WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

ет, как уже указывалось, одному из гиротропных классов Допустим, что рассматриваемая нами КЯ используетсимметрии, представленный механизм оптической орися в качестве активного слоя, например, виксель-лазера ентации, как и традиционный, применим в любом случае (VCSEL). Предположим далее, что нам удалось реалиснятия (частичного или полного) спинового вырождения зовать такой режим генерации, при котором фотоны, зон в полупроводнике [2,5,12].

распространяющиеся внутри оптического резонатора Степень спиновой ориентации носителей заряда в лазера в противоположных направлениях по оси z, условиях реализации обсуждаемого механизма, естеимеют + и --поляризацию соответственно. В этом ственно, определяется спецификой используемой послучае, как следует из (6), фотоны будут стимулировать лупроводниковой структуры. Однако общим условием процесс излучательной рекомбинации электронов тольдля всех структур является необходимость создания ко с одним (заданным) знаком спина; следовательно, и/или поддержания инверсной заселенности электрондолжен проявиться искомый эффект спиновой поляриных уровней с помощью электрической или оптической зации. Очевидно, что с точки зрения эффективности накачки. При этом значение P можно получить, испреобразования подводимой электрической энергии в пользуя, например, стандартные скоростные уравнения, оптическое излучение данная (спин-зависимая) асимметописывающие работу полупроводникового оптического рия вынужденных переходов является нежелательным усилителя (см. например, [13]). Однако здесь мы восэффектом. Если предположить, что в обычных условиях пользуемся более простым способом оценки P, позвовнутренняя квантовая эффективность i лазера близка ляющим также сравнить предлагаемый и традиционный к единице, при генерации одной циркулярной моды i способы оптической ориентации.

в пределе может уменьшиться в 2 раза. Действительно, Предположим, что в рассматриваемой КЯ (см. рису- около 50% всех электронов, поставляемых от источника нок, c) уровни µe и µh находятся вблизи дна и потолка тока в активную зону лазера, способны покинуть ее, зоны соответственно. Пусть теперь для ее освещения так и не приняв участия в излучательных переходах.

используется импульс света --поляризации с соответ- Однако именно такой результат и нужен с точки зрения ствующей энергией фотонов hs и параметрами, удовле- превращения лазера в генератор спин-поляризованных творяющими следующим условиям: sh tp (se, r ), электронов. Более того, необходимо иметь максималь(hs/ tpp) < I < (hs/shp), где tp и I — дли- ный коэффициент отражения для обоих зеркал оптиp p тельность и интенсивность импульса, p — сечение ческого резонатора, поскольку генерируемое излучение захвата фотона для рассматриваемых оптических пере- больше не является выходным сигналом для подобного ходов. В этом случае кинетика изменения заселенности устройства, которое, как уже отмечалось, по аналогии с спин-расщепленных ветвей зон адекватно описывается лазером может быть названо „соузером“.

системой двух пар уровней, соответствующих уров- Реализация требуемого для работы соузера режима, ням 1, 2 и 1, 2 (см. рисунок, c). Нетрудно понять, при котором происходит усиление только одной из что при указанных условиях к моменту окончания двух вырожденных циркулярно поляризованных лазеримпульса электроны, первоначально заселявшие уро- ных мод, может быть осуществлена различными спосовень 2 (Nin(2 )), распределятся поровну между ним бами, три из которых рассмотрены ниже.

и уровнями 1 и 1, при этом заселенность уровня 2 1) Первый способ заключается во введении в опти(Nin(2) =Nin(2 )) останется практически неизменной. ческий резонатор лазера элементов, обеспечивающих В результате степень спиновой поляризации электронов подавление одной из указанных мод. Например, между окажется равной 50%. Предполагая теперь, что при со- активной областью виксель-лазера и одним из зеркал хранении равными прочих условий имеется собственный резонатора размещается пластинка (слой) ферромагполупроводник, т. е. первоначально заполнены только со- нитного материала, обладающего циркулярным двулустояния валентной зоны, и, следовательно, реализуется чепреломлением. В этом случае эффективная длина традиционный способ оптической ориентации, получаем резонатора оказывается различной для ортогонально в этом случае P = 100%. Таким образом, обсуждаемый поляризованных циркулярных мод. Поэтому, подбирая Физика твердого тела, 2004, том 46, вып. 2128 А.И. Грачев параметры указанного ферромагнитного материала та- Список литературы ким образом, чтобы активная область лазера попала в [1] B.T. Jonker. Proc. IEEE 91, 727 (2003).

область пучности электрического поля стоячей волны, [2] Optical Orientation / Ed. F. Meier, B.P. Zaharchenya. Elsevier, отвечающей только одной из циркулярных поляризаций, Amsterdam (1984).

мы можем практически полностью подавить усиление [3] J.M. Kikkawa, D.D. Awschalom. Nature 397, 139 (1999).

волны с противоположным знаком поляризации.

[4] J.M. Kikkawa, D.D. Awschalom. Phys. Rev. Lett. 80, 2) Идея второго способа логически вытекает из рас(1998).

смотренного механизма индуцированной током спино- [5] A.G. Mal’shukov, K.A. Chao. Phys. Rev. B 65, 241 308 (2002).

вой поляризации. Прикладывая поперечное электриче- [6] Е.Л. Ивченко, Г.Е. Пикус. Письма в ЖЭТФ 27, 640 (1978).

[7] В.И. Белиничер. ФТТ 20, 10, 2955 (1978).

ское поля к КЯ, выступающей в роли активной об[8] S.D. Ganichev, E.L. Ivchenko, V.V. Bel’kov, S.A. Tarasenko, ласти лазера, мы создаем преимущественные условия M. Solinger, D. Weiss, W. Wegscheider, W. Prettl. Nature 417, для генерации одной из циркулярных мод (например, 153 (2002).

+) вследствие появления разницы скоростей соответ[9] А.Г. Аронов, Ю.Б. Лянда-Геллер. Письма в ЖЭТФ 50, ствующих спонтанных переходов. В результате порог (1989).

генерации, определяемый, например, величиной поро[10] V.M. Edelstein. Solid State Commun. 73, 233 (1990).

гового (продольного) тока, для одной из мод будет [11] E.L. Ivchenko, G.E. Pikus. Superlattices and Other Heteниже, чем для другой. Можно ожидать, что с момента rostructures. Symmetry and Optical Phenomena. Springer, Berlin (1997).

начала генерации моды + будет происходить некото[12] М.И. Дьяконов, В.И. Перель. ЖЭТФ 60, 1954 (1971).

рое дополнительное ее усиление за счет подавления [13] H.J.S. Dorren, D. Lenstra, Y. Liu, M.T. Hill, G.D. Khoe. IEEE моды -, вызванного процессом спиновой релаксации J. Quant. Electron. 39, 141 (2003).

поляризованных электронов.

[14] J. Rudolph, D. Hangle, H.M. Gibbs, G. Khitrova, M. Oestreich.

3) Для иллюстрации сути последнего из обсуждаемых Appl. Phys. Lett. 82, 4516 (2003).

способов следует обратиться к результатам недавно [15] M. Oestreich, M. Bender, J. Hubner, D. Hagele, W.W. Ruhle, опубликованных работ [14,15], касающихся влияния спиTh. Hartmann, P.J. Klar, W. Heimbordt, M. Lampalzer, новой поляризации электронов на условия генерации K. Volz, W. Stolz. Semicond. Sci. Technol. 17, 285 (2002).

виксель-лазера. Так, в работе [14] при оптической накачке лазера линейно и циркулярно поляризованными пучками во втором случае наблюдалось снижение величины порога генерации на 50%. В [14] данный результат объясняется тем, что циркулярная оптическая накачка индуцирует спиновую поляризацию электронов, сопровождающуюся увеличением степени инверсной заселенности зон, и, как следствие, рост эффективности эмиссии циркулярно поляризованных фотонов с соответствующим знаком круговой поляризации. Авторами [14] была высказана надежда на то, что аналогичного результата удастся достичь и в случае электрического способа инжекции спин-поляризованных носителей заряда. Таким образом, требуемый режим генерации может быть получен при инжекции в активную область лазера спин-поляризованных носителей заряда с помощью оптического или электрического импульса. Данный способ можно было бы назвать спиновым поджигом лазера (spin laser triggering).

Перечисленные выше способы, конечно, не исчерпывают всех возможных схем реализации предлагаемого генератора. Однако решение этой задачи, как и разработка эффективных способов инжекции спинполяризованных носителей заряда из активной области, требует перехода к рассмотрению физики конкретных полупроводниковых структур.

Автор благодарит Б.Б. Кричевцова за полезное обсуждение работы и ценные замечания.

Физика твердого тела, 2004, том 46, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.