磁场诱导的TmFeO3 单晶自旋重取向*

王宁 黄峰† 陈盈 朱国锋 苏浩斌 郭翠霞 王向峰2)3)††

1) (福州大学机械工程及自动化学院,福建省太赫兹功能器件与智能传感重点实验室,福州 350108)

2) (CAD/CAM 福建省高校工程研究中心(莆田学院),莆田 351100)

3) (智能配电网装备福建省高校工程研究中心,福州 350108)

4) (福州大学物理与信息工程学院,福州 350108)

1 引言

稀土正铁氧体(RFeO3,R 表示稀土元素)具有磁光效应、多铁性、超快自旋开关效应等独特的物理性质[1–3],因而引起了广泛关注.RFeO3具有畸变的钙钛矿结构,空间群为,包含R3+和Fe3+两套磁性离子亚晶格[4–6].RFeO3中Fe3+自旋以反铁磁构型排列,但由于反对称交换相互作用,自旋方向不是完全共线,而是相互轻微倾斜[7,8],产生微弱的宏观磁化,因而也被称为倾角反铁磁体.自旋重取向是RFeO3体系中最重要的一种物理性质,即RFeO3中Fe3+的自旋排列方式由一种构型转变为另一种构型[9].自旋的状态可以作为自旋电子学器件中信息的载体,对自旋的控制可以作为读写信息的手段.同时,探究自旋的控制方法也能够更加深入地理解磁性材料内部相互作用的物理机制.研究表明通过外加磁场[10–14]、温度场[15–19]或元素掺杂(化学压力)[6,20–22]可以诱导这种相变过程.

太赫兹时域光谱近年来广泛应用于自旋电子学[23]、载流子动力学[24]、磁化动力学[25,26]等超快物理过程的研究.Song 等[10]探究了83—95 K 温度下磁场对TmFeO3单晶中自旋开关的影响,结果表明,这种自旋开关很容易受到极低的外部磁场的影响.因此,通过调节外部磁场的大小,可以控制自旋开关的触发温度.Grishunin 等[27]利用太赫兹光谱在TmFeO3中观察到光子-磁振子的耦合,并分析了不同样品厚度与拍频信号的依赖关系,研究表明RFeO3中存在磁振子-极化子的传播效应.Guo等[11]研究了150 K 温度下3 种切向的TmFeO3样品中,q-FM 和q-AFM 两种共振模式随外加磁场的依赖关系.而在低温下,稀土元素Tm3+自旋磁矩变得有序,内部相互作用变得更加复杂,将产生新颖的物理现象.特别是低温下磁矩对于外界的磁场将变得敏感,Johnson 等[28]发现在非相变温度区间内,较高温度下(273 K),诱发ErFeO3单晶自旋重取向需要10 T 以上的外加临界磁场,而在140 K 时,临界磁场的大小降为6.3 T.同样他在与TmFeO3,ErFeO3同为稀土正铁氧体的HoFeO3,DyFeO3上也发现了类似的现象.因而研究TmFeO3单晶在极低温下的行为,对于探究RFeO3体系中复杂的相互作用以及开发较低磁场控制的稀土正铁氧体自旋电子学器件具有重要意义.

本文利用时域太赫兹低温磁光谱系统,研究了低温下TmFeO3单晶中准铁磁(quasi-ferromagnetic mode,q-FM)和准反铁磁(quasi-antiferromagnetic mode,q-AFM)(以下简称双模)共振频率随外加磁场增加的频移和模式转换现象.通过控制不同实验构型下双模的选择性激发,分析TmFeO3单晶中的自旋磁矩变化,发现了磁场诱导的TmFeO3自旋重取向现象,并对其内部复杂的相互作用参数进行表征.

2 实验方法

实验样品是通过光学浮区法生长的TmFeO3单晶,样品表面经过抛光处理,厚度为0.775 mm.样品经过X 射线定向仪分析确认为(001)取向,即c-cut.实验装置为自主搭建的太赫兹低温磁光谱系统,该系统的磁场变化范围为0—7 T;温度变化范围为1.6—300 K;光谱探测范围为0.2—2 THz[29].系统光源为美国Coherent 公司的Astrella 一体化钛蓝宝石飞秒激光放大器(中心波长为800 nm,激光重复频率为1 kHz,脉宽为35 fs,脉冲峰值功率为5 mJ).一对ZnTe 非线性晶体分别通过光整流效应和电光采样技术用于产生和探测太赫兹信号,其厚度均为1 mm.系统的可变温度和磁场由英国Oxford 公司的超导磁体(Oxford Instruments,SpectromagPT)控制.为了减小空气中水汽对探测光的吸收进而影响实验结果,整个系统处于密闭空间内,并持续向空间内部充入干燥氮气.

3 结果与讨论

TmFeO3单晶具有畸变的钙钛矿结构,晶体结构示意图如图1(a)所示.温度能够诱导TmFeO3自旋磁矩发生自旋重取向.无外磁场时,温度高于93 K 而低于Néel 温度(TN=650 K)时,TmFeO3晶体为Γ4相,磁矩M沿晶体c轴方向;温度低于85 K 时,晶体转变为Γ2相,此时磁矩M沿晶体a轴方向,自旋磁矩构型示意图见图1(c).在93—85 K之间,晶体处于Γ24相,此时磁矩M处于ac平面内,与a轴和c轴产生夹角[4,30].

图1 TmFeO3 晶体结构及倾角反铁磁自旋构型示意图 (a)晶体结构示意图;(b)反铁磁亚晶格Fe1-4 自旋方向示意图;(c) T <85 K,Γ2 相的自旋磁矩构型示意图,S1 和S2 表示两对合成的Fe3+亚晶格自旋Fig.1.Schematic diagrams of TmFeO3 crystal’s structure and canted-antiferromagnet spin configuration: (a) Crystal’s structure diagram;(b) spin directions for the Fe1-4 sites in the antiferromagnetic sublattice;(c) spin magnetic moment configuration schematic of Γ2 phase at T <85 K,S1 and S2 stand for two pairs of spins for synthesized Fe3+ sublattices.

线偏振的THz 波能够选择性地激发TmFeO3单晶中自旋磁矩的两种共振模式,当THz 波的磁场分量HTHz垂直于宏观磁化矢量M时,激发q-FM 共振模式,M将绕着有效场做弛豫进动;当HTHz平行于M时,激发q-AFM 共振模式,M将沿着有效场方向做切向进动[31],THz 波的选择性激发及两种共振模式示意图如图2(a)所示.利用线偏振THz 波对两种共振模式的激发规律原理,能够有效地通过THz 时域光谱探究晶体内部磁结构在外磁场、温度场、元素掺杂作用下的变化.

图2 TmFeO3 共振模式激发规律及实验构型 (a) THz 波选择性激发q-FM 和q-AFM 两种共振模式;(b)实验构型图,通过旋转样品改变宏观磁化矢量M 和THz 磁场分量的角度Fig.2.Excitation rule of TmFeO3 resonance modes and experimental geometry: (a) THz wave selectively excites the two resonance modes of q-FM and q-AFM;(b) experimental geometry,the angle between the macroscopic magnetization vector M and the THz magnetic field component is changed by rotating the sample.

实验上,入射太赫兹波垂直入射到样品上,其磁场分量HTHz垂直于太赫兹电场所在平面,且平行于样品表面.通过旋转样品可以改变宏观磁矩M和HTHz的夹角,实现两种模式的选择性激发,如图2(b)所示.

图3 为T=1.6 K,沿晶体c轴方向施加0—7 T 外加磁场,太赫兹波的磁场分量HTHz分别平行于b轴和a轴时样品的THz 吸收光谱.如图3(a)所示,在无外加磁场(H=0)且HTHz平行于晶体b轴时,HTHz垂直于磁矩M,THz 波选择性激发了q-FM 模式,其频率约为0.6 THz.在低磁场时,q-FM 共振频率随磁场变化比较小.外磁场增大至2.2 T 后,随着外磁场的增大,共振频率快速向高频移动.如图3(b)所示,在无外界磁场(H=0)且HTHz平行于晶体a轴,HTHz平行于磁矩M,THz 波选择性激发了q-AFM 模式,其频率约为0.9 THz.随着外加磁场的增大,q-AFM 共振频率逐渐向高频移动.外磁场增大至2.2 T 时,在0.65 THz 处出现q-FM 吸收峰,随着外磁场的增大,其频率也往高频移动.在2.2—3.6 T 磁场范围内,同时存在两种共振模式,表明外加磁场诱导TmFeO3磁结构发生变化.当外磁场大于3.6 T 时,q-AFM 吸收峰消失,后出现的q-FM 吸收峰与图3(a)中q-FM吸收峰的共振频率基本一致.

图4 为外磁场诱导的磁结构相变的示意图.这里,φ为矢量M和a轴之间的夹角,它随着沿c轴施加磁场的增大而增大.θ1,2表示两个自旋亚晶格S1和S2与M之间的夹角.随着沿c轴外加磁场的增大,Γ2相样品磁矩M由a轴逐渐向c轴方向翻转,经过Γ24相,最后完全转向磁场方向,变为Γ4相,完成自旋重取向.

根据Balbashov 等[32]的工作,如图3(b)所示,q-AFM 模的频率与外加磁场的关系可以表示为

其中,

倾斜的角度φ满足[33]:

其中,ωAFM为q-AFM 模式在外界磁场影响下的共振频率.H为沿c轴施加的外界磁场大小,旋磁比γ=1.86×107s–1·Oe–1[34].通过拟合,获得TmFeO3内部复杂的相互作用参数.HE和HD分别为交换场系数和反对称交换场系数,均与温度相关,当温度不变时,将它们视为常数,大小分别为6900 kOe和2.3 kOe;η为外界磁场对样品的有效场系数,大小为0.72.HA2是ac平面上的有效双二次各向异性场,大小为0.2 kOe.Hxy为ab面各向异性场,大小分别为0.33 kOe;Hxz为ac面各向异性场,在这里HEHxz=12000 kOe2.

根据Herrmann 等[35]的工作,图3(b)中q-FM模的频率与外加磁场H的关系可以表示为

其中,ωFM为q-FM 模式的共振频率.经拟合,η=0.72,HD=2.3 kOe,Hxz=0.12 kOe.经过Γ2到Γ4相的自旋重取向,描述晶体内部结构的各向异性场系数发生改变,表征晶体内部结构发生一定程度变化.

共振频率随磁场变化的理论拟合曲线如图5所示.在低磁场时,样品此时处于Γ2相,HTHz平行M,激发q-AFM 模式.q-AFM 共振模式随外加磁场变化能够用(1)式很好地拟合.在高磁场时,在样品处于Γ4相,由于外加磁场诱导自旋磁矩M由a轴转向c轴,此时外加磁场和太赫兹磁分量垂直,激发q-FM 共振模式,其随外加磁场变化情况能够用(6)式很好地拟合.

对比Guo 等[11]在高温下(150 K)对TmFeO3的相关测量及拟合数据,参数HE,Hxy,HEHxz等相近,而表征晶体内部的反对称交换相互作用的反对称交换场系数HD则受到温度影响较大,150 K温度下大小为185 kOe,文中1.6 K 温度下大小为2.3 kOe.倾角反铁磁体中磁矩M的产生主要由于反对称交换相互作用.低温使得磁矩M减弱,晶体的各向异性场变小,从而使得TmFeO3单晶对外部磁场的扰动更加敏感,在较低磁场作用下完成磁矩M由a轴向c轴的转变,即晶体发生Γ2到Γ4相的自旋重取向.此外,根据Johnson 等[28]研究表明低温在一定程度上通过影响稀土正铁氧体中稀土离子,从而间接改变晶体内部Fe3+-Fe3+相互作用或直接影响R3+-Fe3+的相互作用,在一定程度上促进了极低温下较低磁场诱导自旋重取向现象的发生.

4 结论

本文利用线偏振THz 波选择性激发TmFeO3晶体中两种自旋共振模式,分析磁场0—7 T 内两种磁共振模式的共振频率及对应的磁结构变化,发现了在低温下磁场诱导的Γ2→Γ4自旋重取向现象.通过理论拟合,获得TmFeO3单晶内部复杂的相互作用参数.在RFeO3体系中由于交换场、各向异性场、晶体场等综合作用,通常需要施加较高磁场才能诱导磁结构的相变.而在低温时,可以通过较低的磁场诱导TmFeO3由Γ2→Γ4的完全相变过程.这项研究为通过磁场操控TmFeO3内部自旋磁矩提供了理论依据,并有望开发相应的高速磁存储等自旋电子学器件.