Диссертация (Динамика спиновой когерентности в полупроводниковых наноструктурах), страница 24

Результаты эксперимента для ансамбля резидентныхэлектронов в InGaAs квантовых точках показаны на рисунке 5.11 [A9]. Привозбуждении КТ любым из двух пучков наблюдаются сигналы вращенияодинаковой формы, за исключением сдвига на величину TD (см. два верхнихграфика). При одновременном возбуждении двумя последовательностямиимпульсов, форма сигнала резко изменяется (нижний график).Сигнал Фарадеевского вращения152TD=1.8 nsB=6TT=2Kpump 1pump 2pump 2эхо -1pump 1TDTDСигнал Фарадеевского вращения-2-1эхо +1012t (ns)3эхо +2TD456pump 2эхо -1pump 1эхо +1эхо +2модельный расчет-2-1012t (ns)3456Рис.

5.11. Электронная спиновая поляризация под действием двухпоследовательностей импульсов накачки с TR = 13.2 ns, сдвинутыми по временина TD = 1.84 ns. (a) Экспериментально измеренные сигналы вращения прираздельном действии первого и второго пучков накачки (две верхние кривые) ипри совместном действии обоих пучков (нижняя кривая). (b) Теоретическоемоделирование эхо-сигналов в двухпучковом эксперименте. Параметры модели:Θ = π и ∆ge = 0.004.153В окрестности импульса из первого пучка наблюдается такой же сигнал, каки при однопучковой накачке. В то же время, амплитуда сигнала в окрестностиимпульса из второго пучка оказывается почти вдвое большей.Таким образом, действие первого импульса приводит к увеличениюсинхронизованного сигнала, созданного вторым импульсом и к появлению эхооткликов в сигнале вращения до прихода первого и после окончания второгоимпульсов накачки.

Отклики имеют симметричную форму, характеризуемуюодинаковыми значениями времен нарастания и затухания огибающей. Интервалывремени между соседними откликами в точности равны TD. Характерно, что в эхосигналах отсутствует дополнительная модуляция, наблюдаемая непосредственнопосле импульсов накачки. Это хорошо согласуется с предположением о том, чтоисточником модуляции является сигнал от фоторожденных носителей [А8,А9].Таким образом, при двухпучковом возбуждении для электронных спинов,синхронизованных на частоте следования лазерных импульсов, возникает ещеодна частота синхронизации, определяемая задержкой между импульсами впервом и втором пучках.

Результатом дополнительной синхронизации являютсямногочисленные эхо-отклики в сигнале вращения. Эхо-сигналы имеют ту жеприроду, что и сигналы при отрицательных задержках в однопучковыхэкспериментах. Теоретический расчет распределения спиновой поляризации,созданной двумя последовательностями импульсов накачки показан на рисунке5.11 (b).Именно в двухпучковом эксперименте был обнаружен эффект подстройкичастот электронной спиновой прецессии к условиям синхронизации за счетвзаимодействия с ядерной спиновой системой. До сихпор мы включали врассмотрение ядерную спиновую систему только как источник разброса частотспиновой прецессии резидентных носителей.

Из-за того, что динамика ядерныхспинов очень медленная по сравнению с динамикой носителей в пределахпериода следования лазерных импульсов, мы считали, что ядерные спины«заморожены» и в разных квантовых точках средние спины ядерной системыориентированы случайно. Однако за время действия последовательности154импульсов ядерная спиновая система может изменить свое состояние из-завзаимодействия со спинами резидентных электронов и из-за прецессии вовнешнем магнитном поле.На рисунке 5.12 показаны сигналы с одним и двумя импульсами накачки.Нижняя кривая – это сигнал спиновой динамики после того, как был перекрытвторой накачивающий пучок.

На правой панели (рис. 5.12(Б)) показан участоквременной зависимости на месте второго импульса накачки через несколькоминут после его закрытия. Видно, что и спустя 40 минут сигнал все ещеTимпульсы 1 D 2только pump 1 накачкиpump 1Apump 2TR-TD12TR= 13.2 nsburst 1pump 1 + 2burst 2pump 1 (после двух-имп. режима)12.3 minburst 02.6 min-101B=6T T=6K7.2 min2t (нс)16 min345Сигнал Фарадеевского вращенияСигнал Фарадеевского вращениясохраняется.Б0 мин251020401.751.80t (нс)1.85Рис. 5.12.

(A) Сигналы фарадеевского вращения от ансамбля отрицательнозаряженных квантовых точек (In,Ga)As/GaAs в зависимости от задержки междупервым импульсом накачки и пробным импульсом. Верхняя кривая – это сигналвращения под действием первого накачивающего пучка. Средняя криваязарегистрирована при совместном действии двух пучков с временем задержкимежду ними TD = 1.86 нс. Нижняя кривая – сигнал спиновой динамики,измеренный после того, как был перекрыт второй накачивающий пучок. (Б)Сигналы фарадеевского вращения на небольшом временном участке вблизинулевого эхо-сигнала, отмеченного прямоугольником напанели А, дляразличных значений времени после перекрывания второго пучка (первый пучоквсегда открыт).155Основная идея, объясняющая этот эффект заключается в следующем.Действие ядерной спиновой поляризации на электронный спин можно себепредставить как эффективное магнитное поле.

Электрон прецессирует всуммарном поле: внешнем и ядерном и, следовательно, частота прецессии зависитот ядерного поля. Электронный спин, в свою очередь, также воздействует наядерные спины. В КТ, в которых частота электронной прецессии кратна частотеследования лазерных импульсов, после действия последовательности лазерныхимпульсов, электронный спин не взаимодействует со светом и, следовательно, невлияет на ядерные спины, которые могут долго существовать без релаксации. ВКТ, в которых частота некратная, электронная поляризация все времяподкачивается лазерными импульсами и взаимодействует с ядерной спиновойсистемой.

При этом, если в результате ядерной спиновой динамики частотаэлектронной прецессии в КТ становится кратной частоте следования лазерныхимпульсов, то дальше в этой КТ с ядерной поляризацией ничего не происходит.К настоящему времени существует два теоретических подхода для описанияэффектаподстройкичастотыэлектроннойспиновойпрецессиииз-завзаимодействия с ядерной спиновой системой.Один предполагает случайные перевороты ядерных спинов [5.4,A14] из-затого, чтовзаимодействующийснимиэлектронныйспинподвергаетсявоздействию световых импульсов. В этой модели время ядерной спиновойрелаксации при однопучковой накачке оказывается обратно пропорциональнымω 2TR2вероятности создания триона импульсом света: τ N ∝ 2.

Здесь α α 1 2 + S zb()константа сверхтонкого взаимодействия.На рисунке 5.13 показаны теоретически рассчитанные в рамках этогоподхода: электронная спиновая поляризация, время ядерной спиновой релаксациии плотность состояний электронной спиновой поляризации в зависимости отчастоты электронной прецессии.

Разные цвета соответствуют одно- (красный) идвух-импульсному (синий) режимам накачки. Из рисунка 5.13(В) видно, чтомаксимальное время соответствует кратным частотам.1560.4(a)Szb0.20.0-0.2-0.4Время релаксацииспинов ядер (сек.)-0.6300310315305310315100101(b)300Плотность состояний30580.150.100.050.00(c)64305310ωe(ГГц)20300305310315ωe (ГГц)Рис.

5.13. Электронная спиновая поляризация (A), время ядерной спиновойрелаксации для ядер As (В) и плотность состояний электронной спиновойполяризации (С) для ансамбля однократно заряженных квантовых точек InGaAs взависимости от частоты прецессии для однопучкового и двухпучковогопротоколов возбуждения (синие и красные кривые, соответственно). На вставке кпанели (С) для наглядности показана плотность состояний электронной спиновойполяризации в меньшем диапазоне амплитуды. Черная кривая – плотностьсостояний с учетом разброса электронного g-фактора и ядерных спиновыхфлуктуаций и без учета эффекта ядерной фокусировки. Параметры расчета: B = 6T, |ge| = 0.555, Δge = 0.0037, ΔωN,x = 1 ГГц, TR = 13.2 ns, TD = TR/7 нс, and T2 = 3 мкс.157Основная идея другого подхода заключается в том, что подстройка частотыпроисходит направленно [A26].

При этом спиновая динамика электронов и ядерможет быть описана в рамках классических уравнений. Разные характерныевременные рамки для электронной и ядерной спиновой прецессии приводят ктому, что электронная спиновая прецессия между импульсами происходит в«замороженном»полеядерныхспинов,аядернаяспиноваядинамикаопределяется электронной спиновой поляризацией, усредненной по периодуповторения импульсов.Анализ показывает, что поперечные компоненты усредненной по периодуэлектронной спиновой поляризации, которые определяют динамику ядернойспиновой поляризации, обнуляются при выполнении условий синхронизации.

Аесли частота электронной прецессии в суммарном внешнем и ядерном поле неудовлетворяет условиям синхронизации, то взаимодействие с электронами меняетядерную поляризацию до тех пор, пока условие синхронизации не будетвыполнено. Скорость подстройки частоты электронной спиновой прецессии вэтой модели примерно в 10 раз больше, чем скорость переворота спинов ядервмодели случайных переворотов.Описанныемоделинаходятсявудовлетворительномсогласиисэкспериментом. Однако дальнейшее развитие теоретического описания эффектаядерной фокусировки требует дополнительных экспериментов, например,измерения зависимостей времени подстройки от магнитного поля и мощностинакачки.5.4 Краткие итогиНакопление спиновой поляризации для однократно заряженных квантовыхточек и квантовых ям, под действием периодического оптического возбуждениясодержащихизбыточныеносителипроявляетсяввидедвухрежимов:резонансного спинового усиления и синхронизации мод спиновой прецессии.

Этирежимы, не смотря на различные проявления в экспериментах, имеют общую158природу и наблюдаются для спиновых ансамблей, в которых время жизниспиновой когерентности превышает период следования лазерных импульсов.Резонансное спиновое усиление и синхронизация мод прецессии являютсявзаимоисключающими режимами, поскольку условия для их возникновенияявляются взаимоисключающими.Для режима РСУ необходим относительно однородный спиновый ансамбльи малые мощности возбуждения (малые площади импульсов накачки). Этиусловия реализуются в экспериментах на квантовых ямах, содержащих небольшоеколичество избыточных носителей – электронов или дырок, т.е. на структурах, вкоторых при оптическом возбуждении образуются трионы.