Диссертация (1150798), страница 5
Текст из файла (страница 5)
Реализованы способы расширения полосы регистрации посредством гетеродинирования сигнала с частотой повторения импульсного лазерас синхронизацией мод [65] и посредством протягивания задержки между двумязондирующими импульсами [66; 67], а также предложенный С. Старосилецем иД. Хегеле [68] способ разрешения сверхшироких линий. В недавней работе [69]предлагается вариант реализации метода [68], который может быть рассмотренкак шумовая версия широко известной техники резонансного спинового усиления(resonant spin amplification, RSA) [50].Детальное исследование объёмных образцов -GaAs приводится также впубликации С. А. Крукера и др. [53], в которой более полно, по сравнению с работой [51], рассмотрено влияние эффектов поглощения на спектр шумов электронного резонанса, а также температурная зависимость и эффект фокусировки зондирующего пучка. Чуть позже в совместной работе С.
А. Крукера с Техническимуниверситетом г. Дортмунда [54] впервые был зарегистрирован шумовой спектрдырок в самоорганизованных квантовых точках (КТ) InGaAs/GaAs и исследована энергетическая и пространственная анизотропия дырочного -фактора. Впоследствии М. М. Глазовым и Е. Л. Ивченко была построена теоретическая модель20спиновых флуктуаций дырок в одиночно заряженных КТ [70], которая описываетвлияние внешних и эффективных внутренних магнитных полей на формированиеспектров шумов фарадеевского вращения и эллиптичности.Наконец, следует обратиться к фундаментальному вопросу о том, являетсяли спектроскопия шумов фарадеевского вращения в действительности техникой,не возмущающей состояния системы.
Оптические методы, основанные на явлении МЦД, не могут являться невозмущающими, поскольку связаны с поглощением зондирующего излучения и, соответственно, применимы лишь в области оптических резонансов. Эффект Фарадея, напротив, связан с преломлением в среде,спектр которого, в соответствии с соотношениями Крамерса—Кронига, выходитдалеко за пределы оптического поглощения и поэтому может быть зарегистрирован даже при достаточно существенной отстройке от оптического резонанса,в области номинальной прозрачности. Тем не менее нельзя сказать, что при зондировании среды в области прозрачности в ней не происходит никаких изменений, поскольку на выходе свет оказывается промодулированным на частоте магнитного резонанса, т.
е. обретает дополнительные спектральные особенности набоковых частотах, что может являться только следствием неупругого рассеянияфотонов в среде. Б. М. Горбовицкий и В. И. Перель показали [71], что возникновение поляризационных шумов прошедшего через парамагнитную среду света можетбыть рассмотрено как результат интерференции между прошедшей волной и волной, неупруго рассеянной вперёд на флуктуациях намагниченности среды. Говоряпроще, часть проходящих через среду фотонов, не вызывая реальных оптическихпереходов в системе, тем не менее осуществляет переворот электронного спинас соответствующим положительным или отрицательным изменением своей энергии. Однако в этом процессе нет ни энергетической (прямой и обратный переворот равновероятны), ни пространственной избирательности.
Таким образом, пока речь идёт о макроскопических спиновых ансамблях, техника может считатьсяневозмущающей без наложения каких-либо дополнительных условий. Более того,было экспериментально и теоретически показано, что шумовые спектроскопические методики позволяют осуществлять квантово-неразрушающие измерения, атакже достигать квантового сжатия состояний коллективных систем [55; 72]. Такой подход позволил опустить уровень чувствительности оптических измеренийниже квантового предела [73] в метрологических экспериментах [74], а также осуществить квантовое запутывание двух макроскопических атомных систем [75].21Как видно из вышесказанного, метод спектроскопии спиновых шумов зарекомендовал себя как мощный инструмент исследования спиновых систем, существенно расширив арсенал спектроскопических техник и предоставив возможность проведения невозмущающих исследований в частотном диапазоне до ТГцна ансамблях от макроскопических по размерам до состоящих из единичных спинов.
Хорошим примером развития могут служить такие работы, как [76], [77]и [78]. Первая и вторая работы представляют теоретическое и экспериментальное применение ССШ для исследования однородной ширины резонансов в неоднородно уширенных системах. В третьей впервые осуществлена шумовая спектроскопия ионов марганца в полупроводниковом кристалле. ССШ находит и неожиданные области применения, как, например, генерация истинно случайных чисел [79]. Более того, некоторые из теоретических возможностей метода (такие какпредложенный в работе [80] двухлучевой эксперимент с регулируемым пространственным разрешением, исследование полупроводниковых структур при комнатных температурах [81], применение техники ко вторичному излучению экситонполяритонного конденсата в микрорезонаторах [82]) ещё только предстоит реализовать.
Некоторые из этих задач легли в основу настоящей работы, посвящённой как изучению возможностей самого метода, так и его приложений для исследования оптических и магнитных свойств полупроводниковых структур. В рамках данной работы рассмотрены подходы к повышению чувствительности метода,позволившие, в частности, впервые применить метод ССШ для исследования динамики носителей заряда в одиночной квантовой яме.
С применением метода иего технических модификаций были исследованы оптические свойства асимметричного резонатора с резонансно поглощающим промежутком, а также магнитныесветоиндуцированные эффекты в объёмных слоях GaAs.22Глава 2. Теоретические и методологические основы спектроскопии шумовфарадеевского вращенияДанная глава посвящена описанию физических явлений и принципов, лежащих в основе метода спектроскопии спиновых шумов, закономерностям формирования шумового сигнала и магнитооптическому способу его регистрации, а такжевопросам чувствительности поляриметрической установки и природе различныхшумов.2.1Базовые представленияВ основе спектроскопических исследований спиновых шумов лежитнесколько фундаментальных физических явлений, определяющих статистическиесвойства ансамблей частиц и спектральные характеристики флуктуаций идеализированных систем.
Последовательный теоретический анализ ab ovo включает в себя рассмотрение статистик Больцмана (для высокотемпературного идеального газа), Ферми и Бозе (для соответствующих частиц при низких температурах), введение понятия обобщённой восприимчивости, вывод флуктуационнодиссипационной теоремы (ФДТ) и соотношений Крамерса—Кронига. Эти теоретические построения подробно представлены в классическом труде Л. Д.
Ландауи Е. М. Лифшица [32] (статистики частиц — гл. IV–V, флуктуации — гл. XII).Вывод ФДТ для броуновского движения и в общем виде также представлен вработе Р. Кубо [9], а соотношений Крамерса—Кронига — в статьях [83; 84]. Врамках данной работы представляется достаточным привести только формулировки теорем и пояснить их отражение в реальных физических процессах формирования шумовых сигналов.
Флуктуационно-диссипационная теорема связываетспектр флуктуаций физических величин, характеризующих диссипативную среду,с её обобщёнными восприимчивостями, т. е. параметрами реакции среды на внешние воздействия. Можно также рассматривать флуктуации системы как реакциюэтой системы на воздействие со стороны теплового резервуара. ФДТ справедлива как в рамках классической механики, так и в тех случаях, когда для описания23состояния системы квантовые эффекты имеют основное значение [85]. С экспериментальной точки зрения справедливость ФДТ означает, что анализ шумов системы может предоставить информацию, аналогичную получаемой в стандартныхметодах, основанных на изучении отклика системы на какое-либо внешнее возмущение.2.1.1Соотношения Крамерса—Кронига и эффект ФарадеяСоотношения Крамерса—Кронига позволяют связать спектральные зависимости дисперсии и поглощения среды [86, гл.
1, § 1.2]. В простейшем случае среды,характеризующейся единственным оптическим резонансом1 с энергией 1 , когдакривая поглощения имеет вид лоренциана, дисперсионные кривые будут иметьформу, представленную на схематическом рис. 2.1 (выделены жирными линиями).Коэффициент поглощения имеет максимум на резонансной частоте 1 = 1/~, в товремя как ход показателя преломления (отсчитываемого от некоторого постоянного фонового значения) характеризуется «дифференциальной» зависимостьюи отличается двумя существенными особенностями: во-первых, преломление становится равно фоновому при = 1 , а во-вторых, образуется область т.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
