Диссертация (1150798), страница 14
Текст из файла (страница 14)
Полученные результаты легли в основу исследований свойств микрорезонатора методомспектроскопии спиновых шумов, результаты которых представлены в следующейглаве.68Глава 4. Нелинейный шумовой отклик асимметричного микрорезонатора споглощающим промежуткомВ разделе 3.3.3 предыдущей главы перечислены типы областей, характеризующихся одинаковым поведением шумовых сигналов. Первые два типа сходнымежду собой и детально исследованы в разделе 3.3.
Отличительной особенностьюобластей третьего типа, соответствующих положительным отстройкам фотонноймоды, является полное отсутствие шумовых сигналов, несмотря на то, что добротность фотонного резонанса в этих зонах по-прежнему высока. Этот эффект,как будет показано в первом разделе данной главы (4.1), обусловлен фазовымихарактеристиками комплексного коэффициента отражения и их резкой зависимостью от поглощающих свойств межзеркального промежутка. Области четвёртоготипа характеризуются возникновением в спектре немагнитного пика, амплитудакоторого в сотни раз превышает уровень дробовых шумов зондирующего света.В разделе 4.2 представлено экспериментальное исследование характеристик этихшумов и приведена модель нестабильного оптического резонатора, нелинейныйрежим работы которого может приводить к многократному усилению поляризационного сигнала.4.1Зависимость оптических спектров спиновых шумов от отстройкифотонной модыВ ходе исследований шумов фарадеевского вращения света, отражённого отобразца с квантовой ямой в микрорезонаторе, было установлено, что в случае перехода к участкам образца, на которых фотонная мода резонатора располагаетсявыше по энергии, чем материальные резонансы среды, поляризационный сигналполностью исчезает вне зависимости от наличия или отсутствия фотолегирующей подсветки.
Для исследования данного эффекта была использована модификация установки, применённой в экспериментах, изложенных в предыдущей главе(3.3.1); её схема представлена на рисунке 4.1. Сигнал детектируется в излучениилазера 1, отражённом от образца 2, при помощи балансной схемы 3. Излучениекоротковолнового диодного лазера 4, используемого для фотолегирования, моду-69лировалось сигналом звукового генератора 5 на низкой частоте 60 Гц. В отличиеот стандартной схемы с использованием спектроанализатора, накопление сигналапроизводилось в узкой полосе на частоте 35 МГц радиоприёмником 6. Для выделения полезного сигнала детектирование осуществлялось на частоте генератора 5посредством синхронного детектора SR830 фирмы Stanford Research Systems (7).Сигнал оцифровывался мультиметром Keithley 2100.
Схема автоматизированноуправлялась с ПК 8 при помощи среды LabView, в которой и осуществлялась запись спектров при протягивании длины волны лазера 1. Для синхронной записиспектра отражения часть света, отражённого от структуры, отводилась на измеритель мощности PM100D фирмы ThorLabs (9). Следует отметить, что приёмник 6был настроен на амплитудную регистрацию, поэтому представленные ниже спек√тры отражают амплитуду , а не мощность шумов ( ∼ ).Рисунок 4.1 — Схема установки оптической спектроскопии спиновых шумов.1 — лазер, 2 — образец в криостате, 3 — балансная детектирующая схема, 4 —диодный лазер (длина волны ∼635 нм), 5 — генератор звуковых частот, 6 —радиоприёмник, 7 — синхронный детектор, 8 — ПК, 9 — измеритель мощностисвета.Эксперименты производились в нулевом магнитном поле, поскольку и в таких условиях ширина сигнала обеспечивала успешное детектирования на частоте35 МГц.
Мощность зондирующего света не превышала 1 мВт во избежание влияния фотоиндуцированных эффектов (ср. с 3.3.3). На рисунке 4.2 представленыоптические спектры амплитуды шумов в зависимости от положения зондирующего пучка на образце. Также на рисунке представлены соответствующие спектры70отражения структуры в каждой из точек. В области отрицательных отстроек оптический спектр шумов фарадеевского вращения содержит один узкий пик, совпадающий по положению с фотонной модой резонатора (на рисунке — спектры,соответствующие краю образца, & 0 мм). В области антипересечения ветвейфотонной моды и материальных резонансов спектр приобретает сложную форму, характеризуясь, как правило, двумя ярко выраженными максимумами, попрежнему локализованными близко к фотонному резонансу ( = 0.3 мм).
Наконец, при сдвиге в область положительных отстроек поляризационные шумы резкоуменьшаются, обнаруживая только небольшой сигнал вблизи экситонного резонанса ( = 0.7 мм), и, наконец, полностью исчезают ( = 1.2 мм). Добротностьоптической моды резонатора при этом падает всего лишь втрое по сравнению собластью отрицательных отстроек, и можно было бы ожидать пропорционального ослабления сигнала. Тем не менее, как будет показано далее, асимметричныйрезонатор с поглощающим промежутком может характеризоваться резким снижением гиротропической чувствительности при сравнительно небольшом изменениипоглощения в межзеркальном промежутке.4.1.1Свойства комплексного коэффициента отражения асимметричногорезонатораКак было показано в 2.1.1–2.1.2, процесс формирования поляриметрического сигнала может быть представлен как спонтанное изменение соотношения фази/или амплитуд право- и левоциркулярно поляризованных волн, распространяющихся в зондируемой среде.
При ненулевой гиротропии среды возникает спектральное расщепление резонансных положений для компонент + и − . При фиксированной величине этого расщепления разница в показателях преломления ипоглощения будет тем больше, чем круче спектральный ход резонансов. Следовательно, при этом будет больше и поляризационный сигнал. Таким образом, длятого, чтобы оценить поляриметрическое усиление резонатора, следует детальнорассмотреть поведение комплексного коэффициента отражения для случая асимметричного резонатора с материальным резонансном межзеркальной среды.71Рисунок 4.2 — Оптические спектры амплитуды шумов фарадеевского вращенияв зависимости от положения фотонной моды относительно материальныхрезонансов среды.
Мощность зондирующего света ∼ 1 мВт, температураобразца ∼ 5 К.Рассмотрим асимметричный резонатор, одно из зеркал которого идеально иполностью отражает весь падающий на него свет, а второе зеркало (условимся считать его внешним) имеет коэффициент отражения близкий, но не равный единице.На рисунке 4.3а представлена диаграмма поведения коэффициента отражения такой структуры на комплексной плоскости и схематический график спектральнойзависимости фазы отражённого от такой структуры света, который может бытьполучен в результате прямого расчёта, выполненного стандартным методом матриц переноса [112]. Модуль радиус-вектора комплексного коэффициента отражения определяет амплитуду, а угол — фазовый сдвиг отражённого от структурысвета.
Вдали от резонанса отражённая волна синфазна с падающей, можно положить сдвиг фаз равным нулю для частот ниже резонансной ≪ 0 и 2 для ≫ 0 . При проходе через резонанс значение фазы пробегает значения от 0 до2, что соответствует полному обороту радиус-вектора на комплексной плоскости, причём ширина этого скачка на спектре фазовой зависимости напрямую за-72висит от ширины оптического резонанса, которая, в свою очередь, определяетсякоэффициентом отражения внешнего зеркала.Рисунок 4.3 — Поведение комплексного коэффициента отражения испектральная характеристика фазы отражённого от асимметричного резонаторасвета.
(а) Характеристика идеального резонатора без поглощения; (б)характеристика резонатора с поглощающим промежутком в различныхвозможных режимах работы.С использованием такой диаграммы можно также показать, что будет происходить в случае, когда межзеркальный промежуток обладает ненулевым поглощением (для простоты можно полагать, что коэффициент поглощения не зависит отдлины волны). Вдали от резонанса свет по-прежнему будет полностью отражаться,будучи при этом синфазным с падающей волной. При выполнении условия резонанса часть света, попадая в межзеркальный промежуток, будет поглощаться.
Надиаграмме это изменение будет соответствовать сжатию контура, который описывает конец радиус-вектора, так, как это проиллюстрировано на рисунке 4.3б. Фазовая характеристика при этом, однако, не будет качественно изменяться вплотьдо некоторого критического значения поглощения, когда контур полностью переходит в правую полуплоскость. В этот момент фазовый спектр резко меняется, становясь знакопеременным (рис. 4.3б). Дальнейшее увеличение поглощениябудет приводить к сжатию контура в точку на единичной окружности, соответствующей абсолютному отражению.
С точки зрения физики процесса эта ситуация также ясна: световая волна, быстро затухая в поглощающем материале резонаторного промежутка, не будет достигать внутреннего зеркала, в результатечего окажется невозможным формирование стоячей волны и её интерференция свнешним излучением. Что касается фазовой характеристики, то её амплитуда с73увеличением поглощения будет уменьшаться, приводя к существенному ослаблению поляриметрического усиления такого резонатора.Приведённые выше рассуждения имеют непосредственное отношение к экспериментальным наблюдениям. Слоистые системы, подобные исследованному образцу, выращиваются на толстой подложке, обладающей существенно отличнымот единицы коэффициентом преломления.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
