技术领域
[0001] 本
发明属于自旋
电子学领域，具体涉及一种区分Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法。
背景技术
[0002] 拓扑绝缘体由于其具有奇异的物理性质以及在
量子计算、
自旋电子学等领域的潜在应用前景，受到人们的广泛关注。Bi2Se3是拓扑绝缘体家族的典型代表，因为它具有较宽的带隙和单对的狄拉克锥。然而，由于Bi2Se3材料中存在较多的Se空位以及生长环境中气体杂质的影响，Bi2Se3通常表现为n型，即体态并非绝缘，而是有较大体电导。这使得人们很难获得单纯由表面态引起的电流
信号，测得的信号往往是体态和表面态的混合信号。因此，找到一种能够将表面态和体态分离的方法显得十分重要。
[0003] 目前报道的文献中，主要通过
角分辨
光电子能谱以及扫描隧道
显微镜来观察拓扑绝缘体的表面态。然而，这两种方法并不能获得拓扑绝缘体表面态电学相关的信息。光致逆自旋霍尔电流是一种研究材料自旋霍尔效应以及自旋相关电学性能的有效手段，然而，对于拓扑绝缘体Bi2Se3来说，其测得的光致逆自旋霍尔电流往往是体态和表面态的
叠加，难以将它们进行区分。
发明内容
[0004] 本发明的目的在于提供一种区分Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法，采用高斯分布的圆偏振激光在垂直入射的情况下激发拓扑绝缘体Bi2Se3的体态和表面态的光致逆自旋霍尔效应电流，测得当光斑
位置在两
电极连线的垂直平分线上移动时的光致逆自旋霍尔效应电流，然后，通过进行模型拟合，得到体态和表面态的光致逆自旋霍尔电流。
[0005] 为实现上述目的，本发明的技术方案是：一种区分Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法，在
钛酸锶衬底的(111)晶面上生长拓扑绝缘体Bi2Se3；而后用高斯分布的圆偏振激光在垂直入射的情况下激发拓扑绝缘体Bi2Se3的体态和表面态的光致逆自旋霍尔效应电流，测得当光斑位置在两电极连线的垂直平分线上移动时的光致逆自旋霍尔效应电流；最后，通过建立区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的定量拟合模型，并进行模型拟合，得到体态和表面态的光致逆自旋霍尔电流。
[0006] 在本发明一
实施例中，所述拓扑绝缘体Bi2Se3的厚度范围在6至20纳米。
[0007] 在本发明一实施例中，所述拓扑绝缘体Bi2Se3的导电类型为n型。
[0008] 在本发明一实施例中，所述拓扑绝缘体Bi2Se3采用MBE设备生长。
[0009] 在本发明一实施例中，该方法具体实现步骤如下，
[0010] (1)在拓扑绝缘体Bi2Se3样品上用
电子束蒸发制备两个直径约为0.4mm的圆形电极，电极间距约为1.2mm；
[0011] (2)用具有高斯分布的1064nm的激光依次通过斩波器、起偏器、四分之一波片，然后垂直入射在样品两电极连线的中点；激光光斑直径约为1mm，激光功率约为250mW；
[0012] (3)将激光光斑从两电极连线的左边1mm处沿着两电极的垂直平分线移动到右边1mm处，步长为0.1mm；在每一个光斑位置处，转动四分之一波片从0度到360度，步长为5-15度，将每一个角度下的光电流输入前置
放大器和
锁相放大器，然后进入
数据采集卡被电脑采集；
[0013] (4)将每一个光斑位置处测的随四分之一波片角度变化的光电流用如下的公式进行拟合：
[0014]
[0015] 其中，JPISHE为光致逆自旋霍尔效应电流，L1和L2为反常线偏振光致电流，J0为背景电流；
[0016] (5)将步骤(4)得到的光致逆自旋霍尔效应电流随光斑位置的变化曲线通过建立的区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的定量拟合模型进行拟合，即可得到表面态和体态的光致逆自旋霍尔效应电流。
[0017] 在本发明一实施例中，所述建立区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的定量拟合模型具体方式如下，
[0018] 由于高斯分布的圆偏振激光在垂直入射产生的光斑为高斯光斑，所以光场强度呈现高斯分布，
光激发产生的载流子也是呈现高斯分布；在光斑的径向方向，由于自旋极化载流子浓度的梯度，将会产生沿径向的自旋流， D是自旋扩散系数，Nz是沿z方向自旋的载流子浓度；由于逆自旋霍尔效应，沿径向运动的电子将受到自旋横向
力f(r)，从而产生横向的涡旋流；自旋横向力可以表示为
[0019]
[0020] 其中，G(r)是光强度的空间分布，表示z方向的单位矢量，γ是与自旋轨道耦合相关的常数，m*为电子有效
质量，τs为自旋迟豫时间；因此，
[0021]
[0022] 其中，f0＝m*γτsD；对应二维导体，圆偏振电动力是由圆偏振激光垂直入射的光照引起的，可以表示为 q是单位电荷，R是积分路径的半径；涡旋流是有涡旋
电场引起的，电场E(R)可以表示为 由斯托克斯公式，可以得到：
[0023] 所以，
[0024]
[0025] 两电极a、b两点的
电压可以表示为 电极a、b两点测到的电流为：
[0026]
[0027] 其中，abo表示沿电极a、b和光斑圆心o的闭合回路，Dabo表示abo三点围成的面积；因此，若设由b到a的方向为正方向，则有
[0028]
[0029] 其中，±分别对应光斑在两电极左边和右边的情形；当光强较大，光斑中心区域的吸收趋于饱和，不存在载流子浓度的梯度，对涡旋电流没有贡献，因此对面积积分的时候应当扣除这部分的面积积分，设饱和区域的半径为rs；注意到以上公式只有在光斑区域是适用的，因为，当大于光斑区域时， 不成立；因此，要将圆外的电流与跟圆边沿上的电流联系起来；
[0030] 设f点为ab线段上任意一点，线段of与光斑边缘的交点为e，则f点电流If和e点电流Ie有如下关系：
[0031]
[0032] 其中x0为光斑中心，r0为光斑半径，Ls为电荷扩散长度，A为常数，θ为of与光斑中垂线的夹角；因此可得：
[0033] 当x0＝0时，Iab＝0，
[0034] 当x0≠0时
[0035]
[0036] 其中，
[0037]
[0038]
[0039] rs2为体层的饱和吸收半径，θc1＝arcos(x0/r0),θc2＝arcos(x0/rs)，“±”中“+”对应x0>0，“-”对应x0<0的情况；首先要确定饱和吸收区半径rs；假设光斑的积分总强度为I0，则光强分布为：
[0040]
[0041] 假设表
面层饱和吸收光强为总光强的Q0倍，则令
[0042]
[0043] 可以计算出饱和吸收区半径rs；则在半径为rs的饱和吸收区，吸收光的强度都一样，吸收达到饱和，此区域表面层吸收的光强为 而未吸收部分的光将透过表层被体层吸收；半径大于rs部分的光强将都被表层吸收，无法到达体层；通过将式(1)和式(2)对测得的光致逆自旋霍尔电流随光斑位置的曲线进行拟合，即可得到表面态和体态的逆自旋霍尔效应电流。
[0044] 相较于
现有技术，本发明具有以下有益效果：
[0045] 1、本发明提供的这种区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法，十分简单易行，成本低廉，有利于日后推广应用；
[0046] 2、本发明提供的这种区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法，所得的结果较为准确。
附图说明
[0047] 图1是本发明提供一种区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法的一个实施例中的实验光路示意图。其中，1是1064nm
激光器，2为斩波器，3为起偏器，4是四分之一波片，5是Bi2Se3样品，6是沉积在样品上的两个圆形电极，7是前置放大器，8是锁相。
[0048] 图2是本发明提供一种区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法的原理示意图。21表示激光光强度随空间的分布曲线，22表示电子受到的自旋横向力的方向，23表示自旋流的方向，24表示由第一表面态(SS1)的导带到第二表面态(SS2)的
价带跃迁产生的电子，其电子的自旋方向是垂直纸面向里，27表示光强度的饱和吸收区，25表示由第一体导带(CB1)到第二表面态(SS2)的价带跃迁产生的电子，其电子的自旋方向是垂直纸面向里，26表示由第一体导带(CB1)到第二体价带(VB2)的跃迁产生的电子，其电子的自旋方向是垂直纸面向里。
[0049] 图3是本发明提供一种区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法的跃迁能带示意图。31表示由第一体导带(CB1)到第二体价带(VB2)的跃迁，32表示第一体导带(CB1)到第二表面态(SS2)的价带的跃迁，33表示由第一表面态(SS1)的导带到第二表面态(SS2)的价带的跃迁。
[0050] 图4是本发明提供一种区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法的数据测量以及拟合示意图。图(a)是实验测量光路实验图。41表示激光光束，42表示四分之一波片，43表示电极，44表示光斑位置。图(b)当光斑照在图(a)中B点时测得的光电流随四分之一波片角度的数据。其中圆形空心点45表示实验数据，实线46表示拟合数据，47表示由拟合得到的L2分量，48表示由拟合得到的L1分量，49表示拟合得到的光致逆自旋霍尔电流(PISHE)，40表示拟合得到的背景电流。
[0051] 图5是本发明的一个实施例中光致反常霍尔电流随光斑位置变化的曲线。其中，矩形实心点表示实验测得的数据，竖直细线表示实验误差，实线表示采用模型得到的拟合曲线，表示拟合得到的表面态的光致逆自旋霍尔电流，表示拟合得到的体态的光致逆自旋霍尔电流。
[0052] 图6是本发明提供一种区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法的光斑与电极示意图。其中，61表示光斑区域中未吸收饱和的区域，64表示光斑区域中吸收饱和的区域，62表示电极，63的箭头表示涡旋电流的方向。
具体实施方式
[0053] 下面结合附图，对本发明的技术方案进行具体说明。
[0054] 本发明的一种区分Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法，在钛酸锶衬底的(111)晶面上生长拓扑绝缘体Bi2Se3；而后用高斯分布的圆偏振激光在垂直入射的情况下激发拓扑绝缘体Bi2Se3的体态和表面态的光致逆自旋霍尔效应电流，测得当光斑位置在两电极连线的垂直平分线上移动时的光致逆自旋霍尔效应电流；最后，通过建立区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的定量拟合模型，并进行模型拟合，得到体态和表面态的光致逆自旋霍尔电流。所述拓扑绝缘体Bi2Se3的厚度范围在6至20纳米。所述拓扑绝缘体Bi2Se3的导电类型为n型。所述拓扑绝缘体Bi2Se3采用MBE设备生长。
[0055] 本发明的一种区分Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法，具体实现步骤如下，
[0056] (1)在拓扑绝缘体Bi2Se3样品上用
电子束蒸发制备两个直径约为0.4mm的圆形电极，电极间距约为1.2mm；
[0057] (2)用具有高斯分布的1064nm的激光依次通过斩波器、起偏器、四分之一波片，然后垂直入射在样品两电极连线的中点；激光光斑直径约为1mm，激光功率约为250mW；
[0058] (3)将激光光斑从两电极连线的左边1mm处沿着两电极的垂直平分线移动到右边1mm处，步长为0.1mm；在每一个光斑位置处，转动四分之一波片从0度到360度，步长为5-15度，将每一个角度下的光电流输入前置放大器和
锁相放大器，然后进入数据采集卡被电脑采集；
[0059] (4)将每一个光斑位置处测的随四分之一波片角度变化的光电流用如下的公式进行拟合：
[0060]
[0061] 其中，JPISHE为光致逆自旋霍尔效应电流，L1和L2为反常线偏振光致电流，J0为背景电流；
[0062] (5)将步骤(4)得到的光致逆自旋霍尔效应电流随光斑位置的变化曲线通过建立的区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的定量拟合模型进行拟合，即可得到表面态和体态的光致逆自旋霍尔效应电流。
[0063] 所述建立区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的定量拟合模型具体方式如下，
[0064] 由于高斯分布的圆偏振激光在垂直入射产生的光斑为高斯光斑，所以光场强度呈现高斯分布，光激发产生的载流子也是呈现高斯分布；在光斑的径向方向，由于自旋极化载流子浓度的梯度，将会产生沿径向的自旋流， D是自旋扩散系数，Nz是沿z方向自旋的载流子浓度；由于逆自旋霍尔效应，沿径向运动的电子将受到自旋横向力f(r)，从而产生横向的涡旋流；自旋横向力可以表示为
[0065]
[0066] 其中，G(r)是光强度的空间分布，表示z方向的单位矢量，γ是与自旋轨道耦合相关的常数，m*为电子有效质量，τs为自旋迟豫时间；因此，
[0067]
[0068] 其中，f0＝m*γτsD；对应二维导体，圆偏振电动力是由圆偏振激光垂直入射的光照引起的，可以表示为 q是单位电荷，R是积分路径的半径；涡旋流是有涡旋电场引起的，电场E(R)可以表示为 由斯托克斯公式，可以得到：
[0069] 所以，
[0070]
[0071] 两电极a、b两点的电压可以表示为 电极a、b两点测到的电流为：
[0072]
[0073] 其中，abo表示沿电极a、b和光斑圆心o的闭合回路，Dabo表示abo三点围成的面积；因此，若设由b到a的方向为正方向，则有
[0074]
[0075] 其中，±分别对应光斑在两电极左边和右边的情形；当光强较大，光斑中心区域的吸收趋于饱和，不存在载流子浓度的梯度，对涡旋电流没有贡献，因此对面积积分的时候应当扣除这部分的面积积分，设饱和区域的半径为rs；注意到以上公式只有在光斑区域是适用的，因为，当大于光斑区域时， 不成立；因此，要将圆外的电流与跟圆边沿上的电流联系起来；
[0076] 设f点为ab线段上任意一点，线段of与光斑边缘的交点为e，则f点电流If和e点电流Ie有如下关系：
[0077]
[0078] 其中x0为光斑中心，r0为光斑半径，Ls为电荷扩散长度，A为常数，θ为of与光斑中垂线的夹角；因此可得：
[0079] 当x0＝0时，Iab＝0，
[0080] 当x0≠0时
[0081]
[0082] 其中，
[0083]
[0084]
[0085] rs2为体层的饱和吸收半径，θc1＝arcos(x0/r0),θc2＝arcos(x0/rs)，“±”中“+”对应x0>0，“-”对应x0<0的情况；首先要确定饱和吸收区半径rs；假设光斑的积分总强度为I0，则光强分布为：
[0086]
[0087] 假设表面层饱和吸收光强为总光强的Q0倍，则令
[0088]
[0089] 可以计算出饱和吸收区半径rs；则在半径为rs的饱和吸收区，吸收光的强度都一样，吸收达到饱和，此区域表面层吸收的光强为 而未吸收部分的光将透过表层被体层吸收；半径大于rs部分的光强将都被表层吸收，无法到达体层；通过将式(1)和式(2)对测得的光致逆自旋霍尔电流随光斑位置的曲线进行拟合，即可得到表面态和体态的逆自旋霍尔效应电流。
[0090] 以下为本发明的具体实现实例。
[0091] 图1是本发明的一个实施例中的实验光路示意图。测量
温度为77K。其中的样品5是用分子束
外延生长技术(MBE)在(111)面钛酸锶衬底上生长的Bi2Se3
薄膜，薄膜厚度约为7nm。由于Bi2Se3材料中存在较多的Se空位以及生长氛围中气体杂质的影响，Bi2Se3表现为n型导电，即体层表现为n型掺杂。1是1064nm的激光器，激光强度呈现高斯分布，功率为
250mW，激光通过2斩波器、3起偏器和4四分之一波片后垂直入射在样品两电极6的垂直平分线上，光斑的直径约为1mm，两电极间距约为1.2mm。产生的光电流进入前置放大器7，然后进入锁相放大器8，最好进入数据采集卡并由电脑采集。斩波器的斩波
频率为229Hz，锁相放大器的参考频率为斩波器的频率。
[0092] 本实施例采用如下的步骤：
[0093] (1)在拓扑绝缘体Bi2Se3样品上用电子束蒸发制备两个直径约为0.4mm的圆形电极，电极间距约为1.2mm。
[0094] (2)用具有高斯分布的1064nm的激光依次通过斩波器、起偏器、四分之一波片，然后垂直入射在样品两电极连线的中点。激光光斑直径约为1mm。激光功率约为250mW。
[0095] (3)将激光光斑从两电极连线的左边1mm处沿着两电极的垂直平分线移动到右边1mm处，步长为0.1mm。在每一个光斑位置处，转动四分之一波片从0度到360度，步长为10度，将每一个角度下的光电流输入前置放大器和锁相放大器，然后进入数据采集卡并通过电脑采集。
[0096] (4)将每一个光斑位置处测的随四分之一波片角度变化的光电流用如下的公式进行拟合：
[0097]
[0098] 其中，JPISHE为光致逆自旋霍尔效应电流，L1和L2为反常线偏振光致电流，J0为背景电流。
[0099] (5)将步骤(4)得到的光致逆自旋霍尔效应电流随光斑位置的变化曲线用建立的区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的定量拟合模型进行拟合，即可得到表面态和体态的光致逆自旋霍尔效应电流。
[0100] 图2给出了本发明的原理示意图。21表示激光光强度随空间的分布曲线，即为高斯分布曲线。由于光斑为高斯光斑，所以光激发产生的载流子也是呈现高斯分布。当光为圆偏振光时，根据跃迁选择定制，将会激发产生某一自旋方向的电子，即自旋极化的电子。此时，在光斑的径向方向，由于自旋极化载流子浓度的梯度，将会产生沿径向的自旋流(23)，由于逆自旋霍尔效应或表面态的自旋-动量锁定效应，电子将会受到自旋横向力(22)，从而产生围绕光斑的涡旋电流，即光致逆自旋霍尔电流。当激发光的强度较大，超过样品所能吸收的最大光强，就会出现饱和吸收区(27)，在此区域内样品吸收的光强都一样，不存在自旋
密度梯度，因此区域不会有自旋流，也就对涡旋流产生贡献。当激光照射在Bi2Se3表面上时，表面态会吸收光产生光电流，在饱和吸收区域内没有涡旋流产生，在饱和吸收区外的光都被表面层吸收，并产生涡旋电流，如图2所示。在饱和吸收区域中，未被吸收的光强会透过表面层，照射到体层，在体层中产生涡旋流(光致逆自旋霍尔电流)，如图2所示。在光
波长为1064nm(即1.17eV)的圆偏振光激发下，Bi2Se3中将会出现如下三种跃迁，即由第一体导带(CB1)到第二体价带(VB2)的跃迁(31)，由第一体导带(CB1)到第二表面态(SS2)的价带的跃迁(32)，由第一表面态(SS1)的导带到第二表面态(SS2)的价带的跃迁(33)，如图3所示。其中，第一种跃迁发生在体层内，第二种跃迁发生在表面与体的分界面上，第三种跃迁发生在表面层内。第一种跃迁产生的电子用图2中26表示，第二种跃迁产生的电子用图2中的25表示，第三中跃迁产生的电子用图2中的24表示，其电子的自旋方向是垂直纸面向里。由于表面态和体内二维电子气的有效自旋轨道耦合系数相反，因此，表面态和体态电子感受到的自旋横向力的方向相反，从而产生相反方向的逆自旋霍尔效应电流。
[0101] 图4(b)为测得的光电流随四分之一波片角度变化的典型曲线。当四分之一波片从0度转到45度是，光的偏振状态从线偏振光变到右旋圆偏光，当四分之一波片再转到90度时，光的偏振状态又变为线偏振光，当四分之一波片转到135度时，光的偏振状态变为左旋圆偏光，当四分之一波片转到180度时，光的偏振状态又变为线偏振光。如此反复，光的偏振状态与四分之一波片转角呈现180度周期的变化。图4(b)的实验测量数据(空心圆形点45)为当激光光斑照着距离两电极连线中心点靠左0.2mm处(即图4(a)中的B点)时测的光电流随四分之一波片角度变化的曲线。图中实线46是用公式3拟合得到的结果。由拟合我们可以得到光致逆自旋霍尔电流(49)，反常线偏振光致电流L1和L2(48和47)，以及背景电流J0(40)。当光斑由两电极左侧距离两电极中点0.1mm处沿着两电极的中垂线移动到两电极右侧距两电极中心0.1mm处时，光致逆自旋霍尔电流出现了三次反号，如图5中矩形黑点所示，这表明所测得的光致逆自旋霍尔电流为表面态和体态电流的叠加，且表面态和体态的逆自旋霍尔电流具有相反的方向。为了将体态和表面态的逆自旋霍尔电流进行分离，建立如下的模型：
[0102] 由于高斯分布的圆偏振激光在垂直入射产生的光斑为高斯光斑，所以光场强度呈现高斯分布，光激发产生的载流子也是呈现高斯分布；在光斑的径向方向，由于自旋极化载流子浓度的梯度，将会产生沿径向的自旋流， D是自旋扩散系数，Nz是沿z方向自旋的载流子浓度；由于逆自旋霍尔效应，沿径向运动的电子将受到自旋横向力f(r)，从而产生横向的涡旋流；自旋横向力可以表示为
[0103]
[0104] 其中，G(r)是光强度的空间分布，表示z方向的单位矢量，γ是与自旋轨道耦合相关的常数，m*为电子有效质量，τs为自旋迟豫时间；因此，
[0105]
[0106] 其中，f0＝m*γτsD；对应二维导体，圆偏振电动力是由圆偏振激光垂直入射的光照引起的，可以表示为 q是单位电荷，R是积分路径的半径；涡旋流是有涡旋电场引起的，电场E(R)可以表示为 由斯托克斯公式，可以得到：
[0107] 所以，
[0108]
[0109] 两电极a、b两点的电压可以表示为 电极a、b两点测到的电流为：
[0110]
[0111] 其中，abo表示沿电极a、b和光斑圆心o的闭合回路，D表示abo三点围成的面积；因此，若设由b到a的方向为正方向，则有
[0112]
[0113] 其中，±分别对应光斑在两电极左边和右边的情形；当光强较大，光斑中心区域的吸收趋于饱和，不存在载流子浓度的梯度，对涡旋电流没有贡献，因此对面积积分的时候应当扣除这部分的面积积分，设饱和区域的半径为rs；注意到以上公式只有在光斑区域是适用的，因为，当大于光斑区域时， 不成立；因此，要将圆外的电流与跟圆边沿上的电流联系起来；
[0114] 设f点为ab线段上任意一点，线段of与光斑边缘的交点为e，则f点电流If和e点电流Ie有如下关系：
[0115]
[0116] 其中x0为光斑中心，r0为光斑半径，Ls为电荷扩散长度，A为常数，θ为of与光斑中垂线的夹角；因此可得：
[0117] 当x0＝0时，Iab＝0，
[0118] 当x0≠0时
[0119]
[0120] 其中，
[0121]
[0122]
[0123] rs2为体层的饱和吸收半径，θc1＝arcos(x0/r0),θc2＝arcos(x0/rs)，“±”中“+”对应x0>0，“-”对应x0<0的情况；首先要确定饱和吸收区半径rs；假设光斑的积分总强度为I0，则光强分布为：
[0124]
[0125] 假设表面层饱和吸收光强为总光强的Q0倍，则令
[0126]
[0127] 可以计算出饱和吸收区半径rs；则在半径为rs的饱和吸收区，吸收光的强度都一样，吸收达到饱和，此区域表面层吸收的光强为 而未吸收部分的光将透过表层被体层吸收；半径大于rs部分的光强将都被表层吸收，无法到达体层；通过将式(1)和式(2)对实验上测得的光致逆自旋霍尔电流随光斑位置的曲线进行拟合，即可得到表面态和体态的逆自旋霍尔效应电流。
[0128] 用上述模型对实验测得的光致逆自旋霍尔电流随光斑位置的曲线进行拟合，拟合结果如图5中的实线53所示，可见拟合结果较好，拟合得到表面态的光致逆自旋霍尔电流(51)和体态的光致逆自旋霍尔效应电流(52)。由实验以及拟合结果可以看出，体态中的光致逆自旋霍尔效应主要是由第一导带到第二价带的跃迁所主导的，第一导带到第二表面态跃迁的贡献很小。
[0129] 从上述实施例中可以看出，本发明提供一种区分拓扑绝缘体Bi2Se3表面态与体态光致逆自旋霍尔电流的方法，本方法的实现比较方便，成本低，测量较为准确。以上所述的具体实施例，对本发明的目的、技术方案和成果进行了详尽说明，所应理解的是，以上所述仅为本发明的具体实施例而已，并不用于限制本发明，凡在本发明的精神和原则之内，所做的任何
修改、等同替换、改进等，均应包含在本发明的保护范围之内。
[0130] 以上是本发明的较佳实施例，凡依本发明技术方案所作的改变，所产生的功能作用未超出本发明技术方案的范围时，均属于本发明的保护范围。
