлений, представляющих интерес для фундаментальной физики конденсированного состояния [2,3]. В них наблюдается переход металл-диэлектрик, орбитальное и зарядовое упорядочения, двойной обмен, различного типа поляроны и т.д. Особый интерес представляет возможность фазового разделения в виде ФМ капель в антиферромагнитной (АФМ) матрице или даже в виде регулярной структуры орбитально упорядоченных областей (страйпов) [3,4].
Конкуренция вышеупомянутых явлений и многообразие возможных типов упорядочения порождают чрезвычайно сложную фазовую диаграмму, наблюдаемую для манганитов. Наиболее обещающими материалами с точки зрения как фундаментальной физики, так и с точки зрения прикладной науки, являются те материалы, где переходные точки, соответствующие различным типам упорядочения, находятся близко друг к другу. В этом случае небольшое изменение состава и относительно слабые магнитные поля способны вызвать довольно яркие эффекты. Так предыдущие исследования демонстрировали переход металл-изолятор, индуцированный изотоп замещением 1бО —> 180 [5,6].
Разнообразие механизмов переноса заряда в манганитах должно непосредственно проявлять себя в оптических свойствах. Оптическое и микроволновое облучение также может вызвать дополнительные эффекты, такие как фотоиндуцированные изменения типа проводимости и магнитного порядка. Более того, оптические исследования представляют собой важный инструмент проявления динамики электронных состояний и релаксационных процессов в спиновых и электронных подсистемах.
Несмотря на важность оптических исследований как для фундаментальной физики, таки для прикладных задач, количество работ, посвященных изучению оптических и МО свойств, относительно невелико по сравнению, например, с работами по электрическим и магнитным
свойствам. Таким образом, МО исследования допированных манганитов являются несомненно актуальными.
Однако и «классические» гранулированные сплавы не собираются сдавать своих позиций, также представляя «парад эффектов» (ҐМС, туннельное магнитосопротивление (ТМС) и гигантский Холл эффект) [7,8], открывающих широкие просторы как для экспериментальных, так и теоретических исследований. Изучение МО свойств гранулированных сплавов ведется в связи с возможностью их использования в качестве магнитоактивной среды для устройств перпендикулярной магнитной записи, в бесконтактных МО датчиках магнитного поля и температуры. Недавно предложено использовать гранулированные сплавы и в качестве МО элемента в магнитофотонных кристаллах. Для всех этих приложений важной задачей является поиск оптимальных составов с усиленным МО откликом.
Известно, что электрические, магнитные и оптические свойства гранулированных структур зависят от концентрации ФМ фазы и радикально изменяются при переходе нанокомпозита через порог перколяции. Кроме того, они проявляют существенную зависимость от микроструктуры (формы и размера гранул) нанокомпозитного сплава [9,10]. В этом случае МО методы исследования способны предоставить полезную информацию о топологии изучаемых систем, так как они демонстрируют значительную чувствительность ко всем перечисленным параметрам.
Подводя итог сказанному, можно утверждать, что гранулированные сплавы заслуживают самого пристального внимания исследователей. При изучении подобных неоднородных систем особую значимость приобретают квазилокальные методы, к числу которых относятся оптические и МО исследования. Однако, несмотря на значительное количество работ, посвященных исследованию МО свойств нанокомпозитов, до настоящего момента не было выполнено комплексного исследования таких систем, позволяющего построить эффективный тензор диэлектрической
7 проницаемости (ТДП), анализ которого может дать более полную информацию о наблюдаемых явлениях.
Цели и задачи.
Основной задачей настоящей работы являлось комплексное экспериментальное исследование МО свойств соединений с колоссальным и гигантским МС: манганитов лантана с различным типом и величиной замещения и ряда нанокомпозитов типа «аморфный ФМ - диэлектрик», «ФМ металл - АФМ изолятор», «ФМ металл - полупроводник (ПП)», с целью получения данных об особенностях электронной структуры этих соединений, и их эволюции при изменении как внешних условий, так и внутренних параметров.
Конкретные задачи данной работы состояли в следующем:
Получить дисперсионные зависимости диагональных и недиагональных компонент тензора диэлектрической проницаемости в широких спектральном и температурном диапазонах для выяснения природы магнитооптической активности в допированных манганитах.
Получить экспериментальные данные об особенностях электронной структуры и установить их связь с такими параметрами как тип замещающего элемента, его валентность и концентрация. Проследить тенденции изменения электронной структуры допированных манганитов с температурой.
Провести исследования магнитооптических свойств нанокомпозитов различного типа: «аморфный ФМ - диэлектрик», «ФМ металл - АФМ изолятор», «ФМ металл - ПП».
Изучить зависимость МО свойств нанокомпозитов «аморфный ФМ -диэлектрик», от концентрации металлической фазы. Исследовать влияние параметров микроструктуры нанокомпозитов на МО отклик.
8 5. Провести сравнение полученных экспериментальных данных с теоретическими расчетами, выполненными в рамках приближения эффективной среды.
Научная новизна.
Впервые проведено комплексное исследование оптических и МО свойств манганитов лантана с различным типом и величиной замещения, позволившее получить компоненты тензора диэлектрической проницаемости для исследуемых составов в широком диапазоне температур. Установлено, что в области низких температур вид ТДП для монокристаллических образцов Lax_SrxMnO^ не зависит от концентрации замещающего иона (при
В спектрах недиагональных компонент ТДП Lax_xSrxMnO^ в окрестности Тс выделен дополнительный парамагнитный переход. Полученные результаты интерпретируются в рамках «нетрадиционной модели» электронной структуры при предположении о локализации допируемых дырок на кислороде.
Для некоторых составов манганитов впервые обнаружено значительное гистерезисное поведение МО свойств при изменении температуры, что объясняется наличием локальных неоднородностей в приповерхностном слое. Показана эффективность процедуры восстанавливающего отжига для устранения указанных неоднородностей.
При изучении МО спектров нанокомпозитов типа «ФМ металл -диэлектрик», а также «ФМ металл - ПП», обнаружено значительное усиление МО отклика в узком спектральном диапазоне и показано, что в нанокомозитах разного типа к подобному усилению приводят разные механизмы.
Научная и практическая ценность.
Полученные результаты и их анализ позволяют систематизировать и расширить представления об особенностях поведения МО свойств материалов с колоссальным и гигантским МС.
На основе полученных экспериментальных данных могут быть сделаны предположения об электронной структуре представленных в работе материалов, используемые для теоретического описания их свойств.
Резонансное усиление МО эффектов в некоторых типах нанокомпозитов может быть использовано для создания оптоэлектронных устройств.
Достоверность.
Достоверность полученных результатов обеспечивается
обоснованностью используемых в работе экспериментальных методов изучения МО свойств манганитов и нанокомпозитов, а также корреляцией результатов, полученных на различных образцах.
Структура диссертации.
Диссертационная работа состоит из введения, четырех глав, заключения и списка используемой литературы.
Апробация работы.
Основные результаты диссертационной работы докладывались на: российских и международных конференциях «Оксиды - 99» (Екатеринбург, 1999); Международной зимней школы физиков-теоретиков «Коуровка» (Екатеринбург, 2000 и 2002); XVIII и XIX Международных школах-семинарах «Новые магнитные материалы микроэлектроники» (Москва, 2002 и 2004); «Московском Международном симпозиуме по магнетизму MISM» (МГУ, 2002); "Ломоносовских чтениях" (Москва, 2000, 2001, 2002 и 2003); «EASTMAG, Euro-Asian Symposium «Trends in Magnetism» (Краноярск, 2002, 2004); ISAMM-02 (Вьетнам, 2002); ICFM-2003 (Крым, 2003);
10 Междисциплинарном, международном симпозиуме «Порядок, беспорядок и свойства оксидов ODPO» (Сочи, 2001, 2002, 2003); «Магнитный резонанс и его приложения» (Санкт-Петербург, 2004).
Публикации.
Основные результаты настоящей работы опубликованы в 13 работах, полный список которых представлен в конце диссертации.
Личный вклад соискателя.
При непосредственном участии автора получена значительная часть экспериментального материала: исследованы МО спектры всех представленных образцов, получены их температурные и полевые зависимости. Выполнена математическая обработка спектральных зависимостей, позволившая получить компоненты тензора диэлектрической проницаемости, на основании которого выдвигаются предположения об электронной структуре изучаемых образцов.
При непосредственном участии автора проводились работы по автоматизации и модернизации экспериментальной установки. Были реализованы новые функциональные возможности последней (режим высокотемпературных измерений МО эффекта, а также расширение исследуемого спектрального диапазона в ИК область спектра, посредством реализации дополнительного датчика света).
При обработке и обсуждении полученных результатов использовались данные магнитных и оптических измерений, выполненные в лабораториях Института физики металлов УрО РАН, спектральные данные по оптическим константам были получены в лаборатории МО спектроскопии физического факультета МГУ, моделирование экспериментальных результатов в различных приближений эффективной среды проводилось там же.
Электронная структура допированных манганитов
Природа низкоэнергетических электронно-дырочных возбуждений даже в стехиометрических оксидах . -переходных металлов представляет один из наиболее важных и спорных вопросов физики этих сильно коррелированных систем. В настоящее время полагают, что наиболее интенсивные низкоэнергетические электронные возбуждения в диэлектрических Jflf-оксидах связаны с переносом электронов от кислородного аниона к катиону Зс/-металла, следовательно, эти материалы являются изоляторами с переносом заряда (СТ). К сожалению, на данный момент убедительная трактовка различных полос в оптических спектрах 3d-оксидов отсутствует. Так, широкие полосы в спектре оптической проводимости LaMn03 с центрами вблизи 2.0 и 5.0 эВ ряд авторов [35, 36] связывают с разрешенными электро-дипольными СТ переходами типа t2g3eg\2g3eg2L. и t2g3eg1.2g4eg1L. L-электрона лиганда в eg- или g-состояние 3d-катиона, соответственно. Другие приписывают низкоэнергетическую полосу различным d-d переходам [11,17] или СТ переходам с участием ионов Mn + [18].
Традиционный подход к описанию электронной структуры манганитов основан на стандартной зонной модели с учетом взаимодействия с колебательными степенями свободы. При этом особенности электронной структуры манганитов при Е 4 эВ определяются eg состоянием Мп, связанным сильным обменом Хунда с локализованным t2g состоянием Mn, а также ян-теллеровским взаимодействием с решеткой [40]. Таким образом, модель двойного обмена с учетом эффекта Ян-Теллера подразумевает локализацию допированноых дырок в состоянии Mneg. Однако зонные расчеты, включая L(S)DA+U, не проясняют ситуации с интерпретацией основных спектральных особенностей, так как они не могут воспроизвести важные эффекты внутриатомных корреляций, формирующих структуру термов многоэлектронных конфигураций.
В этой связи особое значение приобретает известный квантовохимический кластерный подход, позволяющий последовательно включить в рассмотрение все корреляционные эффекты с помощью хорошо разработанного аппарата теории кристаллического поля [41]. Такой подход был использован в работе [42] для классификации и анализа различных СТ состояний и 02р - Mn3d СТ переходов в [МпОб]"9 октаэдрах и для полуколичественного описания СТ полос в ЬаМпОъ. Согласно [42], одноэлектронные СТ переходы из нечетных чисто кислородных tiu(ci), tiu(7t), t2u(7i) орбиталей в eg- или -состояние Зс/-катиона формируют 60 (!) разрешенных электро-дипольных переходов между соответствующими многоэлектронными конфигурациями с энергиями в широком спектральном диапазоне от 2.5 эВ до 11 эВ и целый набор дипольно-запрещенных переходов из aig(a) и tig(7i) кислородных состояний с минимальной энергией 1.7 эВ (дипольно-запрещенный tJg(n) - eg переход). Таким образом, низкоэнергетическая спектральная область широкой СТ полосы в LaMn03 формируется серией СТ переходов в октаэдре [МпОб]"9 с увеличением интенсивности, начиная от нижнего дипольно-запрещенного tlg(n) -eg перехода с пиком при 1.7 эВ. Далее следуют: слабый дипольно-разрешенныи hJjt) - % переход с пиком при 2.5 эВ; относительно более интенсивный дипольно-разрешенныи t]u(n) - eg переход с пиком при 3.5 эВ и затем сильный дипольно-разрешенныи tju( j) - eg переход с пиком при 4.7 эВ [43].
Отметим, что теоретическая модель, развитая в работе [42], относится к номинально чистому стехиометрическому ЬаМпОъ. Интерпретация оптического отклика нестехиометрического ЬахМпОъ или легированных манганитов типа Lax_xSrxMn03 значительно усложняется из-за появления сильных зарядовых флуктуации и разделения фаз, предполагающих наличие сильных внутренних электронных неоднородностей. Эти наноскопические неоднородности в простейшем приближении могут быть представлены как система металлоподобных капель, порожденных легированием или вакансиями, которые распределены в изолирующей матрице. При этом неоднородная текстура объемных кристаллов может существенно отличаться от текстуры пленок, где необходимо учитывать наличие градиента напряжений по толщине пленки. Оптические свойства нестехиометрических или легированных манганитов должны описываться с учетом этих неоднородностей как одного из важнейших факторов формирования оптического отклика [43].
Алгоритм проведения измерений
Измерения МО спектров в видимой и ближних ультрафиолетовой (УФ) и инфракрасной (ИК) части спектрального диапазона могут предоставить информацию, касающуюся электронной структуры манганитов и её зависимости от химического состава, условий синтеза, изотопзамещения и других факторов. В частности МО спектры чувствительны к соотношению магнитоактивных ионов Мп3+/Мп4+. Амплитуда МО отклика пропорциональна величине намагниченности и вероятности электронных переходов, поэтому температурные зависимости МО эффектов, полученные при определенной энергии падающего света, могут дать информацию об изменении магнитной структуры исследуемого образца. Полевые и температурные зависимости МО эффектов способны выявить фазовые переходы и специфику магнитоупорядоченного состояния. К тому же, в формировании МО отклика участвует только слой, определяемый глубиной проникновения света, которая для исследуемых в настоящей работе материалов составляет приблизительно 0.1 - 0.5 цм. Соответственно, мы наблюдаем только за поведением поверхностного слоя образцов, принимая во внимание, что его магнитное состояние может существенно отличаться от состояния в объеме образца.
Для исследования МО свойств мы проводили измерения спектральных, температурных и полевых зависимостей магнитооптического (МО) эффекта Керра в экваториальной геометрии (ЭЭК). ЭЭК заключается в изменении интенсивности отраженного света при намагничивании образца. При этом вектор магнитного поля приложен параллельно плоскости образца и перпендикулярно плоскости падения света. Изменение интенсивности отраженного света при намагничивании ФМ образца в случае р-поляризованной волны может быть записано в виде: , л 2 sin 2 р a- +b: Л „ 1\ . 7 2 ,_/„2 (1) где ф - угол падения света, а = є2 (2єі cos2 р -1); b = cos2 #?(2 - ,2 +1) + , -1; єх, є2 и є\, є\ - действительная и мнимая части диагональной и недиагональной компонент тензора диэлектрической проницаемости (ТДП). При этом х =п2 -к2, є2 =2пк, где -пик коэффициенты преломления и поглощения соответственно. В случае гироэлектрической среды намагниченной вдоль оси z ТДП имеет вид: є is (Л -іє є О v 0 0 Sj
Тензор является антисимметричным второго порядка. Его диагональная компонента є = єх - іє2 описывает оптические свойства среды, в то время как недиагональная компонента є = є[-і 2 ответственна за магнитооптическую активность.
Таким образом, на основе экспериментально определенных значений ЭЭК при двух углах падения света, а также значений пик, мы можем разрешить уравнение (1), определив компоненты ТДП. Оптические константы, необходимые для расчета ТДП, были измерены прямым эллипсометрическим методом.
При анализе спектров недиагональных компонент ТДП диэлектриков обычно выделяют два механизма, которые приводят к появлению МО явлений и определяют спектральное поведение действительной и мнимой частей недиагональной компоненты ТДП в области перехода. Это, так называемые, «диамагнитные» и «парамагнитные» переходы.
К диамагнитным переходам относятся разрешенные электрические дипольные переходы между основным синглетом и вырожденным возбужденным уровнем. Спин-орбитальное взаимодействие снимает это вырождение: AE = 2hAa) = 2h(a)+al -co-ob) но не изменяет силы осциляторов для право и лево-циркулярно поляризованных компонент света: ш J ab Jab Jab Z ГГТ Х ab ab l Тогда при условии ТаЬ « соаЬ и Асо«ТаЬ недиагональная компонента ТДП имеет вид: с, = 2nNe2Lfab х [{соаЬ - со)2 - С ] + і[2Г.b {mab - а,)] ma)ab [{coab-co)2 +Гй26] Действительная и мнимая части недиагональной компоненты тензора обнаруживают в этом случае характерное поведение в районе перехода. Действительная часть на частоте перехода имеет максимум: _ 2nNe2LfabbcQ _ ACQ таЬГаЬ Tab а мнимая часть є 2 проходит через ноль.
В случае парамагнитных переходов ни основное, ни возбужденное состояния не расщеплены. В первом порядке по намагниченности спин-орбитальное взаимодействие не снимает вырождение уровня, но изменяет силы осцилляторов для право и лево-циркулярно поляризованных компонент света: f+ _ f- f+- f Jf J ab J ab J ab J ab Jab """ Jab Jab Это изменение силы осцилляторов соответствует магнитному циркулярному дихроизму и может происходить от различных заселенностей подуровней основного терма в случае достаточно малого расщепления последнего. Вклад переходов такого типа в недиагональную компоненту тензора, при Га6 « coab, определяется выражением: с, = 27tNe2Lfabdf х [cojcol -со2- Q] + і[ТаЬ{со]ь +со2+ T2J] mcoab [K-«2+C)2+4 ra2J Мнимая часть недиагональной компоненты на частоте перехода со = соаЬ имеет максимум:
Одновалентное замещение: La^xNaxMn03 и LaUxAgxMn03
На рис. 13 представлены температурные зависимости ЭЭК для керамических образцов состава LaUxNaxMn03 с различной концентрацией замещения х (рис. 13а) и для пленки La0SAgxMnO3 (рис. 136). Можно видеть, что Тс для всех представленных образцов выше комнатной температуры и составляет 309 и 325 К в случае LaXxNaxMn03 сх = 0.2 и 0.3 соответственно, и 315 К для La0SAgxMnO3 . Температурные зависимости не проявляют гистерезисного характера и имеют вид, характерный для ФМ.
Спектральные зависимости ЭЭК для этих систем (рис. 14 а, б, в) также как и в случае двухвалентного замещения обнаруживают две особенности в исследуемом интервале энергий. Однако в отличие от Lax_xSrxMn03 в случае Lax_xNaxMn03 наблюдается смещение высокоэнергетического спектрального пика в область меньших энергий по мере увеличения х. Величина эффекта для Na-замещенных образцов при Т = 300 К для х = 0.2 составляет -3.1 10 и увеличивается при росте х, достигая значений -5.2 103 и -7.1 103 для х = 0.3 и х = 0.4 соответственно. Спектр пленки La0iAgxMnO3 также демонстрирует два спектральных пика, однако, можно заметить, что высокоэнергетический пик в этом случае несимметричен, как в случае описанных выше систем, и имеет несколько большую ширину. ЭЭК для данного образца при Т = 300 К достигает величины -6 10 , что сравнимо с эффектом, наблюдаемом на натриевых керамиках. При понижении температуры величина эффекта увеличивается, при Т = 80 К составляя уже -18.5 10 , что все же несколько меньше соответствующих значений для образцов Lax_SrxMn03 или La061Ca0i3MnO3.
При понижении температуры также наблюдается сдвиг высокоэнергетического пика в область больших энергий. Величина сдвига составляет 0.2 эВ при изменении температуры от 300 до 80 К.
Исследование полевых зависимостей ЭЭК (рис. 14 г) показало для этого образца рекордно низкое для всех представленных систем значение поля насыщения, которое при Т = 300К составило примерно 300 Э. Понижение температуры несколько увеличивает магнитную жесткость образца, но при этом оставляя его наиболее мягким среди рассмотренных в настоящей работе образцов.
Мы провели дополнительные исследования серии пленочных образцов состава Lal_xAgxMnOi с различными концентрациями замещения х ( 0.1, 0.15, 0.25 и 0.3). Температурные зависимости ЭЭК, полученные для этой системы, представлены на рис.15б. Для всех х Тс находится выше комнатной температуры и составляет 325, 323, 308 и 305К, т.е. увеличение х более 0.1 приводит к постепенному уменьшению Тс , что не удивительно, поскольку согласно магнитным и электрическим измерениям величина оптимального замещения для системы LalxAgxMn03 находится в области х 0.08. Напомним, что эффективная концентрация х+э в случае замещения одновалентными ионами при равных х в два раза превышает аналогичную величину в случае двухвалентного замещения (х2+Эфф).
Обратимся теперь к низкотемпературному ходу зависимостей ЭЭК(7). Можно заметить, что величина эффекта для х = 0.1 и 0.15 достигает насыщения по температуре при Г- 200 и 150К соответственно. Для х = 0.25 величина эффекта перестает зависеть от Г уже только при Т 70К, в то время как для х = 0.3 температурная кривая не выходит на насыщение во всем исследуемом интервале температур.
Анализ спектральных зависимостей ЭЭК выявил следующие особенности их поведения. Наибольшая величина эффекта была зафиксирована для х = 0.15 и составила -18 10 при Т = 80К. Увеличение х от 0.1 до 0.15 сдвигает наблюдаемые спектральные особенности в область
меньших энергий, однако дальнейшее повышение концентрации замещения возвращает спектры опять в УФ сторону тем больше, чем выше х. Следует отметить, что наиболее заметно это сказывается не на спектральном пике, а на точке пересечения нуля.
Также обращает на себя внимание изменение формы основного спектрального пика (Е 2.4 - 2.7 эВ). При х = 0.15 он достаточно остр и имеет несимметричный вид, а при х = 0.3 становится симметричным и приобретает округлую форму.
Дополнительно следует обратить внимание на значительную амплитуду высокоэнергетического (Е 3 эВ) пика, который даже при низких температурах сравним по амплитуде с пиком в районе 2.4 - 2.7 эВ.
При повышении температуры до 300К наблюдается существенное ослабление спектрального пика в районе 2.4 - 2.7 эВ и смещение спектральной плотности в область Е 3 эВ. Концентрационные тенденции при этом сохраняются.
Если проследить влияние температуры на спектры некоторого образца с выделенным значением х, то при любой концентрации увеличение температуры от 80 до 300К приводит к сглаживанию спектральных особенностей и их смещению в область меньших энергий. При этом наибольший сдвиг наблюдается для х = 0.3, в то время как все остальные образцы демонстрируют одинаковую величину смещения.
Аморфные сплавы «ФМ металл - диэлектрик» (Co4lFe39B20)x(SiO2)m-x и (CoA5Fe45ZrJx(Si02)m x
Выбор объектов, исследованных в настоящей главе, определялся задачей изучения магнитооптической активности гранулированных систем различных типов. Исходя из этой основной задачи, были выбраны нанокомпозиты следующих составов: (Co45Fe45Zrl0)x(SiO2)m_x и (CoAiFei9B20) x(Si02)m_x (0.33 JC 66, JC = 1), относящиеся к типу "аморфный ФМ - диэлектрик", Сох(СоО + Со2Ог) х (0.33 JC 0.99), представляющие систему «ФМ металл - АФМ изолятор», а также система GaAsiMnAs с различным размеров кластеров и многомлойные структуры InGaAs/GaAs/Mn, являющиеся нанокомпозитами типа «ФМ металл - ПП».
Системы (Co45Fe4$Zrl0)x(SiO2)m_x и (Co4lFe39B20)x(SiO2)m_x Нанокомпозиты «аморфный ФМ - диэлектрик" составов (Co4iFe45ZrJx(SiO2)lQ0_x и (Co4]Fe39B20)x(SiO2)m_x были получены методом ионно-лучевого напыления в атмосфере аргона [92]. Для этой цели была использована вакуумная камера с тремя источниками ионно-лучевого распыления. Для напыления использовались сплавные или составные мишени. Сплавные мишени Co45Fe45Zrl0 и Co4lFeJ9B20 изготавливались методом индукционной вакуумной плавки. Для приготовления сплавов использовались кобальт чистотой 99.98%, карбонильное железо, бор и цирконий с содержанием компонентов в соответствии с составом сплава.
Составная мишень представляла собой сплавную мишень с закрепленными на ее поверхности пластинами из монокристалла кварца. Толщина полученных пленочных образцов составляла 0.15-6.5 мкм. Размеры гранул монотонно уменьшались с увеличением концентрации диэлектрика от 5-7 нм в композите с большим содержанием металлической фазы (х = 56%) до 2-4 нм в композите с х = 30% (здесь и далее концентрация металлической фазы х указывается в атомных процентах). Структура нанокомпозитов изучалась с помощью просвечивающей микроскопии. Состав полученных композитов контролировался электронно-зондовым рентгеноспектральным микроанализом. На основе исследования концентрационной зависимости удельного электросопротивления был определен порог перколяции (хпер), для этих систем, который составил хпер = 43%. Исследование магнитосопротивления полученных материалов показало, что они обнаруживают эффект ТМС с ярко выраженным максимумом вблизи порога перколяции и снижением величины магнитосопротивления до нуля за порогом протекания. Для системы (Co4$Fe45Zr]0)x(SiO2)m_x значения ТМС достигали 4% при комнатной температуре в поле 11 кЭ и были несколько меньше для системы (Co4lFe39B20)x(SiO2)m_x [92]. Система Сох(СоО + Со2Ог)х_х. Система Сох(СоО + Со2Оэ),_х является типичным представителем композитных материалов типа и «ФМ металл - АФМ изолятор». Температура Нееля для СоО составляет примерно 300 К, что делает эту систему очень удобной для изучения ее свойств и особенностей, таких как наведенная обменная анизотропия, АФМ взаимодействие на границе раздела Со/СоО и др. в широком интервале температур.
Пленки Сох(СоО + Со203)1х с содержанием кислорода от 4 до 28 % были нанесены на стеклянную подложку путем распыления ионным потоком Со в Аг/02 плазме в вакууме примерно 4 10"4 мбарр и имели толщину 640 750 нм. По данным рентгеноструктурного анализа полученные пленки имели нанокристаллическую структуру с размером кристаллитов Со 2-4 нм. Однако после отжига в вакууме при 550С в течении 1 часа размеры кристаллитов увеличились до 40-60 нм.
Пленки проявляли переход металл-изолятор, анизотропное магнитное поведение с легкой осью в плоскости пленки и их магнитные свойства, сопротивление и магнитосопротивление сильно зависели от соотношения Со/(СоО+Со203).
Гранулированные пленки MnAs:GaAs, представляющие собой кластеры MnAs внедренные в матрицу GaAs, были получены температурным отжигом разбавленного магнитного полупроводника (Ga,Mn)As, который был напылен на GaAs подложку. Концентрация Мп составляла 0.04. Исходя из этого значения, была оценена объемная доля кластеров MnAs в MnAs: GaAs гранулированной пленке, которая составила приблизительно 3%. Детальное описание процедуры получения пленок и их магнитные и магнито-транспортные свойства представлены в [10, 93]. Диаметр кластеров изменялся посредством температурного отжига. Исследования проведенные на туннельном электронном микроскопе (ТЭМ) показали, что в пленке MnAs: GaAs, отожженной при 650С в течении 10 минут, образуются кластеры MnAs сферической формы и диаметром около 11 нм. Если пленку отжигать при 580С в течение 10 минут, средний диаметр кластеров составляет 6 нм. Как было показано [93], оптические свойства матрицы GaAs очень близки к свойствам объемного GaAs, даже если матрица включает в себя кластеры MnAs. Из измерения транспортных свойств была установлена концентрация остаточных ионов Мп в матрице GaAs, которая составила 10 см _3. При температуре отжига менее 580С количеством остаточных ионов Мп уже пренебречь было нельзя, и оптические свойства матрицы отличались от свойств не гранулированного GaAs.
Ранее для этих пленок в спектрах двулучепреломления было обнаружено гигантское усиление магнитооптического отклика в районе энергетической щели GaAs [94]. Фарадеевское вращение на 0.98 мкм превышало 0.2 7мкм при 2000 Э. Постоянная Вер де была в 16 раз больше, чем для состава (Cd,Mn,Hg)Te, широко применяемого в современных МО приборах. Структуры InGaAs/GaAs/Mn.
Выращивание эпитаксиальных структур InGaAs/GaAs/Mn проводили в горизонтальном кварцевом реакторе в атмосфере Н2, очищенного диффузией через Pd-мембрану. Исходными веществами являлись триметилгаллия, триметилиндия и арсин, а для лазерного распыления использовались мишени из Мп марки ОСЧ и нелегированного GaAs. Подложками служили, как правило, пластины полуизолирующего GaAs (100).
