Диссертация (1103589), страница 13
Текст из файла (страница 13)
Между этой линзойи образцом был помещен дополнительный источник второй гармоники пластинка с пленкой ("эталон"), перемещавшаяся вдоль оси луча вдиапазоне 170 мм. В результате, интенсивность волны ВГ, детектируемая72Рис. 2.13 :а) Спектр магнитного контраста в интенсивности второй гармоники, уголпадения 20∘ . б) Спектр второй гармоники в отсутствии намагниченности, угол падения 20∘ .ФЭУ являлась результатом интерференцией волн ВГ от образца и от"эталона", разность фаз которых обусловливалась дисперсией воздуха напромежутке между образцом и эталоном (см. рис. 1.5).
Перемещение"эталона" приводило к изменению указанного промежутка и позволялоопределить относительную фазу волны ВГ. Стоит отметить, что хотяв приведенной схеме немаловажным недостатком является изменениеинтенсивности падающего на "эталон" излучения (вследствие перемещенияего в не параллельном пучке), указанный эффект может быть учтёнпри анализе экспериментальных данных. В то же время, использованиев эксперименте лазерных импульсов длительностью 100 фс не позволяетпомещать оптические элементы между "эталоном" и образцом, посколькудисперсия в стекле (при толщине больше 0,5 мм) приведёт к полномурасхождению во времени импульсов ВГ и отсутствию интерференционнойкартины.На рис.
2.15 приведены интерференционные картины полученныеописанным методом для противоположных направлений магнитного поляпри длине волны 785 нм и угле падения 45∘ . Обнаружено, что искомыйсдвиг фаз не превышает 2∘ для всех длин волн и углов падения. В этомслучае, полагая Φ = 0, получаем что 2 = 22 . Таким образом, знаяспектр магнитного контраста и немагнитной компоненты поля, легко найтиспектр магнитоиндуцированного вклада во вторую гармонику простымдомножением спектра контраста на спектр немагнитной компоненты поля73Рис. 2.14 :а) Спектр магнитного контраста в интенсивности второй гармоники, уголпадения 45∘ . б) Спектр второй гармоники в отсутствии намагниченности, угол падения 45∘ .во второй гармонике.
На рис. 2.16 показан определённый таким образомспектр магнитоиндуцированной компоненты поля во второй гармонике приугле падения 20∘ .Рис. 2.15 : Интерферометрия второй гармоники при различных направлениях магнитногополя, угол падения 45∘ , длина волны 785 нм.§ 2.4.Обсуждение результатовПрежде всего заметим, что как отмечалось ранее 1.13, еслирассматривать структуру стержней как массив вытянутых эллипсоидов74Рис. 2.16 : Спектр магнитоиндуцированного вклада в поле на частоте второй гармоникипри угле падения 20∘ .с соотношением полуосей 19 , то в ней возможно возбуждение двухплазмонных мод: вдоль и поперёк оси стержня.
При этом результатырасчёта фактора локального поля а также спектр линейного магнитногоотклика свидетельствуют о возможности возбуждения поперечной модыпри длине волны 380 нм. Прежде чем обсуждать особенности нелинейногоотклика, отметим, что падающая на образец s-поляризованная волнаможет возбуждать только поперечную моду, в то время как pполяризованная волна возбуждает преимущественно поперечную моду прималых углах падения и продольную при больших.Далее,рассмотримпоотдельностигенерациюмагнитоиндуцированной и кристаллографической компонент полявторой гармоники с учётом факторов локального поля.
Введём системукоординат, где ось z нормальна к поверхности (совпадает с осью стержня),оси x и y лежат в плоскости образца, причём ось y перпендикулярнаплоскости падения. Тогда при s- накачке и p- гармонике имеем (см. 1.16):⃗ 2 = ⃗ 2⃗ 2+, где22⃗ 2 = (2) = (2) · () () · () (2) ∝ ⊥ ()‖ (2),(2)⃗ 2= (2) = · () () · 2 () (2) ∝ 2⊥ ()⊥ (2).Если предположить, что поперечный плазмон при длине волны380 нм действительно имеет место, то фактор ⊥ (2) и только75этот является резонансным.
В таком случае должно наблюдатьсяусиление магнитоиндуцированного отклика во второй гармонике поотношению к немагнитному при длине волны накачки 760 нм, что ибыло экспериментально зарегистрировано. Заметим, что на указанномотносительном эффекте не сказываются спектральные особенности,связанные с интерференцией накачки в плёнке.В случае p- накачки и p- гармоники, среди прочих участвует(2)(2)компоненты тензора квадратичной восприимчивости и , азначит, и в магнитном, и в немагнитном вкладах во вторую гармоникубудут участвовать резонансные факторы локального поля ⊥ (2), чем иобъясняется отсутствие максимума в спектре отношения компонент поля(спектре магнитного контраста).76§ 2.5.Выводы по второй главеПроведено комплексное изучение оптическими методами структуры,состоящей из массива никелевых наностержней диаметром 20 нм и высотой180 нм.1. При исследовании спектров магнитооптического эффекта Керраобнаружен максимум на длине волны 380 нм.
Численные ианалитические расчёты позволяют утверждать, что данныймаксимум обусловлен возбуждением локального плазмона внаправлении, перпендикулярном оси стержня.2. Получены спектры магнитного контраста интенсивности второйгармоники, определявшегося при изучении экваториальногонелинейного магнитооптического эффекта Керра.
Зафиксированоусиление магнитного контраста интенсивности ВГ вблизи длиныволны накачки 760 нм при s-поляризации излучения накачки. Анализполученных результатов показывает, что в окрестности частотывторой гармоники, соответствующей возбуждению локальногоповерхностного плазмона в направлении, перпендикулярном осистержня происходит усиление относительного магнитоидуцировнноговклада в нелинейную поляризацию.3. Установлено, что магнитооптические и магнитные нелинейнооптические методики позволяют исследовать слабые плазмонныерезонансы, наблюдение которых при исследовании немагнитногоотклика затруднено.77Глава 3Исследование структур с неоднороднойнамагниченностьюВ соответствии с тенденцией к постоянной миниатюризации,современные и перспективные магнитные системы, такие как устройствахранения информации имеют характерные размеры ∼ 10 − 100 нм,таким образом намагниченность в них меняется на масштабах меньшихдлины электромагнитной волны видимого диапазона.
Для таких системразработка оптических методов, чувствительных к распределениюнамагниченности, является важной задачей с прикладной точкизрения. С другой стороны, остаётся открытым фундаментальныйвопрос о механизмах формирования магнитооптического отклика вподобных системах. В рамках феноменологического подхода возможноописание таких структур через введение магнитных моментов (см.раздел 1.4.3), по аналогии с мультипольным разложением в случаенеоднородного распределения заряда. Проявление моментов, связанныхс неоднородностью намагниченности, как правило, не наблюдается влинейных оптических эффектах, во-первых, в силу малых значениймагнитооптических восприимчивостей, а, во-вторых, в силу того, чтолинейная восприимчивость, будучи тензором второго ранга, можетсоответствовать только достаточно низкой симметрии.В то же время, квадратичная восприимчивость ^(2) являетсятензором уже третьего ранга, а так же хорошо известна высокаяотносительная величина магнитоиндуцированных компонент ^(2) , чтовместе с поверхностной селективностью в центрально-симметричныхсредах делает генерацию второй оптической гармоники крайнеперспективным методом для исследования подобных структур [17].Как отмечалось в разделе 1.4.3, ранее изучались такие системы, какантиферромагнетики [99, 100], системы с ферро-торроидными доменами[102] и, позднее, системы со спиральной намагниченностью [103].
Втаких системах намагниченность неоднородна на масштабе элементарнойячейки кристалла, что, однако, не меняет общего феноменологического78и симметрийного анализа отклика. В частности, в работах [102, 101]при анализе нелинейно-оптического отклика ферротороидной системыавторами также используется разложение намагниченности попространственным моментам.Отдельно можно выделить эксперименты, в которых неоднороднаянамагниченность образуется в специально созданных структурах.Так, значительное внимание было уделено изучению нелинейнооптического отклика в обменно-связанных слоях ферромагнетика[84] или ферромагнетик/антиферромагнетик [56, 57], которые можнорассматривать как искусственный антиферромагнетик. Другимтипом искусственных структур с субмикронной неоднороднойнамагниченностью являются магнитные наноструктуры с вихревымсостоянием намагниченности.
Такие структуры привлекают значительныйинтерес, однако применение магнитооптических методик (в видимомдиапазоне) в них, как правило, ограничено изучением среднейнамагниченности ввиду недостаточного пространственного разрешения(cм.раздел § 1.4) [60, 59, 89]. В работах [92, 97] было показано, чтовнесение асимметрии в форму наночастиц позволяет получать состояния сконтролируемым направлением вихря и, как следствие, формироватьмассивы с макроскопическим вихревым состоянием. Недавно припри изучении дифракции света в таких массивах был обнаруженмагнитооптический эффект, величина которого пропорциональнамагнитному тороидному моменту структуры [98], что является первойдемонстрации непосредственной чувствительности оптического отклика кнаправлению вихря намагниченности.Данная глава посвящена экспериментальному исследованиюмагнитооптического отклика в двух типах структур с неоднороднойнамагниченностью.
Во-первых, изучаются трехслойные структуры(NiFe)CoFe/Al2 O3 /CoFe, где основное внимание уделено выявлениюдополнительных вкладов в магнитоиндуцированный нелинейнооптический отклик, связанных с пространственным распределениемнамагниченности или взаимодействием слоев. Во-вторых, исследуетсяпериодический двумерный массив наночастиц кобальта треугольнойформы, в котором возможно управляемое макроскопическое вихревоесостояние. В такой структуре изучаются вклады в нелинейнуювосприимчивость, связанные с изменением симметрии структуры79в результате появления вектора магнитного тороидного момента,характеризующего вихревое состояние.§ 3.1.Образцы и экспериментальная установка3.1.1.Трехслойные структуры (NiFe)CoFe/Al2 O3 /CoFeТрехслойная ферромагнитная структура изготавливалась вИнституте физики микроструктур РАН методом магнетронногораспыления тонких плёнок Co0.6 Fe0.4 на подложку плавленногокварца. Для снижения коэрцитивности одного из слоев на подложкупредварительно наносился подслой пермаллоя (NiFe).
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
