Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов

Рассмотрены возможности перовскитоподобных соединений с эффектом колоссального магнитосопротивления (КМС) и некоторых других сложных окислов обладать естественным отрицательным показателем преломления (ОПП). Проанализированы также характеристики физических свойств этих соединений с точки зрения созд...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:

Bibliographische Detailangaben
Datum:	2011
Hauptverfasser:	Фертман, Е.Л., Безносов, А.Б.
Format:	Artikel
Sprache:	Russian
Veröffentlicht:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2011
Schriftenreihe:	Физика низких температур
Schlagworte:	Электронные свойства проводящих систем
Online Zugang:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/118620
Tags:	Tag hinzufügen Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:	Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов / Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов // Физика низких температур. — 2011. — Т. 37, № 7. — С. 721–735. — Бібліогр.: 101 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-118620
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1186202017-05-31T03:04:26Z Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов Фертман, Е.Л. Безносов, А.Б. Электронные свойства проводящих систем Рассмотрены возможности перовскитоподобных соединений с эффектом колоссального магнитосопротивления (КМС) и некоторых других сложных окислов обладать естественным отрицательным показателем преломления (ОПП). Проанализированы также характеристики физических свойств этих соединений с точки зрения создания на их основе перестраиваемых метаматериалов. В частности, интерес представляют управляемые посредством изменения температуры и магнитного поля первородные фазовые превращения в окислах со структурой перовскита или шпинели, ведущие к нанофазным расслоенным состояниям, используя которые можно влиять на свойство отрицательного преломления. Рассмотрены управляемые магнитным полем метаматериалы с использованием КМС окислов в качестве граничной ОПП среды фотонного кристалла. Розглянуто можливості перовскітоподібних сполук з ефектом колосального магнітоопору (КМО) і деяких інших складних окислів мати природний негативний показник заломлення (НПЗ). Проаналізовано також характеристики фізичних властивостей цих сполук з погляду створення на їхній основі метаматеріалів, що переналаштовуються. Зокрема, інтерес представляють керовані за допомогою зміни температури й магнітного поля первородні фазові перетворення в окислах зі структурою перовскіта або шпінелі, що ведуть до нанофазних розшарованих станів, використовуючи які можна впливати на властивість негативного заломлення. Розглянуто керовані магнітним полем метаматеріали з використанням КМО окислів у якості граничного НПЗ середовища фотонного кристала. Possibilities of colossal magnetoresistance (CMR) perovskites and some other complex oxides to possess natural negative refraction index (NRI) have been considered. Physical properties of the compounds have been analyzed from the point of view of the development of tunable metamaterials on their base. Temperature and magnetic field driven 1st order phase transformations in perovskite and spinel oxides leading to nanophase segregated states which may affect negative refraction properties are of particular interest. Magnetic field controllable metamaterials which use the CMR oxides as boundary NRI media for photonic crystals are considered as well. 2011 Article Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов / Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов // Физика низких температур. — 2011. — Т. 37, № 7. — С. 721–735. — Бібліогр.: 101 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 78.20.Ci, 41.20.Jb, 75.47.Gk, 75.47.Lx http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/118620 ru Физика низких температур Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	Электронные свойства проводящих систем Электронные свойства проводящих систем
spellingShingle	Электронные свойства проводящих систем Электронные свойства проводящих систем Фертман, Е.Л. Безносов, А.Б. Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов Физика низких температур
description	Рассмотрены возможности перовскитоподобных соединений с эффектом колоссального магнитосопротивления (КМС) и некоторых других сложных окислов обладать естественным отрицательным показателем преломления (ОПП). Проанализированы также характеристики физических свойств этих соединений с точки зрения создания на их основе перестраиваемых метаматериалов. В частности, интерес представляют управляемые посредством изменения температуры и магнитного поля первородные фазовые превращения в окислах со структурой перовскита или шпинели, ведущие к нанофазным расслоенным состояниям, используя которые можно влиять на свойство отрицательного преломления. Рассмотрены управляемые магнитным полем метаматериалы с использованием КМС окислов в качестве граничной ОПП среды фотонного кристалла.
format	Article
author	Фертман, Е.Л. Безносов, А.Б.
author_facet	Фертман, Е.Л. Безносов, А.Б.
author_sort	Фертман, Е.Л.
title	Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов
title_short	Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов
title_full	Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов
title_fullStr	Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов
title_full_unstemmed	Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов
title_sort	естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
publishDate	2011
topic_facet	Электронные свойства проводящих систем
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/118620
citation_txt	Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов / Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов // Физика низких температур. — 2011. — Т. 37, № 7. — С. 721–735. — Бібліогр.: 101 назв. — рос.
series	Физика низких температур
work_keys_str_mv	AT fertmanel estestvennyesredysotricatelʹnympokazatelemprelomleniâperspektivysložnyhokislovperehodnyhmetallov AT beznosovab estestvennyesredysotricatelʹnympokazatelemprelomleniâperspektivysložnyhokislovperehodnyhmetallov
first_indexed	2025-07-08T14:19:59Z
last_indexed	2025-07-08T14:19:59Z
_version_	1837088795136098304
fulltext	© Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов, 2011 Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7, c. 721–735 Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов (Обзор) Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов Физико-технический институт низких температур им. Б.И. Веркина НАН Украины пр. Ленина, 47, г. Харьков, 61103, Украина E-mail: fertman@ilt.kharkov.ua Статья поступила в редакцию 19 июля 2010 г., после переработки 1 декабря 2010 г. Рассмотрены возможности перовскитоподобных соединений с эффектом колоссального магнитосо- противления (КМС) и некоторых других сложных окислов обладать естественным отрицательным пока- зателем преломления (ОПП). Проанализированы также характеристики физических свойств этих соеди- нений с точки зрения создания на их основе перестраиваемых метаматериалов. В частности, интерес представляют управляемые посредством изменения температуры и магнитного поля первородные фазо- вые превращения в окислах со структурой перовскита или шпинели, ведущие к нанофазным расслоен- ным состояниям, используя которые можно влиять на свойство отрицательного преломления. Рассмот- рены управляемые магнитным полем метаматериалы с использованием КМС окислов в качестве граничной ОПП среды фотонного кристалла. Розглянуто можливості перовскітоподібних сполук з ефектом колосального магнітоопору (КМО) і де- яких інших складних окислів мати природний негативний показник заломлення (НПЗ). Проаналізовано також характеристики фізичних властивостей цих сполук з погляду створення на їхній основі метамате- ріалів, що переналаштовуються. Зокрема, інтерес представляють керовані за допомогою зміни темпера- тури й магнітного поля первородні фазові перетворення в окислах зі структурою перовскіта або шпінелі, що ведуть до нанофазних розшарованих станів, використовуючи які можна впливати на властивість не- гативного заломлення. Розглянуто керовані магнітним полем метаматеріали з використанням КМО окис- лів у якості граничного НПЗ середовища фотонного кристала. PACS: 78.20.Ci Оптические константы (включая показатель преломления, комплексную диэлектриче- скую константу, поглощение, коэффициенты отражения и пропускания, излучательную способ- ность); 41.20.Jb Распространение электромагнитных волн, распространение радиоволн; 75.47.Gk Колоссальное магнитосопротивление; 75.47.Lx Магнитные окислы. Ключевые слова: метаматериалы, отрицательный показатель преломления, левые среды, окислы, магни- тосопротивление. Содержание 1. Введение ............................................................................................................................................. 722 2. КМС соединения и поиск левых сред .............................................................................................. 723 2.1. Свойства систем La1–xCaxMnO3 ............................................................................................... 723 2.2. Эксперименты с соединениями La1–xSrxMnO3 ....................................................................... 723 2.3. Некоторые другие перовскитоподобные манганиты как возможные среды с отрицатель- ным преломлением .................................................................................................................... 726 2.4. Низкотемпературное фазовое расслоение как характерная особенность КМС окислов ..... 728 Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов 722 Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 3. Магнетит Fe3O4 в области перехода Вервея.................................................................................... 729 4. Магнитный полупроводник In2–xCrxO3 ........................................................................................... 730 5. Слоистые сверхпроводники .............................................................................................................. 731 6. Перестраиваемые метаматериалы .................................................................................................... 731 7. Выводы................................................................................................................................................ 732 Приложение ............................................................................................................................................ 732 Литература .............................................................................................................................................. 733 1. Введение Электромагнитные свойства материалов могут быть описаны двумя параметрами — диэлектрической про- ницаемостью ε и магнитной проницаемостью μ. Если значения ε и μ известны, то преломление электромаг- нитной волны на границе двух сред определяется пока- зателем преломления .n = ± εμ Распространение вол- ны возможно, если ε и μ вместе положительны или вместе отрицательны. Второй случай — экзотический: в материале с отрицательным преломлением (МОП) фаза электромагнитной волны распространяется в на- правлении, противоположном потоку энергии. Около сорока лет назад В. Веселаго первым показал теорети- чески, что свет будет преломляться отрицательно на границе между материалом с отрицательным показате- лем преломления (ОПП) и нормальным материалом с положительным показателем преломления (в первом случае n = − εμ с одновременно отрицательными ε и μ, во втором — n = εμ с одновременно положитель- ными ε и μ) [1]. Работа Веселаго долгое время не при- влекала внимания, поскольку таких материалов с от- рицательным показателем преломления (в отсутствие приложенного внешнего магнитного поля) не было най- дено в природе, что делало отрицательное преломление (ОП), по-видимому, невозможным для наблюдения. Большинство диэлектриков обладают только положи- тельной ε. Диэлектрическая проницаемость металлов отрицательна ниже плазменной частоты, так что в них может выполняться условие ε < 0 даже для видимого света (учет рассеяния носителей тока несколько по- нижает граничную частоту эффекта, см., например, Приложение). Но магнитная проницаемость известных магнитных материалов становится частотно-независи- мой и достигает единицы уже выше терагерцевых час- тот [3]. Плазменную частоту можно сдвинуть вниз в микроволновую область, заменив сплошной металл средой из стержней, но на знаке μ это не отразится (величина остается положительной) [3]. В некоторых ферромагнитных материалах можно получить отри- цательную μ в микроволновой области, но найти есте- ственный материал, демонстрирующий μ < 0 выше терагерцовых частот, не просто. Для достижения от- рицательной μ на высоких частотах и одновременно отрицательной ε созданы новые искусственные мате- риалы, известные как метаматериалы. Основная идея метаматериалов состоит в конструировании искусст- венных структур на основе малоразмерных элементов (обычно наномасштабных размеров) так, чтобы гео- метрические размеры этих элементов и расстояния между ними были много меньше длины электромаг- нитной волны. Тогда для электромагнитной волны та- кой метаматериал можно рассматривать как сплошную «эффективную среду». Впервые отрицательное прелом- ление, предложенное Веселаго, было эксперименталь- но подтверждено в микроволновой области в 2001 году [4]. Но было необходимо разработать метаматериалы с отрицательным показателем преломления для оптиче- ских частот. В последние годы наблюдается быстрый прогресс в области конструирования метаматериалов (см., например, [5]). Много усилий было посвящено со- зданию и расширению функциональности метаматери- алов для гигагерцевой [6,7], терагерцевой [8–10] и оп- тической областей частот [11–14], и был достигнут большой прогресс в этой области. К достоинствам ме- таматериалов относится исключительная возможность «выкраивать» макроскопические свойства путем под- ходящего выбора и расположения их структурных элементов [15]. Большинство известных применений ОПП материалов относится к «плащам-невидимкам» [16,17] и суперлинзам [18], позволяющим получить разрешающую способность изображения за дифрак- ционным пределом, и которые могут быть сделаны с плоской поверхностью [19–21]. Таким образом, поиск магнитных систем с отрицательным μ вплоть до опти- ческих частот остается актуальной задачей. Наблюдается тенденция к расширению круга мето- дик изучения ОПП сред. Например, недавно сообща- лось о наблюдении плазмонно-усиленного магнито- оптического эффекта Керра в магнитофотонном кри- сталле [22]. Необходимо отметить, что искусственные среды, обладающие отрицательным показателем преломления (метаматериалы), являются неоднородными. Однород- ные среды по сравнению с этими конструкциями, оче- видно, не должны бы приводить к потерям, обуслов- ленным неоднородностями, и должны бы быть много проще в изготовлении [23]. Обычно считается, что ОПП не наблюдается в при- роде. Поэтому метаматериалы [4,24], многослойные системы [14,25] и фотонные кристаллы [26,27] и были предложены в качестве МОП. Однако недавно было показано экспериментально, что естественные МОП Естественные среды с отрицательным преломлением Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 723 (заметим, что среды с отрицательными ε и μ также на- зывают левыми [1,28]) существуют, по крайней мере при гигагерцевых частотах, в манганитах с колоссаль- ным магнитосопротивлением (КМС), и La2/3Ca1/3MnO3 был продемонстрирован в качестве примера [29]. Так- же наблюдалось поведение с отрицательным показателем преломления допированного стронцием лантанового КМС манганита La0,775Sr0,225MnO3 в миллиметровой области волн [6]. На основе теоретического анализа были предсказаны выраженные ОПП свойства магнитно- го полупроводника In2–xCrxO3 в области 10,48 ТГц [23]. В данной статье мы даем краткий обзор главным образом однородных ОПП материалов на основе слож- ных окислов. 2. КМС соединения и поиск левых сред Соединения системы R1–xMxMnO3 (R и M — редко- земельный и двухвалентный элементы соответствен- но), обладающие колоссальным магнитосопротивле- нием, относятся к семейству сложных окислов со смешанной валентностью, кристаллизующихся в пе- ровскитоподобные структуры. Для этих сильно корре- лированных систем характерно многообразие магни- тотранспортных и структурных свойств как функций температуры, магнитного поля, легирования [30–33]. Уникальные свойства КМС соединений обусловлены сильной взаимосвязью подсистем, определяющих ре- шеточные, магнитные и транспортные характеристики. При некоторых значениях электронного допирования, обычно x = 0,2–0,5, эти соединения являются ферро- магнетиками с металлическим характером проводимо- сти при низких температурах, тогда как при высоких температурах поведение их проводимости соответст- вует полупроводниковому типу. Переход металл–ди- электрик между этими двумя состояниями существен- но связан с магнитным упорядочением в системе: температура такого перехода совпадает с температурой Кюри TC. Наибольшая величина КМС эффекта наблю- дается вблизи значения x = 0,33 интервала концентра- ций двухвалентного металла. Температура фазового перехода TC может быть изменена сменой допирующе- го элемента M или (и) его концентрации [33,34]. Конструктивная идея в рассматриваемом вопросе состоит в том, чтобы попытаться получить хороший металл, который имеет отрицательную диэлектричес- кую проницаемость и одновременно является ферромаг- нетиком с отрицательной магнитной проницаемостью вблизи магнитного резонанса в нужной спектральной области. 2.1. Свойства систем La1–xSrxMnO3 Манганит La2/3Ca1/3MnO3, обладающий колоссаль- ным магниторезистивным эффектом, испытывает фа- зовый переход парамагнитный диэлектрик–ферромаг- нитный металл при температуре TC ∼ 250 К [30]. Соединение обнаруживает сильную моду ферромаг- нитного резонанса в металлическом ферромагнитном состоянии. По этой причине соединение представля- лось идеальным кандидатом для проверки существова- ния отрицательного преломления, которое было дейст- вительно обнаружено в тонкой пленке La2/3Ca1/3MnO3 вблизи комнатной температуры в присутствии внешне- го магнитного поля (рис. 1). Температура фазового пере- хода TC для всей области допирования La1–xCaxMnO3 лежит ниже комнатной температуры. 2.2. Эксперименты с соединениями La1–xSrxMnO3 Эффект отрицательного преломления (левое пове- дение) допированного стронцием лантанового КМС манганита La0,775Sr0,225MnO3 обнаружен в области миллиметровых волн [6]. Это исследование предостав- ляет убедительное экспериментальное свидетельство проявления левого поведения La0,775Sr0,225MnO3 в магнитном поле, определяющем появление ОП. Мас- сивный образец соединения был использован в качест- ве граничной среды для одномерного фотонного кри- сталла (ФК) (рис. 2). Техника эксперимента детально описана в [35]. Параметры ФК были выбраны таким образом, чтобы получить запрещенную зону в области Рис. 1. Зависимость показателя преломления n (а) и коэффи- циента поглощения κ (б) La2/3Ca1/3MnO3 от магнитного поля на частоте 150 ГГц при различных температурах. Символы — данные эксперимента, линии — аппроксимация данных магнитного резонанса лоренцевской формой. На вставке изображен показатель преломления при 210 К в комплексном представлении [29]. –100 0 100 0 200 400 –100 0 0 200 295 К 270 К n 210 К б а 295 К 270 К 210 К 150 GHz n<0 κκ n 210 К 2/3 1/3 3La Ca MnO 0μ ,ТлH 5,0 5,2 5,4 Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов 724 Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 22–40 ГГц. В отсутствие граничной среды типичная запрещенная зона, наблюдаемая в спектре пропускания ФК, показана на рис. 3,а. Известно, что если ФК гра- ничит с проводником, в запрещенной зоне появляется таммовский пик [7,36,37] (см. рис. 3,б). Ширина, час- тота и амплитуда таммовского пика зависят от эффек- тивных параметров конструкции граничной среды. Внешним магнитным полем в образце можно соз- дать условия для наблюдения ферромагнитного резо- нанса (ФМР). С высокочастотной стороны пика ФМР реальная часть магнитной проницаемости отрицатель- на, а мнимая довольно мала [зона отрицательной маг- нитной проницаемости (ОМП зона)] [29]. Для исполь- Рис. 3. Экспериментальные спектры пропускания: запрещенная зона для ФК без граничной среды (a); зонный спектр для ФК, ограниченного образцом La0,775Sr0,225MnO3, H = 0. Стрелка указывает на таммовский пик, (пик 1) (б); зонный спектр для ФК, ограниченного проводящей ферромагнитной средой, H > 0. Пунктирная стрелка — пик 2, (ДО пик) (в–д) [6]. П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . 1 0, 1 0, 1 0, 1 0, 1 0, 0,8 0,8 0,8 0,8 0,8 0,6 0,6 0,6 0,6 0,6 0,4 0,4 0,4 0,4 0,4 0,2 0,2 0,2 0,2 0 0 0 0 Частота, Ггц Частота, Ггц Частота, Ггц Частота, Ггц Частота, Ггц 24 24 24 24 28 28 28 28 32 32 32 32 36 36 36 36 40 40 40 40 25 30 35 40 а H = 6240 Э в H = 6840 Э г H = 3820 Э б д H = 7150 Э Рис. 2. Исследуемая структура: 1 — ФК, 2 — граничная сре- да (образец La0,775Sr0,225MnO3) [6]. 1 1 2 Естественные среды с отрицательным преломлением Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 725 зованного образца La0,775Sr0,225MnO3 с металлической проводимостью реальные части диэлектрической и магнитной проницаемостей были отрицательными в ОМП зоне и образец проявлял свойства ОПП среды. При увеличении магнитного поля ФМР пик возрастал и ОМП зона сдвигалась в сторону высоких частот. При достижении ОМП зоной запрещенной зоны ФК появ- лялась область высокой прозрачности (так называемая «дважды отрицательная» область) [38]. В этом частот- ном интервале обратная волна распространяется по ОП среде и, соответственно, передача энергии через всю структуру существенно возрастает. В эксперименте [6] дважды отрицательный (ДО) пик (пик 2) хорошо виден в этой частотной области (рис. 3,в–3,д). Таким образом, в отсутствие магнитного поля из- вестный таммовский пик появляется в запрещенной зоне фотонного кристалла, указывая, что манганит яв- ляется «однократно отрицательной» средой (отрица- тельная диэлектрическая проницаемость). В присутст- вии внешнего магнитного поля несколько выше часто- ты ферромагнитного резонанса в запрещенной зоне ФК появляется дополнительный (зависящий от поля) пик прозрачности, указывая, что манганит становится дважды отрицательной средой (отрицательные диэлек- трическая и магнитная проницаемости). Температура Кюри в системе допированного стронцием лантаново- го КМС манганита La1–xSrxMnO3 выше комнатной для концентраций в интервале x ≈ 0,2–0,5, и ее величина приблизительно равна 350 К для La0,775Sr0,225MnO3, что важно для потенциальных приложений. Эксперимент дал хорошее согласие с данными рас- четов [6], согласно которым запрещенная зона для ФК в отсутствие граничной среды лежала в частотной по- лосе 22–40 ГГц (рис. 4). Эксперимент показал, что в манганитах La1–xSrxMnO3 при достижении перехода металл–диэлектрик с ди- электрической стороны наблюдается прямо пропор- циональная связь между динамической проводимо- стью и диэлектрической проницаемостью (рис. 5) [39]. На рис. 5 показана параметрическая зависимость ди- электрической проницаемости La1–xSrxMnO3 для раз- личных уровней допирования. Данные представлены для двух металлических соединений x = 0,175 и x = = 0,33 и для одного состава в диэлектрической части фазовой диаграммы x = 0,125. Оценка характеристиче- ской (обрезающей) частоты основного процесса дала значение νc ∼ 6 TГц. Это указывает на то, что на вы- соких частотах (ν > 300 ГГц) даже в «металлических манганитах» эффекты от динамической проводимости доминируют над эффектами от процессов постоянного тока. Данные для системы La1–xSrxMnO3 полностью ана- логичны результатам для соединений (Pr:Ca:Sr)MnO3 [39]. На рис. 6 диэлектрическая проницаемость (Pr:Ca:Sr)MnO3 представлена как функция проводимо- сти. При этом значения проводимости и диэлектри- ческой проницаемости в нулевом поле были вычтены и показаны только изменения, зависящие от магнит- ного поля. Все данные в температурном интервале Рис. 4. Моделирование эксперимента: запрещенная зона ФК (а); зонный спектр для ФК, ограниченного проводящей ферро- магнитной средой, при H = 0. Стрелка указывает на таммов- ский пик (б); зонный спектр для ФК, ограниченного прово- дящей ферромагнитной средой, при H > 0. Пунктирная стрелка указывает на ДО пик [6] (в). 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0 П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . 24 28 32 36 40 Частота, ГГц Частота, ГГц Частота, ГГц 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0 П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . 24 28 32 36 40 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0 П р о п у ск ан и е, п р о и зв . ед . 24 28 32 36 40 а б в Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов 726 Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 60–200 К, т.е. в зарядово-упорядоченном диэлект- рическом состоянии, сходятся в одно универсальное линейное соотношение между диэлектрической про- ницаемостью и проводимостью, представленное пунк- тирными линиями. Эта пропорциональность между проводимостью и диэлектрической проницаемостью нарушается только вблизи температуры плавления за- рядово-упорядоченного состояния (рис. 7). Такая же пропорциональность наблюдалась, если в качестве параметра использовалась температура. Оценка часто- ты обрезания диэлектрического состояния дала значе- ние νc ∼ 2 TГц, что лежит в частотной области фотонов и указывает на фотонный механизм прыжковой прово- димости в (Pr:Ca:Sr)MnO3. 2.3. Некоторые другие перовскитоподобные манганиты как возможные среды с отрицательным преломлением Подходящими, с точки зрения удобства для по- тенциальных применений, значениями температур Кю- ри обладает также КМС система La1–xBaxMnO3 (x = = 0,2–0,33), для которой значения TC лежат вблизи ком- натной температуры. Это дает основание для ее вклю- чения в список перспективных кандидатов для естест- венных МОП [40,41]. Система обладает свойствами, аналогичными свойствам соединений La2/3Ca1/3MnO3 и La0,775Sr0,225MnO3, в которых экспериментально наблюдалось отрицательное преломление. Ожидается, что эта система будет иметь сильную моду ферромаг- нитного резонанса и в металлическом ферромагнитном состоянии. В зависимости от содержания Ba темпера- тура Кюри этого соединения варьируется в интервале 250–330 К, что дает основание ожидать возникновения Рис. 5. Диэлектрическая проницаемость La1–xSrxMnO3, по- строенная как функция проводимости, с температурой в ка- честве параметра в нулевом магнитном поле. Данные приве- дены для частотного интервала 400–1000 ГГц. Пунктирная линия демонстрирует линейную связь между проводимостью и диэлектрической проницаемостью [39]. 1– 3La Sr MnOx x x = 0,125 x = 0,175 x = 0,33 10 3 10 3 10 2 10 2 10 1 10 1 10 0 10 0 10 –1 10 –1 � � 1 � � � ~c� 6 Тгц �1, Ом ·см –1 –1 Рис. 6. Диэлектрическая проницаемость (Pr:Ca:Sr)MnO3, по- строенная как функция проводимости, на частотах ν = 350 ГГц (нижняя панель) и ν = 850 ГГц (верхняя панель). Данные представлены для фиксированных температур и изменяюще- гося магнитного поля (символы) и для нулевого магнитного поля и изменяющейся температуры (сплошные линии). Пунктирные линии показывают линейную связь между про- водимостью и диэлектрической проницаемостью [39]. ( )Pr:Ca:Sr MnO3 10 0 10 0 10 0 10 –1 10 –1 10 –2 10 –2 10 –1 10 –2 10 1 � � 1 � � 1 ��1, Ом ·см –1 –1 �� = 850 ГГц � = 850 ГГц 60 К 120 К 160 К 180 К 200 К �1( )T � � 1 , О м ·с м – 1 – 1 10 1 32 28 24 0 2 4 �1 �0H, Тл 350 ГГц 120 К 120 К 160 К ( ) 160 К (– )� 200 К ( ) � 200 К ( ) – Рис. 7. Зависимости диэлектрической проницаемости (нижняя панель) и проводимости (верхняя панель) Pr0,65Ca0,28Sr0,07MnO3 от магнитного поля на частоте 350 ГГц при различных температурах. Кривые сдвинуты для ясности, как указано в скобках [39]. Естественные среды с отрицательным преломлением Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 727 в нем ОПП состояния в области температур вблизи комнатной. Особенно большие значения магнитосопротивления наблюдались в манганитах Pr1–xCaxMnO3 [42,43], что может быть объяснено как следствие фазового перехо- да I рода между зарядово- и орбитально-упорядочен- ной диэлектрической фазой и ферромагнитной метал- лической фазой [44–47]. Дополнительное замещение ионов Ca2+ ионами Sr2+ доводит изменение величины электросопротивления в магнитном поле до одинна- дцати порядков [48]. Тонкий баланс различных систем энергетических уровней в (Pr:Ca:Sr)MnO3 приводит к новым физическим эффектам, таким как включение перехода металл–диэлектрик светом, рентгеновским из- лучением или электрическим полем [49–52]. Проведенные недавно расчеты свойств кристаллов, допированных эрбием, позволяют предсказывать левые спектральные полосы шириной 50 МГц для пробного поля, осциллирующего на уровне примерно 1,54 мкм [53]. Результат получен на основе анализа электронной структуры примесных редкоземельных ионов в кри- сталлах. Показано, что кристаллы, допированные лан- танидами, могут быть сделаны левыми в определенной спектральной области. В этой модели электрический и магнитный дипольные переходы играют роль электри- ческого и магнитного резонаторов соответственно. Авторы [53] рассмотрели среду, взаимодействующую со слабым пробным электромагнитным полем, осцил- лирующим с частотой ω, описываемого электрическим полем E, магнитным полем B и волновым вектором k. Взаимодействие приводило к появлению в среде мак- роскопических поляризации P и намагниченности M. Предполагался линейный отклик среды на пробное поле: P = ε0αeE и μ0M = αmB, где αe и αm — поляри- зуемость и намагничиваемость соответственно [54]. Значения поляризуемости и намагничиваемости по- рядка единицы на одних и тех же частотах необходи- мы для получения параметров спектральной полосы с отрицательными вещественными частями относитель- ной магнитной проницаемости μr = (1-αm)–1 и относи- тельной диэлектрической проницаемости εr = 1+αe. Электронный переход, включающий электрический (магнитный) диполь, формирует диэлектрическую (маг- нитную) проницаемость таким же образом, что и элек- трический (магнитный) резонатор, имеющий частоту перехода между его собственными частотами. Поэтому среда, имеющая почти вырожденные электрический и магнитный дипольные переходы, является хорошим кандидатом для реализации левого материала в облас- ти частот переходов. Такая ситуация может быть най- дена в кристаллах, допированных лантанидами. Предсказанные левые свойства кристалла, допиро- ванного эрбием, представлены на рис. 8 [23]. Магнит- ное взаимодействие играет значительную роль в пере- ходе между основным мультиплетом J = 15/2 и первым возбужденным мультиплетом J = 13/2 ионов эрбия [55]. Результат этого исследования не ограничивается ионами эрбия. Последний был выбран ввиду хорошо известного магнитного характера перехода J = 15/2 → → J = 13/2 и из-за технологической важности его час- тоты. Известно, что в различных лантанидах сущест- вует много переходов, имеющих магнитный характер, например таких, как переход 4I9/2 → 2I11/2 в Nd3+ при- мерно при 5 мкм, 5I8 → 3K8 в Ho3+ примерно при 470 нм, и 4I13/2 → 2K15/2 в Er3+ примерно при 360 нм. Другим возможным кандидатом для получения пе- рестраиваемого эффекта ОП является узкозонная КМС система Nd1–xCaxMnO3 (x = 0,3–0,4). Можно ожидать, что система обладает ОП в двух частотных областях: на гигагерцевых частотах в окрестности индуцирован- ного магнитным полем перехода диэлектрик–полупро- водник, подобно тому, как это происходит в соединени- ях La1–xCaxMnO3; в инфракрасной области благодаря электронному переходу в ионах Nd3+. Перовскит Nd2/3Ca1/3MnO3 обладает фазово-рассло- енным основным состоянием [56–58]: при низких тем- пературах сосуществуют три фазы с дальним магнит- ным порядком (антиферромагнитные PCE и DE типов, и ферромагнитная B-типа; классификация структур да- на в соответствии с [59]). При приложении магнитного свыше 3 Тл соединение становится проводящим ферро- магнетиком [60]. Недавно было показано, что спонтанная электрическая поляризация существует в Nd0,6Ca0,4MnO3 при низкой температуре (т.е. система является мульти- ферроиком) [61]. Этот эффект в Nd0,6Ca0,4MnO3 суще- ственно сильнее, чем в Pr0,6Ca0,4MnO3. Эффект связан с недавно предсказанными нецентросимметричными структурами в допированных манганитах [62], в кото- рых eg электроны не локализованы на ионах марганца Рис. 8. Зависимости диэлектрической и магнитной прони- цаемостей от сдвига частоты. Допированный эрбием кристалл демонстрирует левые свойства в полосе примерно 50 МГц (затененная область). В отсутствие статического магнитного поля (пунктирная линия) левые полосы отсутствуют [23]. Re Im � r � r �, МГц –100 0 100 2 0 –2 –4 20 0 –20 –40 �, МГц –100 0 100 Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов 728 Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 при зарядовом и орбитальном упорядочении, а распре- делены между соседними ионами, формируя упорядо- ченную полярную димерную структуру. Изменение электрической поляризации происходит при подав- лении магнитным полем зарядово-упорядоченного ан- тиферромагнитного (АФМ) состояния и переходе к ферромагнитной (ФМ) проводящей фазе. Переход со- провождается скачком намагниченности и магнито- стрикции. Необычные свойства Nd1–xCaxMnO3 (x = = 0,3–0,4) открывают перспективы для поиска отрица- тельного преломления в окрестности индуцированного магнитным полем превращения АФ диэлектрик–ФМ металл, а также перестраиваемых характеристик пре- ломления посредством изменений температуры или/и магнитного поля. Кроме того, соединения могут рас- сматриваться как эффективная среда для осаждения наноэлементов метаматериалов. Перестройка характе- ристик пропускания таких метаматериалов может быть осуществлена благодаря взаимодействию наноэлемен- тов и эффективной среды. 2.4. Низкотемпературное фазовое расслоение как характерная особенность КМС окислов Характерной особенностью перовскитоподобных окислов марганца является низкотемпературное фазо- вое расслоение [63]. Недавно было показано [64], что в манганитах происходит структурное фазовое расслое- ние как следствие мартенситных переходов (МП). По- следние представляют собой первородные бездиф- фузионные структурные превращения, происходящие между высокотемпературной родительской фазой (ау- стенит) и низкотемпературной фазой низкой симмет- рии (мартенсит). Превращение происходит путем пе- регруппировки атомов, вовлеченных в коллективное сдвиговое смещение. В результате развивается самоор- ганизованное фазово-расслоенное состояние в широ- кой температурной области, когда высокотемператур- ная и низкотемпературная фазы сосуществуют. При охлаждении растущая низкотемпературная фаза вызы- вает напряжения в соседних областях того же кристал- лита (так называемые аккомодационные напряжения), препятствующие дальнейшей трансформации системы. Необходимо еще более понизить температуру для дальнейшего роста мартенситной фазы. Свойства та- ких соединений существенно зависят от истории обра- ботки материала и деталей эксперимента при исследо- ваниях [64,65]. Мартенситные превращения широко распространены в природе, примеры чего наблюдались в купратных сверхпроводниках [66], сплавах переход- ных металлов [67], актинидах [68], КМС манганитах [40,64,69,70]. Они формируют уникальные свойства соединений, такие как эффект памяти формы в интер- металлидах [71], необычная ступенчатая магнитная релаксация [65,72] и огромная величина магнитосопро- тивления [64] в манганитах. Последний эффект проис- ходит в результате комбинации дальнодействующих деформаций кристаллической решетки (аккомодаци- онные напряжения) и сильных электронных корреля- ций [64]. Мартенситные превращения в перовскитопо- добных КМС манганитах приводят к сосуществованию самоорганизованных индуцированных напряжениями наномасштабных и субмикронных фаз [64,69,73]. Мар- тенситные превращения, обнаруженные в узкозонных КМС манганитах, тесно связаны с явлением зарядово- го упорядочения (рис. 9) и приводят к сосуществова- нию фаз — дырочно недопированной антиферромаг- нитной и ферромагнитной с высокой концентрацией дырок [64,74,75]. В широкозонных КМС манганитах структурные превращения часто рассматривались как второстепен- ный эффект и изучались мало. В отличие от известных мартенситных превращений в узкозонных манганитах, МП в La2/3Ba1/3MnO3 происходит в ферромагнитном состоянии и приводит к сосуществованию двух ферро- магнитных фаз с одинаковыми электронными концент- рациями: ромбоэдрической 3R c (аустенит) и ортором- бической Imma (мартенсит) в широкой температурной области ниже комнатной температуры (рис. 10). Мар- тенситное фазовое превращение в La2/3Ba1/3MnO3 в окрестности 200 К приводит к структурно-фазово-рас- слоенному состоянию соединения ниже комнатной температуры, определяя его характерные свойства. Сре- ди них — гигантский температурный гистерезис упру- а б в г �t = 3 c�t = 2 c �t = 1 c (Bi,Ca)MnO3 TCO=180К A P 100 m� �t = 0 T = 175 К Рис. 9. Рост мартенситной зарядово-упорядоченной (CO) фазы (белые пластины) в Bi0,2Ca0,8MnO3 несколько ниже Тсо = 180 К, временные интервалы Δt = 1 c. Темные пластины представляют родительскую аустенитную фазу [64]. Естественные среды с отрицательным преломлением Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 729 гих характеристик и намагниченности, гигантская аномалия чувствительности магнитной восприимчиво- сти к низкому одноосному давлению [76], ступенчатое температурное поведение магнитной восприимчивости и соответствующее сингулярное поведение внутренне- го трения [77]. Последнее явление отражает специфику релаксационных явлений, присущих дискретной мар- тенситной кинетике. Представляет интерес вопрос о характере влияния структурного фазового расслоения, вызванного мар- тенситным превращением, на эффект отрицательного преломления. Заметим, что в La2/3Ba1/3MnO3 это рас- слоение захватывает область температур вблизи ком- натной, что может быть важно для прикладных целей. Можно ожидать, что температурная смена плоских до- менов мартенситной фазы доменами аустенитной фазы отразится на частоте наблюдения отрицательного пре- ломления. Насколько нам известно, проблема влияния фазового расслоения на ОП ранее не обсуждалась, так что ее изучение представляет определенный интерес. Фазово-расслоенные состояния зависят от температу- ры и магнитного поля, что может быть важным при создании настраиваемых устройств. Свойства рассло- енных фаз могут отличаться достаточно сильно, о чем можно судить по величине температурного гистерези- са. Например, в La0,8Ва0,2MnO3 электросопротивление при нагреве и охлаждении существенно различается в интервале 15–20 К в области структурного фазового перехода [78] (рис. 11). Следует отметить, что характер температурных гис- терезисных явлений, наблюдавшихся ранее при струк- турных фазовых переходах в широкозонных КМС ман- ганитах La0,8Ва0,2MnO3 [78,79], La0,825Sr0,175MnO3 [80,81] и La0,80Sr0,20MnO3 [80,82], позволяет предпола- гать мартенситную природу этих превращений. 3. Магнетит Fe3O4 в области перехода Вервея Магнетит Fe3O4 является старейшим известным ес- тественным магнитным материалом. Он кристаллизу- ется в кубическую высокотемпературную структуру и испытывает моноклинное искажение при температуре первородного фазового перехода металл–диэлектрик при TV ∼ 120 К (ниже TV соединение является диэлек- триком), известного как переход Вервея. Этот переход представляет собой смену зарядово-неупорядоченной фазы на зарядово-упорядоченную с изменяющейся ва- лентностью (Fe2+/Fe3+) октаэдрически координирован- ных ионов железа в зарядово-упорядоченном состоя- нии ниже TV. Недавно обнаружено, что поведение диэлектриче- ской константы при переходе Вервея крайне необычно [83]. Исследования пропускания и отражения указы- вают на сильное уменьшение диэлектрической кон- станты при переходе металл–диэлектрик, так что выше TV она становится даже отрицательной (рис. 12). В классической системе, испытывающей переход ме- талл–диэлектрик (например, в допированном кремнии), наблюдается расходимость диэлектрической констан- ты при достижении температуры перехода со стороны диэлектрического состояния [84], что получило назва- ние диэлектрической катастрофы. Сильное возраста- ние диэлектрической константы при переходе металл– диэлектрик наблюдалось в допированном стронцием манганите LaMnO3 [85]. Авторы [83] полагают, что первородный характер фазового перехода в магнетите прерывает рост диэлектрической константы, наблю- 100 200 300 400 0 20 40 60 80 100 Imma La0,66Ba MnO0,34 3 R с3 T, К Ф аз о в ы й со ст ав , % Рис. 10. Концентрации кристаллических фаз Imma и 3R c в La2/3Ba1/3MnO3 в температурном интервале 5–370 К (данные нейтронной дифракции [40]). 180 190 200 210 Т, К С о п р о ти в л ен и е, м О м см� 6 2 Н = 0 Н = 5 Тл Н = 12 Тл 5 4 3 Рис. 11. Температурный гистерезис электросопротивле- ния в окрестности температуры Тs структурного фазового превращения (обозначено вертикальными стрелками) в La0,8Ва0,2MnO3 [78]. Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов 730 Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 даемый при T < TV, с понижением частоты пробного поля. Вместо этого диэлектрическая константа магне- тита испытывает резкий скачок в отрицательную об- ласть на «металлической» стороне перехода (рис. 13). Механизм проводимости переключается между прыж- ковой, для локализованных состояний ниже TV, и сво- бодным движением носителей выше TV. Результат [83] свидетельствует об образовании когерентного состоя- ния электронов с металлической стороны перехода Вервея с высокой подвижностью носителей заряда. 4. Магнитный полупроводник In2–xCrxO3 Недавно был предсказан [83] однородный материал с отрицательным показателем преломления на основе магнитного полупроводника (МПП) [86] In2–xCrxO3. Допированный хромом окисел индия, исследованный недавно [87,88], оказался специфическим магнитным полупроводником. Основная идея механизма магнон- плазмонной интерференции, ведущего к отрицатель- ному преломлению, состоит в следующем. Эффект ОПП достигается простым использованием хорошо из- вестного факта, что в МПП возможна суперпозиция волн зарядовой плотности (плазмонов) и волн спино- вой плотности (магнонов) [86]. Была использована возможность подстройки подходящих параметров, та- ких как уровень допирования x, чтобы настроить часто- ту плазмонного резонанса на значение (ωp ≈ 10,8 ТГц) большее, чем граничная частота спин-волнового резо- нанса ферромагнитного МПП, ΩS ≈ 10,48 ТГц, остава- ясь при этом в области частот, в которой плазмонные потери минимизированы. С использованием теории ферромагнетизма [89] аналитически было показано [23], что в поликристаллическом МПП соответствующий тензор магнитной проницаемости упрощается до ска- лярной функции друдевского типа μ(ω). Эта функция описывает ненулевой отклик (μ(ω) ≠ 1) в окрестности частоты спин-волнового резонанса ω ≈ ΩS. Этот маг- нитный отклик сопровождается электрическим откли- ком ε(ω) благодаря плазмонам, так что комбинация обоих откликов порождает отрицательное преломле- ние в определенной полосе энергий. Ширина этой по- лосы зависит от уровня потерь в плазмонной и спин- волновой подсистемах. 0 40 120 124 128 0 10 20 30 Fe O3 4 12 мc –1 R + �R T + �Т 10 –7 10 –3 10 0 200 TV 10 –1 10 120124 Т, К � d c � d c Т, К � 1 � � 1 , О м см – 1 – 1 Рис. 12. Температурная зависимость диэлектрической кон- станты ε1 (верхняя панель) и проводимости σ1 (нижняя па- нель) в магнетите на частоте υ = 12 см–1. Данные рассчитаны по комплексному коэффициенту отражения (кружки) мас- сивного образца и по комплексному коэффициенту пропус- кания тонкой пластины, толщиной 0,05 мм (треугольники). Вставка справа — проводимость по постоянному току мас- сивного образца во всем интервале температур, вставка слева — область температур вблизи перехода Вервея [83]. Рис. 13. Частотная зависиость проводимости σ1 (нижняя панель) и диэлектрической константы ε1 (верхняя панель) магнетита выше и ниже TV ≈123 К. Символы ниже 40 см–1 и сплошные линии выше 30 см–1 представляют эксперимен- тальные данные, пунктирные линии — модельные вычисле- ния. Экспериментальные данные получены по пропусканию и фазовому сдвигу тонкой пластины Fe3O4 ниже 40 см–1 и путем анализа Крамерса–Кронига отражения массивного образца выше 30 см–1 [83]. Fe O3 4 TV = 123 К �DC � 1 � � 1 , О м см – 1 – 1 � � ��(0) – 1 s – 1 120 К 100 К 130 К 130 К 100 К 120 К � ��1 s 80 40 0 100 10 1 10 100 1000 Частота, см –1 Естественные среды с отрицательным преломлением Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 731 Получение системы с отрицательным преломле- нием в рамках однородного материала рассмотрено ранее в разд. 2.1, где экспериментально было показано, что вблизи частоты ферромагнитного резонанса ~150 ГГц в ферромагнитном металлическом манганите La2/3Ca1/3MnO3 наблюдается ОП [29]. Эффект обу- словлен тем, что ε(ω) и μ(ω) в окрестности ФМР удов- летворяли критерию отрицательного преломления [90], так что система находилась в состоянии с Re (n) < 0. Магнитный полупроводник In2–xCrxO3 [23] обладает отрицательным преломлением на значительно более высоких частотах ~ 10 ТГц в сравнении с 150 ГГц в случае La2/3Ca1/3MnO3 [29] и ~30 ГГц в случае La0,775Sr0,225MnO3 [6] благодаря сильной косвенной ферромагнитной спин-спин связи, обеспечивающей высокую граничную спин-волновую (резонансную) частоту ΩS ≈ 10,48 ТГц. Более того, в области полосы отрицательного преломления In2–xCrxO3 обладает уровнем потерь ξ = \|Re (n)/Im (n)\| ~ 0,4, что значитель- но меньше, чем потери ξ≥1, указанные в [29]. Кроме того, поликристаллический магнитный полупроводник In2–xCrxO3 [23] обнаруживает полностью изотропный эффект, в отличие от анизотропного монокристалла манганита La2/3Ca1/3MnO3 в [29]. 5. Слоистые сверхпроводники Один из перспективных путей создания метамате- риалов состоит в конструировании сильно анизотроп- ной среды, в частности материала с одноосной анизо- тропией, который обладал бы компонентами тензора диэлектрической проницаемости, продольными \|\|ε и поперечными ⊥ε к поверхности образца, с разными знаками [91–93] (очевидно, что в этом случае выраже- ние для показателя преломления однородной среды n = ± εμ не применимо). Эти материалы могут пре- доставлять две возможности: положительное прелом- ление с отрицательным показателем преломления (ко- гда нормальные к поверхности образца компоненты волнового вектора и вектора Пойнтинга имеют разные знаки); отрицательное преломление с положительным показателем преломления (когда параллельные по- верхности образца компоненты волнового вектора и вектора Пойнтинга имеют разные знаки) [91]. Оба слу- чая могут обеспечить получение суперразрешенных изображений [21,94]. Такие метаматериалы привлека- тельны тем, что они относительно просты в изготов- лении, могут поддерживать широкую полосу ОПП и не требуют отрицательной магнитной проницаемости, следовательно, не страдают от потерь магнитного ре- зонанса. Свойства анизотропных метаматериалов, изготов- ленных на основе слоистых сверхпроводников, про- анализированы в [91]. Было показано, что эти материа- лы могут иметь ОПП в широкой частотной области при произвольных углах падения электромагнитной волны. Однако сверхпроводящие метаматериалы, изго- товленные из естественных слоистых купратов, обла- дающих высокой TC, имеют большую нормальную проводимость внутри слоев, даже при очень низких температурах, что обусловлено d-волновой симмет- рией их сверхпроводящего параметра порядка, т.е. энергетические потери в них очень большие. В то же время s-волновые сверхпроводники с низкими TC по- зволяют получать метаматериалы с низкими потерями при CT T<< . Но вещественная часть их диэлектриче- ской проницаемости внутри слоев очень велика, что понижает степень усиления слабых мод и потенциально ограничивает использование сверхпроводящих структур как практических метаматериалов. 6. Перестраиваемые метаматериалы Одна из проблем большинства метаматериалов со- стоит в том, что они могут быть созданы для работы на одной «резонансной частоте». Желательно не только разработать метаматериал для требуемых целей, но также обеспечить подстройку его возможностей до уровня ансамбля устройств. Это делает метаматериалы отличными от обычных материалов и открывает зах- ватывающие возможности многофункциональности с использованием способности к подстройке. Перестра- иваемые метаматериалы обладают возможностью из- менять их свойства посредством внешнего влияния или сигнала. При настройке резонансных метамате- риалов это означает влияние на систему путем изме- нения ее резонансных параметров. Перестраиваемые метаматериалы на основе нелинейных свойств пред- ложены в [95–97]. Обычно перестраиваемые метаматериалы, позво- ляющие перестраивать их резонансную частоту с по- мощью определенных воздействий, теряют настройку, как только это воздействие перестает действовать. Бла- годаря последним исследованиям появились первые метаматериалы, свойства которых фиксируются внеш- ними воздействиями [98]. Электромагнитные свойства новых «метаматериалов с памятью» могут не только временно изменяться в зависимости от уровня прило- женного электрического напряжения или интенсивно- сти света, но они могут запоминаться: метаматериал будет работать на новых частотах, которые ему заданы, после снятия управляющего внешнего воздействия. Подобно многим другим метаматериалам, метамате- риалы с памятью содержат массив проводящих колец, называемый «резонатором расщепленных колец» (РРК), который обеспечивает основные необходимые электро- магнитные свойства. Однако в метаматериалах с памя- тью РРК наносятся на двуокись ванадия, имеющую фазовый переход металл–изолятор, которым можно управлять с помощью света или приложенного элек- Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов 732 Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 трического напряжения. Такая настройка может быть очень полезной для прикладных целей. Поиск новых перестраиваемых метаматериалов позволяет открыть перспективы для изучения оптического эффекта Доп- лера, суперлинз, устройств с оптическим туннелирова- нием, компактных резонаторов и высоко направлен- ных источников излучения. 7. Выводы Представленный обзор имеющихся публикаций по- казывает, что современная физика твердого тела по- зволяет получать естественные однородные ОПП сре- ды на снове сложных окислов переходных металлов. Следует отметить три основных пункта представлен- ного материала. 1. ОПП состояние наблюдалось, в частности, в тон- кой пленке La2/3Ca1/3MnO3 на частоте 150 ГГц и в La0,775Sr0,225MnO3 на частоте 30 ГГц. 2. Теоретические исследования дают основания ожидать расширения области ОПП состояний на ин- фракрасный оптический диапазон, используя кристал- лы, допированные лантанидами, в которых электроди- польный и магнитодипольный переходы играют роль электрического и магнитного резонаторов соответст- венно. 3. Одно из направлений создания метаматериалов состоит в получении сильно анизотропных сред, в ча- стности одноосно анизотропных материалов с различ- ными знаками компонент тензора диэлектрической проницаемости, продольной ε\|\| и поперечной ε⊥ по от- ношению к поверхности плоского образца. В этом слу- чае отрицательная магнитная проницаемость не требу- ется. Авторы выражают признательность Л. Пожар, Е.С. Сыркину, Ю.А. Фрейману, С.И. Тарапову, В.А. Ямполь- скому, А.В. Кацу, И.С. Спеваку и С.Н. Доле за полез- ные обсуждения, а также В.В. Еременко и Н.Ф. Хар- ченко за интерес и поддержку работы. Приложение Для систем с металлическим характером электриче- ской проводимости диэлектрическая проницаемость имеет вил [99] 2 2 2 p∞ ∞ ε ω ε = ε − ω + γ , где 2 24 / ( )p ne m∞ω = π ε — квадрат плазменной часто- ты, разность 1∞ε − равна вкладу от высокоэнерге- тичных ( 2 2 pω >> ω ) межзонных переходов (обычно ~ 1–3∞ε ), n — плотность носителей тока, m — их эффективная масса, ω и γ — круговая частота и частота рассеяния носителей тока (транспортной релаксации) соответственно. Легко видеть, что 0ε < , если 2 2 2 pω < ω − γ (рис. П.1,а). В диэлектриках диэлектрическая проницаемость оп- ределяется резонансными электронными переходами, так что для основной резонансной частоты ω0 имеем [99] 2 2 0 0 2 2 2 2 2 0 ( ) 1 ( ) Aω ω −ω ε = + ω −ω +ω Γ , где A и Γ — параметры, характеризующие интенсив- ность и ширину резонансной линии соответственно Рис. П.1. Схематические изображения частотных зависимо- стей диэлектрической и магнитной проницаемостей различ- ных сред: ε в металле (а), ε в диэлектрике (б), и μ в области ферромагнитного резонанса (в). 0 1 2 3 –4 –3 –2 –1 0 1 0 1 2 3 3 2 –1 0 1 3 2 –1 0 1 54 0 0,5 1,0 1,5 �, произв. д.e �, произв. д.e �, произв. д.e � � � Естественные среды с отрицательным преломлением Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 733 (рис. П.1,б). Отсюда неравенство 0ε < может быть выполнено, если ( ) ( )0 1 0 2 0, , , ,f A f Aω + ω Γ − ω Γ < ω < ( ) ( )0 1 0 2 0, , , ,f A f A< ω + ω Γ + ω Γ , и 2 2 2 2 2 2 0 0 0 0 02 ( 2 )A A AΓ < ω + ω − ω + ω −ω , где ( ) 2 0 1 0 , , 2 A f A ω −Γ ω Γ = , ( ) ( )2 2 2 2 0 1 0 0, , , ,f A f Aω Γ = ω Γ −ω Γ . Условия отрицательности магнитной проницаемо- сти 1 4μ = + πχ (χ — вещественная часть динамиче- ской магнитной восприимчивости) может быть полу- чено из соотношения Крамерса–Кронига [100,101] ( ) ( ) ( ) "1 P d ∞ −∞ χ ω χ Ω = ω+ χ ∞ π ω−Ω∫ , где P — символ главного значения интеграла, а ( ) ( )" "χ ω = −χ −ω — мнимая часть магнитной воспри- имчивости. Пренебрегая магнитными потерями, поло- жим ( ) ( ) ( )0" Bχ ω = ω δ ω−Ω , где ( )B ω — параметр интенсивности магнитного резонанса, ( )xδ — символ дельта-функции, 0 Bg HΩ = μ — резонансная круго- вая частота, g — фактор Ланде магнитных моментов системы, μB — магнетон Бора, — постоянная План- ка, и H — магнитное поле. Мы рассматриваем здесь линейный отклик магнитной системы на высокочас- тотное магнитное поле h, поперечное по отношению к постоянному полю H и полагаем ( ) 0χ ∞ = . Для g = 2 и H = 10 кЭ частота поля и длина электромагнитной вол- ны составляют ν ≈ 28 ГГц и λ ≈ 1 см соответственно. Интегрирование дает ( ) ( )0 0 2 2 0 8 1 Bπ Ω Ω μ Ω = + Ω −Ω , так что неравенство 0μ < справедливо, если ( )2 2 2 0 0 0 08 BΩ < Ω < Ω + π Ω Ω рис. П.1,в). 1. В.Г. Веселаго, УФН 92, 517 (1967) [Sov. Phys. Usp. 10, 509 (1968)]. 2. J.B. Pendry and D.R. Smith, Phys. Today 57, 37 (2004). 3. J.B. Pendry, A.J. Holden, W.J. Stewart, and I. Youngs, Phys. Rev. Lett. 76, 4773 (1996). 4. R.A. Shelby, D.R. Smith, and S. Schultz, Science 292, 77 (2001). 5. H. Liu, Y.M. Liu, T. Li, S.M. Wang, S.N. Zhu, and X. Zhang, Phys. Status Solidi B246, 1397 (2009). 6. M.K. Khodzitsky, T.V. Kalmykova, S.I. Tarapov, D.P. Belo- zorov, A.M. Pogorily, A.I. Tovstolytkin, A.G. Belous, and S.A. Solopan, Appl. Phys. Lett. 95, 082903 (2009). 7. D.P. Belozorov, M.K. Khodzitsky and S.I. Tarapov, J. Phys. D: Appl. Phys. 42, 055003 (2009). 8. T.J. Yen, W.J. Padilla, N. Fang, D.C. Vier, D.R. Smith, J.B. Pendry, D.N. Basov, and X. Zhang, Science 303, 1494 (2004). 9. W.J. Padilla, A.J. Taylor, C. Highstrete, Mark Lee, and R.D. Averitt, Phys. Rev. Lett. 96, 107401 (2006). 10. Hou-Tong Chen, Willie J. Padilla, Joshua M.O. Zide, Arthur C. Gossard, Antoinette J. Taylor and Richard D. Averitt, Nature 444, 597 (2006). 11. V.M. Shalaev, Nature Photonics 1, 41 (2007). 12. Na. Liu, Hongcang Guo, Liwei Fu, Stefan Kaiser, Heinz Schweizer, and Harald Giessen, Nature Mater. 7, 31 (2008). 13. C.M. Soukoulis, S. Linden, and M. Wegener, Science 315, 47 (2007). 14. A. Alu and N. Engheta, Phys. Rev. B75, 024304 (2007). 15. A. Sihvola, Metamaterials 1, 2 (2007). 16. D. Schurig, J.J. Mock, S.A. Cummer, J.B. Pedry, A.F. Starr and D.R. Smith, Science 314, 917 (2006). 17. I.I. Smolyaninov, Vera. N. Smolyanonov, A.V. Kildishev, and V.M. Shalaev, Phys. Rev. Lett. 102, 213901 (2009). 18. N. Fang, H. Lee, C. Sun, and X. Zhang, Science 308, 534 (2005). 19. J.B. Pendry, Phys. Rev. Lett. 85, 3966 (2000). 20. X. Zhang and Z.W. Liu, Nature Mater. 7, 435 (2008). 21. Z.W. Liu, H. Lee, Y. Xiong, C. Sun, and X. Zhang, Science 315, 1686 (2007). 22. T.V. Dolgova, A.G. Zhdanov, A.G. Grunin, E.A. Ganshina, and A.A. Fedyanin, Int. Conf. «Functional Materials» ICFM 2009 (Oct. 5–10, 2009, Partenit, Crimea, Ukraine), Book of Abstracts, EA-4O/5, 186, Taurida National V.I. Vernadski University, Simferopole (2009). 23. A.-G. Kussow and A. Akyurtlu, Phys. Rev. B78, 205202 (2008). 24. C.G. Parazzoli, R.B. Greegor, K. Li, B.E.C. Koltenbah, and M. Tanielian, Phys. Rev. Lett. 90, 107402 (2003). 25. A. Pimenov, A. Loidl, P. Przyslupski, and B. Dabrowski, Phys. Rev. Lett. 95, 247009 (2005). 26. S. Foteinopoulou, E.N. Economou, and C.M. Soukoulis, Phys. Rev. Lett. 90, 107402 (2003). 27. P.V. Parimi, W.T. Lu, P. Vodo, and S. Sridhar, Nature (London) 426, 404 (2003). 28. К.Ю. Блиох, Ю.П. Блиох, УФН 174, 439 (2004). 29. A. Pimenov, A. Loidl, K. Gehrke, V. Moshnyaga, and K. Samwer, Phys. Rev. Lett. 98, 197401 (2007). 30. J.M.D. Coey, M. Viret, and S. von Molnar, Advan. Physics 48, 167 (1999). 31. E. Dagotto, T. Hotta, and A. Moreo, Phys. Rep. 344, 1 (2001). 32. M.B. Salamon and M. Jaime, Rev. Mod. Phys. 73, 583 (2001). 33. В.М. Локтев, Ю.Г. Погорелов, ФНТ 26, 231 (2000) [Low Temp. Phys. 26, 171 (2000)]. 34. А.Б. Безносов, Е.С. Орел, ФНТ 30, 1053 (2004) [Low Temp. Phys. 30, 790 (2004)]. 35. S. Chernovtsev, D. Belozorov, and S. Tarapov, J. Phys. D: Appl. Phys. 40, 295 (2007). Е.Л. Фертман, А.Б. Безносов 734 Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 36. T. Goto, A.V. Dorofeenko, A.M. Merzlikin, A.V. Baryshev, A.P. Vinogradov, M. Inoue, A.A. Lisyansky, and A.B. Granovsky, Phys. Rev. Lett. 101, 113902 (2008). 37. A. Namdar, I.V. Shadrivov, and Y.S. Kivshar, Appl. Phys. Lett. 89,114104 (2006). 38. R.W. Ziokowski and E. Heyman, Phys. Rev. E64, 056625 (2001). 39. A. Pimenov, M. Biberacher, D. Ivannikov, A. Loidl, A.A. Mukhin, Yu.G. Goncharov, and A.M. Balbashov, Phys. Rev. B73, 220407(R) (2006). 40. A.B. Beznosov, V.A. Desnenko, E.L. Fertman, C. Ritter, and D.D. Khalyavin, Phys. Rev. B68, 054109 (2003). 41. A.B. Beznosov, E.L. Fertman, V.A. Desnenko, A. Feher, M. Kajnakova, C. Ritter, and D. Khalyavin, ФНТ 35, 571 (2009) [Low Temp. Phys. 35, 449 (2009)]. 42. H. Yoshizawa, H. Kawano, Y. Tomioka, and Y. Tokura, Phys. Rev. B52, R13145 (1995). 43. Z. Jirák, S. Krupička, V. Nekvasil, E. Pollert, G. Villeneuve, and F. Zounová, J. Magn. Magn. Mater. 15–18, 519 (1980). 44. V. Hardy, A. Maignan, S. Hebert, and C. Martin, Phys. Rev. B67, 024401 (2003). 45. Y. Tomioka, A. Asamitsu, H. Kuwahara, Y. Moritomo, and Y. Tokura, Phys. Rev. B53, R1689 (1996). 46. M. von Zimmermann, J.P. Hill, D. Gibbs. M. Blume, D. Casa, B. Keimer, Y. Murakami, Y. Tomioka, and Y. Tokura, Phys. Rev. Lett. 83, 4872 (1999). 47. J.A. Fernandez-Baca, Pengcheng Dai, H. Kawano-Furu- kawa, H. Yoshizawa, E.W. Plummer, S. Katano, Y. Tomio- ka, and Y. Tokura, Phys. Rev. B66, 0544434 (2002). 48. A. Maignan, Ch. Simon, V. Caignaert, and B. Raveau, J. Magn. Magn. Mater. 152, L5 (1996). 49. K. Miyano, T. Tanaka, Y. Tomioka, and Y. Tokura, Phys. Rev. Lett. 78, 4257 (1997). 50. M. Fiebig, K. Miyano, Y. Tomioka, and Y. Tokura, Science 280, 1925 (1998). 51. V. Kiryukhin, D. Casa, J.P. Hill, B. Keimer, A. Vigliante, Y. Tomioka, and Y. Tokura, Nature 386, 813 (1997). 52. A. Asamitsu, Y. Tomioka, H. Kuwahara, and Y. Tokura, Nature 388, 50 (1997). 53. Quentin Thommen and Paul Mandel, Optics Lett. 31, 1803 (2006). 54. J.D. Jackson, Classical Electrodynamics, 2nd ed., Wiley (1975). 55. A.A. Kaminskii, Laser Crystals, Springer Series in Optical Science, Springer (1997). 56. E. Fertman, D. Sheptyakov, A. Beznosov, V. Desnenko, and D. Khalyavin, J. Magn. Magn. Mater. 293, 787 (2005). 57. E. Fertman, A. Beznosov, D. Sheptyakov, V. Desnenko, M. Kajnakova, and A. Feher, J. Magn. Magn. Mater. 321, 316 (2009). 58. X.-J. Fan, H. Koinuma, and T. Hasegawa, Phys. Rev. B65, 144401 (2002). 59. E.O. Wollan and W.C. Koehler, Phys. Rev. 100, 545 (1955). 60. K. Liu, W. Wu, K.H. Ahn, T. Sulchek, C.L. Chien, and J.Q. Xiao, Phys. Rev. B54, 3007 (1996). 61. А.М. Кадомцева, Ю.Ф. Попов, Г.П. Воробьев, К.И. Камилов, В.Ю. Иванов, А.А. Мухин, А.М. Балбашов, ЖЭТФ 133, 156 (2008); [J. Exp. Theor. Phys. 106, 130 (2008)]. 62. D.V. Efremov, J. van den Brink, and D.I. Khomskii, Nature Mater. 3, 853 (2004). 63. E. Dagotto, Nanoscale Phase Separation and Colossal Mag- netoresistance, Springer-Verlag, Berlin (2002). 64. V. Podzorov, B.G. Kim, V. Kiryukhin, M.E. Gershenson, and S.-W. Cheong, Phys. Rev. B64, 140406(R) (2001). 65. V. Hardy, A. Maignan, S. Hébert, C. Yaicle, C. Martin, M. Hervieu, M.R. Lees, G. Rowlands, D. Mc K. Paul, and B. Raveau, Phys. Rev. B68, 220402(R) (2003). 66. A.N. Lavrov, S. Komiya and Y. Ando, Nature 418, 385 (2002). 67. K. Bhattacharya, S. Conti, G. Zanzotto, and J. Zimmer, Nature 428, 55 (2004). 68. G.H. Lander, E.S. Fisher and S.D. Bader, Adv. Phys. 43, 1 (1994). 69. M. Uehara and S.-W. Cheong, Europhys. Lett. 52, 674 (2000). 70. C. Yaicle, C. Martin, Z. Jirak, F. Fauth, G. André, E. Suard, A. Maignan, V. Hardy, R. Retoux, M. Hervieu, S. Hébert, B. Raveau, Ch. Simon, D. Saurel, A. Brûlet, and F. Bourée, Phys. Rev. B68, 224412 (2003). 71. M.A. Scherling and R.W. Karz, Shape Memory Effects in Al- loys, Plenum Pub. Corp., New York (1975). 72. T. Wu and J.F. Mitchell, Phys. Rev. B69, 100405(R) (2004). 73. Ch. Simon, S. Mercone, N. Guiblin, C. Martin, A. Brûlet, and G. André, Phys. Rev. Lett. 89, 207202 (2002). 74. P.G. Radaelli, R.M. Ibberson, S.-W. Cheong, and J.F. Mi- tchell, Physica B276-278, 551 (2000). 75. А.Б. Безносов, Е.Л. Фертман, В.А. Десненко, ФНТ 34, 790 (2008) [Low Temp. Phys. 34, 624 (2008)]. 76. А.Б. Безносов, В.В. Еременко, Е.Л. Фертман, В.А. Дес- ненко, Д.Д. Халявин, ФНТ 28, 1065 (2002) [Low Temp. Phys. 28, 762 (2002)]. 77. E.L. Fertman, A.B. Beznosov, V.A. Desnenko, L.N. Pal-Val, P.P. Pal-Val, and D.D. Khalyavin, J. Magn. Magn. Mater. 308, 278 (2007). 78. V.E. Arkhipov, N.G. Bebenin, V.P. Dyakina, V.S. Gaviko, A.V. Korolev, V.V. Mashkautsan, E.A. Neifeld, R.I. Zai- nullina, Ya. M. Mukovskii, and D.A. Shulyatev, Phys. Rev. B61, 11229 (2000). 79. V. Laukhin, B. Martinez, J. Fontcuberta, and Y.M. Mu- kovskii, Phys. Rev. B63, 214417 (2001). 80. E.A. Neifeld, N.G. Bebenin, V.E. Arkhipov, K.M. Demchuk, V.S. Gaviko, A.V. Korolev, N.A. Ugryumova, and Ya.M. Mukovskii, J. Magn. Magn. Mater. 295, 77 (2005). 81. Е.С. Ицкевич, В.Ф. Крайденов, С.М. Кузьмин, ФНТ 32, 1222 (2006) [Low Temp. Phys. 32, 928 (2006)]. 82. R.I. Zainullina, N.G. Bebinin, A.M. Burkhanov, V.V. Usti- nov, and Y.M. Mukovskii, Phys. Rev. B66, 064421 (2002). 83. A. Pimenov, S. Tachos, T. Rudolf, A. Loidl, D. Schrupp, M. Sing, R. Claessen, and V.A.M. Brabers, Phys. Rev. B72, 035131 (2005). Естественные среды с отрицательным преломлением Физика низких температур, 2011, т. 37, № 7 735 84. Н.Ф. Мотт, Переходы металл–изолятор, Наука, Москва (1979); N.F. Mott, Metal-Insulator Transitions, Taylor and Francis, London (1990), p. 35. 85. A. Pimenov, C. Hartinger, A. Loidl, A.A. Mukhin, V.Yu. Ivanov, and A.M. Balbashov, Phys. Rev. B59, 12419 (1999). 86. Э.Л. Нагаев, Физика магнитных полупроводников, На- ука, Москва (1979); E.L. Nagaev, Physics of Magnetic Se- miconductors MIR, Moscow (1983). 87. K.L. Chopra, S. Major, and D.K. Pandya, Thin Solid Films 102, 1 (1983). 88. Scott S. Layne, http://www.hwscience.com/HWJS/archives/CIO/CIO.html. 89. А.И. Ахиезер, В.Г. Барьяхтар, С.В. Пелетминский, Спи- новые волны, Наука, Москва (1967); A.I. Akhiezer, V.G. Bar`yakhtar, and S.V. Peletminskii, Spin Waves, Wiley, New York (1968), p. 54. 90. M.W. McCall, A. Lakhtakia, and W.S. Weiglhofer, Eur. J. Phys. 23, 353 (2002). 91. A.L. Rakhmanov, V.A. Yampol`skii, J.A. Fan, Federico Ca- passo, and Franco Nori, Phys. Rev. B81, 075101 (2010). 92. V.A. Podolskiy and E.E. Narimanov, Phys. Rev. B71, 201101 (R) (2005). 93. J.B. Pendry, Science 306, 1353 (2004). 94. Z. Jacob, L.V. Alekseyev, and E. Narimanov, Opt. Express 14, 8247 (2006). 95. D.A. Powell, I.V. Shadrivov, Yu.S. Kivshar, and M.V. Gor- kunov, Appl. Phys. Lett. 91, 144107 (2007). 96. M.V. Gorkunov and M.A. Osipov, J. Appl. Phys. 103, 036101 (2008). 97. M. Lapine, D. Powell, M. Gorkunov, I. Shadrivov, R. Mar- qués, and Y. Kivshar, Appl. Phys. Lett. 95, 084105 (2009). 98. T. Driscoll, Hyun-Tak Kim, Byung-Gyu Chae, Bong-Jun Kim, Yong-Wook Lee, N. Marie Jokerst, S. Palit, D.R. Smith, M. Di Ventra, and D.N. Basov, Science 325, 1518 (2009). 99. Дж. Займан, Принципы теории твердого тела, Мир, Мо- сква (1974); J.M. Ziman, Principles of the Theory of Solids, Cambridge, University Press (1972). 100. Ж. Винтер, Магнитный резонанс в металлах, Мир, Москва (1976); J. Winter, Magnetic Resonance in Metals, Oxford, Clarendon Press (1971). 101. Л.Д. Ландау и Е.М. Лифшиц, Электродинамика сплош- ных сред, ГИФМЛ, Москва (1959); L.D. Landau and E.M. Lifshitz, Electrodynamics of Continuous Media, Cours in Theoretical Physics Vol. 8, Pergamon, London (1959). Natural negative refractive index media: Perspectives for complex transition metals oxides (Review Article) E.L. Fertman and A.B. Beznosov Possibilities of colossal magnetoresistance (CMR) perovskites and some other complex oxides to possess natural negative refraction index (NRI) have been con- sidered. Physical properties of the compounds have been analyzed from the point of view of the develop- ment of tunable metamaterials on their base. Tempera- ture and magnetic field driven 1st order phase trans- formations in perovskite and spinel oxides leading to nanophase segregated states which may affect nega- tive refraction properties are of particular interest. Magnetic field controllable metamaterials which use the CMR oxides as boundary NRI media for photonic crystals are considered as well. PACS: 78.20.Ci Optical constants (including refrac- tive index, complex dielectric constant, ab- sorption, reflection and transmission coeffi- cients, emissivity); 41.20.Jb Electromagnetic wave propagation; radiowave propagation; 75.47.Gk Colossal magnetoresistance; 75.47.Lx Magnetic oxides. Keywords: metamaterials, negative refraction, left- hand media, oxides, magnetoresistance.

Естественные среды с отрицательным показателем преломления: перспективы сложных окислов переходных металлов

Institution

Ähnliche Einträge