WWW.DISS.SELUK.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА
(Авторефераты, диссертации, методички, учебные программы, монографии)

 

Pages:     || 2 |

«МАГНИТООПТИКА ТОНКИХ ПЛЕНОК МАНГАНИТОВ La0.7Sr0.3MnO3 и Pr1-xSrxMnO3 ...»

-- [ Страница 1 ] --

ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ

НАУКИ

ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ИМ. Л.В. КИРЕНСКОГО СИБИРСКОГО

ОТДЕЛЕНИЯ РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК

На правах рукописи

Гребенькова Юлия Эрнестовна

МАГНИТООПТИКА ТОНКИХ ПЛЕНОК МАНГАНИТОВ

La0.7Sr0.3MnO3 и Pr1-xSrxMnO3 01.04.11 – Физика магнитных явлений Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель:

д.ф-м.н., профессор И.С. Эдельман Красноярск -

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ…………………………………………………………………………..... ГЛАВА 1. ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР………………………………………………. 1.1. Структуры LaMnO3 - La1-xSrxMnO3 - SrMnO3 и PrMnO3 - Pr1-xSrxMnO3 SrMnO……………………………………………………………………………….… 1.2. Магнитные свойства пленок La0.7Sr0.3MnO3, Pr0.8Sr0.2MnO3 и Pr0.6Sr0.4MnO3………………………………………………………………………….. 1.2.1. Природа магнетизма в замещенных манганитах……………………....…….. 1.3. Оптическая проводимость и Магнитооптические исследования манганитов……………………………………………………………………………. 1.4. Зонная структура манганитов …………………………………………………... ГЛАВА 2. ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТОВ…………………...…. 2.1. Получение и характеристика образцов..…………………………..…………… 2.2.Методика измерений……………………………………………………………...

ГЛАВА 3. СТРУКТУРА, МОРФОЛОГИЯ И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА

ПЛЕНОК La0.7Sr0.3MnO3 и Pr1-xSrxMnO3 (x = 0.2 и 0.4)…………………………….. 3.1. Структура образцов и морфология их поверхности ………...………………... 3.2. Полевые и температурные зависимости намагниченности пленок La0.7Sr0.3MnO3…………………………………………………………………………. 3.3. Полевые и температурные зависимости намагниченности пленок Pr1-xSrxMnO (x = 0.2 и 0.4)…………………………………………………………………………. 3.4 Обсуждение результатов………………………………………………………….

ГЛАВА 4. МАГНИТНЫЙ ДИХРОИЗМ И ОПТИЧЕСКОЕ ПОГЛОЩЕНИЕ В

ПЛЕНКАХ La0.7Sr0.3MnO3……………………………………………………………. 4.1. Экспериментальные спектры поглощения……….…………………………….. 4.2. Магнитный круговой дихроизм: экспериментальные результаты……….………. 4.3. Магнитный линейный дихроизм: экспериментальные результаты……….……. 4.4. Разложение экспериментальных магнитооптических спектров на компоненты…………………………………………………………………………... 4.5. Обсуждение результатов………………………………………………………....

ГЛАВА 5. МАГНИТНЫЙ КРУГОВОЙ ДИХРОИЗМ И ОПТИЧЕСКОЕ

ПОГЛОЩЕНИЕ В ПЛЕНКАХ Pr0.6Sr0.4MnO3 и Pr0.8Sr0.2MnO3……………………. 5.1. Экспериментальные спектры поглощения……………………………………... 5.2. Магнитный круговой дихроизм: экспериментальные результаты……………...... 5.3. Разложение экспериментальных спектров магнитного кругового дихроизма на компоненты……..…….…………………………………………………………….… 5.4. Обсуждение результатов……….……………………………..…………………. ЗАКЛЮЧЕНИЕ………….……………………………………………………………. СПИСОК СОКРАЩЕНИЙ И УСЛОВНЫХ ОБОЗНАЧЕНИЙ……………..……... СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ……….……………………………………………………

ВВЕДЕНИЕ

Актуальность Замещенные манганиты со структурой перовскита, описываемые общей формулой R1-xAxMnO3, где R - трехвалентный редкоземельный ион, а A двухвалентный ион щелочного металла, являются одними из центральных объектов исследований в современной физике магнитных явлений. Исходные члены этого ряда являются Моттовскими диэлектриками с RMnO антиферромагнитным основным состоянием. При замещении части ионов редкой земли двухвалентными ионами щелочного металла возникает большое разнообразие магнитных и электрических фаз, свойства которых зависят от типа двухвалентных ионов и их концентрации. В частности, в области значений x от ~ 0.2 до ~ 0.5 соединения, как правило, находятся в ферромагнитной металлической фазе. Особый интерес к этим материалам связан с их уникальными магнитными и транспортными свойствами [1-6], такими, как колоссальное магнитосопротивление [2, 4, 6], зарядовое, спиновое и орбитальное упорядочение [1], спин-поляризованное туннелирование носителей зарядов [5, 6]. Открытие колоссального магнитосопротивления вызвало взрывной интерес к замещенным манганитам и бурному развитию теоретических исследований их электронной и магнитной структуры. Однако, не смотря на активное изучение подобных материалов, многие их аспекты остаются до конца не выясненными. Стоит отметить, что при переходе от массивных кристаллов к тонкопленочным образцам, которые чрезвычайно востребованы в случае практических приложений, физические свойства последних могут также зависеть от природы подложки [7-9], толщины слоя и разнообразных поверхностных эффектов [10-13].

Оптические свойства замещенных манганитов чрезвычайно интересны и сами по себе, и как источник информации об особенностях электронной структуры соединений. Однако в спектрах оптической проводимости манганитов в видимой и ближней инфракрасной областях спектра наблюдается лишь одна широкая полоса (иногда со слабо заметной тонкой структурой). Это привело к появлению большого количества различных интерпретаций и неоднозначности сопоставления оптических данных с расчётами электронной структуры.

Значительно более информативной в этом плане является магнитооптическая спектроскопия, которая позволяет разрешать большее количество особенностей в спектрах. Основное количество работ посвящено магнитооптическим методам исследования манганитов типа La1-xAxMnO3 (A = Sr и Ca). При этом магнитооптика соединений с редкими землями представлена разрозненными работами, например, магнитооптика соединений Pr1xSrxMnO3, вообще, не исследована. Кроме того, слабо отражены зависимости магнитооптических эффектов от концентрации допирующего элемента и типа редкой земли.



Обращает на себя внимание отсутствие температурных исследований и, таким образом, отсутствие сопоставления температурных изменений намагниченности и магнитооптических эффектов в одних и тех же образцах.

Наиболее распространенным из магнитооптических методов исследования является эффект Керра (ЭК), наблюдаемый в отраженном свете (например, [14Несколько работ также посвящено исследованию эффекта Фарадея (ЭФ) в проходящем свете [18, 19]. Однако оба эти метода характеризуются существенными недостатками: при исследовании ЭК большую роль играет качество обработки поверхности в случае массивных кристаллов и многократные отражения в случае тонких пленок; кроме того, интерпретация спектральных особенностей ЭФ и ЭК в термах электронных переходов, представляет собой нетривиальную задачу, поскольку суммарное вращение данных эффектов является сложной функцией диагональных и недиагональных компонентов тензора диэлектрической проницаемости.

Методика магнитного дихроизма лишена указанных недостатков, так как эффект наблюдается непосредственно на полосах поглощения, в отличие от ЭФ и ЭК. Магнитный дихроизм оказывается и наиболее эффективным для разделения широких сложных полос, состоящих из отдельных перекрывающихся компонент, а также позволяют исключить вклад непоглощающей подложки [20], который должен учитываться при измерении ЭФ. К настоящему времени появились первые работы по исследованию магнитного кругового дихроизма (МКД) в пленках La0.7Sr0.3MnO3 [21, 22]. Магнитный линейный дихроизм (МЛД) в манганитах, насколько нам известно, ранее не исследовался.

Диссертационная работа, посвященная систематическому исследованию спектральных и температурных зависимостей магнитного дихроизма в двух соединениях манганитов с различными концентрациями замещающего элемента в сопоставлении с температурными зависимостями намагниченности, направлена на частичное заполнение указанных пробелов.

Цель работы - исследование влияния типа и концентрации ионалантаноида на магнитооптические эффекты в тонких пленках замещенных корреляции между магнитными и магнитооптическими свойствами исследуемых соединений; определение электронных переходов, ответственных за выявленные магнитооптические особенности. В качестве основного метода исследования магнитооптических свойств использован магнитный дихроизм.

Для достижения поставленных целей необходимо решить следующие задачи:

- с помощью атомно-силовой и электронной микроскопии, а также рентгеновской дифракции определить фазовый состав, кристаллическую структуру образцов и распределение неоднородностей на поверхности пленок;

- исследовать полевые и температурные зависимости намагниченности пленок при параллельной и перпендикулярной ориентации внешнего магнитного поля относительно плоскости образца;

- получить при различных температурах спектры МКД для всех исследуемых пленок и спектры МЛД для некоторых образцов;

составляющие и проанализировать температурный ход интенсивности каждой компоненты в сравнении с температурным ходом намагниченности пленок;

- провести анализ влияния иона лантаноида, концентрации Sr2+ и толщины пленок на их магнитооптические особенности, установить природу наблюдаемых спектральных линий.

Научная новизна Впервые исследованы магнитооптические свойства манганитов празеодима на примере МКД в тонких пленках Pr1-xSrxMnO3 (x = 0.2 и 0.4). Показано, что спектры МКД содержат больше особенностей по сравнению с оптическими спектрами, их форма зависит от концентрации двухвалентного элемента и типа проводимости, но, в отличие от представленных в литературе спектров ЭК, не зависит от толщины исследованных пленок.

Для пленок Pr0.8Sr0.2MnO3 и Pr0.6Sr0.4MnO3 показано различное изменение интенсивности полос МКД, наблюдаемых в различных областях спектра, при изменении концентрации Sr, не совпадающее с изменением намагниченности.

Впервые получены спектральные и температурные зависимости МЛД в пленочных структурах La0.7Sr0.3MnO3, демонстрирующие дополнительные спектральные особенности в сравнении со спектрами МКД.

Обнаружены различные температурные зависимости интенсивностей полос магнитного дихроизма для пленок с металлическим типом проводимости (La0.7Sr0.3MnO3и Pr0.6Sr0.4MnO3): от кривых, совпадающих с температурной зависимостью намагниченности, до кривых с перегибом.

Научная и практическая ценность Результаты исследования являются важным шагом на пути понимания электронных состояний в замещенных манганитах и поиска новых функциональных материалов на их основе. Методика одновременного изучения магнитного кругового и линейного дихроизма в тонких пленках манганита может быть использована для получения более полной картины электронных возбуждений в данных материалах в различных областях спектра.

Достоверность аттестованных образцов, обоснованностью использованных в работе экспериментальных методик исследования магнитных и магнитооптических характеристик образцов и хорошей воспроизводимостью результатов на пленках различной толщины.

Научные положения, выносимые на защиту - Морфология и структура исследованных пленок: образцы являются поликристаллическими со средним линейным размером в плоскости 48 нм, постоянные решетки соответствуют данным для массивных аналогов; для образцов La0.7Sr0.3MnO3 прослеживается текстура.

предположении сосуществования в них ферромагнитной и спин-стекольной фаз.

- Экспериментальное наблюдение спектров МКД и МЛД для пленок La0.7Sr0.3MnO3, спектров МКД для пленок Pr0.6Sr0.4MnO3 и Pr0.8Sr0.2MnO3 и результаты разложения этих спектров на составляющие компоненты, выявившие большее количество спектральных особенностей по сравнению с оптическими спектрами.

- Влияние увеличения концентрации Sr2+ на положения и интенсивности компонент МКД и МЛД спектров, проявляющееся в смещении центров тяжести пиков в область низких энергий, в сильном возрастании интенсивности высокоэнергетических пиков, появлении дополнительных пиков при понижении температуры в случае пленок с металлической проводимостью.

- Зависимость температурного поведения интенсивности различных ферромагнитного изолятора интенсивность всех компонент имеет одинаковый температурный ход, совпадающий с ходом намагниченности; в случае металлических образцов компоненты характеризуются различными температурными зависимостями их интенсивностей.

- Идентификация выявленных МКД и МЛД пиков с электронными переходами в ионах марганцах Mn3+ (в низкоэнергетической области) и Mn4+ (в высокоэнергетической области), а также со свободными носителями заряда (в области 1.9 - 2.5 эВ).

Личный вклад соискателя заключается в постановке, совместно с научным руководителем, цели и задач исследования; в проведении измерений магнитооптических свойств образцов; в обработке, анализе и интерпретации магнитных и спектральных данных, а также других вспомогательных результатов комплексного исследования, полученных различными экспериментальными методами; в подготовке научных статей и тезисов докладов, отражающих основные результаты исследования.

Основные результаты работы были представлены и обсуждены на Восемнадцатой Всероссийской научной конференции студентов-физиков и молодых ученых (ВНКСФ-18), Красноярск, 2012; XXII Международной конференции «Новое в магнетизме и магнитных материалах» (НMМM), Астрахань 2012; Всероссийской молодежной научной школы «Актуальные проблемы физики», Таганрог Ростов на дону, 2012; Четырнадцатой наноструктур, полупроводниковой опто- и наноэлектроники, Санкт-Петербург, 2012; Пятом Евро-Азиатском симпозиуме «Тенденции в области магнетизма»

(EASTMAG), «Функциональные материалы» (ICFM) Симферополь 2013, Пятнадцатой Всероссийской молодежной конференции по физике полупроводников и наноструктур, полупроводниковой опто- и наноэлектроники, Санкт-Петербург, 2013.

Работа поддержана грантами РФФИ №11-02-00972 и №12-02-92607, Грантами Президента РФ по программе «Поддержка ведущих научных школ»

№НШ-1044.2012.2 и №НШ-2886.2014.2.

По теме диссертации опубликовано 13 научных работ: 3 статьи в периодических изданиях по списку ВАК, 1 статья в зарубежном журнале, препринта и 7 работ в сборниках тезисов международных и всероссийских научных конференций и симпозиумов.

Соответствие диссертации паспорту специальности Содержание диссертации соответствует формуле п.2 Паспорта специальности 01.04.11 Физика магнитных явлений: «Экспериментальные исследования магнитных свойств и состояний веществ различными методами, установление взаимосвязи этих свойств и состояний с химическим составом и структурным состоянием, выявление закономерностей их изменения под влиянием различных внешних воздействий» … Структура диссертации Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения, списка литературы и списка сокращений и условных обозначений, изложенных на страницах. Список цитируемой литературы содержит 106 наименований. В тексте диссертации имеется 7 таблиц и 48 рисунков.

ГЛАВА 1. ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР

1.1. Структуры LaMnO3 La1-xSrxMnO3 SrMnO3 и PrMnO3 Pr1-xSrxMnO В основе замещенных манганитов лантана типа La1-xSrxMnO3 лежит соединение LaMnO3 с идеальной структурой перовскита (Рисунок 1.1). В зависимости от реального содержания кислорода LaMnO3 имеет моноклинную, орторомбическую или ромбоэдрическую элементарную ячейку. Он также является полупроводником во всем температурном интервале своего Экспериментально установлено, что незамещенный манганит является антиферромагнетиком с температурой Нееля (TN), равной 141 K [24], в нем также обнаруживается и слабый ферромагнетизм, обусловленный антисимметричным обменом Дзялошинского Мория [25, 26].

В пределах полного замещения (при x = 1) соединение LaMnO3 переходит в SrMnO3, также имеющего структуру перовскита (Рисунок 1.1). Его магнитная структура c TN = 260 К также была определена в [23]. В антиферромагнитном состоянии SrMnO3 каждый ион Mn4+ окружён пятью соседними ионами Mn4+, спины которых антипараллельны спину данного иона.

Рисунок 1.1. Кристаллическая структура манганитов LaMnO3 и SrMnO3.

перовскита вследствие несоответствия радиусов ионов La и Sr, либо при отклонении состава от стехиометрии, а также за счет тетрагональных искажений кислородных октаэдров MnO6 вследствие эффекта Яна - Теллера [27, 28]. Фазовые диаграммы La1-xSrxMnO3 свидетельствуют о большом многообразии магнитных и структурных свойств данных материалов. На Рисунке 1.2 представлена магнитная и структурная фазовые диаграммы для La1-xSrxMnO3 во всем интервале 0 x [29]. Из магнитной диаграммы видно, что антиферромагнитное непроводящее состояние присутствует либо при низкой, либо при высокой концентрации двухвалентного иона, в то время как ферромагнитное металлическое поведение Рисунок 1.2. Магнитная и структурная фазовые диаграммы La1-xSrxMnO3 [29]. достигает насыщения только при 30 % установлено, что при достаточно высокой степени легирования замещенный манганит становится полностью ферромагнитным, а в интервале x от 0.3 до 0. температура Кюри (TC) слабо зависит от x и имеет среднее значение 360 K. Смесь ферромагнитных и антиферромагнитных областей в интервале значений x от 0. до 0.65 обусловлена фазовым расслоением в легированном манганите, имеющее место и при низкой концентрации Sr, однако в менее выраженной форме.

Магнитное фазовое расслоение наряду со структурным и транспортным происходит вследствие дырочного допирования LaMnO3, после которого в материале сосуществуют проводящие ферромагнитные и изолирующие антиферромагнитные области. На это указывают экспериментальные данные по оптическому поглощению [30], магнитным [31] и транспортным [32] свойствам.

Принцип фазового расслоения подробно описан в обзоре [1].

Химическая модификация цепочки соединений PrMnO3 Pr1-xSrxMnO SrMnO3 аналогична системе LaMnO3 La1-xSrxMnO3 SrMnO3. Однако в связи с тем, что физические свойства допированных манганитов регулируются не только трехвалентного и двухвалентного элементов, замена лантана празеодимом приводит к сильному изменению общих характеристик материала, исследование которых в последнее время снова принимает широкие обороты.

PrMnO3 кристаллизуется в орторомбическую структуру и так же, как и манганит лантана, является антиферромагнитным изолятором с TN = 91 К [33].

Согласно фазовой диаграмме, приведенной на Рисунке 1.3, допирование PrMnO ионами Sr2+ в интервале 0.25 < x < 0.5 приводит к появлению в образце ферромагнитной металлической фазы, а при более высокой степени легирования Pr1-xSrxMnO3 превращается в антиферромагнетик различных типов.

Рисунок 1.3. Фазовая диаграмма керамики Pr1-xSrxMnO3 [34].

1.2. Магнитные свойства пленок La0.7Sr0.3MnO3, Pr0.8Sr0.2MnO3 и В литературе имеется большое число работ, посвященных магнитным свойствам легированных манганитов, поэтому здесь кратко буду перечислены основные экспериментальные результаты.

Из магнитной фазовой диаграммы, представленной на Рисунке 1.2 для максимальная температура ферромагнитного упорядочения в среднем составляет 360 K. Для тонкопленочных манганитов данная температура определяется меньшим значением, так как их магнитные характеристики в большей степени чувствительны к напряжениям, возникающим из-за несоответствия параметров решетки подложки и осажденной пленки [35, 36]. Кроме того, в работах [9, 37] было обнаружено, что пленки La0.7Sr0.3MnO3 имеют критическую толщину неметаллического и немагнитного слоя на границе раздела с подложкой. Так в [37] при исследовании высококачественных ультратонких образцов толщиной от 3 элементарных ячеек (~ 12 Е) до 70 (~ 280 Е) были определены предельные значения металлического (~ 32 Е) и ферромагнитного (~ 12 Е) слоев. Таким образом, в пленках La0.7Sr0.3MnO3 был выявлен самый тонкий слой, состоящий из восьми элементарных ячеек и демонстрирующий металлическое и ферромагнитное поведение.

Не смотря на то, что на магнитное поведение пленочных структур La1большое влияние оказывает напряжение, вызванное поверхностным xSrxMnO натяжением между пленкой и подложкой, присутствие поверхностного слоя на данных образцах подобного влияние не оказывает. Для таких систем в [38] прослеживался одинаковый ход температурной зависимости намагниченности с одним значением ТС близким к 350 K. Различие в величине магнитного насыщения (Ms), объяснялось только тем, что образцы в данных условиях измерения не находились в области насыщения, и при более высоких полях их значения Ms были бы равны и близки к Ms массивного образца (~ 590 emu/cm3).

Касаемо температурного поведения намагниченности пленок La0.7Sr0.3MnO следует выделить две характерные особенности: различный ход температурной зависимости намагниченности в глубине и на поверхности образца (Рисунок 1. Рисунок 1.4. Температурные зависимости намагниченности пленки La0.7Sr0.3MnO3, измеренная на её различных глубинах: в объеме образца (MB), на глубине 5 нм (MIM) и на глубине 0.5 нм (MSB) [10].

системы от смешанного валентного состояния марганца: при низкой степени легирования (x = 0.1) манганит имеет структуру скошенного антиферромагнетика с TN = 110 K, а при x 0.15 демонстрирует ферромагнитное поведение с резким спадом спонтанной намагниченности в области TC. Кроме того авторы заметили, что величина намагниченности сильно возрастала, когда структура образца изменилась с орторомбической на ромбоэдрическую при x = 0.25. Исходя из литературных данных [43, 44] для соединения Pr0.8Sr0.2MnO3 с TC вблизи 170 K характерен резкий рост намагниченности при понижении температуры. В свою очередь наибольшее внимание к своим магнитным свойствам привлекают составы Pr0.6Sr0.4MnO3, поскольку в магнитном поле они демонстрируют необычное температурное поведение, показанное на Рисунке 1.5 [45]. Видно, что для намагниченности, а затем её спад при дальнейшем понижении температуры. Две критические точки (TC и Tstr), имеющие место на данных кривых, приписывались в [45] к фазовым переходам в ферромагнитное состояние (TC) и из орторомбической структуры в моноклинную (Tstr). Подобный структурный переход наблюдался и в других работах [43, 45, 46] для образцов такого же состава, однако в них с уменьшением температуры намагниченность демонстрировала постепенный рост, при этом наличие структурного перехода зависело от величины приложенного поля (H) [46]. Также в [46] при измерении намагниченности был обнаружен температурный гистерезис вплоть до Н = 1 T.

Рисунок 1.5. Температурная зависимость намагниченности Pr0.6Sr0.6MnO3 в магнитном поле Н = 100 Э, направленном вдоль кристаллографической оси a [45].

1.2.1. Природа магнетизма в замещенных манганитах В большинстве случаев магнитные свойства манганитов рассматриваются в совокупности с транспортными свойствами, поскольку они хорошо коррелируют взаимодействий между ионами марганца. Основными процессами, играющими роль в поведении d электронов, являются двойное обменное взаимодействие, суперобменное взаимодействие, эффект Яна-Теллера и зарядовое упорядочение.

Прежде чем кратко рассмотреть каждый из этих процессов, необходимо отметить, что ион Mn в кристаллическом поле, создаваемым октаэдром ближайших ионов кислорода, вырожден по d - орбиталям. Как следствие, мы имеем расщепление d уровня на верхние двукратно (eg) и нижние трехкратно (t2g) вырожденные подуровни, при этом электроны занимают eg уровень лишь частично.

Механизм, в результате которого в манганите возникает ферромагнитное упорядочение, называется двойным обменным взаимодействием, поскольку ферромагнитное состояние в системе достигается не за счет обычного обменного взаимодействия между ионами Mn, а за счет двойного перехода электрона по цепочке Mn+3(eg)O(2p)Mn+4(eg), Рисунок 1.6. Такое объяснение было выдвинуто в 1951 году Зинером [47] в предположении сильного внутриатомного обмена между локализованным спином и делокализованным электроном, благодаря чему спин электрона выстраивается всегда в одном направлении со спином иона.

Теоретически модель двойного обмена описывается гамильтонианом [48], где первый член описывает движение электрона по узлам решетки i и j со спином, второй описывает хундовскую обменную связь, Si – локализованный спин иона, а si – спин электрона проводимости. Предполагается, что JH zt, где z – число ближайших соседей.

Рисунок 1.6. Схема двойного обмена в манганитах.

косвенным обменом Крамерса – Андерсона, представлена на Рисунке 1.7. на примере простой задачи трёх центров и четырёх электронов, откуда видно, что антипараллельными спинами.

В отношении манганитов со смешенной валентностью ионов Mn туннелирование электрона к антипараллельным спиновым состояниям возможно только в случае, когда область перекрытия является заполненной наполовину.

Такое туннелирование увеличивает количество свободных электронов, уменьшая тем самым их энергию. Поскольку электроны сохраняют свои спины во время туннелирования, суперобменное взаимодействие становится вероятным только между ионами марганца, чьи электроны имеют антипараллельные спины. Таким образом, электронам соседних ионов марганца энергически выгодно выстроить свои спины антипараллельно. Эффективный обменный гамильтониан при этом имеет гейзенберговский вид [50]:

где t – эффективный интеграл перехода, U – сила кулоновского отталкивания электронов на одном центре, Si и Sj, - спины ионов, означает суммирование по ближайшим соседям.

Рисунок 1.7. Схема суперобменного взаимодействия, являющая предельной идеализацией случая MnO: a – основное состояние электронов; б - перескок электрона из заполненной оболочки лиганда (О2-) в d-оболочку иона Мn2+; в - переворот спинов оставшегося электрона лиганда и спина d-электрона другого иона вследствие прямого обменного взаимодействия; г - перескок d-электрона из оболочки первого иона обратно в оболочку лиганда [49].

кристаллической решеткой и d-электронами Mn3+. Вследствие электронного вырождения, имеющего место в манганите, симметричная конфигурация ионов оказывается неустойчивой и возникает сильное электрон-фононное взаимодействие, которое уменьшает энергию вырожденной системы путем деформации решетки и понижения ее симметрии. Эффект назван в честь Г. Яна и Э. Теллера, сформулировавших в 1937 году теорему, согласно которой любая неустойчива по отношению к понижающим её симметрию деформациям.

Заполнение уровней, схематически показанное на Рисунке 1.8, происходит из-за сильной обменной связи по правилу Хунда, которая и ориентирует все спины в одном направлении. Что касается октаэдров Mn4+O62, то они остаются неискаженными, так как Mn4+ не является ян-теллеровским ионом.

кристаллической решетки, то гамильтониан такой системы имеет сложный вид.

Мы не будем его приводить в данной работе, однако он подробно рассмотрен в ранних обзорах по исследованию ЯТ эффекта в соединениях переходных металлов [50, 51].

Рисунок 1.8. Электронная структура замещенного манганита: расщепление в кристаллическом поле. EЯТ - ян-теллеровская щель.

Наличие в манганитах зарядового упорядочения, то есть периодической структуры из ионов Mn+3 и Mn+4 (Рисунок 1.9), было предположено Гуденафом отталкиванием между eg электронами и электрон-фононной связью из-за локального искажения кислородных октаэдров. Такая конфигурация является настолько стабильной, что электроны сохраняют свои позиции, предотвращая электропроводность. Для того чтобы разорвать подобную электронную связь, непроводящее состояние в манганитах выгодно только для определенного соотношения электрон/дырка.

Рисунок 1.9. Зарядовое упорядочение в замещенном манганите с концентрацией x = 0.5.

1.3. Оптическая проводимость и Магнитооптические исследования Оптические свойства манганитов, обладающих металлической проводимость, могут быть описаны уравнениями классической электродинамики [53]:

Если в уравнении (1.3.) заменить параметр диэлектрической проницаемости на выражение 1 4, где - тензор поляризации системы, то данное уравнение можно записать в виде из которого следует, что полная плотность тока состоит из плотности «чистого»

тока смещения (первый член), плотности тока поляризации и плотности тока проводимости. И поскольку «чистый» ток смещения никаким движениям электрических зарядов не сопровождается, под плотностью тока в основном рассматривается как сумма двух других членов в (1.7.). Таким образом, решая совокупность уравнений, описывающих при распространении электромагнитной волны вдоль оси X зависимости E (x) и коэффициента поглощения от средней плотности электромагнитной энергии, а также проведя усреднение по времени за период световой волны, легко показать, что коэффициент поглощения среды пропорционален :

С целью наблюдения и лучшего понимания перестройки электронного спектра манганитов вследствие допирования многие авторы использовали оптические методы исследования. В частности большинство их них уделяло внимание именно оптической проводимости материала. Так в работе [54] на основании анализа спектров оптической проводимости исходных соединений CaMnO3 и LaMnO3 в объединении с более ранними результатами исследований была детально установлена их электронная структура в области энергии Ферми (EF), схема которой будет рассмотрена далее. На спектрах основного состава LaMnO3 в интервале от 0 до 10 эВ авторы наблюдали три широких полосы, центрированные в районе 2, 5 и 9 эВ. Для CaMnO3 спектральные зависимости характеризовались наличием двух полос при энергии 3 и 7 эВ. Следует отметить, что на фоне полосы при 2 эВ на спектральной зависимости действительной части диэлектрической проницаемой были выявлены особенности, позволяющие предположить наличие нескольких вкладов в суммарный отклик системы [55].

Спектральные зависимости оптической проводимости смешанных моно- и поликристаллических образцов La1-xSrxMnO3 с различной концентрацией Sr, измеренные как при комнатной температуре [14, 56, 57], так и в интервале температур 9 – 380 K [58-61], характеризуются плавным изменением оптической величины и содержат ряд полос в различных областях спектра. При постепенном допировании исходного манганита происходит перестройка спектра, в результате которой наблюдаемые оптические полосы сдвигаются в сторону меньших энергий. Наиболее заметное частичное перераспределение спектрального веса оптической проводимости от высоких энергий в область зонной щели LaMnO было обнаружено для La0.8Sr0.2MnO3 образца [57]. Для исследуемых в данной работе составов на Рисунке 1.10 показана общая картина зависимости формы спектров оптической проводимости в интервале 0 < E 2 эВ от температуры.

Система La1-xSrxMnO3 была рассмотрена с позиции различной зонной структуры, зависящей от степени легирования x. Для ферромагнитного изолятора (x = 0.1, Рисунок 1.10 a) с понижением температуры был характерен не только рост оптической величины в области энергий выше 1 эВ, но и накопление спектральной интенсивности при величине 0.5 эВ, приписанной энергии связи янтеллеровских поляронов. При этом спектральный вес ферромагнитных кристаллов, обладающих полупроводниковыми (x = 0.175) и металлическими (x = 0.3) свойствами, с переходом в область температур ниже TC демонстрировал спад при E > 1 эВ, в то время как интенсивность низкоэнергетической полосы росла.

Такой процесс обменного взаимодействия был интерпретирован, как перенос спектрального веса от межзонных переходов между O(2p) и Mn(3d) состояний к внутризонным переходам в пределах зоны проводимости, образованной сильной спин (t2g) - электронной (eg) связью, характерной для допированных манганитов. В металлической La0.6Sr0.4MnO3 системе при переходе в ферромагнитное состояние также наблюдалось изменение спектральной картины, характерное для La1при x = 0.175 и x = 0.3. Однако в данном случае оно обладало xSrxMnO экстремально резким изменением формы спектра и возрастанием проводимости в низкоэнергетическом области (Рисунок 1.10 b), что свидетельствовало о преобладающем вкладе свободных носителей. Подобное заключение было диэлектрической проницаемости материала.

Относительно составов PSMO, существуют несколько работ, посвященных исследованию их оптических свойств. В частности в [62] оптические спектры пленок Pr0.8Sr0.2MnO3 демонстрировали изменение формы, соответствующее изменению микроструктуры образцов в результате термической обработки. К тому же с помощью расчета величины поглощения авторы определили ширину запрещенной зоны, которая в зависимости от режима отжига для прямого перехода варьировалась в области от 3.2 до 3.5 эВ и от 2 до 2.4 эВ для непрямого перехода. Температурный ход спектров оптической проводимости для Pr0.6Sr0.4MnO3, представленный на Рисунке 1.10 b [61], аналогичен подобному ходу для La0.6Sr0.4MnO3. Кроме того, в этом соединении было изучено поведение оптической проводимости в магнитном поле, где, основываясь на полученных данных, авторы выявили характерный аспект спин-зарядового взаимодействия, указывающего на важную роль спиновых флуктуаций в магнитопроводимости [63].

Рисунок 1.10 Спектры оптической проводимости при различной температуре для систем R1-xSrxMnO3: (a) R = La при x=0.1, 0.175, 0.3 [58], (b) R = La, Pr при x=0.4 [61].

Для качественного определения не только электронной, но и спиновой структуры данных ферромагнитных материалов широко были применены и магнитооптические методы исследования. Пожалуй, российскими пионера в данной области можно назвать Ю.П. Сухорукова, Е.А. Ганьшину и Н.Н.

Лошкареву, которые проделали огромную работу в выяснении природы магнитооптических откликов различных R1-xAxMnO3 систем.

В основе всех магнитооптических эффектов лежит явление Зеемана расщепление электронных уровней в магнитном поле, сопровождающееся также для магнитоупорядоченных веществ разностью заселённости между уровнями компонент основного состояния. Как было упомянуто выше, феноменологическое описание реакции любой среды на воздействие электромагнитной волны получается с помощью решения уравнений Максвелла (1.3-1.6) и комплексных тензоров диэлектрической и магнитной проницаемостей, описывающихся соотношениями:

где и - векторы электрической и магнитной индукции. Поскольку установлено, что симметричные свойства тензоров и одинаковы, достаточно рассмотреть один из них, в данном случае – тензор. Свойства вытекают из двух общих принципов: принципа симметрии Онзагера и принципа Кюри, позволяющих определить вид тензора не только при любой симметрии кристалл, но и при любой ориентации внешнего магнитного поля [64]. Поэтому в простейшем случае для изотропного вещества и направления магнитного поля вдоль оси z, тензор будет выглядеть следующим образом:

где недиагональные компоненты xx и yy равны. Следует заметить, что при наличии поглощения величина является комплексной, а диагональная компонента xx связана с обычными показателями преломления (n) и поглощения (k) уравнением 1.12:

ферромагнетике, можно путем разложения комплексной величины ЭФ (1.3) на мнимую и действительную части где b – некий коэффициент, а - комплексный показатель преломления.

Поскольку n ik, то с помощью несложных преобразований легко представить F через показатели n и k:

Прим этом разность коэффициентов поглощения для волн, поляризованных по левому и правому кругу, и представляет собой МКД. Приняв во внимание цепочку равенств (1.15) промежуточные выражения 1.16 и 1.17:

В случае МЛД, следует учитывать разность коэффициентов поглощения для волн, распространяющихся вдоль и нормально магнитному полю:

откуда, расписав комплексные величины xx и zz и приняв во внимание (1.12), получаем выражение для МЛД:

Основные работы по магнитооптике замещенных манганитов посвящены исследованию ЭК. Так в [30] в результате анализа оптических данных и данных ЭК были подтверждены существование ферромагнитного вклада и картина разделения фаз в монокристаллах слаболегированного состава. В работе [14] авторы изучали изменение электронной структуры кристаллов La1-xSrxMnO3, в результате чего в образцах были обнаружены электронные переходы при 1.2 и 3. эВ. В более поздней работе [17] был проведен анализ экспериментальных и теоретических спектров ЭК с учетом первых принципов, используя подходы LSDA и LSDA + U, где выявлено, что проведенные расчеты хорошо воспроизводят экспериментальные спектры. Это дало авторам возможность объяснить микроскопическую природу магнитооптического отклика легированного сплава La0.75Sr0.25MnO3 в термах межзонных переходов, а также позволило обнаружить сильную корреляцию электронов в непосредственной Рисунок 1.11. Спектры полярного ЭК для La0.7Sr0.3MnO3 пленок различной толщины [15].

зависимость характерных спектральных особенностей не только от толщины образцов, но и от кристаллографической ориентации подложки. Стоит также отметить, что природа спектральных особенностей ЭК, обнаруженных в [15] в интервале от 2 до 6 эВ, приписывалась к электронным переходам типа Mn d(t2g) d(eg), O(2p) Mn d(eg) and O(2p) Mn d(t2g), согласно расчетам зонной структуры.

В последнее время для исследования манганитов с колоссальным магнитосопротивлением широко применяется и магниторефрактивный эффект (МРЭ), заключающийся в изменении отражения и пропускания естественного света под действием магнитного поля [65, 66]. Его используют для изучения магнитных и магнитотранспортных свойств материала, поскольку в манганитах магнитосопротивлением [67, 68]. Так в [68] для такого модельного объекта, как La0.7Ca0.3MnO3 с хорошо изученными свойствами, было выявлено, что в ИКобласти спектра МРЭ в основном является высокочастотным окликом на колоссальное магнитосопротивление, то время как в видимой области МРЭ определяется изменением электронной структуры, в основе которого лежит целых ряд различных механизмов.

В литературе также имеется небольшое количество работ, посвященных исследованию допированных манганитов с помощью магнитооптических эффектов в проходящем свете. К примеру, в настоящее время нам известны все лишь две работы, в которых изучался ЭФ в подобных образцах: в системе La1и La0.7Sr0.3MnO3- [19]. В последней работе авторами была xCaxMnO обнаружена интенсивная МО полоса ~ 2.7 эВ, связанная с d-d переходами 4A2g T2g в ионах Mn4+ или октаэдрических комплексах (Mn4+O6)8.

Результаты единственного измерения МКД в эпитаксиальных пленках La0.7Sr0.3MnO3/La0.3Sr0.7Al0.65Ta0.35O9 и La0.7Sr0.3MnO3/LaAlO3 в области 1.5 – 4.5 эВ были проведены в работе [21]. Не проводя детального анализа, в спектрах МКД обоих образцов авторы отметили наличие в низкотемпературной области асимметричного интенсивного пика, центрированного при 3.3 эВ (Рисунок 1.12 a).

Кроме того, для одной пленки была выявлена характерная особенность этого пика: температурный ход его величины отличался от температурной зависимости намагниченности образца (Рисунок 1.12 b). Такая картина была объяснена механическими напряжениями в пленке.

Рисунок 1.12. a - Спектральные зависимости МКД в пленке La0.7Sr0.3MnO3 толщиной нм, b - температурная зависимость намагниченности и МКД эпитаксиальных пленок La0.7Sr0.3MnO3. Магнитное поле, равное 5 кЭ, приложено вдоль плоскости образца [21].

Оксиды типа La1-xSrxMnO3 и Pr1-x Srx MnO3 представляют собой ряд твердых соединениями с различной концентрацией трех и четырехвалентных ионов марганца, имеющих конфигурацию 3d4 и 3d3, соответственно. Таким образом, носителями заряда в допированных манганитах являются дырки и электроны в 3dполосе, поскольку при легировании двухвалентного Sr c концентрацией x < 0.5 в La1-xSrxMnO3 и Pr1-x Srx MnO3 возникает дырки той же концентрации, а при x > 0. замещенный манганит можно рассматривать как допированное электронами исходное соединение SrMnO3 с концентрацией электронов 1-x.

Электронная структура смешанных манганитов изучается на протяжении многих лет с применением различных методов, однако в настоящее время она попрежнему является предметом спора многих исследователей. Так, в работе [69] на основании данных фотоэмиссионной и рентгеновской спектроскопии была предложена эволюционная картина электронной структуры La1-xSrxMnO3, Рисунок 1.13. Схематическое изображение эволюции зонной структуры La1-xSrxMnO3 [69]. также смоделировали близи EF зонную диаграмму исходных соединений (Рисунок 1.14), в которой отметили в обоих случаях низкоэнергетическую локализацию не O (2p) зоны, а t2g (). Основываясь на данных, полученных в указанных выше работах, и данных работы [71] другие исследователи попытались объяснить эволюцию оптических спектров системы La1-xSrxMnO3 по мере увеличения концентрации Sr [39]. Согласно зонному расчету электронной структуры, проведенному в [72] для La2/3Ba1/3MnO3, авторы вполне удовлетворительно описали и интерпретировали спектр оптического поглощения металлического ферромагнетика La0.7Sr0.3MnO3 [73].

Рисунок 1.14. Схема зонной структуры недопированных манганитов. Закрашенные и пустые области представляют собой валентную и проводящую зону, соответственно [54].

Таким образом, анализ полученных экспериментальных результатов исследований основных и смешанных состояний манганитов [54, 57, 69, 73] в совокупности с данными теоретических расчетов [70-72] говорит о довольно сложном характере зонной структуры образцов. Однако можно выделить основные её черты для допированных систем, а именно, сосуществование ионов Mn3+ и Mn4+, перекрытие и гибридизацию их 3d () и O (2p) зон в пределах 7 эВ ниже EF, а также расположение 3d () зон до 7 эВ выше EF и сильную корреляцию электронов вблизи EF. Стоит отметить и уменьшение величины ян-теллеровского расщепления при увеличении степени допирования Sr.

В настоящее время ведется поиск новых теоретических методов, позволяющих более полно описать электронную структуру, оптические и магнитооптические свойства подобных сильно коррелированных систем [17].

ГЛАВА 2. ОБРАЗЦЫ И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТОВ

Пленки La0.7Sr0.3MnO3, Pr0.6Sr0.4MnO3 и Pr0.8Sr0.2MnO3 (LSMO и PSMO, реактивного высокочастотного магнетронного распыления на постоянном токе с использованием распылительной системы со сдвоенными катодами.

предложена для изготовления пленок магнитных материалов в [74] и успешно применялась при нанесении не только высокотемпературных сверхпроводников магнетосопротивлением [76]. Преимущество такой схемы состоит в том, что распыление производится из однофазных мишеней требуемого состава, поэтому она позволяет переносить состав многокомпонентных соединений от мишени к пленке без потери стехиометрии и с сохранением высокой скорости распыления.

Мишени распыляемых соединений изготавливали в виде керамических дисков диаметром 28 мм, толщиной 3 - 4 мм и массой около 5 г каждая по стандартной керамической технологии с предварительным твердофазным синтезом. При приготовлении мишеней их кристаллическая структура и фазовый состав контролировались методами рентгеновского анализа на дифрактометре ДРОН-4.

монокристаллический оксид циркония, стабилизированный иттрием (YSZ О PDF#82-1241), температура которого при напылении составляла 750 С. Для состава La0.7Sr0.3MnO3 пленки осаждались на подложки без предварительной обработки и с предварительной очисткой их поверхности ионной пушкой. Пленки составов Pr0.6Sr0.4MnO3 и Pr0.8Sr0.2MnO3 осаждались на подложки без очистки ионной пушкой. В качестве рабочего газа была использована аргоно-кислородная смесь Ar/O2 = 4/1. Остаточное давление в камере перед напылением составляло 310-6 Торр, рабочее суммарное давление смеси - 310-3 Торр.

Толщина пленок задавалась временем напыления и определялась ex-sity с помощью рентгеновского флуоресцентного анализа. Толщины исследуемых образцов представлены в Таблице 2.1. Химический состав полученных пленок был исследован методом Резерфордовского обратного рассеяния (Rutherford back scattering spectrometry - RBS). Проведенный методом RBS химический анализ показал, что состав полученных пленок в пределах точности метода совпадает со стехиометрией соединения.

Таблица 2.1. Толщины исследуемых пленок без обработки Рентгенограммы исследуемых пленок были получены на порошковом дифрактометре Bruker D8 ADVANCE с линейным детектором VANTEC.

Измерения проводились с помощью Cu K1,2 - излучения при 40 кВ and 40 мА в Институте физики им. Л.В. Киренского СО РАН. Шаг сканирования по углу 2 в диапазоне от 100 до 1400 составлял 0.0160 с экспозицией в каждой точке секунд. Рефлексы от подложки были смоделированы отдельными пиками с профилем Пирсон VII, остальные рефлексы подгонялись соответствующими фазами методом Ритвельда. В качестве исходной структуры была взята структура Pr0.7Sr0.3MnO3 [77]. Фаза La0.7Sr0.3MnO3 была получена из нее посредством замены Pr на La, а фазы Pr0.6Sr0.4MnO3 и Pr0.8Sr0.2MnO3 посредством изменения заселенностей позиций Pr/Sr.

Морфология поверхности полученных пленок исследовалась с помощью атомного силового микроскопа Veeco MultiMode Atomic Force Microscope (АСМ) в Центре коллективного пользования Сибирского Федерального Университета.

Сканирующий микроскоп высокого разрешения, основан на взаимодействии зонда (кантилевера) с поверхностью исследуемого образца. Под взаимодействием следует понимать притяжение или отталкивание зонда, вызванное силами Вандер-Ваальса. Изображение исследованной при этом поверхности образца достигает атомарного разрешения.

Изображения фрагментов одной из пленок LSMO были получены на электронном микроскопе JEM-2010 с ускоряющим напряжением 200 кВ и разрешением 0.14 нм. Пленка отделялась от поверхности подложки и исследовалась на просвет. Предполагается, что структура пленки при этом не изменялась значительно по сравнению с исходным состоянием. Исследования проведены в Институте катализа им. Г.К. Борескова СО РАН.

Полевые и температурные зависимости намагниченности образцов получены на приборах PPMS-9 Quantum Design (в Институте физики им. Л.В.

Киренского СО РАН) и MPMS-XL7 EC на основе СКВИД (в Уральском федерально университете им. Первого Президента РФ Б.Н. Ельцина) в интервале температур 5 – 350 K в магнитном поле до 50 кЭ, направленном вдоль (H) и нормально (H) поверхности образца. Измерения температурных зависимостей намагниченности проводились в процессе нагревания образцов, охлажденных до 5 K в двух режимах: 1- образец охлаждался в магнитном поле (FC); 2 - образец охлаждался в отсутствие магнитного поля (ZFC). В случае PSMO пленок температурные зависимости намагниченности в режиме FC были сняты как в процессе охлаждения, так и в процессе нагревания при одинаковой величине поля. Полевые зависимости намагниченности (петли гистерезиса) были получены при температурах Т = 5, 130 и 300 K. Погрешность измерений магнитного момента и температуры составляла порядка 1%, максимальная чувствительность измерений магнитного момента в случае PPMS-9 равнялась 5*10-5 emu, в случае MPMS-XL7 EC - 10-8 emu.

Спектры поглощения при комнатной температуре были сняты на приборе UV-3600 Shimadzu в диапазоне 1 - 5 эВ в Институте физики им. Л.В. Киренского СО РАН. Спектральное разрешение составляло ~ 0.1 нм, погрешность установки длины волны в УФ / видимой области ± 0.2 нм.

Дополнительные измерения электросопротивления в некоторых пленках были проведены на установке «СТ-1» для измерения транспортных свойств твердых тел в магнитных полях (в институте физики им. Л.В. Киренского СО РАН). Погрешность измерения падения напряжения составляла порядка 0.1 мкВ.

Погрешность измерения сопротивления – 10-4-10-5 Ом (при транспортном токе 10А). Развертка и стабилизация температуры осуществлялась термоконтролером LakeShore 331 с точностью до 0.01 K. Развертка внешнего магнитного поля осуществляется с помощью цифрового аналогово преобразователя Advantech USB-4716.

Основные результаты, представленные в настоящей работе, получены с помощью магнитного кругового дихроизма, а также, в некоторых случаях, с помощью магнитного линейного дихроизма. Поэтому остановимся на особенностях измерения этих эффектов более детально. Это связано также и с тем фактом, что, как упоминалось во введении, МКД и МЛД в оптическом диапазоне электромагнитного излучения крайне редко применяются для исследования магнитных материалов, вообще, и манганитов, в частности.

Измерения спектральных и температурных зависимостей МКД и МЛД были проведены в институте физики им. Л.В. Киренского СО РАН. Магнитный дихроизм в образцах измерялся на автоматизированной установке, созданной на базе монохроматора МДР-12, со спектральным разрешением «синей» области ~ 20 нм/мм и «красной» ~ 40 нм/мм (при ширине входной щели в 1 мм). При измерении эффектов МКД и МЛД использовалась методика модуляции состояния поляризации световой волны: от правой круговой поляризации до левой круговой.

Такая модуляция осуществлялась с помощью пьезомодулятора, представляющего собой призму из плавленого кварца, в которой с помощью приклеенного бруска из пьезокерамики возбуждается стоячая продольная акустическая волна. В отсутствии возбуждения призма является оптически анизотропной. При прохождении вдоль горизонтальной оси призмы первой полуволны, так называемой полуволны сжатия, направление ее распространения является медленной осью призмы, поскольку скорость света у луча, поляризованного вдоль этой оси, будет ниже, чем у луча, поляризованного перпендикулярно к ней. В случае прохождения второй полуволны - полуволны растяжения, ось растяжения становиться быстрой осью призмы. Если плоскость поляризации линейно поляризованной волны, падающей на призму нормально ее поверхности, составляет угол = 450 с горизонтальной осью призмы, то в максимумах сжатия и растяжения поляризация волны на выходе будет изменяться от левой круговой к правой круговой с частотой, равной частоте колебаний призмы. В промежуточных состояниях призмы будет наблюдаться линейная поляризация световой волны с ориентацией плоскости поляризации под углом ± 450 к оси призмы. В этом случае частота колебаний от + 450 к - 450 равна удвоенной частоте колебания призмы. При наличии в исследуемых образцах магнитного кругового дихроизма коэффициенты поглощения световых волн, поляризованных по правому и левому кругу относительно направления магнитного момента образца, различаются, благодаря чему световой поток, прошедший через образец и падающий затем на фотоприемник, будет модулирован по интенсивности с частотой колебаний призмы. При наличии магнитного линейного дихроизма различаются коэффициенты поглощения компонент линейной поляризации, параллельной и перпендикулярной направлению магнитного момента в плоскости образца. Частота модуляции при этом равна удвоенной частоте колебаний призмы. Принципиальная схема экспериментальной установки для измерения магнитного дихроизма приведена на Рисунке 2.1.

МХ СУ СД

Рисунок 2.1. Схема экспериментальной установки: БП – блок питания источника излучения, 1 – источник света, 2 – монохроматор, 3 – поляризатор, 4 – фотоупругий модулятор, 5 – полюса электромагнита, 6 - стенки криостата, 7 - держатель образца, 8 - исследуемый образец, ФП – фотоприёмник, БПФ – блок питания фотоприемника, СУ - селективный усилитель, СД – синхронный детектор, РУ – регистрирующее устройство, БУМ – блок управления монохроматором; ГР – генератор.

В качестве источника света (1) использовались лампы накаливания типа КИМ или КГМ, для питания которых применялся понижающий трансформатор (БП). Спектральная ширина щели устанавливалась в зависимости от ожидаемой электромагнитного излучения (ФП) служили фотоэлектронные умножители ФЭУили ФЭУ-39, позволяющие работать в спектральном диапазоне от 300 до нм (~ 1 - 4 эВ). С ФЭУ сигнал поступал на селективный нано-вольтметр Unipan 237, затем на синхронный детектор УПИ-1, а затем на АЦП, подключенный к компьютеру. Селективный нано-вольтметр настраивался на частоту колебаний призмы при измерении МКД и на удвоенную частоту колебаний призмы при измерении МЛД. Для температурных измерений использовался проточный кварцевый криостат (6), позволяющий охлаждать образец в потоке газообразного азота до 80 K. Температура регулировалась скоростью потока газа и дополнительной печкой сопротивления и поддерживалась с точностью 1 K.

Магнитное поле при этом не превышало 3 кЭ. Измерения эффектов при комнатной температуре и при нагревании образца проводились в отсутствии криостата в магнитном поле до 12 кЭ. Относительная погрешность установленной величины магнитного поля составляла не более 2%.

В общем виде измерения обоих эффектов сводятся к измерениям типа где U – напряжение на выходе ФЭУ, – величина, пропорциональная искомому эффекту; I – интенсивность падающего света, – частота (либо удвоенная частота) колебаний призмы. Величина U в данном случае состоит из двух компонент: постоянной (Uconst ~ I) и переменной (Ux ~ Isint). Таким образом, величина искомого эффекта в каждой точке спектра сводиться к нахождению отношения значений этих компонент ( ~ Ux/Uconst). Однако если составляющую (Uconst) поддерживать неизменной, независимо от величины падающего на ФЭУ светового потока, то переменный сигнал будет пропорционален величине.

Подобная операция проводилась с помощью изменения напряжения на БПФ, Рисунок 2.1.

Геометрия эксперимента, представленная схематично на Рисунке 2.2, подбиралась таким образом, чтобы наблюдался либо линейный (МКД) (Рисунок 2.2 a и b), либо квадратичный (МЛД) (Рисунок 2.2 с) по намагниченности эффекты. В некоторых случаях при температурных измерениях МКД (Рисунок 2. b) приложенное магнитное поле было недостаточным для насыщения образца по нормали к его плоскости по достижении некоторой низкой температуры, что искажало кривые температурной зависимости МКД. Тогда использовалась геометрия наклонного падения (Рисунок 2.2 b), угол падения света на образец составлял 120.

Sample Рисунок 2.2. Геометрия эксперимента: a – схема измерения МКД при нормальном падении света на образец и нормальном направлении магнитного момента по отношению к плоскости пленки; b – схема измерения МКД при наклонном падении света на образец и направлении магнитного момента в плоскости пленки; c- схема измерения МЛД при нормальном падении света на образец и двух взаимно перпендикулярных направлениях магнитного момента в плоскости пленки.

Магнитное поле, приложенное, практически, в плоскости образца, обеспечивало магнитное насыщение образца в плоскости при любой температуре в составляющей магнитного момента. В этом случае сигнал был пропорционален величине этой составляющей. Таким образом, температурная зависимость МКД измерялась без искажений, а его абсолютная величина оценивалась из сравнения с температурными зависимостями намагниченности, измеренными в достаточно больших полях.

противоположных направлений внешнего магнитного поля при настройке усилителя на частоту колебаний модулятора. При измерении МЛД образцы располагались нормально световому лучу, поле налагалось поочередно в двух взаимно перпендикулярных направлениях в плоскости пленки – горизонтальном и вертикальном. Величина эффекта, как и в случае МКД, измерялась как разность сигналов в этих двух направлениях магнитного поля. Усилитель настраивался на удвоенную частоту колебаний модулятора.

Магнитооптические измерения были проведены в интервале температур - 380 K и энергий 1 - 4 эВ.

ГЛАВА 3. СТРУКТУРА, МОРФОЛОГИЯ И МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА

ПЛЕНОК La0.7Sr0.3MnO3 и Pr1-xSrxMnO3 (x = 0.2 и 0.4) 3.1. Структура образцов и морфология их поверхности На Рисунке 3.1 показаны разностные рентгеновские дифрактограммы для двух пленок LSMO, осажденных на подложку без дополнительной обработки (Рисунок 3.1 а) и на подложку, подвергнутую обработке ионной пушкой (Рисунок 3.1 b). Видно, что полученные дифрактограммы, практически совпадают, на них наблюдаются два интенсивных пика от подложки YSZ (001), и три относительно слабых пика, которые можно сопоставить с одной поликристаллической фазой LSMO. Из-за сильных рефлексов от подложки и небольшого напыления материала катода на анод трубки на рентгенограмме проявились Cu-K и W-L линии, несмотря на использование Ni-фильтра.

При анализе структурных данных единственным уточняемым параметром являлся размер ячейки. Координаты атомов и тепловые параметры не уточнялись из-за крайне малых интенсивностей рефлексов от пленки, что может быть связано с сильной текстурой в пленке. Коэффициент текстуры p учитывался в формуле корректировки интенсивностей рефлексов I (hkl) относительно их первоначальных значений I0 (hkl): I (hkl) = I0 (hkl)*(p2*cos2+sin2/p)-3/2, где угол между направлением (hkl) конкретного рефлекса и направлением текстуры, в нашем случае (002). Рассчитанный таким образом коэффициент p составил приблизительно 0.15. Кроме того, поскольку на дифрактограммах, в основном, присутствуют рефлексы типа (h00) или (00l), уточнение размеров кристаллитов было возможно только в одном направлении: (h00) или (00l). Основные параметры уточнения представлены в Таблице 3.1. Как видно из Таблицы 3.1, полученные параметры решетки, практически, одинаковы для обоих образцов и соответствуют данным для монокристалла La0.7Sr0.3MnO3 (PDF#00-051-0409), в свою очередь, размеры кристаллитов этих пленок заметно различаются: для образца №4 размер кристаллитов вдоль оси a равен толщине пленки, а для образца №2’ несколько меньше толщины пленки.

Рисунок 3.1. Разностные рентгенограммы пленок LSMO №4 (a) и №2’ (b). Индексами в скобках обозначены рефлексы от LSMO, другие указанные стрелками линии получены от разных длин волн и разных порядков рефлексов от кубической подложки.

Дифрактограммы пленок PSMO с концентрацией Sr, равной 0.2 и 0.4, представлены на Рисунке 3.2. На них превалирует интенсивный пик, соответствующий ориентации подложки YSZ (311), и серия слабых узких пиков, относящихся к одной поликристаллической фазе без ярко выраженной текстуры.

Сопоставление рефлексов на дифрактограммах с межплоскостными расстояниями в образцах совпадает с данными, полученными ранее для массивных поликристаллических Pr0.8Sr0.2MnO3 [44] и монокристаллических Pr0.6Sr0.4MnO [45] образцов. Поскольку на рентгенограммах пленок рефлексы типа (0k0) уширены больше, чем рефлексы другого типа, то при обработке данных использовалась модель анизотропного уширения рефлексов за счет неизометричности кристаллитов. Основные параметры уточнения и структурные данные PSMO фаз представлены в Таблице 3.2.

Таблица 3.1. Структурные данные пленок LSMO с различной обработкой подложки: пространственная группа, постоянные решетки, объем ячейки, размер кристаллитов вдоль направлений a/c, коэффициент текстуры, и параметры уточнения: Rwp – весовой профильный фактор недостоверности, Rexp – ожидаемый фактор недостоверности, Rp – профильный фактор недостоверности, RB – брэгговский фактор недостоверности, 2- качество подгонки (Rwp/ Rexp).

Пространственная Отметим, что объемы ячеек (V) исследуемых пленок Pr0.6Sr0.4MnO3 и концентрации y в PSMO соединениях (Рисунок 3.3), значения для которой взяты из базы данных [77-80]. Такая картина указывает на то, что предполагаемая пропорция Pr/Sr в исследуемых образцах близка к действительности.

Рисунок 3.2. Разностные рентгенограммы пленок Pr0.8Sr0.2MnO3 №5 (a) и Pr0.6Sr0.4MnO №5 (b). Рефлексы от подложки обозначены стрелками. На вставках выделена область рефлексов от PSMO.

Исходя из полученных данных, можно заключить, что пленки PSMO либо не имеют текстуры, либо она достаточно слаба. Кроме того, размеры кристаллитов в пленке Pr0.6Sr0.4MnO3 превышают размеры кристаллитов в образце Pr0.8Sr0.2MnO3, но все же остаются существенно меньше толщины пленок, а также размеров кристаллитов в пленках LSMO.

Таблица 3.2. Структурные данные пленок PSMO: пространственная группа, постоянные решетки, объем ячейки, размер кристаллитов вдоль направлений b и a/c, и параметры уточнения, соответствующие параметрам, представленным в Таблице 3.1.

Рисунок 3.3. Линейная зависимость объема ячейки от концентрации x в PSMO пленках.

Квадратами отмечены данные исследуемых пленок, кружками - данные, взятые из литературы.

Результаты рентгеновских исследований согласуются с данными, полученными с помощью электронной микроскопии. На представленном электронно-микроскопическом изображении фрагментов одной из LSMO пленок можно увидеть кристаллиты со строгим чередованием атомных плоскостей (Рисунок 3.4).

Рисунок 3.4. Электронно-микроскопические изображения фрагментов пленки LSMO №3’, осажденной на подложку, подвергнутую ионной очистке.

Разброс размеров кристаллитов достаточно велик, но все же создается впечатление, что в среднем размеры кристаллитов меньше, чем это следует из данных рентгеновской дифракции. Во всяком случае, наблюдается много кристаллитов меньших размеров. Оценка межплоскостных расстояний позволяет выделить несколько типов ориентаций в плоскости пленки (Таблица 3.3), однако ярко выраженная текстура в данном образце не прослеживается, а на Рисунке 3. с и d наблюдаются не только муары, но и другие структурные особенности. Такая картина может являться, как единичным результатом изготовления пленки, так и результатом предварительной подготовки образца к измерению.

Таблица 3.3. Межплоскостные расстояния атомов (d) в пленке LSMO №3', рассчитанные из данных электронной микроскопии, и в соединении La0.7Sr0.3MnO3, занесенные в Международную базу дифракционных данных (Powder Diffraction Files – PDF).

неоднородности их поверхности, для всех исследованных образцов была определена морфология поверхности. Типичный пример показан на Рисунке 3. для LSMO пленок, осажденных на подложки с различной обработкой. Видно, что поверхность пленок характеризуется шероховатостью 0.2 - 0.5 нм по высоте, то есть размеры шероховатостей приблизительно соответствуют одной постоянной решетки. Наблюдаются и очень редкие более интенсивные неоднородности. В пленках с предварительной обработкой поверхности подложки ионной пушкой (Рисунок 3.5 b) подобные неоднородности достигают большего размера.

Расстояния между такими неоднородностями на два-три порядка превышают их высоту.

Рисунок 3.5. Морфология поверхности пленок: вид сверху и распределение размеров неоднородностей в плоскости образца: a – образец №2, b –образец №3’.

3.2. Полевые и температурные зависимости намагниченности пленок Полевые зависимости намагниченности всех исследуемых LSMO образцов, снятые при T = 5 K в двух взаимно перпендикулярных ориентациях внешнего магнитного поля (H) относительно плоскости пленки, представляют собой симметричные петли гистерезиса с резко различными значениями поля насыщения (Нs). Типичный вид этих кривых представлен на Рисунке 3.6, на примере образца №4: магнитное поле приложено вдоль, H, (Рисунок 3.6 а) и нормально плоскости пленки, Н, (Рисунок 3.6 b).

Рисунок 3.6. Полевые зависимости намагниченности для образца LSMO №4 при T = 5 K в поле H(а) и H (b). На вставках: те же зависимости в меньших полях.

Обратим внимание, что здесь и далее величина намагниченности отнесена не к массе образца, а к его объему. Такое представление результатов более корректно, поскольку не представляется возможным определить точно плотность материала соответствующих соединений ( = 6.486 г/см?).

насыщение (Ms) достигается в поле Нs, близком к 1 кЭ. При нормальном намагничивании в том же температурном режиме Нs близко к 8 кЭ, что свидетельствует о преимущественно плоскостной магнитной анизотропии в пленке. Однако, кривая намагничивания, измеренная в нормальном поле (Рисунок 3.6 b), отличается от классического случая плоскостной анизотропии наличием M (emu*см ) пленка-подложка, пленка-атмосфера или наличием, так называемого, «мертвого слоя», который и уменьшает суммарную намагниченность образца. Для того чтобы оценить толщину подобного слоя, была проведена экстраполяция данных намагниченности LSMO пленок (Рисунок 3.7 b), которая показала наличие «мертвого слоя» толщиной ~ 12 нм. Глубина такого слоя не зависит или слабо зависит от толщины пленки; таким образом, его влияние на магнитные свойства тем меньше, чем больше толщина пленки.

Другой особенностью, характерной для LSMO пленок, можно также назвать возрастание коэрцитивного поля (HC) с уменьшением толщины образцов (d), при этом прослеживается влияние обработка подложки на данное поведение (Рисунок 3.8). Для того чтобы более наглядно представить разницу в поведении HC для HС (Э) Рисунок 3.8. Зависимость величины поверхности подложки на их магнитные коэрцитивного поля от толщины пленок LSMO при H = 1кЭ и T = 5 K: образцы №1’, 2’, 4’ (треугольники) и №1- (квадраты).

подложки, допуская присутствие в ней парамагнитных примесей. Поэтому для монокристалла YSZ были измерены кривые намагничивания (Рисунок 3.9), записанные в тех же условиях, что и для образцов (Рисунок 3.6). Видно, что в максимальных использованных полях величина намагниченности подложки на порядков меньше намагниченности пленки, следовательно, ею можно пренебречь.

M (10 emu*см ) Рисунок 3.9. Полевые зависимости намагниченности подложки YSZ при T = 5 K в поле H (а) и H (b) При исследовании полевой зависимости намагниченности образца №2’ проявилась его фазовая неоднородность (Рисунок 3.10). При намагничивании в плоскости пленки (Рисунок 3.10 а) в малых полях наблюдается очень узкая петля с резко возрастающей намагниченностью, в поле ~ 300 Э появляется ступенька, и полная петля закрывается вблизи 20 кЭ. Подобные картины имеют место в пленочных структурах, содержащих слои с различными значениями HC и Ms (например, [81]). Однако в отличие от большинства похожих структур, в рассматриваемом случае петля такого типа наблюдается и в перпендикулярном поле (Рисунок 3.10 b). Сравнивая петли гистерезиса в двух ориентациях поля, можно предположить, что в пленке сосуществуют две области: одна с преимущественно плоскостной анизотропией и малой величиной HС, и другая с компонентой анизотропии, нормальной плоскости, и большой величиной HС.

Стоит отметить, что подобная петля гистерезиса наблюдается на одной из пленок, осажденных на подложку с предварительной обработкой поверхности. Остальные образцы той же серии демонстрируют обычные симметричные петли.

Типичный вид температурной зависимости намагниченности пленок показан на Рисунке 3.11 а. В общем, ход кривой М (Т) соответствует температурному поведению намагниченности массивного материала [32]. По виду представленных кривых можно сделать вывод, что температура Кюри большинства пленок варьируется в пределах 300 K, что заметно меньше TC монокристаллов того же состава (~ 370 K) [32]. Подобное уменьшение TC может быть связано с наличием магнитной неоднородности в образцах. Кроме того, для пленок №1’ и 2’ на FC температурных зависимостях намагниченности наблюдается затянутый хвост в области 300 K, что также свидетельствует о возможности существования в образцах нескольких магнитных областей, и согласуется с полевой зависимостью намагниченности пленки №2’ (Рисунок 3.10). Заметим, что пленки №1’ и 2’ относятся к образцам, подложки которых были подвергнутые ионному травлению. Эти наблюдения еще раз подтверждают структуры, а соответственно, и на магнитные свойства пленок. Причем, при возрастании толщины пленок влияние подложки нивелируется.

Рисунок 3.10. Полевые зависимости намагниченности пленки LSMO №2’ при T = 5 K в поле H (а) и H (b).

Исследование температурного поведения намагниченности LSMO пленок в слабом магнитном поле H в режимах FC и ZFC показало наличие термомагнитных эффектов (Рисунки 3.11 b). Кривая намагничивания ZFC при низких температурах расположена ниже кривой FC и имеет максимум. При этом обнаружено, что температура, при которой кривые ZFC и FC сливаются, так называемая температура необратимости (Tirr) и температура, при которой на кривой ZFC наблюдается максимум (Tm) зависят от толщины пленок.

M/Mmax Рисунок 3.11. Температурные зависимости намагниченности LSMO пленок различной толщины: а – образцы №1, 2, 4 и 2’, режим FC в поле H = 1 кЭ; b – образец №2, режимы FC и ZFC в поле H = 50 Э.

3.3. Полевые и температурные зависимости намагниченности пленок На Рисунке 3.12 показаны полевые зависимости намагниченности PSMO взаимоперпендикулярных ориентациях внешнего магнитного поля. При обеих M (emu*см ) M (emu*см ) намагниченности пленок Pr0.8Sr0.2MnO3 № (a) и Pr0.6Sr0.4MnO3 №4 (b) в магнитном поле, направленном вдоль (черные кривые) и пленок. T = 5 K. На вставках: те же различен (Рисунок 3.12 b). Тем не менее, среднее значение MS для исследуемых пленок практически одинаково в двух направлениях внешнего поля и составляет ~ 450 emu/cм3, что значительно меньше, чем MS для LSMO пленок №4 и 2' (Рисунок 3.6 и 3.10).

намагниченности можно представить в единицах «emu/г», допустив, что плотность пленок соответствует плотности массивных кристаллов подобного состава (для Pr0.8Sr0.2MnO3 = 6.667 г/см3, для Pr0.6Sr0.4MnO3 = 6.469 г/см3).

Результаты показаны на вставках Рисунка 3.12, откуда видно, что величина намагниченности для пленки Pr0.6Sr0.4MnO3 №4 при T = 5 K в поле 20 кЭ монокристаллического образца, измеренного в тех же условиях [82]. Для образца Pr0.8Sr0.2MnO3 подобная величина составила 60 emu/г, однако сравнить ее с литературными значениями, полученными в одинаковых условиях, не удалось изза отсутствия данных.

прямоугольность петель возрастает, коэрцитивная сила уменьшается, и в M (emu*cм ) намагниченности пленки Pr0.6Sr0.4MnO3 №4, снятые в магнитном поле H при двух различных температурах. На вставке: те же Рисунке 3.14. Для всех рассмотренных ситуаций наблюдается различие FC и ZFC кривых, аналогичное тому, что имело место при исследовании LSMO пленок.

M (emu*см ) Рисунок 3.14. FC и ZFC температурные зависимости намагниченности PSMO пленок № и №3, записанные для различных величин и направлений внешнего магнитного поля: (a и b) H = 100 Э направлено в плоскости образцов; (c и d) H = 500 Э направлено в плоскости образцов; (f и g) H = 3 кЭ направлено вдоль (кривые 1) и нормально (кривые 2) плоскости образцов.

Остановимся сначала на FC кривых. Для пленок Pr0.8Sr0.2MnO3 характерен резкий рост намагниченности при понижении температуры, соответствующий поведению массивных кристаллов того же состава [43, 44]. В случае пленок Pr0.6Sr0.4MnO3 рост намагниченности при понижении температуры происходит не так быстро, как в случае объемных кристаллов [45, 46], кроме того, на FC кривых не наблюдается особенностей в области 100 K и температурного гистерезиса, характерных для массивных поликристаллических образцов Pr0.6Sr0.4MnO3 [46].

приблизительно 120 K и 250 К, соответственно (Рисунок 3.14 a и с), что существенно ниже по сравнению с TC монокристаллов (~ 150 К и ~ 290 К).

Намагниченность вблизи 5 K имеет разные значения в случае пленок с концентрацией стронция x = 0.2 и x = 0.4. При этом отношение этих значений остается практически одинаковым при увеличении внешнего магнитного поля.

Полученные результаты согласуется с данными работы [43], в которой при H = 500 Э для образца Pr0.6Sr0.4MnO3 отмечалась большая величина намагниченности по сравнению с Pr0.8Sr0.2MnO3. Заметим также, что во всем температурном интервале разница в величине намагниченности двух рассматриваемых соединений не превышает 25 %.

Обращая внимание на кривые намагничивания ZFC для PSMO пленок, отметим, что, как и в случае LSMO, они расположены ниже кривых FC и также намагниченности при нагревании образцов. Наблюдается зависимость температур Tirr и Tm от величины и ориентации внешнего магнитного поля. Прежде всего, чем больше поле, тем ниже эти температуры. В поле H = 3 кЭ кривые FC и ZFC совпадают во всем температурном диапазоне для пленок обоих составов (Рисунок 3.14 e и f). Однако в поле той же величины, но направленном нормально плоскости исследуемых образцов, еще наблюдается расхождение кривых FC и ZFC. При этом максимумы на ZFC кривых очень размыты, а значения Tm и Tirr, практически, совпадают.

Представленные выше экспериментальные результаты показали, что Pr0.8Sr0.2MnO3, Pr0.6Sr0.4MnO3 и La0.7Sr0.3MnO3 ниже соответствующих температур объемных кристаллов. Характер температурных зависимостей намагниченности в режиме FC совпадает для тонкопленочных и массивных образцов La0.7Sr0.3MnO3 и Pr0.8Sr0.2MnO3. Отличительными особенностями в магнитном поведении намагниченности La0.7Sr0.3MnO3 от толщины образцов, что объясняется нарушением магнитного порядка на границах раздела, и отличие формы FC кривых в случае пленок Pr0.6Sr0.4MnO3 от формы подобных кривых, характерных для их массивных аналогов.

зависимостей намагниченности пленок, измеренных в режимах FC и ZFC. Такое поведение обычно наблюдается в магнитно-неоднородных системах таких, как ансамбли суперпарамагнитных частиц [83] и спиновые стекла [84]. В распределением осей легкого намагничивания кристаллитов в пленке (Рисунок 3.4). При охлаждении образца в магнитном поле направление намагниченности в каждом кристаллите определяется конкуренцией между энергией магнитной кристаллографической анизотропии и Зеемановской энергией. При достаточно большом значении внешнего магнитного поля моменты всех кристаллитов выстраиваются по полю, и форма кривой температурной зависимости в таком случае определяется возрастанием спонтанной намагниченности материала. При кристаллитов выстраиваются вдоль легких осей каждого кристаллита, и образец не обладает суммарным магнитным моментом. При включении внешнего поля магнитные моменты кристаллитов подстраиваются к направлению поля, что кристаллографической анизотропии и больше величина приложенного поля, тем ближе значения намагниченности на кривых FC и ZFC (Рисунок 3.14).

Как известно, величина кристаллографической анизотропии манганитов уменьшается приблизительно на порядок при повышении температуры от гелия до TC (например, [85]). В тонкопленочных образцах ситуация с анизотропией довольно сложная: тип и величина анизотропии зависят от легирующих элементов, температуры, материала подложки и так далее. Так в работе [86] в пленках La0.7Sr0.3MnO3, осажденных на поверхность кристаллов LaAlO3 (011), были выявлены три вклада в анизотропию: перпендикулярная и плоскостная анизотропии, связанные с напряжениями на границе пленка-подложка и сильно зависящие от толщины пленок; и, собственно, кристаллографическая анизотропия, имеющая очень близкие значения для всех использованных толщин пленок (от 7 до 150 нм) и плавно уменьшающаяся больше, чем на порядок при повышении температуры от 4 до 300 K. Именно эта анизотропия определяет характер температурной зависимости намагниченности в режиме ZFC. Из-за ее уменьшения при нагревании образца приложенное постоянное внешнее поле вынуждает магнитные моменты отдельных кристаллитов все сильнее к нему подстраиваться, что приводит к увеличению суммарной намагниченности всей пленки. Однако при повышении температуры начинает уменьшаться сама спонтанная намагниченность материала. Таким образом, конкуренция этих двух процессов приводит к тому, что на кривой ZFC может появиться максимум прежде, чем обе кривые ZFC и FC сольются.

Предложенный механизм удовлетворительно объясняет расхождение FC и ZFC температурных зависимостей намагниченности LSMO пленок. Однако, в случае PSMO пленок, кроме различия FC и ZFC кривых, наблюдается различие полевых зависимостей намагниченности в низких и высоких температурах (Рисунок 3.13), что нуждается в другом объяснении. В ряде работ для объяснения температурных и полевых зависимостей намагниченности в некоторых сплавах Гейслера и в замещенных манганитах ([42, 87, 88,]) был предложен механизм, предполагающий сосуществование фазы спинового стекла с ферромагнитно упорядоченной фазой. Так в работе [42] для пленок La0.7Sr0.3MnO3, осажденных на подложку LaAlO3 (001), были получены FC и ZFC температурные зависимости намагниченности, аналогичные зависимостям, представленным на Рисунках 3. b и 3.14, с той разницей, что в их случае Tirr = Tm. Авторы этой работы связывали наблюдаемые особенности на кривых ZFC с сосуществованием спин-стекольной и ферромагнитной фаз при температурах, ниже TC, что также согласовалось и с полевой зависимостью намагниченности образцов. При этом было предположено, что продольные компоненты спинов упорядочены ферромагнитно, а поперечные фрустрированы. При некоторой температуре Tf, называемой температурой замораживания спинового стекла, поперечные компоненты упорядочиваются антиферромагнитно. Допуская, что температура Tm совпадает с Tf, авторы [42] проследили поведение Tm от внешнего поля и получили зависимость, описывающуюся линией Алмейды-Таулесса (5.1), характерной для спинового стекла [89, 90].

Здесь Tf (H) – температура замораживания при определенной величине магнитного поля, Tf (0) - температура замораживания в нулевом поле.

На Рисунке 3.15 для пленки Pr0.8Sr0.2MnO3 №4 показано семейство FC-ZFC кривых, записанных при разных значениях внешнего магнитного поля, направленного в плоскости пленки. Видно, что значение Tm уменьшается с увеличением внешнего поля, приложенного в процессе измерения. Для пленок Pr0.6Sr0.4MnO3 наблюдается подобная картина. Зависимость температуры Tm от внешнего магнитного поля показана на Рисунке 3.16 для пленок обоих составов.

Практически идеальная линейная зависимость этой температуры от H2/3 (Рисунок 3.16 a) свидетельствует в пользу того, что наблюдаемое температурное поведение намагниченности связано с замораживанием магнитных моментов спин стекольной фазы. Если это, действительно так, то Tm = Tf.

Таким образом, можно предположить, что в исследованных PSMO пленках реализуется сосуществование ферромагнитной фазы (продольные компоненты намагниченности) со спин стекольным состоянием поперечных компонент с Tf (0) < 165 К для Pr0.6Sr0.4MnO3 и с Tf (0) < 100 К для Pr0.8Sr0.2MnO3. При этом наличие спин - стекольной фазы в образцах объясняет отсутствие при низких температурах магнитного насыщения вплоть до высоких полей, показанное на Рисунках 3.12 и 3.13.

Рисунок 3.15. FC и ZFC температурные зависимости намагниченности для пленки Pr0.8Sr0.2MnO3 №4, записанные при различных значениях магнитного поля H (указаны на рисунке).

Рисунок 3.16. Зависимость температуры Tm от величины приложенного внешнего поля H для семейства ZFC кривых: a - образец Pr0.8Sr0.2MnO3 №4; b - Pr0.6Sr0.4MnO3 №4.

При температурах, больших Tf, поперечные компоненты магнитного момента разупорядочены и не оказывают влияния на магнитное поведение пленки, которая намагничивается до насыщения в сравнительно небольших полях (Рисунок 3.13).

При температурах, меньших Tf, поперечные компоненты упорядочиваются антиферромагнитно, препятствуя полному намагничиванию ферромагнитной фазы до больших значений внешнего магнитного поля, вплоть до 20 кЭ.

Материал настоящей главы опубликован в [91-93].

ГЛАВА 4. МАГНИТНЫЙ ДИХРОИЗМ И ОПТИЧЕСКОЕ ПОГЛОЩЕНИЕ В

4.1. Экспериментальные спектры поглощения Спектры поглощения, снятые при комнатной температуре для всех исследованных образцов LSMO (Таблица. 2.1), подобны друг другу. Типичная кривая представлена на Рисунке 4.1, она характеризуются плавным изменением величины поглощения при увеличении энергии фотона с одним широким максимумом в области 1.4 эВ. Аналогичный ход поглощения наблюдался и ранее для пленочных образцов того же состава [60]. Кроме того, подобные спектры характерны как для основных RMnO3 [94, 95], так и для замещенных R1-xAxMnO манганитов с величиной x от 0 до 0.4 [96]. Основными особенностями таких спектральных зависимостей являются наличие относительно слабого пика в области 1.5 - 2 эВ и сильный рост поглощения в области выше 3 эВ.

Рисунок 4.1. Спектр поглощения LSMO пленки № 2 при T = 295 К.

4.2. Магнитный круговой дихроизм: экспериментальные результаты Общий вид спектров МКД, снятых при комнатной температуре для двух серий LSMO пленок, осажденных на подложки без дополнительной обработки и на подложки, подвергнутые ионному травлению, приведен на Рисунке. 4.2. В отличие от одного имеющегося максимума в спектре поглощения, на наблюдается большее количество резонансных особенностей одного знака:

широкая полоса, центрированная при 1.7 эВ и близкая к полосе в спектре поглощения; и интенсивный асимметричный широкий пик, центрированный высокоэнергетический пик МКД [21]. Асимметрия некоторых пиков может быть связана с суперпозицией нескольких более узких линий, что будет показано далее.

В настоящем разделе мы ограничимся рассмотрением только видимых полос.

МКД (cм ) (кривые 1-3, соответственно), b - №1- 4 (кривые 1-4, соответственно). Величина эффекта приведена к толщине пленок.

Отметим, что спектральный ход МКД одинаков для всех LSMO образцов и не имеет принципиальных отличий для пленок обеих серий. Однако для самой тонкой пленки, толщиной 20 нм, помимо указанных полос характерно также наличие слабого пика противоположного знака вблизи 2.3 эВ (кривая 1 на Рисунке 4.2 b).

Температурные зависимости МКД сняты в геометрии, показанной на Рисунке 2.2 b, где плоскость пленки составляла угол 120 с направлением распространения света, а магнитное поле было приложено вдоль плоскости пленки, H|| =3 кЭ. В нормальном поле той же величины намагниченность образцов при понижении температуры не достигала насыщения (HS = 4M 8 кЭ), и в области 200 K происходил завал кривой, продемонстрированный на Рисунке 4.3.

На Рисунке 4.4 показан температурный ход спектров МКД для LSMO пленок различной толщины и c различной обработкой подложки. В общем виде в спектрах при понижении температуры прослеживается рост интенсивности МКД, интенсивности МКД полос, центрированных при 1.7 эВ (кривая 1) и 3.3 эВ (кривая 2) для LSMO №2’ в поле H= 3 кЭ.

Магнитная неоднородность, прослеженная из полевой и температурной зависимости намагниченности образца LSMO №2’, также проявилась и в МКД:

спектры наблюдались при температурах вплоть до 380 K (Рисунок 4.5).

МКД, 10- Рисунок 4.4. Спектры MКД при различных температурах в поле H|| = 3 кЭ для пленок LSMO №2’ (a), №4 (b) и №1 (с). На вставках: спектры MКД соответствующих образцов при комнатной температуре.

Рисунок 4.5. Спектры MКД для пленки LSMO №2’, снятые при различных температурах 4.3. Магнитный линейный дихроизм: экспериментальные результаты На Рисунке 4.6 a показаны типичные полевые зависимости МКД, снятые при наклонном падении света на образец при перемагничивании его вдоль оси x, как описано выше (схема на Рисунке 2.2 b). В случае МКД наблюдается намагниченности (Рисунок 3.6 a). При измерении МЛД пленки были намагничены до насыщения в магнитном поле, направленном в плоскости пленки в двух взаимно перпендикулярных направлениях – вдоль осей x и y. Направление МКД (rel.unit) при исследовании данных эффектов в пленках LSMO следует ожидать различную форму их спектров. Общий вид МКД и МЛД спектров представлен на Рисунке 4. b на примере LSMO №4. Видно, что наблюдаемая величина МЛД в спектральных максимумах существенно ниже по сравнению с величиной МКД и, несмотря на то, что количество пиков в обоих спектрах одинаково (в области от 1 до 3.5 эВ наблюдаются один положительный пик и два отрицательных), они являются сдвинутыми по энергии. Кроме того, для МЛД спектров прослеживается не только асимметричность пиков, но и наличие изгиба вблизи 2.4 эВ. Аналогичные МЛД спектры наблюдались также для пленок №1 и №2, однако из-за малой толщины исследуемых образцов, эффект был заметен только при самой низкой температуре (Рисунок 4.7), Заметим также, что температурная зависимость МЛД соответствует температурному поведению МКД, а именно наблюдаются уменьшение величины эффекта с ростом температуры.

Рисунок 4.7. Спектральные зависимости МЛД для LSMO пленок №1, №2 и №4 (кривые 1-3, соответственно). H|| = 3 кЭ, T = 90 K.

4.4. Разложение экспериментальных магнитооптических спектров на спектральных зависимостях магнитного дихроизма, могут быть обусловлены аппроксимированы кривыми формы Гаусса и Лоренца, соответственно, подобно тому, как спектр оптической проводимости LaMnO3 был представлен суммой выражением а функция Лоренца где А – амплитуда полосы, x0 – положение максимума полосы, dxG – ширина гауссова контура на полувысоте, dxL – ширина лоренцева контура на полувысоте.

Подгоночными параметрами являлись величина эффекта (амплитуда), положение лоренцевых компонент в случае МЛД (Рисунок 4.8 а) и четырех гауссовых полос в случае МКД (Рисунок 4.8 b). При этом были определены положение и значение энергий (E) выявленных резонансных линий (Таблица 4.1).

записанных при T = 90 K и H|| = 3 кЭ для пленки LSMO №4: a – компонентами формы Лоренца для МЛД, b – компонентами формы Гаусса для МКД. Сумма компонент разложения совпадает с экспериментальными кривыми.

Сравнивая данные разложения, собранные в Таблице 4.1, следует заключить, что МЛД спектры содержат большее количество резонансных линий по сравнению со МКД спектрами. Для спектральных кривых двух эффектов можно выделить лишь две общие полосы E4 и E6 с близкими по значению дополнительную информацию об электронной структуре образца.

Таблица 4.1. Энергии центров тяжести каждой компоненты разложения в спектрах МКД и МЛД для пленки LSMO № 4.

Температурное поведение интенсивности рассматривалось для каждой использован метод полиномиальной регрессии, который позволил более наглядно представить поведение всех выявленных полос (Рисунок 4.9).

Рисунок 4.9. Температурное поведение интенсивности полос в спектрах МКД (a) и МЛД (b) для пленки LSMO №4 в сравнении с температурным поведением ее намагниченности кривая М (Н). H|| = 3 кЭ. На вставке: температурный ход интенсивности E1 и E2 полос в спектрах МЛД.

Из кривых, представленных на Рисунке 4.9, видно, что при понижении температурное поведение отличается друг от друга. В случае МКД (Рисунок 4.9 a) температурный ход интенсивности полос одинакового знака, центрированных при энергиях E1, E6 и E7, близок к температурной зависимости намагниченности образца, однако интенсивность полосы E4 изменяется по-другому закону. В случае МЛД (Рисунок 4.9 температурное поведение интенсивности высокоэнергетических компонент E5 и E6 также близко к температурной зависимости намагниченности образца, в то время как ход интенсивности полос Е3 и Е4 совпадает с температурным ходом полосы E4 в спектре МКД. Для температурных зависимостей интенсивности низкоэнергетических полос E1 и E2 в МЛД спектре не удалось получить четкой закономерности, видимо, из-за их близости к краю исследованного спектрального интервала. Однако для E1 полосы прослеживается тенденция, характерная для E5 и E6, (хоть и с небольшим кинком), а для E2 полосы – тенденция, характерная для E3 и E4 (вставка на Рисунке. 4.9 b).

По сравнению с оптической спектроскопией исследование LSMO пленок с помощью магнитного дихроизма выявило дополнительные особенности, отражающие новую информацию о возбужденных состояниях в манганитах. В отличие от широко используемой спектроскопии ЭК, форма спектров МКД и МЛД не зависит от толщины пленок. Для пленки, характеризующейся сложной полевой зависимостью намагниченности, МКД наблюдается до температур, превышающих TC остальных образцов, что еще раз свидетельствуют о магнитной неоднородности в пленке.

Выявленные резонансные линии МЛД и МКД вызывают интерес, поскольку характеризуются различной температурной зависимостью их интенсивности.

Одинаковая форма температурных кривых некоторых полос, близкая к подобному ходу намагниченности, свидетельствует о том, что МКД и МЛД при соответствующих энергиях определяются в основном разностью заселенностей подуровней основного состояния ионов Mn, ответственной за намагниченность образца. Поэтому данные магнитооптические полосы могут быть сопоставлены с внутриионными электронными переходами или переходам с переносом заряда между локализованными ионами Mn. Полосы, имеющие температурный ход интенсивности, отличный от намагниченности пленки, очевидно, связаны с другой природой. Ранее в [21] при исследовании МКД в двух эпитаксиальных пленках La0.7Sr0.3MnO3, осажденных на различные подложки, для одного из образцов наблюдалось подобная картина, которую авторы связали с механическими напряжениями в пленке. В нашем случае наблюдаются две различные температурные зависимости интенсивности магнитооптических полос в одном и том же образце.

Подробное обсуждение природы выявленных магнитооптических полос будет представлено в Главе 5.

Материал настоящей главы опубликован в [93, 97, 98].

ГЛАВА 5. МАГНИТНЫЙ КРУГОВОЙ ДИХРОИЗМ И ОПТИЧЕСКОЕ

ПОГЛОЩЕНИЕ В ПЛЕНКАХ Pr0.6Sr0.4MnO3 и Pr0.8Sr0.2MnO 5.1. Экспериментальные спектры поглощения Типичные спектры поглощения, снятые при комнатной температуре для Pr0.8Sr0.2MnO3 и Pr0.6Sr0.4MnO3 пленок, представлены на Рисунке 5.1. Отметим, что их форма идентична форме кривых поглощения, полученных в Главе 4 для LSMO пленок и, соответственно, характерна для других соединений манганита, представленных в литературе. В случае PSMO образцов с различным спектрального веса Pr0.6Sr0.4MnO3 пленки к более низким энергиям по сравнению с Pr0.8Sr0.2MnO3, в частности, полоса вблизи 1.5 эВ становится центрированной в области 1.2 эВ. В работе [63] для монокристаллов Pr0.6Sr0.4MnO3 наблюдался спектр оптической проводимости подобной формы, однако низкоэнергетический пик был расположен вблизи 0.5 эВ.

Рисунок 5.1. Спектры поглощения для Pr0.8Sr0.2MnO3 и Pr0.6Sr0.4MnO3 пленок №3 при T = 295 К 5.2. Магнитный круговой дихроизм: экспериментальные результаты Общий вид спектров МКД для исследуемых PSMO пленок приведен на Рисунке 5.2. Спектры по своей форме имеют сходство со спектральными зависимостями МКД для LSMO пленок (Рисунок 4.1) и характеризуются двумя главными особенностями одного знака: интенсивной широкой полосой в области 3.2 - 3.4 эВ и значительно более слабым асимметричным пиком, центрированным в интервале 1.7 - 2 эВ. Таким образом, не обнаружено заметного влияния типа лантаноида на форму МКД спектра в исследованном энергетическом интервале.

Рисунок 5.2. МКД спектры для пленок Pr0.8Sr0.2MnO3 №1, 3 и 5 (a), снятые при T = 100 К в поле H = 3 кЭ, и Pr0.6Sr0.4MnO3 № 1- 5 (b), измеренные при T = 297 К в поле H = 12 кЭ.

Величина эффекта приведена к толщине пленок, указанной на рисунках.

Температурные зависимости МКД для PSMO пленок были сняты в магнитном поле, направленном нормально плоскости образцов (геометрия эксперимента показана на Рисунке 2.3 а). При понижении температуры интенсивность двух основных полос одного знака в областях 1.7-2 и 3.2 - 3.4 эВ возрастает, как видно на Рисунке 5.3. Кроме того, в спектре Pr0.6Sr0.4MnO3 при понижении температуры появляется относительно слабый пик противоположного знака вблизи 2.3 эВ (Рисунок 5.3 b). Подобное наблюдалось ранее в случае LSMO пленок (Рисунок 4.4). Интересно отметить, что такой пик отсутствует на спектральных зависимостях всех исследуемых Pr0.8Sr0.2MnO3 образцов вплоть до самой низкой температуры измерения (вставки на Рисунке 5.3 a и b).

Рисунок 5.3. МКД спектры при различных температурах в магнитном поле H = 3 кЭ: a Pr0.8Sr0.2MnO3 №5; b - Pr0.6Sr0.4MnO3 №5; с- спектры двух этих образцов при T = 100 K (кривые 1-2, соответственно). Вставки на (a) и (b): область между двумя главными пиками, в масштабе.

Однако наличие этого максимума не единственное различие между двумя PSMO соединениями. Другой особенностью является сильное возрастание величины МКД в интервале 2.5-3.6 эВ и незначительный её спад в низкоэнергетической области при переходе от образца с низкой к образцу с более высокой концентрацией Sr. Такое поведение можно проследить на Рисунке 5.3 с, которое, следует заметить, не согласуется с поведением намагниченности этих пленок. Как отмечалось в Главе 3, разница в величине намагниченности на FC кривых, измеренных в различном магнитном поле для двух рассматриваемых соединений, не превышает 25 % во всем температурном интервале (Рисунок 3.14).

Сравнивая МКД спектры двух различных пленок, для соединений Pr0.6Sr0.4MnO следует также отметить сдвиг спектрального веса к более низким энергиям, подобно картине, наблюдаемой в спектрах поглощения.

5.4. Разложение экспериментальных спектров МКД на компоненты Подобно разложению магнитооптических спектров LSMO пленок на аппроксимированы кривыми формы Гаусса (типичный пример показан на Рисунке 5.4). Наилучшее совпадение между расчетными и экспериментальными данными было получено в предположении четырех полос для пленок Pr0.8Sr0.2MnO3 и пяти полос для пленок Pr0.6Sr0.4MnO3, положение (x0) и энергии (Е) которых представлены в Таблице 5.1.

Рисунок 5.4. Аппроксимация экспериментальных магнитооптических спектров, записанных при T = 100 K и H = 3 кЭ: a – Pr0.6Sr0.4MnO3 №5; b – Pr0.8Sr0.2MnO3 №5. Сумма компонент разложения (формы Гаусса) совпадает с экспериментальными кривыми.

Таблица 5.1. Энергии центров тяжести каждой гауссовой компоненты в МКД спектрах двух PSMO соединений.

Pr0.8Sr0.2MnO Pr0.6Sr0.4MnO Температурная зависимость интенсивности каждой гауссовой компоненты была проанализирована отдельно. При этом величина интенсивности при T = K была взята за единицу. Полученные результаты представлены на Рисунке 5. для двух PSMO пленок № 5. Для образца с низкой концентрацией Sr2+ (x = 0.2) интенсивности всех полос с понижением температуры изменяются одинаково (Рисунок 5.5 a), при этом ход кривых близок к температурной зависимости намагниченности пленки. Для образца с более высокой концентрацией Sr2+ (x = 0.4) температурное поведение интенсивности полос более сложное (Рисунок 5. b). Интенсивности пиков E3 и E5 возрастают при понижении температуры, однако не следуют четко за намагниченностью образца. Поведение интенсивности полосы E3 близко к температурному ходу интенсивностей полос E4 МКД и E2- МЛД в случае LSMO образцов (Рисунок 4.9). Отметим также и близость температурного хода интенсивности полосы E5 к аналогичному ходу полосы E6 в МКД спектре для пленок LSMO. Температурные зависимости интенсивности полос E1, E2 и E4 для Pr0.6Sr0.4MnO3 демонстрируют кинк при 140-170 K, после чего прослеживался для полосы E1 в МЛД спектре пленки LSMO. Таким образом, температурное поведение интенсивности различных гауссовых компонент является третьей разницей между двумя исследуемыми соединениями.

Рисунок 5.5. Температурные зависимости интенсивностей полос в МКД спектрах Pr0.8Sr0.2MnO3 №5 (a) и Pr0.6Sr0.4MnO3 №5 (b) в сравнении с температурным поведением намагниченности пленок. Магнитное поле H = 3 кЭ.

Спектральные особенности оптического поглощения в PSMO пленках, выявленные в области 1-2 эВ (Рисунок 5.1), наблюдались многими авторами в спектрах оптической проводимости для RMnO3 [54, 99] и R1-xAxMnO3 образцов [14, 61], а в случае незамещенных манганитов в мнимой части недиагональной компоненты диэлектрической проницаемости [55].



Pages:     || 2 |


Похожие работы:

«БАРЫШНИКОВ АЛЕКСАНДР АЛЕКСАНДРОВИЧ ИССЛЕДОВАНИЕ И РАЗРАБОТКА ТЕХНОЛОГИИ УВЕЛИЧЕНИЯ НЕФТЕОТДАЧИ ЗА СЧЕТ ВЫТЕСНЕНИЯ С ПРИМЕНЕНИЕМ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ПОЛЯ Специальность 25.00.17 – Разработка и эксплуатация нефтяных и газовых месторождений Диссертация на соискание...»

«АСТАШКОВ Николай Павлович ПОВЫШЕНИЕ УСТОЙЧИВОСТИ АСИНХРОННЫХ МАШИН НА ОСНОВЕ МИКРОПРОЦЕССОРНОЙ СИСТЕМЫ УПРАВЛЕНИЯ ЭЛЕКТРОПРИВОДОМ Специальность 05.13.06 – Автоматизация и управление технологическими процессами и производствами (промышленность) ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени...»

«ТРОПКИНА Юлия Викторовна ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата педагогических наук ИННОВАЦИОННЫЙ ОПЫТ ОБУЧЕНИЯ ПИСЬМЕННОЙ РЕЧИ В ПРОФЕССИОНАЛЬНОЙ ПОДГОТОВКЕ И ПЕРЕПОДГОТОВКЕ СЛУШАТЕЛЕЙ ВОЕННО-МОРСКИХ ВУЗОВ 13.00.08 – Теория и методика профессионального образования Научный руководитель : доктор педагогических наук, профессор Чиркова Елена...»

«УДК 616-91; 614 (075.8) Мальков Павел Георгиевич ПРИЖИЗНЕННАЯ МОРФОЛОГИЧЕСКАЯ ДИАГНОСТИКА И ЭФФЕКТИВНОСТЬ ИСПОЛЬЗОВАНИЯ РЕСУРСНОЙ БАЗЫ ПРАКТИЧЕСКОЙ ПАТОЛОГИЧЕСКОЙ АНАТОМИИ диссертация на соискание ученой степени доктора медицинских наук 14.03.02 – Патологическая анатомия 14.02.03 – Общественное здоровье и здравоохранение Научные консультанты: Франк Г.А., доктор медицинских наук,...»

«Уклеина Ирина Юрьевна ОКСОФТОРИДЫ ИТТРИЯ И РЗЭ: СИНТЕЗ, ЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ И ОПТИКА Диссертация на соискание ученой степени кандидата химических наук 02.00.21 – химия твердого тела Научные руководители: доктор химических наук, профессор Голота Анатолий Федорович кандидат химических наук, доцент Гончаров Владимир Ильич СТАВРОПОЛЬ 2005 СОДЕРЖАНИЕ ВВЕДЕНИЕ ГЛАВА ОКСОФТОРИДЫ ИТТРИЯ И РЗЭ: МЕТОДЫ ПОЛУЧЕНИЯ И СВОЙСТВА (ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ).. 1.1....»

«по специальности 12.00.03 Гражданское право; предпринимательское...»

«Омельченко Галина Георгиевна ГИПЕРГРАФОВЫЕ МОДЕЛИ И МЕТОДЫ РЕШЕНИЯ ДИСКРЕТНЫХ ЗАДАЧ УПРАВЛЕНИЯ В УСЛОВИЯХ НЕОПРЕДЕЛЕННОСТИ 05.13.18 - Математическое моделирование, численные методы и комплексы программ Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель доктор физ.-мат.наук, профессор В.А. Перепелица Черкесск - Содержание ВВЕДЕНИЕ...»

«Мачихильян Ирина Владимировна Электромагнитный калориметр эксперимента HERA-B Специальность 01.04.23 - физика высоких энергий Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель кандидат физ.-мат. наук Егорычев В. Ю. МОСКВА 2009 ОГЛАВЛЕНИЕ Стр. Введение ГЛАВА 1....»

«Коробейников Юрий Викторович Исторический опыт осуществления общественной помощи нуждающимся органами местного самоуправления России в 1864 – 1917г.г. 07.00.02. – Отечественная история Диссертация на соискание учёной степени кандидата исторических наук Научный руководитель – доктор исторических наук Шебзухова Т.А. Ставрополь – 2003 План ВВЕДЕНИЕ..4-36 РАЗДЕЛ I. Исторические предпосылки и основные этапы формирования...»

«ИЗ ФОНДОВ РОССИЙСКОЙ ГОСУДАРСТВЕННОЙ БИБЛИОТЕКИ Рублев, Андрей Геннадьевич Уголовная ответственность за нарушение правил дорожного движения и эксплуатации транспортных средств Москва Российская государственная библиотека diss.rsl.ru 2006 Рублев, Андрей Геннадьевич.    Уголовная ответственность за нарушение правил дорожного движения и эксплуатации транспортных средств  [Электронный ресурс] : Дис. . канд. юрид. наук  : 12.00.08. ­ Екатеринбург: РГБ, 2006. ­ (Из фондов...»

«Шарафутина Светлана Федоровна ОСОБЕННОСТИ БУХГАЛТЕРСКОГО УЧЕТА ЗАТРАТ И КАЛЬКУЛИРОВАНИЯ СЕБЕСТОИМОСТИ ЗАСТРОЙЩИКОМ ПРИ ДОЛЕВОМ СТРОИТЕЛЬСТВЕ Специальность 08.00.12 – Бухгалтерский учет, статистика Диссертация на соискание ученой степени кандидата экономических наук Научный руководитель доктор экономических наук, профессор Ю.Ю. Кочинев Санкт-Петербург Введение Глава 1. Анализ затрат застройщиков при долевом строительстве: правовое и методическое обеспечение 1.1 Основные...»

«Гамаюнов Денис Юрьевич ОБНАРУЖЕНИЕ КОМПЬЮТЕРНЫХ АТАК НА ОСНОВЕ АНАЛИЗА ПОВЕДЕНИЯ СЕТЕВЫХ ОБЪЕКТОВ Специальность 05.13.11 – математическое и программное обеспечение вычислительных машин, комплексов и компьютерных сетей ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель : д.ф-м.н. Р.Л.Смелянский МОСКВА ВВЕДЕНИЕ 1.1. ЗАДАЧА...»

«Стасенко Наталья Михайловна ОРГАНИЗАЦИЯ ВНЕУЧЕБНОЙ ВОСПИТАТЕЛЬНОЙ РАБОТЫ В ПЕДАГОГИЧЕСКОМ КОЛЛЕДЖЕ 13.00.01 – общая педагогика, история педагогики и образования Диссертация на соискание ученой степени кандидата педагогических наук Научный руководитель доктор педагогических наук, профессор Малашихина И.А. Ставрополь – 2004 СОДЕРЖАНИЕ стр. ВВЕДЕНИЕ.. ГЛАВА 1. Теоретические аспекты исследования организации внеучебной воспитательной...»

«Дешкина Татьяна Игоревна ВЫБОР СХЕМЫ АДЪЮВАНТНОЙ ХИМИОТЕРАПИИ У ПАЦИЕНТОК С ПЕРВИЧНО-ОПЕРАБЕЛЬНЫМ РАКОМ МОЛОЧНОЙ ЖЕЛЕЗЫ 14.01.12. - онкология ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ученой степени кандидата медицинских наук Научный руководитель : доктор медицинских наук Болотина Лариса Владимировна Москва - СПИСОК СОКРАЩЕНИЙ АХТ – адъювантная химиотерапия АЧН...»

«Кикин Павел Михайлович РАЗРАБОТКА МЕТОДИКИ СОЗДАНИЯ ТЕМАТИЧЕСКИХ КАРТ СРЕДСТВАМИ ВЕБ-ТЕХНОЛОГИЙ 25.00.33 – Картография Диссертация на соискание ученой степени кандидата технических наук Научный руководитель : кандидат технических наук, доцент Касьянова...»

«ДИДЕНКО Вячеслав Евгеньевич ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ В ТЕОРИИ ПОЛЕЙ ВЫСШИХ СПИНОВ (01.04.02 – теоретическая физика) Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научный руководитель : д.ф.-м.н. М. А. ВАСИЛЬЕВ Москва - 2010 Оглавление Введение 5 1 Динамика свободных полей в обобщенном AdS пространстве 1.0.1 Обобщенная конформная симметрия...................»

«УДК 538.566:621.372:535.417:539.293:537.87 Козарь Анатолий Викторович ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫЕ ЯВЛЕНИЯ В СЛОИСТЫХ СТРУКТУРАХ И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ В ЗАДАЧАХ ПРИЕМА СИГНАЛОВ И ДИАГНОСТИКИ НЕОДНОРОДНЫХ СРЕД Специальность : 01.04.03. – радиофизика; 01.04.05. - оптика ДИССЕРТАЦИЯ в виде научного доклада на соискание ученой степени доктора физико-математических наук Москва 2004г. Работа выполнена на кафедре...»

«Дерябина Елена Владимировна ТРАНСФОРМАЦИЯ ОРГАНИЗАЦИИ И СТИМУЛИРОВАНИЯ ТРУДА В ЖИЛИЩНО-ЭКСПЛУАТАЦИОННОМ ХОЗЯЙСТВЕ РОССИИ: ТЕОРЕТИКО-МЕТОДОЛОГИЧЕСКИЕ И МЕТОДИЧЕСКИЕ АСПЕКТЫ Специальность 08.00.05 – экономика и управление народным хозяйством (экономика труда) Диссертация на соискание учёной степени доктора экономических наук...»

«Горбунова Екатерина Олеговна КИНЕТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ МЕЛКОЗЕРНИСТОГО ПАРАЛЛЕЛИЗМА Специальность 05.13.17 – теоретические основы информатики Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук Научные руководители: доктор физико-математических наук, профессор А.Н. Горбань, кандидат физико-математических наук, доцент Е.М.Миркес Красноярск – Оглавление Введение Актуальность проблемы Цель работы Научная новизна...»

«Коротеев Михаил Юрьевич Вихретоковый контроль качества паяных соединений стержней статорных обмоток турбогенераторов Специальность 05.11.13 – Приборы и методы контроля природной среды, веществ, материалов и изделий Диссертация на соискание ученой степени кандидата...»






 
2014 www.av.disus.ru - «Бесплатная электронная библиотека - Авторефераты, Диссертации, Монографии, Программы»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.