Эффекты электронной неоднородности в оптических спектрах сильнокоррелированных оксидов

• Автор: Зенков, Евгений Вячеславович
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2003
• Место защиты: Екатеринбург
• Количество страниц: 146 с. : ил

Оглавление
Введение
I Оптические спектры сильнокоррелированных оксидов.
§ 1. Оптика купратов и родственных соединений
§ 2. Оптические свойства манганитов лантана
§ 3. Оптические свойства оксидов в полевых моделях
коррелированных электронов
II Электронные неоднородности и разделение фаз
в допированных оксидах.
§ 1. Введение
§ 2. Простейшая модель электронной неоднородности в СК оксидах
§ 3. Теория эффективной среды
§ 4. Оптические свойства купратов
в модели эффективной среды
4.1. Оптические спектры монокристаллов 1_а2_15г1СиО,1
4.2. Спектры тонких плёнок Ьаг-хБг^СиО^
4.3. Другие СК оксиды
§ 5. Оптические свойства манганитов
в модели эффективной среды
5.1. Оптическая проводимость монокристаллов (.а^бгхМпОз
5.2. Спектры поглощения тонких плёнок 1ахМпОз
5.3. Формирование текстур в системе электронных неоднородностей и гигантский оптический дихроизм
тонких плёнок Са0.7Сао.зМп
§ 6. Эффекты геометрического резонанса
в микронеоднородных металлических сплавах
§ 7. Связь объёма проводящей фазы
с индексом допирования
§ 8. Выводы

Ill Модели низкочастотного оптического
отклика сильнокоррелированных оксидов.
§ 1. Введение
§ 2. Обобщённая формула Друде
и метод эффективной среды
§ 3. Низкочастотные моды в системе
с разделением фаз
§ 4. Оптическая проводимость в микроволновом
диапазоне: гидродинамический подход
4.1. Формализм функций памяти
Корреляторы в представлении Цванцига - Мори
Вычисление коммутаторов
Самосогласованное уравнение для функции памяти -. . . .
4.2. Приложение к СК оксидам. Модель мелких ям
§ 5. Форма спектров для различных потенциалов
и зарядовых конфигураций неоднородностей
5.1. Кулоновские и экранированные примеси.
Общий вид спектров
Пример точного решения: бозе-газ
с логарифмическим взаимодействием
5.2. Эффекты зарядовой структуры неоднородностей
Аксиально-симметричная зарядовая структура.
Случай однородного кольца
Более сложные случаи зарядовой структуры
5.3. Учёт других механизмов релаксации
§ б. Выводы
Заключение
А Деполяризационные факторы эллипсоида
Список литературы

Введение
Последнее десятилетие открыло в физике конденсированного состояния эпоху сильнокоррелированных (СК) систем [1]. Всплеск научной активности в этой области начался в 1987 г. с открытием ВТСП в системе Ьаг-хВадгСиСП с рекордной для того времени температурой сверхпроводящего перехода (Тс ~ 30 К). Вскоре были синтезировано и исследовано множество родственных оксидов переходных металлов с ещё более высокими Тс. Параллельно с этим, открытие колоссального магнитосопротив-ления выдвинуло в число интенсивно изучаемых систем ещё один класс СК оксидов - манганиты лантана, известные с 1950 г. [2]
Многие свойства этих систем оказались необычными. Попытки построения целостной картины их физического поведения (задача, ещё далёкая от разрешения) потребовали мобилизации всего потенциала методов теории твёрдого тела, а также разработки новых подходов. Как писал по поводу манганитов один из основоположников теории неупорядоченных сред,
Н. Мотт, все разделы физики твёрдого тела представлены здесь в одной системе.
Одним из характерных особенностей СК окидов является сильная зависимость их свойств от состава и чистоты образцов. Неизовалентное замещение (например, Ва^Бг^СиО^ оказывает решающее влияние на поведение системы. Так, само явление ВТСП наблюдается только в достаточно узком концентрационном интервале неизовалентного допирования. Интересно отметить удивительное сходство эффектов, которые проявляются в оптических свойствах купратов и манганитов при допировании, изменении температуры и облучении быстрыми частицами [3, 4, 5, 6]. Эти экспериментальные факты косвенно указывают на возможно важную роль

парциальных волн. Приведём выражение для сечения экстинкции:
2 7Г °°
ПехЬ — 0"аЬ.чг. “Ь СГвсаН. = ^,2 ^ >(2 ^ 4“ 1)+ Ь;), (2.4)

_ П'ф1(пх)'ф,1(щх) - Щ'ф(пх)-ф1(щх)
П1р1{пх)т]'1(щх) — Щ•ф'l(nx)т}l{nQx), ь _ _ щф1(пх)ф'1(щх) - п'ф'1(пх)'ф1(щх) б
П ффп х) ффщ х) — п ф[{п х) Г]фщ х) ’
где введены функции Риккати-Бесселя 1 и 2 рода, определяемые через
функции Бесселя и Ганкеля полуцелого индекса: ф^г) = л/ir z/2 Ji+y2(z), rji(z) = у/к z/2 Hf+lj2(z). Из (2.4) видно, что коэффициенты щ, bi зависят от показателей преломления шара (п) и окружающей среды (по), а также от характерного параметра теории - х = к • а, где к - волновое число, а - радиус сферы. При х <С 1 существен только первый член ряда, который описывает электрический диполь. Последнее становится очевидным, если разложить aext в ряд по степеням х. Первое неисчезающее слагаемое связано с коэффициентом а. Если обозначить комплексный показатель преломления шара как п2 — е = е + ге2, а показатель преломления среды считать действительным, = е0, то сечение экстинкции примет вид
СText = ^ щ ко (film (-■■ £° ) = 18тг^Уо7—-■ £2 (2.7)
2 Vе + 2£о/ Ао (£i + 2е0)2 + е
2 . , и2 - Пп , .
“1 = з 1П*^ТЩХ- (2'8)
Если учесть выражение для индуцированного дипольного момента шара, помещённого в однородное внешнее поле,
р = ?3ттйЕ°Е' <2-s>
то связь предыдущего выражения с дипольным вкладом в поляризацию шара становится очевидной. В дипольном приближении (2.7) из (2.3) следует известное уравнение Бруггемана для эффективной диэлектрической проницаемости бинарной смеси, состоящей из оптически изотропных сферических гранул с диэлектрическими проницаемостями ei)2, перемешан-