2.3.3. ФИЗИКА ОДИНОЧНЫХ СПИНОВ В ЗАРЯЖЕННЫХ КВАНТОВЫХ ТОЧКАХ В МАГНИТНОМ ПОЛЕ И ДИАГРАММЫ ОПТИЧЕСКИХ ПЕРЕХОДОВ

В магнитном поле, ориентированном вдоль направления эпитаксиального роста гетероструктуры (направление г), электронные спиновые состояния |Т)2 и |i)2 расщепляются и образуют спиновый зеемановский дублет (рис. 2.18а). Электронный ^-фактор невелик (ge = ~0,5, величина расщепления — ЗОреУ/Т). Возбужденное состояние является трионом (Х1_-состояние), которое содержит два спаренных электрона и одиночную дырку. Спины дырки в трионе расщеплены из-за эффекта Зеемана (зеемановское расщепление тяжелой дырки составляет — 70peF/T). Для чистых состояний с тяжелой дыркой красные стрелки на рисунке указывают дипольно разрешенные оптические переходы в соответствии с законом сохранения углового момента (правая циркулярная поляризация ст+, спин +1; левая циркулярная поляризация а", спин -1). В рамках приближения эффективной массы (или согласно к р-при- ближению) дырочное состояние конструируется из блоховских состояний тяжелой дырки (J, Jг = 3/2, ±3/2), легкой дырки (J, Jz = 1/2, ±1/2), спин-орбитально отщепленной дырки (J, Jz = 1/2, ±1/2) и электрона (S, Sz = 1/2, ±1/2). Однако вклад тяжелой дырки является доминирующим благодаря сильному квантовому конфайнменту, большим напряжениям из-за рассогласования решеток эпитаксиальных слоев, большой ширине запрещенной

Рис. 2.18

а — оптическое возбуждение спиновых состояний одиночного электрона в квантовой точке |Т)2 и |i)2 в магнитном поле Н перпендикулярном гетерослоям (г- направление); b — магнитное поле параллельно плоскости гетерослоев (например, ^-направление), электронное зеемановское расщепление остается таким же, как и в случае а, а зеемановское расщепление тяжелой дырки оказывается существенно меньшим; с — спиновые состояния одиночной дырки в квантовой точке |ft), и |U>2 в магнитном поле, перпендикулярном гетерослоям (2-направление); d — диаграммы уровней и оптических переходов в квантовой точке, заряженной одиночной дыркой, в случае ориентации магнитного поля в плоскости гетерослоев (^-направление х); е — работа с электронным спином с помощью резонансной оптической накачки; f— оптическая накачка одиночного спинового состояния дырки в отсутствии магнитного поля (II = 0). Из обзора [28].

зоны и спин-орбитальному взаимодействию. В идеальном случае, когда дырочные состояния |ff)2 и |0}2 имеют исключительно характер тяжелых дырок, правила отбора оптических переходов выглядят достаточно просто (показано на рис. 2.18а):

Эксперимент показывает, что эти правила отбора достаточно «жесткие». Диагональные переходы |Т)2 <-> |Т4, 0)2 и |1}2 Iti, U)2 слабо разрешены из-за подмешивания легких дырок в спиновые состояния. Ситуация с дырочным спином в 2-базисе показана на рисунке 2.18с. В этом случае возбужденные состояния содержат два спаренных по спину дырочных состояния и состояние одиночного электронного спина. В магнитном поле параллельном плоскости гетерослоев (например, х-направление) спиновые состояния в х-базисе испытывают подмешивание состояний в 2-направлении. В этой геометрии «вертикальные» переходы происходят в х-линейной поляризации, а диагональные переходы — в г/-линейной поляризации. Все эти четыре перехода имеют примерно одинаковую интенсивность. На рисунке 2.18Ь это продемонстрировано для электронного спина, а на рисунке 2.18с — для спина дырки.

Работа с электронным спином с помощью резонансной оптической накачки проиллюстрирована на рисунке 2.18с. Разрешенное оптическое возбуждение |Т)2 <-> |Т4- ft}2 производится с помощью узкополосного лазера. Спонтанное излучение в случае вертикальных переходов |f 1 ff)2 —> |Т)2 происходит со скоростью Г и в случае недиагональных (косых) переходов 1Т}2 —> |4-)2 — со скоростью у. Г и у превышают

скорость спиновой релаксации, поэтому «косые» переходы переводят электроны в состояние |i)2. В случае ориентации магнитного поля параллельно гетерослоям Г = у, и такое инициирование спинового состояния составляет около наносек. Если магнитное поле перпендикулярно гетерослоям, то Г » у, поскольку диагональный переход запрещен. В этом случае инициирование спинового состояния может достигать микросек.

Наконец, оптическая накачка одиночного спинового состояния с тяжелой дыркой в отсутствии магнитного поля = 0) показана схематически на рисунке 2.18/. Разрешенный переход |U)2 <-> |ff U 1)2 происходит в о+ поляризации. Спиновые состояния |fl U 4-}г и |й U}., оказываются связанными (показано сплошной зеленой линией) благодаря слабому магнитному полю в плоскости гетерослоев, проистекающему от ядерных спинов. Спонтанное излучение из состояния |ff 0 4-)г ведет к заполнению дырочного спинового состояния |ff)2, и этот процесс экранируется от лазера правилами отбора.

 
Посмотреть оригинал
< Пред   СОДЕРЖАНИЕ ОРИГИНАЛ   След >