晶格振動(dòng)的超快光譜調(diào)控?

王建立 郭亮 徐先凡 倪中華 陳云飛

1)(東南大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院,江蘇省微納生物醫(yī)療器械設(shè)計(jì)與制造重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,南京 211189)2)(普渡大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院,西拉法葉 47907)(2016年4月18日收到;2016年10月13日收到修改稿)

晶格振動(dòng)的超快光譜調(diào)控?

王建立1)?郭亮2)徐先凡2)倪中華1)陳云飛1)

1)(東南大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院,江蘇省微納生物醫(yī)療器械設(shè)計(jì)與制造重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,南京 211189)2)(普渡大學(xué)機(jī)械工程學(xué)院,西拉法葉 47907)(2016年4月18日收到;2016年10月13日收到修改稿)

采用飛秒激光抽運(yùn)脈沖激發(fā)了Bi2Te3薄膜頻率為1.856 THz的聲子相干振動(dòng),并用探測光測量得到了其阻尼振動(dòng)信號.結(jié)合Raman光譜,確定該振動(dòng)為A11g對稱振動(dòng)模式的相干光學(xué)聲子.為了實(shí)現(xiàn)該模式振動(dòng)的調(diào)控,在抽運(yùn)光路上安裝了脈沖整形器,進(jìn)而控制生成具有不同時(shí)間間隔和能量比的兩束脈沖激光.研究表明,當(dāng)兩束脈沖的間隔時(shí)間為相干光學(xué)聲子振動(dòng)半周期的奇數(shù)倍時(shí),調(diào)整兩束脈沖的能量比值,可以實(shí)現(xiàn)A11g模式振動(dòng)的完全消除.繼而將兩束脈沖的能量比值保持不變,得到了振幅隨間隔時(shí)間的變化曲線,與理論分析符合.結(jié)果進(jìn)一步證實(shí)了用超快光譜調(diào)控特定晶格振動(dòng)的可行性,從而為研究材料內(nèi)部超快能量傳遞過程提供了有效手段.

飛秒激光,晶格振動(dòng),脈沖整形,振動(dòng)控制

1引 言

振動(dòng)是自然界普遍存在的一種現(xiàn)象.在機(jī)械、航天航空、土木工程、交通運(yùn)輸?shù)阮I(lǐng)域,振動(dòng)甚至直接決定了項(xiàng)目的成敗[1,2].在微觀角度上,不同原子在其平衡位置附近振動(dòng),這種振動(dòng)的頻譜很寬,可以認(rèn)為是不同振動(dòng)模式的疊加,這些振動(dòng)模式對應(yīng)了量子化的聲子[3].如果在振動(dòng)過程中,基元中的不同原子質(zhì)心一起運(yùn)動(dòng),則為聲學(xué)聲子,如果質(zhì)心不動(dòng)則為光學(xué)聲子.無論在宏觀還是微觀范圍內(nèi),振動(dòng)的有效控制都涉及材料、自控、力學(xué)等諸多學(xué)科,一直也是國內(nèi)外研究的熱點(diǎn).為了減少宏觀結(jié)構(gòu)振動(dòng),通常可以設(shè)計(jì)相應(yīng)的阻尼減振系統(tǒng)[4].相比之下,由于晶格振動(dòng)非常復(fù)雜,微觀層面的振動(dòng)控制只能通過特殊手段[5],例如激光抽運(yùn)-探測技術(shù),激發(fā)出相干聲子(特定頻率振動(dòng)),并對其進(jìn)行表征和調(diào)控.

利用光在界面反射以后與原光束的加頻效應(yīng)[6]、激光加熱后的應(yīng)變特征[7]、或者單原胞層薄膜等結(jié)構(gòu)[8]都觀測到了對應(yīng)的相干聲學(xué)聲子,其頻率通常為GHz.相干光學(xué)聲子的振動(dòng)頻率通常為THz,必須在超高時(shí)間分辨率(飛秒)條件下才能觀測得到.對于反鐵磁材料諸如FeF2和MnF2,低溫下亦可觀測到頻率同樣為THz的相干磁振子[9,10].當(dāng)飛秒激光照射到透明或者半透明材料表面,Weiner等[11]提出相干光學(xué)聲子產(chǎn)生是一個(gè)受激Raman散射過程,由于入射激光包含許多頻率對,頻率差正好與聲子振動(dòng)頻率相同,該聲子將被共振激發(fā).Zeiger等[12]提出位移激發(fā)理論來解釋飛秒激光入射不透明材料表面生成的相干光學(xué)聲子.如果光子能量大于帶隙寬度,大量電子從價(jià)帶躍遷到導(dǎo)帶,高能量電子將偏離離子實(shí)的平衡位置,進(jìn)而帶動(dòng)離子實(shí)振動(dòng).就像彈簧上的小球,突然被拉了一下,使得小球在平衡位置來回振蕩[13].隨后研究者嘗試將這兩種生成機(jī)理統(tǒng)一到一個(gè)理論框架下[14,15].雖然激發(fā)不同材料相干光學(xué)聲子的原理不盡相同,但由于存在聲子-聲子之間的相互作用,晶格的相干振動(dòng)都存在阻尼,振動(dòng)幅度將逐漸衰減.晶格振動(dòng)將改變材料的介電系數(shù),進(jìn)而改變反射率,通過測量反射率的變化可以研究晶格阻尼振動(dòng)過程,進(jìn)而得到包括衰減特征時(shí)間、原子振幅等信息[16].采用飛秒激光抽運(yùn)-探測技術(shù),已經(jīng)在Bi[13],Sb[13],GaAs[17],Bi2Te3[18],Bi2Se3[19],Si[20],石墨[21],碳納米管[22]等材料中都觀測到了相干光學(xué)聲子.

相干光學(xué)聲子是一種特殊的振動(dòng)形式,同樣也滿足振動(dòng)的基本規(guī)律.例如激光能量足夠大,躍遷電子越多,對應(yīng)作用力越大,振動(dòng)幅值也越大[18].振動(dòng)的阻尼系數(shù)與材料結(jié)構(gòu)相關(guān),如果材料存在缺陷,阻尼系數(shù)變大,振動(dòng)衰減越快[23].如果有多束激光照射到樣品表面的相同位置(空間上重疊),將獨(dú)立產(chǎn)生相同頻率的光學(xué)聲子.隨著多束激光到達(dá)樣品表面的時(shí)間不同,光學(xué)聲子的相位將存在差異,滿足振動(dòng)干涉條件,因此可以通過調(diào)整多束脈沖的時(shí)間間隔來控制振動(dòng)的強(qiáng)弱[24].基于以上原理,本文測量了Bi2Te3納米薄膜在兩束激光脈沖照射下相干光學(xué)聲子振動(dòng)強(qiáng)弱隨脈沖間隔時(shí)間的變化,進(jìn)而為操控晶格振動(dòng)提供了依據(jù).

2實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)

實(shí)驗(yàn)采用共軸雙色抽運(yùn)-探測飛秒激光反射系統(tǒng)來實(shí)現(xiàn)相干光學(xué)聲子的激發(fā)與控制,實(shí)驗(yàn)光路如圖1所示.在實(shí)驗(yàn)過程中,由超快激光兩級放大系統(tǒng)生成周期頻率5kHz脈寬約為50fs的激光脈沖,單脈沖最大能量為2mJ.脈沖功率經(jīng)過衰減以后,采用分束鏡將激光分成抽運(yùn)光和探測光兩束激光,其中探測光經(jīng)過延遲臺,從而改變與抽運(yùn)光到達(dá)樣品的時(shí)間.抽運(yùn)光首先經(jīng)過脈沖整形器,然后采用倍頻晶體(BBO)生成400nm抽運(yùn)光,并用濾波片過濾殘余的800nm抽運(yùn)光,經(jīng)過機(jī)械式光調(diào)變器后(調(diào)制頻率為500 Hz),與探測光一起聚焦后垂直入射到樣品表面.反射光經(jīng)濾光片過濾以后進(jìn)入差分光電探測器,信號經(jīng)過前置放大,最終由鎖相放大器提取.

圖1 (網(wǎng)刊彩色)抽運(yùn)-探測激光反射實(shí)驗(yàn)系統(tǒng)Fig.1.(color online)Schematic diagram of the femtosecond pump-probe re fl ectivity measurement.

圖2 (網(wǎng)刊彩色)單脈沖以及間隔分別為1617,1752和1887fs對應(yīng)的雙脈沖波形Fig.2.(color online)Temporal pro fi les of single pump pulse and double pump pulses with separation times at 1614fs,1748fs and 1883fs,respectively.

為了調(diào)控不同抽運(yùn)光脈沖的間隔時(shí)間和相對強(qiáng)度,如圖1所示,在抽運(yùn)光路上引入了脈沖整形器.脈沖整形器主要由兩對衍射光柵和透鏡,以及一個(gè)空間光調(diào)制器組成.入射激光經(jīng)過第一個(gè)衍射光柵后將不同激光頻率分開,然后通過透鏡聚焦到空間光調(diào)制器上.空間光調(diào)制器由程序控制,用于調(diào)整不同頻率分量的幅值和相位.調(diào)制后的頻率分量經(jīng)過第二對透鏡和衍射光柵重新生成所需要的激光脈沖.圖2顯示通過脈沖整形器調(diào)整以后的單束脈沖以及時(shí)間間隔分別為1617,1752和1887fs對應(yīng)的雙脈沖信號.從圖中可以看出,脈沖整形器可以準(zhǔn)確控制脈沖序列的間隔時(shí)間和能量比,從而為操控晶格振動(dòng)提供了有效實(shí)驗(yàn)手段.

3結(jié)果與討論

在(100)晶面GaAs基底上金屬氣相沉積100nm厚度的Bi2Te3單晶薄膜,測量得到的反射信號如圖3所示.當(dāng)抽運(yùn)光照射到Bi2Te3薄膜表面,由于光子能量(3.1eV)遠(yuǎn)大于帶隙寬度(0.15eV),價(jià)帶的大量電子將躍遷到導(dǎo)帶.盡管對反射信號的物理機(jī)理的理解還存在爭議,但不同材料測量得到的反射信號都有一個(gè)共同特點(diǎn),即同時(shí)存在高頻振蕩和非振蕩信號[13,17?29].高頻信號對應(yīng)相干光學(xué)聲子,根據(jù)位移激發(fā)理論,表示由于大量電子躍遷導(dǎo)致離子實(shí)在新的平衡位置做阻尼振蕩.非振蕩部分則反映了電子濃度、電子溫度、晶格溫度等物理量在時(shí)間和空間上的復(fù)雜變化過程[25].在時(shí)間尺度上,存在電子-電子、電子-聲子、不同模式聲子之間相互作用,以及導(dǎo)帶電子與價(jià)帶空穴復(fù)合等因素,根據(jù)各種因素所對應(yīng)的特征時(shí)間的差異,可以在時(shí)間分辨的反射信號中定性區(qū)分這些因素的影響[26].在空間尺度上,電子濃度、電子溫度以及晶格溫度都將從照射區(qū)向四周擴(kuò)散,其中電子濃度的雙極擴(kuò)散(電子-空穴對)對反射信號的影響,目前研究還存在爭議[27].非振蕩信號主要反映了能量傳遞過程,盡管高頻相干光學(xué)聲子也參與了部分能量傳遞[28],但其影響較小且主要局限于脈沖激發(fā)后大約10ps以內(nèi),因此可以將兩者近似獨(dú)立研究,而本文主要關(guān)注具有特定相位關(guān)系的晶格振動(dòng)(高頻振蕩信號)的調(diào)控.

圖3 單脈沖測量結(jié)果,插圖為相干光學(xué)聲子振動(dòng)部分Fig.3.Temporal evolution of re fl ectivity trace after single pump pulse illumination,the insert shows the corresponding coherent optical phonon oscillation.

相干光學(xué)聲子振動(dòng)見圖3中的插圖.從插圖中可以看出,振蕩衰減過程可以表示為

其中ΔR/R為反射率的相對變化,A為幅值,tp為衰減的特征時(shí)間,f為振動(dòng)頻率,?為初始相位.擬合得到A=1.3×10?3,tp=5.2ps,f=1.856 THz,對應(yīng)振動(dòng)周期T=539fs.一個(gè)Bi2Te3原胞包含5個(gè)原子,12個(gè)光學(xué)支中有6支具有Raman活性,分別為沿c軸對稱振動(dòng)的和橫向振動(dòng)且具有二重簡并的對應(yīng)頻率分別為1.88,4.02,1.1和3.09 THz[29].測量得到Bi2Te3薄膜的Raman光譜見圖4,三個(gè)特征峰分別對應(yīng)了對稱振動(dòng)模式以及非對稱振動(dòng)模式圖4同時(shí)給出了三種振動(dòng)模式對應(yīng)的晶格相對位移[30].在分析Bi薄膜相干光學(xué)聲子過程中,DeCamp等[16]認(rèn)為反射率相對變化的振幅與晶格振動(dòng)幅值近似呈正比,且反射率變化0.1%對應(yīng)的離子實(shí)偏離平衡位置約在10?4nm量級.對于Bi2Te3薄膜,圖3測量得到的反射率變化幅值最大為2×10?3,因此也對應(yīng)了亞原子尺度的晶格振動(dòng)幅值.比對Raman光譜結(jié)果可以確定,采用圖1所示的抽運(yùn)-探測系統(tǒng),測量得到的高頻振蕩信號為對稱模式對應(yīng)的相干光學(xué)聲子.采用電光采樣(EO sampling)技術(shù)抑制對稱模式,可以觀測到相對較弱的非對稱振動(dòng)模式[31].

圖4 (網(wǎng)刊彩色)Bi2Te3薄膜的Raman譜Fig.4.(color online)Raman spectroscopy of Bi2Te3 nano fi lms.

其中B和C分別表示前后兩束激光照射后對應(yīng)的幅值.為了保證第二束激光達(dá)到樣品以后相干光學(xué)聲子完全消除,振幅(對應(yīng)雙脈沖的能量比)需滿足

從(4)式中可以看出,第二束激光照射樣品表面后的幅值隨Δt近似呈余弦規(guī)律變化.當(dāng)Δt為半周期的奇數(shù)倍,理論上可以完全消除相干光學(xué)聲子,即原子的某個(gè)振動(dòng)模式將在平衡位置上被凍結(jié);當(dāng)Δt為半周期的偶數(shù)倍時(shí),相干光學(xué)聲子振幅最大.

圖5 (網(wǎng)刊彩色)兩束激光照射下的反射信號Fig.5.(color online)Re fl ectivity trace induced by double pump pulses.

根據(jù)以上調(diào)控原理,實(shí)驗(yàn)先通過脈沖整形器,將Δt設(shè)為1.887ps(3.5T),然后不斷調(diào)整兩束激光脈沖的相對強(qiáng)度,直到第二束激光到達(dá)樣品后,相干光學(xué)聲子近似完全消除.在相對強(qiáng)度確定以后,分別設(shè)Δt為3T,3.125T,3.25T,3.375T和3.5T,測量得到的結(jié)果如圖6所示.當(dāng)t=Δt時(shí),對應(yīng)的幅值隨Δt的變化規(guī)律見圖7.幅值的振動(dòng)衰減周期為2T,與理論分析符合較好.如圖2所示,兩束脈沖照射時(shí)第一束脈沖能量小于單脈沖能量,因此擬合得到B=1.0×10?3,小于單脈沖測量得到的幅值A(chǔ).從圖中可以明顯看到第二束激光照射以后相干光學(xué)聲子強(qiáng)度的變化,從而實(shí)現(xiàn)了對特定晶格振動(dòng)的調(diào)控.晶格振幅的亞原子尺度調(diào)控,將為研究半導(dǎo)體材料內(nèi)部超快能量傳遞過程[28,31]以及非熱熔相變過程[32]等提供有效的技術(shù)手段.

圖6 (網(wǎng)刊彩色)室溫測量得到的反射信號隨兩束脈沖間隔時(shí)間的變化,為了區(qū)分差別,圖中不同曲線縱坐標(biāo)進(jìn)行了偏移Fig.6.(color online)Re fl ectivity trace induced by double pump pulses with di ff erent separation times.

圖7 (網(wǎng)刊彩色)當(dāng)t=Δt時(shí),振動(dòng)幅值隨間隔時(shí)間的變化Fig.7.(color online)Amplitude of coherent optical phonon oscillation(t=Δt)as a function of the separation time.

4結(jié) 論

采用飛秒激光抽運(yùn)-探測技術(shù),由一束高能抽運(yùn)光照射到Bi2Te3薄膜表面,探測光的反射信號中可以明顯觀測到對應(yīng)周期T=539fs的對稱模式的相干光學(xué)聲子.利用在抽運(yùn)光路中裝設(shè)脈沖整形器,通過生成具有不同時(shí)間間隔和能量比的兩束抽運(yùn)光脈沖,實(shí)現(xiàn)了第二束脈沖到達(dá)樣品以后該特定晶格振動(dòng)的完全消除.進(jìn)而設(shè)置間隔時(shí)間分別為3T,3.125T,3.25T,3.375T和3.5T,測量得到的振動(dòng)幅值與間隔時(shí)間滿足余弦衰減規(guī)律,與理論分析符合.

[1]Binning G,Rohrer H 1983 Surf.Sci.126 236

[2]Tian Y,Huang L,Luo M K 2013 Acta Phys.Sin.62 050502(in Chinese)[田艷,黃麗,羅懋康 2013物理學(xué)報(bào)62 050502]

[3]Kittle C 1996 Introduction to Solid State Physics(New York:John Wiley)pp107–108

[4]Timoshenko S,Young D H,Weaver W 1974 Vibration Problems in Engineering(New York:John Wiley)pp30–61

[5]Zhao X H,Ma F,Wu Y S,Zhang J P,Ai X C 2008 Acta Phys.Sin.57 298(in Chinese)[趙曉輝,馬菲,吳義室,張建平,艾希成2008物理學(xué)報(bào)57 298]

[6]Maznev A A,Hofmann F,Jandl A,Esfarjani K,Bulsara M T,Fitzgerald E A,Chen G,Nelson K A 2013 Appl.Phys.Lett.102 041901

[7]Hsieh C S,Bakker H J,Piatkowski L,Bonn M 2014 J.Phys.Chem.C 118 20875

[8]Tian Y C,Zhang W H,Li F S,Wu Y L,Wu Q,Sun F,Zhou G Y,Wang L L,Ma X C,Xue Q K,Zhao J M 2016 Phys.Rev.Lett.116 107001

[9]Zhao J M,Bragas A V,Lockwood D J,Merlin R 2004 Phys.Rev.Lett.93 107203

[10]Zhao J M,Bragas A V,Merlin R,Lockwood D J 2006 Phys.Rev.B 73 184434

[11]Weiner A M,Leaird D E,Wiederrecht G P,Nelson K A 1990 Science 247 1317

[12]Zeiger H J,Vidal J,Cheng T K,Ippen E P,Dresselhaus G,Dresselhaus M S 1992 Phys.Rev.B 45 768

[13]Cheng T K,Vidal J,Zeiger H J,Dresselhaus G,Dresselhaus M S,Ippen E P 1991 Appl.Phys.Lett.59 1923

[14]Stevens T E,Kuhl J,Merlin R 2002 Phys.Rev.B 65 144304

[15]Ri ff e D M,Sabbah A J 2007 Phys.Rev.B 76 085207

[16]DeCamp M F,Reis D A,Bucksbaum P H,Merlin R 2001 Phys.Rev.B 64 092301

[17]Cho G C,Kütt W,Kurz H 1990 Phys.Rev.Lett.65 764

[18]Wu A Q,Xu X F,Venkatasubramanian R 2008 Appl.Phys.Lett.92 011108

[19]Qi J,Chen X,Yu W,Cadden-Zimansky P,Smirnov D,Tolk N H,Miotkowski I,Cao H,Chen Y P,Wu Y,Qiao S,Jiang Z 2010 Appl.Phys.Lett.97 182102

[20]Hase M,Kitajima M,Constantinescu A M,Petek H 2003 Nature 426 51

[21]Ishioka K,Hase M,Kitajima M,Wirtz L,Rubio A,Petek H 2008 Phys.Rev.B 77 121402

[22]Lim Y S,Yee K J,Kim J H,Hároz E H,Shaver J,Junichiro K,Doorn S K,Hauge R H,Smalley R E 2006 Nano Lett.6 2696

[23]Hase M,Ishioka K,Kitajima M,Ushida K,Hishita S 2000 Appl.Phys.Lett.76 1258

[24]Wu A Q,Xu X 2007 Appl.Phys.Lett.90 251111

[25]Othonos A 1998 J.Appl.Phys.83 1789

[26]Wang J L,Guo L,Ling C,Song Y M,Xu X F,Ni Z H,Chen Y F 2016 Phys.Rev.B 93 155306

[27]Kumar N,Ruzicka B A,Butch N P,Syers P,Kirshenbaum K,Paglione J,Zhao H 2011 Phys.Rev.B 83 235306

[28]Wang J L,Guo L,Liu C H,Xu X F,Chen Y F 2015 Appl.Phys.Lett.107 063107

[29]Wang Y G,Guo L,Xu X F 2013 Phys.Rev.B 88 064307

[30]Richter W,K?hler H,Becker C R 1977 Phys.Stat.Sol.(b)84 619

[31]Min L X,Dwayne Miller R J 1990 Appl.Phys.Lett.56 524

[32]Rousse A,Rischel C,Fourmaux S,Uschmann I,Sebban S,Grillon G,Balcou P,F?rster E,Geindre J P,Audebert P,Gauthier J C,Hulin D 2001 Nature 410 65

PACS:42.65.Re,78.47.jg,82.53.MjDOI:10.7498/aps.66.014203

*Project supported by the National Natural Science Foundation of China(Grant No.51476033).

?Corresponding author.E-mail:wangjianli@seu.edu.cn

Manipulation of lattice vibration by ultrafast spectroscopy?

Wang Jian-Li1)?Guo Liang2)Xu Xian-Fan2)Ni Zhong-Hua1)Chen Yun-Fei1)

1)(Jiangsu Key Laboratory for Design and Manufacture of Micro/Nano Biomedical Instruments,Southeast University,Nanjing 211189,China)2)(School of Mechanical Engineering,Purdue University,West Lafayette 47907,USA)(Received 18 April 2016;revised manuscript received 13 October 2016)

The ultrafast pump-probe spectroscopy allows us to make movies of the dynamics of the carriers and vibrational excitations on the timescales shorter than the typical scattering time.In general,the temporal evolution of the re fl ectivity change is comprised of the oscillatory and the non-oscillatory components.The former corresponds to the coherent lattice vibration,while the latter is related to the complex cooling process of the hot carriers.To investigate the dynamics of the hot carrier and the lattice vibration,it is necessary to decouple the two parts in the detected signal.Comparatively,the manipulation of the coherent lattice vibration is easier in spite of its super-high frequency and subatomic vibration amplitude.In this work,the behavior of the coherent lattice vibration in Bi2Te3single crystalline fi lm with a thickness of 100nm is studied by using the double pump-single probe ultrafast spectroscopy.Firstly,the coherent lattice vibration with the subatomic amplitude and a frequency of about 1.856 THz is simulated by a femtosecond pump pulse,and its damped oscillation signal is detected by the re fl ectivity change of a probe pulse.Compared with the Raman spectrum,this vibration is con fi rmed to be the coherent optical phonon with A11gsymmetric vibration mode.To manipulate this lattice vibration,a pulse shaper is then installed in the pump-beam arm to generate double pump pulses with the di ff erent separation times and the intensity ratios.The resulting re fl ectivity change is found to be a superposition of the pulse train:the oscillation amplitude is enhanced when the separation time is matched to the period of the oscillation;if the separation time is the odd times the half-period of the oscillation,the A11gvibration mode can be completely cancelled out after adjusting the intensity ratio.Finally,by maintaining the same intensity ratio,the amplitudes of the oscillation signals after the second pump pulse are measured with di ff erent separation times.The results agree well with the theoretical predictions:the amplitude of the oscillation after the second pump pulse shows a cosine function of separation time with a period of about 1080fs,which is the twice the period of the oscillation illuminated by a single pump pulse.This work suggests that the lattice vibration can be optically manipulated,thus provides an e ff ective way to disentangle the lifetimes of the phonons and the interactions with the excited carriers in the ultrafast energy relaxation process in semiconductor,which is extremely important for a number of interesting phenomena such as the non-thermal melting and the insulator-to-metal transition.

ultrafast laser,lattice vibration,pulse shape,vibration control

10.7498/aps.66.014203

?國家自然科學(xué)基金(批準(zhǔn)號:51476033)資助的課題.

?通信作者.E-mail:wangjianli@seu.edu.cn