Name: Messung des Kohärenzzerfalls in GaMnAs mittels Femtosekunden-Vierwellenmischung (Video) | JoVE Journal
Uploaded: 2013-12-03T14:00:00.000+00:00
Duration: 15 min 58 s
Description: Erfahren Sie, wie Femtosekunden-Vierwellenmischung Kohärenzzerfallszeiten in GaMnAs misst. Diese Methode liefert Einblicke in Spin-Flip-Streuung und Austauschkopplung für spintronische Halbleitergeräte.

ai_agent_IP

ai_agent

maintenance

instantTrialDurationMinutes

isBiopharma

enableNewMyJoveSectionDesign

educationFeatures

seoMetaApi

ai_copilot_institution_blacklist

ai_chat_institution_blacklist

freeAccessWindow

ssoRoleCapture

scheduledMaintenanceBanner

joveLabsFeatures

disable_autoplay_for_bots

extended_trial_duration

5 minutes

Diese Forschung wird vom Natural Sciences and Engineering Research Council of Canada, der Lockheed Martin Corporation und der National Science Foundation (Grant DMR10-05851) unterstützt.

1. Überblick über optische Geräte
<ol>
	<li>Richten Sie zwei Spiegel und zwei Blenden ein, die den Eingangspfad für den optischen Aufbau definieren, wie in Abbildung 1 dargestellt. Jeden Tag sollten diese Blenden und Spiegel verwendet werden, um die Ausrichtung des Aufbaus wiederherzustellen. Da der Laser von Tag zu Tag driftet, sind täglich mehrere Iterationen der Ausrichtung erforderlich, um eine optimale Ausrichtung zu gewährleisten.</li>
	<li>Konstruieren Sie einen Impulskompressor mit zwei Prismen, wie in Abbildung 1 gezeigt. Der Impulskompressor führt eine negative Gruppengeschwindigkeitsdispersion ein, um die positive Gruppengeschwindigkeitsdispersion zu kompensieren, die durch Linsen und optische Fenster auf dem Weg zur Probe verursacht wird. Die Höhe der Gruppengeschwindigkeitsdispersionskompensation wird durch den Abstand zwischen den Prismen (grob) und der Glasmenge, durch die sich der Strahl im zweiten Prisma (fein) ausbreitet, bestimmt. Diese werden iterativ angepasst, um die Pulsdauer zu optimieren und gleichzeitig die Pulsautokorrelation zu erkennen (siehe Abschnitt 2).</li>
	<li>Setzen Sie einen 50/50-Strahlteiler ein, um die vom Laser eingehenden Pulse in zwei Anregungsimpulse, E1 und E2, aufzuteilen.</li>
	<li>Richten Sie eine optische Verzögerungsleitung für den Impuls E1 ein, indem Sie ein Paar Spiegel verwenden, die auf einem manuellen Translationstisch montiert sind. Dieser Tisch wird verwendet, um die Verzögerung zwischen den Impulsen E1 und E2 grob einzustellen. Hinweis: Es ist darauf zu achten, dass der Strahlengang in das Spiegelpaar parallel zur Bewegungsachse des Translationstisches verläuft und dass die Spiegel in einem Winkel von 45° zueinander ausgerichtet sind und keine vertikale Abweichung verursachen.</li>
	<li>Richten Sie eine optische Verzögerungsleitung für den Impuls E2 ein, indem Sie einen Satz Spiegel und ein optisches Periskop verwenden, die den Strahl auf einen leichten Retroreflektor senden, der auf der Membran eines Lautsprechers montiert ist. Durch die vertikale Montage des Lautsprechers werden die anharmonischen Bewegungen des Lautsprechers minimiert, die durch das Gewicht des Retroreflektors sowie durch schädliche Bewegungen (Wackeln) des Retroreflektors verursacht werden, wenn sich der Lautsprecher bewegt. 
Hinweis: Es ist darauf zu achten, dass der Strahlengang in den Retroreflektor parallel zur Bewegungsachse des Lautsprechers (d.h. vertikal) verläuft. Zusammen mit einem Funktionsgenerator und einem Stromverstärker ermöglicht der Lautsprecher eine schnelle Abtastung der Interpulsverzögerung während des Experiments. Der Stromverstärker wird benötigt, um eine ausreichend große Bewegungsamplitude des Lautsprechers (>1 mm) zu gewährleisten. Der lineare Teil des Lautsprecherauswurfs bestimmt den gesamten zugänglichen Impulsverzögerungsbereich im Experiment.</li>
	<li>Stellen Sie sicher, dass die beiden optischen Strahlen parallel sind, und setzen Sie eine einzelne Linse (Durchmesser 5 cm, Brennweite 50 cm) in den Weg der beiden Strahlen ein, wie in Abbildung 1 gezeigt. Diese Linse wird verwendet, um die beiden Strahlen auf die in einem optischen Kryostaten enthaltene Probe zu fokussieren, so dass die Probe auf jeder gewünschten Temperatur zwischen 4 und 300 K gehalten werden kann.</li>
	<li>Die räumliche und zeitliche Überlappung an der Probenposition wird optimiert, indem eine Autokorrelation bei einem äquivalenten Fokus durchgeführt wird, um die Detektion des vierwelligen Mischsignals vorzubereiten. (Das Autokorrelationsalignment wird in Abschnitt 2 beschrieben.)</li>
	<li>Für spektral aufgelöste, zeitintegrierte Experimente (SR-FWM) senden Sie die vierwellige Mischemission in einen Monochromator und fügen Sie eine Linse zur Fokussierung in den Eingangsspalt hinzu.</li>
	<li>Platzieren Sie einen Hochgeschwindigkeits-Photomultiplier-Röhrendetektor (PMT) hinter dem Monochromator, um die spektral aufgelöste vierwellige Mischemission zu detektieren. Hinweis: Die an den PMT angelegte Hochspannung sollte nur eingeschaltet werden, wenn der PMT im Dunkeln ist.</li>
	<li>Verbinden Sie das PMT-Ausgangssignal mit einem Oszilloskop.</li>
	<li>Stellen Sie den Lautsprecher mit einem Funktionsgenerator und einem Stromverstärker so ein, dass er mit ca. 30 Hz oszilliert, um eine periodische Variation der Zeitverzögerung zwischen den Impulsen E1 und E2 einzuführen. Führen Sie mit dem Oszilloskop eine Messung des SR-FWM-Signals (PMT-Signal) im Vergleich zur Impulsverzögerung durch. Die Kalibrierung der Zeitachse des Oszilloskops wird mit Hilfe des Autokorrelationssignals bestimmt. wie in Abschnitt 2 beschrieben.</li>
	<li>Für die zeitaufgelöste Vier-Wellen-Mischung (TR-FWM) setzen Sie einen zweiten 50/50-Strahlteiler ein, um einen dritten Laserpuls (den sogenannten Gate-Puls) zu erzeugen, wie in Abbildung 1 gezeigt.</li>
	<li>Richten Sie eine separate optische Verzögerungsleitung für den Gate-Impuls ein. Diese Verzögerungsleitung enthält einen Satz Spiegel, die an einem manuellen Translationstisch montiert sind, um die Gate-Impulsverzögerung grob einzustellen, und einen zweiten Lautsprecher für die schnelle Abtastung der Gate-Impulsverzögerung.</li>
	<li>Entfernen Sie die Linse vor dem Monochromator und setzen Sie einen Spiegel ein, um den vierwelligen Mischstrahl abzufangen.</li>
	<li>Setzen Sie eine Linse ein, um die vierwellige Mischemission zusammen mit dem Gate-Impuls in einen nichtlinearen Beta-Bariumborat-Kristallschnitt (BBO) für die Typ-I-Phasenanpassung für 800 nm bei normalem Einfall zu fokussieren. Führen Sie eine Messung der Intensität der zweiten Harmonischen in Abhängigkeit von der Gate-Impulsverzögerung mit einem anderen Hochgeschwindigkeits-PMT durch.</li>
	<li>Richten Sie einen Weg für Autokorrelationsmessungen ein, indem Sie einen großen Planarspiegel vor dem Kryostaten einsetzen. Dieser Spiegel wird verwendet, um sowohl E1- als auch E2-Pulse auf einen zweiten Fokus umzuleiten. Platzieren Sie hier einen zweiten BBO-Kristall. Hinweis: Die Eingangsstrahlen müssen während der Bewegung dieses Planarspiegels blockiert werden, um gefährliche Reflexionen zu vermeiden.</li>
	<li>Durchführung einer Messung des zweiten harmonischen Signals, das sich aus der Überlappung der Impulse E1 und E2 in Abhängigkeit von der Interpulsverzögerung ergibt, die mit dem Lautsprecher im Impulsweg E2 abgetastet wird. Das zweite harmonische Signal wird mit einer schnellen Fotodiode und dem Oszilloskop erfasst. Während dieser Messung wird die Ausrichtung des Impulskompressors optimiert, um die geringstmögliche Impulsdauer zu erreichen. wie in Abschnitt 2 näher beschrieben.</li>
</ol>
2. Impulsmessung und -optimierung
<ol>
	<li> Setzen Sie einen großen Planarspiegel ein, um den Brennpunkt der beiden Anregungsstrahlen von der Probe zum Sekundärfokus umzuleiten, wie in Abbildung 1 gezeigt.</li>
	<li>Platzieren Sie den BBO-Kristall im Brennpunkt. Dieser wird verwendet, um aus der Kombination der beiden Eingangsimpulse E1 und E2 eine zweite Harmonische zu erzeugen. Der Kristallhalter muss Anpassungen entlang aller drei Raumachsen sowie eine Drehung ermöglichen.</li>
	<li>Platzieren Sie einen optischen Kurzpassfilter hinter dem Kristall, der 800 nm Licht abstößt und 400 nm Licht durchlässt.</li>
	<li>Auf einer weißen Karte, die hinter dem Filter platziert wird, sollten zwei violette Strahlen sichtbar sein, die nur der zweiten Harmonischen jedes Impulses E1 und E2 entsprechen. Stellen Sie den Drehwinkel des Kristalls so ein, dass er ungefähr auf halbem Weg zwischen den Winkeln liegt, die die maximale Helligkeit jedes der beiden äußeren Punkte ergeben. Dies ist der ungefähre Winkel, der den Null-Hintergrund-Autokorrelationsstrahl von der zweiten Harmonischen aus der Kombination der beiden Eingangsimpulse E1 und E2 optimiert.</li>
	<li>Passen Sie die Weglänge des E1-Impulses an, bis ein zentraler Punkt der zweiten Harmonischen erscheint. Dieser Punkt ist die Null-Hintergrund-Autokorrelation, die sich aus der Kombination von E1 und E2 ergibt.</li>
	<li>Setzen Sie eine schnelle Silizium-Fotodiode in den Weg des zentralen Flecks der zweiten Harmonischen ein.</li>
	<li>Variieren Sie die Weglänge des Impulses E2 periodisch, indem Sie einen Funktionsgenerator und einen Verstärker verwenden, um die Bewegung des Lautsprechers im E2-Pfad zu steuern, wie in Abschnitt 1 beschrieben.</li>
	<li>Schließen Sie die Fotodiode an ein Oszilloskop an und zeichnen Sie die beobachtete Autokorrelation auf. Um die Autokorrelation richtig anzuzeigen, lösen Sie das Oszilloskop mit einem TTL-Impuls vom Funktionsgenerator aus. Der TTL-Triggerimpuls muss möglicherweise mit einem digitalen Verzögerungsgenerator verzögert werden, damit die Autokorrelation auf einer geeigneten Zeitachseneinstellung am Oszilloskop beobachtet werden kann.</li>
	<li>Passen Sie die Weglänge des Impulses E1 mit dem manuellen Übersetzungstisch an und beachten Sie, wie diese Einstellung die zeitliche Position des Peaks des zweiten harmonischen Signals auf dem Oszilloskop verschiebt. Die aufgezeichneten Mikrometerpositionen für zwei aufeinanderfolgende Peakpositionen können verwendet werden, um die Zeitachse des Oszilloskops in eine Impulsverzögerung (in Femtosekunden) umzuwandeln.</li>
	<li> Passen Sie die Positionen der beiden Prismen im Impulskompressor an, während Sie das Autokorrelationssignal auf dem Oszilloskop betrachten, um sicherzustellen, dass die Autokorrelationsspitze so gering wie möglich ist. Die minimale Impulsdauer, die in diesen Experimenten erreicht wurde, betrug etwa 20 fsec.</li>
</ol>
3. Probenvorbereitung
<ol>
	<li>Für unsere Vier-Wellen-Mischexperimente bestand die Probe aus einem 500 μm GaAs-Substrat, einer 175 nm AlGaAs-Stoppätzschicht und einer 750 nm dünnen Schicht aus GaMnAs. Diese Probe wurde durch Molekularstrahlepitaxie an der University of Notre Dame gezüchtet.</li>
	<li>Diese Vier-Wellen-Mischversuche werden in der Transmissionsgeometrie durchgeführt, und als Folge davon muss das Substrat entfernt werden. Eine kleine Perle optischer Klebstoff wird auf ein Saphirfenster gelegt. Saphir bietet aufgrund seiner guten Transparenz und großen Wärmeleitfähigkeit ein hervorragendes Substrat für Experimente bei niedrigen Temperaturen. Legen Sie die Probe mit der dünnen GaMnAs-Schicht nach unten auf den optischen Klebstoff und drücken Sie sie gleichmäßig nach unten, um überschüssigen Klebstoff von der Probenoberfläche zu entfernen.</li>
	<li>Der optische Klebstoff härtet aus, indem die Probe ca. 6 Stunden lang einer UV-Lampe ausgesetzt wird. Die Lampenstrahlung muss die Probe von der Saphirseite freilegen, um den Klebstoff auszuhärten.</li>
	<li>Mit Hilfe einer mechanischen Polier-/Schleifanlage (z. Buehler Beta Grinder-Polisher) 300-400 μm vom Substrat entfernen. Dieser Schritt reduziert den Zeitaufwand für das chemische Ätzen erheblich.</li>
	<li>Entfernen Sie das restliche Substrat, indem Sie die Probe in eine Lösung aus Zitronensäure (5 Teile, 6,28 M) und Wasserstoffperoxid (1 Teil, 30%ige Lösung) tauchen. Wenn die Stoppätzschicht erreicht ist, geht die Probe von einem matten Grau in eine spiegelnde Oberfläche über, was darauf hinweist, dass sie aus der Lösung entfernt werden kann. Die durchschnittliche Ätzrate für GaAs beträgt 20 μm/h und für AlGaAs 160 nm/h für diese Lösung.</li>
	<li>Nehmen Sie die Probe aus der sauren Lösung und spülen Sie sie in entionisiertem Wasser, gefolgt von spektroskopischem Aceton und dann Methanol.</li>
	<li>Montieren Sie die Probe im optischen Kryostaten im Brennpunkt der E1- und E2-Strahlen. Evakuieren Sie den Kryostaten und kühlen Sie ihn auf die gewünschte Temperatur.</li>
</ol>
4. Messung des vierwelligen Mischsignals
<ol>
	<li>Sobald das Autokorrelationssignal optimiert ist, die Probe in den Kryostaten montiert und der Kryostat abgekühlt wurde, entfernen Sie den großen flachen Spiegel, der zur Umlenkung des Laserfokus verwendet wird.</li>
	<li>Um SR-FWM-Experimente durchzuführen, fokussieren Sie den vierwelligen Mischsignalstrahl in einen Monochromator. Um den vierwelligen Mischsignalstrahl zu lokalisieren, lokalisieren Sie zunächst die übertragenen E1- und E2-Spots auf einem Ausrichtungswerkzeug (mit den Wellenvektoren k1 und k2) und bestimmen anhand ihrer Positionen die erwartete Position des vierwelligen Mischsignalstrahls (2k2 - k1).</li>
	<li>Platzieren Sie ein Hochgeschwindigkeits-PMT am Ausgang des Monochromators und schließen Sie es an das Oszilloskop an. Hinweis: Die Hochspannungsvorspannung an der Photomultiplier-Röhre darf nur mit dem Detektor im Dunkeln eingeschaltet werden.</li>
	<li>Wenn der Funktionsgenerator und der Verstärker eingeschaltet sind, was zu einer periodischen Bewegung des Lautsprechers im Weg des Impulses E2 führt, verwenden Sie eine Datenerfassungssoftware, um die Oszilloskopspur für jede gewünschte Wellenlängeneinstellung des Monochromators aufzuzeichnen. Diese Spur besteht aus dem vierwelligen Mischsignal im Vergleich zur Verzögerung zwischen den Impulsen E1 und E2. Die Spur wird über mehrere Scans gemittelt. Die Anzahl dieser Nummern wird mit dem digitalen Oszilloskop ausgewählt. 
	Hinweis: Der Dynamikbereich wird in diesem Fall durch den Analog-Digital-Wandler im Oszilloskop begrenzt. Ist eine detaillierte Struktur im Ende des Signals gewünscht, kann man entweder die Empfindlichkeit der Spannungsskala erhöhen oder das vierwellige Mischsignal mit einer schnellen Datenerfassungskarte anstelle eines Oszilloskops erfassen</li>
	<li>Um TR-FWM-Messungen durchzuführen, entfernen Sie die Linse, die den Strahl in den Monochromator fokussiert, und setzen Sie einen Spiegel ein, um den vierwelligen Mischsignalstrahl abzufangen.</li>
	<li>Fokussieren Sie den vierwelligen Mischstrahl und den Gate-Puls auf einen BBO-Kristall, gefolgt von einem optischen Filter, der nur den Summenfrequenzstrahl durchlässt.</li>
	<li>Führen Sie eine Messung der Kreuzkorrelation von Signal und Gate-Impuls mit einem PMT durch. Variieren Sie die Gate-Impulsverzögerung, indem Sie den Funktionsgenerator und den Verstärker mit dem Lautsprecher im Gate-Impulsweg verbinden.</li>
	<li>Zeichnen Sie das TR-FWM-Signal auf, indem Sie die Datenerfassungssoftware verwenden, um die Oszilloskopspur auf feste Werte der Verzögerung zwischen den Impulsen E1 und E2 aufzuzeichnen, die mit dem manuellen Translationstisch im Strahlengang für den Impuls E1 eingestellt werden können.</li>
</ol>

<ol><li>Onodera, K., Masumoto, T., Kimura, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((980+nm+compact+optical+isolators+using+Cd1-x-yMnxHgyTe+single+crystals+for+high+power+pumping+laser+diodes%5BTitle%5D)+AND+%22Electron.+Lett%22%5BJournal%5D)">980 nm compact optical isolators using Cd1-x-yMnxHgyTe single crystals for high power pumping laser diodes.</a> Electron. Lett. 30, 1954-1955 (1994).</li>
<li>Shen, A., Ohno, Y., Segawa, Y., Ohno, H. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Faraday+rotation+of+ferromagnetic+%28Ga%2CMn%29As%5BTitle%5D)+AND+%22Electron.+Lett%22%5BJournal%5D)">Faraday rotation of ferromagnetic (Ga,Mn)As.</a> Electron. Lett. 34, 190-192 (1998).</li>
<li>Ohya, S., Shimizu, H., Higo, Y., Sun, J., Tanaka, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Growth+and+Properties+of+Quaternary+Alloy+Magnetic+Seminconductor+%28InGaMn%29As%5BTitle%5D)+AND+%22Jpn.+J.+Appl.+Phys.+Part%22%5BJournal%5D)">Growth and Properties of Quaternary Alloy Magnetic Seminconductor (InGaMn)As.</a> Jpn. J. Appl. Phys. Part. 2, L24-L27 (2002).</li>
<li>Wang, J., Sun, C., Kono, J., Oiwa, A., Munekata, H., Cywiński, L., Sham, L. J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ultrafast+Quenching+of+Ferromagnetism+in+InMnAs+Induced+by+Intense+Laser+Irradiation%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Ultrafast Quenching of Ferromagnetism in InMnAs Induced by Intense Laser Irradiation.</a> Phys. Rev. Lett. 95, 167401-167405 (2005).</li>
<li>Zahn, J. P., Gamouras, A., March, S., Liu, X., Furdyna, J. K., Hall, K. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ultrafast+studies+of+carrier+and+magnetization+dynamics+in+GaMnAs%5BTitle%5D)+AND+%22J.+Appl.+Phys%22%5BJournal%5D)">Ultrafast studies of carrier and magnetization dynamics in GaMnAs.</a> J. Appl. Phys. 107, 033908-033917 (2010).</li>
<li>Rozkotova, E., Nemec, P., Tesarova, N., Maly, P., Novak, V., Olejnik, K., Cukr, M., Jungwirth, T. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Coherent+control+of+magnetization+precession+in+ferromagnetic+semiconductor+%28Ga%2CMn%29As%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Coherent control of magnetization precession in ferromagnetic semiconductor (Ga,Mn)As.</a> Appl. Phys. Lett. 93, 232505-232508 (2008).</li>
<li>Th, <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Magnetization+manipulation+in+%28Ga%2CMn%29As+by+subpicosecond+optical+excitation%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Magnetization manipulation in (Ga,Mn)As by subpicosecond optical excitation.</a> Appl. Phys. Lett. 86, 152506-152509 (2005).</li>
<li>Hall, K. C., Zahn, J. P., Gamouras, A., March, S., Robb, J. L., Liu, X., Furdyna, J. K. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ultrafast+optical+control+of+coercivity+in+GaMnAs%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Ultrafast optical control of coercivity in GaMnAs.</a> Appl. Phys. Lett. 93, 032504-032507 (2008).</li>
<li>Reid, A. H. M., Astakhov, G. V., Kimel, A. V., Schott, G. M., Ossau, W., Brunner, K., Kirilyuk, A., Molenkamp, L. W., Th Rasing, <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Single+picojoule+pulse+switching+of+magnetization+in+ferromagnetic+%28Ga%2CMn%29As%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Single picojoule pulse switching of magnetization in ferromagnetic (Ga,Mn)As.</a> Appl. Phys. Lett. 97, 232503-232506 (2010).</li>
<li>Rudolph, J., Hägele, D., Gibbs, H. M., Khitrova, G., Oestreich, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Laser+threshold+reduction+in+a+spintronic+device%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Laser threshold reduction in a spintronic device.</a> Appl. Phys. Lett. 82, 4516-4519 (2003).</li>
<li>Roukes, M. L., Chtchelkanova, A. Y., Treger, D. M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Spintronics%3A+A+spin-based+electronics+vision+for+the+future%5BTitle%5D)+AND+%22Science%22%5BJournal%5D)">Spintronics: A spin-based electronics vision for the future.</a> Science. 294, 1488-1495 (2001).</li>
<li>Awschalom, D. D., Loss, D., Samarth, N. <a target="_blank" href="http://scholar.google.com/scholar?hl=en&safe=off&q=author%3aAwschalom%2C+DD+%22Semiconductor+Spintronics+and+Quantum+Computation%22">Semiconductor Spintronics and Quantum Computation</a>. , Springer-Verlag. Berlin. (2002).</li>
<li>Datta, S., Das, B. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Electronic+analog+of+the+electro-optic+modulator%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Electronic analog of the electro-optic modulator.</a> Appl. Phys. Lett. 56, 665-667 (1990).</li>
<li>Hall, K. C., Lau, W. H., Gündoğdu, K., Flatté, M. E., Boggess, T. F. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Nonmagnetic+semiconductor+spin+transistor%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Nonmagnetic semiconductor spin transistor.</a> Appl. Phys. Lett. 83, 2937-2939 (2003).</li>
<li>Hall, K. C., Flatté, M. E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Performance+of+a+spin-based+insulated+gate+field+effect+transistor%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Performance of a spin-based insulated gate field effect transistor.</a> Appl. Phys. Lett. 88, 162503-162505 (2006).</li>
<li>Masek, J., Máca, D., Kudrnovsky, J., Makarovsky, O., Eaves, L., Campion, R. P., Edmonds, K. W., Rushforth, A. W., Foxon, C. T., Gallagher, B. L., Novák, V., Sinova, J., Jungwirth, T. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Microscopic+analysis+of+the+valence+band+and+impurity+band+theories+of+%28Ga%2CMn%29As%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Microscopic analysis of the valence band and impurity band theories of (Ga,Mn)As.</a> Phys. Rev. Lett. 105, 227202-227205 (2010).</li>
<li>Sheu, B. L., Myers, R. C., Tang, J. -M., Samarth, N., Awschalom, D. D., Schiffer, P., Flatté, M. E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Onset+of+ferromagnetism+in+low-doped+Ga1-xMnxAs%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Onset of ferromagnetism in low-doped Ga1-xMnxAs.</a> Phys. Rev. Lett. 99, 227205-227208 (2007).</li>
<li>Tang, J. -M., Flatté, M. E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Multiband+tight-binding+model+of+local+magnetism+in+Ga1-xMnxAs%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Multiband tight-binding model of local magnetism in Ga1-xMnxAs.</a> Phys. Rev. Lett. 92, 047201-047204 (2004).</li>
<li>Jungwirth, T., Horodyská, P., Tasarová, N., Nĕmec, P., Subrt, J., Malý, P., Kuzel, P., Kadlec, C., Masek, J., Nemec, I., Orlita, M., Novák, M., Olejník, V., K, Z., Sobáň, Z., Vasek, P., Svoboda, P., Sinova, J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Systematic+study+of+Mn-doping+trends+in+optical+properties+of+%28Ga%2CMn%29As%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Systematic study of Mn-doping trends in optical properties of (Ga,Mn)As.</a> Phys. Rev. Lett. 105, 227201(2010).</li>
<li>Ohya, S., Takata, K., Tanaka, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Nearly+non-magnetic+valence+band+of+the+ferromagnetic+seminconductor+GaMnAs%5BTitle%5D)+AND+%22Nature+Phys%22%5BJournal%5D)">Nearly non-magnetic valence band of the ferromagnetic seminconductor GaMnAs.</a> Nature Phys. 7, 342-347 (2011).</li>
<li>Burch, K. S., Shrekenhamer, D. B., Singley, E. J., Stephens, J., Sheu, B. L., Kawakami, R. K., Schiffer, P., Samarth, N., Awschalom, D. D., Basov, D. N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Impurity+band+conduction+in+a+high+temperature+ferromagnetic+semiconductor%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Impurity band conduction in a high temperature ferromagnetic semiconductor.</a> Phys. Rev. Lett. 97, 087208-087211 (2006).</li>
<li>Acbas, G., Kim, M. -H., Cukr, M., Novák, V., Scarpulla, M. A., Dubon, O. D., Jungwirth, T., Sinova, J., Cerne, J. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Electronic+structure+of+ferromagnetic+semiconductor+Ga1-xMnxAs+probed+by+subgap+magnetooptical+spectroscopy%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Electronic structure of ferromagnetic semiconductor Ga1-xMnxAs probed by subgap magnetooptical spectroscopy.</a> Phys. Rev. Lett. 103, 137201-137204 (2009).</li>
<li>Berciu, M., Chakarvorty, R., Zhou, Y. Y., Alam, M. T., Traudt, K., Jakiela, R., Barcz, A., Wojtowicz, T., Liu, X., Furdyna, J. K., Dobrowolska, M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Origin+of+magnetic+circular+dichroism+in+GaMnAs%3A+Giant+Zeeman+splitting+versus+spin+dependent+density+of+states%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Origin of magnetic circular dichroism in GaMnAs: Giant Zeeman splitting versus spin dependent density of states.</a> Phys. Rev. Lett. 102, 247202-247205 (2009).</li>
<li>de Boer, T., Gamouras, A., March, S., Novák, V., Hall, K. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Observation+of+a+blue+shift+in+the+optical+response+at+the+fundamental+band+gap+in+Ga1-xMnxAs%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+B%22%5BJournal%5D)">Observation of a blue shift in the optical response at the fundamental band gap in Ga1-xMnxAs.</a> Phys. Rev. B. 85, 033202-033206 (2012).</li>
<li>Yildirim, M., March, S., Mathew, R., Gamouras, A., Liu, X., Dobrowolska, M., Furdyna, J. K., Hall, K. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Electronic+structure+of+Ga1-xMnxAs+probed+by+four-wave+mixing+spectroscopy%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+B%22%5BJournal%5D)">Electronic structure of Ga1-xMnxAs probed by four-wave mixing spectroscopy.</a> Phys. Rev. B. 84, 121202(R)-121206(R) (2011).</li>
<li>Yildirim, M., March, S., Mathew, R., Gamouras, A., Liu, X., Dobrowolska, M., Furdyna, J. K., Hall, K. C. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Interband+dephasing+and+photon+echo+response+in+GaMnAs%5BTitle%5D)+AND+%22Appl.+Phys.+Lett%22%5BJournal%5D)">Interband dephasing and photon echo response in GaMnAs.</a> Appl. Phys. Lett. 101, 062403-062406 (2012).</li>
<li>Burch, K. S., Stephens, J., Kawakami, R. K., Awschalom, D. D., Basov, D. N. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Ellipsometric+study+of+the+electronic+structure+of+Ga1-xMnxAs+and+low+temperature+GaAs%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+B%22%5BJournal%5D)">Ellipsometric study of the electronic structure of Ga1-xMnxAs and low temperature GaAs.</a> Phys. Rev. B. 70, 205208-205217 (2004).</li>
<li>Kim, D. -S., Shah, J., Cunningham, J. E., Damen, T. C., Schäfer, W., Hartmann, M., Schmitt-Rink, S. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Giant+excitonic+resonance+in+time-resoled+four-wave+mixing+in+quantum+wells%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Giant excitonic resonance in time-resoled four-wave mixing in quantum wells.</a> Phys. Rev. Lett. 68, 1006-1009 (1992).</li>
<li>Rappen, T., Peter, U., Wegener, M., Schäfer, W. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Coherent+dynamics+of+continuum+and+exciton+states+studied+by+spectrally+resolved+fs+four-wave+mixing%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+B%22%5BJournal%5D)">Coherent dynamics of continuum and exciton states studied by spectrally resolved fs four-wave mixing.</a> Phys. Rev. B. 48, 4879-4882 (1993).</li>
<li>Cundiff, S. T., Koch, M., Knox, W. H., Shah, J., Stolz, W. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Optical+coherence+in+semiconductors%3A+Strong+emission+mediated+by+nondegenerate+interactions%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Optical coherence in semiconductors: Strong emission mediated by nondegenerate interactions.</a> Phys. Rev. Lett. 77, 1107-1110 (1996).</li>
<li>Hall, K. C., Allan, G. R., van Driel, H. M., Krivosheeva, T., Pötz, W. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Coherent+response+of+spin-orbit+split-off+excitons+in+InP%3A+Isolation+of+many-body+effects+through+interference%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+B%22%5BJournal%5D)">Coherent response of spin-orbit split-off excitons in InP: Isolation of many-body effects through interference.</a> Phys. Rev. B. 65, 201201(R)-201204(R) (2002).</li>
<li>Shah, J. <a target="_blank" href="http://scholar.google.com/scholar?hl=en&safe=off&q=author%3aShah%2C+J+%22Ultrafast+Spectroscopy+of+Semiconductors+and+Semiconductor+Nanostructures%22">Ultrafast Spectroscopy of Semiconductors and Semiconductor Nanostructures</a>. Cardona, M. , Springer. Berlin. (1996).</li>
<li>Yajima, T., Taira, Y. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Spatial+optical+parametric+coupling+of+picoseconds+light+pulses+and+transverse+relaxation+effect+in+resonant+media%5BTitle%5D)+AND+%22J.+Phys.+Soc.+Jpn%22%5BJournal%5D)">Spatial optical parametric coupling of picoseconds light pulses and transverse relaxation effect in resonant media.</a> J. Phys. Soc. Jpn. 47, 1620-1626 (1979).</li>
<li>El Sayed, K., Birkedal, D., Lyssenko, V. G., Hvam, J. M. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Continuum+contribution+to+excitonic+four-wave+mixing+due+to+interaction-induced+nonlinearities%3A+A+numerical+study%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+B%22%5BJournal%5D)">Continuum contribution to excitonic four-wave mixing due to interaction-induced nonlinearities: A numerical study.</a> Phys. Rev. B. 55, 2456-2465 (1997).</li>
<li>Hügel, W. A., Heinrich, M. F., Wegener, M., Vu, Q. T., Bányai, L., Haug, H. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Photon+echoes+from+semiconductor+band-to-band+continuum+transitions+in+the+regime+of+coulomb+quantum+kinetics%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Photon echoes from semiconductor band-to-band continuum transitions in the regime of coulomb quantum kinetics.</a> Phys. Rev. Lett. 83, 3313-3316 (1999).</li>
<li>Reina, J. H., Quiroga, L., Johnson, N. F. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+entanglement+and+information+processing+via+excitons+in+optically+driven+quantum+dots%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+A%22%5BJournal%5D)">Quantum entanglement and information processing via excitons in optically driven quantum dots.</a> Phys. Rev. A. 62, 012305-012312 (2000).</li>
<li>Troiani, F., Hohenester, U., Molinari, E. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Exploiting+exciton-exciton+interactions+in+semiconductor+quantum+dots+for+quantum-information+processing%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+B%22%5BJournal%5D)">Exploiting exciton-exciton interactions in semiconductor quantum dots for quantum-information processing.</a> Phys. Rev. B. 62, R2263-R2266 (2000).</li>
<li>Biolatti, E., Lotti, R. C., Zanardi, P., Rossi, F. <a target="_blank" href="http://www.ncbi.nlm.nih.gov/pubmed?term=((Quantum+information+processing+with+semiconductors+macroatoms%5BTitle%5D)+AND+%22Phys.+Rev.+Lett%22%5BJournal%5D)">Quantum information processing with semiconductors macroatoms.</a> Phys. Rev. Lett. 85, 5647-5650 (2000).</li>
</ol>

Die Autoren haben nichts offenzulegen.

Die Vier-Wellen-Mischtechnik kann verwendet werden, um die Zeitskala für den Kohärenzzerfall an optischen Übergängen in einer Vielzahl von Materialsystemen zu messen. Für eine Vielzahl von Anwendungen in der fortgeschrittenen Elektronik und Optoelektronik ist diese Dephasing-Zeit von entscheidender Bedeutung. Zum Beispiel in Quantencomputeranwendungen (für die Exzitonenübergänge in Halbleitern das fundamentale Quantenbit in mehreren Vorschlägendarstellen 36-38) bestimmt die Dephasing-Zeit das Zeitfenster, in dem Quantenoperationen und Fehlerkorrekturen durchgeführt werden müssen. Die Zeitskala für den Kohärenzzerfall wird durch die schnellsten Streuprozesse von Elektronen und Löchern im Material bestimmt, so dass Messungen der Dephasing-Zeit auch Aufschluss über die Art und Stärke der damit verbundenen Wechselwirkungen geben, die für diese schnellen Streuprozesse verantwortlich sind. Die Art der Wechselwirkungen hängt stark davon ab, Halbleitersystem, das derzeit untersucht wird, und wird sowohl den Transport als auch den Kohärenzzerfall in jeder Bauelementanwendung bestimmen, die dieses Material verwendet. Das Vier-Wellen-Mischverfahren bietet daher ein wichtiges Werkzeug zur Charakterisierung von Materialien, die für elektronische und optoelektronische Bauelemente der nächsten Generation von Interesse sind. In solchen Studien ist die Zeitauflösung die wichtigste Einschränkung. Diese Auflösung wird durch die Dauer des optischen Pulses bestimmt. die kürzer sein muss als die Dephasing-Zeit im untersuchten Material. Die hier beschriebene spezifische experimentelle Konfiguration eignet sich ideal für die Untersuchung schneller Zerfallsprozesse (< wenigen Pikosekunden Dauer). Zur Messung einer langsameren zeitlichen Dynamik werden üblicherweise Lock-in-Detektionsmethoden und ein langsam scannender Verzögerungstisch mit einem größeren Bewegungsbereich eingesetzt.
Hier erläutern wir den Nutzen dieser Technik für die Untersuchung von III-V verdünnten magnetischen Halbleitern, bei denen eine starke Loch-Mn-Austauschkopplung zu trägervermitteltem Ferromagnetismus führt. Die Spin-Flip-Streuung zwischen Löchern und Mn-Ionen wird ebenfalls durch die Loch-Mn-Austauschwechselwirkung verursacht. Wir haben gezeigt, dass Vier-Wellen-Mischtechniken verwendet werden können, um eine direkte Messung der Zeitskala dieses Prozesses zu erhalten, was einen Einblick in die Austauschkopplung in dieser wichtigen Materialklasse gibt. Wir haben auch gezeigt, dass die Nichtlinearität der Vier-Wellen-Mischtechnik eine hochempfindliche Sonde für die Bandkantenzustände in diesen Materialien liefert, die klare Signaturen des (s,p)-d-Hybridisierungsprozesses liefert, der der Ursprung der starken Austauschkopplung in diesem System ist. Die erhöhte Empfindlichkeit der Vier-Wellen-Mischung im Vergleich zu linearen optischen Techniken (z. Absorption, Ellipsometrie, magnetischer Zirkulardichroismus) zu diesen Bandrandzuständen ergibt sich aus der Nichtlinearität dieser Technik, die defektbedingte Beiträge zur optischen Reaktion unterdrückt.
Diese Arbeit legt den Grundstein für Anwendungen dieser Technik zur Untersuchung wichtiger physikalischer Eigenschaften von Interesse, wie z. B. der elektronischen Struktur und der Austauschkopplung, in einem breiten Spektrum von III-V-verdünnten magnetischen Halbleitern. Dies wird es ermöglichen, diese Materialien für Anwendungen in der Halbleiterspintronik zu entwickeln, einschließlich einer ganzen Reihe von magnetoempfindlichen elektronischen und optoelektronischen Bauelementen.

III-V verdünnte magnetische Halbleiter weisen eine ferromagnetische Kopplung auf, die durch Ladungsträger (Löcher) vermittelt wird, was eine externe Manipulation der magnetischen Eigenschaften durch elektrische und optische Kontrolle der Trägerpopulation ermöglicht. Diese Eigenschaft macht diese Materialien attraktiv für eine ganze Reihe von magnetoempfindlichen elektronischen und optoelektronischen Bauelementen1-15, einschließlich der möglichen Integration von Logik und Speicher. 11-15 Die Realisierung solcher Anwendungen erfordert ein gutes Verständnis der grundlegenden Eigenschaften dieser Materialien; Die große Dichte an Defekten, die mit ihrem Wachstum bei niedrigen Temperaturen verbunden ist (essentiell für den substitutionellen Einbau von magnetischen Dotierstoffen wie Mn), erschwert jedoch die theoretische Behandlung der Austauschkopplung und der ferromagnetischen Ordnung16-18 erheblich. Diese Defekte erschweren auch die Interpretation von Transport- und linearoptischen Experimenten an diesen Materialien19-24.
Der Nutzen der nichtlinearen optischen Technik der Vierwellen-Mischspektroskopie für neue Einblicke in diese Materialien wurde kürzlich in Experimenten mit GaMnAs25,26 gezeigt, das den Prototyp eines verdünnten magnetischen Halbleiters III-V darstellt. Es wurde gezeigt, dass die Nichtlinearität der Technik eine viel größere Empfindlichkeit gegenüber der Feinstruktur in der optischen Verbindungsdichte von Zuständen bietet, Dies deutet auf eine starke Verstärkung der optischen Interband-Reaktion mit dem Einbau von Mn25 hin. Diese Beobachtung ist eine Signatur der (s,p)-d-Hybridisierung, die kürzlich in engen Bindungsberechnungen vorhergesagt wurde18.Diese neue Erkenntnis wurde durch das niedrige optische Dipolmoment ermöglicht, das mit Übergängen verbunden ist, die die Defektzustände in der mittleren Lücke betreffen und die diese Effekte der Hybridisierung in linearen optischen Experimenten maskieren27. Die hohe Zeitauflösung der Vier-Wellen-Mischtechnik wurde auch genutzt, um die erste direkte Messung der Zeitskala der Loch-Mn-Spin-Flip-Streuung in diesem Systemzu erhalten 26,Diese Experimente zeigten auch, dass die optische Reaktion dieses Materials ein Photonenecho ist, was darauf hindeutet, dass die Dephasing-Zeit trotz defektinduzierter Lokalisierung unabhängig von der Trägerenergie ist.
Hier präsentieren wir eine detaillierte Beschreibung der Vier-Wellen-Mischtechnik, die in den Referenzen25,26 verwendet wird, und veranschaulichen, wie sie zur Messung der Dephasing-Zeit (T2), der nichtlinearen spektralen Reaktion (dritter Ordnung) und der Art der Verbreiterung (homogen oder inhomogen) in einem interessierenden Material verwendet werden kann. Spektral aufgelöste und zeitlich aufgelöste experimentelle Konfigurationen werden vorgestellt, zusammen mit einer Erklärung der Null-Hintergrund-Autokorrelation Technik, die in Verbindung mit einem Prismenkompressor verwendet wird, um die Pulsdauer an der Probenposition zu minimieren. Diese Pulsdauer bestimmt die Gesamtzeitauflösung der Technik und muss unter 30 fsec liegen, um die Spin-Flip-Streuung in GaMnAs aufzulösen. Der Ätzprozess, der zur Vorbereitung der GaMnAs-Proben für Experimente in der Transmissionsgeometrie verwendet wird, wird ebenfalls hervorgehoben. Diese Arbeit baut auf der etablierten Nützlichkeit von Vier-Wellen-Mischtechniken für die Untersuchung der Streuung auf Prozesse und Vielteilcheneffekte in traditionellen Halbleitern28-32 durch Erweiterung auf die Untersuchung fundamentaler Wechselwirkungen und elektronischer Strukturen in verdünnten magnetischen Halbleitern. Unsere Ergebnisse werden Auswirkungen auf das langfristige Engineering dieser neuartigen magnetischen Materialien haben.

<table><tbody><tr><td>Ti: Saphir-Oszillator</td><td>Kohärenter</td><td>Mira-Seed</td><td>Teil des vollständigen Lasersystems</td></tr><tr><td>Manuelle Übersetzungsstufe</td><td>Newport</td><td>462</td><td>Menge: 2</td></tr><tr><td>Optische/optomechanische Komponenten</td><td>Thorlabs, andere</td><td>Verschiedene</td><td></td></tr><tr><td>DC-geregelte Stromversorgung</td><td>Tenma</td><td>72-6628</td><td></td></tr><tr><td>Funktionsgenerator</td><td>GW Instek</td><td>GFG-8216A</td><td></td></tr><tr><td>Digitaler Verzögerungsgenerator</td><td>Stanford Research Systems</td><td>DG645</td><td></td></tr><tr><td>Lautsprecherverstärker</td><td>Sony</td><td>XM-222W</td><td></td></tr><tr><td>Silizium-Photodetektor</td><td>Thorlabs</td><td>PDA36A</td><td></td></tr><tr><td>Photomultiplier-Röhre</td><td>Hamamatsu</td><td></td><td></td></tr><tr><td>Digitales Oszilloskop</td><td>Tektronix</td><td>TDS2024B</td><td></td></tr><tr><td>Optischer Kryostat</td><td>Janis</td><td>ST-300</td><td></td></tr><tr><td>Cornerstone 260 Monochromator</td><td>Newport</td><td>Newport 74110</td><td></td></tr><tr><td>Saphir Fenster</td><td>General Rubin und Saphir</td><td></td><td></td></tr><tr><td>Zitronensäure</td><td>Sigma-Aldrich</td><td>C1909</td><td></td></tr><tr><td>Optischer Klebstoff</td><td>Norland</td><td>Thorlabs NOA61</td><td></td></tr><tr><td>Wasserstoffperoxid Lösung</td><td>Sigma-Aldrich</td><td>H3410</td><td></td></tr><tr><td>Deionisiertes Wasser</td><td></td><td></td><td>Wasser aus einem Wassersystem vom Typ I</td></tr></tbody></table>

messung des kohärenzzerfalls in gamnas mittels femtosekunden-vierwellenmischung

Measurement of Coherence Decay in GaMnAs Using Femtosecond Four-wave Mixing

Die Anwendung der Femtosekunden-Vierwellenmischung zur Untersuchung grundlegender Eigenschaften verdünnter magnetischer Halbleiter ((s,p)-d-Hybridisierung, Spin-Flip-Streuung) wird unter Verwendung von Experimenten an GaMnAs als Prototyp eines III-MN-V-Systems beschrieben. Spektral aufgelöste und zeitaufgelöste experimentelle Konfigurationen werden beschrieben, einschließlich der Verwendung von Null-Hintergrund-Autokorrelationstechniken zur Pulsoptimierung. Der Ätzprozess zur Herstellung von GaMnAs-Proben Die hohe zeitliche Auflösung dieser Technik, die durch die Verwendung kurzer optischer Pulse (20 fsec) ermöglicht wird, ermöglicht es, den schnellen Spin-Flip-Streuprozess in diesem System direkt im Zeitbereich zu untersuchen, was neue Einblicke in die starke Austauschkopplung liefert, die für den trägervermittelten Ferromagnetismus verantwortlich ist. Wir zeigen auch, dass die spektrale Auflösung des vierwelligen Mischsignals es ermöglicht, klare Signaturen von (s, p)-d-Hybridisierung in diesem System, im Gegensatz zu linearen Spektroskopie-Techniken. Diese erhöhte Empfindlichkeit ist auf die Nichtlinearität der Technik zurückzuführen, die defektbedingte Beiträge zur optischen Reaktion unterdrückt. Diese Methode kann verwendet werden, um die Zeitskala für den Kohärenzzerfall (gebunden an die schnellsten Streuprozesse) in einer Vielzahl von Halbleitersystemen zu messen, die für die Elektronik und Optoelektronik der nächsten Generation von Interesse sind.

In Abbildung 2(b) sind typische Ergebnisse eines SR-FWM-Experiments an GaxMn1-xAs (x = 0,005 %) dargestellt, zusammen mit Ergebnissen an einer Referenzprobe aus GaAs, die unter denselben Niedertemperaturbedingungen hergestellt wurde (Abbildung 2(a)). Der Erfolg der Experimente zeigt sich anhand des hohen Signal-Rausch-Verhältnisses, das eine klare Beurteilung der Variationen der Signalamplitude (angegeben durch die Farbskala) in Abhängigkeit von der Zeitverzögerung und der Photonenenergie ermöglicht. Ein hohes Signal-Rausch-Verhältnis wird erreicht, indem die Probendicke sorgfältig optimiert wird, um eine klare Stelle an der Probe zu finden, an der die Streulichtintensität der Anregungspulse minimal ist. Ein erfolgreiches Experiment setzt außerdem voraus, dass die Probendicke in der Größenordnung der Absorptionstiefe für die Photonenenergie der Anregungspulse liegt. Dies maximiert das optische Signal der Probe, ohne Ausbreitungseffekte einzuführen, die die Analyse erschweren würden. Für die Ergebnisse in Abbildung 2 betrug die optische Dichte 0,2. Die Verbreiterung des SR-FWM-Signals zu höheren Energien hin in GaMnAs im Vergleich zu GaAs wird auf den Einfluss der (s,p)-d-Hybridisierung des substituierten Mn innerhalb des GaAs-Wirtskristalls auf die Dichte der Zustände im Valenzband zurückgeführt25.
Eine Aufschnittsdarstellung der zweidimensionalen SR-FWM-Daten in Abbildung 2(b) ist in Abbildung 3(a) für eine feste Photonenenergie von 1,533 eV dargestellt und veranschaulicht die Abhängigkeit des Signals von der Verzögerung zwischen den Anregungspulsen. Dieses verzögerungsabhängige Signal kann mithilfe eines analytischen Modells33 angepasst werden, das mit dem endlichen Laserpulsprofil gefaltet ist (gemessen mittels nullhintergrundfreier Autokorrelationstechniken), wodurch die Dephasierungszeit für Elektron-Loch-Paare extrahiert werden kann (T2 = 65 fsec für die gezeigten Daten). Diese Anpassungen sind durch die durchgezogenen Kurven in Abbildung 3 gekennzeichnet. Falls Vielteilcheneffekte in der untersuchten Probe eine bedeutende Rolle spielen, kann eine komplexere Analyse erforderlich sein34,35. Dies gilt für die SR-FWM-Daten in bei niedriger Temperatur gewachsenem GaAs in Abbildung 2(a) bei dem Exziton (1,515 eV), wo das Signal durch Exzitonsstreuung mit Übergängen freier Ladungsträger vermittelt wird34. Für GaMnAs bei Energien oberhalb der Bandlücke von GaAs liefert das einfachere Zwei-Niveau-Modell eine gute Übereinstimmung, was auf keine Hinweise auf Vielteilcheneffekte hindeutet. Solche Effekte wirken sich bei traditionell bei erhöhten Temperaturen gewachsenem GaAs deutlich stärker aus25,26,35.
Die Ergebnisse von TR-FWM-Experimenten an der gleichen GaMnAs-Probe sind in Abbildung 3(b) dargestellt. Bei diesen Daten beträgt die Verzögerung zwischen den beiden Anregungspulsen 54 fsec, und die horizontale Achse zeigt die Signaleinhüllende in Abhängigkeit von der Ankunftszeit des Gatterpulses relativ zum Vier-Wellen-Mischungs-Signalpuls am BBO-Kristall. Die Position des Signalspektrums in TR-FWM-Experimenten bietet eine Möglichkeit, zwischen homogen verbreiterten und inhomogen verbreiterten optischen Übergängen zu unterscheiden, schematisch dargestellt in Abbildung 4. Im letzteren Fall führt die gleichzeitige Anregung optischer Übergänge mit einer Bandbreite von Resonanzenergien zu einer Rephasierung der Polarisationen bei allen Energien zu einem Zeitpunkt t ≈ 2tD, wobei t die Ankunftszeit des Gatterpulses relativ zum Vier-Wellen-Mischungspuls ist und tD die Verzögerung zwischen den Pulsen E1 und E2 angibt. Hier entspricht t = 0 der Ankunftszeit des Pulses E1. In Abbildung 3(b) beträgt tD = 54 fsec, und das TR-FWM-Signal erreicht sein Maximum bei t ≈ 100 fsec, was auf eine Photonenecho-Antwort für die interbandoptischen Übergänge in diesem System hinweist. Das TR-FWM-Signal für eine Reihe von Werten der Pulspaarverzögerung tD ist in Abbildung 5 dargestellt und zeigt eine Verschiebung des Signals zu größeren t-Werten mit zunehmendem tD. Die hervorragende Übereinstimmung zwischen dem analytischen Modell und sowohl den SR-FWM- (Abbildung 3(a)) als auch den TR-FWM-Ergebnissen (Abbildung 3(b)) zeigt, dass Vielteilcheneffekte nur geringfügig beitragen und dass die Dephasierungsrate unabhängig von der Übergangsenergie der Elektron-Loch-Paare ist, trotz der durch Defekte verursachten Lokalisierung in diesem System. Durch Vergleich mit Daten an niedrigtemperatur-gewachsenem GaAs sowie an hochtemperatur-gewachsenem GaAs lässt sich der dominante Dephasierungsprozess als Loch-Mn-Spin-Flip-Streuung identifizieren26, was neue Einblicke in die Austauschwechselwirkung liefert, die für die ferromagnetische Ordnung in diesem System verantwortlich ist.
<img alt="Schema des ultraschnellen Spektroskopieaufbaus mit Laserstrahlweg, Kryostat, Pulskompressor und PMT." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig1highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig1.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Abbildung 1"> 
Abbildung 1. Schematisches Diagramm der Vier-Wellen-Mischungsapparatur.
<img alt="Transient absorption spectra, time-energy plot; diagram showing spectral changes over time delay." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig2highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig2.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Figure 2"> 
Abbildung 2. SR-FWM-Ergebnisse von Messungen an niedrigtemperatur-gewachsenem GaAs (links) und Ga1-xMnxAs für x = 0,005 % (rechts). Die vertikale Achse zeigt die Photonenergie, bei der das Signal detektiert wird und die mithilfe des Monochromators ausgewählt wird, die horizontale Achse die Verzögerung zwischen den Pulsen E1 und E2. Alle dargestellten Daten wurden an Proben bei 10 K aufgenommen. Übernommen mit Genehmigung aus Referenz25.
<img alt="Transient absorption spectroscopy graphs; delay vs. time; photon energy 1.533 eV; signal fitting." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig3highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig3.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Figure 3"> 
Abbildung 3. (a) SR-FWM-Ergebnisse in Abhängigkeit von der Zwischenpulsverzögerung in Ga1-xMnxAs für x = 0,005 % bei einer Photonenergie von 1,533 eV; (bTR-FWM-Ergebnisse derselben Probe in Abhängigkeit von der Ankunftszeit des Gate-Pulses relativ zum Vier-Wellen-Mischungs-Puls am BBO-Kristall, der für die Summenfrequenzerzeugung verwendet wird, wodurch die zeitliche Hüllkurve des Vier-Wellen-Mischungs-Pulses angezeigt wird. Bei diesen Daten ist die Verzögerung zwischen den Pulsen E1 und E2 auf 54 fs festgelegt. Die durchgezogenen Linien zeigen Anpassungen mithilfe des analytischen Modells aus der Referenz an.33. Alle gezeigten Daten wurden mit der Probe bei 10 K aufgenommen. Teil (b) mit Genehmigung aus Referenz adaptiert26.
<img alt="Homogene und inhomogene Verbreiterung; optisches Anregungsdiagramm; Konzept der spektralen Analyse." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig4highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig4.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Abbildung 4"> 
Abbildung 4. Eine schematische Darstellung eines homogen verbreiterten (links) und inhomogen verbreiterten (rechts) Zweiniveausystems.
<img alt="Transient absorption spectroscopy graph showing delay-time data for optical excitation analysis." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig5highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig5.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Figure 5"> 
Abbildung 5. TR-FWM-Ergebnisse für Ga1-xMnxAs mit x = 0,005 % in Abhängigkeit von der Ankunftszeit des Gatterpulses relativ zum Vier-Wellen-Mischungs-Puls am BB0-Kristall, der zur Summenfrequenzerzeugung verwendet wird.  Das Signal ist für verschiedene Werte der Verzögerung zwischen den Impulsen E1 und E2 dargestellt, die auf der vertikalen Achse angegeben sind.

Die Technik der Femtosekunden-Vierwellenmischung wird beschrieben, einschließlich spektral aufgelöster und zeitaufgelöster Konfigurationen. Wir veranschaulichen den Nutzen dieser Technik für die Untersuchung entscheidender physikalischer Eigenschaften in den III-V verdünnten magnetischen Halbleitern, die durch ihre Nichtlinearität und hohe zeitliche Auflösung ermöglicht werden.

Messung des Kohärenzzerfalls in GaMnAs mittels Femtosekunden-Vierwellenmischung

The application of femtosecond four-wave mixing to the study of fundamental properties of diluted magnetic semiconductors ((s,p)-d hybridization, ...

Das Ziel dieses Experiments besteht darin, die Entkopplungszeit in Gallium-Mangan-Arsenid mit hoher zeitlicher Auflösung mithilfe der Technik der vollständigen Wellenmischung zu messen. Dies wird durch zwei auf die Probe treffende optische Pulse mit den Wellenvektoren K eins und K zwei erreicht. Gemeinsam regen diese Pulse optische Übergänge an, die resonant mit dem Laserpuls sind, wodurch eine kohärente elektronische Polarisationsdichte angeregt wird.Diese Polarisation sendet Licht in der Richtung 2K zwei minus K eins aus. Dies ist das Vier-Wellen-Mischsignal. Die Zeitauflösung dieser Technik wird durch die Dauer des optischen Pulses bestimmt.Diese Dauer wird minimiert, indem die Autokorrelationsbreite des Pulses gemessen wird, während ein Pulskompressor justiert wird. Die Autokorrelation wird durch die Messung der Intensität des erzeugten zweiten Harmonischen detektiert, das von den parallelen Pulsen in Abhängigkeit der Verzögerungszeit zwischen den Pulsen erzeugt wird. Die Proben für diese Experimente wurden mittels Molekularstrahlepitaxie von EK Ena und seinen Mitarbeitern an der University of Notre Dame hergestellt.Sie werden für Experimente vorbereitet, indem die Oberfläche auf ein Saphirfenster geklebt und das Substrat entfernt wird; die Messung der Intensität des emittierten Lichts der vierwellenmischung wird in Abhängigkeit von der Wellenlänge durch spektrale Auflösung mittels eines Monochromators sowie in Abhängigkeit von der Zwischenpulsverzögerung durchgeführt. Die zeitliche Hülle des Signals der vierwellenmischung wird ebenfalls mithilfe eines dritten Laserpulses gemessen, indem eine Kreuzkorrelation dieses als Gate bezeichneten Pulses mit dem Signal der vierwellenmischung über eine Frequenzerzeugung erfolgt. Letztendlich erhält man eine Messung der Dephasierungszeit, auch T₂- oder Kohärenzzerfallzeit für die Elektron-Loch-Paare genannt.Auf den resonanten interbandübergängen im Halbleiterprobenmaterial angeregt. Diese Ergebnisse können verwendet werden, um zwischen einem isolierten Zweiniveausystem und einer Ansammlung eng beieinander liegender Übergänge zu unterscheiden. Letzteres führt zu einem sogenannten Photonecho und der zeitaufgelösten Vier-Wellen-Mischungsantwort.Mit dieser Technik können wir die schnellsten Streuprozesse von Elektronen und Löchern in Halbleitersystemen zeitaufgelöst untersuchen. Solche Streuprozesse bestimmen sowohl den Transport als auch den Kohärenzzerfall, weshalb diese Technik ein nützliches Werkzeug zur Untersuchung von Halbleitermaterialien darstellt, die für neuartige optische, elektronische und spintronische Bauelemente von Interesse sind. Wir konnten hier zeigen, dass der Kohärenzzerfall in Gallium-Mangan-Arsenid über Spin-Umklapp-Streuung zwischen den Löchern und den Mangan-Ionen erfolgt, wodurch eine direkte Messung der Zeitskala dieses wichtigen Prozesses möglich wird.Dies liefert neue Erkenntnisse über die Austauschwechselwirkung, die für die magnetische Ordnung in FARO verantwortlich ist. In diesem System könnten Galliummanganarsenid und andere Materialien aus der Familie der verdünnten magnetischen Halbleiter der dritten Hauptgruppe letztendlich die Integration von Logik- und Speicherfunktionen in der Computertechnik ermöglichen. Dies ist Teil des umfassenderen Forschungsbereichs der Halbleiter-Spintronik, sodass unsere Ergebnisse Konsequenzen für die langfristige Materialentwicklung haben, indem sie die Leistungsfähigkeit und Flexibilität von Vier-Wellen-Mischverfahren zur Untersuchung ihrer grundlegenden Eigenschaften verdeutlichen. Der optische Aufbau für zeit- und spektral aufgelöste Vier-Wellen-Mischung besteht aus einem Satz von Spiegeln und Blenden, die täglich verwendet werden, um die grundlegende Ausrichtung der optischen Strahlen im Aufbau wiederherzustellen.Darauf folgt ein Pulskompressor, der eine negative Gruppengeschwindigkeitsdispersion einführt, um die positive Gruppengeschwindigkeitsdispersion auszugleichen, die durch Linsen und optische Fenster auf dem Weg zur Probe verursacht wird. Nach dem Kompressor wird ein Strahlteiler verwendet, um die eintreffenden Pulse des Lasers in zwei Anregungspulse, E eins und E zwei, aufzuteilen. Der Strahlengang für E eins enthält ein Paar Spiegel, die auf einer manuellen Translationsvorrichtung montiert sind und zur groben Einstellung der Verzögerung zwischen den Pulsen E eins und E zwei dienen. Der Strahlengang für den Puls E zwei führt hinab zu einem leichten Retroreflektor auf der Membran eines Lautsprechers.In Verbindung mit einem Funktionsgenerator und einem Stromverstärker ermöglicht der Lautsprecher eine schnelle Abtastung der Impulsverzögerungszeit. Während des Experiments werden die beiden Strahlen anschließend mit einer einzelnen Linse auf die Probe fokussiert, die sich in einem optischen Kryostaten befindet. Dadurch kann die Probe bei jeder gewünschten Temperatur zwischen vier Kelvin und 300 Kelvin gehalten werden.Bei spektral aufgelösten, zeitintegrierten Experimenten wird die Four-Wave-Mixing-Emission durch eine Linse auf ein Monochromator geleitet und mit einem schnellen Photomultiplier detektiert. Das Signal des Photomultipliers wird in Abhängigkeit der Zwischenimpulsverzögerung gemessen, während die Position des Spiegels gescannt wird. Verwendung eines Oszilloskops für die zeitlich aufgelöste Four-Wave-Mixing-Messung.Ein dritter Laserimpuls wird mithilfe eines weiteren Strahlteilers abgezweigt und durch eine separate optische Verzögerungsleitung gesendet, die einen weiteren Lautsprecher enthält. Dieser Impuls wird in einem nichtlinearen Kristall aus Beta-Bariumborat oder BBO mit dem Vier-Wellen-Mischsignal überlagert, und das resultierende Summenfrequenzlicht wird von einer weiteren Photomultiplier-Röhre detektiert. Die Dauer der Anregungsimpulse wird gemessen und optimiert, indem sowohl die E1- als auch die E2-Anregungsimpulse hier auf einen zweiten Fokus umgeleitet werden.Ein weiterer BBO-Kristall wird platziert, um das zweite harmonische Signal zu erzeugen, das aus der Überlappung der Pulse resultiert. E eins und E zwei wird als Funktion der inter-puls-Verzögerung gemessen. Die Pulsbreite wird gemessen, indem zunächst ein großes planares Spiegel eingesetzt wird, um den Fokuspunkt der beiden Anregungsstrahlen von der Probe zu einem sekundären Fokus umzuleiten.Ein nichtlinearer Kristall, der für die Phasenanpassung erster Ordnung bei 800 Nanometern bei normalen Einfallswinkeln geschnitten wurde, wird im Brennpunkt positioniert. Der Kristallhalter ermöglicht die Justierung entlang aller drei räumlichen Achsen sowie die Drehung. Ein optischer Filter, der 800 Nanometer blockiert und 400 Nanometer durchlässt, wird hinter dem nichtlinearen Kristall angebracht, um das zweite Harmonische Licht der Anregungspulse abzubilden.Der Winkel des Kristalls, der die zweite Harmonische aus der Kombination beider Anregungspulse optimiert, entspricht dem Normalenfall oder liegt genau zwischen den Winkeln, die die maximale Helligkeit der beiden äußeren Punkte ergeben. Der Pfadlänge des Pulses E1 wird angepasst, bis der zentrale Punkt der zweiten Harmonischen auf der weißen Karte sichtbar ist. Dieser zentrale Punkt ist die Autokorrelation.Eine schnelle Fotodiode, die zur Detektion der Autokorrelation verwendet wird, wird auf den zentralen Strahl ausgerichtet. Der Funktionsgenerator und der Verstärker, die die Lautsprecherbewegung steuern, werden eingeschaltet, was zu einer periodischen Änderung der Pfadlänge des Pulses führt. E zwei.Das resultierende Autokorrelationssignal kann beobachtet werden, indem die Photodiode an das Oszilloskop angeschlossen wird. Die Zeitachse des Oszilloskops kann in eine Impulsverzögerung in Femtosekunden umgerechnet werden, indem die Weglänge des Impulses E₁, die über die manuelle Translationsvorrichtung eingestellt wird, mit der zeitlichen Position des Signals des zweiten harmonischen Maximums auf dem Oszilloskop korreliert wird. Die Impulsdauer wird minimiert, indem die Prismen im Impulskompressor angepasst werden, während das Autokorrelationssignal auf dem Oszilloskop beobachtet wird, um es so schmal wie möglich zu machen.Die erreichte minimale Pulsdauer beträgt ungefähr 20 Femtosekunden. Unsere Proben bestehen aus einem 500 Mikrometer dicken Galliumarsenid-Substrat, einer 175 Nanometer dicken Schicht aus Aluminiumgalliumarsenid und einem 750 Nanometer dünnen Film aus Galliummanganarsenid. Für Experimente in Durchlichtgeometrie muss das Substrat entfernt werden.Zunächst wird die Probe mit der Probenoberfläche nach unten auf eine kleine Menge optischen Klebstoffs auf einem Saphirfenster platziert. Die Probe wird gleichmäßig angedrückt, um überschüssigen Klebstoff unterhalb der Probenoberfläche zu entfernen. Um den optischen Klebstoff aushärten zu lassen, wird die Probe etwa sechs Stunden lang unter eine Ultraviolett-Lampe gestellt. Anschließend werden 300 bis 400 Mikrometer des Substrats durch Schleifen entfernt.Das verbleibende Substrat wird durch Einlegen in eine Lösung aus Zitronensäure und Wasserstoffperoxid entfernt. Wenn die Stop-Ätzschicht erreicht ist, wechselt das Erscheinungsbild der Probe von einem stumpfen Grau zu einem spiegelähnlichen Glanz, was darauf hinweist, dass sie aus der Lösung entnommen werden kann. Nach dem Spülen mit entionisiertem Wasser ist die Probe bereit, im Kryostaten für Vier-Wellen-Mischungsexperimente montiert zu werden.Nachdem das Autokorrelationssignal optimiert und die Probe im Kryostaten positioniert wurde, wird der große flache Spiegel, der für die Pulsmessung verwendet wurde, entfernt. Für spektral aufgelöste, aber zeitintegrierte Vier-Wellen-Mischungsexperimente wird der Signalstrahl in ein Monochromator fokussiert. Ein Justierwerkzeug hilft dabei, das räumliche Signal der Vier-Wellen-Mischung zu lokalisieren, indem die Strahlflecken der Pulse E eins und E zwei ausgerichtet werden.Auf die Kreuze wird nach dem Monochromator eine Fotomultiplierröhre oder PMT gesetzt und mit dem Oszilloskop verbunden. Beachten Sie, dass die Hochspannungs-Vorspannung an der PMT nur eingeschaltet werden darf, wenn der Detektor im Dunkeln ist. Eine Software zur Datenerfassung wird verwendet, um die Oszilloskopspur aufzuzeichnen, welche das Vier-Wellen-Mischen-Signal in Abhängigkeit von der Verzögerung zwischen den Impulsen E eins und E zwei für jede gewünschte Wellenlänge darstellt. Bei zeitaufgelösten Vier-Wellen-Mischen-Experimenten wird die Linse, die in den Monochromator fokussiert, entfernt und ein Spiegel eingesetzt, um den Strahl des Vier-Wellen-Mischen-Signals abzulenken.Der Vier-Wellen-Mischstrahl wird zusammen mit einem Gating-Strahl in einen nichtlinearen Kristall fokussiert, dem ein Filter folgt, der nur den Summenfrequenzstrahl durchlässt. Die Kreuzkorrelation des Vier-Wellen-Mischsignals und des Gating-Impulses wird dann in Abhängigkeit der Verzögerung des Gating-Impulses gemessen. Mithilfe einer PMT wird die Verzögerung des Gating-Impulses variiert, indem der Funktionsgenerator und Verstärker an den Lautsprecher im Gating-Impuls-Pfad angeschlossen werden.Das zeitaufgelöste Signal wird anschließend mit der Datenerfassungssoftware aufgezeichnet, indem die Oszilloskopspur für feste Werte der Verzögerung zwischen den Pulsen E eins und E zwei registriert wird. Diese Pulsverzögerung wird mithilfe eines manuellen Translationstisches im Strahlengang für den Puls E eins eingestellt. Typische Ergebnisse spektral aufgelöster Vier-Wellen-Mischungsexperimente werden für eine Referenzprobe aus bei niedriger Temperatur gewachsenem Galliumarsenid (links) und für Galliummanganarsenid mit einem Mangananteil von fünf Tausendstel Prozent dargestellt.Rechts werden die Daten als Funktion der Photonenenergie und der Zeitverzögerung zwischen den Impulsen E eins und E zwei dargestellt. Die Verbreiterung des Signals hin zu höheren Energien in Galliummanganarsenid wird auf eine erhöhte Zustandsdichte im Valenzband zurückgeführt, die durch die SPD-Hybridisierung des substituierten Mangans innerhalb des Galliumarsenid-Wirtskristalls verursacht wird. Unser Ziel besteht darin, die Entkohärenzzeit in Galliummanganarsenid für Ladungsträger oberhalb der Bandlücke von Galliumarsenid zu messen.In diesem Fall konzentrieren wir uns auf das zeitintegrierte Signal bei einer Photonenenergie von 1,533 eV. Das zeitintegrierte Vier-Wellen-Mischungssignal in Abhängigkeit von der Interpulsverzögerung in Galliummanganarsenid ist links für eine Photonenenergie von 1,533 eV dargestellt. Das zeitaufgelöste Vier-Wellen-Mischungssignal in derselben Probe ist rechts in Abhängigkeit von der Gait-Zeit für eine Interpulsverzögerung von 54 Femtosekunden gezeigt.Die Entphasierungszeit wird aus diesen Ergebnissen durch Anpassung an ein analytisches Modell extrahiert, das durch die durchgezogenen Kurven angegeben ist. Die extrahierte Entphasierungszeit T₂ in Gallium-Mangan-Arsenid beträgt 65 Femtosekunden. Im Vergleich mit Daten aus bei hoher und bei niedriger Temperatur gewachsenem Galliumarsenid wird der dominante Entphasierungsprozess als Spin-Umklapp-Streuung an einzelnen Mangan-Atomen identifiziert. Mithilfe dieser zeitaufgelösten Vier-Wellen-Mischungsexperimente lässt sich zwischen einem isolierten Zweiniveausystem, das zu einem freien induzierten Zerfall führt, und einer Ansammlung dicht beieinander liegender Übergänge, die zu einem Photonecho führen, unterscheiden. Die gemessenen Ergebnisse in Gallium-Mangan-Arsenid zeigen die charakteristische Signatur eines Photonechos mit einem Signalmaximum, das sich bei zunehmender Pulsverzögerung in den positiven Zeitbereich verschiebt.Das Maximum tritt bei etwa der zweifachen Pulsverzögerungszeit auf. Die gute Übereinstimmung zwischen dem analytischen Modell für einen inhomogen verbreiterten Übergang und den gemessenen Ergebnissen zeigt, dass Vielteilcheneffekte nur geringfügig beitragen und dass die Entphasierungszeit unabhängig von der Photonenergie ist, trotz der durch Defekte verursachten Lokalisierung in diesem System. Nach dem Ansehen dieses Videos hoffen wir, dass Sie ein gutes Verständnis der Technik der Femtosekunden-Mischfeldspektroskopie erlangt haben.Diese Arbeit legt die Grundlage für die Anwendung dieser Technik zur Untersuchung zentraler grundlegender Eigenschaften in verdünnten magnetischen Halbleitern, wie der elektronischen Struktur und der Austauschkopplung, sowie zur Messung der Zeitskala des Kohärenzzerfalls in anderen neuartigen Materialien, die für die Elektronik der nächsten Generation von Interesse sind.

measurement-coherence-decay-gamnas-using-femtosecond-four-wave

Research

Forschung

JoVE Journal

Engineering

Ingenieurwesen

Messung des Kohärenz-Verfalls in GaMnAs mittels femtosekunden-Vierwellenmischung

Das Gradientenecho-Speicher ist ein Protokoll zum Speichern von optischen Quantenzustände des Lichtes in atomaren Ensembles. Quantum-Speicher ist ein Schlüsselelement eines Quanten Repeater, die den Bereich der Quantenschlüsselverteilung verlängern kann. Wir skizzieren die Durchführung der Regelung, wenn in einem 3-Level-Atom-Ensemble realisiert.

Gradient Echo Quantum Speicher in Warm Atomic Vapor

Das Messprotokoll und Datenanalyseverfahren zum Erhalten Quer Kohärenz einer Synchrotronstrahlungsröntgenquelle entlang von vier Richtungen gleichzeitig unter Verwendung eines einzigen 2-D schachbrettPhasenGitter gegeben. Diese einfache Technik kann für eine vollständige transversale Kohärenz Charakterisierung von Röntgenquellen und der Röntgenoptik angewendet werden.

Messung der Röntgenstrahl Coherence entlang mehreren Richtungen unter Verwendung von 2-D-Schachbrett Phase Grating

Nicht gerührt Fällungspolymerisation liefert eine schnelle, reproduzierbare Prototyping Ansatz zur Synthese von Stimuli empfindlichen Poly (N Isopropylacrylamid) Mikrogele mit enger Größenverteilung. In diesem Protokoll Synthese, Charakterisierung Lichtstreuung und Einzelpartikelfluoreszenz-Tracking dieser Mikrogele in einem Weitfeldmikroskopie Einrichtung demonstriert.

Kontrollierte Synthese und Fluoreszenz-Tracking von Hoch Uniform Poly (<em&gt; N</em&gt; Isopropylacrylamid) Mikrogele

Silicon photonischer Chips haben das Potenzial, komplexe integrierte Quantensysteme zu realisieren. Vorgestellt ist hier ein Verfahren zur Herstellung und Prüfung eines Silizium-photonischen Chips für Quantenmessungen.

Die Messung der Quantum Interference in einem Silizium-Ring-Resonator Photon Source

Dieses Protokoll beschreibt die wichtigsten Schritte für die Durchführung und Analyse von Pumpe-Sonde Experimente einen optische Femtosekunden-Laser mit einem freie-Elektronen-Laser kombiniert, um ultraschnelle photochemische Reaktionen in der Gasphase Moleküle zu studieren.

Ein experimentelles Protokoll für Femtosekunden NIR/UV - XUV Pumpe-Probe Experimente mit freie-Elektronen-Laser

Ein Protokoll ist für die praktische Erzeugung und kohärente Manipulation von hochdimensionalen Frequenz-bin verstrickt Photon Staaten mit integrierten Mikro-Hohlräumen und standard Telekommunikation Komponenten bzw. vorgestellt.

Generation und kohärente Steuerung der gepulsten Quantum Frequenzkämmen

Wir präsentieren Ihnen ein Protokoll zum Sondieren ultraschnelle Schwingungs Zusammenhänge in polyatomaren radikale kationen, die molekulare Dissoziation führen.

Messung der ultraschnellen Schwingungs Zusammenhänge in polyatomaren radikale kationen mit Strong-Feld adiabatische Ionisation

Als eines der wichtigen physikalischen Parameter in Halbleitern ist Träger Lebensdauer hierin über ein Protokoll mit der Mikrowelle Photoconductivity Zerfall Methode gemessen.

Träger Lebensdauer Messungen in Halbleitern durch die Mikrowellen-Photoconductivity-Decay-Methode

Hier präsentieren wir ein Protokoll, um sensible, räumlich aufgelöste Gas-Spektroskopie im mittleren Infrarot Region, durchführen mit degenerierten vier-Welle mischen mit Großbildschirmen Erkennung kombiniert.

Infrarot-entartete vier-Welle mischen mit Großbildschirmen Erkennung für Quantitative Gassensorik

Es werden Details zur Signalerzeugung und -optimierung, Messung, Datenerfassung und Datenverarbeitung für ein von Femtosekunden zeitaufgelöstes, von IR stimuliertes Raman-Spektrometer beschrieben. Als repräsentative Anwendung wird eine nahinfrarotstimulierte Raman-Studie über die Angereis-Zustands-Dynamik von Toluen gezeigt.

Ultraschnelle zeitaufgelöste Near-IR Stimulated Raman Messungen von funktionalen -konjugatsystemen

Erfahren Sie, wie Femtosekunden-Vierwellenmischung Kohärenzzerfallszeiten in GaMnAs misst. Diese Methode liefert Einblicke in Spin-Flip-Streuung und Austauschkopplung für spintronische Halbleitergeräte.

Messung des Kohärenzzerfalls in GaMnAs mittels Femtosekunden-Vierwellenmischung

Weitere Videos entdecken