PDF《半导体中的自旋弛豫》

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0 ] 和[

1 1 1] 量子阱就可以避免了, 这是因为导带子能 带的第一和第二量子化能级相离很远.而且, 自旋弛豫时间的加强, 对于窄的量子阱更加明 显. 理论上,张量分量ε ,ε,ε械南咝韵疃[

0 0 1] 量子阱也会存在应变相关的有效磁场. 然而, 对于可以得到的典型双轴应变或者单轴压力体系, 相应的影响很小.从对1

0 0n mG a A s 量子阱的实验数据[

6 7 ] 和无限深势阱模型的计算[

7 0] 可以看到, 获得自旋弛豫时间的可选择加 强, 平面内的应变要达到1 0. 8%, 这样大的应变单单通过晶格失配或者单轴压力是很难得到 的.因此, [

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0 ] 或者[

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1 ] 量子阱就比[

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1 ] 量子阱容易实现自旋弛豫时间的加强. 由于价带的复杂性, 空穴自旋弛豫与电子十分不同.强烈的能带混合与自旋 轨道相互作 用一起意味着随着空穴改变它的动量状态, 也同时改变了自旋分量的混合.因此在三维情形, 空穴被认为瞬间就发生了退极化[ 3] .然而, 利用单轴压力改变重空穴和轻空穴的简并, 延长了 空穴自旋弛豫时间. 众多的空穴散射机制已经得到实验上的检验.其中, 被光学声子的散射不是很重要, 这是 因为实验上感兴趣的空穴的能量范围小于光学声子能量( 大约3 0m e V 的量级) .在密度大约 为1

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2 c m-2 的n型掺杂量子阱中, 计算被电子费米子海的扰动散射对总自旋散射速率的贡献 大约为1 0%.最重要的散射来源是声学声子, 包括形变势和压电耦合.散射可以被分为两 类, 一类保持态的自旋守恒, 另一类改变态的自旋分布, 并且发现前者是主要的.对于掺杂和 非掺杂量子阱极化翻转已经给出了满意的解释.从最高价带子能带到第二导带子能带的电子 激发很自然就产生空穴自旋分布, 在 n型掺杂量子阱中, 空穴通过自旋守恒声子散射发生弛 豫, 使第一子能带的电子与第二子能带相反自旋的空穴重新结合.对于非掺杂或者p型掺杂 量子阱, 自旋能够发生配对的电子是不存在的. 4p s的空穴自旋弛豫时间已经在n型掺杂量子阱的实验中观察到[

7 4] .对于阱宽5 0?, n 型杂质密度是3*1

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1 c m-3 量子阱还进行了理论计算, 利用杂质散射计算得到的自旋弛豫时 间是2 0p s , 这比实验测量到的4p s要大很多.最近, P e t r aS c h n e i d e r等人[

7 5] 研究了不同量 子阱宽度下的空穴自旋弛豫. 在不同的量子阱宽度下, 空穴自旋弛豫时间对温度的依赖关系表示在图3中.结果表明 对于窄量........