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

Основной особенностью кинетики является наличиеквантовых биений. В разделе 3.1 представлены зависимости основныххарактеристикквантовыхбиенийвквантовыхточкахотполяризациивозбуждающего и регистрируемого излучений, а так же от величины инаправления магнитного поля. Установлено, что в эксперименте наблюдается дватипа биений. Биения первого типа, наблюдаемые в продольном магнитном поле,обусловленыинтерференциейЗеемановскихкомпонентсветлогодублетаэкситона. Эти биения, типичные для квазидвумерных структур имеют малуюамплитуду и быстро затухают.

Биения второго типа, наблюдаемые в наклонныхмагнитных полях, обусловлены интерференцией светлых и темных Зеемановскихкомпонент экситона. Теоретический анализ позволил установить тонкуюструктуру экситонных состояний в исследуемых системах, определить значенияпродольных и поперечных компонент электронного и дырочного g-фактора, атакже получить оценку средних величин обменного взаимодействия.Вразделе3.2представленыэкспериментальныерезультатыдлянестационарного керровского вращения, анализ которых позволил определитьпродольную и поперечную компоненты электронного g-фактора с высокойточностью из частоты спиновой прецессии во внешнем магнитном поле для11квантовых ям GaAs/AlxGa1−xAs разной ширины.

Результаты экспериментальныхисследований и теоретического расчета представлены в виде зависимостикомпонент g-фактора от энергии оптического перехода e1-hh1 в квантовых ямах,что является удобным для последующего использования нашей работы, каксправочного материала. Сравнение с модельным расчетом показывает согласиетеории и эксперимента и подтверждает, с некоторыми ограничениями,существование универсальной зависимости электронного g-фактора от энергииперехода в GaAs/AlxGa1−xAs квантовых ямах.Вчетвертойглавеприведенырезультатытеоретическихиэкспериментальных исследований квантовых биений в сигнале фарадеевскоговращения от слаболегированных квантовых ям и однократно заряженныхквантовых точек. Описаны процессы генерации долгоживущей спиновойкогерентности:прирезонансномвозбуждениитрионаимпульсомполяризованного света и создание спиновой поляризации за время жизни триона.Показано влияние спиновой релаксации и спиновой прецессии трионного спинана долгоживущую спиновую когерентность резидентных носителей.

Рассмотренадолгоживущая спиновая динамика и накопление спиновой поляризации поддействием последовательности оптических накачивающих импульсов в режимерезонансного спинового усиления (РСУ). Для этого режима рассмотрено влияниеразличных эффектов: релаксация триона, ядерные спиновые флуктуации, ианизотропия спиновой релаксации. Показано, что, несмотря на возможнуюсложность формы сигналов РСУ, особенно в случае медленной спиновойрелаксации в трионе, теоретический анализ кривых РСУ позволяет определятьразличные физические характеристики спиновой системы, взаимодействующей сосветом, с высокой точностью.

Условия, необходимые для экспериментальногонаблюдения сигнала РСУ и физические величины, которые можно извлечь изанализа этих данных, собраны в конце главы.В пятой главе рассмотрена долгоживущая спиновая динамика инакоплениеспиновойполяризацииподдействиемпоследовательностиоптических накачивающих импульсов в режиме синхронизации мод спиновой12прецессии (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. Продемонстрировано, что, в отличие отрежима РСУ, для режима ССП необходим большой разброс частот прецессии вспиновом ансамбле и большие мощности возбуждения (площади импульсов π иболее).

Приведены экспериментальные данные для режима ССП и переходамежду режимами ССП и РСУ, полученные на ансамблях (In,Ga)As/GaAsквантовых точек, заряженных электронами или дырками. В конце главыописывается явление ядерной спиновой фокусировки, которое сопровождаетэффект синхронизации спиновой прецессии электронов.В заключении приведены основные результаты и выводы работы.13Глава 1 Спиновая динамика полупроводников и методы ее исследования(обзор литературы)1.1Спиновые состояния в полупроводниковых наноструктурахПолный момент (спин) электрона в зоне проводимости в рассматриваемых внастоящей диссертации полупроводниковых кристаллах типа A3B5 или A2B612можно считать равным S e = , а полный момент дырки J h =3(для краткости2будем его также называть спином).

Спиновые состояния в центре зоныБриллюэна для объемного кристалла вырождены. В полупроводниковыхнаноструктурах (квантовых ямах, квантовых точках) наличие гетерограницпонижает пространственную симметрию, что приводит к частичному снятиюспинового вырождения: спиновые состояния дырки расщепляются на состояния спроекцией момента J h, z = ±13(тяжелая дырка) и J h, z = ± (легкая дырка).

В22типичных гетероструктурах A3B5 с квантовыми ямами и квантовыми точками эторасщепление порядка десятков мэВ [1.1]. Как правило, эта величина оказываетсясущественно большей, чем спиновые расщепления, поэтому при теоретическоманализе тонкой структуры смешивание состояний легкой и тяжелой дыркиобычно не учитывается.Спектрыоптическогопоглощенияполупроводникаформируютсяпроцессами рождения свободных электрон дырочных пар и пар, связанныхкулоновским взаимодействием – экситонов, причем в спектрах проявляются какэкситоны с легкой дыркой (LH-экситон), так и экситоны с тяжелой дыркой (HHэкситон). Как правило, в структурах с квантовыми ямами и квантовыми точкаминижайшим по энергии оказывается состояние тяжелой дырки и при низкойтемпературе именно оно заселяется в первую очередь.

Кроме того, вероятностьоптического перехода для HH-экситона в несколько раз больше чем для LHэкситона. Исходя из этого, ниже будут рассматриваться только состояния тяжелойдырки.14Собственные состояния экситонной тонкой структуры характеризуютсязначениями проекций полного углового момента экситона на ось квантования.Полный угловой момент экситона определяется при этом как сумма электронногои дырочного моментов: J=Se+Jh. Таким образом, для HH- экситона проекцииполного момента могут принимать значения: ±1 и ±2. Правилами отбораразрешены оптические переходы в состояния |±1〉 («светлый» дублет).

Переходы всостояния с |±2〉 («темные» состояния) запрещены. Переходы в оптическиактивные состояния соответствуют право- и лево-циркулярно поляризованнымосцилляторам.1.2Формирование тонкой структуры экситонных состояний,cпин-гамильтонианВполупроводниковыхгетероструктурахглавнойосьюквантованияявляется, как правило, ось z – ось роста структуры, перпендикулярнаягетерослоям. Для описания состояний тонкой структуры используются спиновыепеременные, σ, характеризующие проекцию спина s на ось z и пробегающиезначения от -s до s. Согласно [1.2], операторы, действующие на функции отспиновых переменных σ, могут быть представлены в виде (2s+1)-рядных матриц.Отличные от нуля элементы матриц операторов спина будут, при этом, иметь вид:( s x )σ ,σ −1 = ( s x )σ −1,σ =12( s y )σ ,σ −1 = −( s y )σ −1,σ = −( s z )σ ,σ = σ(s + σ )(s − σ + 1) ,i2(s + σ )(s − σ + 1)(1.1),.(1.2)(1.3)Для электронного спина, равного 1/2 в базисе σ = ±1/2 эти матрицы двухрядны иимеют вид:1 0 1,s x = 2  1 0 1 0 − i,s y = 2  i 0 1 1 0 .s z = 2  0 − 1(1.4)15Матрицы полного углового момента дырки, равного 3/2 в, базисе Jz = ±3/2, ±1/2выглядят как:(J x ) = 1 2030031 0(J z ) = 2 00302020030 0 ,3 0 (J y ) 0 −i 3 00 30−20ii1= ,2 020−3ii 000 i 30 0 .0 −1 0 0 0 − 3 0100(1.5)Обменное взаимодействие между электроном и дыркой, в соответствии с[1.3, 1.4] описывается оператором:2V exch = − a03δ (re − rh ) e 0σJ + e1 ∑ σ i J i3  ,3i(1.6)где a0 – постоянная решетки; re, rh – радиус-векторы электрона и дырки; i = x, y, z– главные оси симметрии; ε0, ε1 константы взаимодействия, σi спиновые матрицыПаули; Ji матрицы углового момента состояний с полным моментом 3/2.Для идеальной квантовой ямы оператор обменного взаимодействияявляется изоторопным, и его действие характеризуется одной константой, δ0.Несовершенство гетерограниц нарушает симметрию структуры, в результате чегов обменном взаимодействии электрона и дырки возникают анизотропныекомпоненты.

В соответствии с этим, гамильтониан оператора Vexch в базисеспиновых состояний экситона на тяжелой дырке (|+1〉, |-1〉, |+2〉, |-2〉) в матричномпредставлении имеет вид:H e−h δ 0 δ11  δ1 δ 0= 2 0 00 000− δ0δ20 0 ,δ2 − δ0 (1.7)16где δ0 – энергия изотропного обмена между состояниями |±1〉 и |±2〉, δ1 и δ2 –энергиианизотропногообменамеждусостояниямирадиационногоинерадиационного дублетов, соответственно 1.Из вида Гамильтониана He-h следует, что при отсутствии анизотропныхкомпонент обменного взаимодействия базисные функции, характеризуемыечетырьмя проекциями полного момента (|+1〉, |-1〉, |+2〉, |-2〉), не смешиваются другс другом.

Действительно, при решении стационарного уравнения ШредингераHe-hΨi=EiΨi получаются два двукратно вырожденных уровня с энергиями E1,2 =+δ0/2 и E3,4 = -δ0/2, которым соответствуют состояния |±1〉 и |±2〉(см. рис. 1.1).Циркулярно поляризованный свет возбуждает только одно состояние (|+1〉 или |-1〉- в зависимости от знака поляризации.Анизотропные компоненты (возникающие при понижении симметрии)смешивают по отдельности темные и светлые состояния. При этом вырождениеполностью снимается. Соответствующие расщепления экситонных уровнейпродемонстрированы на рис.