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自旋电子学
自旋电子学
一、什么是自旋电子学?
自旋电子学是电子学的一个新兴领域,其英文名称为Spintronics,它是由Spin和Electronics两词合并创造出来的新名词。
顾名思义,它是利用电子的自旋属性进行工作的电子学。
早在19世纪末,英国科学家汤姆逊发现电子之后,人们就知道电子有一个重要特性,就是每一个电子都携带一定的电量,即基本电荷（e=1.60219x10-19库仑）。
到20世纪20年代中期,量子力学诞生又告诉人们,电子除携带电荷之外还有另一个重要属性,就是自旋。
电子的自旋角动量有两个数值,即±h/2。
其中正负号分别表示“自旋朝上”和“自旋朝下”,h是量子物理中经常要遇到的基本物理常数,称为普朗克常数。
通过对电子电荷和电子自旋性质的研究,最近在电子学和信息技术领域出现了明显的进展。
这个进展的重要标志之一就是诞生了自旋电子学。
在传统的电子学中,数据处理集成电路所用的是半导体中电子的电荷,但并不是说电子的自旋自由度以前从没有用过,例如传统的数据存储介质,如磁盘,用的就是磁性材料中电子的自旋。
事实上,半导体中有很多类型的自旋极化现象,如载流子的自旋,半导体材料中引入的磁性原子的自旋和组成晶体的原子的核自旋等等。
从某种意义上说,已有的技术如以巨磁电阻（GMR）为基础的存储器和自旋阀都是自旋起作用的自旋电子学最基本的应用。
但是,其中自旋的作用是被动的,它们的工作由局域磁场来控制。
这里所指的自旋电子学则要走出被动自旋器件的范畴,成为基于自旋动力学的主动控制的应用。
因为自旋动力学的主动控制预计可以导致新的量子力学器件,如自旋晶体管、自旋过滤器和调制器、新的存储器件、量子信息处理器和量子计算。
从这个意义上说,自旋电子学是在电子材料,如半导体中,主动控制载流子自旋动力学和自旋输运的一个新兴领域。
已经证明,通过注入、输运和控制这些自旋态,可以执行新的功能。
这就是半导体自旋电子学新领域所包含的内容,它涉及自旋态在半导体中的利用。
二、自旋电子学的物理学原理和挑战
对于目前的自旋电子学,令人感兴趣的两个重要的物理学原理是:
自旋作为一个动力学变数,它有量子力学固有的量子特性,这些特性将导致新的自旋电子学量子器件而不是传统的以电子电荷为基础的电子学。
另一个是与自旋态有关的长驰豫时间或相干时间。
在磁性半导体中,自旋朝上的载流子浓度往往多于自旋朝下的载流子,这些载流子运动会产生所谓自旋极化电流。
自旋极化电流的大小、存在的时间长短取决于许多因素,如材料的特性、界面、外场及温度等等。
事实上,半导体中的载流子自旋可以通过局域磁场,或通器件的栅极改变外加电场,甚至通过偏振光地进行操作。
这一事实,是开发自旋电子学应用的一个重要的物理基础。
尽管对自旋电子学的基本原理和概念的研究非常令人感兴趣,但在人们能够制造出自旋电子学应用器件之前,还有许多障碍需要克服。
例如,自旋电子学的一个基本要求是在电子材料中产生和保持大的自旋极化电流到很长的时间。
要实现这一点尚需继续努力才能完成。
事实上,把足够大的自旋极化电流引入半导体材料也是一个问题。
以此类似,对于量子计算,人们要求精密的控制自旋纠缠及利用局域磁场操纵单一自旋。
对此,虽然已经提出许多设计方案,但至今尚没有特别好的想法。
很清楚的是,对于一个崭新的领域,总是机会与挑战并存。
在自旋电子学的应用变成现实之前,确实有大量的基本物理问题需要研究。
有关自旋电子学的物理学基础和应用问题的研究现状,有兴趣的读者可以参看最近刚刚发表的一篇极好的评述文章:
Zutic′,Fabian,andDasSarma:
Spintronics:
Fundamen-talsandapplications,Rev.Mod.Phys.,76,323-410,April2004。
三、两个主要研究领域
半导体自旋电子学研究可分为两个领域:
即半导体磁电子学（SME）和半导体量子自旋电子学（SQSE）。
SME:
这一领域主要利用磁半导体或半导体与磁性材料的组合,把磁性功能引入半导体以执行一些新的功能。
例如,可以实现光隔离器、磁传感器和非挥发性的存储器等半导体器件与平常的半导体器件和电路的集成。
如果磁性和自旋可以通过光或电场来控制,就可以发展出全新的、以前尚没有的功能器件,这是一种磁-光-电一体化的新器件。
SQSE:
这一领域主要集中在利用半导体中自旋的量子力学特性。
例如,由于非磁半导体中有各种类型的自旋,它们具有比电极化长得多的相干时间,并可以用光或电场控制,这就比较容易把自旋作为一种量子力学实体来操纵。
这些性质使它们本身可以发展出固体量子信息处理器件。
从这个意义上看,半导体中的自旋正在预示一个经典物理、量子物理和技术部门的新领域。
关于以上两个领域的有代表性的新器件及其应用的研究进展,将在第五节作简要介绍。
四、自旋电子学的物质基础-磁性半导体新材料的研究开发
稀磁半导体:
传统的半导体电子学所依赖的材料是Si、GaAs和InP等非磁性半导体。
在通常（体材料）条件下,它们中间的载流子（电子或空穴）自旋“朝上”与“朝下”的数目一样多,因此不存在自旋极化电流,在自旋电子学中似乎派不上用场。
如果在非磁性半导体中加入过渡金属磁性原子或使其尺寸缩小到出现量子约束效应（纳米范围）,自旋自由度就会突出起来。
早在上世纪80年代,人们就已开始对掺入过渡金属的半导体,即所谓稀磁半导体（DMS）开展研究（Semiconductorsemimetals,vol.25（1988））。
当时主要集中在II-VI族半导体,如（CdMn）Te和（ZnMn）Se。
本课题组在上世纪80年代末也曾经研究过（ZnMn）SeDMS在铁磁相和反铁磁相的自旋极化能带结构、磁矩和交换相互作用机制,这是属于比较早的理论研究成果（J.phys:
C1-5371（1989））,但当时还没有铁磁相转变的实验报道。
在II-VI族半导体中,II族元素是用相等价数的磁性过渡金属原子来替代的。
这就使得它可以达到磁性原子的高密度结合,从而制造出量子结构。
在II-VIDMS中,由于非磁原子的s和p轨道与磁性原子的d轨道之间的交换相互作用（sp-d相互作用）,使其光学特性,如Faraday效应等会因磁场而得到很大的调制。
但是在II-VI半导体中,人们很难通过掺杂控制其电导,就是因为这个原因,II-VI族化合物半导体用作电子材料遇到了重大障碍。
虽然II-VIDMS通常表现出反铁磁性、自旋-玻璃性质和顺磁性,但最近已报告一种p-调制搀杂的II-VIDMS量子阱结构,（Cd0.975Mn0.025）Te,观察到Tc≤1.8K的铁磁性（PRL79-511（97））。
虽然能够出现铁磁态是半导体自旋电子学应用所期待的性质,但这个铁磁转变温度太低,并不实用。
III-V铁磁半导体:
在III-V半导体中,磁性杂质的平衡溶解度是很低的。
在通常的晶体生长条件下,不可能在其中引入高密度的磁性原子。
1989年,已经有人用低温分子束外延方法（LT-MBE）,造成非平衡生长,成功的抑制了Mn的表面分凝并形成第二相,使得他们可以进行InAs和Mn的合金的外延生长（PRL63-1849（1989））。
随后,就在p-type（In,Mn）As中发现了铁磁性（PRL68-2664（92））。
1996年,成功生长了一种GaAs基的DMS,（Ga,Mn）As,并报告了p-type（Ga,Mn）As的铁磁性转变（APL68-2744（96））。
至今,（Ga,Mn）As的最高铁磁转变温度Tc已达110~150K（依赖于Mn的浓度）。
本课题组最近通过计算机模拟计算研究了GaAs和GaP掺入过渡金属（TM）V,Cr,Mn,Fe,Co和Ni的DMS,发现掺V、Cr和Mn的材料具有铁磁性,掺Fe是反铁磁的,而掺Co和Ni只有微弱的铁磁性（将在CPL发表（2004））。
由于（Ga,TM）As可以在GaAs衬底上外延,而且与GaAs/（Al,Ga）As量子结构是可兼容的。
因此,它们就成为研究半导体自旋电子学的一个不可缺少的材料。
同时,也是近几年研究十分活跃的材料。
室温铁磁半导体:
为了提高转变温度Tc到室温以上,按照平均场模型,最实质性的是应该增加磁性原子的密度x和空穴密度ρ,而且必须满足x.>ρ。
例如,对于（Ga,Mn）As,如果空穴密度是ρ=3.5x1020cm-3,这是x=0.053时可以达到的,如果要使Tc达到室温以上,可以把Mn的密度增加到x=0.15。
在宽带隙半导体如GaN或ZnO中,假定也可以达到像在（Ga,Mn）As中那样的水平,我们就可以期望它会有更高的Tc。
这是因为组成晶体的原子质量较轻且有较小的晶格常数a,其结果是自旋-轨道相互作用较小,载流子的有效质量大,因而有大的p-d交换相互作用。
为了设计室温以上的铁磁半导体,人们首先采用第一性原理方法进行计算机模拟,计算结果表明,
（1）基于宽带隙半导体的DMS有稳定的铁磁性;
（2）当ZnO掺入高浓度的过渡金属时,有如下结果:
掺入Mn时,得到反铁磁性;如果同时加入空穴,则得到铁磁性。
掺入V,Cr,Fe,Co,Ni时得到半金属铁磁性;掺入Ti,Cu时,得到顺磁性。
（3）在GaN中掺入V,Cr,和Mn时,有稳定的铁磁态。
最近还提出一种调制掺杂的超晶格,其阱区由II-VIDMS（Cd,Mn）Te组成,基质原子可以由磁性原子替代,其势垒区由掺碳的III-V族化合物AlAs组成。
已经用第一性原理方法证明,由C受主提供的空穴在（Cd,Mn）Te区积累可以得到稳定的铁磁态（PRB63-195205（2001））。
此外,Tc高于室温的材料还有,II-IV-V2黄铜矿化合物（Cd1-xMnx）GeP2,Tc=320K;（Zn,Co）O的Tc=290-380K。
TiO2:
Co有室温铁磁性。
闪锌结构的CrAs和CrSb有超过400K的Tc。
但是,将来还能不能进一步发展,仍然存在一些疑问。
非磁性半导体结构的自旋性质:
非磁性半导体的体材料虽然不存在自旋极化,但是非磁性半导体的量子结构仍然是半导体自旋电子学器件的重要组成部分。
这就需要研究其电子和空穴的自旋性质。
事实上,与铁磁性半导体的发展一起,对非磁半导体结构自旋性质的了解和操作能力,在最近十年也有很大的进展。
这里将简要介绍非磁半导体中用于电子学的、与自旋有关的现象。
主要包括量子结构中的自旋注入,自旋驰豫和自旋退相干,自旋输运以及核自旋问题。
这些也是半导体自旋电子学中最核心的概念和技术。
1、自旋注入
自旋注入是发展自旋电子学的一个关键要求。
人们曾经分析过“FM金属/2维电子半导体/FM金属”结构在扩散区的自旋注入。
研究发现,由于2维半导体夹层的电阻较高,其电导是不依赖于自旋的,当铁磁体的磁化由平行变为反平行时,电阻的整体变化很小。
因此,在扩散区是困难获得对半导体的自旋注入的。
除非在FM金属中的自旋极化度接近100%。
不过,如果,采用隧道结是可以进行自旋注入的,它可以克服这种扩散输运带来的困难。
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另一方面,由于磁性半导体可以用外延方法生长在半导体上,它们的电导率与非磁半导体相近,希望会有高度有效的自旋注入。
当它们被用作自旋极化器和自旋分析器时,可以得到大的磁电阻。
利用磁性半导体进行pn结自旋注入最近已经通过测量光发射的偏振而得到确证。
就是说,得到了注入的自旋极化电子（空穴）与非极化的空穴（电子）的复合。
最近已经研制出一种由p型铁磁性半导体（Ga,Mn）As与n型GaAs组成的pn结LED,中间有一个InGaAs量子阱,其结构如Fig.1。
自旋极化的空穴注入并与量子阱中的非极化电子复合发射出偏振光,就论证了自旋注入的存在。
事实上,正是自旋注入实验带来电子学的整个新领域,即自旋电子学。
自旋注入对于把自旋动力学与电子器件的电子输运集成起来是最为自然的方法。
它不需要用磁场或辐射去激发自旋极化的电子,而只需要有铁磁电极。
所以,把新的自旋电子学与传统的半导体工艺集成的一个最大障碍,由于自旋注入到半导体的实现而得到克服。
2、自旋驰豫和自旋退相干
尽管实现自旋注入是自旋电子学技术的重要基础,但是要完成自旋电子学的特殊功能,还要看这些自旋极化的电子或空穴在器件中运动能够保持它们的自旋取向多长时间。
这个时间常常称为自旋寿命。
它包括自旋驰豫时间T1和自旋退相干时间T2。
这是因为自旋电子在运动过程中会经历各种各样的干扰,从而使不同方向的自旋趋于平衡。
这个过程就是自旋驰豫或自旋退相干。
幸运的是,现在已经知道,一个电子可以记忆它的初始自旋方向的典型时间达纳秒（ns）量级。
这个时间标度比起电子的动量驰豫时间为飞秒（fs）的确是很长的。
也许比自旋寿命更具显示度的一个量是自旋扩散长度Ls。
它表示固体中电子不丧失自旋相干的扩散长度。
Ls的典型值是微米（μm）,这个重要事实使得自旋电子学在将来的微电子及纳电子学中有可行的选择;任何用电子自旋的信息编码将不受干扰地在整个器件中传播。
显然,自旋寿命越长越有利于做出更好、更可靠的自旋电子学器件。
所以,自旋驰豫的研究对于以自旋为基础的技术十分重要。
为了控制自旋寿命,必须了解载流子自旋驰豫的物理机制。
最近几年来用飞秒脉冲激光器的时间分辨光谱对自旋驰豫时间进行了广泛的研究。
认为半导体中的自旋驰豫机制包括:
来源于缺乏反演对称性的自旋-轨道相互作用（这称为D’yakonov-Pereleffect）;能带混合效应（Elliott-Yafeteffect）,和电子-空穴交换相互作用（Bir-Aronov-Pikuseffect）。
在这些机制中,其相对重要性不仅依赖于材料的性质,如自旋-轨道耦合和基本带隙,而且还依赖于某些参数,如维度,温度,动能,散射时间和掺杂。
在量子结构中,轻重空穴的简并度是被解除的,所以用圆偏振光对重空穴-电子组成的激子进行共振激发,可以达到100%的自旋极化载流子。
量子约束的引入也会改变其迁移率、对称性、激子效应、局域性和掺杂情况,其结果将会使自旋驰豫过程大为改变。
例如,在GaAs中,其电子自旋驰豫时间可以分布在从几个皮秒到几十纳秒这样宽的范围之中。
特别是,D’yakonov-Perel效应（主要是室温下）强烈地依赖于晶体生长方向的结晶取向。
一个用时间分辩法拉第旋转实验研究的例子如Fig2所示。
其中一束泵浦光照射在x点,产生自旋注入,x+dx处探测自旋相干。
结果表明在掺杂为1016cm-3的n-GaAs体材料中,自旋驰豫时间可以扩展到100ns。
这相当于自旋可以输运超过100μm的宏观距离而不损失其相干性。
这个结果如Fig3所示。
水平的相干条纹表示自旋输运的距离,都在100μm左右。
对于非磁金属中的电子自旋的衰减,现在一般被接受的观点是由杂质散射（在低温时T1是常数）和声子散射（在较高温度下,T1随温度而线性增大）引起的。
这种过程的自旋翻转几率是有限的,因为不管是基质离子或者杂质引起的自旋-轨道相互作用都是有限的。
这就是自旋驰豫的所谓Elliott-Yafet效应机制。
最近的研究证明金属或半导体的能带工程可以用来裁剪自旋驰豫。
例如,T1可以因掺杂、应变、合金或改变维数而改变几个量级。
对半导体的实验也有许多激动人心的结果:
如电子的自旋寿命随掺杂增加而大幅度增大,可以增大两个数量级;可得到数百微米的自旋扩散长度,以及可以用光学方法来控制核自旋极化,在此电子自旋起着光和核自旋之间的中介作用。
3、自旋极化的输运
在潜在的新器件应用中,利用自旋和电荷输运在设计上有其固有的限制:
它们要么由异质结构组成,要么由非均匀材料组成。
虽然在传统的电子学中,即纯电荷输运情形,类似的限制已有广泛的研究,但自旋自由度通过异质结或非均匀材料的界面将有什么样的行为并不很清楚。
例如,考虑一个非磁金属与半导体接触,会形成Schottky势垒,其性质将决定金属/半导体结的电荷输运。
但关于与自旋有关的Schottky势垒,自旋极化如何通过其界面这类输运现象,现在还缺乏物理理解。
从铁磁体到半导体依赖于直接电学自旋注入是自旋电子学器件要解决的重要问题。
如果进一步考虑在磁性界面有自旋反转（spin-flip）的可能性,情形就更为复杂。
在评估各种自旋电子学器件的可行性时,以上考虑都必须包括在内,因为
它们意味着通过半导体与铁磁体形成的界面时,载流子自旋极化的程度会被强烈地改变。
已经证明,自旋相干可以穿过不同带隙和不同g值的半导体结,如GaAs/ZnSe异质结。
当用光学方法在n-GaAs衬底的导带中产生自旋极化的电子时,它们之中大约有5%的自旋电子会自发转移到n-ZnSe外延层附近,而大部分自旋极化电子仍然停留在衬底一边。
因为有很长的自旋寿命,它就成为自旋相干的一个库源,如Fig4（a）所示。
当加上电场时,就使极化电子进入ZnSe层,如Fig4（b）。
已经证明在n-ZnCdSe/ZnSe量子阱,GaAs/AlGaAs（110）量子阱和在GaN中,电子自旋相干至少会保持几个ns。
这些结果表明约束的电子态有可能应用到自旋存储和核自旋操纵上面。
材料的不均匀性也可以用来研究和裁剪自旋极化输运的一些效应,例如自旋极化的pn结。
简单的实现可以用圆偏振光照射在通常pn结p掺杂的一边。
它会产生自旋极化的电子-空穴对。
考虑一个比自旋扩散长度短的pn结,并要求有很陡的掺杂剖面,这就有利于产生有空间载流子分布的半导体内部的磁化。
这样一种pn结可以作为新的自旋晶体管的构块,可用到自旋和电荷这两个自由度上。
五、自旋电子学器件及其应用的研究进展
这里分别简要介绍磁电子学器件、自旋电子学器件及量子自旋器件的研究进展。
1、磁电子学
（1）巨磁电阻（GMR）效应
GMR是一个量子力学效应,它是在层状的磁性薄膜结构中观察到的。
这种结构由铁磁材料和非磁材料薄层交替叠合而成。
当铁磁层的磁矩相互平行时,载流子与自旋有关的散射最小,材料有最小的电阻。
当铁磁层的磁矩为反平行时,与自旋有关的散射最强,材料的电阻最大。
三层结构的与自旋有关的输运性质如Fig.5所示,上下两层为铁磁材料,中间夹层是非磁材料。
铁磁材料磁矩的方向是由加到材料的外磁场操作的。
现在可以制造出对小的磁场就能得到很大的电阻变化的材料,并且可以在室温下工作。
与半导体晶体管实现商品化的过程相似,巨磁电阻效应从发现到器件的商品应用也是一个迅速转化的过程。
现已广泛应用于磁信息存储的技术领域,如磁盘驱动器的读写头和随机存储器（RAM）。
（2）自旋有关的输运
对于铁磁金属材料,由于Ferni能级处自旋向上与自旋向下的电子数不平衡,自然会出现自旋极化的输运现象。
这是因为这种不平衡将使其态密度产生移动,如Fig.6。
态密度移动的结果表现为能带的不相等填充,并成为材料具有净磁矩的来源。
此外,它还可以产生Fermi能级处自旋向上与自旋向下的载流子数目、特性和迁移率的不同。
于是产生输运测量中有净自旋极化,但是极化的符号和大小依赖于具体的材料配置。
例如,铁磁金属可以作为自旋极化载流子的源,注入半导体、超导体或正常金属,也可以通过绝缘势垒进行隧道输运。
具体的自旋极化载流子的特性和有关的电子态与具体材料、结构都有关系。
有许多材料在Fermi能级处,只有一个占有的自旋能带。
这些材料只有部分极化,如Fe,Co,Ni及其合金。
它们大约只有40~50%的极化P。
一个材料究竟是导体还是绝缘体,依赖于材料的磁化方向相对于电流的自旋极化的方向。
方向相同是导体,相反则成为绝缘体。
最近一直在寻找有100%自旋极化的材料。
（3）器件原理
自旋极化器件的作用原理可用Fig.7来说明。
假定电子从铁磁金属一端通过正常金属再到另一端铁磁金属。
当两个铁磁金属的磁化为平行时,电阻很低,反平行时则为高电阻。
实际的器件结构并不像上图,而更像Fig.5。
这个简单的三层系统通常称为“自旋阀”（spinvalve）。
因为在磁场下,一个铁磁层的磁
矩很困难反转,而另一层铁磁材料的磁矩非常容易反转。
磁矩容易反转的层起着阀门的作用,它对外磁场的反应是灵敏的。
（4）磁记录
磁记录介质的信息是用自旋方向作为比特的。
信息存储在介质磁道的磁化区,称为磁畴。
磁畴的大小约为100~1000?
。
记录信息的原理如Fig.8所示。
一个方向的存储为“0”,另一个方向为“1”。
（5）非挥发性存储器（nonvolatilememories）
存储器通常有两种:
挥发性的和非挥发性的。
这里非挥发性的意思是当电源断开之后,原来存储的信息不会被“挥发”掉。
例如通常的磁介质软盘就是一种非挥发性的信息存储器,虽然它有寿命问题。
XGEAcN
2、光学自旋器件
（1）光学隔离器
波长为980nm的光经常被用作掺Er光纤放大器的激发并支撑着因特网。
但这个波长范围会被Fe吸收,因此它不适宜使用通常的石榴石（garnet）单晶制作的光学隔离器。
基于II-VIDMS,（Cd,Mn）Te的半导体光学隔离器,有很低的吸收和大的Faraday旋转,这是正在开发的器件。
采用（Cd,Mn,Hg）（Te,Se）材料,在980nm下,有大的Verdet常数（=0.05deg/Oe.cm）.在模块水平下的插入损耗达到0.8db,它已成为第一个商用的半导体自旋电子学器件。
（2）集成的光学隔离器
当网络的带宽在用户终端达到Gb/s时,就需要利用相同的半导体集成激光器和隔离器以实现高性能、低价位的器件。
基于III-V化合物的磁性半导体,如（Ga,Mn）As,（In,Mn）As和它们的混晶,可以同GaAs-和InP-集成在一起,且在带边附近有与II-VI隔离器相同量级的Verdet常数,所以它们是用作为集成光隔离器的好材料。
如果在GaAs薄膜中引入MnAs精细微粒,也可以增加其磁光活性,因为MnAs在室温下是铁磁性的。
如结合进1D半导体光子晶体,还可以进一步提高磁光效应。
模型计算表明,其Faraday效应是由与MnAs微粒的损耗有关的量和光子晶体的电磁场约束决定的。
在GaAs衬底上生长（Cd,Mn）Te波导的工作也已经有报导,并已证明,其波导模式可以通过改变外磁场使其变化。
（3）超快速光开关
Tackeuchi等曾经应用圆偏振光pump-probe方法测量半导体量子结构的自旋驰豫,得到AlGaAs/GaAs量子阱的自旋驰豫时间为32ps。
当量子阱由外部的光产生自旋极化时,左和右圆偏振光的吸收会改变。
利用这个效应,只有当自旋极化存在时可以提取光讯号,因此可以构造出非常快的光学控制栅开关。
尤其是在势垒和势阱之间的量子阱包含着不同的V族原子时,如InGaAs/InP量子阱,其自旋驰豫时间在室温下都不会超过几个皮秒（ps）。
用光学方法抽取左和右圆偏振光的成分之差,也可以获得超快速光学开关。
（4）光感应的磁性
已经发现,在很薄的（12nm）磁性半导体（In,Mn）As和非磁半导体GaSb组成的异质结构中,在低温下（5K）可以用光生载流子诱导出铁磁性。
这是因为（In,Mn）As层的厚度很薄,入射光被GaSb层吸收,并产生电子-空穴对,它们将被内部电场分离,使空穴在（In,Mn）As的表面积累。
由于（In,Mn）As展示出空穴诱导的铁磁性,入射光产生的空穴将会导致铁磁态的转变,它通过在（In,Mn）As薄膜中对空穴密度的预调整使其达到铁磁性的转变点。
虽然这种工作模式只在低温下实现,但是它打开了一种新的可能性,因此吸引众多研究者的注意。
与此有关,最近已经在室温下观察到含有Fe粒子的GaAs可获得光诱导的磁化。
另一种是在GaAs（111）B衬底上生长MnSb晶粒,再盖上GaAs层,这种结构也观察到室温下的光诱导磁电阻效应。
值得注意的是,如果可以得到磁性半导体激光器,就可以用外磁场来改变其发射波长。
例如,光激发的（Cd,Mn）Te多量子阱激光器会以3.4meV/T的速率向较低的能量移动。
如果半导体激光器的有源区,在室温下有大的有效g值,这种器件将可在光谱领域找到新的
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