专利名称：自旋极化载流子器件的制作方法
技术领域：
本发明涉及一种自旋极化载流子(spin-polarised charge carrier)器件，尤其 但非专门地涉及一种旋光计。
背景技术：
旋光计能够用于测量由材料的旋光性引起的极化的变化，该材料例如包含手性分 子的各向异性结晶固体和液体。 传统的旋光计通常包括一对线性极化镜和光电探测器，如光电二极管。来自单色 源的光顺序地通过具有固定方向的第一极化镜、样品和第二极化镜(或"检偏器")。光电 探测器用于检测从检偏器到达光电探测器的光的强度。 相对于第一极化镜旋转检偏器来改变到达光电探测器的光的强度。因此，在没有 旋光样品的情况下，使光强度最小所需的角度为90。。然而，在有旋光样品的情况下，需要
额外的旋转角度e 。 可以通过使用电子控制的波片(或"延迟器")来引进旋光度的控制量从而来补偿 样品的旋光性来避免对机械旋转检偏器的需要。尽管如此，通常还期望简化旋光计。
在应用物理期刊第103巻第114504页(2008) ， S. D. Ganichev， W. Weber， J. Kiermaier， S.N.Danilov， P.Olbrich， D.Schuh， W.Wegscheider， D. Bougeard， G. Abstreiter，禾口 W. Prettl的"All-electric detection of the polarization state ofterahertz laser radiation"中描述了一种旋光计，其中，通过线形极化度确定纵向光 电电流。
发明内容
本发明寻求提供一种自旋极化载流子器件，例如，能够用作改进的旋光计的自旋 极化载流子器件。 根据本发明的第一方面，提供了一种器件，包括载流子通道，包括非铁磁半导体 材料，其中载流子在载流子通道中呈现自旋轨道耦合；与通道传导类型相反的半导体材料 区域，用于与通道形成用于注入自旋极化载流子到通道一端的结；以及至少一根连接到通 道的导线，用于测量跨过通道的横向电压。 因此，光可以用于生成自旋极化载流子，自旋极化载流子的极化与光的圆形极化 的度数成比例，并且载流子根据它们在通道中的局部极化横向地偏移。 通道可以包括约束二维载流子气如二维电子气的势阱。势阱可以是不对称的。半 导体材料可以是不具有倒转对称性的晶体。非铁磁半导体材料包括iii-v半导体材料，如 GaAs或AlGaAs。 区域的传导类型可以是p型，且非铁磁半导体材料的传导类型可以是n型。
器件可以进一步包括用于向通道施加电场的栅极。这可以用于通过改变能够从不 对称约束势阱得到的Rashba自旋轨道耦合强度，例如通过保证其等于能够从通道中材料的倒转对称性的缺乏得到的Rashba自旋轨道耦合强度，来调整器件。 导线沿通道的一侧设置或在通道相对侧设置。至少一根导线包括从结以距离大约 等于N' (xp/2)间隔的一根或两根导线，其中，N为正整数，Xp二h/(4i' a)，h是普朗克 常数，m是电子的有效质量，a是Rashba自旋耦合常数。 连接到通道并设置在通道的相对侧的第一和第二导线，用于测量跨过通道的电压差。 连接到通道并设置在通道的相对侧的第三和第四导线，用于测量跨过通道的电压
差，第三和第四导线沿通道与第一和第二导线相间隔。 与通道的传导类型相反的半导体材料是非铁磁的。 根据本发明的第二方面，提供了一种操作器件的方法，器件包括载流子通道，包 括非铁磁半导体材料，其中载流子在载流子通道中呈现自旋轨道耦合；与通道传导类型相 反的半导体材料区域，用于与通道形成用于注入自旋极化载流子到通道一端的结；以及，至 少一根连接到通道的导线，用于测量跨过通道的横向电压，所述方法包括用光照射结；以 及，测量在导线处的偏压。 该方法可以进一步在区域与通道的另一端之间施加反向偏压。 根据本发明的第三方面，提供了一种制造器件的方法，该方法包括提供载流子通 道，载流子通道包括非铁磁半导体材料，其中载流子在载流子通道中呈现自旋轨道耦合；提 供与通道传导类型相反的半导体材料区域，用于与通道形成用于注入自旋极化载流子到通 道一端的结；以及，提供至少一根连接到通道的导线，用于测量跨过通道的横向电压。
该方法可以包括提供包括第一和第二覆盖通道的层结构；以及，蚀刻通道中的一 个通道的一部分以留下区域和通道。 下面将结合附图以举例方式描述本发明的实施例。
图1(a)示出了用于形成图1(b)所示的器件的层结构； 图1 (b)是根据本发明的器件的透视示意图； 图2是图1 (b)所示的器件的平面图； 图3是图1 (b)和2所示的器件沿线A-A的剖面图； 图4是图1 (b)和2所示的器件沿线B-B的剖面图； 图5是图1 (b)和2所示的器件沿线C-C的剖面图； 图6是对图1 (b)和2所示的器件中的第一传导层的欧姆接触器的剖面图；
图7是对图1 (b)和2所示的器件中的第一传导层的欧姆接触器的剖面图；
图8是制造图1 (b)和2所示的器件的处理流程图；
图9示出了图l(b)和2所示的器件的测量； 图10(a)至10(d)示出了实时的光强度、光电流、纵向电压和霍尔电阻的曲线图；
图11是图1(b)和2所示的器件的三组不同的探测器的霍尔电阻对时间的曲线 图； 图12(a)至12(d)是在作为圆形极化度数函数的、图1 (b)和2所示的器件的不同 部分的霍尔信号的曲线 图13(a)是当在4。 K没有采用偏置电压时图1 (b)所示的器件的三组不同的探测 器的霍尔电阻对时间的曲线图； 图13(b)是当在23(T K没有采用偏置电压时图1(b)所示的器件的三组不同的探 测器的霍尔电阻对时间的曲线图； 图14是对于Rashba和Dresselhaus参数的不同值，霍尔角度的曲线图； 图15示出了对于Rashba和Dresselhaus参数的三种不同比率，沿通道的载流子
自旋的运动； 图16示出了根据本发明的器件的另一个实施例；
图17示出了根据本发明的器件的又一个实施例；
图18示出了用于调整器件的栅极；以及 图19示出了用于形成二维电子气的势阱上的表面栅的效应。
具体实施方式
器件结构 参考图1 (b) 、 1 (a)和2至5 ，示出了 一种电_光、自旋极化载流子器件。器件1包 括通过使用蚀刻槽3由槽隔离定义的台面(mesa)2。台面2用于在未掺杂的GaAs衬底5上 以图案形成铝镓砷/镓砷(AlGaAs/GaAs)异质结构4(图l(a))。台面2被阶梯化，具有上 部未蚀刻平面6工和下部蚀刻平面62。因此，台面2沿阶梯边沿7被分为第一和第二部分 22。将台面2阶梯化从而在台面2的第一部分2工形成二维空穴气(2DHG)8以及在台面2的 第二部分22形成二维电子气(2DEG)9。 2DEG 9聚集具有薄层浓度(sheet concentration) n2DEG = 2. 5X 1011和迁移率ii =3X 103cm7Vs的电子。然而，位于2DHG 8之下的2DHG的部分9'被耗尽。
台面2包括跨过阶梯边沿7的霍尔棒(hall bar)结构10。该结构10定义了在第 一端和第二端13之间延伸并且具有用于检测横向电压的一对侧面霍尔接触器14pl4j或 "探针"(probe))的伸长的2DHG通道11。该结构10还定义了在第一端16和第二端之间延 伸并且具有沿通道15分布的用于检测横向电压的三对探针18pl82、19pl92、20p202的伸 长的2DEG通道15，探测器18pl82、lV192、20p202中的每一对用于感知跨过通道15的横 向电压。 通道11、15被端对端、沿[1-10]的方向的设置，并具有大约为liim宽度w。 2DHG 霍尔接触器14、 142被p-n结分隔约1. 5 ii m的距离1。。这里，使用这对接触器1^、 142进行 的测量被标记为"P"测量。第一对2DEG霍尔棒接触器18p 182被p-n结分隔约1. 5 y m的距 离L。第二对2DEG霍尔棒接触器19^1%被p-n结分隔约3. 5 y m的距离12。第三对2DEG 霍尔棒接触器2(V202被p-n结分隔约5. 5 i！ m的距离13。使用第一、第二和第三组2DEG霍 尔接触器18pl82、19pl92、2(V202进行的测量被分别标记为"nl"、"n2"、"n3"测量。
在2DHG通道11的第二端13与位于阶梯边沿7之下的2DEG通道15的第一端16 之间形成p-n结21。 激光器22，调整到大约850nm的波长，用于从2DHG 8在阶梯边沿7的附近照射具 有直径约为1 P m的光斑23。在照射下，光激发的电子和空穴在各自的2DEG通道和2DHG通 道11、15中以相反方向被驱使。由光弹性调制器(photo-elastic modulator) 24控制激光束的极化。如后面将说明的，激光器23也用于在2DHG霍尔接触器1^、142附近照射具有直 径约为2 ii m的另一个光斑25。 特别参考图1 (a)，异质结构4包括具有大约300nm厚度^的未掺杂Al。3Ga。. 7As层 26。 N型S掺杂层27从Al。3Ga。.7As层26的上表面嵌入3nm，该N型S掺杂层27具有浓 度约为5X1012cm—2。 该异质结构进一步包括，具有大约90nm厚度^的未掺杂GaAs层28、具有大约3nm 厚度t3的未掺杂Al。5Ga。.sAs间隔层29、具有大约47nm厚度t4的p型Al。5Ga。.5As层30以及 具有大约5nm厚度t3的p型GaAs顶层31 。 在GaAs层28被部分地移除大约10nm并且异质结构4的覆盖的p型层28、29、31 被移除以形成图案层28'、29'、30'、31'的地方，第一传导类型的第一传导片，即2DHG 8，在 图案化的未掺杂GaAs层28'的上部中形成，同时第二传导类型的第二传导片，即2DEG 9，在 相同层28'的底部中形成。在欧洲专利申请EP-A-1 501 134中描述了该技术。GaAs层28 不需要被蚀刻。 参考图6，铜锌合金用于形成到2DHG霍尔棒通道11和2DHG 8(图l(b))的其它 部分(图l(b))的p型欧姆接触器33，该p型欧姆接触器33可以定义通道11的一端，该 2DHG 8的其他部分提供2DHG霍尔棒接触器14"142。 参考图7，铜锗镍合金用于形成到2DEG霍尔棒通道15和2DEG 9 (图1 (b))的其它 部分(图1 (b))的n型欧姆接触器34，该n型欧姆接触器34可以定义通道15的一端，该 2DEG 9(图l(b))的其它部分提供2DEG霍尔棒接触18^ 182、 19^ 192、20^202。
制造 参考图8 ，示出了制造器件1的流程图。 从包括层结构4(图l(a))的芯片开始，在保护层(resist)(未示出)中定义台面
2(图2)的轮廓的图案(步骤S1)。电子束保护层，即聚甲基丙烯酸甲酯(PMMA)，通过旋涂
而涂覆于芯片的表面，电子束用于曝光保护层的选择区域并且使保护层被显影。通过各向异性干蚀刻，即在20兆托(m Torr)腔室压力下的SiCl4/Ar反应离子蚀
刻，将保护层的图案转移到芯片(步骤S2)。 在保护层(未示出)中定义2DEG的图案(步骤S3)。电子束保护层的另一层通过 旋涂而涂覆于芯片的表面，电子束用于曝光保护层的选择区域并且保护层被显影。
通过湿蚀亥IJ，即使用包括H2S04， H202 (30% )和1120(1 : 8 : 1000)的慢的定时的 湿蚀刻，将保护层的图案转移到芯片(步骤S4)。 制造到2DHG通道11(图l(b))和霍尔探针电极14pl42(图l(b))的P型欧姆接 触器33(图6)(步骤S5至S8)。在光阻(未示出)中定义P型欧姆接触器的图案(步骤 S5)，热蒸发用于形成P型欧姆接触器的材料，即铜锌合金(重量5X的锌)(步骤S6)并且 在丙酮中剥离不想要的材料区域(步骤S7)。通过在混合气体(N2中含5% H2)中以400°C 退火样品5分钟来对P型欧姆接触器进行退火(步骤S8)。 制造到2DEG通道15(图l(b))和对应的霍尔探针电极18" 182、 19" 202 (图1 (b))的n型欧姆接触器34 (图7)(步骤S9至S12)。在光阻(未示出)中定义n型 欧姆接触器的图案(步骤S9)，热蒸发用于形成n型欧姆接触器的材料，即铜锗镍合金(铜 锗88 : 12，镍5%)(步骤SIO)并且在丙酮中剥离不想要的材料区域(步骤Sll)。通过在混合气体(N2中含5% H2)中以40(TC退火样品5分钟来对n型欧姆接触器进行退火(步骤 S12)。 最后，定义用于线连接的大面积焊垫(bondpad)(图未示)(步骤S13至S15)。在 光阻(未示出)中定义连接焊垫的图案(步骤S9)，热蒸发用于形成连接焊垫的材料，即紧 接着铜层的铬粘结层(步骤S14)并且在丙酮中剥离不想要的材料区域(步骤S15)。
操作 使用锁相(lock-in)技术来同时检测霍尔电压信号和光电流，将如下所述
参考图9，连续波Ti :蓝宝石激光器22用于生成在820nm to 860nm之间的接近 红外子GaAs带隙光谱中的可调节波长的单色光波束35。在波束35通过衰减器(图未示) 后，以大约150Hz的低频率连续切断波束35。与光二极管检测器(图未示)和连续锁相放 大器(图未示)组合的连续波束分束器(图未示)，被用于检测波束35的强度波动。
使用线形极化器和A /2波片，将波束35的第二部分线形极化成相对于具有可调 延迟和50Hz的调制频率的光弹性调制器24的光轴呈45° 。 ±90°的延迟产生圆形左/右 极化光，0°和180°的延迟产生±45°的线性极化光。 通过使用针孔(图未示)和安装于高精度的压电x-y-z平台(图未示)的高解析 度显微镜物镜(图未示)，使波束35在横向p-n结霍尔棒器件的旋光区域聚焦在一个大小 为1 P m的光斑。与物镜(图未示)和CCD照相机(图未示)组合的额外的波束分束器(图 未示)允许波束35与霍尔棒结构对准。 器件1安装在具有范围在从小于4° K到室温的可调测量温度的牛津仪器显微镜 台高精度连续流低温恒温器(图未示)上。 电压源36反向偏压p-n结21。使用包括连接到具有切断的光束的参考频率的锁 相放大器(图未示)的SR570电流前置放大器的装置37测量通过反向偏压的p-n结21的 光激发电流。 波束35的强度被衰减以产生大约500nA的沿霍尔棒的光电流。霍尔探针14pl4y 18i、 182、 、 192、2(^、202连接到SR560高阻抗前置放大器38、39并顺序地连接到具有光弹 性调制器24的参考频率的锁相放大器(图未示)。 与锁相放大器(图未示)组合的额外的高阻抗前置放大器40，用于监测在两个相 邻的霍尔探针接触器18pl^之间的纵向电压降。 参考图9a、9b和9c，示出了同时测量的光强度41、光电流42和纵向电压43的时 间曲线。 图9b和9c示出了随着光强度改变时，则光电流和纵向电压也改变。 图9d示出了同时测量(SP，与图9a、9b和9c中所示的测量同时)的横向霍尔和
纵向霍尔电阻&、&的时间曲线44和45。 图9d示出了霍尔电阻RH和纵向霍尔电阻&都与光强度变化无关。 使用第二霍尔探针19pl9J则量的横向霍尔电阻RH仅取决于光极化。横向霍尔电
阻RH在线性极化o 。处为0，并且对于相反的圆偏振光o ±而改变符号。 光斑的细小改变以及因此的在测量时间期间内自旋极化电流的注入点将造成在
o ±处的横向霍尔电阻1^更大的变化。 参考图11，示出了由三对2DEG霍尔探针18丄、182、 19^ 192、2(V202在反偏电压为-10V、温度为4。
K下测量的霍尔电阻51^51^513的曲线图。 相对于圆形极化光35(图9)的螺旋性，霍尔电阻51p5l2、5l3是反对称的。由于光 学选择规则，注入的载流子的自旋极化由入射光的极化决定。换句话说，在倒转光学生成的 传导电子的平面外自旋极化时，霍尔电阻51^51^513的符号倒转。对于固定的光螺旋性， 在沿平面2DEG通道15的不同位置测量时，霍尔电阻51^51^513不但幅值发生改变，而且 符号也发生改变。 霍尔电阻51^51^513的存在和空间不均匀性归应于自旋轨道耦合效应。根据他 们自旋的平面外分量，电子被非对称性地向2DEG通道15的边缘偏移从而产生有限的霍尔 电压。信号的空间依赖性反映了耦合自旋电荷动态特征(coupled-spin-charge dynamics) 的互动效应(reciprocal effect)，其中，自旋在沿2DEG通道15通过时旋转。
参考图12(a)和12(b)，示出了 2DEG霍尔信号对入射光的圆形极化的度数的相关 性51，52。霍尔角c^被定义为在连续霍尔接触器18^1^间测量的纵向薄层电阻与横向电 阻18pl82、19pl92之间的比率。 如图12(a)和12(b)所示，霍尔信号52、53与极化度数成线性变化并且霍尔信号 的幅值很大。 参考图12(c)和12(d)，示出了在2DHG通道11的霍尔测量的相关性53、54。
在图12(c)中，对位于第一光斑23(图9)处的波束35(图9)进行测量。在图 12(d)中，对位于第二光斑25(图9)处的波束35(图9)进行测量。 如图12(c)所示，没有发现激光35聚焦在p-n结21(图9)即第一光斑23上的强 信号。这与在强自旋轨道耦合的2DHG中非常小的自旋相干长度(spin-coherence length)一致。 然而，如图12(d)所示，当均匀地极化在霍尔探测器14p142(图9)周围的2DHG通 道11(图9)的更大区域时，观察到强的横向电压信号。 参考图13a，示出了由三对2DEG霍尔探针18i、182、19pl92、20i、2()2(图9)在零偏 压、4° K下测量到的霍尔电阻56p562、563的曲线图。 如图13(a)所示，器件1(图9)作为自旋光电元件操作，也就是即使当没有施加外 部电偏压时，它也能够操作。在零偏压下的纵向和霍尔电阻率都与各自在反偏压下的信号 相当，仅产生微弱的偏压相关霍尔角。在零偏压和有限偏压霍尔信号之间测量到的差值可 以归结于光激发条件的变化。 参考图13(b)，示出了由三对2DEG霍尔探测器18pl82、19pl92、2(V202 (图9)在 零偏压、230° K下测量到的霍尔电阻57p572、573的曲线图。 p-n结泄电流仍然是可忽略的。图13(b)证明了光电和自旋耦合效应在高温下是 容易检测到的。 尽管由于热漂移造成自旋产生条件随温度的改变而改变，但还是可以进行以下观察。 第一，在所有检测的温度下，可以从由三对霍尔探针18pl82、19pl92、20p2()2(图 9)进行的测量中估计和推断出自旋运动波长的上限，并且是微米级的。
第二，可以观察到至少几微米的自旋相干长度，例如作为由第三霍尔探测器2(V 202(图9)在230° K下测量的最大信号示出。这表明可以通过例如电子束平版印刷制造出多探针平面(multiple-probe planar)结构，并可以将多探针平面结构用于对二维半导
体通道中的自旋运动和脱散效应(decoherence effect)的详细研究。 第三，外部导电栅能够用来控制自旋动态特征，并因此超越基于纵向传输检测机
制最初提出的观点，提供用于实现和探索Datta-Das晶体管的功能的手段。 第四，2DEG通道15(图9)可以用于以Rashba和Dresselhaus自旋轨道耦合在二
维系统中保持扩散载流子的大的自旋相干性同时，实现强的自旋电荷耦合效应。 可以基于管理(govern)非平衡自旋极化的空间相关性的微米长度尺度(length
scale)远大于管理输运系数(transport coefficient)的2DHG通道11中(图9)的
20nm平均自由程的观察来描述该行为。 这使得可以计算出沿通道的稳态自旋极化概况，然后将自旋注入霍尔效应考虑作 为极化的局部平面外分量(local out-of-plane component)。
建模 从GaAs的电子结构开始计算，GaAs接近r点的传导带主要由Gas-轨道形 成。这意味着弱自旋轨道耦合源自价带P-轨道的混合和闪锌矿晶格中的破坏的倒转对称 (broken inversion symmetry)。 在存在电势的情况下，对应的三维自旋轨道耦合哈密尔敦函数(Hamiltonian)
为
<formula>formula see original document page 10</formula>其中，o为自旋泡利(Pauli)矩阵，k为电子动量，6 10 eVA3,并且 人*= 5.3 A2(对于GaAs)。上述公式(1)，与2DEG约束一起产生有效二维Rashba和 Dresselhaus自旋耦合哈密尔敦函数，即
<formula>formula see original document page 10</formula>
其中，m = 0. 067me，"= 一^〈Af〉 -—0.02 eVA (即Dresselhaus项)，并且对 于从GaAs/AlGaAs异质结构4(图l(a))的前后一致的传导带概况估计出的约束电场的强<formula>formula see original document page 10</formula>(即Rashba项)。
参数A *为能够根据下述公式计算的自旋轨道强度 /=^~<formula>formula see original document page 10</formula> 其中，Eg为带隙，p为动量算子，As。为自旋轨道分裂空穴带位置。
在我们结构的具有比无序散射率方/T ( 5meV)小得多的a !^和|3 kf( 0.5meV)的弱自旋轨道耦合机制中，该系统遵循一组自旋电荷扩散公式。在稳态中，由阻尼 振动函数给出沿[i-io]通道方向的自旋极化的平面外分量的空间相关性
<formula>formula see original document page 10</formula>
具有复波量
q = |q|exp(i 9 ) (5)
其中|g| =(厶T'工I +丄l
、 乂 (6) ^ =
J肌恤(￡ /2 '
\ z (7)
以及
丄'i /2 = 2"i I a 士 /i I / /12 ( 8 ) 从已知的局部自旋极化，可以通过考虑在弱自旋轨道耦合机制中的主要贡献是外 在的斜散射来计算霍尔信号。该贡献是通过考虑从源自上述公式(1)的第一项的自旋轨道 耦合非纯电势的不对称散射而获得的。 在用于A函数散射物质(delta-function scatterer)的第二阶玻恩(Born)近
似中，可以获得空间相关自旋注入霍尔效应角，艮卩
其中，n为进入2DEG通道15(图8)的光注入载流子的密度。 图14是对于Rashba和Dresselhaus参数的不同比率a/| p |，沿[1-10]通道方 向的aH曲线58。 已经假设施主杂质密度rii是黑2DEG通道15(图8)的平衡密度n2DE(;的级别，这提 供了在调制掺杂异质结构4中的杂质散射的强度的上限，并因此提供了霍尔角的下限。已 经假设2DEG通道15(图8)的迁移率与从没有光照的普通霍尔测量所确定的迁移率相同。 假定恒定的迁移率，从光照下在连续的霍尔探针之间测量到的纵向电阻获得光激发载流子 的密度n " 2X10"cm—2。 图14示出的曲线58与测量到的器件的行为一致，并且通过计算获得的运动长度 值与从实验推断的值一致。 图15示出了对于a/| p |三种不同的值，即O. 7、1.0、1.3，如何沿2DEG通道15(图
8)自旋运动。 图15示出了如果沿[1-10]晶向的极化的自旋极化电子在x。点被注入并在自旋螺 旋条件(spin Helix condition)下通过二维系统扩散，沿[1-10]方向在xP = h/(4 *m a ) 的倍数下恢复注入电子的垂直于平面方向的极化，其中，h是普朗克常数，m是电子的有效 质量，a是Rashba自旋轨道相互作用项。长度xP，与电子从注入点x。至xPN = N xP散射 的次数无关，其中N是整数。如图14所示，在xPN与xP(N+1)之间，电子极化完成一次完整的 运动。 在缺少Dresselhaus项的情况下或者当| a |与| |3 |之间存在大的差值时，电子 电流的净自旋极化(net spin polarization)将去相位和自旋极化丢失，典型地在亚微米长度尺度下。 其它器件结构 参考图16，示出了第二种更简单的器件101。 第二器件101与前述器件1类似。然而，不需要霍尔接触器连接到2DHG通道11， 并且器件101仅可以包括一对连接到2DEG通道15由p-n结21以距离1间隔的霍尔接触 器18"82。 四分之一波片(1/4波片)60可以用于将线形极化光61， 0°转变为圆形极化光62， o+。在极化平面与四分之一波片60的轴线成45。情况下，霍尔电压与线性极化度数成比 例。 霍尔接触器18pl82可以从p-n结21以距离1 = N *xp/2 = N (h/8 *m a )间隔， 其中N是整数。接触器18^182的长度lc。n远小于l，即lc。n<<N*xp/2。器件101充分利 用自旋螺旋。在a三十(-)(3的情况下，自旋极化在平面
/[110](或
/1-10]) 内运动，从而能够检测到沿
/[110]通道方向的局部自旋注入霍尔效应信号(其与极 化矢量的Z分量成比例)。如果接触器离注入区域是运动长度的一半的整数倍，则信号的幅 值最大。 霍尔接触器18pl82可以从p-n结21以距离1 < xp/2间隔。因此，可以在靠近注 入区的区域检测到极化。接触器18^182的长度l,远小于1，即l。。n << N xp/2。
霍尔接触器18pl82可以不需要从p-n结21间隔，S卩1 = 0。因此，可以跨过注入 区域检测到极化。接触器18^1^的长度1。。n可以是相同尺寸，即l。。n << N x/2，或者可 以与光束宽度大约相同。 参考图17，示出了器件201可以用作旋光计。 第三器件201与第二器件1类似。同样，不需要霍尔接触器连接到2DHG通道11。 然而，在这种情况下，器件201包括两对连接到2DEG通道15的霍尔接触器18p 182、 19" 192。 第一组霍尔接触器18^182从p-n结21以距离h = N xp/2 = N (h/8 m a )间隔，且 第二组霍尔接触器19^1%以离第一组为另一距离12间隔，其中12 = h/8 m a 。
因此，第一组霍尔接触器18^182可以用于获得测量值，而第二组霍尔接触器19^ 192可以用于获得倒转的测量值。 参考图18，先前描述的器件1、101、201可以通过在更低梯级的台面22的表面64 上加入栅极63来进行修改，以使用电压源65向位于结21和第一组霍尔接触器18工之间的 2DEG施加垂直电场。 栅极63可以包括透光材料，例如氧化铟锡(ITO)。 同样参考图19，栅极63也可以用于施加电场E，借此形成2DEG 9的势阱66可以 制作得更对称并因此可以改变Rashba耦合常数a的值。因此，器件可以用于修整自身以 保证a / | 13 I = 1. 0和/或霍尔接触器产生最大的信号。
可以理解的是，前述的实施例也可以进行多种变形。 例如，2DEG和2DHG层可以倒转，使得2DEG层位于2DHG层上面。然而，在这种情况 下，2DEG约束区域在
方向上为负(即与前述的在
方向上为正相反)并因此而 设置通道，例如，使得电子在[110]方向上注入到通道。 此外，可以使用不同的材料体系。例如，参考图3，可以将x > 0的AlxGai—xAs替代上述x = 0用于区域28。条件是x < 0. 4用于区域28并且相比区域28， x在区域26、29、 30中更大。 另夕卜，以一方面对区域26、29、30并且另一方面对区域28的用于x的相同条件，可 以使用以下III-V材料体系替代AlxGai—xAs :
<formula>formula see original document page 13</formula>
只要区域28的带隙比区域26、29、30的带隙小，上述体系的组合也是可以的。 相比区域26、29、30位于一侧和区域28位于另一侧，在对x的限制相同的情况下，
也可以使用以下II-VI体系 CdxHgl—xSe TeHgl—xCdx Hgl—xZnxSe ZrixCd卜xSe ZnSxSe卜x Zns;Te卜x 器件的尺寸可以改变。例如，通道的宽度w可以做的更小，例如在100nm和liim 之间，或者更大，例如在liim和10iim之间。通道的长度也可以改变。霍尔接触器的尺寸 和结构也可以改变。 可以以其它方式形成通道。双势垒异质结构，例如，AlGaAg/GaAs/AlGaAs可以用 于形成平面，例如二维传导片。 可以仅有一根导线，或仅有在通道的一侧的导线，即不需要在通道的相对的两侧 都设置导线。因此，可以使用一根导线并与参考点例如接地点相比较来进行霍尔测量。
植入的阱可以用于提供p-n结21的一半或p-n结21的两半。因此，器件可以包 括提供2DEG通道的AlGaAs/GaAs异质结构，并且可以植入p型杂质以形成结。
权利要求
一种器件，包括载流子通道，包括非铁磁半导体材料，其中载流子在所述载流子通道中呈现自旋轨道耦合；与所述通道传导类型相反的半导体材料区域，用于与所述通道形成用于注入自旋极化载流子到所述通道一端的结；以及至少一根连接到所述通道的导线，用于测量跨过所述通道的横向电压。
2. 根据权利要求1的器件，其中，所述通道包括约束二维载流子气的势阱。
3. 根据权利要求2的器件，其中，所述势阱是不对称的。
4. 根据前述权利要求中的任意一项的器件，其中，所述半导体材料是不具有倒转对称性的晶体。
5. 根据前述权利要求中的任意- -项的器件，其中，所述非铁磁半导体材料包括III-V半导体材料。
6. 根据前述权利要求中的任意--项的器件，其中，所述区域的传导类型是P型，并且所述通道的传导类型是n型。
7. 根据前述权利要求中的任意- -项的器件，进一步包括栅极，用于向所述通道施加电场t
8. 根据前述权利要求中的任意--项的器件，其中，所述导线沿所述通道的一侧设置或在所述通道相对侧设置。
9. 根据前述权利要求中的任意一项的器件，其中，所述至少一根导线包括从所述结以距离大约等于N' (xp/2)间隔的一根或两根导线，其中，N为正整数，<formula>formula see original document page 2</formula>，h是普朗克常数，m是电子的有效质量，a是Rashba自旋耦合常数。
10. 根据前述权利要求中的任意一项的器件，其中，所述至少一根导线包括连接到所述通道并设置在所述通道的相对侧的第一和第二导线，用于测量跨过所述通道的电压差。
11. 根据权利要求10的器件，其中，所述至少一根导线包括连接到所述通道并设置在所述通道的相对侧的第三和第四导线，用于测量跨过所述通道的电压差，所述第三和第四导线沿所述通道与所述第一和第二导线相间隔。
12. 根据前述权利要求中的任意一项的器件，其中，与所述通道的传导类型相反的所述半导体材料是非铁磁的。
13. —种操作器件的方法，所述器件包括载流子通道，包括非铁磁半导体材料，其中载流子在所述载流子通道中呈现自旋轨道耦合；与所述通道传导类型相反的半导体材料区域，用于与所述通道形成用于注入自旋极化载流子到所述通道一端的结；以及，至少一根连接到所述通道的导线，用于测量跨过所述通道的横向电压，所述方法包括用光照射所述结；以及测量在导线处的偏压。
14. 根据权利要求13的方法，进一步包括在所述区域与所述通道的另一端之间施加反向偏压。
15. —种制造器件的方法，所述方法包括提供载流子通道，所述载流子通道包括非铁磁半导体材料，其中载流子在所述载流子通道中呈现自旋轨道耦合；提供与所述通道传导类型相反的半导体材料区域，用于与所述通道形成用于注入自旋 极化载流子到所述通道一端的结；以及提供至少一根连接到所述通道的导线，用于测量跨过所述通道的横向电压。
16.根据权利要求15的方法，所述方法包括提供包括第一和第二覆盖通道的层结构；以及蚀刻所述通道中的一个通道的一部分以留下所述区域和所述通道。
全文摘要
本发明涉及自旋极化载流子器件，该器件包括载流子通道，包括非铁磁半导体，其中载流子在载流子通道中呈现自旋轨道耦合；与通道传导类型相反的半导体材料区域，用于与通道形成用于注入自旋极化载流子到通道一端的结；以及，至少一根连接到通道的导线，用于测量跨过通道的横向电压。
文档编号G01N21/21GK101738374SQ20091016840
公开日2010年6月16日 申请日期2009年8月24日 优先权日2008年11月20日
发明者安德鲁·欧文, 托马斯·琼沃思, 杰洛·希诺娃, 耶尔格·冯德里西 申请人:株式会社日立制作所