Pengamatan Efek Hall Spin Terbalik Terinduksi Foto Ekstrinsik dalam Gas Elektron Dua Dimensi GaAs/AlGaAs

Hasil dan Diskusi

Di bawah iluminasi cahaya terpolarisasi sirkular dengan profil Gaussian, pembawa terpolarisasi spin dengan distribusi Gaussian dalam ruang akan dihasilkan di daerah tak jenuh serap. Akibatnya, muncul arus putaran difus yang mengalir sepanjang arah radial. Kemudian, karena efek ISHE, pembawa terpolarisasi spin mengalami "gaya transversal spin" sepanjang arah tangensial, yang mengarah ke arus muatan transversal, yaitu arus pusaran (dinamakan sebagai arus PISHE), dalam arah aksial [8, 20], seperti yang ditunjukkan pada Gambar. 1a. Saat keadaan polarisasi cahaya diubah dari polarisasi sirkular kiri (σ ⁺ ) ke polarisasi melingkar kanan (σ ⁻ ), polarisasi spin elektron diubah dari spin ke atas ke spin ke bawah, yang mengarah ke pembalikan gaya transversal spin dan arus PISHE. Saat pelat seperempat gelombang berotasi dari 0 hingga 180°, yaitu sebagai sudut φ diubah dari 0 menjadi 180 °, keadaan polarisasi cahaya diubah dari polarisasi linier vertikal (pada 0 °), ke polarisasi sirkular kiri (pada 45 °), polarisasi linier vertikal (pada 90 °), tangan kanan polarisasi melingkar (pada 135 °), dan lagi polarisasi linier vertikal (pada 180 °) secara berurutan, seperti yang ditunjukkan di bagian atas Gambar 1c. Oleh karena itu, sebagai sudut φ diubah dari 45 menjadi 135 °, PISHE dibalik, menunjukkan bahwa PISHE sebanding dengan sin2φ . Perlu dicatat bahwa, di φ sudut 0, 90, dan 180 °, cahaya terpolarisasi linier. Cahaya terpolarisasi linier juga akan menginduksi arus foto karena efek penyelarasan momentum optik [34], disebut sebagai L ₁ , atau karena penyerapan optik anisotropi [35, 36], dinamakan sebagai L ₂ . Arus L ₁ dan L ₂ diinduksi oleh cahaya terpolarisasi linier sebanding dengan sin4φ dan cos4φ , masing-masing. Selain itu, arus foto latar belakang J ₁ yang berasal dari efek fotovoltaik atau efek Dember juga akan muncul, yang tidak bergantung pada keadaan polarisasi cahaya. Jadi, menurut ketergantungan mereka yang berbeda pada sudut φ , kita dapat mengekstrak arus PISHE dengan memasang arus foto bergantung keadaan polarisasi cahaya yang diukur secara eksperimental J dengan rumus berikut [8, 33]:

dimana J _PISH adalah arus PISHE yang dieksitasi oleh cahaya polarisasi sirkular kiri, L ₁ dan L ₂ adalah arus foto yang diinduksi oleh cahaya terpolarisasi linier, dan J ₁ adalah arus latar belakang [19]. Perlu dicatat bahwa L ₂ istilah telah dimasukkan dalam persamaan pas, yaitu, Persamaan. (1), karena adanya anisotropi optik besar dalam sampel. Anisotropi optik mungkin disebabkan oleh struktur antarmuka anisotropik [37], segregasi atom [38], atau tegangan sisa [39].

Untuk mendapatkan distribusi spasial PISHE, kami menyapu titik laser dari kiri ke sisi kanan dari dua kontak sepanjang garis-bagi tegak lurus mereka [lihat Gbr.1a]. Pada setiap posisi spot, kami memutar pelat seperempat gelombang dari 0 hingga 360° dan memperoleh arus PISHE dengan memasang Persamaan. (1) ke arus foto bergantung keadaan polarisasi cahaya yang diukur secara eksperimental J . Gambar 1b menunjukkan hasil khas arus foto yang diukur sebagai fungsi sudut fase φ , ketika titik laser ditetapkan pada x =− 0,5 mm, yaitu di titik A [lihat Gambar 1a]. Arus foto diukur pada 300 K dan dikumpulkan sepanjang dua kontak sepanjang [110] arah. Bintik laser pada sampel memiliki diameter sekitar 1,4 mm dengan profil Gaussian dan daya 250 mW. Lingkaran pada Gambar 1b adalah data eksperimen, dan garis padat adalah hasil pemasangan menurut Persamaan. (1). Dapat dilihat bahwa arus foto yang diukur secara eksperimental berfluktuasi secara berkala dengan memutar pelat seperempat gelombang. Ini karena arus foto merupakan penjumlahan dari arus PISHE, arus foto yang diinduksi oleh cahaya terpolarisasi linier dan arus latar belakang, dan keduanya menunjukkan ketergantungan yang berbeda pada sudut φ . Garis putus-putus menunjukkan arus PISHE, dan garis putus-putus menunjukkan arus latar belakang. Garis putus-putus biru dan hijau mewakili L ₁ dan L ₂ komponen yang diinduksi oleh cahaya terpolarisasi linier, masing-masing. Kita dapat melihat bahwa arus PISHE jauh lebih kecil daripada arus foto yang diinduksi oleh cahaya terpolarisasi linier.

Arus PISHE yang diperoleh sebagai fungsi titik ditunjukkan pada Gambar 1c. Dapat dilihat bahwa, saat titik laser dipindahkan dari kiri ke kanan kedua kontak, arus PISHE berbalik arah. Ketika titik laser difokuskan pada titik tengah kedua kontak, arus PISHE hampir sama dengan nol. Fenomena ini dapat dijelaskan secara kuantitatif dengan model arus pusaran yang diinduksi oleh efek Hall spin terbalik yang diinduksi foto [20]. Khususnya, di bawah radiasi laser dengan profil Gaussian G (r )=\(\frac {1}{\sqrt {2\pi }\sigma }\exp \left (-\frac {r^{2}}{2\sigma ^{2}}\kanan)\), arus putaran yang mengalir sepanjang arah radial akan diinduksi, yang dapat dinyatakan sebagai j _r =τ _s A _r G (r ). Di sini, D adalah koefisien difusi spin, τ _s adalah waktu relaksasi putaran, r menunjukkan arah radial, dan σ menunjukkan varians distribusi yang terkait dengan lebar penuh pada setengah maksimum (FWHM) dari intensitas cahaya. Karena efek ISHE, pembawa terpolarisasi spin akan mengalami gaya transversal spin \(f(r)\propto j_{r}\times \hat {z}\) [20, 40], yang dapat dinyatakan sebagai \( f(r)=-f_{0}r/\sigma ^{3}\exp \left (-\frac {r^{2}}{2\sigma ^{2}}\right)\). Di sini, f ₀ adalah konstanta gaya transversal spin yang terkait dengan SOC dari sistem material. Medan listrik pusaran \(\vec {E}\) dapat ditentukan oleh gaya gerak listrik melingkar (EMF), yang dapat ditulis sebagai \(\varepsilon (r_{0})=\frac {2\pi }{q }\int _{0}^{r_{0}} f(r)rdr\), melalui \(\oint \vec {E}(r_{0})\cdot d\vec {l}=\varepsilon ( r_{0})\). Di sini, r ₀ adalah jari-jari titik cahaya, dan loop integral berada di sepanjang perimeter titik cahaya. Oleh karena itu, kami memiliki

Perlu dicatat bahwa perbedaan kecil antara Persamaan. (2) dan yang dilaporkan dalam [20] adalah karena fungsi Gaussian yang dinormalisasi diadopsi dalam makalah ini, sedangkan fungsi Gaussian yang tidak dinormalisasi digunakan dalam [20]. f ₀ dalam makalah ini setara dengan f ₀ /σ dilaporkan dalam [20]. Arus listrik antara dua kontak (dinamai sebagai a dan b , masing-masing) dapat dinyatakan sebagai

dimana V _ab (R _ab ) adalah tegangan (resistansi) antara kontak a dan b , o adalah asal mula titik cahaya, dan S menunjukkan luas segitiga abo . Perlu disebutkan bahwa daerah jenuh serapan, di mana intensitas cahaya yang diserap oleh sampel adalah konstan dan mencapai penyerapan maksimum sampel, harus dikurangkan dari integral Persamaan. (3). Hal ini disebabkan oleh fakta bahwa gradien pembawa yang dihasilkan foto adalah nol di area itu, dan akibatnya, arus spin dan arus PISHE semuanya nol di area tersebut.

Perlu dicatat bahwa Persamaan. (3) hanya berlaku jika kontak a dan b ditutupi oleh titik cahaya, karena di luar titik cahaya Persamaan. (2) tidak berlaku lagi. Dengan demikian, dengan mempertimbangkan hubungan antara arus listrik di luar (J _f ) dan di dalam (J _e ) tempat, yaitu, J _f =\(J_{e}\exp \left (-\frac {l}{A\cdot L_{s}}\right)\) [41], kita dapat menyatakan Persamaan. (3) sebagai:

Di sini, l adalah jarak antara tepi titik cahaya dan sambungan dua kontak, L _s adalah panjang difusi elektron, dan A adalah sebuah konstanta. Menggunakan Persamaan. (2) dan (4) agar sesuai dengan arus PISHE yang diukur secara eksperimental, kita dapat memperoleh gaya transversal spin f ₀ dan panjang difusi A ·L _s . Hasil pemasangan ditunjukkan pada Gambar. 1c dengan garis padat. Orang dapat melihat bahwa data eksperimen cocok dengan model. Dalam pemasangan, parameter yang diukur secara eksperimental berikut diadopsi, σ =0,2 mm, L =4 mm, r ₀ =0,7 mm, dan R _ab =15,5rb Ω . Gaya transversal spin f ₀ /q elektron dipasang menjadi 6,8 × 10 ⁻⁶ T ·m/C pada 300 K, A ·L _s dipasang menjadi 2,8 × 10 ⁻⁴ m, dan radius daerah jenuh serapan dipasang menjadi 0,34 mm, yang menunjukkan bahwa intensitas jenuh serapan cahaya I _c sesuai dengan sekitar seperlima dari intensitas maksimum I _m , yaitu, Saya _c =1/5 Aku _m .

Untuk menyelidiki ketergantungan arus PISHE pada daya cahaya dan pada profil cahaya, kami melakukan pengukuran PISHE di bawah daya cahaya yang berbeda dan profil cahaya yang berbeda. Gambar 2a, b menunjukkan arus PISHE sebagai fungsi dari lokasi titik cahaya di bawah daya cahaya yang berbeda dengan radius titik cahaya r ₀ =1,5 mm dan σ =0,5 mm dan r ₀ =1 mm dan σ =0,3 mm, masing-masing. Simbol adalah data eksperimen, dan garis padat adalah perhitungan teoretis menurut Persamaan. (2) dan (4). Dalam perhitungan, parameter yang sama, kecuali untuk parameter titik cahaya, yang diadopsi pada Gambar 1c digunakan, yaitu f ₀ /q =6,8 × 10 ⁻⁶ T ·m/C, A ·L _s =2,8 × 10 ⁻⁴ m, R _ab =15,5rb Ω , dan Aku _c =1/5 Aku _m . Ini, Aku _m adalah intensitas cahaya maksimum cahaya ketika daya 250 mW. Terlihat bahwa intensitas arus PISHE meningkat dengan kekuatan cahaya, dan di bawah kekuatan 250 mW, titik cahaya dengan FWHM yang lebih besar (yaitu, σ yang lebih besar. ) mengarah ke arus PISHE yang lebih besar. Kita juga dapat melihat bahwa, untuk titik cahaya dengan FWHM yang lebih besar, puncak kurva PISHE akan muncul pada nilai x yang lebih besar. . Ini, x adalah jarak antara pusat titik cahaya dan titik tengah hubungan kedua kontak. Ini karena arus spin dan arus PISHE yang dihasilkan sebanding dengan gradien profil cahaya. Untuk perbandingan yang lebih baik dari arus PISHE yang diinduksi oleh profil titik cahaya yang berbeda, kami merangkum hasil Gambar. 2a, b pada Gambar. 2c, yaitu, kami merangkum ketergantungan nilai puncak arus PISHE pada daya eksitasi untuk berbagai profil titik cahaya pada Gambar. 2c, di mana simbol menunjukkan data eksperimen, dan garis padat adalah hasil perhitungan teoritis. Orang dapat melihat bahwa hasil eksperimen sangat sesuai dengan simulasi teoretis, yang menegaskan model tersebut.

Arus PISHE sebagai fungsi dari lokasi titik cahaya di bawah daya cahaya yang berbeda. a , b PISHE saat ini bersemangat oleh titik cahaya profil Gaussian dengan r ₀ =1,5 mm dan σ =0,5 mm dan r ₀ =1 mm dan σ =0,3 mm, masing-masing. c Variasi nilai puncak arus PISHE dengan daya eksitasi, dimana masing-masing simbol dan garis utuh merupakan data eksperimen dan hasil perhitungan teoritis

Gambar 2c menunjukkan bahwa, ketika daya meningkat, arus PISHE meningkat secara monoton terlebih dahulu dan kemudian menjadi saturasi secara bertahap. Munculnya saturasi arus PISHE dengan daya ringan disebabkan adanya saturasi absorpsi pada daya tinggi. Ketika intensitas cahaya maksimum lebih kecil dari intensitas saturasi penyerapan, arus PISHE meningkat secara linier dengan kekuatan cahaya. Ketika intensitas cahaya maksimum lebih besar dari intensitas saturasi serapan, arus PISHE cenderung saturasi dengan meningkatnya daya cahaya. Pengaruh ukuran titik cahaya pada arus PISHE dapat dipahami dari aspek pengaruh FWHM titik cahaya pada arus PISHE, karena ukuran titik cahaya dan FWHM saling berkorelasi oleh daya cahaya. Khusus untuk daya cahaya tertentu, ukuran titik cahaya yang lebih besar memiliki nilai FWHM yang lebih besar. Pada daya cahaya tertentu, jika intensitas cahaya maksimum lebih kecil dari intensitas saturasi serapan, profil cahaya dengan FWHM yang lebih kecil (yaitu ukuran titik cahaya yang lebih kecil) dapat menghasilkan arus PISHE yang lebih besar, karena FWHM yang lebih kecil akan menghasilkan arus PISHE yang lebih besar. berputar saat ini; sedangkan jika intensitas cahaya maksimum lebih besar dari intensitas saturasi serapan, profil cahaya dengan nilai FWHM yang lebih kecil akan menghasilkan arus PISHE yang lebih kecil. Ini juga dapat dilihat dengan jelas pada Gambar. 3, yang merangkum arus PISHE sebagai fungsi dari lokasi titik cahaya di bawah profil cahaya yang berbeda. Kekuatan cahaya adalah 250 mW. Dapat dilihat bahwa, sebagai nilai σ meningkat dari 0,2 menjadi 0,5 mm, nilai puncak arus PISHE berkurang secara monoton. Hal ini dikarenakan pada daerah jenuh absorpsi, tidak ada arus spin, sehingga tidak ada arus PISHE yang dihasilkan. Oleh karena itu, cahaya di dalam daerah jenuh serapan tidak memberikan kontribusi apa pun pada arus PISHE. Sisipan Gambar 3 menunjukkan distribusi intensitas cahaya untuk profil cahaya Gaussian yang berbeda. Garis putus-putus mewakili intensitas saturasi penyerapan sampel. Titik potong antara garis putus-putus dan kurva intensitas cahaya menunjukkan jari-jari daerah jenuh serap, dilambangkan sebagai r _s . Cahaya dalam area lingkaran dengan radius r _s , yang ditunjukkan oleh area bayangan saat r ₀ =1,5 dan σ =0,5 mm, tidak berkontribusi pada arus PISHE. Dapat dilihat bahwa, untuk daya cahaya 250 mW, meskipun profil cahaya dengan FWHM yang lebih kecil akan menyebabkan arus spin yang lebih besar di daerah tak jenuh serap, efek ini diliputi oleh semakin banyak energi yang terbuang di daerah saturasi serapan. Hasilnya, profil cahaya dengan nilai σ . yang lebih kecil (yaitu, σ =0,2 mm) menghasilkan nilai PISHE yang lebih kecil dibandingkan dengan σ . yang lebih besar (yaitu, σ =0,3 atau 0,5 mm).

Arus PISHE sebagai fungsi lokasi titik cahaya di bawah profil cahaya Gaussian yang berbeda ketika daya cahaya 250 mW. Inset menunjukkan distribusi intensitas cahaya untuk profil cahaya Gaussian yang berbeda. Garis putus-putus menunjukkan intensitas saturasi penyerapan sampel

Untuk menyelidiki mekanisme dominan PISHE, kami melakukan pengukuran PISHE pada suhu yang berbeda. Gambar 4a menunjukkan arus PISHE sebagai fungsi dari lokasi titik cahaya yang diukur pada 77, 130, 180, dan 230 K. Titik laser memiliki profil Gaussian dengan r ₀ =0,7 mm dan σ =0,2 mm, dan dayanya adalah 250 mW. Kotak menunjukkan data eksperimen, dan garis padat adalah hasil pemasangan menggunakan Persamaan. (2) dan (4). Dapat dilihat bahwa semua data eksperimen cocok dengan model pada semua suhu. Dengan fitting, kita dapat memperoleh gaya transversal spin f ₀ /q , yang ditunjukkan pada Gambar. 4b, dan panjang difusi elektron A ·L _s pada suhu yang berbeda. Garis putus-putus pada Gambar 4b adalah panduan untuk mata. Untuk menentukan nilai parameter A , kita harus membandingkan ketergantungan suhu A ·L _s ke hasil sebelumnya dari ketergantungan suhu panjang difusi elektron L _s . Dengan menyesuaikan nilai kami A ·L _s dengan nilai L _s diperoleh di [42], kita dapat menentukan konstanta A menjadi 1,65 × 10 ² . Kesepakatan yang sangat baik dari hasil kami dengan hasil sebelumnya yang ditunjukkan pada Gambar. 4c memverifikasi metode kami. Dapat dilihat bahwa panjang difusi elektron menurun dengan meningkatnya suhu, yang terutama dapat dikaitkan dengan peningkatan hamburan pembawa oleh fonon [43].

Ketergantungan suhu arus PISHE, gaya transversal spin, dan panjang difusi elektron dari GaAs/AlGaAs 2DEG. a Hasil eksperimen dan pemodelan arus PISHE sebagai fungsi dari lokasi titik cahaya yang diukur pada suhu yang berbeda. Kotak padat adalah data eksperimen, dan garis padat adalah hasil yang pas. b , c Gaya transversal spin dan panjang difusi elektron masing-masing sebagai fungsi suhu. Garis putus-putus di b adalah panduan untuk mata, dan garis padat di c diperoleh dari [42]

Anehnya, gaya transversal spin f ₀ /q dari 2DEG meningkat secara monoton dengan meningkatnya suhu, yang menunjukkan tren variasi yang berlawanan pada suhu untuk PISHE yang diamati dalam struktur hibrida Au/InP [44]. Fenomena tak terduga ini mungkin terkait dengan mekanisme PISHE. Ada dua mekanisme untuk PISHE dalam semikonduktor 2DEG, yaitu mekanisme intrinsik dan ekstrinsik. Yang pertama terutama muncul dari struktur pita, dan yang terakhir berasal dari asimetri dalam hamburan untuk putaran naik dan turun karena efek SOC dalam pengotor [7, 16]. Untuk semikonduktor 2DEG dari C _2v simetri kelompok titik, gaya transversal spin yang diinduksi oleh mekanisme intrinsik dapat dinyatakan sebagai \(f_{0}=\frac {4m^{*2}\tau _{s}D}{\hbar ^{2}}\kiri (\alpha ^{2}+\beta ^{2}\right)\) [20, 40], di mana \(\hbar \) adalah konstanta Planck tereduksi, τ _s adalah waktu relaksasi putaran, D adalah koefisien difusi putaran, dan α (atau β ) adalah konstanta Rashba (atau Dresselhaus) yang sebanding dengan kekuatan SOC Rashba (atau Dresselhaus). Untuk GaAs/AlGaAs 2DEG, waktu relaksasi putaran τ _s sebanding dengan T ⁻¹ [45]. Di sini, T mewakili suhu. Untuk modulasi 2DEG yang didoping, kekuatan Rashba SOC jauh lebih besar daripada Dresselhaus (lihat pembahasan berikut); sebagai hasilnya, konstanta Rashba α jauh lebih besar dari konstanta Dresselhaus β . Koefisien difusi putaran D sebanding dengan T ⁻² [46, 47]. Ketergantungan suhu α dapat dinyatakan sebagai a +b T , di mana a dan b adalah konstanta, dan a kira-kira dua orde lebih besar dari b [48]. Jadi, dengan mempertimbangkan ketergantungan suhu τ _s , D , dan α , kami memiliki f ₀ T ⁻³ , yang menunjukkan bahwa gaya transversal spin yang diinduksi oleh mekanisme intrinsik harus menurun dengan meningkatnya suhu. Untuk mekanisme ekstrinsik, gaya transversal spin tergantung pada konsentrasi pengotor terionisasi, terutama untuk hamburan lompat samping ekstrinsik [49, 50]. Karena ada doping latar belakang dalam sampel kami, dan ionisasi pengotor meningkat dengan meningkatnya suhu, hamburan asimetri yang lebih kuat untuk elektron spin-up dan spin-down terjadi saat suhu meningkat, yang mengarah ke gaya transversal spin yang lebih besar dengan meningkatnya suhu. Mengingat bahwa gaya transversal spin f ₀ diamati dalam percobaan kami meningkat dengan meningkatnya suhu, dapat disimpulkan bahwa PISHE didominasi oleh mekanisme ekstrinsik, di mana pengotor terutama diperkenalkan oleh doping latar belakang selama proses pertumbuhan.

Untuk mengkonfirmasi lebih lanjut bahwa PISHE memang didominasi oleh mekanisme ekstrinsik, kami mengukur distribusi spasial arus PISHE yang dikumpulkan di sepanjang arah kristal yang berbeda. Gambar 5a, b menunjukkan distribusi spasial arus PISHE yang dikumpulkan di sepanjang [110] dan [100] arah kristal, masing-masing. Untuk menghilangkan pengaruh mobilitas pembawa dan kepadatan pembawa dalam arah kristal yang berbeda, kami menormalkan arus PISHE dengan arus foto yang sesuai J ₀ di bawah bias 0,3 V ketika kontak masing-masing sepanjang [110] dan [100]. Pengukuran dilakukan pada suhu kamar di bawah radiasi daya 60 mW. Radius titik cahaya r ₀ adalah 1,0 mm, dan σ adalah 0,3mm. Simbol menunjukkan data eksperimen, dan garis padat adalah hasil yang sesuai menurut Persamaan. (2) dan (4). Dapat dilihat bahwa tidak ada perbedaan mencolok antara arus PISHE ternormalisasi yang dikumpulkan sepanjang arah kristal [110] dan [100].

Arus PISHE yang dinormalisasi dikumpulkan di sepanjang orientasi kristal yang berbeda. Arus PISHE dinormalisasi oleh arus foto di bawah bias 0,3 V. Simbol padat adalah data eksperimen, dan garis padat adalah hasil pemasangan teoretis. Sisipan menunjukkan diagram skema untuk geometri pengukuran yang sesuai

Untuk mekanisme intrinsik, arus PISHE sepanjang arah kristal tertentu terkait dengan pemisahan putaran pada arah itu. Untuk mendapatkan pengetahuan tentang pemisahan spin anisotropi di GaAs/AlGaAs 2DEG, kami mengukur ketergantungan orientasi kristal dari arus CPGE pada suhu kamar, yaitu, kami mengukur arus CPGE ketika dua kontak berada di sepanjang [110] (atau [100 ]) arah dan bidang datang cahaya terletak pada arah [1\(\bar {1}\)0] (atau [010]), yang hasil pengukurannya ditunjukkan dengan kuadrat (atau lingkaran) pada Gambar 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)

Di sini, 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.