Диссертация (1149960), страница 10
Текст из файла (страница 10)
С помощью спектральной фильтрации пучков накачки и зондирования реализованы двухцветные измерения. Длительность получившихсяимпульсов 1 пс, их спектральная ширина 1.5 мэВ. Частота повторения импульсов титан-сапфирового лазера уменьшена до 20 МГц для того чтобы избежатьнакопления экситонов между импульсами при высоких напряжениях затвора ибольших магнитных полях. Типичные средние мощности для пучков накачкии зондирования 120 и 70 мкВт, соответственно (была проведена проверка, чтоуменьшение отношения мощностей зондирующего и накачивающего пучков неменяет динамику сигнала). Пучки сфокусированы в пятно диаметром 100 мкм.Магнитные поля приложены в плоскости структуры (геометрия Фойгта).
Поляризованные по спину прямые экситоны оптически возбуждаются в двойнойквантовой яме циркулярно поляризованным импульсом накачки, по энергииблизким к резонансу прямого экситона. Итоговая динамика спиновой поляризации (экситонной плотности) наблюдается с помощью керровского вращения(коэффициента отражения) задержанного линейно поляризованного зондирующего импульса.52Absorp5on (log color scale) Energy (meV) 25 meV (a) DX10 1 0.1 0.01 Applied voltage, 0 -‐ 1V (b) (c) (d) (e) IXРисунок 4.1 — (a) Цветовая карта экситонного поглощения для изучаемой в данной работе структуры с двойной квантовой ямой в зависимости от приложенного электрического напряжения. Схема зонной структуры двойной квантовойямы в присутствии (c), (e), или отсутствии (b), (d) электрического поля вдольоси . Красные и синие параболы в (d-e) — это дисперсии двух прямых и двухнепрямых состояний, соответствующих оптическим переходам, показанным на(b-c).53Энергия фотонов зондирующего пучка также подстраивается вблизи резонанса прямого экситона и выбирается независимо от энергии накачки для оптимизации сигнала.
Как было показано в работе [42], спиновая динамика прямыхэкситонов, непрямых экситонов и остаточного двумерного электронного газа вдвойных квантовых ямах может эффективно изучаться в такой конфигурации.4.2Обсуждение результатов и моделированиеНа рис. 4.2 представлены основные экспериментальные результаты данной главы. Он показывает сигнал керровского вращения, измеренный при энергии накачки = 1.571 эВ и энергии зондирующего пучка = 1.569 эВдля различных значений магнитного поля от нуля до 10 Тл. Напряжение кобразцу не прикладывалось, энергии накачки и зондирования были выбраныдля оптимизации сигнала при нулевом поле и не менялись в экспериментах,продемонстрированных на рис. 4.2(a).
Можно видеть, что монотонное биэкспоненциальное затухание при = 0 сменяется гораздо более долгоживущимколебательным поведением по мере того, как магнитное поле возрастает до5 Тл. Дальнейшее увеличение магнитного поля сопровождается уменьшениемвремени затухания до значения при нулевом поле. Все кривые, измеренные вприсутствии магнитного поля, хорошо описываются быстрым (50 пс) экспоненциальным затуханием, за которым следует медленно затухающая синусоида.В работе [42] показано, что при низких энергии возбуждения и мощности накачки можно получить режим, в котором спин экситона прецессируетдаже в отсутствии приложенного магнитного поля.
Это происходит благодаря небольшому энергетическому расщеплению между двумя перпендикулярнополяризованными линейными экситонными состояниями, которое обычно присутствует в структурах с квантовыми ямами [51; 52]. Для экситонного спина эторасщепление играет роль эффективного магнитного поля в плоскости образца.Таким образом, релаксация спиновой поляризации сопровождается ее вращением вокруг этого эффективного поля.
Такая прецессия очень чувствительнак энергии возбуждения и наблюдается только при низких энергии и мощности54Рисунок 4.2 — (a) Графики керровского вращения, измеренные при нулевомнапряжении как функции задержки между накачкой и зондированием при различных напряженностях магнитного поля, = 1.571 eV, = 1.569 eV. (b)Те же измерения для = 0 при двух различных энергиях накачки. (c) Зависимость самого медленного времени релаксации от магнитного поля, измереннаяпри нулевом напряжении для двух различных энергий накачки.
Линиями обозначены расчетные зависимости по двум моделям, основанным на уравненииЛиувилля с линдбладовским членом (сплошная линия) и на микроскопическоманализе уравнения Шрёдингера (пунктирная линия).55накачки, как показано на рис. 4.2(b). При низкой энергии возбуждения, когдаэкситоны, в сущности, локализованы, мы наблюдаем затухание и осцилляциюсигнала керровского вращения, в то время как при большей энергии возбуждения наблюдается только биэкспоненциальное затухание. Набор экспериментов,показанный на рис. 4.2(a), соответствует большой энергии возбуждения, прикоторой спиновая прецессия для = 0 отсутствует. Соответствующие времена затухания прецессирующей компоненты, полученные с помощью процедурыподгонки, показаны на рис. 4.2(c). Хорошо видно немонотонное поведение в зависимости от приложенного магнитного поля.
Как видно из того же рисунка,такое поведение устойчиво по отношению к энергии возбуждения и сохраняетсяпри при любых мощностях и энергиях накачки.В нашей с соавторами работе [A3] мы объясняем колебательное поведение сигнала керровского вращения прецессией спина электрона, связанного сдыркой в экситоне, а не экситона как целого. Действительно, в основанных наGaAs квантовых ямах такая прецессия уже наблюдалась [53]. Было показано,что если время спиновой релаксации дырки ℎ меньше, чем ~/∆0 , то спин электрона в составе экситона прецессирует с той же частотой, что и спин свободногоэлектрона [54]. Здесь ∆0 обозначает короткодействующую часть обменного взаимодействия. В наших квантовых ямах шириной 8 нм ∆0 ≈ 70 мкэВ [55], и, покрайней мере для делокализованных экситонов, дырочная спиновая релаксациябыстрая, ℎ < 10 пс.
Таким образом, можно прийти к выводу, что наблюдаемаяспиновая динамика должна объясняться прецессией спина электронов, связанных с дырками в экситоны. Было проверено, что в режиме, когда наблюдается прецессия экситонного спина в нулевом поле, приложения магнитного полявсего лишь в 0.15 Тл достаточно для преодоления обменного поля дырки, действующего на спин электрона, и восстановления спиновой прецессии электрона.Итак, в дальнейшем считается, что осцилляции керровского вращения, наблюдаемые при нулевом напряжении, связаны со спиновой прецессией электроновв составе экситонов.На рис. 4.2 показаны два экспериментальных результата. Во-первых, исключая непрямые экситоны, типичные времена релаксации экситонов, наблюдаемые у экситонов в квантовых ямах из GaAs не превышают 100 пс [10], в товремя как в данном эксперименте мы имеем дело с гораздо более длинными56временами.
Более того, спиновое время жизни не должно увеличиваться с увеличением магнитного поля. Обычно в полупроводниковых квантовых ямах наблюдается постоянное или уменьшающееся в магнитном поле в плоскости спиновое время жизни [11; 48]. Это происходит из-за дефазировки, определяемой√шириной распределения g-факторов ℎ (∆, ) = 2~/(∆ ), и это времяв таком случае обратно пропорционально приложенному магнитному полю, чтонаходится в явном противоречии с нашими экспериментальными наблюдениями.Прежде чем начать анализ результатов для = 0, рассмотрим спиновую когерентность при большом напряжении затвора = 0.8 В, как показано на рис. 4.3. В этом режиме непрямой экситон — это экситонное состояние с наименьшей энергией в системе, и в сигнале керровского вращения при = 0 наблюдаются три экспоненциально затухающих компоненты (квадратына рис.
4.3(a)) [42]. Они могут быть объяснены спиновой релаксацией прямыхэкситонов, двумерного электронного газа, который образуется в несимметричных двойных квантовых ямах [56–58], и непрямых экситонов. Последние имеют гораздо более длинное время спиновой релаксации, вплоть до 10 нс. При = 1 Тл все еще видны три компоненты (круги на рис. 4.3(a)). Экспериментальные данные подогнаны линейной суперпозицией одной экспоненциальнойи двух затухающих синусоидальных функций. На самое быстрое экспоненциальное затухание, связанное со спином прямых экситонов, магнитное поле недействует, так как это затухание намного более быстрое, чем период прецессии.
Две других компоненты проявляют осциллирующее поведение с различными частотами прецессии и временами затухания. Это проиллюстрированона рис. 4.3(c), где показаны фурье-спектры керровского вращения, измеренныепри = 1 Тл. При нулевом напряжении на фурье-спектре виден только одинпик, а при = 0.8 В можно ясно различить уже два пика, причем меньшей частоте соответствует самое медленное затухание. Частота прецессии медленнойкомпоненты относится к спину непрямых экситонов (более точно, к прецессииспина электрона в составе непрямого экситона), а быстрая компонента связанас спином свободного электрона.
Зависимости двух частот прецессии от магнитного поля показаны на рис. 4.3(d) (было сложно измерить времена затуханияпри полях > 7 Тл из-за их малой величины и слабого сигнала). Можно ви-57Рисунок 4.3 — (a) Керровское вращение, измеренное при = 0.8 В, какфункция задержки между импульсами накачки и зондирования при = 0и = 1 Тл, = 1.568 эВ, = 1.569 эВ. (b) Три времени затухания,извлеченных из измерений керровского вращения при = 0.8 В и различныхмагнитных полях в плоскости образца, относящиеся к спиновой релаксации прямых, непрямых экситонов и двумерного электронного газа.
Сплошные линии —подгонки по модели спиновой дефазировки, считая что ширины распределенийg-факторов равны ∆ = 0.016 для непрямых экситонов и ∆ = 0.006 для двумерного электронного газа. (c) Фурье-спектры керровского вращения, измеренные при = 1 Тл. Спектр при нулевом напряжении сравнивается со спектромдля = 0.8 В. (d) Две зависимости частот прецессии от магнитного поля вплоскости, извлеченных из керровского вращения при = 0.8 В, относящиесяк спиновой прецессии непрямых экситонов и двумерного электронного газа.58деть, что они соответствуют разным g-факторам, что может происходить из-заразных масс и концентраций, и таким образом, разной локализации непрямыхэкситонов и электронов [42].
Действительно, степень локализации — это ключевой параметр, влияющий на величины g-факторов в гетероструктурах на основеGaAs/AlAs [59]. Отметим, что для беспримесной структуры с двойной квантовой ямой, идентичной изучаемой здесь, предыдущие исследования обнаружилито же значение g-фактора = 0.12 [60]. Времена затухания, полученные при = 0.8 В, показаны на рис. 4.3(b). В то время как самое короткое спиновоевремя жизни (для прямых экситонов) остается постоянным, спиновые временажизни для двумерного электронного газа и непрямых экситонов уменьшаютсяс увеличением магнитного поля. Сплошные линии показывают аппроксимациюзависимостью 1/, что согласуется с наличием неоднородного уширения, которое предполагается для распределения g-факторов, и дает ∆ = 0.006 длядвумерного электронного газа и большее значение, ∆ = 0.016, для более сильно локализованных непрямых экситонов.Подведем итог для зависимости спинового времени жизни одновременноот магнитного поля в плоскости и электрического поля вдоль оси роста (определяемого приложенным затворным напряжением) в системе с двойной квантовой ямой.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
