Диссертация (Динамика спиновой когерентности в полупроводниковых наноструктурах), страница 21

(с) Сигнал РСУ при T=2K и 6K. Черные зашумленныекривые – экспериментальный сигнал, красные широкие кривые – теоретическаяподгонка, построенная с использованием формул (4.9) и (4.14). Параметры, прикоторых была получена нижняя теоретическая кривая указаны в подписи крис.4.11(а). Параметры для верхней теоретической кривой: g=0.553, Δg=0.002,TR=13.143 ns, τs =20 ns, τr=100пс, τTs =0.2 ns, θ = 0.056π, t=TR-60 нс1334.3.5 Краткие итогиТаким образом, представленная в этой главе модель формированиясигнала резонансного спинового усиления позволила провести детальныйанализ потенциала извлекаемой информации, а так же условий наблюденияэффекта усиления сигнала.

Возможность определения из анализа сложныхкривых РСУ различных физических характеристик спиновой системы свысокой точностью связано с тем, что разные характеристики определяютразные особенности РСУ спектров:1) g-фактор резидентного носителя определяет положения пиков РСУ пошкале внешнего магнитного поля.2) Разброс g-фактора Δg определяет уменьшение амплитуды пиков РСУ сростом магнитного поля.3) Времена спиновой релаксации и дефазировки носителей τs определяетширину пиков РСУ 5.4) Соотношение времени спиновой релаксации τTs и времени жизни триона τrопределяет возможное нарастание амплитуды пиков с ростом магнитногополя. Если τr получено из независимого нестационарного эксперимента, τTsможно получить из подгонки спектра РСУ.5) Для медленной спиновой релаксации в трионе (когда РСУ имеет формулетучей мыши), симметрия пиков РСУ при малых отрицательных временныхзадержках определяется соотношением g факторов триона и резидентногоносителя, однако величину трионного g-фактора следует определять изнезависимого эксперимента.Нулевой пик РСА [ур.

(4.19)] имеет ту же самую форму и описывается также как эффект Ханле [4.35]: деполяризация электронного спина впоперечном магнитном поле при непрерывном возбуждении. Обычновлияние разброса g-факторов на эффект Ханле очень слабое и, как правило(см. работы [A10] и [4.36]), время спиновой релаксации определяетсяядерными спиновыми флуктуациями, то есть T∗2. По сравнению с эффектомХанле исследования резонансного спинового усиления позволяют измерятьзависимость времени дефазировки от магнитного поля и, следовательно,оценить разброс g-факторов Δg.51346) Наконец, амплитуда и ширина нулевого пика может содержатьинформацию об анизотропии спиновой релаксации свободных носителей и оядерных эффектах для локализованных.Рассмотренные выше параметры спиновой динамики можно оценитьтолько для достаточно однородного ансамбля и при слабых энергияхвозбуждения, что является типичным для полупроводниковых квантовых ям.Следует отметить, что существуют другие механизмы генерации спиновойкогерентности при нерезонансном оптическом возбуждении [4.5,A22,4.20].

Вэтом случае форма сигнала РСУ может сильно деформироваться. Однакодетальный анализ позволяет определить механизмы генерации и релаксацииспиновойполяризацииносителейиполучитьсоответствующуюколичественную информацию о релаксационных процессах.135Глава 5 Эффект синхронизации мод спиновой прецессии носителей и переходмежду режимами накопления долгоживущей спиновой поляризацииВ этой главе будет рассмотрена долгоживущая спиновая динамика инакоплениеспиновойполяризацииподдействиемпоследовательностиоптических накачивающих импульсов в режиме синхронизации мод спиновойпрецессии (ССП).

Вначале представлены основные характеристики режимасинхронизации мод. Затем приведено сравнение спиновой динамики в режимахРСУ и ССП, указаны условия возникновения ССП режима и обсуждаютсявозможности перехода в режим РСУ. В конце главы описывается явление ядернойспиновой фокусировки, которое сопровождает эффект синхронизации спиновойпрецессии электронов.5.1 Синхронизация мод спиновой прецессии носителейЭффект синхронизации мод (“mode locking”) был назван по аналогии слазерной физикой, где генерация возможна только для некоторых мод, частотыкоторых совпадают с собственными частотами резонатора.

По сравнению слазерами, для которых используются специальные методы, чтобы синхронизоватьмоды, моды спиновой прецессии с соизмеримыми ларморовыми частотамисоздаются импульсом накачки всегда в фазе. Эффект синхронизации модспиновой прецессии наблюдался в ансамбле n-легированных квантовых точек(In,Ga)As [A9,5.1,5.2].На рисунке 5.1 показаны экспериментальные сигналы ФВ при разныхзначениях магнитного поля из работы [А9]. В сигнале отчетливо видныосцилляции, частота которых растет, а время затухания сокращается с ростомполя. Со стороны положительных задержек наблюдается суммарный сигнал отнейтральных и заряженных квантовых точек.

Быстро-затухающие осцилляции,наблюдающиеся в отсутствии поля, уже обсуждались в главе 3.136TR = 13.2 нсT=2KАмплитуда ФВB=0T1T6T-1000 -5000500 1000 1500 2000 2500Время задержки (пс)Рис.5.1. Зависимость сигналов фарадеевского вращения от временнойзадержки между накачивающим и пробным лазерными импульсами при разныхзначениях напряженности магнитного поля B.Они обусловлены сигналом от нейтральных квантовых точек и отражаютквантовыебиенияэкситонныхсостояний,расщепленныханизотропнойкомпонентой обменного взаимодействия. При включении магнитного поля, всигнале возникают долгоживущие осцилляции. Природу этих осцилляцийестественноприписатьпрецессииспиноврезидентныхэлектроновифоторожденных носителей (см. главы 3,4). Причиной модуляции сигнала, как ужеупоминалось,является интерференция сигналов от резидентного электрона взаряженных квантовых точках и от фотовозбужденных носителей (экситонов) внейтральных квантовых точках.

К модуляции приводит отличие частотыпрецессии спина резидентного электрона от частоты экситонных биений,поскольку в последнюю вносят дополнительный вклад ненулевая поперечнаякомпонента дырочного g-фатора и анизотропная компонента обеменноговзаимодействия.В области отрицательных задержек сигнал обусловлен только спиновойпрецессией резидентных электронов. Из рисунка можно видеть, что в областиотрицательных задержек амплитуда осцилляций плавно спадает при увеличении137абсолютнойвеличинызадержки.Отличительнойособенностьюэффектасинхронизации мод является восстановление спиновой поляризации в динамикеФВ при отрицательных временных задержках перед приходом накачивающегоимпульса.Для объяснения этого эффекта необходимо иметь в виду, что затуханиеосцилляций в данном случае обусловлено разбросом частот спиновой прецессии вансамбле квантовых точек. Поэтому в данной главе (в отличие от главы 4) мыбудем рассматривать сильно неоднородные спиновые системы, для которыхразброс частот спиновой прецессии такой, чтоT2∗ < TR .(5.1)При этом время спиновой релаксации отдельного спина может существеннопревышать период следования лазерных импульсов τs >> TR.

В то время какспиновая поляризация ансамбля, созданная импульсом накачки, затухает за времяT2∗ , то есть пропадает к моменту прихода следующего импульса.На рисунке 5.2 показаны модельные расчеты, демонстрирующие динамикуполяризацииспиновогоансамбляпоследействиябесконечнойпоследовательности импульсов накачки. Действительно, можно видеть, чтополяризация быстро затухает после прихода импульсов накачки, но затемвосстанавливается к приходу следующего импульса за время T2∗ .Если условие (5.1) выполнено, импульс накачки возбуждает широкоераспределение частот спиновой прецессии, среди которых есть некотороеколичество частот, удовлетворяющих условию синхронизации (перепишем ещераз выражение (4.15)).ω = Nω R =2πN, N = 0,1, TR(5.2)Спины носителей с такими частотами возбуждаются более эффективно инакапливают спиновую поляризацию больше чем другие (то есть резонансноусиливаются).

В результате главный вклад в сигнал образован спиновыми138биениями с частотами, соизмеримыми с частотой следования лазерныхимпульсов.0.4ω0 = 10 ωR, ∆ω = ωRTR0.20.0-0.2- Sz(a)ω0 = 7.5 ωR, ∆ω = ωR0.2(b)0.0-0.2-1.0-0.50.00.5Время задержки, t / TR1.0Рис. 5.2. Спиновая поляризация носителя как функция задержки междуимпульсами накачки и зондирования для частот прецессии (а) удовлетворяющейусловию синхронизации (5.2) и (b) не удовлетворяющей этому условию. Δω = ωR,Θ = π, и τTs << τr. Вертикальные стрелки показывают моменты прихода импульсовнакачки.Электронная спиновая динамика, показанная на рис.

5.2, рассчитана сучетом разброса частот спиновой прецессии (ур.(4.30)). Для простоты, здесьпредполагается, что трионная спиновая релаксация быстрая, τTs << τr, и разбросчастот спиновой прецессии не зависит от величины магнитного поля и равен Δω =ωR. Из рисунка видно, что фаза спиновых биений перед приходом импульса независит от величины магнитного поля. При этом, на рис. 5.2(a) показан сигнал,для которого средняя частота прецессии спинового ансамбля ω0 удовлетворяет139условиям синхронизации, а на рис. 5.2(b) – нет. Тем не менее, фаза в обоихслучаях одинакова и совпадает с фазой после прихода импульса φ = 0. Это сильноотличается от режима слабой дефазировки ( T2∗ ≥ TR ) [см.

рис. 4.4(c)] и,фактически, является принципиальным отличием режимов РСУ и синхронизациимод в накоплении спиновой поляризации носителей. Спиновая динамика прислабойдефазировкевыглядит похоже на динамику одиночногоспина,показанную на рис. 4.3 и 4.4.Стоитотметить,чтоотношениеамплитудсигналовсостороныотрицательных и положительных задержек сильно зависит от эффективностигенерации и сохранения спиновой поляризации, то есть от площади импульса, отспиновой релаксации в трионе и от отношения времени спиновой релаксацииносителя τs и периода следования импульсов TR [А9,5.1].ρ0.50.01.0 (b)0.52∆ω1.0ω0 = NωRω0 = NωR2∆ω(c)0.8∆g / g01.0 (a)0.60.40.20.00.00(N-2) (N-1) N (N+1) (N+2)ω / ωRРСУ1ССП2 3ω0 / ωR4Рис.5.3. Функция распределения ларморовых частот спинового ансамбля(умноженная для удобства на2π ∆ω ) для условий РСУ (a) и синхронизации мод(b).