编辑: 戴静菡 | 2019-07-03 |
1 所示. 本 文制备的两种三层膜结构分别为 SiO2(500 ?m)/ W (4 nm)/Co20Fe60B20(4nm)/Pt(4 nm) 和SiO2 (500 ?m)/Ta(4 nm)/Co20Fe60B20(4 nm)/Pt(4 nm). 溅射中使用高纯的 W, Pt, Ta 和Co20Fe60B20 靶材 来制备样品, 溅射速率用台阶仪定标, 分别为0.034, 0.050, 0.042 和0.022 nm/s. 实验中, 通过改变溅 射时间来控制样品厚度. 各层的膜厚控制精度为 4.0 nm ± 0.2 nm. 图1(c) 所示为我们设计的自旋 电子学THz发射器结构. 如图
1 (a) 所示, 实验中使用钛宝石激光放大 器系统 (Spit?re Pro), 其输出激光脉冲中心波长
800 nm, 脉冲宽度约为
120 fs, 重复频率
1 kHz. 准 直光束垂直入射到异质结构表面. W/CoFeB/Pt 异质结构的磁化曲线如图
1 (d) 所示. 异质结构的 面内磁化可用永磁体所产生的 ±200 mT 磁场所饱 和. 为了使抽运脉冲与 THz 辐射脉冲在光路中分 离, 在异质结构辐射 THz 光束后, 用聚四氟乙烯片 挡住多余的抽运光. 通过常规的电光 (EO) 取样方 法来记录瞬态 THz 电场;
将THz光束和800 nm 取 样光束聚焦到 (110) 取向的 ZnTe (1 mm) EO 晶体 中;
用平衡桥光电探测器记录THz电场所诱导的取 样光椭圆率信号;
所有实验都在室温及干燥氮气氛 围中进行. 197202-2 物理学报Acta Phys. Sin. Vol. 67, No.
19 (2018)
197202 当近红外飞秒抽运脉冲激发 FM/NM 异质结 构时, 会在铁磁层中产生瞬态非平衡电子分布. 重 要的是, 铁磁层中的多数自旋电子和少数自旋电子 的输运特性显著不同 (包括寿命、 载流子密度和电 子迁移率). 光激发的多数自旋电子具有类 sp 带电 子特征, 比类 d 带的少数自旋电子的输运速度快, 即实现自旋流的超快光注入 [31?34] . 与自旋依赖的 塞贝克效应类似, 自旋流的极化方向与样品的磁化 方向一致 [35] . 自旋流从铁磁层注入相邻的非磁金 属层, 非磁金属层材料由于强的自旋轨道耦合导致 电子产生自旋依赖的偏转, 称为逆自旋霍尔效应 (ISHE). 如图
1 (c) 所示, ISHE 将飞秒激光诱导的 自旋流 (±Js) 转换成亚皮秒时间尺度上的横向 (沿着y轴) 电荷流 Jc ∝ γJs * n, 其中 γ 是自旋霍尔 角, n 是自旋极化的单位矢量. 电荷流的大小不仅 与γ相关, 还取决于入射激光的能量密度、 整个异 质结构的厚度以及自旋流在非磁金属覆盖层中的 弛豫长度 [29,30] . 如图
1 (b) 所示, 瞬态电荷流 Jc 将 辐射THz电磁脉冲 [29,30] , ETHz(ω) = eZ0 n1 + n2 + Z0 ∫ d
0 dzσ(ω, z) Jc(ω), (1) 图1(a) THz 发射光谱实验装置图;
(b) 基于自旋电子学结构的太赫兹发射器, 飞秒激光脉冲将来自铁磁 (FM) 层 (具有面内磁 化M) 的自旋流 Js 注入相邻的非磁金属 (NM) 层中;
(c) 逆自旋霍尔效应将这些自旋电流转换成垂直于磁化强度的面内电荷流 Jc, NM1 和N........