一种测量三维拓扑绝缘体中电流诱导自旋极化的方法

1.本发明属于自旋电子学领域，具体涉及一种测量三维拓扑绝缘体中电流诱导自旋极化的方法。


背景技术：

2.理想的三维拓扑绝缘体是体内绝缘、表面导电的新型量子态物质，其表面态电子是自旋动量锁定的狄拉克型的电子态，能够抑制非磁性杂质的无序背散射，在自旋电子学器件领域和量子计算领域具有很好的应用前景。bi2te3是典型的三维拓扑绝缘体，具有较好的应用前景，因此受到人们的广泛关注。
3.为了实现自旋电子学器件，必须实现电子的自旋极化。电流诱导自旋极化提供了一种通过电学方法实现自旋极化的手段。但是这种电子自旋极化的探测具有较大的难度，目前普遍的采用的方法主要有两种，一种是通过测量克尔转角的方法来测量自旋极化，另外一种方法是通过在样品上引入磁性结来进行探测。这两种方法的测量系统较为复杂，测量难度较大。因此，迫切需要提出一种较为简便的测量三维拓扑绝缘体中电流诱导自旋极化的方法。


技术实现要素：

4.本发明的目的在于提供一种测量三维拓扑绝缘体中电流诱导自旋极化的方法，该方法有利于简单、快捷、有效地测量三维拓扑绝缘体bi2te3中电流诱导自旋极化。
5.为实现上述目的，本发明的技术方案是：一种测量三维拓扑绝缘体中电流诱导自旋极化的方法，包括如下步骤：
6.步骤s1、用分子束外延技术在(111)晶面的si衬底上生长三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜，通过电子束蒸发设备在三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜上蒸发一对矩形电极；
7.步骤s2、将三维拓扑绝缘体bi2te3放置在真空杜瓦瓶中，并采用银丝作为电极的引线，将电极引线焊接到杜瓦瓶的接线柱上，然后通过杜瓦瓶的接线柱将三维拓扑绝缘体bi2te3上的两个电极与电流前置放大器的输入端相连；
8.步骤s3、激光器发出的激光依次经过衰减片、斩波器、起偏器、光弹性调制器和透镜，照射在三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜上两电极连线的中点，激光入射面与两电极连线垂直；
9.步骤s4、在激光入射角θ下，控制电流前置放大器给三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜施加一个电压，记为v
+
，这个电压将在三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜中产生电流；由于电流诱导自旋极化，将会在三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜上电流流经的地方产生平面内的自旋极化，且这个自旋极化的方向与电流方向垂直；三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜在激光照射下，将产生光电流，通过两个电极进行收集，而后输入电流前置放大器，并分别输入至锁相放大器1和锁相放大器2，然后通过数据采集卡进行收集；这个光电流由两部分组成，第一个部分是普通光电流，与斩波器的斩波频率一致，通过锁相放大器1提取，记为i
0+
；第二个部分是圆偏振光
相关的光电流，是左旋圆偏振光产生的光电流与右旋圆偏振光产生的光电流的差值，与光弹性调制器的1倍频的频率相同，通过锁相放大器2提取，记为i
+
；
10.步骤s5、保持步骤s4的激光入射角不变，将施加在三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜上的电压变成v
‑
，其中v
‑
＝
‑
v
+
，即电压方向反向，但绝对值不变；按照步骤s4，测得电压为v
‑
情况下的普通光电流i0‑
和圆偏振光相关的光电流i
‑
；
11.步骤s6、通过如下公式(1)
‑
(6)算出电压v
+
导致的圆偏振光电导差分电流i
cpdc
：
[0012][0013][0014][0015][0016][0017][0018]
这个圆偏振光电导差分电流i
cpdc
与电流诱导自旋极化成正比，通过这个圆偏振光电导差分电流i
cpdc
的测量，可定性得到三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜中电流诱导自旋极化的大小；公式(1)
‑
(6)中和表示普通光电流中关于电压的偶函数分量和奇函数分量，r(v)为普通光电流中关于电压的偶函数分量和奇函数分量的比值，和分别表示圆偏振相关的光电流中电压v的偶函数分量和奇函数分量，i(0)表示外加电压为零时的圆偏振相关光电流；
[0019]
步骤s7、改变施加在三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜上的电压的值，并重复步骤s4
‑
s6，可获得不同电压下的圆偏振光电导差分电流i
cpdc
，测得两电极间的距离d，通过v/d算得电场e，从而得到不同电场下的圆偏振光电导差分电流i
cpdc
；由于i
cpdc
正比于电流诱导的自旋极化，从而得到不同电场或电流下的电流诱导自旋极化。
[0020]
在本发明一实施例中，所述三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜厚度为几纳米到几十纳米。
[0021]
在本发明一实施例中，所述激光的入射角在10
‑
40度之间。
[0022]
在本发明一实施例中，所述步骤s4中，斩波器的工作频率输入到锁相放大器1的参考频率输入端，电流前置放大器的输出端接入锁相放大器1的输入端，锁相放大器1的输出端接入数据采集卡，通过数据采集卡采集电流信号；将光弹性调制器的1倍频的频率输入到锁相放大器2的参考频率输入端，电流前置放大器的输出端接入锁相放大器2的输入端，锁相放大器2的输出端接入数据采集卡，通过数据采集卡采集电流信号。
[0023]
在本发明一实施例中，所述三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜上沉积的电极为钛金电极：钛10nm，金100nm；打在三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜上的激光光斑的直径小于电流通道宽度的1/2，即小于矩形电极宽度的1/2，且打在三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜上的激光光斑大小小
于两电极的间距，这样光斑不会打到电极上。
[0024]
在本发明一实施例中，所述步骤s3中，所述激光器的波长对应光子能量要大于三维拓扑绝缘体bi2te3的带隙，激光功率为20
‑
200mw。
[0025]
在本发明一实施例中，所述步骤s3中，所述光弹性调制器的一倍频调制频率为50khz，光弹性调制器的主轴方向与起偏器的偏振方向夹角为45度，光弹性调制器的位相延迟为0.25
×
激光波长。斩波器的斩波频率为200～4000hz。
[0026]
在本发明一实施例中，所述步骤s4和s5中，施加的电压大小为绝对值为0～5v。
[0027]
相较于现有技术，本发明具有以下有益效果：本发明通过简单易行的方法将电流诱导自旋极化测量出来，简单易行，成本低廉，具有很强的实用性和广阔的应用前景。
附图说明
[0028]
图1是本发明实施例的方法实现流程图。
[0029]
图2是本发明实施例中测量三维拓扑绝缘体bi2te3中电流诱导自旋极化的测量系统示意图。
[0030]
图3是本发明实施例中测量三维拓扑绝缘体bi2te3中电流诱导自旋极化的实验光路示意图。
[0031]
图4是本发明实施例中测得的厚度为3nm、7nm、20nm的bi2te3薄膜以及si衬底的圆偏振相关的光电流i随外加电压的变化曲线。
[0032]
图5是本发明实施例中得到的厚度为3nm、7nm、20nm的bi2te3薄膜以及si衬底的圆偏振光电导差分电流i
cpdc
随外加电场的变化曲线。其中的实线是拟合结果。
[0033]
图6是本发明实施例中测得的厚度为3nm、7nm、20nm的bi2te3薄膜的克尔转角随外加电压的变化曲线。其中是实线是线性拟合的结果。
[0034]
图7是本发明实施例中三维拓扑绝缘体bi2te3在外加电压下左旋圆偏振光和右旋圆偏振光激发引起的光学跃迁的示意图。
[0035]
图2中：1
‑
1064nm激光器，2
‑
衰减片，3
‑
斩波器，4
‑
起偏器，5
‑
光弹性调制器，6
‑
真空杜瓦瓶，7
‑
拓扑绝缘体bi2te3样品，8
‑
电流前置放大器，9
‑
锁相放大器1，10
‑
锁相放大器2，11
‑
沉积在样品上的电极。
[0036]
图7中：1为第二表面态中自旋向上的分支，2为第二表面态中自旋向下的分支，3为第一表面态中自旋向上的分支，4为第一表面态中自旋向下的分支，5为第一价带，6为第一导带，7为费米能级。
具体实施方式
[0037]
下面结合附图，对本发明的技术方案进行具体说明。
[0038]
本发明提供了一种测量三维拓扑绝缘体bi2te3中电流诱导自旋极化的方法，如图1所示，包括以下步骤：
[0039]
步骤s1、用分子束外延技术在(111)面si衬底上生长三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜，薄膜的厚度分别为3nm、7nm和20nm。薄膜的大小为2.1mm
×
8mm。然后，通过电子束蒸发设备在薄膜上蒸发一对矩形的钛金电极，这对钛金电极的厚度为：10nm钛和100nm的金，电极大小为0.62mm
×
0.52mm，即加电压后产生电流沟道的宽度为0.62mm。
[0040]
步骤s2、将三维拓扑绝缘体bi2te3放置在真空杜瓦瓶中，并采用银丝作为电极的引线，将电极引线焊接到杜瓦瓶的接线柱上，然后通过杜瓦瓶的接线柱将三维拓扑绝缘体bi2te3上的两个电极与电流前置放大器的输入端相连；
[0041]
步骤s3、激光器发出的激光依次经过衰减片、斩波器、起偏器、光弹性调制器和透镜，照射在两电极连线的中点，激光入射面与两电极连线垂直，激光的入射角在10
‑
40度之间；
[0042]
本实施例采用的激光的波长为1064nm，该激光的光子能量大于三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜的带隙。本实施例采用的激光的功率为40mw。透镜的焦距为15cm。打在样品上的光斑的直径约为0.27mm，光斑不能打到电极上。
[0043]
样品和光路的示意图如图2、3所示。
[0044]
本实施例中，光弹性调制器的一倍频调制频率为50khz，光弹性调制器的主轴方向与起偏器的偏振方向夹角为45度，光弹性调制器的位相延迟为0.25
×
1064nm。斩波器的斩波频率为217hz。
[0045]
步骤s4、在某一个激光入射角θ下，通过计算机控制电流前置放大器给样品施加一个电压，记为v
+
，这个电压将在样品中产生电流。由于电流诱导自旋极化，将会在样品上电流流经的地方产生平面内的自旋极化，且这个自旋极化的方向与电流方向垂直。样品在激光照射下，将产生光电流，将这个光电流通过两个矩形电极进行收集。这个光电流依次输入前置放大器、锁相放大器1和锁相放大器2，然后通过数据采集卡进行收集。这个光电流由两部分组成，第一个部分是普通光电流，与斩波器的斩波频率一致，通过锁相放大器1可以将这个信号提取出来，记为i
0+
；第二个部分是圆偏振光相关的光电流，是左旋圆偏振光产生的光电流与右旋圆偏振光产生的光电流的差值，与光弹性调制器的一倍频的频率相同，这个电流可以通过锁相放大器2提取出来，记为i
+
。
[0046]
步骤s5、保持步骤s4的激光入射角不变，将施加在样品上的电压变成v
‑
,其中v
‑
＝
‑
v
+
，即电压方向反向，但绝对值不变。按照步骤s4，测得电压为v
‑
情况下的普通光电流i0‑
和圆偏振光相关的光电流i
‑
。
[0047]
步骤s6、通过如下公式(1)
‑
(6)算出电压v
+
导致的圆偏振光电导差分电流i
cpdc
：
[0048][0049][0050][0051][0052][0053][0054]
这个圆偏振光电导差分电流i
cpdc
与电流诱导自旋极化成正比，通过这个圆偏振光
电导差分电流i
cpdc
的测量，可以定性得到样品中电流诱导自旋极化的大小。公式(1)
‑
(6)中和表示普通电导光电流中关于电压的偶函数分量和奇函数分量，r(v)为普通光电导电流中关于电压的偶函数分量和奇函数分量的比值，和分别表示圆偏振相关的光电流中电压v的偶函数分量和奇函数分量。i(0)表示外加电压为零时的圆偏振相关光电流。
[0055]
步骤s7、改变施加在样品上的电压的值，并重复步骤s4
‑
s6，可获得不同电压下的圆偏振光电导差分电流i
cpdc
，测得两电极间的距离d，从而通过v/d算得电场e。从而得到不同电场下的圆偏振光电导差分电流i
cpdc
。由于i
cpdc
正比于电流诱导的自旋极化，从而得到不同电场或电流下的电流诱导自旋极化。
[0056]
在本实施例中，按照步骤s4
‑
s7，分别测得了厚度为3nm、7nm和20nm的bi2te3薄膜以及si衬底的普通光电流和圆偏振相关的光电流随外加电压的变化曲线，外加电压的变化范围是
‑
1.3v～1.3v，步长为0.1v。其中，圆偏振相关的光电流随外加电压的变化曲线如图4所示。
[0057]
从图4中可以看到，圆偏振相关的光电流既包含电场的奇函数项也包含电场的偶函数项。然而，由电流诱导自旋极化产生的圆偏振相关的光电流应该是电场的偶函数项。原因如下：当对样品施加一个电压的时候，就会在样品中产生一个电流。这个电流会使得费米面发生移动。如沿+x方向加一个电压，将使得费米面沿
‑
x方向移动，如图7所示，此时沿+x方向的电场使得费米面发生了倾斜，从而使得
‑
k
x
方向的电子能带被电子填充得更多。在左旋圆偏振光(记为σ
‑
)的照射下，自旋向下的电子将从第一表面态(记为ss1)跃迁到第二表面态(记为ss2)，如图7中粗实线箭头所示，同时自旋向下的电子也会从第一导带(记为cb1)跃迁到第二表面态，如图7中的粗虚线箭头所示，跃迁后产生自由移动的电子将在外电场的e作用下发生移动，从而产生电流，记此电流为i
σ
‑
。设此时左旋圆偏振光照射产生的电子的浓度为δn
σ
‑
，则i
σ
‑
＝eμe
·
δn
σ
‑
。其中e为基本电荷量，e为电场，μ为电子迁移率。当入射光为右旋圆偏振光(记为σ
+
)的时候，自旋向上的电子将从第一表面态(记为ss1)跃迁到第二表面态(记为ss2)，如图7中细实线箭头所示，同时自旋向上的电子也会从第一导带(记为cb1)跃迁到第二表面态ss2，如图7中的细虚线箭头所示，跃迁后产生自由移动的电子将在外电场e作用下发生移动，从而产生电流，记此电流为i
σ+
。设此时右旋圆偏振光照射产生的电子的浓度为δn
σ+
，则i
σ+
＝eμe
·
δn
σ+
。圆偏振光电导差分电流为左旋光产生的光电导电流与右旋光产生的光电导电流的差值，即i
cpdc
＝i
σ+
‑
i
σ
‑
。由于i
σ+
＝eμe
·
δn
σ+
、i
σ
‑
＝eμe
·
δn
σ
‑
，因此，i
cpdc
＝i
σ+
‑
i
σ
‑
＝eμe(δn
σ+
‑
δn
σ
‑
)。此外，由于外加电压使得费米面发生了移动，移动的量与电场大小成正比，如+x方向的电场导致
‑
k
x
方向的电子态更多的被电子占据，这将使得
‑
k
x
态电子的跃迁几率增大，同时+k
x
态电子的跃迁几率减小。由于左旋圆偏振光主要激发
‑
k
x
态电子的跃迁，而右旋圆偏振光主要激发+k
x
态电子的跃迁，因此，这将导致(δn
σ+
‑
δn
σ
‑
)
∝
e。所以，i
cpdc
＝i
σ+
‑
i
σ
‑
＝eμe(δn
σ+
‑
δn
σ
‑
)
∝
e2。
[0058]
可见，由电流诱导自旋极化产生的圆偏振相关的光电流应该是电场的偶函数项，然而测得的圆偏振相关的光电流中除了含有电场的偶函数项以外，还含有电场的奇函数项。这个奇函数项是由于自旋向上电子和自旋向下电子的自旋弛豫时间不同引起的。
[0059]
为了将电流诱导自旋极化产生的圆偏振相关的光电流即圆偏振光电导差分电流
提取出来，可以采用公式(5)进行提取，即其中i(0)表示外加电压为零时的圆偏振相关光电流。值得注意的时候，如果电极不是理想的欧姆接触，那么通过公式(5)的计算方法会引入一个假的信号，这个信号并不是由于电流诱导自旋极化引入的信号，而是由于非理想的欧姆接触引入的。因此，需要将这个信号扣除掉。如何提取这个假信号，可以从普通光电流入手进行处理。即通过公式(1)算出普通光电流中为外加电压的奇函数项，通过公式(2)算出普通光电流中为外加电场的偶函数项，通过公式(3)算出奇函数分量与偶函数分量的比值r。由于这个奇函数分量与偶函数分量的比值对于普通光电流和圆偏振相关光电流是一致的，因此，可以通过这个比值算出由非理想欧姆接触引入的假信号。即通过公式(4)算出圆偏振相关光电流中的奇函数分量，则由非理想欧姆接触引入的假信号为最后，通过公式(6)将假信号从偶函数分量中扣除，即得到由电流诱导自旋极化引起的圆偏振光电导差分电流i
cpdc
，该电流的大小反映了电流诱导自旋极化的大小。
[0060]
本实施例中通过步骤s1
‑
s7获得的厚度分别为3nm、7nm以及20nm的三维拓扑绝缘体bi2te3薄膜和si衬底的圆偏振光电导差分电流如图5所示。其中的实线为采用如下公式的拟合结果：
[0061]
i
cpdc
(e)＝βe2.
ꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀꢀ
(7)
[0062]
其中，β为拟合常数。可见，当电场较小的时候，公式(7)能够较好的拟合实验数据，与理论推导一致，表明了本发明方法的正确性。当电场较大的时候，圆偏振光电导差分电流不能用公式(7)很好的拟合，这是因为电场较大的时候，电子的自旋弛豫加快，导致圆偏振光电导差分电流减小，从而偏离e2的变化规律。
[0063]
从图5、6可以看出，硅衬底的圆偏振光电导差分电流远小于bi2te3薄膜的圆偏振光电导差分电流，因此，测得的bi2te3薄膜的圆偏振光电导差分电流主要来自bi2te3薄膜而不是来自硅衬底。厚度为3nm和7nm的样品的圆偏振光电导差分电流的符号是相同的，即它们都为开口向下的抛物线，而厚度为20nm的样品的圆偏振光电导差分电流的符号与厚度为3nm和7nm的样品相反，即它变成开口向上的抛物线。这是因为厚度为3nm和7nm的样品的圆偏振光电导差分电流是由bi2te3薄膜的上表面态主导的，而厚度为20nm的样品的圆偏振光电导差分电流是由下表面态主导的。由于上表面态和下表面态具有相反的自旋极化，因此，它们产生的圆偏振光电导差分电流的符号将相反。
[0064]
从图5可以看出，随着入射角的增大，圆偏振光电导差分电流信号增强，这是由于入射角增大将导致光沿平面内的电矢量分量增加，光激发的跃迁几率增大，从而使圆偏振光电导差分电流增大。
[0065]
为了进一步验证本方法的正确性，证实外加电压确实引起了电子的自旋极化，还进行了不同外加电压下的克尔转角的测量。在这个测量中，采用的激光波长是800nm，激光功率是7mw，入射线偏振光的偏振面与两电极连线呈45度角。测得厚度分别为3nm、7nm和20nm的bi2te3样品的克尔转角随外加电压的变化曲线如图7所示，其中是实线为线性拟合的结果。可见，随外加电压的增加，克尔转角增大，表明电子的自旋极化增强，随外加电压反
号，克尔转角反号，表明电子的自旋极化方向发生了翻转。克尔转角的测量结果表明外加电压确实引起了电子的自旋极化。对于厚度为3nm的克尔转角符号与厚度为7nm的样品一致，当厚度增大到20nm时，克尔转角的符号反了过来，这与圆偏振光电导差分电流中观察到的结果是一致的，因此，进一步证明了本方法的正确性。
[0066]
综上，本发明提出了一种简单、易操作的测量三维拓扑绝缘体bi2te3中由电流诱导自旋极化的方法。该方法将激光依次通过斩波器、起偏器、光弹性调制器和透镜，以一定的入射角照射在适当厚度的bi2te3样品的两电极连线的中点，同时给样品施加适当的正向和反向的电压，通过锁相放大器将普通光电流和圆偏振光相关的光电流提取出来，然后通过公式将圆偏振光电导差分电流计算出来，这个电流的大小反映了三维拓扑绝缘体bi2te3中由电流诱导自旋极化的大小。
[0067]
以上所述的具体实施例，对本发明的目的、技术方案和成果进行了详尽说明，所应理解的是，以上所述仅为本发明的具体实施例而已，并不用于限制本发明，凡在本发明的精神和原则之内，所做的任何修改、等同替换、改进等，均应包含在本发明的保护范围之内。