Диссертация (1145380), страница 15
Текст из файла (страница 15)
Керровский сигнал для квантовых ям разной ширины показан нарисунке 3.13. Видно, что частота спиновых биений, которая пропорциональнаспиновому расщеплению в зоне проводимости, уменьшается с уменьшениемширины ямы и при ширине 5.1 нм осцилляции пропадают (энергия возбуждения1.6 эВ). При дальнейшем изменении толщины квантовой ямы g-фактор меняетзнак и осцилляции вновь видны.930,9B = 2TКерровское вращение (усл.ед.)0,8x10 |g| = 0.06Lz = 4.2нм1.620 эВ|g| ∼ 05.1нм1.600 эВ|g| = 0.127.3нм1.567 эВ|g| = 0.208.8нм1.555 эВ|g| = 0.3313нм1.536 эВ|g| = 0.4017нм1.527 эВ0,70,6x100,50,40,30,20,10,0-0,10200400600 800 1000 1200 1400Время (пс)Рис. 3.13 Сигнал керровского вращения в квантовых ямах различной толщины(образцы p343 (#1) и p340 (#2)) в магнитном поле 2 T.
Ширина квантовой ямы,энергия возбуждения и величина g-фактора указаны у каждой кривой. T=1.6 K.Величины ge,⊥, полученные для различных квантовых ям собраны нарисунке 3.14 как функция энергии экситонного оптического перехода. Видно, чтоесть два типа поведения g-фактора: монотонное возрастающий и постоянный.Постоянный, как было сказано выше (см. Рис. 3.13), обусловлен вкладомпрецессии спинов на дне зоны проводимости. (Этот эффект наблюдался длябуферного слоя GaAs (g=-0.44) и ямы толщиной 13 нм (g=-0.33)). Монотонновозрастающий g-фактор обусловлен зависимостью расщепления нижайшего поэнергии уровня в квантовой яме от толщины квантовой ямы.
Так же на рис. 3.14показаны результаты расчета, проведенного для концентрации Al в барьере x=0.3и 0.35 в зависимости от энергии перехода e1-hh1 без учета энергии связи. Учетэнергии связи должен сдвинуть теоретические кривые влево на 8 мэВ для толстыхям (~ 20нм) и приблизительно на 13 мэВ для ям толщины порядка 4 nm [3.28].940,20,10,0g⊥x = 0.350.30#1#2#3#4#5[10]-0,1-0,2-0,3КЯ 13 нм-0,4объемный GaAs-0,51,521,561,60Энергия (эВ)Рис. 3.14 Зависимость поперечной компоненты электронного g-фактора отэнергии возбуждения.
Символами показаны экспериментальные данные (см.Таблицу 1). Знак выбран согласованно с известным значением g(GaAs)=−0.44.Сплошной и пунктирной линиями показаны расчеты для концентрации Al x=0.3 и0.35, соответственно. Горизонтальные пунктирные линии проведены дляудобства. T =1.6 K.Для измерения продольной компоненты электронного g-фактора былипроведены измерения керровского вращения в магнитном поле, направленномпод углом 45о к оси роста структуры. Пример спиновых биений в квантовой яме11 нм в поле 3 Т показан на рис. 3.15(а).
Подгонка экспериментальных данныхпозволяет получить частоту биений и оценить продольную компонентуэлектронного g-фактора из выражения вида (3.17). Полученные величиныпродольной компоненты g-фактора приведены в таблице 1 и показаны кружкамина рис.3.15(b). На рис.3.15(b) такжеприведены продольная и поперечнаякомпонента g-фактора, рассчитанные для концентрации Al x=0.3. Видно, что95согласие экспериментальных данных с теоретическими расчетами здесь хуже, чемКерровское вращениедля поперечной компоненты, показанной на рис.3.14.(a)B = 3 T, θ = 45o0200электронный g-фактор0,2400Time (ps)#1, g| |0,1#2, g| |600800(b)g⊥0,0-0,1-0,2g| |-0,3-0,4-0,51,521,561,60Энергия (эВ)Рис. 3.15 (a) Сигнал керровского вращения для квантовой ямы 11 нм образца p340(#1) в магнитном поле 3 T.
Черная кривая – экспериментальные данные, сераякривая – подгонка затухающей осциллирующей функцией с параметрами ω = 99GHz и τ = 240 пс. (b)Зависимость продольной компоненты электронного gфактора от энергии возбуждения. Символами показаны экспериментальныеданные (см. Таблицу 1). Знак выбран согласованно с известным значениемg(GaAs)=−0.44. Сплошной и пунктирной линиями показаны продольная ипоперечная компонента g-фактора, рассчитанные для концентрации Al x=0.3.Горизонтальная пунктирная линия проведены для удобства. T =1.6 K.96Для описания экспериментально наблюдаемых зависимостей был проведенмодельный расчет, учитывающий kp взаимодействие между нижайшей зонойпроводимости и верхними валентными зонами, для большого диапазонаконцентраций Al - от 0 до 0.45 как для поперечной, так и для продольнойкомпонент электронного g-фактора [A12].
Анализ показал, что в рассматриваемоймодели продольная компонента g-фактора следует универсальной зависимости отширины запрещенной зоны, независимо от способа образования запрещеннойзоны для всего рассматриваемого диапазона концентраций Al.Поперечная компонента тоже монотонно возрастает с ростом ширинызапрещенной зоны, но для этой компоненты концентрация Al оказывает большеевлияние.
Для исследуемыхквантовых ям GaAs/AlxGa1−xAs максимальноеотклонение ge,⊥ от универсальной зависимости всегда небольшое и не превышает0.3. Анализ показывает, что для слабой локализации и пренебрежимо малогопроникновения электронной волновой функции в барьер для поперечнойкомпоненты g-фактора также наблюдается универсальность.3.3 Краткие итогиВ заключении главы 3 можно отметить, что:1. Интерференция состояний тонкой структуры приводит к появлению отчетливовыраженныхквантовыхбиенийвфотолюминесценцииивсигналахфарадеевского вращения и эллиптичности нейтральных квантовых точек.2.
Наблюдаемые закономерности и форма сигнала квантовых биений хорошоописываютсясучитывающейкакпомощьюобменноетеоретическоймоделиэлектрон-дырочноеспин-гамильтониана,взаимодействие,такирасщепление компонент экситонной тонкой структуры внешним магнитнымполем. Сопоставление теории и эксперимента позволяет определить значения gфакторов электрона и дырки и их анизотропию, и оценить энергию обменноговзаимодействия.973. Экспериментальные результаты для нестационарного керровского вращенияпозволили определить продольную и поперечную компоненты электронного gфактора с высокой точностью из частоты спиновой прецессии во внешнеммагнитном поле для квантовых ям GaAs/AlxGa1−xAs разной ширины. Результатыэкспериментальных исследований и теоретического расчета представлены в видезависимости компонент g-фактора от энергии оптического перехода e1-hh1 вквантовых ямах.
Это удобно для последующего использования нашей работы, каксправочного материала, поскольку дает зависимость g-фактора от хорошоизмеряемой величины. Сравнение с модельным расчетом показывает согласиетеории и эксперимента и подтверждает, с некоторыми ограничениями,существование универсальной зависимости электронного g-фактора от энергииперехода в квантовых ямах GaAs/AlxGa1−xAs.98Глава 4 Долгоживущая спиновая динамика в полупроводниковыхквантовых ямах и квантовых точках, содержащих избыточные заряды.Резонансное спиновое усиление4.1ВведениеПроявлением спиновой когерентности являются периодические осцилляцииспиновой ориентации (квантовые биения, см. главу 1) в поперечном магнитномполе.
Разрушение когерентности ансамбля спинов проявляется в затухании этихосцилляций. В современных чистых гетероструктурах время жизни спиновойориентациирезидентныхсущественнопревышать(избыточных)нетолькоэлектроноввремяилиизлучательнойдырокможетрекомбинациифоторожденных носителей, но также может существенно превышать периодследования накачивающих лазерных импульсов [4.1,4.2, 4.3]. При этом спиноваяполяризация может накапливаться от импульса к импульсу.В условиях, когда время существования спиновой когерентности существеннопревышает время рекомбинации экситона, люминесцентные методы исследованияспиновой когерентности оказываются непригодными, и здесь безусловнымпреимуществом обладают методы, основанные на регистрации фотонаведеннойанизотропии, использующие магнитооптические эффекты Фарадея или Керра.В настоящей главе приведены результаты теоретических и экспериментальныхисследований квантовых биений в сигнале фарадеевского вращения отслаболегированных квантовых ям и однократно заряженных квантовых точек.
Мырассмотрим спиновую динамику избыточных носителей и трионов в магнитномполе и влияние спиновой релаксации и спиновой прецессии трионного спина надолгоживущуюспиновуюкогерентностьрезидентныхносителей.Такжерассмотрим долгоживущую спиновую динамику и накопление спиновойполяризации под действием последовательности оптических накачивающихимпульсов в режиме резонансного спинового усиления (РСУ). Для этого режимарассмотрено влияние различных эффектов: релаксация триона, ядерные спиновые99флуктуации, и анизотропия спиновой релаксации.
Условия, необходимые дляэкспериментального наблюдения сигнала РСУ и физические величины, которыеможно извлечь из анализа этих данных, собраны в конце главы.4.2 Создание спиновой когерентностиВэтойглавемыбудем рассматривать долгоживущуюспиновуюкогерентность резидентных носителей (электронов и дырок), созданнуюпериодической оптической накачкой в полупроводниковых квантовых ямах иквантовых точках. Нас интересует ситуация, при которой вероятность обнаружитьдва носителя с существенно перекрывающимися волновыми функциямипренебрежимо мала, то есть с низкой концентрацией резидентных носителей.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
