Сверхбыстрый оптомагнитизм распознан. Успехи физических наук

• Название: Успехи физических наук
• Анкор: Сверхбыстрый оптомагнитизм распознан
• Дата: 07.07.2021
• Размер: 210.09 Kb.
• Имя файла: Сверхбыстрый оптомагнитизм распознан.docx
• Тип: Документы; #223603
• страница: 2 из 6

a, b отвечают за оптическую и магнитооптическую восприимчивости. Количество нену­левых и отличных друг от друга компонент этих тензоров однозначно определяется элементами пространственной и временной симметрии рассматриваемой среды, т.е. её кристаллографической и магнитной точечными груп­пами [39].

Отклик среды на электрическое поле света описы­вается тензором диэлектрической проницаемости, кото­рый связывает наведённую в среде оптическую поляри­зацию Р(ю) с электрическим полем падающей волны Е(ю):

8H^МО _{s a}

^{eij — —} гЁдЁ;- ^£iJ^{+ £i}J;



(2.3)
где ej — ej и £^a. — — ej — симметричная и антисиммет­ричная части тензора соответственно. Согласно прин­ципу Онзагера эти вклады являются чётными и нечёт­ными по отношению к обращению времени. В приближе­нии рассматриваемой здесь недиссипативной среды симметричная и антисимметричная части тензора e_ij являются действительной и мнимой соответственно.



Таблица. Классификация магнитооптических и оптомагнитных явлений*. Для магнитооптических явлений приведены соответствующие компоненты тензора диэлектрической проницаемости (2.3), для оптомагнитных — эффективные поля (2.4)

Вклад в гамильтониан (2.2)	Магнитооптический эффект (2.3)		Оптомагнитный эффект (2.4)
ajkFF'Mk	eij — aijkMk	Ферромагнитный эффект Фарадея		H'" — а кк	Обратный эффект Фарадея
a'ijkFiFJ Fk	efj— a0jkFk	Антиферромагнитный эффект Фарадея		hkFE— a'.FF	Обратный эффект Фарадея
bijklFiFj MkMl	eJ — bjkMkM,	Магнитное линейное двупреломление (эффект Коттона-Мутона или Фохта)		Н"М— PijklFiFj*Mk	Обратный эффект Коттона - Мутона
Pjk,FiF* FkFi	eij — bijklFkFl			hICME— P'jklFiFj*Fk
jFiFJMkFt	ef. — b" klMkFl ij ij k l			rrlCME D" T7 TT* T Hk — bijklFiFj L lICME D" T7 17* Л/f hl — bijklFiFj Mk
* Включены только эффекты, наблюдаемые при взаимодействии света с недиссипативной средой.

На основании (2.2) и (2.3) можно записать выражения для компонент тензоров диэлектрической проницаемо­сти, отвечающих за оптический и магнитооптический отклики среды. Так, первый член в разложении (2.2) даёт вклад в описывающую кристаллографическое пре­ломление компоненту тензора e_ij, которая не связана с магнитным порядком. Остальные члены описывают магнитооптические явления, которые можно разделить на линейные, квадратичные и билинейные по магнитным параметрам порядка. В таблице приведены выражения для компонент тензора диэлектрической проницаемости,

связанных с различными магнитооптическими явле­ниями.

На основании эффективного гамильтониана (2.2) можно получить выражения и для обратных магнитооп­тических, или оптомагнитных, явлений. Впервые воз­можность существования таких явлений была предска­зана в работе [40], где на основе феноменологического анализа было получено выражение для намагниченности M ^IFE(0) = aD(ю) х D*(o), индуцируемой в среде при её облучении циркулярно поляризованным светом. Здесь D(o) — вектор электрического смещения в среде, a — магнитооптическая восприимчивость, описывающая также и магнитооптический эффект Фарадея. Наведён­ная таким образом намагниченность обладает следую­щими свойствами. Она коллинеарна волновому вектору излучения, её знак меняется при изменении поляризации излучения с правоциркулярной на левоциркулярную, а её величина пропорциональна интенсивности излучения. Коэффициент пропорциональности a между индуциро­ванной намагниченностью и интенсивностью света свя­зан с магнитооптической восприимчивостью, опреде­ляющей также и ферромагнитный эффект Фарадея.

Экспериментально появление намагниченности в парамагнитных и диамагнитных средах при облучении их циркулярно поляризованным светом было продемон­стрировано в работе [41]. Авторы этой работы назвали наблюдаемое явление "обратный эффект Фарадея" (Inverse Faraday Effect — IFE).

Квантово-механическая теория обратного эффекта Фарадея и других оптомагнитных явлений для термо­динамически равновесных систем была развита в работе [38]. В частности, было показано, что циркулярно поля­ризованный свет действует на среду как эффективное магнитное поле, направленное по волновому вектору света: H^IFE = —SH^MO/SM. При рассмотрении термо­динамически равновесной ситуации такое эффективное поле приводит к возникновению лазерно-индуцирован­ной намагниченности, описанной выше.

Таким образом, фемтосекундный лазерный импульс должен индуцировать не намагниченность [24], а им­пульс эффективного магнитного поля, направление ко­торого определяется поляризацией излучения, а вели­чина — интенсивностью. Как показано в [21, 22], для описания воздействия фемтосекундных лазерных им­пульсов на среды, характеризующиеся наличием двух и более магнитных подрешёток, т.е. ферримагнетиков, антиферромагнетиков и слабых ферромагнетиков, сле­дует ввести несколько лазерно-индуцированных полей:


SH ^мо

SL

h^ом

SH ^мо

SM

H ом
(2.4a)

(2.46)

Из таблицы, в которой приведены вклады в гамиль­тониан (2.2), линейные и квадратичные по ферромагнит­ному и антиферромагнитному векторам, и феноменоло­гические выражения для эффективных лазерно-индуци­рованных полей (2.4), следует, что оптомагнитные явления могут наблюдаться при воздействии не только циркулярно поляризованных импульсов, индуцирующих эффективное поле H^IFE, но и линейно поляризованных импульсов, создающих поле H^ICME. В отличие от обрат­ного эффекта Фарадея, возникающего в первом случае, во втором случае может наблюдаться обратный эффект Коттона-Мутона (или, иначе, обратный эффект Фохта) [38]. Существенное различие между этими двумя явле­ниями состоит в том, что обратный эффект Фарадея может наблюдаться в пара- и диамагнитных средах, так как временная симметрия циркулярно поляризованного оптического импульса соответствует симметрии магнит­ного поля. Обратный эффект Коттона-Мутона, напро­тив, возможен лишь при наличии магнитного порядка или внешнего поля.

Для описания динамики спиновой системы, индуци­рованной сверхбыстрыми оптомагнитными явлениями, используют уравнение Ландау-Лифшица [42]. В случае сред с несколькими магнитными подрешётками, в част­ности двухподрешёточного антиферромагнетика, можно записать уравнение Ландау-Лифшица для каждой под­решётки. Однако, по нашему мнению, более удобным и информативным является подход, в котором модифици­рованные уравнения Ландау-Лифшица записываются для ферромагнитного M и антиферромагнитного L векторов [36, 43]:

— =—g(M х H^eff + L х h^eff), (2.5а)

dL = —g(L х H^eff + M х h^eff); (2.56)

где H^eff = —S(H + H^MO)/SM и h^eff = —S(H + H^MO)/SL — эффективные поля, H — гамильтониан магнитной системы. В общем случае в выражения для эффективных полей H^eff и h^eff входят эффективные обменные поля, эффективные поля магнитной анизотропии, а также внешнее магнитное поле. При рассмотрении сверхбыст­рых оптомагнитных явлений в выражения для H^eff и h^eff вводятся зависящие от времени эффективные лазерно- индуцированные поля H^OM и h^OM, приведённые в таб­лице.

В разделе 4 мы рассмотрим несколько эксперимен­тальных примеров, которые демонстрируют основные особенности магнитной динамики, возбуждаемой в маг­нитных средах при сверхбыстрых оптомагнитных явле­ниях.

3. 
   Экспериментальные методы исследования сверхбыстрой лазерно-индуцированной динамики в магнитных средах
   
   1. 
      Фемтосекундная магнитооптическая спектроскопия с временным разрешением
      

Регистрация динамического отклика магнитоупорядо­ченной среды на воздействие фемтосекундного лазер­ного импульса требует использования методик детекти­рования, имеющих необходимое субпикосекундное вре­менное разрешение. Очевидно, что такое разрешение предоставляют сами фемтосекундные оптические им­пульсы. Магнитооптические эффекты, как линейные [37, 44, 45], так и нелинейные [46, 47], известны как эффектив­ный инструмент изучения объёмных, поверхностных и интерфейсных магнитных свойств различных сред. Есте­ственно, что среди различных методов эксперименталь­ного исследования лазерно-индуцированной динамики в магнитоупорядоченных средах наибольшее распростра­нение получили именно магнитооптические.

При магнитооптическом методе исследования ла­зерно-индуцированные изменения величины и направле­ния магнитного параметра порядка регистрируются на основе измерений магнитооптического отклика среды в ближнем инфракрасном и видимом спектральных диа­пазонах. Для этого на образец, обычно помещённый во внешнее магнитное поле, задающее равновесное направ­ление намагниченности, воздействуют фемтосекундны­ми лазерными импульсами накачки. Длительность им­пульсов составляет от « 200 фс до всего лишь нескольких фемтосекунд. Плотность энергии в импульсе накачки варьируется от нескольких долей мДж см ² для сильно- поглощающих сред до нескольких десятков мДж см ² для слабопоглощающих материалов. Менее мощные (« 10 мкДж см ²) импульсы зондирования, синхронизо­ванные с импульсами накачки, используют для измере­ния величины того или иного магнитооптического эф­фекта как функции времени задержки между импульсами накачки и зондирования. Выбор магнитооптического эффекта определяется прежде всего магнитными и маг­нитооптическими свойствами исследуемого образца. Так, измерение эффекта Фарадея для импульсов зонди­рования позволяет получить информацию о динамике компоненты намагниченности, направленной вдоль вол­нового вектора импульсов зондирования. Индуцирован­ные импульсами накачки изменения магнитного линей­ного двупреломления, напротив, свидетельствуют об из­менении компонент намагниченности или антиферро­магнитного вектора, перпендикулярных направлению распространения импульсов зондирования. Для детекти­рования магнитной динамики в поглощающей среде, кроме эффектов Фарадея и Коттона-Мутона (Фохта), т.е. кругового и линейного двупреломления, очевидно, могут использоваться эффекты кругового и линейного дихроизма. Для исследования лазерно-индуцированной динамики в сильнопоглощающих средах измеряют вре­менные изменения величины магнитооптических эффек­тов Керра [44], т.е. изменения поляризации отражённых от образца импульсов зондирования.

Отметим следующую особенность детектирования лазерно-индуцированной динамики в многоподрешё- точных магнитных средах, например, в антиферромаг­нетиках. В общем случае возможность исследования стационарных свойств антиферромагнетиков, очевид­но, предоставляют квадратичные по магнитному па­раметру порядка магнитооптические явления, такие как магнитное линейное двупреломление (см. таблицу). С другой стороны, для регистрации лазерно-индуциро­ванной динамики антиферромагнетиков могут быть использованы как квадратичные, так и линейные маг­нитооптические эффекты [25, 29]. Действительно, в ком­пенсированном антиферромагнетике прецессия намаг­ниченностей подрешёток приводит не только к осцил­ляциям антиферромагнитного вектора