PDF《半导体中的自旋弛豫》

1 2 0K) , 自旋去相位时间的范围依然跨越了两

6 3

2 物理学进展26卷 图1 不同电场下自旋弛豫时间对应变的依赖关系( 引自文献[

7 1 ] ) 个数量级, 并且最大自旋去相位时间是2. 5n s .已经知 道, 对于阱宽很小的量子阱, 自旋去相位时间是 p s的量 级.现在的结果指出了在 G a A s量子阱中利用应变获 得很长的自旋去相位时间的可能性. 在二维情形可以通过应变有效调整 D r e s s e l h a u s自 旋劈裂.特 别是在 一定 条件 下, D r e s s e l h a u s自旋劈裂可以大部分被应变抵消, 由此可以在窄 G a A s量子阱中 得到很长的自旋去相位时间( 达到 n s , 而在通常无应变 的样品中, 只有几十个 p s ) .这就提供了一种唯一的方 式来控制自旋相干, 从而获得具有很长自旋去相位时间 的二维器件. 双轴应变和沿着生长方向的单轴压力, 只考虑的双 轴张力应变是来自于势垒和量子阱材料之间晶格失配, 这样只需要改变材料的摩尔分数就能 够改变应力, 从而改变自旋弛豫的特性, 在物理实现上具有很大的优势.进一步的研究可以考 察沿着生长方向的单轴压力对于自旋弛豫的影响. 图2 [

1 1 0] 和[

1 1 1] I n 1-G a A s / I n P 量子 阱中自旋弛豫时间作为Ga的摩尔分数 的函数, 由图 中可以看出对[

1 1 0] 量子阱Ge的摩尔分数为0.

5 0 7, 能够使自 旋弛豫时间最长;

而对[

1 1 1] 量 子阱 G e摩尔分数为 0.

5 4 3, 能 够使自 旋弛豫时间最大.( 引 自文献[

7 1 ] ) S h u W e iC h a n g等人[

7 1 ] 提出了一种方法, 用应变相关效应修正 D P 机制来增加自旋弛豫 时间.在[

0 0

1 ] 量子阱中, 只有应变分量ε ,ε,ε杂谟Ρ湎喙赜行Т懦∮忻飨缘墓毕.双 轴应变和沿着生长方向( [

0 0

1 ] ) 的单轴压力不能引起这种应变分量.尽管还存在对应变相关 有效磁场的另一个小贡献, 它正比于应变分量ε ,ε,ε.这些影响与来自ε ,ε,ε至康 影响相比是很小的[

3 ] .在除晶体主轴( [

1 0 0] , [

0 1 0] , [

0 0 1] )以外的方向上施加压力, 半导体 晶体中的电子自旋弛豫就不能够被应变很明显地改变[

7 2 ] . 然而, 在[

1 1

0 ] 和[

1 1

1 ] 量子阱中应变张量分量ε ,ε,ε苊飨缘亩杂Ρ湎喙赜行Т懦∮泄毕.这样沿着生长方 向施加双轴应变或者单轴压力就可以改变电子自旋弛豫时 间. 对于7 5?I n 1-G a A s / I n P量子阱, 通过调整 G a的组 成分数 就可以引入双轴张力应变.由于 G a A s的晶格常 数小于I n A s的晶格常数, G a的摩尔分数必须大于 0.

4 6

8 才能引起双轴张力应变.一旦引入应变, 自旋弛豫时间被 显著的减小.对于[

1 1 0] 量子阱, G a摩尔分数 在自旋弛 豫时间取最大值时的数值为0.

5 0 7, 而对于[

1 1 1] 量子阱, 自旋弛豫时间取最大值时的 为0.

5 4 2( 见图2) .与无应 变的[

1 1

0 ] 和[

1 1 1] 量子阱中各种自旋弛豫时间的比较可 知, 通过选择 G a摩尔分数 可以使[

1 1 0] 量子阱自旋弛豫 时间加强一个数量级, [

1 1

1 ] 量子阱自旋弛豫时间加强接近 两个数量级.应变相关项对 D r e s s e l h a u s项的修正可以使 自旋弛豫时间从p s的量级加强到n s的量级. D o h r m a n n等人[

7 3] 研究了[

1 1 0] 量子阱中由 于子能

7 3

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 带之间的散射引起的自旋弛豫.他们的实验中, 样品是2 0n m 多量子阱, 它具有几个相当接 近的量子化能级的子导带, 这样子能带之间的散射很容易随着温度增加而发生.这种子能带 之间的散射引起的自旋弛豫对于窄的[