Диссертация (1150798), страница 24
Текст из файла (страница 24)
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .Зависимости площади пика и ширины от длины волны в различныхгеометриях . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .Зависимость интегрального сигнала от плотности мощности вразличных геометриях . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . .Установка спектроскопии шумов керровского вращения . . . . . . .Структура образца с КЯ в микрорезонаторе . . . . . . . . . . . . . .Спектры отражения микрорезонатора с одиночной КЯ . . . . . . . .Спектры шумов ФВ одиночной КЯ от мощности зонд. пучка . . . . .Спектры шумов фотоинд. ФВ и эллиптичности одиночной КЯ от Спектры шумов ФВ одиночной КЯ без фотолегирования от . . .4444474850523.83.93.103.113.123.133.143.154.14.24.34.4Схема установки оптической спектроскопии спиновых шумов .
.Оптические спектры шумов в зависимости от отстройки . . . . .Фаза отражённого от асимметричного резонатора света . . . . .Результаты моделирования коэффициента отражения и спектровшумов асимметричного резонатора . . . . . . . . . . . . . . . . .535354586162656667. . 69. . 71. .
72. . 751254.5 Зависимость спектров гигантского шума от мощности света ипоперечного поля . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .4.6 Зависимость амплитуды гигантского шума от мощности света . .4.7 Зависимость гигантского шума от мощности света и поперечногополя . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .4.8 Аппроксимация шумовых спектров в модели нестабильногорезонатора . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .4.9 Графическое представление функций () . . . . . . . . . . . .5.15.25.35.45.55.65.75.85.9. . 78. . 80. . 81. .
83. . 89Электронная микрофотография и фотоснимок вмонохроматическом свете образца T695 . . . . . . . . . . . . . . . . 92Зависимость ПШПВ и площади магнитного пика от температуры вобразцах T695 и C7T77 . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94Зависимость спектра шумов образца C7T77 в микрорезонаторе от 95Влияние эллиптически поляризованного зондирующего света наспектры СШ .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 97Зависимость спектров СШ от мощности эллиптическиполяризованного зондирующего света . . . . . . . . . . . . . . . . . 99Схема установки для оценки скорости установления оптическогополя . . .
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 100Спектры отражения структуры T695 при различных значенияхмощности света . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103Релаксация ядерной поляризации в спектрах СШ . . . . . . . . . . . 104Наблюдение накачки и релаксации ядерной поляризации вспектрах СШ . . . . . . . . . . . . . . . .
. . . . . . . . . . . . . . . 106Б.1 Результаты моделирования спектров шумов носителей водиночной квантовой яме . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 130В.1 Схема резонатора и обозначений величин . . . . . . . . . . . . . . . 135126Приложение АМоделирование случайных процессовДля иллюстрации различных типов случайных процессов, изображённых нарисунке 2.2 была выполнено простое численное моделирование средствами программ LibreOffice Calc и MagicPlot Pro.
АКФ и БПФ АКФ при этом выполнялосьстандартными средствами программы MagicPlot.Для имитации белого шума (столбец 1) были сгенерированы случайные величины , = 1, 2, . . . , 49999, 50000. Зашумлённость полученного результата проистекает из ограниченности анализируемого массива данных.Для моделирования случайного процесса, АКФ которого имеет вид затухающего колебания, рассмотрим уравнение движения затухающего осциллятора,возбуждаемого случайной силой:¨ + ˙ + 02 = ,(А.1)где — параметр затухания, 0 — частота осцилляции, а — внешняя случайнаясила, действующая на систему. Обозначим ˙ = и перепишем уравнение (А.1)следующим образом:˙ = − − 02 .(А.2)По этим уравнениям можно задать следующие рекурсивные соотношения для величин , :⎧⎪⎪ = + (1 − ) − 02 ⎪⎨ +1(А.3)+1 − = ⎪⎪⎪⎩ = 1, 2, 3, . .
.Положив 1 = 1 = 0, а — случайной величиной от 0 до 1 для любого и некоторые 0 ≪ , ≪ можно получить ряд данных , график которых представленв 3 столбце рисунка 2.2 (для моделирования также было взято 50000 точек).Для моделирования инерционного процесса была использована аналогичнаяпроцедура при 0 = 0.127Следует отметить, что данная простая модель использована только в демонстрационных целях и обладает рядом недостатков, в частности, возникновениемрасходимости генерируемых данных при некоторых значениях параметров.128Приложение БМодель спектра шумов фарадеевского вращения носителей в одиночной КЯДанная модель разработана М.
М. Глазовым, Д. С. Смирновым и Е. Л. Ивченко и изложена в работах [5; 60].Шумы керровского вращения и эллиптичности вызываются флуктуациямикоэффициентов отражения микрорезонатора ± для право- ( + ) и левоциркулярно ( − ) поляризованных компонент зондирующего пучка. В случае, когда частотазондирущего света близка к частоте оптического резонанса образца , коэффициенты отражения могут быть представлены следующим образом [139; 140]:± = −1 +iκ12 − + i κ1 +κ+2∑︀2,± −,± +i,±,(Б.1)где κ1 и κ2 — коэффициенты пропускания верхнего и нижнего брэгговских зеркал для света, падающего со стороны активной среды (исходный пучок считается падающим со стороны зеркала, характеризующегося значением κ1 ); индекс нумерует резонансы активной среды (отрицательный трион − и экситоны ℎℎ ,ℎ ), ,± , ,± и ,± — частоты, постоянные взаимодействия и скорости затухания соответствующих резонансов.
Как правило, разности ,+ − ,− , ,+ − ,− ,,+ − ,− пропорциональны -компоненте намагниченности системы, что приводит к различию мгновенных значений + и − [141]. Из уравнения (Б.1) следует, чтокоэффициент отражения как функция частоты зондирующего света имеет провалы на частотах резонансов смешанных (поляритонных) состояний (см. рис. 3.12).Исходя из предположения, что основной вклад во флуктуации керровского вращения и эллиптичности отражённого света вносят спиновые шумы резидентныхэлектронов, можно учитывать только трионный резонанс.
В таком случае флуктуации силы осциллятора триона приведут к шумовому расщеплению поляритонного резонанса для + и − поляризованного света. Это предположение подтверждается экспериментальными исследованиями оптических спектров шумов эллиптичности и керровского вращения [60].Значительная чувствительность спектра спиновых шумов к мощности зондирующего света, проявляющаяся, в частности, в фотоиндуцированном уширении129и изменении амплитуд «магнитной» и «немагнитной» компонент, показывает, чтодаже слабые световые потоки возмущают поляритонную систему, находящуюся врежиме сильной связи. Подобные неравновесные системы требуют особого теоретического подхода. Присутствие в спектре «магнитной» компоненты однозначноуказывает на то, что шум керровского вращения и эллиптичности может быть приписан спиновым флуктуациям резидентных электронов, которые могут присутствовать благодаря случайному примесному легированию или надбарьерной подсветке.
При относительно низких концентрациях электронов ( ∼ 1010 см−2 ) носители оказываются локализованы на неоднородностях потенциала КЯ, и их спины подвержены влиянию как внешнего магнитного поля, так и флуктуаций ядерных полей. В режиме сильной связи даже зондирование в области существенныхотстроек от материального резонанса приводит к генерации в структуре экситонных и трионных поляритонов. В данном случае рассматривается простейшая модель, которая включает в себя только: а) прецессию локализованного электронного спина во флуктуирующем поле ядер на частотах Ω , имеющую распределение√ℱ(Ω ) = ( )3 exp (−Ω2 /2 ) (где — флуктуация ядерного спина [70]); б)влияние внешнего магнитного поля , приводящего к прецессии на ларморовскойчастоте Ω = /~, и в) индуцированного зондирующим пучком электронтрионного взимодействия (взаимодействием с экситонами при этом пренебрегается). Динамика связанного движения электронного и трионного спинов можетбыть представлена как [141]:d = (Ω + Ω ) × − − + ,d0(Б.2a)d=−+ .d(Б.2b)Здесь — псевдовектор электронного спина с компонентами , и , —трионный псевдоспин, = (+ − − )/2 (± — числа заполнения уровней тяжёлодырочных трионов со спинами 3/2 и −3/2 соответственно), — единичныйвектор в направлении оси роста , — время релаксации электрона (для простоты эффектами анизотропии спиновой релаксации, связанной с кристаллографической ориентацией квантовой ямы, пренебрегается), 0 — время жизни триона, — спиновое время жизни триона, задаваемое отношением 0 /( + 0 )( — время спиновой релаксации триона), — скорость генерации трионов.130Рисунок Б.1 — Результаты моделирования спектров шумов носителей водиночной квантовой яме.
(а) Кривые, соответствующие различным скоростямгенерации трионов = 0 . . . 5 × 108 с−1 при заданной величине поперечногомагнитного поля =24 мТл. (б) Кривые, соответствующие магнитным полям = 9.5 . . . 29.5 мТл при фиксированной скорости генерации = 4 × 108 с−1 .Остальные параметры одинаковы для панелей (а) и (б): 0 = 11 пс, = 9.5 пс, = 2.5 × 108 с−1 . Разбросом значений -факторов пренебрегается.Последняя величина включает в себя как генерацию трионов за счёт прямого поглощения зондирующего света, так и происходящую при захвате экситонов резидентными электронами. пропорциональна интенсивности зондирующего светаи увеличивается при уменьшении абсолютного значения отстройки ||.
Спиновойпрецессией в трионном состоянии также пренебрегается. Следует подчеркнуть,что рождённые линейно поляризованным светом трионы могут содержать электроны с любой ориентацией спина, однако в силу оптических правил отбора послерекомбинации триона электроны остаются со спином = .На рисунке 3.15б представлены рассчитанные в соответствии с уравнениями (Б.2) спектры спиновых шумов электронов (2 ) для низкой мощности зондирующего света ( → 0), параметры расчёта приведены в подписи к рисунку.Модель качественно описывает основные особенности экспериментально полученных спектров (рис. 3.15а): присутствие узкого пика на нулевой частоте, исчезающего при увеличении внешнего магнитного поля, и прецессионного пика наларморовской частоте.Увеличение мощности зондирующего света и сопутствующий ему рост скорости трионной генерации существенно изменяет форму шумового спектра.
На131рисунке Б.1 представлен результат моделирования спектров спиновых шумов приувеличении мощности зондирующего света, находящийся в качественном согласии с экспериментально полученными данными (рис. 3.13). Как видно из приведённых рисунков, прецессионный пик в шумовом спектре подавляется, тогда какмаксимум на частоте = 0 становится шире и несколько больше по амплитуде.Такое поведение может быть объясняться тем фактом, что процесс фотоиндуцированных электрон-трионных взаимодействий приводит к анизотропной спиновойрелаксации электрона.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
