Direkter Beweis für Terahertz-Emission aufgrund eines anomalen Hall-Effekts

Scientific Reports Band 13, Artikelnummer: 5988 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Ein detailliertes Verständnis der verschiedenen Mechanismen, die für die Terahertz (THz)-Emission in ferromagnetischen (FM) Materialien verantwortlich sind, wird bei der Entwicklung effizienter THz-Emitter hilfreich sein. In diesem Bericht präsentieren wir direkte Beweise für die THz-Emission von einschichtigen Co\(_{0.4}\)Fe\(_{0.4}\)B\(_{0.2}\) (CoFeB) FM-Dünnfilmen. Der dominierende Mechanismus, der für die THz-Emission verantwortlich ist, ist der anomale Hall-Effekt (AHE), ein Effekt eines Netto-Rückflussstroms in der FM-Schicht, der durch den an den Grenzflächen der FM-Schicht reflektierten spinpolarisierten Strom erzeugt wird. Die THz-Emission des AHE-basierten CoFeB-Emitters wird durch Variation seiner Dicke, Ausrichtung und Pumpfluenz des Laserstrahls optimiert. Ergebnisse aus elektrischen Transportmessungen zeigen, dass die Schrägstreuung von Ladungsträgern für die THz-Emission im CoFeB AHE-basierten THz-Emitter verantwortlich ist.

Der Bereich des elektromagnetischen Spektrums, der zwischen naher Mikrowellen- und ferninfraroter Strahlung liegt, ist die sogenannte Terahertz (THz)-Strahlung oder THz-Lücke, also typischerweise Frequenzen zwischen 100 GHz und 30 THz. Terahertz-Strahlung findet Anwendung in verschiedenen Bereichen, beispielsweise in der Medizin, Sicherheit usw.1,2. Photoleitendes Schalten, optische Gleichrichtung, transienter Photostrom in Luftplasma und Differenzfrequenzerzeugung sind Techniken, die zur Erzeugung von THz-Strahlung eingesetzt werden3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13. Darüber hinaus hat die THz-Emission aus magnetischen Materialien unter Nutzung des Spin-Freiheitsgrads in letzter Zeit als vielversprechender Rahmen für die Erzeugung breitbandiger Strahlung ohne Phononenabsorptionslücken und mit einer Intensität, die mit der der Standard-THz-Quelle aus Zinktellurid vergleichbar ist, an Popularität gewonnen14,15.

Es gibt mehrere mögliche Mechanismen, die die THz-Erzeugung in spinbasierten Systemen erklären können. Beaurepaire et al.16 entdeckten 1996 die ultraschnelle Entmagnetisierung (UDM) und zeigten, dass ein ferromagnetischer (FM) Ni-Film, wenn er im Subpikosekunden-Zeitmaßstab durch eine Femtosekunden-Laserimpulsanregung (fs) entmagnetisiert wird, THz-Strahlung erzeugt17. Die THz-Strahlung ist in diesem Fall proportional zur zweiten zeitlichen Ableitung der Magnetisierung18 und zeigt eine lineare Abhängigkeit von der Dicke der FM-Schicht. Kürzlich entdeckten Kampfrath et al.14,19 einen alternativen Mechanismus für die THz-Erzeugung, der den inversen Spin-Hall-Effekt (iSHE) oder den inversen Rasbha-Edelstein-Effekt (iREE) nutzt. Hier erfordert der Erzeugungsmechanismus eine magnetische Heterostruktur bestehend aus einer FM-Schicht und einer nichtmagnetischen (NM) Schicht, die eine hohe Spin-zu-Ladungs-(S2C)-Umwandlungseffizienz besitzt. Bei diesem Mechanismus hängt die Amplitude der THz-Emission stark von der S2C-Umwandlungseffizienz ab. Kürzlich wurde gezeigt, dass THz-Emitter mit einer einzigen FM-Schicht entworfen werden können, die das Phänomen des anomalen Hall-Effekts (AHE) nutzt20,21,22,23. Einerseits beruht der UDM-Mechanismus auf den Masseneigenschaften einer einzelnen FM-Schicht, während andererseits der AHE-Mechanismus einem kombinierten Effekt von Grenzflächen- und Masseneigenschaften entspricht, der weiter unten näher erläutert wird.

Wenn ein fs-Laserimpuls auf eine FM-Schicht trifft, regt er heiße Elektronen in der FM-Schicht an. Das System erreicht ein Gleichgewicht durch Elektron-Elektron-, Elektron-Phonon- und Elektron-Magnon-Wechselwirkungen. Bevor das Gleichgewicht in Bezug auf Elektron-Elektron-Wechselwirkungen erreicht wird, erreichen die heißen Elektronen eine Geschwindigkeit in der Größenordnung von \(10^6\) m/s und bewegen sich innerhalb der FM-Schicht auf superdiffuse Weise24,25. Wenn Elektronen die FM/Dielektrikum-Grenzflächen erreichen, wie in Abb. 1 dargestellt, reflektieren sie von den Grenzflächen zurück und bilden einen Netto-Rückflussstrom (\(j_{bf}\)) entlang der Filmdickenrichtung25. In Gegenwart des AHE wird \(j_{bf}\) in einen transienten Strom (\(j_t\)) umgewandelt, der definiert ist als \(j_t = \theta _{AHE} (m \times j_{bf}\) ), wobei \(\theta _{AHE}\) und m der anomale Hall-Winkel bzw. die Magnetisierungsrichtung sind. Der Netto-Rückflussstrom hängt von den dielektrischen Eigenschaften der Grenzflächen, ihrer Rauheit und den Eigenschaften der FM-Schicht wie \(\theta _{AHE}\) und m ab.

Schematische Darstellung der THz-Emission des AHE-basierten CoFeB-Emitters. (a) Pumpen von der Substratseite und (b) Pumpen von der Abdeckseite. j\(_{bf1(2)}\) und r\(_{1(2)}\) stellen die Rückflussströme bzw. Elektronenreflexionskoeffizienten an der Grenzfläche dar. Hier entsprechen 1 und 2 den Substrat/CoFeB- bzw. CoFeB/Capping-Grenzflächen.

Kürzlich berichteten Zhang et al.21 über die THz-Emission in FM-Schichten mit unterschiedlichem \(\theta _{AHE}\), wobei (Fe\(_{0.8}\)Mn\(_{0.2}\))\( Es wurde festgestellt, dass _{0,67}\)Pt\(_{0,33}\) (FeMnPt) mit \(\theta _{AHE}\) = 0,0269 die größte THz-Emission aufweist. In derselben Studie wurde jedoch festgestellt, dass die THz-Amplitude für Co\(_{0.2}\)Fe\(_{0.6}\)B\(_{0.2}\) trotz des anomalen Hall-Winkels viel kleiner ist für Co\(_{0.4}\)Fe\(_{0.4}\)B\(_{0.2}\) liegt in der gleichen Größenordnung (\(\theta _{AHE}^{CoFeB}\sim \) − 0,023) wie der von FeMnPt23. Darüber hinaus wurde festgestellt, dass NiFe eine größere THz-Emission aufweist als Co\(_{0.2}\)Fe\(_{0.6}\)B\(_{0.2}\), was im Widerspruch zu den Ergebnissen von Seifert et al. steht .14. Beachten Sie, dass die letztere Studie den iSHE-Mechanismus für die THz-Erzeugung nutzte. Liu et al.22 gelang es, die verschiedenen Beiträge zur THz-Strahlung zu unterscheiden und zu trennen, wobei sie zeigten, dass der UDM-Mechanismus (magnetischer Dipol) linear von der FM-Schichtdicke abhängt, während dies beim AHE-Mechanismus nicht der Fall ist. Darüber hinaus definiert die Zusammensetzung der FM-Schicht die Größe von \(\theta _{AHE}\), was ein wichtiger Faktor bei AHE-basierten THZ-Emittern ist20. Eine systematische Studie, die einen direkten Beweis für den Zusammenhang zwischen dem anomalen Hall-Winkel und der Terahertz-Emission in einzelnen FM-Schichten liefert, fehlt jedoch noch.

In dieser Studie haben wir Co\(_{0.4}\)Fe\(_{0.4}\)B\(_{0.2}\) (CoFeB) als AHE-Schicht verwendet, um den Einfluss des AHE auf die THz aufzuzeigen Emission. Wir liefern direkte Beweise für die Beziehung zwischen der AHE und der THz-Emission in CoFeB, indem wir Ergebnisse aus systematischen Studien zum Einfluss der CoFeB-Dicke auf den anomalen Hall-Widerstand, den anomalen Hall-Winkel und den anomalen Hall-Koeffizienten präsentieren. Darüber hinaus enthüllen wir auch den Mechanismus hinter der AHE in CoFeB.

Dünne Filme aus CoFeB mit unterschiedlichen Dicken (\(t_{\text{CoFeB}}\)) wurden bei Raumtemperatur mittels DC-Magnetron-Sputtern auf Al\(_2\)O\(_3\)-Substraten abgeschieden. Al (3 nm) wurde als Deckschicht verwendet, um die CoFeB-Filme zu schützen und eine zusätzliche Schnittstelle für den Rückflussstrom bereitzustellen (siehe Abschnitt „Methoden“). Die abgeschiedenen CoFeB-Filme wurden durch Röntgenbeugung unter streifendem Einfall (GIXRD) sowie Röntgenreflexion (XRR) mit Cu K\(_\alpha\)-Strahlung untersucht (siehe Abschnitt „Methoden“). Es wurde festgestellt, dass alle CoFeB-Filme amorpher Natur sind, da es für die CoFeB-Filme keinen Bragg-Peak gibt, wie in Abb. 2a dargestellt. Die Filmdicke und Grenzflächenrauheit wurden durch Simulation der XRR-Spektren (rote Linien) mit der GenX-Software26 untersucht. Die beobachteten und simulierten XRR-Spektren sind in Abb. 2b dargestellt. Die geschätzten Werte der Filmdicken und beider Grenzflächenrauheiten für unseren Stapel sind in Tabelle 1 dargestellt. Hier haben wir festgestellt, dass \(\sigma _{{\text{CoFeB}}/capping}\) größer ist als \(\sigma _{Substrat/{\text{CoFeB}}}\), was zum Netto-Rückflussstrom beiträgt.

(a) XRD-Spektren für unsere Emitter mit unterschiedlichen Nenndicken von CoFeB und (b) XRR-Spektren für unsere Emitter mit unterschiedlichen Nenndicken von CoFeB. Farbige Symbole und rote Linien entsprechen experimentell beobachteten bzw. simulierten Daten.

(a) Peaks bei \(\sim\) 4 ps: THz-Wellenform im Zeitbereich (t) für Substrat/CoFeB (5 nm)/Kappenemitter mit unterschiedlichen Magnetisierungsrichtungen (\(\pm \,M\)), wenn Pumpen von der Substratseite. Peaks bei \(\sim\) 8 ps: THz-Wellenformpumpen von der Deckschicht und der Substratseite unter Beibehaltung der gleichen Magnetisierungsrichtung. Zur besseren Visualisierung beider Fälle ist die Zeitskala verschoben. (b) Schnelle Fourier-Transformation des elektrischen THz-Feldes und der Einschub zeigt die THz-Peak-to-Peak-Amplitude für Substrat/CoFeB(\(t_{\text{CoFeB}}\) nm)/Cap-Emitter als Funktion der Pumpfluenz.

Abbildung 1 zeigt ein Schema der THz-Emission von AHE-basierten CoFeB-Emittern, wenn der Laserpuls von der Substrat- und Abdeckseite her eingestrahlt wird. Aufgrund der unterschiedlichen Grenzflächenrauheit (vgl. Tabelle 1) ist mit einem Nettorückflussstrom zu rechnen. Gemäß der Beziehung \(j_t = \theta _{AHE}\) (\(m \times j_{bf}\)) hängt die Richtung des Netto-Rückflussstroms von zwei Faktoren ab; die Richtung der Magnetisierung (m) und die Richtung der Pumpseite (d. h. Laserpumpen entweder von der Substratseite oder der Abdeckseite).

Die Terahertz-Emission aufgrund des iSHE kann vernachlässigt werden, da in unseren Filmen kein Schwermetall mit großer Spin-Bahn-Kopplung (dh hoher S2C-Umwandlungseffizienz) vorhanden ist. Stattdessen kann der Ursprung der aufgezeichneten THz-Emission aus einer Kombination der UDM- und AHE-Mechanismen resultieren. Abbildung 3a zeigt die erzeugten THz-Wellenformen von einem Substrat/CoFeB (5 nm)/Kappen-Emitter mit unterschiedlichen Magnetisierungspolaritäten und unterschiedlichen Pumpseiten. Beachten Sie, dass die Polarität der THz-Wellenform umgekehrt wird, wenn die Magnetisierungsrichtung umgekehrt wird, während die Pumpseite gleich bleibt (dh die Netto-Rückflussstromrichtung ist dieselbe). Somit ist die THz-Emission eindeutig magnetischen Ursprungs. Darüber hinaus wird die Polarität der THz-Wellenform umgekehrt, wenn die Probe umgedreht wird, was auf die AHE aufgrund einer Richtungsänderung des Netto-Rückflussstroms zurückzuführen ist. Es ist zu beachten, dass die Wellenformpolaritäten beim UDM-Mechanismus aufgrund der ähnlichen Magnetisierungsdynamik gleich sind. Um zwischen den Beiträgen von AHE und UDM zur THz-Emission zu unterscheiden, folgte der Ansatz von Liu et al.22 dem Vergleich der von der Deck- und Substratseite des Emitters emittierten THz-Wellenform. Der Unterschied zwischen diesen Wellenformen zeigt, dass der AHE der dominierende Effekt ist und \(\sim\) 93 % der THz-Emission ausmacht, während UDM nur \(\sim\) 7 % beiträgt. Dies zeigt also deutlich, dass der dominierende THz-Emissionsmechanismus für die CoFeB-Emitter der AHE ist, der eine Kombination aus Massen- und Grenzflächeneffekten darstellt. Die Abhängigkeit der THz-Spitze-zu-Spitze-Amplitude (\(E_{THz}^{PP}\)) von der Laserpumpfluenz ist im Einschub von Abb. 3b dargestellt. Beachten Sie, dass \(E_{THz}^{PP}\) bis zu einer Pumpfluenz von 0,18 mJ/cm\(^2\) ein lineares Verhalten zeigt, daher wurde die Pumpfluenz auf 0,18 mJ/cm\(^2\) festgelegt. für die dickenabhängige Studie, wie unten erläutert.

Ergebnisse aus Hall- (\(\rho _{xy}\)) und longitudinalen (\(\rho _{xx}\)) Widerstandsmessungen an CoFeB-Filmen unterschiedlicher Dicke. (a) \(\rho _{xy}\) vs. angelegtes Magnetfeld (\(\mu _0 H_{applied})\), (b) \(\rho _{xy}^{AH}\) vs . \(t_{{\text{CoFeB}}}\) wobei \(\rho _{xy}^{AH}\) dem Sättigungswert von \(\rho _{xy}\) entspricht, (c) \(\rho _{xx}\) vs. \(t_{{\text{CoFeB}}}\) und (d) THz-Spitze-zu-Spitze-Amplitude (rechte y-Achse) und anomaler Hall-Winkel (links). y-Achse) vs. \(t_{{\text{CoFeB}}}\).

Die CoFeB-Dickenabhängigkeit des AHE wurde gemessen, um die Beziehung zwischen der THz-Emission und dem AHE weiter zu untersuchen. Ein Schema der AHE-Messung unter Verwendung einer Hall-Bar-Geometrie ist im Einschub von Abb. 4b dargestellt. Ein longitudinaler Gleichstrom (4 mA) wurde angelegt und die transversale Spannung (dh die Hall-Spannung) wurde gemessen, während das Magnetfeld außerhalb der Ebene abgetastet wurde. In Abb. 4a enthält der Hall-Widerstand (\(\rho _{xy}\)) Beiträge des AHE und des gewöhnlichen Hall-Effekts. Der anomale Hall-Widerstand (\(\rho _{xy}^{AH}\)), definiert als der Sättigungswert von \(\rho _{xy}\), wurde nach Abzug des Beitrags vom gewöhnlichen Hall-Effekt extrahiert; Die Dickenabhängigkeit von \(\rho _{xy}^{AH}\) ist in Abb. 4b dargestellt. Die CoFeB-Dickenabhängigkeit des Längswiderstands (\(\rho _{xx}\)) wurde ebenfalls gemessen, die einem exponentiellen Verhalten folgt, wie in Abb. 4c dargestellt. Das Verhältnis des anomalen Hall-Widerstands zum Längswiderstand definiert den anomalen Hall-Winkel (\(\theta _{AHE} = \rho _{xy}^{AH}/\rho _{xx}\)). Ein Vergleich der \(\theta _{AHE}\) und der THz-Spitze-zu-Spitze-Amplitude als Funktion der CoFeB-Dicke ist in Abb. 4d dargestellt. Sowohl \(\theta _{AHE}\) als auch \(E_{THz}\) nehmen zu und folgen einem ähnlichen Trend bis zu einer CoFeB-Dicke von etwa 5 nm. Während jedoch \(\theta _{AHE}\) mit einer weiteren Zunahme der CoFeB-Dicke in die Sättigung geht, nimmt \(E_{THz}^{PP}\) ab. Der Anstieg der THz-Emissionsamplitude bis zu einer CoFeB-Dicke von 5 nm kann auch dadurch erklärt werden, dass das angelegte Feld (\(\sim\) 85 mT) während des THz-Emissionsexperiments nicht ausreicht, um die CoFeB-Filme vollständig zu sättigen, wie sie CoFeB möglicherweise besitzt eine Anisotropie außerhalb der Ebene oder eine leichte Kegelanisotropie im Bereich geringer Dicke. Daher wurden für alle Filme Magnetisierungshystereseschleifen in der Ebene gemessen, was deutlich zeigt, dass dies keine gültige Erklärung für die untersuchten Filme ist; Die Magnetisierung aller CoFeB-Filme ist bei Magnetfeldern kleiner als 85 mT gesättigt, wie im Einschub von Abb. 5b gezeigt. Die Abnahme der THz-Emissionsamplitude bei größerer CoFeB-Dicke kann durch die Tatsache erklärt werden, dass der durch den Laserpuls erzeugte Spinstrom zu \(A/t_{{\text{CoFeB}}}\)15 skaliert, wobei A der ist Absorption des einfallenden Pumpimpulses durch den Emitter und \(t_{{\text{CoFeB}}}\) ist die Dicke der CoFeB-Schicht. Daher wurde die Absorption des einfallenden Laserpulses durch Messung der einfallenden (\(P_{inc}\)), reflektierten (\(P_{ref}\)) und durchgelassenen (\(P_{trans}\)) Leistungen berechnet im optischen Bereich für alle CoFeB-Filme. Die Absorption wurde aus \(A = 1-TR\) berechnet, wobei \(T=P_{trans}/P_{inc}\) und \(R=P_{ref} / P_{inc}\) die Transmission sind bzw. Reflexionsgrad. Die Absorption als Funktion der CoFeB-Dicke ist in Abb. 5a dargestellt, die mit zunehmender CoFeB-Dicke von 60 auf 45 % abnimmt. Beachten Sie, dass die Änderung der Absorption (\(\sim\) 33 %) nicht ausreicht, um die Abnahme der THz-Emission (\(\sim\) 2-fach) zu erklären. Stattdessen zeigen die Ergebnisse, dass die Abnahme der THz-Emissionsamplitude durch den Dickeneffekt (dh den Fabry-Perot-Hohlraumeffekt) dominiert wird14,15). Darüber hinaus führt die Selbstabsorption der THz-Strahlung auch zu einer Abnahme der THz-Emissionsintensität im Bereich großer Dicke. In unserer vorherigen Arbeit15 haben wir berichtet, dass die Selbstabsorption wie folgt skaliert: \(e^{-t_{{\text{CoFeB}}}/\zeta _{THz}}\), wobei \(\zeta _{THz} \) ist der effektive inverse Schwächungskoeffizient der THz-Strahlung. Für metallische THz-Emitter liegt \(\zeta _{THz}\) im Bereich von 14 bis 22 nm15,21,27. Daher ist die Abnahme der THz-Emissionsintensität bei größerer Dicke ein kombinierter Effekt der Dicke und der Selbstabsorption der THz-Strahlung im Emitter auf CoFeB-Basis.

Die experimentellen Ergebnisse bestätigen, dass der dominierende Mechanismus für die THz-Emission in CoFeB der AHE ist. Allerdings kann die AHE sowohl intrinsische als auch extrinsische Beiträge leisten. Der intrinsische Beitrag zum AHE ergibt sich aus der elektronischen Bandstruktur und der Berry-Phase28, die im Allgemeinen das Wachstum epitaktischer Schichten erfordert. Ein dominanter intrinsischer Beitrag zur AHE ist in unserem Fall unwahrscheinlich, da die CoFeB-Filme amorpher Natur sind. Darüber hinaus entsteht der extrinsische Beitrag durch Störstellenstreuungen wie Seitensprung- und Schrägstreuung28. Es wird erwartet, dass der anomale Hall-Widerstand proportional zur Sättigungsmagnetisierung (\(M_s\))28 ist, d. h. \(\rho _{xy}^{AH}=R_sM_s\), wobei \(R_s\) die Anomalie ist Hall-Koeffizient. \(R_s\) steigt linear mit \(\rho _{xx}\) für Schrägstreuung (d. h. \(R_s\) \(\propto \rho _{xx}\)), während die Abhängigkeit für Seitenstreuung parabolisch ist Sprungstreuung (d. h. \(R_s \propto \rho _{xx}^2\)). Daher wurde die CoFeB-Dickenabhängigkeit von \(M_s\) gemessen, um den dominanten Streumechanismus für CoFeB identifizieren zu können; Die Ergebnisse sind in Abb. 5b dargestellt. Abbildung 5c zeigt \(\rho _{xy}^{AH}/M_s\) versus \(\rho _{xx}\), was auf eine lineare Beziehung hinweist. Hier wird der anomale Hall-Widerstand (R\(_s\) = \(\rho _{xy}^{AH}\)/M\(_s\)) für eine nominale CoFeB-Dicke von 2 nm erheblich beeinflusst und weicht stark von ab lineare Beziehung bei größerer Dicke beobachtet. Die Abweichung wird durch die magnetische Totschicht (DL) verstärkt, die mit 0,59 nm berechnet wurde (vgl. Abb. 5d), was zu einem erhöhten Einfluss der Grenzflächenstreuung auf den Ladungsträgertransport im Bereich geringer Dicke führt. Darüber hinaus wurde festgestellt, dass die Rauheit der Substrat/CoFeB-Grenzfläche geringer ist als die der CoFeB/Capping-Grenzfläche (vgl. Tabelle 1). Dies weist darauf hin, dass die CoFeB/Capping-Grenzfläche eine dominierende Rolle für den Längswiderstand bei geringer Filmdicke spielt. Die Abweichung für den 2 nm dicken CoFeB-Emitter wird somit dadurch erklärt, dass der elektrische Transport bei solch geringer Dicke durch Oberflächen-/Grenzflächenstreuung dominiert wird und dass diese Streuung möglicherweise kein effizienter Mechanismus für AHE ist, da sie größtenteils spinunabhängig ist20. Beachten Sie, dass die Messung des anomalen Hall-Winkels auf dem Modell des diffusiven Transports basiert, während die THz-Emission das Modell des superdiffusiven Transports beinhaltete. Die am superdiffusiven Transportmodell beteiligten Leitungselektronen befinden sich in der Nähe des Fermi-Niveaus und sind damit äquivalent zu den Leitungselektronen im diffusiven Transportmodell. Seifert et al.29 zeigten, dass die anomale Hall-Leitfähigkeit und der anomale Hall-Winkel bis zu 40 THz frequenzunabhängig sind und daher innerhalb einer Fehlergrenze von 2 % mit der anomalen Hall-Leitfähigkeit bei Gleichstrom übereinstimmen.

(a) Transmission (T), Reflexion (R) und Absorption (A) vs. \(t_{{\text{CoFeB}}}\). Als Orientierungshilfe für das Auge werden durchgezogene Linien dargestellt. (b) Sättigungsmagnetisierung \(\mu _0M_s\) vs. \(t_{{\text{CoFeB}}}\). Die durchgezogene Linie dient als Orientierungshilfe für das Auge. (c) \(\rho _{xy}^{AH}/\mu _0M_s\) vs. \(\rho _{xx}\). Die durchgezogene Linie ist eine lineare Anpassung ohne das Ergebnis für den 2 nm dicken Film. (d) \(\mu _0M_s \cdot t_{{\text{CoFeB}}}\) vs. \(t_{{\text{CoFeB}}}\). Die durchgezogene Linie ist eine lineare Anpassung an die experimentellen Daten.

Zusammenfassend liefern wir direkte Beweise dafür, dass die THz-Emission in CoFeB-Dünnfilmen eine Folge des anomalen Hall-Effekts ist. Die THz-Emission von einschichtigen CoFeB-Filmen wurde als Funktion der CoFeB-Dicke und der Laserpumpfluenz untersucht. Es wird gezeigt, dass die THz-Emission ein Ergebnis der durch den Laserpuls erzeugten nichtthermischen spinpolarisierten Ströme ist, die an den Grenzflächen der ferromagnetischen Schicht reflektiert werden und einen Netto-Rückflussstrom bilden, der über die Anomalie in einen transversalen Ladungsstrom umgewandelt wird Hall-Effekt. Ergebnisse von Messungen des elektrischen Transports zeigen, dass der anomale Hall-Winkel mit zunehmender CoFeB-Schichtdicke bis zu etwa 5 nm CoFeB zunimmt und danach mit weiterer Zunahme der Dicke in die Sättigung geht. Dies steht im Gegensatz zur Dickenabhängigkeit der emittierten THz-Amplitude, bei der der Anstieg bis zu etwa 5 nm durch einen Rückgang aufgrund des Fabry-Perot-Hohlraumeffekts ersetzt wird. Abschließend zeigt eine detaillierte Analyse der Ergebnisse der elektrischen Transportmessungen, dass Schrägstreuung der dominierende Mechanismus in unserem auf dem anomalen Hall-Effekt basierenden CoFeB-THz-Emitter ist.

Dünne CoFeB-Filme mit unterschiedlichen Dicken (\(t_{{\text{CoFeB}}}\)) wurden bei Raumtemperatur mithilfe eines DC-Magnetron-Sputtersystems abgeschieden, das mit einer Turbopumpe ausgestattet war und einen Basisdruck von 1 \(\times\ erreichte. ) 10\(^{-10}\) Torr. Der Basisdruck und der Arbeitsdruck der Kammer während der Abscheidung betrugen \(5 \times 10^{-10}\) bzw. \(2 \times 10^{-3}\) Torr, wobei 99,999 % reines Ar-Gas verwendet wurde als Sputtergas. Vor der Abscheidung wurden die einseitig polierten Al\(_2\)O\(_3\)-Substrate (Dicke \(\sim\) 0,5 mm) bei Basisdruck auf 600 \(^{\circ }\) vorgewärmt. 1 Stunde lang auf C erhitzt und dann vor der Abscheidung auf Raumtemperatur abgekühlt. Für ein gleichmäßiges Wachstum wurden die Substrate mit einer Geschwindigkeit von 6 U/min gedreht. Die Abscheidungsrate von CoFeB wurde mithilfe von XRR-Messungen kalibriert. Um die CoFeB-Schicht vor Oxidation zu schützen und eine zusätzliche Schnittstelle für den Rückflussstrom bereitzustellen, wurde eine 3 nm dicke Al-Deckschicht abgeschieden. Die Al-Kappe wird bei Umgebungsbedingungen vollständig oxidiert.

In GIXRD fiel die Cu K\(_{\alpha }\)-Röntgenstrahlung mit einem Einfallswinkel von \(\omega\) = 1\(^{\circ }\) auf die Emitter. Die GIXRD-Scans wurden im kontinuierlichen Scanmodus mit dem Streuwinkel 2\(\theta\) im Bereich von 10\(^{\circ }-\)75\(^{\circ }\) durchgeführt.

Ein THz-Zeitbereichsspektrometer wurde verwendet, um die THz-Emission der CoFeB-Filme zu messen15,30,31. Als Laserquelle wurde ein Spectra-Physics Tsunami (Ti: Saphir) verwendet, der Pulse von \(\sim \,55\) fs Dauer (Bandbreite \(\sim \,12\) nm, Zentralwellenlänge \(\) liefert. sim \,800\) nm und maximale Ausgangsenergie \(\sim \, 10\) nJ) bei einer Wiederholungsrate von 80 MHz. Als Detektor für die THz-Impulse wurde eine fotoleitende Dipolantenne aus Galliumarsenid bei niedriger Temperatur und einer Lücke von \(\sim \, 4\, \upmu\)m verwendet. Zur Detektion wurde ein Sondenstrahl mit einer durchschnittlichen Laserleistung von 10 mW und ein statisches In-Plane-Magnetfeld von \(\sim \, 85\) mT verwendet, um die Magnetisierung der CoFeB-Filme zu sättigen. Die angezeigten THz-Signale in Abb. 3a entsprechen Mittelwerten von 500 erfassten THz-Spektren, die innerhalb einer Minute Messzeit erhalten wurden.

Zur Messung der AHE bzw. der Sättigungsmagnetisierung der CoFeB-basierten Emitter wurden die Systeme zur Messung der physikalischen Eigenschaften und der magnetischen Eigenschaften von Quantum Design eingesetzt. Für AHE-Messungen wurden Hall-Bar-Geräte (20 \(\times\) 100 \(\upmu\)m\(^2\)) mithilfe optischer Lithographie strukturiert.

Die während der aktuellen Studie verwendeten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim jeweiligen Autor erhältlich.

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Diese Arbeit wird vom Schwedischen Forschungsrat (Grant-Nummern 2021-04658, 2018-04918 und 2017-03725) und Olle Engkvists Stiftelse (Grant-Nummer 182-0365) unterstützt.

Open-Access-Finanzierung durch die Universität Uppsala.

Abteilung für Materialwissenschaft und Werkstofftechnik, Universität Uppsala, Box 35, 751 03, Uppsala, Schweden

Venkatesh Mottamchetty, Rimantas Brucas, Anders Rydberg, Peter Svedlindh und Rahul Gupta

Abteilung für Physik und Astronomie, Universität Uppsala, Box 516, 75120, Uppsala, Schweden

Haare von Rani, Anders Rydberg und Rahul Gupta

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RG hatte die Idee. PR legte den Film auf und führte mit Unterstützung von RGVM die XRD- und XRR-Messungen durch, und RG führte Terahertz-Messungen mit Input von ARRB durch und stellte die Hall-Bar-Geräte her. VM und RG führten anomale Hall-Messungen durch. VM hat das Manuskript mit Unterstützung von RG verfasst. Alle Autoren waren an der Interpretation der Daten beteiligt. PS und RG haben das Manuskript fertiggestellt.

Korrespondenz mit Peter Svedlindh oder Rahul Gupta.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Mottamchetty, V., Rani, P., Brucas, R. et al. Direkter Beweis für Terahertz-Emission aufgrund eines anomalen Hall-Effekts. Sci Rep 13, 5988 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-33143-w

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Eingegangen: 20. Februar 2023

Angenommen: 07. April 2023

Veröffentlicht: 12. April 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-33143-w

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