Долгоживущая спиновая поляризация в наноструктурах с квантовыми ямами и квантовыми точками

• Автор: Чербунин, Роман Викторович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2010
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 115 с. : ил.

Содержание
Введение
Глава 1. Обзор литературы и постановка задачи
1.1. Оптическая ориентация резидентных электронов
1.2. Эффект отрицательной циркулярной поляризации люминесценции
1.3. Механизмы релаксации электронного спина в наноструктурах
1.4. Поведение ядерной спиновой системы в условиях оптической накачки спина электрона
1.5. Цели и задачи работы
Глава 2. Экспериментальные методы
2.1. Методика Керровского вращения
2.2. Поляризационный люминесцентный метод ритр-ргоЬе
Глава 3. Спиновая динамика электронов в наноструктурах
3.1. Динамика спиновой когерентности в ваАв-квантовых ямах
3.2. Продольная ралаксация электропого спина в квантовых точках (1п,Са)А8/СаАз
Глава 4. Динамика ядерной спиновой поляризации в ансамбле квантовых точек (1п,Са)Аз/СаА8
4.1. Динамическая ядерная поляризация при постоянной поляризации накачки
4.2. Кинетические эксперименты
4.3. Модель ориентации ядерных спинов
4.4. Обсуждение

4.5. Заключение

Глава 5. Субсекундная спиновая релаксация электронно-ядер-ной системы в квантовых точках в нулевом магнитном поле
5.1. Введение
5.2. Экспериментальное исследование времени затухания электронноядерной спиновой системы при сильной оптической накачке
5.3. Обсуждения
5.4. Заключение
Положения, выносимые на защиту
Список публикаций по теме диссертации
Литература

Введение
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 па их основе оптоэлектроппые 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 Т. В полупроводниках это время может быть достаточно большим. Из исследованных к настоящему времени полупроводниковых структур наибольшие значения величины Т были зафиксированы в гетероструктурах 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-легированного ЭаАз [5, 6]. Возможным применением систем с большим временем продольной релаксации являются устройства хранения цифровой информации.

квантовых точек 1пР при циркулярно поляризованной накачке. В нулевом магнитном поле при детектировании в линейной поляризации наблюдается дублетная структура, связанная с анизотропным вкладом в обменное расщепление экситона. По мере приложения положительного продольного магнитного поля (относительно знака накачки), расщепление между пиками люминесценции монотонно растет. В отрицательных полях наблюдается немонотонное поведение. Зависимость расщепления АЕ, от величины продольного магнитного поля изображена на рисунке 1.6(Ь) для а+ и поляризованного возбуждения. Видно, что для каждого знака поляризации накачки, зависимость величины расщепления от продольного магнитного поля представляет из себя функцию, близкую к линейной и имеющую две особенности: в нулевых полях и при пересечении значения АЕ — 0. От поляризации накачки при этом зависит направление общего сдвига относительно прямой, проходящей через начало координат (чисто Зеемановское расщепление).
В отсутствии поля динамической ядерной поляризации, зависимость расщепления АЕ от продольного магнитного не должна зависеть от знака поляризации накачки и описывается простым соотношением:
А£/ = дехсПвВ.
При наличии динамического ядерного поля, к внешнему полю В добавляется эффективное ядерное поле, Вн, величина которого может зависеть от величины внешнего поля: АЕ = деХсЦвВ + В{В) и от знака оптической накачки. Из рисунка 1.6(Ь) видно, что, по крайней мере для нейтральных квантовых точек, величина ядерного поля зависит от внешнего поля только вблизи малых магнитных полей « 100 шТ, причем увеличивается с ростом внешнего поля. Уменьшение ядерного поля в нулевых внешних ПОЛЯХ объясняется тем, что здесь анизотропная компонента обменного взаимо-