Диссертация (1149960), страница 9

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 9)

Результирующий коэффициент отражения для право- (+ ) и лево-циркулярной (− ) поляризации света как функция мощности может быть вычислен с использованием ур. (3.3) при зависящейот мощности накачки энергии экситона и связи фотонной и экситонной мод вко-циркулярной поляризации. Этого достаточно для моделирования экспериментальных данных: сигнала фотоиндуцированного отражения в любой поляризации, вектора Стокса отраженного света и зависимости угла керровскоговращения от мощности накачки.

Результаты подгонки измеренных компонент46вектора Стокса и угла керровского вращения показаны сплошными линиями нарис. 3.7 (a-c), а изначальные спектры в шести разных поляризациях детектирования показаны на рис. 3.6. Для моделирования ансамбля фотоиндуцированныхэффектов используются два подгоночных параметра, = 0.5 мэВ/мВт и = 0.4 мэВ/мВт. Как видно, эта простая модель достаточно хорошо воспроизводит экспериментальные данные. Нужно отметить, что важную рольздесь играет неоднородное уширение Γℎ .

В самом деле, пунктирные линиина рис. 3.7 (c) показывают углы керровского вращения, которые можно былобы ожидать при таких же параметрах резонатора, но в предположении Γℎ =0.В таком случае можно было ожидать намного более резкого увеличения керровского угла в окрестности точки /2. Более того, деполяризация зондирующегопучка происходит исключительно благодаря неоднородному уширению, накачка не влияла бы на степень поляризации в однородной системе.3.2.2ОбсуждениеТеперь можно прояснить роль условия согласования импеданса для оптически наведенной гиротропии.

Для этого изобразим в комплексной плоскости коэффициент + , рассчитанный при тех же значениях мощности, что ина рис. 3.7 (a), и − , не зависящий от мощности, при трех разных значениях отстройки резонатора, рис. 3.7 (d). При проходе частоты через резонанс фотонноймоды функция () проходит по окружности на комплексной плоскости, начиная с действительной единицы и затем возвращаясь обратно. Радиус окружности равен единице в системе с нулевым поглощением, но в реальных условияхопределяется поглощением в резонаторе, а значит зависит от отстройки MCмоды от X-резонанса.

Комплексный коэффициент отражения обходит ноль при∆ ≃ −5 мэВ, но не при ∆ ≃ 0 мэВ. При ∆ ≃ −3 мэВ коэффициент отражения обращается в ноль в одной точке, что соответствует согласованию импеданса. Ко-циркулярная накачка смещает систему к более отрицательной отстройкеблагодаря фотоиндуцированному сдвигу энергии экситонного перехода, так чторадиус окружности увеличивается, и вектор коэффициента отражения смеща-47ется по спектру вдоль этой окружности. Векторы коэффициента отражения,соответствующие максимальному керровскому вращению, отмечены стрелками.

Они получены из подгонки данных при трех значениях отстройки. Можно видеть, что без согласования импеданса при нулевой отстройке керровскоевращение действительно очень мало. Максимальное вращение достигается при∆ ≃ −3 мэВ, когда система проводится через согласование импеданса оптической накачкой. 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.На рис.

3.8 показаны зависимости от мощности накачки энергетическихсдвигов верхней ( ) и нижней ( ) поляритонных ветвей, измеренные вко- и кросс-циркулярной поляризациях детектирования для двух различных отстроек. Можно видеть, что поляритонные сдвиги практически линейны по мощности, что оправдывает допущения модели. При обеих величинах отстройкиLPB испытывает синий сдвиг, но сдвиг отрицательный при ∆ = −5 мэВи положительный при ∆ = −3 мэВ.

Это происходит из-за комбинации двухнелинейных экситонных эффектов: сдвига энергии экситона и уменьшения силы осциллятора. По сравнению с экспериментами в работе [25], где смещенияLPB, полученные при максимальной отрицательной отстройке ∆ = −2 мэВне превышают 0.1 мэВ, здесь бо́льшие смещения LPB означают бо́льшие поляритонные плотности, и таким образом начинает действовать дополнительныймеханизм (уменьшение силы осциллятора экситона). Грубая оценка плотностинасыщения для нашего образца = 1011 см−2 , что соответствует поглощенноймощности = 280 Вт· см−2 . В соответствии с работой [21], нелинейная динамика поляритонов определяется перенормировкой экситонной энергии только дляплотностей носителей ниже 0.04· .

Выше этой критической плотности заполнением фазового пространства, приводящим к уменьшению силы осциллятораэкситона, пренебрегать нельзя. Это оправдывает используемый здесь подход, всоответствии с которым необходимо учитывать и смещение энергии экситона,и уменьшение силы осциллятора, чтобы описать ансамбль экспериментальныхнаблюдений.48Δ EUPB (meV)Δ=-5meVΔ=-3meV0.50-0.5cocross(a)Δ=-5meVΔ ELPB (meV)cocross(b)Δ=-3meV0.50-0.5cocross(c)0102030P, W*cm-2cocross(d)40010203040P, W*cm-2Рисунок 3.8 — Фотоиндуцированные сдвиги энергий нижней и верхней поляритонных ветвей в ко- (зеленые кресты) и кросс-циркулярной (красные квадраты)поляризациях детектирования. (a, c) ∆ = −5 мэВ. (b, d) ∆ = −3 мэВ. Линиипоказывают соответствующие энергетические сдвиги, полученные из подгонки.49Результаты этой главы ясно показывают, что исследованная структура хотя и демонстрирует сильный фотоиндуцированный керровский эффект, но неявляется оптимальной в отношении керровской восприимчивости или максимально возможного угла вращения.

Для технических приложений нужно стремиться к улучшенной керровской восприимчивости, т. е. способности получитьзначительное вращение при меньших мощностях накачки. В оптимизированныхструктурах оптический контроль над поляризацией отраженного луча можетбыть достигнут с максимальной эффективностью. С этой целью фотонная мода должна находиться при отрицательной отстройке, чтобы система находиласьв состоянии после согласования импеданса. В это же время экситонный резонанс должен быть сделан как можно более узким, что усилит механизмы нелинейности, основанные на зеемановских сдвигах экситонных подуровней. Этопотребует выращивания высококачественных квантовых ям.

Кроме того, могут оказаться полезными широкие квантовые ямы. В то же время усилениеэкситон-фотонной связи, к примеру, использованием нескольких квантовых ямне должно улучшить восприимчивость. Дальнейшая оптимизация структуры поотношению к максимальным углам керровского вращения может быть достигнута разработкой структуры с точным достижением согласования импеданса.Но такое исполнение имеет очевидный недостаток — низкий коэффициент отражения в оптическом резонансе, что уменьшит интенсивность света и итоговуюэффективность оптического контроля вместо того, чтобы ее увеличить.50Глава 4.

Спиновая динамика экситонов в двойных квантовых ямахВ данной главе изучаются следствия магнитного и обычного эффектовШтарка для спиновой динамики в двойных квантовых ямах с использованиемвремя-разрешенной спектроскопии керровского вращения. В присутствии магнитного поля в плоскости эта методика позволяет определять время поперечнойспиновой релаксации, которое ограничено временем экситонной рекомбинации,временем спиновой когерентности и наконец спиновой дефазировкой из-за неоднородно уширенного распределения g-факторов.

Выделяются два режима спиновой когерентности в зависимости от силы электрического поля, приложенноговдоль оси роста образца. При большом напряжении и большой асимметрии зонной структуры спиновое время жизни при нулевом магнитном поле достигает10 нс. Приложение магнитного поля ведет к дефазировке экситонных спиновиз-за сильного неоднородного уширения распределения g-факторов в асимметричных двойных квантовых ямах. Похожее поведение наблюдается для двумерного электронного газа в прыжковом режиме [48; 49]. При нулевом напряженииприложение магнитного поля в плоскости образца приводит к сильному удлинению экситонного спинового времени жизни вплоть до величины поля в 5 Тл,при этом при бо́льших полях это время начинает падать, то есть время спиновой релаксации ведет себя немонотонно.

Объясняется это необычное поведениемагнитным эффектом Штарка, который в двойных квантовых ямах превращает прямые экситоны в непрямые экситоны, у которых скорость спиновойрелаксации значительно меньше, а распределение g-факторов играет намногоменьшую роль при нулевом напряжении [A3].Расчет экситонного поглощения в зависимости от энергии и приложенного напряжения для изученного в этой главе образца с двойной квантовой ямойприведен на рис. 4.1(a).

Поглощение обратно пропорционально времени жизниэкситона. В отсутствии приложенного напряжения состояние с преобладаниемкомпоненты прямого экситона является основным, состояние непрямого экситона находится на несколько мэВ выше по энергии, и его сила осциллятора только в 10 раз меньше. Наоборот, при большом затворном напряжении состояниенепрямого экситона на 20 мэВ ниже прямого и имеет силу осциллятора в 10051раз меньше. При промежуточных значениях напряжения состояния прямых инепрямых экситонов имеют антипересечение. Систему удобно описывать в терминах прямых и непрямых состояний, взаимодействующих через электронноетуннелирование.4.1Проведенные экспериментыИсследуемый образец состоял из двух квантовых ям толщиной 8 нм изGaAs, разделенных барьером из 4 нм Al0.33 Ga0.67 As и окруженных двумя 200 нмслоями Al0.33 Ga0.67 As.

Напряжение V , приложенное между проводящими слоями n-GaAs, падает на изолирующем слое между ними [50]. Образец помещенв магнито-оптический криостат с гелиевой баней.Проводились эксперименты по фотоиндуцированному керровскому вращению и отражению при температуре 2 К. Схема установки подробно описанав разделе 2.2.

Характеристики

Список файлов диссертации