Борисенко В.Е. - Наноэлектроника (Теория и практика) (1051247), страница 60
Текст из файла (страница 60)
37. Бир, А. Г. Аронов, Г. Е. Пикус, Спиновая релаксация электронов, рассеиваемых дырками, ЖЭТФ 69(4), 1382-1397 (1975). 292 3.3. Спин-зивисииий транспорт носителей зо пдо электронов. Этот механизм особенно эффективен в полупроводниках р-типа при низких температурах. Время релаксации спина электронов вследствие их взаимодействия с невырожденными дырками определяется выражением: — = — 2(Г,а~ — "~ !гу(0)! + ' ~, (3,3.22) ) 2 г р„! р л 5(г"г(, -р)1 ЗФ„ где т — параметр обменного расщепления; Ф, — концентрация акцепторов; р — концентрация свободных дырок; ав — боровский радиус экситона; р„— скорость электронов, рй = й/(т,аа); т, — масса электронов проводимости; (гу(0)~ — фактор Зоммерфельда, усиливающий вклал свободных дырок.
Температурная зависимость времени релаксации спина в данном случае определяется главным образом функциями от температуры фактора Зоммерфельда и концентрации дырок. Другой механизм спиновой релаксации — механизм Эдеиата — яфета (Ея(ог-уа~ег тес)гав(зт)гел. Он является следствием спин-орбитального рассеяния, вызванного столкновением электронов с фононами или примесями.
Этот механизм играет важную роль при низких и средних температурах, но менее эффективен при высоких. Время релаксации спина электронов проводимости с энергией Е„определяется выражением: где А — численный коэффициент порядка 1, зависящий от преобладающего механизма рассеяния электронов (на нейтральных примесях, на фононах, вследствие взаимодействия с дырками); Лт— спин-орбитальное расщепление валентной зоны; Š— ширина запрещенной зоны полупроводника; т (Е„) — время релаксации импульса электрона с энергией Е„.
Данный механизм существенен в узкозонных полупроводниках со значительным спин-орбитальным расщеплением. В вырожденных полупроводниках и металлах время релаксации спина определяется температурной зависимостью т (Ее). При этом в ме- Л. Х ЕГ(гоп, ТЬеогу оГГЬе е!Тес! отар(п-огЬВ соорвпв оп тайне!к геюпапсе гп югпе аеппсопдпсгогз, Рьуа. кет 96(2), 266-279 (1954); к уоуег, 8 Гасюгз апд ар)п-1ап(се ге1ахаг!оп оГ сонг(псгюп с!ее!гона, !и: Бойд Ига!с Рьуа1се, го!.
!4, ед. Р. Зеле, ГУ. ТогпЬпП. Ыегг Уогц Асадеппс Ргеаз, 1-98 (1963). 292 Глава 3. Пе еносносителейзарилавнизкоразме ныхс уктурах... — =А( ) Т', (3.3.24) а в структурах с квантовыми колодцами по формуле (зй' 'Е,) ' (3.3.25) где А — численный коэффициент, зависяший от механизма орбитального рассеяния; параметр а описывает спиновое расшепление зоны проводимости из-за отсутствия инверсной симметрии (в ОаАз а = 0,07); (р,' ) — среднее квадратичное значение импульса электрона в направлении 2, то есть при движении через квантовый колодец; Т вЂ” абсолютная температура. Остальные обозначения аналогичны предыдущим. Механизм Дьяконова — Переля отвечает, например, за быструю релаксацию спинов в объемном ОаАз. Его подавление является одним из условий переноса спин-поляризованных электронов в полупроводниках Ан'Вт при комнатной температуре. Это возможно, поскольку взаимодействия, приводяшие к спиновой релаксации, зависят от типа полупроводникового материала, направления движения электрона и его спина.
Было продемонстрировано, что подавление механизма Дьяконова — Переля достигается путем формирования квантовых колодцев в определенном кристаллографическом направлении. Например, в квантовых колодцах из нелегированного ОаАз с ориентацией (110) время спиновой релаксации уменьшается с ростом температуры почти на порядок (примерно 2 нс при комнатной температуре). Однако это время намного М. И. Дьлконое, В. И. Перель, О спинозой ориентапии электронов в межзон- ном поглопзен и и света в полупро волн и ках, ЖЭТФ 60(5), 1954-! 965 (1971).
галлах величина 1/т, постоянна при низких температурах и линейно возрастает с температурой в высокотемпературной области. При высоких температурах, особенно в полупроводниках А'пВУ, обычно преобладает третий механизм — механизм ДЪяконова — Перила (Ю'уа7сопор-Реке( тес7)атзт)'~'. Причиной спиновой релаксации в этом случае является спиновое расщепление зоны проводимости, которое обусловлено спин-орбитальным взаимодействием, вызванным отсутствием в соединениях АшВУ инверсной симметрии. Время релаксации спина электронов определяется в объемных полупроводниках согласно 3.3.
Спин-зависимыйт аиспо т иоситслейза ада звз больше, чем в (100)-ориентированных квантовых колодцах. Еше большее (почти на два порядка величины) увеличение времени спинозой релаксации с ростом температуры наблюдается в квантовых колодцах Упбе и с.пСЖе. Замедление спинозой релаксации при увеличении температуры обусловлено ослаблением электрон-дырочного обменного взаимодействия, которое является очень эффективным механизмом спиновой релаксации из-за термической ионизацнн экситонов. В полупроводниковых гетероструктурах с квантовым ограничением электронов наряду с рассмотренными механизмами сушественную роль в изменении спиноз электронов, локализованных в определенной области структуры, приобретает свершнонкое взаимодействие спиноз электронов со елинами ядер (/«ура»узле 1пгегасяоп о/Г/зе е(есггоп зрупзапг1 пис1еагзр(пз).
Это взаимодействие характерно для коллективного изменения (флуктуации) спинов электронов в квантовых колодцах и электронов, локализованных вблизи донорных примесей. Оно является достаточно слабым для заметного влияния на свободные электроны в объемных металлах и полупроводниках. При разработке полупроводниковых спинтронных приборов время спинозой релаксации при комнатной температуре можно эффективно изменять в пределах нескольких порядков величины. Таким образом, в отличие от спиновой инжекции, спин-когерентный перенос электронов при комнатной температуре в принципе — решенная проблема. З.З.З.4. Определение спина носителей заряда Для определения спина электронов в твердотельных структурах предложено несколько подходов.
При этом используются характерные «отпечатки» спина на оптических и электронных эффектах в объемных полупроводниках и в наноразмерных структурах. Однако практическое решение этой задачи приблизили только оптические методики, основанные на анализе степени круговой поляризации электролюминесценции, инициированной током спин-поляризованных электронов в гетероструктурах А1ОаАз/ОаАз/А1ОаАз с квантовым колодцем ОаАа, Зонная структура полупроводникового светодиода и схема оптических переходов в квантовом колодце ОаАз при наличии магнитного поля показаны на рис. 3.47.
Эпнтаксиальный слой слабо легированного магнитного полупроводника УпВеМпбе здесь используется как инжектируюший спины контакт лля светодиода. Диод состоит из квантового колодца ОаАз между барьерными слоями А1ОаАз. Во внешнем магнитном поле полностью поляризованный источник элек- 2Р4 Г л а в а 3. Перенос носителей заряда в ннзкоразмерных структурах... 1 гн,"; ( А +1/2 па т -3/2 -1/2 +1/2 +3/2 гл — 3/2 лз -1/2 ' +1/2 +3/2 Рис. 3.47. Энергетические состояния электронов и дырок в светодиоде А!ОаАд/хзалл/А1хзаАз е инжектором из Епв«МпЯе, помегденном в магнитное поле тронов со спином, направленным вниз, формируется в зоне проводимости ХпВеМпбе. При соответствующем внешнем смешении эти носители электрически инжектируются через границу раздела УпВеМпЗе/л-АЮаАз и попадают в квантовый колсаец /-хзаАз.
Там они испытывают излучательную рекомбинацию с неполяризованными дырками, поступающими в колодец из барьерной области р-А1ОаАа, и испускают свет с определенной круговой поляризацией. В ОаАл зона проводимости двукратно вырождена по спину (для каждого набора орбитальных квантовых чисел имеется два состояния с различными спинами), тогда как валентная зона этого полупроводника вырождена по спину четырехкратно (в ней есть состояния, относящиеся к так называемым тяжелым и легким дыркам). В магнитном поле вырождение по спину в колодце ОаАз снимается, обеспечивая тем самым свободные места для электронов «спин — вверх» (гл/ = +1/2) и «спин — вниз» (т/ = — 1/2) и тяжелых (т =+3/2инг = — 3/2)илетких(т =+1/2ит = — 1/2)дыроксобеими ориентациями спинов.
Поскольку из инжектирующего контакта в колодец поступают электроны преимущественно со спином, направленным вниз, то в зоне проводимости оказываются Зкге - 4««,.««««««ж« 295 занятыми только «спин — вниз»-состояния, тогда в валентной зоне все дырочные состояния заняты полностью. Излучательная рекомбинация в колодце определяется правилом отбора, которое требует, чтобы при рекомбинации электрона и дырки изменение магнитного квантового числа из было равно Н.
Для электронов со спином вниз (гиу = — 1/2) возможны только два варианта взаимодействия: с тяжелой дыркой (что предполагает изменение ту от — 1/2 до — 3/2) и легкой дыркой (от — 1/2 до +1/2). Излучение, вызванное рекомбинацией электронов с тяжелыми и легкими дырками, имеет круговую поляризацию в противоположных направлениях. Матричный элемент, определяющий интенсивность оптических переходов, для тяжелых дырок в три раза больше, чем для лепсих.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
