Автореферат (1149959), страница 3
Текст из файла (страница 3)
Были смоделированы экспериментальные данные: сигнал фотоиндуцированногоотражения в различных поляризациях, вектор Стокса отраженного света и зависимости угла керровского вращения от мощности накачки. Результаты подгонки измеренных компонент вектора Стокса и угла керровского вращения по-11SDS+SVSHSVSHφmax(a)(b)SAS-Im(r)π/2φmax-3-500.50-0.51-0.5-π/20(c)Re(r)0.5Power (mW)1(d)Рис. 2 — (a) Проекция траектории вектора Стокса отраженного зондирующегопучка на экваториальную плоскость сферы Пуанкаре при изменении энергиифотонов от 1522 мэВ до 1532 мэВ.
Задержка 10 пс. Оранжевые кружки — экспериментальные данные для ∆ = −5 мэВ, = 0.4 мВт, зеленые квадраты — для∆ = −3 мэВ, = 1 мВт. Линии — результаты моделирования. (b) То же длявертикальной плоскости сферы Пуанкаре. (c) Максимальный угол поворота какфункция мощности накачки для ∆ = −5 мэВ и ∆ = −3 мэВ.
Символы — экспериментальные данные, сплошные линии — моделирование с учетом неоднородного уширения моды резонатора, пунктирные линии — модель без учета неоднородного уширения. (d) Вычисленное амплитудное отражение, (), изображенное на комплексной плоскости для ко- (сплошные линии) и кросс-циркулярных(штриховые линии) поляризаций детектирования при ∆ = −5 мэВ (оранжевые), −3 мэВ (зеленые) и 0 мэВ (синие линии). Угол между двумя стрелкамиодного цвета показывает удвоенный максимальный угол керровского вращениядля каждой отстройки.12казаны сплошными линиями на рис.
2 (a-c). Для моделирования обсуждаемыхфотоиндуцированных эффектов использованы всего два подгоночных параметра, = 0.5 мэВ/мВт и = 0.4 мэВ/мВт. Оказалось, что эта простаямодель достаточно хорошо воспроизводит экспериментальные данные.На рис. 2 (d) можно видеть, что при ∆ ≃ −3 мэВ коэффициент отражения обращается в ноль при одном значении длины волны, что соответствует согласованию импеданса (штриховые линии). При этом ко-циркулярная накачка смещает систему к более отрицательной отстройке благодаря фотоиндуцированному сдвигу энергии экситонного перехода (сплошные линии).
Можноубедиться, что без согласования импеданса при нулевой отстройке керровскоевращение действительно очень мало. Максимальное вращение достигается при∆ ≃ −3 мэВ, когда система проходит через согласование импеданса из-за оптической накачки. Однако при ∆ ≃ −5 мэВ, при дальнейшем удалении от согласования импеданса, керровское вращение снова уменьшается. Это следствиеослабления экситонных эффектов при больших отрицательных отстройках и,следовательно, меньших поляритонных сдвигов под действием накачки.В четвертой главе описывается влияние электрического и магнитногополей на спиновую динамику экситонов в двойных квантовых ямах с использованием время-разрешенной спектроскопии керровского вращения.
В присутствии магнитного поля, направленного вдоль плоскости ям, эта методика позволяет определять время поперечной спиновой релаксации, которое ограниченовременем экситонной рекомбинации, временем спиновой когерентности и, наконец, спиновой дефазировкой из-за разброса g-факторов в ансамбле спинов.В первом разделе главы описана постановка и условия проведения экспериментов на установке, схема которой была приведена во втором разделе второй главы.
Исследуемый образец состоял из двух квантовых ям GaAs толщиной8 нм, разделенных барьером Al0.33 Ga0.67 As толщиной 4 нм и окруженных двумя 200 нм слоями Al0.33 Ga0.67 As. Эта структура находилась между двумя проводящими слоями n-GaAs, к которым прикладывалось напряжение [2]. Чтобыпредотвратить уход фотоносителей при приложении напряжения, в слое n-GaAsсо стороны подложки была выращена сверхрешетка AlAs/GaAs.
Образец былпомещен в магнито-оптический криостат с гелиевой баней. Эксперименты пофотоиндуцированному керровскому вращению и отражению проводились притемпературе 2 К.Во втором разделе четвертой главы приведено обсуждение полученныхэкспериментальных результатов и моделирование. На рис. 3 представлены ос-13Рис. 3 — (a) Керровское вращение, измеренное при нулевом напряжении какфункция задержки между импульсами накачки и зондирования при различныхнапряженностях магнитного поля. Энергия фотонов накачки = 1.571 eV,зондирующего луча — = 1.569 eV.
(b) Те же измерения при двух различных энергиях накачки в отсутствие магнитного поля. (c) Зависимость самого медленного времени релаксации от магнитного поля, измеренная при нулевом напряжении для двух различных энергий накачки. Линиями обозначенырасчетные зависимости по двум моделям, основанным на уравнении Лиувилляс линдбладовским членом (сплошная линия) и на микроскопическом анализеуравнения Шредингера (пунктирная линия).новные экспериментальные результаты, обсуждаемые в этой главе. Он показывает сигнал керровского вращения для различных значений магнитного поляот нуля до 10 Тл.
Было обнаружено, что монотонное биэкспоненциальное затухание сигнала, наблюдаемое в отсутствие магнитного поля, сменяется долгоживущим колебательным поведением сигнала, время жизни которого растетпо мере увеличения магнитного поля вплоть до 5 Тл. Дальнейшее увеличение14магнитного поля сопровождается уменьшением времени затухания до значенияпри нулевом поле.В зависимости спинового времени жизни от магнитного поля, приложенного в плоскости ям, и электрического поля вдоль оси роста структуры,определяемого приложенным затворным напряжением, можно выделить дварежима. При низком напряжении, когда энергия непрямого экситона больше,чем прямого (прямой режим), время спиновой релаксации увеличивается с увеличением магнитного поля. При напряжениях, больших ≈ 0.3 В, непрямой экситон становится экситонным состоянием с наименьшей энергией (непрямойрежим) [3]. В этом режиме g-фактор экситона значительно уменьшается, испиновое время жизни также меняет свое поведение: оно уменьшается с увеличением магнитного поля.
Было показано, что в данном режиме магнитноеполе также приводит к сильному увеличению времени жизни непрямых экситонов. Это объясняется смещением их дисперсии в k-пространстве [4]. Обнаруженная в экспериментах зависимость вида 1/ для спинового времени жизни внепрямом режиме может быть объяснена в терминах неоднородного уширенияраспределения g-факторов долгоживущих и сильно локализованных непрямыхэкситонов. Большие затворные напряжения прижимают электроны и дырки кстенкам квантовой ямы, что вносит вклад в увеличение роли случайного потенциала. Дополнительная локализация также приводит к уменьшению g-фактора.Следует подчеркнуть, что в прямом режиме происходит увеличение спиновоговремени жизни в присутствии магнитного поля в плоскости ям, что не имеет аналогов в других электронных или экситонных системах.
В теоретическойчасти статьи [A3] показано, что этот эффект вызван смешиванием магнитнымполем прямых и непрямых состояний, характерных для двойных квантовых ям(магнитный эффект Штарка). Это также изложено в следующих подразделахчетвертой главы.В заключении приведены основные результаты работы, которые заключаются в следующем:1.
Экспериментально продемонстрированы близкие к теоретическомупределу углы фотоиндуцированного керровского вращения в полупроводниковом микрорезонаторе с квантовой ямой.2. Математическое моделирование экспериментальных данных показало, что условия получения максимальных углов керровского вращения представляют собой баланс между необходимостью максимизации фотоиндуцированных экситонных эффектов (зависящих от по-15ляризации, синего сдвига и уменьшения силы осциллятора) в областинулевой отстройки моды резонатора и минимизации поглощения в резонаторе для достижения условия согласования импеданса.3.
Для экситонов в двойной квантовой яме выявлены два режима распада спиновой когерентности в зависимости от напряженности электрического поля, приложенного вдоль оси роста структуры. При малой величине электрического поля энергия непрямых экситонов больше, чем прямых, и магнитное поле в плоскости образца приводит кпоявлению магнитного квантово-размерного эффекта Штарка. Приэтом прямые и непрямые экситоны смешиваются, и время экситонной спиновой релаксации изменяется в зависимости от степени этого смешивания, причем немонотонно при увеличении магнитного поля. В больших электрических полях состояния непрямых экситоновоказываются нижними экситонными состояниями системы, и времяэкситонной спиновой релаксации становится обратно пропорциональным величине магнитного поля, приложенного в плоскости образца.Этот эффект объясняется неоднородным распределением g-факторовнепрямых экситонов, в частности, вследствие увеличения вероятностиих локализации в квантовой яме.Публикации автора по теме диссертацииA1.
Significant photoinduced Kerr rotation achieved in semiconductor microcavities / R. V. Cherbunin, M. Vladimirova, K. V. Kavokin, A. V. Mikhailov,[et al.] // Phys. Rev. B. — 2015. — May. — Vol. 91, issue 20. —P. 205308. — DOI: 10.1103/PhysRevB.91.205308.A2. Optics of spin-noise-induced gyrotropy of an asymmetric microcavity / S. V.Poltavtsev, I. I. Ryzhov, R. V. Cherbunin, A. V. Mikhailov, [et al.] // Phys.Rev. B. — 2014. — Vol.
89, issue 20. — P. 205308.A3. Influence of magnetic quantum confined Stark effect on the spin lifetimeof indirect excitons / P. Andreakou, A. V. Mikhailov, S. Cronenberger, D.Scalbert, [et al.] // Phys. Rev. B. — 2016. — Mar. — Vol. 93, issue 11. —P. 115410. — DOI: 10.1103/PhysRevB.93.115410.16A4. Spin Faraday rotation spectrum in GaAs quantum well embedded in a planar microcavity / A. V.
Mikhailov, R. V. Cherbunin, K. V. Kavokin, P.Lagoudakis, [et al.] // Proceedings of 21st International Symposium “Nanostructures: Physics and Technology”. — Academic University Publishing,2013. — Pp. 192–193.A5. Dynamics of Kerr rotation and ellipticity at strong-to-weak coupling transition in a microcavity / A.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
