Диссертация (1145380), страница 16
Текст из файла (страница 16)
Вэтом случае оптическое возбуждение приводит к рождению экситонов и трионов,а вероятность рождения других многочастичных возбуждений пренебрежимомала. Для квантовых ям это соответствует типичной плотности носителей меньшечем 1010 cm−2, при которой обычно избыточные носители локализованы нафлуктуациях толщины квантовой ямы при температуре жидкого гелия ирасстояние между локализованными носителями превышает размеры экситоннойили трионной волновых функций. Для квантовых точек режим низкойконцентрации соответствует ситуации, когда в среднем каждая точка содержитодин резидентный носитель, то есть, режиму однократно заряженных квантовыхточек.
В этой главе мы ограничим рассмотрение вырожденным памп-пробрежимом,когдаэнергииоптическоговозбужденияпучковнакачкиизондирования совпадают и настроены в резонанс с энергией трионногооптическогоперехода.Мыпредполагаем,чтодлительностьимпульсасущественно короче всех характерных релаксационных времен рассматриваемойсистемы.Этиусловияявляютсятипичнымидляэкспериментовнаполупроводниковых наноструктурах.
[4.1,4.3] Детальные исследования другихрежимов можно найти в работах [А21, А22, А24, 4.4]. При низкой концентрациирезидентных носителей, заряженные экситоны (трионы) играют важную роль в100процессе создания спиновой когерентности носителей. [4.5,A8] Отрицательнозаряженный экситон (Т- трион) – это связанное состояние двух электронов идырки, соответственно, положительно заряженный экситон (Т+ трион) – этосвязанное состояние двух дырок и электрона. Основное состояние триона внулевом магнитном поле является синглетом, при этом спины двух идентичныхносителейантипараллельныдругдругуизеемановскоерасщеплениеопределяется g-фактором неспаренного носителя, т.е., например, дырки в трионеТ-. В этой главе мы будем рассматривать только экситоны (трионы) с тяжелымидырками, т.е.
с проекцией углового момента ±3/2 на ось роста. Теоретическийанализ, представленный здесь, можно равным образом применять как кструктурам с резидентными электронами, так и к структурам с резидентнымидырками. С этой целью, для удобства мы ввели универсальные обозначения: S дляспина резидентного носителя, ST для спина триона, ω = gμBB/ћ для ларморовойчастоты носителя и Ω= gTμBB/ћ для ларморовой частоты триона. Здесь B -внешнеемагнитное поле, μB -магнетон Бора, g и gT - g факторы резидентного носителя итриона, соответственно. Величины S и ST могут характеризовать спиныодиночного носителя и триона или среднюю спиновую поляризацию однородногоансамбля носителей и трионов в идентичных квантовых точках. Последнееозначает, что все спины в таких ансамблях прецессируют с одной и той желарморовой частотой. В случаях, когда будет рассматриваться неоднородныйансамбль, способ усреднения по частотам будет специально оговариваться.
Дляпростоты, в большей части главы рассматриваются n-легированные структуры срезидентными электронами, так как для этих систем доступно большеэкспериментальных данных. Если мы будем анализировать p-легированныеструктуры, это будет отдельно отмечено.Перед теоретическим рассмотрением спиновой прецессии в магнитном поле ипроцессов спиновой дефазировки, рассмотрим кратко модель оптическойгенерации спиновой когерентности.1014.2.1 Резонансное возбуждение триона: классический и квантовомеханический подходы в описании генерации спиновой когерентностиносителейРезонансное возбуждение синглетного трионного состояния лазернымимпульсом играет важную роль в процессе генерации спиновой когерентности.Вероятность рождения триона при резонансном возбуждении зависит отполяризации света и от ориентации спина резидентного носителя.
В частности, вn-легированных структурах поглощение σ + поляризованного света приводит крождению дырки с проекцией спина на направление распространения света +3/2 иэлектрона с проекцией спина −1/2. Таким образом, образование триона возможнотолько если резидентный электрон имеет спиновую проекцию +1/2. В результатециркулярно поляризованный свет при формировании триона выбирает изансамбля резидентных электронов только электроны с определенной спиновойориентацией.
Это, в свою очередь, приводит к спиновой поляризациирезидентных электронов. Существуют два подхода для описания спиновойориентации циркулярно поляризованными световыми импульсами: классическийи квантово-механический [4.4]. Квантово-механический подход применяется дляописания однократно заряженных квантовых точек и квантовых ям слокализованными резидентнымиэлектронами, которые моделируются какдвухуровневые системы [4.6, 4.7, A8, A21].
Основное состояние соответствуетрезидентному носителю, а возбужденное – синглетному состоянию триона. Какуже обсуждалось в главе 2, резонансное взаимодействие импульса света сдвухуровневой системойзависит от параметров импульса (поляризации,интенсивности и длительности) и от заселенности уровней. Мы предполагаем, чтодлительность импульса τp короче, чем все характерные времена в исследуемойсистеме, например, времена дефазировки и рассеяния трионов, периодларморовой прецессии носителей, время излучательной рекомбинации триона,временаспиновойдефазировкиит.д.Кромеэтого,длятипичныхэкспериментальных условий, время жизни триона значительно короче чем период102следованиялазерныхимпульсови,следовательно,трионнаяспиноваяполяризация затухает существенно раньше прихода следующего импульсанакачки, то есть отсутствует при отрицательных временных задержках междунакачивающим и зондирующим пучками.
Следовательно, компоненты спиновогопсевдовектора S = (Sx,Sy,Sz) резидентного носителя Sb перед приходом импульсанакачки и после действия импульса Sa можно выразить друг через другаследующим образом ([A21], см. также главу 2):S zaQ 2 −1 Q 2 +1 b=±+Sz ,42(4.1a)S xa = Q cos ΦS xb ± Q sin ΦS by ,S ya = Q cos ΦS by Q sin ΦS xb ,(4.1b)(4.1c)Здесь верхний (нижний) знаки + (−) соответствуют σ + (σ −) поляризацииимпульсов накачки для n-легированных структур и σ − (σ +) поляризации для pлегированных структур, соответственно. Такие же определения для знаков(верхний знак соответствует σ + возбуждению в n-легированной структуре)используются и дальше, в уравнениях (4.2), (4.3), и (4.4).
Параметры 0 ≤ |Q| ≤ 1 и 0≤ Φ <2π характеризуют площадь под импульсом накачки и спектральнуюотстройку от трионного резонанса. Точные выражения можно найти в работе[A21]. Для резонансного импульса Φ=0 и Q = cos (Θ/2), где Θ – площадь импульсаΘ=∫2 d E (t )dt ( d- матричный элемент оператора дипольного моментасоответствующего межзонного перехода, E(t) огибающая лазерного импульса вовремени). z компоненту трионного спинового псевдовектора после, например, σ +поляризованного импульса накачки в n-легированной системе (или σ −поляризованного импульса накачки в p-легированной системе) можно записатькак [A21]:S zT ,a=S zb−S za()1− Q2=2 S zb ± 1 .4(4.2)103Квантово-механический подход хорошо работает для описания образованияспиновой когерентности в n-легированных однократно заряженных квантовыхточках [A8]. При низкой мощности накачки, когда Θ<<1, аддитивный вклад к zкомпоненте электронного спина равен:S zaгде−S zbΘ2∝P,=±16Pэто(4.3)интенсивностьмеханическийподходимпульсапредсказываетнакачки.дляРассмотренныйбольшихквантово-мощностейнакачкипериодическую зависимость z компоненты электронного спина от площадиимпульса, т.е.
осцилляции Раби для двухуровневой системы (см, например,работы [A8, A9], и [4.8]).Другой подход для описания процесса создания спиновой когерентности основанна классической модели, в которой рассматривается ансамбль электронныхспинов. Оптический импульс приводит к формированию трионов, которыезахватывают электроны с определенной спиновой ориентацией. Таким образом,изначально неполяризованный ансамбль резидентных электронов становитсяполяризованным, как минимум, на временах, короче времени жизни триона. Привыполнении определенных условий, подробный анализ которых представлендальше, в частности, таких как эффективная спиновая релаксация триона илибыстрая ларморова прецессия электрона, эта спиновая поляризация резидентныхэлектронов будет сохраняться и после рекомбинации триона. Для малоймощности накачки полный спин резидентных электронов Sztot сразу после приходаимпульса накачки пропорционален количеству фоторожденных трионов и растетлинейно с ростом мощности накачки [4.5].
В пределе маленькой мощностиклассический и квантово-механический подходы одинаковы. Для большоймощности импульса накачки в классической модели полный электронный спиннасыщается на величине,= ∓ ⁄4,(4.4)где N – полное количество резидентных электронов в системе. Количествотрионов,сформированныхприрезонансномвозбужденииизначально104неполяризованного электронного ансамбля, не может превышать N/2, так кактолько половина резидентных электронов имеет подходящую спиновуюориентацию для образования трионых синглетов.
После этого оставшиеся N/2резидентных электронов, которые не захвачены в трионы, должны статьполностьюполяризованными.ВклассическоймоделиосцилляцииРабиотсутствуют. Применимость классической модели к структурам с квантовымиямами возможна из-за того, что электроны и трионы слабо локализованы надефектах в квантовых ямах. В результате, трион может рассеяться в другоелокализованное или свободное состояние. Оптическая когерентность трионов (снакачивающим пучком) теряется из-за этого рассеяния, в то время как спиноваякогерентность сохраняется. Если время рассеяния между разными трионнымисостояниями существенно короче длительности импульса, осцилляции Раби прибольших накачках пропадают [4.9] из-за слабой связи между заселенностьювозбужденного состояния двухуровневой системы и оптическим импульсом.
Приэтом спиновая поляризация, созданная импульсом накачки, может достигатьбольших значений, поскольку спин не релаксирует во время рассеяния. Этосоответствует экспериментальной ситуации, исследованной в работах [4.5] и [4.9].Как будет показано дальше, квантово-механический и классический подходыдают одинаковые результаты при малой мощности накачки. Исходя из этого, мыбудем использовать квантово-механический подход, поскольку он дает хорошееописание оптического возбуждения спиновой когерентности в квантовых ямахпри малой мощности накачки и в квантовых точках для любой мощности накачки.1054.2.2 Генерация долгоживущей спиновой когерентности за время жизнитриона.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
