WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

Согласно модели, развитой недавно в работе [7], отклонение поведения поляритон-поляритонного рассеяния в плоском МР от Исследуемый плоский МР представлен на рис. 1. Брэгговские предсказываемого стандартной моделью четырехволнового смешения зеркала с коэффициентами отражения более 99% состояли из 17 и связано с конкуренцией двух нестабильностей. На первом этапе ампар слоев /4 Al0.13Ga0.87As/AlAs для верхнего и нижнего зеркала, соплитуда возбуждаемой поляритонной моды испытывает скачок в инответственно. В активный слой МР 3/2 GaAs (- длина волны в среде, тенсивности благодаря развитию бистабильности, характерной для на которую настроен МР) в максимумах стоячей электромагнитной нелинейного осциллятора. При этом система попадает в область друволны встроены 6 In0.06Ga0.94As 10 нм КЯ. Активный слой имеет форму гой нестабильности – нестабильности относительно поляритонклина, что позволяет исследовать образец в точках с различным рассополяритонного рассеяния. Именно эта нестабильность приводит к од5 новременному пороговому росту заполнения поляритонных мод в На рис. 2 б) приведены спектральные зависимости сигнала чебольшой области фазового пространства, и рассеянный сигнал являет- тырехволнового смешения для системы с рассогласованием энергий ся сильно стохастическим. При этом параметрическое рассеяние на- фотонной и экситонной мод ~0.5 мэВ. Спектры записаны при имчинает доминировать в наиболее заполненные моды вблизи k~0. пульсе накачки kp=1.8 µ-1, фиксированном вблизи точки перегиба Экспериментальные результаты исследования поляризации на НПВ, и вариации частоты лазера накачки Ep вблизи ELP(kp). Для лазера КЯ в активной области МР приводятся в начале третьей главы. Было В мы выбрали k=0 и энергию Et = 1.4525 эВ

сивность сигнала четырехволнового смешения на k=2kp IFWM пропорНа рис. 2 б) видно, что в спектрах, записанных при k=2kp, циональна | (E)|4 :

QW кроме излучения НПВ (E ~ 1.458 эВ) и сигнала четырехволнового смешения (1.458 - 1.461 эВ) наблюдаются также две линии, обусловIFWM (EFWM = 2Ep - Et ) ~ f (EFWM ) | (Et ) |2| (Ep ) |4, QW QW ленные рассеянным излучением от лазеров В (k=0, Е=1.4525 эВ) и А где |QW(Et)|2~Pt, Pt - плотность мощности лазера В, а множитель (k=kp, Е= 1.455-1.457 эВ). С уменьшением длины волны возбуждаюf (EFWM ) отражает изменение пропускания резонатора с изменением щего лазера пик FWM сдвигается в сторону больших энергий с удвоенной скоростью. Холостой сигнал стимулированного параметричеEFWM: f (EFWM ) монотонно уменьшается по мере удаления EFWM от ского рассеяния (Idler) наблюдается в относительно узкой области поляритонной ветви ELP(2kp).

частот лазера А: 0.55 < EA – ELP < 0.8 мэВ. На рисунке видно также, Длина волны [нм] что в этой области частот лазера А нет никаких особенностей в вели854 852 850 чине сигнала IFWM.

сигнал Лазер A на kp Idler Вторая часть главы 3 посвящена обсуждению роли нестаа) б) FWM E=2EA-Esignal бильности экситонной поляризации на КЯ в развитии стимулированI Лазер B ного параметрического рассеяния поляритонов.

НПВ на k=Результаты сопоставления экспериментальных зависимостей Лазер А пропускания и сигнала четырехволнового смешения с результатами, S рассчитанными в рамках модели, основанной на уравнениях (1) [9], приведены на рис. 3. Наблюдается хорошее качественное согласие Лазер В между экспериментальными и рассчитанными зависимостями. При kp 2kp накачке ниже пороговой пропускание демонстрирует плавный рост Квазиимпульс k при EELP, а при накачке выше пороговой в спектре FWM E=2EA-EB пропускания появляется плато (рис.3 а). Аналогичное плато при больших накачках наблюдается и в сигнале четырехволнового смеше1,452 1,454 1,456 1,458 1,460 1,ния (рис. 3 б). Появление этого плато связано с резким возрастанием Энергия [эВ] поляритон-поляритонного канала рассеяния при достижении некотоРис. 2. а) Схема измерения электрического поля на КЯ с помощью методики рой критической величины электромагнитного поля на КЯ в накачичетырехволнового смешения с использованием двух лазеров: частота тестововаемой (k=kp) моде. Накопленная энергия уходит в состояния S и I, и го лазера В фиксируется ниже ELP(k=0), а частота лазера накачки А варьируетдальнейший рост поля сменяется постоянной величиной, а затем резко ся. б) Спектральные зависимости сигнала четырехволнового смешения(FWM) спадает при некотором значении, при котором накачка является уже и сигнала стимулированного рассеяния (Idler) от частоты возбуждающего недостаточной для развития бистабильности НП моды.

лазера А, записанные при k=2kp.

7 Энергия Интенсивность ( отн.

ед.) ного возбуждения для каждого рассогласования. На рис. 4 приведена а) k=kp а) зависимость Pthr от энергии поляритонных состояний в k=0, отсчитанной от уровня свободного экситона E*=EX(k=0)-ELP(k=0) для Т= 5.2 и 18 К (темные и светлые символы соответственно). При Т=5.2 К величина Pthr монотонно увеличивается с E*, причем в области E* = 2.2 - мэВ Pthr возрастает больше, чем на порядок величины.

5.2K 18K k=2kp б) I б) Рис. 4. Зависимость пороговой 103 FWM плотности стимулированного рассея ния от глубины НПВ, отсчитанной от уровня энергии свободного экситона E*=EX-ELP(k=0). Данные, полученные при 5,2 и 18 К, показаны, соответст венно, черными и белыми кружками.

-1,0 -0,5 0,0 0,5 1,0 1, Рассогласование с НПВ (мэВ) Рассогласование с НПВ (мэВ) Рис. 3. Зависимости коэффициента пропускания микрорезонатора a) и интен2,0 2,5 3,0 3,5 4,0 4,5 5,сивности сигнала четырехволнового смешения б) от расстройки накачки = E*(k=0) Ep-ELP(kp) для нескольких значений интенсивности внешнего поля выше и ниже порога. Слева – теория, справа - эксперимент.

Такое поведение вполне ожидаемо: с углублением поляритонной ветви, с одной стороны, увеличивается затухание моды в k=0 из-за Наблюдаемое в работе спектральное поведение пропускания и увеличения вклада от фотонной компоненты, а, с другой стороны, – сигнала четырехволнового смешения, а также зависимости сигнала уменьшается эффективность поляритон-поляритонного рассеяния изчетырехволнового смешения от плотности возбуждения, измеренные за уменьшения экситонной составляющей. Естественным является при различных рассогласованиях энергий поляритона и возбуждаютакже и наблюдающееся увеличение Pthr при малых E* с ростом темщего лазера, находят качественное объяснение в рамках предложенпературы, приводящей к возрастанию потерь из-за увеличения рассеяной модели, однако для количественного описания необходим учет ния на фононах. В тоже время отсутствие при Т=18 К увеличения Pthr в дополнительных механизмов рассеяния, таких как экситон-фононное широкой области E* вплоть до ~ 4 мэВ и, более того, понижение пои экситон-электронное рога стимулированного рассеяния при больших E* с ростом темпераГлава 4 посвящена исследованию влияния некогерентных туры не укладывается в рамки простой модели. Причиной такого попроцессов рассеяния на порог поляритон-поляритонного рассеяния ведения является влияние некогерентного рассеяния поляритонов на при различных величинах рассогласования экситонной и фотонной заполнение дна НПВ, приводящее к понижению порога стимулиромод.

ванного рассеяния. Скорость некогерентного рассеяния резко растет с В первой части представлены результаты систематических увеличением температуры благодаря подавлению эффекта «бутылочизмерений пороговой мощности Pthr для различных рассогласований ного горла».

экситонной и фотонной мод представлены на рис. 4.

Для подтверждения данного предположения во второй части В эксперименте луч накачки возбуждает образец при =14o были выполнены исследования влияния на величину Pthr при низкой (k=1.7 µ-1) и частота лазера подстраивается для реализации резонанс9 Пропускание ( отн.

ед.) thr Порог P ( КВт / см ) Интенсивность ( отн.

ед.) температуре слабого дополнительного межзонного возбуждения, ко- почти на порядок ниже интенсивности излучения, наблюдающейся торое приводит к подавлению «бутылочного горла» вследствие эф- при используемом резонансном возбуждении. Следовательно, фективного рассеяния поляритонов на свободных носителях [15,16]. макрозаполнение дна НПВ достигается за счет стимулирования На рис. 5 показано распределение интенсивности излучения энергетической релаксации поляритонных состояний, возбужденных по квазиимпульсам при возбуждении близи точки перегиба с титан-сапфировым лазером ниже Ех, на дно НПВ фотовозбужденными плотностью возбуждения примерно в 1.5 раза ниже пороговой для горячими экситонами и свободными носителями.

развития стимулированного рассеяния для НПВ, расположенной на 4 Таким образом, исследования влияния дополнительного мэВ ниже уровня экситона. межзонного возбуждения на стимулированное параметрическое рассеяние в поляритонной системе подтвердили, что величину порога 1,454 TiSP 800 Вт/смможно контролировать путем изменения некогерентного рассеяния 1,8,000Eполяритонов на дно НПВ.

6,928E5,999E1,5,195E4 Глава 5 посвящена исследованию поляризационных свойств 4,499E1,3,896E4 экситон-поляритонной системы в магнитном поле.

3,374E1,2,921E4 В первой части главы 5 обсуждается временное поведение а) 2,530E1,449 2,191Eэкситон-поляритонной системы, возбуждаемой циркулярно TiSP 800 Вт/см2 1,897E1,1,643E+ HeNe 30 Вт/см2 поляризованным светом. Для исследования использована методика 1,423E1,1,232Eнакачка-зондирование. Исследовано пропускание импульса 1,067E1,зондирования через МР в области НПВ при различных временах 1,451 задержки при возбуждении пикосекундным импульсом под углом 15o 1,450 к нормали (kp= 1.8 µ-1) в нулевом магнитном поле. Зондирующий луч б) направлен по нормали к образцу, что соответствует геометрии (k,0).

1, TiSP 800 Вт/см1,Наблюдаемое поведение величины пропускания + HeNe 80 Вт/см1,453 зондирующего импульса от времени задержки хорошо согласуется с 1,более ранними исследованиями экситон-поляритонной системы [3,16].

1,На малых временах (0-5 пс) возбуждение +-поляризованным 923,1,450 800,0 импульсом приводит к увеличению пропускания в + поляризации и в) 1,449 уменьшению в - поляризации. На больших временах (~10 пc) сигнал -5 0 5 10 15 Угол(град.) как в ++, так и в +- геометрии, монотонно релаксирует к Рис. 5. Зависимости интенсивности излучения НПВ от квазиимпульса и исходному значению. Появление острого пика на малых временах энергии при резонансном возбуждении НПВ вблизи точки перегиба при задержки в ++ геометрии связано с возникновением в системе PTiSp=800 Вт/см2 и Т=5.2 К: а)- без дополнительной подсветки, б)- при стимулированного поляритон-поляритонного рассеяния. Сильное дополнительной подсветке HeNe-лазером с PHeNe=30 и в) – 80 Вт/смзатухание дифференциального пропускания T на временах ~5 пс согласуется со временем жизни поляритонов в МР (3-5 пс для Без дополнительной подсветки интенсивность излучения добротности Q~3000). На больших временах задержки поляритонные монотонно уменьшается по мере приближения к дну НПВ почти на состояния опустошаются, и дальнейшее изменение связано с порядок. Дополнительная подсветка PHeNe= 30 Вт/см2 приводит к релаксацией фотовозбужденной системы локализованных экситонов с выравниванию заполнения поляритонных мод во всей области k

временем ~ 50 пс.

При увеличении PHeNe до 80 Вт/см2 в распределении интенсивности Во второй части главы 5 показывается, что модель невзаиизлучения появляется сильный максимум при k~0 с угловым модействующих осцилляторов не может объяснить уменьшение сиграспределением меньше 3o, что свидетельствует о развитии в системе нала пропускания в +- геометрии и является недостаточной для стимулированного излучения в состояниях с k~0. Заметим, что объяснения полученных результатов. Поэтому в работе использована интенсивность излучения при возбуждении только HeNe лазером 11 Энергия ( эВ ) Энергия ( эВ ) интенсивность ( отн.

ед.) Энергия ( эВ ) 4-х уровневая модель, включающая биэкситонное состояние [12]. В спиновой когерентности coh. C учетом этих времен для дифференцирамках этой модели изменения величины пропускания тестового луча ального пропускания можно написать:

IYY ~ exp(-t/ )[1+exp(-t/ coh)cos(2t/T)] в + и - поляризациях при возбуждении + светом описываются фор+ - IXY ~ exp(-t/ )[1-exp(-t/ coh)cos(2t/T)] (2) мулами: I ~ 2n- + n+ - n+ (E + ), где n+ и и I ~ 2n+ + n- - n (E + ) Здесь время определяет затухание сигнала как целого из-за n- концентрации фотовозбужденных экситонных состояний с моменрекомбинации экситонов, время coh описывает затухание осцилляций том J= +1 и –1 соответственно. С учетом спиновой релаксации при из-за спиновой дефазировки.

начальной накачке + поляризованным светом для величин n+ и n- В третьей части главы 5 рассматриваются результаты эксs можно написать: n+ ~ e-t /e-t /s n- ~ e-t / (1- e-t / ) n± (E + ) и. Член перимента при возбуждении линейным светом вертикальной (Y) либо отвечает за биэкситонное поглощение. В рамках данной модели с уче- горизонтальной поляризации (X) и тестировании линейным (Y) светом + том спиновой релаксации получаем: и I + I ~ Ae(-t / ) в нулевом магнитном поле с анализом пропускания в + и - поляри+ s зациях. В согласии с другими недавними исследованиями [17] найде, где коэффициенты А, В и С зависят от I - I ~ e(-t / ) (B + Ce(-t / ) ) но, стимулированное рассеяние в конфигурации XY существенно матричных элементов переходов в экситоные и биэкситонные состоясильнее, чем в YY. Кроме того, обнаружено неожиданное сильное ния. Аппроксимация экспериментальных кривых при больших времеразличие в поведении пропускания линейно поляризованного зондинах с помощью данных формул позволила определить время жизни и рующего луча в + и - поляризациях.

время спиновой релаксации s локализованных экситонных состояний В четвертой части главы 5 обсуждаются результаты ( ~ 50 пс, s ~ 15 пс ).

исследования поляритонной динамики в магнитном поле.

Pages:     | 1 || 3 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»