Содержание к диссертации
Введение
1 Фототоки, обусловленные спиновой ориентацией 13
1.1 Линейное по волновому вектору слагаемое в эффективном гамильтониане 16
1.2 Спиновое расщепление в А3В5 квантово-размерных структурах 20
1.3 Циркулярный фотогальванический эффект 26
1.3.1 Микроскопическая модель 26
1.3.2 Феноменологическое описание ЦФГЭ 29
1.4 Независящие от спина фототоки при однородном воз буждении 35
1.4.1 Линейный фотогальванический эффект 36
1.4.2 Эффект увлечения 38
2 Циркулярный фотогальванический эффект в полупро водниковых гетероструктурах 41
2.1 Методика эксперимента 42
2.1.1 Образцы 42
2.1.2 Экспериментальная техника 43
2.2 ЦФГЭ при межподзонном возбуждении в GaAs/AlGaAs структурах п—типа 46
2.2.1 Экспериментальные результаты 46
2.2.2 Спектральная инверсия ЦФГЭ при резонансных межподзонных переходах 48
2.2.3 Микроскопический механизм резонансного ЦФГЭ 49
2.3 Спин-зависимая нелинейность циркулярного фотогальванического эффекта 57
2.4 ЦФГЭ в кремний-германиевых структурах 65
3 Спин-гальванический эффект 72
3.1 Феноменологическое описание спин-гальванического эф
фекта 72
3.1.1 Спин-гальванический эффект при оптической ориентации 73
3.1.2 Спин-гальванический эффект в магнитном поле . 74
3.2 Экспериментальные результаты 77
3.2.1 Спин-гальванический эффект в магнитном поле . 77
3.2.2 Спин-гальванический эффект при межподзонном возбуждении 82
3.2.3 Спин-гальванический эффект в отсутствие магнитного поля 83
3.3 Микроскопическая модель спин-гальванического эффекта 91
3.4 Микроскопическая теория спин-гальванического эффекта 93
3.5 Монополярная спиновая ориентация 96
3.5.1 Прямые переходы между подзонами размерного квантования 97
3.5.2 Внутриподзонное поглощение, непрямые переходы 98
4 Магнито-гиротропные фотогальванические эффекты 101
4.1 Феноменология магнито-гиротропных ФГЭ 102
4.2 Результаты эксперимента 106
4.3 Микроскопическая модель магнито-гиротропных ФГЭ 118
4.4 Экспериментальное разделение спиновых расщеплений, связанных с объемной и структурной асимметрией 122
5 Нелинейно-оптические явления при разогреве носителей заряда в микроволновом поле 130
5.1 Тепловой пробой экситонов 131
5.1.1 Экспериментальные результаты 132
5.1.2 Микроскопическая модель теплового пробоя экситонов 139
5.1.3 Кинетика теплового пробоя экситонов 144
5.1.4 Автоколебания в электрон-экситонной системе 147
5.2 Ударная ионизация экситонов в кремнии в электрическом СВЧ поле 151
5.3 Разогрев электронов в арсениде галлия 161
5.3.1 Экспериментальные результаты 162
5.3.2 Влияние разогрева электронов на процесс связывания в экситоны 171
5.3.3 Микроволновый циклотронный резонанс в арсениде галлия 177
5.3.4 Гашение люминесценции при разогреве электронов в постоянном электрическом поле 182
5.4 Формирование пространственно-неоднородных структур при разогреве электронов в СВЧ поле 187
Основные результаты
- Циркулярный фотогальванический эффект
- ЦФГЭ при межподзонном возбуждении в GaAs/AlGaAs структурах п—типа
- Спин-гальванический эффект при межподзонном возбуждении
- Микроскопическая модель магнито-гиротропных ФГЭ
Введение к работе
Актуальность темы. Спектр физических явлений, обусловленных воздействием миллиметрового и субмиллиметрового излучения на полупроводники, чрезвычайно широк. Среди них внутри- и межподзонное поглощение в квантово-размерных структурах, процессы с участием оптических фононов, разогрев свободных носителей заряда, ионизация экситонов и мелких примесей. Использование интенсивного тера-герцового излучения дает возможность наблюдать многофотонное поглощение, эффект увлечения электронов фотонами, туннелирование в высокочастотном электрическом поле. Внутризонное поглощение эллиптически поляризованного излучения может приводить к генерации неравновесного спина в полупроводниках. Этот эффект сочетает в себе особенности двух широко известных способов создания спиновой ориентации. С одной стороны, речь идет об оптической ориентации (как и при межзонном возбуждении циркулярно поляризованным светом [1]), с другой - как и в случае спиновой инжекции, процесс затрагивает лишь один сорт носителей заряда, что позволяет говорить о монополярной спиновой .ориентации. Спин-зависимые эффекты в низкоразмерных полупроводниковых структурах являются в настоящее время предметом интенсивных исследований, что обусловлено надеждами на создание нового поколения приборов, сочетающих в себе достоинства полупроводниковых и магнитных материалов. Низкая по
сравнению с объемными кристаллами симметрия наноструктур позволяет наблюдать принципиально новые явления, которые невозможны в объемных полупроводниках. К их числу относятся спин-зависимые фотогальванические эффекты. Исследование этих явлений в условиях внутризонного возбуждения дает возможность выявлять специфику спинового расщепления в низкоразмерных полупроводниковых структурах, получать информацию о кинетике процесса спиновой релаксации, а также предоставляет новые возможности для изучения симметрии наноструктур.
Воздействие субмиллиметрового излучения приводит и к росту температуры электронного газа в полупроводнике. Однако, более эффективный разогрев свободных носителей заряда достигается при поглощении излучения миллиметрового диапазона, то есть при воздействии электрического СВЧ поля. Рост энергии носителей заряда изменяет как параметры электронного транспорта, так и, благодаря ударной ионизации связанных состояний (примесей, экситонов), их концентрацию. Далекие от термодинамически равновесных состояния сравнительно легко достигаются путем приложения внешних полей. Возможность модуляции поля и высокое временное разрешение регистрации отклика электронной системы позволяют изучать кинетику неравновесных систем. Таким образом, электронный газ в полупроводниках является хорошим модельным объектом для исследования общих закономерностей неравновесных фазовых переходов и процессов самоорганизации [2]. Отметим, что и начало изучения влияния сильных электрических полей на поведение электронов в полупроводниках было связано с удобством моделирования загадочного тогда - полвека назад - процесса электрического пробоя диэлектриков. Очевидным достоинством исследований с использованием высокочастотного излу-
чения является бесконтактный характер приложения электрического поля.
Целью работы является обнаружение, исследование и выявление микроскопических механизмов новых фотогальванических и нелинейно-оптических эффектов, обусловленных неравновесными процессами в полупроводниках при внутризонном поглощении.
Объекты и методы исследования: Использование субмиллиметрового и микроволнового излучения позволяет бесконтактно прикладывать однородные электрические поля к объемным полупроводникам и низкоразмерным полупроводниковым структурам. Регистрируемые гальванические сигналы, величина СВЧ поглощения, а также спектры, кинетика и пространственное распределение фотолюминесценции несли информацию о физических процессах в исследуемых структурах.
Научная новизна работы состоит в обнаружении целого ряда новых физических эффектов, обусловленных спин-зависимыми процессами в полупроводниках и нелинейными явлениями, характерными для далеких от термодинамического равновесия систем.
Основные научные положения, выносимые на защиту:
Внутризонное поглощение эллиптически поляризованного излучения приводит к созданию неравновесного спина в полупроводниковых гетероструктурах.
Процесс спиновой релаксации в двумерных А3В5 структурах сопровождается генерацией тока в плоскости структуры (спин-гальванический эффект).
Циркулярный фотогальванический эффект, обусловленный резонансными межподзонными переходами в двумерных структурах
n-типа, демонстрирует спектральную инверсию.
Направление тока, вызванного спин-зависимыми фотогальваническими эффектами в полупроводниковых гетероструктурах, определяется природой спинового расщепления.
Разогрев неравновесных носителей заряда в электрическом СВЧ поле вызывает тепловой пробой экситонов.
Ударная ионизация примесей в микроволновом поле приводит к формированию пространственно неоднородных структур.
Апробация работы: результаты исследований, вошедшие в диссертацию, докладывались на следующих конференциях: 6 Всероссийская конференция по физике полупроводников (Санкт-Петербург, 2003); Совещание "Нанофотонйка" (Н.Новгород, 2003); 1 — 3 Международные конференции по физике спин-зависимых явлений в полупроводниках (Сендай, 2000, Вюрцбург, 2002, Санта-Барбара, 2004); 25-27 Международные конференции по физике полупроводников (Осака, 2000, Эдинбург, 2002, Флагстаф 2004); 9 — 12 Международные симпозиумы "Наноструктуры: физика и технология" (Санкт-Петербург, 2001-2004); Симпозиумы Общества по исследованию материалов (Бостон, 2001, 2003), 13 Конференция Европейского физического общества (Регенс-бург, 1993); Конференция "Физические принципы новых материалов оптоэлектроники" (Аахен, 1990); 11 и 12 Всесоюзные конференции по физике полупроводников (Кишинев 1988, Киев 1990); Международная конференция "Оптическая нелинейность и бистабильность в полупроводниках" (Берлин, 1988); Международные конференции "Экситоны-84", "Экситоны-86", "Экситоны-87" (Гюстроф, 1984, Ленинград, 1986, Вильнюс, 1987); Всесоюзная конференция "Люминесценция-87" (Тал-
линн, 1987); Международные симпозиумы "Нелинейная оптика и кинетика возбуждения в полупроводниках" (Бад-Штуер, 1987, Карлсруэ, 2003). Результаты работы докладывались также на семинарах различных лабораторий ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН, в СПбГУ, СПбГПУ, МГУ им. М.В. Ломоносова, Физическом институте им. П.Н. Лебедева РАН, Институте спектроскопии РАН, Институте физики твердого тела РАН, Институте радиотехники и электроники РАН, университетах Регенсбурга и Ганновера, Техническом университете Мюнхена. Основное содержание работы опубликовано в 31 статье, список публикаций приведен в конце диссертации.
Исследование спиновой системы полупроводников позволило обнаружить немало интересных физических эффектов. В последнее время интерес к спин-зависимым явлениям усилился в связи с надеждами на создание новых полупроводниковых приборных структур, в которых спин носителей заряда используется наряду с самим зарядом [3]. Необходимыми условиями создания приборов спинтроники является возможность достижения высокой степени спиновой поляризации в низкоразмерной структуре и снятие спинового вырождения зоны проводимости. Наличие расщепления, обусловленного линейным по волновому вектору к слагаемым в эффективном гамильтониане, позволяет управлять спином путем приложения внешнего электрического поля [4]. В последнее время достигнут существенный прогресс в осуществлении спиновой инжекции, изучении природы спинового расщепления и его использования для управления состоянием спиновой системы полупроводниковой гетероструктуры. Наиболее широко используемым способом создания и исследования спиновой поляризации является оптическая ориентация [1]. Оптическое возбуждение неравновесного спинового распределения может приводить к появлению спиновой фотопро-
водимости и спинового фототока. В первом случае спиновая поляризация изменяет проводимость полупроводника, что при приложении внешнего электрического поля приводит к спин-поляризованному то-ку [5, 6, 7].
В двумерных А3В5 структурах, для которых характерно наличие спинового расщепления в к-пространстве, наблюдался циркулярный фотогальванический эффект [8]. В этом случае однородное фотовозбуждение образца циркулярно поляризованным излучением приводит к неоднородному распределению фотовозбужденных носителей в к-пространстве, то есть к появлению электрического тока [9, 10, 11, 12]. Происходит это благодаря действию правил отбора и законов сохранения энергии и импульса. При этом не нарушается однородность распределения носителей в реальном пространстве (Глава 2).
Еще один гальванический эффект обусловлен неравновесной спиновой поляризацией электронов в двумерных структурах. Полученная каким-либо способом (не обязательно оптическим) однородная спиновая ориентация приводит к генерации электрического тока в квантово-размерных структурах, симметрия которых допускает наличие в гамильтониане линейного по волновому вектору слагаемого [13,14]. Этот эффект мы назвали спин-гальваническим [15]. Необычность явления состоит в том, что ток, возникает при пространственно однородном спиновом распределении и в отсутствие электрического поля (Глава 3). Микроскопически спин-гальванический эффект обусловлен асимметричностью процесса спиновой релаксации в системах со снятым спиновым вырождением [15, 16, 17].
В низкоразмерных полупроводниковых структурах, представляющих собой гиротропные среды, наблюдение спин-зависимого фотогальванического эффекта возможно и при использовании неполяризован-
ного возбуждающего излучения. Доказательством тому служат обнаруженные и исследованные нами магнито-гиротропные эффекты (Глава 4).
Генерация спин-зависимого тока наблюдается в двумерных структурах п- и /ьтипа, созданных на основе различных полупроводниковых материалов, при использовании широкого спектрального диапазона излучения - от дальнего инфракрасного до видимого. Особый интерес представляет изучение спин-зависимых гальванических эффектов при внутризонном поглощении излучения. В этом случае, в отличие от обычно применяемого межзонного возбуждения [1], в процесс спиновой ориентации вовлечен лишь один тип носителей [15, 18, 19, 20, 21, 22], что позволяет избежать электрон-дырочного взаимодействия и образования экситонов. Тем самым достигается монополярная спиновая ориентация [15, 19, 20] и реализуются условия близкие к случаю спиновой инжекции. Отметим, что спин-зависимые фотогальванические эффекты могут найти практическое применение, например для создания анализаторов поляризации терагерцового излучения с пикосекундным временным разрешением.
Полученные нами экспериментальные результаты хорошо согласуются с феноменологической теорией. Это означает, что определив соотношение токов вдоль различных кристаллографических направлений, можно сделать вывод о соотношении вкладов механизмов спинового расщепления. Кроме того, исследованные фотогальванические эффекты дают возможность выявлять симметрию квантово-размерных структур.
Обнаруженный нелинейно-оптический эффект спин-зависимого просветления позволил определить параметры кинетики спиновой релаксации в условиях монополярной спиновой ориентации.
Нелинейно-оптические эффекты при внутризонном поглощении излучения могут быть обусловлены увеличением электронной температуры. Горячие носители заряда в полупроводниках давно привлекает к себе пристальное внимание [24]. Особый интерес представляют неустойчивости и неравновесные фазовые переходы в электронно-дырочной плазме [2].
В нашей работе изучен ряд новых нелинейно-оптических эффектов, возникающих при разогреве электронов в электрическом СВЧ поле. Была обнаружена бистабильность фотопроводимости и люминесценции, вызванная тепловым пробоем экситонов в кремнии [25, 26]; наблюдался значительный рост интенсивности экситонной люминесценции, сопровождающийся уменьшением свечения экситон-примесных комплексов [27]. Исследование специфики разогрева носителей микроволновым полем в арсениде галлия привело к обнаружению формирования пространственно неоднородных структур в электронной системе полупроводника (Глава 5).
Пороговый характер, существование гистерезиса и явление критического замедления, наблюдавшиеся при исследовании динамики теплового пробоя и процесса возникновения пространственных структур, позволяют рассматривать эти явления как неравновесные фазовые переходы I рода.
Циркулярный фотогальванический эффект
Снятие спинового вырождения в А3В5 гетероструктурах делает возможным наблюдение в них циркулярного фотогальванического эффекта. Схематическую модель ЦФГЭ на примере прямых межзонных переходов в QW структуре Cs симметрии может быть представлена следующим образом [8]. Для простоты ограничимся одномерной зонной моделью, содержащей только нижнюю подзону зоны проводимости el и верхнюю дырочную подзону (тяжелых дырок) hhl (рис. 1.3а). Спиновое расщепление зоны проводимости описывается следующим образом: єеі,±і/2( 0 = {( 2kl/2mei) ± РеіЬк + єд], а спектр валентной зоны таков: Єллі,±з/г( ) = [(Й2 ъ/2тш) ± PhhiK], где єд - ширина запрещенной зоны.
Из законов сохранения энергии и импульса следует, что поглощение циркулярно поляризованного излучения с энергией фотона Ъш сопровождается прямыми межподзонными переходами при двух значениях волнового вектора кх. Правила отбора разрешают переход из состояния со спиновым квантовым числом ms = —3/2 в состояние с та = — 1/2 для правостороннего циркулярно поляризованного излучения ( т+) и из состояния с т8 = 3/2 в состояние с ms = 1/2 для левостороннего циркулярно поляризованного излучения ( 7_). Соответствующие значения волновых векторов определяются выражением: ) где через д обозначена приведенная масса р, = (mei mhhi)l( ei + wikhi)- Соответствующие переходы показаны на рис. 1.3а вертикальными стрелками. "Центр тяжести" этих переходов смещен от точки kx = 0 на ((Зеї + phhi)(p/")- Поэтому сумма скоростей фотовозбужденных носителей заряда в зоне проводимости vei отлична от нуля: vel = h(k +к+ -2кт)/те} 2/[h{mel+mhh})]-{f3hhlmhhl-/3elmel). (1.10)
Таким образом, противоположно направленные токи, обусловленные переходами при к и fc , не компенсируют друг друга. Исключение составляет лишь случай, когда /3eimej — Phhii hhi, что соответствует одинаковому спиновому расщеплению зоны проводимости и валентной зоны. Необходимо отметить, что групповая скорость определена с учетом того обстоятельства, что к и к отсчитываются от положения минимума соответствующей подзоны fcm, поскольку ток обусловлен групповой скоростью в подзоне. Такое же рассмотрение справедливо для дырок с начальным состоянием в hhl подзоне. Следовательно, рассмотренные переходы создают поток поляризованных по спину носителей заряда в х направлении. Смена знака циркулярной поляризации с а+ на а- изменяет направление тока на противоположное, поскольку в этом случае "центр тяжести" переходов находится в положении
Внутриподзонные переходы (поглощение Друде):
Рассмотрим теперь непрямые внутриподзонные переходы, характерные для дальнего инфракрасного возбуждения, когда энергия фотона мала по сравнению с энергией межподзонного перехода в структуре п-типа. Для выполнения законов сохранения энергии и импульса такие переходы должны происходить с испусканием или поглощением фонона. Этот процесс описывается как виртуальный переход с промежуточным состоянием (подробнее об этом - в параграфе 3.5.2). Нетрудно показать, что переходы с промежуточным состоянием внут ри той же подзоны не могут приводить к возникновению СПИНОВОЙ поляризации и, следовательно, не могут приводить к возникновению спинового фототока. Однако, ситуация меняется, если принять во внимание виртуальный процесс с промежуточным состоянием в другой зоне. Рис. 1.3b иллюстрирует этот процесс в случае а+ поляризации возбуждающего излучения. Для простоты и наглядности модели учитывается спиновое расщепление только в валентной зоне. Возможны два виртуальных перехода, которые при т+ возбуждении переводят электрон из состояние с отрицательным значением кх в состояние с положительным кх. Результатом этого внутриподзонного (внутри el) перехода через промежуточное состояние в валентной зоне является возникновения тока. На рис. 1.3Ь показаны два перехода, возможных при поглощении (7+ излучения. Один из них включает в себя оптический переход из состояния с ms = +1/2 в ms = +3/2 (пунктирная вертикальная стрелка вниз) и последующий переход с участием фонона обратно в зону проводимости. Другой состоит из фононного перехода из зоны проводимости в промежуточное состояние в валентной зоне (подзона тяжелых дырок hhl) с ms = —3/2 и последующий оптический переход из состояния с ms = —3/2 в зону проводимости с ms = —1/2. Первый из упомянутых внутриподзонных процессов уменьшает главным образом заселенность состояний cma = +1/2 при kxi 0, тогда как второй заселяет преимущественно конечное состояние с ms = —1/2 при kxj О [8]. Создающееся таким образом асимметричное распределение в /г-пространстве приводит к генерации спинового фототока. Переключение поляризации возбуждающего излучения с (7+ на ст_ приводит к зеркальному изменению процесса внутриподзонных переходов и смене направления фототока.
ЦФГЭ при межподзонном возбуждении в GaAs/AlGaAs структурах п—типа
Оптическое возбуждение гетероструктур циркулярно поляризованным излучением приводит к генерации тока, величина которого пропорциональна степени циркулярной поляризации света Рыгс- На рис. 2.2 показаны осциллограммы падения напряжения на нагрузке 50 От при возбуждении (113)-GaAs/AlGaAs структуры п—типа (ширина квантовых ям Ьцг — 8.2 nm) импульсным циркулярно поляризованным излучением с длиной волны Л = 10.6 дт (рис. 2,2а для т+ и рис. 2.2Ь для г_ возбуждения). Здесь же (рис. 2.2d) приведена осциллограмма импульса возбуждения, полученная с использованием быстрого детектора ИК излучения опорного сигнала (работа которого основана на использовании эффекта увлечения). Очевидно, что форма сигнала соответствует форме лазерного импульса. На рис. 2.3 приведе на зависимость величины тока от фазового угла (р. Фототок достигает максимума при циркулярной поляризации излучения и меняет свое направление на противоположное при переходе от т+ излучения к о_. В случае линейной поляризации света ( ip = 0, 90, 180) ток обращается в ноль. Приведенная зависимость j(tp) показывает, что ток обусловлен именно циркулярным фотогальваническим эффектом. Явление носит общий характер, что подтверждается наблюдением ЦФГЭ на всех образцах (кроме симметричной SiGe структуры), в широком температурном (от 4.2 К до 300 К) и спектральном диапазонах.
В структурах, выращенных в направлении [001], ЦФГЭ наблюдается только при наклонном падении возбуждающего излучения [9]. При распространении света вдоль (ПО) фототок направлен перпендикулярно к направлению распространения возбуждающего излучения, что соответствует феноменологическому выражению (1.15). В случае возбуждения вдоль одной из кубических осей (100) возникает как поперечная, так и продольная составляющие тока. Наличие в этой геометрии поперечной компоненты фототока во всех исследованных нами (001) образцах убедительно свидетельствует, что структуры принадлежат к Сги классу симметрии. Действительно, при условии, что ех = ёу = 1/\/2, поперечный эффект, как это и следует из выражений (1.14) и (1.15), возможен лишь в Civ структурах, но не в /. В образцах, выращенных на (113) и на разориентированных (001) подложках (класс симметрии Cs), ЦФГЭ наблюдался и при нормальном падении [9], что видно из данных рис. 2.2. Это отличает эффект от наблюдаемого в выращенных по оси [001] образцов и соответствует феноменологической теории ЦФГЭ для С3 гетероструктур (см. выражение (1.16)). В этом случае возникающий ток направлен вдоль оси [110], то есть в направлении, перпендикулярном плоскости зеркально го отражения точечной группы Cs.
Исследовались также зависимости фототока от угла падения Go циркулярно поляризованного излучения. Для структур симметрии C2v варьирование угла во в плоскости падения, перпендикулярной оси х, изменяет направление тока jx при прохождении положения во0 (нормальное падение). Для (ПЗ)-структур, напротив, при нормальном падении излучения фототок достигал своего максимального значения. Эти результаты хорошо согласуются с феноменологическими выражениями (1.15), (1.17), (1.19) для C2v и (1.16), (1.18), (1.19) для Cs гете-роструктур. Четность зависимости тока jx от величины угла падения во для Cs гетероструктур означает, что jxz компонента тензора 7 в выражении (1-16) намного больше, чем компонента
Поглощение излучения СОг лазера (длина волны излучения от 9 до 11 /гт) в арсенид-галлиевых структурах n-типа с квантовыми ямами шириной 8.2 шп и 8.8 шп вызвано резонансными прямыми межпод-зонными переходами из первой el во вторую еВ подзону размерного квантования. На рис. 2.4 пунктирной линией показан спектр поглощения GaAs/AlGaAs структуры, полученный в условиях многопроходной геометрии с использованием Фурье-спектрометра при температуре 293 К. При наклонном падении возбуждающего излучения среднего ИК диапазона в образцах, выращенных в направлении [001], возникает ток, величина которого пропорциональна степени циркулярной поляризации излучения PdTC [10].
Спин-гальванический эффект при межподзонном возбуждении
В экспериментах, результаты которых уже описаны, спиновая поляризация в плоскости структуры создавалась путем приложения внешнего магнитного поля. Однако, спин-гальванический эффект может наблюдаться и без приложения поля. Необходимая для генерации тока компонента спина в плоскости структуры может быть создана путем использования наклонного падения излучения. Но в этом случае возникает и ЦФГЭ, который маскирует спин-гальванический ток. Тем не менее, сигнал, обусловленный спин-гальваническим эффектом, может быть выделен при межподзонном возбуждении арсенид-галлиевых квантово-размерных структур п-типа [17]. Как уже обсуждалось, для ЦФГЭ характерна спектральная инверсия тока вблизи резонанса поглощения [10] (см. параграф 2.2.2, выражения (2.1) и (2.2)). В то же время, спектр фототока, вызванного спин-гальваническим эффектом, повторяет спектр коэффициента поглощения (см. (3.11)). Поэтому ток, наблюдаемый при резонансной частоте, обусловлен именно спин-гальваническим эффектом [21, 22] (см. параграф 3.2.1).
Для экспериментального наблюдения этого эффект использовался лазер на свободных электронах FELIX [123]. Изучалось спектральное поведение фототоков, направленных вдоль х [ПО] и у [ПО] направлений (при соответствующих ориентациях плоскости падения излучения). На рис. 3.7 приведены результаты соответствующих экспериментов при использовании т+ излучения. Здесь же показана спектральная зависимость коэффициента поглощения образца. Из данных рисунка видно, что спектральное поведение тока вдоль направления [ПО] описывается производной спектра поглощения. В частности, направление тока меняется на противоположное при прохождении резонансной частоты. При повороте образца на 90 вокруг оси роста z спектральная инверсия знака тока, направленного теперь вдоль оси у, не наблюдается и спектр фототока близок по форме к спектру поглощения структуры. Знакопеременное поведение фототока, направленного по оси х, означает, что доминирующим гальваническим эффектом вдоль этого направления является ЦФГЭ, вклад которого пропорционален производной спектра поглощения (см. уравнения (2.1) и (2.2)). Тогда как вдоль оси у [ПО] основной вклад дает спин-гальванический эффект, что и приводит к отсутствию изменения направления тока при вариации энергии кванта возбуждающего излучения Ни.
Неэквивалентность токов вдоль кристаллографических направлений [110] и [ПО] объясняется различием структуры линейных по к слагаемых в гамильтониане, обусловленных объемной и структурной асимметрией (BIA и SIA). Оба эффекта - и ЦФГЭ и спин-гальванический - вызваны спиновым расщеплением в fc-пространстве (см. уравнение (1.1))- Псевдотензоры 7 и Q, определяющие спиновые токи, по своим симметрийным свойствам аналогичны транспонированному псевдотензору (3 и отличаются от него лишь множителями. В структурах Civ симметрии /Зух Рху и поэтому удобно рассматривать симметричную и асимметричную компоненты тензора, определяемые как /?$Л = 1/2«?Й + /% ) и $}А = 1/2(/?# - /?& ), где i/=l;2 обо-значает подзону размерного квантования el или ей, соответственно. Введенные таким образом PBJA И /%М отражают вклады объемной (BIA) и структурной (SIA) асимметрии.
Как уже обсуждалось, токи, вызванные ЦФГЭ и спин-гальваническим эффектом, в направлении х возникают ввиду спинового расщепления вдоль ку и, следовательно, пропорциональны @ух (а токи в направлении у пропорциональны 0ху). Таким образом, для токов вдоль направлений х и у имеем: Н = АСРВВ{(0{В)А-Р{Р,А) -(0ЁА - hWdrcey+AsoE l-P S, (3.6) и (3.7) где AcpGE-Я ASGE множители, относящиеся к 7 и Q соответственно, а индекс SGE означает спин-гальванический эффект.
В рассматриваемых экспериментах неравновесный спин в плоскости гетероструктуры создается за счет оптического возбуждения поляризованным излучением. Величина спина пропорциональна степени циркулярной поляризации Р«гс, а направление совпадает с проекцией вектора ё на плоскость гетероструктуры. Сила тока, вызванного ЦФГЭ, определяется значениями волнового вектора к в начальном и конечном состояниях. А потому зависит от величин спиновых расщеплений Рвы и PSIA в обоих подзонах (el и е2). В случае спин-гальванического эффекта ток возникает в результате процесса релаксации спина в нижней подзоне и поэтому сила тока зависит только от величин /ЗВГА И fisiA в подзоне el.
Приведенные выше выражения показывают, что в направлениях у и х спин-гальванический эффект и ЦФГЭ пропорциональны соответственно сумме и разности вкладов BIA и SIA. В исследованных нами образцах эта суперпозиция приводит к тому, что при сложении указанных вкладов доминирует спин-гальванический эффект. И потому спектральная инверсия тока вдоль оси у не наблюдается (рис. 3.7). Напротив, при вычитании вкладов BIA и SIA, ток определяется главным образом ЦФГЭ. Отметим, что в максимуме поглощения токи в обоих направлениях обусловлены спин-гальваническим эффектом, поскольку при этом ток, вызванный ЦФГЭ, обращается в ноль.
Микроскопическая модель магнито-гиротропных ФГЭ
Исследование магнито-гиротропных эффектов позволяет оценить соотношение величин спиновых расщеплений, связанных с объемной и структурной асимметрией. Эта возможность связана с различием кристаллографических направлений, вдоль которых могут быть направлены токи, определяемые объемной и структурной асимметрией (см. уравнения (4.3). Обычно вклады слагаемых Рашба и Дрессельхауса в эффективном электронном гамильтониане неразличимы. И при экспериментальном определении величины коэффициента в линейном по волновому вектору слагаемом вкладом объемной асимметрии, как правило, пренебрегают [57, 59, 60, 68, 69, 78, 80]. В то же время, слагаемые Рашба и Дрессельхауса могут суммироваться таким образом, что определяемые ими макроскопические эффекты исчезают. Например, взаимная компенсация приводит к специфике поведения аномального магнетосопротивления [155], отсутствию спиновой релаксации в некоторых кристаллографических направлениях [51, 156] и исчезновению осцилляции Шубникова - де Гааза [84]. Этот же эффект может оказаться важным для управления напряжением затвора режима работы спинового транзистора [157]
Исследование углового распределения фототоков, обусловленных спин-гальваническим эффектом, позволяет разделить вклады слагаемых Рашба и Дрессельхауса [158].
Рассмотрим двумерную А3В5 структуру, выращенную в направлении [001]. Спин-орбитальное взаимодействие приводит к появлению в 122 гамильтониане слагаемого вида 6 = (3siA{ 7xky - Оукх) + Рв1А{ Гхкх - (Туку), (4.5) РвіА —pSIA 0SIA -0ВІА в котором первое слагаемое в правой части представляет собой слагаемое Рашба, а второе - слагаемое Дрессельхауса. Здесь оси х и у параллельны кристаллографическим направлениям [100] и [010], соответственно. Очевидно, что спин-гальванический ток, определяемый слагаемым Рашба, направлен перпендикулярно неравновесному спину 5 ц (индекс "" означает, что спин лежит в плоскости двумерной структуры), тогда как при «5 ц = (Sx, 0) или S\\ = (0,Sy) ток, вызванный вкладом второго слагаемого, параллелен (или антипараллелен) неравновесному спину. Направление суммарного тока определяется выражением МША —НЫЛ а , v 3SGEOC 5. (4.6) PSIA —PBIA J
Следовательно, спин-гальванический ток для определенных направлений SJI представим в виде суммы токов, связанных со структурной и объемной асимметрией, JR И j&, причем JR ос PSJA S\\, 3D ОС PBIA S\\. Таким образом, если неравновесный спин направлен вдоль одной из кубических осей, то ток, перпендикулярный Sj, представляет собой jjj, а параллельный спину является током jD. Очевидно, что зная из эксперимента отношение токов можно сразу же определить величину ОТНОШеНИЯ pSIA j РвіА JR/JD PSIA/PBIA- (4.7) В эксперименте использовалась выращенная в направлении [001] InAs/Alo.aGaojSb структура n-типа (симметрия Са,), содержащая одиночную квантовую яму шириной 15 шп. При комнатной температуре 123 концентрация носителей составляла 1.29 10 cm , величина подвижности равнялась 2.05 104 cm2/(Vs) (при Т=77 К 3.29 1011 cm-2 и 2.27 105 cm2/(Vs), соответственно). Границы образца параллельны кристаллографическим осям [110] и [ПО]. Восемь пар контактов по периметру образца позволяли измерять величину фототока в различных направлениях и определять угловую зависимость j(&). Оптическое возбуждение осуществлялось падающим по нормали излучением импульсного гШз лазера (длина волны 148 дгл). Параллельное плоскости структуры магнитное поле В позволяло создать 5ц компоненту неравновесного спина. Измерялся возникающий в структуре фототок. Образец находился при комнатной температуре.
При циркулярной поляризации возбуждающего излучения и приложении вдоль направления [110] магнитного поля в образце появлялся ток, параллельный полю. Полярность фототока изменялась при переключении циркулярной поляризации с правосторонней (а+) на левостороннюю ( т„). Амплитуда тока при этом оставалась неизменной (j r+ — За-)- В условиях возбуждения линейно поляризованным излучением фототок в параллельном магнитному полю направлении не наблюдался. Тогда как в направлении, перпендикулярном J5, величина тока не зависела от характера поляризации излучения. Этот ток обусловлен магнито-гиротропным эффектом. В остальных направлениях измеряемый ток определяется суперпозицией спин-гальванического (пропорционального степени циркулярной поляризации) и магнито-гиротропного (в данном случае - поляризационно независимого) эффектов.
