Диссертация (1150798), страница 15
Текст из файла (страница 15)
По этой причине брэгговские резонаторы в подавляющем большинстве случаев образованы асимметричной парой зеркал, что делается для достижения максимально контрастного спектра отражениярезонатора. При этом межзеркальная среда характеризуется некоторой величиной поглощения, что следует как из фактов, изложенных в разделе 3.3.3, так и изформы спектров отражения структуры (рис. 3.12) — падение добротности оптического резонанса в области положительных отстроек свидетельствует о наличиипоглощения.
Сложной структурой слоёв, составляющих резонаторный промежуток, в данном случае можно пренебречь и рассматривать резонатор как однородную среду, характеризующуюся скачкообразным спектром поглощения, край которого соответствует энергии образования экситонов в квантовой яме.4.1.2Результаты моделирования оптических спектров спиновых шумовДля проверки предположения о связи фазовых характеристик коэффициента отражения микрорезонатора и свойств шумового сигнала был выполнен расчётоптических шумовых спектров, учитывающий данный эффект.
Во избежание дополнительных сложностей падение на структуру считалось нормальным, поскольку в эксперименте угол падения был достаточно мал (не более 5∘ ). Обозначимкомплексный коэффициент отражения микрорезонатора, промежуток которогоне обладает гиротропными свойствами, как .
Появление гиротропии будет сопровождаться появлением различий в коэффициентах ± для ортогональных поляризаций ± , причём ± = ± . В случае линейной вертикальной поляризациипадающего на структуру пучка сигнал с балансного детектора будет опреде-74ляться выражением [113]: = 2||2 [cos2 2 + cos sin2 2] ++ 2 sin(4)ℑ(* )[1 − cos ] +(4.1)+ 4ℜ(* ) sin sin(2).Здесь — сдвиг фазы, задаваемый волновой пластинкой, расположенной до светоделителя, — угол её поворота. Варьированием вклад в сигнал, не зависящий от (первая строка формулы (4.1)) может быть обнулён.
Для регистрациишумов керровского вращения используется полуволновая фазовая пластинка. Вэтом случае формула упрощается до выражения: = 4ℑ(* ).(4.2)Расчёт оптического спектра спиновых шумов основывался на вычислениикоэффициента отражения , осуществлённого методом матриц переноса [114].При этом вклад КЯ в восприимчивость () учитывался в приближении несвязанных электронно-дырочных пар:() = + · ln(0 − + ),(4.3)где 0 соответствовало энергии 1.516 эВ (818 нм) — нижайшему переходу междуэлектронной и дырочной подзонами двумерной системы; = 0.001 эВ — постоянная затухания.
Остальные параметры были выбраны таким образом, чтобы былодостигнуто качественное согласие между экспериментальными данными и результатами моделирования. Строго говоря, восприимчивость квантовой ямы должнатакже включать резонансные особенности типа полюсов /( −+ ) на частотах экситонного, трионного и других материальных резонансов (с амплитудами и ширинами ), причём все входящие в это выражение параметры могут зависеть от спинового состояния системы и вносить свой вклад в поляризационнуюмодуляцию света. Эти вклады незначительны при больших значениях отстроек ив данном рассмотрении ими можно пренебречь, учитывая, однако, что благодаряим наблюдаемый в эксперименте спектр может усложняться в области антипересечения.75Рисунок 4.4 — Результаты моделирования комплексного коэффициентаотражения от асимметричного поглощающего резонатора: (а) фазы и (б)амплитуды, а также оптических спектров спиновых шумов (в).После расчёта коэффициента восприимчивости резонаторного промежутка сообщалось небольшое приращение → + (такое, что / ≪ 1), соответствующее флуктуациям гиротропии.
Затем спектр шумов керровского вращениярассчитывался в соответствии с уравнением (4.1) при значениях = /8, = в76диапазоне значений /0 . Результаты моделирования представлены на рисунке 4.4:фаза, амплитуда отражения и оптический спектр шумов керровского вращения напанелях (а), (б) и (в) соответственно. Согласно данным моделирования, на частотах, меньших 0 , резонатор находится в докритическом режиме — фаза отражения меняется от 0 до 2. Затем вблизи области антипересечения, фазовая характеристика становится знакопеременной, что сопровождается появлением характерного провала в спектре шумов. Наконец, в закритической области особенностифазового и шумового спектров становятся ненаблюдаемы.
Качественное согласие результатов с экспериментальными наблюдениями является подтверждениемправильности представленной модели.4.2Эффект усиления поляриметрического сигнала в оптическинеустойчивом резонатореВ некоторых точках образца, соответствующих области антипересечения оптического и материальных резонансов, радиочастотный спектр шумов обнаруживал резко нелинейное по мощности зондирующего света поведение. При достижении некоторого порогового значения мощности амплитуда немагнитной (центрированной на нулевых частотах) компоненты возрастала многократно, в сотнираз превосходя уровень дробовых шумов. Исследование свойств этих гигантскихшумов позволило разработать модель, базирующуюся на предположении, что микрорезонатор в условиях нелинейного оптического отклика может за счёт возникающих автоколебаний создавать дополнительное усиление поляризационного сигнала.4.2.1Экспериментальное наблюдение гигантских поляризационных шумовЭкспериментальные условия наблюдения гигантских шумов и схема установки были аналогичны изложенным в разделе 3.3.1.
Амплитуда1 возникающих1Речь, как и в главах 3 и 5, идёт об амплитуде пика в спектре плотности мощности.77шумов на 2–2.5 порядка превосходила уровень и дробовых, и электронных шумов. Использование стандартной процедуры нормировки (3.2.1) в данном случаенецелесообразно, так как привело бы к увеличению погрешности измерений, поэтому представленные спектры нормированы только на мощность зондирующегосвета. На рисунке 4.5 представлены зависимости гигантских шумов от мощностизондирующего света, график (а), и от приложенного поперечного магнитного поля, график (б). Присутствующая на частоте ∼ 170 МГц особенность обусловленаАЧХ шумов электронной схемы.Согласно графику рисунка 4.5а, при некотором пороговом значении мощности зондирующего света амплитуда нулевой компоненты резко возрастает дозначений в сотни нВт (ср., например, типичный сигнал S от резонатора, представленный на рис.
3.5) при ширине пика около 10–20 МГц. Достигнув некоторогомаксимального значения, сигнал плавно уширяется и спадает при дальнейшем возрастании мощности. Влияние на сигнал поперечного магнитного поля проиллюстрировано графиком (б): при увеличении сигнал также испытывал уширениеи существенное уменьшение амплитуды. Следует отметить, что в спектре наблюдалось присутствие магнитной компоненты, однако её влияние на форму спектране оказывало решающего влияния, приводя только к небольшому уширению и отклонению формы немагнитного пика от чисто лоренцевой.Характер шумов указывал на значительную нестабильность условий их возникновения, амплитуда могла испытывать существенные дрейфы и скачки с характерными временами порядка десятых долей секунды.
Кроме того, возникновение гигантского сигнала сопровождалось хаотическими скачками выходного напряжения балансного детектора на низких частотах (1–50 кГц), наблюдаемыми наосциллографе. Совокупность этих фактов привела к предположению, что сигналпорождён не физическими явлениями, связанными с квантовой ямой в резонаторе,но связан с некоторым нелинейным фотоиндуцированным процессом, приводящим к многократному усилению поляризационного сигнала (помимо поляриметрического усиления самого резонатора в линейном режиме).
В случае справедливости этого предположения усиление испытал бы поляриметрический отклик налюбую модуляцию оптической восприимчивости межзеркального промежутка, ане только отклик, порождённый спонтанными флуктуациями спиновой подсистемы. Исходя из этого был произведён дополнительный эксперимент с переменнымвнешнем магнитным полем.78Рисунок 4.5 — Зависимость спектров гигантского шума от мощностизондирующего света (а) и от величины поперечного магнитного поля (б).Параметры эксперимента указаны на рисунке.4.2.2Отклик системы на внешнее переменное магнитное полеДля проведения эксперимента камера криостата была дополнительно оборудована катушкой диаметром 10 мм из медной проволоки, содержащей 15 вит-79ков, которая была размещена в плоскости образца соосно падающему на образецлучу.
В цепь параллельно катушке был установлен конденсатор, так что частотаобразованного колебательного контура составляла ∼ 15 МГц. Колебания в контуре резонансно возбуждались при помощи высокочастотного генератора. Переменное магнитное поле, создаваемое катушкой, индуцировало модуляцию поляризации отражённого от образца света за счёт эффекта Фарадея, в результате чего врадиочастотном спектре отражённого света присутствовал чёткий максимум нарезонансной частоте контура. На рисунке 4.6 представлена зависимость амплитуды этого сигнала от мощности зондирующего света. График на левой панели рисунка построен в двойной логарифмической шкале, цветовое обозначение точексоответствует нескольким диапазонам значений мощности зондирующего света.Изменение диапазона осуществлялось поворотом волновой пластинки, что могло послужить причиной небольшого сдвига по оси абсцисс между записями.
Каквидно из рисунка, вначале сигнал испытывает линейный рост и затем, при некотором критическом значении мощности, нелинейно возрастает. Этот участок длянаглядности представлен в линейной шкале на правой панели рисунка (вставкадемонстрирует увеличенный фрагмент линейного по мощности участка). Голубаяпунктирная линия на всех графиках соответствует линейной аппроксимации амплитуды до значения мощности 60 мкВт. При бо́льших значениях мощности поведение сигнала немонотонно, однако это несущественно для качественной интерпретации результата, кроме того, сходное поведение характерно и для сигналаспонтанных флуктуаций намагниченности.4.2.3Гипотеза встроенного усилителяЭкспериментально полученные результаты свидетельствуют о решающейроли оптической нелинейности в процессах формирования поляризационного сигнала в исследуемой системе.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
