WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |

В сходных условиях, т. е. при возбуждении в зону локализованных экситонных состояний, наблюдается АЭХ в образце №3 (рис. 3). При этом спектр излучения в нулевом поле также имеет вид „крыла“ лазерной линии, а в магнитном поле отделяется максимум, что указывает на динамическое формирование дырочного магнитного полярона по механизму [12] (рис. 1, b). Измерение АЭХ в этом образце в различных условиях показали, что степень оптической ориентации в нулевом поле сильно меняется в зависимости от мощности накачки (рис. 4, a):

от нуля при сильных накачках (> 12 mW) до 10% при слабых накачках ( 0.5mW). В то же время на АЭХ изменение мощности сказывается слабее (рис. 4, a). На рис. 4, b приведен результат более тщательного измерения зависимости степени циркулярной поляризации от магнитного поля при большой мощности возбуждения в образце № 3. Известно, что в полумагнитных КЯ плотная оптическая накачка может приводить к нагреву спиновой системы ионов марганца, причем для конкретного образца № 3 в качестве основного канала нагрева было идентифицировано поглощение в подложке [23].

Поэтому непринципиальные изменения АЭХ, происходящие при увеличении накачки, могут быть приписаны Рис. 2. Нормальный (a) и аномальный (b) эффекты Ханле в КЯ шириной 40 (образец № 1). Регистрация излучения:

a —на LO-линии, b — на „крыле“ вблизи лазерной линии (см. рис. 1, a). На части b показана также (темными кружками) зависимость поляризации излучения от магнитного поля при неполяризованной накачке (тепловая поляризация, возникающая в неточной фойхтовской геометрии). Сплошные кривые — лоренцевский контур с полушириной H = 0.24 T (на части a) и теоретическая зависимость (15) с s0 = 1.6ps, 0 = 0.11 ps-(B0 = 0.63 T) (на части b).

Рис. 3. Зависимости степени циркулярной поляризации излучения от магнитного поля в КЯ шириной L = 80 (ображизни в 40 КЯ на порядки больше (люминесценция зец №3) в неточной фойхтовской геометрии. 1 — результаты из обеих КЯ одинаково эффективна), мы наблюдали эксперимента при циркулярно поляризованном возбуждении, такие же зависимости поляризации от магнитного поля.

2 — то же при линейно поляризованной накачке (тепловая Возникает впечатление, что поляризация в нулевом поле поляризация), 3 — разность между результатами измерений и „аномальный“ ход магнитополевой зависимости не и 2 (попытка скомпенсировать неточность геометрии).

Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. Аномальный эффект Ханле в квантовых ямах на основе полумагнитных... Следует отметить еще одну особенность экспериментов по АЭХ. Такие эксперименты требуют довольно точной установки магнитного поля параллельно плоскости слоя КЯ, иначе небольшая компонента магнитного поля вдоль оси роста z будет индуцировать z -компоненту намагниченности, что вызовет бурный рост „тепловой“ циркулярной поляризации излучения. Тепловая поляризация наблюдается как при циркулярно поляризованной, так и при неполяризованной накачке и в КЯ с магнитными слоями усилена благодаря гигантским величинам спиновых расщеплений электронов и дырок. Поэтому, даже если угол между полем и плоскостью КЯ составит всего несколько градусов, сигнал тепловой поляризации может оказаться сравнимым с сигналом оптической поляризации и АЭХ.

Для борьбы с тепловой поляризацией мы использовали систему, предназначенную для вращения образца вокруг нормали к его поверхности в фойхтовской геометрии. При комнатной температуре параллельность закрепления образца на площадке держателя можно контролировать, направляя на его поверхность луч лазера, вращая площадку и следя за перемещением отраженного пятна на отдаленном экране. Систему вращения удобно использовать и для тонкой настройки положения образца, уже погруженного в жидкий гелий. Опыт показывает, что типичным дефектом положения образца является следующий: в то время как ось вращения системы и направление магнитного поля перпендикулярны друг другу с удовлетворительной точностью, ось образца z не параллельна оси вращения. В такой ситуации параллельности магнитного поля и поверхности образца (и слоя КЯ) можно добиться вращением площадки.

Контроль за точностью фойхтовской геометрии при этом удобно осуществлять, возбуждая кристалл неполяризованным светом и стремясь к отсутствию сигнала тепловой поляризации при приложенном магнитном поле. Однако при этом, как мы увидим, не следует Рис. 4. Аномальный эффект Ханле в КЯ шириной 80 (образец № 3) при разных плотностях оптического возбуждения. прикладывать чрезмерно сильное поле.

a — P = 0.5 (1), и 10 mW (2); b — более подробная зави- Может показаться, что описанные меры являются симость при P = 8 mW. Сплошные кривые — теоретические излишними, поскольку эффект Ханле (в томчисле АЭХ) зависимости, построенные по формуле (15). Для кривой на и тепловая поляризация имеют различную симметрию части b s0 = 3.1ps, 0 = 0.04 ps-1 (B0 = 0.2T).

по отношению к инверсии магнитного поля: ожидаемые магнитополевые зависимости четные и нечетные по полю соответственно.

Действительно, АЭХ в точной геометрии Фойхта четный, а тепловая поляризация в индуцированному разогревом уменьшению магнитной слегка скошенном поле нечетная — но только при восприимчивости марганцевой системы. Сложнее понеполяризованном возбуждении! (рис. 2, b и 3). Если в нять сильную зависимость величины поляризации в скошенном поле возбуждение осуществлять циркулярно нулевом поле от плотности возбуждения. Поскольку в поляризованным светом, то полевую зависисмость полямощностных зависимостях, как и в спектральных, не ризации вообще не удается представить в виде суммы усматривается ясной корреляции между поляризацией четного и нечетного по полю вкладов; особенно это в нулевом поле и ходом АЭХ, в дальнейшем будем проявляется в области сильных полей (рис. 3). Другими исходить из того, что АЭХ представляет собой некословами, вклады АЭХ и тепловой поляризации в скошенторый самостоятельный феномен, который возникает в ном поле неаддитивны. Этот результат не противоречит магнитных КЯ в экспериментальных условиях эффекта здравому смыслу, поскольку ситуации с положительХанле и может сопровождаться либо не сопровождаться ной и отрицательной продольной компонентой поля не поляризацией излучения в нулевом поле. являются физически эквивалентными друг другу без Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. 1302 А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, И.А. Меркулов, К.В. Кавокин, И.Г. Аксянов, Б.П. Захарченя одновременной замены поляризации накачки с правой на зации через максимум, причем максимальное значелевую (проявление принципа (, H)-инвариантности). ние max 0.1 1; 3) более медленное уменьшение Однако понятно, что измерения АЭХ разумно проводить поляризации с дальнейшим ростом поля. Отправной в как можно более точной фойхтовской геометрии и уж точкой будем считать указанную еще в [14] главную во всяком случае не до таких магнитных полей, когда качественную причину роста поляризации — появление кривую АЭХ уже становится невозможно симметризо- продольной (вдоль нормали к КЯ) составляющей ловать вычитанием нечетного по полю вклада.

кальной намагниченности в результате прецессии этой Интересно, что чистая тепловая поляризация (от не- намагниченности в эффективном магнитном поле.

поляризованной накачки) в скошенном поле хотя и Предложенная в [14] схема явлений, приводящих к является нечетной по полю, тем не менее обнаруживает инверсии знака эффекта Ханле, сохраняет актуальность несколько неожиданный ход именно в сильных магнити в настоящем рассмотрении, поэтому ее полезно напомных полях (рис. 3). С ростом магнитного поля продольнить. Циркулярно поляризованный свет разонансным ная компонента этого поля, очевидно, тоже возрастает.

образом возбуждает в КЯ локализованные экситоны Если бы только продольная компонента поля влияла на с проекцией углового момента |+1 (тяжелая дыртепловую поляризацию, то последняя продолжала бы нака |+3/2 и электрон |-1/2 ). В нулевом внешнем растать и насыщалась бы вблизи 100%, как это имеет меполе неравновесный спин электронов и дырок из-за сто в фарадеевской конфигурации (см., например, [24]).

взаимодействия с магнитными ионами релаксирует за Однако вместо этого поляризация достигает только пикосекунды [9,10,27] и „не доживает“ до рекомбинанескольких процентов (величина зависит от наклона поции, которая происходит с временами порядка сотен ля), после чего рост сменяется спадом. Такое поведение пикосекунд [28,29]. В результате рекомбинационное изтепловой поляризации следует связать с наличием попелучение оказывается слабополяризованным или непоречной (фойхтовской) компоненты магнитного поля. Из ляризованным. Если же в плоскости КЯ приложено того, что с нарастанием поля рост поляризации перехомагнитное поле B =(B, 0, 0), то к моменту фотогенедит в спад, можно заключить, что действие фойхтовской рации локализованой дырки в области ее локализации компоненты, начиная с некоторых полей, преодолевает уже накоплен наведенный полем локальный магнитный действие фарадеевской компоненты. Поскольку действие момент (ЛММ) M =(MB, 0, 0), т. е. спины ионов марфарадеевской компоненты поля, наводящей тепловую ганца в той или иной степени выстроены вдоль поля поляризацию, линейно по величине поля, разрушающая эту поляризацию фойхтовская компонента поля вряд ли действует через поперечный g-фактор электронов или тяжелых дырок [25] (в силу того, что связанные с ними энергии также линейны по величине поля).

Поэтому вероятным механизмом действия фойхтовской компоненты нужно считать индуцированное полем смешивание дырочных подзон, при котором расщепление дырочного дублета в слабых полях кубично по полю [26] и которое, следовательно, способно преодолеть линейно возрастающий вклад.

Заметим, что в скошенном поле симметризуемость кривых АЭХ, т. е. аддитивность четного и нечетного вкладов в поляризацию, нарушается именно в тех полях, в которых наступает смешивание состояний и спад тепловой поляризации (рис. 3). С другой стороны, судя по положению максимума тепловой поляризации на рис.

3, смешивание состояний происходит в полях того же масштаба (несколько больших), что и переход кривой АЭХ от роста к падению поляризации. Это дало нам основание в теоретической части воспользоваться представлениями о магнитополевом смешивании подзон как причине спада поляризации в условиях АЭХ.

Рис. 5. Прецессия локального магнитного момента M, наведенного внешним полем B в плоскости квантовой ямы (xy), вокруг эффективного поля, образованного сложением поля B 2. Расчет и обсуждение и обменного поля дырки Bp („поляронного поля“). Показаны траектории прецессии вокруг верхнего и (штриховой линиОсновными универсальными чертами наблюдавшихей) вокруг нижнего поляронного состояния. На вставке — ся аномальных кривых Ханле являются 1) быстрый увеличенный фрагмент рисунка, на котором показана область рост поляризации в слабом поле; 2) переход поляри- флуктуаций M.

Физика твердого тела, 2003, том 45, вып. Аномальный эффект Ханле в квантовых ямах на основе полумагнитных... (вдоль оси x). Генерация дырки с резко анизотропным нентой локального магнитного момента, kT —тепловая g-фактором изменяет величину и направление поля, энергия, действующего на M, поскольку к внешнему полю B = B + P p — (2) добавляется эффективное обменное поле дырки Bp („поляронное поле“), направленное вдоль оси z [12,13].

„векторная“ ларморовская частота ( B = µgB/, Ларморовская прецессия вектора M в суммарном поле p = µgBp/, µ и g — магнетон Бора и g-фактор приводит к появлению у него составляющей вдоль марганца (g = 2), Bp — направленное вдоль оси z оси z (рис. 5). Поскольку у дырочного g-фактора велика обменное поле, которое действует на ЛММ со стороны только компонента gzz, именно появление z -компоненты полностью выстроенной по спину дырки).

локальной намагниченности приводит к расщеплению В первом из уравнений (1) мы пренебрегли продольдырочных состояний |+3/2 и |-3/2. В результате с ной релаксацией. Уравнение (2) для поля, действующего некоторого момента такой эволюции поляризация дырок на ЛММ, записано в приближении коротких времен определяется уже не столько их собственной короткой корреляции: поскольку время s является самым корот„спиновой памятью“, сколько тем обстоятельством, что ким из времен, считается, что обменное поле дырки в квазистатическом обменном поле магнитных ионов пропорционально ее средней поляризации. Без учета среднее значение поляризации дырок отлично от нуля.

флуктуаций ЛММ начальные условия для системы уравВ описанном здесь процессе фактически происходит нений (1) следующие: P = 1, M =(B, 0, 0), где имеет перекачка энергии из зеемановского резервуара (энер- смысл магнитной восприимчивости, нормированной на гии взаимодействия магнитных ионов с полем) в обменобъем локализации дырки.

ный резервуар (в энергию взаимодействия магнитных Уравнения динамики рассматриваемой спиновой сиионов с дыркой), или, другими словами, динамическое стемы имеют решения двух типов. В зависимости от формирование дырочного магнитного полярона [12]. Безпараметров, решениями могут быть фазовые траектоусловно, и в отсутствие внешнего поля дырка действует рии, „накручивающиеся“ либо на направление внешсвоим обменным полем на спины магнитных ионов, него поля, либо на одно из двух низкосимметричных стремясь к образованию магнитополяронного состояния.

магнитополяронных состояний. Первый вариант соотОднако в этом случае характерным временем образоваветствует слабому обменному полю дырки. В частния полярона является не период прецессии магнитного ности, уравнения (1) хорошо воспроизводят решения момента ионов марганца в поле порядка B (десятки p для M, приведенные в [10]. Видимо, решения этого пикосекунд), а время продольной релаксации намагнитипа (рис. 6, a) соответствуют условиям большинства ченности T1, которое в подобных структурах больше экспериментов по сверхбыстрой спиновой динамике, или порядка времени жизни экситона [28,29] и уж тем измеряемой посредством разрешенного во времени фаболее превосходит период прецессии. Поэтому если в радеевского или керровского вращения1 [9–11]. Заметим, конкретной КЯ даже в нулевом поле конечным, излучачто в этих условиях средний спин дырки за короткое ющим все равно является поляронное состояние, то оно время (много меньшее времени жизни экситона) реформируется медленнее, чем в той же КЯ в поперечном лаксирует к нулевому значению (рис. 6, b), так что в магнитном поле, и начальная ориентация момента дырки стационарных условиях ожидается практически полное оказывает меньшее влияние на поляризацию излучения.

отсутствие поляризации излучения.

Описанная выше сугубо динамическая схема привлеЗаслуживает обсуждения вопрос о том, почему (при схожих исслекательна своей простотой, но при попытке количествендуемых образцах) для описания экспериментов по керровскому вращеного описания результатов эксперимента приводит к нию актуальны значения обменного поля дырки порядка 1 mT [10], затруднениям.

Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 5 |



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

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.