室温下Rashba耦合的场致超快调制gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe (111)gydF4y2Ba

强飞秒(fs)光脉冲为控制固体的物理性质提供了强有力的工具，促进了在基态无法达到的新涌现现象gydF4y2Ba^{1gydF4y2Ba，gydF4y2Ba2gydF4y2Ba，gydF4y2Ba3.gydF4y2Ba，gydF4y2Ba4gydF4y2Ba}，铁电(FE)材料如钙钛矿证明了这一点gydF4y2Ba^5gydF4y2Ba．在铁电体家族中，gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)是一种迷人的材料，因为它在下面展示了巨大的FE扭曲gydF4y2BaTgydF4y2Ba_CgydF4y2Ba≈700K，产生自旋极化体态和表面分裂电子态，具有迄今报道的最大Rashba参数gydF4y2Ba^{6gydF4y2Ba，gydF4y2Ba7gydF4y2Ba，gydF4y2Ba8gydF4y2Ba}．基于逆自旋霍尔效应和逆Rashba- edelstein效应，Rashba系统可以有效地用于自旋电子器件中的自旋-电荷转换gydF4y2Ba^{9gydF4y2Ba，gydF4y2Ba10gydF4y2Ba，gydF4y2Ba11gydF4y2Ba，gydF4y2Ba12gydF4y2Ba}．gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)被认为是在这一方向上很有前途的候选材料，但更有趣的是，在室温下对其FE极化的操纵对下一代低功耗非易失性存储器件有很大的兴趣。FE极化的控制可以用作控制自旋-电荷电流转换符号的旋钮gydF4y2Ba^12gydF4y2Ba．利用fs光脉冲操纵FE偏振态gydF4y2BaαgydF4y2Bagete(111)因此成为急剧提高未来一代自旋电子学器件性能的一个令人兴奋的视角。在这里，使用fs极紫外线脉冲由桌面高谐波产生(HHG)源提供gydF4y2Ba^13gydF4y2Ba，我们进行时间和角度分辨光电发射光谱(tr-ARPES)，如图所示。gydF4y2Ba1gydF4y2Baa.这是一种跟踪电子能带结构动量和能量解析的动态演化的直接而全面的技术，它使我们能够揭示室温光诱导的Rashba耦合增强，直接表明了铁电性的增加gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)在亚皮秒时间尺度上。gydF4y2Ba

静态的调查gydF4y2Ba

数字gydF4y2Ba1gydF4y2Ba的薄膜带结构gydF4y2BaαgydF4y2Bagete(111)沿gydF4y2Ba{\ \(\酒吧伽马}- {K} \ \酒吧)gydF4y2Ba高对称性方向，仅使用探针脉冲的静态ARPES测量显示，与现有文献一致gydF4y2Ba^{6gydF4y2Ba，gydF4y2Ba7gydF4y2Ba，gydF4y2Ba8gydF4y2Ba，gydF4y2Ba14gydF4y2Ba，gydF4y2Ba15gydF4y2Ba，gydF4y2Ba16gydF4y2Ba}．观测到的带结构与用一步光发射模型计算的结果非常吻合gydF4y2Ba^17gydF4y2Ba(无花果。gydF4y2Ba1gydF4y2Bac)在顶部Te表面的最后两个原子晶格平面与下一个次表面Ge平面之间具有短键的Te端部表面(图的右侧部分)。gydF4y2Ba1gydF4y2Baa).在费米能级附近(gydF4y2BaEgydF4y2Ba_FgydF4y2Ba)，拉什巴分裂的大块州gydF4y2BaBgydF4y2Ba_1gydF4y2Ba而且gydF4y2BaBgydF4y2Ba_2gydF4y2Ba再现良好(另见补充图中的二阶导数)。gydF4y2Ba1gydF4y2Baa).同样地，标记了两个表面派生状态gydF4y2Ba年代gydF4y2Ba年代gydF4y2Ba_1gydF4y2Ba而且gydF4y2Ba年代gydF4y2Ba年代gydF4y2Ba_2gydF4y2Ba是好看的。我们的表面是有序的Te终止和短的表面Te - ge键，证明了表面态色散gydF4y2Ba^18gydF4y2Ba这一点对于接下来的讨论至关重要。这种特殊的终止导致向外强烈的FE极化，这是体态的大Rashba劈裂的起源。gydF4y2Ba

失平衡动力学与理论研究gydF4y2Ba

我们接下来研究超快动力学的非平衡态gydF4y2BaαgydF4y2Bagete(111)使用频闪泵探测方法。为此，我们用红外(IR)脉冲(1.55 eV泵浦脉冲)激发材料，并通过21.7 eV探针脉冲探测其电子带结构来检查系统的响应。数字gydF4y2Ba2gydF4y2Baa, b分别是在−200和+200 fs的时延下拍摄的ARPES图。最引人注目的观察是拉什巴分裂表面状态的瞬态人口gydF4y2Ba年代gydF4y2Ba年代gydF4y2Ba_1gydF4y2Ba而且gydF4y2Ba年代gydF4y2Ba年代gydF4y2Ba_2gydF4y2Ba以上gydF4y2BaEgydF4y2Ba_FgydF4y2Ba，它完美地遵循了电子温度的瞬时升高和相关的费米-狄拉克分布展宽(见补充图。gydF4y2Ba2gydF4y2Ba)。这可以从图中的ARPES差图中得到证实。gydF4y2Ba2gydF4y2Bac。gydF4y2Ba

上面的红色gydF4y2BaEgydF4y2Ba_FgydF4y2Ba对应于光发射强度的增加，而蓝色对应于光发射强度的降低，证实了瞬态费米-狄拉克分布在此时间尺度上的展宽和表面态的热种群。仔细检查图中的差分图。gydF4y2Ba2gydF4y2BaC揭示了一个额外的暂态特征。事实上，在大块状态区域也可见蓝/红对比，以下约400 meVgydF4y2BaEgydF4y2Ba_FgydF4y2Ba．在这里，红色阴影(增加)相对于蓝色阴影(减少)位于更高的结合能，这意味着这种强度变化与上述费米边缘展宽无关。相反，它对应于体态向高结合能的瞬态转移。我们在图中证明了这一点。gydF4y2Ba2gydF4y2Bad,e为能量分布曲线(EDCs)gydF4y2BakgydF4y2Ba= 0 ÅgydF4y2Ba^{−1gydF4y2Ba}(正常发射)和gydF4y2BakgydF4y2Ba= 0.2 ÅgydF4y2Ba^{−1gydF4y2Ba}(离位发射)。它们显示了体态交叉点(CP)的瞬时位移gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba),gydF4y2BaBgydF4y2Ba_1gydF4y2Ba200 fs后的贡献分别为40和130 meVgydF4y2BaBgydF4y2Ba_2gydF4y2Ba贡献不会改变)。因为拉什巴分裂与能量差成正比gydF4y2BaBgydF4y2Ba_1gydF4y2Ba而且gydF4y2BaBgydF4y2Ba_2gydF4y2Ba枝，这是一个明确的证据，短暂的光诱导增加的拉什巴耦合gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)在亚皮秒时间尺度上。通过估计时滞为−200 fs和200 fs时体带的Rashba参数，我们在实验上提取了Rashba耦合的瞬态演化(见补充图)。gydF4y2Ba3.gydF4y2Ba)。Rashba参数由关系式给出gydF4y2BaαgydF4y2Ba_RgydF4y2Ba= 2gydF4y2BaEgydF4y2Ba_RgydF4y2Ba/gydF4y2BakgydF4y2Ba_0gydF4y2Ba,在那里gydF4y2BaEgydF4y2Ba_RgydF4y2BaCP之间的能量差是多少gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba还有顶部gydF4y2BaBgydF4y2Ba_2gydF4y2Ba分支,gydF4y2BakgydF4y2Ba_0gydF4y2Ba它们的动量差。当时延为−200 fs和200 fs时，它等于3.1 eV。Å和3.8 eV。Å分别对应增加18%的Rashba耦合。gydF4y2Ba

为了解释我们在电子结构中观察到的结构起源，图。gydF4y2Ba3.gydF4y2BaA显示了围绕的带结构计算gydF4y2Ba\(\酒吧伽马}{\ \)gydF4y2Ba两种不同的FE畸变的BZ点，在这里，为了清晰起见，我们只显示了大部分贡献。左边的面板对应的是系统的基态，其中Te原子的x位置为0.530，表示为两个Ge原子沿[111]方向距离的分数(见图)。gydF4y2Ba3.gydF4y2Bad插图)。或者，图中的右面板。gydF4y2Ba3.gydF4y2Baa表示FE畸变增加到的情况gydF4y2BaxgydF4y2Ba= 0.534，对应于FE极化增加13%。如图所示。gydF4y2Ba3.gydF4y2Bab, c，铁电性的增加导致CP的改变gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba在gydF4y2Ba\(\酒吧伽马}{\ \)gydF4y2Ba点，同时，更高的动量到体带移BgydF4y2Ba_1gydF4y2Ba到更高的结合能。这与我们如图所示的实验观察结果在定性上是一致的。gydF4y2Ba2gydF4y2Ba从而证实了我们的解释，因为它很好地再现了CP的40 meV位移gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba我们通过实验观察。gydF4y2Ba

当x趋于0.5时，体系趋向于更加中心对称的结构(岩盐结构、空间群)gydF4y2Ba\ \ (Fm \酒吧{3}米)gydF4y2Ba)，从而形成具有较不重要的Rashba耦合的较副电相(见补充图)。gydF4y2Ba4gydF4y2Ba和补充图gydF4y2Ba5gydF4y2Ba)。因此，铁电性瞬时增加，这是极不寻常的，因为光激发通常导致更对称的相位gydF4y2Ba^{19gydF4y2Ba，gydF4y2Ba20.gydF4y2Ba}．gydF4y2Ba

事实上，CP的能量位置gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba与中FE畸变的大小成正比gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)。为了得到光激发引起的铁电性的时间动态，我们将其绘制在图中。gydF4y2Ba3 dgydF4y2BaCP的时间演化gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba转变,ΔgydF4y2BaEgydF4y2BaCPgydF4y2Ba_BgydF4y2Ba，从我们的tr-ARPES测量中提取。这种演化表现出两个显著的动力特征。首先，在CP之前需要大约80 fsgydF4y2Ba_BgydF4y2Ba发生转变。从1.5 eV以上的瞬态电子居群中得到了时间零点的位置gydF4y2BaEgydF4y2Ba_FgydF4y2Ba在传导带(红色曲线)。由于从价带顶部到导带的电子的光激发，它对应于第一个可观测信号。在这些高能态下，光激发电子的寿命非常短，相应的迹线几乎对应于泵浦脉冲和探针脉冲之间的相互关(黑高斯曲线)。红色曲线的不对称形状与具有指数衰减的不可忽略寿命有关。其次，经过200 fs的CPgydF4y2Ba_BgydF4y2Ba位移达到最大40 meV，随后是一个周期约为200 fs的相干振荡，对应于5太赫兹的频率(参见补充图)。gydF4y2Ba6gydF4y2Ba)。因此，红外泵浦脉冲的作用是在亚ps时间尺度上光诱导铁电的相干调制gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)。由于布洛赫态与这个FE的耦合gydF4y2Ba一个gydF4y2Ba_{1gydF4y2BaggydF4y2Ba}沿晶体[111]方向的模gydF4y2Ba^21gydF4y2Ba，我们因此观察到由我们的tr-ARPES测量探测到的Rashba耦合调制结果。gydF4y2Ba

上述观察结果与以往文献有明显不同。事实上，实验工作使用超快电子衍射gydF4y2Ba^22gydF4y2Ba时间分辨x射线衍射gydF4y2Ba^23gydF4y2Ba相反，观察到红外泵脉冲产生连续的FE到副电，以及副电到非晶的相变gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe。这些结果得到了依赖时间的DFT计算的支持，表明即使在最低的通量区，红外脉冲的影响gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe是由Ge-Te键长度的减少引起的铁电性的降低gydF4y2Ba^{24gydF4y2Ba，gydF4y2Ba25gydF4y2Ba}．最后但并非最不重要的是，在相干振荡开始之前，我们观察到一个意想不到的80 fs的延迟。在相干声子(DECP)图像的标准位移激发中，所有这些观测结果都是不寻常的。gydF4y2Ba

要理解这种差异，我们必须考虑到ARPES主要探测地表gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)，不像前面引用的体积敏感的实验研究。数字gydF4y2Ba4gydF4y2Ba概述了铁电性时间演化的最重要步骤gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)，它随Te原子沿gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe[111]结晶学方向(垂直黑轴)。同时对CP的暂态位移进行了分析gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba能量位置显示在蓝色垂直轴上，这与图中实验蓝色线有关。gydF4y2Ba3.gydF4y2Bad.动力学演化背后微观机制的五个步骤详见图。gydF4y2Ba4gydF4y2Ba．gydF4y2Ba⓪gydF4y2Ba在负延迟时，我们探测了系统的基态，在那里离子能量势的最小值对应gydF4y2BaxgydF4y2Ba= 0.530。gydF4y2Ba①gydF4y2Ba在光激发后的最初80 fs内，一个表面光电压(SPV)建立并修改了系统的电子能级图。SPV是半导体物理学中一个著名的现象gydF4y2Ba^{26gydF4y2Ba，gydF4y2Ba27gydF4y2Ba}:它对应于光致载流子的空间再分布，以及对表面电荷区(SCR)中存在的带弯曲(BB)的补偿。在我们的案例中，SPV为正的证据在补充图中给出。gydF4y2Ba7gydF4y2Ba，我们展示了泵诱导转移到整个ARPES光谱的高动能。如补充图所述。gydF4y2Ba8gydF4y2Ba当SPV为正时，对应于电子向表面迁移，空穴向体体迁移，在样品表面外方向形成补偿电场。SPV的构建通常需要几十到几百fsgydF4y2Ba^{26gydF4y2Ba，gydF4y2Ba27gydF4y2Ba}．我们在GeTe表面上进行了漂移扩散计算(参见补充图)。gydF4y2Ba9gydF4y2Ba及补充软件gydF4y2Ba1gydF4y2Ba)，表明泵脉冲在几十fs后完全抑制了初始BB，与我们的实验结果非常一致。gydF4y2Ba②gydF4y2Ba补偿电场对铁电性有重要影响。正如图的第二步所描述的。gydF4y2Ba4gydF4y2Bab, Te原子被推入体中，Ge原子被推向表面，导致FE畸变增加。因此，系统被驱动到一个暂态的非平衡状态，其中新的离子能势最小值相对于基态转移到更高的x。gydF4y2Ba③gydF4y2Ba在200fs后，离子位移达到了对应的最大振幅gydF4y2BaxgydF4y2Ba= 0.534，与CP的40 meV移动有关gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba，我们在+200 fs时的tr-ARPES测量结果证明了这一点。gydF4y2Ba④gydF4y2Ba最后，系统围绕定位于的中间位置的新电位最小值振荡gydF4y2BaxgydF4y2Ba= 0.532，同时伴随与CP相关的铁电性周期性振荡gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba位置和拉什巴分裂。总的来说，这五个步骤解释了实验行为，并表现为延迟DECP机制。gydF4y2Ba

在这幅图中，我们了解了光致铁电性的调制gydF4y2BaαgydF4y2Bagete(111)是一种表面现象。它与CP的快速通量饱和相适应gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba我们观察到的位移(见补充图)。gydF4y2Ba10gydF4y2Ba)，因为众所周知SPV通常在一个非常低的通量状态下饱和gydF4y2Ba^28gydF4y2Ba．不可忽略的SPV建立时间也与我们在CP中观察到的延迟一致gydF4y2Ba_BgydF4y2Ba转变。最近，在碱掺杂的三维拓扑绝缘体中也报道了类似的光介导Rashba耦合操作gydF4y2Ba^29gydF4y2Ba．gydF4y2Ba

结论与展望gydF4y2Ba

总之，我们已经证明了Rashba半导体材料中铁电的超快光诱导调制gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)与tr-ARPES测量。我们观察到Rashba耦合的显著延迟增强，这可以通过调用源自次表面区域内fs时间尺度上SPV创建的延迟DECP机制来理解。除了对解决半导体铁电材料的非平衡动力学的基础研究的意义之外，我们的研究验证了使用fs光脉冲来操纵在gydF4y2BaαgydF4y2Ba这为自旋电子学特别是存储器件的技术应用开辟了有前途的新途径。使用可变光激发波长的系统实验，例如在太赫兹范围内，希望优化光诱导偏振增强的振幅，超出我们的原理证明实验。最后，考虑到这种效应仅限于表面区域，它也应该在几纳米的超薄极限下有效，考虑到目前异质结构材料的兴趣，这是一个很有吸引力的视角。gydF4y2Ba

时间分辨光电发射光谱学gydF4y2Ba

样品使用基压<1 × 10的超高真空(UHV)箱转移到tr-ARPES装置gydF4y2Ba^{−10gydF4y2Ba}mbar。所有的tr-ARPES测量都在特高压下进行gydF4y2BaPgydF4y2Ba< 1 × 10gydF4y2Ba^{−10gydF4y2Ba}mbar和室温下，使用基于激光的高谐波产生tr-ARPES设置gydF4y2Ba^13gydF4y2Ba(hgydF4y2BaνgydF4y2Ba_{pgydF4y2BargydF4y2BaogydF4y2BabgydF4y2BaegydF4y2Ba}= 21.7 eV, p极化，hgydF4y2BaνgydF4y2Ba_{pgydF4y2BaugydF4y2Ba米gydF4y2BapgydF4y2Ba}= 1.55 eV, s极化，500 kHz重复率，ΔgydF4y2BaEgydF4y2Ba~ 175 meV， ΔgydF4y2BatgydF4y2Ba~ 35 fs)，配有SPECS Phoibos 150半球面分析仪和6轴机械手(SPECS GmbH)。泵和探头光斑尺寸(FWHM)为~ 150 × 150gydF4y2BaμgydF4y2Ba米gydF4y2Ba^2gydF4y2Ba~ 70 × 60gydF4y2BaμgydF4y2Ba米gydF4y2Ba^2gydF4y2Ba,分别。所有讨论的通量都是指用复折射率测定的吸收通量gydF4y2Ba^30.gydF4y2Ba\(n=\ root {\epsilon} \sim 5.5+4.5\，i\)gydF4y2Ba在gydF4y2BaλgydF4y2Ba= 800 nm。gydF4y2Ba

计算的细节gydF4y2Ba

电子结构计算gydF4y2Ba

提出的ab-initio计算是基于完全相对论密度泛函理论，在多重散射Korringa-Kohn-Rostoker Green函数包(SPRKKR)中实现的。gydF4y2Ba^31gydF4y2Ba．用狄拉克方程处理自旋-轨道耦合等相对论效应。选择LDA来近似势的交换相关部分和原子球近似。电子结构用布洛赫谱函数(BSF)表示，它由格林函数的虚部组成。在Fig的例子中。gydF4y2Ba1gydF4y2BaC，半无限的晶体gydF4y2BaαgydF4y2Ba-GeTe(111)与Te表面终止考虑，在我们之前的工作gydF4y2Ba^15gydF4y2Ba，表示体态和表面性质的电子状态。为了再现被测光电流的不对称性，建立了光发射的一步模型gydF4y2Ba^17gydF4y2Ba为了包括由实验几何引起的所有矩阵元素效应:即入射光子和出射光电子角、光偏振和终态效应。无花果。gydF4y2Ba3.gydF4y2BaA-c是一种无限大的晶体，因此只考虑具有体性质的电子态。gydF4y2Ba

Drift-diffusion计算gydF4y2Ba

用参考文献中描述的自定义代码求解漂移扩散方程。gydF4y2Ba27gydF4y2Ba使用扩展数据中列出的参数。gydF4y2Ba

样品的增长gydF4y2Ba

铁电gydF4y2BaαgydF4y2Ba用分子束外延法在(111)取向BaF上生长了500 nm厚的-GeTe薄膜gydF4y2Ba_2gydF4y2Ba底材采用Ge和Te积液细胞，生长温度为280℃。用原位反射高能电子衍射法观察到完美的二维生长。生长后，样品被转移到Ferrovac特高压箱中，在不破坏特高压条件的情况下进行tr-APRES测量(<1 × 10gydF4y2Ba^{−10gydF4y2Ba}mbar)。gydF4y2Ba

报告总结gydF4y2Ba

关于研究设计的进一步信息可在gydF4y2Ba自然研究报告摘要gydF4y2Ba链接到本文。gydF4y2Ba