Ядерные спиновые эффекты в полупроводниковых квантовых точках при оптическом возбуждении тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

Чеховин Евгений Александрович

ЯДЕРНЫЕ СПИНОВЫЕ ЭФФЕКТЫ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КВАНТОВЫХ ТОЧКАХ ПРИ ОПТИЧЕСКОМ ВОЗБУЖДЕНИИ

01.04.07 - физика конденсированного состояния

Автореферат диссертации на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

003492481

Черноголовка — 2010

003492481

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институт физики твердого тела РАН.

Научный руководитель:

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор

Кулаковский Владимир Дмитриевич

доктор физико-математических наук Жуков Евгений Алексеевич

кандидат физико-математических наук Девятое Эдуард Валентинович

Ведущая организация:

Учреждение Российской академии наук Физико-технический институт РАН им. А.Ф. Иоффе

Защита состоится " 9 " 2010 г. в /ч. £Ю_ мин. на за-

седании диссертационного совета Д 002.100.01 при Учреждении Российской академии наук Институт физики твердого тела РАН по адресу: 142432, Московская область г. Черноголовка, ул. Институтская, д. 2.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИФТТ РАН. Автореферат разослан ". ЫсАУЕою,

Учёный секретарь диссертационного совета доктор физико-математических наук У

Зверев В. Н.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Основным направлением развития современных вычислительных систем является уменьшение физических размеров логических элементов. Однако, приближение к пределу миниатюризации кремниевой микроэлектроники заставляет исследователей обратиться к принципиально новым подходам в создании информационных систем. Наибольший интерес представляет возможность создания квантового компьютера с использованием в качестве базового логического элемента двухуровневой квантовой системы (так называемого q-битa) [1,2]. В качестве возможных физических реализаций я-бита были предложены такие системы как, одиночные ионы, которые могут находиться в основном или возбужденном состояниях, или спины одиночных частиц, таких как, например, электроны или ядра [2-4].

Необходимым свойством для я-бита является его изоляция от взаимодействия с окружением на достаточно длительное время, в течение которого выполняются логические операции. С этой точки зрения хорошими кандидатами на роль я-бита являются спины одиночных ядер, помещенных в матрицу материала с нулевым спином: примеси атомов кремния 2951 или фосфора 31Р [4] в кремнии 2855. или атомы углерода 13С в алмазе [3,5]. Однако, несмотря на исключительно большие времена когерентности, перечисленные выше системы обладают существенным недостатком, а именно, невозможностью масштабирования.

Ш-У полупроводники широко используются в сложных электронных и оптоэлектронных устройств с малыми топологическими размерами. Наиболее перспективным объектом для реализации я-бита на их основе является квантовая точка (КТ) [2,6]. Квантовой точкой называется область полупроводника с размерами порядка 10-100 нм, ограниченная в трех измерениях и имеющая меньший электростатический потенциал, чем окружающий материал. Из-за трехмерной локализации заряд (электрон проводимости или дырка в валентной зоне), находящийся в КТ, имеет дискретный энергетический спектр, что позволяет рассматривать его спиновые состояния как основу для реализации элементарной ячейки памяти или логического элемента (я-бита). В связи с этим большой интерес представляет изучение механизмов, приводящих к де-фазировке и релаксации спинов электронов и дырок.

Во всех Ш-У соединениях ядра атомов имеют отличные от нуля ядерные спины. Несмотря на свою малость, магнитное взаимодействие между спинами ядер и спином электрона (сверхтонкое взаимодействие) оказывает су-

щественное влияние на спиновую динамику локализованных в КТ носителей. Флуктуации ядерной поляризации приводят к спиновой релаксации зарядов в КТ, ограничивая максимальное время когерентности [7].

Прогресс на пути к реализации ч-бита требует поиска методов манипуляции ядерной спиновой системой, позволяющих увеличить время электронной спиновой когерентности. Один из предложенных подходов заключается в подавлении флуктуаций ядерного спина за счет создания большой степени ядерной поляризации [8]. Необходимо также выяснение условий, при которых требуемая конфигурация ядерной системы могла бы сохраняться в течение продолжительного времени. В связи с этим особый интерес представляет исследование процессов выстраивания и релаксации неравновесной поляризации спинов ядер в полупроводниковых КТ. Кроме того, замораживание ядерной поляризации в нано-размерном объеме квантовой точки на длительное время представляет отдельный интерес, как модель запоминающего устройства, позволяющего реализовать высокую плотность хранения информации.

Целью настоящей диссертационной работы являлось экспериментальное исследование процессов накачки ядерной поляризации в Ш-У полупроводниковых наноструктурах при резонансном и нерезонансном оптическом возбуждении, а также изучение динамики ее релаксации.

Для достижения поставленных целей были решены следующие задачи:

1. С помощью оптической спектроскопии исследованы условия формирования КТ при выращивании 1пР на подложке Са1пР и найдены оптимальные параметры роста, позволяющие получать структуры с КТ 1пР/Са1пР с заданным распределением размеров и плотностью точек.

2. Разработаны оптическая схема и программное обеспечение, на основе которых была сконструирована экспериментальная установка, позволяющая выполнять комплексные исследования ядерной спиновой поляризации в одиночных КТ при резонансном и нерезонансном оптическом возбуждении.

3. Исследованы экситонные состояния в одиночных КТ 1пР/Са1пР с различным зарядом. Измерены g-фaктopы электронов проводимости и дырок в валентной зоне и величина электрон-дырочного обменного взаимодействия в КТ.

Практическая ценность работы:

1. Показана возможность создания высокой степени поляризации ядер в КТ 1пР/Са1пР при нерезонансном оптическом возбуждении в широком диапазоне магнитных полей, включая нулевое поле.

2. Разработана экспериментальная методика, позволяющая исследовать процессы ядерной спиновой поляризации в одиночных КТ при резонансном возбуждении как оптически активных, так и запрещенных экситонных переходов.

3. Продемонстрировано эффективное подавление ядерной спиновой релаксации в полупроводниковых КТ 1пР/Са1пР. Найдено, что неравновесная ядерная спиновая поляризация в КТ с размерами ~30х30х5 нм3 может быть заморожена на время более 2 часов. Накачка и считывание могут быть выполнены оптическим методом за время ~1 с.

Научную новизну составляют следующие положения, выносимые на защиту:

1. Экспериментально исследовано возникновение ядерной поляризации в одиночных квантовых точках 1пР/Са1пР с различным зарядом в широком диапазоне магнитных полей при нерезонансном оптическом возбуждении. Найдено, что при возбуждении циркулярно поляризованным светом ядерная поляризация в КТ возникает за счет двух механизмов: сверхтонкого взаимодействия ядер (¡) с поляризованными электронами в основном состоянии непосредственно в КТ, и (¡¡) с делокализованными электронами в смачивающем слое. Первый механизм эффективен в однократно заряженных КТ, причем накачка ядерного спина в положительно заряженных точках происходит в результате взаимодействия ядер с фотовозбужденным электроном, а в отрицательно заряженных КТ - с резидентным электроном, остающимся после рекомбинации фотовозбужденной электрон-дырочной пары в КТ.

2. Показано, что эффективность динамической ядерной поляризации при нерезонансном оптическом возбуждении в КТ 1пР/Са1пР зависит от степени компенсации внешнего поля ядерным полем. Эта зависимость приводит к сильной положительной обратной связи в заряженных точках в диапазоне внешних полей О.З-т-1 Тл, что позволяет реализовать 50% степень поляризации ядер в КТ. Найдено, что в этих условиях система электронных и ядерных спинов демонстрирует бистабильное поведение. В отрицательно заряженных КТ в состоянии с большой ядерной поляризацией наблюдается ускорение релаксации спина резидентного электрона, приводящее к изменению степени циркулярной поляризации излучения КТ на ~7%.

3. Показано, что в положительно заряженных КТ 1пР/Са1пР ядерная поляризация при резонансном оптическом возбуждении возникает в результате двух различных циклических процессов, начинающихся, соответстеен-

но, с возбуждения разрешенного оптического перехода (аналог классического эффекта Оверхаузера) или дипольно запрещенного перехода (аналог "солид-эффекта"). Найдено, что при больших плотностях возбуждения накачка ядерной поляризации через запрещенный переход более эффективна, как в ненулевом, так и в нулевом магнитном поле. Эффект объяснен в рамках теоретической модели, основанной на решении оптических уравнений Блоха, как результат малой вероятности одновременного переворота спинов ядра и электрона, приводящей к ограничению эффективности процесса, связанного с возбуждением разрешенного перехода, но несущественной для "оптического солид-эффекта".

4. Экспериментально найдено, что при увеличении интенсивности резонансной оптической накачки запрещенного перехода в положительно заряженной КТ 1пР/Са1пР происходит насыщение степени поляризации ядер на уровне 65%, практически не зависящем от внешнего магнитного поля. Установлено, что такое насыщение достигается значительно раньше насыщения накачки трионов в КТ через запрещенный переход. Оно также не может быть связано с малой скоростью дырочной спиновой релаксации в КТ. Полученная максимальная степень ядерной поляризации совпадает с найденной ранее в экспериментах по нерезонансной оптической накачке в КТ в других Щ-У полупроводниках [9,10].

5. Динамика релаксации ядерных спинов в квантовой яме (КЯ) СаАэ/А^.ззСао.бтАз исследована с помощью время-разрешенного детектирования Оверхаузеровского сдвига в КТ, образованной флуктуациями толщины ямы. Найдено, что время затухания пространственно неоднородной ядерной спиновой поляризации составляет «60 с, а основным механизмом релаксации является спиновая диффузия. Коэффициент спиновой диффузии из КЯ в ~15 раз меньше, чем в объемном СэАб, что объясняется суммарным влиянием квадрупольного эффекта, вызванного деформациями и понижением симметрии на гетерогранице, и увеличенного расстояния между ядрами галлия в барьере Alo.33Gao.67As.

6. Исследована динамика релаксации ядерной поляризации в самоорганизованных квантовых точках 1пР/Са1пР с различным зарядом. Найдено, что время затухания ядерной поляризации в КТ в одном и том же образце изменяется от точки к точке в пределах от 100 с до 6000 с. Наибольшие времена «6000 с, наблюдаемые в отрицательно заряженных точках, свидетельствуют о практически полном подавлении спиновой диффузии из КТ. Механизм подав-

.пения диффузии не может быть описан одним лишь влиянием квадрупольных эффектов, предложенных ранее для объяснения медленной ядерной динамики в КТ InGaAs/GaAs [11], и может быть обусловлен влиянием неоднородного найтовского поля электрона [12]. В некоторых КТ наблюдается большой разброс значений ядерного поля, детектируемых после достаточно длительной задержки. Стохастический характер регистрируемых величин ядерного поля свидетельствует о включении быстрой релаксации ядерной спиновой поляризации в КТ через спиновую диффузию при случайной перезарядке КТ.

Личный вклад соискателя в диссертационную работу состоит в его участии в постановке задач, разработке экспериментальных методик, проведении экспериментов по исследованию ядерных эффектов в одиночных квантовых точках, обработке и интерпретации результатов, а также подготовке полученных результатов к публикации.

Апробация работы. Основные результаты представленных в диссертации исследований докладывались на международной конференции "UK Semicondocturs 2008" (Шеффилд, Великобритания, 2008), на международной конференции по физике полупроводников ICPS2008 (Рио-Де-Жанейро, Бразилия, 2008), на международной конференции по полупроводниковым квантовым точкам QD2008 (Кёнджу, Южная Корея, 2008), на 37-й ежегодной международной школе по физике полупроводниковых соединений (Яшовец, Польша, 2008), на международной конференции по квантовой когерентности (Сан-Себастьян, Испания, 2008), на международной конференции по квантовой физике и технологиям ICQFT'09 (Шанхай, Китай, 2009).

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 3 работы [Al, А2, A3] в реферируемых журналах "Physical Review В", "Physical Review Letters".

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка цитируемой литературы. Общий объём диссертации составляет /ч/ страниц, включая М- рисунков и список литературы из ML наименовании.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность проблемы, сформулированы цели диссертационной работы, перечислены полученные в диссертации новые результаты, представлены положения, выносимые на защиту, и описана структура диссертации.

В главе 1 дан обзор экспериментальных и теоретических работ, имеющих отношение к теме диссертации.

В разделе 1.1 рассмотрены основные свойства ядерной спиновой системы в твердом теле. Приведены гамильтонианы, описывающие межъядерное взаимодействие, влияние электрических и магнитных полей на ядерные спины, рассмотрены специфические свойства электронно-ядерного сверхтонкого взаимодействия и дан обзор основных механизмов ядерной спиновой релаксации и динамической поляризации.

В разделе 1.2 дан обзор способов выращивания и основных свойств полупроводниковых КТ. Рассмотрена структура энергетического спектра электронов и дырок в зависимости от количества зарядов локализованных в квантовой точке, а также обсуждается влияние упругой деформации и асимметрии геометрической формы КТ на спиновые взаимодействия зарядов.

В разделе 1.3 рассмотрены эффекты связанные с взаимодействием электронов и ядер в полупроводниковых КТ. Приведены результаты исследования динамической ядерной поляризации в КТ оптическими методами и обсуждается влияние ядерной спиновой системы на спиновую релаксацию и когерентность спинового состояния электрона, локализованного в КТ.

В главе 2 приведено описание исследуемых образцов и методики эксперимента.

В разделе 2.1 приведено описание полупроводниковых структур с квантовыми точками 1пР/Са1пР. Образцы были выращены методом эпитаксии из газовой фазы металло-органического соединения на подложках СэАб (100), разориентированных в направлении <111> на угол а=3-^10°. Рост КТ 1пР на подложке Са1пР происходит в режиме самоорганизации Странского-Крастанова. Получающиеся нанокристаллы имеют бимодальное распределение геометрических размеров [13]. Точки первого типа ("сформировавшиеся" точки) имеют вид усеченных пирамид с высотой ~15 нм и с основанием ~40-50 нм. Точки второго типа ("частично сформировавшиеся" точки) имеют схожие латеральные размеры и высоту порядка 5 нм. В данной работе исследуются ядерные спиновые эффекты в КТ второго типа, фотолюминесценция (ФЛ) экситонов в которых состоит из узких спектральных линий с шириной менее 15 мкэВ, что позволяет детектировать зеемановское расщепление экситонов с высокой точностью.

В разделе 2.2 приведено описание структур с КТ СаАз/АЮаАБ. Образец представляет собой квантовую яму СаАэ с номинальной толщиной 13 моно-

слоев, выращенную в барьере Alo.33Gao.67As. Квантовые точки формировались в результате моноатомных флуктуации толщины квантовой ямы с латеральными размерами ~10-100 нм. Энергия локализации экситонов в таких КТ составляет порядка 15 мэВ.

В разделе 2.3 описана методика низкотемпературной спектроскопии мзгнитофотолюминесценции одиночных квантовых точек. Для исследования ядерных спиновых эффектов в индивидуальных КТ поверхность образца покрывалась непрозрачной металлической пленкой с отверстиями диаметром 400-800 нм. Образец размещался в оптическом криостате при температуре жидкого гелия 4.2 К. Сверхпроводящий магнит позволял получать магнитное поле до 8 Тл. Фотолюминесценция КТ возбуждалась нерезонансным излучением лазера, сфокусированным в пятно диаметром 1-^-3 мкм на поверхности образца, с энергией фотона, меньшей энергии барьера (Са1пР или АЮаАэ, соответственно). Люминесценция небольшого числа КТ из отдельной апертуры, собранная микроскопным объективом, фокусировалась на входную щель двойного монохроматора Ратапог 11-1000 и детектировалась с помощью ПЗС матрицы, охлаждаемой азотом. Для накачки ядерной спиновой поляризации в КТ использовалось сверхтонкое взаимодействие электронов и ядер. Спин-поляризованные электроны, созданные циркулярно поляризованной оптической накачкой, индуцируют неравновесную ядерную поляризацию посредством процессов электронно-ядерного спин-флипа. Для измерения средней намагниченности ядерных спинов в КТ также использовался эффект сверхтонкого взаимодействия. Суммарный спин ядер действует на электроны в КТ как эффективное магнитное поле В к и приводит к дополнительному зеема-новскому расщеплению электронных спиновых уровней, которое детектируется в спектрах нерезонансной фотолюминесценции электрон-дырочных пар в КТ. Данная методика позволяет определять среднюю степень поляризации спинов небольшого числа (104-105) ядер в КТ с точностью ~1%. Для изучения динамики ядерной спиновой поляризации в экспериментальной установке дополнительно использовались механические и/или электронные затворы, позволяющие блокировать возбуждающий лазер и сигнал люминесценции КТ согласно требуемой временной последовательности, задаваемой программируемым генератором импульсов.

В разделе 2.3 приведено описание методики исследования ядерных спиновых эффектов при резонансном оптическом возбуждении оптических переходов в КТ 1пР/Са1пР. Образец освещался излучением одномодового лазера

со спектральной шириной менее 1 мкэВ и плавно перестраиваемой длиной волны, близкой к длине волны рекомбинации основного состояния электрон-дырочной пары в выбранной КТ. Измерение спектра люминесценции КТ при резонансном возбуждении невозможно из-за интенсивного рассеянного излучения возбуждающего лазера. Эффект резонансного оптического возбуждения на ядерную спиновую поляризацию в КТ исследовался с помощью методики "накачка-тестирование". Для измерения зеемановского расщепления электронных спиновых уровней излучение резонансного лазера блокировалось затвором на короткий промежуток времени, в течение которого ядерная спиновая поляризация не успевает существенно измениться. Одновременно образец освещался нерезонансным лазером и измерялся спектр фотолюминесценции. Длина волны лазера пошагово сканировалась, что позволяло измерять стационарные значения энергий оптических переходов и ядерной спиновой поляризации в КТ как функции энергии резонансного лазера.

В главе 3 приведены результаты исследования стационарных эффектов электронно-ядерного взаимодействия в КТ 1пР/Са1пР при нерезонансном оптическом возбуждении. Спиновым эффектам в структурах с КТ СаАБ/А^аАБ и 1п(Са)А5/(А1)СаА5, в том числе эффектам сверхтонкого взаимодействия электронов и ядер, было посвящено большое количество работ [14]. Одиночные КТ 1пР/Са1пР исследованы значительно меньше.

В разделе 3.1 приведены результаты характеризации структур с КТ 1пР/Са1пР. Исследуемые образцы не имели электрических контактов, позволяющих изменять заряд КТ, однако, из-за наличия примесей в барьере точки могли захватывать при низкой температуре как электроны, так и дырки. Для определения зарядового состояния каждой индивидуальной КТ использовались результаты измерения магнитофотолюминесценции [15] и эффекта Хан-ле [16]. В работе использовались только те КТ, в которых в широком диапазоне плотностей возбуждения доминирует люминесценция лишь одного зарядового состояния. На рисунке 1 показаны спектры ФЛ нейтральной (а) и однократно заряженной (б) КТ в магнитном поле в геометрии Фойхта (поле В перпендикулярно оси роста структуры Ог). Характерной особенностью нейтральных КТ является спектральное расщепление (тонкая структура) при В=0 и появление дополнительных компонент, отщепленных на <5о«200 мкэВ, в малом поле Вх=0.5 Тл. В однократно заряженных КТ спектр люминесценции состоит из одиночной линии, которая линейно расщепляется на четыре компоненты во внешнем поле В±Ог. Из измерений в магнитных полях различных направ-

1.5ТП

ДА А зтл

Xе

(б)

_В1йгУ V_

_

ОТл

0.5Тл

1Тл

2Тл

ЗТл

"ЧААЛАУ2 4Тл

А^А. АЛ 5Тл

20 10

а СГ

и

и

Я п г*>

•о 5

х а

01

-10 с

1.8270 1.8275 Энергия, эВ

1.8500 1.8505 -0.2 -0.1 0.0 0.1 0.2 Энергия , эВ Магнитное поле В ,Тл

Рис. 1. Спектры ФЛ нейтральной (а) и однократно заряженной (б) КТ в ортогональных линейных поляризациях (тп и 7гг) в магнитном поле в плоскости образца. Кривые Ханле в положительно (в) и отрицательно (г) заряженных КТ.

лений было найдено, что g-фaктop электрона не зависит от направления поля (&«+1.6) и анизотропен в случае дырки: <//,)2«+2.5-=-+3.0, [д^|«0.5-г0.7. Для определения знака заряда КТ использовались измерения зависимости степени циркулярной поляризации ФЛ от величины магнитного поля Вх при циркулярном возбуждении. Получены два типа кривых деполяризации Ханле, соответствующие положительно (рис. 1 (в)) и отрицательно (рис. 1 (г)) однократно заряженным точкам, из которых также определено время деполяризации спинового состояния фотовозбужденного (резидентного) электрона, равное «0.2 не («1.2 не) при 5=0.

В разделе 3.2 приведены результаты исследования статической ядерной поляри- ^ зации в КТ 1пР/Са1пР при оптической накачке. На рисунке 2 показаны зависимости интегральной интенсивности ФЛ 1р1 (а), и эффективного ядерного поля Вн (б) от плотности <т+ поляризованного фотовозбуждения Рехс для трех КТ с различным зарядом во внешнем магнитном поле Вг=2.5 Тл. Зависимости 1рь качественно одинаковы для всех КТ: с ростом накачки интенсивность ФЛ растет и достигает максимального значения при Рехс«30 мкВт,

50 100 150 200 Накачка Р , мкВт

250

Рис. 2. Зависимость интенсивности ФЛ (а) и ядерного поля (6) от плотности циркулярно поляризованного фотовоз-

при которой достигается наибольшая сте- буждения в нейтральной (Х°), положительно и отрицательно (Л'-) заря-пень заполнения КТ ОДНОЙ фотовозбуж- ценных КТ.

денной электрон-дырочной парой. В этих условиях в заряженных точках обоих знаков наблюдается ядерное поле Тл, которое слабо изменяется при

дальнейшем увеличении плотности возбуждения. Напротив, в нейтральной КТ значительное ядерное поле может быть индуцировано лишь при высокой плотности возбуждения {Рехс>250 мкВт), когда в спектре ФЛ уже доминирует рекомбинация делокализованных электрон-дырочных пар в смачивающем слое. Различие в характере зависимости Вдг от Рехс позволяет сделать вывод о существовании двух механизмов динамической ядерной поляризации при оптическом возбуждении: сверхтонкого взаимодействия ядер с (¡) поляризованными электронами непосредственно в КТ (доминирует при малых плотностях накачки), и (¡¡) с делокализованными электронами в смачивающем слое (доминирует при высокой плотности накачки). Первый механизм эффективен лишь в заряженных КТ.

В разделе 3.3 исследуется эффект обратной связи в системе электронных и ядерных спинов в КТ 1пР/Са1пР при оптическом возбуждении. На рис. 3 показана зависимость ядерного поля в положительно заряженной КТ от плотности накачки при Дг=0.85 Тл. Эффект динамической ядерной поляризации сильно асимметричен относительно знака циркулярной поляризации возбуждающего света. Накачка <т+ светом приводит к значительно ббльшей ядерной поляризации, чем в случае сг~ возбуждения. Кроме того, наблюдается эффект памяти: равновесное значение ядерного поля Вн зависит от предыстории изменения мощности накачки Рехс (указано стрелками на рис. 3). Существование двух устойчивых значений Вн при фиксированной плотности возбуждения (ядерная спиновая бистабильность) является следствием зависимости эффективности динамической поляризации от величины Вн [10]. Накачка <т+ светом создает отрицательное ядерное поле Вд-<0, которое может компенсировать внешнее поле (В^—В2), приводя к уменьшению электронного спинового расщепления. Благодаря малости зеемановской энергии, которая должна быть скомпенсирована при перевороте спина электрона, пере-

0.1 1 10 Накачка Р мкВт

Рис. 3. Эффект бистабилыюсти в зависимости спектрального расщепления ФЛ и величины ядерного поля в положительно заряженной КТ от плотности циркулярно поляризованного фотовозбуждения.

дача спина от поляризованных электронов к ядрам существенно ускоряется, что позволяет поддерживать высокую степень поляризации ядерных спинов в КТ, достигающую 50%.

В главе 4 исследуется влияние резонансного оптического возбуждения на ядерную поляризацию в одиночных КТ 1пР/Са1пР. В предыдущих работах [17,18] эффект резонансного возбуждения КТ исследовался с помощью методики селективного поглощения, которая позволяет изучать лишь оптически активные переходы. Примененная в данной работе методика "резонансная накачка/нерезонансное тестирование" лишена этого недостатка, и делает возможным более полное понимание процессов динамической ядерной поляризации.

В разделах 4.1 и 4.2 приведены результаты экспериментов по изучению ядерных спиновых эффектов при резонансном оптическом возбуждении в положительно заряженных КТ. На рис. 4 (а) показана схема энергетических уровней тяжелых дырок (Ь) и положительных трионов (Х+) в КТ в магнитном поле вдоль оси роста структуры. Правила отбора для фотовозбуждения/рекомбинации трионов определяются проекциями спинов электронов (Т. I) и дырок ("(У, на направление поля: дипольно разрешенными являются лишь циркулярно поляризованные переходы, показанные вертикальными жирными стрелками, переходы изображенные тонкими стрелками запрещены в дипольном приближении. Символами на рис. 4 (б) показана экс-

-50 0 50 100 150 200 Энергия лазера Е-Е0, мкэВ

Рис. 4. (а) Схема энергетических уровней и оптических переходов в положи', льно заряженной КТ в магнитном поле ВЦОг. (б) Экспериментальная зависимость ядерного поля от энергии резонансного лазера (символы). Сплошными линиями показана расчетная зависимость.

периментальная зависимость стационарного значения ядерного поля в КТ от энергии кванта ст+ поляризованного лазера в поле Вг=2.5 Тл. Резонанс-

ное возбуждение разрешенного а+ перехода при энергии лазера Е\—£о~0 (Ео - константа, примерно равная энергии разрешенного перехода) приводит к появлению отрицательного ядерного поля. Вопреки ожиданиям, резонанс лазера с запрещенным переходом (тонкая пунктирная стрелка на схеме) при Е1—Е0&ПО мкэВ сопровождается динамической ядерной поляризацией, существенно большей, чем при накачке разрешенного перехода.

В разделе 4.3 рассматривается теоретическая модель, позволяющая объяснить эксперимент. Сверхтонкое взаимодействие электронов и ядер смешивает спиновые состояния трионов, частично снимая правила отбора. Возбуждение или рекомбинация через дипольно запрещенные переходы сопровождается переворотом ядерного спина и ведет к динамической ядерной поляризации. Можно выделить два циклических процесса накачки ядерного спина. Оба начинаются из состояния КТ с дыркой со спином вниз Первый процесс (эффект Оверхаузера) начинается с возбуждения триона через разрешенный переход (сплошная жирная стрелка). Переворот ядерного спина происходит при рекомбинации через запрещенный переход (тонкая сплошная стрелка). Цикл завершается релаксацией дырочного спина (стрелка с коротким пунктиром). Второй процесс ("солид-эффект") начинается с возбуждения триона через запрещенный переход с одновременным переворотом спина ядра (тонкая пунктирная стрелка). Рекомбинация происходит через разрешенный переход (жирная пунктирная стрелка), после чего следует переворот дырки. Скорости процессов динамической ядерной поляризации могут быть рассчитаны с помощью оптических уравнений Блоха. Величина ядерного поля В¿у при заданной энергии лазера находится из решения уравнения баланса, учитывающего процессы накачки и релаксации ядерной спиновой поляризации.

В разделе 4.4 приведено сравнение эксперимента с предложенной теоретической моделью для различных величин магнитного поля и интенсивности лазера. Результат численного решения уравнения динамики с малым числом подгоночных параметров показан на рис. 4 (б) сплошной линией. Теоретический расчет дает хорошее согласие с экспериментом и позволяет объяснить асимметрию кривых зависимости В к от энергии лазера, а также ббльшую степень поляризации ядер при оптическом возбуждении запрещенного перехода.

В разделе 4.5 исследуется возможность создания высокой степени поляризации ядерных спинов с помощью оптической накачки. Из измерений с различной плотностью мощности резонансного лазера было найдено, что ядер-

ное поле, индуцируемое с помощью "солид-эффекта", растет с увеличением интенсивности лазера и насыщается на уровне ¡Д/у|«1.7Тл, что соответствует »65% степени поляризации ядер. При накачке ядер через эффект Оверхаузера удается достичь лишь 45% степени поляризации, что связано с насыщением разрешенного оптического перехода. Однако, насыщение ядерной поляризации в случае "солид-эффекта" не связано с насыщением соответствующего запрещенного перехода, а также, как следует из измерений в широком диапазоне магнитных полей, не может быть объяснено малой скоростью дырочной спиновой релаксации в положительно заряженной КТ. То есть ни один из двух механизмов, названных раннее в качестве возможных ограничений для предельно достижимой ядерной поляризации [8], не объясняет наблюдаемое насыщение. Полученная степень поляризации сравнима с наибольшей величиной поляризации найденной в КТ в других полупроводниках, что, по-видимому, указывает на общую, пока неизвестную причину, препятствующую оптической накачке 100% ядерной поляризации.

В главе 5 исследуется динамика ядерной спиновой поляризации в структурах с квантовыми точками 1пР/Са1пР и СаАэ/АЮаАз.

В разделе 5.1 приведены результаты исследования динамики ядерной спиновой поляризации при оптической накачке (динамика выстраивания ядерного спина). Обнаружено сильное замедление ядерной спиновой динамики с ростом магнитного поля, связанное с уменьшением вероятности электронно-ядерного спин-флипа при увеличении зеемановского расщепления электрона. Время выстраивания ядерного спина в КТ 1пР/Са1пР возрастает от ~5 мс при В=0 до с при В=2 Тл, с выходом на насыщение при В>2 Тл.

В разделе 5.2 дано описание методики "накачки-тестирования", использованной для измерения динамики релаксации ядерной спиновой поляризации в темноте (динамики затухания ядерного спина). В методике использовался экспериментальный цикл, состоящий из циркулярно поляризованного импульса накачки для приготовления спин-поляризованного состояния ядер и короткого импульса тестирования, используемого для измерения ядерного поля в КТ по истечении времени задержки ¿¿у.

В разделе 5.3 приведены результаты измерения динамики затухания ядерной поляризации в квантовых ямах СаАз/АЮаАэ. Ядерное поле в двумерном слое квантовой ямы детектировалось по изменению зеемановского расщепления в спектре ФЛ квантовых точек, образованных флуктуациями толщины ямы. Время затухания ядерной поляризации в КЯ составляет «60 с, что много

Рис. 5. Динамика затухания ядерной поляризации в однократно заряженных КТ 1пР/Оа1пР в магнитном поле ВЦОг (символы). Пунктирными линиями показана аппроксимация экспериментальных зависимостей экспоненциальной функцией, сплошной - расчет на основе уравнения диффузии.

меньше, чем в объемном СэАб (»1000 с). Столь сильное уменьшение времени затухания в КЯ свидетельствует об интенсивной спиновой диффузии из ямы в барьер. Из аппроксимации зависимости ядерного поля Вц в КТ от ^ с помощью кривой, рассчитанной из уравнения диффузии, определен коэффициент спиновой диффузии Б из КЯ СаАэ. Найденное значение £)=б-10~15 см2/с в ~15 раз меньше, чем в объемном Qгks [19]. Замедление диффузии из КЯ частично обусловлено увеличением расстояния между идентичными ядрами галлия в барьере. Кроме того, квадрупольный сдвиг ядерных спиновых уровней, вызванный упругими напряжениями на гетерогранице, также ведет к замедлению диффузии.

В разделе 5.4 приведены результаты измерения динамики затухания ядерной поляризации в квантовых точках 1пР/Са1пР с различным зарядом. На рисунке 5 (а) символами показаны зависимости ядерного поля Вм от времени задержки измеренные в положительно (Х+ N1) и отрицательно (Х~ N2) заряженных квантовых точках. Пунктирными линиями показана экспоненциальная аппроксимация зависимости с временами затухания с и т£с ,Л2«5800 с, соответственно. Время затухания ядерной поляризации в отрицательно заряженной КТ (Х~ N2) сравнимо с временем затухания в объемном 1пР («7000 с), что свидетельствует о практически полном подавлении спиновой диффузии. Затухание ядерной поляризации в положительно заряженной КТ Х+ N1 в том же образце происходит на значительно меньшем масштабе времени и носит неэкспоненциальный характер.

На начальном этапе наблюдается быстрая релаксация ядерной поляризации с последующим замедлением. Такое поведение является характерным в случае, когда спиновая релаксация определяется спиновой диффузии. Расчет на основе уравнения диффузии (сплошная линия) дает более точное описание динамики релаксации в КТ N1. На рисунке 5 (б) показана динамика затухания ядерной поляризации а еще одной отрицательно заряженной КТ Х~ N3. В отличие от других точек в этой КТ наблюдается большой разброс значений Вк, измеренных после достаточно длинных задержек > 100 с). Флуктуации величины Вдг при больших t¿el, существенно превосходящие погрешность измерения, свидетельствуют о существовании дискретного процесса, случайным образом изменяющего скорость ядерной спиновой релаксации.

В разделе 5.5 обсуждаются механизмы подавления релаксации ядерной поляризации в КТ IпР/СаIпР. Показано, что подавление спиновой диффузии, наблюдаемое в некоторых КТ, не может быть описано одним лишь влиянием квадрупольных эффектов, вызванных упругими напряжениями [11,20]. Большой разброс времен затухания ядерного спина в различных КТ в одном образце может быть объяснен различием их зарядовых состояний: наиболее длинные времена релаксации ядерного спина наблюдаются в КТ, заряженных одним электроном. Дополнительное замедление спиновой релаксации в отрицательно заряженных точках может быть обусловлено влиянием неоднородного найтовского поля электрона, которое приводит к рассогласованию зеемановских расщеплений соседних ядер и, как следствие, к существенному замедлению спиновой диффузии [12]. Случайная перезарядка квантовых точек в течение темнового времени приводит к скачкообразному изменению скорости ядерной спиновой релаксации. Данный процесс позволяет объяснить большой разброс значений В¡у, измеренных после длительной задержки в некоторых КТ (Х~ N3).

В Заключении перечислены основные результаты работы:

1. Экспериментально исследованы спектры люминесценции одиночных квантовых точек 1пР/Са1пР с различным зарядом. Определена величина электрон-дырочного обменного взаимодействия и g-фaктopы носителей в КТ. Измерено время релаксации спина электрона в КТ в нулевом магнитном поле.

2. Исследовано возникновение ядерной поляризации при нерезонансном оптическом возбуждении в одиночных КТ 1пР/Са1пР с различным зарядом. Найдено, что накачка ядерного спина поляризованными электронами, локализованными в основном состоянии непосредственно в КТ, эффективна лишь

в однократно заряженных точках. В нейтральных КТ динамическая ядерная поляризация возможна лишь за счет взаимодействия с делокализованными поляризованными электронами в смачивающем слое.

3. Показано, что сильная обратная связь в системе электронных и ядерных спинов в КТ 1пР/Са1пР, возникающая при нерезонансном оптическом возбуждении а+ поляризованным светом в диапазоне магнитных полей 0.3-ь1 Тл, приводит к бистабильности ядерной поляризации. В этих условиях может быть достигнута ~50% степень поляризации ядер.

4. Компенсация зеемановского расщепления электрона эффективным ядерным полем в состоянии с большой ядерной поляризацией в режиме ядерной спиновой бистабильности приводит к ускорению релаксации электронного спина, что в случае отрицательно заряженных точек позволяет детектировать переход ядерной спиновой системы между двумя устойчивыми состояниями по изменению степени циркулярной поляризации излучения КТ.

5. Для экспериментального исследования ядерной поляризации в положительно заряженных квантовых точках 1пР/Са1пР при резонансном оптическом возбуждении предложена методика "резонансная накачка/нерезонансное тестирование".

6. Обнаружена эффективная динамическая ядерная поляризация при оптическом возбуждении дипольно запрещенных экситонных переходов в КТ.

7. Предложена теоретическая модель, обосновывающая существование двух различных механизмов резонансной оптической накачки ядерного спина: 1) процесса, связанного с возбуждением разрешенного оптического перехода (аналог классического эффекта Оверхаузера), и 2) процесса, связанного с возбуждением дипольно запрещенного перехода (аналог солид-эффекта). Высокая эффективность "оптического солид-эффекта" объяснена отсутствием характерного для эффекта Оверхаузера ограничения, связанного с малой вероятностью одновременного переворота спинов ядра и электрона.

8. Найдено, что с ростом интенсивности резонансного возбуждения степень поляризации ядер в положительно заряженной КТ 1пР/Са1пР насыщается на уровне ~65%, сравнимом с наибольшей степенью, пол ученной в предыдущих работах в КТ в различных полупроводниках. Показано, что насыщение ядерной поляризации на уровне, значительно меньшем 100%, не связано ни с насыщением запрещенного перехода, ни с малой скоростью дырочной спиновой релаксации.

9. Найдено, что доминирующим механизмом ядерной спиновой релак-

сации в квантовых ямах GaAs/Alo.ssGao.grAs является спиновая диффузия. Коэффициент диффузии из КЯ в ~15 раз меньше, чем в объемном GaAs, что связано с подавлением диффузии на гетерогранице из-за квадрупольных эффектов и увеличения расстояния между идентичными ядрами.

10. Показано, что времена ядерной спиновой релаксации в различных КТ InP/GalnP в одном и том же образце лежат в пределах от 100 с до 6000 с. Время релаксации в отрицательно заряженных КТ, достигающее 6000 с, сравнимо с временем релаксации в объемном InP, что свидетельствует о практически полном подавлении диффузии. Замораживание ядерной спиновой поляризации объяснено эффектом неоднородного найтовского поля электрона, локализованного в КТ.

Материалы диссертации опубликованы в работах:

Al. J. Skiba-Szymanska, Е. A. Chekhovich, А. Е. Nikolaenko, А. I. Tartakovskii, M. N. Makhonin, I. Drouzas, M. S. Skolnick, and A. B. Krysa. "Overhauser effect in individual InP/GajIm-^P dots". Phys. Rev. B. 77, 165338 (2008).

A2. A. E. Nikolaenko, E. A, Chekhovich, M. N. Makhonin, I. W. Drouzas, A. B. Van'kov, J. Skiba-Szymanska, M. S. Skolnick, P. Senellart, D. Martrou, A. Lemaitre, and A. I. Tartakovskii. "Suppression of nuclear spin diffusion at a GaAs/Al^Gai-xAs interface measured with a single quantum-dot nanoprobe". Phys. Rev. В 79, 081303 (2009).

A3. E. A. Chekhovich, M. N. Makhonin, К. V. Kavokin, A. B. Krysa, M. S. Skolnick, and A. I. Tartakovskii. "Pumping of nuclear spins by optical excitation of spin-forbidden transitions in a quantum dot", принято к публикации в Phys. Rev. Lett. 104 (2010).

Список цитируемой литературы:

[1] S. Lloyd, "A Potentially Realizable Quantum CompuW, Science 261, 1569 (1993).

[2] D. Loss and D. P. DiVincenzo, "Quantum computation with quantum dots", Phys. Rev. A 57, 120 (1998).

[3] M. V. G. Dutt, L. Childress, L. Jiang, E. Togan, J. Maze, F. Jelezko, A. S. Zibrov, P. R. Hemmer, and M. D. Lukin, "Quantum Register Based on

Individual Electronic and Nuclear Spin Qubits in Diamond", Science 316, 1312 (2007).

[4] B. E. Kane, "A silicon-based nuclear spin quantum computer", Nature 393, 133 (1998).

[5] L. Childress, M. V. Gurudev Dutt, J. M. Taylor, A. S. Zibrov, F. Jelezko, J. Wrachtrup, P. R. Hemmer, and M. D. Lukin, "Coherent Dynamics of Coupled Electron and Nuclear Spin Qubits in Diamond", Science 314, 281 (2006).

[6] G. Burkard, D. Loss, and D. P. DiVincenzo, "Coupled quantum dots as quantum gates", Phys. Rev. B 59, 2070 (1999).

[7] I. A. Merkulov, A. L. Efros, and M. Rosen, "Electron spin relaxation by nuclei in semiconductor quantum dots", Phys. Rev. B 65, 205309 (2002).

[8] A. Imamoglu, E. Knill, L. Tian, and P. Zoller, "Optical Pumping of Quantum-Dot Nuclear Spins", Phys. Rev. Lett. 91, 017402 (2003).

[9] D. Gammon, A. L. Efros, T. A. Kennedy, M. Rosen, D. S. Katzer, D. Park, S. W. Brown, V. L. Korenev, and I. A. Merkulov, "Electron and Nuclear Spin Interactions in the Optical Spectra of Single GaAs Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 86, 5176 (2001).

[10] A. I. Tartakovskii, T. Wright, A. Russell, V. I. Fal'ko, A. B. Van'kov, J. Skiba-Szymanska, I. Drouzas, R. S. Kolodka, M. S. Skolnick, P. W. Pry, A. Tahraoui, H.-Y. Liu, and M. Hopkinson, "Nuclear Spin Switch in Semiconductor Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 98, 026806 (2007).

[11] P. Maletinsky, M. Kroner, and A. Imamoglu, "Breakdown of the nuclear-spin-temperature approach in quantum-dot demagnetization experiments", Nature Phys. 5, 407 (2009).

[12] C. Deng and X. Hu, "Nuclear spin diffusion in quantum dots: Effects of inhomogeneous hyperfine interaction", Phys. Rev. B 72, 165333 (2005).

[13] D. Hessman, J. Persson, M.-E. Pistol, C. Pryor, and L. Samuelson, "Electron accumulation in single InP quantum dots observed by photoluminescence", Phys. Rev. B 64, 233308 (2001).

[14] A. S. Bracker, D. Gammon, and V. L. Korenev, "Fine structure and optical pumping of spins in individual semiconductor quantum dots", Semicond. Sei. Technol. 23, 114004 (2008).

¡15] M. Bayer, G. Ortner, O. Stern, A. Kuther, A. A. Gorbunov, A. Forche), P. Hawrylak, S. Fafard, K. Hinzer, T. L. Reinecke, S. N, Walck, J. P. Reithmaier, F. Klopf, and F. Schäfer, "Fine structure of neutral and charged excitons in self-assembled In(Ga)As/(Al)GaAs quantum dots", Phys. Rev. B 65, 195315 (2002).

[16] A. S. Bracker, E. A. Stinaff, D. Gammon, M. E. Ware, J. G. Tischler, A. Shabaev, A. L. Efros, D. Park, D. Gershoni, V. L. Korenev, and I. A. Merkulov, "Optical Pumping of the Electronic and Nuclear Spin of Single Charge-Tunable Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 94, 047402 (2005).

[17] C. Latta, A. Hogele, Y. Zhao, A. N. Vamivakas, P. Maletinsky, M. Kroner, J. Dreiser, I. Carusotto, A. Badolato, D. Schuh, W. Wegscheider, M. Atature, and A. Imamoglu, "Confluence of resonant laser excitation and bidirectional quantum-dot nuclear-spin polarization", Nature Physics 5, 758 (2009).

[18] X. Xu, W. Yao, B. Sun, D. G. Steel, A. S. Bracker, D. Gammon, and L. J. Sham, "Optically controlled locking of the nuclear field via coherent dark-state spectroscopy", Nature 459, 1105 (2009).

[19] D. Paget, "Optical detection of NMR in high-purity GaAs: Direct study of the relaxation of nuclei close to shallow donors", Phys. Rev. B 25, 4444 (1982).

[20] R. I. Dzhioev and V. L. Korenev, "Stabilization of the Electron-Nuclear Spin Orientation in Quantum Dots by the Nuclear Quadrupole Interaction", Phys. Rev. Lett. 99, 037401 (2007).

Сдано в печать 18.01.10. Подписано в печать 19.01.10. Формат 60x90 1/16 Объем 1,25 п.л. Заказ 30. Тираж 70

Отпечатано в типографии ИПХФ РАН 142432, Московская обл., г. Черноголовка, пр-т ак. Семенова, 5 Тел.: 8(49652)2-19-38

Введение

1. Литературный обзор

1.1. Ядерная спиновая система в твердом теле.

1.1.1. Физические взаимодействия в системе ядерных спинов

1.1.2. Электронно-ядерные взаимодействия

1.1.3. Динамическая ядерная поляризация.

1.1.4. Релаксация ядерной поляризации

1.2. Спиновые состояния электронов и дырок в квантовых точках

1.2.1. Полупроводниковые квантовые точки.

1.2.2. Энергетический спектр состояний в квантовых точках с различным зарядом

1.3. Эффекты сверхтонкого взаимодействия электронов и ядер в полупроводниковых квантовых точках.

1.3.1. Оптическая накачка и детектирование ядерной поляризации в квантовых точках.

1.3.2. Влияние сверхтонкого взаимодействия электронов и ядер на спиновую релаксацию электронов в квантовых точках.

2. Образцы и методика эксперимента

2.1. Структуры с квантовыми точками 1пР/Са1пР.

2.2. Структуры с квантовыми точками СаАв/АЮаАб.

2.3. Спектроскопия фотолюминесценции.

2.4. Резонансная спектроскопия квантовых точек

3. Эффект Оверхаузера в одиночных квантовых точках 1пР/Са1пР

3.1. Характеризация экситонных состояний в квантовых точках 1пР/Са1пР.

3.2. Оптическая накачка ядерной спиновой поляризации в квантовых точках 1пР/Са1пР с различными зарядовыми состояниями

3.3. Обратная связь в системе электронных и ядерных спинов в квантовых точках 1пР/Са1пР.

3.4. Выводы.

4. Ядерная спиновая поляризация в квантовых точках 1пР/Са1пР при резонансном оптическом возбуждении

4.1. Общие свойства отклика ядерной спиновой поляризации на резонансное оптическое возбуждение экситонных переходов в квантовых точках 1пР/Са1пР.

4.2. Эффект Оверхаузера и оптический "солид-эффект" при резонансном возбуждении квантовых точкек 1пР/Са1пР

4.3. Теоретическая модель.

4.4. Сравнение расчетов с экспериментом

4.5. Насыщение степени поляризации ядерных спинов при резонансной накачке.

4.6. Выводы.

5. Динамика ядерной спиновой поляризации в квантовых точках 99 5.1. Динамика ядерной спиновой поляризации при оптическом возбуждении (динамика выстраивания) в квантовых точках

5.2. Методика измерения динамики ядерной спиновой поляризации в темноте (динамики затухания) в одиночных квантовых точках.

5.3. Динамика затухания ядерной спиновой поляризации в квантовых точках СаАэ/АЮаАв.

5.4. Динамика затухания ядерной спиновой поляризации в квантовых точках 1пР/Са1пР

5.5. Подавление ядерной спиновой диффузии в полупроводниковых КТ (сравнение динамики затухания ядерной поляризации в различных материалах).

5.6. Выводы.

Основным направлением развития современных вычислительных систем является уменьшение физических размеров логических элементов. Начиная с 60-х годов XX века в качестве основного элемента в вычислительной технике используется кремниевый полупроводниковый транзистор. Последовательное уменьшение размеров полупроводниковых интегральных схем привело к небывалому росту производительности компьютеров. Однако, миниатюризация полупроводниковых схем не может быть безграничной. Основой работы транзисторных логических вентилей и ячеек памяти является коммутация электрического тока — направленного движения макроскопически большого числа электронов. Уменьшение величины тока ограничено дробовым шумом, связанным с дискретной природой носителей. Кроме того, увеличение плотности элементов, а значит, и плотности тока, связано с еще одной проблемой — с увеличением тепловыделения.

Приближение к пределу миниатюризации кремниевой микроэлектроники заставляет исследователей обратится к принципиально новым подходам в создании информационных систем. Наибольший интерес представляет возможность создания квантового компьютера с использованием в качестве базового логического элемента двухуровневой квантовой системы (так называемого д-бита) [1-4]. В качестве возможных физических реализаций д-бита были предложены такие системы как, одиночные ионы, которые могут находиться в возбужденном или основном состоянии [5], или спины одиночных частиц, таких, как например, электроны или ядра [2,4,6]. Необходимым свойством для q-6шa. является его изоляции от взаимодействия с окружением на достаточно длинное время, в течение которого выполняются логические операции. С этой точки зрения хорошими кандидатами на роль я-бита являются спины одиночных ядер, помещенных в матрицу материала с нулевым спином: примеси атомов кремния 2981 [7, 8] или фосфора 31Р [2,9] в кремнии 2881, атомы азота в молекулах N©060 [Ю] и атомы углерода 13С в алмазе [6,11-13]. В частности, в недавних работах было продемонстрирована возможность контролировать спин одиночного ядра 13С, взаимодействующего с одиночным электроном, локализованным на примесном центре в алмазе. Время когерентности такого д-бита при комнатной температуре достигает сотен микросекунд [6,11]. Однако, перечисленные выше системы обладают существенным недостатком, а именно, невозможностью масштабирования.

Ш-У полупроводники широко используются в сложных электронных и оптоэлектронных устройств с малыми топологическими размерами. Наиболее перспективным объектом для реализации q-битa на их основе является квантовая точка [14]. Квантовой точкой (КТ) называется область полупроводника размерами порядка 10-100 нм ограниченная в трех измерениях и имеющая меньший электростатический потенциал, чем окружающий материал. Такая потенциальная яма может быть образована или благодаря различию ширин запрещенных зон материалов КТ и окружения (нанокристаллы в матрице более широкозонного полупроводника [15, 16]) или вследствие совместного эффекта разницы ширин запрещенных зон и электрического поля (квантовые точки в двумерном электронном газе [17-19]). Из-за трехмерной локализации заряд (электрон проводимости или дырка в валентной зоне), находящийся в КТ, имеет дискретный энергетический спектр, что позволяет рассматривать его спиновые состояния как основу для реализации элементарной ячейки памяти или логического элемента (я-бита). В связи с этим большой интерес представляет изучение механизмов, приводящих к дефазировки и релаксации спинов электронов и дырок.

Во всех Ш-У полупроводниках ядра атомов имеют отличные от нуля ядерные спины. Несмотря на свою малость, магнитное взаимодействие между спинами ядер и спином заряда (сверхтонкое взаимодействие) оказывает существенное влияние на спиновую динамику локализованных в КТ носителей. Типичная квантовая точка состоит из 104-^106 ядер, а потому их суммарный спин представляет собой макроскопическую величину. Флуктуации полного ядерного спина, действующего как эффективное магнитное поле, приводят к спиновой релаксации зарядов в КТ. Как было показано в работах [20,21], сверхтонкое взаимодействие является доминирующим фактором, определяющим максимально возможное время когерентности спина электрона в квантовой точке мкс.

Для успешного использования КТ в качестве д-бита необходимо большое время когерентности электрона. Увеличить время когерентности можно путем создания конфигурации ядерной системы с узким распределением спиновых состояний [22-25]. Другим способом уменьшения флуктуаций ядерного спина является выстраивание моментов ядер в одном направлении [26]. В этом случае требуется создание большой степени ядерной поляризации (>99%) [25], тогда как до настоящего времени в квантовых точках удалось достичь степени поляризации ядер лишь ~60% [27-30]. Помимо поиска способа манипуляции ядерной системой, обеспечивающей большие времена когерентности электрона, необходимо выяснение условий, при которых требуемая конфигурация ядерной системы могла бы сохраняться в течение продолжительного времени. В связи с этим особый интерес представляет исследование процессов релаксации ядерного спина в полупроводниковых КТ. Кроме того, выяснение условий при которых ядерная поляризация в нано-размерном объеме квантовой точки может быть заморожена на длительное время, представляет отдельный интерес, как модель запоминающего устройства, позволяющего реализовать высокую плотность хранения информации.

Целью настоящей диссертационной работы является экспериментальное исследование процессов накачки ядерной поляризации в Ш-У полупроводниковых наноструктурах прр! резонансном и нерезонансном оптическом возбуждении, а также изучение динамики ее релаксации.

Научную новизну работы составляют следующие результаты, выносимые на защиту:

1. Экспериментально исследовано возникновение ядерной поляризации в одиночных квантовых точках 1пР/Са1пР с различным зарядом в широком диапазоне магнитных полей при нерезонансиом оптическом возбуждении. Найдено, что при возбуждении циркулярно поляризованным светом ядерная поляризация в КТ возникает за счет двух механизмов: сверхтонкого взаимодействия ядер (1) с поляризованными электронами в основном состоянии непосредственно в КТ, и (11) с делокализованными электронами в смачивающем слое. Первый механизм эффективен в однократно заряженных КТ, причем накачка ядерного спина в положительно заряженных точках происходит в результате взаимодействия ядер с фотовозбужденным электроном, а в отрицательно заряженных КТ — с резидентным электроном, остающимся после рекомбинации фотовозбужденной электрон-дырочной пары в КТ.

2. Показано, что эффективность динамической ядерной поляризации при нерезонансном оптическом возбуждении в КТ 1пР/Оа1пР зависит от степени компенсации внешнего поля ядерным полем. Эта зависимость приводит к сильной положительной обратной связи в заряженных точках в диапазоне внешних полей О.З-т-1 Тл, что позволяет реализовать 50% степень поляризации ядер в КТ. Найдено, что в этих условиях система электронных и ядерных спинов демонстрирует бистабильное поведение. В отрицательно заряженных КТ в состоянии с большой ядерной поляризацией наблюдается ускорение релаксации спина резидентного электрона, приводящее к изменению степени циркулярной поляризации излучения КТ на ~7%.

3. Показано, что в положительно заряженных КТ 1пР/Оа1пР ядерная поляризация при резонансном оптическом возбуждении возникает в результате двух различных циклических процессов, начинающихся, соответственно, с возбуждения разрешенного оптического перехода (аналог классического эффекта Оверхаузера) или дипольно запрещенного перехода (аналог "солид-эффекта"). Найдено, что при больших плотностях возбуждения накачка ядерной поляризации через запрещенный переход более эффективна, как в ненулевом, так и в нулевом магнитном поле. Эффект объяснен в рамках теоретической модели, основанной на решении оптических уравнений Блоха, как результат малой вероятности одновременного переворота спинов ядра и электрона, приводящей к ограничению эффективности процесса, связанного с возбуждением разрешенного перехода, но несущественной для "оптического солид-эффекта".

4. Экспериментально найдено, что при увеличении интенсивности резонансной оптической накачкрт запрещенного перехода в положительно заряженной КТ 1пР/Са1пР происходит насыщение степени поляризации ядер на уровне 65%, практически не зависящем от внешнего магнитного поля. Установлено, что такое насыщение достигается значительно раньше насыщения накачки трионов в КТ через запрещенный переход. Оно также не может быть связано с малой скоростью дырочной спиновой релаксации в КТ. Полученная максимальная степень ядерной поляризации совпадает с найденной ранее в экспериментах по нерезонансной оптической накачке в КТ в других 111-У полупроводниках [27-30].

5. Динамика релаксации ядерных спинов в квантовой яме (КЯ) ОаА8/А1о.ззОао.б7А5 исследована с номощыо время-разрешенного детектирования Оверхаузеровского сдвига в КТ, образованной флуктуациями толщины ямы. Найдено, что время затухания пространственно неоднородной ядерной спиновой поляризации составляет «60 с, а основным механизмом релаксации является спиновая диффузия. Коэффициент спиновой диффузии из КЯ в ^15 раз меньше, чем в объемном СаАв, что объясняется суммарным влиянием квадрупольного эффекта, вызванного деформациямрт и понижением симметрии на гетерогранице, и увеличенного расстояния между ядрами галлия в барьере Alo.33Gao.e7As.

6. Исследована динамика релаксации ядерной поляризации в самоорганизованных квантовых точках 1пР/Са1пР с различным зарядом. Найдено, что время затухания ядерной поляризации в КТ в одном и том же образце изменяется от точки к точке в пределах от 100 с до 6000 с. Наибольшие времена «6000 с, наблюдаемые в отрицательно заряженных точках, свидетельствуют о практически полном подавлении спиновой диффузии из КТ. Механизм подавления диффузии не может быть описан одним лишь влиянием квадрупольных эффектов, предложенных ранее для объяснения медленной ядерной динамики в КТ ТпСаАв/СаАз [31], и может быть обусловлен влиянием неоднородного найтовского поля электрона [32]. В некоторых КТ наблюдается большой разброс значений ядерного поля, детектируемых после достаточно длительной задержки. Стохастический характер регистрируемых величин ядерного поля свидетельствует о включении быстрой релаксации ядерной сниновой поляризации в КТ через спиновую диффузию при случайной перезарядке КТ.

Результаты автора отражены в работах [30,33,34].

Диссертация построена следующим образом.

В главе 1 дан обзор теоретических и экспериментальных работ, посвященных основным свойствам ядерной спиновой системы и эффектам сверхтонкого взаимодействия спинов ядер и электронов в твердом теле. Изложены основные результаты работ, посвященных спиновым свойствам носителей в квантовых точках. В главе 2 дано описание экспериментальной техники и образцов, использованных в исследованиях. В 3-й главе приведены результаты экспериментального исследования поляризации ядерных спинов в самоорганизованных квантовых точках 1пР/Са1пР оптическими методами. С помощью измерений магнитофотолюминесценции идентифицированы нейтральные и однократно заряженные индивидуальные КТ, и подробно исследована зависимость стационарной ядерной поляризации при нерезонансном возбуждении циркулярно поляризованным светом от интенсивности накачки и величины внешнего магнитного поля в квантовых точках с различным зарядом. В главе 4 представлены результаты измерений ядерной поляризации при селективном резонансном возбуждении положительно заряженных квантовых точек 1пР/Оа1пР. Предложена теоретическая модель, основанная на решении оптических уравнений Блоха, в рамках которой описаны экспериментальные результаты. Обсуждаются механизмы динамической ядерной поляризации и возможные причины ее насыщения. В 5-й главе обсуждаются результаты исследования динамики релаксации ядерной спиновой поляризации в квантовых точках СаАз/АЮаАв и 1пР/Са1пР. Рассмотрены механизмы подавления спиновой диффузии, приводящие к замедлению ядерной спиновой релаксации в КТ 1пР/Са1пР. И, наконец, в Заключении кратко сформулированы основные результаты исследований, выполненных в данной работе.

Выводы полученные в отдельных разделах диссертации подробно изложены в конце соответствующих глав. Ниже приведены основные результаты:

1. Экспериментально исследованы спектры люминесценции одиночных квантовых точек 1пР/Са1пР с различным зарядом. Определена величина электрон-дырочного обменного взаимодействия и g-фaктopы носителей в КТ. Измерено время релаксации спина электрона в КТ в нулевом магнитном поле.

2. Исследовано возникновение ядерной поляризации при нерезонансном оптическом возбуждении в одиночных КТ 1пР/Са1пР с различным зарядом. Найдено, что накачка ядерного сгшна поляризованными электронами, локализованными в основном состоянии непосредственно в КТ, эффективна лишь в однократно заряженных точках. В нейтральных КТ динамическая ядерная поляризация возможна лишь за счет взаимодействия с делокализованными поляризованными электронами в смачивающем слое.

3. Показано, что сильная обратная связь в системе электронных и ядерных спинов в КТ 1пР/Са1пР, возникающая при нерезонансном оптическом возбуждении а+ поляризованным светом в диапазоне магнитных полей О.З-г-1 Тл, приводит к бистабильности ядерной поляризации. В этих условиях может быть достигнута ~50% степень поляризации ядер.

4. Компенсация зеемановского расщепления электрона эффективным ядерным полем в состоянии с большой ядерной поляризацией в режиме ядерной спиновой бистабильности приводит к ускорению релаксации электронного спина, что в случае отрицательно заряженных точек позволяет детектировать переход ядерной спиновой системы между двумя устойчивыми состояниями по изменению степени циркулярной поляризации излучения КТ.

5. Для экспериментального исследования ядерной поляризации в положительно заряженных квантовых точках 1пР/Са1пР при резонансном оптическом возбуждении предложена методика "резонансная накачка/нерезонансное тестирование".

6. Обнаружена эффективная динамическая ядерная поляризация при оптическом возбуждении дипольно запрещенных экситонных переходов в КТ.

7. Предложена теоретическая модель, обосновывающая существование двух различных механизмов резонансной оптической накачки ядерного спина: 1) процесса, связанного с возбуждением разрешенного оптического перехода (аналог классического эффекта Оверхаузера), и 2) процесса, связанного с возбуждением дипольно запрещенного перехода (аналог солид-эффекта). Высокая эффективность "оптического солид-эффекта" объяснена отсутствием характерного для эффекта Оверхаузера ограничения, связанного с малой вероятностью одновременного переворота спинов ядра и электрона.

8. Найдено, что с ростом интенсивности резонансного возбуждения степень поляризации ядер в положительно заряженной КТ 1пР/Са1пР насыщается на уровне ~65%, сравнимом с наибольшей степенью, полученной в предыдущих работах в КТ в различных полупроводниках. Показано, что насыщение ядерной поляризации иа уровне, значительно меньшем 100%, не связано ни с насыщением запрещенного перехода, ни с малой скоростью дырочной спиновой релаксации.

9. Найдено, что доминирующим механизмом ядерной спиновой релаксации в квантовых ямах GaAsZAlo.33Gao.67As является спиновая диффузия. Коэффициент диффузии из КЯ в ~15 раз меньше, чем в объемном ОаАэ, что связано с подавлением диффузии на гетерогранице из-за квадруполь-ных эффектов и увеличения расстояния между идентичными ядрами.

10. Показано, что времена ядерной спиновой релаксации в различных КТ 1пР/Са1пР в одном и том же образце лежат в пределах от 100 с до 6000 с. Время релаксации в отрицательно заряженных КТ, достигающее 6000 с, сравнимо с временем релаксации в объемном 1пР, что свидетельствует о практически полном подавлении диффузии. Замораживание ядерной спиновой поляризации объяснено эффектом неоднородного най-товского поля электрона, локализованного в КТ.

В заключение, автор хочет выразить благодарность своему научному руководителю В. Д. Кулаковскому за организацию исследовательской работы и обсуждение полученных результатов. Также хочу поблагодарить сотрудников ИФТТ РАН А. В. Горбунова и А. В. Ларионова за помощь в освоении экспериментальных методик и практические советы.

Работа была выполнена в тесном сотрудничестве с группой низкоразмерных полупроводниковых устройств (1Л38Б) под руководством профессора М. С. Школьника (М. Б. ЗкоИпск) в Университе в городе Шеффилд (Великобритания). Хочу поблагодарить А. И. Тартаковского приложившего значительные усилия для организации данного сотрудничиства и М. Н. Махонина за помощь в экспериментальной работе.

Заключение

1. S. Lloyd, "A Potentially Realizable Quantum Computer", Science 261, 1569 (1993).

2. B. E. Kane, "A silicon-based nuclear spin quantum computer", Nature 393, 133 (1998).

3. N. A. Gershenfeld and I. L. Chuang, "Bulk Spin-Resonance Quantum Computation", Science 275, 350 (1997).

4. D. Loss and D. P. DiVincenzo, "Quantum computation with quantum dots", Phys. Rev. A 57, 120 (1998).

5. J. I. Cirac and P. Zoller, "Quantum Computations with Cold Trapped Ions", Phys. Rev. Lett. 74, 4091 (1995).

6. M. V. G. Dutt, L. Childress, L. Jiang, E. Togan, J. Maze, F. Jelezko, A. S. Zibrov, P. R. Hemmer, and M. D. Lukin, "Quantum Register Based on Individual Electronic and Nuclear Spin Qubits in Diamond", Science 316, 1312 (2007).

7. A. E. Dementyev, D. G. Cory, and C. Ramanathan, "Dynamic Nuclear Polarization in Silicon Microparticles", Phys. Rev. Lett. 100, 127601 (2008).

8. H. Hayashi, K. M. Itoh, and L. S. Vlasenko, "Nuclear magnetic resonance linewidth and spin diffusion in sup 29.Si isotopically controlled silicon", Phys. Rev. B 78, 153201 (2008).

9. D. K. Wilson and G. Feher, "Electron spin resonance experiments on donors in silicon. III. Investigation of excited states by the application of uniaxial stress and their importance in relaxation processes.", Phys. Rev. 124, 1068 (1961).

10. G. W. Morley, J. van Tol, A. Ardavan, K. Porfyrakis, J. Zhang, and G. A. D. Briggs, "Efficient Dynamic Nuclear Polarization at High Magnetic Fields", Phys. Rev. Lett. 98, 220501 (2007).

11. L. Childress, M. V. Gurudev Dutt, J. M. Taylor, A. S. Zibrov, F. Jelezko, J. Wrachtrup, P. R. Hcmmer, and M. D. Lukin, "Coherent Dynamics of Coupled Electron and Nuclear Spin Qubits in Diamond", Science 314, 281 (2006).

12. R. Hanson, V. V. Dobrovitski, A. E. Feiguin, O. Gywat, and D. D. Awschalom, "Coherent Dynamics of a Single Spin Interacting with an Adjustable Spin Bath", Science 320, 352 (2008).

13. F. Jelezko, T. Gaebel, I. Popa, M. Domhan, A. Gruber, and J. Wrachtrup, "Observation of Coherent Oscillation of a Single Nuclear Spin and Realization of a Two-Qubit Conditional Quantum Gate", Phys. Rev. Lett. 93, 130501 (2004).

14. G. Burkard, D. Loss, and D. P. DiVincenzo, "Coupled quantum dots as quantum gates", Phys. Rev. B 59, 2070 (1999).

15. L. Goldstein, F. Glas, J. Y. Marzin, M. N. Charasse, and G. L. Roux, "Growth by molecular beam epitaxy and characterization of InAs/GaAs strained-layer superlattices", Applied Physics Letters 47, 1099 (1985).

16. D. Gammon, E. S. Snow, B. V. Shanabrook, D. S. Katzer, and D. Park, "Fine Structure Splitting in the Optical Spectra of Single GaAs Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 76, 3005 (1996).

17. L. P. Kouwenhoven, A. T. Johnson, N. C. van der Vaart, C. J. P. M.

18. Harmans, and C. T. Foxon, "Quantized current in a quantum-dot turnstile using oscillating tunnel barriers", Phys. Rev. Lett. 67, 1626 (1991).

19. F. H. L. Koppens, C. Buizert, K. J. Tielrooij, I. T. Vink, K. C. Nowack, T. Meunier, L. P. Kouwenhoven, and L. M. K. Vandersypen, "Driven coherent oscillations of a single electron spin in a quantum dot", Nature 442, 766 (2006).

20. J. R. Petta, A. C. Johnson, J. M. Taylor, E. A. Laird, A. Yacoby, M. D. Lukin, C. M. Marcus, M. P. Hanson, and A. C. Gossard, "Coherent Manipulation of Coupled Electron Spins in Semiconductor Quantum Dots", Science 309, 2180 (2005).

21. I. A. Merkulov, A. L. Efros, and M. Rosen, "Electron spin relaxation by nuclei in semiconductor quantum dots", Phys. Rev. B 65, 205309 (2002).

22. A. V. Khaetskii, D. Loss, and L. Glazman, "Electron Spin Decoherence in Quantum Dots due to Interaction with Nuclei", Phys. Rev. Lett. 88, 186802 (2002).

23. D. J. Reilly, J. M. Taylor, J. R. Petta, C. M. Marcus, M. P. Hanson, and A. C. Gossard, "Suppressing Spin Qubit Dephasing by Nuclear State Preparation", Science 321, 817 (2008).

24. H. Ribeiro and G. Burkard, "Nuclear State Preparation via Landau-Zener-Stiickelberg Transitions in Double Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 102, 216802 (2009).

25. D. Stepanenko, G. Burkard, G. Giedke, and A. Imamoglu, "Enhancement of Electron Spin Coherence by Optical Preparation of Nuclear Spins", Phys. Rev. Lett. 96, 136401 (2006).

26. D. Klauser, W. A. Coish, and D. Loss, "Nuclear spin state narrowing via gate-controlled Rabi oscillations in a double quantum dot", Phys. Rev. B 73, 205302 (2006).

27. A. Imamoglu, E. Knill, L. Tian, and P. Zoller, "Optical Pumping of Quantum-Dot Nuclear Spins", Phys. Rev. Lett. 91, 017402 (2003).

28. D. Gammon, A. L. Efros, T. A. Kennedy, M. Rosen, D. S. Katzer, D. Park, S. W. Brown, V. L. Korenev, and I. A. Merkulov, "Electron and Nuclear Spin Interactions in the Optical Spectra of Single GaAs Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 86, 5176 (2001).

29. B. Urbaszek, P.-F. Braun, T. Amand, O. Krebs, T. Belhadj, A. Lemaitre, P. Voisin, and X. Marie, "Efficient dynamical nuclear polarization in quantum dots: Temperature dependence", Phys. Rev. B 76, 201301 (2007).

30. J. Skiba-Szymanska, E. A. Chekhovich, A. E. Nikolaenko, A. I. Tartakovskii, M. N. Makhonin, I. Drouzas, M. S. Skolnick, and A. B. Krysa, "Overhauser effect in individual InP/Ga^Ini-^P dots", Phys. Rev. B 77, 165338 (2008).

31. P. Maletinsky, M. Kroner, and A. Imamoglu, "Breakdown of the nuclear-spin-temperature approach in quantum-dot demagnetization experiments", Nature Phys. 5, 407 (2009).

32. C. Deng and X. Hu, "Nuclear spin diffusion in quantum dots: Effects of inhomogeneous hyperfine interaction", Phys. Rev. B 72, 165333 (2005).

33. E. A. Chekhovich, М. N. Makhonin, К. V. Kavokin, А. В. Krysa, М. S. Skolnick, and A. I. Tartakovskii, "Pumping of nuclear spins by optical excitation of spin-forbidden transitions in a quantum dot", Phys. Rev. Lett. 104, принято в печать (2010).

34. I. I. Rabi, J. R. Zacharias, S. Millman, and P. Kusch, "A New Method of Measuring Nuclear Magnetic Moment", Phys. Rev. 53, 318 (1938).

35. E. M. Purcell, H. C. Torrey, and R. V. Pound, "Resonance Absorption by Nuclear Magnetic Moments in a Solid", Phys. Rev. 69, 37 (1946).

36. F. Bloch, W. W. Hansen, and M. Packard, "The Nuclear Induction Experiment", Phys. Rev. 70, 474 (1946).

37. А. Абрагам, Ядерный магнетизм (Издательство Иностранной Литературы, Москва, 1963).

38. Е. М. Purcell and N. F. Ramsey, "On the Possibility of Electric Dipole Moments for Elementary Particles and Nuclei", Phys. Rev. 78, 807 (1950).

39. S. K. Lamoreaux and R. Golub, "Experimental searches for the neutron electric dipole moment", Journal of Physics G: Nuclear and Particle Physics 36, 104002 (37pp) (2009).

40. Ч. Сликтер, Основы теории магнитного резонанса (Мир, Москва, 1981).

41. W. D. Knight, "Nuclear Magnetic Resonance Shift in Metals", Phys. Rev. 76, 1259 (1949).

42. X. Xu, W. Yao, B. Sun, D. G. Steel, A. S. Bracker, D. Gammon, and L. J. Sham, "Optically controlled locking of the nuclear field via coherent dark-state spectroscopy", Nature 459, 1105 (2009).

43. C. Testelin, F. Bernardot, B. Eble, and M. Chamarro, "Hole-spin dephasing time associated with hyperfine interaction in quantum dots", Phys. Rev. В 79, 195440 (2009).

44. J. Fischer, W. A. Coish, D. V. Bulaev, and D. Loss, "Spin decoherence of a heavy hole coupled to nuclear spins in a quantum dot", Phys. Rev. В 78, 155329 (2008).

45. В. D. Gerardot, D. В runner, P. A. Dalgarno, P. Ohberg, S. Seidl, M. Kroner, K. Karrai, N. G. Stoltz, P. M. Petroff, and R. J. Warburton, "Optical pumping of a single hole spin in a quantum dot", Nature 451, 441 (2007).

46. A. W. Overhauser, "Polarization of Nuclei in Metals", Phys. Rev. 92, 411 (1953).

47. A. Abragam, "Overhauser Effect in Nonmetals", Phys. Rev. 98, 1729 (1955).

48. A. Abragam and M. Goldman, "Principles of dynamic nuclear polarisation", Reports on Progress in Physics 41, 395 (1978).

49. J. A. McNeil and W. G. Clark, "Nuclear quadrupolar spin-lattice relaxation in some III-V compounds", Phys. Rev. В 13, 4705 (1976).

50. Г. P. Хуцишвили, "Спиновая диффузия", Успехи Физических Наук 87, 211 (1965).

51. D. Paget, "Optical detection of NMR in high-purity GaAs: Direct study of the relaxation of nuclei close to shallow donors", Phys. Rev. В 25, 4444 (1982).

52. J. Y. Marzin, J. M. Gérard, A. Izraël, D. Barrier, and G. Bastard, "Photoluminescence of Single InAs Quantum Dots Obtained by Self-Organized Growth on GaAs", Phys. Rev. Lett. 73, 716 (1994).

53. B. Daudin, F. Widmann, G. Feuillet, Y. Samson, M. Arlery, and J. L. Rouvière, "Stranski-Krastanov growth mode during the molecular beam epitaxy of highly strained GaN", Phys. Rev. В 56, R7069 (1997).

54. К. Brunner, U. Bockelmann, G. Abstreiter, M. Walther, G. Böhm, G. Tränkle, and G. Weimann, "Photoluminescence from a single GaAs/AlGaAs quantum dot", Phys. Rev. Lett. 69, 3216 (1992).

55. R. J. Warburton, C. Schaflein, D. Haft, F. Bickel, A. Lorke, K. Karrai, J. M. Garcia, W. Schoenfeld, and P. M. Petroff, "Optical emission from a charge-tunable quantum ring", Nature 405, 926 (2000).

56. E. Ivchenko and G. Pikus, Superlattices and Other Heterostructures: Symmetry and Optical Phenomena (Springer-Verlag, New York, 1995).

57. Г. Л. Вир, Г. E. Пикус, Симметрия и деформационные эффекты в полупроводниках (Наука, Москва, 1972).

58. А. V. Koudinov, I. A. Akimov, Y. G. Kusrayev, and F. Henneberger, "Optical and magnetic anisotropics of the hole states in Stranski-Krastanov quantum dots", Phys. Rev. В 70, 241305 (2004).

59. D. Gammon, S. W. Brown, E. S. Snow, T. A. Kennedy, D. S. Katzer, and D. Park, "Nuclear Spectroscopy in Single Quantum Dots: Nanoscopic Raman Scattering and Nuclear Magnetic Resonance", Science 277, 85 (1997).

60. A. S. Bracker, D. Gammon, and V. L. Korenev, "Fine structure and optical pumping of spins in individual semiconductor quantum dots", Semicond. Sei. Technol. 23, 114004 (2008).

61. Б. П. Захарченя, Ф. Майер, Оптическая ориентация (Наука, Ленинград, 1989).

62. C. W. Lai, P. Maletinsky, A. Badolato, and A. Imamoglu, "Knight-Field-Enabled Nuclear Spin Polarization in Single Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 96, 167403 (2006).

63. M. Kroutvar, Y. Ducommun, D. Heiss, M. Bichler, D. Schuh, G. Abstreiter, and J. J. Finley, "Optically programmable electron spin memory using semiconductor quantum dots", Nature 432, 81 (2004).

64. D. Heiss, S. Schaeck, H. Huebl, M. Bichler, G. Abstreiter, J. J. Finley, D. V. Bulaev, and D. Loss, "Observation of extremely slow hole spin relaxation in self-assembled quantum dots", Phys. Rev. B 76, 241306 (2007).

65. A. Greilich, A. Shabaev, D. R. Yakovlev, A. L. Efros, I. A. Yugova, D. Reuter, A. D. Wieck, and M. Bayer, "Nuclei-Induced Frequency Focusing of Electron Spin Coherence", Science 317, 1896 (2007).

66. D. Hessman, J. Persson, M.-E. Pistol, C. Pryor, and L. Samuelson, "Electron accumulation in single InP quantum dots observed by photoluminescence", Phys. Rev. B 64, 233308 (2001).

67. G. J. Beirne, M. Reischle, R. Rosbach, W.-M. Schulz, M. Jetter, J. Seebeck, P. Gartner, C. Gies, F. Jahnke, and P. Michler, "Electronic shellstructure and carrier dynamics of high aspect ratio InP single quantum dots", Phys. Rev. B 75, 195302 (2007).

68. M. Sopanen, H. Lipsanen, and J. Ahopelto, "Self-organized InP islands on (100) GaAs by metalorganic vapor phase epitaxy", Applied Physics Letters 67, 3768 (1995).

69. V. D. Kulakovskii, G. Bâcher, R. Weigand, T. Kiimmell, A. Forchel, E. Borovitskaya, K. Leonardi, and D. Hommel, "Fine Structure of Biexciton Emission in Symmetric and Asymmetric CdSe/ZnSe Single Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 82, 1780 (1999).

70. L. Besombes, Y. Léger, L. Maingault, D. Ferrand, H. Mariette, and J. Cibert, "Probing the Spin State of a Single Magnetic Ion in an Individual Quantum Dot", Phys. Rev. Lett. 93, 207403 (2004).

71. P. S. Dorozhkin, A. S. Brichkin, V. D. Kulakovskii, A. V. Chernenko, S. V. Zaitsev, S. V. Ivanov, and A. A. Toropov, "Electron-hole complexes in individual semimagnetic quantum dots", physica status solidi (a) 202, 2609 (2005).

72. Y. Masumoto, K. Toshiyuki, T. Suzuki, and M. Ikezawa, "Resonant spin orientation at the exciton level anticrossing in InP quantum dots", Phys. Rev. B 77, 115331 (2008).

73. S. Cortez, O. Krebs, S. Laurent, M. Senes, X. Marie, P. Voisin, R. Ferreira, G. Bastard, J.-M. Gérard, and T. Amand, "Optically Driven Spin Memory in n-Doped InAs-GaAs Quantum Dots", Phys. Rev. Lett. 89, 207401 (2002).

74. Y. Masumoto, S. Oguchi, B. Pal, and M. Ikezawa, "Spin dephasing of doped electrons in charge-tunable InP quantum dots: Hanle-effect measurements", Phys. Rev. В 74, 205332 (2006).

75. В. Gotschy, G. Denninger, H. Obloh, W. Wilkening, and J. Schnieder, "Overhauser shift and dynamic nuclear polarization in InP", Solid State Comunications 71, 629 (1989).

76. P. Maletinsky, C. W. Lai, A. Badolato, and A. Imamoglu, "Nonlinear dynamics of quantum dot nuclear spins", Phys. Rev. В 75, 035409 (2007).

77. В. JI. Коренев, "Динамическая Самополяризация Ядер в Низкоразмерных Системах", Письма в ЖЭТФ 70, 124 (1999).

78. A. Russell, V. I. Fal'ko, A. I. Tartakovskii, and М. S. Skolnick, "Bistability of optically induced nuclear spin orientation in quantum dots", Phys. Rev. В 76, 195310 (2007).

79. E. Aubay and D. Gourier, "Magnetic bistability and Overhauser shift of conduction electrons in gallium oxide", Phys. Rev. В 47, 15023 (1993).

80. L. Binet and D. Gourier, "Bistable magnetic resonance of conduction electrons in InP", Phys. Rev. В 56, 2688 (1997).

81. V. L. Korenev, "Nuclear Spin Nanomagnet in an Optically Excited Quantum Dot", Phys. Rev. Lett. 99, 256405 (2007).

82. M. Atature, J. Dreiser, A. Badolato, A. Hogele, K. Karrai, and A. Imamoglu, "Quantum-Dot Spin-State Preparation with Near-Unity Fidelity", Science 312, 551 (2006).

83. M. Atature, J. Dreiser, A. Badolato, and A. Imamoglu, "Observation of Faraday rotation from a single confined spin", Nature Physics 3, 1012007).

84. J. Seufert, R. Weigand, G. Bacher, T. Kummell, A. Forchel, K. Leonardi, and D. Hommel, "Spectral diffusion of the exciton transition in a single self-organized quantum dot", Applied Physics Letters 76, 1872 (2000).

85. J. Dreiser, M. Atature, C. Galland, T. Muller, A. Badolato, and A. Imamoglu, "Optical investigations of quantum dot spin dynamics as a function of external electric and magnetic fields", Phys. Rev. В 77, 0753172008).

86. JI. Мандель, Э. Вольф, Оптическая когерентность и квантовая оптика (Физматлит, Москва, 2000).

87. D. Paget, Т. Amand, and J.-P. Korb, "Light-induced nuclear quadrupolar relaxation in semiconductors", Phys. Rev. В 77, 245201 (2008).

88. L. M. Woods, T. L. Reinecke, and R. Kotlyar, "Hole spin relaxation in quantum dots", Phys. Rev. В 69, 125330 (2004).

89. Т. Belhadj, Т. Kuroda, C.-M. Simon, T. Amand, Т. Mano, K. Sakoda, N. Koguchi, X. Marie, and B. Urbaszek, "Optically monitored nuclear spin dynamics in individual GaAs quantum dots grown by droplet epitaxy", Phys. Rev. В 78, 205325 (2008).

90. I. Toft and R. T. Phillips, "Hole g factors in GaAs quantum dots from the angular dependence of the spin fine structure", Phys. Rev. В 76, 033301 (2007).

91. R. I. Dzhioev and V. L. Korenev, "Stabilization of the Electron-Nuclear Spin Orientation in Quantum Dots by the Nuclear Quadrupole Interaction", Phys. Rev. Lett. 99, 037401 (2007).

92. S. E. Barrett, R. Tycko, L. N. Pfeiffer, and K. W. West, "Directly detected nuclear magnetic resonance of optically pumped GaAs quantum wells", Phys. Rev. Lett. 72, 1368 (1994).

93. Y. Kondo, M. Ono, S. Matsuzaka, K. Morita, H. Sanada, Y. Ohno, and H. Ohno, "Multipulse Operation and Optical Detection of Nuclear Spin Coherence in a GaAs/AlGaAs Quantum Well", Phys. Rev. Lett. 101, 207601 (2008).

94. B. Clerjaud, F. Gendron, H. Obloh, J. Schneider, and W. Wilkening, "Effect of nuclear polarization on the conduction-electron spin resonance in InP", Phys. Rev. B 40, 2042 (1989).

95. C. A. Michal and R. Tycko, "Nuclear Spin Polarization Transfer with a Single Radio-Frequency Field in Optically Pumped Indium Phosphide", Phys. Rev. Lett. 81, 3988 (1998).

96. P. Maletinsky, A. Badolato, and A. Imamoglu, "Dynamics of Quantum Dot Nuclear Spin Polarization Controlled by a Single Electron", Phys. Rev. Lett. 99, 056804 (2007).

97. S. Adachi, "GaAs, AlAs, and Al^Gai-^As: Material parameters for use in research and device applications", Journal of Applied Physics 58, R1 (1985).

98. A. Onton, M. R. Lorenz, and W. Reuter, "Electronic Structure and Luminescence Processes in Ini-^Ga^P Alloys", Journal of Applied Physics 42, 3420 (1971).

99. A. Hartmann, Y. Ducommun, E. Kapon, U. Hohenester, and E. Molinari, "Few-Particle Effects in Semiconductor Quantum Dots: Observation of Multicharged Excitons", Phys. Rev. Lett. 84, 5648 (2000).