楊培棣 歐陽琛 洪天舒 張偉豪 苗俊剛 吳曉君?

1) (北京航空航天大學電子信息工程學院, 北京 100191)

2) (中國科學院物理研究所, 北京凝聚態(tài)物理國家研究中心, 北京 100190)

1 引 言

在過去的幾十年中, 闡明強關聯(lián)系統(tǒng)的物理性質(zhì)一直是凝聚態(tài)物理中最具挑戰(zhàn)性的主題之一, 高溫超導體[1,2]、多激子[3,4]、Mott絕緣體[5]等眾多新奇的物態(tài)極大的豐富了凝聚態(tài)物理的體系, 其中金屬絕緣相變一直是研究的熱門話題, 并且持續(xù)引起有爭議的理論和實驗問題[6]. V-O系統(tǒng)可能是最具吸引力的材料之一, 它有很多種化合物(例如VO,V2O3, V3O5, V4O7, V5O9, V6O11, V7O13, V8O15,VO2, V2O5等)[7]. 它們中的許多都表現(xiàn)出典型的金屬到絕緣體的相變行為, 并且在光學、電學、熱學和磁學性質(zhì)方面都有急劇的變化[8?10]. 二氧化釩在該體系中是最有趣的材料之一, 因為它具有接近室溫的相變臨界點. 盡管相關機理還具有爭議[11?15],但是近年來強關聯(lián)體系的理論研究也取得了巨大的進展[6].

自從1959年二氧化釩的相變開關特性被發(fā)現(xiàn)以來[16], 其一直作為典型的金屬-絕緣體轉(zhuǎn)變系統(tǒng),被人們廣泛而深入的研究. 其優(yōu)異的相變特性和相變機理研究也一直是經(jīng)久不衰的研究課題. 近年來, 利用超材料的場增強, 可以實現(xiàn)二氧化釩的超快相變進而實現(xiàn)皮秒量級的光學超快開關[17]. 通過摻雜的方式來優(yōu)化二氧化釩在太赫茲頻段的相變調(diào)制特性[18], 甚至可以精確控制晶格形變將二氧化釩的相變溫度調(diào)至室溫[19]. 共同發(fā)生的電子關聯(lián)作用和晶體畸變使得相應的機理研究變得異常困難, 在一定的應力和溫度條件下還會出現(xiàn)許多其他絕緣相[20]. 基于這些現(xiàn)象和觀察, 結(jié)構(gòu)驅(qū)動的Peierls機制[21]或自旋極化相關的Mott電子關聯(lián)機制[22]可能是帶隙變窄和晶格對稱性破缺的原因.為了弄清楚這兩個模型中的哪一個可以正確地描述二氧化釩, 已經(jīng)進行了許多理論和實驗研究[11?15].在強關聯(lián)領域, 對電子、軌道和晶格結(jié)構(gòu)之間相互作用的研究一直是二氧化釩相變研究的焦點, 這也可以為相變特性的調(diào)控提供建設性指導. 為了調(diào)制二氧化釩中的相變, 傳統(tǒng)方法包括摻雜[23,24]或使用外部激勵 (電流, 應變等)[25?27], 這可以歸因于內(nèi)部因素的調(diào)節(jié). 事實證明, 這些基于交互的調(diào)制是有效且可操作的. 但是, 人們?nèi)匀幻媾R一系列問題,例如不可逆性、不連續(xù)性、熱觸發(fā)等. 新的調(diào)制方式有望實現(xiàn)對相變的動態(tài)控制, 與之前的被動控制方式不同. 例如, 過去基于焦耳加熱的電流調(diào)制很難操作, 但是現(xiàn)在, 基于控制內(nèi)部缺陷的靜電門控可以很好地控制相變, 甚至可以穩(wěn)定金屬相[28]. 如果能人為地控制這種相互作用, 甚至是可逆的連續(xù)控制相變特性, 那將大大提高二氧化釩的價值, 也有助于理解其他過渡金屬氧化物的相變行為.

本文對比研究了單晶二氧化釩和多晶二氧化釩在連續(xù)激光作用下對太赫茲波的調(diào)控現(xiàn)象及機理. 發(fā)現(xiàn)單晶二氧化釩納米薄膜在連續(xù)激光作用下, 能實現(xiàn)對太赫茲波的透射和反射信號的調(diào)制,保持其吸收不變. 而多晶二氧化釩在連續(xù)激光作用下的透射信號減少, 吸收增加, 反射信號沒有變化,呈現(xiàn)出典型的光學吸收非線性, 并且觀察到很明顯的秒到分鐘量級的相變潛熱過程. 本文對實驗現(xiàn)象可能的機理進行了討論, 總結(jié)出單晶二氧化釩在連續(xù)激光作用下的機理為電子結(jié)構(gòu)主導的Mott型相變, 而多晶二氧化釩主要為晶格畸變主導的Peierls相變. 除此以外, 該工作中的單晶二氧化釩納米薄膜可以實現(xiàn)小于秒級別的連續(xù)可逆相變操控, 并且連續(xù)激光的全光調(diào)制也可降低調(diào)制器件的成本, 相信在充分理解了其調(diào)制機理的基礎上, 作為未來的太赫茲調(diào)制器件有很大的應用潛力.

2 材料及實驗裝置

本文中單晶二氧化釩納米薄膜的薄膜尺寸為10 mm × 10 mm, 厚度為 200 nm, 晶向為.樣品的襯底是單晶二氧化鈦, 尺寸為 10 mm ×10 mm × 0.5 mm, 雙面拋光, 晶向也為. 多晶二氧化釩薄膜尺寸為 10 mm × 10 mm, 厚度為200 nm, 襯底是雙面拋光藍寶石襯底, 襯底尺寸為10 mm × 10 mm × 0.5 mm.

光學調(diào)制太赫茲波的實驗采用一套自行搭建的角分辨太赫茲時域光譜儀來實現(xiàn). 一臺60 fs的光纖飛秒激光器 (型號: FemtoFErb FD 6.5, 功率為 80 mW, 波長為 1550 nm, Toptica 公司)抽運一個低溫生長砷化鎵光導天線產(chǎn)生水平偏振的太赫茲脈沖, 先經(jīng)過透鏡 1 (焦距f1= 50 mm)后變?yōu)闇手惫? 再經(jīng)過透鏡 2 (焦距f2= 100 mm)聚焦到樣品上. 在對二氧化釩單晶薄膜進行全光抽運的研究過程中, 本文經(jīng)過樣品之后的太赫茲脈沖, 再通過透鏡 3(焦距f3= 100 mm)變成平行光后經(jīng)由透鏡 4 (焦距f4= 50 mm)準直到接收天線上. 接收天線將太赫茲脈沖信號轉(zhuǎn)換為電流信號, 通過掃描延遲線, 利用鎖相放大技術, 實現(xiàn)對太赫茲電場矢量的探測.

圖 1 (a)光調(diào)制角分辨太赫茲時域光譜系統(tǒng)裝置圖; (b) 原理示意圖; (c) X 射線衍射光譜Fig. 1. (a) Experimental setup of optical modulation angle resolved terahertz time-domain spectroscopy; (b) schematic diagram;(c) X-ray diffraction spectrum of single crystal VO2.

用于本實驗的調(diào)制激光來源于一臺半導體激光器, 工作波長為 780 nm, 最大輸出功率 10 W,通過一個光纖頭將其直接照射到樣品上. 調(diào)制光斑直徑約為5 mm, 通過控制激光器的電流來調(diào)節(jié)激光的功率. 本實驗過程中, 太赫茲光路并未抽真空或充入氮氣, 相關數(shù)據(jù)是在有水蒸汽的情況下測量得到. 單晶二氧化釩的X射線衍射表征如圖1(c)所示.

3 實驗結(jié)果與討論

3.1 單晶二氧化釩透射和反射調(diào)制

首先, 本文將連續(xù)激光照射到單晶二氧化釩樣品上, 為了避免樣品架對太赫茲信號的影響, 太赫茲波的入射角選為30°, 調(diào)制光垂直照射到樣品表面.當調(diào)制光功率從 0 W 增大到 5.4 W, 間隔約 0.5 W的過程中, 圖2(a)給出了不同抽運通量下的太赫茲時域透射信號, 為了更明顯地顯示信號的變化趨勢, 圖2(b)展示了時域波形峰值的局部放大圖. 可以清晰地看到隨著調(diào)制激光功率的增大, 太赫茲透射信號單調(diào)減小. 當調(diào)制通量為 0 W/cm2時, 太赫茲透射信號峰值為1.53 nA. 當調(diào)制光通量增加到7 W/cm2時, 太赫茲透射信號減小到 1.19 nA. 本文定義一個調(diào)制深度的參數(shù)來表征對太赫茲波的調(diào)制能力, 調(diào)制深度定義為

其中,T0為沒有外加調(diào)制光的太赫茲時域波形的峰值信號大小,T1為加調(diào)制光的峰值信號大小.圖2(c)給出了不同抽運通量下的調(diào)制深度, 在太赫茲波30° 斜入射情況下, 透射的最大調(diào)制深度為21.9%. 為了進一步增大調(diào)制深度, 本文繼續(xù)增大連續(xù)激光功率, 樣品出現(xiàn)了被局部打穿的現(xiàn)象.

本文同時也測量了太赫茲波入射角為30° 時的反射信號隨調(diào)制光強度的變化關系. 太赫茲時域信號整體波形如圖2(d)所示, 與圖2(b)相對應的反射時域信號峰值局部放大圖如圖2(e)所示. 隨著調(diào)制光通量的逐漸增大, 反射信號的強度單調(diào)遞增, 反射信號的峰值從4.19 nA逐漸增大到了4.54 nA. 本文定義反射信號的調(diào)制深度為MR,由如下公式計算得到:

圖 2 太赫茲波入射角為30° (a)透射時域波形信號; (b)局部放大的透射峰值時域信號; (c)不同調(diào)制激光通量下的調(diào)制深度;(d)—(f)與透射光譜相對應的反射光譜信號Fig. 2. When the incidence angle of the terahertz pulses was fixed at 30°, the variations for (a) the transmitted terahertz temporal waveforms; (b) the zoomed in temporal transmission waveforms; (c) modulation depth under different optical modulation fluences;(d)—(f) the corresponding reflection spectra.

式中,R0為未加調(diào)制光的反射信號,R1為加上調(diào)制光后的反射信號. 在不損壞樣品的情況下, 得到的最大反射調(diào)制深度為8.3%, 不同抽運通量下的反射調(diào)制深度如圖2(f)所示.

3.2 單晶二氧化釩實驗數(shù)據(jù)分析

綜合圖2(a)—(f)的實驗現(xiàn)象可以發(fā)現(xiàn), 在外加調(diào)制光作用的情況下, 太赫茲波透過單晶二氧化釩樣品的透射信號隨著調(diào)制光功率的增大單調(diào)遞減, 而反射信號則隨調(diào)制光功率的增大單調(diào)遞增.將透射和反射的兩組實驗數(shù)據(jù)進行綜合分析, 發(fā)現(xiàn)隨著調(diào)制光功率的逐漸增大, 反射信號和透射信號的總和基本不變. 在忽略散射的情況下, 被單晶二氧化釩樣品吸收的太赫茲信號(即入射信號減去反射信號和透射信號的總和)也基本保持不變, 如圖3(b)所示. 隨后根據(jù)垂直入射的太赫茲透射譜提取了在不同抽運通量下的折射率和消光系數(shù)(圖3(d),(e)),并基于它們計算了單晶二氧化釩在太赫茲頻段電導率的虛部(圖3(f)). 沿著圖3(f)兩條虛線截取兩個頻率點 (0.79和 1.09 THz), 觀測其電導率隨抽運功率的變化, 發(fā)現(xiàn)了其線性增長的趨勢, 如圖3(c)所示. 根據(jù)金屬型光激發(fā)電導率的計算公式其中w是圓頻率,t是光生載流子的弛豫時間,N是光生載流子的濃度[29]. 可看出, 抽運通量的增大只是單純地改變了單晶二氧化釩中光生載流子的濃度, 并且直到擊穿為止, 在所加抽運功率的范圍內(nèi), 并沒有出現(xiàn)電導率和材料介電性質(zhì)的突變. 因為晶格的畸變對于材料的介電性質(zhì)會有非常大的影響, 所以這對于排除晶體畸變的Peierls型相變是強有力的證據(jù).

圖 3 (a)旋轉(zhuǎn)樣品方位角對透射信號的影響; (b)隨著調(diào)制通量的增大, 反射信號、透射信號和樣品吸收的太赫茲信號的峰值變化; (c) 0.79和1.09 THz頻率時, 隨抽運通量線性增長的材料電導率; 不同調(diào)制通量作用下, 單晶二氧化釩在太赫茲頻段的(d)消光系數(shù); (e)折射率; 以及 (f) 電導率Fig. 3. (a) The effect of the rotating sample azimuth on the transmission signal; (b) with the increase of the fluence, the variation of peak value of the reflected signal, the transmitted signal, and the terahertz absorbed by the sample; (c) the linear increasing conductivity with respect to the pump fluence under two exemplified frequencies 0.79 and 1.09 THz; (d) the wide-spectrum extinction coefficient, (e) refractive index, (f) conductivity of single crystal vanadium dioxide in terahertz region under the different pump fluences.

下面為進一步探索單晶二氧化釩機理進行了持續(xù)抽運實驗. 在本文的實驗過程中, 調(diào)制激光的通量比較高, 在持續(xù)維持連續(xù)激光抽運功率的情況下, 樣品溫度的升高有可能引起熱致相變. 為此,本文進行了如下兩個實驗: 1)將調(diào)制激光功率控制在 3 W, 連續(xù)地測量太赫茲波的透射信號, 觀察激光加熱過程引起的太赫茲波信號的變化; 2)被3 W 激光照射 15 min 后, 立刻關閉激光, 再持續(xù)測量太赫茲波的透射信號在樣品冷卻過程中的變化情況. 該實驗是在太赫茲波垂直入射到樣品表面進行的. 當外加3 W調(diào)制激光的時候, 單晶樣品的太赫茲透射峰值信號從4.55 nA迅速降低到4.05 nA (<1 s). 保持調(diào)制激光持續(xù)加熱 15 min,但太赫茲透射信號并未發(fā)生明顯變化, 說明沒有產(chǎn)生相變潛熱. 對于樣品冷卻的過程, 當調(diào)制激光關閉之后, 太赫茲透射信號從4.05 nA迅速上升(<1 s)并回到 4.55 nA. 再持續(xù)冷卻樣品, 并未觀察到太赫茲信號的進一步提升. 從該實驗結(jié)果可以看出,單晶二氧化釩的在連續(xù)激光抽運下的電導率變化過程是一種快速調(diào)制的過程.

下面本文還排除了二氧化鈦襯底對光調(diào)太赫茲信號的影響. 在太赫茲波入射角為30° 的情況下,對只有單晶二氧化鈦襯底材料的太赫茲波透射和反射信號隨調(diào)制激光功率變化進行了系統(tǒng)的測量.太赫茲透射信號和反射信號隨著抽運光功率的變化皆無明顯變化, 由此表明光調(diào)制太赫茲現(xiàn)象完全來源于單晶二氧化釩納米薄膜. 本文還通過旋轉(zhuǎn)二氧化釩樣品的方位角來排除光學調(diào)控太赫茲波對樣品方位角的依賴關系. 證實了光調(diào)太赫茲波信號與樣品方位角無關, 如圖3(a)所示.

3.3 多晶二氧化釩調(diào)制對比

以往的超快光致相變均是在多晶二氧化釩樣品中觀察到. 本文在相同實驗條件下, 也測量得到了多晶二氧化釩的實驗結(jié)果, 如圖4所示. 當逐漸增大調(diào)制激光的功率到4.6 W/cm2的時候, 觀察到了多晶二氧化釩對透射太赫茲波的調(diào)制現(xiàn)象. 在將連續(xù)抽運激光通量從0 W/cm2逐漸增大到4.0 W/cm2時, 沒有明顯的單調(diào)變化規(guī)律, 說明還未達到調(diào)制閾值.

在調(diào)制實驗過程中, 將信號固定在太赫茲時域波形的峰值處. 進一步提高調(diào)制通量, 增大到4.6 W/cm2的時候, 調(diào)制現(xiàn)象開始出現(xiàn). 進一步增加抽運通量可以看到, 在不同通量的調(diào)制光作用于樣品時, 多晶二氧化釩對太赫茲波的調(diào)制速率、調(diào)制深度和回復速率均不相同. 如圖4(a)所示, 圖中黃線為加熱時間和冷卻時間的分界線, 在黃線左側(cè)加熱過程中, 隨著調(diào)制光通量的增大, 太赫茲波的透射信號減小, 調(diào)制速率、調(diào)制深度逐漸增大. 在黃線右側(cè)冷卻過程中, 回復速率隨通量增大逐漸減小.隨著調(diào)制通量的進一步增大, 太赫茲波的調(diào)制速率和調(diào)制深度趨于飽和. 在調(diào)制通量為6.7 W/cm2時達到86%的最大調(diào)制深度, 但是反射并未觀察到明顯的調(diào)制現(xiàn)象.

3.4 機理討論

圖 4 連續(xù)激光照射多晶二氧化釩對太赫茲波的調(diào)制實驗結(jié)果 (a)不同調(diào)制光通量下, 太赫茲透射信號峰值隨外加調(diào)制激光照射時間和撤去激光的變化過程; (b)透射調(diào)制深度隨著調(diào)制光通量的變化關系Fig. 4. Experimental results for terahertz modulation in polycrystalline vanadium dioxide illuminated by various modulation fluences: (a) The transmitted THz signal peak values as a function of the illumination time and crystal cooling time under various modulation fluences, respectively; (b) modulation fluence dependent on THz modulation depth.

綜上討論, 單晶二氧化釩在上述所做的降溫和升溫實驗時間精度內(nèi)沒有發(fā)生明顯的相變潛熱過程, 所以不能簡單歸屬為熱致相變. 到目前為止,二氧化釩的相變類型可分為Mott型、Peierls型和Mott-Peierls混合型. 其不同相的晶體結(jié)構(gòu)如圖5所示[6], 首先就二氧化釩本身而言, 在晶體場中 3d軌道會形成 3d||和 3dπ兩條子帶 (如圖 5中R相的能帶圖所示), 元胞中釩離子的3 d軌道形成能帶時只有3d1一個電子填充, 屬于未填滿的狀態(tài). 由于過度金屬氧化物中的d, f軌道填充時自旋向上和自旋向下的電子需要考慮Hubbard關聯(lián)作用[30]和泡利原理, 新填充的電子自旋必須和原本填充的電子自旋相反并且呈現(xiàn)出排斥作用, 最終呈現(xiàn)出單個能帶的自旋極化, 所以3 d||又進一步劈裂成上下兩條子帶, 在 3d||和 3d*||之間打開約0.7 eV的帶隙, 如圖5中M相能帶所示. 本身依靠無相互作用的能帶理論應該在低溫條件下判定它為金屬態(tài). 但是有了電子關聯(lián)作用, 在低溫情況下仍然為絕緣體.

熱誘導的相變過程中只涉及電子的熱激發(fā)(25 meV), 主要是由熱激發(fā)的聲學支聲子超過其相變的臨界密度所致. 當聲子在晶體局部超過其臨界密度時, 會出現(xiàn)成核現(xiàn)象, 即局域的聲子會形成“轉(zhuǎn)變聲子觸發(fā)機制”[32]. 由于二氧化釩的結(jié)構(gòu)相變屬于一級相變, 只要外界一直提供相變潛熱, 該觸發(fā)機制就能一直以成核點為中心, 向四周擴散聲子, 從而完成從絕緣的單斜晶系到金屬的金紅石晶系的結(jié)構(gòu)相變, 如圖6(b)所示. 圖中已成核的金紅石R相繼續(xù)向四周擴散聲子破壞原有的M相結(jié)構(gòu). 將該類相變稱之為Peierls型, 見圖6所示.

圖 5 二氧化釩不同相的晶體結(jié)構(gòu)和其對應的能帶結(jié)構(gòu)Fig. 5. The crystal structures of different phases of vanadium dioxide and the corresponding band structures.

圖 6 Peierls型相變原理示意圖 (a)熱激發(fā)直接導致聲子的激發(fā)或800 nm (1.55 eV)抽運脈沖的光激發(fā)導致自由電子的激發(fā),并間接導致聲子的激發(fā), 這都將導致絕緣晶格到金屬晶格的轉(zhuǎn)變; (b)如果外界一直提供相變潛熱, 則激發(fā)的聲子從成核中心向四周擴散, 直到周圍超過臨界密度破壞單斜結(jié)構(gòu)完成絕緣金屬轉(zhuǎn)變, 實現(xiàn)金屬區(qū)域的擴大Fig. 6. Schematic diagram of Peierls-type phase transition. (a) Thermal excitation directly leads to the excitation of phonons or photoexcitation with 800 nm (1.55 eV) pump pulse results in the excitation of free electrons and indirectly results in excitation of phonons, which map the insulating lattice onto the metallic lattice. (b) If the external environment always provided the latent heat,the phonons would diffuse from the nucleation center to the surroundings until the phonon density exceeded the critical density and destroyed the monoclinic structure to complete the insulating metal transition and realized the expansion of the metal domain.

可以很明顯地覺察到, 上述Peierls型相變并沒有直接破壞電子之間的強關聯(lián)作用, 而是直接以聲子模式作為觸發(fā)源的. 但是很多研究二氧化釩相變超快動力學的實驗組發(fā)現(xiàn), 在超快激光抽運太赫茲探測, 環(huán)境溫度較低的情況下 (<200 K), 考慮全部吸收的光能轉(zhuǎn)換成樣品中的熱能進而激發(fā)聲子模式的情況, 發(fā)現(xiàn)和Peierls型預言的相圖相去甚遠[31]. 因此, 除了屬于 Peierls型的熱致相變外, 必然有新的機理主導著二氧化釩的相變過程, 并將其稱為Mott型相變, 示意圖見圖6中M*相. 其中被激發(fā)的自由電子和空穴的屏蔽作用會破壞Hubbard關聯(lián)能, 進而破壞電子的能帶結(jié)構(gòu), 使得帶隙關閉, 成為金屬相, 但仍然保持單斜晶系[6]. 如果外界除了能使電子達到電子臨界密度外, 不能進一步提供相變潛熱來激發(fā)聲子振動模式達到其臨界密度, 則系統(tǒng)為純粹的Mott型相變.

對比單晶和多晶二氧化釩的實驗結(jié)果的不同,可以明確多晶二氧化釩在連續(xù)激光作用下的相變有很明顯的隨著時間變化的太赫茲吸收非線性變化過程[4], 如果考慮這是在吸熱過程中(相變潛熱過程)發(fā)生了聲子成核擴散現(xiàn)象, 即持續(xù)的結(jié)構(gòu)相變, 必然會改變材料的介電環(huán)境進而影響材料的吸收特性, 因此把該現(xiàn)象歸屬于Peierls型相變. 而在單晶二氧化釩的結(jié)果中, 增大抽運通量并沒有改變太赫茲的吸收, 只是單純地增大光生載流子的濃度. 不過該圖像對應了兩種情況, 第一種是光的抽運功率還不足以觸發(fā)Peierls相變, 從加上抽運光到局部擊穿為止, 由于激發(fā)了3d||能帶中的電子,使得Hubbard關聯(lián)作用消失, 從而關閉了帶隙, 使系統(tǒng)處于M*金屬相, 則二氧化釩經(jīng)過的是Mott型主導的相變. 第二種情況是在剛加上低通量抽運光時就已經(jīng)在所測的時間尺度內(nèi)完成Peierls型的相變過程, 而之后的每一個通量下都是R相的金屬態(tài)激發(fā)的帶內(nèi)自由載流子的屏蔽行為. 但是和多晶二氧化釩的相變閾值相比, 不應該在0.6 W/cm2的抽運功率下就已經(jīng)達到了相變閾值, 所以單晶二氧化釩的相變應歸屬于第一種Mott型主導的吸收率不變的過程.

4 總 結(jié)

本文系統(tǒng)研究了連續(xù)激光作用于單晶二氧化釩和多晶二氧化釩納米薄膜對太赫茲波透射和反射信號的調(diào)制現(xiàn)象. 實驗發(fā)現(xiàn)對于單晶二氧化釩,在垂直和斜入射的情況下, 隨著調(diào)制激光功率的增大, 太赫茲波的透射信號減小而反射信號增大, 吸收保持不變. 通過排除樣品襯底和方位角的依賴關系, 以及激光加熱和樣品冷卻實驗, 對可能的機理進行了討論. 從太赫茲電導率在整個光抽運通量范圍內(nèi)線性變化, 而沒有發(fā)生突變的實驗數(shù)據(jù)來看,應當將單晶二氧化釩的相變歸結(jié)于Mott型電子結(jié)構(gòu)主導的相變. 多晶二氧化釩在連續(xù)激光作用下的透射信號隨著激光功率的升高減小, 吸收增大, 出現(xiàn)了明顯的分鐘量級的相變潛熱過程, 對應的相變機理歸結(jié)為Peierls型相變. 該工作中的單晶二氧化釩納米薄膜可以實現(xiàn)小于秒級別的連續(xù)可逆相變操控, 并且利用連續(xù)激光的全光調(diào)制也可大大降低調(diào)制器件的成本, 相信在深刻地理解了其調(diào)制機理的基礎上, 作為未來的太赫茲功能器件有很大的應用潛力.