Dinâmica de spin dos portadores

Na figura 5.12 apresentamos uma imagem típica de PLRT obtida com o sistema da streak câmera para a amostra de referência com QMn=0 ML. A medida foi feita usando uma

com uma potência de excitação de 30 mW em 1.468 eV, menor do que o gap da barreira de GaAs. O eixo horizontal corresponde ao comprimento de onda e o eixo vertical, ao tempo. A intensidade da emissão é representada numa escala de cores variando de preto ao vermelho. Com base nestes dados podemos analisar tanto a dependência da intensidade de PL integrada num dado intervalo de comprimentos de onda de a em função do tempo, como a dependência com o comprimento de onda da intensidade de PL integrada em um dado intervalo de tempo t até t+ t em relação a um instante de excitação da amostra. O primeiro tipo de análise é denominado de transiente ou decaimento da PL e está exemplificado na fig 5.12 (b) para um intervalo de comprimentos de onda de 888 nm a 900 nm representado na imagem da streak camera. O decaimento é representado numa escala logarítmica, porque usando um modelo simples, como estudado no capitulo 3.8.1 é bem descrito por uma curva mono-exponencial. Na verdade como apresentaremos a seguir, a maioria das amostras estudadas apresentam também um decaimento mono-exponencial. O segundo tipo de análise representa um espectro de PL para um dado tempo de atraso em relação ao pulso do laser. Um exemplo também está apresentado na fig. 5.10 c para um intervalo de tempo de 0,2 a 0,3 ns mostrado na imagem.

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Fig. 5.12- Imagem da streak—camera da PL-RT medida a T = 8K, potência de excitação de 30mW e com energia de excitação quase ressonante à transição e1-lh1 para amostra Q=0ML. (b) Intensidade de PL integrada para um intervalo de comprimentos de onda de 888 a 900 nm (c) Intensidade integrada para um intervalo de tempo de 0,2 a 0,3 ns.

Na fig. 5.13 apresentamos os resultados de PL-RT obtidos para a amostra da serie CM com QMn = 0.0 ML.A medida foi feita com excitação usando luz circularmente

polarizada + e uma potência de excitação de 30 mW em 1.408 eV, quase ressonante a transição e1-hh1 (40 meV acima). Usando a mesma escala de cores, apresentamos duas imagens obtidas com detecção selecionada com polarização + e -. Observamos uma evidente polarização da luz emitida, onde a componente + é nitidamente mais forte no início do decaimento.

82 Fig. 5.13 Imagens de PL-RT obtidas a T=8K, potência de excitação de 30mW, energia de excitação 40 meV acima da transição e1-lh1 para amostra Q=0ML. Excitação com luz circularmente polarizada + e detecção selecionando luz + e -. Espectros obtidos integrando um tempo de 0,5 a 0,55 ns. e decaimentos obtidos integrando para um intervalo de comprimento de onda de 888 nm a 900 nm.

Na figura 5.14 é apresentado o transiente da intensidade total (I ++ I -) e o grau de polarização em função do tempo para cada amostra dos conjuntos da series M e CM, os resultados foram obtidos a partir do transiente de cada componente + e - integrados num intervalo de nm centrado no pico da emissão dos poços de InGaAs usando as equações 3.30 e 3.32.

A intensidade de PL é apresentada numa escala logarítmica, demonstrando que os decaimentos são bem descritos por mono-exponenciais. Entretanto, o grau de polarização resultante é apresentado numa escala linear uma vez que a variação é pequena. No entanto, apesar do ruído relativamente alto, o decaimento do grau de polarização também segue aproximadamente um decaimento exponencial. A primeira diferença marcante entre os

83 transientes das amostras, é que o decaimento fica bem rápido para as amostras que tem mais Mn da serie CM e a amostra que esta com a camada delta de Mn mais próximo da serie M. Devido ao rápido decaimento sendo da ordem da resolução do nosso sistema, não foi possível realizar as medidas de PL-RT polarizadas para estas amostras.

Fig. 5.14- Intensidade total (I ++ I -)círculos pretos, grau de polarização(linha verde) e ajustes mono-exponencias para as amostras da série (a) CM e (b) M.

O primeiro parâmetro que podemos analisar dos dados de PL-RT da figura 5.14 é o grau de polarização máximo alcançado após o pulso do laser que chamamos de polarização inicial (P0), cujos valores máximos atingem um valor de ~ 50% para as amostras da serie M

e ~ 45% para a serie CM. Este valor foi extraído da figura, usando um tempo, logo após da excitação, uma vez que na subida do pulso tem processos muito rápidos associados a perda

84 de spin e também sempre aparece uma componente pequena de luz espalhada do próprio laser que aumentam o erro gerado pelo sistema.

Pela análise teórica apresentada no capítulo 3.8.1 o grau de polarização inicial das figuras em 5.14 corresponde ao parâmetro Soz, que representa o grau de polarização da

excitação. No modelo ideal, este parâmetro deveria ser definido apenas pelas regras de seleção da excitação de portadores, sendo 100% no caso ideal, para excitação com luz + apenas através da transição e1-hh1. No entanto, os maiores valores experimentais obtidos para esses parâmetros foram da ordem de 50%. Esclarecemos que para todas as amostras, a excitação foi feita 40 meV acima da transição e1-hh1, o qual não é exatamente ressonante como o caso ideal. Por tanto, antes da recombinação, o portador ainda deve relaxar esses ~40 meV, com s da ordem de dezenas de pico-segundos uma vez que o mecanismo de

relaxação de spin associado com a interação de troca (BAP) é muito eficiente logo após a foto-excitação como foi discutido no capítulo 3 [61] . Este s esta abaixo da resolução do

nosso sistema. De modo que o valor medido imediatamente após do pulso torna-se reduzido com o valor efetivo devido a esta perda.

O segundo parâmetro que podemos extrair dos dados de PL-RT são os tempos de vida dos elétrons ). Para isto, ajustamos o transiente da intensidade total considerando decaimentos monoexponenciais eq (3.30). Na figura 5.15 são apresentados os tempos de vida obtidos para excitações quase-ressonante às transições e1-hh1 em função da quantidade de Mn da amostra para esta série, e em função da separação do Mn ao poço para a serie sem C. Observamos que os tempos obtidos para as amostras com mais quantidade de Mn Q=0.27ML e Q=0.40ML, da serie CM, e a amostra com separação da camada delta mais próxima ao poço LSL = 2.5 nm da serie M, são ~ 40ps. Estes tempos são da ordem da

resolução de nosso sistema, portanto os resultados não são mais confiáveis. Por outro lado, as outras amostras dos dois conjuntos têm tempos similares da ordem de 200 ps.

85 Fig. 5.15- Tempos de vida ( ) e de relaxação de spin ( s) obtidos a partir dos transientes e o grau de polarização para as amostras dos dois conjuntos estudados. (a) serie CM, (b) serie M

Por fim, o último parâmetro que pode ser obtido das medidas de PL-RT é o tempo de relaxação de spin dos elétrons. Como ilustrado na fig 5.14. ajustamos a curva do decaimento da polarização, considerando um intervalo desde um tempo, logo após da excitação , até um nível onde a polarização é confiável porque o sinal é consideravelmente maior que o erro do sistema. Os valores de s foram extraídos, considerando também um

decaimento monoexponencial do grau de polarização da fig 5.14 e usando a equação 3.32. Os resultados obtidos para S são apresentados na fig. 5.15. Encontramos tempos de

relaxação de spin entre 500-1000 ps para as amostras da serie CM, e tempos da ordem de 2000 ps para as amostras da serie M.

Observamos que os tempos de spin se tornam consideravelmente mais longos no conjunto da serie M. Já vimos no capitulo anterior que esses dois conjuntos de amostras tem propriedades magneto-opticas distintas, demonstrando que variações nos parâmetros característicos de crescimento de cada estrutura podem alterar consideravelmente a interação entre os íons de Mn e os portadores confinados. Discutiremos no capítulo seguinte, se esta variação dos tempos de spin para os dois conjuntos, também podem ser explicada pelo mesmo mecanismo.

86 Na figura. 5.16 apresentamos o efeito da temperatura no tempo de recombinação e de tempo de relaxação de spin com a temperatura, para a amostra da serie M com LSL=4nm.

Vemos que o s decresce significativamente com a temperatura, o que pode ser explicado

pelo aumento da eficiência do mecanismo Elliot-Yafet. Como discutimos no capítulo esse mecanismo se torna mais eficiente com a temperatura porque depende do espalhamento do momento por fonos e impurezas.

Fig. 5.16- Dependência das constantes de tempo ( ) e ( s) com a temperatura.

Na figura, observamos um leve aumento do tempo de recombinação com a temperatura. Consideramos que a temperaturas baixas os portadores ficam preferencialmente localizados nas rugosidades das interfaces, em estados quase zero dimensionais com overlapping relativamente grandes, portanto, com uma eficiência alta de recombinação. Com o aumento da temperatura dando energia térmica para o sistema, os portadores tendem a vencer os estados dessas localizações e passar para os estados

87 estendidos do poço onde o overlapping e menor e a eficiência de recombinação é maior, resultando em tempos de recombinação relativamente mais longos. Temperaturas de 80 K, são compatíveis com as energias típicas de delocalização para estes sistemas.