Автореферат (Динамика спиновой когерентности в полупроводниковых наноструктурах), страница 3

В диссертации использован квантовомеханический подход, поскольку он дает хорошее описание процесса оптическоговозбуждения спиновой когерентности в квантовых ямах при малой мощностинакачки и в квантовых точках для любой мощности накачки.Вотсутствиимагнитногополягенерациядолгоживущейспиновойполяризации за время жизни триона происходит в меру спиновой релаксациинеспаренного носителя в трионе.

Действительно, если спин неспаренногоносителя в трионе живет дольше, чем время жизни триона, то послерекомбинации триона спиновое состояние резидентного носителя не будетотличаться от того, которое было до образования триона. В поперечноммагнитном поле происходит изменение взаимной ориентации спина резидентногоносителя и спина неспаренного носителя в трионе в результате прецессии. Этоприводит к появлению спиновой поляризации резидентных электронов или дырокпосле трионной рекомбинации, даже если спины носителей в трионах нерелаксируют. В этом случае, с ростом магнитного поля происходит постепенноеувеличение скорости прецессии спинов, что приводит к нарастанию амплитуды15долговременной поляризации.

Таким образом, даже в отсутствии спиновойрелаксации в трионе, приложение внешнего магнитного поля приводит квозникновению долгоживущей спиновой поляризации резидентных носителей.Кроме процессов генерации долгоживущей спиновой когерентности, в главе 4рассмотрена спиновая динамика и накопление спиновой поляризации поддействием последовательности оптических накачивающих импульсов. В этойглаве рассматривается только режим резонансного спинового усиления (РСУ).Для этого режима рассмотрено влияние различных эффектов: релаксация триона,ядерные спиновые флуктуации, анизотропия спиновой релаксации.

Показано, что,несмотря на возможную сложность формы сигналов РСУ, особенно в случаемедленной спиновой релаксации в трионе, теоретический анализ кривых РСУпозволяет определять различные физические характеристики спиновой системы,взаимодействующей со светом, с высокой точностью.В качестве иллюстрации на рисунке 4 показаны теоретическая (рис.4(a)) иэкспериментальная (рис.4(b)) кривые РСУ в большом диапазоне магнитныхполей. Совмещенные теоретическая и экспериментальная кривые, приведенныена рис.

4(a) и (b), показаны в меньшем диапазоне магнитных полей на рис.4(с).Хорошее совпадение теории и эксперимента позволяет надежно определитьследующие параметры: электронный g- фактор, g=0.557; разброс электронного gфактора, Δg=0.0019; период повторения лазерных импульсов, TR=13.143 нс; времярелаксации электронного спина, τs =55 нс; время излучательной рекомбинациитриона, τr=120пс; время релаксации спина дырки в трионе, τTs =2 нс; площадьимпульса, Θ = 0.056π (рис.

4(а) и на рис. 4(c) (нижняя кривая)). Параметры дляверхней теоретической кривой на рис. 4(c): g=0.553, Δg=0.002, TR=13.143 нс, τs=20 нс, τr=100пс, τTs =0.2 нс, Θ = 0.056π. Полученное при анализе кривых времяспиновой релаксации дырки составляет 2 нс при Т=2К, что много больше временижизни триона, поэтому этот эффект целиком обусловлен взаимной прецессиейэлектронного и дырочного спинов. Существенное сокращение времени жизниспина дырки с ростом температуры приводит к резкому изменению формысигнала РСУ, как это показано на рис. 4(с). Этот эффект иллюстрирует16проявление независимого от магнитного поля механизма спиновой поляризациирезидентных носителей.Теория(c)Эксперимент(b)T=6KРСУ (усл.ед.)РСУ (усл.ед.)(a)T=2KT = 2K-0.6-0.4-0.20.00.2B (T)0.40.6-0.040.000.04B (T)0.08Рис.4 (a) Теоретическая кривая, (b) экспериментально полученный сигнал РСУпри T=2K, при фиксированной задержке между импульсами накачки изондирования -60 пс.

(с) Сигнал РСУ при T=2K и 6K. Черные зашумленныекривые – экспериментальный сигнал, красные (серые) широкие кривые –теоретическая подгонка.Следует отметить, что, в отличие от подробно рассмотренных в главе 4механизмов создания спиновой когерентности, существуют другие механизмы,работающие при нерезонансном оптическом возбуждении [A22]. В этом случаеформа сигнала РСУ может сильно деформироваться.

Однако детальный анализпозволяет определить механизмы генерации и релаксации спиновой поляризацииносителей и получить соответствующую количественную информацию орелаксационных процессах.17Высокая чувствительность сигнала РСУ к небольшим изменениям магнитногополя позволяет исследовать взаимодействие с ядерной спиновой системой[A28,A29].В конце четвертой главы сформулированы условия, необходимые дляэкспериментальногонаблюдениясигналаРСУиприведеныфизическиевеличины, которые можно извлечь из анализа этих данных.В пятой главе рассмотрена долгоживущая спиновая динамика инакоплениеспиновойполяризацииподдействиемпоследовательностиоптических накачивающих импульсов в режиме синхронизации мод спиновойпрецессии (ССП) [A9,A13,A17,A19,A26,A27]. Вначале представлены основныехарактеристики режима синхронизации мод.

Показано, что у режима ССП естьдве главные особенности. Первая из них – фиксированная фаза спинового сигналаперед приходом очередного импульса накачки, которая не зависит от магнитногополя. Это отражает тот факт, что в сильно неоднородном ансамбле наиболееэффективнонакапливаетсяполяризацияспинов,прецессирующихссоизмеримыми частотами, кратными частоте следования импульсов, ωR.

Втораяхарактерная особенность заключается в восстановлении сигнала перед приходомследующего импульса накачки. Получены условия, необходимые для режимаССП. Кроме очевидного соотношения τs >> TR необходимо следующее:(1) Существенный разброс частот прецессии спинов носителей Δω ≥ 0.5ωR.Он может быть как результатом действия случайных ядерных полей, так иразбросом g-факторов. Такой разброс приводит к быстрой дефазировке спиновогосигнала с временем обратимой фазовой релаксации T∗2 ≤ TR/π, то есть быстрее,чемпериодследованияимпульсов.Этопроявляетсявхарактерномвосстановлении сигнала перед приходом очередного импульса накачки.(2) Накачивающий импульс должен быть достаточно интенсивным, то естьплощадь импульса, Θ, должна быть большой: Θ ≥ π/2.

В противном случаеразброс частот Δω ≥ 0.5ωR приведет только к затуханию спиновой поляризациибез последующего заметного восстановления перед приходом очередногоимпульса накачки.18Механизм возникновения РСУ и ССП является общим и основан нанакоплении спиновой поляризации носителей под действием периодическогооптического возбуждения. Главное отличие между этими режимами определяетсяотношением разброса частот ларморовой прецессии и частоты повторениялазерных импульсов: Δω/ωR.

Схематически это проиллюстрировано на рис. 5(a) и5(b) с помощью функции распределения частот прецессии спинового ансамбля вмагнитном поле. Моды прецессии, кратные ωR, показаны вертикальнымиштриховыми линиями.В режиме РСУ Δω<<ωR и в распределение ларморовых частот попадаеттолькооднамода(илидажениодной),удовлетворяющаяусловиюсинхронизации. Если положение моды совпадает с максимумом функциираспределения, как это показано на рис. 5(a), в спектре РСУ возникает максимум.Если перекрытие между функцией распределения и модой отсутствует, в спектреРСУ будет минимум.Рис.5.3. Функция распределения ларморовых частот спинового ансамбля(умноженная для удобства на2  ) для условий РСУ (a) и синхронизации мод(b).

(c) Диаграмма, схематически показывающая условия возникновения РСУ илисинхронизации мод.19Для режима ССП необходимо, чтобы в распределение частот прецессиивходили, как минимум, две моды. Таким образом, условием для этого режимаявляется неравенство: Δω ≥ ωR [см. рис. 5(b)]. Расчеты показывают, что переход крежиму ССП происходит уже при Δω = 0.5ωR, когда только хвосты функциираспределения ларморовых частот перекрываются с двумя соседними модами.Рисунок5(c)показываетобластьпараметров,вкоторыхмогутреализоваться разные режимы накопления спиновой поляризации. ПунктирнаякриваясоответствуетусловиюΔω=0.5ωR,котораяможетслужитьприблизительной границей между режимами РСУ и ССП. Действительно, еслиразброс g-фактора мал, распределение частот прецессии содержит только однумоду синхронизованной прецессии в широком диапазоне магнитных полей(выраженных через отношение ω0(B)/ωR).

Это соответствует режиму РСА, длякоторого пространство параметров расположено под кривой на рис. 5(c). Еслиразброс g-фактора большой, даже в слабом магнитном поле в распределениичастот содержится несколько синхронизованных мод и при эффективнойоптической накачке реализуется режим ССП. Это соответствует пространству надпунктирной кривой на рис.

5(c).Тот факт, что различие режимов РСУ и ССП определяется отношением Δω/ωR,позволяет осуществить переход между режимами с помощью изменениямагнитного поля. Это возможно для случая, когда разброс ларморовых частотопределяется разбросом g-фактора, Δg, поскольку в этом случае Δωg возрастаетлинейно с увеличением B. Результаты соответствующих расчетов для Δωg = 0.1ω0,где ω0 - средняя частота прецессии спинового ансамбля, представлены на рис. 6. Вмалых магнитных полях (|ω0/ωR| < 3) можно идентифицировать режим РСУ, прикоторых и фаза и амплитуда сигнала зависят от поля. В больших полях (|ω0/ωR| >5) осуществляется режим ССП, где эти величины больше не изменяются.200.4(a)РСУ SzbССПССП0.2230.014-0.2Фаза,  (рад.)(b)0--7 -6 -5 -4 -3 -2 -101234567 /RРис.