抽運-自旋定向-探測技術及其應用?

陳聰 梁盼 胡蓉蓉 賈天卿 孫真榮 馮東海2)

1)(華東師范大學,精密光譜科學與技術國家重點實驗室,上海 200062)

2)(山西大學,極端光學協同創新中心,太原 030006)

1 引 言

在20世紀90年代以來,日益成熟的飛秒激光技術以其極好的時間分辨特性為人們研究自然界的超快過程提供了強有力的工具[1],催生了超快激光光譜學這一新興領域.超快光場能夠與物質中的電荷、晶格、自旋、軌道角動量等多個自由度相互作用[1?4],在一定程度上反映物質的物理狀態及其性質.半導體量子點是半導體物理研究熱點之一.由于電子運動的量子限域效應,量子點展現出許多不同于宏觀大尺寸材料的物理和化學特性.借助超快激光技術,可以深入了解材料的光電特性并加以利用,促進量子點等納米結構材料在新一代激光器以及各種小型化、超高速光電子器件中的應用.量子點載流子激發、弛豫、俘獲和復合等基本物理過程的超快動力學[5]研究有助于揭示材料新物理、挖掘材料的新特性與新功能,并最終推動、實現材料的高效應用.另外,載流子不僅存在電荷屬性,還有自旋內稟特性.半導體量子點的自旋態有望用于量子信息處理的固態實現[6],其中的電子自旋、空穴自旋以及原子核自旋都獲得了廣泛的關注[7?9].利用自旋自由度,有望發展出新一代以自旋為信息載體的低功耗、高速度、高集成密度的量子器件[10,11].自旋態的弛豫與退相干過程以及超快相干調控動力學的研究為實現自旋應用提供了必要的基礎信息.

抽運-探測是一種具有高時間分辨率、高靈敏度的探測技術,是半導體載流子和自旋超快動力學研究中的常見測量技術.而抽運-自旋定向-探測是基于載流子抽運-探測和自旋抽運-探測而發展起來的一種新型瞬態探測技術[12,13],該技術的特點在于可以非常方便地探測半導體膠體納米結構在光場激發下的荷電狀態,比如半導體量子點是電中性、光致負荷電還是正荷電.電中性指的是量子點光生電子空穴波函數空間重疊,光致負荷電或者正荷電實際指的是電子、空穴電荷空間分離的狀態.以半導體膠體量子點為例,光激發在量子點內核產生電子空穴對,如果空穴被量子點表面所俘獲或者離開量子點進入周圍基質,則意味著量子點內核留下了凈的負電荷,稱之為光致負荷電狀態;相反,如果電子逐離出量子點或者被量子點表面所俘獲則稱之為光致正荷電狀態.電子空穴電荷分離是膠體納米結構中的一種普遍現象,納米材料的許多應用需要將電子空穴空間分離,比如光催化[14]、光伏應用[15],這是因為電子空穴空間分離可以減少電子空穴的復合概率從而可以提高光催化、光伏轉換效率.因為減少了電子空穴交換相互作用以及復合等導致自旋弛豫的因素,電子空穴空間分離也可以延長自旋壽命[16,17],從而有利于在量子信息處理中的應用.但是,電子空穴分離減少了電子空穴的復合概率,所以對光顯示、照明、激光等方面的應用又有不利的一面.量子點具有大的比表面積,而表面、界面存在大量的懸掛鍵或空位缺陷,這些未飽和鍵容易俘獲電子或者空穴從而導致電子空穴空間分離.因此,研究電子空穴空間電荷分離亦即光致荷電過程對納米材料的應用具有重要的意義.

以往,載流子表面俘獲導致的電荷分離過程主要是利用時間分辨吸收和瞬態熒光技術進行研究[18,19],這些技術監控的是量子點內核的載流子退布居過程.但不僅載流子表面俘獲,電子空穴輻射和俄歇非輻射復合過程也會導致載流子退布居,因此對時間分辨吸收和瞬態熒光都有貢獻,導致很難分析載流子表面俘獲過程,在高激光功率密度激發下尤其如此.另外,由于量子點空穴能級間隔小,帶邊能級可認為是近簡并的,激子吸收峰處空穴態填充效應導致的瞬態吸收率變化不明顯[20,21],因此單純的空穴表面俘獲過程難以利用時間分辨吸收技術進行探測.對于正荷電狀態,由于留在量子點內核的是空穴,同樣地,時間分辨吸收技術難以探測它的存在以及演化動力學.綜上,基于兩光束抽運-探測的時間分辨吸收技術難以進行載流子表面俘獲所導致的電荷分離過程的有效探測.于是,一種新型的三光束抽運-探測技術,即抽運-自旋定向-探測技術被提出.由于抽運-自旋定向-探測技術是建立在載流子抽運-探測以及自旋抽運-探測技術基礎之上的,下面對抽運-探測技術尤其是載流子抽運-探測和自旋抽運-探測分別做詳細介紹.

2 抽運-探測瞬態測量技術

該技術需要兩路激光脈沖,即抽運光脈沖和探測光脈沖,它們聚焦并共同作用于研究體系的同一位置.較高強度的抽運光將研究體系激發到非平衡態,例如將半導體中的電子從價帶激發到導帶.非平衡態是一種不穩定的狀態,經過若干時間后,將回到穩定的平衡狀態.探測光脈沖作用于研究體系后,其某些物理量(例如反射、透射或者吸收系數)將依賴于研究體系的狀態,通過探測這些物理量的動態演化,可以反推抽運光輻照后從非平衡態回到平衡態的超快動力學過程.

2.1 載流子抽運-探測

圖1 載流子抽運-探測裝置(M為高反鏡,ND filter為中性密度濾光片,L為凸透鏡,Lock-in為鎖相放大器)Fig.1.Experimental setup for carrier pump-probe technique.Where M,high re flectivity mirror;ND filter,neutral density filter;L,lens;Lock-in,lock-in ampli fier.

半導體在抽運光作用下,價帶中的電子被激發到導帶,同時在價帶中留下空穴.電子、空穴先分別從較高能量的導帶、價帶態弛豫到導帶底、價帶頂,然后電子空穴對進行輻射或非輻射復合而回到平衡狀態.載流子弛豫與復合動力學通常可通過監控探測光的透射或吸收變化來進行研究.圖1為典型的時間分辨透射/吸收測量裝置.其中兩束脈沖激光,一束為抽運光,另外一束為探測光,可來自于同一臺激光器,也可來自于兩臺不同的激光器,可為同一波長(簡并抽運-探測),也可為不同波長(非簡并抽運-探測).抽運光作用于材料后,需要在不同時間引入探測光來監控狀態的改變.這個時間可以通過抽運、探測光脈沖到達材料的光程差來進行調節,而光程差可通過光路上的機械延遲裝置獲得;抽運光強度通常為探測光強度的10倍以上,可通過中性密度衰減片來進行調節.抽運光、探測光聚焦到樣品上同一點.探測光經樣品透射后傳輸到一個光電二極管上.由于抽運光所引起的探測光透射強度的改變通常非常小,需要將信號進行調制并利用鎖相放大探測將噪聲有效地屏蔽.為了將抽運光散射噪聲盡可能地抑制,可將抽運光、探測光分別調制在頻率f1和f2,鎖相放大探測頻率為f1和f2的和頻或差頻.透射率的改變可用差分透射信號?T/T0=(T?T0)/T0來表示,其中T,T0分別為有抽運光照、無抽運光照時的透射強度.根據公式?A=?log(?T/T0+1),時間分辨吸收可從時間分辨透射譜轉換獲得,其中?A為有抽運光照、無抽運光照時的吸光度的改變.

2.2 自旋抽運-探測

圖2 量子點自旋極化建立示意圖(↑↓分別表示電子自旋向上和向下,??分別表示空穴自旋向上和向下) (a)中性量子點;(b)帶單個負電荷的量子點;(c)帶單個正電荷的量子點Fig.2.Schematic diagram of spin optical orientation in quantum dots:(a)Neutral dot;(b)singly negatively charged dot;(c)singly positively charged dot.Where↑↓ represent spin-up and spin-down electron,respectively;?? represent spin-up and spin-down hole,respectively.

當一束圓偏振光激發價帶頂電子到導帶底時,由于自旋能級躍遷的偏振選擇性,將建立電子或空穴自旋極化.如圖2所示,對于中性量子點,σ+圓偏振光只能產生自旋向下的電子和自旋向上的重空穴.對于帶一個單負電荷的量子點,σ+圓偏振光只能激發自旋向上的電子到負三子態自旋向下的電子|↓不被激發.負三子態向上和向下的電子自旋相互抵消,不產生電子自旋.因此,在σ+圓偏振光作用下,自旋向下的電子多于自旋向上的電子.對于帶一個單正電荷的量子點,σ+圓偏振光只能激發自旋向下的空穴|?到正三子態自旋向上的空穴|?不被激發.正三子態由于空穴自旋向上和向下相互抵消,剩下自旋向下的電子自旋.因此,不管是中性量子點,還是帶單負電荷或單正電荷的量子點,σ+圓偏振光帶邊最低能級激發都將產生電子自旋向下極化.同樣的道理,σ?圓偏振光帶邊最低能級激發將產生電子自旋向上極化.另外,圓偏振光也會建立空穴自旋極化,但由于強的自旋軌道相互作用,空穴自旋一般壽命較短而觀測不到,在室溫條件下尤其如此.因此本文不討論空穴自旋的極化和探測.

圖3 自旋抽運-探測裝置(M為高反鏡,P為偏振片,ND filter為中性密度濾光片,λ/2為半波片,λ/4為四分之一波片,L為凸透鏡,EOM為電光調制器,lock-in為鎖相放大器)Fig.3.Experimental setup for spin pump-probe technique(M,high re flectivity mirror;P,polarizer;ND filter,neutral density filter;λ/2,half wave plate;λ/4,quarter wave plate;L,lens;EOM,electro-optic modulator;Lock-in,lock-in ampli fier).

抽運-探測法拉第/克爾旋轉測量是常見的自旋動力學探測技術[7,22?27],分別監控探測光透射/反射方向上的偏振變化.圖3為典型的時間分辨法拉第旋轉測量裝置.抽運光為圓偏振光,探測光為線偏振光.抽運光經過一個電光調制器(EOM)后獲得豎直偏振和水平偏振的周期切換,再經過四分之一波片后則獲得σ+和σ?圓偏振光之間的連續更替.σ+和σ?圓偏振光之間連續切換有助于減少原子核自旋的影響以及扣除非自旋本底信號[13].抽運光也可通過光彈調制器實現偏振調制或者利用光斬波器實現強度調制.當圓偏振光在研究體系建立起自旋極化后,線偏振探測光的兩個分量σ+和σ?圓偏振光經過樣品的折射率將不同,從而導致透射后的光偏振面發生一定角度的偏轉.由于偏振的改變量一般都非常小,通常通過一個光平衡橋再連接到鎖相放大器來進行探測.光平衡橋由一個半波片、沃拉斯頓偏振棱鏡、平衡探測器組成.測量時,擋住樣品前的抽運光,旋轉格蘭棱鏡前的半波片使經棱鏡分出的兩路光強度相等,這時由鎖相放大器探測的兩路光強差分信號為零;放開抽運光后,由于圓偏振抽運光在樣品中建立起自旋偏振態,將使線偏振探測光偏振方向發生一定的旋轉,此時格蘭棱鏡分出的兩路光強差分信號將不為零,此微弱信號進入鎖相放大器探測并研究其隨抽運-探測延遲時間的變化即反映了所需的自旋動力學信息.光平衡橋中也可利用四分之一波片代替半波片,被稱為時間分辨橢偏探測[28,29],這是因為當圓偏振光在研究體系建立起自旋極化后,線偏振探測光的兩個分量σ+和σ?圓偏振光經過樣品的吸收率會不同,從而導致透射后的線偏振光變成部分的橢偏光.σ+抽運光通常導致σ+探測光的吸收小于σ?探測光,基于同一原理的另外一種自旋探測方法是圓偏振光抽運-探測光譜[30,31].當然,也可以在探測光的反射方向上監控偏振的改變,對應的技術稱為時間分辨克爾旋轉或橢偏測量.自旋的研究通常需要外加磁場,當磁場方向與抽運光方向垂直時,自旋將繞著磁場做拉莫爾進動,研究的是橫向自旋動力學或退相干動力學,通過進動周期可獲得電子或空穴自旋g因子;當磁場方向與抽運光方向平行時,研究的則是縱向自旋動力學.

3 抽運-自旋定向-探測技術

3.1 實驗原理與裝置

圖4 抽運-自旋極化-探測裝置 (a)脈沖時序示意圖;(b)激光配置和探測系統Fig.4.Experimental setup for pump-orientation-probe measurements:(a)Pulse sequences;(b)scheme for laser and detection system.

抽運-自旋定向-探測實際上結合了載流子抽運-探測以及自旋抽運-探測的技術特點,該技術需要利用三光束光路配置,如圖4所示.其中線偏振抽運光在量子點內核激發電子空穴對,即為載流子抽運;圓偏振自旋定向光建立電子自旋極化態,即為自旋抽運.線偏振探測光探測電子自旋演化動力學.抽運和自旋定向脈沖延遲時間?T、自旋定向和探測脈沖之間的延遲時間?t分別由兩個機械延遲線獨立控制,只需對自旋定向光進行偏振調制.自旋信號探測部分和圖3一致.當抽運光帶邊激發產生電子空穴對后,剛開始量子點內核電子空穴波函數空間重疊,此時為電中性狀態.如圖2所示,σ+自旋定向光將在中性量子點產生的激子自旋極化態.由于電子空穴交換相互作用,自旋壽命很短,在室溫下通常只有亞皮秒量級[32,33].由于載流子表面俘獲導致電子空穴空間分離,量子點內核將帶凈的負電荷或者正電荷.如果帶負電荷,σ+自旋定向光將產生的極化電子,這里沒有電子空穴交換相互作用,將極大地延長電子自旋壽命,在室溫下可長達納秒量級;同樣地,如果帶正電荷,σ+自旋定向光將產生的正三子自旋極化態,由于空穴自旋向上和自旋向下相互抵消,正三子態的自旋取決于電子自旋狀態,且同樣沒有電子空穴交換相互作用從而具有長達納秒量級的電子自旋壽命.如果在皮秒到納秒量級的時間窗口進行觀測,只能觀測到負荷電或者正荷電狀態下的自旋信號,而電中性時對應的自旋信號由于衰減太快而變為零.由于具有不同的電子波函數,將具有不同的g因子.因此,當量子點由起始的電中性變為帶負電或者正電荷時,自旋動力學將獲得相應的改變.從自旋動力學的演化可以反推荷電狀態的改變.

3.2 應用實例

圖5展示的是CdS膠體量子點抽運-自旋定向-探測典型的實驗結果[12],其中抽運光、自旋定向光、探測光皆處于帶邊激發波長.圖5(a)表示不同抽運-自旋定向脈沖延遲時間?T的時間分辨法拉第旋轉信號.在抽運脈沖輻照的同時引入自旋定向脈沖,即?T=0時,自旋信號非常弱,其強度與無抽運光照的情況相當.當?T延遲時間從零增加到300 ps時,自旋振幅也隨之增加,但拉莫爾進動的頻率和相位并沒有改變.增長的自旋信號不可能來自于空間重疊的電子空穴對(電中性激子),因為?T=0時激子數目最多而自旋信號最弱,且等于?T=∞時(相當于關閉抽運光)時的自旋信號.說明當前條件下自旋信號與電中性激子的數目無關.事實上,電中性激子由于電子空穴交換相互作用,其自旋壽命在室溫下非常短,僅有亞皮秒量級,所以在圖5(a)中的時間窗口觀測不到電中性激子相關的自旋信號,亦即跟空間重疊的電子空穴對無關,其只能來自于電子空穴空間分離狀態.無抽運光照或者抽運-自旋定向脈沖延遲時間?T=0時,由于材料生長的原因,量子點可能駐留少量的電子,所以有比較弱的電子自旋信號.當抽運光照量子點后,光生電子或者空穴被量子點表面俘獲,量子點內核所帶凈的正電荷或者負電荷越來越多,導致產生的自旋信號也越來越強.自旋振幅隨著延遲時間的變化直接反映了電子空穴空間分離動力學,亦即電子或者空穴被表面俘獲的動力學過程.圖5(b)描述了自旋相干振幅與抽運-自旋定向脈沖延遲時間的依賴關系.曲線中的三個階段分別代表了三光束不同的脈沖時序.對于第一階段,抽運脈沖在自旋定向光與探測光之后被引入,當激光重復頻率比較小時(如圖5中的1 kHz),抽運光對于探測的信號沒有任何影響,這同圖5(a)中無抽運光的情形一致.第二階段,抽運脈沖在自旋定向光之后、探測光之前引入,這個過程對應抽運光將自旋定向的電子再激發到負三子態上.由于負三子態中電子自旋向上與自旋向下相互抵消,故沒有電子自旋信號,亦即這個過程將導致電子自旋信號減弱[34].第三階段,抽運脈沖在自旋定向和探測脈沖之前,亦即抽運-自旋定向-探測測量,反映的是電子空穴分離動力學亦即光致荷電的演化動力學.圖5(b)表明這里有兩個過程,即亞10 ps快過程和亞100 ps的慢過程.

圖5 CdS膠體量子點抽運-自旋定向-探測實驗結果(激光重復頻率為1 kHz.本圖摘自于文獻[12],并經過修改)(a)不同抽運-自旋定向脈沖延遲時間下的時間分辨法拉第旋轉信號;(b)電子自旋信號隨抽運-自旋定向脈沖延遲時間的依賴Fig.5.Measurement results by pump-orientationprobe technique in CdS colloidal quantum dots:(a)Time-resolved Faraday rotation signals for different pump-orientation pulse delays;(b)electron spin signal as a function of pump-orientation pulse delays.Llaser repetition rate is 1 kHz.Fig.5.is adapted from Ref.[12].

圖6 CdS量子點時間分辨吸收譜(抽運-探測波長皆位于第一激子吸收峰處;內插圖為兩個不同抽運功率下的時間分辨吸收)[13]Fig.6.Time-resolved absorption spectrum of CdS quantum dots.Pump and probe wavelengths are set at the first exciton absorption peak.Inset:time-resolved absorption under two different pump laser fluences.Figure is adapted from Ref.[13].

圖5(b)所示的電荷分離過程既可能來自電子被量子點表面俘獲,也可能來自于空穴俘獲.為了確認其起源,可進行時間分辨吸收譜測量并進行比較.圖6展示的是當抽運-探測波長位于第一激子吸收峰值處的時間分辨吸收結果,其反映的僅僅是電子的退布居動力學[20,21].從圖6可看出,電子的退布居時間常數分別為140 ps和7.1 ns.140 ps來自于多激子的俄歇非輻射復合過程,當抽運光功率較低時,俄歇過程將消失.圖6說明電子的俘獲過程不在亞10 ps或亞100 ps量級.因此,圖5自旋信號的演化反映空穴被量子點表面所俘獲的超快過程,亦即光致負荷電的形成過程.圖7表明空穴俘獲時間并不受抽運激光功率的影響.增強激光功率,自旋信號增強的幅度變大,但空穴俘獲時間常數并沒有改變.這也是抽運-自旋定向-探測技術的優勢之一,說明抽運光增強導致的俄歇非輻射復合不影響信號的測量.而俄歇非輻射復合對傳統的基于兩光束抽運-探測技術的時間分辨吸收測量有重要的影響[35].

圖7 (a)不同抽運功率下的抽運-自旋定向-探測測量結果;(b)不同抽運光功率下的空穴俘獲時間常數[12]Fig.7.(a)Pump-orientation-probe measurements under different pump power;(b)pump power dependence of hole surface trapping time constants[12].

抽運-自旋定向-探測不僅可以探測空穴表面俘獲所導致的光致負荷電過程,同樣也可以探測電子表面俘獲所導致的光致正荷電過程[13].如圖8(a)所示,當抽運光脈沖分別在自旋定向和探測脈沖之后時,雖然對前面的探測脈沖沒有影響,但如果激光重復頻率足夠高時,抽運脈沖可能對后續探測光脈沖產生影響.例如,當重復頻率為30 kHz時,?T=?5 ns(對于下一脈沖,亦即?T=33.328μs),可看到一個有別于負荷電自旋旋進頻率的第二個頻率的產生,見圖8(b)內插圖,這個態即為光致正荷電狀態.在這個狀態下,由于在量子點內核剩下的是空穴,故其對時間分辨吸收測量不敏感,如圖8(c)所示.與之相區別,當?T=1 ns時有很強的瞬態吸收信號,因為這時對應電子駐留在量子點內核.改變激光重復頻率,可以探測光致正荷電信號的演化動力學,如圖8(d)所示,室溫下其壽命可長達100μs量級.長壽命光致正荷電信號的探測對于熒光閃爍現象的產生機制有重要的意義,但由于空穴對時間分辨吸收測量不敏感,傳統的探測技術很難對其進行深入的研究.

圖8 (a)抽運-自旋定向負延遲的脈沖序列;(b)抽運光照1 ns和33μs后的自旋信號;(c)抽運光照1 ns和33μs后時間分辨吸收信號;(d)正荷電信號隨抽運-自旋定向脈沖之間延遲時間的依賴;本圖摘自文獻[13],并經過修改Fig.8.(a)Pulse sequences with negative delays for pump-orientation-probe measurements;(b)spin signals at 1 ns and 33 μs after the pump irradiation;(c)time-resolved absorption signals at 1 ns and 33 μs after the pump irradiation;(d)positive photocharging signal as a function of pump-orientation pulse delays[13].

4 結語與展望

抽運-自旋定向-探測技術在半導體電子空穴電荷分離超快動力學探測中具有獨特的優勢,該技術基于的原理是電子空穴空間重疊和空間分離具有顯著不同的自旋動力學.與傳統的兩光束載流子抽運-探測技術相比,抽運-自旋定向-探測可以直接分辨電荷分離超快過程,且不受較大抽運功率時俄歇復合過程的影響.該技術不僅易于探測光致負荷電過程,也可以探測光致正荷電過程.已有研究表明,光致正荷電與膠體納米體系中熒光閃爍中的暗態密切相關[36?38].暗態狀態下,熒光非常微弱或者不發光,所以光致正荷電的形成及其演化動力學難以利用瞬態熒光技術進行研究.另外,光致正荷電對應著納米體系內部駐留的是空穴,而空穴對基于兩光束抽運-探測的時間分辨吸收測量同樣不敏感.

本文列舉了電子或空穴被量子點表面俘獲導致的電荷分離動力學的探測.原理上,二型異質結導致電荷空間分離過程也可以利用抽運-自旋定向-探測技術進行研究.從材料角度看,不僅半導體量子點,其他各種半導體納米結構如量子阱或量子線,只要存在電荷分離過程,也同樣適用于抽運-自旋定向-探測技術.但由于該技術監控的是自旋信號,必須保證研究體系有足夠強的自旋信號,且最好有足夠長的自旋相干時間從而方便自旋g因子的分析.但有些體系在室溫下自旋相干壽命較短,從而需要在低溫條件下才能進行研究.我們的初步研究表明,不僅CdS膠體量子點,CdSe膠體量子點和納米薄片在室溫和低溫下也都能很好地利用抽運-自旋定向-探測技術進行超快電荷分離的研究.

參考文獻

[1]Demtr?der W 2008Laser Spectroscopy(3rd Ed.)(Berlin:Springer)pp609–677

[2]Feng D H,Pan X Q,Li X,Jia T Q,Sun Z R 2013J.Appl.Phys.114 093513

[3]Liang P,Hu R R,Chen C,Belykh V V,Jia T Q,Sun Z R,Feng D H,Yakovlev D R,Bayer M 2017Appl.Phys.Lett.110 222405

[4]Li X,Feng D H,He H Y,Jia T Q,Shan L F,Sun Z R,Xu Z Z 2012Acta Phys.Sin.61 197801(in Chinese)[李霞,馮東海,何紅燕,賈天卿,單璐繁,孫真榮,徐至展2012物理學報61 197801]

[5]Wheeler D A,Zhang J Z 2013Adv.Mater.25 2878

[6]Loss D,DiVincenzo D P 1998Phys.Rev.A57 120

[7]Yakovlev D R,Bayer M(edited by Dyakonov M I)2008Spin Physics in Semiconductors(Berlin:Springer-Verlag)pp135–177

[8]Feng D H,Akimov I A,Henneberger F 2007Phys.Rev.Lett.99 036604

[9]Akimov I A,Feng D H,Henneberger F 2006Phys.Rev.Lett.97 056602

[10] ?uti? I,Fabian J,Sarma S D 2004Rev.Mod.Phys.76 323

[11]Xia J B,Ge W K,Chang K 2008Semiconductor Spintronics(Beijing:Science Press)pp1–9(in Chinese)[夏建白,葛惟昆,常凱 2008半導體自旋電子學(北京:科學出版社)第1—9頁]

[12]Li X,Feng D H,Tong H F,Jia T Q,Deng L,Sun Z R,Xu Z Z 2014J.Phys.Chem.Lett.5 4310

[13]Feng D H,Yakovlev D R,Pavlov V V,Rodina A V,Shornikova E V,Mund J,Bayer M 2017Nano Lett.17 2844

[14]Wu K F,Zhu H M,Liu Z,Rodrguez-Crdoba W,Lian T Q 2012J.Am.Chem.Soc.134 10337

[15]Kanai Y,Wu Z G,Grossman J C 2010J.Mater.Chem.20 1053

[16]He J,Lo S S,Kim J,Scholes G D 2008Nano Lett.8 4007

[17]He J,Zhong H Z,Scholes G D 2010Phys.Rev.Lett.105 046601

[18]Jones M,Lo S S,Scholes G D 2009Proc.Natl.Acad.Sci.U.S.A.106 3011

[19]Knowles K E,McArthur E A,Weiss E A 2011ACS Nano5 2026

[20]Klimov V I,McBranch D W,Leatherdale C A,Bawendi M G 1999Phys.Rev.B60 13740

[21]Kambhampati P 2011J.Phys.Chem.C115 22089

[22]Crooker S A,Awschalom D D,Baumberg J J,Flack F,Samarth N 1997Phys.Rev.B56 7574

[23]Feng D H,Li X,Jia T Q,Pan X Q,Sun Z R,Xu Z Z 2012Appl.Phys.Lett.100 122406

[24]Tong H F,Feng D H,Li X,Deng L,Leng Y X,Jia T Q,Sun Z R 2013Materials6 4523

[25]Li X,Feng D H,Pan X Q,Jia T Q,Shan L F,Deng L,Sun Z R 2012Acta Phys.Sin.61 207202(in Chinese)[李霞,馮東海,潘賢群,賈天卿,單璐繁,鄧莉,孫真榮 2012物理學報61 207202]

[26]Zhu C R,Zhang K,Glazov M,Urbaszek B,Amand T,Ji Z W,Liu B L,Marie X 2014Phys.Rev.B90 161302

[27]Pan Q F,Zhang Z Y,Wang H Z,Lin X,Jin Z M,Cheng Z X,Ma G H 2016Acta Phys.Sin.65 127802(in Chinese)[潘群峰,張澤宇,王會真,林賢,金鉆明,程振祥,馬國宏2016物理學報65 127802]

[28]Glazov M M,Yugova I A,Spatzek S,Schwan A,Varwig S,Yakovlev D R,Reuter D,Wieck A D,Bayer M 2010Phys.Rev.B82 155325

[29]Yugova I A,Glazov M M,Ivchenko E L,Efros Al L 2009Phys.Rev.B80 104436

[30]Fang S Y,Lu H M,Lai T S 2015Acta Phys.Sin.64 157201(in Chinese)[方少寅,陸海銘,賴天樹2015物理學報64 157201]

[31]Teng L H,Mou L J 2017Acta Phys.Sin.66 046802(in Chinese)[滕利華,牟麗君 2017物理學報 66 046802]

[32]Huxter V M,Kovalevskij V,Scholes G D 2005J.Phys.Chem.B109 20060

[33]Scholes G D,Kim J,Wong C Y 2006Phys.Rev.B73 195325

[34]Feng D H,Shan L F,Jia T Q,Pan X Q,Tong H F,Deng L,Sun Z R,Xu Z Z 2013Appl.Phys.Lett.102 062408

[35]Klimov V I,Mikhailovsky A A,McBranch D W,Leatherdale C A,Bawendi M G 2000Science287 1011

[36]Nirmal M,Dabbousi B O,Bawendi M G,Macklin J J,Trautman J K,Harris T D,Brus L E 1996Nature383 802

[37]Efros A L,Nesbitt D J 2016Nat.Nanotechnol.11 661

[38]Park Y S,Bae W K,Pietryga J M,Klimov V I 2014ACS Nano8 7288