Name: Pomiar zaniku koherencji w GaMnas za pomocą femtosekundowego mieszania czterofalowego (Wideo) | JoVE Journal
Uploaded: 2013-12-03T14:00:00.000+00:00
Duration: 15 min 58 s
Description: Poznaj technikę mieszania czterofalowego femtosekundowego do pomiaru zaniku koherencji w arsenku manganu i galu. Metoda ta umożliwia badanie właściwości półprzewodników magnetycznych.

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

Te badania są wspierane przez Kanadyjską Radę Badań Nauk Przyrodniczych i Inżynierii, Lockheed Martin Corporation oraz Narodową Fundację Nauki (Grant DMR10-05851).

1. Przegląd aparatury optycznej
<ol>
	<li>Ustaw dwa lustra i dwie przysłony, definiując ścieżkę wejściową dla konfiguracji optycznej, jak pokazano na rysunku 1. Każdego dnia te tęczówki i lustra powinny być używane do przywrócenia wyrównania ustawienia. Ponieważ laser dryfuje z dnia na dzień, codziennie wymagane jest kilka iteracji wyrównania, aby utrzymać optymalne wyrównanie.</li>
	<li>Skonstruuj kompresor impulsów zawierający dwa pryzmaty, jak pokazano na rysunku 1. Kompresor impulsów wprowadza ujemną dyspersję prędkości grupy, aby skompensować dodatnią dyspersję prędkości grupy spowodowaną przez soczewki i okna optyczne w drodze do próbki. Wielkość kompensacji dyspersji prędkości grupy jest określana przez separację między pryzmatami (zgrubna) i ilość szkła, przez którą rozchodzi się wiązka w drugim pryzmacie (drobna). Są one iteracyjnie dostosowywane w celu optymalizacji czasu trwania impulsu podczas wykrywania autokorelacji impulsów (patrz sekcja 2).</li>
	<li>Włóż rozdzielacz wiązki 50/50, aby podzielić impulsy przychodzące z lasera na dwa impulsy wzbudzenia, E1 i E2.</li>
	<li>Ustaw optyczną linię opóźniającą dla impulsu E1 za pomocą pary luster zamontowanych na stoliku do ręcznej translacji. Ten stopień służy do dokonywania zgrubnych korekt opóźnienia między impulsami E1 i E2. Uwaga: należy upewnić się, że droga optyczna do pary luster jest równoległa do osi ruchu stolika translacyjnego oraz że zwierciadła są ustawione względem siebie pod kątem 45° i nie wprowadzają odchyleń pionowych.</li>
	<li>Ustaw optyczną linię opóźniającą dla impulsu E2 za pomocą zestawu luster i peryskopu optycznego, które wysyłają wiązkę w dół na lekki retroreflektor zamontowany na stożku głośnika. Montaż głośnika w pionie minimalizuje ruch harmoniczny głośnika spowodowany ciężarem retroreflektora, a także szkodliwy ruch (drgania) retroreflektora podczas ruchu głośnika. 
Uwaga: należy upewnić się, że ścieżka wiązki do retroreflektora jest równoległa do osi ruchu głośnika (tj. pionowa). Wraz z generatorem funkcyjnym i wzmacniaczem prądu, głośnik umożliwia szybkie skanowanie opóźnienia międzyimpulsowego podczas eksperymentu. Wzmacniacz prądowy jest potrzebny do zapewnienia odpowiednio dużej amplitudy ruchu głośnika (>1 mm). Liniowa część rzutu głośnika określa całkowity dostępny zakres opóźnienia impulsu w eksperymencie.</li>
	<li>Upewnij się, że dwie wiązki optyczne są równoległe i włóż pojedynczą soczewkę (średnica 5 cm, ogniskowa 50 cm) w drogę dwóch wiązek, jak pokazano na rysunku 1. Soczewka ta służy do skupiania dwóch wiązek na próbce zawartej w kriostacie optycznym, umożliwiając utrzymanie próbki w dowolnej żądanej temperaturze w zakresie 4-300 K.</li>
	<li>Nakładanie się przestrzenne i czasowe w pozycji próbki jest optymalizowane poprzez przeprowadzenie autokorelacji przy równoważnej ostrości w ramach przygotowań do wykrycia czterofalowego sygnału mieszającego. (Wyrównanie autokorelacji opisano w sekcji 2.).</li>
	<li>W przypadku eksperymentów z rozdzielczością spektralną, zintegrowanych w czasie (SR-FWM), wyślij emisję mieszania czterech fal do monochromatora, dodając soczewkę do skupienia w szczelinie wejściowej.</li>
	<li>Umieść szybki detektor lampy fotopowielacza (PMT) za monochromatorem, aby wykryć spektralnie rozdzielczą emisję mieszania czterech fal. Uwaga: wysokie napięcie przyłożone do PMT powinno być włączane tylko wtedy, gdy PMT znajduje się w ciemności.</li>
	<li>Podłącz sygnał wyjściowy PMT do oscyloskopu.</li>
	<li>Za pomocą generatora funkcyjnego i wzmacniacza prądowego ustaw głośnik tak, aby oscylował z częstotliwością około 30 Hz, aby wprowadzić okresową zmianę opóźnienia czasowego między impulsami E1 i E2. Wykonaj pomiar sygnału SR-FWM (sygnał PMT) w funkcji opóźnienia impulsu za pomocą oscyloskopu. Kalibrację osi czasu oscyloskopu określa się za pomocą sygnału autokorelacji, zgodnie z opisem w sekcji 2.</li>
	<li>W przypadku czasowo-rozdzielczego mieszania czterofalowego (TR-FWM) należy włożyć drugi rozdzielacz wiązki 50/50, aby wytworzyć trzeci impuls laserowy (zwany impulsem bramki), jak pokazano na rysunku 1.</li>
	<li>Ustaw oddzielną optyczną linię opóźniającą dla impulsu bramki. Ta linia opóźniająca zawiera zestaw luster zamontowanych do ręcznego stopnia translacji w celu zgrubnej regulacji opóźnienia impulsu bramki oraz drugi głośnik do szybkiego skanowania opóźnienia impulsu bramki.</li>
	<li>Zdejmij soczewkę przed monochromatorem i włóż lustro, aby wybrać czterofalową wiązkę mieszającą.</li>
	<li>Włożyć soczewkę, aby skupić czterofalową emisję mieszającą, wraz z impulsem bramki, do nieliniowego kryształu przeciętego boranem beta baru (BBO) w celu dopasowania fazowego typu I dla 800 nm przy normalnym padaniu. Wykonać pomiar intensywności drugiej harmonicznej w funkcji opóźnienia impulsu bramki przy użyciu innego szybkiego PMT.</li>
	<li>Ustaw ścieżkę do pomiarów autokorelacji, umieszczając duże zwierciadło płaskie przed kriostatem. To lustro służy do przekierowywania zarówno impulsów E1, jak i E2 do drugiego ogniska. Tutaj umieść drugi kryształ BBO. Uwaga: wiązki wejściowe muszą być zablokowane podczas ruchu tego płaskiego lustra, aby uniknąć niebezpiecznych odbić.</li>
	<li>Wykonać pomiar sygnału drugiej harmonicznej wynikającego z nakładania się impulsów E1 i E2 w funkcji opóźnienia impulsu, który jest skanowany za pomocą głośnika na drodze impulsu E2. Sygnał drugiej harmonicznej jest wykrywany za pomocą szybkiej fotodiody i oscyloskopu. Podczas tego pomiaru ustawienie sprężarki impulsów jest optymalizowane, aby zapewnić minimalny możliwy czas trwania impulsu, zgodnie z bardziej szczegółowym opisem w sekcji 2.</li>
</ol>
2. Pomiar i optymalizacja pulsu
<ol>
	<li> Włóż duże zwierciadło płaskie, aby przekierować ogniskową dwóch wiązek wzbudzenia z próbki do ogniska wtórnego, jak pokazano na rysunku 1.</li>
	<li>Umieść kryształ BBO w punkcie centralnym. Służy on do generowania drugiej harmonicznej z połączenia dwóch impulsów wejściowych E1 i E2. Uchwyt kryształu musi umożliwiać regulację wzdłuż wszystkich trzech osi przestrzennych, a także obrót.</li>
	<li>Umieść krótkoprzepustowy filtr optyczny za kryształem, który odrzuca światło o długości 800 nm i przepuszcza światło o długości 400 nm.</li>
	<li>Dwie fioletowe wiązki powinny być widoczne na białej karcie umieszczonej za filtrem. Wiązki te odpowiadają drugiej harmonicznej z każdego impulsu E1 i E2 z osobna. Ustaw kąt obrotu kryształu tak, aby znajdował się mniej więcej w połowie odległości między kątami, dając maksymalną jasność każdego z dwóch zewnętrznych punktów. Będzie to przybliżony kąt, który optymalizuje wiązkę autokorelacji o zerowym tle od drugiej harmonicznej z połączenia dwóch impulsów wejściowych E1 i E2.</li>
	<li>Dostosuj długość ścieżki impulsu E1, aż pojawi się centralna druga harmoniczna. Ten punkt jest autokorelacją zerowego tła wynikającą z połączenia E1 i E2.</li>
	<li>Włóż szybką fotodiodę krzemową w ścieżkę centralnej drugiej harmonicznej.</li>
	<li>Okresowo zmieniaj długość ścieżki impulsu E2 za pomocą generatora funkcyjnego i amplifier do sterowania ruchem głośnika na ścieżce E2, jak opisano w rozdziale 1.</li>
	<li>Podłącz fotodiodę do oscyloskopu i zapisz obserwowaną autokorelację. Aby prawidłowo wyświetlić autokorelację, należy wyzwolić oscyloskop impulsem TTL z generatora funkcyjnego. Impuls wyzwalający TTL może wymagać opóźnienia za pomocą cyfrowego generatora opóźnienia, aby umożliwić obserwację autokorelacji przy dogodnym ustawieniu osi czasu na oscyloskopie.</li>
	<li>Dostosuj długość ścieżki impulsu E1 za pomocą stopnia ręcznej translacji i zwróć uwagę, jak ta regulacja przesuwa czasowe położenie piku sygnału drugiej harmonicznej na oscyloskopie. Zarejestrowane pozycje mikrometru dla dwóch kolejnych pozycji pikowych mogą być wykorzystane do konwersji osi czasu oscyloskopu na opóźnienie impulsu (w femtosekundach).</li>
	<li> Dostosuj położenie dwóch pryzmatów w kompresorze impulsów podczas przeglądania sygnału autokorelacji na oscyloskopie, aby upewnić się, że pik autokorelacji jest tak wąski, jak to możliwe. Minimalny czas trwania impulsu osiągnięty w tych eksperymentach wynosił około 20 fsek.</li>
</ol>
3. Przygotowanie próbki
<ol>
	<li>W naszych eksperymentach z mieszaniem czterofalowym próbka składała się z podłoża GaAs o długości 500 μm, warstwy stopowej AlGaAs o długości fali 175 nm i cienkiej warstwy GaMnA o długości fali 750 nm. Próbka ta została wyhodowana za pomocą epitaksji wiązki molekularnej na Uniwersytecie Notre Dame.</li>
	<li>Te czterofalowe eksperymenty z mieszaniem są przeprowadzane w geometrii transmisyjnej, w wyniku czego podłoże musi zostać usunięte. Umieść mały koralik kleju optycznego na szafirowym okienku. Szafir stanowi doskonałe podłoże do eksperymentów w niskiej temperaturze ze względu na dobrą przezroczystość i dużą przewodność cieplną. Umieść próbkę cienką folią GaMnAs skierowaną w dół na kleju optycznym i równomiernie dociśnij, aby usunąć nadmiar kleju spod powierzchni próbki.</li>
	<li>Utwardź klej optyczny, wystawiając próbkę na działanie lampy ultrafioletowej przez około 6 godzin. Promieniowanie lampy musi naświetlić próbkę od strony szafiru, aby utwardzić klej.</li>
	<li>Stosowanie mechanicznego systemu polerowania/szlifowania (np. Buehler Beta Grinder-Polisher), usunąć 300-400 μm z podłoża. Ten etap znacznie skraca czas potrzebny na trawienie chemiczne.</li>
	<li>Usunąć pozostały substrat, zanurzając próbkę w roztworze kwasu cytrynowego (5 części 6,28 M) i nadtlenku wodoru (1 część, 30% roztwór). Po osiągnięciu warstwy wytrawiania zatrzymującej, próbka przejdzie od matowej szarości do lustrzanego wykończenia, co wskazuje, że można ją usunąć z roztworu. Średnia szybkość wytrawiania dla GaAs wynosi 20 μm/h, a dla AlGaAs wynosi 160 nm/h dla tego roztworu.</li>
	<li>Usunąć próbkę z roztworu kwasu i spłukać w wodzie dejonizowanej, następnie aceton o jakości spektroskopowej, a następnie metanol.</li>
	<li>Zamontuj próbkę w kriostacie optycznym w ognisku wiązek E1 i E2. Opróżnij i schłodzić kriostat do żądanej temperatury.</li>
</ol>
4. Pomiar czterofalowego sygnału mieszania
<ol>
	<li>Po zoptymalizowaniu sygnału autokorelacji, próbce po zamontowaniu w kriostacie i schłodzeniu kriostatu należy zdjąć duże płaskie lustro służące do przekierowania ogniskowania lasera.</li>
	<li>Aby przeprowadzić eksperymenty SR-FWM, należy skupić wiązkę sygnału mieszania czterech fal w monochromatorze. Aby zlokalizować czterofalową wiązkę sygnału mieszającego, najpierw zlokalizuj transmitowane punkty E1 i E2 na narzędziu do wyrównywania (z wektorami falowymi k1 i k2) i wykorzystaj ich położenie do określenia oczekiwanego położenia wiązki sygnału mieszania czterech fal (2k2 - k1).</li>
	<li>Umieść szybki PMT na wyjściu monochromatora i podłącz go do oscyloskopu. Uwaga: polaryzacja wysokiego napięcia na lampie fotopowielacza może być włączona tylko wtedy, gdy detektor jest w ciemności.</li>
	<li>Przy włączonym generatorze funkcyjnym i wzmacniaczu, co prowadzi do okresowego ruchu głośnika na ścieżce impulsu E2, użyj oprogramowania do akwizycji danych, aby zarejestrować ślad oscyloskopu dla każdego żądanego ustawienia długości fali monochromatora. Ślad ten składa się z czterofalowego sygnału mieszania w funkcji opóźnienia między impulsami E1 i E2. Ślad jest uśredniany z kilku skanów, z których liczba jest wybierana za pomocą oscyloskopu cyfrowego. 
	Uwaga: Zakres dynamiki w tym przypadku jest ograniczony przez przetwornik analogowo-cyfrowy w oscyloskopie. Jeśli pożądana jest szczegółowa struktura w ogonie sygnału, można albo zwiększyć czułość skali napięcia, albo uzyskać czterofalowy sygnał mieszający za pomocą szybkiej płytki akwizycji danych zamiast oscyloskopu</li>
	<li>Aby wykonać pomiary TR-FWM, wyjmij soczewkę skupiającą wiązkę w monochromatorze i włóż lustro, aby odebrać czterofalową wiązkę sygnału mieszającego.</li>
	<li>Skoncentruj czterofalową wiązkę mieszającą i impuls bramki w krysztale BBO, a następnie filtr optyczny, który przepuszcza tylko wiązkę o łącznej częstotliwości.</li>
	<li>Wykonaj pomiar korelacji krzyżowej sygnału i impulsu bramki za pomocą PMT. Zmień opóźnienie impulsu bramki, podłączając generator funkcyjny i wzmacniacz do głośnika na ścieżce impulsu bramki.</li>
	<li>Zarejestruj sygnał TR-FWM za pomocą oprogramowania do akwizycji danych do rejestracji śladu oscyloskopu dla stałych wartości opóźnienia między impulsami E1 i E2, które można ustawić za pomocą ręcznego etapu translacji w ścieżce wiązki dla impulsu E1.</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>

Autorzy nie mają nic do ujawnienia.

Technika mieszania czterofalowego może być stosowana do pomiaru skali czasowej zaniku koherencji na przejściach optycznych w szerokim zakresie układów materialnych. Dla różnych zastosowań w zaawansowanej elektronice i optoelektronice ten skracający się czas ma kluczowe znaczenie. Na przykład w zastosowaniach obliczeń kwantowych (dla których przejścia ekscytonowe w półprzewodnikach stanowią podstawowy bit kwantowy w kilku propozycjach36-38), czas defazacji wyznacza okno czasowe, w którym muszą być przeprowadzane operacje kwantowe i korekcja błędów. Skala czasowa rozpadu koherencji jest podyktowana najszybszymi procesami rozpraszania elektronów i w materiale, a więc pomiary czasu defazacji dostarczają również wglądu w naturę i siłę powiązanych oddziaływań odpowiedzialnych za te procesy szybkiego rozpraszania. Rodzaj oddziaływań będzie w dużym stopniu zależał od układu półprzewodnikowego i będzie regulować zarówno transport, jak i zanik koherencji w dowolnym zastosowaniu urządzenia wykorzystującym ten materiał. Metoda mieszania czterofalowego stanowi zatem ważne narzędzie do charakteryzowania materiałów będących przedmiotem zainteresowania dla urządzeń elektronicznych i optoelektronicznych nowej generacji. W takich badaniach najważniejszym ograniczeniem jest rozdzielczość czasowa. Rozdzielczość ta jest podyktowana czasem trwania impulsu optycznego, który musi być krótszy niż czas zanikania w badanym materiale. Opisana tutaj specyficzna konfiguracja eksperymentalna jest idealnie stosowana do badania procesów szybkiego rozpadu (< kilka pikosekund). Do pomiaru wolniejszej dynamiki czasowej powszechnie stosuje się metody wykrywania blokady i stopień opóźnienia powolnego skanowania z większym zakresem ruchu.
W tym miejscu wyjaśniamy użyteczność tej techniki do badania rozcieńczonych półprzewodników magnetycznych III-V, w których silne sprzężenie wymiany-Mn prowadzi do ferromagnetyzmu za pośrednictwem nośnika. Rozpraszanie spin-flip między a jonami Mn jest również spowodowane oddziaływaniem wymiany-Mn. Wykazaliśmy, że techniki mieszania czterofalowego mogą być wykorzystane do uzyskania bezpośredniego pomiaru skali czasowej tego procesu, dostarczając wglądu w sprzężenie wymiany w tej ważnej klasie materiałów. Wykazaliśmy również, że nieliniowość techniki mieszania czterofalowego zapewnia bardzo czułą sondę stanów brzegowych pasma w tych materiałach, dostarczając wyraźnych sygnatur procesu hybrydyzacji (s,p)-d, który jest źródłem silnego sprzężenia wymiany w tym układzie. Zwiększona czułość mieszania czterofalowego w stosunku do liniowych technik optycznych (np. absorpcja, elipsometria, magnetyczny dichroizm kołowy) do tych stanów brzegowych pasma wynika z nieliniowości tej techniki, która tłumi wpływ defektów na odpowiedź optyczną.
Prace te stanowią podstawę do zastosowań tej techniki w celu zbadania kluczowych właściwości fizycznych, takich jak struktura elektronowa i sprzężenie wymiany, w szerokim zakresie rozcieńczonych półprzewodników magnetycznych III-V. Pozwoli to na zaprojektowanie tych materiałów do zastosowań w spintronice półprzewodników, w tym w całym szeregu magnetoczułych urządzeń elektronicznych i optoelektronicznych.

III-V rozcieńczone półprzewodniki magnetyczne wykazują ferromagnetyczne sprzężenie, w którym pośredniczą nośniki (), co pozwala na zewnętrzną manipulację charakterystykami magnetycznymi za pomocą elektrycznej i optycznej kontroli populacji nośników. Ta cecha sprawia, że materiały te są atrakcyjne dla całej gamy magnetoczułych urządzeń elektronicznych i optoelektronicznych1-15, w tym możliwej integracji logiki i pamięci. 11-15 Realizacja takich zastosowań wymaga dobrego zrozumienia podstawowych właściwości tych materiałów; jednak duże zagęszczenie defektów związanych z ich wzrostem w niskich temperaturach (niezbędne do substytucyjnego włączania domieszek magnetycznych, takich jak Mn) poważnie komplikuje teoretyczne traktowanie sprzężenia wymiennego i porządku ferromagnetycznego16-18. Defekty te utrudniają również interpretację transportu i liniowych eksperymentów optycznych na tych materiałach19-24.
Użyteczność nieliniowej techniki optycznej czterofalowej spektroskopii mieszania dla uzyskania nowego wglądu w te materiały została niedawno ujawniona w eksperymentach na GaMnAs25,26, reprezentującym prototyp rozcieńczonego półprzewodnika magnetycznego III-V. Wykazano, że nieliniowość techniki zapewnia znacznie większą wrażliwość na drobne struktury w gęstości połączeń optycznych stanów, wskazując na silne wzmocnienie międzypasmowej odpowiedzi optycznej wraz z włączeniem Mn25. Ta obserwacja jest sygnaturą hybrydyzacji (s,p)-d, która została niedawno przewidziana w obliczeniach ściśle wiążących18.Ten nowy wgląd został dostarczony przez niski optyczny moment dipolowy związany z przejściami obejmującymi stany defektów środkowej przerwy, które maskują te efekty hybrydyzacji w liniowych eksperymentach optycznych27. Wysoka rozdzielczość czasowa techniki mieszania czterofalowego została również wykorzystana do uzyskania pierwszego bezpośredniego pomiaru skali czasowej rozpraszania odwrócenia spinu-Mn w tym układzie26,dostarczając nowych informacji na temat sprzężenia wymiany. Eksperymenty te wykazały również, że odpowiedzią optyczną tego materiału jest echo fotonowe, co wskazuje, że czas desygnacji jest niezależny od energii nośnika, pomimo lokalizacji wywołanej defektem.
Tutaj prezentujemy szczegółowy opis techniki mieszania czterofalowego użytej w odnośnikach25,26, ilustrując, jak może być ona wykorzystana do pomiaru czasu defazacji (T2), nieliniowej (trzeciego rzędu) odpowiedzi spektralnej oraz natury poszerzenia (jednorodnego lub niejednorodnego) w interesującym materiale. Przedstawiono konfiguracje eksperymentalne o rozdzielczości spektralnej i czasowej, wraz z wyjaśnieniem autokorelacji z zerowym tłem technika stosowana w połączeniu z kompresorem pryzmatycznym w celu zminimalizowania czasu trwania impulsu w pozycji próbki. Ten czas trwania impulsu określa ogólną rozdzielczość czasową techniki i musi być niższy niż 30 fsek, aby rozwiązać rozpraszanie spin-flip w GaMnAs. Podkreślono również proces trawienia stosowany do przygotowania próbek GaMnAs do eksperymentów w geometrii transmisji. Praca ta opiera się na ustalonej użyteczności technik mieszania czterofalowego do badania rozpraszania procesy i efekty wielociałowe w tradycyjnych półprzewodnikach28-32 poprzez rozszerzenie go na badanie fundamentalnych oddziaływań i struktury elektronowej w rozcieńczonych półprzewodnikach magnetycznych. Nasze wyniki będą miały implikacje dla długoterminowej inżynierii tych nowatorskich materiałów magnetycznych.

<table><tbody><tr><td>Ti: Szafirowy oscylator</td><td>Koherentny</td><td>ziarno Mira</td><td>Część pełnego systemu laserowego</td></tr><tr><td>Etap tłumaczenia ręcznego</td><td>Newport</td><td>462</td><td>Ilość: 2</td></tr><tr><td>elementy optyczne / optomechaniczne</td><td>Thorlabs, inne</td><td>różne</td><td></td></tr> Zasilacz <tr><td>regulowany prądem stałym Tenma</td><td>72-6628</td><td></td><td></td></tr><tr><td>Generator funkcyjny</td><td>GW Instek</td><td>GFG-8216A</td><td></td></tr><tr><td>Cyfrowy generator opóźnienia</td><td>Stanford Research Systems</td><td>DG645</td><td></td></tr><tr><td>Wzmacniacz głośnikowy</td><td>Sony</td><td>XM-222W</td><td></td></tr><tr><td>Fotodetektor krzemowy</td><td>Thorlabs</td><td>PDA36A</td><td></td></tr><tr><td>Fotopowielacz Lampa</td><td>Hamamatsu</td><td></td><td></td></tr><tr><td>Oscyloskop cyfrowy</td><td>Tektronix</td><td>TDS2024B</td><td></td></tr><tr><td>Kriostat optyczny</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>Szafirowe okno</td><td>Ogólny rubin i szafir</td><td></td><td></td></tr><tr><td>Kwas cytrynowy</td><td>Sigma-Aldrich</td><td>C1909</td><td></td></tr><tr><td>Klej optyczny</td><td>Norland</td><td>Thorlabs NOA61</td><td></td></tr><tr><td>Roztwór nadtlenku wodoru</td><td>Sigma-Aldrich</td><td>H3410</td><td></td></tr><tr>Woda <td></td><td></td><td>dejonizowana</td><td>Woda z systemu wodnego typu I</td></tr></tbody></table>

pomiar zaniku koherencji w gamnas za pomocą femtosekundowego mieszania czterofalowego

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

Opisano zastosowanie femtosekundowego mieszania czterech fal do badania podstawowych właściwości rozcieńczonych półprzewodników magnetycznych (hybrydyzacja ((s,p)-d, rozpraszanie spin-flip), wykorzystując eksperymenty na GaMnAs jako prototyp systemu III-Mn-V. Opisano eksperymentalne konfiguracje spektralnie i czasowo-rozdzielcze, w tym wykorzystanie technik autokorelacji zerowego tła do optymalizacji impulsów. Proces trawienia używany do przygotowania próbek GaMnAs Podkreślono również eksperymenty z mieszaniem czterofalowym. Wysoka rozdzielczość czasowa tej techniki, zapewniona dzięki zastosowaniu krótkich (20 fsec) impulsów optycznych, pozwala na badanie procesu szybkiego rozpraszania spin-flip w tym systemie bezpośrednio w dziedzinie czasu, dostarczając nowego wglądu w silne sprzężenie wymiany odpowiedzialne za ferromagnetyzm za pośrednictwem nośnika. Pokazujemy również, że rozdzielczość spektralna czterofalowego sygnału mieszającego pozwala na wyodrębnienie wyraźnych sygnatur (s, hybrydyzacja p)-d w tym układzie, w przeciwieństwie do technik spektroskopii liniowej. Ta zwiększona czułość wynika z nieliniowości techniki, która tłumi wpływ wad na odpowiedź optyczną. Metoda ta może być wykorzystana do pomiaru skali czasowej rozpadu koherencji (związanego z najszybszymi procesami rozpraszania) w szerokiej gamie układów półprzewodnikowych będących przedmiotem zainteresowania elektroniki i optoelektroniki nowej generacji.

Typowe wyniki eksperymentu SR-FWM dla GaxMn1-xAs (x = 0.005 %) przedstawiono na Rysunku 2(b), wraz z wynikami dla próbki referencyjnej GaAs wyhodowanej w tych samych warunkach niskiej temperatury (Rysunek 2(a)). O powodzeniu eksperymentów świadczy wysoki stosunek sygnału do szumu, który pozwala na wyraźną ocenę zmian amplitudy sygnału (oznaczonej skalą kolorystyczną) w zależności od opóźnienia czasowego oraz energii fotonów. Wysoki stosunek sygnału do szumu uzyskuje się poprzez staranną optymalizację położenia próbki w celu zlokalizowania na niej czystego obszaru z minimalnym rozproszeniem światła z impulsów wzbudzenia. Pomyślny przebieg eksperymentu wymaga również, aby grubość próbki była porównywalna z głębokością absorpcji dla energii fotonów impulsów wzbudzenia. Maksymalizuje to sygnał optyczny z próbki, nie wprowadzając efektów propagacji, które skomplikowałyby analizę. Dla wyników przedstawionych na Rysunku 2 gęstość optyczna wynosiła 0.2. Poszerzenie sygnału SR-FWM w kierunku wysokich energii w GaMnAs w stosunku do GaAs przypisuje się wpływowi hybrydyzacji (s,p)-d substytucyjnego Mn w krysztale GaAs na gęstość stanów pasma walencyjnego25.
Przekrój dwuwymiarowych danych SR-FWM z rysunku 2(b) przedstawiono na rysunku 3(a) dla stałej energii fotonu 1,533 eV, co ilustruje zależność sygnału od opóźnienia między impulsami wzbudzenia. Ten zależny od opóźnienia sygnał można dopasować za pomocą modelu analitycznego33 splotowanego z ograniczonym profilem impulsu laserowego (zmierzonym za pomocą technik autokorelacji z zerowym tłem), co pozwala na wyznaczenie czasu defazowania par elektron-dziura (T2 = 65 fsec dla przedstawionych danych). Dopasowania te są zaznaczone liniami ciągłymi na rysunku 3. Jeśli efekty wielociałowe odgrywają istotną rolę w badanym materiale, może być wymagana bardziej złożona analiza34,35. Ma to miejsce w przypadku danych SR-FWM dla GaAs otrzymywanego w niskiej temperaturze na rysunku 2(a) przy ekscytonie (1,515 eV), gdzie sygnał jest pośredniczony przez rozpraszanie ekscytonów na przejściach wolnych nośników34. W przypadku GaMnAs dla energii powyżej przerwy energetycznej GaAs, prostszy model dwupoziomowy zapewnia dobrą zgodność, co wskazuje na brak dowodów na występowanie efektów wielociałowych. Efekty te są znacznie silniejsze w tradycyjnym GaAs otrzymywanym w podwyższonych temperaturach25,26,35.
Wyniki eksperymentów TR-FWM przeprowadzonych na tej samej próbce GaMnAs przedstawiono na rycinie 3(b). Dla tych danych opóźnienie między dwoma impulsami wzbudzenia wynosi 54 fsec, a oś pozioma przedstawia obwiednię sygnału w funkcji czasu przybycia impulsu bramkującego względem impulsu sygnału mieszania czterofalowego w krysztale BBO. Położenie maksimum sygnału w eksperymentach TR-FWM umożliwia rozróżnienie między przejściami optycznymi poszerzonymi homogenicznie a przejściami poszerzonymi niehomogenicznie, co przedstawiono schematycznie na rycinie 4. W tym drugim przypadku jednoczesne wzbudzenie przejść optycznych z zakresem energii rezonansowych prowadzi do ponownej synchronizacji polaryzacji dla wszystkich energii w czasie t ≈ 2tD, gdzie t jest czasem przybycia impulsu bramkującego względem impulsu mieszania czterofalowego, a tD to opóźnienie między impulsami E1 i E2. Tutaj t = 0 to czas przybycia impulsu E1. Na rycinie 3(b) tD = 54 fsec, a sygnał TR-FWM osiąga maksimum przy t ≈ 100 fsec, co wskazuje na odpowiedź typu echo fotonowe dla międzypasmowych przejść optycznych w tym układzie. Sygnał TR-FWM dla zakresu wartości opóźnienia międzyimpulsowego tD przedstawiono na rycinie 5, co wskazuje na przesunięcie sygnału w stronę większych wartości t wraz ze wzrostem tD. Doskonała jednoczesna zgodność modelu analitycznego z wynikami zarówno SR-FWM (rycina 3(a)), jak i TR-FWM (rycina 3(b)) wskazuje, że efekty wielociałowe nie wnoszą znaczącego wkładu, a szybkość defazowania jest niezależna od energii przejścia par elektron-dziura, pomimo lokalizacji indukowanej defektami w tym układzie. Z porównania z danymi dla GaAs hodowanego w niskiej temperaturze oraz GaAs hodowanego w wysokiej temperaturze zidentyfikowano, że dominującym procesem defazowania jest rozpraszanie z odwróceniem spinu dziura-Mn26, co dostarcza nowej wiedzy na temat oddziaływania wymiany odpowiedzialnego za porządek ferromagnetyczny w tym układzie.
<img alt="Schemat układu spektroskopii ultraszybkiej z drogą wiązki lasera, kriostatem, kompresorem impulsów i 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="Rycina 1"> 
Rycina 1. Schematyczna budowa aparatury do czterofalowego mieszania.
<img alt="Widma absorpcji przejściowej, wykres czas-energia; schemat przedstawiający zmiany widmowe w funkcji opóźnienia czasowego." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig2highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig2.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rycina 2"> 
Rycina 2. Wyniki SR-FWM z pomiarów na GaAs hodowanym w niskiej temperaturze (lewo) oraz Ga1-xMnxAs dla x = 0,005 % (prawo). Oś pionowa przedstawia energię fotonów, przy której wykrywany jest sygnał, wybrany za pomocą monochromatora, a oś pozioma przedstawia opóźnienie między impulsami E1 i E2. Wszystkie przedstawione dane zostały zebrane przy temperaturze próbek wynoszącej 10 K. Adaptacja za zgodą z referencji25.
<img alt="Wykresy spektroskopii absorpcji przejściowej; opóźnienie względem czasu; energia fotonu 1.533 eV; dopasowanie sygnału." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig3highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig3.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rycina 3"> 
Rycina 3. (a) Wyniki SR-FWM w zależności od opóźnienia między impulsami w Ga1-xMnxAs dla x = 0.005% przy energii fotonu 1.533 eV; (b) wyniki TR-FWM w tej samej próbce w zależności od czasu przybycia impulsu bramkującego względem impulsu mieszania czterofalowego w krysztale BBO wykorzystywanym do generowania sumy częstotliwości, wskazujące obwiednię czasową impulsu mieszania czterofalowego. Dla tych danych opóźnienie między impulsami E1 i E2 jest ustalone na 54 fsec. Linie ciągłe przedstawiają dopasowania z wykorzystaniem modelu analitycznego opisanego w referencji33. Wszystkie przedstawione dane zostały zebrane dla próbki w temperaturze 10 K. Część (b) opracowano za zgodą autorów referencji26.
<img alt="Rozszerzenie homogeniczne a niehomogeniczne; schemat wzbudzenia optycznego; koncepcja analizy widmowej." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig4highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig4.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rycina 4"> 
Rycina 4. Schematyczne przedstawienie dwupoziomowego układu o rozszerzeniu homogenicznym (lewo) i niehomogenicznym (prawo).
<img alt="Wykres spektroskopii absorpcji przejściowej przedstawiający dane czasu opóźnienia dla analizy wzbudzenia optycznego." fo:content-width="5in" fo:src="/files/ftp_upload/51094/51094fig5highres.jpg" src="/files/ftp_upload/51094/51094fig5.jpg" data-altupdatedat="1787630408000" data-alt="Rycina 5"> 
Rycina 5. Wyniki TR-FWM dla Ga1-xMnxAs dla x = 0,005% w funkcji czasu przybycia impulsu bramkującego względem impulsu mieszania czterofalowego w krysztale BB0 wykorzystywanym do generowania sumy częstotliwości. Sygnał przedstawiono dla różnych wartości opóźnienia między impulsami E1 i E2, zaznaczonych na osi pionowej.

Opisano technikę femtosekundowego mieszania czterofalowego, w tym konfiguracje spektralnie rozdzielcze i czasowo-rozdzielcze. Ilustrujemy przydatność tej techniki do badania kluczowych właściwości fizycznych rozcieńczonych półprzewodników magnetycznych III-V, zapewnionych przez jej nieliniowość i wysoką rozdzielczość czasową.

Pomiar zaniku koherencji w GaMnas za pomocą femtosekundowego mieszania czterofalowego

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

Celem niniejszego eksperymentu jest pomiar czasu defazowania w arsenku galu i manganu z wysoką rozdzielczością czasową przy użyciu techniki pełnego mieszania fal. Osiąga się to poprzez skierowanie na próbkę dwóch impulsów optycznych o wektorach falowych K1 i K2. Impulsy te wspólnie wzbudzają przejścia optyczne rezonujące z impulsem laserowym, co prowadzi do wzbudzenia koherentnej gęstości polaryzacji elektronowej.Ta polaryzacja emituje światło w kierunku 2K minus K jeden. Jest to sygnał czterofalowego mieszania. Rozdzielczość czasowa tej techniki jest określana przez czas trwania impulsu optycznego.Czas trwania jest minimalizowany poprzez pomiar szerokości autokorelacji impulsu podczas regulacji kompresora impulsów. Autokorelację wykrywa się poprzez pomiar natężenia drugiej harmonicznej generowanej przez impulsy para w funkcji opóźnienia międzyimpulsowego. Próbki do tych eksperymentów zostały wyhodowane metodą epitaksji wiązki molekularnej przez EK Ena i jego współpracowników z University of Notre Dame.Przygotowuje się je do eksperymentów poprzez przyklejenie powierzchni do okna szafirowego i usunięcie podłoża z próbką w ognisku lasera; pomiar przeprowadza się dla natężenia światła emitowanego w procesie mieszania czterofalowego jako funkcji długości fali przy użyciu monochromatora w celu uzyskania rozdzielczości widmowej, a także opóźnienia międzyimpulsowego. Obwiednia czasowa sygnału mieszania czterofalowego jest również mierzona przy użyciu trzeciego impulsu laserowego poprzez wykonanie korelacji wzajemnej tego impulsu, zwanego bramką, z sygnałem mieszania czterofalowego z wykorzystaniem generacji sumy częstotliwości. Ostatecznie uzyskuje się pomiar czasu defazowania, nazywanego również T2 lub czasem zaniku koherencji dla par elektron-dziura.Wzbudzenie rezonansowych przejść międzypasmowych w próbce półprzewnika. Wyniki te można wykorzystać do rozróżnienia między izolowanym układem dwupoziomowym a zbiorem gęsto rozmieszczonych przejść. To drugie prowadzi do tak zwanego echa fotonowego oraz odpowiedzi w czasowo rozdzielonej czterofalowej mieszalności.Dzięki tej technice możemy w rozdzielczości czasowej badać najszybsze procesy rozpraszania elektronów i dziur w układzie półprzewodnikowym. Badane procesy rozpraszania determinują zarówno transport, jak i zanik koherencji, zatem technika ta stanowi przydatne narzędzie do badania materiałów półprzewodnikowych istotnych dla nowoczesnych urządzeń optycznych i elektronicznych. Wykazaliśmy tutaj, że zanik koherencji w arsenku galu i manganu zachodzi poprzez rozpraszanie z odwróceniem spinu między dziurami a jonami manganu, co pozwoliło nam uzyskać bezpośredni pomiar skali czasowej tego istotnego procesu.Pozwala to na nowe spojrzenie na sprzężenie wymienne odpowiedzialne za uporządkowanie magnetyczne FARO. W tym układzie arsenek manganu galu oraz inne materiały z rodziny półprzewodników magnetycznych rozcieńczonych typu III-V mogą ostatecznie umożliwić integrację funkcji logicznych i pamięciowych w sprzęcie komputerowym. Stanowi to część szerszego obszaru badawczego spintroniki półprzewodnikowej, zatem nasze wyniki mają znaczenie dla długofalowego projektowania tych materiałów, ilustrując moc i elastyczność technik czterofalowego mieszania w celu zrozumienia ich fundamentalnych właściwości. Układ optyczny dla czterofalowego mieszania z rozdzielczością czasową i widmową składa się z zestawu luster i przysłon, które są wykorzystywane codziennie do przywracania podstawowego ustawienia wiązek optycznych w układzie.Następnie zastosowano kompresor impulsów, który wprowadza ujemną dyspersję prędkości grupowej w celu skompensowania dodatniej dyspersji prędkości grupowej wywołanej przez soczewki i okna optyczne na drodze do próbki. Po kompresorze znajduje się dzielnik wiązki, który służy do rozdzielenia nadchodzących impulsów laserowych na dwa impulsy wzbudzenia, E one i E two. Ścieżka dla E one zawiera parę luster zamontowanych na manualnym stole translacyjnym, który służy do wstępnej regulacji opóźnienia między impulsami E one i E two. Ścieżka impulsu E two prowadzi w dół do lekkiego retroreflektora zamontowanego na stożku głośnika.Wraz z generatorem funkcji i wzmacniaczem prądowym, głośnik umożliwia szybkie skanowanie opóźnienia między impulsami. W trakcie eksperymentu obie wiązki są następnie skupiane za pomocą jednej soczewki na próbce, która znajduje się w kriostacie optycznym. Pozwala to na utrzymanie próbki w dowolnej pożądanej temperaturze w zakresie od czterech kelvinów do 300 kelvinów.W przypadku eksperymentów z całkowitą integracją czasu i rozdzielczością spektralną, emisja z mieszania czterofalowego przechodzi przez soczewkę na monochromator i jest wykrywana za pomocą szybkich fotopowielacza. Sygnał z fotopowielacza jest mierzony w funkcji opóźnienia między impulsami podczas skanowania pozycji głośnika. Do mieszania czterofalowego z rozdzielczością czasową wykorzystuje się oscyloskop.Trzeci impuls laserowy jest wydzielany za pomocą kolejnego dzielnika wiązki i przesyłany przez oddzielną optyczną linię opóźniającą, w której znajduje się inny głośnik. Impuls ten jest mieszany z sygnałem czterofalowego mieszania w nieliniowym krysztale boranu beta-bariu (BBO), a powstałe światło o sumarycznej częstotliwości jest wykrywane przez inny fotopowielacz. Czas trwania impulsów wzbudzenia jest mierzony i optymalizowany poprzez przekierowanie obu impulsów wzbudzenia E1 i E2 do drugiego ogniska w tym miejscu.Kolejny kryształ BBO jest umieszczony tak, aby pomiar sygnału drugiej harmonicznej, wynikającego z nakładania się impulsów E one i E two, był prowadzony w funkcji opóźnienia międzyimpulsowego. Czas trwania impulsu mierzy się, wprowadzając najpierw duże lustro płaskie, aby przekierować punkt ogniskowania obu wiązek wzbudzenia z próbki do ogniska pomocniczego.W punkcie ogniskowym umieszcza się kryształ nieliniowy, docięty dla dopasowania fazowego typu pierwszego dla 800 nanometrów przy padaniu prostopadłym. Uchwyt kryształu umożliwia regulację wzdłuż wszystkich trzech osi przestrzennych oraz obrót. Po krysztale nieliniowym umieszcza się filtr optyczny, który blokuje L800 nanometrów i przepuszcza 400 nanometrów. Światło drugiej harmonicznej z impulsów wzbudzających jest emitowane za kryształem nieliniowym.Kąt kryształu, który optymalizuje drugą harmoniczną dla kombinacji obu impulsów wzbudzenia razem, jest kątem padania prostopadłego lub znajduje się w połowie odległości między kątami zapewniającymi maksymalną jasność każdego z dwóch zewnętrznych punktów. Długość drogi impulsu E1 jest regulowana aż do momentu pojawienia się centralnego punktu drugiej harmonicznej na białej karcie. Ten centralny punkt stanowi autokorelację.Szybka fotodioda służąca do detekcji autokorelacji zostaje ustawiona w osi wiązki centralnej. Włączany jest generator funkcji oraz wzmacniacz sterujący ruchem głośnika, co powoduje okresowe zmiany długości drogi impulsu. E dwa.Uzyskany sygnał autokorelacji można obserwować, podłączając fotodiodę do oscyloskopu. Oś czasu oscyloskopu można przeliczyć na opóźnienie impulsu w femtosekundach, korelując długość drogi impulsu E1 regulowaną za pomocą manualnej przesuwki z czasową pozycją piku sygnału drugiej harmonicznej na oscyloskopie. Czas trwania impulsu minimalizuje się poprzez regulację pryzmatów w kompresorze impulsów podczas obserwacji sygnału autokorelacji na oscyloskopie, dążąc do uzyskania jak najwęższego piku.Osiągnięta minimalna szerokość impulsu wynosi w przybliżeniu 20 femtosekund. Nasze próbki składają się z 500 mikronowej podłoża z arsenku galu, warstwy arsenku glinu i galu o grubości 175 nanometrów oraz cienkiej warstwy arsenku manganu i galu o grubości 750 nanometrów. W przypadku eksperymentów w geometrii transmisji podłoże musi zostać usunięte.Najpierw próbkę umieszcza się stroną badawczą do dołu na małej kropelce kleju optycznego na oknie szafirowym. Próbkę dociska się równomiernie, aby usunąć nadmiar kleju spod jej powierzchni. W celu utwardzenia kleju optycznego próbkę umieszcza się pod lampą ultrafioletową na około sześć godzin. Następnie poprzez szlifowanie usuwa się od 300 do 400 mikrometrów podłoża.Pozostały podkład usuwa się poprzez zanurzenie w roztworze kwasu cytrynowego i nadtlenku wodoru. Po dotarciu do warstwy stop-etch wygląd próbki zmieni się z matowej szarości na lustrzaną, co oznacza, że można ją wyjąć z roztworu. Po wypłukaniu w wodzie dejonizowanej próbka jest gotowa do zamontowania w kriostacie w celu przeprowadzenia eksperymentów z mieszaniem czterofalowym.Po zoptymalizowaniu sygnału autokorelacji i umieszczeniu próbki w kriostacie, należy usunąć duże płaskie lustro używane do pomiaru impulsów. W przypadku eksperymentów mieszania czterofalowego z rozdzielczością spektralną, ale z całkowaniem w czasie, wiązka sygnałowa jest skupiana w monochromatorze. Narzędzie do wyrównania pomaga zlokalizować przestrzennie sygnał mieszania czterofalowego poprzez wyrównanie plamek wiązki odpowiadających impulsom E one i E two.Na krzyżu, za monochromatorem, umieszcza się fotopowielacz (PMT), który jest podłączony do oscyloskopu. Należy pamiętać, że wysokiego napięcia polaryzacji PMT można używać wyłącznie wtedy, gdy detektor znajduje się w ciemności. Do rejestracji przebiegu oscyloskopu wykorzystuje się oprogramowanie do akwizycji danych; przebieg ten przedstawia sygnał mieszania czterofalowego w funkcji opóźnienia między impulsami E1 a E2 dla każdej pożądanej długości fali. W przypadku eksperymentów z mieszaniem czterofalowym z rozdzielczością czasową, soczewkę skupiającą światło do monochromatora zostaje usunięta, a w jej miejsce wstawia się lustro służące do wyodrębnienia wiązki sygnału mieszania czterofalowego.Wiązka mieszania czterofalowego wraz z wiązką bramkującą jest ogniskowana w krysztale nieliniowym, po czym stosuje się filtr, aby przepuścić jedynie wiązkę o sumaryjnej częstotliwości. Następnie mierzona jest korelacja wzajemna sygnału mieszania czterofalowego i impulsu bramkującego jako funkcja opóźnienia impulsu bramkującego. Wykorzystując PMT, opóźnienie impulsu bramkującego jest zmieniane poprzez podłączenie generatora funkcji i wzmacniacza do głośnika w torze impulsu bramkującego.Sygnał rozdzielczy w czasie jest następnie rejestrowany za pomocą oprogramowania do akwizycji danych poprzez zapisywanie przebiegu oscyloskopu dla stałych wartości opóźnienia między impulsami E one i E two. Opóźnienie to jest ustawiane za pomocą manualnej przekładni translacyjnej w torze wiązki dla impulsu E one. Typowe wyniki eksperymentów czterofalowego mieszania z rozdzielczością spektralną przedstawiono po lewej stronie dla próbki referencyjnej z arsenku galu hodowanego w niskiej temperaturze oraz dla arsenku galu i manganu przy zawartości manganu wynoszącej 0,005%.Po prawej stronie dane przedstawiono jako funkcję energii fotonów oraz opóźnienia czasowego między impulsami E one i E two. Poszerzenie sygnału w stronę wyższych energii w arsenku manganu galu przypisuje się zwiększonej gęstości stanów w pasmie walencyjnym, spowodowanej hybrydyzacją SPD manganu podstawionego w sieci krystalicznej arsenku galu. Naszym celem jest pomiar czasu defazowania w arsenku manganu galu dla nośników powyżej przerwy energetycznej arsenku galu.W tym przypadku skupiamy się na sygnale zintegrowanym w czasie przy energii fotonów 1,533 ev; po lewej stronie przedstawiono sygnał czterofalowego mieszania zintegrowany w czasie w funkcji opóźnienia między impulsami w arsenku manganu galu dla energii fotonów 1,533 ev. Po prawej stronie pokazano sygnał czterofalowego mieszania z rozdzielczością czasową w tej samej próbce w funkcji czasu bramkowania dla opóźnienia między impulsami wynoszącego 54 femtosekundy.Czas defazowania zostaje wyznaczony z tych wyników poprzez dopasowanie do modelu analitycznego wskazanego przez linie ciągłe. Wyznaczony czas defazowania T₂ w arsenku galu i manganu wynosi 65 femtosekund. Z porównania z danymi dla arsenku galu otrzymywanego w wysokiej i niskiej temperaturze wynika, że dominującym procesem defazowania jest rozpraszanie z odwróceniem spinu manganu. Eksperymenty czasowo rozdzielonego czterofalowego mieszania można wykorzystać do rozróżnienia między izolowanym układem dwupoziomowym, który prowadzi do zaniku indukowanego prądem swobodnym, a zbiorem gęsto rozmieszczonych przejść, które prowadzą do echa fotonowego. Wyniki pomiarów w arsenku galu i manganu wykazują charakterystyczną sygnaturę echa fotonowego z pikiem sygnału, który przesuwa się w stronę dodatniego czasu wraz ze zwiększaniem opóźnienia impulsu.Szczyt występuje w przybliżeniu przy dwukrotności opóźnienia między impulsami. Dobna zgodność między modelem analitycznym dla przejścia niejednorodnie poszerzonego a wynikami pomiarów wskazuje, że efekty wielociałowe nie wnoszą istotnego wkładu, a czas defazowania jest niezależny od energii fotonów, mimo indukowanej defektami lokalizacji w tym systemie. Mamy nadzieję, że po obejrzeniu tego filmu będą Państwo mieli dobrą wiedzę na temat techniki femtosekundowego mieszania częstotliwości.Niniejsza praca stanowi podstawę do zastosowania tej techniki w badaniu kluczowych właściwości fundamentalnych w rozcieńczonych półprzewodnikach magnetycznych, takich jak struktura elektronowa i sprzężenie wymiany, a także do pomiaru skali czasowej zaniku koherencji w innych nowatorskich materiałach istotnych dla elektroniki następnej generacji.

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

Research

JoVE Journal

Engineering

Inżynieria

Pomiar Rozpadu Spójności w GaMnAs z wykorzystaniem Femtosekundowego Mieszania Czteryfalowego

Pamięć echa gradientowego to protokół do przechowywania optycznych stanów kwantowych światła w zespołach atomowych. Pamięć kwantowa jest kluczowym elementem wzmacniacza kwantowego, który może rozszerzyć zakres kwantowej dystrybucji klucza. Przedstawiamy działanie schematu w przypadku implementacji w 3-poziomowym zespole atomowym.

Pamięć kwantowa echa gradientowego w ciepłej parze atomowej

Protokół pomiarowy i procedura analizy danych są podane dla uzyskania poprzecznej spójności źródła promieniowania synchrotronowego promieniowania rentgenowskiego wzdłuż czterech kierunków jednocześnie za pomocą pojedynczej siatki fazowej 2-D w szachownicę. Ta prosta technika może być zastosowana do pełnej charakterystyki koherencji poprzecznej źródeł promieniowania rentgenowskiego i optyki rentgenowskiej.

Pomiar koherencji wiązki promieniowania rentgenowskiego w wielu kierunkach za pomocą siatki fazowej 2D w szachownicę

Polimeryzacja wytrącająca bez mieszania zapewnia szybkie, powtarzalne podejście do prototypowania syntezy wrażliwych na bodźce mikrożeli poli(N-izopropyloakrylamidowych) o wąskim rozkładzie rozmiarów. W tej syntezie protokołu demonstruje się charakterystykę rozpraszania światła i śledzenie fluorescencji pojedynczych cząstek tych mikrożeli w mikroskopii szerokokątnej.

Kontrolowana synteza i śledzenie fluorescencji wysoce jednorodnych mikrożeli poli(N-izopropyloakrylamidowych)

Krzemowe układy fotoniczne mają potencjał do realizacji złożonych zintegrowanych systemów kwantowych. Przedstawiono metodę przygotowania i testowania krzemowego układu fotonicznego do pomiarów kwantowych.

Pomiar interferencji kwantowej w źródle fotonów rezonatora z pierścieniem krzemowym

Ten protokół opisuje kluczowe kroki do przeprowadzania i analizowania eksperymentów z pompą-sondą, łącząc femtosekundowy laser optyczny z laserem na swobodnych elektronach, w celu zbadania ultraszybkich reakcji fotochemicznych w cząsteczkach fazy gazowej.

Eksperymentalny protokół dla femtosekundowego NIR/UV - Eksperymenty z pompą i sondą XUV z laserami na swobodnych elektronach

Przedstawiono protokół do praktycznego generowania i spójnego manipulowania wysokowymiarowymi splątanymi stanami fotonów w bin częstotliwości przy użyciu zintegrowanych mikrownęk i standardowych komponentów telekomunikacyjnych.

Generowanie i koherentne sterowanie pulsacyjnymi kwantowymi grzebieniami częstotliwości

Przedstawiamy protokół do badania ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodników, które skutkują dysocjacją molekularną.

Pomiar ultraszybkich koherencji wibracyjnych w wieloatomowych kationach rodnikowych z jonizacją adiabatyczną w silnym polu

Jako jeden z ważnych parametrów fizycznych w półprzewodnikach, żywotność nośnika jest tutaj mierzona za pomocą protokołu wykorzystującego metodę mikrofalowego rozpadu fotoprzewodnictwa.

Pomiary żywotności nośników w półprzewodnikach metodą rozpadu fotoprzewodnictwa mikrofalowego

Tutaj prezentujemy protokół do wykonywania czułej, przestrzennie rozdzielczej spektroskopii gazów w obszarze średniej podczerwieni, wykorzystując zdegenerowane mieszanie czterofalowe w połączeniu z detekcją konwersji w górę.

Czterofalowe mieszanie zdegenerowane w podczerwieni z detekcją konwersji w górę do ilościowego wykrywania gazów

Opisano szczegóły generowania i optymalizacji sygnału, pomiaru, akwizycji danych i obsługi danych dla femtosekundowego, czasowo rozdzielczego, stymulowanego spektrometrem Ramana w bliskiej podczerwieni. Jako reprezentatywne zastosowanie pokazano badanie Ramana stymulowane bliską podczerwienią dynamiki stanu wzbudzonego β-karotenu w toluenie.

Ultraszybkie, czasowo-rozdzielcze, stymulowane bliską podczerwienią pomiary ramanowskie funkcjonalnych układów π-sprzężonych

Poznaj technikę mieszania czterofalowego femtosekundowego do pomiaru zaniku koherencji w arsenku manganu i galu. Metoda ta umożliwia badanie właściwości półprzewodników magnetycznych.

Pomiar zaniku koherencji w GaMnas za pomocą femtosekundowego mieszania czterofalowego

Przeglądaj więcej filmów