Photonische Kontrolle des Spin-Hall-Effekts in GaAs/AlGaAs 2DEG: Evidenz für extrinsische inverse Spin-Hall-Antwort

Zusammenfassung

Der inverse Spin-Hall-Effekt, induziert durch zirkular polarisiertes Licht, wurde in einem GaAs/AlGaAs-Zweidimensionalelektronengas (2DEG) beobachtet. Die spintransverse Kraft wurde durch Anpassung des photoinduzierten inversen Spin-Hall-Effekts (PISHE) Stroms an ein theoretisches Modell bestimmt. Der PISHE-Strom wurde auch bei unterschiedlicher Lichtleistung und verschiedenen Lichtspot-Profilen gemessen, und alle Messergebnisse stimmen gut mit theoretischen Berechnungen überein. Wir messen auch den PISHE-Strom bei verschiedenen Temperaturen (77 bis 300 K). Die Temperaturabhängigkeit des PISHE-Stroms deutet darauf hin, dass der extrinsische Mechanismus eine dominierende Rolle spielt, was durch die schwache Abhängigkeit des PISHE-Stroms von der Kristallorientierung der Probe weiter bestätigt wird.

Hintergrund

Spintronik hat viel Aufmerksamkeit aufgrund potenzieller Anwendungen in der Informationstechnologie und fundamentaler Fragen zur Physik des Elektronenspins in kondensierter Materie erregt [1–4]. Der Spin-Hall-Effekt (SHE) und sein Onsager-reziprokes Pendant, der inverse Spin-Hall-Effekt (ISHE), spielen eine bedeutende Rolle in der Spintronik, da sie eine elektrische Methode bieten, Ladungsstrom in Spinstrom und umgekehrt über Spin-Bahn-Kopplung (SBK) umzuwandeln [2, 5–8]. SHE und ISHE wurden breit in metallischen Filmen mit schweren Elementen wie Pt, Ta, Py, IrMn und in neuartigen topologischen Isolatoren wie Bi₂Se₃ und SnTe untersucht, aufgrund ihrer starken SBK [9–14]. Diese Effekte werden auch in Halbleitern beobachtet, wie GaAs, ZnO, Si, Ge, GaN/AlGaN und GaAs/AlGaAs 2DEG [15–20].

Die Spin-zu-Ladung-Strom-Umwandlung in Halbleitern ist ein wichtiges Thema, da sie einen Weg eröffnet, Spintronik mit Elektronik zu integrieren [5]. Fotoinduzierter ISHE (PISHE) entwickelt sich kürzlich als effektives experimentelles Werkzeug zur Untersuchung des ISHE in Halbleitern, der zirkular polarisiertes Licht mit Gauß-Verteilung nutzt, um einen Spinstrom in Halbleiter einzubringen und dann den ISHE zur Erzeugung eines Ladungsstroms zu nutzen [2, 19–22]. Der PISHE-Strom kann bei Raumtemperatur beobachtet werden und bietet eine praktische Möglichkeit, den ISHE von Halbleitern ohne Magnetfelder und ferromagnetische Elemente zu untersuchen [20]. Außerdem ebnet PISHE den Weg für neue Spin-Photonik-Bauelemente [22]. PISHE-Strom wurde in GaN/AlGaN, GaAs/AlGaAs und MgZnO/ZnO Heterostrukturen beobachtet [2, 19, 20]. Die Abhängigkeit des PISHE-Stroms von Lichtleistung und Lichtprofil ist jedoch noch unbekannt.

Es gibt zwei Mechanismen für ISHE: intrinsisch und extrinsisch. Der intrinsische Mechanismus hängt nur von der Bandstruktur des perfekt geordneten Materials ab [7, 23, 24] und stammt von Rashba [25–27] oder Dresselhaus SBK [26]. Der extrinsische Mechanismus bezieht sich auf asymmetrische Mott-Schief- oder Side-Jump-Streuung von Verunreinigungen in einem spin-bahn-gekoppelten System [16, 24, 28, 29]. Obwohl viele Studien den intrinsischen oder extrinsischen Mechanismus von ISHE untersuchen, sind die meisten theoretische Arbeiten, und sehr wenige experimentelle Arbeiten fokussieren sich auf dieses Thema [16, 27, 30–32], da es sehr schwierig ist, diese beiden Mechanismen experimentell zu unterscheiden.

In dieser Arbeit untersuchen wir den PISHE-Strom in einem GaAs/AlGaAs 2DEG. Es zeigt sich, dass der PISHE-Strom mit steigender Temperatur zunimmt, was darauf hindeutet, dass der PISHE-Strom hauptsächlich vom extrinsischen Mechanismus dominiert wird. Diese Schlussfolgerung wird durch die schwache Abhängigkeit des PISHE-Stroms von der Kristallorientierung der Probe weiter bestätigt. Außerdem untersuchen wir die Abhängigkeit des PISHE-Stroms von Lichtleistung und Lichtprofil, was sehr gut mit dem theoretischen Modell übereinstimmt.

Methoden

Das Experiment wird an einer (001)-orientierten, modulationsdotierten GaAs/AlGaAs 2DEG-Probe durchgeführt, die durch Molekularstrahlepitaxie (MBE) auf einem halbleitenden GaAs-Substrat gewachsen ist. Die Elektronendichte und Hall-Mobilität der Probe betragen 5,18 × 10¹¹ cm⁻² bzw. 3,97 × 10³ cm² V⁻¹ s⁻¹ bei Raumtemperatur. Die Mobilität des 2DEG ist etwas niedrig aufgrund der Hintergrunddotierung in der Größenordnung von 10¹⁵ oder 10¹⁶ cm⁻³, die während des Wachstums eingeführt wurde. Die Probe wird entlang [110] und [1-10] Richtung in ein 10 × 10 mm² Quadrat geklebt. Zwei Paare ohmscher Kontakte mit 8 mm Abstand entlang [110] und [100] Richtung werden durch Indiumabscheidung und Glühen bei ~420 °C in Stickstoffatmosphäre hergestellt.

Eine diodengepumpte Festkörperlaser mit 1064 nm Wellenlänge dient als Strahlungsquelle. Der Laserstrahl durchläuft einen Chopper, einen Polarisator und ein Viertelwellenplättchen und beleuchtet die Probe schließlich vertikal. Polarisator und rotierendes Viertelwellenplättchen ändern die Lichthelizität P_c = sin 2φ von linkshändig (σ⁻, P_c = −1) zu rechtshändig (σ⁺, P_c = +1) kontinuierlich, wobei φ der Winkel zwischen Polarisationsrichtung des einfallenden Lichts und der optischen Achse des Viertelwellenplättchens ist. Der Lichtfleck auf der Probe hat ein Gauß-Profil. Der Strom wird zwischen den beiden Kontakten entlang [100] (oder [110]) Richtung der Probe durch einen Vorverstärker und einen Lock-in-Verstärker mit Referenzfrequenz 229 Hz vom Chopper erfasst. Abbildung 1a illustriert den Aufbau zur Messung des PISHE-Stroms.

Für leistungsabhängige Messungen wird die Lichtleistung auf der Probe von 250 auf 40 mW durch Abschwächer geändert. Um das Lichtfleckprofil zu ändern, werden Optiken mit unterschiedlichen Brennweiten verwendet. Bei temperaturabhängigen Messungen wird die Probe auf einem optischen Kryostaten montiert, der Temperaturschwankungen von 77 bis 300 K erlaubt.

Um das relative Verhältnis von Rashba- zu Dresselhaus-SBK zu erhalten, messen wir den durch zirkularen photogalvanischen Effekt (CPGE) induzierten Photostrom für verschiedene kristallographische Richtungen: CPGE-Strom wird entlang [110] und [100] durch die Kontakte gesammelt, wobei die Einfallsebene des Lichts senkrecht zur Verbindungslinie der Kontakte steht. Für CPGE-Messung wird ein ähnlicher Versuchsaufbau wie bei PISHE verwendet, außer dass das Licht schräg auf den Mittelpunkt der Verbindungslinie der Kontakte entlang [110] oder [100] einfällt, und der Einfallswinkel von −40 bis 40° variiert. Der CPGE-Strom bei einem bestimmten Einfallswinkel wird durch Anpassung des lichtpolarisationszustandsabhängigen Photostroms J, gesammelt entlang der beiden Kontakte, an die folgende Gleichung [33] extrahiert: J = J_CPGE sin 2φ + L₁₁ sin 4φ + L₂₂ cos 4φ + J₁₁. Hier ist J_CPGE der CPGE-Strom, L₁₁ und L₂₂ sind Photoströme durch linear polarisiertes Licht, und J₁₁ ist der Hintergrundstrom aus photovoltaischem oder Dember-Effekt [33].

Ergebnisse und Diskussion

Unter Beleuchtung mit zirkular polarisiertem Licht mit Gauß-Profil werden spinpolarisierte Träger mit Gauß-Verteilung im Raum im absorptionsungesättigten Bereich erzeugt. Daraufhin erscheint ein diffuser Spinstrom, der radial fließt. Aufgrund des ISHE-Effekts erfahren die spinpolarisierten Träger eine „spintransverse Kraft“ in tangentialer Richtung, was zu einem transversalen Ladungsstrom, d.h. einem Wirbelstrom (PISHE-Strom), in axialer Richtung führt [8, 20], wie in Abb. 1a gezeigt. Bei Änderung des Polarisationzustands von linkszirkularer (σ⁺) zu rechtzirkularer (σ⁻) ändert sich die Spinpolarisation der Elektronen von Spin-up zu Spin-down, was die Umkehr der spintransversen Kraft und des PISHE-Stroms bewirkt. Während das Viertelwellenplättchen von 0 bis 180° rotiert, d.h. φ von 0 bis 180° ändert, wechselt der Polarisationzustand sequentiell: vertikal linear (0°), linkszirkular (45°), vertikal linear (90°), rechtzirkular (135°), wieder vertikal linear (180°), wie im oberen Teil von Abb. 1c gezeigt. Daher kehrt sich der PISHE um, wenn φ von 45 bis 135° ändert, was zeigt, dass PISHE proportional zu sin 2φ ist. Zu beachten: bei φ = 0, 90, 180° ist das Licht linear polarisiert. Linear polarisiertes Licht induziert auch Photostrom durch optischen Impulsausrichtungseffekt [34] (L₁) oder anisotrope optische Absorption [35, 36] (L₂). Ströme L₁ und L₂ sind proportional zu sin 4φ bzw. cos 4φ. Zusätzlich existiert ein Hintergrundphotostrom J₁ aus photovoltaischem oder Dember-Effekt, unabhängig vom Polarisationzustand. Aufgrund ihrer unterschiedlichen φ-Abhängigkeit können wir den PISHE-Strom durch Anpassung des experimentell gemessenen Photostroms J an die Formel [8, 33] extrahieren:

$$ J = J_{\text{PISHE}} \sin 2\varphi + L_1 \sin 4\varphi + L_2 \cos 4\varphi + J_1, $$ (1)

wobei J_PISHE der durch linkszirkular polarisiertes Licht angeregte PISHE-Strom ist, L₁ und L₂ Photoströme durch linear polarisiertes Licht, und J₁ der Hintergrundstrom [19]. Der L₂-Term wurde in die Anpassungsgleichung (1) aufgenommen, aufgrund der großen optischen Anisotropie in der Probe, die durch anisotrope Grenzflächenstrukturen [37], Atomsegregation [38] oder Restspannungen [39] induziert sein könnte.

Um die räumliche Verteilung des PISHE zu erhalten, verschieben wir den Laserfleck von links nach rechts entlang der Mittelsenkrechten der beiden Kontakte [siehe Abb. 1a]. An jeder Fleckposition rotieren wir das Viertelwellenplättchen von 0 bis 360° und erhalten den PISHE-Strom durch Anpassung von Gleichung (1) an den experimentell gemessenen Photostrom J. Abb. 1b zeigt ein typisches Ergebnis des Photostroms als Funktion von φ, wenn der Laserfleck bei x = −0,5 mm fixiert ist (Punkt A). Der Photostrom wird bei 300 K gemessen und entlang der Kontakte in [110] Richtung gesammelt. Der Laserfleck hat einen Durchmesser von ~1,4 mm mit Gauß-Profil und 250 mW Leistung. Die Kreise in Abb. 1b sind Experimentaldaten, die durchgezogene Linie der Fit nach Gleichung (1). Der experimentell gemessene Photostrom schwankt periodisch mit der Rotation des Viertelwellenplättchens, da der Photostrom eine Summe aus PISHE-Strom, linear-polarisiert-induziertem Photostrom und Hintergrundstrom ist, die unterschiedliche φ-Abhängigkeit zeigen. Die gestrichelte Linie zeigt den PISHE-Strom, die strichpunktierte den Hintergrundstrom. Blaue und grüne gepunktete Linien stellen L₁ und L₂ dar. Man sieht, dass der PISHE-Strom viel kleiner ist als der durch linear polarisiertes Licht induzierte Photostrom.

Der erhaltene PISHE-Strom als Funktion des Flecks ist in Abb. 1c dargestellt. Beim Verschieben des Laserflecks von links nach rechts kehrt der PISHE-Strom seine Richtung um. Wenn der Laserfleck auf dem Mittelpunkt der beiden Kontakte fokussiert ist, ist der PISHE-Strom nahezu null. Dieses Phänomen kann quantitativ durch ein Wirbelstrommodell erklärt werden, induziert durch photoinduzierten inversen Spin-Hall-Effekt [20]. Speziell unter Bestrahlung eines Lasers mit Gauß-Profil G(r) = (1/√(2π)σ) exp(−r²/(2σ²)) wird ein radial fließender Spinstrom induziert: j_r = τ_s D ∇_r G(r). Hier ist D der Spin-Diffusionskoeffizient, τ_s die Spin-Relaxationszeit, r die radiale Richtung, σ die Verteilungsvarianz im Zusammenhang mit FWHM der Lichtintensität. Durch ISHE erfahren spinpolarisierte Träger eine spintransverse Kraft f(r) ∝ j_r × ẑ [20, 40], ausgedrückt als f(r) = −f₀ r/σ³ exp(−r²/(2σ²)). f₀ ist die spintransverse Kraftkonstante, assoziiert mit SBK des Materialsystems. Der Wirbel-Elektrische Feld E wird durch den kreisförmigen elektromotorischen Kraft (EMK) bestimmt: ε(r₀) = (2π/q) ∫₀^{r₀} f(r) r dr, durch ∮ E(r₀)·dl = ε(r₀). r₀ ist der Lichtfleckradius, der Integrationsloop entlang des Fleckperimeters. Daher gilt:

$$ \nabla \times \vec{E}(r_0) = -\frac{f_0 r}{q \sigma^3} \exp\left(-\frac{r^2}{2\sigma^2}\right). $$ (2)

Der kleine Unterschied zu Gleichung in [20] rührt daher, dass hier die normierte Gauß-Funktion verwendet wird, während in [20] die nicht-normierte verwendet wurde. f₀ hier entspricht f₀/σ in [20]. Der elektrische Strom zwischen den Kontakten a und b ist:

$$ I_{ab} = \frac{V_{ab}}{R_{ab}} = \frac{1}{R_{ab}} \int_a^b \vec{E}\cdot d\vec{l} = \frac{1}{R_{ab}} \oint_{abo} \vec{E}\cdot d\vec{l} = \frac{1}{R_{ab}} \iint_S \nabla \times \vec{E} \, ds, $$ (3)

wobei V_ab (R_ab) die Spannung (Widerstand) zwischen a und b, o der Ursprung des Lichtflecks, und S die Dreiecksfläche abo ist. Der absorptionsgesättigte Bereich, in dem die absorbierte Lichtintensität konstant und maximal ist, muss vom Integral (3) abgezogen werden, da dort der Gradient der photogenerierten Träger null ist und somit Spinstrom und PISHE-Strom null sind.

Gleichung (3) gilt nur, wenn die Kontakte a und b vom Lichtfleck bedeckt sind, da außerhalb Gleichung (2) nicht mehr gültig ist. Unter Berücksichtigung der Relation zwischen Strom außerhalb (J_f) und innerhalb (J_e) des Flecks, J_f = J_e exp(−l/(A·L_s)) [41], können wir Gleichung (3) ausdrücken als:

$$ I_{ab} = \frac{1}{R_{ab}} \iint_D \nabla \times \vec{E} \cdot \exp\left(-\frac{l}{A \cdot L_s}\right) ds. $$ (4)

Hier ist l der Abstand zwischen Fleckrand und Verbindungslinie der Kontakte, L_s die Diffusionslänge der Elektronen, A eine Konstante. Mit Gleichungen (2) und (4) angepasst an den experimentell gemessenen PISHE-Strom erhalten wir f₀ und A·L_s. Das Fittergebnis ist in Abb. 1c als durchgezogene Linie gezeigt. Die Experimentaldaten werden gut vom Modell angepasst. In der Anpassung werden folgende experimentell gemessene Parameter verwendet: σ = 0,2 mm, L = 4 mm, r₀ = 0,7 mm, R_ab = 15,5 kΩ. Die spintransverse Kraft f₀/q der Elektronen wird auf 6,8 × 10⁻⁶ N·m/C bei 300 K angepasst, A·L_s auf 2,8 × 10⁻⁴ m, und der Radius des absorptionsgesättigten Bereichs auf 0,34 mm, was bedeutet, dass die absorptionsgesättigte Intensität I_c etwa ein Fünftel der Maximumsintensität I_m beträgt, also I_c = 1/5 I_m.

Um die Abhängigkeit des PISHE-Stroms von Lichtleistung und Lichtprofil zu untersuchen, führen wir PISHE-Messungen unter verschiedenen Lichtleistungen und -profilen durch. Abb. 2a, b zeigen den PISHE-Strom als Funktion der Lichtfleckpositionen unter verschiedenen Lichtleistungen mit Lichtfleckradius r₀ = 1,5 mm, σ = 0,5 mm bzw. r₀ = 1 mm, σ = 0,3 mm. Symbole sind Experimentaldaten, durchgezogene Linien theoretische Berechnungen nach Gleichungen (2) und (4). In den Berechnungen werden dieselben Parameter wie in Abb. 1c verwendet, außer den Lichtfleckparametern: f₀/q = 6,8 × 10⁻⁶ N·m/C, A·L_s = 2,8 × 10⁻⁴ m, R_ab = 15,5 kΩ, I_c = 1/5 I_m. I_m ist die maximale Lichtintensität bei 250 mW. Die PISHE-Stromintensität nimmt mit Lichtleistung zu, und bei 250 mW führt ein Lichtfleck mit größerem FWHM (größerem σ) zu größerem PISHE-Strom. Für größere FWHM tritt der Peak der PISHE-Kurve bei größerem x auf (x ist Abstand zwischen Fleckmittelpunkt und Mittelpunkt der Kontakte). Dies liegt daran, dass Spinstrom und resultierender PISHE-Strom proportional zum Gradienten des Lichtprofils sind. Für besseren Vergleich fassen wir Abb. 2a, b in Abb. 2c zusammen: Abhängigkeit des Peakwerts des PISHE-Stroms von der Anregungsleistung für verschiedene Lichtfleckprofile. Symbole = Experimentaldaten, durchgezogene Linien = theoretische Berechnungen. Experimentelle Ergebnisse stimmen sehr gut mit theoretischen Simulationen überein, was das Modell bestätigt.

Abb. 2c zeigt, dass der PISHE-Strom mit steigender Leistung zunächst monoton zunimmt und dann allmählich sättigt. Die Sättigung entsteht durch Absorptionssättigung bei hoher Leistung. Wenn maximale Lichtintensität < Absorptionssättigungsintensität, steigt PISHE linear mit Leistung. Wenn maximale Intensität > Sättigungsintensität, tendiert PISHE zur Sättigung. Der Einfluss der Lichtfleckgröße auf PISHE kann über den Effekt von FWHM auf PISHE verstanden werden, da Fleckgröße und FWHM durch Lichtleistung korrelieren. Bei gegebener Leistung: wenn maximale Intensität < Sättigungsintensität, erzeugt kleineres FWHM (kleinerer Fleck) größeren PISHE-Strom, da kleineres FWHM größeren Spinstrom ergibt; wenn maximale Intensität > Sättigungsintensität, führt kleineres FWHM zu kleinerem PISHE-Strom. Dies ist auch in Abb. 3 klar, die PISHE-Strom als Funktion der Lichtfleckposition unter verschiedenen Gauß-Profilen bei 250 mW zusammenfasst. Mit σ von 0,2 auf 0,5 mm steigend, nimmt der Peakwert des PISHE-Stroms monoton ab. Im absorptionsgesättigten Bereich gibt es keinen Spinstrom und somit keinen PISHE-Strom. Daher trägt Licht im absorptionsgesättigten Bereich nicht zum PISHE bei. Das Inset von Abb. 3 zeigt Lichtintensitätsverteilungen für verschiedene Gauß-Profile. Die gestrichelte Linie ist die Absorptionssättigungsintensität. Schnittpunkte zeigen den Radius der absorptionsgesättigten Bereiche r_s. Der Lichtbereich innerhalb des Kreises Radius r_s (Schattenbereich bei r₀ = 1,5, σ = 0,5 mm) trägt nicht zum PISHE bei. Bei 250 mW führt zwar kleineres FWHM zu größerem Spinstrom im ungesättigten Bereich, dieser Effekt wird jedoch von der im gesättigten Bereich verschwendeten Energie überwältigt. Daher erzeugt kleineres σ (0,2 mm) kleineren PISHE als größere σ (0,3 oder 0,5 mm).

Um den dominierenden Mechanismus des PISHE zu untersuchen, führen wir PISHE-Messungen bei verschiedenen Temperaturen durch. Abb. 4a zeigt PISHE-Strom als Funktion der Lichtfleckposition bei 77, 130, 180 und 230 K. Laserfleck: Gauß-Profil, r₀ = 0,7 mm, σ = 0,2 mm, 250 mW. Quadrate = Experimentaldaten, durchgezogene Linien = Fits mit Gleichungen (2) und (4). Experimentaldaten werden bei allen Temperaturen gut vom Modell angepasst. Durch Fit erhalten wir spintransverse Kraft f₀/q (Abb. 4b) und Elektronen-Diffusionslänge A·L_s bei verschiedenen Temperaturen. Die gestrichelte Linie in Abb. 4b ist ein Leitfaden fürs Auge. Um Parameter A zu bestimmen, vergleichen wir Temperaturabhängigkeit von A·L_s mit früheren Ergebnissen zur Temperaturabhängigkeit der Elektronen-Diffusionslänge L_s. Durch Anpassung unseres A·L_s an L_s aus [42] bestimmen wir A = 1,65 × 10². Die sehr gute Übereinstimmung in Abb. 4c verifiziert unsere Methode. Die Elektronen-Diffusionslänge nimmt mit steigender Temperatur ab, hauptsächlich aufgrund verstärkter Trägerstreuung durch Phononen [43].

Überraschenderweise nimmt die spintransverse Kraft f₀/q des 2DEG monoton mit steigender Temperatur zu, was einen entgegengesetzten Temperaturtrend zum in Au/InP-Hybridstrukturen beobachteten PISHE zeigt [44]. Dies könnte mit dem PISHE-Mechanismus zusammenhängen. Zwei Mechanismen für PISHE in Halbleiter-2DEG: intrinsisch und extrinsisch. Der intrinsische stammt hauptsächlich aus Bandstruktur, der extrinsische aus Asymmetrien in Streuung für Spin-up und Spin-down durch SBK in Verunreinigungen [7, 16]. Für ein Halbleiter-2DEG der C_2v-Punktsymmetrie kann die spintransverse Kraft durch intrinsischen Mechanismus ausgedrückt werden als f₀ = (4m*² τ_s D / ħ²) (α² + β²) [20, 40], wobei ħ das reduzierte Plancksche Wirkungsquantum, τ_s Spin-Relaxationszeit, D Spin-Diffusionskoeffizient, α (β) Rashba- (Dresselhaus-) Konstante proportional zur Stärke der Rashba- (Dresselhaus-) SBK. Für GaAs/AlGaAs 2DEG ist τ_s ∝ T⁻¹ [45]. Für modulationsdotiertes 2DEG ist Rashba-SBK viel stärker als Dresselhaus (siehe Diskussion); α ≫ β. D ∝ T⁻² [46, 47]. Temperaturabhängigkeit von α = a + bT, a ~ zwei Größenordnungen größer als b [48]. Berücksichtigt man τ_s, D, α, ergibt sich f₀ ∝ T⁻³, d.h. intrinsische spintransverse Kraft sollte mit Temperatur abnehmen. Für extrinsischen Mechanismus hängt spintransverse Kraft von Konzentration ionisierter Verunreinigungen ab, besonders für extrinsisches Side-Jump-Streuen [49, 50]. Da unsere Probe Hintergrunddotierung hat und Verunreinigungsionisation mit Temperatur zunimmt, tritt stärkere asymmetrische Streuung für Spin-up und Spin-down auf, was zu größerer spintransverser Kraft bei höherer Temperatur führt. Da experimentell f₀ mit Temperatur zunimmt, kann geschlossen werden, dass PISHE vom extrinsischen Mechanismus dominiert wird, wobei Verunreinigungen hauptsächlich durch Hintergrunddotierung während des Wachstums eingeführt werden.

Um zu bestätigen, dass PISHE tatsächlich vom extrinsischen Mechanismus dominiert wird, messen wir die räumliche Verteilung des PISHE-Stroms entlang verschiedener Kristallrichtungen. Abb. 5a, b zeigen die räumliche Verteilung des PISHE-Stroms gesammelt entlang [110] und [100] Kristallrichtung. Um Einfluss von Trägerbeweglichkeit und -dichte in verschiedenen Kristallrichtungen zu eliminieren, normieren wir PISHE-Strom durch entsprechenden Photostrom J₀ unter 0,3 V Bias bei [110] und [100] Kontakten. Messungen bei Raumtemperatur, 60 mW Leistung, Lichtfleckradius r₀ = 1,0 mm, σ = 0,3 mm. Symbole = Experiment, Linien = Fits nach Gleichungen (2) und (4). Es zeigt sich kein markanter Unterschied zwischen normiertem PISHE-Strom entlang [110] und [100].

Für intrinsischen Mechanismus ist PISHE-Strom entlang einer Kristallrichtung mit Spinaufspaltung in dieser Richtung verknüpft. Um Anisotropie der Spinaufspaltung im GaAs/AlGaAs 2DEG zu kennen, messen wir Kristallorientierungsabhängigkeit des CPGE-Stroms bei Raumtemperatur: CPGE-Strom bei Kontakten entlang [110] (oder [100]) und Einfallsebene in [1-10] (oder [010]), Ergebnisse in Abb. 6 als Quadrate (oder Kreise). Beim CPGE-Messen liegt Lichtfleck am Mittelpunkt der Kontaktverbindung, wo PISHE null ist [20]. CPGE-Strom wird ebenfalls durch entsprechenden Photostrom unter 0,3 V Bias normiert, um Einfluss von Beweglichkeit und Dichte zu eliminieren [51]. Dann passen wir den normierten winkelabhängigen CPGE-Strom an folgende Gleichung an, um relatives SBK-Verhältnis entlang verschiedener Kristallrichtungen zu erhalten [21, 27]:

$$ \begin{aligned} J^{\lambda}/J_0 = \frac{A_{\lambda} \sin \theta \cos^2 \theta}{n[\cos\theta + (n^2 - \sin^2\theta)^{1/2}][n^2\cos\theta + (n^2 - \sin^2\theta)^{1/2}]}. \end{aligned} $$ (5)

Hier ist θ Einfallswinkel, n Brechungsindex von GaAs, A_λ Konstante proportional zur SBK-Konstante. Fits in Abb. 6 als durchgezogene Linien. Wenn Einfallsebene in [1-10] und CPGE-Strom entlang [110] gesammelt wird, ist A_[110] ∝ α + β [51–53]. Wenn Einfallsebene in [010] und CPGE-Strom entlang [100] gesammelt wird, ist A_[100] ∝ α [51–53]. Durch Verhältnis A_[110]/A_[100] erhalten wir relatives Verhältnis Rashba zu Dresselhaus: β/α = A_[110]/A_[100] − 1 = 0,32, was Kristallanisotropie der Spinaufspaltung anzeigt [21]. Daher sollte intrinsischer Beitrag zum PISHE empfindlich auf Kristallachse reagieren [16]. Nach Gleichungen (2) und (4) wird PISHE-Strom bei Kontakten entlang [110] (oder [100]) vom inversen Spin-Hall-Strom dominiert, der nahezu parallel zu [110] (oder [100]) fließt, da PISHE ein Wirbelstrom ist. Wenn intrinsischer Mechanismus dominiert, sollten PISHE-Ströme entlang dieser Richtungen unterschiedlich sein. Kein markanter Unterschied wird beobachtet, was extrinsischen Mechanismus als dominant im GaAs/AlGaAs 2DEG nahelegt.

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend wurde der PISHE-Strom in einem GaAs/AlGaAs 2DEG im Temperaturbereich 77 bis 300 K untersucht. Die spintransverse Kraft wurde durch Anpassung des PISHE-Stroms an ein theoretisches Modell bestimmt. Die Abhängigkeit des PISHE von Lichtleistung und Lichtfleckprofilen wurde untersucht, was gute Übereinstimmung mit dem theoretischen Modell zeigt. Die Entwicklung des PISHE-Stroms mit Temperatur deutet darauf hin, dass PISHE vom extrinsischen Mechanismus dominiert wird, was durch die schwache Abhängigkeit des PISHE-Stroms von der Kristallorientierung weiter bestätigt wird.

Abkürzungen

2DEG:

Two-Dimensional Electron Gas (Zweidimensionales Elektronengas)

CPGE:

Circular Photogalvanic Effect (Zirkularer Photogalvanischer Effekt)

EMF:

Electromotive Force (Elektromotorische Kraft)

FWHM:

Full Width at Half Maximum (Vollbreite bei halber Maximalhöhe)

ISHE:

Inverse Spin Hall Effect (Inverser Spin-Hall-Effekt)

MBE:

Molecular Beam Epitaxy (Molekularstrahlepitaxie)

PISHE:

Photo-Induced Inverse Spin Hall Effect (Photoinduzierter inverser Spin-Hall-Effekt)

SHE:

Spin Hall Effect (Spin-Hall-Effekt)

SOC:

Spin-Orbit Coupling (Spin-Bahn-Kopplung)

Hochleistungs Analog/RF T-förmiger Gate Dual-Source Tunnel-Feldeffekttransistor Hocheffiziente tumor-zielgerichtete Photo-Chemo-Theranostik-Nanopartikel: Artesunat-beladene, ICG-konjugierte Human-Serum-Albumin