本征GaAs中电子自旋极化的能量演化研究

旋圆偏振抽运光( = 1) 激发后, 导带注入了自旋不 平衡电子后的导带结构. 由于自旋向下带( | - 1 2 )
中被注入的电子数( N - ) 3 倍于自旋向上带( | 1 2 )
中的电子数( N + ) , 即 N - N + = 3 1, 所以, | - 1 2
自旋导带的带隙重整化效应强于| 1 2 自旋导带, 因
3 理论模型
对于本征 GaAs, 其本征吸收系数[ 16, 17] 为
0( E)
=
Clh ( E ) E
E-
Eg +
Chh ( E) E
E - Eg
= l + h,
( 1)
式中, Cih ( E ) =
e2( 2 i ) 32
2
0c
m
2 0
2
|
p
2 cv
(
E)
|
i,
i=
m e mih ( m e+ mih ) 为电子和空穴的折合质量, i = l 或
-
nvl ( t , Elh ) Nsvl ( Elh )
+
h ( t, E)
1-
nc (
N
s c
t , E he ) ( Ehe)
-
nvh ( t , Ehh )
N
s vh
(
E
hh
)
,
( 2) 式中上角标 + 和 - 分别表示右旋( + ) 和左旋 ( - ) 圆偏振光探测, 而下角标 + 和 - 分别表示
n c+ ( t , Eie) 和 nc- ( t , Eie ) ( i = l, h) 分别为圆偏振光
激发时, | 1 2 和| - 1 2 自旋导带中过超能量为 Eie
的电子态上单位能量间隔内的电子浓度, nvl ( t , Elh )
和 nvh ( t , Ehh ) 分别为轻空穴价带中过超能量为 E lh
h, 分别表示轻或重空穴. me , m lh 和 mhh 分别为电子、
轻空穴和重空穴的有效质量, m0 为自由电子质量, c
为光速, Eg 为材料的带隙,
|
p
2 cv
(
E)
|
i 为价带与导
带之间的跃迁矩阵元平方的平均值[17] . l 和 h 分别
为轻、重空穴价带与导带间的带间跃迁吸收系数.
图 2 中实线为 GaAs 的本征带结构, 虚线表示右
的过超能量[ 16, 17] ,
N
s c+
(
Eie )
和
N
s c-
(
Eie )
(
i=
l, h) 分
别为| 1 2 和| - 1 2 自旋导带中过超能量为 E ie 的电
子态的态密度,
N
s vl
(
Elh )
和
N
s vh
(
Ehh )
分别为轻、重空
穴价带中过超能量为 Elh 和 E hh 的空穴态的态密度,
2 实验及结果讨论
厚度为 0 5 m 的 GaAs 薄膜样品由分子束外延 ( MBE) 沿( 001) 方向生长, 无应力分子吸附在宝石片 衬底上, 并置于液氦闭路循环制冷低温光学装置的 冷头上, 温 度 设 置为 9 6 K. 外 加 磁场 由 钕 铁 硼 ( NdFeB) 永磁体产生, 具有磁场强度 1 3 T, 与样品表 面平行, 并垂直于抽运 探测光平面. 自锁模钛宝石 激光器输出的激光脉宽约 100 fs, 重复率为 82 MHz 的激光脉冲列通过一个标准的抽运 探测装置[ 13,14] , 输出的抽运 探测光强比 为 3 1 的平行抽运和 探测 光束通过一个消色差宽带 1 4 波片后变为同旋向圆
* 国家自然科学基金( 批准号: 60490295, 60678009, 10674184) 和高等学校博士学科点专项科研基金( 批准号: 20050558030) 资助的课题. 通讯联系人. E mail: st slts @ mail. sysu. edu. cn
10 期
滕利华等: 本征 GaAs 中电子自旋极化的能量演化研究
E - Eg + E
( t)
[ 1- f c ( t , Ele ) - f v ( t , E lh ) ]
+ Chh( E)
E - Eg + E
( t)
[ 1-源自文库f c ( t , Ehe ) - f v ( t , Ehh ) ]
=
l ( t, E)
1-
nc (
N
s c
t , Ele ) ( Ele)
图 1 所示为在九个不同光子能量下获得的右旋 圆偏振光抽运 探测的饱和透射强度变化对时间延 迟曲线. 图中所示的振荡量子拍, 文献[ 6] 和[ 13] 中 已表明起源于电子自旋的拉莫尔进动. 量子拍的特 征随光子能量演化. 量子拍的相位在1 558 eV 以上 时出现反相 180 ; 延迟零点处的透射峰随光子能量 增加而变得明显, 以至 于峰后的饱和 透射在 1 558 eV 以后变为了吸收增强; 这些特征, 在文献 [ 15] 中 已给出了解释. 量子拍的相位反相起源于自旋不平 衡布居引起的带填充效应和自旋进动, 而后两个特 征则是由于抽运光注入的非平衡载流子的光谱烧孔 效应、热化效应以及带隙重整化效应引起的[ 15] .
+
nvh ( t , Ehh )
N
s vh
(
E
hh
)
+ [ ( t , E) BGR - 0 ( E) ] ,
( 3)
式中 ( t , E ) BGR = l ( t , E) + h ( t , E) .
圆偏振抽运光激发后, 导带中过超能量为 Eie 的
电子态上单位能量间隔内的电子浓度 nc+ ( t , Eie ) 和 nc- ( t , Ei e) 的时间演化可以表示为[ 6]
关键词: 圆偏振光抽运 探测光谱, 吸收量子拍, 电子自旋极化度, GaAs PACC: 7847, 6740F, 7730, 7280E
1引 言
半导体中电子的自旋自由度以其在自旋电子器 件以及量子计算等方面的潜在应用前景而日益引起 人们的关注[ 1,2] . 已经提出自旋晶体管模型[ 2] 和利用 电子自旋量子位进行量子计算的设想[ 3] . 然而, 这些 应用都依赖于高的自旋极化和长寿命的相干弛豫的 获得. 目前发展的自旋极化电子的注入方法主要有 电注入法和光注入法, 电注入法采用铁磁金属电极 与半导体欧姆接触, 然而, 由于铁磁金属的电导率远 远大于半导体的电导率[ 4] , 这种方法注入效率极低, 仅为 4 5% [ 5] . 光注入法利用圆偏振光激发半导体 中的价带电子, 向导带中注入自旋偏振电子. 圆偏振 光注入法的注入效率非常高, 已经在电子自旋偏振 的弛豫[ 6] 、输运[ 7,8] 以及自旋存储[ 9] 等研究中取得广 泛进展. 然而, 利用圆偏振光注入法在 GaAs 带底附 近通 常只 能 获 得小 于 0 5 的 电子 初 始 自 旋 极化 度[ 10, 11] , 仍 不能 满 足 自 旋 电 子 器 件发 展 的 要 求, Wesseli 等人[ 12] 从实验上发现导带中电子的自旋不 平衡与电子过超能量有关, 那么, 导带中电子自旋极 化度是否与电子过超能量有关? 是否可以在较高能 级上获得较大的电子初始自旋极化度? 目前尚未见 研究报道. 但这是一个重要的问题, 因为如果能在较
滕利华 余华梁 左方圆 文锦辉 林位株 赖天树
( 中山大学光电材料与技术国家重点实验室, 物理科学与工程学院, 广州 510275) ( 2008 年 4 月 13 日收到; 2008 年 5 月 12 日收到修改稿)
采用时间分辨圆偏振光抽运 探测光谱, 研究 9 6 K 温度下本征 GaAs 中电子自旋相干弛豫动 力学, 发 现反映电 子自旋相干的吸收量子拍的振幅随光子能量的增加呈非单调性变化. 考虑自旋极化依赖的带 填充效应和 带隙重整 化效应, 发展了圆偏振光抽运 探测光谱的理论模 型. 该模型表明量子拍 的振幅依赖 于所探测 能级的电子 初始自旋 极化度, 自旋探测灵敏度以及带填充因子, 三者的乘积导致 了量子 拍振幅 的非单 调变化, 与实 验结果 一致. 给出了 能级分裂的二能级系统中电子自旋极化度定义. 发现在高能级上可以获得 100% 的初始电子自旋极化度.
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偏振光, 由一个透镜聚焦于样品的同一点上. 透过样 品的圆偏振探测光的强度变化由 光电管转换为电 流, 并由锁相放大器检测. 锁模激光的波长( ) 可在 750 850 nm 的范围内调谐, 实验现场测试样品在每 个波长的吸收率( ) , 通过一个可调衰减片控制抽 运光功率( P ) , 以保持每个实验测试波长下 P 为 常数, 进而光注入载流子浓度为常数. 本实验中控制 抽运光激发的载流子浓度约 2 65 1017 cm- 3[15] .
nc
( t, Eie )
=
N
c(
0, 2
Eie
)
(
1
P 0( Eie )
cos(
(
E)
t)
e- 2t
T
* 2
(
E)
)
e-
t
T r(
E)
( i = l, h) ,
第 57 卷 第 10 期 2008 年 10 月 1000 3290 2008 57( 10) 6598 06
物理学报
ACTA PHYSICA SINICA
Vol. 57, No. 10, October, 2008 2008 Chin. Phys. Soc.
本征 GaAs 中电子自旋极化的能量演化研究*
和重空穴价带中过超能量为 Ehh 的空穴态上单位能
量间隔内的空穴浓度.
抽运光激发后, 圆偏振探测光的吸收系数变化
量为
( t,E)
-
l( E)
nc (
N
s c
t , E le ) ( Ele)
+
nvl ( t , Elh )
N
s vl
(
E
lh
)
-
h( E)
n c ( t , E he)
N
s c
(
E he )
图 1 圆偏振光抽运 探测的饱和透射强度变化随光子能 量的演 化( 除 1 65 eV 外, 其 他 曲线 的 时 间零 点 和 零 基 线均 被 漂 移, 1 52, 1 53 和 1 549 eV 的量子拍曲线被乘以 0 5. T = 9 6 K)
子能量的增大而减小, 光子能量为 1 65 eV 时量子 拍振幅很小. 这些现象反映了什么物理本质, 是电子 初始自旋极化度随过 超能量增加而如此振荡 变化 吗? 下面将通过我们发展的时间分辨圆偏振光饱和 透射抽运 探测光谱的理论模型和模拟计算给出一 个合理解释.
而, | - 1 2 自旋导带位于| 1 2 自旋导带之下, 因为 重整化效应引起带隙收缩量近似正比于 N 1 3[ 10,16, 17] .
考虑自旋极化不平衡载流子布居及其感应的不平衡
另外, 量子拍的振幅随光子能量的改变呈非单 调性变化, 光子能量在 1 52 1 53 eV 的范围内时量 子拍的 振幅随 光子能 量的增 大而 增大, 带 底附近 ( 1 52 eV) 量 子 拍 振 幅 很 小; 光 子 能 量 在 1 53 1 558 eV 的范围内时, 量子拍的振幅随光子能量的 增大而减小, 光子能量为 1 558 eV 处量子拍的振幅 几乎为零; 光子能量在 1 558 1 609 eV 的范围内时 量子拍的振幅随光子能量的增大而增大; 光子能量 在 1 609 1 65 eV 的范围内时, 量子拍的振幅随光
高能级上获得较大的电子初始自旋极化度, 而电子 浓度又不会明显降低, 那么, 可以设计 GaAs 基自旋 电子器件工作在该能级上. 因此, 深入的研究 GaAs 半导体中电子自旋极化的能量演化, 既是加深对半 导体自旋电子学物理基础认识的需要, 也是自旋电 子器件发展的需要. 本文正是对这一问题展开了深 入研究. 发展了时间分辨圆偏振光饱和透射抽运 探 测光谱的理论模型, 定义了导带中能量分裂二能级 系统的初始电子自旋极化度, 发现在高能级上的确 可以获得接近 100% 的初始电子自旋极化度, 而量 子拍的振幅并非仅由电子初始自旋极化度决定.
图 2 GaAs 的本征能带结构和考虑带隙重整化效应 的能带结构 ( E le和 E he分别为探测光从轻、重空穴价带探测到的 两个能量分 裂的导带电子能级)
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物理学 报
57 卷
带隙重整化效应后, 左、右旋圆偏振光的吸收是不同 的, ( 1) 式应该修改为[ 6, 16, 17]
( t, E) = Clh( E)
| 1 2 和| - 1 2 自旋导带. t 为延迟时间, + 和 + 分别为| 1 2 和| - 1 2 自旋导带的带隙变化量[ 10] , f v
和 f c 分别为价带和导带的费米分布函数, E le 和 Ehe
分别为从轻、重空穴价带探测到的导带中电子态的
过超能量, E lh 和 Ehh 分别为被探测到的轻、重空穴态