博士学位论文 - Prof. Dr. Ming-Wei Wu - 中国科学技术大学

第一章 研究背景介绍
子在复合前自旋极化就已经消失。对于 n 型材料,n ≈ n0,p ≫ p0,则近似地有:
P = P0
1 + n0
Gτs
, (1.13)
和 p 型材料不同,此时极化不再与载流子寿命相关,而是与有效寿命 τJ = n0/G 有关,
如果 τJ 较短,就能比较有效地在导带激发较高的自旋极化,反之则激发效率很低。
图 1-22: (a)利用 x、y 方向偏振的频率为 ω 和 2ω 的激光产生纯自旋流的结构示意图(图中未
标出空穴)。(b)初始电荷分布(虚线)以及随后不同自旋反向运动的示意图,此时不会产生电荷
流。(c)自旋运动导致的空间电荷浓度的变化示意图。摘自文献 [183]。
此外,Matsuyama [181]等人的研究表明双光子激发过程可以得到较高自旋极化,
如图1-21中的左图所示,由于两个 σ+ 光子的角动量之和为 +2,只有从 −3/2 的重空
穴到 +1/2 的电子的跃迁是符合总角动量守恒的。对比于单光子情况,此时即使是
轻重空穴简并的情况也能激发出较高的自旋极化,而且其极化方向与单光子情况相
反。 Bhat 等人 [182]引入了更高能量的导带 Γ7c、Γ8c 作为中间态,指出这种双光子激
发在合适的参数下可以得到将近 100% 的自旋极化,图1-21中的右图给出了这种双光子
激发的过程示意图。
须要指出的是,Bhat 等人 [183–185]还给出了一种可以产生纯自旋流的方法,
他们是通过控制光子吸收过程之间的量子相位相干来实现的。如图1-22(a)所示,将
两束频率分别为 ω 和 2ω 的正交线偏光垂直照射在量子阱上,光子的能量关系满
足 ω < Eg < 2ω < Eg + ∆so,频率为 ω 的双光子激发与频率为 2ω 的单光子激发具有
相同的能量,这两个激发的跃迁振幅之间的量子干涉效应将会导致在 ω 光子的偏振方
向上产生一个纯自旋的注入,而且不会伴随产生净电荷。如图1-22(b)、(c)所示,在初
始时刻激发的自旋向上的波包和自旋向下的波包将会沿着相反的方向运动,引起空间上
的自旋运动,而总的电荷和总的自旋始终为零,即出现一个纯的自旋流,其大小方向可
以很容易通过入射光的偏振方向以及两种光之间的相位差来进行控制。
虽然光学方法激发自旋极化目前应用广泛,而且具有很多优点,然而它的局限性也
是显而易见的,它只能应用于像 GaAs 这样的直接带半导体,而对于非直接带半导体,
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