GdFeCo磁光薄膜飞秒激光感应反常磁滞回线研究*

徐初东，陈如麒，朱贵文，熊万杰

(1．华南农业大学理学院应用物理系，广东 广州 510642；2. 华南农业大学公共基础课实验教学中心， 广东 广州 510642；3. 广东药学院基础学院， 广东 广州 510006 )

鉴于发展超快磁光记录的需要,GdFeCo,TbFeCo等稀土(RE)-过渡(TM)金属磁光薄膜材料由于其所特有的铁磁补偿温度的性质,可以实现不同于传统居里点写入的热辅助磁记录和潜在更快的磁化反转速度,引起研究者的强烈兴趣[1-5]。其中Rasing小组[3]通过飞秒激光超快加热GdFeCo磁光薄膜,测得了与常规的磁滞回线形状明显不同的反常回线,并以此作为样品温度跨越磁化补偿温度的直接证据。在文中,作者虽然对反常回线作了初步的解释,然而对回线的具体产生缘由没有提及。 本文对反常回线形成起源做出详细研究,其结果对磁光记录材料的实际应用具有重要的指导意义。

本文利用飞秒时间分辨磁光克尔泵浦-探测技术测量了GdFeCo磁光薄膜的激光感应反常克尔回线,对其回线的演化和形成进行详细地研究。

1 实验描述

脉冲宽度约150 fs,中心波长800 nm,脉冲序列的重复频率为1.14 kHz的线偏振飞秒激光脉冲序列由钛宝石飞秒激光器产生,经由钛宝石再生放大器放大并输出进入实验光路,经分束片分为泵浦光和探测光。其中泵浦光通过可控光学延迟线,控制与探测光之间的时间延迟。经延迟的泵浦光和探测光再经凸透镜聚焦到样品的同一点上,其中泵浦光垂直入射,而探测光以小角度入射。实验过程,设置泵浦与探测光强度比大于40,泵浦光斑尺寸与探测光斑尺寸比大于2。从样品反射的探测光的极克尔转角由光电对管组成的平衡光桥进行测量,差分输出信号由锁相放大器放大、检测。测量过程中,光学斩波器以约340 Hz频率调制探测光,并同步锁相放大器。

本文研究的GdFeCo样品采用磁控溅射方法制备,具有以下多层结构：glass/Al(10 nm)/SiN(5 nm) /Gd23.5Fe73.2Co3.3(30 nm)/SiN(20 nm),其中glass层作为基底层,Al层作为散热衬底层,上下两层的SiN层作为保护层,同时保证GdFeCo薄膜层两侧的边界条件一致GdFeCo层具有较强的垂直磁各向异性,居里温度约为510 K,磁化补偿温度约为400 K。

2 实验结果与讨论

利用飞秒时间分辨磁光克尔泵浦-探测技术测量GdFeCo磁光薄膜极克尔回线,如图1所示。其中黑线为没有泵浦光作用的克尔回线(No pump),与用传统磁学方法测量的磁滞回线形状相似,并且形状方正,表征样品具有高的垂直磁晶各向异性。方块线和圆点线表示外场扫描方向不同时泵浦激光感应的磁滞回线,对应激发脉冲能量密度为8 mJ/cm2。图1中探测时刻为-5 ps表示探测光比泵浦光先到达,相当于上一个泵浦脉冲激发后约一个脉冲周期时间0.88 ms。

图1 GdFeCo薄膜的磁光克尔磁滞回线Fig.1 Magneto-optical Kerr hysteresis loops of GdFeCo film

2.1 反常克尔回线起源

把反常克尔回线按外加磁场的数值范围分成以下四部分进行分段研究,以外场的扫描方向从负饱和磁场至正饱和磁场所得的回线进行具体分析。需要强调的是,800 nm探测光波的磁光克尔信号反映的主要是TM磁矩的状态[10]。

外场范围处于大于正向暖矫顽力(+)至正饱和场部分,对应图1反常克尔回线D部分。在此部分,样品的磁化态在飞秒激光泵浦后发生的过程和回线环的A部分相似,同样经历了两次磁化反转过程后回到初始的正饱和磁化态。

2.2 反常克尔回线包含的信息

以上是对反常克尔回线起源的初步解释,而对于反常克尔回线包含的一些细节信息,我们进一步测量了不同激发功率下-5 ps反常克尔回线,如图2(a)所示；以及采用初始化外加磁场的外场扫描方式结合可控泵浦脉冲的探测技术测量的不同泵浦脉冲数下- 5 ps反常克尔回线,如图2(b)所示,进一步对图1反常克尔回线的形成起源作深入解析如下。

图2 (a)不同激发功率的磁光克尔回线 (b)不同激发脉冲数的磁光克尔回线Fig.2 (a) Magneto-optical Kerr loops of GdFeCo amorphous film under different fluencies, (b) the magneto-optical Kerr loops of GdFeCo amorphous film under different pump pulses

图1中反常克尔回线的暖矫顽力略大于No pump回线的室温矫顽力.这是因为激光脉冲的热作用使样品的平衡温度升高,在经过0.88 ms的延迟时间后仍保持温度稍高于室温,按照RE-TM磁光材料矫顽力的温度依赖关系[11],样品此时的温度低于磁化补偿温度(约为400 K),矫顽力随温度升高而增大,由此体现出此温度下的暖矫顽力略大于室温矫顽力。由图2(a)可以看出,随激发功率增大,样品温度升高,暖矫顽力增大,也进一步说明样品的温度在磁化补偿温度之下。

在图1反常克尔回线中,相同外场下不同扫描方向所得到回线B部分对应的磁化强度不同,这部分被称为“剩余磁滞现象” (residual hysteresis)[3].由于激光脉冲的加热作用不均匀导致在探测区域内温度不均匀,并不能够保证此时的外加磁场满足大于探测区域内所有温度所对应的矫顽力,因而出现磁化反转不完全的结果。当进一步加大激发功率之后,探测区域的温度也随之升高,对应的热矫顽力也会随之减小,可以观测到该部分的磁化反转程度也随之增大,如图2(a)所示。

在图1反常克尔回线中,A部分的饱和磁化强度比C部分的饱和磁化强度小.这种差异源于GdFeCo亚铁磁耦合系统中RE与TM反平行子系统非完全刚性耦合的特性[6],即磁场作用直接驱动RE或TM磁矩使其完全反转,并不能保证与之处于被迫反平行耦合的TM或RE磁矩也随之完全反转。因为在A部分,RE磁矩平行于外磁场,磁场直接驱动RE子系统将其饱和磁化,而TM子系统的磁化则是通过反平行耦合被迫随之反转的,所以此处的TM磁化反转是不完全的。由于探测到的克尔信号主要反映TM子系统的磁化状态,A部分的饱和磁化强度小于C部分,表明TM子系统的被迫磁化反转是不完全的。

在图1反常克尔回线B部分,随着外加磁场的增大,根据此类RE-TM磁光材料外加反向磁场作用下,反向磁畴的形核和畴壁迁移的磁化反转机制[12],其磁化反转程度应与外加磁场成正比,也应随之增大。但是在此部分反转的磁化强度数值却基本保持不变,此结果的产生源于外场磁化史的记忆效应[8]以及连续多脉冲激发所引起的积累效应[8],并且随着激发脉冲数增加,磁化反转程度增加,如图2(b)所示,最终在连续脉冲激发下达到饱和磁化(图2(b)continuous pulses回线所示)。

3 结 论

利用飞秒时间分辨磁光克尔泵浦-探测技术测量了GdFeCo磁光薄膜的激光感应磁滞回线,对反常回线的形成原因作了详细的分析,回线的反常部分源于样品在激光加热后,温度跨越铁磁补偿温度,净磁矩方向发生转变而引起的磁化反转,以及回线所包含的外场磁化史的记忆效应和连续多脉冲激发的积累效应。研究结果对深入理解GdFeCo合金薄膜在激光激发后的磁光响应特性以及RE-TM系统磁化反转机理具有重要意义。

感谢中山大学物理科学与工程技术学院赖天树教授的指导,感谢中山大学李树发和广州大学陈志峰博士的讨论,感谢复旦大学周仕明教授提供的样品。

参考文献：

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