Диссертация (Фотоиндуцированная сверхбыстрая спиновая динамика в магнитных средах), страница 13

Для выявленияприродыисточникаизлучениямыпровелиизмеренияамплитудыэлектрического поля световой волны в зависимости от энергии фотонанакачки. Результаты измерений показаны на рисунке 17(a), где видно, чтоамплитуда максимальна при условии резонансной накачки перехода в ионеDy3+ из 6H15/2 (L=5, S=5/2, J=15/2) в 6H9/2 (L=5, S=5/2, J=9/2).78Рисунок 15.

ЗависимостьэлектрическогополяТГцизлученияиндуцированного в DyFeO3 право-циркулярно (+) и лево-циркулярно(-) поляризованными лазерными импульсами длительностью около 100фс в коротком временном интервале до 8 пс. Измерения проводились дляэнергии фотонов накачки 1.55 эВ [117].Рисунок 16. а) Преобразование Фурье зависимостей показанных на Рис.6 и б) подобных зависимостей полученных для энергии фотона накачки0.97 eV [117].Другим интересным фактом является температурная зависимостьамплитуды электрического поля излученной ТГц волны (cм. рисунок 17(a)).

Вобоих случаях резонансной накачки амплитуда убывает с повышением79температуры. Эти зависимости оказываются в очень хорошем качественномсоответствии с температурной зависимостью намагниченности насыщения MSв DyFeO3 [147].Все эти наблюдения, определенно, указывают на то, что источникомТГц излучения является намагниченность, наведенная лазерным излучениемвдоль оси [001]. Наконец, мы провели измерения в различных геометриях, какпоказано на рисунке 18.

Измерения показали, что светоиндуцированное ТГцизлучение нечувствительно к полярности приложенного магнитного поля.Вращение вокруг оси [100] на 180 градусов также не меняет сигнал, авращение на 180 градусов вокруг оси [010] меняет полярность ТГц сигнала.Рисунок 17. Пиковая амплитудаТГцизлучения как функциятемпературы (а) и энергии фотона накачки (б) [117]80Рисунок 18. Электрическое поле излученной ТГц волны в различныхгеометриях эксперимента. (а) электрическое поле ТГц волны для двухнаправлений намагниченности вдоль оси [001].

(б) ЧувствительностьТГц излучения к вращению образца вокруг оси [100]. (в) - к вращениюобразца вокруг оси [010]. Все измерения проводились для однойциркулярности импульса накачки, который имел длину волны 1300 нм(энергия фотонов 0.95 эВ). Измерения проводились при комнатнойтемпературе.Таким образом, можно утверждать, что источником ТГц излученияявляетсянамагниченность,наведеннаяфемтосекунднымлазернымизлучением на ионах Dy3+ вдоль оси [001].Для того, чтобы проверить адекватность такой модели, былипроделаны численные расчеты, основанные на том, что свет наводитнамагниченность, которая релаксирует на временах много больше, чем81длительность импульса. Пример такой динамики показан на рисунке 19. Далееучитывался факт распространения лазерного импульса по толщине кристаллаи решалось волновое уравнение в частотной области.

Также учитывалосьпоглощение света по мере распространения по кристаллу (см. рисунок 20).Спектры, полученные таким образом, очень хорошо совпали со спектрами,измеренными экспериментально (см. сплошные линии на рисунке 12).Эквидистантные максимумы тоже воспроизвелись. Их природа – резонанстипа Фабри-Перо, который ТГц излучение испытывает на толщине кристалла.Расчетыпоказывают,чтоТГцволнатакойинтенсивностибудетгенерироваться, если фемтосекундный лазерный импульс будет наводить всреде намагниченность величиной 0.06 эме/см3. Это порядка 0.6 % отнамагниченности насыщения MS в DyFeO3.Рисунок 19. Предполагаемыйвременнойпрофильнаселенностивозбужденного состояния ионов Dy3+, который создается импульсовдлительностью 40 фс (временной профиль соответствует функцииГаусса с данной шириной на полувысоте) с центральной длиной волны1275 нм (энергия фотона 0.97 эВ).82Рисунок 20.

Картина процесса наведения намагниченности в образцетолщиной d импульсом, который распространяется в среде. Фронтнамагничивания распространяется с групповой скоростью света.Интенсивность лазерного импульса и, следовательно, амплитуданамагниченностиэкспоненциальнозатухатьвдольнаправленияраспространения.Итак, все экспериментальные данные и расчеты указывают на то, чтосвет, падая на кристалл вдоль оси [010], наводит в нем намагниченность вдольоси [001]. Феноменологически, такое явления опишется выражением Mz =zzxEzEx, где zzx – zzx-компонента аксиального тензора третьего ранга, Mz –намагниченность и Ez, Ex – z и x компоненты электрического поля лазерногоимпульса накачки.

Здесь, однако, возникает вопрос. Дело в том, что дляточечной группы DyFeO3 zzx компонента тензора равна нулю. Ответ можетзаключаться в том, что ортоферриты являются сильно анизотропнымикристаллами с двумя оптическими осями в плоскости, образованной осями[010] и [001] [148]. Даже если свет падает на кристалл вдоль оси [010], в самомкристалле вектор электрического поля световой волны вдоль оси [010] можетсущественно отличаться от нуля. Таким образом, наведенная намагниченность83может описыватьсявыражениемMz=zyxEyEx. Для точечной группыортоферрита zyx-компонента аксиального тензора третьего ранга zyx отличнаот нуля и явление разрешено по симметрии.2.6. Выводы по главе 2.Показано, что импульс света является уникальным возбуждением вмагнетизме, которое позволяет воздействовать на спины за времена менее, чем100фс.Приимпульсамивозбуждениипоявляетсямагнитоупорядоченныхуникальнаявозможностьвеществизучатьтакимипроцессыуправления намагниченностью вещества и кинетику магнитных фазовыхпереходов на рекордно коротких временах.

В данном разделе описаныразличные механизмы, позволяющие действовать на спины с помощью света.В частности, такой эффект может быть достигнут как в результатенерезонансного, так и резонансного оптического возбуждения электродипольных переходов. Показано, что действие света на спины может бытьпредставленокакдействиесверхкороткогоимпульсаэффективногомагнитного поля, а фотоиндуцированная спиновая динамика описывается спомощью уравнения Ландау-Лифшица.Спектральные измерения показали, что резонансная накачка ионовDy3+ приводит не к увеличению, а к уменьшению амплитуды этого эффекта,что находится в полном соответствии с утверждением, что эффективноемагнитное поле создается за счет нерезонансной накачки сильных переходовс переносом заряда.

В спектральной области такое явление можно описать какстимулированное рамановское рассеяние спиновыми волнами. Резонанснаянакачка ионов Dy3+ приводит к наведению намагниченности порядка 1% отнамагниченности насыщения. Полярность наведенной намагниченноститакже можно было менять, варьируя циркулярность накачки.84Глава 3. СВЕРХБЫСТРОЕ ДЕЙСТВИЕ СВЕТА НА ОБМЕННОЕВЗАИМОДЕЙСТВИЕМЕЖДУСПИНАМИИОБРАТНЫЙМАГНИТОРЕФРАКТИВНЫЙ ЭФФЕКТСверхбыстрое управление намагниченностью с помощью света можнореализовать, используя либо непрямое действие электрической компонентыэлектромагнитной волны, либо прямое и более слабое воздействие магнитнойкомпоненты на спины. В электродипольном приближении непрямое действиеэлектрической компоненты света возможно благодаря светоиндуцированномуизменению силы спин-орбитального взаимодействия.

В этой главе будутрассмотренымеханизмывоздействиясветанаспиныблагодарясветоиндуцированному изменению силы обменного взаимодействия междуспинами. Обменное взаимодействие является одним из сильнейших квантово–механических эффектов, которые проявляются в природе. Эффективное полеобменного взаимодействия достигает 0H = 1000 Тл.

В этой главе будетпоказано, что изотропный опто-магнитный эффект, который также можноназвать обратным магиторефрактивным эффектом, позволяет воздействоватьна обменное взаимодействие между спинами на фемтосекундных временах ипрактически в любом материале.

Существование таких эффектов доказано вшироком классе материалов, включая редкоземельные ортоферриты, боратжелеза, гематит, а также телурид европия. Эта глава основана на публикацияхсоискателя в журналах Nature-Communications и Scientific Reports ([149–151].Во всех этих публикациях соискатель выполнял роль научного руководителяпроекта.3.1. Основные принципы действия света на намагниченностьВ простейшей модели Гайзенберга магнитный порядок описывается какрезультат симметричного обменного взаимодействия между спинами [152]Это взаимодействие описывается с помощью Гамильтониана Ĥ  J  Sˆ i  Sˆ j ,i, j85где J – обменный интеграл; Ŝi и Ŝ j - спины соседних i-того and j-тогомагнитныхионов.АнтисимметричноеобменноевзаимодействиеĤ  2   Dij Ŝi  Ŝ j , которое называют взаимодействием Дзялошинскогоi, jМориа,приводиткнеколлиниарныммагнитнымструктурамиантиферромагнитизму со скошенными магнитными подрешетками (слабыйферроманетизм), в частности [153,154].Возможность управлять обменным взаимоейстием с помощью светадавно является темой активных поисков во многих областях физики отквантового компьютера [155–157] до сильнокоррелированных систем [158–160].

Лазерный нагрев [161,162] и фотолегирование [160,163] предлагалиськак механизмы воздействия на обменное взаимодействие. Все эти явления,однако, основаны на поглощении света и возможны только в ограниченномклассе материалов. Эти эффекты нельзя назвать прямыми и время, за котороеформируетсяэффект,впервуюочередьопределяетсявременамитермализации возбуждения в среде, а не длительностью и формой импульса.Динамика обменного расщепления в магнитных металлах исследовалась вметаллических Ni и Gd с помощью методов фотоэлектронной спектроскопии[58] и фотоэмиссии с угловым разрешением [164].

Ни одна из этих методик неспособна различить динамику энергии обменного взаимодействия, вызваннуюдинамикой обменного интеграла J или же спиновым разупорядочением. Темне менее, прямой и истинно сверхбыстрый метод подействовать на обменноевзаимодействие с помощью электрической компоненты световой волнывозможен абсолютно в любом материале. Какова бы не была симметрия илиэлектронная структура среды, такой эффект феноменологически можнозаписать с помощью изотропных добавок в гамильтониан обменноговзаимодействия:Ĥ  I opt   Ŝi  Ŝ j  2 I opt    ij Ŝi  Ŝ j ,i,ji,j86(21)гдеIoptинтенсивностьсвета;αиβ–скалярныйитензорныйфеноменологические параметры, соответственно.Присутствие таких членов в гамильтониане обменного взаимодействияприводит к явлению магнитной рефракции, которое описывается изотропнымпо намагниченности вкладом в диэлектрическую проницаемость среды IMR  aM 2 . В частности, это приводит к квадратичной зависимостикоэффициента преломления от намагниченности M [165,166].