Диссертация (Фотоиндуцированная сверхбыстрая спиновая динамика в магнитных средах), страница 12

Даже в антиферромагнетиках с коллинеарноймагнитной структурой и без намагниченности, благодаря обратному эффектуФарадея, фемтосекнудные лазерные импульсы способны эффективновозбуждать спиновые осцилляции [136]. В этом случае роль возбуждающейсилы играет временная производная эффективного магнитного поля [137–140].Используя один из таких антиферромагнетиков KNiF3, удалось показать,что свет способен эффективно возбуждать спины даже если энергия фотоновнакачки настроена на область практического нулевого поглощения вматериале [136]. При этом в спиновой динамике отсутствуют какие-либопроявления того, что лазерный импульс также передал энергию электронамили фононам.

Этот эксперимент ярко свидетельствует, что обратный эффектФарадея является недиссипативным явлением и не требует какого-либопоглощения на частоте света. В качестве примера того, что обратный эффект68Фарадея – это достаточно распространенное явление рассмотрим этот эффектв феррит-гранатах.Рисунок 10. (a) Преобразование Фурье зависимостей, показанных нарис. 9; (б) амплитуда осцилляций на частоте магнитного резонанса какфункция энергии фотона накачки [117].2.3 Фемтосекундный обратный эффект Фарадея в пленках ферритгранатовБолее, чем 50 лет магнитные гранаты были одним из самых популярныхвидов магнитных диэлектрических материалов как для фундаментальныхисследованиймагнито-оптическихявлений,такивприкладноймагнитооптике, физике спиновых волн и спин-волновых устройствах.

Ихфизические свойства хорошо известны и могут перестраиваться в широкомдиапазоне путем химического замещения и изменения условий их роста. Напротяжении десятилетий гранаты рассматривались как идеальные модельныесистемы для экспериментальных и теоретических расследований магнитныхявлений.Гранаты относятся к классу ферримагнетиков.

Одной из ихотличительных особенностей является тот факт, что ширина линии69ферримагнитного резонанса в гранатах может быть чрезвычайно узкой,подразумевая низкие интенсивности диссипаций. По этим причинам гранатымогли бы быть хорошими кандидатами для исследования сверхбыстрыхпроцессов спиновой динамики в целом и для поиска недиссипативныхмеханизмов оптического контроля намагниченности, в частности.Оптически индуцированный ферримагнитный резонанс в магнитныхгранатах с использованием импульсов излучения накачки с круговойполяризациейсуспехомLu1.69Y0.65Bi0.66Fe3.85Ga1.15O12.былипродемонстрированыПленкибыливвыращенынапленках(001)-ориентированной грани галлий-гадолиниевого граната (ГГГ) методомжидкофазной эпитаксии.

Известно, что пленки могли содержать небольшоеколичество примеси Pb.Рисунок 11. Магнитнаядинамика,возбужденнаявLu1.69Y0.65Bi0.66Fe3.85Ga1.15O12 право-циркулярно (+) и лево-циркулярно(-) поляризованным лазерным импульсом длительностью около 100 фс.Динамика измерена с помощью магнитооптического эффект Фарадея[113,114].70Из рисунка 11 видно, что право- и лево-циркулярно поляризованныеимпульсы инициируют в материале осцилляции магнитооптического откликана частоте ферромагнитного резонанса. Частота, как и ожидается, зависит отприложенного магнитного поля H (см. рис.

12). Из этого наблюдения следует,что осцилляции магнитооптического эффекта соответствуют осцилляциямспинов. Из сравнения динамического и статического магнитооптическогосигнала можно сказать, насколько изменяется нормальная составляющаянамагниченности в этом эксперименте, что и продемонстрировано на рис. 11,где ось ординат представлена в терминах относительного изменениянормальной компоненты намагниченности. Из уравнения Ландау-Лифшицалегко оценить, что величина поля, которое вызвало осцилляции такойамплитуды при энергии в импульсе порядка 20 мДж, приблизительно равна0.6 Тесла.2.4 Фемтосекундный обратный эффект Коттона-Мутона в FeBO3Магнитная динамика, индуцированная фемтосекундным импульсомсвета вследствие обратного эффекта Коттона-Мутона, была впервыерассмотрена Калашниковой с соавторами на примере FeBO3 [115,116]Впоследствии подробный анализ опто-магнитных явлений был проведен дляDyFeO3, который позволил различить вклады обратных эффектов КоттонаМутона и Фарадея в возбуждение магнитной динамики в этом материале [135].Недавнобылопоказано,что,используялинейноициркулярнополяризованные лазерные импульсы, можно возбудить все три модыантиферромагнитного резонанса в трехподрешеточном антиферромагнетике гексагональном манганите YMnO3 [131].71Рисунок 12.

Обратный эффект Коттона-Мутона в FeBO3. Геометрияэксперимента, где линейно поляризованный свет индуцирует магнитнуюдинамику, которая детектируется другим лазерным импульсом. (б)динамика поворота плоскости поляризации импульса зондирования,измеренная при разных полях внешнего магнитного поля. (в) частотаосцилляции сигнала (см. панель б) как функция магнитного поля. (г)частота осцилляции сигнала (см. панель б) как функция температуры[115,116].72На рисунке 12(б) показана динамика вращения плоскости поляризациисвета для импульса, распространяющегося близко к оси (001) в FeBO3 послетого как в момент 0 пс материал был возбужден коротким лазернымимпульсом, который распространялся по оси (001) (см.

рис. 12(а)). Рисуноктакже показывает ориентацию вектора антиферромагнетизма (L) и магнитногомомента (M) в исследуемом кристалле. Частота осцилляций находится видеальном соответствии с частотами низшей моды антиферромагнитногорезонанса в FeBO3. Это также подтверждается полевой и температурнойзависимостью (см. рис. 12(в) и рис. 12(г)).Это наблюдение четко указывает не то, что осцилляции соответствуютосцилляциям спинов в FeBO3, которые возбуждаются коротким лазернымимпульсом.

Главной отличительной чертой эффекта Коттона-Мутона являетсятот факт, что эффективное магнитное поле, создаваемое импульсом накачки,лежит в плоскости образца, а собственным состоянием этого эффекта являетсяне циркулярно, а линейно поляризованное состояние.Рисунок 13 показывает, как возбуждаемые осцилляции зависят отвходной поляризации линейно-поляризованного импульса накачки. Видно,что изменение входной поляризации путем вращения вокруг направленияраспространения на угол  может изменить фазу осцилляций.73(б)(в)Рисунок 13. (a). Динамика поворота плоскости поляризации импульсазондирования, измеренная при разных поляризациях накачки в FeBO3;(b) геометрия эксперимента, где линейно поляризованный свет cизменяемой поляризацией индуцирует магнитную динамику, котораядетектируется другим лазерным импульсом; (с) амплитуда осцилляциисигнала (см.

панель а) как функция угла  [115,116].74Легко показать, что для точечной группы FeBO3 такое поведение идеальносоответствует феноменологической модели, основанной на формуле (20).2.5 Диссипативное воздействие фемтосекундных лазерных импульсовсвета на намагниченность в DyFeO3Поскольку фотоны циркулярно поляризованного света обладаютугловым моментом, поглощение фемтосекундных импульсов света приводитк сверхбыстрой динамике орбитального момента возбуждаемых электронов[141].

В средах с сильным спин-орбитальным взаимодействием такаядинамика может приводить к наведению и сверхбыстрой динамикенеравновесной спиновой поляризации в среде. Наиболее просто такаяспиновая поляризация наводится светом в прямозонных полупроводниках, чтопозволило детально изучать процессы сверхбыстрой спиновой динамики вдиа-ипарамагнитныхполупроводникахзадолгодоизобретенияфемтосекундных лазеров даже без помощи методов временного разрешения[142].Споявлениемпрямозонныхферромагнитныхполупроводниковвозможность управлять магнитным порядком с помощью оптическойориентации и генерации неравновесной спиновой поляризации электронов взоне проводимости и дырок в валентной зоне вызвала заметный интерес как стеоретической, так и с экспериментальной точки зрения [96]. Интересно, чтоименно в таких ферромагниных полупроводниках было обнаружено явлениевоздействия на намагниченность оптически индуцированного вращающегомомента (перенос спина), имеющее глубокую аналогию с переносом спина,который индуцируется током [143–145].

В работе было предложено, что вферромагнитном полупроводнике GaMnAs при возбуждении межзонныхэлектронных переходов циркулярно поляризованным светом создаетсянеравовесная спиновая поляризация электронов в зоне проводимости.75Благодаря обменному взаимодействию спинов этих электронов со спинамиионов Mn, упорядочение которых и отвечает за ферромагнитный порядок вматериале, спины электронов начинают прецессировать вокруг направленияспинов Mn, а спины Mn – вокруг суммарного спинового момента электроновпроводимости. Если время релаксации спинов в зоне проводимости велико посравнению с периодом их прецессии вокруг спинов Mn, на намагниченностьMn действует момент силы, направленный по M×[n×M], где n - аксиалныйвектор, направленный параллельно или антипараллельно направлениюраспространения света в зависимости от вида поляризации последнего.

Еслиже время спиновой релаксации возбужденных носителей заряда мало, тооптический перенос спина действует точно в таком же направлении, что иобратный эффект Фарадея.Действиециркулярногополяризованногосветанаспинполяризованные носители в магнитных металлах до сих пор остается малоисследованнымвопросом,которыйчастоосложняетсяограниченнойинформацией об электронной структуре исследуемых металлов. Например,разделение вкладов недиссипативного обратного эффекта Фарадея идиссипативного эффекта оптического переноса спина в возбуждениемагнитного резонанса в аморфном ферримагнитном сплаве GdFeCoциркулярно поляризованным светом (рис. 14) не представляется возможнымдо сих пор [146].76Рисунок 14.

Магнитная динамика, возбужденная в аморфном сплавеправо-циркулярноGdFeCo(+)илево-циркулярно(-)поляризованными лазерными импульсами длительностью около 100 фс.Динамика измерена с помощью магнитооптического эффект Фарадея[146].Вэтойсвязиинтереснорассмотретьдействиециркулярнополяризованного света в более простой и хорошо изученной системе –ортоферрите диспрозия DyFeO3, который рассматривался выше. Измерения спомощью методики TГц эмиссии позволили выявить, что действиециркулярно поляризованного света на DyFeO3 не ограничивается обратнымэффектом Фарадея, и намагниченность в среде может эффективно наводитьсякак следствие резонансной накачки ионов Dy3+.На рисунке 15 показаны временные зависимости электрического поля,генерируемого TГц излучения в коротком временном интервале до 10 пс.Видно, что и в этом интервале свет возбуждает осцилляции, фаза которыхзависитотциркулярностинакачки.Право-илево-циркулярнополяризованные лазерные накачки приводят к излучению TГц волн спротивоположными фазами электрического поля.

Измерения были проделаны77для двух энергий фотонов накачки 1.55 эВ и 0.97 эВ и привели к оченьпохожим результатам. Для того, чтобы понять природу таких осцилляций, квременным зависимостям был применен Фурье-анализ и результаты этогоанализа показаны на рисунке 16. Видно, что в обоих случаях наблюдаемое ТГцизлучениеимеетширокийспектр,который«изрезан»несколькимиэквидистантными пиками.Понятно, что осцилляции спинов на частоте антиферромагнитногорезонанса, описанные выше, не могут объяснить такое широкополосное ТГцизлучение. Что же является источником излученной волны? В самом общемслучае источником такого электромагнитного излучения может быть илиэлектрический диполь с поляризацией, направленной вдоль оси [100], илимагнитный диполь с магнитным моментом вдоль оси [001].