Диссертация (1104238), страница 19
Текст из файла (страница 19)
В то жевремя данный эффект нельзя аналогичным образом связать с охлаждением электронного газа, поскольку, как упоминалось выше вследствие егонизкой теплоемкости, характерные температуры, которых достигает электронный газ в процессе нагрева лазерным импульсом существенно превосходят изменения температуры решетки и могут достигать значений втысячи кельвин. В таком случае дополнительная аддитивная добавка ктемпературе с характерной величиной в десятки кельвин вряд ли можетпривести к существенной модификации вклада динамики электронного газа в дифференциальное отражение.
Поскольку в литературе отсутствуетсогласованное микроскопическое описание электронной динамики подобных материалов, вопрос о температурной зависимости динамики на малыхзадержках остается открытым.Зависимость релаксации решеточной подсистемы от температурыНа рисунке 3.7 представлена серия измеренных кинетик дифференциального отражения при различных температурах термостата. Помимо изменений в электронной динамике, описанной в предыдущем разделе,наблюдается изменение времени жизни когерентных оптических фононов.Для данных кинетик было проведено быстрое преобразование Фурье, результаты которого представлены на рисунке 3.10, а также рассчитаны зависимости положения пиков и константы затухания наиболее интенсивныхполносимметричных оптических фононов A11g и A21g , представленные на рисунках 3.11.Можно видеть, что для обеих продольных фононных мод константы затухания увеличиваются с температурой, а положения центра пикасмещаются в длинноволновую область, что согласуется с классическим поведением гармонического осциллятора с затуханием.
Изменения константзатухания с температурой имеют температурную зависимость близкую клинейной. Согласно литературным данным [141], наиболее вероятный механизм затухания когерентных оптических фононов - ангармонизм кристаллической решетки, вызванный возможностью распада когерентного оптического фонона центра зоны Бриллюэна на пару акустических фононов с108Рис. 3.10. Фурье-спектры высокочастотной компоненты динамики дифференциального отражения при различных температурах в диапазоне 90-210К.1,2Рис. 3.11. (a) Зависимости фононных частот для A1gполносимметричных мод от темпера-туры термостата (б) Зависимости констант затухания для A1,21g полносимметричных мод оттемпературы термостата.противоположными значениями импульса ~ωopt (0) = ~ωac (~k) + ~ωac (−~k). Всоответствии с золотым правилом Ферми вероятность процесса распада Γпропорциональна плотности конечных фононных состояний, задающейся109распределением Бозе-Эйнштейна, таким образом:Γ ∝ (1 + 2n(~ω/2)) ≈ (1 +2T)~ω(3.6)Стрелками на графиках (рис.
3.10) обозначены пики, соответствующиенизкосимметричным Eg фононным модам, которые сохраняются в спектревплоть до температуры 210 К, что позволяет утверждать, что температуране является определяющим параметром, обуславливающим возможностьнаблюдения Eg мод.3.2.3.Зависимости дифференциального отражения от мощности падающего излученияВ данном разделе исследовалась зависимость динамики дифференциального отражения образцов Bi2 Te3 от мощности излучения накачки. Образец размещался в криостате и его температура поддерживалась равной90К.
Тем самым исключалось влияние начальной температуры решеткии электронной подсистемы, описанное в предыдущем разделе. Зависимости сигналов дифференциального отражения от времени задержки, полученные при различных мощностях накачки представлены рисунке 3.12.Можно наблюдать качественное изменение формы электронного вклада всигнал дифференциального отражения с увеличением мощности, и, в тоже время уменьшение времени жизни оптических фононых колебаний, качественно схожее с зависимостью их времени жизни от температуры (рис.3.13).Как можно видеть из представленных на рисунке 3.13 зависимостейконстанты затухания двух A1,21g фононных мод монотонно зависят от мощности накачки, что согласуется с ранее полученными результатами [110],связывающими уменьшение времени жизни когерентных возбуждений совзаимодействием с горячими фононами, возбуждаемыми при охлаждениигаза свободных носителей заряда. В то же время сложная модификациянепериодического электронного вклада при увеличении мощности накачкине описывается простыми моделями изложенными в данной главе и выходит за рамки данной работы.110Рис.
3.12. Зависимости сигнала дифференциального отражения от задержки, измеренные притемпературе 90К для различной мощности излучения накачкиРис. 3.13. Зависимости констант затухания полносимметричных фононных мод от мощностинакачки: (a) для A11g моды; (б) для A21g моды§ 3.3.Выводы по третьей главеВ данной главе была исследована динамика линейного коэффициента отражения кристаллов топологического изолятора Bi2 Te3 , выращенных методом Бриджмена. Измерения проводились посредством возмущения физических свойств образца коротким импульсом накачки на длине111волны 1300 нм, отстоящей от резонанса поглощения теллурида висмута, иизмерением коэффициента отражения на длине волны зондирующего луча(λ =800 нм), задержанного по времени относительно импульса накачки.Было обнаружено, что динамика коэффициента отражения теллурида висмута определяется действием четырех различных физических процессов, в число которых входият нагрев и последующее охлаждение газа горячих носителей заряда, нагрев кристаллической решетки, дающий вклад вкоэффициент отражения, пропорциональный значению термо-оптического∂n, амбиполярная диффузия фотовозбужденных носителейкоэффициента ∂Tзаряда, определяющая релаксацию избыточной плотности заряда и когерентное возбуждение рамановски-активных фононных мод.
При температуре ниже 210 К достоверно наблюдались все 4 разрешенные по симметрии1,2рамановски-активные моды (A1g, Eg1,2 ) без использования анизотропногодетектирования. Эффективность возбуждения и детектирования поперечных фононных мод низкой симметрии Eg1,2 в данных экспериментах связывалась с использованием низких температур и накачки в ближней инфракрасной области спектра, увеличивающее эффективность возбуждения оптических фононов в рамках внутриимпульсного рамановского механизма(ISRS), описывающего возбуждение мод низкой симметрии в полуметаллах [61].112Глава 4Изучение динамики отклика второй оптическойгармоники от пленок Bi2Te3В данном разделе генерация второй оптической гармоники была использована для изучения оптического отклика поверхности топологического изолятора на коротких временах.
Мотивацией к использованию схемынакачка-зондирование с генерацией второй гармоники послужила поверхностная и симметрийная чувствительность процесса ГВГ. Вследствие этогоможно было ожидать, что подобно линейной схеме накачка-зондирование,данный подход позволит изучить электронную и решеточную динамикутопологического изолятора, с селективным зондированием области локализации топологически защищенных поверхностных состояний в топологическом изоляторе. Также, в следствие того, что процесс генерации второй гармоники описывается тензором более высокого ранга, можно былоожидать наблюдения других фононных мод, запрещенных, согласно рамановскому механизму детектирования в линейном отклике, но разрешенныхв отклике второго порядка. Подобные наблюдения открывают новые возможности по когерентному контролю в электрон-фононной подсистеме ипозволяют потенциально изучать электронные свойства поверхностных состояний топологического изолятора.§ 4.1.Исследуемые образцыВ качестве основы для изготовления образцов, использовавшихся вданном разделе, послужили монокристаллы Bi2 Te3 , использовавшиеся впредыдущей главе.
От поверхности кристаллов Bi2 Te3 с помощью микромеханического отщепления была получена серия образцов тонких пленокBi2 Te3 на подложках из стекла и кремния (001) с термически выращенным слоем SiO2 толщиной 300 нм. Для улучшения адгезии все подложкибыли предварительно очищены в ультразвуковой ванне в растворе изопропилового спирта в течение 15 минут, с последующим смыванием спир-113Рис. 4.1.
АСМ изображение тонкой пленки Bi2 Te3 , полученной методом микромеханическогоотщепленията деионизованной водой и сушкой потоком чистого молекулярного азота. Данная работа была проведена автором при содействии сотрудниковНациональной физической лаборатории (NPL), Лондон, Великобритания.После изготовления образцов были проведены исследования по определению диапазона толщин и размеров полученных пленок. Было обнаружено,что средняя толщина пленок составляет 30-50 нм, что соответствует 30-50периодам кристаллической решетки теллурида висмута, а характерные латеральные размеры колеблются от нескольких микрометров, до несколькихсотен микрометров. На рис. 4.1 представлено изображение самой тонкойиз изготовленных пленок, полученное с помощью сканирующего атомносилового микроскопа. Толщина данной пленки в самом тонком месте составляет величину порядка 10 нм.
Однако, данной толщины недостаточнодля проявления размерных эффектов, связанных с туннелированием между противоположными поверхностными состояниями [142], а ее малые размеры затрудняют проведение оптических измерений, так что в дальнейшихисследованиях использовались большие как по размерам, так и по толщинепленки.На поверхность ряда образцов (как кристаллов, так и отщепленныхпленок) методом низкоэнергетичного магнетронного напыления была напылена структура Al2 Ox (1 нм)/Co(1-2 нм)/Au(1 нм) для исследований114нелинейного магнитооптического отклика структур топологический изолятор/ферромагнитный металл.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
