ОПТИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ СИЛЬНОКОРРЕЛИРОВАННЫХ СОЕДИНЕНИЙ: МОНООКСИД МЕДИ И МАНГАНИТЫ ЛАНТАНА 01.04.11 - физика магнитных явлений Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наука Екатеринбург

Авторефераты по всем темам >> Авторефераты по физике

На правах рукописи

СУХОРУКОВ Юрий Петрович

ОПТИЧЕСКАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ СИЛЬНОКОРРЕЛИРОВАННЫХ СОЕДИНЕНИЙ: МОНООКСИД МЕДИ И МАНГАНИТЫ ЛАНТАНА

01.04.11 - физика магнитных явлений

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени
доктора физико-математических наука

Екатеринбург - 2007

Работа выполнена в Ордена Трудового Красного Знамени

Институте физики металлов Уральского отделения Российской академии наук

Научный консультант	доктор физико-математических наук Лошкарёва Наталья Николаевна
Официальные оппоненты:	доктор физико-математических наук, профессор Филиппов Борис Николаевич, доктор физико-математических наук, профессор Эдельман Ирина Самсоновна,
Официальные оппоненты:	доктор физико-математических наук Фишман Анатолий Яковлевич
Ведущая организация	Уральский государственный университет им. А.М. Горького, г. Екатеринбург

Защита состоится 26 октября 2007 г. в 11:00 на заседании диссертационного совета по защите диссертаций Д 004.003.01 при Институте физики металлов УрО РАН по адресу: 620041, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 18

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института физики металлов УрО РАН.

Автореферат разослан л 2007г.

Ученый секретарь

диссертационного совета

доктор физико-математических наук Лошкарева Н.Н.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы

Работа направлена на решение фундаментальной проблемы физики магнитных явлений и физики конденсированного состояния - изучение электронной структуры и взаимосвязи электронной и магнитной подсистем в сильнокоррелированных соединениях (СКС) монооксиде меди и манганитах. К сильнокоррелированным системам относятся соединения переходных металлов с сильным кулоновским отталкиванием между 3d электронами. СКС обладают тесной взаимосвязью зарядовых, спиновых и решёточных степеней свободы, а также богатством фазовых диаграмм. Особенности свойств сильнокоррелированных соединений во многом связаны с двойственной природой электронных состояний (локализованные и делокализованные) [1] и с тенденцией к зарядовому и магнитному разделению фаз [2, 3]. К сильнокоррелированным соединениям относятся оксиды 3d металлов, в том числе оксиды меди, обладающие высокотемпературной сверхпроводимостью (ВТСП), манганиты R1-xАxMnO3, где R - редкоземельный ион, А - Ag, Na, Sr, Ba, Ca и др., обладающие колоссальным магнитосопротивлением.

Уже в пионерской работе по поглощению света в монокристалле высокотемпературного сверхпроводника YBa2Cu3O7-δ, проведенной при участии автора диссертации, в полупроводниковой фазе были обнаружены вклады в поглощение локализованных электронных состояний поляронного типа и делокализованных состояний (Друде-вклад). В отличие от YBa2Cu3O7-δ в антиферромагнитном (АФМ) полупроводнике CuO, базовом материале купратных ВТСП соединений, делокализованные носители отсутствуют. Наличие электронной неустойчивости, которая проявляется в магнитной восприимчивости и магнитострикции CuO, позволило сделать предположение о том, что электронное состояние в CuO неоднородно. Изучение неоднородного электронного состояния сильнокоррелированного соединения CuO и связи его с магнитным состоянием является актуальной задачей физики сильнокоррелированных соединений.

В отличие от CuO манганиты лантана легируются легко, поэтому при отклонении от стехиометрии или легировании концентрация носителей меняется в широких пределах, что позволяет изучить поведение локализованных и делокализованных состояний и связь их с магнитной подсистемой в моно-, поликристаллах и плёнках. Большой интерес к манганитам лантана обусловлен колоссальным магнитосопротивлением и переходом металл-изолятор (МИ) вблизи температуры Кюри. Явление колоссального магнитосопротивления обусловлено сильной взаимосвязью между магнитной и электронной подсистемами. Оно может проявляться не только на постоянном токе, но и давать отклик в высокочастотном, например, в оптическом диапазоне как эффект магнитопропускания. Эффект гигантского магнитопропускания ИК-излучения был обнаружен нами в магнитной полупроводниковой шпинели HgCr2Se4 около 20 лет назад [4]. Под действием магнитного поля пропускание менялось на несколько десятков процентов. Естественно ожидать большой величины эффекта магнитопропускания в манганитах с колоссальным магнитосопротивлением. Изучение природы явлений колоссального магнитосопротивления и магнитопропускания в манганитах позволит создать новые функциональные материалы, необходимые для практических целей. На основании большого числа экспериментальных данных во всех обзорах по манганитам отмечена их склонность к разделению фаз, т. е. образованию при слабом легировании манганита ферромагнитных (ФМ) металлических капель в АФМ диэлектрической матрице. Надежные экспериментальные данные, свидетельствующие о разделении фаз, могут быть получены только при комплексном исследовании оптических, электрических, магнитооптических и магнитотранспортных свойств манганитов.

При теоретическом описании электронной структуры сильнокоррелированных соединений существуют определенные трудности. Зонные подходы в целом дают описание электронной структуры и величину ширины запрещенной зоны (Еg) купратов и манганитов, но не могут объяснить детали оптических спектров в ИК-диапазоне. Эти подходы не учитывают фазовое расслоение в легированных соединениях. Применение кластерного подхода к купратам и манганитам позволило описать особенности энергетического спектра [5], показать возможность расслоения фаз, приводящего к нетривиальному поведению оптических, магнитных и транспортных свойств.

В настоящей работе основными методами изучения электронной структуры, локализованных и делокализованных состояний, разделения фаз в сильнокоррелированных соединениях являются оптические методы. Для сильнопоглощающих объектов, какими являются сильнокоррелированные соединения, обычно используют изучение спектров отражения или высокочастотной проводимости, полученных путем обработки спектров отражения методом Крамерса-Кронига. Этот метод имеет ряд недостатков, связанных с приближениями при математической обработке и зависимостью от качества поверхности образца. В настоящей работе использовано преимущественно измерение оптического поглощения - метода изучения объёмных свойств материала.

Исследования по теме диссертации выполнены по пробле-ме 1.2.3 (физика конденсированного состояния) № гос. рег. 01.9.60 003496, по теме Исследование физических явлений в магнитных полупроводниках и выяснение возможности их применения, № гос. рег. 01.2.00 103137, по теме Неоднородные состояния и интерфейсные явления в магнитных полупроводниках, по гос. контракту № 02.513.11.3142 и при поддержке проектов РФФИ № 04-02-16630, 07-02-00068 и программы ОФН РАН и Президиума УрО РАН Новые материалы и структуры.

Цель и задачи работы

Цель работы заключается в установлении связи оптических и электрических явлений с электронной структурой и магнитным упорядочением в CuO и манганитах лантана, являющихся системами с сильными электронными корреляциями; в определении природы изменения оптических свойств сильнокоррелированных соединений под действием магнитных полей, температуры, радиационного облучения и легирования; в выработке рекомендаций для целенаправленного создания новых функциональных материалов и физических принципов устройств для оптоэлектроники.

Сформулированы следующие задачи:

Комплексное исследование оптических, магнитооптических, транспортных и магнитотранспортных свойств монокристаллов, поликристаллов, плёнок и гетероструктур сильнокоррелированных соединений на основе монооксида меди и манганитов лантана для изучения природы эффекта магнитопропускания (магнитопоглощения), эффекта Фарадея и оптического отклика на переход металл-изолятор в манганитах лантана.
Выяснение электронной структуры и роли переходов с переносом заряда в формировании края фундаментального поглощения и структуры фундаментальной полосы в CuO и манганитах лантана. Изучение влияния магнитного упорядочения на оптические и электрические свойства CuO и манганитов лантана.
Выяснение природы примесного поглощения, механизмов взаимодействия света с носителями заряда и проявления зарядовых и магнитных неоднородностей в ИК спектрах сильнокоррелированных соединений.
Разработка физических принципов действия и конструкций ИК устройств, использующих особенности спектра поглощения в нанонкристаллическом CuO, эффекты гигантского магнитопропускания и оптического отклика на переход металл-изолятор в манганитах лантана. Создание макета модулятора ИК-излу-чения.

Научная новизна

Обнаружены особенности в спектрах поглощения сильнокоррелированных соединений монокристаллов CuO и манганитов лантана, которые объяснены в рамках единого подхода - кластерной модели, учитывающей сильные электронные корреляции. По спектрам поглощения монокристаллических образцов определены энергия края фундаментального поглощения и характер переходов, формирующих край поглощения CuO и манганита LaMnO3.
В оксиде меди обнаружен оптический отклик на магнитные фазовые переходы в температурной зависимости интенсивности полосы поглощения при 3.1 эВ. В легированных манганитах лантана вблизи температуры Кюри обнаружен оптический отклик на переход металл-изолятор в температурных зависимостях пропускания ИК-излучения.
Установлена природа зарядовых неоднородностей в CuO и манганитах. Разработан способ обнаружения разделения фаз в манганитах лантана на основе сопоставления температурных зависимостей пропускания света и электросопротивления без поля и в магнитных полях.
Обнаружены эффекты гигантского магнитопропускания ИК-излучения в манганитах с колоссальным магнитосопротивлением. Показано, что величина и температура максимума магнитопропускания зависят от уровня, типа легирования, от среднего радиуса катиона в лантановой подрешётке.
Обнаружены резонансоподобные полосы поглощения в CuO, не связанные с электронными переходами (резонансы Ми), а также осцилляции линейного дихроизма в плёнках La0.7Ca0.3MnO3, природа которых объяснена в рамках теории эффективной среды, учитывающей наномасштабные неоднородности.
Показано, что CuO и манганиты лантана являются функциональными материалами для создания ИК-устройств. Создан рабочий макета модулятора ИК-излучения на основе эффекта магнитопропускания.

Научная и практическая ценность

Работа вносит вклад в развитие физических представлений о взаимодействии оптического излучения с сильнокоррелированными магнетиками; о характере оптических переходов в системах с сильными электронными корреляциями - монооксиде меди и манганитах лантана. Способ сопоставления оптических и электрических данных для выявления зарядовых и магнитных неоднородностей может быть использован при исследовании других сильнокоррелированных соединений. Обнаруженные в манганитах с колоссальным магнитосопротивлением эффекты магнитопропускания и температурного изменения пропускания вблизи температуры Кюри являются физическим базисом для практического применения этих эффектов в различных устройствах ИКдиапазона. Разработан и изготовлен макет модулятора ИКизлучения на эффекте магнитопропускания в пленке La0.82Na0.18MnO3+δ. Показана возможность создания магнитной линзы на основе гетероструктуры ВТСП/манганит лантана. Предложено использовать особенности спектров поглощения нанокристаллического CuO для создания селективных поглотителей солнечной энергии, а большую величину линейного дихроизма в CuO - для создания поляризаторов света в широкой ИК-области.

Достоверность полученных результатов

Достоверность обеспечивается использованием аттестованных образцов, обоснованностью используемых в работе экспериментальных методов изучения оптических и транспортных свойств манганитов и хорошей воспроизводимостью результатов, полученных на различных образцах (монокристаллах, поликристаллах и эпитаксиальных плёнках).

Научные положения, выносимые на защиту

Определение природы края фундаментального поглощения, межзонных переходов и примесного поглощения в CuO и манганитах лантана.
Выяснение роли облучения высокоэнергетическими частицами CuO и легирования манганитов лантана в формировании их оптических свойств.
Установление взаимосвязи между магнитной и электрической подсистемой CuO и манганитов при исследовании оптических свойств в области межзонных переходов и примесного поглощения.
Выяснение роли локализованных и делокализованных состояний в формировании ИК-спектров этих сильнокоррелированных соединений.
Изучение природы эффектов магнитопропускания и оптического отклика на МИ-переход в манганитах с колоссальным магнитосопротивлением.
Разработка физических принципов действия класса ИК-устройств, управляемых магнитным полем и/или температурой. Создание макета ИК-модулятора.

ичный вклад соискателя

Результаты, изложенные в диссертации, получены автором в кооперации с сотрудниками лаборатории магнитных полупроводников ИФМ УрО РАН, сотрудниками ведущих научных центров России (ИФМ УрО РАН, ИХТТ УрО РАН, МГУ, УрГУ) и Украины (ФТИНТ). Личный вклад автора включает выбор темы исследования, постановку цели и задач диссертационной работы, формирование комплекса методик исследований, обеспечивающих решение поставленных задач, разработку и усовершенствование установок для оптических исследований сильнопоглощающих материалов, проведение оптических, магнитооптических и электрических измерений, анализ полученных результатов, обобщение результатов работы в публикациях и отчетах по проектам и создание рабочих макетов оптоэлектронных устройств ИК-диапазона.

Апробация работы

Основные результаты работы были доложены и обсуждены на Европейской конференции по магнетизму ЕММА (Сарагоса 1998, Киев 2000), Международной конференции по тройным и многокомпонентным соединениям (Салфорд 1997), Международной конференции по магнетизму IТCM (Варшава 1994), Международном симпозиуме по прозрачным проводящим оксидам (Ираклион, Крит 2006), Московском Международном симпозиуме по магнетизму MISM (Москва 1999, 2002, 2005), Международном Евро-Азиатском симпозиуме EASTMAG (Екатеринбург 2001, Красноярск 2004), Международной конференции Функциональные материалы ICMF (Симферополь 2003, 2005), Международной школе-семинаре Новые магнитные материалы микроэлектроники (Москва 1994, 1996, 1998, 2000, 2002, 2004, 2006), Международном семинаре по радиационной физике (Снежинск 1999), Международной конференции Физика электронных материалов (Калуга 2002), Международной конференции ВТСП и новые неорганические материалы инженерии (Москва 2004), Международном Феофиловском симпозиуме по кристаллам, активированным редкой землей или ионами переходных металлов (Екатеринбург 2004), Международной конференции Забабахинские научные чтения (Снежинск 2005), Всероссийской научно-практической конференции Оксиды. Физикохимические свойства и технология (Екатеринбург 1995, 1998, 2000), Конференции по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами (Москва 1997), Уральской школе-семинаре по физике полупроводников (Екатеринбург 1999, 2004), Объединенной конференции по магнитоэлектронике (Екатеринбург 2000), Уральской конференции Достижения в области магниторезисторных материалов (Екатеринбург 2001), совещании по физике низких температур НТ (Екатеринбург 2003), отчетных сессиях ИФТТ РАН по итогам выполнения фундаментальных исследований ОФН РАН (Черноголовка 2004, 2005, 2006), на сессиях секции Магнетизм объединенного научного совета Физика конденсированных сред РАН.

Публикации

Результаты диссертации изложены в 54 публикациях в журналах, включённых ВАК в Перечень ведущих рецензируемых журналов, и в сборниках трудов конференций. Список основных публикаций приведен в конце автореферата.

Структура диссертации

Диссертационная работа состоит из введения, шести разделов, заключения и списка цитируемой литературы. Объем работы составляет 291 страницу, включая 109 иллюстраций, 7 таблиц и список цитируемой литературы из 243 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснованы актуальность темы и выбор объектов исследования, сформулированы цели и задачи, а также основные положения, составляющие научную новизну и практическую значимость диссертации.

1. Методики исследований и образцы

Первый раздел носит методический характер. В нём описаны методики исследования оптических свойств сильнопоглощающих твердых тел в широком температурном интервале и во внешних полях, дано обоснование выбора объектов исследования, описаны методы получения образцов. В табл. 1 перечислены составы, технологии получения, где и кем получены образцы.

Таблица 1

Состав	Метод получения	Авторы
CuO, монокристаллы	Из раствора в расплаве, а также газовый транспорт	Наумов С.В., Чеботаев Н.М., Костромитина Н.В. ИФМ УрО РАН
CuO, нанокристаллические порошки	Конденсация паров Cu в среде Ar+O	Ермаков А.Е., Уймин М.А., ИФМ УрО РАН
CuO, высокоплотная нанокерамика	Метод ударных сходящихся сферических волн	Козлов Е.А. РФЯЦ ВНИИ ТФ Гижевский Б.А. ИФМ УрО РАН
Поликристаллы La0.67YxBa0.33 MnO3 (0≤x≤0.07), La0.67Ba0.33MnO3, La0.60Eu0.07Sr0.33 MnO3 La1-xCaxMnO3 (0≤x≤1), LaxMnO3 (0.07≤x≤1)	Соосаждение из растворов Твердофазный синтез -	Васильев В.Г, Слободин Б.В., ИХТТ УрО РАН Наумов С.В. Костромитина Н.В. обачевская Н.И., ИХТТ УрО РАН
Монокристаллы LaMnO3, CaMnO3, La1-xCexMnO3 (0.07≤x≤0.14) La0.9MnO3 La1-xSrxMnO3 (x=0.1; 0.2; 0.3)	Зонная плавка с радиационным нагревом -	Балбашов А.М., МЭИ Муковский Я.М., Карабашев С.Г., МИСИС
Пленки/подложки LaxMnO3 (0.83≤x≤1.1) / LaAlO3 (LAO), (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3 (0≤x≤1) / LaAlO3 и SrTiO3 (STO), La1-xAgxMnO3 (0≤x≤0.25) /STO, LAO и (ZYOЦ ZrO2(Y2O3)), La0.82Na0.18MnO3 /LAO	Химическое осаждения из паров металлоорганических соединений (MOCVD)	Кауль А.Р., Горбенко О.Ю., Мельников О.В., МГУ
La0.7Ca0.3MnO3/ LaAlO3	азерная абляция	Naugle D.G., Parasiris A., Ratnayaka K.D., Texas Univ., USA
La0.67Sr0.33MnO3 / LaAlO3, SrTiO3	-	Носов А.П., Ranno L., Favre Nikolin E., Joseph Fourier Univ., France
La1-xSrxCoO3 (0.15≤x≤0.35) / LaAlO3	-	Белевцев Б.И., Красовицкий В.Б., Чуканова И.Н., ИК УНАН
Пленочные гетероструктуры YBa2Cu3O7-d /(La0.25Pr0.75)0.7 Ca0.3 MnO3 /LAO, NdNiO3/нLa0.35Pr0.35 Ca0.3MnO3/LAO, Sm0.5Sr0.5MnO3/Nd0.5Sr0.5MnO3/ LAO	MOCVD	Кауль А.Р., Горбенко О.Ю., Картавцева М.А., МГУ

Отметим, что первые высококачественные монокристаллы CuO были выращены в ИФМ УрО РАН. При получении эпитаксиальных пленок La1-xAgxMnO3 была использована двухшаговая технология: сначала получались пленки La1-xMnO3+δ, затем проводилась термообработка пленок в атмосфере кислорода с парами серебра. Для изучения влияния изотоп-замещения кислорода О16 на О18 в пленках (La0.5Pr0.5)0.7Ca0.3MnO3 на оптические и транспортные свойства были получены изотоп-замещенные пленки Бабушкиной Н.А. в Российском научном центре Курчатовский институт. С целью создания дополнительных центров неоднородной фазы было использовано облучение монокристаллов CuO высокоэнергетическими частицами. Облучение проводилось: 1 - электронами, проходящими через образец и приводящими к возникновению радиационных дефектов, распределенных по всей толщине образца; 2 - ионами Не+ и N+, проникающими на малую глубину ~10-3 мм и создающими каскады дефектов смещения по толщине образца; 3 - нейтронами, приводящими к сильному разрушению кристаллической решетки и большой концентрации различных радиационных дефектов. Облучение электронами проводилось на линейном ускорителе в ИФМ Арбузовым В.Л., облучение нейтронами - Карькиным А.Е. Облучение ионами гелия и азота проводилось на циклотроне У-120 (УГТУ-УПИ) Белых Т.А. С целью создания большого числа дефектов в CuO и перевода монооксида меди из поликристаллического в нанокристаллическое состояние использовался метод ударных сходящихся изэнтропических сферических волн, разработанный в РФЯЦ ВНИИ ТФ им. Е.И. Забабахина Козловым Е.А. с соавторами и примененный для создания нанокерамики CuO Козловым Е.А. и Гижевским Б.А.

2. Оптическая спектроскопия монокристаллов CuO

Второй раздел посвящен исследованию оптических свойств монокристаллов CuO - АФМ полупроводника с моноклинной кристаллической структурой. Определена энергия края фундаментального поглощения и изучен энергетический спектр необлучённых монокристаллов и облучённых высокоэнергетическими частицами. Результаты объясняются на основе кластерной модели, учитывающей корреляционные эффекты.

Одним из основных физических параметров, характеризующих полупроводники, является ширина запрещенной зоны, которая определяется по положению края фундаментального поглощения. Выполнение зависимости ()1/2=А(-Eg-) свидетельствует о том, что край фундаментального поглощения CuO формируется непрямыми разрешенными межзонными переходами с участием фононной моды Au3 с энергией =0.05 эВ. Ширина запрещенной зоны составляет Eg=1.45 эВ при Т=290 К. Как в немагнитных полупроводниках температурная зависимость Еg описывается уравнением Варшни Еg(Т)=Еg(0)-Т2/(Т+), где Еg(0) - ширина запрещенной зоны при Т=0 К, и - константы материала.

Эффективным способом изменения свойств CuO является облучение высокоэнергетическими частицами. В результате облучения CuO электронами образуются радиационные дефекты, которые приводят к росту объема и концентрации зародышей неоднородной фазы за счет уменьшения числа исходных кластеров [CuO4]6-, формирующих матрицу, к уменьшению поглощения в области фундаментальной полосы (рис.1). На краю поглощения появляется затянутый хвост, связанный с рассеянием света на неоднородностях, о чем свидетельствует наличие зависимости 1/λ4 для разности коэффициентов поглощения до и после облучения. Край поглощения облученного электронами монокристалла описывается экспоненциальной зависимостью поглощения от энергии (край Урбаха), с фокальной точкой E0=1.62 эВ.

В области фундаментального поглощения монокристаллов CuO наблюдаются узкий пик с максимумом при 1.7 эВ, широкая полоса при 2.3 эВ и отдельная высокоэнергетическая полоса при ~3.1 эВ. Наиболее отчетливо эти полосы разрешаются в естественном и поляризованном свете при Еc. Спектры поглощения CuO в области фундаментальной полосы подобны спектрам медных оксидов на основе CuO, что свидетельствует об общей природе электронных переходов в этих соединениях, несмотря на их различный химический состав и кристаллическую структуру.

Спектры в области фундаментальной полосы купратов объясняются в рамках кластерной модели [5], согласно которой электронные переходы в базовых кластерах [CuO4]-6 формируют три типа разрешенных электродипольных переходов с переносом заряда из основного гибридного Сu(3d)-О(2р)-состояния в чисто кислородные состояния еu(π), еu(σ) и b2u, a2u. Структура полос определяется зонными эффектами, электронно-колеба-тельными взаимодействиями и корреляционными эффектами. Аномально большой корреляционный эффект играет принципиальную роль в формировании оптического спектра в области фундаментального поглощения. Так, пик при 1.7 эВ и широкая полоса при 2.3 эВ связаны с пеpеходом из основного b1g в расщепленное под действием сильного корреляционного эффекта eu(π) состояние. Отдельная полоса пpи 3.13 эВ связана с пеpеходом из b1g в слабокоррелированное зонное состояние b2u, а2u. Переход b1gЦb2u является орбитально разрешенным, а близкий по энергии b1gЦa2u - орбитально запрещенным. Подобная структура полос наблюдалась в полупроводниковой фазе YВа2Сu3О6.1 и в системе R2СuО4 (R= La, Nd, Sm, Eu, Gd).

После облучения монокpисталлической пластины СuO, вырезанной в плоскости (110), электронами и ионами Не+ стpуктуpа полос фундаментального поглощения размывается, появляется монотонный pост поглощения при увеличении энергии от 1.5 до 3.3 эВ. Согласно кластерной модели купраты рассматриваются как системы, неустойчивые относительно реакции диспропорционирования типа 2[CuO4]-6 =[CuO4]-5 + [CuO4]-7 + S-бозон с образованием [CuO4]-5 дырочных и [CuO4]-7 электронных полярных псевдо-Ян-Теллеровских кластеров в CuO2-плоскости. При учёте электронных корреляций в дырочных кластерах появляются низкоэнергетический (~0.1 эВ) и высокоэнергетический (~2.9 эВ) b21g b1g eu-переходы. Низкоэнергетический переход формирует полосу при 0.22 эВ, интенсивность которой увеличивается при облучении электронами, ионами (рис.1) и нейтронами. Высокоэнергетический переход приводит к появлению полосы при 2.9 эВ. Её интенсивность увеличивается после облучения высокоэнергетическими частицами, что сопровождается заполнением промежутка между 2.5 и 3.1 эВ и монотонным ростом поглощения (рис.1). Переходы в электронных кластерах [CuO4]-7 являются запрещенными. Облучение электронами не создаёт локального искажения, достаточного для разрешения переходов в электронных кластерах. Облучение ионами Не+ и N+, создающим каскады дефектов смещения на глубине, существенно превышающей глубину проникновения ионов ~10-3 мм, приводит к восстановлению CuO до Cu2O и Cu и разрешению оптических запрещённых переходов в [CuO4]-7 кластерах за счёт сильных локальных искажений, что сопровождается появлением полосы при 0.8 эВ и частотнонезависимого вклада, связанного с поглощением частицами Cu. Усиление полос ИК-поглощения происходит за счёт уменьшения поглощения вблизи 1.7 эВ (рис.1). После облучения нейтронами разность коэффициентов ИК-поглощения до и после облучения пропорциональна -2, что связано с образованием металлоподобных включений в CuO. Согласно теоретическим представлениям [5], уникальным свойством центров зарядовой неоднородности, образованных [CuO4]-5 и [CuO4]-7 кластерами, является аномально большая электрическая поляризуемость, что согласуется с экспериментальными данными. В области ИК-поглощения CuO обнаружен большой линейный дихроизм D=(α||-α⊥)/(α||+α⊥) ~40 %, где α|| и α⊥ - коэффициенты поглощения при электрическом векторе, параллельном и перпендикулярном выбранной оси кристалла. Характер анизотропии поглощения электронного кластера является таким же, как для дырочного с преимущественным поглощением вдоль оси [-101] кристалла. После облучения кристалла ионами Не+ и нейтронами спектр линейного дихроизма превышает 40 % в энергетическом интервале от 0.15 до 0.9 эВ.

Важной особенностью фазово-неоднородной среды является возбуждение поверхностных плазмонов на границах неоднородностей (резонансов Ми), которые приводят к появлению резонансоподобных полос в спектрах поглощения. Применение теории эффективной среды позволило описать резонансоподобную полосу при ~1,3 эВ, наблюдаемую в спектрах монокристаллов CuO после облучения электронами, ионами Не+ (рис.1) и в спектрах поглощения высокоплотной нанокерамики CuO. Эффективная среда представляет собой матрицу с включениями высокопроводящих частиц в виде изолированных друг от друга металлических капель. Согласие между экспериментальными и расчетными спектрами продемонстрировало возможность подхода к дефектному CuO как к системе с зарядовым разделением фаз.

При магнитных фазовых переходах в антиферромагнитном полупроводнике CuO нами было обнаружено аномальное температурное поведение полосы фундаментального поглощения при 3.13 эВ (рис.2). При Т<ТN1=213 К CuO является трехмерным (3D-АФМ) коллинеарным антиферромагнетиком, при Т=ТN2 имеет место фазовый переход первого рода из низкотемпературной коллинеарной фазы в промежуточную неколлинеарную 3D-АФМ-фазу, которая существует в узком температурном интервале ТN1≤Т≤ТN2=230 К. При T>ТN2 CuO является низкоразмерным антиферромагнетиком. При приближении к ТN2 со стороны высоких температур наблюдается плавное изменение коэффициента поглощения Δ(Т)=(Т)-(Т=80К). Вблизи ТN2 имеет место резкий рост поглощения. В температурной области 213Ц230 К поглощение практически не меняется. Ниже ТN1=213 К происходит резкое уменьшение поглощения, а затем плавное уменьшение Δ(Т) при дальнейшем понижении температуры. Природа аномалии связана с обменноупругооптическим и прямым обменным механизмом. Первый обусловлен зависимостью энергии и вероятности перехода с переносом заряда от межатомных расстояний. Расчет Δ(Т)≈11.1⋅λ[110] с учетом температурной зависимости коэффициента теплового расширения λ[110](Т) находится в согласии с экспериментальными данными, полученными при 2.94 эВ. Прямой обменный механизм в приближении молекулярного поля по-разному проявляется в случае орбитально разрешенных b1gЦb2u и орбитально запрещенных переходов b1gЦа1g,a2u, формирующих полосу. Нарушение локального магнитного порядка при ТN1≤T≤ТN2 приводит к суперпозиции двух полос, связанных с переходами b1g-b2u и b1g-b2u, и сильному изменению поглощения при 3.13 эВ. После облучения CuO электронами происходит снятие запрета с близкого по энергии перехода b1g-a2u вследствие сильных локальных искажений в областях радиационных дефектов и к размытию аномалии Δ(Т) при 3.13 эВ (рис. 2).

Влияние магнитного упорядочения на край фундаментального поглощения CuO проявляется в возникновении при TТN1 тонкой структуры полосы при 1.7 эВ. Согласно кластерной модели сильный вклад межцепочечного b1g-euЦобмена в АФМ области приводит к смещению обменнорасщепленных сильнокоррелированных eu и eu состояний навстречу друг другу и слиянию разрешенных переходов в одну полосу. При T>ТN1 обмен существенно уменьшается, что сопровождается увеличением расстояния между eu и eu состояниями и расщеплением полосы, формирующей край поглощения. В среднем ИК-диапазоне наблюдается перегиб в температурной зависимости поглощения при 0.14 эВ вблизи ТN1=213 K, аналогично зависимости электропроводимости от температуры. Облучение электронами сохраняет эту особенность. Влияние магнитного упорядочения на интенсивность при 0.14 эВ объясняется ФМ вкладом межцепочечного обмена в переход 1A1g - 3Eu в дырочном кластере [CuO5-4]JT. Сами цепочки с сильной АФМ связью лежат в направлении [-101] монокристалла CuО (спины направлены вдоль оси b).

Таким образом, показано, что в монокристаллах CuO край поглощения описывается в рамках зонного подхода непрямыми разрешенными переходами. Особенности спектра фундаментальной полосы и ИК-поглощения CuO, в том числе облучённых высокоэнергетическими частицами и оптический отклик на магнитные фазовые переходы объясняются в рамках кластерной модели с учётом сильных электронных корреляций. Резонансоподобная полоса при 1.3 эВ в монокристаллах облучённых электронами, ионами гелия и в нанокристаллах не связана с электронными переходами, а является плазмонным резонансом.

3. Оптическая спектроскопия поликристаллов
и монокристаллов манганитов лантана

В третьем разделе описаны свойства монокристаллов и поликристаллов манганитов лантана. Изучена зависимость спектров поглощения от нестехиометрии и типа легирования, показана взаимосвязь между температурным изменением оптических свойств и переходом металл-изолятор вблизи магнитного фазового перехода, выделены особенности оптических свойств, характерных для сильнокоррелированных соединений.

Коэффициент ИК-поглощения в монокристалле LaMnO3 достигает ~40 см-1 при Т=295 К и ~20 см-1 при 80 К. Малая величина поглощения свидетельствует о высоком качестве монокристалла. Показано, что край поглощения в LaMnO3 формируется непрямыми разрешенными переходами, ширина запрещенной зоны в LaMnO3 составляет Еg=0.3 эВ при 295К и 0.4 эВ при 80 К.

При слабом легировании монокристаллов LaMnO3 ионами Sr2+ происходит сдвиг полосы фундаментального поглощения при ~2 эВ в сторону меньших энергий и увеличение ИК поглощения. В La0.9Sr0.1MnO3 наблюдаются полосы при ~1.7 и 2.5 эВ и рост поглощения выше 3 эВ, связанный с краем высокоэнергетической полосы (вставка на рис. 3). Согласно кластерной модели [6] в LaMnO3 и легированных манганитах лантана полоса при 1.7 эВ формируется дипольно-запрещенным t1g(π)Цeg переходом, а при 2.5 эВ - слабым дипольно-разрешенным t2u(π)Цeg переходом в октаэдре [MnO6]-9 и слабым частично запрещенным 5Eg-5T2g переходом по отношению к интенсивному дипольно-разрешенному t1u(π)Цeg переходу при ~4 эВ. Это объясняет малую интенсивность и сложную структуру фундаментальной полосы в области низких энергий.

В спектрах ИК-поглощения слаболегированных манганитов лантана появляются полосы локализованных состояний при 0.12-0.14 эВ (9-10 мкм) и ~0.3-0.4 эВ (~3-4 мкм) (рис. 3). Полоса при 0.14 эВ существует в монокристаллах La1-xSrxMnO3 (х<0.10), в нелегированных LaMnO3, слаболегированных La0.93Ce0.07MnO3, La0.67Ba0.33MnO3, La0.6Y0.07Ba0.33MnO3, La0.9Sr0.1MnO3 и La1-xCaxMnO3. Увеличение концентрации вакансий лантана в LaMnO3 приводит к увеличению интенсивности полосы при 0.14 эВ и квази-друдевскому росту поглощения ниже TC. Положение и структура полосы остаются неизменными при изменении температуры, а также уровня легирования и вида замещающих ионов. Полоса при ~0.35 эВ проявляется в спектрах поглощения монокристаллов La0.93Ce0.07MnO3.

В монокристаллах La1-xSrxMnO3 (х<0.10) при увеличении концентрации Sr происходит усиление полосы при ~0.4 эВ, которая из-за большой интенсивности проявляется только в разностном спектре поглощения Δα=α(Т)-α(160 К), здесь α(160 К) - спектр поглощения вблизи ТС=160 К. Интенсивность полосы при 0.4 эВ минимальна вблизи ТС и значительно увеличивается при Т<TC. Изменение спектров ИК-поглощения манганитов при легировании имеет общую природу с изменением в CuO после радиационного облучения. Как и в CuO, в манганитах при легировании наблюдается перераспределение спектральной плотности из высоко- в низкоэнергетическую область и усиление ИК-полос поглощения. Однако в случае манганитов перераспределение спектральной плотности гораздо существенней. Это связано с относительной легкостью легирования манганита. Согласно кластерной модели спектр фундаментального поглощения в манганитах определяется переходами в базовом кластере [MnO6]-9, переходы в дырочных [MnO6]8-JT и электронных [MnO6]10-JT полярных псевдо-ЯТ-кластерах формируют спектр ИК-полос поглощения, а безактивационный процесс переноса заряда между кластерами даёт вклад поглощения свободными носителями заряда. Энергетическое состояние полярных кластеров определяется зарядовыми, спиновыми и орбитальными степенями свободы. Поэтому кластеры, по сути, являются Ян-Теллеровскими магнитными поляронами. Их образованию способствуют локальные неоднородности потенциала, возникающие за счет искажений решетки в результате неизовалентного замещения лантана или создания вакансий. С формированием в манганитах центров зарядовой неоднородности, состоящих из дырочных и электронных кластеров, связано зародышеобразование металлической фазы, а значит, статическое и/или динамическое разделение фаз. Независимость положения полосы при 0.14 эВ при замене лантана ионами Сa2+, Sr2+, Ba2+, Ce4+ свидетельствует о том, что полоса связана с внутрицентровыми переходами в ионах Mn4+ и связана с дырочными, а полоса при 0.4 эВ - с электронными кластерами.

При охлаждении монокристаллов ниже температуры Кюри происходит увеличение поглощения и отражения в ИК-области спектра за счет роста вклада локализованных и делокализованных состояний. На примере монокристалла La0.9Sr0.1MnO3 показано, что при понижении температуры до TC=160 K край фундаментального поглощения испытывает синий сдвиг (~0.2 эВ в интервале 160<T<295 K) и уменьшение поглощения вблизи края (рис. 4), аналогично изменению края в монокристалле LaMnO3.

В ферромагнитной области при Т<160 К наблюдается красный сдвиг края поглощения (на ~0.16 эВ в интервале 80Ц160 К) и увеличение поглощения в ИК-области. Красный сдвиг края поглощения является следствием перераспределения спектрального веса из высоко- в низкоэнергетическую область спектра. Подобное поведение в ферромагнитной области имеет место в спектрах оптической проводимости монокристаллов La1-xSrxMnO3, полученных из спектров отражения с использованием преобразований Крамерса-Кронига. Изменения, связанные с вкладом делокализованных состояний в ферромагнитной области, мы наблюдали в спектрах отражения манганитов, легированных ионами Ba, (YBa) и Eu. Магнитное поле, приложенное при температурах близких ТС, приводит к увеличению поглощения света (рис. 4, кривая 2Н) как понижение температуры при Т<ТС.

Как в CuO, так и в манганитах лантана применение теории эффективной среды, учитывающей зарядовое разделение фаз и форму высокопроводящих частиц, позволило А.С. Москвину и Е.В. Зенкову описать спектры оптической проводимости монокисталлов La1-хSrxMnO3. Полученное согласие между экспериментальными и расчетными данными в предположении, что изменение спектра с ростом концентрации Sr и при Т<TC связано преимущественно с ростом объема проводящей фазы, подтвердило наше представление о манганитах как о фазово-неоднородной системе.

Появление вблизи ТС свободных носителей заряда в нестехиометрических и легированных манганитах лантана приводит к переходу металл-изолятор. Оптическим откликом на МИ-переход является изменение вблизи ТС интенсивности отраженного и прошедшего ИК-излучения от температуры. Температурное изменение отражения вблизи фононного спектра в интервале 100<T<170 K, например, для La0.9Sr0.1MnO3, не превышает 5 %, а коэффициент поглощения меняется в 5 раз. Это позволило нам не учитывать отражение света при изучении температурных зависимостей пропускания света I(Т). Рассмотрим составы, находящиеся при низких температурах в диэлектрическом состоянии, например, монокристаллы La0.9MnO3 (TC~140 К) и (La0.9Sr0.1)0.9MnO3 (TC~160 К). В парамагнитной области ход кривых I(T) и ρ(T) совпадает и отражает температурное поведение электросопротивления матрицы. Резкое уменьшение пропускания в зависимости I(T) вблизи TC на фоне полупроводникового хода ρ(T) показывает, что вблизи температуры Кюри носители заряда концентрируются в высокопроводящих областях (лкаплях), которые отделены друг от друга (рис. 5).

Таким образом, пропускание света позволяет обнаружить переход к металлической проводимости в каплях при охлаждении ниже TC. Такое же поведение зависимостей I(T) и ρ(Т), свидетельствующее о разделении фаз, имеет место в монокристаллах La0.92Ca0.08MnO3, La0.93Sr0.07MnO3 и La0.93Ce0.07MnO3.

Разделение фаз обнаруживается в поликристаллах, например, в LaxMnO3 (х=0.9, TC=240 К). В отличие от монокристаллов, в случае поликристаллов разделение на фазы (металлические капли) существует внутри зерна. В составах с х=0.7 и 0.8 переход металл-изолятор в зависимостях ρ(Т) сопровождается оптическим откликом на МИ-переход вблизи ТС. Несовпадение хода зависимостей I(T) и ρ(T) для х=0.9 и 1 связано с нечувствительностью электросопротивления к изолированным металлическим каплям в диэлектрической АФМ матрице. Если для х=0.9 зависимость I(T) имеет максимум вблизи ТС, а зависимость ρ(T) - при более низких температурах, то для номинально чистого LaMnO3 наличие зарядовых неоднородностей проявляется только в температурной зависимости пропускания на фоне полупроводникового хода сопротивления. Разделение на фазы было исследовано в поликристаллах системы La1-xCaxMnO3 (хСа=0.1; 0.2; 0.3; 0.4). Для составов с хСа=0.2 и 0.3 наблюдается МИ-переход, температуры максимумов ρ(T) и I(T) совпадают и близки к TC, что свидетельствует об образовании односвязной проводящей ФМ области. Для хСа=0.1 металлический ход ρ(Т) появляется при T=125 К, существенно ниже ТС=170, несмотря на оптический отклик на МИ-переход вблизи ТС. Различие в поведении I(T) и ρ(Т) связано с тем, что в образце с хСа=0.1 внутри зерна поликристалла имеются металлические капли. Они обладают большой величиной коэффициента поглощения и дают вклад в ИК-поглощение. Сравнение зависимостей I(T) и ρ(Т) позволило обнаружить разделение фаз в легированных кобальтитах La1-xSrxCoO3 (x=0.15; 0.25; 0.35), демонстрируя что такой способ является универсальным для изучения разделения фаз в СКС.

В монокристалле La0.9Sr0.1MnO3 впервые обнаружен эффект гигантского магнитопропускания (изменение пропускания света образцом под действием магнитного поля) I/I=(IН-I0)/I0 ⋅ 100 %, где IН и I0 пропускание света в поле и без поля. Магнитопропускание достигало максимума ~30 % при T≈ТС=160 К в поле 8 кЭ на длине волны 3.8 мкм. Магнитопропускание в La0.9Sr0.1MnO3 максимально вблизи температуры Кюри, связано с переходом металл-изолятор и имеет место в проводящих ФМ каплях. Магнитное поле, как и понижение температуры при Т<TC, приводит к увеличению объёма ФМ металлических капель в диэлектрической матрице.

Выделим основные особенности спектров поглощения сильнокоррелированных соединений CuO и манганитов лантана. В рамках зонного подхода описывается только край фундаментального поглощения. Спектры поглощения в широком диапазоне объясняются в рамках кластерной модели с учётом сильных электронных корреляций. Облучение CuO высокоэнергетическими частицами и легирование манганитов лантана приводит к перераспределению спектрального веса из высокоэнергетической в низкоэнергетическую область спектра и усилению ИК-полос поглощения, связанных с дырочными и электронными кластерами, а в манганитах - к дополнительному вкладу поглощения свободными носителями заряда. Различный характер температурного поведения пропускания и сопротивления связан с фазовым расслоением. Обнаружен эффект гигантского магнитопропускания.

4. Проявление наноскопической неоднородной структуры в оптических свойствах плёнок манганитов лантана

В четвертом разделе описаны свойства плёнок манганитов лантана. Исследована зависимость спектров поглощения от нестехиометрии и легирования.

Эпитаксиальные плёнки являются удобными объектами для исследования оптических свойств сильно поглощающих сред. Однако свойства плёнок могут существенно отличаться от свойств объемных образцов, что обусловлено рядом факторов, связанных с методикой выращивания, наличием напряжений растяжения (сжатия) вследствие несоответствия параметров решётки плёнки и подложки, с текстурой подложки, морфологией пленки и т. д.

В спектрах поглощения нестехиометрических плёнок LaxMnO3 (0.83≤х≤1.10), выращенных на подложках LaAlO3 (LAO), как и в случае монокристалла, проявляется полоса при 1.7 эВ и рост поглощения при энергиях выше 2.5 эВ. Рост концентрации вакансий La приводит к смещению центра тяжести широкой полосы при 1.7 эВ в область меньших энергий и к проявлению тонкой структуры в виде подполос, центрированных при 1.12, 1.60, 2.00, 2.35 эВ и 2.80 эВ. Тонкая структура не связана с интерференцией света. Согласие экспериментальных и расчётных данных с использованием теории эффективной среды для плёнки La0.83MnO3 при Т=295 и 80 К позволили сделать вывод о том, что интенсивная тонкая структура в области полосы фундаментального поглощения связана со спектральным перекрытием электронных переходов с переносом заряда и плазмонных резонансов, не связанных с электронными переходами, а обусловленных возбуждением поверхностных плазмонов на границах раздела фаз. Температурные изменения спектров плёнок свидетельствуют о появлении сильного вклада поглощения света свободными носителями заряда при 80 К<ТС (ТС плёнок приведены в табл. 2). Расчеты показали, что появление вклада поглощения света свободными носителями заряда связано с увеличением объема металлических капель при переходе в ферромагнитное состояние. Это позволяет рассматривать лобъемный эффект в качестве одного из важнейших факторов, определяющих температурное поведение оптических спектров нестехиометрических и легированных манганитов в ИК-области спектра. Тонкая структура, связанная со спектральным перекрытием электронных переходов и плазмонных резонансов, наблюдалась нами в спектре фундаментального поглощения плёнок La1-xSrxCoO3 толщиной ~ 200 нм на подложке LAO.

Так же, как в случае монокристаллов, во всех исследованных плёнках манганитов лантана имеет место ИК-полоса поглощения при 0.14 эВ, связанная с переходами в дырочных кластерах. Усиление ИК-полос при 0.40 и 0.85-0.95 эВ на фоне уменьшения вклада свободных носителей заряда наблюдалось при изотоп-замещении кислорода 16О на 18О в плёнках (La0.5Pr0.5)0.7Ca0.3MnO3 (*ТС~120 К). Вероятно, полоса при 0.4 эВ связана переходами в электронных псевдо-ЯТ-кластерах, а полоса при 0.9 эВ связана с проявлением плазмонного резонанса.

При исследовании спектров поглощения плёнок La0.67Ca0.33MnO3 (d=60 и 300 нм) на подложке LaAlO3 для тонкой пленки в поляризованном свете обнаружены осцилляции поглощения относительно поглощения в неполяризованном свете на фоне сильного вклада поглощения света свободными носителями (рис. 6) и осцилляции линейного дихроизма D=(α||-α⊥)/(α||+α⊥) ~20 % при 293 К, где α|| и α⊥ - коэффициенты поглощения при электрическом векторе, параллельном и перпендикулярном оси с. Для толстой пленки осцилляции сглажены, линейный дихроизм имеет два максимума ~12 % при 0.35 и 0.8 эВ (Т=293 К). Источником оптической анизотропии плёнок являются напряжения в интерфейсе подложка-плёнка. Особенности экспериментальных данных были воспроизведены в спектрах поглощения и линейного дихроизма, рассчитанных А.С. Москвиным и Е.В. Зенковым в рамках теории эффективной среды (сплошные кривые на рис. 6). Согласие экпериментальных и расчётных данных позволило связать осцилляции линейного дихроизма в плёнках La0.67Ca0.33MnO3 с плазмонными резонансами на эллипсоидальных включениях металлической фазы с текстурой, наведённой текстурой подложки.

Таким образом, на оптические свойства плёнок манганитов оказывают влияние: интерфейс плёнка-подложка, напряжения в котором приводят к появлению тонкой структуры широкой полосы поглощения; текстура подложки, вызывающая сильную оптическую активность; увеличение объема металлических капель при переходе в ферромагнитное состояние. Изменения спектров поглощения объясняются в рамках теории эффективной среды, учитывающей разделение фаз.

5. Эффект гигантского магнитопропускания

и разделение фаз в плёнках манганитов с КМС

Раздел посвящен изучению природы обнаруженного в плёнках манганитов лантана эффекта гигантского магнитопропускания и оптического отклика на переход металл-изолятор. Рассмотрено влияние на эффект магнитопропускания величины магнитного поля, температуры, типа и уровня легирования, типа подложки и толщины образца. Определены условия получения магнитопропускания большой величины при температурах, выше комнатной. Предложены методики изучения зарядового и магнитного разделения фаз в манганитах лантана.

Переход металл-изолятор в манганитах лантана имеет место вблизи ТС. Характерная температура МИ-перехода (ТМ) определяется положением экстремума первой производной температурной зависимости электросопротивления д(Т)/дТ. Для удобства сравнения положения ТМ и оптического отклика на МИ-переход нами была введена характерная температура (ТI) - положение экстремума первой производной температурной зависимости пропускания дI(T)/дТ. Сопоставим электрические и оптические данные для нестехиометрических плёнок LaxMnO3 (0.83≤хLa≤1) на LAO. Характерные температуры плёнок, ТС и температуры максимумов магнитопропускания и магнитосопротивления /=(Н-)/ (TmaxI/I и Tmax/) приведены в табл. 2.

При охлаждении плёнок с хLa=0.95 и 1,00 их пропускание и сопротивление монотонно увеличиваются, как в монокристалле LaMnO3, что является характерным для немагнитных полупроводников. Каждая вакансия La приводит к появлению трех ионов Mn4+, т. е. к неизовалентному легированию и разделению фаз. В плёнке с хLa=0.90 после достижения максимума вблизи ТС пропускание пленки уменьшается, демонстрируя оптический отклик на МИ-переход, несмотря на непрерывный рост сопротивления.

Таблица 2.

Состав

Тс*, К

Tmax/, К

TmaxI/I, К

ТМ, К

ТI, K

х=0.83

0.85

0.90

0.95

1.00

264

180

126

267

190

125

268

184

126

<80

267

190

264

184

140

Рост концентрации вакансий лантана при хLa≤0.90 (рост отношения концентрации ионов Mn4+/Mn3+) приводит к увеличению ТС и связанной с ней ТI. При хLa≤0.85 в плёнке появляется односвязная металлическая ФМ область, что сопровождается МИ-переходом с характерными температурами ТI и ТM, близкими ТС (табл. 2). Отрицательное I/I~1.5 % (Н=8 кЭ) появляется даже при слабом отклонении от стехиометрии (хLa=0.95), когда колоссальное магнитосопротвление отсутствует (рис. 7). Это связано с малым объемом фазы проводящих не связанных друг с другом ФМ областей (малое отношение Mn4+/Mn3+). Магнитопропускание достигает максимума вблизи ТС, т. е. при температуре максимальных флуктуаций магнитных моментов. Оно происходит практически только в проводящих ФМ областях. Магнитосопротивление является усредненной характеристикой образца и максимально для составов, близких к концентрационному порогу перколяции. Поэтому аналогия магнитосопротивления и магнитопропускания имеет место только для манганитов с максимальной односвязной ФМ проводящей фазой при низких температурах. В отсутствии магнитного поля при понижении температуры T<TC в манганитах происходит рост объема проводящей ФМ фазы. Магнитное поле, подавляя спиновое рассеяние, дополнительно увеличивает объем ФМ проводящей фазы в окрестности ТС, вследствие чего появляются отрицательное колоссальное магнитосопротивление и гигантское магнитопропускание. Это согласуется с вышесделанными выводами.

Рассмотрим разделение фаз и эффект магнитопропускания в системе плёнок с изовалентным легированием (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3 (0<хPr<1) на подложках LАО и SrTiO3 (STO). Рост концентрации празеодима до хPr=0.50 приводит к уменьшению критических температур ТС, ТМ, ТI, а также TmaxI/I и Tmax/ (табл. 3) за счет уменьшения среднего радиуса <rА> катиона в А-позициях перовскитной структуры. В области концентраций хPr<0.6 магнитное и зарядовое состояние (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3 можно считать однородным. В плёнках этих составов образуется односвязная высокопроводящая ФМ область, что проявляется в корреляции зависимостей I(T) и ρ(T) (рис. 8) и в близости критических температур (табл. 3), максимальные значения эффекта Керра меняются незначительно. Небольшое различие в характерных температурах пленок на подложках STO и LAO связано с неоднородностями, обусловленными сильными напряжениями разного знака на границе плёнка-подложка и градиентом напряжений по толщине пленки. Установлено, что при толщине пленок значительно больше величины релаксационного слоя (в пленках на подложках STO ~20а и ~10а на LAO, где а-параметр решётки) отклонение от стехиометрии или легирование манганитов лантана оказывает существенно большее влияние на положение характерных температур, чем изменение типа подложки. Постоянство отношения Mn4+/Mn3+ при xPr<0.50, а следовательно, объёма металлической ФМ фазы приводит к тому, что величина магнитопропускания практически

не меняется (~25 %), в отличие от КMС, достигающего максимума вблизи порога перколяции.

Таблица 3

Состав плёнки/подложка

ТМ

ТI

I/I %

*ТС

TmaxI/I

Tmax/

La0.7Ca0.3MnO3/LAO

La0.7Ca0.3MnO3/STO

(La0.75Pr0.25)0.7Ca0.3MnO3/LAO

(La0.75Pr0.25)0.7Ca0.3MnO3/STO

(La0.5Pr0.5)0.7Ca0.3MnO3/LAO

(La0.5Pr0.5)0.7Ca0.3MnO3/STO

(La0.25Pr0.75)0.7Ca0.3MnO3/LAO

(La0.25Pr0.75)0.7Ca0.3MnO3/STO

248

257

211

215

176

177

249

258

211

215

176

177

109

273

259

211

214

176

179

249

259

213

215

176

180

103

108

250

255

211

214

175

177

<95

Наиболее однородными являются пленки состава xPr=0 с максимальным значением ТС, TmaxI/I и Tmax/, с отсутствием аномалий на кривых I/I(Т) и /(Т), а также отсутствием гистерезиса в зависимостях I/I(Н) и /(Н). Наличие гистерезиса в зависимостях I/I(Н) и /(Н) составов х=0.25, 0.50 и 0.75 на обеих подложках свидетельствует о магнитной неоднородности плёнок. Гистерезис магнитопропускания обусловлен гистерезисом намагниченности в переходном слое от АФМ матрицы к ФМ каплям и отношением объемной доли АФМ и ФМ областей в плёнках на разных подложках. Ниже порога перколяции (xPr>0.75) магнитопропускание и магнитосопротивление существенно уменьшаются, что свидетельствует об уменьшении объема ФМ фазы и появлении разделения фаз вследствие нестехиометрии по кислороду и изменения отношения концентраций ионов Mn4+/Mn3+. Отчётливо разделение фаз проявляется в отожженных образцах хPr=0.75, в которых оптический отклик на MИ-переход имеет место в плёнках на обеих подложках, несмотря на его отсутствие в зависимости ρ(T) в плёнке на LAO (рис. 8). Пленка состава La0.35Pr0.35Ca0.3MnO3 на STO, технология получения которой несколько отличалась, показала наибольший эффект магнитопропускания I/I~55 % при 2.4 мкм (8 кЭ,175 К). Причём при оптическом отклике на МИ-переход в зависимости I(T) происходит более чем 4000-кратное уменьшение пропускания ИК-излучения. Такие большие по величине эффекты рекомендованы для использования в практических целях.

При изотоп-замещении 16О на 18О в плёнках (La0.5Pr0.5)0.7Ca0.3MnO3 на STO магнитопропускание уменьшается в два раза, а ТmaxMT на ~50 К. Уменьшение магнитопропускания связано с уменьшением объемной доли металлической ФМ фазы за счёт роста изолирующей АФМ фазы. Изотоп-замещение в плёнке на LAO приводит к монотонному полупроводниковому ходу I(T) и ρ(T) во всем температурном интервале. Однако при охлаждении плёнки в поле 8 кЭ и измерении без поля в зависимости I(T) появляется оптический отклик на МИ-переход (ТI~120 К близка *TC) при полупроводниковом ходе ρ(T) во всём температурном интервале. Это указывает на появление ферромагнитных металлических областей c T*C≈120 К в диэлектрической АФМ плёнке с 18О и свидетельствует о преимущественно перколяционном характере изотопного замещения.

Рассмотрим эффект гигантского магнитопропускания и разделение фаз в LaMnO3, легированном одновалентными ионами Ag+. В системе плёнок La1-xAgxMnO3 (хAg=0.05, 0.10, 0.15 и 0.25) на STO с плоскостью (110) зависимости ρ(Т) и I(Т), I/I(Т) и /(Т) обладают согласованным ходом с практически совпадающими значениями ТI и ТM, близкими к *ТС (табл. 4). Замещение La3+ ионами Ag+ даже при малых уровнях легирования позволяет получить ферромагнитные плёнки с *TC, ТI, ТМ, TmaxI/I и Tmax/, превышающими комнатную, а максимальные значения ТС и TmaxI/I достигаются при концентрациях примерно в два раза меньших, чем при легировании двухвалентными ионами. Рост концентрации серебра до хAg=0.10 сопровождается увеличением TmaxI/I, ТС и Tmax/. При дальнейшем увеличении хAg все критические температуры уменьшаются (табл. 4).

Таблица 4.

Состав плёнки/подложка

*TC

I/I

TmaxI/I

Tmax/

ТМ

ТI

La0.95Ag0.05MnO3/STO

La0.9Ag0.1MnO3/STO

La0.85Ag0.15MnO3/STO

La0.75Ag0.25MnO3/STO

La0.8Ag0.1MnO3+δ/STO

306

317

316

306

301

8.1

7.7

9.4

8.4

310

329

317

311

299

312

318

316

311

301

306

313

306

304

313

306

На низкотемпературном ходе кривых I/I(Т) плёнок проявлялись особенности (наиболее интенсивная в плёнке с дефицитом лантана La0.8Ag0.1MnO3+δ). Особенности не наблюдались в зависимостях /(Т). Они связаны с присутствием в плёнках ФМ фазы с ТС ниже *ТС основного объёма плёнки. Появление особенностей обусловлено напряжениями в интерфейсе плёнка-подложка и/или неоднородным распределением легирующего элемента по толщине плёнки. Зарядово- и магнитно-неоднородная среда была создана искусственно в плёнках La0.8Ag0.1MnO3+δ на подложках ZrO2(Y2O3) - ZYO. Такие плёнки обладают вариантной (эквивалентной) структурой. Плёнки La0.8Ag0.1MnO3+δ с разной толщиной (d=500, 800 и 1000 нм), с вариантной структурой отличаются от поликристаллов наличием высокопроводящих структурных доменов, разделенных слабопроводящими высокоугловыми границами (19.5о, 70.5о и 90о), набор которых не меняется по толщине пленки. В отличие от плёнок без вариантной структуры, в La0.8Ag0.1MnO3+δ на ZYO переход металл-изолятор происходит при ТМ на ~80 К ниже *ТС, в то время как TI близка температуре Кюри. Различие в положении ТI и ТМ обусловлено конкуренцией вкладов проводимости внутри и на границах структурных доменов. Эффективные температуры Кюри, измеренные со стороны плёнки и подложки, показали разные значения, что свидетельствовало о магнитной неоднородности плёнок. Максимальное магнитопропускание достигалось в плёнке, толщиной 800 нм. Дальнейшее увеличение толщины до 1000 нм привело к увеличению электросопротивления и понижению характерных температур вследствие более неоднородного распределения серебра и вакансий La по объёму толстой плёнки по сравнению с более тонкой. В плёнках с вариантной структурой в отличие от обычных плёнок (например, La0.8Ag0.1MnO3+δ на STO) помимо колоссального магнитосопротивления существует вклад в магнитосопротивление, связанный с туннелированием спин-поляризованных электронов через границы структурных доменов - так называемое туннельное магнитосопротивление, которое увеличивается при понижении температуры (рис. 9).

Магнитопропускание является оптическим откликом колоссального магнитосопротивления и достигает максимума ~6Ц9 % вблизи *ТС. Сравнение зависимостей I/I(Т) и /(Т) позволило нам разделить вклады колоссального магнитосопротивления и туннельного магнитосопротивления в плёнках с вариантной структурой. Показано, что туннельное магнитосопротивление описывается формулой /(Т)=a+b/√T, где а и bаЦаконстанты. Экстраполяция кривой /(Т) на ось ординат и использование выражения /=2Р2/(1-Р2) позволило оценить величину спин-поляризации электронов Р~0.5.

Рассмотрим влияние интерфейса пленка-подложка на свойства плёнок манганитов, оптимально легированных двухвалентными ионами Са2+ и Sr2+. Вследствие малого радиуса иона Ca2+ (1.06 ), по сравнению с ионным радиусом Sr2+ (rSr=1.26 ), характерные температуры пленки La0.67Са0.33MnO3 на LAO (d=150 нм) ниже комнатной и близки к значению *ТС276 К (I/I~28 % при Н=8 кЭ и ~270 К). Значения ТМ, TmaxMС и *ТС, близкие к данным для монокристаллов La0.7Са0.3MnO3, свидетельствуют о высоком качестве пленки и слабом влиянии напряжений в интерфейсе плёнка-подложка на её оптические и магнитооптические свойства. В плёнках La0.67Sr0.33MnO3 на подложках LAO и STO (d=50 и 300 нм) показано, что неоднородности в интерфейсе пленка-подложка по-разному проявляются в оптических и электрических свойствах толстых и тонких плёнок. В толстых пленках характерные температуры близки *ТС~350аК, зависимости I/I(Т) и /(Т) подобны, а температуры максимумов магнитопропускания и магнитосопротивления близки друг другу (табл. 5), как в случае плёнки La0.67Са0.33MnO3 на LAO.

Таблица 5.

Толщина плёнки,

Состав плёнки / подложка

I/I

ТС

TmaxI/I

Tmax/

ТМ

ТI

300 нм La0.67Sr0.33MnO3 /LAO

300 нм La0.67Sr0.33MnO3 /STO

50 нм La0.67Sr0.33MnO3 /LAO

50 нм La0.67Sr0.33MnO3 /STO

6.1

5.8

2.2

356

358

326

335

352

328

330

354

350

340

335

352

338

352

345

338

Однако тонкие пленки являются зарядово- и магнитно-неоднородными. Об этом свидетельствует увеличение при уменьшении d, уменьшение намагниченности, *ТС, ТI, ТМ, TmaxI/I и Tmax/ (табл. 5). Напряжения в интерфейсе пленка-подложка и градиент напряжений по толщине пленки формируют деформированный слой, толщина которого на порядок превышает толщину релаксационного слоя и составляет ~100 нм для пленок La0.67Sr0.33MnO3 на STO и ~50 нм на LAO. Соотношение толщины деформированного слоя и толщины пленки определяет зарядовую и магнитную однородность пленок и приводит к разным значениям магнитопропускания в пленках на разных подложках. Шестикратное уменьшение толщины пленки сопровождается шестикратным уменьшением магнитопропускания в плёнке на STO и трёхкратным уменьшением магнитопропускания в пленке на LAO. Различие связано с зависимостью магнитопропускания от объемной доли неоднородностей и отношения толщины пленки к величине деформированного слоя.

На основе экспериментальных данных установлено, что наибольшим магнитопропусканием обладают пленки манганитов оптимально легированных составов с максимальным изменением пропускания при МИ-переходе и полупроводниковым ходом ρ(Т) в парамагнитной области. Так, в La0.67Sr0.33MnO3 при ∂ρ/∂Т>0 в ПМ-области магнитопропускание мало ~6а%. В La0.7Са0.3MnO3 при ∂ρ/∂Т<0 и ∂I/∂T<0 магнитопропускание ~25а%. Зависимость величины магнитопропускания от знака ∂ρ/∂Т в ПМ-области обусловлена величиной среднего ионного радиуса A-катиона. Меньшему радиусу катиона соответствует более узкая зона проводимости, что обусловливает активационный характер проводимости при Т>TС и высокие значения магнитопропускания и магнитосопротивления в соответствии с выражением |/|≈1-ехр(-Еа/ТС), где ЕааЦ энергия активации [7]. Магнитопропускание плёнок нестехиометрических и легированных манганитов лантана имеет большую величину в широком ИК-диапазоне от 1.4 до 12 мкм, т. е. там, где проявляются свойства проводящей фазы, и связано с изменением под действием магнитного поля поглощения света как локализованными, так и делокализованными носителями. Полученные экспериментальные данные показали, что оптический отклик на МИ-переход и колоссальное магнитосопротивление в плёнках манганитов лантана является следствием изменения объема ферромагнитной металлической фазы вблизи ТС от температуры и магнитного поля.

Таким образом, на величину и положение максимума магнитопропускания в плёнках манганитов лантана оказывает влияние отклонение от стехиометрии, уровень и тип легирования, толщина плёнки. Магнитопропускание слабо зависит от типа подложки. Оно максимально в составах с максимальным объёмом ФМ фазы при Т<TC и отрицательными первыми производными электросопротивления и пропускания света в парамагнитной области. Зарядовое и магнитное разделение фаз в плёнках проявляется в различном температурном поведении пропускания и электросопротивления, в особенностях температурной зависимости магнитопропускания и гистерезисе полевой зависимости магнитопропускания. Предложен способ разделения вкладов КМС и магнитосопротивления, связанного с туннелированием спин-поляризованных носителей заряда через границы структурных доменов в плёнках с вариантной структурой.

6. Сильнокоррелированные CuO и манганиты лантана Ц новые функциональные материалы

Шестой раздел посвящен разработке и описанию принципа действия ИК-модулятора и других устройств на основе эффекта магнитопропускания или температурного изменения пропускания в плёнках манганитов лантана. Показана применимость нанокристаллического CuO для создания поглотителей солнечной энергии.

В связи с проблемами энергосбережения большой интерес проявляется к тепловым преобразователям солнечной энергии с покрытиями на основе селективных поглотителей энергии солнца. Поглотитель должен иметь большую величину поглощения, малый коэффициент отражения при E>0.5 эВ и малое излучение или большое отражение при E<0.5 эВ. В работе показано, что таким требованиям удовлетворяет нанокристаллический CuO, в котором высокоэнергетический край локна прозрачности можно сместить от 1.5 до 0.5 эВ (изменение на ~1 эВ) без изменения величины показателя преломления.

Было показано, что большие значения линейного дихроизма в монокристаллах CuO и в пленках манганитов лантана могут быть использованы при создании поляризаторов ИК-излучения.

Описаны конструкция, принцип действия и рабочие характеристики модулятора ИК-излучения на основе эффекта МП в плёнке La0.82Na0.18MnO3+δ на LAO. Спектральный диапазон модулятора от 1.5 до 12 мкм, глубина модуляции - 6 %, рабочая температура - 303 К, управляемое поле - 3 кЭ, частотный диапазон - 2 кГц. В работе показано, что магнитопропускание может быть использовано для регистрации электрического тока и магнитного поля, а гигантское изменение пропускания света манганитами вблизи ТС может быть использовано для определения температуры.

На примере тонкоплёночной гетероструктуры Sm0.55Sr0.45MnO3/Nd0.55Sr0.45MnO3, состоящей из слоёв с разными ТС, показана возможность получения МП и МС со слабой температурной зависимостью. На примере гетероструктуры (La0.25Pr0.75)0.7Ca0.3MnO3/YВa2Cu3O7-x показана возможность создания магнитной линзы, концентрация магнитного потока в которой позволяет получить выигрыш в величине управляющего магнитного поля в плёнке манганита лантана.

Заключение

При исследовании оптических свойств монокристаллов АФМ полупроводника оксида меди, необлучённых и облученных высокоэнергетическими частицами и монокристаллов, поликристаллов и пленок манганитов лантана, легированных ионами различной валентности, обнаружены особенности, характеризующие эти материалы как сильнокоррелированные соединения, выявлена взаимосвязь между магнитной и электронной подсистемами. Получены следующие важные в научном и прикладном отношении результаты:

1. Обнаружены особенности в спектрах поглощения сильнокоррелированных соединений монокристаллов CuO и манганитов лантана, которые объяснены в рамках единого подхода - кластерной модели, учитывающей сильные электронные корреляции. Спектр фундаментального поглощения обусловлен переходами в базовых кластерах, а переходы в дырочных и электронных кластерах формируют ИК-полосы поглощения. Облучение CuO высокоэнергетическими частицами и легирование манганита лантана приводят к перераспределению спектрального веса из высокоэнергетической в низкоэнергетическую область, усилению ИК-полос локализованных состояний, а в случае манганитов лантана - к появлению вклада делокализованных состояний. Эти изменения спектров являются характерными для сильнокоррелированных соединений. Край фундаментального поглощения в CuO и манганитах описывается в рамках зонного подхода.

2. Показано, что оптические спектры CuO и манганитов лантана могут быть описаны в рамках модели эффективной среды, учитывающей разделение фаз, т. е. высокопроводящие капли в диэлектрической матрице. Разделение фаз в монокристаллах CuO является наномасштабным, носители локализуются в отдельных областях, перенос заряда между которыми затруднен. В манганитах лантана разделение фаз зависит от концентрации легирующего элемента и от температуры вблизи и ниже температуры Кюри (ТС). Предложен способ обнаружения разделения фаз в манганитах лантана и других сильнокоррелированных соединениях, основанный на сопоставлении температурных зависимостей пропускания ИК-излучения и электросопротивления, магнитопропускания и магнитосопротивления.

3. В оксиде меди обнаружен оптический отклик на магнитные фазовые переходы в температурной зависимости интенсивности полосы поглощения при 3.1 эВ. В легированных манганитах лантана вблизи ТС обнаружен оптический отклик на переход металл-изолятор в температурных зависимостях пропускания ИК-излучения, который связывается с существованием ниже ТС высокопроводящих капель и изменением их объема при изменении температуры и магнитного поля.

4.Обнаружен эффект гигантского отрицательного магнитопропускания в легированном монокристалле и пленках манганитов лантана. Спектральная зависимость эффекта определяется изменением под действием магнитного поля поглощения света как локализованными, так и делокализованными носителями. Магнитопропускание достигает максимума в составах с максимальным объемом металлической ферромагнитной фазы, в отличие от магнитосопротивления, которое максимально вблизи порога перколяции. Величина магнитопропускания зависит от типа легирующего элемента, уровня легирования, отклонения от стехиометрии, изотопзамещения кислорода 16О на 18О, от толщины плёнки и слабо зависит от типа подложки. Большая величина магнитопропускания достигается в манганитах с большим изменением пропускания при переходе металл-изолятор и полупроводниковым ходом электросопротивления и пропускания в парамагнитной области.

5. Показано, что напряжения в интерфейсе пленка-подложка приводят к появлению тонкой структуры в спектре фундаментального поглощения LaxMnO3, текстура подложки LaAlO3 наводит большой линейный дихроизм в пленке La0.67Ca0.33MnO3, наличие структурных доменов в пленках La0.8Ag0.1MnO3 с вариантной структурой приводит к появлению туннельного магнитосопротивления, предложен способ разделения вкладов колоссального и туннельного магнитосопротивления.

6. Показано, что нанокристаллический CuO является эффективным материалом для создания селективных поглотителей солнечной энергии. Монокристаллы CuO с большой величиной линейного дихроизма могут быть использованы для создания поляризаторов ИК-излучения. Изготовлен рабочий макет ИК-модулятора на основе эффекта магнитопропускания в плёнке манганита лантана, работающий при комнатной температуре. На основе гетероструктуры манганит-ВТСП создана магнитная линза для уменьшения величины управляющего магнитного поля. Показана возможность получения колоссального магнитосопротивления и гигантского магнитопропускания со слабой температурной зависимостью.

Основные результаты работы изложены в журналах,

включённых ВАК в Перечень ведущих рецензируемых журналов:

Москвин А. С., Лошкарева Н. Н., Сухоруков Ю. П., Сидоров М. А., Самохвалов А. А. Особенности электронной и зонной структуры оксида меди CuO. Зародыши фазы полярных конфигураций и оптическое поглощение в среднем ИК-диапазоне // ЖЭТФ. - 1994. ЦТ. 105. - № 4. - С. 967Ц993.
Сухоруков Ю. П., Лошкарева Н. Н., Москвин А. С., Самохвалов А. А. Спектры поглощения монокристаллов CuO в области фундаментальной полосы и природа оптической щели в оксидах меди // ЖЭТФ. - 1995. - Т. 108. - №. 5 (11). - С. 1821Ц1830.
ошкарева H. H., Сухоруков Ю. П., Гижевский Б. А., Арбузов В. Л., Наумов С. В., Самохвалов А. А. Спектры поглощения монокристаллов СuО облученных электронами // ФТТ. - 1995. - T. 37. - № 2. - C. 376Ц381.
Сухоруков Ю. П., Москвин А. С., Лошкарева Н. Н., Овчинников А. С., Самохвалов А. А., Наумов С. В. Аномалии оптического поглощения в области магнитных фазовых переходов в оксиде меди // Письма в ЖЭТФ. - 1996. - Т. 63. - № 4. - С. 251Ц255.
Сухоpуков Ю. П., Лошкаpева Н. Н., Москвин А. С., Арбузов В. Л., Овчинников А. С., Чеботаев Н. М., Самохвалов А. А. Влияние облучения электронами на фазово-неоднородную наноскопическую структуру и спектр фундаментального поглощения монокристалла оксида меди CuO // ФТТ. - 1997. - Т. 39. - № 12. - С. 2141Ц2146
Loshkareva N. N., Sukhorukov Yu. P., Gizhevskii B. A., Samokhvalov A. A., Arkhipov V. E., Naish V. E., Karabashev S. G., Mukovskii Ya. M. Red shift of absorption edge and nonmetal-metal transition in single crystals La1-xSrxMnO3 (x=0.1, 0.2, 0.3). // Phys. Stat. Sol. (a). - 1997. - Vol. 164. - P. 863Ц867.
ошкарева Н. Н., Сухоруков Ю. П., Носов А. П., Васильев В. Г., Слободин Б. В., Демчук К. М., Бебенин Н. Г. Отражение света от La0.67Ba0.33MnO3 в инфракрасной области спектра // ФТТ. - 1997. - Т. 39. - С. 1616Ц1617.
Sukhorukov Yu. P., Loshkareva N. N., Samokhvalov A. A., Naumov S. V., Moskvin A. S., Ovchinnikov A. S. Magnetic phase transitions in optical spectrum of magnetic semiconductor CuO // JMMM. - 1998. - Vol. 183. - P. 356Ц358.
Гижевский Б. А., Белых Т. А., Наумов С. В., Лошкарева Н. Н., Сухоруков Ю. П., Пяткова Г. А., Чеботаев Н. М., Самохвалов А. А. Модификация электрических и оптических свойств и фазовые превращения CuO при облучении ионами гелия // Физика и химия обработки металлов. - 1998. - № 1. - С. 9Ц14.
Loshkareva N. N., Sukhorukov Yu. P., Nossov A. P., Vassiliev V. G., Slobodin B. V., Bebenin N. G., Ustinov V. V. Interaction of light with charge carriers in La0.67-xYxBa0.33MnO3 (x=0; 0.07) // Sol. State Commun. - 1998. - Vol. 106. - № 6. - P. 357Ц361.
ошкарева Н. Н., Сухоруков Ю. П., Гижевский Б. А., Москвин А. С., Белых Т. А., Наумов С. В., Самохвалов А. А. Зародыши фазы полярных центров в монокристаллах CuO облученных ионами Не+ // ФТТ. - 1998. - Т. 40. - № 3. - С. 419Ц424.
Сухоруков Ю. П., Лошкарева Н. Н., Москвин А. С., Арбузов В. Л., Наумов С. В. Влияние облучения электронами на край фундаментального поглощения монокристалла монооксида меди CuO // Письма в ЖТФ. - 1998. - Т. 24. - № 4. - С. 7Ц12.
ошкарева Н. Н., Сухоруков Ю. П., Наумов С. В., Солин Н. И., Смоляк И. Б., Панфилова Е. В. Прямое наблюдение разделения фаз в Laн1-xCaxMnO3 // Письма в ЖЭТФ. - 1998. - T. 68. - № 1. - C. 89Ц92.
Сухоруков Ю. П., Лошкарева Н. Н., Ганьшина Е. А., Кауль А. Р., Горбенко О. Ю., Фатиева К. А. Гигантское изменение оптического поглощения плёнки La0.35Pr0.35Ca0.3MnO3 вблизи перехода металл-изолятор и возможности его использования // Письма в ЖТФ. - 1999.Ц Т. 25. - № 14. - С. 6Ц13.
ошкарева Н. Н., Сухоруков Ю. П., Наумов С. В., Гижевский Б. А., Белых Т. А., Татаринова Г. Н. Центры зарядовой неоднородности и восстановление оксида меди CuO при облучении ионами азота // ФТТ. - 1999. ЦТ. 41. - № 9. - С. 1564Ц1567.
ошкарева Н. Н., Гижевский Б. А., Сухоруков Ю. П., Карькин А. Е., Наумов С. В. Влияние нейтронного облучения на ИК спектров поглощения монокристаллов оксида меди // ЖТФ. - 1999.Ц Т. 69. - № 12. - С. 98Ц99.
ошкарева Н. Н., Сухоруков Ю. П., Архипов В. Е., Окатов С. В., Наумов С. В., Смоляк И. Б., Муковский Я. М., Шматок А. В. Носители заряда в спектрах оптической проводимости манганитов лантана // ФТТ. - 1999. - T. 41. - № 3. - C. 475Ц482.
Зайнулина Р. И., Бебенин Н. Г., Машкауцан В. В., Бурханов А. М., Сухоруков Ю. П., Устинов В. В., Васильев В. Г., Слободин Б. В. Кинетические, оптические и упругие свойства La0.60Eu0.07Sr0.33MnO3 // ФТТ. - 2000.Ц Т. 42. - № 2. - С. 284Ц289.
ошкарева Н. Н., Сухоруков Ю. П., Нейфельд Э. А., Архипов В. Е., Королев А. В., Гавико В. С., Панфилова Е. В., Дякина В. П. Центры зарядовой неоднородности в спектрах поглощения манганитов лантана // ЖЭТФ. - 2000. - T. 117. - № 2. - C. 440Ц448.
Sukhorukov Yu.P., Loshkareva N.N., Moskvin A.S., Ganshina E.A., Kaul A.R., Gorbenko O.Yu., Mukovskii Ya.M. Influence of magnetic and electrical fields on optical properties of lanthanum manganite films // The Physics of Metals and Metallography. - 2001. - Vol. 91. - Suppl. 1. - P. S174ЦS178.
Сухоруков Ю.П., Москвин А.С., Лошкарёва Н.Н., Смоляк И.Б., Архипов В.Е., Муковский Я.М., Шматок А.В. Магнитооптический эффект Фарадея в плёнках La0.7Sr0.3MnO3 // ЖТФ. - 2001. - Т. 71. - № 6. - С. 139Ц142.
Loshkareva N. N., Solin N. I., Sukhorukov Yu. P., Lobachevskaya N. I., Panfilova E. V. Optical spectroscopy of phase separation in LaxMnO3 // Physica B. - 2001. - Vol. 293. - P. 390Ц393.
Loshkareva N. N., Arbuzova T. I., Smoliak I. B., Solin N. I., Naumov S. V., Sukhorukov Yu. P., Mostovshchikova E. V., Viglin N. A., Korolyov A. V., Balbashov A. M., Hennion M., Moussa F., Papavassiliou G. Charge segregation in manganites with electron doping? // JMMM. - 2002. - Vol. 242Ц245. - P. 704Ц706.
Sukhorukov Yu. P., GanТshina E. A., Belevtsev B. I., Loshkareva N. N., Vinogradov A. N., Naugle D. G., Rathnayaka K. D. D., Parasiris A. Giant change in infrared light transmission in La0.67Ca0.33MnO3 film near the Curie temperature // J. Appl. Phys. - 2002. - Vol. 91. - № 7. - P. 4403Ц4408.
ошкарева Н. Н.,.Сухоруков Ю. П, Мостовщикова Е. В., Номерованная Л. В., Махнев А. А., Наумов С. В. Эволюция оптических спектров LaMnO3 при слабом электронном и дырочном легировании и разделение фаз // ЖЭТФ. - 2002.Ц Т. 121. Ц № 2. - С. 412Ц418.
ошкарева Н. Н., Королев А. В., Арбузова Т. И., Солин Н. И., Виглин Н. А., Смоляк И. Б., Бебенин Н. Г., Сухоруков Ю. П., Наумов С. В., Костромитина Н. В., Балбашов А. М. Зарядовая сегрегация и неоднородное магнитное состояние при донорном и акцепторном легировании LaMnO3 // ФТТ. - 2002. - T. 44. Ц № 10. - C. 1827Ц1835.
ошкарева Н. Н., Михалев К. Н., Фогель И. А., Мостовщикова Е. В., Королев А. В., Солин Н. И., Сухоруков Ю. П., Наумов С. В., Костромитина Н. В., Балбашов А. М., Лукин Н. В. Влияние легирования церием на свойства монокристаллов LaMnO3 // ФММ. - 2003. - Т. 95. - № 2. - С. 23Ц30.
Сухоруков Ю. П., Лошкарева Н. Н., Ганьшина Е. А., Родин И. К., Мостовщикова Е. В., Кауль А. Р., Горбенко О. Ю., Босак А.А., Москин А. С., Зенков Е. В. Электронная структура и разделение фаз в плёнках LaxMnO3 (0,87<х<1,10): оптические и магнитооптические данные // ЖЭТФ. - 2003.Ц Т. 123. Ц № 1. - С. 293Ц304.
Сухоруков Ю. П., Лошкарева Н. Н., Ганьшина Е. А., Кауль А. Р., Горбенко О. Ю., Мостовщикова Е. В., Телегин А. В., Виноградов А. Н., Родин И. К. Эффект гигантского магнитопропускания инфракрасного излучения в плёнках (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3 // Перспективные материалы. - 2003. - № 5. - С. 43Ц49.
Сухоруков Ю. П., Лошкарева Н. Н, Телегин А. В., Мостовщикова Е. В., Кузнецов В. Л., Кауль А. Р., Горбенко О. Ю., Ганьшина Е. А., Виноградов А. Н. Модулятор ИК-излучения на эффекте магнитопропускания в манганите лантана, работающий вблизи комнатной температуры // Письма в ЖТФ. - 2003.Ц Т. 29. - № 21. - С. 55Ц61.
Kaul A.R., Gorbenko O.Yu., Loshkareva N.N., Sukhorukov Yu.P., Mostovshchikova E.V. Magnetic lens based on the ferromagnetic manganite - high-TC superconductor heterostrukture // Phys. Low-Dim. Struct. - 2003. - Vol. 7/8. - P. 1-6.
Moskvin A. S., Zenkov E. V., Sukhorukov Yu. P., Mostovshchikova E. V., Loshkareva N. N., Kaul A. R., Gorbenko O. Yu. Nanoscale phase separation in La0.7Ca0.3MnO3 films: evidence for texture-driven optical anisotropy // J. Phys.: Cond. Matter. - 2003. - Vol. 15. - P. 2635Ц2643.
Loshkareva N. N., GanТshina E. A., Belevtsev B. I., Sukhorukov Yu. P., Mostovshchikova E. V., Vinogradov A. N., Krasovitskii V. B., Chukanova I. N.. Spin states and phase separation in La1-xSrxCoO3 (x=0.15, 0.25, 0.35) films: Optical, magnetooptical, and magnetotransport studies // Phys. Rev. B. - 2003. - Vol. 68. - P. 024413 (12).
Sukhorukov Yu. P., Loshkareva N. N., Mostovshchikova E. V., Moskvin A. S., Zenkov E. V, GanТshina E. A., Rodin I. K., Kaul A. R., Gorbenko O. Yu., Bosak A. A. Phase separation and electron structure in LaxMnO3 (0.83≤х≤1.10) films // JMMM. - 2003. - Vol. 258/259. - P. 274Ц276.
Сухоруков Ю. П., Лошкарева Н. Н., Ганьшина Е. А., Кауль А. Р., Горбенко О. Ю., Мостовщикова Е. В., Телегин А. В., Виноградов А. Н., Родин И. К. Влияние изовалентного легирования плёнок (La1-xPrx)0.7Ca0.3MnO3 (0<x<1) на оптические, магнитооптические и транспортные свойства вблизи перехода металл-изолятор // ФТТ. - 2004.Ц Т. 46. - № 7. - С. 1203Ц1213.
Сухоруков Ю. П., Телегин А. В., Ганьшина Е. А.,.Лошкарева Н. Н, Кауль А. Р., Горбенко О. Ю., Мостовщикова Е. В., Мельников О. В., Виноградов А. Н. Туннелирование спин-поляризованных носителей заряда в плёнке La0.8Ag0.1MnO3+δ // Письма в ЖТФ. - 2005. - Т. 31. - № 11 - С. 78Ц87.
Sukhorukov Yu. P., Nossov A. P., Loshkareva N. N., Mostovshchikova E. V., Telegin A. V., Favre-Nicolin E., Ranno L. The influence of magnetic and electronic inhomogeneities on magnetotransmission and magnetoresistance of La0.67Sr0.33MnO3 films // J. Appl. Phys. - 2005. - Vol. 97. - P. 103710 (5).
Ganshina E., Loshkareva N., Sukhorukov Yu., Mostovshchikova E., Vinogradov A., Nomerovannaya L. Optical and magnetooptical spectroscopy of manganites // JMMM. - 2006. - Vol. 300, № 1. - P. 62Ц67.
Melnikov O. V., Sukhorukov Yu. P., Telegin A. V., GanТshina, E. A., Loshkareva N. N., Kaul A. R., Gorbenko O. Yu., Vinogradov A. N., Smoljak I. B. The evolution of magneto-transport and magneto-optical properties of thin La0.8Ag0.1MnO3+δ films possessing the in-plane variant structure as a function of the film thickness // J. Phys.: Cond. Matt. - 2006. - Vol. 18. - P. 3753Ц3765.
Сухоруков Ю. П., Гижевский Б. А., Мостовщикова Е. В., Ермаков А. Е., Тугушев С. Н., Козлов Е. А. Нанокристаллический CuO - материал для селективных поглотителей солнечной энергии // Письма в ЖТФ. - 2006. - Т. 32. - № 3. - С. 81Ц89.
Сухоруков Ю.П., Ганьшина Е.А., Лошкарева Н.Н., Кауль А.Р., Горбенко О.Ю., Телегин А.В., Тугушев С.Н., Мельников О.В., Виноградов А.Н. Эволюция магнитооптических и транспортных свойств плёнок La1-xAgxMnO3 в зависимости от концентрации серебра // ЖЭТФ. - 2007. - Т. 131. - № 4. - С. 642Ц651.

Цитированная литература

Вонсовский С.В., Кацнельсон М.И., Трефилов А.В. Локализованное и делокализованное поведение электронов в металлах // ФММ. - 1993. - Т. 76. - 3 и 4. - С. 4Ц89 и 3Ц93.
Nagaev E. L. Colossal Magnetoresistance and Phase Separation in Magnetic Semicondactors. - Loundon : Imperial College Press UK, 2002. - 458 p.
Dagotto E. Nanoscale Phase-Separation and Colossal Magnetoresistance. - Berlin : Springer-Verlag, 2002. - 453 p.
Ауслендер М. И. и др. Спектр поглощения монокристаллов ферромагнитных полупроводников HgCr2Se4 n- и р- типов в магнитном поле // ЖЭТФ. - 1989.Ц Т. 95. - 1. - C. 247Ц252.
Moskvin A. S. Pseudo-Jahn-Teller-centers and phase separation in the strongly correlated oxides with the nonisovalent substitution. Cuprates and manganites // Physica B. - 1998. - Vol. 252. - P. 186Ц196.
Moskvin A. S., Avvakumov I. L. Doped manganites beyond conventional double-exchange model // Physica B. - 2002. - V. 322. - P. 371Ц389.
Bebenin N. G., Ustinov V. V. Conduction and disorder in LaMnO3-based materials // J. Phys. : Condens. Matter. - 1998. - V. 10. - P. 6301Ц6309.

------------------------------------------------------------------------------------

Отпечатано на Ризографе ИФМ УрО РАН тираж 100

зак. объем 1.0 п.л. формат 60х84 1/16

620041 г. Екатеринбург ГСП-170, ул. С.Ковалевской, 18

Авторефераты по всем темам >> Авторефераты по физике

Blog