過渡金屬氧化物薄膜物理與元件研究-飛秒級雷射光電技術應用於過渡金屬氧化物薄膜物理特性之研究(III)

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文目錄

頁數中文計畫摘要 --- 2 英文計畫摘要 --- 3 I、本子計畫綜合概述 --- 9 II、本子計畫工作內容詳述--- 11 一、改進雷射激發光源和時間解析光激發-光檢測系統 --- 11 二、研究釔系薄膜的時間解析激發-探測光譜量測 --- 13 (一) 利用極化可調飛秒級激發-探測光譜技術研究釔鋇銅氧超導薄膜準粒子動力學的二向性行為 --- 13 (二) 利用極化可調激發-探測技術研究過摻雜的釔鈣鋇銅氧超導薄膜的超導能隙和偽能隙的對稱性問題 --- 30 三、研究龐磁阻薄膜的的時間解析激發-探測光譜量測 --- 42 四、利用各種材料產生兆赫電磁輻射之研究--- 49 五、研究時域兆赫波頻譜量測釔鋇銅氧超導薄膜的高頻響應特性 --- 56 六、研究時域兆赫波頻譜量測鑭鈣錳氧薄膜的高頻響應特性 --- 61 III、總結與自評 --- 67 IV、參考文獻 --- 70 V、本計畫相關已發表和即將發表之論文列表(含研究生畢業論文) --- 75

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圖目錄

頁數圖1-1 光激發-光探測實驗的概念 --- 圖2-1 角度解析光放射光譜量測準粒子沿節線和沿反節線方向之能量分布 --- 圖2-2 利用角度解析光放射光譜量測和掃瞄穿隧顯微技術觀察微量摻雜鈉鈣銅氧氯(Na-CCOC) 樣品之結果，c 圖為二維電荷有序現象，稱之為棋盤式的電子晶體[43] --- 圖2 -3 超導體在超導態時的光激發和弛緩過程示意圖 ---

圖2 -4 Segre 等研究群[49]利用特殊的摻雜不足 YBCO OrthoII樣品作光

激發檢測實驗，發現在極低的光激發功率密度下，其弛緩時間與光激發功率密度和溫度均有關 --- 圖2 -5 在不同的低光激發功率密度下，其弛緩率與溫度的關係[49]--- 圖2 -6 (a) Schneider 的實驗結果：無論是金屬態、絕緣態或超導態的樣品，均顯示其弛緩時間與T−3±0.5有關之發散行為；(b) 對鑭鍶銅氧樣品，在超導態且高光激發功率密度時，其弛緩時間在低溫時近乎常數；反之，在極低的光激發功率密度下，其弛緩時間在低溫時有發散行為[51] --- 圖2 -7 本計畫建立的飛秒級激發-探測系統簡圖 --- 圖2 -8 激發光及探測光之偏振可調整(Φ1, Φ2)，亦可轉動樣品改變入射光的角度(θ) --- 圖 2 -9 (001)YBCO 薄膜在超導態的典型 ΔR/R 隨延遲時間的變化情形圖 2 -10 是(100)和 (110)YBCO 之 ΔR/R 隨不同軸向檢測、溫度和延遲時間的變化情形 --- 圖2 -11 對(001) (100)和(110)YBCO 薄膜在正常態和超導態之典型 ΔR/R 變化差異 --- 圖2 -12 (a) 在 60K 時不同軸向的 ΔR/R。(b)準粒子在不同軸向之弛緩時 間隨溫度的變化，這些弛緩時間是利用公式適配ΔR/R 的實驗數 據而得 --- 圖2 -13 (100) YBCO 滿氧(黑色正方形)和缺氧樣品(藍色正方形框)的遲 11 14 14 15 16 17 18 19 20 21 21 22 24

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程式來做適配(紅色實線和藍色虛線)，發現量測的結果非常接近適配之結果 --- 圖2 -14 (110) YBCO 薄膜樣品，檢測沿 ab 對角線軸向，其遲緩時間隨溫度變化情形。在滿氧時，沿著ab 對角線軸向的弛緩時間，隨著溫度降低而增加；而缺氧樣品，其增加的趨勢比滿氧樣品來得快。紅色和藍色虛線係與Kabanov 理論適配 --- 圖2 -15 即使不在極低的光激發功率密度的實驗條件下，我們的實驗數據仍可得到和參考文獻[49,51]類似的弛緩行為 --- 圖2 -16 歸一化的 ΔR/R 振幅隨溫度的變化。 (a) (001) YBCO 薄膜 (b) 沿(100) YBCO 薄膜的 b 軸 (c) 沿(110) YBCO 薄膜的 ab 對角線。圖中實線、虛線及點線分別為式(2)或式(3)的適配結果 --- 圖2 -17 YBCO 氧含量為 6.76 時的 ΔR/R 振幅隨溫度的變化圖，圖中實 線及虛線分別為式(2)或式(3)的適配結果 --- 圖2 -18 YBCO 在不同軸向之超導能隙與偽能隙，隨著不同的載子濃度之變化情形，圖中十字符號數據部份，為Demsar 所得到的結果 --- 圖2 -19(a) (100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜電阻與溫度關係圖 --- 圖2 -19(b) (001) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ電阻與溫度關係圖 --- 圖2 -19(c) (100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜 XRD 圖 --- 圖2 -19(d) (100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜樣品AFM 圖 --- 圖2 -20 不同溫度下，檢測光電場平行(100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜(010) 軸的瞬時反射率( R R Δ _{)變化，(E//b-axis) ---} 圖2 -21 不同溫度下，檢測光電場平行(100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜(001) 軸的瞬時反射率( R R Δ _{)變化，(E//c-axis) ---} 圖2 -22 不同溫度下，(001) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ滿氧薄膜的瞬時反射率 ( R R Δ _{)變化。激發與探測光束偏振方向互相垂直 ---} 圖2 -23 不同溫度下，(001) Y0.7Ca0.3Ba2Cu3O7-δ滿氧薄膜的瞬時反射率 ( R R Δ _{)變化。激發與探測光束偏振方向互相垂直 ---} 25 25 26 27 28 29 30 31 31 32 33 34 35 36

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圖2 -24 不同溫度下，(001) Y0.7Ca0.3Ba2Cu3O7-δ缺氧薄膜的瞬時反射率 ( R R Δ _{)變化。激發與探測光束偏振方向互相垂直 ---} 圖2-25 (001) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜， R R Δ _{振幅大小與溫度關係 ---} 圖2-26 (100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜， R R Δ _{大小與溫度關係 ---} 圖2-27 Y0.899Ca0.101Ba2Cu3O7-δ， R R Δ _{大小與溫度關係 ---} 圖2-28 (100)Y0.7 Ca 0.3 Ba 2 Cu 3 O 7-δ薄膜， R R Δ _{大小與溫度關係 ---} 圖2-29 超導能隙(Δ( )T )與偽能隙(Δp)之實驗所得的相圖，黃鶴色虛線反比於p (載子濃度)；紅色虛線為目視 --- 圖3-1 Double-exchange 示意圖 --- 圖3-2 La0.7Ca0.3MnO3之溫度對電阻的關係圖與X-ray 繞射圖 --- 圖3-3 La0.42Ca0.58MnO3之溫度對電阻的關係圖與 X-ray 繞射圖 --- 圖3-4 La0.7Ce0.3MnO3之溫度對電阻的關係圖與X-ray 繞射圖 --- 圖3-5 La0.7Ca0.3MnO3在不同溫度下的ΔR/R 隨延遲時間的變化情形 -- 圖3-6 La0.42Ca0.58MnO3在不同溫度下的ΔR/R 隨延遲時間的變化情形-- 圖3-7 La0.7Ce0.3MnO3在不同溫度下的ΔR/R 隨延遲時間的變化情形 -- 圖4-1 利用飛秒級雷射脈衝產生兆赫電磁輻射的實驗裝置圖 --- 圖4-2 由於 YBCO 薄膜在超導態時，超導載子會因外受輻射光下，引起薄膜本身動態電感的變化(kinetic inductance)，使得原來入射之輻射時域波形會有再成形(pulse reshaping)的現象 --- 圖4-3 兆赫波輻射時域暫態波形對不同量測溫度的變化關係 --- 圖4-4 藉由適當的轉換函數T(ω)，可模擬出輻射時域波形的變化，並與實驗數據結果相符合 --- 圖 4-5 經由轉換函數T(ω)轉換後，其不同溫度時之原始輻射電場時域波形 --- 圖4-6 光激發超導體產生兆赫輻射的源由是來自於超導電流密度隨時間 37 38 39 39 40 41 42 43 44 44 45 46 47 49 50 50 51 51

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可以得到載子在非平衡狀態下的動力行為 --- 圖4-7 SI-GaAs THz 輻射時域暫態波形和輻射場振幅與外加偏壓的關係圖 4-8 SI-InP THz 輻射時域暫態波形和輻射場振幅與外加偏壓的關係 --- 圖4-9 早期與改進後得到的 THz 訊號比較 --- 圖4-10(a)早期系統 THz 訊號的訊雜比；(b)改進後系統 THz 訊號的訊雜比 --- 圖5-1 YBCO 薄膜複數折射率與溫度之關係 --- 圖5-2 YBCO 複數介電係數 ε*實部與溫度之關係 --- 圖5-3 YBCO 複數介電係數 ε*虛部與溫度之關係 --- 圖 5-4 YBCO薄膜之複數電導率σ*實部與溫度之關係 --- 圖5-5 YBCO 薄膜之複數電導率 σ*虛部與溫度之關係 --- 圖5-6 YBCO 薄膜倫敦穿透深度λL隨溫度變化的情形 --- 圖6-1 THz 輻射時域訊號與頻域訊號：(1)室溫沒有去水氣沒有多重反射； (2)室溫去水氣下且沒有多重反射；(3)室溫去水氣下且有多重反射 --- 圖6-2 THz 經過自由空間的時域訊號以及 THz 輻射波經由釹鎵氧(NGO) 基板後得到之(a)穿透的輻射波訊號及(b)頻譜分布 ---

圖6-3 THz 經過 (NGO)基板及 LCMO 薄膜後得到之(a)穿透的輻射波訊

號及(b)對應頻譜分布 ---

圖6-4 LCMO/NGO 之實驗透射係數比 ---

圖6-5 (a)不同溫度之下的複數折射率實部，(b)不同溫度之下的複數折射

率虛部之頻率響應 ---

圖6-6 不同溫度下的複數介電函數虛部之頻率響應 ---

圖6-7 用 Drude Model 解釋 LCMO 薄膜在低溫之金屬行為，並使用數學

擬合得(a)散射率(b)電漿頻率對溫度的關係圖 --- 圖6-8 LCMO 薄膜在不同溫度下的光學電導率實部之頻率響應 --- 圖6-9 LCMO 薄膜電導率實部在 0.7THz 隨溫度變化的關係 --- 52 54 54 55 55 57 58 58 59 59 60 61 62 62 63 63 64 65 66 66

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I、本子計畫綜合概述

超快雷射技術的快速發展，為我們提供了前所未有的超短、超強、超解析的實驗條件，如超高功率密度(>1020W/cm2) 、超高電磁場強度(>1011V/cm 和 >109G)、超短光脈衝和超高時間解析度(< 1 fs)、超高溫(109 K)和超高壓(108 bar) 等，使得在雷射和光學物理、原子凝態物理、化學、光纖訊息通訊、生物醫學、能源、電子等各領域的研究，有更嶄新的突破性發展[1]。在凝態物理方面，利用超快光譜技術研究半導體的電子動力行為，是很重要的研究項目。它對這些材料的電子-電子散射、電子-聲子散射、電子傳輸、聲子同調效應(coherent effect)、洞悉化合物或異質介面結構的量子集聚效應(effect of quantum confinement) [2]等之瞭解有很大的貢獻。最近，利用超快技術，對半導體之光激載子分布[3、4]產生多體相關性(many–body correlations)方面，有更深入之瞭解。同樣地，利用超快光譜技術，對傳統金屬材料，如金、銀等之研究電子-電子散射、電子-聲子散射過程之基本物理特性，亦有深入之探討[5-7]。且伴隨著超快雷射技術之發展，與其在金屬和半導體之基本物理特性探討之應用，超快光譜技術在強關聯電子材料之研究，包含高溫超導體和巨磁阻等過鍍金屬氧化物，亦有其重大之優點。掀起這方面研究的熱潮，是從不同摻雜的過渡金屬高溫超導體的研究開始，包含晶體和薄膜成長、許多特殊的精密量測技術等，均應用到此材料之研究。相關的研究，亦延伸到其他不同摻雜的過渡金屬氧化物，尤其是龐磁阻過渡金屬氧化物。追根究底，這些研究，主要是希望能瞭解這些材料之晶格、自旋、電荷、軌道自由度之間如何相互作用，而決定這些材料的基態特性。就其本身而論，建立實驗的技術能拆散不同交互作用的過程，進而闡明這些相互競爭自由度的貢獻程度，是很重要的。本整合計畫之固態研究群，自 1990 年起，即利用脈衝準分子雷射蒸鍍，製備高溫超導、龐磁阻、壓電、氮化鈦、氧化鈦、鈦酸鋇、鈦酸鍶等材料的薄膜，並利用低功率超快雷射系統研究高溫超導體的準粒子動力行為、電子-聲子耦合行為、電子能帶結構(費米能階位置)、超導能隙與偽能隙之對稱性，超導物理機制、產生兆赫波和研究高溫超導體之電磁特性隨溫度與頻率的變化等[8-35]，已

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累積相當多的超快雷射光譜量測的經驗和成果。在上三年計畫[36]中，我們即利用飛秒級超快雷射光源和極化激發-探測量測技術，來量測分析在不同溫度下，不同氧含量釔系薄膜(YBa2Cu3O7-δ)，在不同極化光激發-探測下的ΔR/R 大小。並詳細分析這些量測到的ΔR/R，隨不同軸向和溫度的變化曲線，得到各向異性的超導能隙(superconducting gap)和偽能隙 (pseudogap)的資訊。我們亦利用飛秒級超快雷射光激發半導體或高溫超導體製作光致兆赫波輻射產生源，且利用自由空間電光取樣技術量取高溫超導薄膜在以飛秒脈衝雷射激發下，產生之THz 輻射的時域暫態波形。在本三年度整合計畫中，我們除了繼續超快光譜量測技術應用於超導薄膜外，亦應用於龐磁阻錳氧化物等材料的研究，完成的工作項目如下所列: (1) 改進雷射激發光源、時間解析光激發-光檢測系統和兆赫波時域光譜量測系統。 (2) 研究釔系高溫超導薄膜的時間解析激發-探測量測。 (3) 研究在不同溫度下龐磁阻(CMR)薄膜的時間解析激發-探測量測。 (4) 利用各種材料產生兆赫電磁輻射之研究。 (5) 研究時域泰拉赫茲頻譜量測釔鋇銅氧超導薄膜的高頻響應特性。 (6) 研究時域泰拉赫茲頻譜量測鑭鈣錳氧薄膜的高頻響應特性。以下章節將針對上述項目作詳細的報告。

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measure R or T R ln R ln R ( t ) ( t ) R ( t ) ( t ) ( t ) ( t )

i : complex dielectric function i : complex conductivity Δ Δ Δ ₌ ∂ _Δε ₊ ∂ _Δε ∂ε ∂ε ⇒ Δε Δε ⇒ Δσ Δσ ε = ε + ε σ = σ + σ 1 2 1 2 1 2 1 2 1 2 1 2

II、本子計畫工作內容詳述

一、改進雷射激發光源和時間解析光激發

-光檢測系統

圖1-1 是光激發-光探測實驗的概念圖，一束中心頻率為 ω1的飛秒級超快脈衝聚焦後入射至樣品，使樣品的載子分布瞬間產生急劇變化，這些變化可由不同時間入射的另一束較弱、中心頻率為ω2的飛秒級超快脈衝檢測。激發與檢測兩者脈衝之時間差可利用精密的機械移動平台控制，以便量測整個弛緩過程中，物理量隨時間的變化情形。一般激發-探測實驗中，量測的物理量為經樣品的瞬時反射率或穿透率的變化。事實上，當樣品受超快光激發時，其熱效應使樣品內部的變化，是相當複雜的，光激發-光探測所量測的瞬時反射率(或對應的介電函數、導電率等)是所有弛緩過程的綜合結果，所以分析量測到的弛緩行為，是有其困難度，除非其弛緩時間可以顯著地分開。但無論如何，這些量測結果與材料在非平衡狀態下的載子動力行為，有密切的關係存在。圖1-1 光激發-光探測實驗的概念圖我們原先使用一部氬離子雷射(_Ar+_{Laser)作為鈦藍寶石雷射之激發光源} (Pumping source)。但是，由於氬離子雷射，在長時間的使用之後，會造成光輸出不穩定，進而使得鈦藍寶石雷射輸出光能量不穩定，甚至無法鎖模之情形。在購新固態雷射經費被刪的情形之下，為解決此一問題，我們便與本系褚德三老師進行合作。在搬遷至新館舍(工六館)後，便重新架設超快光源系統，使用褚老師之固態雷射為光激發源。在系統更新之後，我們終於得到了品質較穩

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定之超快雷射光源。目前，超快雷射光源之輸出能量，在鎖模狀態約為 600mW，比原本使用氬離子雷射之350mW 高出不少。並且，由於固態雷射之穩定性，在長時間的使用之後，不再出現出光能量不穩定，甚至無法鎖模之情形產生。在激發探測系統中，由於所需之信號甚為微弱，幾乎為雜訊所埋沒。實驗時為得到良好的S/N 比，所以在數據量取過程當中必須使用鎖相放大器。使用鎖相放大器，必須先對所要量測之信號做調制之動作。越高頻的環境當中，存在之背景雜訊越低。因此，若鎖相放大器調制之頻率越高，越能夠濾除環境中之背景雜訊。故我們將系統作部份之改進： a. 更新高頻之鎖相放大器 舊系統當中，所使用的鎖相放大器為 Stanford Research SR830，其最高可用之調製頻率為 102.4kHz。改進之系統中，我們已將其更換為 Stanford Research SR844 鎖相放大器。配合聲光調製器(AO-modulator)之使用，可將信號調製頻率提升到1MHz 左右。 b. 時間延遲平移台之更新 我們將激發探測系統當中，用來作為時間延遲的平移台，更新為Newport PM500。Newprot PM500 為高解析度之精密平移台，其解析度可達 0.1μm，高於原使用之平移台的解析度1μm。我們完成以上兩部份之系統更新，並完成實驗量測所使用之Labview 儀器控制程式之改寫。完成以上更新，可以大幅提升激發探測系統之訊雜比，可量測的瞬態反射率變化能力為 ΔR/R <10-6。

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二、研究釔系薄膜

(Y

x

Ca

1-x

Ba

2

Cu

3

O

7

)的時間解析激發-探測光

譜量測

(一) 利用極化可調飛秒級激發-探測光譜技術研究釔鋇銅氧超導薄膜

準粒子動力學的二向性行為

( Study of Spatial Dichotomy of

Quasiparticle Dynamics in YBa2Cu3O7-δ Superconducting

Thin Films by Polarized Femtosecond Spectroscopy)[10]

自1968 發現高溫超導體以來，有許多關鍵的問題仍存在著爭議和相互矛盾，如：1.超導能隙和偽能隙的對稱性和它們之間的關聯性(互相協合？互相競爭？互相獨立？相輔相成？前因後果？等)；2.高溫超導體相圖及理論模型；3. 高溫超導電子配對和機制等[37]。至今全世界，無論是理論或實驗、均投入龐大的資源和努力，希望能早日揭開高溫超導體神秘的面紗。在實驗方面，有許多先進精密的量測技術，用來研究高溫超導薄膜：如三晶超導薄膜相敏穿隧(phase-sensitive tunneling in tricrystal cuprates)、微波量測、富氏轉換遠紅外線光譜、兆赫波時域光譜、掃瞄穿隧顯微技術、角度解析光放射光譜、超快光譜、中子繞射、磁核共振、同步吸收光譜等[38-43]。角度解析光放射光譜(ARPES)是研究高溫超導物理機制和電子結構，最重要的工具之一。由於其能量和角解析能力不斷地提高，樣品的品質亦不斷地改進， ARPES 已可以觀察到在不足的摻雜(underdoped)樣品時，準粒子沿節線(nodal line)和反節線(antinodal line)間的二向性行為[43-45]。沈志勳教授首先用二向性 (dichotomy)此術語，描述在動量空間中，沿節線和反節線的電子激發特性有顯著的差異。他們發現，對不足的摻雜樣品量測，沿節線的方向有明顯的準粒子尖峰存在；而沿反節線方向，僅有寬廣的準粒子能量分布[43](圖 2-1)。掃瞄穿隧顯微技術亦是研究高溫超導表面狀態、電子結構和穿隧光譜等，重要的工具之一。利用掃瞄穿隧顯微技術觀察非常平整的原子級表面的微量摻雜鈉鈣銅氧氯 (Na-CCOC) 樣品，發現有二維電荷有序現象，他們稱之為棋盤式的電子晶體(圖 2-2) [46]。但這些在真實空間觀察的結果與 ARPES 在動量空間觀察的結果又有顯著的不同，稱為兩者之二向性行為[43]，兩者之間的關連性，是科學家急需解答的問題。

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圖2-1 角度解析光放射光譜量測準粒子沿節線和沿反節線方向之能量分布圖2-2 利用角度解析光放射光譜量測和掃瞄穿隧顯微技術觀察微量摻雜鈉鈣銅氧氯 (Na-CCOC) 樣品之結果，c 圖為二維電荷有序現象，稱之為棋盤式的電子晶體[43] 另一種重要的研究超導配對機制方法，即設法將超導Cooper 對分開，再觀察它們如何再結合成Cooper 對。為達到上述目的，最簡單有效的方法，即利用超快激發-檢測技術。在本計畫中，我們利用極化超快光譜技術配合軸向分明的高溫超導薄膜樣品，可以量測到不同軸向的準粒子弛緩行為和能隙有顯著的差異，我們亦稱為準粒子弛緩之二向性行為[10]。在介紹準粒子弛緩之二向性行為之前，我們先介紹超快激發檢測技術應用到高溫超導樣品量測的基本原理。飛秒級光激發-光探測實驗的概念，在II之一節已介紹，而超導體在超導態時的光激發和弛緩過程又稍加複雜，其過程簡述如下(圖 2 -3)：入射光子將 Cooper 對分開，並產生帶著高能量之準粒子；高能量之準粒子經由電子-電子和電子-聲子散射，而形成低能量之準粒子分布；在一般激發檢測的條件下(見後面說明)，準粒子弛緩的過程和時間，由強聲子瓶頸效應 (strongly phonon bottleneck effect)主導，即兩個準粒子結合形成 Cooper 對，且放出能量大於 2∆的聲子，此

聲子又被Cooper 對吸收，而分離成兩個準粒子。如此重複循環，直到聲子能量

小於2∆，且經由基板擴散到其他環境中，而回復到起始狀態。對 d-wave 超導體

而言，準粒子產生所須的能量，亦與動量大小方向有關，所以尚可能存在其他弛緩過程，而使問題變得更複雜。

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hν: photon energy CP: Cooper pairs QP_L: lower energy quasiparticles Ph: phonons

QP_H: higher energy quasiparticles B: thermal bath

圖2 -3 超導體在超導態時的光激發和弛緩過程示意圖 [Prof. Lou Ph.d thesis]

在理論上，準粒子數和能量大於2∆之聲子數之變化率可由 Rothwarf-Taylor (RT) 方程式描述[47-48]： (b)

Ph

QP

L

CP

hν

Bath

1 2’ 1’ 1’’ 3 2 (a) 1 1’’ 1’ 2 2’ 3 2Δ E0 EF EQPL EQPH

β

γ

pb

γ

esc

e-e

e-p

2 2 0 0 0 2 1 2 QP QP pb ph QP ph ph QP pb ph ph ph esc QP QP QP

at thermal equilibrium photoexcited

ph ph ph dn I N n dt dN I n N ( N N ) dt

where n n n no. densities of quasiparticles ( QP )

QP QP

N N N

no. densities of phonons ( ph )( with ene

∗ ∗ = + γ − β = + β − γ − − γ = + = = + = + = 2

at thermal equilibrium photoexcited

QP ph pb

rgy )

ph ph

I externa l g eneration rate of QP by laser pulse I externa l g eneration rate of ph by laser pulse

Cooper pair breaking rate pair recombination rate

> Δ = + = = γ = β =

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在不同的實驗條件(溫度、激發功率密度、光極化方向、磁場、摻雜量等) 下，解此非線性耦合微分方程式，可獲得許多重要的資訊，如聲子和準粒子數隨時間變化情形、不同型式的弛緩過程特性和復合率(recombination rate)等[48]。在常見的實驗條件下(光激發功率密度大於 3 μJ/cm2，但產生的準粒子約為總準粒子數之百分之十以下)，弛緩過程主要由強聲子瓶頸效應主導，此時弛緩時間 τ 的特性為 a. 與光激發功率密度無關；b. 溫度自低溫區靠近臨界溫度 Tc 時，τ 會有發散現象；c. 溫度在低溫區，τ 近乎常數。反之，依據最近一些實驗結果報導[14, 49-51]，顯示在極低光激發功率密度條件下(小於 1 μJ/cm2 )，弛緩時間在低溫區，會有發散現象，且與光激發功率密度有關。但是，不同研究群對此弛緩時間之發散現象和其對應之弛緩過程之解釋莫衷一是。

如Segre 等研究群[49-50]利用特殊的摻雜不足 YBCO OrthoII樣品作光激發

檢測實驗，發現在極低的光激發功率密度下，其弛緩時間與光激發功率密度和溫度均有關(圖 2 -4 和圖 2 -5)。他們認為在此條件下，準粒子的弛緩過程與高光激發功率密度激發的弛緩機制不同，此時熱效應為其主要的弛緩過程(也就是說，兩個準粒子結合形成 Cooper 對時，非釋出能量大於 2∆的聲子，而是自旋擾動之能量[49])。依此理論，可得到弛緩率(=1/弛緩時間)與 T3的關係，亦對應節線上準粒子的弛緩行為。

圖2 -4 Segre 等研究群[49]利用特殊的摻雜不足 YBCO OrthoII樣品作光激發檢測實驗，

發現在極低的光激發功率密度下，其弛緩時間與光激發功率密度和溫度均有關

(14)

圖2 -5 在不同的低光激發功率密度下，其弛緩率與溫度的關係[49] 尚有其他四個研究群，包含Schneider [51]等，亦作極低的光激發功率密度的光激發檢測實驗，但使用各種超導和非超導的銅氧化合物，他們發現，無論是金屬態、絕緣態或超導態的樣品，均顯示其弛緩時間與 T−3±0.5有關之發散行為 (圖 2 -6)。他們列舉五種可能的弛緩機制：1. 類似重費米子之弛緩行為；2. 超導態在極低的光激發功率密度之弛緩行為；3. 傳統金屬二溫度模型之理論預測；4. 電子聲子散射隨光激發功率密度之變化之弛緩行為；5. 樣品空間不均勻因素等之弛緩行為。他們亦發現，對鑭鍶銅氧樣品，在超導態且高光激發功率密度時，其弛緩時間在低溫時近乎常數，故其弛緩行為遵行強聲子瓶頸效應；反之，在極低的光激發功率密度下，其弛緩時間在低溫時有發散行為，而對應非超導的準粒子弛緩行為。由以上實驗結果，他們傾向於利用樣品空間不均勻因素，來解釋極低光激發功率密度下的光激發檢測弛緩行為。然而，所有這些光激發檢測實驗，有一個很嚴重的缺點，即無法單獨檢測沿節線方向的準粒子的弛緩行為，即使使用無twin 的單晶體和極化可調的檢測光，因為極化檢測光方向沿節線方向時，仍包含等量沿a 和 b 軸的光學反應，而非真正的沿ab 對角線(ab diagonal)方向的準粒子光學反應。所以上述光激發檢測實驗，不同的弛緩過程均混在一起，故只可能利用改變光激發功率密度來分離不同的弛緩行為。本計畫之重點之一，是製備軸向分明的(100)和(110)薄膜，使我們可以很清楚地分離沿節線方向和沿反節線方向的光學反應，進一步得到各向異性的準粒子弛緩行為和其能隙之對稱分布。

(15)

圖7

圖2 -6 (a) Schneider 的實驗結果：無論是金屬態、絕緣態或超導態的樣品，均顯示其弛緩時

間與T−3±0.5有關之發散行為；(b) 對鑭鍶銅氧樣品，在超導態且高光激發功率密度時，其弛緩時間在低溫時近乎常數；反之，在極低的光激發功率密度下，其弛緩時間在低溫時有發散行為[51]。

(16)

圖2 -7 本計畫建立的飛秒級激發-探測系統簡圖

圖2 -7 為我們實驗室建立的飛秒級激發-探測系統簡圖，光源為奧地利

Femtolaser 公司生產的鎖模鈦-藍寶石雷射。其輸出的脈衝寬度可低至 20 fs，重

複率為80MHz，而波長為 780nm。此雷射的激發光源為 Coherent Inc. Verdi 型固

態Nd 雷射。利用分光鏡將脈衝雷射光束分成較強的激發光及較弱的探測光。其中探測光經過一時間延遲器(精密的機械移動平台 Newprot PM500，其解析度可達0.1μm)，以控制探測光脈衝與激發光脈衝間的時間延遲。此外，激發光以大約3°~30°的角度入射樣品；而探測光則以近乎垂直的角度入射樣品。經樣品反射的探測光變化則由光二極體偵測，再利用鎖相放大器將信號取出。低溫的量測則將樣品置於低溫設備中，光經由光窗入射至樣品並經由光窗反射或穿透。本實驗系統另一特點是，激發光及探測光之偏振，可藉由光徑上之極化片和二分之一波片獨立調整(Φ1, Φ2)，此外亦可轉動樣品改變入射光的角度(θ)，如圖2 -8 所示。藉由上述的設計，我們可以量測樣品上任意晶軸方向的飛秒光譜。有關(100)和(110)釔系超導薄膜的製作量測和控氧程序等，請見上期結案報告和相關發表論文，在此不再贅述[36]。所以綜合上述，利用極化超快光譜技術和軸向分明的(100)和(110)釔系超導薄膜，使我們可以很清楚地分離沿節線方向和沿非節線方向的光學反應，進一 Delay stage CCD λ/2 Monitor λ/2

AOM : Acousto-Optic modulator, P : Polarizer, _

PD : Photo Detector, M : Multimeter, RF : RF Driver F :Function Generator, D : Delay Stage Controller. _

Chamber prism Ti:sapphire Laser 20fs @ 75.5MHz Verdi V5 prism Lock-in amp. Computer RF F M PD AOM AOM P D P

(17)

(100)YBCO

(1)

(2)

(110)YBCO

θ

a

b

c

a

b

c

Probe

E field

Pump

t

Φ

₁

Φ

2

Probe

E field

Pump

t

Φ

1

Φ

2

Δ

R

_{Φ Φ θ}

( t ,

,

, ,T )

R

⇒

₁ ₂ 圖2 -8 激發光及探測光之偏振可調整(Φ1, Φ2)，亦可轉動樣品改變入射光的角度(θ)

圖 2 -9 為 (001)YBCO 薄膜在超導態的典型 ΔR/R 隨延遲時間(delay line)的變化情形，一般而言，此曲線包含兩個分量(請見圖之插圖)，對應不同的弛緩過程，其中較快的分量，其弛緩時間(relaxation time)常數約在次皮秒；較慢的分量，其弛緩時間常數約在數皮秒左右。圖2 -10 是(100)和 (110)YBCO 在正常態和超導態的典型ΔR/R 隨延遲時間的變化情形，圖 a 顯示當檢測光沿 c 軸時即使在超導態時，其光學反應近乎零。其餘不同軸向薄膜的ΔR/R 隨延遲時間的變化情形，請參閱上期三年結案報告[36]。綜合述之(圖 2 -11)，對(001)YBCO 薄膜，因為 ab 軸向不能區分，所以從 ΔR/R 量測結果，只有平均的資訊可以獲得；對(100)YBCO 薄膜，且檢測光沿著 b 軸，則我們發現在超導態時，ΔR/R 的大小、弛緩時間常數和正負號，均有顯著的變化；對(110)YBCO 薄膜，且檢測光沿著 ab 對角線軸向，則我們發現，即使在超導態，ΔR/R 仍僅存在快分量。

(18)

-2 0 2 4 6 8 10 12 14 30 K 50 K 60 K 70 K 76 K 78 K 80 K 82 K 84 K 90 K 100 K 294 K 2.0 x 10 - 4 (a) E//c-axis on (100)YBCO

T_c= 89.7 K Δ R/R Time delay (ps) -2 0 2 4 6 8 10 12 14 2.0 x 10 - 4 (b) E//b-axis on (100)YBCO T c= 89.7 K 30 K 50 K 60 K 70 K 76 K 78 K 80 K 82 K 84 K 90 K 100 K 294 K Time delay (ps) -2 0 2 4 6 8 10 12 14 2.0 x 10 - 4 (c) E//ab-diagonal on (110)YBCO T_c= 88.2 K 30 K 40 K 50 K 70 K 75 K 80 K 22 K 100 K 120 K 148 K 199 K 295 K Time delay (ps) -2 0 2 4 6 8 10 12 14 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 0 3 6 9 0.1 1 Δ

R/

R

(

x10

-4

)

Time delay (ps)

N o rma lize d Δ R/ R ( a .u .) Time delay (ps) 圖 2 -9 (001)YBCO 薄膜在超導態的典型 ΔR/R 隨延遲時間的變化情形圖 2 -10 是(100)和 (110)YBCO 之 ΔR/R 隨不同軸向檢測、溫度和延遲時間的變化情形

(19)

圖2 -11 對(001) (100)和(110)YBCO 薄膜在正常態和超導態之典型 ΔR/R 變化差異依據Kabanov 的理論分析 [52]，ΔR/R 的大小與光激發準粒子數成正比，且可以分成下列兩個分量之疊加：

( )

A

( )

B t t

R

_t

_{A T e}

_{B T e}

R

τ τ − −

Δ

₌

₊

--- (2-1) (1)式中的A

( )

T 對應弛緩時間較慢的分量振幅，且對應與溫度變化有關的能隙，即超導能隙Δ_c(T)：

( )

(

( )

)

( )

( )T k T c B c B c I B c

e

T

k

N

T

k

T

A

Δ −

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

Δ

Ω

+

Δ

=

π

ν

ε

2 )

0 (

2

1

2 h

--- (2-2)

(20)

其中ε_I是入射的激發雷射脈衝在每單位晶胞之能量密度，ν 是與準粒子作用

的聲子模(phonon modes)數目，N

( )

0 是態密度(density of states)，Ω_c則是典型的截

止頻率。而(1)式中的B

( )

T 對應弛緩時間較快的分量振幅，且對應與溫度變化無關的能隙，即偽能隙Δ_p：

( )

T k c p I B p

e

N

T

B

Δ −

Ω

+

Δ

=

h

)

0 (

2

1 ν

ε

--- (2-3) 若能在不同溫度、對不同超導薄膜，精確量出這兩個弛緩時間常數，利用(1) 式即可求出Δ_c(T)、Δ_p能隙。另外，由Kabanov的理論，亦可得到弛緩時間τA和τB 與超導能隙和偽能隙的關係如下： --- (2-4) --- (2-5)

Γω

≈

Raman phonon linewidth of A1g-symmetry apical O(4) phonon mode ε_I

≈

the energy density per unit cell deposited by the incident laser pulse, N(0) = the density of state at E_F

在本計畫中，我們利用控氧技術將(100)和(110)YBCO 薄膜，分別從摻雜不足控制到最佳摻雜，並進行一系列完整而有系統的實驗。如此我們可經由ΔR/R 大小隨溫度的變化曲線及載子弛緩時間常數隨溫度的變化曲線，利用(1)式精確求出各種軸向和摻雜量超導薄膜的超導能隙和偽能隙，以便探討釔系超導薄膜準粒子動力學的二向性行為。 2 2 2 1 ln 2 (0) (0) exp( ( ) ) ( ) 12 ( ) I B A N T k T T T ω

ω

ε

τ

⎡ ⎤ ⎢ _Δ ₊ _−Δ ⎥ ⎣ ⎦ = Γ Δ h 2 2 2 1 ln 2 (0) exp( ) ( ) 12 I p p B B p N k T T ⎡ ⎤ ⎢ _{Δ +} _−Δ ⎥ ⎣ ⎦ = Γ Δ h ω ω ε τ

(21)

A. 弛緩時間二向性行為 (Dichotomy in Relaxation Time)[16] 針對弛緩時間，我們進一步作詳細分析。由對不同軸向的樣品量測的數據，可以清楚地比較準粒子在三個軸向上弛緩的行為，例如我們將60K 的 ΔR/R 曲線換成對數座標，則圖2 -12 中沿 b 軸的 ΔR/R 會清楚展現兩個遲緩時間(也 就是兩個斜率)，而沿 c 軸或 ab 對角線只有一個弛緩時間。這結果強烈顯示準粒子在YBCO 中的弛緩過程是有方向性的。圖 14(b)清楚的顯示這個現象：當溫度低於Tc時，沿b 軸弛緩的準粒子會比正常態時多出一個較慢的弛緩過程(τB 大約數個皮秒，ps)，而且越接近 Tc時越大。這是由於超導能隙在接近 Tc時變得比較小，導致準粒子回復成古柏對的效率變差，因此使這個與超導能隙有關的長弛緩時間在接近Tc時呈現發散的情形。但不管是沿c 軸或 ab 對角線皆只有一個較快的弛緩時間(τA大約次皮秒，sub-ps)。圖2 -12 (a) 在 60K 時不同軸向的ΔR/R。(b)準粒子在不同軸向之弛緩時間隨溫度的變 化，這些弛緩時間是利用公式適配ΔR/R 的實驗數據而得。 我們亦分析對(001)YBCO 薄膜的量測結果，在 ab(銅氧)平面上也觀察到類似 b 軸的兩個弛緩時間，因為(001)薄膜的 a、b 軸在平行基板的平面上是隨機排列的，沒有特定的方向性，因此無法解析出各軸向上的準粒子弛緩行為，而只能獲得銅氧平面上各個軸向的平均結果。另外，我們也對同一片樣品進行控氧的動作，並探討在不同氧含量的情形之下，弛緩時間對溫度的變化情形。對同一片樣品控制不同氧含量來做量測，可以確保弛緩時間變化情形，是因為氧含量的不同所造成，而非其他因素的影響所造成。

(22)

50 100 150 200 250 300 0 2 4 6 8 10 12 14 b-axis

Luo et. al. --- Fig. 2(a)

(a) T_c = 90.6K T_c = 55.7K Rel a xa ti o n t im e ( p s) Temperature (K) (100) YBa₂Cu₃O_7-_δFilm 50 100 150 200 250 300 0 2 4 6 8 10 12 14 b-axis

Luo et. al. --- Fig. 2(a)

(a) T_c = 90.6K T_c = 55.7K Rel a xa ti o n t im e ( p s) Temperature (K) (100) YBa₂Cu₃O_7-_δFilm 1 2 3 4 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 0 1 2 3 4 0 2 4 6 8 10 12 (b)

Luo et. al. --- Fig. 2(b)

N o rm a lize d rel a x a ti on t im e T / T c N o rm a liz e d r e la x a ti o n t im e T / Tc 50 100 150 200 250 300 0 2 4 6

Luo et. al. --- Fig. 3

T_c = 90.2 K T_c = 52.4 K ab-diagonal R e la x a tio n ti me (p s) Temperature (K) (110) YBa₂Cu₃O_7-_δFilm 50 100 150 200 250 300 0 2 4 6

Luo et. al. --- Fig. 3

T_c = 90.2 K T_c = 52.4 K ab-diagonal R e la x a tio n ti me (p s) Temperature (K) 50 100 150 200 250 300 0 2 4 6

Luo et. al. --- Fig. 3

T_c = 90.2 K T_c = 52.4 K ab-diagonal R e la x a tio n ti me (p s) Temperature (K) (110) YBa₂Cu₃O_7-_δFilm 在(100) 滿氧樣品的時候，我們將激發探測光束調整平行 b 軸。量測的結果如圖2 -13 中實心正方形圖示。我們可以清楚看到，當溫度從低溫往 Tc 逼近時，遲緩時間會有發散的趨勢。我們並採用 Kabanov 所提出的理論方程式來做適配，發現量測的結果非常接近適配之結果。圖2 -13 (100) YBCO 滿氧(黑色正方形)和缺氧樣品(藍色正方形框)的遲緩時間隨溫度變化情形。我們並採用Kabanov 所提出的理論方程式來做適配(紅色實線和藍色虛線)，發現量測的結果非常接近適配之結果。圖2 -14 (110) YBCO 薄膜樣品，檢測沿 ab 對角線軸向，其遲緩時間隨溫度變化情形。在滿氧時，沿著ab 對角線軸向的弛緩時間，隨著溫度降低而增加；而缺氧樣品，其增加的趨勢比滿氧樣品來得快。紅色和藍色虛線係與Kabanov 理論適配。

(23)

1 0.1 1 10 Segre et al. [1] Segre et al. [1]

Luo et. al. --- Fig. 4 0.5 (T / T_c)3 ab-diagonal Tc = 90.2 K Tc = 52.4 K D e ca y ra te ( ps -1 ) T/T_c 由以上的結果，我們又再次的証實，在ab 平面上銅氧化物超導體的各向異性特質。並且知道，這些變化是由一個與溫度有關的超導能隙Δ(T)和一個與溫度無關的偽能隙Δ_p所主宰。當樣品是在缺氧的情形時，參考圖2 -13，沿著 b 軸方向的遲緩時間發散情形，變得比滿氧時來得小，而且整體的遲緩時間也比滿氧樣品來得短。經由適配可以得到Δ(0)~560K。另外，比較特別的是，在 T > Tc 的時候。在滿氧樣品 中，沿著b 軸方向的遲緩時間，在 T > Tc 時是趨近一個定值；但在缺氧樣品當 中，當T > Tc 時的情形，與沿著 ab 對角線軸向的情形類似。所以我們可以看 出，準粒子的遲緩行為，是同時受到超導能隙與偽能隙兩者的影響。現在我們進一步分析沿著ab 對角線軸向的樣品，在缺氧時的情形。參考圖 2 -14，在缺氧時，沿著 ab 對角線軸向的弛緩時間，還是一樣隨著溫度降低而增加，不過比較特別的是，增加的趨勢比滿氧樣品來得快。綜合從(110)與(100)釔鋇銅氧樣品，分別控制其氧含量，量測不同軸向的激發探測實驗數據，由這些數據，我們得到沿b 軸方向的遲緩時間─即沿節線方向的準粒子弛緩行為，與沿著ab 對角線軸向的遲緩時間─即沿反節線方向的準粒子弛緩行為，有很大差異，顯示兩者弛緩過程的二向性行為。我們發現，即使不在極低的光激發功率密度的實驗條件下，沿著ab 對角線軸向的遲緩時間，仍可得到和參考文獻[49,51]類似行為，如圖 2 -15 所示，左圖圓圈和右圖紅色星形和藍色菱形，均是我們的實驗數據。顯示這些結果均對應節線方向或非超導的準粒子弛緩行為。而沿b 軸方向的準粒子，對應反節線方向的準粒子弛緩行為，即遵行一般超導強聲子瓶頸效應的弛緩行為。圖2 -15 即使不在極低的光激發功率密度的實驗條件下，我們的實驗數據仍可得到和參考文獻[49,51]類似的弛緩行為。

(24)

0.4 0.8 1.2 1.6 0.0 0.3 0.6 0.9 1.2 1.5 0.0 0.3 0.6 0.9 1.2 1.5 0.4 0.8 1.2 1.6 2.0 0.3 0.6 0.9 1.2 1.5 (a) E//ab-plane T_c = 90.4 K Δ(0) = 436 ± 23 K Δp = 500 ± 10 K ( Δ R /R ) / ( Δ R/ R T = 20 K ) T / T c (b) E//b-axis T_c = 89.7 K Δ(0) = 456 ± 32 K (c) E//ab-diagonal T_c = 88.2 K Δp = 453 ± 21 K ( Δ R /R ) / ( Δ R/ R T= 20 K ) 圖2 -16 歸一化的ΔR/R 振幅隨溫度的變化。 (a) (001) YBCO 薄膜 (b) 沿(100) YBCO 薄膜的 b 軸 (c) 沿(110) YBCO 薄膜的 ab 對角線。圖中實線、虛線及點線分別為式(2)或式(3)的適配結果。 B. 能隙的二向性行為 (Dichotomy in Gap)[10、15] 利用式(2)及式(3)適配 ΔR/R 振幅大小隨溫度的變化，我們可以求出超導能隙及偽能隙的大小，如圖 2 -16 所示。由(001)YBCO 薄膜得到的結果必須結合式 (2)及式(3)才能完整適配，而沿 b 軸的變化只需要式(2)即可適配的很好，同樣的沿ab 對角線的變化只需要式(3)即可適配的很好。上述結果清楚顯示(001)YBCO 薄膜的結果，因為a、b 軸在平行基板的平面上是隨機排列的，沒有特定的方向性，因此是b 、a 軸及 ab 對角線的合成結果。這是首次利用特定晶軸取向的薄膜，能區分出ab 平面上不同軸向的超導能隙及偽能隙。 藉由同樣的方法，我們可以求出不同氧含量時的超導能隙及偽能隙。如氧含量為6.76 時，典型的ΔR/R 曲線如圖 2 -17 所示，有趣的是，圖中顯示，當我 們控氧進入摻雜不足的區域時，對(100) YBCO 薄膜，則即使沿 b 軸的 ΔR/R 曲 線，仍必須結合式(2)及式(3)才能完整適配，顯示缺氧時，沿反節線方向包含超導能隙及偽能隙兩者。而對(110) YBCO 薄膜，沿 ab 對角線的 ΔR/R 曲線，只需 要式(3)即可適配，顯示沿節線方向仍只包含偽能隙。我們改變不同的氧含量，藉由同樣的程序，可以求出不同氧含量時，不同軸向的超導能隙及偽能隙變化，也顯示YBCO 高溫超導體的能隙二向性行為。

(25)

0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 0.0 0.5 1.0 1.5 E // b-axis YBa₂Cu₃O_6.76 T_c = 77.9 K Δ(0) = 443 ± 35 K Δ_p = 632 ± 58 K (-Δ R/ R) / ( -Δ R/ R T = 20 K ) T/T_c 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 ( Δ R/ R) / ( Δ R/ R T= 20 K ) 圖2 -17 YBCO 氧含量為 6.76 時的ΔR/R 振幅隨溫度的變化圖，圖中實線及虛線 分別為式(2)或式(3)的適配結果。綜合從(110)與(100)釔鋇銅氧樣品，分別控制其氧含量，量測不同軸向的激發探測實驗數據，並將不同氧含量的超導能隙與偽能隙分別算出，我們可以得到如圖 2 -18 的超導能隙與偽能隙，隨著不同的載子濃度之變化情形，圖中十字符號數據部份，為 Demsar 所得到的結果，我們將它列出，以作比較。由這些數據，我們推測釔鋇銅氧載子濃度從最佳摻雜量減少到摻雜不足的情形時，偽能隙Δ_p的變化。例如圖2 -18 中從右到左的變化情形，在最佳摻雜時為dxy的對稱形式，但隨著載子濃度的變少，漸漸從dxy轉向到完全缺氧的d_x2₋_y2的對稱形式。這是我們目前推測的結果，未來希望有理論模型能夠對這些實驗結果，做更進一部的確認。

(26)

圖19 圖2 -18 YBCO 在不同軸向之超導能隙與偽能隙，隨著不同的載子濃度之變化情形，圖中十字符號數據部份，為Demsar 所得到的結果。 0.08 0.10 0.12 0.14 0.16 0 100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000 1100 1200 1300 6.5 6.6 6.7 6.8 6.9 Δ_T* Δ Tc b-axis a-axis Δ_Tc Δ_T* b-axis a-axis Δ Tc Δ_T* b-axis a-axis ab-plane b-axis ab-diagonal Δ (0)/ K B , Δ p /K B (K ) Hole Concentration (p) O Content

(27)

(二) 利用極化可調飛秒級激發-探測光譜技術研究過摻雜的釔鈣鋇銅

氧高溫超導薄膜的超導能隙和偽能隙的對稱性問題

A.薄膜樣品製備與基本薄膜特性分析 為了觀察過摻雜的釔鈣鋇銅氧高溫超導薄膜的準粒子在不同軸向上的弛緩行為，我們成長高品質不同摻鈣量(100)與(001) Y Ca Ba Cu O₁₋_x _x ₂ ₃ ₇, x = 0.1, 0.2,0.3 之 薄膜樣品。由於不同摻鈣量(0.1-0.3)之釔鈣鋇銅氧靶材成分不易控制，使製備的薄膜品質亦不易控制。而成長(100)薄膜時，為減低晶格不匹配，造成薄膜品質不良，在成長 Y1-xCaxBa2Cu3O7-δ之前，我們在比較低溫(660℃)的狀態，先鍍一

層PBCO 緩衝層，再以漸進變溫方式鍍製 PBCO 變溫層到成長 YBCO 所需之溫

度，如此得到的 PBCO 將仍是(010)軸向，最後再鍍上 YBCO，如此可得到我們

所需之(100)樣品。

其R-T 量測、X-ray 繞射、原子力顯微鏡(Atomic Force Microscope，AFM)

等特性之量測結果，如圖2 -19(a)-(d)所示。 0 50 100 150 200 250 300 0 5 10 15 20 25 R e s istanc e ( Ω ) Temperature (k) (100) Y_0.9Ca_0.1Ba₂Cu₃O_7-d Tc=79.5k 圖 2 -19(a) (100)Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜電阻與溫度關係圖

(28)

0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 200 220 240 260 280 300 0.0 0.7 1.4 2.1 2.8 3.5 (001) Y_0.9Ca_0.1Ba₂Cu₃O_7-d Res istance ( Ω ) Temperature (k) Tc=76.6K 圖2 -19(b) (001)Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ電阻與溫度關係圖 15 20 25 30 35 40 45 50 55 60 65 70 75 80 85 0 500 1000 1500 2000 2500 3000 Y0.9 Ca 0.1 Ba 2 Cu 3 O 7-d (300) 71.0 71.5 72.0 72.5 73.0 73.5 74.0 74.5 75.0 75.5 76.0 76.5 0 20 40 60 80 100 120 In te n s it y (a .u .) 2θ (degree) P B CO (030) LS G O Y0.9 Ca 0.1 Ba 2 Cu 3 O 7-d ( 1 00) P B CO (010) In te nsity (a .u. ) 2θ (degree) 圖 2 -19(c) (100)Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜XRD 圖

(29)

圖2 -19(d) (100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜樣品AFM 圖 B. 利用時間解析激發-探測量測過摻雜的釔鈣鋇銅氧薄膜的 ΔR / R 曲線圖 利用上述製備之薄膜，我們延伸前面不同氧含量對高溫超導能隙影響的研究，進一步研究過摻雜(overdoped)的釔系高溫超導薄膜的超導能隙和偽能隙的對稱性問題。實驗上，我們利用極化激發-探測量測技術，來量測 Y1-x Ca x Ba 2 Cu 3 O 7-δ (x = 0.1,0.3)超導薄膜，受飛秒級脈衝光激發後，其載子弛緩的行為。對於平面高度有序的a 軸薄膜而言，在薄膜的表面，其 b 軸與 c 軸可明顯區分；再利用激發-探測光的偏振方向可調的特點，我們可以在激發-探測光平行於 b 軸與 c 軸的條件下，量測 ΔR / R 在不同溫度下，隨時間延遲的變化情形，其結果如圖2-20-2-24 所示。對於 c 軸的薄膜而言，因為薄膜表面無方向性的差別，所以我們選用探測光與激發光之電場互相垂直來入射基板，這樣可以減少激發光與探測光的干涉效應，更利於結果數據的分析。其ΔR / R 在不同溫度下，隨時間延遲的變化情形。透過分析這些ΔR / R 曲線圖，我們得到振幅隨溫度變化；以及弛緩時間隨溫度變化的關係等。進一步分析這些數據，我們將得到不同過摻雜、在不同軸向上的能隙分佈情形。

c

b

c

b

(30)

0 10 20 30 0.0 3.0x10-4 6.0x10-4 Y 0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ (100) E//b-axis Delay time (ps) 150k 140k 130k 110k 100k 95k 90k 80k 75k 72k 70k 67k 65k 62k 60k 57k 55k 52k 50k 45k 40k 30k 25k 20k 15k 12k 10k 5k 圖2 -20 不同溫度下，檢測光電場平行(100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜(010)軸的瞬時反射率( R R Δ )變化，(E//b-axis)

(31)

-10 0 10 20 30 40 50 0.0 5.0x10-4 1.0x10-3 1.5x10-3 2.0x10-3 Y_0.9Ca_0.1Ba₂Cu₃O_7-_δ (100) E//c-axis Delay Time (ps) 220k 180k 140k 100k 80k 70k 60k 50k 40k 30k 20k 10k Δ R/R 圖 2 -21 不同溫度下，檢測光電場平行(100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜(001)軸的瞬時反射率( R R Δ )變化，(E//c-axis)。

(32)

0 20 40 0.0 5.0x10-4 1.0x10-3 1.5x10-3

160k

140k

120k

100k

90k

85k

80k

75k

72k

70k

67k

65k

62k

60k

50k

40k

30k

20k

10k

Δ

R/R

Delay Time (ps)

Y

_0.9

Ca

_0.1

Ba

₂

Cu

₃

O

_7-_δ

(001)

圖2 -22 不同溫度下，(001) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ滿氧薄膜的瞬時反射率( R R Δ )變化。激發與探測光束偏振方向互相垂直。

(33)

0 10 20 30 40 50 0.0 2.0x10-4 4.0x10-4 6.0x10-4 8.0x10-4 1.0x10-3 1.2x10-3 1.4x10-3 1.6x10-3 Y_0.7Ca_0.3Ba₂Cu₃O_7-_δ (001) Delay Time (ps) 230k 200k 180k 160k 140k 120k 100k 90k 80k 70k 60k 55k 52k 50k 47k 45k 42k 40k 30k 20k 10k Δ R/R 圖2 -23 不同溫度下，(001) Y0.7Ca0.3Ba2Cu3O7-δ滿氧薄膜的瞬時反射率( R R Δ )變化。激發與探測光束偏振方向互相垂直。

(34)

-10 0 10 20 30 40 50 0.0 2.0x10-4 4.0x10-4 6.0x10-4 8.0x10-4 1.0x10-3 1.2x10-3 1.4x10-3 1.6x10-3 1.8x10-3 2.0x10-3 2.2x10-3 2.4x10-3 2.6x10-3 Δ R/R Y 0.7Ca0.3Ba2Cu3O7-δ (001) Delay Time (ps) 200k 160k 120k 100k 90k 80k 70k 60k 55k 52k 50k 47k 45k 42k 40k 37k 35k 30k 20k 15k 10k 7k 圖2 -24 不同溫度下，(001) Y0.7Ca0.3Ba2Cu3O7-δ缺氧薄膜的瞬時反射率( R R Δ )變化。激發與探測光束偏振方向互相垂直。

(35)

0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 0.0 1.0x10-5 2.0x10-5 3.0x10-5 4.0x10-5 5.0x10-5 6.0x10-5 7.0x10-5 8.0x10-5 9.0x10-5 1.0x10-4 Δp=359.41±22.65 k (30.97±1.95 meV) Δ(0)=346.68±11.30 k (29.87±0.97 meV) (001)-oritened Y 0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-d , Tc~76.6K Δ R/ R Temperature (k) C. 分析過摻雜的釔鈣鋇銅氧薄膜的超導能隙和偽能隙 由圖2-20-2-24 中每一條曲線，可分析出 ΔR / R 隨時間的變化，在超導態下對應兩個弛緩時間的項，即ΔR R T t/ ( , )= A T( ) exp( / )−t

τ

_A +B T( ) exp( / )−t

τ

_B ，依據Kabanov et al.的理論，A T( )中含隨溫度而變的未知數Δ( )T ，即為我們所要求的超導能隙之值，而B T( )中含不隨溫度而變的未知數Δ_p，即為我們所要求的偽能隙之值。所以我們經由電腦函數適配，就可分別求得偽能隙Δ_p與超導能隙Δ( )T 的值。圖2 -25 顯示 Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ (001)樣品 ΔR / R 大小與溫度變化的關係。從圖中我們可以明顯看到，溫度在 Tc 以上有一個隨溫度升高，而逐漸變小之信號。在溫度小於Tc 時，ΔR / R 有一個急遽變大之趨勢。在 Tc 以上隨溫度緩慢變化之信號，我們推測為偽能隙所造成；而在Tc 以下急遽變化之信號則為超導能隙所造成的弛緩信號。圖2-25 (001) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜， R R Δ 振幅大小與溫度關係

(36)

0 20 40 60 80 100 120 140 160 0.0 1.0x10-5 2.0x10-5 3.0x10-5 4.0x10-5 5.0x10-5 6.0x10-5 Δp=317.99±39.51 k (27.40±3.4 meV) Δ(0)=231±10.78 k (19.90±0.93 meV) Δ R/ R Temperature (k) (100)-oritened Y 0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-d, Tc~79.5K 圖2-26 (100) Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ薄膜， R R Δ 大小與溫度關係圖2-27 Y0.899Ca0.101Ba2Cu3O7-δ， R R Δ 大小與溫度關係[53] Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ(001)樣品 R R Δ 變化行為與J. Demsar 所發表之結果極為類似(圖 2-27)。另外在 Y0.7Ca0.3Ba2Cu3O7-δ樣品，我們同樣看到在 Tc 以上對應偽能隙的變化與Tc 以下對應超導能隙急遽的變化。

(37)

由ΔR / R 的大小與溫度變化的關係數據，配合 Kabanov 的理論，我們可以得到在 Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ(001) 上，超導能隙 (Superconducting gap) 大小為 346.68±11.3k (29.87±0.97 meV) ；偽能隙 (Pseudogap) 大小為 359.41±22.65k (30.97±1.95 meV)。在Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ (100)樣品的部分，當探測光與激發光偏振方向同時平行於樣品的 b 軸，即 Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ (010)軸向時，我們可以觀察到與在 Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ (001)樣品上觀察到的 ΔR / R，有著類似的遲緩行為；但是，若激發光與探測光偏振方向同時平行樣品的 c 軸，即 Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ (010) 軸向時，除了激發與探測光造成的干涉信號之外，並沒有顯著的弛緩現象。由此我們可以推論，在 Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ (100)樣品當中，偽能隙與超導能隙，皆不出現在(001)軸向上。另外，從電場沿著b 軸方向的 ΔR / R 信號，同樣的將信號的振幅隨溫度變化的情形，配合公式(2)與(3)做適配，我們一樣可以得到在 Y0.9Ca0.1Ba2Cu3O7-δ (100) 樣品當中，沿著(010)方向上的能隙大小。其中，超導能隙大小為 231±10.78k (19.90±0.93 meV)；偽能隙大小為 317.99±39.51k (27.40±3.4 meV)。圖2-28 (100)Y0.7 Ca 0.3 Ba 2 Cu 3 O 7-δ薄膜， R R Δ 大小與溫度關係圖2-28 是(100) Y0.7 Ca 0.3 Ba 2 Cu 3 O 7-δ薄膜樣品的適配，其 ΔR / R 的兩個分量 A (T)和 B(T)隨溫度的變化情形，我們可以得到其對應的偽能隙Δ_p與超導能隙 ( )T Δ 。經由分析計算，我們得到

(38)

0.08 0.12 0.16 0.20 0.24 0 100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000 Y1-xCaxBa2Cu3O7-δ b-axis Δp b-axis Δ(T) ab-plane Δp ab-plane Δ(T) Δ_p Δ(T) Δ /k B [K] p (hole concertration) (1) a 軸薄膜((100)Y0.7Ca0.3Ba2Cu3O7-δ) : 超導能隙Δ( )T 為185 ±4 K (即 16 ±0.3 meV )與不溫度而變的偽能隙

(pseudo gap,Δ_p)為 243 ±21 K (即 21 ±2 meV)。 (2) c 軸薄膜((001)Y0.7Ca0.3Ba2Cu3O7-δ) : 超導能隙Δ( )T 為 222 ±13 K (即 19 ±1 meV )與不溫度而變的偽能隙Δ_p為 225 ±13 K (即 19 ±1 meV))。由摻鈣量 0.3 對超導能隙與偽能隙的影響，加入先前不足摻雜和最佳摻雜的結果，以電洞濃度表示，我們得到如圖2-29 之超導能隙(Δ( )T )與偽能隙(Δ_p)的相圖。其中我們已經將橫座標，依照公式(2-6)轉換為電洞濃度[54]。 2

( )

1 82.6(

)

(

_opt

)

opt

Tc p

p p

Tc p

= −

−

(2-6)

其中 Tc p( _opt)是滿氧YBCO 的 Tc，p_opt是滿氧YBCO 時電洞的濃度。

＋：Mihailovic group [53] △p ▲：Mihailovic group △(T) ★：microwave △(T) ○：our group (b-axis) △p

●：our group (b-axis) △(T) □：our group (ab-plane) △p ■ ：our group (ab-plane) △(T)

(39)

三、研究龐磁阻

(CMR)薄膜的時間解析激發-探測光譜量測

A. 錳氧鈣鈦礦化合物磁性材料簡介

具有鈣鈦礦結構的混合共價錳氧化合物(R1-x,Ax)MnO3 (R 是三價的稀土族元素，A 是二價的鹼土族離子)材料被發現到具有龐磁阻(CMR)的現象[55]，引發了學術界與產業界極大的注意。所謂的磁阻是外加磁場導致樣品電阻改變;錳氧化物在接近相變溫度(TC)時，外加磁場會讓其電阻劇烈地下降，故稱之為龐磁阻。

鈣鈦礦結構錳氧化物(perovskite-type manganites)的研究早在 1950 年已被 Jonker

和 Van Santen [56-57] 所發表。其中，就以 La1-xAxMnO3 (A: Ca,Sr,Ba;0≦ x ≦1)

做了一系列磁性與電性的量測。為了解釋在居禮溫度(Curie temperature; TC)發生

的順磁-鐵磁相變(paramagnetic-ferromagnetic transition)以及在 TIM (~ TC)發生的

絕緣-金屬相變(insulator-metal transition)，Zener 提出了雙自旋交換機制 (double exchange mechanism; DE) [58-59] ，如圖 3-1 所示。在龐磁阻錳氧化物中，以二

價的鹼土族元素如Ca2+、Sr2+或Ba2+來取代三價的稀土族元素如 La3+時，則錳以 Mn3+及Mn4+同時存在，這時在 Mn3+的3d 軌域上的 eg↑電子，會跳到中間氧的 2p 軌域上，而在氧 2p 軌域上的電子會再跳至另一邊 Mn4+的eg↑軌域上，這就是 Double Exchange。但現在我們瞭解單用雙自旋交換模型，已無法解釋CMR 現象，例如，在順磁相的電阻率大小比自旋散射預測的還要大。所以必須加入考慮 Jahn-Teller 畸

變的因素[60-62]。同調晶格效應，如 MnO6 octahedron 的 Jahn-Teller 畸變，在未

摻雜之化合物，如LaMnO3(LMO)，為靜態的；而在電洞摻雜時轉變成動態，且會影響錳氧化合物的電荷傳輸性質。其簡單的圖像為：在順磁相時，晶格畸變能遵循載子自一位置移至另一位置，因為自旋失序，而減少載子的動能，此將導致極化子傳輸(polaronic transport)。而鐵磁有序增加載子動能，且自錳離子跳至錳離子太快，以致於晶格畸變無法跟上，雖然許多的研究指出，極化子傳輸的特徵仍可持續到Tc 以下。圖3-1: Double-exchange 示意圖[22]

(40)

0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 0 500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 NG O (33 0) NG O (220 ) L C MO (006 ) LCMO (0 04) In te nsi ty( a. u. ) 2θ LCMO/NGO(110) LCMO (0 02) NG O (11 0) 0 50 100 150 200 250 300 0 100 200 300 400 500 600 700 800 _{LCMO/NGO(110) 10*10 Tc=262.14} Resist ance(O hm) Temperature(K) 錳氧鈣鈦礦化合物的物理性質，隨摻雜和溫度變化的研究是很熱門的，其目的是要完全瞭解自旋、電荷、軌道、晶格間的強關聯作用，與這些材料具有複雜的相圖和存在各種形式的有序(ordering)的關聯。利用超快時間解析光激發-光探測量測錳氧鈣鈦礦化合物，主要是希望能瞭解這些材料之晶格、自旋、電荷、軌道自由度之間如何相互作用，而決定這些材料的基態特性(ground-state properties)。就其本身而論，建立實驗的技術能拆散不同交互作用的過程，進而闡明這些相互競爭自由度的貢獻程度，是很重要的[14, 63-68]。在本計畫中，我們初步利用超快時間解析光激發-光探量測

La0.7Ca0.3MnO3、La0.48Ca0.52MnO3 和 La0.7Ce0.3MnO3等樣品的準粒子動力學，這些結果顯示，當溫度高於居理溫度時，僅對應一快弛緩分量(數 ps)，即 Jahn-Teller 畸變小極化子之弛緩行為；而當溫度低於居理溫度時，另存在一慢弛緩分量(數

十至數百ps)，即對應自旋晶格弛緩行為。我們亦注意到ΔR/R 隨時間的變化，

有振盪衰減的現象。

B. 薄膜樣品基本特性分析

圖3-2-3-4 分別為磁性薄膜 La0.7Ca0.3MnO3、La0.48Ca0.52MnO3 和 La0.7Ce0.3MnO3[69-70]

之溫度對電阻的關係圖與X-ray 繞射圖，由圖中可得知磁性樣品的相轉變溫度分別

為260K、220K 和 240K 以及了解薄膜晶格結構以判定薄膜品質的好壞。

a. La0.7Ca0.3MnO3

(41)

0 50 100 150 200 250 300 0 500 1000 1500 2000 2500 3000 3500 4000 4500 5000 5500 6000 Resi stance(O h m) Temperature(K) La 0.7Ce0.3MnO3/NGO(001) Tc=241k 2006/09/28 0 10 20 30 40 50 60 70 80 0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 7000 8000 9000 10000 11000 In te nsity(a.u.) 2θ La 0.7Ce0.3MnO3/NGO(001) 2006/09/29 60 80 100 120 140 160 180 200 220 240 260 280 300 101 102 103 104 105 106 Re sistan ce (Oh m ) Temperature (K) 730 740 760 770 780 La_0.42Ca_0.58MnO₃ Substrate:LAO PO₂:0.3 torr Tco 0 6 12 18 24 30 36 42 48 54 60 66 72 78 84 0 2000 4000 6000 Intensi ty(a.u.) 2θ 75.5 47.26 48.12 23.6 La_0.42Ca_0.58MnO₃ Substrate: LAO Depositon temperature:770 PO2:0.3 torr V/I = 20/20 b. La0.42Ca0.58MnO3 圖3-3 La0.42Ca0.58MnO3之溫度對電阻的關係圖與X-ray 繞射圖 c. La0.7Ce0.3MnO3 圖3-4 La0.7Ce0.3MnO3之溫度對電阻的關係圖與X-ray 繞射圖

(42)

0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 -2.0 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5 Δ R/ R ( *10 -5 ) Time Delay (ps) 290k 284k 278k 272k 266k 261k 255k 249k 247k 245k 243k 239k 230k 0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 -5.0 -4.5 -4.0 -3.5 -3.0 -2.5 -2.0 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 La0.7Ca0.3MnO3

Pump Power= 50 mW Probe Power= 2 mW

Y A x is Ti tl e X Axis Title 230k 225k 220k 210k 200k 180k 160k 140k 120k 100k 90k 80k C. 超快時間解析光激發-光探測量測錳氧鈣鈦礦化合物結果

圖3-5-3-7 分別為磁性薄膜 La0.7Ca0.3MnO3、La0.48Ca0.52MnO3 和 La0.7Ce0.3MnO3的典

型ΔR/R 隨延遲時間的變化情形。

(43)

-20 0 20 40 60 80 100 -2.6x10-5 -2.4x10-5 -2.2x10-5 -2.0x10-5 -1.8x10-5 -1.6x10-5 -1.4x10-5 -1.2x10-5 -1.0x10-5 -8.0x10-6 -6.0x10-6 -4.0x10-6 -2.0x10-6 0.0 2.0x10-6 4.0x10-6 6.0x10-6 8.0x10-6 Y Ax is Titl e X Axis Title 294k 280k 250k 240k 230k 220k 210k 200k 180k 160k 140k 120k 100k 80k La_0.42Ca_0.58MnO₃

pump power= 50 mW probe power=2 mW 2006/10/05 -10 0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 4.0x10-6 6.0x10-6 8.0x10-6 1.0x10-5 1.2x10-5 1.4x10-5 1.6x10-5 1.8x10-5 2.0x10-5 2.2x10-5 294 k 290 k 270 k 260 k 250 k 240 k de lta R/R Delay time (ps) La_0.42Ca_0.58MnO₃

pump power= 40 mW probe power=2 mW 2006/08/16

b. La0.42Ca0.58MnO3

圖3-6 La0.42Ca0.58MnO3在不同溫度下的ΔR/R 隨延遲時間的變化情形，注意在溫

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0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 6.0x10-5 8.0x10-5 1.0x10-4 1.2x10-4 1.4x10-4 1.6x10-4 1.8x10-4 2.0x10-4 Δ R/R Relaxation time(ps) 294K 270K 260K 255K 252K 250K 247K 245K 242K 240K 235K 230K 220K 200K 180K 160K 140K 120K 100K 80K

La_0.7Ce_0.3MnO₃/NGO(001) energy pump:probe=50:2mW 2006/ 10/ 7

c. La0.7Ce0.3MnO3

圖3-7 La0.7Ce0.3MnO3在不同溫度下的ΔR/R 隨延遲時間的變化情形

綜觀這些初步的量測結果，有幾個特性：

1. 當溫度高於居理溫度時，僅對應一快弛緩分量(數 ps)，即 Jahn-Teller 畸變

小極化子(small polaron)之弛緩行為，而對此分量，La0.7Ce0.3MnO3的弛緩

時間較長。另外，此快弛緩分量的振幅與弛緩時間，隨溫度有顯著變化。 2. 而當溫度低於居理溫度時，另存在一慢弛緩分量(數十至數百 ps)，即對應自旋晶格弛緩行為。此慢弛緩分量的振幅與弛緩時間常數，亦隨溫度有顯著變化。 3. 對 La0.7Ca0.3MnO3或La0.7Ce0.3MnO3，在接近居禮溫度 TC，發生順磁-鐵磁相變時，ΔR/R 會有變號的現象。反之，對 La0.48Ca0.52MnO3樣品，則ΔR/R 均為負號。 4. 我們亦注意到，對 La0.48Ca0.52MnO3樣品，ΔR/R 隨時間的變化，有振盪衰

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5. 當溫度低於居理溫度時，ΔR/R 亦含有一項弛緩時間很長的分量，即 ΔR/R 近乎定值。此定值亦隨溫度而變。這些結果，如快弛緩分量與慢弛緩分量之振幅與弛緩時間常數時間，隨溫度變化之物理機制；變號對應之物理機制；同調聲子振盪之特性和對應之物理機制；不同摻雜的超快動力行為與材料之晶格、自旋、電荷、軌道自由度之間相互作用的關連等，有待在下三年度計畫中，重複量測這些樣品的超快特性，和量測光激發-兆赫波探測數據後，再提出圓滿的解釋。

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500μm , 100 μm , 10 μm SI-GaAs Au Vdc fs Laser 500μm , 100 μm , 10 μm SI-GaAs Au Vdc fs Laser

四、利用各種材料產生兆赫電磁輻射之研究

A. 利用釔鋇銅氧高溫超導薄膜產生兆赫電磁輻射及時域波形再成形

現象之研究

[13,17] 在上三年研究計畫中，我們已初步完成釔鋇銅氧(YBCO)高溫超導薄膜元件的兆赫波(THz)輻射量測，包括改變不同雷射光能量、不同外加偏電流及不同量測溫度下之 THz 時域瞬變波形。我們亦發現時域暫態波形的振幅大小與相位關係有非常明顯的不同：當量測溫度處於較低溫狀態時(T<Tc)，波形與相位沒有明顯的差異；當量測溫度接近於臨界溫度時(T~Tc)，波形有不同的變化。而且量測溫度處於較低溫狀態時，輻射的電場時域波形變化無法與 Rothwarf-Taylor 方程式適配，而得到合理的準粒子的回復時間。所以我們提出 THz 輻射波經過薄膜本身時，會有再成形(pulse reshaping)的現象。藉由適當的轉換函數，可模擬出原始 THz 輻射時域波形的變化，進而得到合理的準粒子回復時間，與利用激發-探測量測之結果相吻合。圖4-1 利用飛秒級雷射脈衝產生兆赫電磁輻射的實驗裝置圖