WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 12 Спиновая ориентация электронов при оптически стимулированной излучательной рекомбинации © А.И. Грачев Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия E-mail: grach.shuv@mail.ioffe.ru (Поступила в Редакцию 30 декабря 2003 г.

В окончательной редакции 26 апреля 2004 г.) Рассмотрен способ оптической ориентации спинов электронов (дырок), реализуемый посредством механизма вынужденных излучательных переходов, индуцируемых циркулярно поляризованными фотонами.

Показано, что данный механизм может послужить основой для создания оптического генератора спинполяризованных носителей заряда, по принципу работы аналогичного полупроводниковому лазеру.

Разработка эффективных методов инжекции спин-по- зации соответствуют аналогичным параметрам фотонов, ляризованных носителей заряда является одной из важ- спонтанно излучаемых при рекомбинации носителей нейших задач спинтроники. При этом конкуренцию раз- заряда с заданным направлением спина. Таким обраличным вариантам использования в качестве источника зом, в предлагаемом способе задействован не процесс поляризованных носителей ферромагнитных материалов фотовозбуждения, например, электрон-дырочных пар, а (см., например, обзор [1]) могут составить методы, бази- процесс их оптически стимулируемой рекомбинации.

рующиеся на оптоэлектронных эффектах. До недавнего В работе также обсуждается идея построения оптическовремени наиболее известным из них был механизм го генератора спин-поляризованных носителей заряда, спиновой ориентации электронов (дырок) за счет асим- названного по аналогии с лазером „соузером“ (soser — spin orientation by stimulated emission of radiation).

метрии прямых оптических переходов, индуцируемых циркулярно поляризованными фотонами [2–4]. В работе [5] на примере полупроводниковой гетероструктуры 1. Механизм индуцируемой с асимметричной квантовой ямой (КЯ) продемонстрироэлектрическим током спиновой ван новый способ генерации спин-поляризованного тока.

поляризации Он базируется на асимметрии процесса спонтанной излучательной рекомбинации носителей заряда с противоСначала обсудим суть предложенного в работе [5] положно направленными спинами, возникающей в усломеханизма спиновой поляризации, при этом для навиях пропускания электрического тока в плоскости КЯ.

глядности его сравнения со способом, предлагаемым Нетрудно увидеть генетическую связь данного механизв данной работе, обратимся также к рассмотрению ма с физикой микропроцессов, лежащих в основе циркугетероструктуры, включающей КЯ, обеспечивающую инлярного фотогальванического эффекта [6,7] и родственверсную заселенность зон. Однако в отличие от [5] ных ему явлений [8–10]. Общим для всех этих эффектов предположим, что спиновое расщепление валентной является асимметрия элементарных электронных прозоны и зоны проводимости КЯ является следствием цессов (рассеяния, оптического возбуждения или излуспин-орбитального взаимодействия (вне зависимости от чательной рекомбинации носителей заряда), обусловленпроисхождения). Тогда в эффективном гамильтониане, ная наличием спиновой степени свободы электрона. Так, описывающем энергетический спектр КЯ, наряду с возможность спиновой поляризации электронов в услообычным параболическим вкладом виях протекания тока через образец рассматривалась Ec,v(k) = k2/2m,v (1) также в работах [9,10], но в них в отличие от [5] возникc новение поляризации являлось следствием асимметрии (m,v — эффективная масса электрона (дырки)) следует c спин-зависимого рассеяния носителей заряда.

учесть и спин-зависимые, линейные по волновому векВ настоящей работе рассматривается механизм спинотору k слагаемые, в том числе типа вой ориентации носителей заряда, базирующийся, как и Hc,v = c,vz kx, (2) в [5], на асимметрии спин-зависимой рекомбинации, но в данном случае это процесс вынужденной излучательной где z —матрица Паули, а оси z и x предполагаются рекомбинации, оптически стимулируемой циркулярно направленными вдоль и перпендикулярно оси роста КЯ поляризованным светом. Как и при традиционном спо- соответственно. Существование линейных по k слагаесобе оптической ориентации [2], предлагается освещать мых для объемных материалов возможно лишь в том кристалл (гетероструктуру и т. п.) циркулярно поляри- случае, когда они относятся к одному из гиротропных зованным светом, но теперь его спектральный состав, классов симметрии [11]. Для гетероструктур, например направление распространения и знак круговой поляри- на основе полупроводников со структурой цинковой обСпиновая ориентация электронов при оптически стимулированной излучательной рекомбинации манки, условием наличия члена, подобного (2), является понижение симметрии КЯ до Cs [11].

Введем далее следующие упрощающие предположения, не влияющие существенно на общность рассмотрения: 1) учитывается спиновая поляризация только электронов зоны проводимости, поскольку предполагаются значительно меньшая подвижность и существенно более короткое время спиновой релаксации дырок (sh) валентной зоны; 2) спиновое расщепление зоны проводимости существенно меньше по сравнению с расщеплением валентной зоны, поэтому при схематическом изображении структуры зон (см. рисунок) им пренебрегаем, хотя спиновое вырождение вблизи дна зоны проводимости предполагается полностью снятым для электронов с sz = ±1/2; 3) вблизи вершины валентной зоны преобладают состояния с проекцией углового момента mz = ±3/2, что вполне справедливо для состояний, лежащих ниже дырочного уровня Ферми (µh) в подзоне тяжелых дырок (см. рисунок), при выполнении условия µh <, где — спин-орбитальное расщепление валентной зоны.

Кроме того, для определенности везде далее предполагается, что рассматривается область достаточно низких температур.

Хотя снятие спинового вырождения валентной зоны и ведет к асимметрии в пространстве k-векторов спонтанной излучательной рекомбинации электронов с противоположно направленными спинами, для возникновения спиновой поляризации этого недостаточно [5].

Действительно, поскольку распределение электронов и дырок f (k) симметрично в k-пространстве, степень c,v заполнения пар состояний (1, 2) и (1, 2 ) с данным (абсолютным) значением волнового вектора |kx| (см. рисунок, a), участвующих в разрешенных (в соответствии с оптическими правилами отбора) спонтанных излучательных переходах, не зависит от знака kx. Поэтому, хотя в области kx > 0 за счет асимметрии рекомбинации будет появляться больше электронов с sz =+1/2, в области kx < 0 ровно на столько же увеличится число электронов с sz = -1/2.

Генерация спиновой поляризации становится возможной при анизотропии f (k); один из способов ее c,v реализации — пропускание электрического тока в плосa) Схематическое представление энергетической структуры кости КЯ при приложении поперечного электрическо- квантовой ямы, возникающей при спиновом расщеплении зон го поля Et [5]. Дрейф носителей заряда в поле Et вследствие спин-орбитального взаимодействия, и спонтанных излучательных переходов при рекомбинации электронов с проведет к появлению у них дополнительного импульса, тивоположно направленными спинами. b) Рекомбинационный величина которого для электронов и дырок оказываетмеханизм спиновой поляризации, обусловленный разницей ся различной вследствие предполагаемой разницы их скоростей спин-зависимых спонтанных переходов, возникаюподвижностей. В результате возникает относительный щей при протекании поперечного электрического тока вдоль сдвиг зон в k-пространстве (см. рисунок, b) на величину оси x. c) Рекомбинационный механизм, возникающий за счет k = mµeEt/ (где µe — подвижность электронов), c разницы скоростей спонтанных и вынужденных излучательобеспечивающий требуемую анизотропию f (k).

v,c ных переходов, стимулируемых +-поляризованными фотонаВ нашем случае для появления спиновой поляризации ми. Спонтанные переходы показаны сплошными стрелками, электронов вдоль оси z поле Et следует приложить вынужденные — штриховыми. Различие толщины стрелок, в направлении оси x КЯ. Теперь степень заполнения показывающих излучательные переходы, иллюстрирует раздырками состояний 2 и 2 валентной зоны оказыва- ницу скоростей рекомбинации электронов с противоположно ется различной (см. рисунок, b), и поэтому скоро- направленными спинами.

Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 2126 А.И. Грачев сти излучательных переходов 1 2 для электронов с зависимой асимметрии спонтанных излучательных пеsz =+1/2(Rz ) и переходов 1 2 для электронов с реходов при рекомбинации электрон-дырочных пар;

sz = -1/2(Rz ) больше не равны друг другу. В резуль- во-вторых, наличия разницы скоростей указанных перетате, поскольку Rz < Rz, в зоне проводимости возни- ходов (являющейся в рассмотренном способе следствикает неравновесная спиновая поляризация, связанная с ем индуцируемой электрическим током анизотропии преобладающей концентрацией электронов с sz =+1/2. распределения электронов и дырок в k-пространстве).

(Далее инжекция спин-поляризованных электронов мо- Оптически стимулируемая циркулярно поляризованным жет осуществляться, например, путем приложения к КЯ светом излучательная рекомбинация способна обеспепродольного электрического поля [5]). чить одновременное выполнение обоих указанных выше Степень спиновой поляризации электронов P, возни- условий. Конкретную реализацию данного механизма мы кающей за счет рассмотренного механизма, определяет- рассмотрим на примере той же КЯ.

ся параметром Процесс спонтанной излучательной рекомбинации в КЯ сопровождается эмиссией циркулярно поляризованPz =(Rz - Rz )/(Rz + Rz ) = R/(Rz + Rz ), (3) ных фотонов, знак круговой поляризации которых в соответствии с оптическими правилами отбора отрицакоторый можно представить следующим образом:

телен (-) для переходов типа 1 2 и положителен Pz =[r ()-1 - r ()-1]/[r ()-1 + r ()-1], (4) (+) для переходов типа 1 2. Для простоты будем считать, что как в отсутствие, так и при наличии поля Et где r() и r () — время спонтанной излучательной спектр излучения с полосой r практически одинаков рекомбинации электронов. Эффективная спиновая полядля фотонов обоих типов. Пусть теперь вдоль оси z ризация электронов требует обеспечения максимально на поверхность КЯ падает пучок циркулярно поляризовозможной разницы указанных времен. Различие Rz и ванного света, частота которого s лежит в указанной Rz, возникающее в условиях генерации поперечного спектральной полосе. В зависимости от знака поляризатока, обусловлено ростом r (); изменением r () в ции падающий световой пучок способен стимулировать первом приближении можно пренебречь. Рост r() акты рекомбинации для одного из переходов, увеличивая можно обеспечить путем увеличения Et [5], однако при или уменьшая тем самым индуцируемую током разэтом мы рискуем столкнуться с проблемой конкуренность R. Допустим, что направление рапространения ции между излучательными переходами и процессами света таково, что фотоны --поляризации стимулируют безызлучательной рекомбинации и спиновой релаксации.

дополнительные переходы типа 1 2 (см. рисунок, Действительно, степень спиновой поляризации при расc). Это приведет к дальнейшему увеличению R, что сматриваемом способе определяется также величиной будет способствовать росту Pz. Следует отметить, что квантового выхода люминесценции [5] при этом общая скорость излучательной рекомбинации l = nr/(nr + r ), (5) должна возрасти; следовательно, увеличатся и параметры l и s.

где nr — время безызлучательной рекомбинации пары Скорость вынужденной излучательной рекомбинации электрон–дырка. Кроме того, следует учесть и завипрямо пропорциональна интенсивности падающего свесимость P от времени спиновой релаксации электрота I (предполагается, что интенсивность недостаточна нов se [12], определяемую параметром s для проявления эффектов, связанных с изменением s = se/(se + ), (6) заселенности состояний в зонах). Поэтому с ростом I наступит момент, когда скоростью спонтанных переходов где = nr r /(nr + r ). Очевидно, что рост r () неиз1 2 по сравнению со скоростью вынужденных можбежно приведет к увеличению общего времени излучано будет пренебречь. При этом спиновая поляризация тельной рекомбинации, а это в свою очередь может выэлектронов будет практически полностью определяться звать нежелательное снижение величин l и s. Рассмотболее высокой скоростью оптически стимулированных ренный далее механизм оптической ориентации элекпереходов 1 2 (по сравнению со скоростью спонтантронов, при котором реализуется процесс вынужденной ных переходов 1 2). Ясно, что наличие или отсутствие излучательной рекомбинации, не только свободен от тока в плоскости КЯ в этих условиях несущественно, указанного недостатка, но и несет в себе (что более т. е. механизм спиновой поляризации становится чисто важно) ряд новых возможностей.

оптическим. Однако в отличие от традиционного механизма оптической спиновой ориентации электронов, осу2. Спиновая ориентация ществляемого за счет прямых оптических переходов, вепри вынужденных дущих, в частности, к образованию электрон-дырочных пар, мы использовали оптически стимулируемую реизлучательных переходах комбинацию указанных пар. Поскольку вынужденные Из отмеченного выше следует, что рекомбинацион- излучательные переходы подчиняются тем же правилам ный механизм спиновой поляризации требует выпол- отбора, что и прямые оптические переходы, величина нения двух условий. Во-первых, существования спин- спиновой поляризации электронов S, возникающей за Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. Спиновая ориентация электронов при оптически стимулированной излучательной рекомбинации счет рекомбинационной эмиссии, феноменологически способ спиновой поляризации примерно в 2 раза менее описывается аналогичным образом [12]: эффективен, чем традиционный, что связано с неизбежностью сохранения равенства заселенностей уровSk = ikl[EE]l, (7) ней 2 и 1 при любой сколь угодно большой мощности засветки. (Отметим, что теоретические оценки P и где E — комплексная амплитуда электрического поля экспериментально полученные значения при инжекции световой волны, kl — материальный параметр, являюспинов в полупроводник из ферромагнитных контактов щийся функцией частоты света. Отметим, что знаки S, составляют 50 и 30% соответственно [1]). Возможвозникающей за счет прямых и излучательных перехоно, что компенсировать указанный недостаток позволила дов, индуцируемых фотонами с одним и тем же знаком бы реализация идеи генератора спин-поляризованных круговой поляризации и направлением распространения, носителей заряда, сочетающего электрический способ противоположны. Следует также заметить, что, хотя накачки уровней с механизмом оптической спиновой приведенная на рисунке схема зонной структуры отвечаориентации в условиях отсутствия внешней засветки.

Pages:     || 2 |



© 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.