索鵬 夏威 張文杰 朱曉青 國(guó)家嘉傅吉波 林賢 郭艷峰3) 馬國(guó)宏3)?

1) (上海大學(xué)物理系, 上海 200444)

2) (上海科技大學(xué)物質(zhì)科學(xué)與技術(shù)學(xué)院, 上海 201210)

3) (上?？萍即髮W(xué)-上海光機(jī)所超強(qiáng)超快聯(lián)合實(shí)驗(yàn)室, 上海 201210)

1 引 言

自石墨烯發(fā)現(xiàn)以來(lái), 二維材料由于其在材料科學(xué)及光電子學(xué)等領(lǐng)域的巨大應(yīng)用價(jià)值一直是學(xué)術(shù)界的研究熱點(diǎn)[1?3]. 根據(jù)各向同性海森伯模型, 在二維材料體系中由于熱漲落抑制了自發(fā)對(duì)稱性破缺, 因此不能實(shí)現(xiàn)長(zhǎng)程磁有序[4,5]. 然而, 近年來(lái),科研人員發(fā)現(xiàn)具有二維層狀結(jié)構(gòu)的磁性材料(如CrSiTe3, Fe3GeTe2, CrI3等)低溫下其剝離到單層或少數(shù)層情況下依然保持著長(zhǎng)程磁有序, 從而引發(fā)了人們極大的關(guān)注[6?9]. 2017 年, Huang 等[7]利用磁光克爾效應(yīng)顯微鏡證明了單層的CrI3是一種具有面外自旋取向的伊辛鐵磁體, 表明鐵磁性能夠持續(xù)到單層極限. 2018 年, Zhang 等[10]在原子層厚度的Fe3GeTe2中發(fā)現(xiàn)了二維巡游鐵磁性, 更重要的是, 他們通過(guò)鋰離子插層調(diào)控, 在Fe3GeTe2薄層中獲得了室溫以上的鐵磁有序溫度, 為未來(lái)研發(fā)室溫可用的磁電子學(xué)器件提供了可能. 2019年, Gao等[11]運(yùn)用自旋極化掃描隧道顯微鏡技術(shù), 探索并闡明了雙層二維磁性CrBr3的層間堆疊和磁耦合間的關(guān)聯(lián), 為二維自旋器件的研制提供了思路. 二維磁性半導(dǎo)體為理解二維磁體的基態(tài)、激發(fā)態(tài)和磁動(dòng)力學(xué)提供了理想的研究模型[6], 也為對(duì)二維磁性的控制及對(duì)單原子層的磁阻、磁光和磁電器件的設(shè)計(jì)提供了機(jī)遇, 展現(xiàn)了巨大的應(yīng)用前景.

作為一種準(zhǔn)二維范德瓦耳斯磁性半導(dǎo)體材料,CrSiTe3(CST)可以被剝離至少數(shù)層甚至單層, 且同時(shí)保留著本征磁性與半導(dǎo)體帶結(jié)構(gòu)[12?15], 是光電子學(xué)和納米自旋技術(shù)應(yīng)用的理想材料, 近年來(lái)引發(fā)了人們極大的興趣. CST由空間群和C3i點(diǎn)群所描述, 在常溫下為順磁, 而在居里溫度約33 K時(shí)發(fā)生鐵磁相變[14,16]. 2014 年, Li等[12]通過(guò)第一性原理計(jì)算發(fā)現(xiàn), 當(dāng)塊體CST厚度降低至單層時(shí),其鐵磁性和半導(dǎo)體性可以共存, 更有意思的是, 單層的居里溫度比塊體更高. 2015 年, Casto 等[14]結(jié)合光學(xué)測(cè)量和第一性原理電子結(jié)構(gòu)計(jì)算表明, CST是一種間接帶隙半導(dǎo)體, 其間接帶隙和直接帶隙分別為 0.4 eV 和 1.2 eV; 熱導(dǎo)率測(cè)量顯示了很強(qiáng)的磁子-聲子散射效應(yīng). 2016 年, Lin 等[13]實(shí)現(xiàn)了在 Si/SiO2襯底上將塊體CST剝離至單層和少數(shù)層, 為二維CST磁體的存在提供了直接證據(jù). 而最近,Zhang等[17]結(jié)合多體相互作用的理論計(jì)算及角分辨的光電發(fā)射光譜(ARPES), 探究了CST中的強(qiáng)電子關(guān)聯(lián)以及鐵磁超交換機(jī)理. 目前, 研究人員把大量的興趣和注意力放在了CST的磁性方面, 而在光學(xué)甚至是THz波段的研究卻鮮有報(bào)道.

THz波是頻率位于0.1—10.0 THz的電磁波,由于其在成像、通信及醫(yī)學(xué)等領(lǐng)域的巨大應(yīng)用價(jià)值已成為近年來(lái)科研領(lǐng)域的研究熱點(diǎn). THz光子能量覆蓋了激子結(jié)合能、半導(dǎo)體量子點(diǎn)帶內(nèi)躍遷和聲子共振等能量范圍, 及對(duì)載流子極其敏感的特性,結(jié)合THz脈沖具有亞皮秒的時(shí)間分辨特征, THz光譜技術(shù), 如THz時(shí)域光譜, 光抽運(yùn)-THz探測(cè)光譜和THz發(fā)射光譜, 在表征材料基本參數(shù), 提取頻率分辨的復(fù)電導(dǎo)率和介電響應(yīng), 以及探究材料的載流子動(dòng)力學(xué)、反鐵磁共振及瞬態(tài)光電流等方面已成為一種強(qiáng)有力的工具[18?21]. 用THz光譜對(duì)二維半導(dǎo)體材料的研究已經(jīng)屢見(jiàn)不鮮, 如少層WS2中電子-空穴對(duì)的復(fù)合[22], 單層MoS2中帶電激子的形成[23]等, 但對(duì)二維磁性半導(dǎo)體的研究未見(jiàn)報(bào)道.

本文以時(shí)間分辨的THz光譜為手段, 系統(tǒng)研究了準(zhǔn)二維磁性半導(dǎo)體材料CST的THz時(shí)域光譜及光載流子動(dòng)力學(xué)特性. 結(jié)果表明, 透射的THz波對(duì)溫度幾乎沒(méi)有依賴性; 光激發(fā)后的載流子動(dòng)力學(xué)表現(xiàn)為雙指數(shù)弛豫過(guò)程, 幾個(gè)皮秒的快過(guò)程和十幾皮秒的慢過(guò)程, 當(dāng)溫度高于100 K時(shí), 載流子弛豫壽命均隨溫度的增加而顯著增加; 光激發(fā)CST后可以產(chǎn)生THz輻射, 提供了一種新型THz發(fā)射器候選者. 對(duì)CST的超快THz光譜研究將為超快、超緊湊的光電子器件的設(shè)計(jì)與調(diào)控提供重要的實(shí)驗(yàn)依據(jù)和參考.

2 實(shí) 驗(yàn)

實(shí)驗(yàn)中用到的c切的CST單晶樣品是通過(guò)自助熔劑法制備的. 首先將高純度的Cr, Si及Te粉末原料按1∶2∶6的摩爾比完全混合, 放入氧化鋁坩堝中. 然后將坩堝密封在真空的石英管中, 在15 h內(nèi)加熱至 1150 ℃. 在這個(gè)溫度下保持 20 h, 然后以1.5 ℃/h 的速度冷卻到 800 ℃. 在此溫度下維持 5 h,期間將多余的Si和Te用離心機(jī)中去除, 最終生長(zhǎng)出尺寸約8 mm的表面有光澤的黑色CST晶體.

實(shí)驗(yàn)中采用如圖1(c)所示的系統(tǒng)對(duì)樣品進(jìn)行THz波段的光譜研究. 所用的光源是鈦藍(lán)寶石激光放大系統(tǒng), 其輸出激光中心波長(zhǎng)為 800 nm, 脈沖寬度為 120 fs, 重復(fù)頻率為 1 kHz. 激光被分成三束: 一束是超快抽運(yùn)光, 用來(lái)激發(fā)樣品; 一束是THz產(chǎn)生光, 入射到 1 mm 厚、(110)取向的 ZnTe 產(chǎn)生THz脈沖; 最后一束為取樣光, 通過(guò)電光取樣的方法獲得THz波前信號(hào). 實(shí)驗(yàn)中, 入射到樣品上的THz波光斑直徑約為2 mm, 而樣品表面用于超快抽運(yùn)的激發(fā)光光斑直徑約為6.5 mm, 較大的激發(fā)光光斑以確保THz探測(cè)到的是均勻的光激發(fā)區(qū)域. 為了避免水蒸汽的影響, 所有的測(cè)量均是在干燥的氮?dú)夥諊羞M(jìn)行的. 進(jìn)行變溫實(shí)驗(yàn)時(shí), 樣品被放置在低溫恒溫器中, 可實(shí)現(xiàn)溫度從5—300 K的連續(xù)調(diào)節(jié). 在進(jìn)行THz-TDS實(shí)驗(yàn)時(shí), 將抽運(yùn)光路擋住; 當(dāng)進(jìn)行THz發(fā)射實(shí)驗(yàn)時(shí), 擋住抽運(yùn)光束,將CST樣品替代發(fā)射ZnTe.

為了解CST電子結(jié)構(gòu)性質(zhì), 我們采用基于密度泛函理論(DFT)第一性原理的Viennaab initiosimulation package(VASP)[24]計(jì)算CST能帶結(jié)構(gòu).采用投影綴加平面波(projector-augmented-wave,PAW) 贗勢(shì)來(lái)描述電子-離子之間的相互作用, 并使用基于Perdew-Burke-Ernzerhof (PBE)參數(shù)的廣義梯度近似方法(generalized-gradient-approximation, GGA)[25]來(lái)處理交換關(guān)聯(lián)相互作用. 同時(shí)用 4 × 4 × 1的 Monkhorst-Pack 網(wǎng)格對(duì)布里淵區(qū)進(jìn)行k點(diǎn)抽樣. 在計(jì)算過(guò)程中截?cái)嗄茉O(shè)為 450 eV,所有的晶格常數(shù)和原子位置都被弛豫, 能量和力收斂精度分別為 10–6eV 和 0.01 eV/?.

3 結(jié)果與討論

如圖1(a),(b)所示分別為CST原子結(jié)構(gòu)的俯視圖和側(cè)視圖. 每個(gè)單胞由3層以ABC順序堆疊的 CST 原子層構(gòu)成, 層間距為 3.3 ?. 每個(gè) Cr原子位于由6個(gè)Te原子組成的稍微扭曲的八面體的中心[13,14], 計(jì)算得到的晶格參數(shù)分別為a=b=6.837 ?,c= 20.599 ?. 如圖 1(c)與 1(d)所示分別為通過(guò)第一性原理計(jì)算得到的能帶圖和態(tài)密度圖, 計(jì)算結(jié)果顯示, 價(jià)帶頂位于G點(diǎn), 導(dǎo)帶底位于G點(diǎn)和K點(diǎn)之間, 其直接帶隙 1.2 eV, 間接帶隙0.43 eV, 這與 Casto 等[14]實(shí)驗(yàn)和計(jì)算的結(jié)果十分接近.

THz-TDS可以對(duì)材料頻率分辨的性質(zhì)進(jìn)行表征. 由于THz波與材料的相互作用, 透射后的THz波的振幅和相位會(huì)發(fā)生變化, 再結(jié)合參考信號(hào)便可以獲得樣品的光學(xué)參數(shù)如復(fù)折射率、復(fù)電導(dǎo)率和復(fù)介電常數(shù)等.

圖2(a)所示為測(cè)得的透過(guò)樣品后的THz時(shí)域信號(hào)與沒(méi)有放置樣品時(shí)的參考信號(hào), 根據(jù)這兩個(gè)信號(hào)結(jié)合樣品厚度便可得到樣品在THz波段的折射率. 先將這兩條時(shí)域譜分別做傅里葉變換, 得到它們的振幅與相位, 然后便可得到在頻域上的復(fù)透射率:

式中,A為樣品的透射信號(hào)與參考信號(hào)在頻譜上的振幅之比,f為相位之差. 實(shí)驗(yàn)中樣品的厚度d為0.43 mm, 再根據(jù)提取光學(xué)參數(shù)的物理模型[26,27]便可得到樣品在THz波段的折射率:

其中,c為真空中的光速. 如圖2(b)所示為求得的CST在THz波段的折射率, 可看到0.2—1.6 THz內(nèi)其平均折射率約為3.17.

由于THz電場(chǎng)對(duì)自由載流子有著敏感的響應(yīng),透射THz波振幅的衰減主要與自由載流子的吸收有關(guān), 因此透射的THz信號(hào)可以直觀地反映樣品的電導(dǎo)率信息. 如果對(duì)提取的復(fù)電導(dǎo)率進(jìn)行如Drude或Drude-Smith模型等的擬合和分析還可以獲取樣品自由載流子濃度、遷移率以及載流子的局域程度等信息. 為了觀測(cè)溫度對(duì)THz透射信號(hào)的影響, 進(jìn)而探究溫度對(duì)樣品電導(dǎo)率的影響, 我們進(jìn)行了變溫的THz-TDS實(shí)驗(yàn).

圖 2 (a) 透過(guò) CST 樣品后的 THz 時(shí)域信號(hào) (藍(lán)色) 與沒(méi)有樣品時(shí)的參考信號(hào) (紅色); (b) 計(jì)算的 CST 在 THz 波段的折射率Fig. 2. (a) The THz-TDS signal through the sample (blue) and the reference signal (red) without placing sample; (b) the calculated refractive index of CST in THz frequency range.

圖 3 (a) CST 溫度依賴的 THz-TDS 及 (b) 經(jīng)過(guò)傅里葉變換后的頻譜; 室溫下 CST 晶體方位角 0° (c) 和 90° (d)下的 3D 透射光譜Fig. 3. (a) Temperature dependent THz transmission in time domain and (b) in frequency domain via Fourier transformation; 3D plot of THz transmission of CST crystal at the azimuthal angle 0° (c) and 90° (d) at room temperature.

圖3(a)是CST溫度依賴的THz時(shí)域譜, 圖3(b)則是與之對(duì)應(yīng)的經(jīng)過(guò)傅里葉變換的頻譜, 不同的顏色表示振幅的強(qiáng)度. 在實(shí)驗(yàn)儀器的靈敏度范圍內(nèi),從圖3(a)可以看到, 透射THz信號(hào)的振幅幾乎不隨溫度變化, 圖3(b)中頻譜隨溫度也沒(méi)有顯著的變化, 稍微有隨溫度的升高而變窄的趨勢(shì), 這可能是由于隨著溫度的升高, 熱激發(fā)導(dǎo)致導(dǎo)帶中的電子增多, 從而對(duì)THz波吸收略有增強(qiáng)所致, 但總體上反映出電導(dǎo)率隨溫度變化的穩(wěn)定性.

為研究CST的(001)晶面上不同取向?qū)Hz波的調(diào)制, 室溫下我們進(jìn)行了轉(zhuǎn)樣品方位角的THz-TDS實(shí)驗(yàn). 以樣品的c軸為旋轉(zhuǎn)軸、以30°為測(cè)量間隔將樣品轉(zhuǎn)動(dòng)了180°, 實(shí)驗(yàn)結(jié)果顯示, 不同方位角下透射的THz信號(hào)的偏振與振幅幾乎沒(méi)有變化,這表明樣品的ab面對(duì)透射THz波是各向同性的.圖 3(c), (d)分別展示了樣品方位角處于 0°和90°時(shí)測(cè)得的THz空間時(shí)域信號(hào).

時(shí)間分辨的超快OPTP系統(tǒng)可以探測(cè)非平衡態(tài)下費(fèi)米面以上的載流子超快動(dòng)力學(xué)以及材料的光電導(dǎo)響應(yīng), 利用圖1(e)中的OPTP系統(tǒng)我們對(duì)CST光激發(fā)后的載流子動(dòng)力學(xué)進(jìn)行了研究. 圖4為CST樣品時(shí)間分辨的光激發(fā)載流子的超快動(dòng)力學(xué)演化.

圖4(a)為溫度5 K時(shí)、不同抽運(yùn)功率下歸一化了的 THz透射響應(yīng) DT/T0= (T–T0)/T0, 這里的T表示光激發(fā)后透射的THz峰值信號(hào), 而T0表示沒(méi)有激發(fā)時(shí)的THz參考信號(hào). 可以看到光激發(fā)后樣品先是表現(xiàn)出對(duì)THz吸收的突然增強(qiáng), 然后逐漸弛豫回到平衡態(tài). 插圖所示為抽運(yùn)-探測(cè)延遲時(shí)間為0時(shí)刻的調(diào)制深度, 可看出, 隨著抽運(yùn)功率的增大調(diào)制深度線性增大. 根據(jù)文獻(xiàn)[14]的吸收光譜可以計(jì)算樣品在800 nm處的趨膚深度約為67 nm. 應(yīng)該指出的是THz透射變化與光電導(dǎo)響應(yīng)成反比關(guān)系[28]: ?T/T0∝ ??σ, 這里 Ds指的是 THz 光電導(dǎo)率. 根據(jù)公式s=Neμ, 其中e為電子電荷,N與μ分別為載流子的濃度和遷移率, 可以得知材料的電導(dǎo)率由載流子的濃度和遷移率決定. 忽略光激發(fā)產(chǎn)生的熱效應(yīng), 抽運(yùn)光激發(fā)后, 光電導(dǎo)率的突然增加來(lái)源于載流子濃度的增加, 光激發(fā)使電子從價(jià)帶躍遷到導(dǎo)帶, 而空穴留在價(jià)帶. 抽運(yùn)功率越大, 光生載流子數(shù)量越多, 電導(dǎo)率的變化越大, 調(diào)制深度越大, 這與圖4(a)插圖中的實(shí)驗(yàn)結(jié)果是一致的.

圖 4 (a) 溫度5 K、不同抽運(yùn)功率下的瞬態(tài)動(dòng)力學(xué)演化DT/T0, 插圖為抽運(yùn)-探測(cè)零時(shí)間延遲時(shí)抽運(yùn)功率依賴的調(diào)制深度, 實(shí)線是線性擬合的結(jié)果; (b) 通過(guò)雙指數(shù)函數(shù)擬合得到的不同抽運(yùn)功率下的弛豫時(shí)間常數(shù); (c) 抽運(yùn)功率482 μJ/cm2、不同溫度下的THz透射響應(yīng), 插圖為抽運(yùn)-探測(cè)零時(shí)間延遲時(shí)溫度依賴的調(diào)制深度; (d) 通過(guò)雙指數(shù)函數(shù)擬合得到的不同溫度下的弛豫時(shí)間常數(shù)Fig. 4. (a) The transient dynamics evolution DT/T0 under various pump fluence at 5 K, inset gives the fluence dependent modulation depth at the delay time of zero, and the solid line is linear fitting; (b) the decay time constants obtained from biexponential function fitting with respect to pump fluence; (c) the THz transmission response at different temperature under pump fluence of 482 μJ/cm2, inset gives the temperature dependent modulation depth at the delay time of zero; (d) the decay time constants obtained from biexponential function fitting at different temperature, the solid lines are guide to the eyes.

為了對(duì)光載流子的弛豫時(shí)間進(jìn)行定量分析, 我們用雙指數(shù)衰減函數(shù)對(duì)其動(dòng)力學(xué)過(guò)程進(jìn)行了擬合,表達(dá)式為

式中,t是抽運(yùn)-探測(cè)延遲時(shí)間,t1與t2是弛豫過(guò)程的壽命,A,B和C是振幅. 圖 4(b)為擬合得到的弛豫壽命, 可以看到, 快的壽命t1約為 2 ps, 慢的壽命t2約為11 ps, 它們都隨著抽運(yùn)功率的增加輕微增大. 將快的過(guò)程歸因于電子-聲子耦合, 即激發(fā)態(tài)電子被晶格散射回導(dǎo)帶底; 考慮到CST是間接帶隙半導(dǎo)體, 將慢過(guò)程歸因于聲子或表面缺陷輔助的電子-空穴對(duì)的復(fù)合. 抽運(yùn)功率越大, 產(chǎn)生的載流子數(shù)目越多, 由非平衡態(tài)弛豫回平衡態(tài)所需的時(shí)間則越長(zhǎng), 這與圖4(b)中的實(shí)驗(yàn)結(jié)果是一致的.

為了進(jìn)一步證實(shí)我們的推斷, 進(jìn)行了變溫的OPTP 測(cè)量. 圖 4(c)為同一抽運(yùn)功率 (482 μJ/cm2)、不同溫度下的載流子動(dòng)力學(xué)響應(yīng). 可以看到溫度處于5 K和100 K時(shí)載流子弛豫快慢相當(dāng); 有趣的是, 當(dāng)溫度處于 200 K 和 300 K 時(shí), 弛豫過(guò)程明顯變緩. 插圖為溫度依賴的調(diào)制深度, 可以看出溫度越高, 調(diào)制深度越小. 圖4(d)為不同溫度下用雙指數(shù)函數(shù)擬合得到的載流子弛豫壽命, 可以看出從10 K到100 K弛豫時(shí)間輕微減少, 而當(dāng)溫度大于100 K時(shí), 隨著溫度的升高時(shí)間常數(shù)t1與t2都明顯增大,弛豫壽命顯著變長(zhǎng). Casto等[14]在CST中觀測(cè)到三個(gè)很強(qiáng)的紅外聲子模Au,1Eu和2Eu, 當(dāng)溫度從10 K 升高到 300 K, Au與1Eu聲子表現(xiàn)出了軟化,而2Eu聲子隨溫度升高則先硬化, 當(dāng)溫度高于100 K再出現(xiàn)軟化. 這與我們的實(shí)驗(yàn)結(jié)果是一致的, 隨著溫度的升高聲子頻率減小, 聲子能量減小, 導(dǎo)致電子通過(guò)電子-聲子相互作用弛豫回導(dǎo)帶底所需的時(shí)間變長(zhǎng).t1從 10 K 到 100 K 弛豫時(shí)間的輕微減少可能與2Eu有關(guān); 而t2也隨溫度升高而增加, 這可以排除表面缺陷輔助的自由電子-空穴復(fù)合這種可能性, 因?yàn)槿毕菖c溫度沒(méi)有依賴關(guān)系. 因此變溫的OPTP實(shí)驗(yàn)證實(shí)了我們的推斷, 即t1由電子-聲子耦合主導(dǎo),t2來(lái)源于聲子輔助的電子-空穴復(fù)合.

為進(jìn)一步分析光激發(fā)后的載流子弛豫及電導(dǎo)率動(dòng)態(tài)響應(yīng), 通過(guò)公式[29]:

對(duì)室溫下的光誘導(dǎo)復(fù)面電導(dǎo)率進(jìn)行了計(jì)算. 式中nsub為樣品在 THz 波段的折射率,Z0= 377 W為自由空間阻抗. 圖5(a)所示為同一抽運(yùn)功率(603 μJ/cm2)、不同延遲時(shí)間下的頻率分辨的復(fù)光電導(dǎo)率, 圖5(b)所示為同一抽運(yùn)-探測(cè)延遲時(shí)間(Dt= 2 ps)、不同功率下的復(fù)光電導(dǎo)率. 可以看出,電導(dǎo)率的實(shí)部總體上隨著頻率的增加而減小, 虛部隨著頻率的增加而增加, 且復(fù)電導(dǎo)率的實(shí)部和虛部都是正的. 根據(jù)復(fù)電導(dǎo)率的特點(diǎn), 我們采用Drude-Smith模型對(duì)復(fù)光電導(dǎo)率進(jìn)行了擬合, 其表達(dá)式為

圖 5 (a) 抽運(yùn)功率 603 μJ/cm2、不同抽運(yùn)-探測(cè)延遲時(shí)間下的頻率分辨的復(fù)面電導(dǎo)率 (藍(lán)色和紅色的空心點(diǎn)), 實(shí)線為Drude-Smith模型擬合的結(jié)果; (b) 抽運(yùn)-探測(cè)延遲時(shí)間2 ps、不同抽運(yùn)功率下的復(fù)面電導(dǎo)率Fig. 5. (a) The complex frequency-resolved sheet photoconductivity (blue and red circle spots) with a fixed pump fluence of 603 μJ/cm2 measured at various pump-probe time delays. The solid lines are the Drude-Smith model fitting;(b) the complex frequency-resolved sheet photoconductivity with a fixed pump-probe time delay of Dt = 2 ps measured at various pump fluence.

式中,e0為真空介電常數(shù),是與載流子濃度N有關(guān)的等離子體頻率,t為載流子動(dòng)量散射時(shí)間,c為背散射常數(shù), 它的取值為–1 到 0, 當(dāng)c為0時(shí), 則為標(biāo)準(zhǔn)的Drude模型, 表示載流子的散射事件完全隨機(jī); 而當(dāng)c為–1時(shí), 則表示載流子完全的背散射或完全局域. 圖5(a), (b)中的實(shí)線則是擬合的結(jié)果, 可以看出與實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)有著很好的擬合, 擬合參數(shù)則如表1和表2所示.

表 1 抽運(yùn)功率 603 μJ/cm2、不同抽運(yùn)-探測(cè)延遲時(shí)間下, 基于Drude-Smith模型擬合的參數(shù)Table 1. The fitting parameters based on the Drude-Smith model at different pump-probe delay time with a excitation fluence of 603 μJ/cm2.

從表中可以看出c約為–0.3, 這表明, 載流子局域程度較小, 接近自由. 等離子體頻率隨著抽運(yùn)-探測(cè)延遲時(shí)間的延長(zhǎng)而減小, 表明隨著時(shí)間的演化, 載流子數(shù)目在減少. 等離子體頻率隨著抽運(yùn)功率的增大在增加, 說(shuō)明載流子濃度的增加在光激發(fā)后占了主導(dǎo). 以上分析表明, 光激發(fā)后載流子濃度的增加導(dǎo)致了光電導(dǎo)率的迅速增加, 而隨后的弛豫過(guò)程由電子-空穴對(duì)的復(fù)合所主導(dǎo).

表 2 抽運(yùn)-探測(cè)延遲時(shí)間 Dt = 2 ps、不同抽運(yùn)功率下, 基于Drude-Smith模型擬合的參數(shù)Table 2. The fitting parameters based on the Drude-Smith model under different pump fluence at delay time Dt = 2 ps.

圖 6 (a) 透射式 THz 發(fā)射光譜示意圖, 入射面為樣品的 ab 面; (b) 功率依賴的 THz 輻射的峰峰值, 實(shí)線為線性擬合的結(jié)果; (c) 典型的THz輻射的3D圖像, 紫色的線為THz波在時(shí)間上的投影, 表明發(fā)射的THz波為線偏振的; (d) 圖 (c) 中水平和豎直面上的THz波經(jīng)傅里葉變換后的頻譜Fig. 6. (a) Illustration for THz emission spectroscopy with transmission configuration, and the fs pulse is incident on ab-plane of the sample; (b) the peak-to-peak value of THz radiation with respect to the pump fluence, and the solid line represents linear fitting; (c) a typical 3D plot of THz radiation. The purple line shows the projection of the THz wave on time, which indicates the radiant THz wave is linearly polarized; (d) the Fourier transformation spectrum of THz waves corresponding to the horizontal and vertical directions in figure (c).

當(dāng)超快飛秒脈沖輻照到材料上時(shí), 產(chǎn)生的THz時(shí)域發(fā)射光譜可以反映材料的線性和非線性光學(xué)性質(zhì), 提供樣品的表面耗散場(chǎng)[30]、光致丹倍場(chǎng)[31]、光整流[32]及光伏效應(yīng)[33]等信息. 這里, 室溫下將800 nm線偏振光脈沖入射到c切的CST表面上,探測(cè)到了強(qiáng)的THz輻射信號(hào). 圖5(a)為透射式THz發(fā)射示意圖, 入射面為ab面. 圖5(b)為THz發(fā)射信號(hào)的峰-峰值與激發(fā)功率的依賴關(guān)系, 可以看到發(fā)射信號(hào)的大小隨激發(fā)功率的增大而線性增大. 為了觀測(cè)發(fā)射的THz信號(hào)的空間偏振, 與水平方向成 ±45°的線柵偏振片放置于實(shí)驗(yàn)光路中. 圖5(c)是典型的時(shí)域波形, 可以看出發(fā)射的THz信號(hào)是線偏振的. 而圖5(d)則是與之對(duì)應(yīng)的水平和垂直方向的經(jīng)過(guò)傅里葉變換后的頻譜, 可以看到THz輻射具有0—2 THz較寬的帶寬, 中心頻率在0.6 THz左右. 由于 CST 具有中心對(duì)稱結(jié)構(gòu), 800 nm 的激發(fā)光的光子能量遠(yuǎn)高于其直接和間接帶隙, THz發(fā)射機(jī)制來(lái)源于表面數(shù)個(gè)原子層的瞬態(tài)光電流效應(yīng). 由于我們采用的是正入射透射式THz發(fā)射光譜, 可以容易排除光致丹倍效應(yīng)(photo-Dember effect)誘導(dǎo)的擴(kuò)散光電流(diffusion current)和表面耗盡場(chǎng) (surface depletion field)產(chǎn)生的漂移電流 (drift current)對(duì) THz輻射的貢獻(xiàn). 從圖 4 還可以看到, 光激發(fā)后其表面載流子的最快弛豫時(shí)間為數(shù)ps, 不可能輻射中心頻率為0.6 THz的THz波, 可以排除激發(fā)態(tài)載流子弛豫對(duì)THz輻射的貢獻(xiàn). 基于所產(chǎn)生的THz輻射峰值強(qiáng)度與激光光強(qiáng)間的線性關(guān)系(圖6(b)), THz輻射應(yīng)與二階非線性光電導(dǎo)相關(guān), 具體的模型分析表明該寬帶強(qiáng)THz輻射來(lái)自表面位移光電流(shift current)的貢獻(xiàn)[34].

4 結(jié) 論

本文利用THz光譜, 包括THz時(shí)域光譜、激發(fā)態(tài)載流子超快動(dòng)力學(xué)光譜及THz發(fā)射光譜, 對(duì)準(zhǔn)二維鐵磁半導(dǎo)體CST進(jìn)行了系統(tǒng)研究. 實(shí)驗(yàn)結(jié)果表明, CST在THz波段的折射率約為3.17, 透射的THz波幾乎對(duì)樣品溫度和ab面內(nèi)的方位角沒(méi)有依賴性; 光抽運(yùn)后的載流子具有兩個(gè)特征壽命, 復(fù)光電導(dǎo)率色散關(guān)系可以很好地用Drude-Smith模型描述; 光激發(fā)后基于非線性光電流效應(yīng)產(chǎn)生寬頻強(qiáng)THz輻射. 本文所展示的CST的超快THz光譜信息, 為該材料在未來(lái)電子、光子及自旋等器件的應(yīng)用提供了重要參考信息.