Диссертация (1150798), страница 13
Текст из файла (страница 13)
Пунктирнымилиниями обозначены приблизительные положения резонансов: ℎ — экситон слёгкой дыркой, ℎℎ — экситон с тяжёлой дыркой, − — отрицательнозаряженный трион.шумового сигнала фарадеевского вращения при использовании микрорезонатораобеспечивается не только за счёт эффективного увеличения длины оптическогопути в зондируемой среде, но и за счёт того факта, что вклады в поляризационный сигнал от отдельных проходов межзеркального промежутка суммируютсякогерентным образом, т. е.
сигнал (мощность шума) оказывается пропорционаленквадрату эффективной длины среды, а не первой её степени.Особенности пространственного поведения шумового сигналаИсследования образца при помощи шумовой спектроскопии выявили сильную пространственную неоднородность его свойств. Регистрируемые сигналы, как63правило, могли содержать в себе две компоненты: центрированную на нулевойчастоте вне зависимости от величины приложенного поля (в дальнейшем она будет именоваться «немагнитной») и сдвигающуюся с изменением магнитного поля(«магнитную»). Можно условно выделить несколько типов пространственных областей, характеризующихся различными соотношениями амплитуд и ширин компонент, а также условиями их возникновения.1. Области, в которых поляризационный сигнал возникал только в условияхкоротковолновой подсветки. В таком сигнале присутствовали как немагнитная, так и магнитная компоненты, соотношение между их амплитудами варьировалось в зависимости от мощности зондирующего света ивеличины поперечного магнитного поля.2.
Области, в которых сигнал присутствовал без фотолегирования. Спектры шумов в этой области характеризовались, как правило, меньшимиширинами пиков. Влияние дополнительной подсветки было неоднозначным: сигнал мог несколько увеличиться, ушириться, уменьшиться или даже пропасть.3. На участке образца, где фотонная мода находится энергетически вышеобласти антипересечения (т.
н. область положительных отстроек), шумовой поляризационный сигнал не наблюдался. Причина такого поведениязаключается в особенностях гиротропической чувствительности асимметричного резонатора с поглощающим промежутком и подробно рассмотрена в первом разделе главы 4.4. Наконец, вблизи областей, соответствующих антипересечению, возникали гигантские шумы, центрированные на нулевой частоте, амплитуда которых в несколько сотен раз превышала уровень дробовых шумов.
Исследованию этого эффекта посвящен второй раздел главы 4.Нетривиальный характер влияния легирующей подсветки может быть приписан дефектам в образце и процессам перетекания и локализации зарядов (см.,напр., [110, гл. V, VII, XI, XIX]). Косвенным подтверждением этого предположения может служить также факт, что на участках образца, где сигнал в отстутствиефотолегирующей подсветки не наблюдался, его возникновение происходило только по достижении некоторого порогового значения мощности этой подсветки,что указывает на вероятное наличие акцепторных примесных уровней, заполняющихся до того, как электроны начнут поступать в исследуемую КЯ.
Напротив,64области второго типа могут соответствовать локальному повышению концентрации донорных примесей, электроны с которых переносятся в зону проводимоститермически. Влияние подсветки на эти области носило нерегулярный характер,причём в ряде случаев сигнал эволюционировал с характерными временами порядка нескольких секунд (например, сначала сильно увеличивался, а затем пропадал совсем), что характерно для процессов перезарядки. Изучение природы этихпроцессов выходит за рамки задач настоящей работы, поэтому в дальнейшем рассмотрении представляется достаточным ограничиться только теми случаями, когда сигнал был стабилен и обнаруживал ряд воспроизводимых особенностей.Зависимость сигнала от интенсивности зондирующего светаСпектр шумовых сигналов обнаружил сильную зависимость от интенсивности зондирующего света, представленную на рисунке 3.13.
С увеличением мощности света как магнитная, так и немагнитная компоненты испытывали уширение;ширина прецессионного пика, однако, росла быстрее. Магнитная компонента приувеличении мощности становится невыраженной и практически исчезает. Согласно работе [5], исчезновение магнитного пика объясняется анизотропией спиновойрелаксации электрона и возбуждением в исследуемой структуре трионных состояний. Для независимого исследования динамики прецессионого пика возможнобыло эффективно избавиться от присутствия немагнитной компоненты путём изменения длины волны в пределах оптического резонанса или прямым ослаблениеммощности зондирующего пучка.Зависимость сигнала от поперечного магнитного поляТипичные зависимости спектров шумов фарадеевского вращения и эллиптичности от магнитного поля представлены на рисунке 3.14, иллюстрирующем поведение фотоиндуцированного сигнала (здесь и далее под термином «фотоиндуцированный сигнал» будет подразумеваться поляризационный шумовой сигнал в65Рисунок 3.13 — Нормированные на мощность зондирующего пучка спектрышумов фарадеевского вращения фотоиндуцированных носителей заряда водиночной КЯ при различных значениях .
Температура образца 3.6 К;поперечное магнитное поле ≈ 29 мТл; длина волны 814.16 нм; отстройка отрезонанса ℎℎ ≈ 2.8 мэВ.тех точках, где он возникал только при воздействии коротковолновой подсветки).На рисунке 3.15а также приведён спектр сигнала шумов фарадеевского вращенияот участка образца, где дополнительной фотогенерации носителей не требовалось.Отношение амплитуды сигнала к дробовому уровню было настолько велико, что позволяло отслеживать его эволюцию с частотой обновления до 10 спектров в секунду; время накопления в каждом измерении на рис. 3.14 и 3.15а непревышало 1 минуты. Магнитная компонента спектра соответствует частицам с-фактором || = 0.33, каковым обладают электроны в квантовой яме толщиной20 нм [111]. Время жизни этих носителей 2 ≈ 25 нс. За формирование немагнитной компоненты может отвечать несколько механизмов.
Полное рассмотрениепроцессов, влияющих на спектр шумов носителей в исследованной структуре, выходит за рамки данной работы и требует проведения дополнительных экспериментов, однако в приложении Б представлена модель, разработанная М. М. Глазовым, Е.
Л. Ивченко и Д. С. Смирновым, в которой учтено влияние флуктуацийядерных полей на локализованные электронные спины, внешнего магнитного поля и взаимодействия электронов с трионами, индуцированными зондирующим66Рисунок 3.14 — Спектры шумов фарадеевского вращения (а) и эллиптичности (б)фотоиндуцированных носителей заряда в одиночной КЯ в зависимости отприложенного поперечного магнитного поля . Температура образца 3.6 К;мощность зондирующего света 1 мВт, длина волны 814.04 нм; отстройка отрезонанса ℎℎ ≈ 2.6 мэВ.излучением. В этой модели, однако, не учитывается возможный вклад в формирование сигнала возникающих в процессе фотолегирования дырок, экситонов [82] иэкситонных поляритонов.
Кроме того, в главе 4.2 показано, что источником высокоамплитудных поляризационных шумов, центрированных на нуле частот, можетявляться оптическая неустойчивость резонатора, а в главе 5 продемонстрировановозникновение эффективного продольного «оптического» магнитного поля, создаваемого эллиптически поляризованным зондирующим пучком. Участие этихмеханизмов в формировании сигнала также не может быть исключено.Таким образом, использование микрорезонатора подтвердило высокую эффективность с точки зрения увеличения чувствительности метода спектроскопииспиновых шумов. Применение микрорезонатора позволило впервые зарегистрировать сигнал спиновых шумов носителей в одиночной квантовой яме.
Вместе с темнаблюдавшиеся эффекты возникновения гигантских шумов или, напротив, резкого уменьшения шумового сигнала в области положительных отстроек фотонноймоды, обозначили ряд вопросов, решению которых посвящена глава 4 работы.67Рисунок 3.15 — (а) Спектры шумов фарадеевского вращения носителей заряда водиночной КЯ в зависимости от приложенного поперечного магнитного поля в области, где сигнал возникал в отсутствие фотолегирования. Температураобразца 6 К; мощность зондирующего света 2 мВт, длина волны 814.1 нм;отстройка от резонанса ℎℎ ≈ 2.7 мэВ. (б) Результат моделирования всоответствии с моделью, представленной в приложении Б, со следующимипараметрами: = −0.33, ≈ 24 нс, ≈ 1.9 · 108 с−1 (≈ 30 МГц).3.4ВыводыВ данной главе методы повышения поляриметрической чувствительностиспектроскопии спиновых шумов проиллюстрированны результатами экспериментальных исследований.
Было продемонстрировано значительное увеличение регистрируемого шумового сигнала от объёмного -GaAs образца и расширение пригодного для осуществления ССШ диапазона длин волн при помощи техники высокой поляризационной экстинкции. Благодаря применению микрорезонатора впервые осуществлена экспериментальная регистрация спектров спиновых шумов носителей заряда в одиночной квантовой яме, исследовано их поведение в зависимости от мощности зондирующего света и приложенного магнитного поля.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
