自旋電子太赫茲源研究進展*

許涌 張帆 張曉強 杜寅昌 趙海慧聶天曉 吳曉君 趙巍勝?

1) (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)

2) (北京航空航天大學合肥創新研究院, 合肥 230012)

3) (北京航空航天大學電子信息工程學院, 北京 100191)

1 概 述

在過去的二十年里, 利用飛秒激光激發和操控磁化動力學過程一直是個活躍的研究領域. 1996年Beaurepaire等[1]首次發現飛秒激光在Ni薄膜上誘導了亞皮秒的超快退磁效應. 超快退磁效應的時間尺度遠小于自旋進動時間, Beaupaire等[1]的開創性實驗引發了人們對超快磁化動力學的關注和研究.

飛秒激光脈沖和自旋間的相互作用讓人們可以在亞皮秒時間尺度上實現自旋操控, 對整個自旋電子學帶來極大的應用前景. 隨后文獻中報道了更多磁性金屬材料的超快退磁現象. 實驗上超快退磁效應的主要研究手段是時間分辨磁光克爾效應(time-resolved magneto-optic Kerr effect, TRMOKE), 伴隨著對超快退磁機制的深入研究, 人們發現超快時間尺度上磁光信號存在非磁性的貢獻, 因此超快退磁實驗結果的可靠性長期存在著質疑和爭論[2–4]. 超快磁化動力學的研究需要獨立于TRMOKE 的實驗方案. 2004年 Beaurepaire等[5]率先利用磁性材料的太赫茲發射譜研究超快退磁效應, 他們觀測到飛秒激光照射到磁性材料產生的太赫茲脈沖. 該方案利用麥克斯韋電磁感應的原理,即超快退磁產生的磁偶極子變化伴隨著太赫茲波的發射.

磁性薄膜退磁產生的太赫茲發射信號較弱, 因此自旋太赫茲發射譜在較長時間內一直作為研究超快磁動力學過程的輔助手段, 未受到廣泛的重視[6,7]. 然而, 鐵磁 (ferromagnetic, FM)/非磁 (nonmagnetic, NM)異質結的太赫茲發射由于引入了自旋-電荷流轉換 (spin-charge conversion, SCC)機制獲得極大成功. 2013 年, Kampfrath 等[8]報道了Fe/Au和Fe/Ru異質結中的太赫茲發射實驗,他們發現利用逆自旋霍爾效應(inverse spin Hall effect, ISHE)可以有效地把熱電子層間擴散引起超快自旋流轉化為面內的電荷流, 從而提高太赫茲輻射性能. 2016年Seifert等[9]進一步對鐵磁/非磁異質結進行了材料、厚度等一系列優化, 并且把鐵磁/非磁雙層結構改良為W/CoFeB/Pt三層結構. 他們發現在 10 fs激光入射的條件下, 自旋薄膜不僅可以實現1—30 THz的超寬帶輻射, 而且在該條件下太赫茲發射的效率、帶寬等指標達到或超過商業化的光導天線和非線性晶體. Wu等[10]也報道了鐵磁/非磁雙層膜的太赫茲發射信噪比達到了 65 dB.

本文主要介紹利用磁性異質結材料實現太赫茲發射的實驗和理論方面的進展, 回顧了各種材料體系中的自旋太赫茲發射的研究進展, 涵蓋了超快磁化動力學的基礎理論、自旋-電荷流轉換機制、材料體系、性能優化等多個方面.

2 太赫茲實驗裝置

2.1 太赫茲時域發射光譜

歷史上, 第一個利用脈沖激光作用于鈮酸鋰晶體產生太赫茲脈沖于1971年獲得[11], 通過光電導天線產生太赫茲脈沖于1981年實現[12]. 然后, 貝爾實驗室的Auston等[13]采用電光采樣方法實現了太赫茲波的相干探測, 得到了太赫茲波的時域波形. 1995 年, 電光取樣技術被提出[14]. 自旋電子太赫茲源的實驗研究主要依靠太赫茲時域光譜儀(terahertz time-domain spectroscopy, THz-TDS).基于此發展而來的THz-TDS目前已經有成熟的商業化解決方案.

THz-TDS的典型光路圖如圖1所示. 超快飛秒激光被分成抽運光和探測光, 兩束光之間的光程差由延遲線控制. 抽運光激發太赫茲源產生太赫茲波, 90°離軸拋物面鏡[15]用于準直和聚焦太赫茲波.太赫茲波經一次準直后聚焦在待測樣品上, 經過樣品透射后的太赫茲波經過二次準直后聚焦在太赫茲探測器上. 探測光作用于太赫茲探測器利用線性電光效應或者光電導效應均可探測太赫茲波的瞬時電場, 改變抽運光和探測光之間的光程差可以得到太赫茲波的時域波形. 瞬時改變探測光與太赫茲脈沖的延遲, 可以對太赫茲脈沖進行時域采樣, 通過傅里葉變換可得到相應的頻域譜.

基于上述太赫茲時域光譜系統, 只需將實驗裝置中的發射器更換為自旋電子太赫茲源就可以進行發射機理和特性的研究. 自旋發射器不僅可以用在低能飛秒激光振蕩器抽運, 還可以用于高能飛秒激光放大器抽運. 為此, 產生的太赫茲輻射既可用于高信噪比的物質表征應用, 也可用于強場太赫茲非線性研究. 此外, 自旋器件中的太赫茲發射來源于磁偶極子或超快電流脈沖, 因此THz-TDS常被用于研究材料的超快磁動力學行為和自旋相關的輸運行為等, 未來太赫茲發射譜將可能更多地用于表征反鐵磁體中自旋極化電流的輸運.

圖 1 透射式太赫茲發射譜儀的光路示意圖Fig. 1. Schematic diagram of experimental setup of spintronic terahertz emission spectroscopy in transmission geometry.

2.2 太赫茲源

THz-TDS中常見的太赫茲源包括光電導天線以及各種非線性晶體. 商用的光電導天線主要是低溫GaAs或InGaAs, 通過光電導效應產生太赫茲輻射. 天線由半導體材料基底和在其上鍍的兩個電極構成, 飛秒激光照射天線表面產生的光生載流子在兩電極之間的強電場作用下加速, 形成瞬態電流, 從而輻射太赫茲波. 但是由于空間電荷效應和電場擊穿, 無法使用較大功率的抽運激光和施加較強的電場, 因此限制了此方法產生太赫茲輻射的效率. 另一方面, 商用化的光電導天線加工工藝難度大, 制備成本高, 且易損壞.

非線性晶體是通過光整流效應產生太赫茲輻射. 當飛秒激光在非線性晶體中傳播時, 不同頻率成分的光在晶體中的差頻作用會產生一個低頻極化電場, 從而向外輻射太赫茲波. 除了LiNbO3,ZnTe 等常用的無機晶體外, DAST, DSTMS, OH1等有機晶體也能與飛秒激光作用產生較強的太赫茲輻射[16–18]. 非線性晶體與飛秒激光作用產生的太赫茲輻射具有信號強度大、頻譜范圍寬的優點,但由于非線性晶體存在聲子吸收以及損傷閾值等因素, 難以進一步提高抽運激光的能量, 因此無法產生更強的太赫茲輻射. 此外, 這些非線性晶體無法批量生長, 價格較高, 且尺寸受到限制.

圖 2 鐵 磁 /非 磁 異 質 結 太 赫 茲 發 射 (a)時 域 波 形 ;(b)頻譜Fig. 2. The time-domain waveform and frequency-domain spectrum of the terahertz wave emitted by FM/NM heterostructures: (a) The time-domain waveform; (b) frequencydomain spectrum.

自旋電子太赫茲源(圖2)利用飛秒激光和鐵磁薄膜的相互作用產生太赫茲波自旋電子太赫茲源不僅可以產生超寬帶太赫茲輻射, 而且還可以實現強場太赫茲輻射, 同時還具有高效、廉價的特點,在眾多太赫茲源中, 具有獨特的優勢. 相較于電光晶體的尺寸受限, 磁性多層膜可以使用磁控濺射設備大規模低成本均勻制備. 2017年, Seifert等[19]提出可以使用擴束后的激光脈沖(能量為5.5 mJ,中心波長為 800 nm, 持續時間為 40 fs, 重復頻率為1 kHz)來激發強場太赫茲發射. 他們采用半高寬為4.8 cm的飛秒激光作用到大面積的自旋薄膜上, 成功產生持續時間僅為230 fs的單周期太赫茲脈沖, 且峰值電場高達 300 kV/cm.

3 自旋電子太赫茲源輻射機制

3.1 超快自旋流的產生和輸運

通常材料中的光吸收由復折射率決定, 金屬的光學性質唯象地由復折射率表征, 其中n為折射率,κ消光系數. 納米多層膜結構中存在多個層間界面, 需要考慮光場在多界面間的反射過程. 傳輸矩陣法 (transfer matrix method)在光學中常用于分析光在多層結構中傳播和吸收. 此外最近文獻中報道了通過表面等離極化激元[20]和光子晶體結構[21]等方法可進一步調控光在空間上的吸收. 飛秒激光脈沖在時間上為高斯分布, Wang等[22]在雙抽運實驗中采用了一對飛秒激光脈沖, 通過改變兩個激光脈沖之間的時間差可以調控光場在時間上的分布.

對于常見的磁性金屬材料, 光與金屬之間的相互作用發生在光電場和金屬導帶電子之間. 光子能量以熱的形式通過碰撞轉移到電子, 線偏振光與材料的相互作用主要體現為能量的傳遞. Beaupaire等[1]利用三溫度模型(three-temperature model)唯象地解釋了Ni的超快退磁效應. 三溫度模型假設存在電子(e)、自旋(s)和晶格(p)三者獨立的子系統, 三個子系統的溫度(T)分別為Te,Ts和Tp,比熱容 (C)分別為Ce,Cs和Cp, 三個子系統間的能量傳遞速率用Ges,Gep和Gsp描述. 當電子受到飛秒激光激發后, 自旋表現出不同于電子的溫度演化過程. 三溫度模型能夠唯象地解釋Ni薄膜中的亞皮秒退磁曲線. 但是, 該模型僅討論了電子、自旋和晶格之間的能量傳遞, 并未分析超快退磁效應中的角動量傳遞. Koopmans等[23]進一步考慮了微觀的自旋翻轉散射(Eillot-Yaffet散射)過程, 提出了微觀三溫度模型(microscopic three-temperature model). 該模型成功解釋了在過渡金屬材料和稀土材料中發現的兩類退磁行為.

除了局域的能量弛豫和散射機制外, 非局域的自旋輸運也影響著超快退磁效應[24]. 電子受飛秒激光激發成自旋極化的熱電子, 異質結樣品中光場能量分布的不均勻性導致了自旋極化熱電子的輸運(自旋流). 熱電子輸運的類型取決于長度尺度和自旋散射率. 在弱散射條件下, 幾乎不受散射影響的電子輸運為彈道輸運; 在強散射條件下, 輸運是擴散類型. Choi等[25]研究了強散射條件下的自旋輸運過程, 他們發現 Pt (30 nm)/FM/Cu 結構中,飛秒激光激發Pt一側間接地加熱FM層. 由于Pt中電子-電子和電子-聲子散射較強, 熱電子的非彈性平均自由程為5 nm, 因此到達FM層的熱電子密度被大大地抑制. 根據角動量的守恒, FM層因加熱產生的退磁效應產生了自旋流. TRMOKE結果證實自旋流輸運滿足擴散方程. Bergeard等[26]和Xu等[27]研究了弱散射條件下的退磁效應. 他們發現 Pt(5 nm)/Cu(5—300 nm)/FM 結構中, Pt(5 nm)受飛秒激光的激發產生熱電子, 熱電子穿過Cu到達FM層并產生退磁效應. 他們發現當Cu層的厚度小于200 nm時, 穿過Cu層的熱電子表現出彈道輸運的特點.

超擴散輸運發生在擴散輸運和彈道輸運之間.超擴散輸運中, 少部分粒子進行長距離的彈道輸運, 而大部分粒子是散射的. Battiato 等[28,29]指出超擴散輸運可能引發超快退磁效應. 在常見的3d鐵磁金屬中激發產生的多數自旋電子和少數自旋電子壽命不同, 多數載流子具有高的平均自由程, 而少數載流子的移動性較差. 多數自旋會導致磁性薄膜中大多數載流子從表面轉移而產生退磁.此外, 由于鐵磁金屬 (如 Fe, Co 和 Ni)中自旋向上(多數)電子的密度、帶速和壽命的乘積高于自旋向下(少數)電子的密度、帶速和壽命的乘積, 因此超擴散輸運產生的電流是自旋極化的. Nenno等[30]提出了一種基于玻耳茲曼輸運方程求解熱電子分布函數的方法. 模擬結果表明在超擴散機制下, 飛秒激光脈沖觸發了具有皮秒上升時間的自旋輸運過程. 由于非平衡熱電子輸運的驅動力來自于樣品空間上的溫度梯度, 因此飛秒激光激發的自旋輸運也可以看作是一種超快自旋相關的塞貝克(Seebeck)效應[25,31,32].

3.1.1 光子能量的影響

對于基于NM/FM結構的全金屬磁性多層膜,文獻報道了可見光到近紅外多個波長抽運激光誘導的太赫茲發射結果. 多個研究均表明抽運激光在電子系統中注入的能量, 而抽運激光的波長對太赫茲發射效率影響不大. 自旋流是由抽運脈沖激發的熱電子引起, 所涉及的光學躍遷的細節影響較小[33–35].然而, 最近 Cheng等[36]在 FM/MoS2結構中將超快自旋流可注入半導體材料單層MoS2, 并發射太赫茲脈沖. 由于鐵磁金屬/半導體界面勢壘的存在, 該體系的自旋注入過程強烈地依賴于光子能量.

3.1.2 旋光性相關的太赫茲發射

當圓偏振光作用在材料上時, 激光脈沖和材料之間除了能量轉移外還伴隨著角動量轉移. 圓偏振光可誘導產生一個平行于光波矢量的有效磁場, 這個效應稱為逆法拉第效應(inverse Faraday effect,IFE). 逆法拉第效應在激光誘導的磁性薄膜的全光翻轉(all-optical switching)中起著至關重要的作用[37,38]. 此外, 半導體中的研究證實圓偏振光還可以直接誘導產生自旋極化的電子. 根據躍遷的光學選擇定則, 圓偏振光可以在導帶內產生自旋極化電子. 在磁性半導體中, 自旋極化電子產生光自旋傳遞矩 (optical spin transfer torque, OSTT) 作用于磁性半導體的磁矩[39,40]. 常見3d鐵磁金屬中. 理論計算[41]和實驗測量結果[42]都證實 IFE和OSTT往往同時存在. Huisman等[43]的實驗發現Co/Pt界面的面內磁矩受圓偏振光作用而發生偏轉, 并且進而通過逆自旋軌道轉矩 (inverse spin-orbit torque)飛秒脈沖電流并輻射太赫茲波.

磁矩受圓偏振光作用而傾斜的方向是 [M×σ],其中σ是平行或反平行于光傳播方向的單位矢量[43].異質結界面存在空間反演對稱性破缺和自旋軌道耦合, 圓偏振光誘導的磁矩傾斜通過反自旋軌道轉矩 (inverse spin orbit torque)產生光電流je=χn×[M× σ]I, 其中χ是一個系數,n是界面法向量,I是圓偏振光的光強. Huisman 等[43]通過圓偏振光激發Co/Pt界面的太赫茲輻射, 發現入射光的旋光特性決定了光電流的方向. 最近Li等[44]研究了Co/Pt界面的微觀結構特性在光電流的產生中起的作用. Jungfleisch等[45]報道了Rashba界面Ag/Bi的旋光性相關的太赫茲發射. 相比于超快退磁產生的旋光性無關的太赫茲發射, 旋光性相關的太赫茲發射強度通常要弱一到兩個數量級.

3.2 自旋-電荷轉換

2013年Kampfrath等[8]通過自旋軌道耦合實現了自旋-電荷流的轉換, 從而大大提高了自旋薄膜的太赫茲發射效率. 自旋電子太赫茲發射器由鐵磁(FM)和非鐵磁(NM)金屬薄膜組成的雙層結構. 飛秒激光脈沖激發產生FM/NM熱電子的超擴散輸運過程, 自旋流注入NM通過自旋-電荷轉換將亞皮秒的自旋流轉化為電荷流. 本節主要討論因超快熱退磁產生的超快自旋流轉化為電荷流的機制.

3.2.1 逆自旋霍爾效應

過去10年里自旋霍爾效應(spin Hall effect,SHE)是自旋電子學非常活躍的研究方向[46–48].SHE將非磁材料中的電流轉換成橫向自旋流, 從而在邊緣的產生自旋累積. 早期SHE的研究集中在半導體中. 實驗上, 磁光效應[49]和輸運測量[50]證實了半導體材料中自旋霍爾效應的存在. 近年來的研究發現在強自旋軌道耦合(spin orbit coupling,SOC)的重金屬或合金中, SHE誘導的自旋流可以有效地誘導納米磁器件的磁矩翻轉或磁疇位移[51,52].

自旋軌道耦合也帶來了SHE的逆過程, 即逆自旋霍爾效應 (inverse spin Hall effect, ISHE).ISHE將一個縱向的自旋流js轉化成橫向的電荷流jc∝θSHjS, 其中θSH代表了材料的自旋霍爾角. 在鐵磁共振實驗中, 研究人員已經將ISHE用于自旋流的探測中[53,54]. 類似地, 磁性材料在飛秒激光的作用下產生超快自旋流, 并且注入到強SOC的非磁層中, ISHE將超快自旋流轉化為超快電荷流,從而產生太赫茲輻射(圖3).

圖 3 面內磁化的鐵磁薄膜 FM 被飛秒激光激發, 自旋極化的非平衡熱電子注入非磁層. 根據逆自旋霍爾效應, 多數電子和少數電子在不同方向偏轉, 從而將縱向自旋流轉換為橫向的電荷流, 產生了太赫茲發射Fig. 3. The in-plane magnetized ferromagnetic layer is excited by the femtosecond laser, which induces the injection of non-equilibrium spin-polarized hot electrons into the nonmagnetic layer. The spin-majority electrons and the spinminority electrons are deflected into opposite directions due to inverse spin Hall effect. The longitudinal spin current is converted into a transverse electric current and leads to the terahertz emission.

3.2.2 逆埃德爾斯坦 (Edelstein)效應

拓撲絕緣體體系中存在強自旋-軌道相互作用,材料表面態形成兩個自旋分裂能帶. 狄拉克點上/下能帶的等高線形成順時針/逆時針的自旋-動量鎖定(spin-momentum locking). 利用拓撲絕緣體的表面/界面可高效地將電荷流轉化為自旋流, 即埃德爾斯坦效應 (Edelstein effect, EE) (見圖 4),其逆過程[55]被稱為逆埃德爾斯坦效應(inverse Edelstein effect, IEE). 當從相鄰的鐵磁 (FM)層注入自旋流js到Dirac表面態時, 通過IEE將產生橫向二維電荷電流jc=λIEEjS, 其中λIEE代表自旋-電荷轉換的效率. 實驗上通常通過鐵磁共振的產生自旋流注入拓撲絕緣體. 文獻[56?59]中報道了a-Sn, Bi2Se3等拓撲絕緣體的自旋-電荷轉換效應.

除拓撲絕緣體外, 在二維電子氣體(2DEG)中形成的Rashba界面也表現出高效的自旋-電荷相互轉換. 在一些異質結中, 由于自旋-軌道耦合以及空間反演對稱性的破缺, Rashba界面形成了兩重簡并的能帶結構, 其中自旋和動量是緊密關聯.強烈的Rashba耦合一般需要Bi, Pb, W等強SOC的重金屬[60,61]. Rojas-Sánchez 等[62]研究了 Bi/Ag界面的自旋可通過IEE效應高效地轉換電荷流.

圖 4 (a)拓撲絕緣體表面的能量色散關系圖; (b) Rashba界面的能量色散關系圖, Rashba界面態和拓撲絕緣體表面態中形成了強烈的自旋-動量鎖定; (c)拓撲絕緣體表面的逆 Edelstein 效應; (d) Rashba 界面的逆 Edelstein 效應, 注入y極化的自旋流密度誘導出x方向的電荷流[57]Fig. 4. (a) Energy dispersion of the Rashba interface; (b) energy dispersion of the topological insulator. Strong spin-momentum locking can be observed in interface states of the Rashba interface and surface states of the topological insulator; (c) the inverse Edelstein effect of Rashba interfaces;(d) the inverse Edelstein effect of topological insulator surface states. The y-polarized spin current induces a charge current in the x direction[57].

3.3 太赫茲發射

3.3.1 磁偶極子

從經典的麥克斯韋電磁學理論可以得知磁偶極子能夠發射電磁波, 磁性材料中飛秒激光可以通過激發超快退磁過程. 飛秒激光誘導自旋動力學的一個重要發現是, 太赫茲應該直接從鐵磁層的磁化變化中發出. 假設抽運脈沖相干地激發了薄膜中的基本磁偶極子, 產生一種磁矩沿著x方向時變磁化,那么遠場發出的電場太赫茲波的沿著z方向傳播, 電場沿y方向極化,其中Mx是磁矩的x分量,r為到磁偶極子的距離,μ0為真空磁導率,c為光速. 磁偶極子發射太赫茲瞬態電場由磁矩隨時間的二次導數決定. 2004年Beaupaire等[5]通過超快退磁誘導的磁偶極子輻射解釋了鐵磁薄膜 Cr(3 nm)/Ni(4.2 nm)/Cr(7 nm)的太赫茲輻射效應. 2019年Huang等[63]測量了Co(30 nm)薄膜的TRMOKE信號和太赫茲發射信號, 發現TRMOKE的二階導數與觀測到的太赫茲發射信號一致.

通常在采用厚鐵磁層和線偏振抽運激光器時,鐵磁層的超快退磁和再磁化過程起主導作用, 其他太赫茲發射機制(3.2節)可以忽略. Huisman等[64]在稀土過渡金屬合金中發現了例外. 他們比較了TRMOKE和太赫茲發射光譜得到的超快磁化動力學. 他們發現在純Co和GdFeCo中, 磁光克爾效應和太赫茲發射光譜的結果在定性和定量吻合得較好, 但對于NdFeCo的太赫茲發射譜表明該材料的此動力學過程比TRMOKE測得的結果更快,兩種表征方法差異可能來源于Nd軌道磁矩的影響.

3.3.2 脈沖電流

磁偶極子發射太赫茲較弱, 可忽略. 超快自旋流經過自旋-電荷轉換為超快脈沖電流J, 超快脈沖電流發射太赫茲的解滿足?2E+ω2μ0εE=μ0iωJ, 其中e是介電常數和角頻率w. 該微分方程揭示了太赫茲輻射是如何從超快電流脈沖產生的[65]. Nenno等[66]假設脈沖電荷流密度與位置無關, 得到了太赫茲電場的解析解.

4 自旋電子太赫茲源材料體系

FM/NM結構中鐵磁層材料選擇對太赫茲信號幅度影響較小, 非磁層材料選擇對太赫茲信號幅度影響很大. NM層內和FM/NM界面處的自旋-電荷轉換機制決定著太赫茲發射的行為和效率. 以下主要回顧不同NM層情形下的太赫茲發射結果.

4.1 重金屬

當NM層是重金屬時, 偏振無關的太赫茲發射過程占主導地位, 而偏振相關的太赫茲發射強度通常會弱一到兩個數量級[44]. 偏振無關的太赫茲發射過程中逆自旋霍爾效應起關鍵作用, 太赫茲發射行為具有以下特點: 1)所發射的太赫茲波為線性偏振, 其電場方向垂直于樣品磁化方向; 2)太赫茲發射與抽運光的偏振方向無關; 3)當外磁場方向翻轉或者當FM/NM的生長順序調換時, 太赫茲電場的方向隨之翻轉.

4.1.1 發射性能優化

自旋太赫茲發射源的優化從非磁層材料、異質結厚度、多周期結構和引入其他發射機制等多個角度展開.

1)非磁層材料優化. ISHE主導的太赫茲發射中, 太赫茲波的極性由非磁層的自旋霍爾角的符號決定[9,10,67]. 例如 Pt, Ir, Gd, Ru, Pd 等的太赫茲輻射極性與W, Ta相反, 自旋軌道耦合較弱的Cu太赫茲信號很弱. 因為W和Pt自旋霍爾角較大且符號相反, Seifert等[9]設計了W/CoFeB/Pt三層結構以提高太赫茲振幅. 三層結構充分利用了前后兩個方向傳播的自旋流. Chen等[68]發現Co/IrMn異質結中, IrMn層可以將自旋流轉化為電荷流產生太赫茲發射. IrMn的厚度為1 nm時太赫茲信號強度出現峰值, 該厚度與IrMn的自旋擴散長度一致.

2)異質結厚度優化. 研究人員系統地研究了CoFeB/Pt, Co/Pt, Co/W, Fe/Pt 等鐵磁/非磁結構的厚度依賴性研究[10,19,69]. Co/Pt體系中當改變鐵磁層厚度時, 太赫茲信號的強度通常首先隨著鐵磁層厚度先增大后減小; 當改變非磁層厚度時, 太赫茲信號的強度均隨著非磁層厚度的增加而增大,然后趨于飽和. 非磁層Pt在厚度為3 nm左右太赫茲信號強度飽和. 上述的厚度依賴關系可以通過FM/NM結構中的自旋輸運理論解釋. 在飛秒激光作用下產生的非平衡自旋流受NM層的自旋擴散長度的限制. 當NM厚度小于自旋擴散長度時, 太赫茲信號隨著薄膜厚度的增加; 當非磁層厚度大于自旋擴散長度厚, 多余的非磁層對太赫茲發射沒有貢獻. 進一步的研究表明非磁層厚度依賴關系需要綜合考慮異質結構中自旋輸運、界面的自旋損耗[70]以及異質結材料的電學和光學特性的影響[71].

3)襯底及多層膜晶體結構的影響. Torosyan等[71]和Nenno等[72]比較了外延生長在MgO和Al2O3襯底上的Fe/Pt異質結, 其中Fe在 MgO襯底上能夠較好地外延生長. 太赫茲發射譜表明MgO襯底的異質結在低于3 THz的動態范圍超過了 60dB, 明顯優于 Al2O3襯底. Sasaki等[73]發現300 ℃對退火后的Ta/CoFeB/MgO薄膜的太赫茲發射強度提高 1.5 倍. 退火工藝提高了CoFeB薄膜結晶化程度, 因而增加了CoFeB層中多數自旋熱電子平均自由程.

4.1.2 稀土-過渡金屬磁性層

稀土-過渡金屬 (real earth-transition metal,RE-TM)合金的兩個磁性亞晶格, 即稀土晶格和過渡金屬晶格間存在反鐵磁耦合, 兩種亞晶格的磁化強度具有不同的溫度依賴性, 因此通過改變合金成分和溫度都可以調節材料的凈磁化強度. RE-TM在溫度補償點或成分補償點時凈磁化強度將為零,但RE-TM/NM雙層膜仍可發射太赫茲波. RE-TM在補償點仍可以激發超擴散自旋流, 其凈磁化強度與發射的太赫茲信號沒有很強的關聯性[68,74]. 過渡金屬亞晶格的自旋分裂帶更接近費米能級, 因此,抽運激光所產生的超擴散自旋電流主要由過渡金屬亞晶格中的電子所貢獻[75]. RE-TM在補償點附近時表現出垂直各向異性, 面內磁化強度分量的降低會帶來太赫茲發射強度的下降. 另外, Schneider等[76,77]分析了不同成分的GdFe/Pt和TbFe/Pt,他們發現太赫茲發射強度隨著RE-TM合金中稀土元素成分的增加而降低.

4.1.3 鐵磁絕緣體

磁性材料中溫度梯度誘導出相同方向自旋流的效應稱為自旋塞貝克效應(spin Seebeck effect,SSE). 對于釔鐵石榴石/非磁金屬(YIG/NM)異質結, YIG在垂直于膜面的溫度梯度作用下產生自旋流并注入到NM層, 非磁層中的ISHE效應進一步將自旋流轉化為可測量的電荷流. YIG/Cu1–xIrx中, Cramer等[78]分別使用直流加熱和超快光脈沖加熱的方法產生直流和超快的溫度梯度, 并且通過測量電壓或太赫茲輻射來研究SSE誘導產生的自旋流. 兩種測量方法得到一致的結果, 表明SSE在太赫茲頻率仍然成立. Seifert等[32,43]使用脈寬為10 fs的激光脈沖激發YIG/Pt異質結的太赫茲發射信號, 并且從時域太赫茲發射譜提取出SSE產生的自旋流變化過程. 他們發現自旋流產生和衰減發生在數百飛秒內. 該時間尺度與Pt電子溫度下降對應的時間尺度一致.

4.2 拓撲絕緣體

由于拓撲絕緣體的自旋霍爾角要大于傳統的重金屬, 如W和Pt. Pt的自旋霍爾角大概為0.1,而2018年Khang等[79]發現Bi0.9Sb0.1薄膜的自旋霍爾角可達到50, 所以在利用材料自旋-電荷轉換效率的鐵磁/非鐵磁層的異質結中, NM層是拓撲絕緣體的太赫茲發射效率要遠高于NM為重金屬的效率. 2018 年, Wang 等[80]首次利用 FM/Bi2Se3異質結輻射出太赫茲, 將其歸因于自旋-電荷轉換效應(ISHE和IEE).

除了利用拓撲絕緣體的自旋-電荷轉化特性,單獨拓撲絕緣體在激光入射下在表面發生一些光電效應, 如光致丹倍效應 (photo Dember effect)、光整流、光牽引等效應, 均可以輻射出太赫茲.2012年, Mclver等[81]通過探測拓撲絕緣體表面的光電流發現當(橢)圓偏振激光入射到拓撲絕緣體上時, 會有非線性光電流產生, 且該電流的方向會隨著入射激光的手性反轉, 將其歸因于光電效應(photogalvanic effect). 在 2016 年 Braun 等[82]利用拓撲絕緣體材料, 進行太赫茲波的反射發射實驗, 發現由于拓撲絕緣體的表面具有非中心反演對稱性, 有漂移電流 (drift current)、移位電流 (shift current)和注入電流 (injection current)的產生,進而輻射出太赫茲波, 且輻射出的太赫茲波與入射激光的偏振狀態相關. 注入電流是由于當(橢)圓偏振光入射到拓撲絕緣體時, 只激發狄拉克錐中自旋向上(或向下)的電子, 由此引起的電子分布不均勻產生的電流. 2017 年, Seifert等[83]發現除了表面耗盡場引起的漂移電流外, 光致Dember效應產生的擴散電流也可導致拓撲絕緣體的太赫茲發射. 2019 年, Fang 等[84]通過測量太赫茲反射發射,發現Bi2Te3的漂移電流的貢獻要比擴散電流的貢獻大一個量級, 而非線性電流的貢獻則超過了漂移電流和擴散電流的貢獻, 證明了拓撲絕緣體表面對光有超快非線性響應. 但以上所描述的拓撲絕緣體太赫茲發射均為反射發射, 信號較小, 達不到拓撲絕緣體作為太赫茲輻射源的標準.

4.3 Rashba界面

4.3.1 重金屬表面

Bi(111)/Ag界面具有很強的Rashba自旋軌道耦合, 2018 年 Jungfleisch 等[45]和 Zhou 等[85]分別報道了Bi/Ag的太赫茲發射效應. 與逆自旋霍爾效應的太赫茲發射過程相比, Bi/Ag體系的太赫茲發射主要有如下兩個特點.

第一個特點是Ag和Bi的生長順序影響了太赫茲發射信號的相位. 在逆自旋霍爾效應的太赫茲發射中, 對于特定樣品FM/NM, 翻轉樣品可以翻轉自旋流的方向, 從而發射的符號相反. 而Zhou等[85]發現在 Ag和 Bi厚度合適時, Fe/Ag/Bi和Fe/Bi/Ag發射的太赫茲信號在形狀和強度上幾乎是相同的, 但信號的符號正好相反. 此時自旋流的方向是相同的. 由于Ag/Bi在厚度很薄的時候存在著合金化的現象, 因此部分合金化的Ag/Bi同時存在逆自旋霍爾效應和Rashaba界面效應.改變AgBi的沉積順序可以改變IEE太赫茲發射的相位, 從而與ISHE發射的太赫茲信號相互疊加或者抵消.

第二個特點是Bi/Ag體系中圓偏振光所激發的太赫茲波存在平行于磁矩方向的y分量, 并且太赫茲輻射的電場由抽運光的旋光性決定,σ+和σ?激發的太赫茲電場相位相差180o. 與垂直于磁矩的x方向分量相比,y方向的信號強度大大降低.兩種成分的比率是Ey/Ex≈ 0.03.

4.3.2 氧化物界面二維電子氣

Zhang等[86]測量了氧化物二維電子器FM/LaAlO3/SrTiO3太赫茲發射譜, 并且自旋-電荷電流轉換過程可以通過門電壓調控. 改變溫度過程中, 太赫茲頻譜出現了SrTiO3在低溫下的軟聲子模式.

4.3.3 過渡金屬硫族化合物(transition metal dichalcogenides)

單層過渡金屬硫族化合物(TMDs), 如MX2(M= Mo, W;X= S, Se, Te)同時具有強自旋軌道耦合和反轉對稱性破缺[87,88]. Battiato等[89]首先在理論上分析了飛秒激光作用下半導體材料中的超快自旋注入效應. 隨后Cheng等[36]在實驗上證明用超快自旋流可注入半導體材料單層MoS2,并且通過MoS2的強自旋軌道耦合將超快自旋流轉化為太赫茲脈沖.

飛秒激光激勵在鐵磁層中產生非平衡載流子在擴散時發生能量弛豫. 由于高能電子-電子散射壽命具有強烈的自旋不對稱性, 少數自旋電子將很快趨于平衡分布, 而多數自旋電子將在高能量下持續較長時間. 到達鐵磁體/半導體界面的電子中,只有激發能高于半導體帶隙電子才能穿過半導體層. 因此, 通過半導體的帶隙高能載流子具有極高的自旋極化率. 盡管自旋-電荷轉換的機制類似于鐵磁金屬/非磁金屬結構, 但是由于自旋注入半導體機制的不同, Co/MoS2發射的太赫茲脈沖強烈地依賴于光子能量. 當光子能量E< 0.55 eV 時,激發態的電子或空穴都沒有足夠的能量來克服Co/MoS2肖特基勢壘時, 太赫茲信號與Co信號本身是一致的, 主導太赫茲發射是由Co層超快退磁;當光子能量 0.55 eV 1.20 eV時, 自旋極化的空穴進入MoS2的價帶頂部, 進一步增加凈自旋電流.

5 結論和展望

5.1 自旋電子太赫茲源的性能

基于ISHE的自旋電子太赫茲源具有超寬帶、低成本、易集成、偏振可調諧等優勢, 在應用方面具有廣闊的前景. 2016 年, Seifert等[9]發現 10 fs超短脈沖激光抽運磁性薄膜W/CoFeB/Pt產生的太赫茲輻射能夠覆蓋0.1—30.0 THz, 并且在頻帶范圍以內無帶隙. 磁性薄膜產生的太赫茲輻射不受非線性晶體的聲子吸收的限制, 且在發射信號強度方面也優于傳統的商用太赫茲光導天線, 因此在太赫茲光譜應用方面具有非常大的潛力. 對于超短激光脈沖(< 30 fs)抽運的情況, 非線性晶體無論是光學整流還是光學差頻的產生, 都會在一定程度上受到激光脈沖寬度的影響而使得有效作用距離較短, 因此產生太赫茲輻射的本征效率偏低. 對于光導天線, 超短脈沖的超高峰值功率容易引起天線的破壞, 天線結構無法承載高激光抽運能量, 因此產生的太赫茲效率也會偏低. 基于鐵磁異質結的太赫茲輻射源恰好可以彌補上面兩種源的缺陷, 產生超寬帶、超短太赫茲脈沖. 與同樣超寬帶的等離子體源相比, 鐵磁異質結是全固態的太赫茲源, 穩定性更強, 這也為鐵磁異質結這種超寬帶太赫茲源的應用奠定了很好的基礎.

對于基于ISHE產生的太赫茲輻射, 其偏振垂直于磁化方向. 因此, 在進行具體的應用實驗的時候, 無需旋轉整個輻射源來改變偏振方向, 僅需要旋轉外部永久磁鐵或者改變電磁鐵的磁場方向, 就可以獲得不同方向的線偏振太赫茲波. 這對一些需要改變線偏振方向的實驗非常有用. 不僅如此,FM/NM異質結所輻射的太赫茲波的偏振態可以通過外加磁場模式直接調節. Hibberd等[90]將自旋薄膜置于兩個永磁體相同或相反磁極中間. 在永磁體異極相對的情況下, 自旋薄膜產生線性極化的太赫茲波; 當永磁體同極相對時, 自旋薄膜產生類似于四極子偏振的太赫茲波. 進一步, Kong等[91]利用兩個永磁鐵相同磁極靠近產生的不均勻磁場分布, 實現了具有可調方位角、橢圓度和手性的橢圓極化太赫茲波. Chen等[92]巧妙地利用級聯自旋電子太赫茲源產生橢圓偏振太赫茲波, 實現了對太赫茲波的手性、方位角和橢圓度等多維度調控.Qiu等[93]在FM/NM結構的基礎上引入了液晶單元, 所發射太赫茲波的偏振狀態可通過外電場在線偏振和圓偏振間切換. 這樣的圓偏振太赫茲輻射源在研究超快自旋動力學、生物分子手性以及太赫茲無線通信等方面皆有應用的可能.

5.2 自旋電子太赫茲源器件

在發展自旋電子太赫茲源器件方面, 不僅對材料、結構等方面做了深入的研究, Yang等[69]還提出利用多周期結構增強太赫茲發射性能. 他們發現3 個重復周期的 Pt(2 nm)/Fe(1 nm)/MgO(2 nm)的發射強度明顯優于單周期結構. Feng等[21]提出使用金屬-介電光子晶體結構, 利用光子晶體的多重散射抑制反射和透射, 從而提高金屬薄膜的激光吸收效率.

Chen等[94]在高阻硅襯底上制備磁性異質結,并且發現該結構中除了存在ISHE主導的自旋太赫茲發射機制外, 超快激光誘導半導體中襯底產生瞬態光電流發射太赫茲. 由于激光脈沖的光子能量大于半導體帶隙, 電子空穴對的出現使得電阻率會大幅下降. 半導體襯底上的超快光導效應產生了瞬態太赫茲信號. 超快激光誘導光導產生太赫茲頻譜填補了低太赫茲頻段.

Jin等[95]利用巨磁電阻效應實現了太赫茲強度和頻譜的調控. 另外, 自旋多層膜可以方便地進行圖形化處理從而調控太赫茲波的強度、極化和頻譜. Yang等[69]把 Fe/Pt薄膜加工成條紋狀,通過改變外磁場和條紋的夾角可以觀測到太赫茲波的強度變化和峰值頻率的偏移, 產生各向異性的太赫茲發射. 矩形塊狀結構也有類似的調控效應[96].

以上的這些源器件的研究對改善自旋電子太赫茲輻射源的性能方面做出了極大的貢獻, 但是要實現更高效率的輻射、更多功能化和集成化的自旋電子太赫茲源, 還需要進一步深入的研究.

5.3 強場太赫茲產生及其在自旋電子學方面的應用

除了鐵磁材料異質結外, 反鐵磁材料的磁振蕩也發射太赫茲波. 反鐵磁單晶NiO經線性極化飛秒激光脈沖輻射產生周期振蕩的太赫茲波[6].Mikhaylovskiy等[97,98]利用太赫茲發射譜研究了FeBO3, TmFeO3, ErFeO3等一系列反鐵磁性鐵氧化物的反鐵磁動力學過程. 反鐵磁材料優點在于無雜散場、抗外磁場干擾和更高的本征頻率, 因此也具有成為未來自旋電子器件的潛力. 但是到目前為止, 反鐵磁材料發射太赫茲波多用于研究飛秒激光與物質相互作用的機理方面, 在反鐵磁材料太赫茲源方面相對欠缺. 強場超短太赫茲脈沖對研究反鐵磁材料中的自旋電子動力學等過程具有非常重要的研究意義.

在利用自旋電子發射強太赫茲波方面, Seifert等[19]使用放大激光系統抽運了直徑為7.5 cm的自旋電子太赫茲發射器, 成功產生了高達0.3 MV/cm的強太赫茲場. 這樣的強太赫茲場的頻譜覆蓋范圍在1—10 THz之間, 導致產生的太赫茲脈沖的寬度在230 fs左右. 這樣具有超短脈沖寬度的強場太赫茲波可以用來研究強太赫茲場誘導的超快退磁、反法拉第效應等, 跟雙色場等離子體產生的超短太赫茲脈沖相比, 具有更加穩定的優勢. 隨著強場太赫茲源技術的不斷發展, 強場太赫茲波對自旋操控將成為將來的一個重要研究方向. 太赫茲波對自旋的操控可能通過太赫茲磁場分量與自旋間耦合、太赫茲電場分量與電子或晶格間耦合以及太赫茲波的熱效應等形式實現. 未來的工作將集中在超短超強自旋電子太赫茲輻射的產生及其與磁性材料非線性相互作用方面.