Сверхбыстрый оптомагнитизм распознан. Успехи физических наук
 Скачать 210.09 Kb.
|
|
L, но и к появлению ненулевой динамической намагниченности [36]. Поэтому, с точки зрения детектирования лазерно-индуцированной когерентной спиновой прецессии в антиферромагнетиках, измерения динамических эффекта Фарадея и магнитного линейного двупреломления для импульсов зондирования позволяют получить взаимодополняющую информацию. Однако только квадратичные магнитооптические явления дают возможность детектировать также и изменения величины вектора антиферромагнетизма, являющиеся следствием, например, некогерентной лазерно-индуцированной спиновой динамики [29]. Современные лазерные системы позволяют осуществлять перестройку центральной энергии фотона фемтосекундных импульсов в широком спектральном диапазоне. Как показано в ряде работ [26, 29, 48, 49], эта степень свободы существенно расширяет возможности магнитооптического зондирования сверхбыстрой магнитной динамики. Так, использование импульсов зондирования в разных спектральных областях может в ряде случаев дать возможность разделить вклады в измеряемые динамические магнитооптические сигналы от разных магнитных подсистем [48], т.е. частично преодолеть такое существенное ограничение магнитооптического зондирования, как его спектральная интегральность. Но наиболее интересным, очевидно, представляется изучение отклика магнитоупорядоченной среды на воздействие фемтосекундными лазерными импульсами с разной центральной энергией фотона. Такие эксперименты, во-первых, могут выявить микроскопические механизмы возбуждения магнитной динамики, поскольку позволяют связать отклик среды на возбуждение фемтосекундным лазерным импульсом с особенностями её электронной структуры. Во-вторых, при наличии нескольких спектрально-зависимых механизмов возбуждения спиновой динамики спектральная перестройка импульсов накачки открывает возможность управления вкладами от этих механизмов. В разделе 4.3 приведён пример управления когерентной и некогерентной спиновой динамикой в антиферромагнетике KNiF3 посредством перестройки центральной энергии фотона импульса накачки. Следует отметить, что магнитооптические методы изучения лазерно-индуцированной магнитной динамики имеют ряд ограничений. Во-первых, возбуждение среды фемтосекундным лазерным импульсом в общем случае приводит к изменению не только магнитных параметров среды, но и её оптических свойств. Оптические и магнитооптические восприимчивости, связывающие изменение поляризации импульсов зондирования с изменениями намагниченности среды, могут отличаться от своих стационарных значений и иметь свою динамику. В связи с этим интерпретация результатов магнитооптических экспериментов во многих случаях оказывается неоднозначной, что, прежде всего, имеет место при изучении лазерно-индуцированной динамики в металлах ввиду интенсивного поглощения [50]. Во-вторых, в случае сред со сложной магнитной структурой или гетероструктур на основе нескольких магнитных слоёв разделение динамики различных составляющих является нетривиальной задачей, решение которой оказывается возможным только в отдельных случаях [48, 51]. Поэтому в настоящее время для изучения лазерно-индуцированной магнитной динамики всё большее распространение получают методики, дополняющие магнитооптические. К ним относятся, прежде всего, рентгеновские магнитооптические методики с фемтосекундным временным разрешением, фемтосекундная терагерцевая спектроскопия и спин-поляризованная фотоэмиссия. Тем не менее магнитооптические методики остаются важным средством изучения сверхбыстрой магнитной динамики. Это обусловлено целым рядом их достоинств, таких как относительная простота и доступность, хорошая степень пространственной локальности, универсальность, позволяющая изучать динамику в средах с различными магнитными структурами. Одноимпульсная фемтосекундная магнитооптическая микроскопия с временным разрешением Важным развитием методов исследования лазерно-индуцированной магнитной динамики явилась разработка одноимпульсной магнитооптической микроскопии с фемтосекундным временным разрешением. Главными отличиями этой методики от описанной в разделе 3.1 являются использование одиночных импульсов накачки и зондирования вместо последовательностей из нескольких сотен таких импульсов и получение магнитооптического изображения с помощью импульса зондирования. Основным достоинством этой методики является возможность одновременного изучения пространственной и временной динамики магнитной системы с высоким разрешением. Впервые, по-видимому, этот метод был применён в работе [52] для исследования лазерно- индуцированного размагничивания в пермаллое. Впоследствии магнитооптическая микроскопия с фемтосекундным временным разрешением сыграла важную роль в выявлении механизмов сверхбыстрого оптического переключения намагниченности в металлах [53, 54]. По нашему мнению, использование пространственного разрешения в методике накачки-зондирования особенно важно при изучении пороговых процессов. Действительно, в этом случае характер лазерно-индуцированной динамики может существенно изменяться в пределах области, подвергающейся воздействию импульса накачки, имеющего, как правило, гауссово пространственное распределение интенсивности. В разделе 4.3 мы покажем, что метод фемтосекундной магнитооптической микроскопии с временным разрешением значительно расширяет возможности исследования лазерно-индуцированной магнитной динамики, в частности вблизи фазовых переходов. Сверхбыстрые оптомагнитные явления в магнитных диэлектриках 4.1. Экспериментальное наблюдение сверхбыстрых обратных эффектов Фарадея и Коттона - Мутона Возбуждение спиновой динамики за счёт сверхбыстрого обратного магнитооптического эффекта Фарадея впервые было исследовано в редкоземельном ортоферрите DyFeO3 [20]. Редкоземельные ортоферриты RFeO3, где R — ион иттрия Y3+ или редкоземельный ион, кристаллизуются в ромбически искажённой структуре перовскита. При температурах порядка температуры Нееля TN « 650 К магнитные моменты ионов железа Fe3+ формируют четыре антиферромагнитно-связанные подрешётки Mj-4 [55, 56]. Взаимодействие Дзялошинского приводит к скосу подрешёток и возникновению ненулевой объёмной намагниченности, т.е. редкоземельные ортоферриты являются слабыми ферромагнетиками. Для описания магнитной структуры ортоферрита вводят ферромагнитный, M = tМг-, и антиферромагнитный, L = Mj — М2 + М3 — М4, векторы. При температурах ниже 5 К может возникнуть магнитный порядок в редкоземельной подрешётке. В зависимости от типа редкоземельного иона в ортоферритах могут наблю-  Рис. 1. Динамика поворота плоскости поляризации импульсов зондирования после возбуждения слабого ферромагнетика DyFeO3 200-фемтосекундными импульсами накачки с правой (а+) и левой (а—) круговыми поляризациями с центральной энергией фотона 1,55 эВ и плотностью энергии в импульсе 30 мДж см—2. На вставке: воздействие циркулярно поляризованного лазерного импульса эквивалентно воздействию короткого импульса эффективного магнитного поля H [20]. даться ориентационные фазовые переходы 1-го и 2-го рода [55-57]. Ортоферрит диспрозия при температурах выше 51,6 К [55, 57] является слабым ферромагнетиком, в котором векторы М и L ориентированы вдоль кристаллографических осей с и а соответственно. На рисунке 1 показан результат фемтосекундного магнитооптического эксперимента "накачка-зондирование" (см. раздел 3.1) по возбуждению монокристалла DyFeO3 циркулярно поляризованными импульсами длительностью 200 фс с центральной энергией фотона 1,55 эВ. Волновой вектор импульсов накачки был направлен перпендикулярно плоскости ас, в которой находятся векторы М и L. Как видно из рис. 1, воздействие импульсов с правой и левой циркулярной поляризацией приводит к возникновению осцилляций поляризации импульсов зондирования. Анализ частоты этих осцилляций, а также их температурных зависимостей показал, что они свидетельствуют о лазерно-индуцированной прецессии намагниченности. Важнейшим результатом этого исследования было то, что импульсы с правой и левой циркулярной поляризацией возбуждали прецессию с противоположными начальными фазами. Таким образом, процесс возбуждения можно описать как действие короткого импульса лазерно-индуцированного эффективного поля (2.4), т.е. как сверхбыстрый обратный эффект Фарадея. Эффективное поле приводит к отклонению намагниченности от равновесного направления. Величину этого отклонения можно найти, подставив в уравнение Ландау-Лифшица (2.5) эффективное поле (2.4), величина и длительность которого определяются интенсивностью и длительностью лазерного импульса, а также магнитооптической восприимчивостью среды. На основе анализа амплитуды возбуждаемой прецессии в [20] получена оценка величины эффективного лазерно-индуцированного поля 0,03 Тл для эксперимента, результаты которого показаны на рис. 1. Действие лазерного импульса с центральной энергией фотона 1,55 эВ, длительностью 200 фс и плотностью энергии 500 мДж см 2 на диспрозиевый ортоферрит должно быть эквивалентно действию 200- фемтосекундного импульса эффективного поля (2.4) напряжённостью 5 Тл. Сопоставление магнитооптических и оптомагнитных эффектов указывает на возможность возбуждения прецессии линейно поляризованными фемтосекундными лазерными импульсами. Действительно, согласно таблице, можно ожидать возникновения эффективного поля, отвечающего обратному эффекту Коттона-Мутона. Впервые возможность возбуждения прецессии намагниченности линейно поляризованными импульсами была продемонстрирована экспериментально для слабого ферромагнетика FeBO3 [21], который имеет ромбоэдрическую кристаллическую структуру типа кальцита. Магнитные моменты ионов железа формируют две подрешётки, Mi и M2, связанные антиферромагнитно. Взаимодействие Дзялошинского приводит, как и в случае ортоферритов, к скосу подрешёток и возникновению ненулевой объёмной намагниченности. Статическая магнитная структура бората железа описывается двумя векторами: M = M1 + М2 и L = M1 — M2. Этот двух- подрешёточный слабый антиферромагнетик является модельным объектом для анализа возбуждения магнитной прецессии на основе уравнений (2.4) и выражений для эффективных лазерно-индуцированных полей (см. таблицу).          —2 0, град 180 90 —90 0 в Рис. 2. (а) Временная зависимость поворота плоскости поляризации f (t) импульсов зондирования после воздействия линейно поляризованных 100-фемтосекундных импульсов на слабый ферромагнетик FeBOj. (б) Геометрия эксперимента, У — азимутальный угол, описывающий линейную поляризацию импульсов накачки. (в) Зависимость амплитуды лазерно-индуцированной прецессии f 0 от азимутального угла У [22]. Как видно из рис. 2а, при воздействии на монокристалл бората железа фемтосекундных линейно поляризованных лазерных импульсов наблюдается возбужде-  2 0  ние прецессии намагниченности и антиферромагнитного вектора, причём начальная фаза прецессии имеет периодическую зависимость (рис. 2в) от азимутального угла (рис. 2б) линейной поляризации импульсов накачки. Проведённое в [22] детальное рассмотрение показало, что возбуждение прецессии линейно поляризованными фемтосекундными лазерными импульсами действительно можно рассматривать как проявление сверхбыстрого обратного эффекта Коттона-Мутона (см. таблицу). В этом слабом ферромагнетике L 4 M, поэтому в возбуждении прецессии за счёт оптомагнитного эффекта Коттона-Мутона доминирует эффективное поле hOM = = —SHMO/SL (2.4б), связанное с L-членами в разложении (2.1). Аналогичный вывод был сделан в [22] и относительно сверхбыстрого обратного эффекта Фарадея. Таким образом, как экспериментально, так и на основе феноменологического анализа было продемонстрировано, что учёт многоподрешёточной магнитной структуры играет важную роль в интерпретации лазерно-индуцированной динамики в магнитных диэлектриках. К настоящему времени целый ряд экспериментов показал, что избирательные отклики магнитных подрешёток на возбуждение фемтосекундными лазерными импульсами играют важнейшую роль в сверхбыстрой динамике намагниченности не только при оптомагнитном [58], но и при других механизмах взаимодействия [5, 59]. В целом ряде экспериментальных работ было показано, что сверхбыстрые обратные эффекты Фарадея и Коттона-Мутона позволяют возбуждать прецессию намагниченности в диэлектриках с различными магнитными структурами, таких как ферримагнетики [9, 10, 27, 58, 60, 61], антиферромагнетики [25, 28-30], слабые ферромагнетики [20-22], ферромагнетики [32] и хираль- ные магнетики [31]. Микроскопические механизмы сверхбыстрых обратных оптомагнитных явлении Уже в первой работе по лазерно-индуцированному возбуждению и управлению когерентной прецессией намагниченности в диэлектрике DyFeO3 [20] было сделано предположение, что микроскопическим механизмом процесса является стимулированное рамановское рассеяние на магнонах [62]. На рисунке 3 схематически представлен такой процесс, в который вовлечены два фотона с частотами ю и ю — O и магнон с частотой O. В описанных выше экспериментах период 2л/й когерентной спиновой прецессии, возбуждаемой фемтосекундными лазерными импульсами, составлял от нескольких десятков пикосекунд до нескольких наносекунд, т.е. был много больше длительности возбуждающего импульса. Таким образом, спектральная ширина импульса превышает частоту магнона, и в его спектре присутствуют пары фотонов, удовлетворяющие условию возникновения стимулированного рамановского рассеяния, что приводит к возбуждению когерентных магнонов. В работе [21], для того чтобы подчеркнуть особенность данного процесса при фемтосекундном возбуждении, было предложено название импульсное стимулированное рамановское рассеяние (ИСРР) (Impulsive Stimulated Raman Scattering — ISRS) на магнонах, т.е. была использована терминология, применяемая при описании лазерно-индуцированного возбуждения когерентных колебаний решётки, или  Падающий импульс I ho h(o—о)             Основное состояние ho ho Eg состояние Возбуждённое |