半导体材料中自旋极化的光学注入与探测_精品文档资料下载.pdf
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来实现&
自旋的探测方法主要有电学=和光学两类$本文将主要介绍自旋电子学与光学交叉领域的一些进展$介绍应用光学方法注入自旋的原理和自旋的弛豫机制!
与自旋有关的物理效应和自旋极化的光学探测$光注入自旋及其弛豫#!
圆偏振光在$%&
材料中注入自旋51AB=C是自旋电子学研究的一类重要材料!
包括体材料和低维物理结构!
如量子阱%量子线%量子点摘要综述了自旋电子学的一些新进展!
重点介绍了自旋极化的光学注入%弛豫机制和光学探测等方面的内容!
并涉及到与自旋有关的自旋霍尔效应8DEFG和纯自旋流等物理效应$关键词光电子学&
自旋电子学&
自旋极化&
半导体&
自旋霍尔效应&
纯自旋流&
（）*%+）!
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（1/,（.*01/*+中图分类号HI?
Jwww.opticsjournal.net中国光学期刊网:
激光与光电子学进展#$%&
（）*$+$,）%*-.,#/%*0%$#等!
这里以量子阱结构为例!
#$是具有闪锌矿结构的直接禁带半导体材料在不考虑中心反演对称性破坏引起的能带分裂时!
#$的导带%&
（）*+,-（.（）&
./为自旋二重简并的价带包括三个自旋二重简并的子带#重空穴带%0123041$*565（）00/$轻空穴带78-9:
041$*565（）80;
和自旋轨道分裂带%?
$*565（）;
其能带结构的示意图见图7;
ABC!
其中导带电子不具有轨道角动量因此自旋角动量就是电子的总角动量本征值为!
DE分量为!
DE%价带电子具有本征值为!
的轨道角动量电子自旋角动量和轨道角动量耦合产生总角动量为F!
DE和!
DE的量子态!
其中总角动量为F!
DE的量子态位于价带顶在晶体场中劈裂为重空穴态7分量为!
F!
DE/和轻空穴态7分量为!
DE/总角动量为!
DE的量子态对应于价带下方的自旋轨道分裂态!
根据量子力学光子同样具有自旋自旋本征值为!
当右旋圆偏振光入射到!
#$材料中时根据选择定则发生光跃迁的示意图如图75/所示AGC重空穴带和轻空穴带电子被激发到自旋取向不同的导带电子态自旋向上和自旋向下的电子布居数之比为HF!
由于重空穴态和轻空穴态的能级分裂因此合适地选取入射光的偏振态和波长可以接近IIJ地产生自旋向上或向下的电子!
123光注入自旋的弛豫机制室温条件下光注入自旋的主要弛豫机制AKC包括L44-,6M?
1,7LM;
机制和N3O（26P1Q147NP/机制!
自旋轨道耦合作用会导致电子波函数的空间部分和自旋部分相混合在发生动量散射&
例如声学声子$光学声子和杂质散射时电子自旋的弛豫机制为LM机制!
在无中心反演对称性的材料中导带中波矢不为I的电子态不同自旋取向的波函数之间的能量简并解除导致导带的自旋劈裂!
这种自旋劈裂等效于大小$方向依赖波矢!
变化的有效磁场!
7!
/电子会围绕!
/进动进动的频率即拉摩频率7W/!
当WRDt#t$为动量弛豫时间则两次动量弛豫之间电子自旋进动只转过了很小的角度而每一次动量弛豫7!
发生变化/会改变等效磁场的大小和方向ASC!
这样自旋弛豫过程就来自于很多次微小的偶然转动!
在低温区主要的自旋弛豫机制是.-Q6#Q（26P-O*$7.#P/机制!
这是一种与电子&
空穴交换相互作用有关的一种自旋弛豫机制!
在磁作用下电子和空穴会交换自旋使电子自旋发生弛豫ATC!
另外电子与核自旋的精细相互作用也会导致系综自旋退相干AKIC!
4自旋霍尔效应和纯自旋流425自旋霍尔效应自旋霍尔效应70L/是指当在半导体材料中施加电场会在垂直所加电场方向上出现自旋流动7不同自旋取向的电子的运动方向不同导致/和自旋积聚的现象!
自旋霍尔效应理论方面的研究可以追溯至T世纪KI年代AC但是一直到了EIIU年才陆续在实验中被观察到AFEFC!
理论预言的自旋霍尔效应有两种AEC#非本征自旋霍尔效应和本征自旋霍尔效应!
早期的理论研究提出0L是不同自旋取向7向上或向下/的电子受到非对称的散射的结果被称为非本征0L而后来的理论工作表明AUC在没有散射的情况下存在着本征的0L此种效应来自材料的能带结构!
423纯自旋流纯自旋流可看作是两束方向和自旋取向均相反的相等电荷流的叠加!
自旋霍尔效应可以在外电场垂直方向上产生自旋流但是会伴随电流的产生而零偏置纯自旋流则是低功耗甚至无功耗量子器件的很好选择!
May2008VOL.45NO.5综合评述|光电子学REVIEW目前要实现零偏置纯自旋流!
可以采用具有结构反演非对称性!
#%$（）*$+,-）.+/00#$/!
（.1或者体反演非对称性!
2%345）*$+,-）.+/00#$/!
25.1的材料67895:
可能来自于掺杂的非对称性#异质结形状的非对称性#外场和内建电场等!
25:
则来自二维体系中晶体结构的中心反演非对称性!
这种非对称性存在于闪锌矿结构为基础的量子阱中67;
9在这类系统中!
电子的散射概率包含对波矢线性依赖的项!
因此!
在同一个自旋取向的能量子带中!
散射具有非对称性的特点例如对于波矢为!
对于自旋向上的子带!
电子被散射后!
波矢为正的概率要远大于波矢为负的概率!
而对于自旋向下的子带则相反!
这是由于散射概率与泡利自旋矩阵也成线性关系这样的电子集体运动正是自旋流要求的$速度方向和自旋取向都反向的电荷流另外也可以采用双光束量子干涉的办法实验配置如图?
A所示!
光波频率满足!
wBBC2#!
=wDC26EF9!
此时!
基频光和倍频光分别通过双光子吸收和单光子吸收产生自旋极化的载流子%同时!
基频光与倍频光的偏振方向互相垂直%实验中基频光的峰值功率约为GHFIJK&
0=!
倍频光的峰值功率约为LMJN&
0=%基频光与倍频光之间的相对相位也是一个重要的参量!
它定义为Df#=fwOf=w!
材料中产生的纯自旋流的大小与这个相对相位有很大依赖关系此种方法的理论基础由2PA#和,Q在=年提出6EL9!
他们的理论研究表明!
在此种抽运光的配置下!
没有净的电荷流和总的自旋极化注入!
但是微观上可以看作是自旋相反且运动方向也相反的两束电子流的叠加=6=VV=W9Vm%&
Wm%&
%1VW!
-+fVWfW1XE1具体参量的意义可见文献6ES9%而实验结果则显示m%&
$Wm%&
%!
从而有$!
%&
$=m%&
VW&
-+fVWfW1X=1由=1式!
自旋流的注入可看作单色线偏振光中的左旋圆偏振光成分和右旋圆偏振光成分量子干涉的结果!
载流子自旋的时间分辨光学探测!
#时间分辨的光致发光圆偏振度分析圆偏振光可以注入自旋!
在自旋注入后!
自旋极化会发生弛豫为描述自旋的弛豫过程!
设自旋向上平行于光的入射方向1的电子数为（V!
自旋向下的电子数（W!
由速率方程给出6=9Y（VY）TW（VtW（V*+V（W*+Y（WY）TW（WtW（+*+V（V*+X?
1其中t为导带电子复合时间!
*+为自旋弛豫时间求解速率方程可以得到（V）1V（W）1T（VV（W1W）Nt!
（V）1W（W）1T（VW（W1W）NtW）N（*+/=1Z1定义自旋极化度,+%（UW（W（UU（W!
+）1#（U）1W（W）1（U）1U（W）1T,+W）N（*+/=1ZR1改写（U）1U（W）1T（W）Nt!
（U）1W（W）1T,+（W）NtW）N（*+/=1&
（U）1T（=6EU,+W）N（*+/=19W）Nt!
（W）1T（=6EW,+W）N（*+/=19W）NtZG1其中（T（UU（W!
为初始电子总数!
+为初始自旋极图$双光束量子干涉控制产生纯自旋流示意图%&
实验配置%（）自旋的初始分布%虚线）和演化%*）电荷密度的演化www.opticsjournal.net中国光学期刊网:
（）*$+$,）%*-.,#/%*0%$#化度!
设!
为光致发光#$%&
%（）*+,-.,+.,/01中与入射激光同向的圆偏振光成分的光强!
2为与入射激光反向的圆偏振光成分的光强满足3456!
78!
98:
=因此#;
$=反映了导带电子的自旋极化程度!
上面就是光致发光圆偏振度分析的基本原理!
实验应用中时间分辨的光致发光圆偏振度分析被用于研究电子345496和激子自旋弛豫的动力学3446!
近年来此种方法还被用于研究自旋的输运34476和自旋霍尔效应3486!
具体到实验配置起偏器和9?
8波片被用来产生左旋或者右旋的圆偏振光/0信号则通过9?
8波片和检偏器可由同步扫描条纹相机分别测量左旋成分和右旋成分的光强!
为了获得较高的发光效率此种方法需要在低温的环境下进行!
另外:
A:
/BC%B和D:
EF&
发现34G6在自组装的H+I-?
JFI-量子点结构中/0圆偏振度依赖于量子点的形状并且是各向异性的!
123圆偏振抽运4探测光谱5圆偏振光饱和吸收法6圆偏振抽运2探测光谱是另一种被广泛用于研究自旋极化动力学的实验方法!
用于自旋注入的左旋或右旋圆偏振光作为抽运光在与抽运光偏振态相同或相反的探测光与抽运光之间引入时间延迟测量和记录探测光的透射光强变化34K6或反射光强变化346!
在量子拍实验中由二能级速率方程和小信号近似探测光吸收变化满足D（$=（5Sa5）5-39!
94T#B#T.%-w0$!
j=,24$?
（U46,2$?
（B:
L=具体参量见文献34L756其中自旋退相干时间（U4是自旋动力学研究的一个重要参量可通过实验拟合得到!
图7圆偏振抽运4探测光谱实验装置示意图图8三种抽运4探测偏振配置下透射光强随时间延迟变化曲线May2008VOL.45NO.5综合评述|光电子学REVIEW另一种与饱和吸收原理类似的是利用自旋光栅!
（）$%*!
+或时间分辨简并四波混频!
-*-%.-（）-/01.2（3-4$5$%*!
/24+的办法678!
79:
通常的双光束干涉会产生光强的干涉条纹!
进而产生载流子密度的空间调制!
此时互相干涉的两束线偏振激光的偏振方向是平行的当两束波长相同#偏振方向互相垂直的线偏振激光!
+入射到自旋光栅上时!
会被其衍射!
衍射光的出光方向由!
.!
?
+决定由于线偏振光可以分解成左旋圆偏振光和右旋圆偏振光的叠加!
因此自旋光栅对线偏振光也可以衍射衍射光强会随着自旋的弛豫和载流子的扩散而变小!
具体地!
自旋光栅衰减率可写成GAp9!
-L9?
8tB!
8C+其中tB为自旋弛豫时间!
-为电子扩散系数!
这是由于空穴自旋的弛豫时间很短+!
L为自旋光栅的周期!
与!
和!
F和GF的探测光在自旋极化的材料中透射系数不同!
意味着二者折射
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