時(shí)立宇 吳東 王子瀟 林桐 張思捷劉巧梅 胡天晨 董濤 王楠林

(北京大學(xué)物理學(xué)院, 量子材料科學(xué)中心, 北京 100871)

1 引 言

光譜學(xué)是測量物質(zhì)性質(zhì)的重要實(shí)驗(yàn)技術(shù). 光譜實(shí)驗(yàn)中在紅外與微波之間, 名為太赫茲的區(qū)域曾經(jīng)長期存在著一段空白區(qū), 其主要原因是受限于太赫茲的產(chǎn)生和探測技術(shù)上的困難. 而這一頻率范圍的研究在物理學(xué)中具有重要的意義, 物質(zhì)中分子的振動(dòng), 晶格和自旋的集體激發(fā), 甚至超導(dǎo)能隙等都涉及這一能量尺度. 近30年來, 人們發(fā)現(xiàn)許多材料在飛秒激光的激發(fā)下能夠輻射相當(dāng)強(qiáng)度的太赫茲區(qū)域電磁波. 這些基于飛秒激光的相干太赫茲源以及對應(yīng)的探測技術(shù)得到蓬勃發(fā)展, 引起基礎(chǔ)科學(xué)工作者的關(guān)注, 展現(xiàn)出應(yīng)用前景. 而在尋找太赫茲源的過程中, 太赫茲發(fā)射譜也逐漸成為一種探測物質(zhì)性質(zhì)的新實(shí)驗(yàn)技術(shù), 它直接反映材料的低能動(dòng)力學(xué)過程, 能夠?yàn)檠芯烤Ц駥ΨQ性, 光生載流子運(yùn)動(dòng),磁振子運(yùn)動(dòng)等諸多物理問題提供關(guān)鍵信息[1–3].

多鐵性材料是指同時(shí)具有電極化有序和磁有序的材料, 有些多鐵性材料中, 磁與電之間存在強(qiáng)烈的耦合效應(yīng). 這些磁電耦合材料具有神奇的性質(zhì), 例如受電場調(diào)控的磁化強(qiáng)度以及受磁場調(diào)控的電極化強(qiáng)度等. 磁電耦合材料在制作新型信息器件方面具有備受期待的應(yīng)用前景, 對于其中電極化與自旋的超快動(dòng)力學(xué)研究, 是凝聚態(tài)物理的前沿課題之一. 其中尤為引人注目的是研究光與磁電有序之間的動(dòng)力學(xué)耦合作用, 尤其是應(yīng)用飛秒脈沖激光及強(qiáng)場太赫茲脈沖對磁電耦合材料進(jìn)行超快調(diào)控[4].本文的工作中, 我們使用飛秒激光泵浦極性反鐵磁體 Fe2Mo3O8, 測量到頻率范圍為 0.1—3.5 THz發(fā)射譜, 太赫茲輻射的電場方向沿樣品的電極化方向, 并分析發(fā)射太赫茲的起源. 在磁相變溫度以下,材料的電磁振子與磁振子也被相干激發(fā), 在太赫茲時(shí)域譜線上表現(xiàn)出周期性振蕩信號.

2 樣品與實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)介紹

極性磁體Fe2Mo3O8的晶格結(jié)構(gòu)具有極性對稱群P63mc, 破缺中心反演對稱, 自發(fā)電極化方向沿c方向. 降溫至TN= 60 K 以下時(shí), 形成長程磁有序, 如圖 1 所示, 磁矩方向均沿c方向排列, 位于氧四邊體中的鐵與氧八面體中的鐵具有不同大小的磁矩, 因此每個(gè)鐵氧層具有亞鐵磁性, 而相鄰層間磁矩相反, 整體表現(xiàn)為反鐵磁性. Fe2Mo3O8近年來因具有顯著的磁電效應(yīng)而受到廣泛關(guān)注[5?7],尤其是在太赫茲光譜中表現(xiàn)出多種奇異的性質(zhì), 如電磁振子[8]、雙折射[9]、 二向色性[10]、 磁振子極化激元[11]等.

圖 1 Fe2Mo3O8 晶體的晶格結(jié)構(gòu)與磁結(jié)構(gòu)Fig. 1. Crystal structure and magnetic structure of Fe2Mo3O8.

我們采用氣相輸運(yùn)方法生長高質(zhì)量Fe2Mo3O8單晶[12,13], 從中挑選ab面和ac切面的1—2 mm大小的樣品, 通過磁化率測量表征了樣品的反鐵磁相變溫度[11]. 為確定材料對800 nm光的吸收, 使用布魯克公司的80 V傅里葉變換紅外光譜儀測量了樣品ab面的 80—22000 cm–1的反射譜, 通過Kramers-Kronig變換關(guān)系得到樣品的光電導(dǎo)率等光學(xué)常數(shù).

測量Fe2Mo3O8太赫茲發(fā)射譜的實(shí)驗(yàn)光路圖如圖2(a)所示, 圖中綠色區(qū)域充入氮?dú)? 以避免空氣中水汽吸收對太赫茲譜的干擾. 所用飛秒激光來自于光譜物理公司生產(chǎn)的鈦藍(lán)寶石激光放大器系統(tǒng), 中心頻率為 800 nm, 脈沖寬度 100 fs, 重復(fù)頻率1 kHz. 用分束片將激光分為兩束, 功率較高的一束作為泵浦光, 由透鏡L2聚焦在樣品上激發(fā)出太赫茲輻射. 樣品發(fā)射的太赫茲波由離軸拋物面鏡收集并聚焦在ZnTe電光晶體上. 另一束較弱的激光作為采樣光, 經(jīng)過時(shí)間延遲線后通過透鏡L1同樣聚焦在電光晶體上, 并與太赫茲波在晶體中重合, 對太赫茲進(jìn)行電光采樣. 受到太赫茲電場的影響, 電光晶體的折射率橢球發(fā)生改變, 進(jìn)而改變穿過樣品的采樣光的偏振方向. 利用平衡探測測量采樣光的偏振變化量, 正比于太赫茲的電場強(qiáng)度. 光路中的硅片用于阻擋穿過樣品的泵浦光, 對太赫茲波則有 很高的 透 射率. 本實(shí)驗(yàn) 中, Fe2Mo3O8對800 nm 的泵浦光不透明, 也可以不放置硅片. 進(jìn)行太赫茲發(fā)射譜測量時(shí)樣品放置在牛津儀器生產(chǎn)的低溫恒溫器中, 測量溫度為 10—300 K. 泵浦光垂直入射樣品, 如圖2(b)所示. 測量ac面的樣品時(shí),設(shè)置a軸方向?yàn)樗椒较?c軸方向?yàn)樨Q直方向.泵浦光的偏振方向則可以通過1/2波片調(diào)節(jié).

圖 2 太赫茲發(fā)射譜測量實(shí)驗(yàn)示意圖 (a) 實(shí)驗(yàn)光路圖;(b) 泵浦光激發(fā)太赫茲的示意圖Fig. 2. schematic diagram of the measurement of the THz emission spectrum: (a) optical path of the experiment system; (b) schematic diagram of the THz emission from optical pump.

3 實(shí)驗(yàn)結(jié)果

圖 3 太赫茲發(fā)射譜測量結(jié)果 (a) ac 面樣品 60 K 的太赫茲發(fā)射譜的時(shí)域譜線; (b) (a)圖中時(shí)域譜線的傅里葉變換; (c) ac 面樣品 10 K 的太赫茲發(fā)射譜的時(shí)域譜線; (d) (c)圖中時(shí)域譜線的傅里葉變換; (e) ab 面樣品 60 K 的太赫茲發(fā)射譜的時(shí)域譜線;(f) (e)圖中時(shí)域譜線的傅里葉變換; (g) ab面樣品10 K的太赫茲發(fā)射譜的時(shí)域譜線; (h) (g)圖中時(shí)域譜線的傅里葉變換;Fig. 3. THz emission spectra : (a) Time domain spectrum of ac plane at 60 K; (b) Fourier transform spectrum of (a); (c) time domain spectrum of ac plane at 10 K; (d) Fourier transform spectrum of (c); (e) time domain spectrum of ab plane at 60 K; (f) Fourier transform spectrum of (e); (g) time domain spectrum of ab plane at 10 K; (h) Fourier transform spectrum of (g).

圖3所示為Fe2Mo3O8太赫茲發(fā)射譜的測量結(jié)果. 首先測量泵浦光入射ac面的情況, Fe2Mo3O8屬于第一類多鐵性材料, 在磁相變溫度TN以上已經(jīng)破缺中心反演對稱性, 在各個(gè)溫度都可以觀測到較強(qiáng)的太赫茲信號. 圖3(a)為60 K時(shí)產(chǎn)生的太赫茲電場的時(shí)域譜線, 對時(shí)域譜線進(jìn)行傅里葉變換可以得到太赫茲的頻譜, 圖3(b)所示為0.1—3.5 THz的寬帶輻射. 從時(shí)域譜線上可以看到, 在主信號峰之后2 ps的位置出現(xiàn)一個(gè)小信號峰, 另外在兩個(gè)峰之間的譜線也不是單調(diào)光滑的曲線. 由于這些額外信號的存在, 圖3(b)中得到的頻域譜線不是一條光滑的曲線, 而是具有若干個(gè)起伏. 繼續(xù)降溫到相變溫度以下的 10 K, 如圖 3(c)所示, 時(shí)域信號主峰值有所增強(qiáng), 而雜項(xiàng)信號反而減弱. 最為明顯的是, 在主信號峰之后可以看到一系列周期性振蕩信號, 表明出現(xiàn)了孤立頻率的電磁波輻射. 振蕩的主要頻率為2.7 THz. 根據(jù)之前太赫茲時(shí)域光譜的報(bào)道[8], Fe2Mo3O8中的反鐵磁自旋波激發(fā)在太赫茲區(qū)間有兩支, 分別為 1.25 THz和 2.7 THz, 其中1.25 THz的自旋波只有當(dāng)太赫茲電場偏振方向垂直于c方向時(shí)才能觀測到, 而與太赫茲磁場方向無關(guān), 屬于電場響應(yīng)的特殊磁振子, 即電磁振子(electromagnon). 而 2.7 THz的自旋波只有當(dāng)太赫茲磁場偏振方向垂直c方向時(shí)才能觀測到, 而與太赫茲電場方向無關(guān), 屬于對磁場響應(yīng)的普通磁振子(magnon). 2.7 THz與材料的磁振子能量對應(yīng),表明自旋波受到了相干激發(fā). 相干激發(fā)自旋波的方式可能有兩種, 首先泵浦光激發(fā)的寬帶太赫茲輻射包含2.7 THz的成分, 這部分太赫茲輻射可以相干激發(fā)自旋波[14]. 另一方面, 飛秒激光直接泵浦自旋也有多種方式可以激發(fā)自旋波, 例如光激發(fā)導(dǎo)致的自旋重排以及超快退磁效應(yīng)等. 圖3(d)中顯示了傅里葉變換得到的頻譜, 可以看到在2.7 THz處主要表現(xiàn)為吸收導(dǎo)致的低谷, 因此可以認(rèn)為是自旋吸收了太赫茲導(dǎo)致的自旋波激發(fā).

與 2.7 THz 處的明顯吸收谷不同, 1.25 THz的信號非常微弱. 但是由于Fe2Mo3O8存在很強(qiáng)的磁電耦合效應(yīng), 電磁振子與電磁波的耦合強(qiáng)度應(yīng)當(dāng)強(qiáng)于磁振子與電磁波的耦合, 因此1.25 THz處應(yīng)該觀測到更強(qiáng)的振蕩. 我們理解這一現(xiàn)象應(yīng)當(dāng)與產(chǎn)生的太赫茲波的偏振方向有關(guān). 電磁振子是對電場響應(yīng)的自旋波激發(fā), 電磁波能有效激發(fā)電磁振子的條件是電磁波的電場方向垂直于c方向[8]. 而普通磁振子是對磁場響應(yīng)的自旋波, 它被電磁波激發(fā)的條件是, 電磁波的磁場方向垂直于自旋方向. 由此可知, 在ac面泵浦光激發(fā)的太赫茲電場的偏振方向主要沿晶體c軸方向, 因此電場與自旋方向重合, 而磁場與自旋方向垂直, 因此與電磁振子的耦合極弱, 而與磁振子耦合較強(qiáng). 對ab面的太赫茲發(fā)射譜測量可以進(jìn)一步驗(yàn)證這一結(jié)論.

圖3(e)—(h)顯示ab面的太赫茲發(fā)射譜測量結(jié)果. 在60 K測到的太赫茲信號十分微弱, 如圖3(e)所示, 時(shí)域信號的峰值比ac面小了一個(gè)量級.ab面信號微弱的現(xiàn)象與前面的分析一致, 因?yàn)樵赼b面偏振為c方向的太赫茲沿樣品表面?zhèn)鞑? 而系統(tǒng)只能測量到波矢方向沿c方向, 偏振方向在ab面內(nèi)的太赫茲波.ab面測到的頻譜如圖3(f)所示, 強(qiáng)度和頻域范圍都遠(yuǎn)小于ac面. 降溫到10 K, 信號強(qiáng)度有所增加, 同時(shí)觀測到顯著的1.25 THz周期性振蕩信號, 對應(yīng)Fe2Mo3O8中的電磁振子, 如圖3(g)所示. 圖3(h)是其對應(yīng)的傅里葉變換頻域譜, 在1.25 THz出現(xiàn)很強(qiáng)吸收. 而由于頻譜范圍較窄,在2.7 THz處已經(jīng)沒有譜重, 因此無法觀測到磁振子的太赫茲信號.

為了分析寬帶太赫茲的產(chǎn)生機(jī)制, 改變泵浦光的功率, 觀測不同通量下太赫茲時(shí)域譜線的峰值大小,ac面的時(shí)域信號峰值隨泵浦光功率的變化如圖4(a)所示. 太赫茲電場峰值強(qiáng)度與泵浦光通量表現(xiàn)出很好的線性關(guān)系, 表明樣品在光泵浦下輻射太赫茲的過程屬于二階非線性過程, 我們隨后基于二階過程對太赫茲輻射的產(chǎn)生機(jī)理進(jìn)行分析.

圖 4 (a) 太赫茲時(shí)域信號峰值隨泵浦光功率的變化; (b) 傅里葉變換光譜儀測得的Fe2Mo3O8的電導(dǎo)率譜Fig. 4. (a) Fluence dependence of the THz intensity; (b) Optical conductivity of Fe2Mo3O8 measured by Fourier transform spectrometer.

4 分析與討論

根據(jù)以上實(shí)驗(yàn)結(jié)果, 可以對Fe2Mo3O8輻射太赫茲的機(jī)理進(jìn)行分析. 許多材料在受到飛秒激光照射時(shí)能夠激發(fā)出太赫茲輻射, 其中存在多種機(jī)制,用公式表示為

右邊三項(xiàng)對應(yīng)不同的太赫茲產(chǎn)生機(jī)制, 其中P,J,M分別為非線性極化, 光生電流和磁化強(qiáng)度.

非線性極化產(chǎn)生太赫茲電場的一種常見方法是通過二階非線性光學(xué)過程中的光整流效應(yīng)[15],這是一種差頻過程, 表示為

在砷化鎵等半導(dǎo)體材料中, 脈沖激光的跨能隙激發(fā)會產(chǎn)生光生載流子, 如果外加偏壓電場驅(qū)動(dòng)這些載流子運(yùn)動(dòng)直至弛豫, 這些瞬態(tài)變化的光電流也會產(chǎn)生太赫茲輻射ETHz∝?J/?t, 太赫茲電場的偏振方向與外加電場的方向一致[16]. 這種光生電流產(chǎn)生太赫茲輻射的方法, 需要外加電場以驅(qū)動(dòng)光生載流子運(yùn)動(dòng). 但是近年來, 也發(fā)現(xiàn)在中心反演對稱破缺的材料中, 不需要外加電場也能夠產(chǎn)生光電流, 例如移位電流 (shift current)[17]. 目前 Fe2Mo3O8并沒有關(guān)于光電流的實(shí)驗(yàn)報(bào)道, 要驗(yàn)證是否有來自于光電流貢獻(xiàn)的太赫茲輻射, 需要在光泵浦下直接測量電流, 以及進(jìn)行外置偏壓依賴的實(shí)驗(yàn)測量. 更為可能的起源是來自于電子受激躍遷對材料中固有的自發(fā)電極化強(qiáng)度的超快調(diào)控[18?20]. 在非中心反演對稱的極性材料中, 由于正負(fù)離子在空間上的分離, 導(dǎo)致形成一個(gè)個(gè)電偶極矩p, 并累積成宏觀的自發(fā)性電極化Ps=np(n為單位體積內(nèi)電偶極矩?cái)?shù)目). 在受到脈沖激光激發(fā)時(shí), 一部分電子被從價(jià)帶激發(fā)到導(dǎo)帶, 這部分電子不再貢獻(xiàn)電偶極矩,由此導(dǎo)致電極化強(qiáng)度的瞬間下降Ps=(n?m)p.類似于鐵磁體中的自旋重排效應(yīng), 這一過程為非熱過程, 具有超快的時(shí)間尺度, 從而產(chǎn)生太赫茲電場ETHz∝?2P/?t2.

在TN以下, 觀測到的周期性振蕩信號則是來自于相干激發(fā)的自旋波. 前面對電極化矢量調(diào)制產(chǎn)生的太赫茲波的電磁場能夠相干地激發(fā)自旋波, 這些自旋按照一致的相位進(jìn)動(dòng), 并不斷向外輻射與自己頻率相同的太赫茲波, 即表現(xiàn)為主信號峰之后,電場強(qiáng)度的周期性振蕩信號[14].

實(shí)驗(yàn)中使用的樣品為片狀單晶, 厚度在0.5 mm以上. 但是根據(jù)紅外光譜的測量結(jié)果, 可以估算出800 nm的光在Fe2Mo3O8的穿透深度只有150 nm.也就是說, 激光只激發(fā)了樣品的表層, 也只有這一薄層在發(fā)射太赫茲, 其余部分反而是在吸收太赫茲, 幸好Fe2Mo3O8對于太赫茲具有較好的透射率. 但是要想獲得理想的太赫茲發(fā)射樣品, 還需要尋找方法將樣品制作成薄片乃至高質(zhì)量的薄膜.

5 結(jié) 論

由800 nm飛秒激光對極性磁體Fe2Mo3O8進(jìn)行泵浦, 測量其太赫茲發(fā)射譜. 測量到頻率范圍為0.1—3.5 THz的太赫茲脈沖. 激發(fā)出的太赫茲強(qiáng)度不明顯依賴于泵浦光的偏振方向, 而太赫茲的電場方向沿樣品c軸方向. 太赫茲輻射的可能來源為飛秒激光對樣品電極化強(qiáng)度的超快調(diào)制. 在低溫進(jìn)入磁有序后, 時(shí)域譜線上觀測到周期性振蕩的單頻太赫茲信號, 這些信號來自于被相干激發(fā)的反鐵磁自旋波. 這些實(shí)驗(yàn)結(jié)果有助于理解多鐵性材料的超快動(dòng)力學(xué)性質(zhì), 以及尋找用脈沖激光對多鐵性材料進(jìn)行超快控制的方法, 也為尋找新的有效太赫茲源提供參考.