王航天 趙?；?溫良恭 吳曉君 聶天曉? 趙巍勝

1) (北京航空航天大學微電子學院, 費爾北京研究院, 北京 100191)

2) (北京航空航天大學青島研究院, 青島 266000)

3) (北京航空航天大學電子信息工程學院, 北京 100191)

1 引 言

太赫茲波指的是頻率介于0.1—10.0 THz之間的電磁波, 其頻段在電磁波譜中位于微波和遠紅外之間, 在無損檢測、保密通訊、凝聚態(tài)物理等領域都有廣泛的應用前景[1?5], 而缺乏低功耗、高效的輻射源是目前制約太赫茲技術發(fā)展的主要因素.當前, 實驗室中主要通過基于鈮酸鋰晶體傾斜波前技術的光整流技術來獲得強場太赫茲輻射[6,7]. 然而, 這種技術不僅對相位匹配的精確度要求高, 光路搭建復雜, 而且鈮酸鋰晶體對太赫茲輻射有強烈的吸收作用, 致使產(chǎn)生的高頻太赫茲輻射不能得到有效的利用. 其他光子學方法, 如基于有機晶體的光學整流方法[8,9]、基于非線性晶體的差頻效應[10]、基于表面等離子體增強的大孔徑光導天線等[11,12],都有各自的缺陷. 基于非線性晶體的差頻效應得到的太赫茲頻率過高, 很難推廣到 15 THz 以下, 阻礙了光差頻太赫茲輻射源在凝聚態(tài)領域的應用; 基于有機晶體的光學整流和光電導天線太赫茲輻射源受制于系統(tǒng)的復雜度, 無法獲得穩(wěn)定可靠的強場太赫茲輸出. 因此, 尋找新的材料體系與物理結構設計的輻射源是太赫茲領域重要的研究方向.

最近, 一系列利用飛秒激光脈沖誘導磁性材料產(chǎn)生太赫茲輻射的實驗引起了廣泛關注[13?15]. 在飛秒激光的激發(fā)下, 磁有序材料的超快退磁過程可產(chǎn)生太赫茲輻射[16?18]. 進一步, 2013 年, Kamprath等[19]首次利用飛秒激光脈沖激發(fā)鐵磁/非磁金屬異質(zhì)結Fe/Au, 應用逆自旋霍爾效應(inverse spin-Hall effect, ISHE)得到了太赫茲輻射, 開創(chuàng)了一種結合超快動力學與自旋電子學的新型自旋太赫茲發(fā)射器. 該發(fā)射方法具有制備簡單、破壞閾值高、頻帶覆蓋范圍寬等優(yōu)點. 然而, Au的自旋霍爾系數(shù)較小, 降低了ISHE中自旋-電荷轉(zhuǎn)換效率, 限制了輻射太赫茲的強度, 其太赫茲發(fā)射強度只有非線性晶體ZnTe的1%. 近年來, 隨著對異質(zhì)結材料與結構的不斷優(yōu)化探索, 目前已能夠在W/CoFeB/Pt的三層異質(zhì)結中實現(xiàn)強度相當于ZnTe晶體的太赫茲發(fā)射[20]. 然而, 自旋太赫茲發(fā)射器在單一脈沖的激發(fā)下僅能實現(xiàn)線偏振太赫茲輻射, 雖然可以通過雙抽運[21]或級聯(lián)激光器[22]激發(fā)任意偏振的太赫茲波, 但是這些系統(tǒng)設計較為復雜, 難以集成與小型化, 亟待突破性的進展.

三維拓撲絕緣體材料, 如 Bi2Se3, Bi2Te3, Sb2-Te3及其合金 (BixSb1–x)2Se3, (BixSb1–x)2Te3等最初僅作為熱電材料而被廣泛研究. 2008年, 斯坦福大學張首晟研究組[23]在理論層面預言了二維拓撲絕緣體的存在, 由于其特殊的拓撲非平庸特性, 拓撲絕緣體再次引起人們的關注并迅速成為凝聚態(tài)物理方向的熱門研究領域. 拓撲絕緣體還可以進一步地推廣到三維體系[24?26], 在三維拓撲絕緣體的體能帶隙中存在無能隙的二維拓撲表面態(tài). Fu和Kane[27]通過理論計算提出了甄別三維拓撲絕緣體的簡便方法, 并且得益于角分辨光電子能譜(angular resolution photoelectron spectroscopy, ARPES)的發(fā)展, 在實驗上也已經(jīng)證實了可以通過觀測某種材料的表面態(tài)在兩個時間反演不變點之間穿越費米能級的次數(shù)是否為奇數(shù)次來確定其是否具有拓撲性[28]. 這種受時間反演對稱保護的表面態(tài)賦予拓撲絕緣體很多特殊的性質(zhì), 如無質(zhì)量的狄拉克費米子、自旋-動量鎖定[29]和無耗散螺旋性邊緣態(tài)[30]等. 通過在三維拓撲絕緣體中引入垂直的鐵磁性,會使上下表面態(tài)在狄拉克點打開能隙, 進而擁有不同的拓撲性質(zhì), 此時薄膜側面作為兩個不同拓撲相的邊界, 會呈現(xiàn)手性的邊緣態(tài). 于是, 在三維拓撲絕緣體可以實現(xiàn)許多新奇的量子效應, 如量子反常霍爾效應[31]、馬約拉納費米子等[32]. 因此, 拓撲絕緣體被認為是實現(xiàn)未來超低功耗自旋電子器件和量子計算的重要材料[33]. 更重要的是, 由于拓撲絕緣體具有強自旋軌道耦合效應, 其自旋霍爾角超過已知重金屬1個數(shù)量級以上[34,35], 可以實現(xiàn)高效的自旋電荷轉(zhuǎn)換, 所以, 將拓撲絕緣體與鐵磁性材料結合構成異質(zhì)結構有望實現(xiàn)高效可控自旋太赫茲源; 除了自旋太赫茲輻射外, 異質(zhì)結中的拓撲絕緣體存在非線性瞬態(tài)光電流引起的太赫茲輻射[36,37],有望通過改變?nèi)肷涔馄駪B(tài)等手段實現(xiàn)對兩種太赫茲輻射的分別調(diào)制, 進而實現(xiàn)出射太赫茲波的任意調(diào)諧.

本綜述從拓撲絕緣體的光電流分析入手, 首先介紹拓撲絕緣體中光電流引入的非線性太赫茲發(fā)射機理; 接下來, 通過分析鐵磁/非磁異質(zhì)結表面的自旋注入和自旋-電荷轉(zhuǎn)換機制等超快磁學現(xiàn)象,深入討論了自旋太赫茲發(fā)射的理論機制; 進一步,通過介紹拓撲絕緣體/鐵磁異質(zhì)結中太赫茲發(fā)射的研究進展, 討論了拓撲自旋太赫茲的優(yōu)勢和未來的發(fā)展方向.

2 拓撲絕緣體中的太赫茲發(fā)射

2.1 拓撲絕緣體的基本結構

拓撲絕緣體是一種V-VI族半導體, 常見的輝碲鉍礦單晶拓撲絕緣體(Bi2Se3族, 例如Bi2Te3,Sb2Te3)呈六方晶系, 空間點群為圖 1以Bi2Se3為例描述了拓撲絕緣體的晶格結構[38].拓撲絕緣體可描述為由五層原子周期性排列而成的超晶格結構, 每五層原子為一個QL(quintuple layer)層, 厚度為 0.955 nm. 相鄰兩 QL 層之間由弱范德瓦耳斯力相連, 并不存在任何化學鍵, 因此使用機械剝離[39]或濕法轉(zhuǎn)移[40]等方法可以從塊材中輕易剝離出納米級厚度的薄膜, 所以拓撲絕緣體也被認為是一種經(jīng)典的二維材料. 除了從塊材中剝離之外, 目前常用的制備拓撲絕緣體薄膜的方法是使用分子束外延技術 (molecular beam epitaxy), 通過對生長動力學的控制, 實現(xiàn)原子級別精度的薄膜生長, 并且可大幅減少材料的缺陷. 由于范德瓦耳斯作用可以一定程度上釋放在生長過程中因薄膜-襯底晶格不匹配產(chǎn)生的應力, 所以拓撲絕緣體可以在失配度較高的襯底材料上生長[41]. 在太赫茲發(fā)射實驗中, 為了保證樣品對飛秒激光的透射率, 常常使用藍寶石(Al2O30001)作為生長拓撲絕緣體的襯底材料[42].

圖 1 Bi2Se3 的晶體結構 (a) 三維晶體結構, t 1,2,3 代表晶胞的基矢, 紅色框標注的是 Bi2Se3 的 QL 層; (b) Bi2Se3 的布里淵區(qū);(c) 在 xy 平面內(nèi), 三角形的晶格結構有 A, B, C 三種可能的結構[38]Fig. 1. The crystal structure of Bi2Se3: (a) 3D schematic of the structure, where t 1,2,3 present the primitive lattice vector; (b) Brillioun zone of Bi2Se3; (c) the xy-plane triangle lattice has three possible positions A, B and C[38].

在Bi2Se3的每個QL層內(nèi), 相鄰原子之間由共價鍵相連, 原子按照ABCAB的晶體結構堆垛排列 (圖 1(c)). 選擇六方晶系的a,b和c作為晶系的x,y和z軸, 由圖 1(a)可知, Bi2Se3沿z軸呈三重螺旋對稱, 而沿x軸呈兩重螺旋對稱, 并且在原點呈空間反演對稱. 圖1(c)展示的是Bi2Se3晶格在xy平面的投影(即晶體的0001面), 顯然可以看出, 在晶體的表面空間反演對稱性被破壞, 晶格的空間群也從變?yōu)镃3v. 拓撲絕緣體這種中心對稱破缺的晶體結構是純拓撲絕緣體能夠激發(fā)超快光電流的重要條件.

為了確認拓撲絕緣體的表面電子態(tài), 常常使用ARPES來觀測生長薄膜的表面和體能帶結構.由于拓撲絕緣體表面電子態(tài)具有導體的特性, 而體態(tài)絕緣, 所以可以通過ARPES觀察到清晰的量子阱態(tài), 如圖 2 所示, 仍以 Bi2Se3為例[43]. 由于 Bi2Se3主拓撲數(shù)為1, 屬于強拓撲絕緣體, 所以其表面態(tài)只包含一個狄拉克錐[44]. 在E-k能帶圖中, 自旋軌道耦合導致體能帶反轉(zhuǎn)構成拓撲表面態(tài), 表面態(tài)貫穿體帶隙形成狄拉克錐. 不同于自旋簡并的體能帶, 這里的兩條表面態(tài)是高度自旋極化的, 不同表面態(tài)上的電子自旋垂直于E-k面且極化方向相反.由于時間反演對稱保護, 在電子動量由k變?yōu)楱Ck時, 其自旋方向也會相應改變. 正是強自旋軌道耦合效應賦予了拓撲絕緣體表面的自旋-動量鎖定特性, 同時此效應也使拓撲絕緣體能夠通過ISHE實現(xiàn)高效自旋-電荷轉(zhuǎn)換. 在實驗上通常使用自旋霍爾角 (spin Hall angle,θSHE)來描述某種材料的電荷-自旋相互轉(zhuǎn)換能力[45,46], 拓撲絕緣體的自旋霍爾角比普通重金屬大得多, 因此可以用于實現(xiàn)高效自旋流利用, 進而實現(xiàn)高效自旋太赫茲發(fā)射, 這將在第4節(jié)詳細討論.

圖 2 ARPES 能譜測量的 Bi2Se3 的表面能帶結構[43]Fig. 2. ARPES measurements of surface electronic band of Bi2Se3[43].

2.2 拓撲絕緣體中的超快光電流

飛秒激光是指時域脈沖寬度在飛秒量級的激光脈沖, 常用的飛秒激光中心波長為 800 nm, 激光能量為1.5 eV. 拓撲絕緣體在受到飛秒激光脈沖激發(fā)時, 激光能量遠大于其體帶隙寬度(約為400 meV),使得低能電子吸收能量向上躍遷[47,4 48], 激發(fā)超快光電流J, 產(chǎn)生太赫茲輻射, 其強度正比于?J/?t.Fang等[49]使用線偏振飛秒激光脈沖激發(fā)Bi2Te3,并使用太赫茲時域光譜系統(tǒng)測量其出射的太赫茲信號, 進而得到拓撲絕緣體的超快光電響應. 他們將線偏振激光激發(fā)超快光電流的物理機理分為線性和非線性效應, 其中線性效應包括載流子的漂移和擴散運動[50], 而非線性效應包括光生伏打效應(photogalvanic effect, PGE)、光子牽引效應 (photo-drag effect, PDE)以 及 光 整 流 效 應 (optical rectification, OR)等二階效應[51?54]. 如圖 3 所示,Fang等通過對出射太赫茲的時域分解, 證明了拓撲絕緣體的非線性效應在超快光電流響應中占主導地位. 這種非線性效應引入的太赫茲輻射被稱為非線性太赫茲輻射.

圖 3 線偏振激光激發(fā)下拓撲絕緣體中的超快光電流效應 (a) 分離出的非線性效應產(chǎn)生的太赫茲電場隨方位角的變化; (b) 不同效應產(chǎn)生的太赫茲分量在合成太赫茲輻射中的占比[49]Fig. 3. Separation of the photo-currents in topological insulator excited by linear femtosecond laser pulse: (a) The derived terahertz signals due to nonlinear currents as a function of azimuthal angle; (b) the extracted terahertz electric field generated by different effects[49].

為了研究圓偏振光對拓撲絕緣體的激發(fā)作用,Hamh等[48]在飛秒激光器后面添加一個1/4波片,并轉(zhuǎn)動波片的角度產(chǎn)生不同偏振態(tài)的激光激發(fā)Bi2Se3樣品, 通過對出射太赫茲信號的分析得到光電流隨激光偏振態(tài)的變化關系. 實驗結果顯示拓撲絕緣體中產(chǎn)生的超快光電流與入射光的手性有關(圖 4). 隨后, Braun 等[55]證明了在圓偏振光的激發(fā)下, 拓撲絕緣體中存在一個與抽運光手性無關的轉(zhuǎn)移電流和手性依賴的注入電流, 且左旋和右旋圓極化光激發(fā)的注入電流極性相反. 這兩種電流都來自于拓撲絕緣體表面的PGE效應[56].

圖 4 (a), (b) 樣品方位角 ? =30? , 在左旋和右旋圓極化光激發(fā)下, 時域和頻域下 Bi2Se3 產(chǎn)生的太赫茲信號; (c) 太赫茲幅值隨激光偏振態(tài)的變化關系, 其中藍色曲線代表時域信號, 黃色曲線代表頻域信號[48]Fig. 4. (a), (b) THz signals emitted from Bi2Se3 in time and frequency domains under illumination of left- and righthanded circularly polarized light where the azimuth ?=30?; (c) THz-wave amplitudes as a function of the polarity of pump laser in time (blue curves) and frequency domains (yellow curves)[48].

在 1980 年, Belinicher和 Sturman[57]曾經(jīng)預言對稱破缺晶體中存在PGE效應. 由2.1節(jié)可知,拓撲絕緣體在表面具有中心對稱破缺的結構, 由于系統(tǒng)的不對稱性激發(fā)和弛豫過程, 飛秒激光的照射可以使樣品中產(chǎn)生由PGE效應引入的光電流, 并且根據(jù)激光的偏振態(tài)會產(chǎn)生兩種不同的光電效應:圓光生伏打效應 (circular photogalvanic effect, CPGE)和線光生伏打效應 (linear photogalvanic effect,LPGE). 為了討論不同偏振光對這兩種光伏打效應的作用, 使用非線性響應理論來唯象地描述拓撲絕緣體材料中PGE效應引起的電磁輻射響應[37,58]:

這里,jPGE代表 PGE 效應產(chǎn)生的二階電流;σλμν代表系統(tǒng)的三階光電導張量;E(ω) 表示電場振幅為E, 頻率為ω. 對于任意系統(tǒng)來說, 描述其物理性質(zhì)的張量不隨任何對稱操作而改變. 然而, 由(1)式可知, 空間反演對稱會使電流反向, 而Eμ(ω)保持不變, 則其三階張量變號, 即σλμν→?σλμν, 于是可以得到因此PGE效應只可能在非中心對稱晶體中發(fā)生[59,60]. 由圖5可知, 拓撲絕緣體材料具有中心對稱的體和非中心對稱的表面,所以可以推斷出, PGE效應只存在于拓撲絕緣體的表面. 進一步地可以將(1)式改寫為[61,62]

其中, 第一項代表CPGE對于超快光電流的貢獻,第二項代表LPGE的貢獻. 由(2)式可知, 在線偏振光激發(fā)時,E×E?=0 , 即拓撲絕緣體表面產(chǎn)生的超快光電流沒有CPGE的分量; 而在圓偏振光激發(fā)時, 其表面產(chǎn)生一個額外的CPGE光電流分量, 并且這個分量在左旋和右旋光激發(fā)時的極性相反. 也就是說, 在飛秒激光脈沖激發(fā)拓撲絕緣體的實驗中, 如果使用1/4波片改變抽運光的極化狀態(tài), 由于CPGE只對圓偏振光有響應, 可以通過計算篩選出與波片轉(zhuǎn)角呈 1 80?周期的太赫茲信號, 即可以得到CPGE的貢獻, 這與Braun等[55]的實驗結果是一致的. 事實上, CPGE效應與拓撲絕緣體的表面態(tài)有關, 其產(chǎn)生的光電流來源于兩個躍遷過程: 體價帶電子向表面態(tài)的躍遷和表面態(tài)電子向體導帶的躍遷. 因此, 可以通過計算CPGE產(chǎn)生的太赫茲輻射, 分析樣品的表面態(tài)性質(zhì), 如表面能帶結構、表面載流子遷移率、不對稱散射率等[47,63,64].

在拓撲絕緣體的非線性效應中, 除了LPGE與CPGE之外, 還存在著PDE和二階非線性OR,即飛秒激光脈沖激發(fā)拓撲絕緣體時的非線性光電流響應可以表示為

圖 5 (a) Seifert等[74]使用的 YIG/Pt異質(zhì)結構; (b) 在 YIG/Pt中插入 1.9 nm 的銅, 由于自旋注入被阻隔, 太赫茲信號減弱[74]; (c) Wu等[82]使用的W/Co異質(zhì)結構; (d) W/Co異質(zhì)結構的太赫茲發(fā)射強度接近于500 μm的ZnTe晶體[82]Fig. 5. (a) The YIG/Pt heterostructure used by Seifert. et al.[74]; (b) after 1.9 nm Cu insertion, the THz field intensity deteriorates because the spin injection is impaired[74]; (c) the Co/W heterostructure used by Wu et al.[82]; (d) the THz waves emitted from Co/W have a peak intensity exceeding that of ZnTe crystals[82].

其中, 第二項描述了PDE對非線性電流的貢獻.當被激光照射時, 拓撲絕緣體中電子吸收光子動量躍遷, 產(chǎn)生 PDE 電流, 大小正比于光子動量q, 其張 量 可 以 表 示 為σλμν(q)=Tλδμνqδ[37,65]. 由 于Tλδμνqδ為四階張量, 具有反對稱性, 所以PDE效應不只存在于拓撲絕緣體的表面, 體中的PDE效應也會對整體的非線性電流有所貢獻. (3)式中第三項代表了OR的貢獻, 當一個超短的激光脈沖入射到拓撲絕緣體上時, 晶體內(nèi)部會形成極化場, 進而向外輻射電磁波. 當入射激光脈沖脈寬在亞皮秒量級時, 輻射的電磁波為太赫茲波. OR可以使用三階非線性張量χ(2)描述, 其非線性極化POR可以表示為[56]

其中為ε0為自由空間的電導率.

2.3 拓撲絕緣體中的太赫茲輻射調(diào)控

由(2)式可知, 左旋和右旋的極化光會在拓撲絕緣體表面激發(fā)極性相反的CPGE分量, 即抽運光的極化狀態(tài)會影響拓撲絕緣體中的太赫茲發(fā)射.事實上, 單層拓撲絕緣體中的太赫茲發(fā)射還受到很多因素影響, 如樣品方位角(晶體取向)?, 飛秒激光的入射角θ等. 由(4)式可知, OR產(chǎn)生的超快光電流只依賴于晶體取向, 即OR產(chǎn)生的太赫茲分量只與樣品方位角有關, 改變?nèi)肷浣遣粫е绿掌澆ǖ淖兓? 在 PDE 中, 由于四階張量Tλδμνqδ的存在, PDE 表現(xiàn)出相同的方位角依賴特性, 然而, 由于PDE依賴于吸收光子的動量, 在改變激光入射角時, 出射的太赫茲極性會發(fā)生反轉(zhuǎn). 在PGE中,無論是CPGE還是LPGE效應的產(chǎn)生, 都依賴于沿拓撲絕緣體表面分布的電場分量[37,66], 所以在入射角翻轉(zhuǎn)時, PGE效應引起的太赫茲輻射極性也會隨之反向. 特別地, 由于CPGE來源于拓撲絕緣體的表面態(tài), 滿足狄拉克錐的旋轉(zhuǎn)對稱性[65], 所以CPGE引入的太赫茲分量不隨樣品方位角變化. 表1展示了不同非線性效應產(chǎn)生的超快光電流隨各種因素的依賴關系[56], 這里使用1/4波片的轉(zhuǎn)角α代表激光偏振態(tài)的變化. 證實了使用多種手段控制拓撲絕緣體中產(chǎn)生的超快光電流, 進而對出射太赫茲進行調(diào)控的可能性.

值得注意的是, Tu等[56]認為LPGE與方位角無關, 他們將出射太赫茲波中隨方位角變化的分量歸因于PDE和OR的貢獻. 然而, 最近針對外爾半金屬的研究證明LPGE來源于不同元素原子之間電荷分離產(chǎn)生的轉(zhuǎn)移電流, 這種轉(zhuǎn)移電流沿原子間的化學鍵流動[67]. 在 Bi2Se3中, 由于 Bi—Se鍵在z軸上的對稱性(圖5), LPGE產(chǎn)生的光電流一定與樣品方位角呈120°周期性變化. 這與Braun等[55]和Fang等[49]的結論是一致的.

表 1 拓撲絕緣體中的超快光電流與晶體取向f,入射角q, 激光偏振態(tài)的依賴關系[56]Table 1. The details of the dependences of CPGE,LPGE, PDE, and OR on ? , θ , and α [56].

3 鐵磁/非磁異質(zhì)結中的自旋太赫茲發(fā)射

第2節(jié)主要介紹了拓撲絕緣體單層薄膜中的超快光電流引起的太赫茲輻射, 這種方式發(fā)射的太赫茲波的偏振方向依賴于光電流的方向, 即晶體的方向. 然而, 最近的研究發(fā)現(xiàn), 將拓撲絕緣體與鐵磁材料組成異質(zhì)結構, 由于超快自旋注入, 也可以產(chǎn)生太赫茲輻射[68]. 其機理與鐵磁/非磁異質(zhì)結中的太赫茲發(fā)射相同, 在飛秒激光的照射下, 自旋塞貝克效應[69,70]或自旋超擴散現(xiàn)象[71]等自旋動力學效應使得自旋流從鐵磁層注入到非磁層, 再由ISHE將自旋流轉(zhuǎn)換成橫向電荷電流[72], 進而產(chǎn)生太赫茲脈沖, 其偏振方向垂直于外磁場方向. 為了更好地說明拓撲絕緣體/鐵磁異質(zhì)結作為自旋太赫茲發(fā)射器的優(yōu)越性, 首先介紹鐵磁/非磁異質(zhì)結中的自旋太赫茲發(fā)射機理.

3.1 異質(zhì)結中的超快自旋注入

對鐵磁/非磁異質(zhì)結施加一個面內(nèi)的磁場, 在異質(zhì)結受到飛秒激光照射時, 可以在非磁層檢測到一個超快電流, 它來源于鐵磁層中產(chǎn)生的自旋流.Uchida等[73]認為這種自旋流來源于鐵磁材料中的自旋塞貝克效應. Seifert等[74]在YIG/Pt異質(zhì)結中觀察到了自旋塞貝克效應導致的超快自旋注入. 當飛秒激光照射時, 金屬層的電子被激發(fā)撞擊磁性層, 使其產(chǎn)生一個隨機的轉(zhuǎn)矩, 進而產(chǎn)生凈自旋流Js, 其中Js的極化矢量σ平行于鐵磁層的磁矩M. 由于自旋流的產(chǎn)生與光激發(fā)電子的熱化與冷卻過程有關, 其頻率恰好處在亞皮秒量級, 因此自旋塞貝克效應引入的自旋流, 其動態(tài)頻率在太赫茲頻段. 進一步地, 由于非磁層的 ISHE, 自旋流被轉(zhuǎn)變?yōu)闄M向電荷流, 這將在下一小節(jié)詳細討論.

然而, 并非所有的自旋注入現(xiàn)象都能單一地用自旋塞貝克效應解釋. 當飛秒激光激發(fā)異質(zhì)結時,會在鐵磁層激發(fā)超擴散的瞬態(tài)自旋流[75,76], 進而導致自旋流注入. Kampfrath等[19]利用飛秒激光脈沖激發(fā)Fe/Au異質(zhì)結, 觀察到了太赫茲輻射, 并將異質(zhì)結中的超快自旋注入歸因于超擴散自旋傳輸(superdiffusive spin transport). 在電子吸收能量躍遷后, 自旋向上的電子表現(xiàn)為sp軌道特性, 而自旋向下的電子表現(xiàn)為類d軌道特性. 由于上下自旋電子壽命與遷移率的不同, 兩種電子的自旋取向也處于非平衡狀態(tài), 因此在鐵磁層界面形成了自旋流的積累, 實現(xiàn)了自旋流向非磁層注入. 這種激光導致的超擴散自旋流, 其動態(tài)頻率恰好處在亞皮秒量級, 因此也可以實現(xiàn)太赫茲量級的動態(tài)自旋注入[77].與自旋塞貝克效應一致, 這種自旋流的極化方向與鐵磁層磁化方向也是相同的.

除以上兩種自旋注入機制之外, 磁性材料中超快退磁現(xiàn)象也會產(chǎn)生自旋流, 這種自旋注入機理被稱為自旋抽運效應 (spin pumping effect). 由飛秒激光誘導的超快退磁現(xiàn)象在太赫茲領域已經(jīng)被廣泛地報道[18,78], 在超快退磁的過程中, 鐵磁層的自旋角動量轉(zhuǎn)移到重金屬層, 進而產(chǎn)生自旋注入. 由于自旋抽運的特征時間與自旋軌道相互作用有關,其時間尺度為皮秒量級[79], 因此同樣可以產(chǎn)生太赫茲輻射. 然而, 由于飛秒激光引入的磁性變化很小, 所以自旋抽運效應導致的自旋注入很弱.Kampfrath等[19]計算了Fe/Au異質(zhì)結中自旋抽運效應注入的自旋流比超擴散導致的超快自旋流小兩個數(shù)量級以上.

值得注意的是, 目前尚缺乏統(tǒng)一的理論來描述異質(zhì)結中的超快自旋注入過程, 特別是對于自旋塞貝克效應和超擴散效應這兩種自旋注入機制, 現(xiàn)有的光學和電學手段無法將兩種效應注入的自旋流區(qū)分開來. 因此, 現(xiàn)在無法確切地指出哪種自旋注入機制的貢獻對異質(zhì)結中的太赫茲輻射占主導作用.

3.2 異質(zhì)結中的自旋-電荷轉(zhuǎn)化及太赫茲發(fā)射

在自旋流從鐵磁層注入相鄰非磁層中后, 由于非磁層材料的自旋軌道耦合作用, 不同自旋取向的電子朝不同的方向偏轉(zhuǎn), 轉(zhuǎn)化為電荷的積累, 這就是 ISHE. 在自旋流Js注入重金屬層中后, 由于ISHE, 自旋電子受到橫向力矩的作用, 在重金屬層的兩端造成電荷積累, 進而產(chǎn)生橫向電流Jc, 其表達式為

其中DISHE為自旋霍爾系數(shù). 由于Jc處在亞皮秒的時間尺度上, 其輻射的電磁波頻段恰好覆蓋太赫茲范圍, 因此, 在異質(zhì)結中可以實現(xiàn)太赫茲發(fā)射, 其表達式為[80,81]

其中,n1和n2為襯底和空氣的折射率,e為電子電荷,Z0為真空阻抗,ρ為垂直方向的金屬電導率.由公式(5)和(6)可知, ISHE產(chǎn)生的瞬態(tài)橫向電流Jc方向垂直于自旋流的極化矢量σ, 即異質(zhì)結中的自旋太赫茲輻射偏振方向垂直于磁場方向. 這與Kampfrath等[19]的研究結果一致. Seifert等[74]也在YIG/Pt異質(zhì)結中實現(xiàn)了自旋太赫茲發(fā)射, 證實了飛秒激光引入的自旋塞貝克效應也是實現(xiàn)超快自旋注入的重要手段. 他們使用動態(tài)模型分離出注入的自旋流密度, 證明了自旋塞貝克效應起源于非磁層的界面.

經(jīng)過對鐵磁/非磁異質(zhì)結的材料篩選與結構優(yōu)化, 現(xiàn)在已經(jīng)能夠?qū)崿F(xiàn)兼顧輻射強度、帶寬與功耗的自旋太赫茲發(fā)射源. Wu等[82]研究了不同厚度下的鐵磁與非磁層對出射太赫茲強度的影響, 發(fā)現(xiàn)W(6 nm)/Co(3 nm)雙層異質(zhì)結所輻射的太赫茲強度接近ZnTe晶體發(fā)射源. 并且, 這種結構的自旋太赫茲發(fā)射源還具有低功耗的特性, 即使激光能量密度降至0.6 μJ/cm2, 仍能在異質(zhì)結中實現(xiàn)穩(wěn)定的太赫茲發(fā)射. Seifert等[20]使用W/CoFeB/Pt構成三層異質(zhì)結構代替?zhèn)鹘y(tǒng)的雙層結構, 由于W和Pt具有相反的自旋霍爾角, 兩層界面中產(chǎn)生的太赫茲輻射可以相互疊加, 進而產(chǎn)生1—30 THz的相干增強太赫茲脈沖, 其能量轉(zhuǎn)換效率甚至優(yōu)于商用光電導天線和GaP(110)太赫茲發(fā)射源.

最近, Zhou等[83]首次利用反鐵磁外爾半金屬Mn3Sn與重金屬Pt構成的異質(zhì)結實現(xiàn)了太赫茲發(fā)射. 由于Mn3Sn具有反三角的自旋結構, 不同晶相的Mn3Sn產(chǎn)生的縱向自旋流大小不同, 因而在制備過程中可以通過選擇Mn3Sn層的晶相來控制異質(zhì)結出射太赫茲波的強度. 另外, 由于Mn3Sn同時具有較大的自旋霍爾角, 這種外爾半金屬也可以代替重金屬層提供ISHE. Zhou等的研究不但證明了太赫茲可以作為研究外爾半金屬自旋結構的一種簡便方法, 更證明了Mn3Sn具有實現(xiàn)自旋太赫茲發(fā)射與調(diào)控的重要潛力.

3.3 鐵磁/非磁異質(zhì)結中的自旋太赫茲調(diào)制

由公式(5)可知, 異質(zhì)結中發(fā)射的自旋太赫茲偏振方向垂直于磁化方向, 然而與拓撲絕緣體中發(fā)射的太赫茲不同, 自旋太赫茲不依賴于入射光的偏振狀態(tài). 也即, 自旋太赫茲源的抗干擾能力極強,改變鐵磁層磁化方向, 可以任意調(diào)控其偏振方向.

圖 6 (a) 在異質(zhì)結上施加手性相反的螺旋外磁場可以改變出射太赫茲波的手性; (b) 圖 (a)的利薩如曲線, 其中 σ + 與 σ ? 分別代表左旋與右旋極化的太赫茲信號[85]; (c), (d) Chen等[22]設計的級聯(lián)太赫茲發(fā)射器, 兩級發(fā)射器鐵磁層的磁化方向與入射光方向兩兩正交, 通過控制出射太赫茲的相位差和振幅, 可以在時域獲得合成的圓偏振信號; (e), (f) Wang等[21]使用的雙抽運自旋太赫茲發(fā)射器, 通過改變脈沖時延可以調(diào)控出射太赫茲的時域信號Fig. 6. (a) Manipulation of the terahertz chirality by changing the twisted magnetic field distribution; (b) the Lissajous curves of the THz signals of (a), where σ + and σ ? present the signals with left-hand and right-hand polarity[85]; (c), (d) the cascade spintronic terahertz emitter designed by Chen et al.[22], a circularly polarized terahertz waves could be obtained by controlling the phase difference between two stage terahertz and their amplitude; (e), (f) dual-pulses induced terahertz emitter reported by Wang et al.[21],the frequency could be manipulated by changing the delay time between two pump laser pulses.

然而, 在均勻磁性的異質(zhì)結中, 發(fā)射的自旋太赫茲一定是線偏振的, 這大大限制了自旋太赫茲源的應用途徑. 為了突破性這一局限, Hibberd等[84]通過改變外磁場的方向, 控制鐵磁層磁矩分布, 實現(xiàn)了對出射太赫茲偏振態(tài)的調(diào)控. 他們使用兩個極性相反的永磁鐵作為磁場源, NiFe/Pt異質(zhì)結作為太赫茲發(fā)射源, 在調(diào)換永磁體極性時, 異質(zhì)結中出射的太赫茲極性反轉(zhuǎn). Kong等[85]則從理論上證明了異質(zhì)結中不均勻的磁性分布可以產(chǎn)生橢圓偏振的自旋太赫茲輻射. 特別地, 在不同磁性區(qū)域的有效面積相等且磁矩方向相互垂直時, 還可以產(chǎn)生圓偏振極化的太赫茲輻射. 他們討論了出射太赫茲橢圓率與磁場極化狀態(tài)的依賴關系并用實驗加以證實. 如圖6(a),(b)所示, 將樣品置于螺旋的磁場中,在磁場的手性變化時, 太赫茲波的極化方式由左旋變?yōu)橛倚? 然而, 由于很難精準控制單級鐵磁薄膜中的磁性分布, 所以通過改變外磁場獲得偏振可調(diào)諧的太赫輻射難度很大. Chen等[22]報道了使用級聯(lián)發(fā)射的方法可以產(chǎn)生可控橢圓偏振太赫茲波. 他們在第一級樣品上施加了水平方向的磁場, 使其產(chǎn)生豎直偏振的太赫茲輻射, 在第二級上施加了豎直方向上的磁場產(chǎn)生水平偏振的太赫茲輻射; 通過改變兩級薄膜之間的距離控制出射太赫茲波的相位差, 實現(xiàn)了橢圓偏振太赫茲波的合成(圖6(c)). 進一步, 當抽運光經(jīng)過第一級的發(fā)射損耗與第二級鐵磁薄膜本身對第一級輻射的太赫茲波的損耗相等時, 可以實現(xiàn)圓偏振太赫茲波輻射(圖6(d)).

除了實現(xiàn)時域調(diào)制之外, 自旋太赫茲發(fā)射源在頻域調(diào)制方面也具有無可比擬的優(yōu)勢. 2019年,Wang等[21]報道了雙抽運效應對自旋太赫茲頻譜的調(diào)節(jié)作用, 如圖6(e)—(f)所示, 當使用兩束飛秒激光同時抽運鐵磁/非磁性金屬異質(zhì)結時, 可以通過操控兩束脈沖激光之間的偏振夾角和時延來實現(xiàn)對出射太赫茲頻域信號的調(diào)制.

4 鐵磁/拓撲絕緣體異質(zhì)結中的自旋太赫茲發(fā)射

4.1 拓撲絕緣體的自旋霍爾角計算

第3節(jié)主要介紹了鐵磁/非磁異質(zhì)結中的自旋太赫茲發(fā)射, 公式(5)和(6)表明在異質(zhì)結中自旋太赫茲的發(fā)射效率取決于非磁層的自旋霍爾系數(shù),而自旋霍爾系數(shù)正比于自旋霍爾角θSH, 即異質(zhì)結非磁層的θSH越大, 發(fā)射太赫茲的效率越高, 這與Wu等[82]的研究結果是一致的. 他們測試了使用Co作為鐵磁層, 不同的重金屬材料作為非磁層時,異質(zhì)結的太赫茲發(fā)射強度, 結果顯示, 當W作為非磁層時(θSH=0.4[86]), 異質(zhì)結出射的太赫茲峰值是Ta(θSH=0.15[87])作為非磁層時的10倍. 而拓撲絕緣體具有特殊的自旋-動量鎖定的拓撲表面態(tài),強自旋軌道耦合作用賦予這種材料極大的自旋-電荷轉(zhuǎn)換效率, 其自旋霍爾角比普通重金屬大得多,因此可以替代重金屬材料構成自旋太赫茲發(fā)射器并實現(xiàn)高效太赫茲發(fā)射.

自旋-電荷轉(zhuǎn)換效率指的是在自旋注入時, 拓撲絕緣體利用ISHE將其轉(zhuǎn)化成電荷流的能力. 為了能夠定量地計算拓撲絕緣體的自旋-電荷轉(zhuǎn)換效率, Wang等[88]使用自旋力矩鐵磁共振(spin torque ferromagnetic resonance, ST-FMR)的方法測量了 Bi2Se3的自旋霍爾角. 如圖 7(a)所示, 他們在Bi2Se3/Co40Fe40B20(CFB)兩端施加一個射頻電流,通過外部整流電路測得輸出的電壓信號. 在射頻電流流經(jīng)Bi2Se3層后, 由于自旋霍爾效應在y方向發(fā)生極化, 產(chǎn)生純自旋流并注入到相鄰的CFB中, 改變CFB磁矩的阻尼矩引發(fā)磁矩進動, 并且射頻電流會在系統(tǒng)中產(chǎn)生一個y方向的有效場, 也會使CFB受到力矩的作用. 由于ST-FMR電壓信號中對稱線形分量來源于自旋流產(chǎn)生的阻尼矩, 而反對稱線型分量來源于射頻磁場的貢獻[89,90], 因此可以通過線形與非線形部分的比值來確定自旋流與電荷流的比值, 即自旋霍爾角θSH. Wang等通過計算得出Bi2Se3的自旋霍爾角為1.75, 與過去的報道(θSH=2.0[91])接近. 表2展示了拓撲絕緣體與幾種重金屬自旋霍爾角的對比[35], 從表2可以看出拓撲絕緣體的自旋-電荷轉(zhuǎn)換效率是重金屬的10倍以上. 因此, 除自旋太赫茲發(fā)射器之外, 拓撲絕緣體也被視為實現(xiàn)超低功耗磁隨機存儲器(magnetic random access memory, MRAM)等新型自旋電子器件的重要材料[92].

圖 7 (a) ST-FMR 測試示意圖, 使用信號發(fā)生器 (SG)給樣品施加一個射頻電流, 通過測試樣品的電壓信號計算拓撲絕緣體的自旋霍爾角; (b) 異質(zhì)結中的磁矩進動過程[88]Fig. 7. (a) The schematic diagram of the ST-FMR measurement setup, an RF current from a signal generator (SG) is injected into the devices; (b) magnetization movements in the ST-FMR measurements[88].

表 2 拓撲絕緣體與幾種重金屬材料的自旋霍爾角[35]Table 2. Spin Hall angles of several topological insulators and common heavy metals[35].

4.2 絕緣體/鐵磁異質(zhì)結中的自旋太赫茲發(fā)射

由于拓撲絕緣體極大的自旋-電荷轉(zhuǎn)換率, 在鐵磁/拓撲絕緣體異質(zhì)結中可以實現(xiàn)高效的自旋太赫茲發(fā)射. 2018 年, Wang 等[68]首次利用 Bi2Se3/Co異質(zhì)結實現(xiàn)了自旋太赫茲發(fā)射. 如圖8(a)所示,他們使用波長為800 nm功率為60 mW的飛秒激光垂直入射異質(zhì)結, 激光激發(fā)使Co層產(chǎn)生超快自旋流并注入相鄰的Bi2Se3中, 再由ISHE將飛秒激光誘導的自旋流轉(zhuǎn)換成亞皮秒尺度上的橫向電荷流, 進而產(chǎn)生太赫茲輻射. 為了排除單層拓撲絕緣體中非線性電流和鐵磁層的超快退磁對出射太赫茲的貢獻, 分別測量了飛秒激光激發(fā)下Bi2Se3和Co的太赫茲輻射, 如圖8(b)所示, 顯然異質(zhì)結中自旋-電荷轉(zhuǎn)換引入的自旋太赫茲發(fā)射在總太赫茲輻射中占據(jù)主導地位. 當抽運光從前入射變?yōu)楹笕肷鋾r, 太赫茲信號的極性發(fā)生 1 80° 的反轉(zhuǎn), 改變面外磁場的方向后, 也能觀察到同樣的極性反轉(zhuǎn)現(xiàn)象(圖8(c)). 這是因為入射方向與樣品磁化強度的方向分別對應ISHE中的自旋流Js和自旋極化矢量σ的方向, 由公式 (5)可知, 當激光的入射方向或樣品磁化方向改變時, ISHE產(chǎn)生的電荷流反向,即異質(zhì)結產(chǎn)生的太赫茲輻射反向.

圖 8 (a) Bi2Se3/Co 異質(zhì)結構示意圖; (b) 用飛秒激光分別激發(fā) Bi2Se3/Co, Co, Bi2Se3 產(chǎn)生的太赫茲信號; (c) 改變?nèi)肷浞较蚺c面內(nèi)磁場方向后, 異質(zhì)結發(fā)射的太赫茲極性反轉(zhuǎn)[68]Fig. 8. (a) The schematic diagram of the Bi2Se3/Co heterostructure; (b) THz waveforms generated from Bi2Se3/Co,Co and Bi2Se3; (c) THz waveforms emitted from the heterostructure measured with front and back sample excitation and reversed magnetic field[68].

為了驗證Bi2Se3/Co異質(zhì)結的發(fā)射效率, Wang等[68]使用與Bi2Se3表面相同厚度(2 nm)的Pt作為對照組, 對比他們產(chǎn)生自旋太赫茲幅度的差異.實驗結果顯示, 在相同的有效厚度下, Bi2Se3的發(fā)射效率是 Pt的 1.7 倍, 其中 Bi2Se3(10 nm)/Co(3 nm)的發(fā)射效率更是可以與商用的ZnTe晶體相媲美. 更重要的是, 他們證明了拓撲絕緣體中的自旋-電荷轉(zhuǎn)換對溫度的變化不敏感. 這些優(yōu)點充分說明了拓撲絕緣體/鐵磁異質(zhì)結對實現(xiàn)高效、穩(wěn)定、廉價的太赫茲發(fā)射器的重要意義. 并且, 由于拓撲絕緣體特殊的拓撲表面態(tài), 其本身就可以發(fā)射太赫茲信號, 因此對拓撲絕緣體/鐵磁異質(zhì)結的研究有望實現(xiàn)任意調(diào)諧的拓撲自旋太赫茲發(fā)射器.

4.3 拓撲自旋太赫茲發(fā)射器的前景

拓撲絕緣體在與鐵磁層材料組合構成自旋太赫茲發(fā)射器時, 可以產(chǎn)生較大強度的自旋太赫茲輻射, 出射的自旋太赫茲波為線偏振且偏振方向只依賴于鐵磁層的磁化方向. 然而, 由前面的討論可知,拓撲絕緣體單層薄膜即可輻射太赫茲, 其產(chǎn)生機理為材料內(nèi)部的非線性效應. 如表1所示, 可以通過改變抽運光入射角、抽運光的極化狀態(tài)和樣品方位角對單層拓撲絕緣體出射太赫茲波進行調(diào)控. 因此, 可以通過控制外磁場方向與樣品方位角, 調(diào)控單層拓撲絕緣體中非線性太赫茲的偏振方向. 由于自旋太赫茲發(fā)射不依賴于非線性效應, 即非線性太赫茲和自旋太赫茲的偏振方向會有一個夾角, 且超快電流的響應速度遠大于自旋注入, 即兩束太赫茲波之間一定存在一個相位差. 因此在飛秒激光激發(fā)時, 異質(zhì)結中出射的兩束太赫茲波可以在空間上合成橢圓極化的太赫茲波. 進一步地, 通過控制單層拓撲絕緣體中的超快光電流響應, 可以實現(xiàn)對出射太赫茲手性的調(diào)控.

在2.2節(jié)中討論了拓撲絕緣體的各種非線性光電流效應, 可以看出拓撲絕緣體薄膜中的太赫茲發(fā)射與其狄拉克表面態(tài)有關, 然而, 在飛秒激光激發(fā)時, 由于體載流子對激光的吸收作用, 拓撲絕緣體產(chǎn)生的超快光電響應可能會被抑制[93]. 因此, 可以改變拓撲絕緣體的費米能級, 使其落在體能隙上, 降低體載流子密度, 進而增強發(fā)射的太赫茲強度. 在實驗上通常使用施加柵極電壓[94,95]或摻雜金屬元素[96,97]的方法調(diào)控拓撲絕緣體的費米能級.Pan等[98]制備了帶有頂電極的(BixSb1–x)2Se3單層薄膜樣品(圖9(a)), 研究了飛秒激光激發(fā)下拓撲絕緣體內(nèi)部超快光電流與柵極電壓的關系. 如圖9(b)所示, 當柵極電壓為0 V時, 樣品的縱向電阻Rxx最大, 此時樣品費米能級處在體帶隙中, 并且光電流的絕對值|C|最大, 這與假設是一致的. Luo 等[99]也報道了相同的現(xiàn)象, 他們通過不同的方式生長了不同載流子濃度的Bi2Se3, 分別測量了不同樣品出射的太赫茲幅度. 如表3所示, 在純拓撲絕緣體中,出射太赫茲波的強度隨載流子濃度的減少而增加.特別地, 當使用Cu摻雜降低Bi2Se3的載流子濃度后, 其出射太赫茲峰值強度增加50倍. Pan等和Luo等的實驗結果證明了使用光學之外的方法調(diào)控非線性太赫茲幅度的可能性.

圖 9 (a) Pan 等人制備的頂電極器件, 其中 Al2O3 作為介電層, ITO 作為電極材料; (b) (BixSb1–x)2Se3 薄膜的光電流與縱向電阻隨電壓的變化情況[98]Fig. 9. (a) The Schematic diagram of the top-gate device prepared by Pan et al, where the Al2O3 is dielectric layer while the ITO serves as top gate material; (b) the gate-dependent longitudinal resistance and nonlinear current in(BixSb1–x)2Se3 film[98].

表 3 不同載流子濃度下 Bi2Se3 輻射的太赫茲峰值強度[99]Table 3. Carrier concentration and THz peak amplitude for Bi2Se3 films[99].

綜上所述, 拓撲絕緣體/鐵磁異質(zhì)結可以發(fā)射手性可調(diào)的橢圓太赫茲波, 并且可以通過施加柵極電壓控制出射非線性太赫茲的幅值, 如果能夠結合這兩個優(yōu)勢, 即通過改變晶格和磁場方向調(diào)控出射太赫茲的偏振態(tài), 施加柵極電壓改變非線性太赫茲分量的幅值, 就可以通過拓撲絕緣體/鐵磁異質(zhì)結實現(xiàn)任意調(diào)諧的太赫茲波發(fā)射.

5 結 論

針對拓撲絕緣體的研究結果, 不僅可以應用于低功耗自旋電子器件和量子計算器件, 而且對于研發(fā)低功耗可控太赫茲發(fā)射器也具有重要意義.

在這篇綜述中, 首先, 從拓撲絕緣體的基本結構入手, 以Bi2Se3為例討論了拓撲絕緣體的非中心對稱表面, 結合ARPES分析了其拓撲保護的非平庸表面態(tài). 這種特殊的能帶結構是拓撲絕緣體實現(xiàn)高效自旋太赫茲發(fā)射的根本原因. 通過對拓撲絕緣體內(nèi)部的幾種非線性效應的分析, 說明了拓撲絕緣體薄膜出射太赫茲波對晶體方向?, 入射角θ或入射光偏振態(tài)的依賴關系, 即可以通過改變這些外界條件, 實現(xiàn)對出射非線性太赫茲輻射的調(diào)控.

接下來, 為了證明拓撲絕緣體/鐵磁異質(zhì)結作為自旋太赫茲發(fā)射器的優(yōu)越性, 首先分析了基于鐵磁/非磁異質(zhì)結中的自旋太赫茲發(fā)射. 在飛秒激光的激發(fā)下, 由于自旋塞貝克效應等超快動力學效應, 在鐵磁層中激發(fā)一個純自旋流并被注入非磁層. 由于ISHE, 注入的自旋流被轉(zhuǎn)換成亞皮秒時間尺度上的橫向電荷流, 進而產(chǎn)生太赫茲輻射. 自旋太赫茲具有穩(wěn)定、廉價、低功耗、易于調(diào)控等優(yōu)點, 比如可以通過級聯(lián)兩組異質(zhì)結實現(xiàn)圓偏振的太赫茲發(fā)射, 或者通過雙抽運激發(fā)異質(zhì)結實現(xiàn)對太赫茲頻譜的調(diào)控. 由于自旋太赫茲的偏振方向只依賴于鐵磁層的磁化方向, 因此可以通過改變磁場分布實現(xiàn)手性可控太赫茲發(fā)射.

由于拓撲絕緣體有強自旋軌道耦合特性, 可以實現(xiàn)高效的自旋-電荷轉(zhuǎn)化, 因此可以使用拓撲絕緣體材料代替非磁層構成拓撲自旋發(fā)射器. 在相同的有效厚度下, 拓撲絕緣體的自旋太赫茲發(fā)射效率是重金屬的1.7倍, 經(jīng)厚度優(yōu)化后, 其發(fā)射效率可以與商用的ZnTe晶體相媲美. 拓撲自旋太赫茲發(fā)射器在保留自旋太赫茲優(yōu)勢的前提下, 可以通過改變晶體方向單獨調(diào)控拓撲絕緣體中非線性效應產(chǎn)生的太赫茲輻射, 其出射的非線性太赫茲波與異質(zhì)結中出射的自旋太赫茲波可以在空間中合成橢圓太赫茲波. 并且, 可以通過施加柵極電壓或摻雜調(diào)控拓撲絕緣體的費米能級, 進而改變出射非線性太赫茲的幅值. 將兩個優(yōu)點結合起來, 可以實現(xiàn)圓偏振的太赫茲發(fā)射. 目前國內(nèi)外的研究表明, 基于拓撲絕緣體/鐵磁異質(zhì)結構的拓撲自旋太赫茲發(fā)射器可以成為實現(xiàn)偏振任意可調(diào)諧太赫茲脈沖輻射的一種有效方案.