WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

1 +. (23) - i - 2i||p - i + 2i||p Это отражает закон сохранения энергии при вертикальЗдесь ns — плотность 2D электронов. Величина D — ных переходах между спиновыми подзонами (см. рис. 1).

вклад в проводимость, возникающий из-за диагональных Мнимая часть проводимости имеет логарифмические по µ матричных элементов скорости. Мы записали его в особенности на краях этого интервала. Низкотемпераглавном порядке по параметру (/F)2 (F — фермиев- турный предел осуществляется при температуре, меньская скорость), в котором он совпадает с проводимостью шей расщепления подзон 2||pF вблизи импульса Ферми.

Друде. Величина s обусловлена переходами между спи- При больших температурах пик поглощения на спиновыми подзонами. новых переходах размывается на величину 2Tm/pF, Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 1132 Л.И. Магарилл, А.В. Чаплик, М.В. Энтин а амплитуда поглощения убывает из-за выравнивания заселенностей.

Учет рассеяния электронов может быть проведен методом ККУ, которое сформулировано в разд. 1. Для того чтобы в области частот вблизи резонанса плазмон был слабо затухающим, нужно выполнение неравенства 1 1. После довольно громоздких вычислений получаем в бесстолкновительном пределе (29), а в пределе низких температур 1 выражение iG0 + 1 + i(2m2s)-s = ln. (26) 16 - 1 + i(2m2s)-Здесь в рассматриваемом пределе столкновительное -1 -уширение спиновых переходов s-1 = (21 + 2 )/по порядку величины совпадает с 1, определяющим подвижность.

Величина s легко находится в различных частных случаях. Например, для нейтральных примесей s = (4/3)1. Если рассеяние определяется неэкраниРис. 2. Спектр спин-плазмонов в отсутствие затухания волн рованными заряженными примесями, лежащими в плосдля значений параметра = 0.0259, соответствующего гетерокости 2D слоя, s = 1. Наконец, для малоугловоструктуре InAs–GaSb с концентрацией носителей 7.5·1011 см-2.

го рассеяния (заряженные примеси, толстый спейсер) Величина 2m2 = 0.117 мэВ. Вдали области пересечения s =(2/3)1.

со спиновыми переходами спектр описывается корневым по ведением k. На вставке — область взаимодействия переходов. Пунктиром обозначены граничные частоты для 3. Спектр плазмона спиновых переходов, служащие другими асимптотами спектра;

ветви спектра экспоненциально прижимаются к этим прямым.

Мы будем рассматривать задачу о колебаниях двумерного электронного газа с учетом переходов между спиновыми подзонами в отсутствие полевого электрода в пренебрежении токами смещения. Незатухающие плазменные волны существуют при > 1 и < -1, что соответствует частотам Для нахождения спектра колебаний нужно совместно < 2pF - 2m2 и > 2pF + 2m2 (см. рис. 2).

решать уравнение непрерывности + j = 0 для Внутри области частот 2pF-2m2 <<2pF+2mповерхностной плотности заряда и тока j, уравнение затухание плазмона обеспечивается за счет бесстолкноПуассона для потенциала = 4(z) и материальное вительной перекачки энергии в спиновые возбуждения.

уравнение j = -.

Однако затухание волны в этой области частот невелико:

После фурье-преобразования в плоскости образца дисIm k/Re k и полученный спектр можно рассматриперсионное уравнение можно получить аналогично [8] вать как истинный.

(см. также [9]). В простейшем случае дисперсионное В том же пределе в области взаимодействия волн уравнение для плазмона имеет вид 1/ уравнение (28) можно дополнительно упростить, введя безразмерную переменную =(k - 4)/8:

2i()q = -. (27) - ln = 8( - ). (29) Здесь q — волновой вектор, — эффективная стати- + ческая диэлектрическая проницаемость (если 2D плосУравнение (29) показывает, что характерная область часкость расположена между двумя диэлектриками с пронитот и импульсов, в которой спектр плазмона модифицицаемостями 1 и 2, =(1 + 2)/2). Таким образом, руется, определяется по порядку величины областью пезнание зависимости проводимости от частоты неявно ресечения плазмонной дисперсии с областью спиновых определяет спектр спин-плазмонов (k).

переходов и соответственно равна | - 2pF| 2m2 и В бесстолкновительном пределе D = s = 0 и при (k - 4) 8.

нулевой температуре спектр определяется уравнением 1 1 1 4 + 4. Возбуждение плазмонов = + ln, (28) k 16 1 + 1 + - Как известно, плазмонный спектр наблюдается по где введены безразмерный волновой вектор поглощению электромагнитной волны, падающей на двуk = qG0/m2 и параметр = /F. мерную систему. Поскольку длина волны соответствуФизика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. Спиновый отклик двумерных электронов на латеральное электрическое поле Рис. 3. Зависимость коэффициента поглощения от частоты в области спин-плазменного резонанса для той же системы, что и на рис. 2. Безразмерный волновой вектор пробегает значения k = 3.2, 3.4, 3.6, 3.8, 4, 4.2. Этим значениям отвечает перемещение максимума поглощения слева направо; подвижность µ, см2/(В · с): a —106, b —3 · 106.

ющих частот в вакууме велика, электрическое поле слабее плазменного. Максимум поглощения по частоте волны пространственно модулируют с помощью дифрак- ”следит” за спектром плазмона (q). На рисунке для ционной решетки (grating structure) [10] (см. также удобства восприятия изображены графики только для тех обзор [11] и ссылки в нем). Плотность мощности, по- значений k, когда плазменные резонансы лежат слева глощаемой двумерной системой, определяется фурье- или в области спиновых переходов (если волновой векгармониками электромагнитного поля в плоскости 2D тор, определяемый дифракционной решеткой, превышает системы E(q, z = 0). Для одномерной решетки со штри- kc = 4, плазменные пики располагаются симметрично хами в направлении оси y с периодомd, qn =(0, 2n/d). справа от области спин-флип переходов).

Эти гармоники линейно связаны с нулевой гармоникой По мере приближения к области спиновых переходов, поля E(q = 0, z = 0) коэффициентами cq, определяемы- плазменный резонанс значительно уменьшается по велими только решеткой: чине, а спиновый растет. Перекачка сил осцилляторов происходит вследствие экранирования внешнего поля E(q, z = 0) =E(q = 0, z = 0)cq. (30) поляризацией среды, вызванной спиновыми переходами.

Когда частота резонанса попадает в область спиновых Согласно [11], поглощаемая мощность может быть запипереходов, узкий плазменный резонанс прижимается к сана как границе этой области в согласии со спектром спин1 плазменного резонанса в бесстолкновительном пределе W = |Ex(q = 0, z = 0)|2Re [ef()], (31) (рис. 2).

Для использованных выше параметров гетероструктугде ры InAs–GaSb 0 = 3.91 мэВ и qc = 2.44 · 104 см-1.

ef() = (q, )|cq|2, (32) Отметим, что значительное увеличение коэффициента q поглощения на спиновых переходах вблизи резонанса -2iq() с плазменными колебаниями облегчает эксперименталь(q, ) =() 1 +. (33) ное наблюдение этого эффекта.

Нули знаменателя определяют спектр колебаний (q). Работа была частично поддержана грантами РФФИ На рис. 3 представлена зависимость коэффициента по- № 99-02-17127, № 00-02-17658 и Государственной проглощения от частоты при различных значениях волново- граммой Российской Федерации ”Физика твердотельных го вектора. Мы используем параметры гетероструктуры наноструктур”.

InAs–GaSb: m = 0.055m0 и = 9 · 10-10 эВ · см [12] с подвижностью электронов µ = 106 см2/(В · с) (рис. 3, a) Список литературы и µ = 3 · 106 см2/(В · с) (рис. 3, b) и концентрацией ns = 7.5 · 1011 см-2.

[1] Ф.Т. Васько. Письма ЖЭТФ, 30, 574 (1979).

Согласно графику, имеется 2 основных пика погло[2] Ю.А. Бычков, Э.И. Рашба. Письма ЖЭТФ, 39, 66 (1984);

щения — узкий плазменный и широкий спиновый, приE.I. Rashba, V.I. Sheka. In: Landau Level Spectroscopy, ed.

чем, если резонансы разнесены по частотам, спиновый by G. Landwehr, E.I. Rashba (Elsevier, Amsterdam, 1991) резонанс значительно, на несколько порядков величины, p. 178.

Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 1134 Л.И. Магарилл, А.В. Чаплик, М.В. Энтин [3] R. Kubo. J. Phys. Soc. Japan, 12, 570 (1957). [См. пер. в кн.

Вопросы квантовой теории необратимых процессов (М., ИЛ, 1961) с. 39].

[4] S.F. Edwards. Phyl. Mag. 3, 1020 (1958). [См. пер. в кн.

Вопросы квантовой теории необратимых процессов (М., ИЛ, 1961) с. 39].

[5] М.И. Дьяконов, В.И. Перель. ЖЭТФ, 60, 1954 (1971).

[6] Е.Л. Ивченко, Ю.Б. Лянда-Геллер, Г.Е. Пикус. ЖЭТФ, 98, 989 (1990).

[7] I. Meinel, D. Grundler, S. Bargstadt-Franke, C. Heyn, D. Heitmann. Appl. Phys. Lett., 70, 3305 (1997).

[8] А.В. Чаплик. ЖЭТФ, 62, 746 (1972).

[9] R.H. Ritchie. Phys. Rev., 106, 874 (1957); R.A. Ferrel. Phys.

Rev., 111, 1214 (1958).

[10] S.S. Allen, Jr., D.C. Tsui, R.A. Logan. Phys. Rev. Lett., 38, (1987).

[11] T. Ando, A.B. Fowler, F. Stern. Rev. Mod. Phys., 54, (1982). [Пер.: Т. Андо, А. Фаулер, Ф. Стерн. Электронные свойства двумерных систем (М., Мир, 1985)].

[12] J. Luo, H. Munekata, F.F. Stiles, P.J. Stiles. Phys. Rev. B, 38, 10 142 (1988); Phys. Rev. B, 41, 7685 (1990).

Редактор Т.А. Полянская Spin response of 2D electrons to lateral electric field L.I. Magarill, A.V. Chaplik, M.V. Entin Institute of Semiconductor Physics, Siberian Branch RAS, 630090 Novosibirsk, Russia

Abstract

Orientation of 2D electron spins by a lateral electric field has been studied. The dispersion law is supposed to contain linear terms, caused by spin-orbital band coupling in an asymmetric quantum well. The coefficient of spin orientation in the stationary electric field is found. The mean electron spin is oriented along the sample plane perpendicular to the electric field. The interaction of alternating electric field with 2D electron spins is studied. The transitions between different spin states are shown to result in the narrow absorption line. In the frequency domain, corresponding to the transitions, they mix with 2D plasmons, thus producing a new type of excitations, the spin-plasmon polariton. The problem of the excitation of spin-plasmon polaritons is solved.

Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.