Диссертация (1090272), страница 25
Текст из файла (страница 25)
Этот эффект является одним измикроскопических механизмов, представляющих связь между импульсом и161спином электрона [265]. Наличие спин-орбитального взаимодействияэлектронов проводимости в системе, характеризующейся отсутствием центраинверсии приводит к нарушению вырождения между состояниями спин-вверхи спин-вниз [266–270]. Эффект Рашбы часто привлекают для объясненияявлений, когда спин-поляризованный электрический ток, протекающий черезпроводник индуцирует крутящий момент, действующий на намагниченностиM [271–274]. Явление, когда наведенная намагниченность производитэлектрический ток можно рассматривать как обратный эффект.
С другойстороны, в главе 2, которая была посвящена обратным эффектам Фарадея иКоттона-Мутона [19,112,143] было показано, что благодаря недиссипативныммеханизмам взаимодействия света с веществом свет может действовать наспины как эффективное магнитное поле Heff. Это поле приведет к появлениюкрутящего момента M Heff ..Последующие результаты удобно описывать с помощью аксиальногоединичноговектора,которыйопределятнаправлениеэффективногомагнитного поля. В изотропной среде эффективное магнитное поле и векторM направлены вдоль направления распространения света. В зависимости отциркулярности поляризации света эффективное магнитное поле и вектор () или антипараллельно () по отношению к волновому вектору света.Следовательно, если фемтосекундный импульс с круговой поляризациейдействует на намагниченность как эффективное магнитное поле, такойимпульс индуцирует крутящий момент, действующий на намагниченность.Крутя вектор намагниченности, такой момент наводит магнитный момент внаправлении, в котором ранее он был равен нулю.
Как следствие эффектаРашбы такой момент также приведет к генерации электрического тока.Направление этого тока определяется циркулярностью оптической накачки.Интересно отметить, что несмотря на множество сообщений об обратномэффекте Фарадея и других эффектах циркулярно поляризованного света нанамагниченность в магнитных диэлектриках, полупроводниках и аморфных162металлических сплавах [275–277], величина эффективного магнитного поля,который циркулярно поляризованный свет способен сгенерировать в чистыхметаллах (Co, Ni, Fe) до сих пор остается под вопросом.Более того, чистые ферромагнитные металлы обладают еще симметриейпространственной инверсии и в объеме такого металлы эффект Рашбы долженбыть запрещен.
Тем не менее, эффективное нарушение симметрии можетприсутствовать на границах раздела между различными металлами. Такиемагнитооптические явления как генерация магнитоиндуцированной второйоптической гармоники в металлических мультислойных структурах инеколлинеарные магнитные структуры [278–280] являются примерамиявлений, происходящих из-за нарушения пространственной инверсии награнице раздела двух цетросимметиричных сред. Если ввести полярныйвектор n , определяющий направление в котором произошло разрушениецентра инверсии, то на интерфейсе двух центросимметричных сред такойвектор был бы направлен перпендикулярно плоскости интерфейса.
Если средыизотропны в плоскости интерфейса, то фототок, индуцированный циркулярнополяризованным светом, описывалось бы какj n M σIгде(42)- скаляр и I интенсивность света (см. рисунок 46). Точно такое жевыражение можно получить в результате феноменологического анализа дляслучае гетероструктур с симметрий C∞v [281]. В отличии от множества болееранних публикации о возможности генерации токов в металлическихмагнитных гетероструктурах принцип генерации этого фототока не основанна лазерном нагреве [173,282–285].В наших экспериментах мы изучали гетероструктуры, изготовленныеиз одного металлического ферромагнитного (ФМ) и одного металлическогонемагнитного (NM) слоя. Слои были нанесены на толстую стекляннуюподложку толщиной 0.5 мм. Такие структуры очень похожи на те, которые163обычно изучаются в спинтронике [173,267,270,274,286–289].
В качестве FMслоя мы выбрали пленку Co толщиной 10 нм. Основные измерения быливыполнены для гетероструктуры со Pt толщиной 2 нм в качестве NM слоя.Дополнительные эксперименты были проведены на гетероструктурах, вкоторых в качестве немагнитного слоя использовались пленки Ru, Та, Аu и Сuтолщиной 2 нм. Также были проведены измерения на структурах с 10 нм Co,в которых толщина слоя Pt изменялась от 1 нм до 9 нм. Исследовались и простослои Co толщиной 12 нм без слоя немагнитного металла.
Рост пленокпроводился по следующей процедуре. Металлические пленки были нанесенына стеклянную подложку толщиной 0,5 мм с использованием вакуумнойсистемы для напыления с несколькими мишенями при давлении 5 10 -8 Торр.Для металлических гетероструктур осаждали ферромагнитный слоя Сотолщиной10 нм, который был покрыт немагнитным слоем Pt, Au, Ru, Та илиCu. В качестве эталонов были получены образцы только со слоем Coтолщиной 12 нм, и только со слоем Pt толщиной 2 нм Pt. Для каждогоматериала условия осаждения были оптимизированы для достижениянаилучшего качества и воспроизводимости пленок.
Все пленки быливыращивались скоростью осаждения менее 1 ангстрем в секунду, чтопозволяло добиться хорошего контроля толщины. Во время осажденияобразцы поворачивались, чтобы обеспечить однородность пленки. Послеосаждения образцы подвергались воздействию воздуха. Для оценкишероховатости слоев и интерфейсов проводились измерения коэффициентаотражения рентгеновских лучей с помощью системы PRO MRD PanAnalyticalX Pert с длиной волны = 0,154 нм. Для гетероструктуры Co (10)/Pt (2) былополучено, что шероховатость (толщина интерфейса) между подложкой и Coсоставляет 0,4 нм, а между Co и Pt – 1 нм.Геометрия эксперимента показана на рис. 46a. Для того, чтобыпродемонстрировать оптическую генерацию токов и их контроль, мыиспользовалициркулярнополяризованные164лазерныеимпульсысдлительностью 50 фс, центральной длиной волны 800 нм интенсивностьюпримерно 1 мДж/см2.
Отметим, что все наши эксперименты проводились прикомнатной температуре.Согласно уравнениям Максвелла, любой суб-пикосекундный импульстока в плоскости гетероструктуры должен действовать как источникэлектромагнитного излучения в ТГц диапазоне. Излучение этого источникабудет поляризовано параллельно направлению тока [173]. Выполняя такиеэксперименты по детектированию электрического поля ТГц излучения, какбыло показано в предыдущих главах, мы получаем метод измерениясверхкороткихимпульсовфототоковвсреде.Аналогичныйэкспериментальный подход был описан в литературе и применен длягенерацииинаблюденияспин-поляризованныхнецентросимметричных полупроводниках [290].165токоввРисунок 46.
(а) Схема экспериментальной геометрии и системакоординат по отношению к двухслойной структуре. Внешнее магнитноеполе B=0.1Тесла приложено в плоскости образца для насыщениянамагниченности M в этой плоскости. (b) Электрическое поле ТГцизлучения,котороегенерировалосьвобразцециркулярнополяризованным светом.
ТГц излучение было поляризовано вдоль оси y.Фаза ТГц излучения менялась на 180 градусов при изменениициркулярности света. (c) Электрическое поле ТГц излучения, котороегенерировалось в образце циркулярно поляризованным светом. ТГцизлучение было поляризовано вдоль оси y.
Фаза ТГц излучения меняласьна 180 градусов при изменении направления намагниченности на 180градусов. Точка, которая соответствует 0 пс, выбрана случайно, но далеебыла принята за точку отсчета во всех измерения.Для описания эксперимента и его результатов мы воспользовалисьпрямоугольной системой координат, где x, y и z – это единичные векторы в166направлении соответствующих осей. Лазерные импульсы распространялисьвдоль оси z, намагниченность была выстроена вдоль оси y. Длядетектирования ТГц излучения, которое было поляризовано вдоль оси y иливдоль оси x, мы воспользовались проволочными поляризаторами высокогокачества. Эти поляризаторы имеют пропускание выше, чем 95% в диапазонеот 0 до 2 ТГц и характеризуются коэффициентом экстинкции дляэлектрического поля на 1 ТГц 2 103, что позволяет отделить ТГц излучение,поляризованный вдоль x- и y-оси. После поляризатора излучение собираетсяи направляется с использованием двух покрытых золотом параболическихзеркал.
Излучение фокусируется на кристалл ZnTe, который одновременнозондируется импульсами от лазера. Электрическое поле ТГц излученияиндуцирует двулучепреломление с помощью эффекта Поккельса внутрикристалла ZnTe. Это проявляется в изменении эллиптичности поляризациилазерных импульсов, которые проходят через ZnTe. Измерение этойэллиптичности проводились с помощью двухфотодиодной балансной схемы.Таим образом, измерялось электрическое поле ТГц волны. Одновременно сизмерениями электрического поля ТГц волны мы также измеряли динамикумагнитооптического эффекта Керра. Такие измерения в случае металлическихферромагнетиковчастоиспользуютсяфемтосекундныхлазерныхдляимпульсовисследованиянадействиянамагниченностьисветоиндуцированной сверхбыстрой динамики намагниченности.
В этомэкспериментеиспользовалсядополнительныйимпульс,линейно-поляризованный зондирования, который был в 10 раз слабее импульса накачкипо интенсивности и падал под углом 25 градусов на образец. После отраженияизмерялась динамика плоскости поляризации импульса зондирования послевзаимодействия с образцом.Следует отметить, что ТГц излучение поляризованное перпендикулярнонаправлению намагниченности, то есть вдоль оси x, было описано в работе[173].Этоизлучениебылоописано167какрезультатсверхбыстрогоразмагничивания магнитного металла, которое приводит к спиновому току внемагнитный слой и, в следствии обратного спинового эффекта Холла, кзарядовому току в немагнитном слое. Никакой зависимости этого тока отполяризации лазерной накачки не наблюдалось. Из уравнения (42) следует,что ток, направление которого зависит от поляризации накачки, будетнаправлен параллельно намагниченности т.е.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
