PDF《半导体中的自旋弛豫》

1 自旋弛豫的基本概念 一个自旋系综的自旋弛豫和自旋去相位传统上是在磁化动力学的 B l o c h T o r r e y方程[ 1, 2] 的框架内引入的.对运动电子, 自旋弛豫时间

1 通常也称为纵向弛豫时间, 或者自旋 晶格 弛豫时间;

自旋去相位时间

2 也称为横向弛豫时间,或者退相干时间.目前, 人们普遍认同 四种自旋弛豫机制, 下面给出简要的介绍[ 3] . 1.

1 E l l i o t Y a f e t ( E Y) 机制简述 E Y 机制是指, 在存在自旋 轨道耦合的情况下, 精确的 B l o c h态不是自旋的本征态, 而是 它们这些本征态的叠加.这就引起了一个有限的自旋翻转几率. E l l i o t [

4 ] 和Yafet[5] 第一次指出, 晶体中的自旋 轨道相互作用可以造成具有相反自旋取向 的电子波函数发生混合, 其结果是, 在动量散射的过程中, 电子自旋取向开始发生翻转.随后, 有很多人对这种自旋弛豫速率的种种具体情形进行了计算.在这些计算中, 不同的动量弛豫 过程被考虑进去.在下面的简单说明中将给出电子被声学声子、 光学声子以及杂质散射的情 形.( 只给出公式的形式, 具体的内容参看文献[ 3,

6 ] ) . (

1 ) 考虑长程相互作用, 则有

1 τ 哦= ()2η21- η /

2 1- η / ( )

3 1 τ ,其中η=Δ / ( +Δ) , 是能 量带隙, Δ 是价带的自旋 轨道劈裂, τ 是动量弛豫时间, 是一个与维数无关的常数, 由动量 弛豫的散射机制决定( 比如压电声子, 极化光学声子的散射) , 大小从2变化到6. (

2 ) 若考虑短程相互作用, 则有1 τ =0.

0 8

8 1 τ 2()12η2

1 ( 1- η /

3 ) , 1和

2 是两能带模 型中引入的与能带有关的参数, 1是指电子的形变势常数, 2声学声子带间形变势常数. 由以上结果可以看出, E Y 机制最为显著的特征是自旋弛豫时间与动量弛豫时间成正比. 1.

2 D'

y a k o n o v P e r e l '

( D P) 机制简述 D'

y a k o n o v和Perel'

[7]在1

9 7 1年指出对于没有反演中心的晶体, 导带的简并点偏离了 =0.具有同一 个波矢 但是自旋方向相反的电子具有不同的能量.只有当胙刈胖髦和方向时简并才能保持.导带电子态的自旋劈裂等价于存在于晶体内部一个 有效磁场, 该磁场的量级依赖于波矢 的大小, 磁场的方向依赖于波矢 的方向.设Ω是有 效磁场中 L a r m o r进动频率, 对于Ω>

1 / τ , 电子自旋的横向成分在第一次动量散射发生之前

9 2

2 2期 王建伟等: 半导体中的自旋弛豫― ― ―从体材料到量子阱、 量子线、 量子点 就消失了.在相反的极限情形, 即Ω0使得 =0 [

6 9,

7 0 ] .上述方程( 表明在一定的量子阱宽度和应变条件下, α= β, 自旋劈裂可以完全由 立方项决定.在此基础上 L. J i a n g和M.W.Wu [

7 0 ] 提出, 通过调整应变的大小, 可以改变线 性项和立方项的相对大小, 从而抑制或者加强自旋弛豫.当然, 在不同的应变条件下自旋去相 位时间对外部条件, 例如温度、 电场和电子密度, 应该具有不同的依赖关系.最后人们可以通 过调整应变满足条件α- β= γ〈 2ξ〉,ξ=, 来显著抑制自旋退相位. 当施加应变时, 自旋去相位时间可以被显著地加强.在低温下它可以长达1n s的量级, 这比无应变的情形大两个数量级.自旋去相位时间首先随着应变增加直到达到最大值然后随 着应变减小( 见图1 ) .再次注意到, 在低温下(