Observación del efecto Hall de giro inverso fotoinducido extrínseco en un gas electrónico bidimensional GaAs / AlGaAs

La corriente PISHE en función de la ubicación de los puntos de luz bajo diferentes potencias de luz. un , b Corriente PISHE excitada por un punto de luz de perfil gaussiano con r ₀ =1,5 mm y σ =0,5 mm y r ₀ =1 mm y σ =0,3 mm, respectivamente. c La variación del valor pico de la corriente PISHE con la potencia de excitación, en la que los símbolos y las líneas continuas son los datos experimentales y los resultados del cálculo teórico, respectivamente

La figura 2c indica que, a medida que aumenta la potencia, la corriente PISHE aumenta monótonamente primero y luego se satura gradualmente. La aparición de la saturación de la corriente PISHE con potencia luminosa se debe a la presencia de saturación por absorción a alta potencia. Cuando la intensidad de luz máxima es menor que la intensidad de saturación de absorción, la corriente PISHE aumenta linealmente con la potencia de la luz. Cuando la intensidad de luz máxima es mayor que la intensidad de saturación de absorción, la corriente PISHE tiende a la saturación al aumentar la potencia de la luz. La influencia del tamaño del punto de luz sobre la corriente PISHE puede entenderse en el aspecto del efecto de FWHM del punto de luz sobre la corriente PISHE, porque el tamaño del punto de luz y el FWHM están correlacionados entre sí por la potencia de la luz. Específicamente, para una determinada potencia de luz, un tamaño más grande de punto de luz tiene un valor mayor de FWHM. A una cierta potencia de luz, si la intensidad de luz máxima es menor que la intensidad de saturación de absorción, un perfil de luz con un FWHM más pequeño (es decir, un tamaño más pequeño de punto de luz) puede generar una corriente PISHE más grande, porque un FWHM más pequeño dará como resultado una mayor corriente de giro; mientras que si la intensidad de luz máxima es mayor que la intensidad de saturación de absorción, un perfil de luz con un valor menor de FWHM conducirá a una corriente PISHE menor. Esto también se puede ver claramente en la Fig. 3, que resume la corriente PISHE en función de la ubicación de los puntos de luz bajo diferentes perfiles de luz. La potencia de la luz es de 250 mW. Puede verse que, como valor de σ aumenta de 0,2 a 0,5 mm, el valor pico de la corriente PISHE disminuye monótonamente. Esto se debe a que en el área saturada de absorción, no hay corriente de espín y, como resultado, no se genera corriente PISHE. Por lo tanto, la luz dentro del área saturada de absorción no hace ninguna contribución a la corriente PISHE. El recuadro de la Fig. 3 muestra la distribución de la intensidad de la luz para diferentes perfiles de luz gaussianos. La línea discontinua representa la intensidad de saturación de absorción de la muestra. Los puntos de intersección entre la línea discontinua y las curvas de intensidad de la luz indican el radio de las áreas saturadas de absorción, indicadas como r _s . La luz dentro del área circular de radio r _s , que se indica mediante el área de sombra cuando r ₀ =1,5 y σ =0,5 mm, no contribuye a la corriente PISHE. Se puede ver que, para una potencia de luz de 250 mW, aunque un perfil de luz con un FWHM más pequeño conducirá a una corriente de espín mayor en el área de insaturación de absorción, este efecto se ve abrumado por la mayor cantidad de energía desperdiciada en el área de saturación de absorción. Como resultado, el perfil de luz con un valor menor de σ (es decir, σ =0,2 mm) genera un valor de PISHE menor que el de σ más grande (es decir, σ =0,3 o 0,5 mm).

La corriente PISHE en función de la ubicación del punto de luz bajo diferentes perfiles de luz gaussianos cuando la potencia de la luz es de 250 mW. El recuadro muestra la distribución de la intensidad de la luz para diferentes perfiles de luz gaussianos. La línea discontinua indica la intensidad de saturación de absorción de la muestra

Para investigar el mecanismo dominante del PISHE, realizamos las mediciones PISHE a diferentes temperaturas. La figura 4a muestra la corriente PISHE en función de la ubicación del punto de luz medida a 77, 130, 180 y 230 K. El punto láser tiene un perfil gaussiano con r ₀ =0,7 mm y σ =0,2 mm y la potencia es de 250 mW. Los cuadrados indican los datos experimentales y las líneas continuas son los resultados del ajuste usando las ecuaciones. (2) y (4). Puede verse que los datos experimentales están bien ajustados por el modelo a todas las temperaturas. Mediante el ajuste, podemos obtener la fuerza transversal de giro f ₀ / q , que se muestra en la Fig. 4b, y la longitud de difusión de los electrones A · L _s a diferentes temperaturas. La línea discontinua en la Fig. 4b es la guía para los ojos. Para determinar el valor del parámetro A , debemos comparar la dependencia de la temperatura de A · L _s a los resultados anteriores de la dependencia de la temperatura de la longitud de difusión de electrones L _s . Al ajustar nuestro valor de A · L _s al valor de L _s obtenido en [42], podemos determinar la constante A ser 1,65 × 10 ² . La muy buena concordancia de nuestros resultados con los resultados anteriores mostrados en la Fig. 4c verifica nuestro método. Puede verse que la longitud de difusión de electrones disminuye con el aumento de la temperatura, lo que puede atribuirse principalmente a la mejora de la dispersión de portadores por fonones [43].

Dependencia de la temperatura de la corriente PISHE, la fuerza transversal de espín y la longitud de difusión de electrones de GaAs / AlGaAs 2DEG. un Resultados experimentales y de modelado de la corriente PISHE en función de las ubicaciones de los puntos de luz medidos a diferentes temperaturas. Los cuadrados sólidos son los datos experimentales y las líneas sólidas son los resultados del ajuste. b , c Spin fuerza transversal y longitud de difusión de electrones en función de la temperatura, respectivamente. La línea discontinua en b es la guía para los ojos y la línea continua en c se obtiene de [42]

Sorprendentemente, la fuerza transversal de giro f ₀ / q del 2DEG aumenta monótonamente con el aumento de temperatura, lo que muestra una tendencia de variación opuesta en la temperatura para el PISHE observado en estructuras híbridas Au / InP [44]. Este fenómeno inesperado puede estar relacionado con el mecanismo de PISHE. Hay dos mecanismos para el PISHE en semiconductores 2DEG, es decir, mecanismos intrínsecos y extrínsecos. El primero surge principalmente de la estructura de la banda, y el segundo se origina en las asimetrías en la dispersión para los espines ascendentes y descendentes debido al efecto SOC en las impurezas [7, 16]. Para un semiconductor 2DEG de C _{2 v} simetría de grupo de puntos, la fuerza transversal de giro inducida por el mecanismo intrínseco se puede expresar como \ (f_ {0} =\ frac {4m ^ {* 2} \ tau _ {s} D} {\ hbar ^ {2}} \ left (\ alpha ^ {2} + \ beta ^ {2} \ right) \) [20, 40], donde \ (\ hbar \) es la constante de Planck reducida, τ _s es el tiempo de relajación del giro, D es el coeficiente de difusión de espín, y α (o β ) es la constante de Rashba (o Dresselhaus) que es proporcional a la fuerza de Rashba (o Dresselhaus) SOC. Para un 2DEG de GaAs / AlGaAs, el tiempo de relajación de espín τ _s es proporcional a T ⁻¹ [45]. Aquí, T representa la temperatura. Para el 2DEG dopado con modulación, la fuerza de Rashba SOC es mucho mayor que la de Dresselhaus (ver la siguiente discusión); como resultado, la constante de Rashba α es mucho más grande que la constante β de Dresselhaus . El coeficiente de difusión de espín D es proporcional a T ⁻² [46, 47]. La dependencia de la temperatura de α se puede expresar como a + b T , donde a y b son constantes y a es aproximadamente dos órdenes más grande que b [48]. Por lo tanto, teniendo en cuenta la dependencia de la temperatura de τ _s , D y α , tenemos f ₀ ∝ T ⁻³ , lo que sugiere que la fuerza transversal de giro inducida por el mecanismo intrínseco debería disminuir al aumentar las temperaturas. Para el mecanismo extrínseco, la fuerza transversal de giro depende de la concentración de impureza ionizada, especialmente para la dispersión de salto lateral extrínseco [49, 50]. Dado que hay dopaje de fondo en nuestra muestra, y la ionización de impurezas aumenta con el aumento de la temperatura, se produce una dispersión de asimetría más fuerte para los electrones de giro hacia arriba y hacia abajo a medida que aumenta la temperatura, lo que lleva a una fuerza transversal de giro más grande con el aumento de la temperatura. Dado que la fuerza transversal de giro f ₀ observado en nuestro experimento aumenta con el aumento de temperatura, se puede inferir que el PISHE está dominado por el mecanismo extrínseco, en el que las impurezas son introducidas principalmente por el dopaje de fondo durante el proceso de crecimiento.

Para confirmar aún más que el PISHE de hecho está dominado por el mecanismo extrínseco, medimos la distribución espacial de la corriente PISHE recogida a lo largo de diferentes direcciones de cristal. La Figura 5a, b muestra la distribución espacial de la corriente PISHE recogida a lo largo de las direcciones de cristal [110] y [100], respectivamente. Para eliminar la influencia de la movilidad del portador y la densidad del portador en diferentes direcciones de cristal, normalizamos la corriente PISHE por la correspondiente fotocorriente J ₀ bajo una polarización de 0,3 V cuando los contactos están en las direcciones [110] y [100], respectivamente. Las medidas se realizan a temperatura ambiente bajo una radiación de potencia de 60 mW. El radio del punto de luz r ₀ es de 1,0 mm y σ es de 0,3 mm. Los símbolos indican los datos experimentales y las líneas continuas son los resultados de ajuste de acuerdo con las Ecs. (2) y (4). Puede verse que no hay una diferencia marcada entre la corriente PISHE normalizada recogida a lo largo de las direcciones de cristal [110] y [100].

La corriente PISHE normalizada recogida a lo largo de diferentes orientaciones de cristal. La corriente PISHE está normalizada por la fotocorriente con un sesgo de 0,3 V. Los símbolos sólidos son los datos experimentales y las líneas sólidas son los resultados teóricos del ajuste. Los recuadros muestran los diagramas esquemáticos para las geometrías de medición correspondientes

Para el mecanismo intrínseco, la corriente PISHE a lo largo de una cierta dirección del cristal está relacionada con la división del espín en esa dirección. Para obtener el conocimiento de la división del espín de anisotropía en el 2DEG de GaAs / AlGaAs, medimos la dependencia de la orientación del cristal de la corriente CPGE a temperatura ambiente, es decir, medimos la corriente CPGE cuando los dos contactos están a lo largo de [110] (o [100 ]) y el plano de incidencia de la luz se encuentra en la dirección [1 \ (\ bar {1} \) 0] (o [010]), cuyos resultados de medición se muestran mediante cuadrados (o círculos) en la Fig. 6 . It is worth mentioning that when measuring the CPGE current, the light spot is located at the midpoint of the connection of the two contacts, where the PISHE is zero according to [20]. The CPGE current is also normalized by the corresponding photocurrent under a bias of 0.3 V to eliminate the influence of the carrier mobility and the carrier density in different crystal directions [51]. Then, we use the following equation to fit the normalized angle-dependent CPGE current to obtain the relative SOC strength along different crystal directions [21, 27]:

Incident angle dependence of the normalized CPGE current collected along different crystal orientations. The CPGE current is normalized by the photocurrent under a bias of 0.3 V. The solid symbols are the experimental data, and the lines are the fitting results according to Eq. (5)

Aquí, θ is the angle of incidence, n is the refractive index of GaAs, and A _λ is a constant proportional to the SOC constant. The fitting results are shown by the solid lines in Fig. 6. When the incident plane of light lies in [1\(\bar {1}\)0] direction and the CPGE current is collected along [110] direction, the corresponding A parameter, denoted as A _[110] , is proportional to the sum of Rashba and Dresselhaus SOC, i.e., A _[110] ∝α +β [51–53]. When the incident plane of light lies in [010] direction and the CPGE current is collected along [100] direction, the corresponding A parameter, denoted as A _[100] , is proportional to the Rashba SOC, i.e., A _[100] ∝α [51–53]. Thus, by the ratio of A _[110] / A _[100] , we can get the relative ratio of Rashba to Dresselhaus SOC, i.e., \(\beta /\alpha =\frac {A_{[110]}}{A_{[100]}}-1\) =0.32, which indicates that the spin splitting in the GaAs/AlGaAs 2DEG has crystal anisotropy [21]. Therefore, the intrinsic contribution to the PISHE should be sensitive to the crystal axis [16]. Specifically speaking, according to Eqs. (2) and (4), when the contacts are along [110] (or [100]) direction, the measured PISHE current is dominated by the inverse spin Hall current flowing nearly parallel to [110] (or [100]) direction since the PISHE current is a vortex current. If the intrinsic mechanism plays a dominant role in the 2DEG, the PISHE current collected along these two directions should be different. However, no marked difference is observed, which suggests that the extrinsic mechanism is dominant in the GaAs/AlGaAs 2DEG.