Ⅲ-Ⅴ族半导体及其纳米结构中的自旋动力学

摘要

第一章中我们首先简要地介绍半导体自旋电子学的背景。
　　 第二章我们回顾了以往文献中对Ⅲ-Ⅴ族半导体中自旋弛豫和去相位的研究，包括实验和单体理论的研究。
　　 第三章中我们简要地介绍了动力学自旋Bloch方程方法。
　　 第四章，我们详细地阐述对体材料Ⅲ-Ⅴ族半导体中的电子自旋弛豫的系统研究。我们得到了如下重要的结论：在n型、本征型和大部分的p型Ⅲ-Ⅴ族半导体中Elliott-Yafet机制不重要；在n型和本征型半导体中，由于从非简并区到简并区过渡，D'yakonov-Perel'自旋弛豫时间随电子浓度的增大而先增大后减小，自旋弛豫时间在TF～T(TF是费米温度，T是体系温度)附近出现一个峰；在仡型半导体中不同浓度下自旋弛豫时间随温度的变化不一样：在低浓度下施加应变的情形下自旋弛豫时间可能出现非单调的温度变化，而在无应变的情形下自旋弛豫时间随温度上升而单调变短；在高浓度下，自旋弛豫时间随温度的上升而延长；在常见的一些Ⅲ-Ⅴ族半导体如GaAs、GaSb和InSb等的本征型体材料中，Bir-Aronov-Pikus机制不重要；当电子系统或空穴系统处于简并区时，Pauli阻塞对Bir-Aronov-Pikus自旋弛豫有很强的抑制作用；本征型半导体中，小极化下，D'yakonov-Perel'机制导致的自旋弛豫时间随温度增大先增大后减小，出现一个峰，峰的位置出现在T≈TF/3附近；在p型Ⅲ-Ⅴ族半导体中，在高激发浓度下，由于屏蔽的作用，D'yakonov-Perel'自旋弛豫时间随温度升高先增大后减小，出现一个峰，峰的位置出现在电子的费米温度附近T～TF；D'yakonov-Perel'自旋弛豫时间则随空穴浓度的增大出现先增大后减小再增大的奇特行为；最后，在n型半导体中，强电场导致电子自旋弛豫时间减小，且电子迁移率越高电场的影响越大。我们透彻地阐释了以上现象背后的物理，并揭示出库仑散射在自旋弛豫中所扮演的重要角色。尽管我们的研究集中在闪锌矿结构的Ⅲ-Ⅴ族半导体中，我们得到的上述结论中有很多是普适性的。它们可以扩展到非闪锌矿结构、Ⅱ-Ⅵ族半导体，甚至是其它的结构类似的半导体，低维纳米体系等等。特别值得一提的是，我们的一些预言已经被最近的一些实验所证实[1-7]。
　　 第五章给出了我们和德国Regensburg大学Schüller实验组合作对(001)GaAs量子阱中自旋弛豫的各向异性的研究。实验组测量了低温下高迁移率的GaAs量子阱中自旋弛豫的磁各向异性。发现自旋弛豫的各向异性可以通过磁场显著地调节。特别地，当磁场沿[110]方向时，自旋弛豫时间在B=0.2 T处出现了一个谷；而当磁场沿[110]方向时，自旋弛豫时间在B=0.5 T处出现了一个峰。所观测到的现象无法用原来的单体理论解释。我们通过基于全微观的动力学自旋Bloch方程的计算和实验结果符合得很好。我们对其中的物理进行了解释。进一步地，我们预言该样品中[110]方向的自旋弛豫时间可以达到几个纳秒，比[110]方向的自旋弛豫时间大两个量级以上。以上发现对半导体自旋电子学中调控自旋弛豫具有很大的意义。
　　 第六章回顾我们基于全微观的动力学自旋Bloch方程方法对稀磁半导体顺磁性GaMnAs量子阱中的电子自旋弛豫的研究。我们既研究了Mn占据填隙位置的n型GaMnAs量子阱，也研究了Mn主要替换Ga的p型GaMnAs量子阱。对于仡型GaMnAs量子阱，我们发现，自旋弛豫完全由D'yakonov-Perel'机制占主导。一个显著的结果是，我们发现自旋弛豫时间随Mn的参杂浓度的变化出现了一个峰。这个峰是由于电子系统处于简并区和非简并区时动量散射和自旋进动的非均匀扩展随Mn的参杂浓度的变化不同而导致自旋弛豫时间随Mn的参杂浓度变化的趋势不同。有趣的是，在p型GaMnAs量子阱中自旋弛豫时间随Mn的参杂变化也有一个峰。这是D'yakonovPerel'自旋弛豫机制和s-d、Elliott-Yafet和Bir-Aronov-Pikus机制竞争的结果。我们计算得到的自旋弛豫时间的峰的位置和Awschalom实验组实验测量[8]得到的很一致。另外，我们还确定了各种条件下占主导的自旋弛豫机制。这为理论和实验研究提供了有用的信息。我们还系统地研究了各种温度、光激发浓度、磁场下的自旋弛豫，给出了其背后的物理。我们得到的结论和实验结果一致[8-11]。
　　 在第七章我们介绍含时系统的动力学和处理含时系统的理论方法。此章为我们对强THz场驱动下的自旋动力学的研究提供一个背景和相关理论的介绍。我们首先简要介绍了凝聚态物理中的含时驱动系统。我们还介绍强THz电磁场相关的技术和物理，简要回顾了强THz场对半导体光学性质和输运性质的影响。然后我们回顾了无耗散下的含时驱动系统的动力学，介绍了求解含时Schr(o)dinger方程的Floquet-Fourier方法，简要讨论了Floquet波函数的性质。然后我们介绍了处理含时驱动系统耗散动力学的Floquet-Markov理论。
　　 在第八章阐述我们对强THz场驱动的量子点中单个电子的自旋动力学的研究。我们首先得到强THz场驱动下Schr(o)dinger方程的严格解，并研究了强THz对电子态密度的影响。我们发现在自旋轨道耦合存在时，强THz电场可以操控电子自旋，并在量子点中诱导出自旋极化，同时对电子态密度有很大的影响。在此基础上，我们考虑耗散，加入导致自旋弛豫的电子—声子散射。我们的研究结果表明，强THz场能极大的影响自旋弛豫。特别地，在强THz磁场下，sideband效应强烈地调制了自旋翻转的电子—声子散射的速率，极大地改变了自旋弛豫时间。
　　 第九章给出我们对强THz场驱动下的多电子系统的自旋动力学的研究。考虑的是InAs量子阱中的二维电子系统。通过Floquet-Markov理论和非平衡Green函数方法，首先建立了强THz场驱动下量子阱中二维电子系统的动力学自旋Bloch方程。在该方程中，我们对THz场进行了非微扰的处理，在散射中包含了sideband效应，并在对散射的处理上超越了旋波近似。我们包含了所有相关的散射：电子—杂质、电子—声子和电子—电子散射。我们的方法具有很大的普遍性，可以扩展到任意的强周期场驱动下具有任意自旋轨道耦合的多载流子系统。通过数值求解动力学自旋Bloch方程，我们研究了强THz场对InAs量子阱中二维电子系统的自旋动力学的影响。其中，我们主要讨论了THz场产生的稳态自旋极化和THz场对自旋弛豫的影响。我们发现THz场诱导出一个稳态的自旋极化。尽管这极化是Cheng和Wu在没有考虑耗散的时候最早预言的[12]，我们发现在耗散存在时它仍然不为零，而且它的值可以达到很大(例如，7％)。这表明强THz场是产生自旋极化的很有效的手段。我们的研究表明稳态自旋极化是由THz导致的有效磁场诱导的。它包含两个部分的贡献，一个直接来自自旋轨道耦合，另一个来自THz场产生的电流和自旋轨道耦合的合作效应。由于我们对散射的处理超越了旋波近似，我们发现了很多有趣的特征，这些特征在对散射做旋波近似下是不会出现的。第一个特征是，稳态自旋极化总是相对于激发它的有效磁场有一个推迟。另外一个特征是，THz场导致的电流会产生一个有效磁场。我们发现，在对散射做旋波近似下，稳态自旋极化和激发它的有效磁场间没有推迟。此外，更重要的是，在对散射做旋波近似下，散射会保持κx→-κx对称性，从而无法得到THz场导致的电流。我们研究了稳态自旋极化幅度随THz场的场强和频率的变化。我们发现THz场对自旋动力学的两个主要的影响是：(1)热电子效应和(2)THz场导致的有效磁场。这两个效应都随THz场的场强的增大或频率的减小而增强。其中THz场导致的有效磁场是诱导出电子系统稳态自旋极化的物理根源。由于THz场导致的有效磁场随THz场的场强的增大或频率的减小而增强，稳态自旋极化的幅度因而增大。但是在THz场的场强较大或频率较小时，热电子效应导致电子温度显著地升高，从而导致稳态自旋极化随THz场的场强的增大或频率的减小而下降。我们发现强THz场对自旋弛豫也有很大的影响。它的影响也来自上面所说的(1)热电子效应和(2)THz场导致的有效磁场。我们发现，在杂质浓度很小的情况下，热电子效应和THz场导致的有效磁场相互竞争，导致自旋弛豫时间随THz场的场强的增强或频率的减小出现先增大再减小的结果。在杂质浓度较大时，热电子效应得到增强完全超过了THz场导致的有效磁场的影响，使得自旋弛豫时间随THz场的场强的增强或频率的减小而单调地减小。
　　 第十章详细地回顾了我们基于运动方程方法对GaAs量子点中各种机制导致的自旋弛豫时间和自旋去相位时间的系统研究。在此研究中我们考虑了自旋轨道耦合和电子—声子散射共同作用机制、直接的自旋—声子耦合机制、声子导致的g因子涨落机制、超精细相互作用机制以及超精细相互作用和电子—声子相互作用的共同作用机制。我们在各种条件下比较了这些机制对自旋弛豫和自旋去相位的贡献。研究了它们随各种物理条件变化的规律并揭示了其中的物理。我们发现GaAs量子点中的自旋弛豫和自旋去相位不是受到单一的自旋退相干机制的影响的，各个机制主导自旋弛豫和去相位的范围不一样。在某些情况下，有可能几种机制都很重要。我们的计算和实验符合得很好[13]。我们还给出了费米黄金规则方法的适用范围。我们发现的自旋去相位时间随温度变化的规律已经被实验所证实[14]。我们的研究对于理解GaAs量子点中的自旋弛豫和自旋去相位，进一步地，对操控自旋退相干以及基于此的量子计算和量子信息处理，具有很重要的意义。

目录

文摘

英文文摘

声明

第一章研究背景介绍

1.1 自旋电子学简介

1.1.1 引言

1.1.2 自旋电子学器件

1.1.3 自旋极化的产生

1.1.4 自旋极化的探测

1.2自旋相互作用

1.2.1 自旋相互作用简介

1.2.2 自旋轨道耦合：物理根源

1.2.3 自旋轨道耦合：具体形式

1.2.4 由界面反映不对称导致的自旋轨道耦合

1.2.5 Zecman相互作用

1.2.6 纤锌矿结构Ⅲ-Ⅴ族半导体中的自旋轨道耦合

1.2.7超精细相互作用

1.2.8与磁性杂质的交换相互作用

1.2.9载流子间的交换相互作用

1.3 自旋弛豫

1.3.1 自旋弛豫和自旋去相位

1.3.2 自旋弛豫机制

第二章自旋弛豫：实验和单体理论的研究

2.1绝缘体区域的载流子自旋弛豫

2.2金属区域的载流子自旋弛豫

2.2.1 Ⅲ-Ⅴ族半导体体材料

2.2.2 Ⅲ-Ⅴ族半导体二维结构中的电子自旋弛豫

2.2.3稀磁半导体中的电子自旋弛豫

第三章动力学自旋Bloch方程方法

3.1动力学自旋Bloch方程

3.1.1 本征型量子阱中的动力学自旋Bloch方程：四子带模型

3.1.2 n型半导体量子阱中的动力学自旋Bloch方程

第四章体材料Ⅲ-Ⅴ族半导体中的电子自旋弛豫

4.1背景和单体理论的问题

4.2动力学自旋Bloch方程

4.3与实验结果的比较

4.4体材料n-型Ⅲ-Ⅴ族半导体中的电子自旋弛豫

4.4.1各种自旋弛豫机制的比较

4.4.2 占主导地位的D’yakonov-Perel’自旋弛豫

4.4.3 DP自旋弛豫时间的浓度依赖关系

4.4.4 DP自旋弛豫时间的温度依赖关系

4.4.5 DP自旋弛豫时间随初始自旋极化度的变化

4.5体材料本征型Ⅲ-Ⅴ族半导体中的电子自旋弛豫

4.5.1 不同自旋弛豫机制的比较

4.5.2 BAP自旋弛豫：短程相互作用和长程相互作用

4.5.3 BAP自旋弛豫：Pauli阻塞

4.5.4 DP自旋弛豫：温度和自旋极化度的依赖关系

4.5.5 DP自旋弛豫：浓度依赖

4.6体材料p型Ⅲ-Ⅴ族半导体中的电子自旋弛豫

4.6.1 DP和BAP自旋弛豫机制的比较

4.6.2激发浓度的依赖关系

4.6.3 空穴浓度的依赖关系

4.7电场对体材料n型Ⅲ-Ⅴ族半导体中自旋弛豫的影响

4.8小结

第五章量子阱中的自旋弛豫的各向异性

5.1背景和简单理论

5.2实验

5.3理论计算和物理解释

5.4 小结

第六章稀磁半导体顺磁性GaMnAs量子阱中的电子自旋弛豫

6.1.稀磁半导体GaMnAs和其中的自旋弛豫机制

6.2模型和动力学自旋Bloch方程

6.3结果和讨论

6.3.1 n型GaMnAs量子阱中的电子自旋弛豫

6.3.2 p型GaMnAs量子阱中的电子自旋弛豫

6.4 小 结

第七章含时系统的动力学

7.1含时系统的一些例子

7.2强THz光场

7.2.1 强THz光场的产生和技术应用简介

7.2.2强THz光场作用于半导体

7.3含时系统动力学：无耗散极限

7.4含时系统的耗散动力学

第八章强THz场对量子点中自旋动力学的影响

8.1.相关研究简介

8.2模型和Schr(o)dinger方程的严格解

8.2.1.模型

8.2.2 Schr(o)dinger方程的严格解

8.3态密度

8.4强THz场对量子点中电子自旋弛豫的影响

8.4.1 模型系统

8.4.2 Floquet-Markov方法

8.4.3 结果和讨论

8.5小结

第九章强THz场对n型量子阱中自旋动力学的影响：多体理论

9.1.模型和Schr(o)dinger方程的严格解

9.2动力学自旋Bloch方程的导出

9.3计算结果和讨论

9.3.1 自旋激发

9.3.2 自旋弛豫

9.3.3 电子-电子库仑散射的影响

9.4小结

第十章量子点中电子的自旋弛豫和去相位：运动方程方法的研究

10.1模型和哈密顿量

10.2运动方程

10.2.1 Markov动力学

10.2.2非Markov动力学

10.3自旋退相干机制

10.3.1自旋轨道耦合和电子-声子散射的共同作用

10.3.2直接的自旋-声子耦合

10.3.3电子-声子散射导致的g因子涨落

10.3.4超精细相互作用

10.3.5超精细相互作用和电子-声子散射的共同作用

10.3.6关于超精细相互作用导致的自旋去相位的初步讨论

10.4结果和讨论

10.4.1 自旋弛豫时间T1

10.4.2自旋去相位时间T2

10.5费米黄金规则和运动方程给出的自旋弛豫时间

10.6自旋弛豫时间和自旋去相位时间的温度依赖关系

10.7小结

第十一章总结

附录

参考文献

本硕博期间发表的论文

致谢