Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Обзор литературы и постановка задачи 11
1.1. Оптическая ориентация резидентных электронов 11
1.2. Эффект отрицательной циркулярной поляризации люминесценции 18
1.3. Механизмы релаксации электронного спина в наноструктурах 23
1.4. Поведение ядерной спиновой системы в условиях оптической накачки спина электрона 34
1.5. Цели и задачи работы 37
Глава 2. Экспериментальные методы 39
2.1. Методика Керровского вращения 39
2.2. Поляризационный люминесцентный метод pump-probe . 50
Глава 3. Спиновая динамика электронов в наноструктурах 58
3.1. Динамика спиновой когерентности в GaAs-квантовых ямах 58
3.2. Продольная ралаксация электроного спина в квантовых точках (In,Ga)As/GaAs 69
Глава 4. Динамика ядерной спиновой поляризации в ансам бле квантовых точек (In,Ga)As/GaAs 78
4.1. Динамическая ядерная поляризация при постоянной поляризации накачки 81
4.2. Кинетические эксперименты 85
4.3. Модель ориентации ядерных спинов 88
4.4. Обсуждение 96
4.5. Заключение 97
Глава 5. Субсекундная спиновая релаксация электронно-ядерной системы в квантовых точках в нулевом магнитном поле 99
5.1. Введение 99
5.2. Экспериментальное исследование времени затухания электронно-ядерной спиновой системы при сильной оптической накачке 100
5.3. Обсуждения 106
5.4. Заключение 108
Положения, выносимые на защиту 108
Список публикаций по теме диссертации 110
Литература 112
- Эффект отрицательной циркулярной поляризации люминесценции
- Поляризационный люминесцентный метод pump-probe
- Модель ориентации ядерных спинов
- Экспериментальное исследование времени затухания электронно-ядерной спиновой системы при сильной оптической накачке
Введение к работе
Полупроводниковые гетероструктуры, исследование которых проводилось в данной работе, представляют собой соединения двух и более полупроводников, у которых в процессе роста на границе сохраняется порядок кристаллической решетки. Наличие материалов с разной шириной запрещенной зоны позволяет, в отличие от простого легирования, создавать монокристаллические структуры с заданным профилем одновременно как зоны проводимости, так и валентной зоны. Такие структуры обладают отличительными оптическими и электрическими свойствами, позволяющими проектировать на их основе оптоэлектропные приборы с уникальными характеристиками, от полупроводниковых лазеров с низким порогом генерации до оптических процессоров. Активное обсуждение возможностей создания приборов, использующих спины носителей, а не только их заряды, стимулировало интерес к изучению спиновых свойств гетероструктур [1, 2].
До недавнего времени основное внимание исследователей спиновой динамики полупроводников уделялось процессу релаксации населенностей спиновых подуровней. Этот процесс, происходящий за счет обмена энергией с фононами или другими динамическими системами, принято характеризовать временем Ті. В полупроводниках это время может быть достаточно большим. Из исследованных к настоящему времени полупроводниковых структур наибольшие значения величины Т\ были зафиксированы в гете-роструктурах с квантовыми точками, в которых времена релаксации электронного спина могут достигать единиц миллисекунд [3, 4]. Субмикросе-кундные и микросекундные времена спиновой ориентации зафиксированы в толстых эпитаксиальных слоях п-легированиого GaAs [5, 6]. Возможным применением систем с большим временем продольной релаксации являются устройства хранения цифровой информации.
Ориентация электронного спина в полупроводниках может быть использована не только для хранения информации (спиновая память), но и для реализации квантовых вычислений [7]. Спин, помещенный в магнитное поле, представляет собой двухуровневую систему, которую можно рассматривать как квантовую логическую ячейку (q-bit) [8]. Носителем информации в такой ячейке является фаза волновой функции, характеризующая проекцию спина на направление наблюдения, параллельное направлению магнитного поля. Согласно выводам работы [8], спиновая система, пригодная для квантовых вычислений, должна обладать малой скоростью фазовой релаксации, чтобы за время сохранения спиновой когерентности можно было осуществить порядка 104 элементарных операций. С этой точки зрения актуальным является вопрос о времени жизни и механизмах разрушения спиновой когерентности в реальных системах.
Традиционными методами исследования процессов релаксации в спиновых системах являются методы электронного парамагнитного резонанса (ЭПР), в которых осуществляется резонансное взаимодействие СВЧ излучения со спиновыми состояниями, расщепленными внешним магнитным полем. Для изучения фазовой релаксации методами ЭПР исследуется затухание сигнала спинового эхо.
Методом спинового эхо было, в частности, измерено время необратимой фазовой релаксации спинов электронов, связанных на донорах, в кристаллах кремния [9, 10]. Тем не менее, для тонкослойных полупроводниковых наноструктур, обладающих крайне малым объемом поглощения СВЧ-излучения, ЭПР методы оказываются малоэффективными. Существенно более перспективными для изучения спиновой динамики здесь являются оптические поляризационные методы создания и детектирования неравновесной спиновой поляризации [11-13], либо электрические методы, основан-
пые на спин-зависимом туннелировании через потенциальный барьер [14]. Электрические методы инжекции неравновесного спина при этом позволяют надеяться на большое количество прикладных результатов. В частности, после того, как удалось достичь эффективной спиновой инжекции при протекании тока через контакт "магнитный металл - магнитный диэлектрик", стало активно развиваться направление магнитно-туннельной памяти (MTJ-MRAM). В ней хранение информации происходит в металлических магнитных наночастицах, а считывание осуществляется на основе спин-зависимого туннелирования через диэлектрический барьер. Такие элементы спиновой памяти, по оценкам, могут превзойти flash-память по быстродействию и плотности хранения информации, достигшей сегодня своего предела.
Оптические методы исследования спиновой поляризации в наноструктурах обладают наибольшей эффективностью с точки зрения создаваемой величины неравновесного спина. Кроме того, оптические эксперименты характеризуются высоким временным разрешением, и это позволяет непосредственно регистрировать форму спиновых осцилляции, а не только затухание во времени спиновой когерентности, как в экспериментах по спиновому эхо. Отмеченные достоинства оптических методов дают возможность путем детального изучения спиновой динамики полупроводниковых наноструктур не только определить время существования спиновой поляризации в исследуемых системах, но и выявить доминирующие механизмы энергетической и фазовой релаксации спиновых состояний в наноструктурах.
Данная работа посвящена изучению динамики неравновесного спина носителей и неравновесной ядерной спиновой поляризации в гетерострукту-рах с квантовыми ямами и квантовыми точками. Имея характеристические
размеры, лежащие в панометровой области, гетероструктуры с квантовыми ямами и квантовыми точками обладают рядом качественных отличий по сравнению с объёмными гетероструктурами. В квантовых ямах, использование методики удаленного легирования позволяет создать свободный электронный очень газ низкой плотности. Известно, что в объемных полупроводниках при низких температурах основным механизмом спиновой релаксации свободных электронов является механизм Дьяконова-Петреля. Связано это с тем, что для получения свободных электронов при низких температурах (4 К) необходимо легировать полупроводник до такой степени, чтобы волновые функции соседних доноров перекрывались. При таком уровне легирования электроны на поверхности Ферми обладают сразу большим волновым вектором, что сильно способствует их спиновой релаксации. У свободных электронов в квантовой яме может быть получена сколь угодно низкая концентрация даже при такой температуре. Это делает их уникальными с точки зрения процессов спиновой динамики.
В квантовых точках ситуация близка к случаю электронов, связанных па донорах. Из-за сильной локализации электронов, механизм Дьяконова-Переля, в этом случае, не имеет большого значения. Основным механизмом релаксации локализованных электронов при низких температурах является взаимодействие с ядерными спинами. Теоретические исследования показали, что это взаимодействие проявляется в виде образования случайных магнитных полей, воздаваемых ядерными спинами (ядерные спиновые флуктуации). Кроме того, что взаимодействие электронного спина с ядерными спинами приводит к спиновой релаксации электрона, возможно возникновение динамической поляризации ядерных спинов. Созданная динамическая ядерная поляризация может как ускорять, так и замедлять спиновую релаксацию электрона. Таким образом, для понимания происхо-
дящих в квантовых точках процессов, необходимо рассматривать помимо накачки и релаксации электронного спина, также и процессы спиновой ориентации и спиновой релаксации ядер, с которыми взаимодействует локализованный электрон. На сегодняшний день эксперименты, проведенные с использованием современных, прямых методов, показывают существенное отличие процессов, связанных со спиновой динамикой электронов и ядер в квантовых точках от того, что наблюдалось ранее в экспериментах на донорах.
Создание и детектирование спиновой поляризации носителей в гете-роструктурах осуществлялось нами при помощи оптических поляризационных методов. В квантовых ямах время жизни электронной спиновой поляризации определялось при помощи современной методики накачки и зондирования (pump-probe) с детектированием сигнала спиновой поляризации по поляризации отраженного импульса зондирования (Керровское вращение). Для определения времени жизни электронной спиновой поляризации в квантовых точках типа (In,Ga)As/GaAs, имеющего порядок долей миллисекунды, нами была разработана поляризационная люминесцентная методика накачки и зондирования (люминесцентный pump-probe) с детектированием сигнала спиновой поляризации по степени поляризации люминесценции. Она позволила впервые измерить кривые распада электронной спиновой поляризации во времени, созданной в результате накачки циркулярно поляризованным светом, не прибегая для определения времени жизни к косвенным методам, таким как измерение и анализ кривых Ханле. Спиновая поляризация и эффективное магнитное поле ядер детектировались по оригинальной методике, основанной на определении положения минимума в зависимости степени циркулярной поляризации люминесценции от продольного магнитного поля. Для этого в методику люминесцентный
pump-probe была добавлена возможность делать "снимки" зависимости по магнитному полю для заданной задержки между импульсами накачки и зондирования.
При помощи данных методик нами исследовалась зависимость спиновой динамики электронов от различных внешних воздействий (напряженности магнитного поля, температуры, энергии возбуждающего света). В квантовых ямах исследовалась также зависимость скорости релаксации от концентрации избыточных электронов. Было установлено, что при оптимальных условиях время когерентности электронного спина в квантовой яме в гетероструктуре GaAs/(Al,Ga)As не превышает 20 ns. Анализ экспериментальных данных позволил заключить, что при низкой температуре фазовая релаксация электронного спина в квантовой яме обусловлена преимущественно взаимодействием с ядерными спиновыми флуктуациями.
Динамика электронной спиновой поляризации в квантовых точках исследовалась нами в двух крайних случаях. В первом случае, взаимодействие электронного спина с ядерными спинами проявлялось наименьшим образом за счет приложения продольного внешнего поля, подавляющего это взаимодействие. Для предотвращения динамической поляризации ядерных спинов использовалась также модуляция поляризации возбуждающего света. Релаксация спиновой поляризации электронов в этом случае происходит со временем Ті, поскольку возможна только при условии обмена энергией с решеткой. Примененная методика позволила впервые измерить время продольной релаксации резидентных электронов в ансамбле квантовых точек (In,Ga)As/GaAs. Полученные результаты близки к тому, что наблюдалось в экспериментах на единичной квантовой точке.
Во втором случае, изучалось взаимодействие электронного спина с сильно поляризованной ядерной системой в нулевом внешнем поле. Бы-
ло обнаружено, что динамика спиновой поляризации электронов зависит от степени поляризации ядерной системы. При большой мощности накачки, когда спиновая поляризация ядер максимальна, наблюдались времена спиновой релаксации в доли секунды. Анализ экспериментальных данных показывает, что мы не можем приписать такие длинные времена релаксации в отдельности ни электронному, ни ядерным спинам, а сохранение спиновой поляризации происходит одновременно и тем и другими.
Отдельно нами исследовалась динамика ядерной поляризации при помощи метода, основанного на сдвиге провала в зависимости степени поляризации люминесценции от продольного внешнего поля. При исследовании ядерной спиновой поляризации нами впервые была измерена динамика нарастания ядерного поля в небольших внешних продольных магнитных полях в ансамбле квантовых точек, а также скорость его релаксации. Был обнаружен нелинейный характер нарастания ядерного поля и дано феноменологическое описание такого поведения на полу-классическом языке прецессии электронного спина в эффективном магнитном поле ядерных спинов. Кроме того, была обнаружена неожиданно быстрая скорость релаксации ядерной спиновой поляризации.
Эффект отрицательной циркулярной поляризации люминесценции
В отрицательно заряженных квантовых точках поляризация резидентных электронов также происходит при условии потери спина фоторожден-ной дырки. Наличие поляризованных электронов экспериментально проявляется в изменении знака циркулярной поляризации люминесценции. Для понимания механизма образования отрицательной циркулярной поляризации люминесценции рассмотрим энергетическую схему отрицательного триона (рис. 1.2), предполагая, что точка достаточно глубокая и в ней помещается больше одного квантово-размерного электронного уровня. В основном состоянии триона, когда электроны находятся на одном энергетическом уровне, их спины, по принципу Паули, антипараллельны и имеют нулевой суммарный спин. В возбужденном состоянии \0ele0h , когда один из электронов находится на первом квантово-размерпом уровне, запрет на параллельную ориентацию спинов отсутствует, и могут реализоваться как синглетное (спины антипараллельны), так и триплетное (спины параллельны) состояния триона. Следующем по силе взаимодействием после квантово-размерного сдвига является обменное взаимодействие спинов носителей, принадлежащих к одной энергетической зоне, в данном случае, электронов. Обменное взаимодействие электронов отщепляет синглетное состояние от триплетного. Энергия этого расщепления, Аее порядка 5 meV при Доеіе 30 meV для квантовой точки InAs/GaAs. Более высокое, воз бужденное синглетное состояние вырождено только по спину дырки. В более низком, возбужденном триплетном состоянии электроны с полным моментом / = 1 могут иметь проекцию этого момента на направление возбуждения, равную -1, 0, 1 (rl, г0, п). Слабое обменное взаимодействие электронов с дыркой расщепляет эти три состояния на величину AQ 150 eV, из которых в два состояния оптические переходы разрешены (светлые состояния), а в третье - запрещен (темное состояние). Из-за анизотропии квантовой точки в плоскости ху, обменное взаимо действие электронов с дыркой в трионе содержит анизотропную компоненту [23-25]. Анизотропия обменного взаимодействия хорошо известна для нейтральных квантовых точек. Она проявляется, в частности, в том, что смешиваются состояния экситона с проекциями полного момента J -Ы, J = — 1 на ось z.
Стационарными состояниями экситона в нейтральной анизотропной точке являются состояния, соответствующие линейной поляризации испускаемого света, расщепленные на энергию Ах « 10 //eV. В отрицательно заряженных квантовых точках, анизотропное обменное взаимодействие смешивает пары светлых состояний tt-D-э (tl + 4-Т) 1Т и llfh (tl + It) !)- образуя два радиационных дублета: где a : Аі/Ло- Темные состояния при этом не затрагиваются. Расстояние между дублетами примерно соответствует величине обменного взаимодействия между электронами и дыркой, До и существенно уступает неоднородному уширснию спектра ансамбля квантовых точек. Рассмотрим, какие процессы происходят в ансамбле квантовых точек с неполяризовапными спинами резидентных электронов при оптической накачке поляризованным светом. Предположим при этом, что фононы, на которых происходит релаксация горячего триона, не могут уносить угловой момент. Также, на основании литературных данных, предполагается, что захват электрона и дырки в отрицательно заряженную квантовую точку происходит много быстрее, чем время рекомбинации элекронно-дырочной пары. Эквивалентным вариантом является случай, когда электрон и дырка рождаются светом па возбужденном состоянии внутри точки. Спин электрона в квантовой точке может быть как параллелен, так и антипараллелен спину захваченного электрона. Спин дырки, за время захвата в квантовую точку, предположительно, не успевает измениться. В том случае, когда спины захваченного и резидентного электронов были изначально антипараллельны, образуется возбужденный трион в сингл ет-ном состоянии. За время г = 1 ps он релаксирует на основное синглетное состояние (на схеме не показано), из которого рекомбинирует с испусканием фотона. Релаксация с возбужденного на основное состояние происходит достаточно быстро, поскольку в этом процессе не изменяется проекция углового момента на ось квантования. Поляризация испущенного фотона и ориентация спина оставшегося электрона определяются при этом спином дырки. Поскольку предполагается, что спин дырки сохранился с момента рождения, то поляризация люминесценции положительна, а оставшийся электрон имеет такое же направление спина, что и до поглощения фотона. Если спины электронов были изначально параллельны, то после захвата электрона и дырки образуется трион в возбужденном триплетном состоянии. В зависимости от ориентации спинов электронов по отношению к оси 2, заселяются пары состояний 1.1(1), 1-1(3) либо 1.1(2), 1.1(4). Релаксация на основное состояние без изменения проекции углового момента может произойти только в меру присутствия у такого состояния примеси волновой функции с нулевой проекцией суммарного спина электронов на направление оси z, ( 4- + it) Источником такой примеси является анизотропная компонента обменного взаимодействия. Поскольку, как отмечалось выше, анизотропная компонента смешивает состояния с проекциями спина J = --1,J=—1, то такая релаксация сопровождается переворотом спинов не только электро
Поляризационный люминесцентный метод pump-probe
Для изучения динамики электронной спиновой поляризации в диапазоне миллисекунд (и более) существует другая pump-probe методика. По аналогии с pump-probe Керровским вращением, ее называют люминесцентный pump-probe (PL pump-probe). В ней pump и probe импульсы формируются из непрерывного лазера при помощи акусто-оптического модулятора, а сигнал фотолюминесценции детектируется в счетном режиме лавинным фотодиодом или быстрым фотоумножителем в течение импульса probe. Величина спиновой поляризации носителей определятся при этом по степени циркулярной поляризации люминесценции (положительной или отрицательной, в зависимости от структуры). Данная методика была применена нами для исследования длинных времен жизни электронной спиновой поляризации ансамбля квантовых точек (КТ) в больших магнитных полях. Именно расширение этой методики позволило нам также впервые изучить и динамику ядерной поляризации в ансамбле квантовых точек. Оптическая схема установки приведена на рис. 2.5. Для возбуждения люминесценции использовался непрерывный перестраиваемый по длине волны титан-сапфировый лазер фирмы Tckhnoscan с максимальной выходной мощностью 200 mW. Оптическая накачка лазера осуществлялась твердотельным лазером Verdi 10. Для модуляции интенсивности лазерного пучка использовался акусто-оптический модулятор (АОМ). Он обладает большой эффективностью и прост в юстировке. Мощность отклоненного луча составляет около 60% от падающей. Время нарастания фронта импульса определяется временем прохождения акустической волны через поперечное сечение светового пучка, и составляет у нас 200 ns. Для того, чтобы добиться такого времени нарастания, использовалась фокусировка лазерного луча на кристалл АОМа при помощи линзы с фокусным расстоянием 50 ст. У имевшегося АОМа источник радиочастотных колебаний для возбуждения звуковой волны в кристалле управлялся цифровым образом, поэтому пиковая мощность pump и probe после АОМа у нас одинаковая, а различаются они только длительностью. Поляризация импульсов pump и probe задается либо при помощи призмы Глана, быстрого электро-оптического модулятора (ЭОМ) и четвертьволновой фазовой пластинки, либо только при помощи призмы и модулятора. Призма Глана делает поляризацию лазерного луча строго вертикальной. При напряжении на кристалле модулятора U=-24 V (low), плоскость по ляризации прошедшего через него света остается вертикальной. Подача напряжения U=240 V (hight) поворачивает поляризацию прошедшего света на 7г/2. Стоящая далее четвертьволновая пластинка, превращает вертикальную поляризацию в правоциркулярную, а горизонтальную в лево-циркулярную.
Если необходимо создать линейно поляризованный probe и циркулярно поляризованный pump, то четвертьволновая пластинка не ставится, а для создания циркулярной поляризации pumpa на ЕОМ подается в два раза меньшее напряжение. После ЭОМа световые импульсы pump и probe нужной поляризации и длительности фокусируются на образец, находящийся в гелиевом криоста-те. Магнитное поле на образце создается сверхпроводящим магнитом (до 10 Т), либо внешними катушками (до 20 тТ) и детектируется при помощи набора датчиков Холла на разные диапазоны. Температура образца стабилизируется при помощи PID регулятора, управляющего системой подачи гелия в шахту с образцом и нагревателем, и измеряющего ее при помощи кремниевого диода с точностью лучше 0.1 К. Фотолюминесценция собирается при помощи ахроматического объектива с фокусным расстоянием 25 cm, разлагается в спектр при помощи 0.5-метрового спектрометра и детектируется лавинным фотодиодом с временным разрешением 70 ns. Для повышения точности определения степени циркулярной поляризации фотолюминесценции, детектируются одновременно интенсивности в обеих циркулярных поляризациях. Делается это при помощи фотоупругого модулятора (ФУМ) и двухканальной системы счета фотонов. Электрическая схема, создающая определенную последовательность импульсов pump и probe синхронных с колебаниями ФУМа и обеспечивающая двухканальный счет импульсов в течение probe изображена на рис.2.6. Поясним ее работу на примере четырехимпульсной последова
Модель ориентации ядерных спинов
В основной массе публикаций по динамике ядерной поляризации при взаимодействии с оптически ориентированными электронными спинами используется теория, разработанная Дьяконовым и Перелем [42]. Эта теория предполагает, что время корреляции электронного спина, определяемое временными флуктуациями ядерного поля, значительно короче, чем период прецессии электронного спина в среднем ядерном поле (см., например, ссылки [15, 34, 43-45]). В этом случае, электронный и ядерные спины могут быть рассмотрены как две независимые спиновые системы, чье взаимодействие описывается как возмущение, приводящее к взаимным переворотам ядерного и электронного спинов (flip-flops). Процесс динамической ядерной поляризации рассматривается при этом как последовательность двух независимых процессов, а именно, (і) оптическая ориентация электронного спина и (іі) процесс flip-flop, приводящий к передаче углового момента от электрона к ядрам. Зеемановское расщепление электронного и ядерного спиновых состояний во внешнем магнитном поле существенно различно, так что flip-flop становится возможным только в том случае, если неопределенность в энергии электронного состояния, обусловленная коротким временем корреляции электронного спина, теі, больше, чем Зеемановское расщепление электронного спина. Для электрона, локализованного в квантовой точке, соотношение между двумя упомянутыми выше временными масштабами обратное: период электронной прецессии в ядерном поле короче, чем электронное время корреляции. Прецессия электронного спина происходит за времена, порядка наносекунды или короче, в то время, как времена релаксации электронного и ядерных спинов происходят за миллисекунды. Простая оценка показывает, что время корреляции превосходит не только период прецессии электрона, но и время между событиями оптической ориентации электронного спина в квантовой точке, которое составляет пррімерно 10 s при мощности возбуждения Iexc = 10 W/cm2. Мы, таким образом, можем заключить, что имеет место когерентная эволюция сильно связанной электронно-ядерной спиновой системы в квантовой точке между моментами ориентации электронного спина.
Поглощение фотона с последующим излучением другого фотона (что соответствует событию поляризации электронного спина) вносит угловой момент в систему. Повторяющиеся моменты поляризации электронного спина приводят к накоплению углового момента в ядерной системе, т.е. к динамической ядерной поляризации. Важно, что оптическое возбуждение поляризует связанную электронно-ядерную спиновую систему, а не изолированный электронный спин. Разница энергий Зеемановского расщепления электронного и ядерного спиновых подуровней не существенна в данном случае из-за большой разницы энергий падающего и излученного фотонов. Поглощение фотона приводит к рождению электронно-дырочной пары, которая релаксирует по энергии, а затем связывается с резидентным электроном в трион. В течение этого процесса, волновая функция и энергия резидентного электрона существенно изменяются. Мы полагаем, что именно этот процесс позволяет нам преодолеть проблему сохранения энергии при передаче углового момента от электрона в ядерную систему. Рис. 4.5. (а) Прецессия электронного спина в суммарном магнитном поле. (Ь) Зависимость от магнитного поля степени циркулярной поляризации люминесценции, измеренная при быстрой модуляции поляризации оптической накчки. Tmod = 10 //s, Іехс = 1 W/cm2. Полуширина провала на полувысоте характеризует величину поперечной компоненты ядерных спиновых флуктуации, В} — 18 mT. (с) Зависимости от продольного магнитного поля электронной спиновой поляризации, рассчитанной в различные моменты времени после переключения поляризации оптического возбуждения. Время задержки указано рядом с кривой. Период модуляции Tmod = 4 ms-, скорость накачки 100 T/s. Сплошные линии - теоретические подгонки.
Экспериментальное исследование времени затухания электронно-ядерной спиновой системы при сильной оптической накачке
Исследования проводились на образце #11955, содержащем 20 слоев однократно заряженных квантовых точек (In,Ga)As/GaAs, (см. главу 3) при температуре образца Т = 2 и 6.6 К, в заливном оптическом криоста-те. Три взаимно ортогональных пары катушек Геймгольца использовались как для компенсации паразитных полей, включая Земное поле, до величин 1 //Г, так и для приложения внешнего поля ±5 тТ, ортогонального оптической оси. Оптическое возбуждение квантовых точек осуществлялось при помощи импульсного Ті-сапфирового лазера с синхронизацией мод, имеющего длительность импульса 1.5 ps и период повторения 13.2 ns. Применение импульсного лазера в данном эксперименте не является необходимым, поскольку исследуемая динамика лежит в миллисекундном диапазоне времен, и было скорее историческим. Более того, последующие эксперименты по исследованию динамики электронно-ядерной спиновой системы при непрерывном возбуждении показали, что импульсный характер оптической накачки только уменьшает эффективность создания динамической ядерной поляризации. При помощи описанной в главе 2 оптической схемы, состоящей из аку-сто-оптического и электро-оптического модуляторов, из лазреных импульсов формировались цуги, длительностью от 0.1 до 500 ms и поляризацией либо сг+, либо о--, которые фокусировались на образец в пятно, диаметром 0.2 mm. Фотолюминесценция квантовых точек разлагалась в спектр при (b) Зависимость NCP от мощно-_2з сти накачки. Открытые кружки 26 _ ДЛЯ исслсДУемого образца, за-.?4 о кРытые кружки г + номощи монохроматора и детектировалась независимо в сг или а поляризациях. Детектирование происходило при помощи кремниевого лавинного фотодиода, накопление импульсов с которого происходило в двухканаль-иой системе счета фотонов. Возбуждение фотолюминесценции осуществлялось фотонами с энергией 1.467 eV, соответствующей максимуму поглощения смачивающего слоя In As. Детектирование производилось в максимуме люминесценции основного состояния на энергии 1.34 eV в диапазоне несколько миллиэлектрон-вольт. Мощность накачки выбиралась таким образом, чтобы происходило насыщение величины отрицательной циркулярной поляризации люминесценции. Как видно из рисунка 5.1(b), такое насыщение наступает при плотности мощности накачки 40 W/cm2. Вывод о наличии в данном случае ядерной поляризации подтверждается экспериментами по деполяризации электронно-ядерной системы в поперечном магнитном поле (сложный эффект Ханле).
На рисунке 5.1(c) показана зависимость отрицательной циркулярной поляризации люминесценции от поперечного магнитного поля, снятая в широком диапазоне магнитных полей. Из рисунка видно, что степень отрицательной поляризации люминесценции ведет себя сложным образом, похожим на то, как ведет себя спин электрона, локализованного на доноре в объемном GaAs [46]. Поляризация быстро уменьшается в малых полях, В Bi w 0.3 mT, формируя узкий пик на кривой Ханле. Пик расположен на широком контуре, с полушириной Вм 85 mT. Наличие узкого пика указывает на образование динамической ядерной поляризации подавляющей релаксацию электронного спина под действием ядерных спиновых флуктуации.. В отсутствии внешнего магнитного поля, динамическая поляризация параллельна электронному спину, а в поперечном поле начинает отклоняться от этого направления, деполяризуя, тем самым, электронный спин. Вопрос о динамике ядерной поляризации в поперечных полях выходит за рамки данной работы. Для нас важен тот факт, что достаточно большая динамическая ядерная поляризация, подавляет релаксацию электронного спина в нулевом поле и тем самым увеличивает наблюдаемое значение отрицательной циркулярной поляризации люминесценции. То, что происхождение узкого пика связано с поляризацией ядерной системы подтверждается экспериментами в поперечном поле при модулированной поляризации возбуждения. Поведение узкого пика в зависимости от частоты модуляции приведено на рисунке 5.2, в диапазоне частот модуляции 20 - 1000 Hz. Видно, что даже при минимальной частоте модуляции амплитуда узкого пика уменьшается, а при дальнейшем увеличении частоты узкий пик полностью пропадает. Электронная поляризация накачивается и релаксирует на временных масштабах много меньших, чем данный период модуляции. Большая инерционность процесса формирования узкого пика может быть обусловлена только участием ядерной поляризации. Для того, чтобы исследовать динамику связанной электронно-ядерной спиновой системы в квантовой точке в нулевом поле мы использовали оптическое возбуждение, модулированное как по интенсивности, так и по поляризации, и синхронизованную с ним схему детектирования. Используемая в данном эксперименте схема возбуждения изображена на вставке рисунка 5.3(a). В ней использована периодически повторяющаяся последовательность двух цугов лазерных импульсов, разделенных темными промежутками. Оба цуга формируются от одного выхода видеоимпульсов, и поэтому имеют точно одинаковую длительность Atui. Эта длительность, как и время от окончания одного импульса до начала другого, dddark, могут варьироваться в диапазоне от 0.1 - 500 ms. При частоте повторения лазерных импульсов 76 MHz каждый цуг содержит от тысяч до десятков миллионов импульсов. За счет использования быстрого электро-оптическо
