退火效應增強鐵磁異質結太赫茲發射實驗及機理*

高揚 Chandan Pandey 孔德胤 王春 聶天曉5)?趙巍勝5) 苗俊剛 汪力 吳曉君?

1) (北京航空航天大學電子信息工程學院, 北京 100191)

2) (北京航空航天大學微電子學院, 大數據科學與腦機智能高精尖創新中心, 北京 100191)

3) (中國科學院物理研究所, 北京凝聚態物理國家重點實驗室, 北京 100190)

4) (中國科學院大學物理學院, 北京 100049)

5) (北京航空航天大學青島研究所, 北航歌爾聯合微電子研究所, 青島 266000)

1 引 言

太赫茲科學與技術的研究和應用離不開高效的太赫茲輻射源[1]. 在飛秒激光激發的太赫茲源中[2?5], 基于磁性材料的太赫茲發射器具有超寬帶、低成本、易集成等優點[6?17], 近期受到廣泛的關注, 已成為太赫茲領域研究熱點. 但是, 這種新型太赫茲源的研究仍處于起步階段, 輻射機理、偏振調控、器件制備、穩定性等仍需要進一步更加深入地研究. 這種新型太赫茲源的基本原理是飛秒激光脈沖與鐵磁異質結發生相互作用, 將電子激發到費米能級以上的子帶中[18], 由于自旋向上和自旋向下的電子具有不同的密度和遷移率, 因此產生了縱向自旋極化電流. 當該自旋極化流到達重金屬層時, 由于逆自旋霍爾效應[7,8], 該電流被轉換為面內橫向電荷電流, 基于麥克斯韋輻射理論, 繼而產生太赫茲波輻射. 在輻射過程中, 通過在異質結自旋發射器上使用非均勻磁場和級聯發射等方式, 可以實現高質量的橢圓和圓偏振太赫茲產生[19,20], 并對產生的太赫茲波偏振實現調控. 不僅如此, 通過雙抽運發射技術可以實現對飛秒自旋電流和太赫茲輻射的相干調控, 進而研究這個過程中的非線性自旋動力學過程[21]. 這些工作進一步表明自旋太赫茲發射具有很豐富的物理和很好的潛在應用價值.同時, 材料類型(特別是重金屬材料的自旋霍爾角)和幾何結構對太赫茲波的發射性能有非常重要的影響[8]. 除此之外, 材料的制備條件也極有可能影響太赫茲波的輻射特性[11]. Sasaki等[11]證明了在鉭/鈷鐵硼/氧化鎂薄膜上, 退火效應可以提高太赫茲波的發射強度. 他們提出了兩種可能的機理,一種是硼原子擴散到鉭層中, 引起自旋霍爾角的增大以及熱電子速度弛豫長度的減小[22]; 另一種是氧化鎂層的存在, 使鈷鐵硼層結晶, 從而導致熱電子平均自由程增加[11]. 而這種退火效應對太赫茲波強度的增強作用是否也可以擴展到鎢(鉑)/鈷鐵硼異質結體系中, 從而進一步提升該材料體系的太赫茲輻射效率, 是本文關注的焦點, 但還沒有被人們深入研究過.

本文通過對比研究退火和未退火的鎢/鈷鐵硼、鉑/鈷鐵硼樣品產生太赫茲輻射的特性, 觀察到退火樣品產生的太赫茲波強度高于未退火樣品,對于鎢/鈷鐵硼材料, 增強因子高達3倍. 通過太赫茲時域光譜系統以及四探針法實驗, 對退火效應的物理機理進行深入研究, 證實鈷鐵硼層結晶所引起的熱電子平均自由程的增加可能是退火后太赫茲波增強的主要原因.

2 實驗裝置與測量結果

太赫茲波發射實驗的裝置如圖1所示. 驅動激光器采用了商用鈦: 藍寶石激光振蕩器, 產生中心波長為 800 nm, 脈沖寬度為 70 fs, 重復頻率為80 MHz的超快脈沖. 90%的激光功率用于抽運鐵磁異質結樣品產生太赫茲波, 剩余能量用于電光采樣探測太赫茲波[23]. 從圖1可以看出, 產生太赫茲波的激光脈沖經過一個透鏡(焦距為150 mm)聚焦到發射樣品上. 產生激光照射到樣品上的光斑直徑約為0.5 mm. 產生的太赫茲波經過4個拋物面鏡的準直與聚焦后, 與探測激光脈沖一起到達探測晶體碲化鋅 (厚度為 1 mm, 晶向)上. 太赫茲電磁波通過線性電光效應誘導探測晶體折射率發生變化, 通過1/4波片、沃拉斯頓棱鏡和一對平衡探頭間接探測折射率的變化, 通過鎖相放大技術獲得太赫茲時域電場波形. 在這個實驗中, 我們并未對太赫茲光譜儀抽真空或充入氮氣以排除水蒸汽的影響. 所有的實驗測量均在室溫下進行.

圖 1 實驗裝置示意圖以及樣品結構信息 (a) 太赫茲發射實驗裝置: BD, 平衡探測器; WP, 沃拉斯頓棱鏡; λ /4 , 1/4 波片; SW,硅片; M, 鋁反射鏡; P1—P4, 90°離軸拋物面鏡; S, 樣品; (b), (c) 對 n–和 n+的定義: 抽運激光入射到玻璃基底定義為 n–, 入射異質結薄膜定義為 n+. HM, 重金屬, 包括鎢和鉑; FM, 鐵磁性金屬, 即鈷鐵硼Fig. 1. Schematic diagram of experimental setup and sample structure information. (a) Experimental setup of the terahertz emission system. BD, balanced detector; WP, Wollaston prism; l/4, quarter wave plate; SW, silicon wafer; M, aluminum mirror; P1–P4,90° off-axis parabolic mirrors; S, sample; (b) and (c) definitions of n– and n+. When the laser pulses first incident onto the glass substrate, it is defined as n–, while the other case is defined as n+. HM, heavy metals including W and Pt; FM, ferromagnetic metal CoFeB.

我們在鈷鐵硼/重金屬的雙層樣品上進行了太赫茲波發射實驗, 雙層樣品包括鎢(2.2)/鈷鐵硼(2.0), 鎢(4.0)/鈷鐵硼(2.2)和鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2),括號中的數字表示相應材料層的厚度, 單位是nm.樣品的襯底材料是玻璃, 厚度是1 mm. 樣品是在高真空AJA濺射系統中制備而成, 制作過程中基本壓力為 10–9Torr (1 Torr = 1.33 × 102Pa)[24].通過優化沉積條件來確保最佳質量和可重復性,鎢、鈷鐵硼和鉑的生長速率分別為0.21, 0.06和0.77 ?/s. 在制備過程中, 通過均勻旋轉樣品以確保良好的均勻性. 為了進行對比研究, 將本實驗中的所有樣本分為兩組, 分別為退火和未退火組. 退火溫度為 280 °C, 退火時間為 1 h. 在退火過程中,外部磁場設置為1 T. 在進行太赫茲波發射實驗時,施加的靜磁場強度為50 mT.

圖2(a), (e)是飛秒激光照射樣品示意圖和樣品的雙層結構圖. 圖2(b), (d)分別給出了飛秒激光脈沖入射到鎢(2.2)/鈷鐵硼(2.0)納米薄膜時,退火和未退火樣品輻射的太赫茲時域波形及其對應的頻譜(n+)(光譜的吸收線來自水蒸氣). 在添加均勻磁場的情況下, 產生的主要是線偏振太赫茲波, 偏振方向與外加磁場方向垂直. 本實驗中外加磁場方向為水平方向, 因此, 產生的太赫茲波為線偏振, 且方向為豎直方向. 實驗結果表明, 退火效應確實提高了太赫茲波發射強度. 當抽運激光脈沖入射在n+側時, 退火和未退火樣品輻射的太赫茲波信號峰峰值之比為P+退火/P＝ 2.9. 而當抽運激光脈沖入射在n–側時, 也可以觀察到這種增強行為. 在這種情況下, 如圖 2(c)所示, 退火樣品的太赫茲波強度是未退火樣品太赫茲波強度的3.2倍.

此外, 我們還觀察到了輻射的太赫茲波出現了極性反轉行為, 這證明了逆自旋霍爾效應機理的方向性對稱破壞性質. 同樣, 無論抽運激光脈沖入射到樣品的n+或n–側, 在鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)納米薄膜都探測到了退火效應引起的太赫茲波發射增強 (見圖 2(f))和圖 2(g)). 對于 n+和 n–, 信號峰峰值之比分別為P+退火/P= 2.3和P–退火/P= 2.1.其中, 鎢和鉑樣品中n+和n–之間的細微差異可能是玻璃基底在光學頻率范圍和太赫茲波頻率范圍的吸收系數不同所致. 如果忽略掉這種小影響, 可以得出結論: 通過退火效應, 鎢(2.2)/鈷鐵硼(2.0)和鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)納米薄膜的太赫茲波發射強度分別提高了3倍和2倍, 這一結果比前人研究報道使用鉭(5.0)/鈷鐵硼(1.0)/氧化鎂(2.0)異質結的實驗結果要高出很多[11]. 在鉭(5.0)/鈷鐵硼(1.0)/氧化鎂(2.0)異質結的太赫茲發射實驗中,采用了退火前后太赫茲信號的峰值進行對比, 而該實驗僅獲得1.5倍的提升.

圖 2 (a), (e) 鈷鐵硼 (2.0)/鎢 (2.2)和鈷鐵硼 (2.2)/鉑 (4.0)雙層結構示意圖; (b), (c) 退火和未退火的鈷鐵硼 (2.0)/鎢 (2.2)樣品輻射的時域太赫茲波形, 分別對應n+和n–情況; (f), (g) 退火和未退火的鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)樣品輻射的時域太赫茲波形, 分別對應n+和n–情況; (d), (h) 退火和未退火鈷鐵硼(2.0)/鎢(2.2)、鈷鐵硼(2.2)/鉑(4.0)樣品輻射太赫茲波的頻譜Fig. 2. (a), (e) Bilayer structure diagram of CoFeB(2.0)/W(2.2) and CoFeB(2.2)/Pt(4.0); (b), (c) terahertz temporal waveforms from the CoFeB(2.0)/W(2.2) samples with and without annealing, for the cases of n+ and n–, respectively; (f), (g) terahertz temporal waveforms from the Pt(4.0)/CoFeB(2.2) samples with and without annealing, for the cases of n+ and n–, respectively; (d), (h) terahertz spectra obtained from CoFeB(2.0)/W(2.2) and CoFeB(2.2)/Pt(4.0), respectively, with and without annealing.

從圖2(d), (h)的發射頻譜上可以看出, 對于鎢(2.2)/鈷鐵硼(2.0)樣品, 退火效應產生的太赫茲發射信號振幅的提升反應在了整個輻射頻段上,而且非常明顯. 但是對于鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)樣品, 由于未退火的雙層樣品產生的太赫茲輻射信號本身就偏弱(見圖2(f), (g)), 將時域信號轉換為頻譜信號之后, 噪聲的信號被放大, 在圖2(h)上出現了一些振蕩. 由于自旋太赫茲輻射的主要能量集中在 0.5—1.2 THz 之間, 對于高頻輻射信號, 退火效應引起的提升變得不明顯.

為了消除由樣品厚度引起的干擾, 選擇了相同厚度的鎢(4.0)/鈷鐵硼 (2.2)和鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)異質結用于后續實驗. 圖3(a)給出了退火后從這兩個樣品發射的時域太赫茲波形. 可以看出,兩個樣品發射的太赫茲波相位相反, 這是由于鎢和鉑的自旋霍爾角分別為負和正導致[8]. 此外, 鎢/鈷鐵硼的信號比鉑/鈷鐵硼高1.9倍. 這種現象可能是因為鎢的自旋霍爾角大于鉑[24]. 如圖3(b)所示,當飛秒激光脈沖入射到n–側時, 觀察到鎢(4.0)/鈷鐵硼(2.2)輻射的太赫茲波振幅是鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)的 5 倍. 同樣, 在圖 3(d),(e)中, 未退火情況下, 觀察到鎢(4.0)/鈷鐵硼(2.2)輻射太赫茲波振幅比鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)更大的現象. 這些現象清楚地表明, 無論是否退火, 基于鎢的太赫茲波發射器的發射強度始終大于基于鉑的發射器. 通過這些實驗, 我們可以排除樣品厚度帶來的干擾,且證明了在鐵磁異質結中鎢比鉑更適合作為重金屬層, 從而帶來更大的太赫茲波發射強度.Seifert等[8]已有報道稱, 鎢或鉑/鈷鐵硼系統由于其固有的大自旋霍爾角而具有實現高發射效率的能力. 根據上述結果, 通過將退火效應擴展到這一高效的雙層體系結構中, 實現了太赫茲波發射的三倍增強.

3 討 論

圖 3 (a), (b) 當兩個樣品都經退火處理, 飛秒激光脈沖分別從正 (n+)和負 (n–)側入射到鎢 (4.0)/鈷鐵硼 (2.2)和鉑 (4.0)/鈷鐵硼(2.2)納米薄膜上產生的太赫茲時域信號; (d), (e)未退火樣品的結果; (c), (f)退火和未退火的鈷鐵硼(2.2)/鎢(4.0)和鈷鐵硼(2.2)/鉑(4.0)輻射太赫茲波的頻譜Fig. 3. (a), (b) terahertz temporal waveforms in the annealed W(4.0)/CoFeB(2.2) and Pt(4.0)/CoFeB(2.2) nanofilms from the positive(n+) and negative (n–) sides, respectively; (d), (e) results from both the samples without annealing; (c), (f) terahertz spectra radiated from annealed and unannealed CoFeB(2.2)/W(4.0) and CoFeB(2.2)/Pt(4.0), respectively.

以前的報道指出, 當提高退火溫度時, 鈷鐵硼會經歷從非晶態到納米晶嵌入的非晶態的相變[25?27],而退火不會對晶體結構以及鎢[28]和鉑[25]中相關的性質產生顯著影響. 這種再結晶可能會提高鈷鐵硼層中太赫茲波的傳輸和自旋電流的生成, 從而增強退火樣品中太赫茲波的發射. 為了深入了解退火效應對太赫茲波發射增強的影響, 我們隨后在樣品中可能的機理進行了全面的分析. 第一個是在退火和未退火的鎢(4.0)/鈷鐵硼(2.2)和鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)樣品上進行太赫茲波透射實驗. 該實驗在太赫茲時域光譜儀中進行. 這套太赫茲時域光譜儀與太赫茲發射系統共用飛秒激光振蕩器, 但產生太赫茲的輻射源采用低溫生長砷化鎵光導天線, 探測太赫茲波采用1 mm厚的碲化鋅晶體[29]. 在這個測量中, 太赫茲光路部分充入氮氣以消除水蒸氣的影響. 相比于未退火樣品, 經過退火處理的兩個樣品的太赫茲波透射強度顯現出輕微并且可重復的增強現象, 見圖4(a),(b). 在鎢(4.0)/鈷鐵硼 (2.2)中, 傳輸的太赫茲信號的強度增加了1.36%, 而在鉑 (4.0)/鈷鐵硼 (2.2)中, 該數值增加了 3.75%. 以上結果表明, 退火效應確實可以增強太赫茲波的透射, 進而通過降低發射過程中材料對太赫茲波的吸收率來提高太赫茲波發射. 但是, 考慮到退火后樣品發射的太赫茲波強度具有2倍和3倍增大, 以上因素有可能并不是主要原因.

為了進一步探討其中的潛在機理, 我們討論了退火對鈷鐵硼層中自旋電流產生的影響, 該影響可能會顯著影響太赫茲波的發射. 自旋電流通?？赡芘c載流子的散射和薄膜的磁化強度有關. 因此我們首先在退火和未退火情況下, 對鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)、鎢(2.2)/鈷鐵硼(2.0)和鎢(4.0)/鈷鐵硼(2.2)進行縱向磁光克爾效應測量. 由于所有樣品在退火后均表現出非常相似的變化行為, 因此圖4(c)的插入圖中只展示了鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)的典型結果. 退火前后的磁滯回線在矯頑力和飽和磁場方面均未觀察到差異, 這表明磁化強度不是退火后太赫茲波發射增強的主要原因.

圖 4 (a), (b) 退火和未退火狀態下, 鎢 (4.0)/鈷鐵硼 (2.2)和鉑 (4.0)/鈷鐵硼 (2.2) 樣品透射的太赫茲時域信號, 插圖為峰值放大圖; (c) 樣品電阻率的退火溫度依賴性, 插圖為樣品的磁光克爾測量結果; (d) 退火前后, 鈷鐵硼從非晶態結晶轉為結晶態的原子結構示意圖; (e) z =zs 處, 電子密度的模擬結果, 其中電子速度 v = 0.5 nm/fsFig. 4. (a) Transmitted terahertz signals in W(4.0)/CoFeB(2.2) and (b) Pt(4.0)/CoFeB(2.2) with and without annealing. Inset: Enlarged peak values. (c) The annealing temperature dependence of the resistivity of samples. Inset: result of magneto-optic Kerr measurement of the samples. (d) Schematic diagram of the atomization of CoFeB crystallize from amorphous state to crystalline state before and after annealing. (e) The simulation results of electron density at z =zs . The electron velocity v = 0.5 nm/fs.

接下來, 通過四探針實驗測量了退火和未退火樣品的電阻率, 以揭示退火過程中載流子的散射演變. 如圖 4(c)所示, 與未退火相比, 退火后的兩個樣品的電阻率均顯著降低. 其中, 退火后鎢(2.2)/鈷鐵硼(2.0)的電阻率約降低為未退火樣品的1/20, 而鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)的電阻率約降低為未退火樣品的1/5. 如前文圖2(b),(c),(f),(g)中所示, 鎢(2.2)/鈷鐵硼(2.0)在退火后, 太赫茲信號獲得約3倍增強, 鉑(4.0)/鈷鐵硼(2.2)獲得約2倍增強. 兩種樣品退火前后發射太赫茲信號強度變化與電阻率變化結果趨勢一致.

如圖4(d)所示, 鈷鐵硼傾向于從非晶態轉為結晶態, 因此結晶可能導致由非晶態引起的原子尺度無序狀態的減少, 最終導致自旋晶格散射的減少[30]. 在我們的實驗中退火樣品電阻率的顯著降低也證實了這種機理, 繼而可能導致熱電子的平均自由程增加.

根據均勻介質材料中的超擴散模型[31], 第一次散射之前的電子密度為

其中S是外部源,?表示卷積,表示為

其中,τ表示電子壽命,t是時間,ts和zs是脈沖源的時間和位置,v是電子速度. 熱電子平均自由程的增加將導致較低的散射概率, 從而導致電子壽命增加, 進而造成電子密度的增長. 圖4(e)是z=zs處電子密度的模擬結果. 假設該源是寬度為100 fs的高斯脈沖, 其峰值為 0.5 ps. 從圖 4(e)可以清楚地看到, 當電子壽命τ從 0.1 ps增加到 1.0 ps時, 電子密度也會相應增加. 根據電荷流與顆粒密度之間的關系

這里假設粒子速度τ恒定, 那么電荷流Jc將隨著電子密度的增大而增大, 繼而導致電荷流Jc輻射的太赫茲波增加, 最終導致更高的太赫茲波發射強度.

對于三層樣品鎢(2.0)/鈷鐵硼(2.2)/鉑(2.0),我們測量了退火和未退火樣品的太赫茲發射信號,但是并沒有觀察到太赫茲發射信號的明顯變化. 我們推測在鈷鐵硼/鎢(鉑)雙層結構實驗中所使用的退火參數可能并不適用于鎢(2.0)/鈷鐵硼(2.2)/鉑(2.0)三層異質結發射器. 三層結構比雙層結構更為復雜, 雙層樣品中的鈷鐵硼直接生長在玻璃襯底上, 而三層樣品中的鈷鐵硼生長在兩層重金屬之間. 我們測量了退火和未退火情況下三層樣品的電阻率. 與雙層樣品電阻率在退火前后的顯著變化不同的是, 三層樣品的電阻率在退火前后并沒有明顯變化, 說明退火后三層樣品原子尺度無序并未減小, 相應的自旋晶格散射也未降低. 這一結果與三層樣品在退火前后的太赫茲波發射信號沒有明顯變化也非常符合, 進一步說明了退火導致熱電子平均自由程的增加是太赫茲發射信號強度增大的主要原因. 當然, 為了進一步闡明這個問題, 需要對三層樣品的退火條件進行系統的研究, 這也是我們下一步研究的方向.

有報道顯示, 退火除了可以通過促使鈷鐵硼結晶從而抑制電子散射外, 還可以顯著增強異質結界面的質量. Zega等[32]通過對鐵/砷化鋁鎵異質結進行退火處理, 使異質結中的自旋注入效率提升了44%, 并且他們使用透射電鏡在異質結中觀察到了由于退火產生的有序界面, 而有序的晶格結構會提高界面對自旋流的透射率. 因此, 本文中退火也可能導致鈷鐵硼層和重金屬層之間界面質量的提升, 而界面質量的提升進一步增加非平衡態超快自旋流從鈷鐵硼層注入鉑或鎢層的效率, 最終提升發射太赫茲信號的強度.

4 結 論

本文觀察到在飛秒激光脈沖驅動下的鎢/鈷鐵硼和鉑/鈷鐵硼雙層體系結構的磁性納米薄膜中,太赫茲波的發射強度提高了約3倍. 我們將信號的增強現象歸結為退火效應引起的晶格失序的減少導致熱電子平均自由程的增加, 以上結論通過太赫茲波時域透射譜測量、四探針法電阻率測量和超擴散模型的驗證.

通過這些實驗觀察和定性分析擴展了退火效應的應用范圍, 以尋求最佳自旋電子太赫茲波源.此項研究不僅有助于進一步深入了解飛秒自旋動力學的基本物理原理, 而且還為高效太赫茲源的制備提供了優化策略.