蘇玉倫 尉正行 2) 程亮 齊靜波2)?

1) (電子科技大學(xué), 電子薄膜與集成器件國家重點實驗室, 成都 611731)

2) (電子科技大學(xué)廣東電子信息工程研究院, 東莞 523808)

1 引 言

在電磁波譜中, 太赫茲(THz)頻段的電磁輻射是介于微波和紅外光波之間的電磁波, 覆蓋了固態(tài)體系許多低能量的激發(fā)態(tài), 可以作為探測材料物性的電磁探針, 另外在成像、傳感和安全應(yīng)用方面也有著巨大前景[1?3]. 而目前制約太赫茲技術(shù)發(fā)展的一個重要原因就是太赫茲源尚不完善. 傳統(tǒng)的寬帶太赫茲源絕大部分基于飛秒激光泵浦, 普遍商用化太赫茲脈沖源主要有非線性電光晶體(ZnTe,GaP, LiNO3和各種有機晶體等)和光導(dǎo)天線(基于GaAs, InGaAs等). 但是這類太赫茲源都或多或少存在帶寬不足、只能適用于特定的泵浦激光、對波長有嚴格要求等問題. 因此研發(fā)高效、超寬帶、低成本、不依賴激光波長的太赫茲脈沖源是下一代太赫茲技術(shù)的一個主要挑戰(zhàn). 近年來, 超快自旋電子學(xué)的發(fā)展為太赫茲源研發(fā)開辟了一條新的道路, 可以利用超快退磁和自旋-電荷的轉(zhuǎn)換來實現(xiàn)太赫茲發(fā)射[4]. 這一基于物質(zhì)磁學(xué)(自旋)性質(zhì)的太赫茲波產(chǎn)生技術(shù)明顯不同于已有的基于電學(xué)、光學(xué)或光電特性的產(chǎn)生技術(shù), 因此具有傳統(tǒng)相干太赫茲脈沖產(chǎn)生方法所不具備的優(yōu)點. 這種太赫茲源很大范圍內(nèi)不受驅(qū)動波長限制, 并且實現(xiàn)了超寬帶的特性. 本文首先介紹時域太赫茲發(fā)射譜技術(shù)[5], 然后著重介紹金屬磁性異質(zhì)結(jié)自旋電子學(xué)太赫茲源背后的物理機理, 包括超快退磁和自旋-電荷轉(zhuǎn)換.前者主要討論超擴散自旋輸運機制, 后者討論包括逆自旋霍爾效應(yīng)[6]和逆Rashba-Edelstein效應(yīng)[7].文章進一步探討了該類太赫茲發(fā)射源的優(yōu)化, 包括材料、厚度和結(jié)構(gòu)的選擇和設(shè)計. 最后對目前的研究做出總結(jié)和展望.

2 時域太赫茲發(fā)射光譜

基于飛秒激光泵浦的寬帶太赫茲源, 由于一般其輻射的太赫茲功率或電場強度太小, 所以無法直接通過非相干光電器件直接有效探測, 而是需要依靠非線性晶體(GaP, ZnTe等)和超快泵浦(pump)-探測(probe)技術(shù)[8]來間接進行相干探測.

圖 1 透射型太赫茲時域光譜系統(tǒng)的光路示意圖. 主要包含分束鏡 (beam splitter)、光學(xué)斬波器 (optical chopper)、光線延遲位移臺 (varible delay)、離軸拋物鏡 (OPM)、探測晶體 (ZnTe)、分光棱鏡 (polarizing beam splitter)、光電探測器 (optical detector)和鎖相放大器(lock-in amplifier)Fig. 1. Typical experimental setup for the time-domain THz emission spectroscopy which generally includes optical elements such as beam splitter, optical chopper, optical delay stage (varible delay), parabolic mirror (OPM), detection crystal (ZnTe), polarizing beam splitter, optical detector, and lock-in amplifier.

典型的透射式時域太赫茲發(fā)射譜實驗裝置如圖1所示. 激光脈沖從激光器射出, 經(jīng)過分光鏡后分成泵浦光和探測光, 泵浦光聚焦到太赫茲發(fā)射源上產(chǎn)生太赫茲脈沖, 因為產(chǎn)生的太赫茲輻射具有發(fā)散角, 所以采用鍍金的拋物鏡組進行光束校準, 最終把太赫茲輻射和探測光都聚焦到探測晶體的同一點上, 當太赫茲光聚焦到探測晶體上時, 探測晶體的二向色性比率(dichroism ratio)將發(fā)生改變,變化幅度正比于太赫茲電場的強度, 因此可以間接測量太赫茲電場. 需要注意的是, 太赫茲輻射容易被水吸收, 所以太赫茲傳輸區(qū)域需要放置在干燥或者真空環(huán)境中.

3 磁性異質(zhì)結(jié)的超快退磁及太赫茲輻射機制

根據(jù)經(jīng)典電磁理論, 太赫茲的發(fā)射或產(chǎn)生可以用基于麥克斯韋方程組推導(dǎo)的電場E的波動方程描述:

其中有效電荷電流密度J為

這里Jf為自由電荷密度,M為磁化強度,P為電極化強度. 從上面的波動方程可以看出, 有三種機制可以貢獻太赫茲輻射. (2)式等號右邊的第一項是隨時間變化的電荷電流Jf. 典型的例子是光導(dǎo)天線和電子加速器[9,10], 電子在飛秒到皮秒時間尺度上的變速運動過程可以釋放太赫茲輻射. (2)式等號右邊第二項表示與磁化有關(guān)的太赫茲發(fā)射, 例如超快退磁 (?M/?t) 造成的太赫茲發(fā)射[11]. (2)式等號右邊的第三項為極化變化引起的太赫茲發(fā)射, 常見的光學(xué)整流屬于這一類, 它解釋了非線性光學(xué)晶體的太赫茲發(fā)射[12].

本文主要討論金屬磁性異質(zhì)結(jié)復(fù)合納米薄膜中的太赫茲發(fā)射. 其中, 激光誘導(dǎo)的超快退磁效應(yīng)起了關(guān)鍵性作用. 該效應(yīng)可以用Battiato等[13]提出的超擴散自旋傳輸 (superdiffusive spin transport)模型來很好地解釋, 核心為垂直于異質(zhì)結(jié)界面方向上產(chǎn)生了超快自旋流 (ultrafast spin current). 實驗上為了探測這種超快自旋流, 利用不同量子效應(yīng)來實現(xiàn)自旋-電荷轉(zhuǎn)換, 該轉(zhuǎn)換產(chǎn)生了方程(1)和(2)中的?Jf/?t這一項, 最終導(dǎo)致了相干寬帶太赫茲輻射.

3.1 磁性異質(zhì)結(jié)中的超快退磁效應(yīng)

飛秒激光在磁性材料上引起的超快退磁現(xiàn)象自從發(fā)現(xiàn)以來就受到了眾多研究者的極大關(guān)注[14?18],其中背后的物理機制到目前為止還未完全澄清. 很多微觀理論都是基于超快自旋翻轉(zhuǎn)散射過程(spinflip scattering), 包含了 Elliott-Yafet電子-聲子自旋翻轉(zhuǎn)散射[19,20]、電子-磁振子自旋翻轉(zhuǎn)散射[21]、庫侖交換自旋翻轉(zhuǎn)散射[21]、以及相對論電磁輻射誘導(dǎo)的自旋翻轉(zhuǎn)散射[22]. 這些機制都跟飛秒激光在磁性材料內(nèi)的直接吸收有關(guān)系. 然而對于磁性異質(zhì)結(jié)或復(fù)合磁性薄膜來說, 研究發(fā)現(xiàn)另外一種微觀機制對超快退磁起到了重要的作用, 即超擴散自旋輸運[13]. 該機制也從理論上闡明了飛秒激光可以實現(xiàn)超快自旋流的激發(fā)與注入過程. 下面對該理論模型做介紹.

在超擴散自旋輸運模型中, 當飛秒激光入射到磁性異質(zhì)結(jié)中(如圖2中Ni/Al), 在3d過渡鐵磁金屬薄膜內(nèi), 光吸收一般會導(dǎo)致電子從d帶(d bands)到費米面上類sp帶(sp-like bands)的激發(fā). 因而在d帶(或價帶)上產(chǎn)生空穴, 整個體系處于非平衡態(tài). 由于類sp帶中的電子遷移率遠遠大于d帶電子的, 這樣可以認為d帶電子/空穴為準靜態(tài)的,在超快動力學(xué)考慮中只聚焦于類sp帶的電子輸運就行了. 另外, 由于光子攜帶的線性動量很小, 可以認為被激發(fā)的電子在第一次散射之前的運動是各向同性的(圖2(b)). 在整個輸運過程中, 忽略了界面處的反射和外場效應(yīng), 電子的運動速度主要由電子能量和材料的性質(zhì)決定. 在電子的輸運過程中會發(fā)生散射, 其中和聲子或晶格雜質(zhì)發(fā)生的碰撞是完全彈性碰撞, 電子本身不損失能量. 而電子和電子之間發(fā)生的散射則是非彈性碰撞, 這個過程中電子損失能量并激發(fā)出更多自旋方向隨機的電子. 在鐵磁薄膜層內(nèi)磁場作用下, 激發(fā)的自旋向上(majority spin)和自旋向下 (minority spin)電子壽命和運動速度都不相同. 比如激光激發(fā)的sp帶電子具有很高的帶速度. 不同自旋電子具有不同能量依賴的壽命和自旋動力學(xué)構(gòu)成了有效的超快自旋流. 由于不同自旋方向的電子其壽命不一樣, 傳輸過程中某一自旋方向(majority spin)長壽命的電子被散射的概率小, 最終會有相當一部分注入到非鐵磁層中, 并產(chǎn)生較強的自旋極化電流. 同時, 相反方向的自旋(minority spin)電子壽命更短, 絕大多數(shù)都會在產(chǎn)生之后就被迅速俘獲在鐵磁層中. 我們知道, 材料中的自旋角動量是守恒的, 當某一自旋方向的電子大量擴散到外部時, 鐵磁層材料就會發(fā)生較強的退磁化過程. 上述的物理過程, Battiato等[13,23]最后給出了具體的求解非平衡態(tài)電子的動力學(xué)方程:

式中,n為總的非平衡態(tài)電子密度,τ為電子壽命,為通量算符,為單位算符,為電子源算符,Sext為外部有源項. 該方程能進行數(shù)值求解.

圖 2 磁性異質(zhì)結(jié) Ni/Al中, 激光誘導(dǎo)的飛秒尺度的電子超擴散過程示意圖[13] (a)電子在發(fā)生第一次散射前, 沿直線運動, S0是電子原來位置, S是電子直線運動后位置;(b)電子在z0處被激發(fā), 發(fā)射方向的概率是各項同性的Fig. 2. Schematic of femtosecond laser-induced superdiffusion process[13]: (a) The electron moves along a straight line before first scattering, S0 is the original position of the electron, and S is the position after the straight line movement;(b) the electron is excited at z0, and the probability of the emitting direction is isotropic.

值得指出的是, 這里飛秒尺度內(nèi)(百飛秒量級)的超擴散輸運過程跟標準的布朗運動(Brownian motion)和彈道輸運 (ballistic transport)是有很大區(qū)別的. 在布朗運動決定的擴散過程中, 粒子位移分布σ2隨時間是線性增長的:σ2∝τγ(γ=1) ;在彈道輸運過程中有σ2∝τγ(γ=2) . 然而超擴散過程中,γ(>1) 是一個時間的函數(shù)γ(t) , 表征了電子受激發(fā)后, 其運動逐漸從開始短時間尺度內(nèi)滿足彈道輸運 (γ=2) , 過渡到長時間尺度內(nèi)滿足標準的輸運過程 (γ=1) .

超擴散自旋輸運機制不僅非常好地解釋了在時間分辨的X射線磁二項色性(XMCD)實驗中觀察到超快退磁強度[13], 而且也為理解磁性金屬和磁性絕緣體中退磁效應(yīng)的巨大差距提供了依據(jù)[23].然而直接探測擴散到非鐵磁層中具有自旋極化屬性的超快電子(時間尺度約為100 fs)是非常困難的. 因此, Kampfrath 等[4]在 2013 年首次提出可以利用非磁性重金屬中的強自旋軌道耦合, 將超快自旋流轉(zhuǎn)換為超快電荷流, 進而產(chǎn)生相應(yīng)的太赫茲輻射, 來間接探測超快自旋流. 自旋-電荷轉(zhuǎn)換具體的可以由不同的量子效應(yīng)來實現(xiàn). 下面對它們進行比較詳細的闡述.

3.2 自旋-電荷相互轉(zhuǎn)化

3.2.1 自旋霍爾效應(yīng)和逆自旋霍爾效應(yīng)

電子同時具有電荷和自旋屬性. 對于自旋而言, 電子有兩種量子化狀態(tài): 自旋向上或向下. 隨著自旋電子學(xué)的研究深入, 人們對自旋霍爾效應(yīng)(spin Hall effect, SHE)產(chǎn)生了很大的興趣. 自旋霍爾效應(yīng)是指在外加電場中, 由于材料中存在的與自旋方向相關(guān)的相互作用, 自旋向上和向下的電子受到相反的等效作用力, 從而獲得相反的橫向速度, 從而產(chǎn)生橫向的自旋流, 如圖 3所示. 其微觀機制可分為兩類[24], 一類被稱為本征自旋霍爾效應(yīng)(intrinsic SHE), 另一類與雜質(zhì)造成散射有關(guān),被稱為非本征自旋霍爾效應(yīng)(extrinsic SHE). 本征SHE一般發(fā)生在具有較強自旋-軌道耦合的材料中, 存在貝利相位(Berry phase)相關(guān)的響應(yīng).而貝利曲率可以被當作方向與電子自旋相關(guān)的磁場, 導(dǎo)致自旋向上和向下的電子受到相反的等效洛倫茲力, 從而產(chǎn)生自旋流. 而在非本征 SHE中, 存在依賴于電子自旋方向的雜質(zhì)散射過程, 從而造成了不同自旋電子的運動分離. 在典型的器件中, 由于自旋流的存在, 將會造成樣品兩側(cè)的自旋的不平衡, 在橫向開路的條件下, 橫向的自旋流在到達邊界處會衰減, 最終形成穩(wěn)定的自旋極化的積累.

圖 3 在自旋霍爾效應(yīng)中, 運動磁矩的非對稱散射會在垂直于電流的方向上引起自旋不平衡Fig. 3. In the spin Hall effect, asymmetric scattering of the moving spin (magnetic) moment causes spin imbalance in the direction perpendicular to the current.

基于相同的原因, 與SHE相反的物理過程也可以實現(xiàn), 從而將自旋轉(zhuǎn)化成電流, 該過程也被稱為逆自旋霍爾效應(yīng) (inverse spin Hall effect, SHE).SHE和ISHE可以通過如下的公式定量描述[24,25]:

其中,gSH,Jc和Js分別代表材料的自旋霍爾角、電荷流和自旋流. 這種自旋-電荷轉(zhuǎn)換既可以發(fā)生在具有光學(xué)各向異性的同一半導(dǎo)體中[26], 也可以發(fā)生在半導(dǎo)體與具有強自旋-軌道耦合的金屬(如Pt[27,28])所組成的異質(zhì)結(jié)中. 在圓偏振光激發(fā)下,半導(dǎo)體中可以產(chǎn)生基于光學(xué)選擇定則的自旋流, 它們位于半導(dǎo)體表面, 而半導(dǎo)體中的ISHE可以將該自旋流轉(zhuǎn)換為電荷流, 并由電學(xué)測量所測得[29]. 在第二種情況下, 由于強自旋-軌道耦合金屬材料中自旋霍爾角γSH的值十分巨大, 從而人們可以利用它作為對純自旋電流敏感的非磁性電極, 能夠比直接在半導(dǎo)體中測量的自旋電流提供更大的信號[30?32].

穩(wěn)態(tài)的電荷流可以用電學(xué)方法測量, 但飛秒或皮秒尺度的超快電流, 電學(xué)方法就無能為力了, 所以借助太赫茲發(fā)射譜與光電探測結(jié)合的方法就被提出來[11,23]. 也就是從物理上考慮, 方程(1)和(2)中的Jf(t) 隨時間的變化產(chǎn)生太赫茲輻射, 并可以利用第2節(jié)中介紹的時域太赫茲發(fā)射譜技術(shù)探測到這種輻射. 其為相干的超寬帶太赫茲輻射(帶寬接近 30 THz)[4,33], 自從被報道后, 全世界不同研究組2016年開始也陸續(xù)開展相關(guān)方面的工作[34?36].

3.2.2 Rashba-Edelstein 效應(yīng)和逆 Rashba-Edelstein效應(yīng)

除了上文提到的SHE外, 利用Rashba-Edelstein效應(yīng)(REE)也可以在反演對稱性被破壞的界面上實現(xiàn)電荷-自旋的轉(zhuǎn)換[37?39]. REE也是一種基于自旋-軌道耦合 (spin-orbit coupling, SOC)的效應(yīng), 它存在于材料表面或界面量子阱中的二維電子氣體 (two dimensional electron gas, 2DEG)上[40?42]. 一般認為, 重金屬元素具有更強的SOC作用,如 Bi, Pb, W 等. 這種相互作用導(dǎo)致了如圖 4(a), (b)所示的能量色散曲線和費米面, 以及自旋-動量鎖定特性. 其基本物理過程可以理解為: 在外加電場的作用下費米面發(fā)生偏移, 動量朝向某一方向的電子分布更多, 由于自旋-動量鎖定, 其攜帶的特定自旋的分布也會更多, 從而產(chǎn)生自旋極化. 這與SHE是體材料中的電流引起的自旋流有所不同, REE是在界面或表面上發(fā)生的由電流產(chǎn)生自旋極化, 進而可以產(chǎn)生自旋流. 迄今為止, 在BiAg(111)合金表面覆蓋的Ag(111)薄膜中發(fā)現(xiàn)了最大的Rashba系數(shù), 不僅如此, 在許多 Bi與非磁性材料 (如 Ag, Cu,Si[38,43,44])的界面上也可以觀察到非常大的Rashba系數(shù).

圖 4 Rashba效應(yīng)對應(yīng)的能帶結(jié)構(gòu)及IREE的實驗原理[45] (a)典型的Rashba二維電子氣自旋劈裂色散曲線; (b)典型的費米輪廓, 電子流(沿流動方向的費米等高線偏移)導(dǎo)致非零的自旋密度, 相反, 自旋注入產(chǎn)生的非零自旋密度誘導(dǎo)了電子流(IREE);(c)共振下的NiFe/Ag/Bi樣品結(jié)構(gòu)Js為直流自旋電流, Ic為IREE導(dǎo)致的電荷流Fig. 4. Schematic of Rashba bands and the experimental setup for confirming the IREE[45]: (a) Typical Rashba spin splitting bands;(b) typical Fermi surface contour, where the electron flow (a Fermi contour offset along the flowing direction) results in a non-zero spin density. In contrast, the non-zero spin density generated by the spin injection induces an electron flow (IREE); (c) NiFe/Ag/Bi sample structure under resonance. Js is the DC spin current, and Ic is the charge current arising from the IREE.

與ISHE類似, REE也存在相應(yīng)的逆效應(yīng), 被稱為逆Rashba-Edelstein效應(yīng)(inverse Rashba-Edelstein effect, IREE). 在 IREE 中, 電流密度與自旋流密度的關(guān)系是[45,46]:

其 中,Jc是 單 位 為 A/m 的 電 荷 流 密 度 ,Js是 以A/m2為單位的表面注入的自旋流密度.λIREE是IREE系數(shù)并滿足λIREE=αRτs/? =νFτs, 其中αR被稱為Rashba系數(shù),τs為電子非平衡分布的弛豫時間,νF為費米速度. 可以看出, IREE 系數(shù)與 Rashba系數(shù)有不同的量綱(長度和速度), 它們之間通過弛豫時間聯(lián)系了起來. 通過IREE的自旋-電荷電流轉(zhuǎn)化可能發(fā)生在非磁性材料的界面, 比如Ag/Bi,LaAlO3/SrTiO3[47?49]. 因此, IREE 為非鐵磁體自旋電子學(xué)奠定了基礎(chǔ), 并為基于自旋電流產(chǎn)生和檢測的自旋電子器件發(fā)展開辟了新道路. 為了解釋2DEG界面上電荷電流和非零自旋密度的關(guān)系, Rojas-Sanchez等[45]在鐵磁NiFe層利用鐵磁共振通過實現(xiàn)自旋泵浦, 將自旋流注入Ag, 并通過其進入到Ag/Bi的Rashba界面中, 檢測到了電荷流的產(chǎn)生. Zhang等[43]對Ag/Bi和Ag/Sb界面也進行了自旋泵浦和逆Rashba-Edelstein效應(yīng)的實驗, 進一步證實了IREE可在Ag/Bi和Ag/Sb的界面中起作用.

因此, 原則上我們也可以利用IREE機制探測金屬磁性異質(zhì)結(jié)中超快退磁效應(yīng)關(guān)聯(lián)的超快自旋流, 測量的物理量為時域內(nèi)的太赫茲發(fā)射譜. 但是與前面ISHE最大的區(qū)別在于由IREE導(dǎo)致的自旋-電荷轉(zhuǎn)換只發(fā)生在二維的Rashba界面. 2018年Jungfleisch等[50]與Zhou等[51]分別報道了基于該機制的寬帶太赫茲輻射結(jié)果. 而且, 研究表明由IREE和ISHE產(chǎn)生的太赫茲輻射可以相互疊加[51].因此, 可以在同一輻射源中可以使用兩種機制進一步提高發(fā)射效率, 這也是實現(xiàn)超快自旋-電荷太赫茲源應(yīng)用的一個新方案.

3.3 金屬磁性異質(zhì)結(jié)中的太赫茲輻射過程總結(jié)

圖 5 超快激光脈沖激勵下通過 (a) ISHE在金屬磁性異質(zhì)結(jié)鐵磁(FM)/非磁性(NM)納米復(fù)合薄膜, 或 (b) IREE在金屬磁性異質(zhì)結(jié)FM/NM1/NM2納米復(fù)合薄膜上實現(xiàn)太赫茲發(fā)射的示意圖[51]. H為外加磁場, 磁化方向與x軸平行, Js是飛秒激光注入鐵磁層所產(chǎn)生的縱向自旋流, 注入到非鐵磁層(或界面)后通過ISHE(或IREE)轉(zhuǎn)換成橫向電荷電流Jc, 進而產(chǎn)生太赫茲輻射Fig. 5. Schematic of coherent broadband THz wave emission via (a) ISHE on metallic magnetic heterostructure Ferromagnetic(FM)/Non-magnetic(NM), or (b) IREE on metallic magnetic heterostructure FM/NM1/NM2 under excitation of the femtosecond laser pulse[51]. H is the external magnetic field, and the magnetization direction is parallel to the x-axis. Js is the longitudinal spin current along z generated by the femtosecond laser. After being injected into the NM layer (or Rashba interface), it is converted into a lateral charge current Jc by ISHE (or IREE), and finally produces terahertz radiation.

圖 6 在不同波長 (800 nm 和 1550 nm)及泵浦功率 (1 mW 和 7 mW) 下的太赫茲發(fā)射波形圖以及頻譜圖[54]Fig. 6. Time-domain and frequency-domain THz signals for different wavelengths (800 nm and 1550 nm) and different pump powers(1 mW and 7 mW)[54].

從上述討論可知, 金屬磁性異質(zhì)結(jié)中的超快退磁現(xiàn)象與太赫茲輻射通過超快自旋流可以緊密關(guān)聯(lián). 其背后的微觀物理機制來源于超擴散自旋輸運. 所以, 在這類體系中基于超快自旋-電荷轉(zhuǎn)換的太赫茲發(fā)射可概括為以下4個物理過程: 激發(fā)、注入、轉(zhuǎn)換和發(fā)射 (見圖 5). 1) 光學(xué)激發(fā)過程: 飛秒激光激發(fā)合適厚度的鐵磁層(FM)中雜化劈裂能帶結(jié)構(gòu)上的電子. 這些電子被自旋極化[52], 并在運動過程中攜帶這一自旋極化, 從而形成有效的自旋流脈沖. 但是對于自旋向上和自旋向下的電子, 兩者的弛豫時間不同, 自旋向下的電子會在幾十個飛秒內(nèi)回到準平衡狀態(tài); 而自旋向上的電子仍會處于較高能量的非平衡態(tài). 2)自旋流注入: 被激發(fā)的自旋電子從鐵磁層擴散到非鐵磁層(NM), 相當于形成了從鐵磁層到非鐵磁層的自旋流. 3)自旋-電荷轉(zhuǎn)換: 注入到非鐵磁層中的自旋流在自旋-電荷轉(zhuǎn)換的機制下(ISHE或IREE)由內(nèi)稟橫向電場[53]轉(zhuǎn)換成面內(nèi)電流. 注意, 這里的Rashba界面一般為兩個非鐵磁(NM1和NM2)薄膜組成的界面, 或某非鐵磁材料的表面. 4)太赫茲發(fā)射: 面內(nèi)的電流持續(xù)時間在百飛秒量級, 因此發(fā)射的電磁波在太赫茲頻段. 顯然, 金屬磁性異質(zhì)結(jié)通過飛秒激光泵浦并利用超快自旋-電荷轉(zhuǎn)換效應(yīng), 可以作為很好的超寬帶太赫茲源. 這種源我們目前通常稱它們?yōu)樽孕娮訉W(xué)太赫茲源.

另外, 由于金屬薄膜在近紅外和中紅外附近吸收變化不大, 因此這種太赫茲源對波長依賴較小[54,55].如圖6所示, 在800 nm和 1550 nm的泵浦激發(fā)條件下, 太赫茲波形基本接近重合. 要做到高強度或高效的太赫茲源, 還需要對磁性異質(zhì)結(jié)做各種優(yōu)化, 主要涉及材料選擇、厚度控制和結(jié)構(gòu)設(shè)計這三方面, 后面將對這些內(nèi)容進行相關(guān)的討論.

值得指出的是, 超快自旋-電荷轉(zhuǎn)換過程發(fā)生飛秒激光激發(fā)后的百飛秒時間尺度內(nèi), 這與平衡態(tài)電輸運發(fā)生的過程有非常大的不同. 前者可以發(fā)生在非平衡態(tài)激發(fā)電子從遠離費米面弛豫到費米面的整個動態(tài)過程中, 而后者只發(fā)生在費米面附近.所以精確的計算, 得要考慮磁性異質(zhì)結(jié)中時間依賴的電子態(tài), 這在目前第一性原理計算中很難實現(xiàn).由此, 通過測量太赫茲信號而反推得到的自旋霍爾系數(shù)或霍爾角與電輸運測量中得到的結(jié)果有差異也是可以理解的.

4 自旋電子學(xué)太赫茲源的優(yōu)化

4.1 異質(zhì)結(jié)薄膜材料的選擇

依照前文所述, 這種新的自旋電子學(xué)太赫茲輻射源依賴自旋-電荷轉(zhuǎn)換, 包含了ISHE和IREE兩種機制. 因此, 在制作高效輻射源的時候, 要根據(jù)這兩種機制的特性來選擇合適的材料.

在以ISHE為基礎(chǔ)的太赫茲發(fā)射器中, 鐵磁層比較常見的材料主要有Fe, Co, Ni及其二元合金[33,56].之前的工作表明, Pt或W是制備非鐵磁材料[57]的最佳選擇, 如圖7所示. 在這些FM/NM異質(zhì)結(jié)中, Fe/Pt, W/Pt異質(zhì)結(jié)是幾種性能相對優(yōu)良的組合. 在對合金磁性材料的研究中, Seifert等[58]系統(tǒng)地比較了含有復(fù)雜磁性化合物的薄膜異質(zhì)結(jié)構(gòu)的性能. 他們分別以Pt為非鐵磁材料, CoFeB,DyCo5, Gd24Fe76, Fe3O4為鐵磁材料進行了實驗.他們的工作表明, 在這些材料中, CoFeB/Pt具有最佳的性能, 如圖8所示. 他們引入了一個品質(zhì)因數(shù)(FOM)來比較流過X/Pt雙層膜(X為不同F(xiàn)M材料)的自旋電流和CoFeB /Pt參考樣品的自旋電流, 公式為

∥Sj∥是太赫茲信號的最大值,Cj是與自旋無關(guān)的參量 (j=X, ref).A是泵浦能量在厚度為d的薄膜中吸收系數(shù),n1和n2分別是空氣和襯底的折射率,Z0= 377 ?,σ是太赫茲頻率下的電導(dǎo)率. 參考量是采用CoFeB/Pt的測量數(shù)據(jù). 從而可以直觀地比較相鄰層不同磁性材料自旋流的注入效率, 進而篩選出注入效率最高的磁性材料, 這種評估方法可以推廣至所有涉及超快自旋流注入的研究.

此外, 一些研究小組還嘗試了其他材料. Cramer等[59]在較寬的 Ir濃度范圍內(nèi) (0.05 ≤x≤ 0.70)測量了釔鐵石榴石上Cu1–xIrx薄膜的ISHE, Bratschitsch 等[60]測量了 TbxFe1–x/Pt (0

圖 7 不同非鐵磁材料中測得的太赫茲發(fā)射強度與ISHE電導(dǎo)率的比較[57]Fig. 7. Comparison between the measured THz amplitude and the ISHE conductivity for different NM materials[57].

圖 8 不同磁異質(zhì)結(jié)的太赫茲發(fā)射信號強度比較[58]Fig. 8. Comparison of the emitted THz signals of different magnetic heterostructures[58].

除了材料本身的特性外, 不同的生長工藝也會影響工作特性. Sasaki等[62,63]研究了不同退火溫度下Ta/CoFeB/MgO薄膜中的激光誘導(dǎo)太赫茲輻射. 其結(jié)果表明, 在CoFeB層的厚度約為1.0 nm,經(jīng)過300 ℃退火后, 太赫茲發(fā)射強度達到最優(yōu)值,如圖9所示. 他們認為退火后CoFeB的結(jié)晶化增加了CoFeB層中自旋多子的平均自由程, 從而導(dǎo)致了太赫茲發(fā)射強度的變化. Gao等[64]將退火效應(yīng)增強太赫茲發(fā)射作用推廣至W/CoFeB體系中,實現(xiàn)了比退火之前高出3倍的太赫茲發(fā)射強度. 荷蘭Li小組[65]通過研究減小界面的粗糙度和界面混雜, 從而使得自旋流在界面的注入以及轉(zhuǎn)換效率都得以提升, 最終實現(xiàn)太赫茲發(fā)射強度的增強.

圖 9 CoFeB在不同退火溫度下產(chǎn)生太赫茲信號峰[62]Fig. 9. Peak THz signals for CoFeB annealed at different temperatures[62].

基于IREE的太赫茲輻射是另外一種不同于ISHE的機制. 最近的研究表明[50,51], 使用Ag/Bi雙層作為自旋-電荷轉(zhuǎn)換材料, 在飛秒自旋脈激發(fā)下, 可以在Ag和Bi兩個非磁性材料之間的Rashba界面產(chǎn)生超快光電流, 進而輻射太赫茲脈沖. 此外還發(fā)現(xiàn), 在Rashba界面的太赫茲場振幅可以通過光的螺旋度(helicity)來控制, 雖然相關(guān)的物理機制還不清楚. 之后, 該研究組嘗試使用Ag/Sb雙層, 發(fā)現(xiàn)在Rashba界面上也可以實現(xiàn)自旋電荷電流的轉(zhuǎn)換[43]. 因此, 這種雙層材料的界面也可以作為一種通過IREE產(chǎn)生寬帶太赫茲輻射的新材料.Zhou等利用 Fe/Ag/Bi[51]異質(zhì)結(jié)作為太赫茲輻射的發(fā)射源, 飛秒激光激發(fā)Fe產(chǎn)生超快自旋流, 然后擴散到Ag/Bi界面處, 通過IREE實現(xiàn)自旋-電荷轉(zhuǎn)換, 進而產(chǎn)生帶寬達約5 THz的太赫茲輻射.這個發(fā)現(xiàn)給我們提供了通過界面態(tài)實現(xiàn)太赫茲發(fā)射的新思路. 同時他們的實驗還證明了由ISHE和IREE產(chǎn)生的太赫茲輻射可以進行疊加, 因此如何選取合適的材料構(gòu)造復(fù)合型太赫茲發(fā)射器可以成為一個新的研究方向.

上面介紹的都是傳統(tǒng)的非鐵磁材料, 而隨著對拓撲材料的研究深入, 研究者發(fā)現(xiàn)拓撲材料中強自旋-軌道耦合會導(dǎo)致拓撲表面態(tài)[66], 這無疑給我們設(shè)計自旋-電荷太赫茲發(fā)射源提供了新的材料選擇.新加坡Yang和Chia聯(lián)合團隊[34]就利用Bi2Se3/Co異質(zhì)結(jié)實現(xiàn)了太赫茲波發(fā)射. 對于這種新型量子材料, Bi2Se3的層數(shù)不同, 產(chǎn)生太赫茲的強度也隨之發(fā)生變化. 之后他們團隊繼續(xù)深入這項工作,又實現(xiàn)了二維材料MoS2和鐵磁層結(jié)合形成的異質(zhì)結(jié)的太赫茲發(fā)射[67], 為超快自旋-電荷太赫茲源的集成化提供了一個很好的方向. 除了上述的拓撲絕緣體和二維半導(dǎo)體外, 拓撲半金屬材料應(yīng)該會是更好的選擇, 因為在其體材料內(nèi)已經(jīng)發(fā)現(xiàn)了高強度的手性太赫茲發(fā)射[68].

4.2 薄膜厚度控制

許多研究發(fā)現(xiàn), FM/NM異質(zhì)結(jié)中, 可以通過改變各層的厚度來改變出射的太赫茲強度[33,35]. 例如在Fe/Pt中, 有文章指出Pt的厚度約為3 nm比較合適, Fe 的厚度約為 0.6 nm 比較合適[35]; 也有文章認為Pt的厚度約為3 nm比較合適, Fe的厚度約為2 nm比較合適[69]. 這些結(jié)論都是基于實驗得出的. Seifert等[33]首先通過分析NM層中自旋電流的輸運建立了理論模型. 他們給出了太赫茲電場強度和厚度的定量描述:

其中d是薄膜厚度,e是基元電荷. 根據(jù)這一廣義歐姆定律, 發(fā)射場E(ω) 等于總電荷電流乘以一個量化電流轉(zhuǎn)化為電磁輻射效率的阻抗?Z(ω),

式中,Aunit是單位電流源的電磁輻射,n1=1 和n2=1.98分別是空氣和熔融石英的折射率,Z0= 377 ?是真空電阻. 電導(dǎo)率σ(z) 對厚度dNM的積分表示非磁性層的電導(dǎo). 如圖10所示, 該模型與實驗結(jié)果吻合較好.

然而有研究指出, 雖然該模型很好地解釋了隨著薄膜厚度變大太赫茲強度下降的原因, 但所得到的數(shù)值與實驗數(shù)據(jù)仍有偏差. 根據(jù)他們的實驗數(shù)據(jù), 在優(yōu)化薄膜樣品的太赫茲發(fā)射時, 有兩個因素非常重要: 1)薄膜厚度對磁性性質(zhì)影響較大, 從而影響自旋極化電流; 2)當NM層厚度超過自旋擴散長度時, 瞬態(tài)電荷電流只存在于NM層[35]. Torosyan等[69]改進了該模型, 描述了太赫茲發(fā)射信號與各層厚度的關(guān)系:

其中nair,nMgO和Z0分別是太赫茲頻率下的空氣折射率、MgO折射率和真空阻抗,d0為臨界厚度,lPol為特征常量.

圖 10 太赫茲信號幅度與金屬疊層厚度 d 的關(guān)系 [33], 實線是擬合結(jié)果Fig. 10. Terahertz amplitude as a function of thickness d of the metallic heterostructure[33]. The solid line is a numerical fit.

該模型綜合了金屬層的光吸收、熱載流子的產(chǎn)生、鐵磁層的擴散和分流效應(yīng)、非鐵磁層的自旋積累和太赫茲吸收[69], 其結(jié)果如圖11所示.

同年, Zhou等[51]也詳細研究了太赫茲發(fā)射中的厚度依賴問題, 他們首先通過傳輸矩陣理論進行詳細的數(shù)值計算, 然后給出了兩個擬合公式. 第一個是在Pt/Co異質(zhì)結(jié)中Pt厚度依賴公式:

式中,σPt和σCo分別是 Pt 和 Co 的電導(dǎo)率,是自旋擴散長度. 右邊的第一項描述了歐姆定律中的分流效應(yīng)(shuntting effect), 第二項代表了Pt的自旋擴散過程, 第三項描述了由法布里-佩羅(Fabry-Pérot)干涉效應(yīng)引起的泵浦激光強度的指數(shù)衰減. 其擬合如圖12(a)所示.

圖 11 太赫茲信號幅度與金屬疊層厚度d的關(guān)系[69]Fig. 11. Terahertz amplitude as a function of thickness d of the metallic heterostructure[69].

第二個是在Pt/Co異質(zhì)結(jié)中Co厚度依賴公式:

其中, 第二項描述了自旋電流的Co厚度依賴關(guān)系,第三項描述了由法布里-珀羅(Fabry-Pérot)干涉效應(yīng)引起的泵浦激光強度的指數(shù)衰減, 其擬合如圖12(b)所示. 而且與圖12(a)中Pt厚度相關(guān)信號相比, 圖12(b)中太赫茲信號在1.5 nm之下增長速率要大很多. 這是由于Co的自旋存在自旋取向轉(zhuǎn)變 (spin reorientation transition, SRT), 由于Co/Pt界面的垂直磁各向異性, 隨著Co厚度增大,易磁化軸逐漸從面外方向向面內(nèi)方向轉(zhuǎn)變,SRT 臨界厚度約為 2 nm. 比較 (10)式、(11)式、(12)式可以看出, 對于FM/NM異質(zhì)結(jié)太赫茲發(fā)射的厚度依賴問題, 主要考慮到飛秒激光在金屬層的吸收, 也就是說自旋流的激發(fā)會有一個效率問題. 之后要考慮自旋流的注入以及分流問題, 這里很重要的一個參數(shù)就是自旋擴散長度; 對于不同材料而言, 從以上公式都可以看出, 薄膜厚度應(yīng)該小于自旋擴散長度. 最后考慮太赫茲在金屬層傳播的衰減情況. 當然在考慮太赫茲輻射和金屬層厚度依賴問題時, 必須要提到一個法布里-佩羅(Fabry-Pérot)諧振腔效應(yīng)[33]. 當腔長遠小于實驗中出現(xiàn)的波長時, 腔內(nèi)的反射回波會增強太赫茲發(fā)射強度. 隨著腔長的減小, 太赫茲發(fā)射強度變強; 但是一旦腔長小于臨界長度, 腔表面的反射損耗會遠大于金屬層吸收, 造成太赫茲發(fā)射強度的急劇減小,這與實驗結(jié)果是一致的. 值得提出的是, 對于鐵磁薄膜厚度很小的情況下, 還需要考慮鐵磁長程有序相和面內(nèi)易軸的建立情況, 上述(11)式擬合與實驗數(shù)據(jù)誤差就是來自于此.

圖 12 太赫茲信號幅度與金屬層厚度 d 的關(guān)系[51] (a) Pt厚度與太赫茲發(fā)射強度?V的關(guān)系, 點為實驗數(shù)據(jù), 線是基于(11)式擬合; (b) Co層厚度與太赫茲發(fā)射強度?V的關(guān)系, 點為實驗數(shù)據(jù), 線是基于(12)式擬合, 垂直實線表示自旋取向轉(zhuǎn)變的臨界厚度約為2 nm, 插圖是以對振幅取對數(shù)作為厚度dCo的函數(shù)Fig. 12. Terahertz amplitude as a function of thickness d of the metallic layer[51]. (a) Pt thickness dependence of ?V.The dots represent the experimental data, and the solid curves represent the fitting based on Eq. (11). (b) Amplitude ?V as a function of Co-thickness. The dots represent the experimental data, and the solid curves represent the fitting based on Eq. (12). The vertical solid line at 2 nm denotes the critical thickness for spin reorientation transition.The inset shows the amplitude as a function of dCo in logarithm scale.

然而, 這些模型對自旋輸運的分析仍然不完美. Qiu等[70]報道了幾項關(guān)于自旋輸運的工作. 他們在模型中定義了描述界面自旋損失系數(shù)描述了界面上自旋流的注入效率. 其公式為

其中,η(dNM) 為自旋注入效率,AFM(dNM) 是泵浦能量吸收率,γNM是NM的自旋霍爾角. 結(jié)果如圖13所示. 從上述模型可以看出, 太赫茲發(fā)射強度和薄膜厚度的關(guān)系比較復(fù)雜, 不僅要考慮到超自旋輸運, 也要注意界面效應(yīng)的影響. 自旋流在界面處的損耗在設(shè)計高效自旋太赫茲器件時不能被忽略.

圖 13 紅色方塊表示太赫茲振幅與Pt層厚度之間關(guān)系的實驗數(shù)據(jù)[70]. 實線是根據(jù)(13)式的實驗結(jié)果的擬合, 其中考慮了界面自旋損失. 作為比較, 虛線是在不考慮界面自旋損失的情況下獲得的擬合結(jié)果Fig. 13. The red squares denote the experimental THz amplitude as a function of the Pt-layer thickness[70]. The solid curve is a fit to the experimental data according to Eq. (13),which takes into account the interfacial spin loss. As a comparison, the dotted curve is obtained without taking into account the interfacial spin loss.

4.3 薄膜結(jié)構(gòu)設(shè)計

太赫茲脈沖的發(fā)射除了與材料和層厚有關(guān)外,還與所構(gòu)造的結(jié)構(gòu)有關(guān). 常見的異質(zhì)結(jié)結(jié)構(gòu)是由FM/NM異質(zhì)結(jié)構(gòu)成, 但這種結(jié)構(gòu)仍然存在可優(yōu)化的空間. 如圖14所示, 以NM/FM/NM三層膜結(jié)構(gòu)為基礎(chǔ)的太赫茲發(fā)射器, 其中左右兩層NM材料的自旋霍爾角符號相反[33,71]. 在飛秒激光激發(fā)下,自旋流可以從前后兩個方向分別注入到兩層NM材料中, 因此注入到這兩層材料的自旋流方向相反, 但是由于他們的自旋霍爾角符號相反, 最終產(chǎn)生的超快電流方向相同, 產(chǎn)生的太赫茲輻射相干增強, 從而增強了器件的效率.

圖 14 法布里-珀羅薄膜腔的示意圖[33], 該腔增強了入射泵浦和發(fā)射的太赫茲輻射. 三層發(fā)射器的示意圖, 該發(fā)射器以近似相等的效率將后向和前向自旋電流js轉(zhuǎn)換為單向充電電流jcFig. 14. Schematic of the thin-film Fabry-Pérot cavity that enhances both the incident pump and emitted terahertz radiation[33].Schematic of the trilayer emitter that converts the backward- and forward-flowing spin current js into a unidirectional charge current jc with approximately equal efficiency.

圖 15 (a) 由多層磁性材料制成的太赫茲發(fā)射器示意圖[35]; (b) 多層結(jié)構(gòu) [Pt(2 nm)/ Fe(1 nm)/ MgO(2 nm)]n 上的時域太赫茲信號 (n = 1, 3, 5, 7)[35]Fig. 15. (a) Schematic of a THz emitter made of magnetic multilayers[35]; (b) the time-domain THz signals on multilayer structure[Pt(2 nm)/Fe(1 nm)/ MgO(2 nm)]n (n = 1, 3, 5, 7)[35].

圖 16 圖案化的磁性異質(zhì)結(jié)構(gòu)的示意圖[35] (a)平行于磁場; (b)垂直于磁場; (c)圖案化的 Fe/Pt樣品的照片 (頂視圖);(d), (e)在不同方向上的時域和頻域太赫茲信號, 磁場H在實驗室坐標系中沿+x方向固定. 在(c)中定義了表征圖案化的異質(zhì)結(jié)構(gòu)的旋轉(zhuǎn)的取向角q. (d)和(e)中的黑色箭頭表示角度q從0°增大到90°Fig. 16. Schematic of a patterned magnetic heterostructure with the stripes[35]: (a) parallel and (b) perpendicular to the magnetic field; (c) top view of the patterned Fe/Pt sample; (d) and (e) the time-domain and frequency-domain THz signals at different stripe orientations, respectively. The magnetic field H is fixed along +x direction in the laboratory coordinate system. The orientation angle q characterizing the rotation of patterned heterostructure is defined in (c). The black arrows in (d) and (e) represent the angle q increasing from 0° to 90°.

圖 17 (a)單重復(fù)自旋電子太赫茲發(fā)射器的示意圖[74]; (b)金屬電介質(zhì)光子晶體型(photonic-crystal-like)自旋電子太赫茲發(fā)射器的示意圖[74]Fig. 17. (a) Schematic of single-repeat spintronic THz emitter[74]; (b) schematic of the metal-dielectric photonic-crystal-like spintronic THz emitter[74].

此外, 基于太赫茲信號疊加的思想, 又有兩種結(jié)構(gòu)被提出. 一是[NM/FM/MgO]n的結(jié)構(gòu), 如圖15所示. MgO層是絕緣的, 因此每個自旋電流都流入相鄰的NM層, 并轉(zhuǎn)換成橫向電荷電流, 形成太赫茲信號, 而來源于不同層的太赫茲信號在傳播過程中相互疊加, 從而加強了總體太赫茲發(fā)射強度. 然而, 考慮到激光穿過各層的衰減, 并器件的層數(shù)不能無限制地增加. Yang 等[35]報道了 [Pt(2 nm)/Fe(1 nm)/MgO(2 nm)]n結(jié)構(gòu), 當n= 3 時, 信號達到最強. 他們首次設(shè)計了一個作為太赫茲發(fā)射器的多層結(jié)構(gòu).

另一種結(jié)構(gòu)是將異質(zhì)結(jié)構(gòu)制成類似于超材料的特定圖樣[35,72,73], 通過旋轉(zhuǎn)施加的電場, 可控制過渡充電電流的方向與條帶平行或垂直, 如圖16(a)所示. 這種結(jié)構(gòu)表明, 由有圖案的磁異質(zhì)結(jié)構(gòu)構(gòu)成的太赫茲發(fā)射器可以方便地控制發(fā)射的太赫茲波的強度、偏振、帶寬和中心頻譜. 因此, 這些發(fā)現(xiàn)可能有助于進一步研究基于Fe/Pt或其他類似異質(zhì)結(jié)構(gòu)的更復(fù)雜圖案太赫茲發(fā)射器.

最近, Feng等[74]研究了介電層/NM1/FM/NM2的結(jié)構(gòu)單元, 并重復(fù)該單元, 形成了[介電層/NM1/FM/NM2]n的多重結(jié)構(gòu), 以及其太赫茲發(fā)射過程, 如圖17所示. 介電層可以有效地抑制激光的反射和透射, 從而增加其在金屬薄膜中的吸收率, 有效地提升器件的太赫茲發(fā)射效率. Herapath等[55]也報道了類似的結(jié)果. 此外, 德國Preu團隊[75]將天線和自旋太赫茲源進行耦合, 使得出射強度增至原來的兩倍多.

5 總結(jié)與展望

本文介紹了基于超快自旋-電荷轉(zhuǎn)換的自旋電子學(xué)太赫茲發(fā)射源現(xiàn)狀. 通過金屬磁性異質(zhì)結(jié)中的超快退磁效應(yīng)可以實現(xiàn)飛秒激光誘導(dǎo)的自旋流的產(chǎn)生和注入, 接著利用逆自旋霍爾效應(yīng)或逆Rashba效應(yīng)進行超快自旋流與電荷流的轉(zhuǎn)換, 通過時域太赫茲發(fā)射光譜可以觀測到這種超快電荷流產(chǎn)生的相干超寬譜太赫茲輻射. 此外對于此類太赫茲源的優(yōu)化, 我們基于“材料、厚度、結(jié)構(gòu)”三個方面進行了相關(guān)討論. 上述討論也涉及了一些太赫茲調(diào)控的內(nèi)容, 關(guān)于其中的核心問題-偏振調(diào)控研究, 近期已有很多優(yōu)秀的結(jié)果報道[76?78], 本文這里不做具體展開. 因為本文主要從機理角度闡述, 其他內(nèi)容可以參見本專題的相關(guān)綜述文章. 在接下來的工作中, 我們可以更加深入地探索自旋輸運和注入效應(yīng), 特別是新材料和新結(jié)構(gòu)對自旋電子學(xué)太赫茲源調(diào)控和效率增強方面還有很多問題需要解決或提升. 同時, 我們還可以利用時域太赫茲發(fā)射譜來研究各種磁性或非磁性體系內(nèi)部的超快自旋動力學(xué)過程, 目前這一方向也是物理學(xué)、材料學(xué)和自旋電子學(xué)器件研究的熱點之一.