Диссертация (Динамика спиновой когерентности в полупроводниковых наноструктурах), страница 23

Панель (а) соответствует режиму РСУ, апанель (b) – режиму ССП. τs/TR =3, Θ=π, Δωg = 0.1ω0, τTs << τr.Динамика спиновой поляризации в магнитных полях, отмеченных цифрамина рис. 5.6(a), показана на рис.5.7. Рисунок 5.7(a) соответствует режиму РСУ(слабые магнитные поля). Видно, что фаза и амплитуда спиновой поляризациипри маленьких отрицательных задержках зависит от положения частотыпрецессии относительно синхронизованных мод. При этом в режиме ССП,показанном на рис. 5.7(b), фаза и амплитуда перед приходом импульсапостоянны, не зависимо от того, удовлетворяет ли средняя частота прецессииусловию синхронизации или нет.Переход между режимами РСУ и ССП был экспериментально реализован вспиновом ансамбле дырок в положительно заряженных InGaAs квантовых точкахв работе [А27].Для спинов дырок взаимодействие с ядерными спинами существеннослабее, чем для электронов, поэтому разброс частот спиновой прецессииопределяется преимущественно разбросом g-фактора.

Это позволяет перейти из147ССП режима в режим РСУ, уменьшая магнитное поле. На рис. 5.8 показанысигналы эллиптичности в зависимости от магнитного поля. Частоты спиновойпрецессии дырок в этих полях равны: 2.5ωR, 2ωR, и ω 1.5ωR на рис. 5.8(а) и ωR,0.5ωR и 0 на рис. 5.8(b).

ω = ωR соответствует полю B = 72 мТ.ω = 2.5ωR2ωR1.5ωR(a) ССПЭллиптичность (усл.ед.)20-28ωR0.5ωR0(b) РСУ6420-2-20246Время задержки (нс)810Рис. 5.8. Эллиптичность как функция задержки между накачивающим изондирующимпучкамидляразличныхвеличинмагнитногополяи,следовательно, для различных частот спиновой прецессии, отмеченных цифрамина рис.5.9. Рис.5.8 (a) соответствует режиму ССП, рис. 5.8 (b) – режиму РСУ.

TR =6.6 ns.На рис. 5.8(a) фаза и амплитуда сигнала при малых задержках вблизиимпульса накачки не зависят от магнитного поля – как для частоты прецессии,удовлетворяющей условию синхронизации (ω = 2ωR), так и для остальных частот.По контрасту с этим, фаза и амплитуда зависимостей, показанных на рис. 5.8(b),сильно зависит от условий соизмеримости ω и ωR.2дырка, РСУдыркаССПдыркаССП 26432111500электрон,ССПФарадеевское вращение (усл.ед.)Эллиптичность (усл.ед.)148-0.20 -0.15 -0.10 -0.05 0.00 0.05 0.10 0.15 0.20B (T)Рис. 5.9 Электронная (правая ось, нижняя кривая) и дырочная (левая ось,верхняя сплошная кривая) спиновая поляризация как функция магнитного поля,измеренная при нулевой pump-probe задержке.

Штрих-пунктирная (серая) кривая– модельный расчет с параметрами: gh = 0.14, Δgh = 0.04, Θ = 1.4π. Режимы РСУ иССП для дырок показаны стрелками над кривыми. Для электронной спиновойполяризации осуществляется только режим ССП. TR = 6.6 ns. Цифрами отмеченычастоты: (1) ω = 2.5ωR, (2) ω = 2ωR, (3) ω = 1.5ωR, (4) ω = ωR, (5) ω = 0.5ωR, (6)ω=0.Зависимость амплитуды сигнала спиновой поляризации дырок при малыхотрицательных задержках от магнитного поля подтверждает переход от РСУрежима к ССП режиму с ростом магнитного поля (верхняя кривая на рис.5.9). Изрис.5.9 видно, что в малых магнитных полях (B < 100 мТ) наблюдается режимРСУ для дырочной спиновой поляризации.

В этом диапазоне полей можнонаблюдать только три пика, соответствующих ω = 0; ±ωR. В полях B > 100 мТ,амплитуда спиновой поляризации при малых отрицательных задержках независит от магнитного поля. Это соответствует режиму ССП.149Вработе[A28]удалосьэкспериментальноразделитьсигналыотподансамблей положительно и отрицательно заряженных квантовых точек водном и том же образце. Нижняя кривая на рис.5.9 показывает долгоживущуюэлектронную спиновую поляризацию из подансамбля отрицательно заряженныхквантовых точек. Видно, что для электронов перехода между режимами нет иосцилляций, типичных для РСУ, не наблюдается.

Провал при малых магнитныхполях обусловлен действием ядерных спиновых флуктуаций на электронныеспины. Режиму РСУ для электронов в квантовых точках препятствует сильноеэлектрон-ядерноевзаимодействие,котороеприводиткдополнительномуувеличению разброса частот прецессии, независимому от внешнего магнитногополя. В исследованных КТ ядерные спиновые флуктуации дают ΔωN ~ 0.5ωR, чтодает сразу несколько мод прецессии в сигнале даже при B = 0.Суммируя результаты 5.1 и 5.2, можно сделать выводы относительно двухглавных особенностей режима ССП. Первая – это фиксированная фаза спиновогосигнала перед приходом очередного импульса накачки, которая не зависит отмагнитного поля. Это отражает тот факт, что наиболее эффективно в сильнонеоднородном ансамбле накапливается поляризация спинов, прецессирующих ссоизмеримыми частотами, кратными частоте следования импульсов.

Втораяхарактерная особенность заключается в восстановлении уже затухшего сигналаперед приходом следующего импульса накачки (см. рис. 5.2).Стоит отметить, что в отличие от режима РСУ, в режиме ССП зависимостьспиновой поляризации Sbz от магнитного поля представляет собой медленноменяющуюся функцию, подобную зависимости, показанной штриховой линией нарис. 4.10(с). Ширина этой колоколообразной кривой определяется флуктуациямиядерного поля и приблизительно равна 4ΔB.Приведем условия, необходимые для режима ССП. Кроме очевидногосоотношения τs >> TR необходимо следующее:(1) Существенный разброс частот прецессии спинов носителей Δω ≥ 0.5ωR.(Этот разброс может быть как результатом действия случайных ядерных полей,так и разбросом g-факторов).150(2) Разброс частот Δω ≥ 0.5ωR приводит к дефазировке спинового сигнала свременем T∗2 ≤ TR/π, то есть быстрее, чем период следования импульсов (этопроявляется в характерном восстановлении сигнала перед приходом очередногоимпульса накачки).(3) Из рисунков 5.5(c) и 5.5(d) видно, что площадь импульса должна бытьдостаточно большой, Θ ≥ π/2.

В противном случае разброс частот Δω ≥ 0.5ωRприведет только к затуханию спиновой поляризации без последующего заметноговосстановления перед приходом очередного импульса накачки.5.3 Эффект ядерной спиновой фокусировкиАнализ зависимости затухания когерентного отклика от периода следованияимпульсовпозволяетиндивидуальногоспина.определитьвремяВпримеракачестверелаксациинаРис.когерентности5.10приведеныэкспериментально измеренные зависимости амплитуды сигналов фарадеевскоговращения и эллиптичности спинов резидентных электронов и дырок в областиотрицательных задержек от периода следования импульсов накачки [A9, А27].Изменение периода TR в интервале от 13.2 ns до 990 ns осуществлялось путемпрореживания последовательности лазерных импульсов.Сплошными линиями на рисунке 5.10 показаны теоретически рассчитанныезависимости амплитуды сигнала от периода следования импульсов TR,вычисленные для электронной и дырочной спиновой поляризации.

Временакогерентности электронного и дырочного спинов в изучаемых ансамблях лежат вобластимикросекундныхзначенийиограничиваются,преждевсего,взаимодействием с ядерными спинами, релаксирующими в этой временнойшкале. Однако, наши исследования показали, что при определенных условияхядерный резервуар может вносить и конструктивный вклад в спиновуюкогерентность, фокусируяисходно неоднородныйспиновый ансамбль всинхронизованную моду. Подбирая соответствующие условия эксперимента,151можно даже реализовать прецессию практически всего спинового ансамбля наодной частоте, полностью ликвидировав обратимую дефазировку [А14].(b)ДыркиT2 = 0.7 µsEllipticityЭлектроныFaraday rotation(a)Pulse repetition period (µs)Рис.

5.10. Зависимости амплитуд сигнала вращения (a) и эллиптичности (b)при отрицательных задержках от периода следования импульсов накачки.Экспериментальные данные для электронной (а) и дырочной спиновойполяризации (b) показаны точками, соответственно.

Сплошные линии –теоретическая подгонка (ge = |0.54|, Θ = 1.6π для электронов и gh,x = |0.146|, Θ = πдля дырок). Данные из работ [A9, А27].Для того чтобы перейти к описанию эффекта ядерной фокусировки нужносначала кратко описать двухимпульсный эксперимент в режиме ССП. При этом вконфигурацию эксперимента вносятся определенные изменения, а именно, пучокнакачки расщеплен на два пучка, причем один из них задержан относительнодругого на время TD < TR. Оба пучка циркулярно ко-поляризованы и имеютодинаковую интенсивность.