Письма в ЖЭТФ, том 90, вып. 10, с. 730-735
© 2009 г. 25 ноября
Ферромагнитное воздействие <5-<Мп>-слоя в СаАэ барьере на спиновую поляризацию носителей в ХпСаАя/СаАя квантовой яме
С. В. Зайцев1), М. В. Дорохин*, А. С.Вричкин, О. В. Вихрова*, Ю. А. Данилов*, Б. Н. Звонков*,
В. Д. Кулаковский
Институт физики твердого тела РАН, 142432 Черноголовка, Московская обл., Россия * Научно-исследовательский физико-технический институт Нижегородского университета, Нижний Новгород, Россия
Поступила в редакцию 24 сентября 2009 г.
Поляризационные свойства излучения нелегированной 1пСаАя квантовой ямы (КЯ) в ШваЛв/СаЛв гетероструктурах с ¿-<Мп>-слоем в СаАк барьере исследованы в широком диапазоне температур и магнитных полей. Найдено, что в,р — с1 обменное взаимодействие носителей в КЯ с ионами Мп в ¿-слое ведет к ферромагнитному поведению как их зеемановского расщепления, так и спиновой поляризации (с температурой Кюри, характерной для ¿-<Мп>-слоя в СаАк барьере). В области низких температур (Т < 20 К) обнаружено насыщение поляризации спинов дырок, которое связано с их фермиевским вырождением.
РАСБ: 75.30.Hx, 78.20.Ls, 78.55.Cr
Обнаружение ферромагнетизма в СаАв, легированном Мп, открыло новые возможности для создания приборов полупроводниковой спинтроники [1, 2]. Можно считать доказанным, что взаимное влияние магнитных ионов и свободных носителей приводит к кардинальным изменениям в спиновой поляризации дырок в (Са,Мп)Аз [3-6]. Магнитное поведение дырочной подсистемы зависит от реализованного в СаАв состояния Мп: случайно распределенные нейтральные акцепторы, примесная зона или сильно вырожденный дырочный газ. Квантовое ограничение дырочной системы, вопреки ожиданиям, не приводит к существенному изменению поведения намагниченности в (СаМп)Аз слоях [7]. Магнитные эффекты даже в узкой квантовой яме (КЯ), как и в объемных полупроводниках, обусловлены случайными механическими напряжениями и (или) электрическим полем[8]. Последнее, в частности, объясняет направление оси легкого намагничивания в плоскости КЯ [7], а не в направлении роста, как следовало ожидать в рамках модели Рудемана-Киттеля-Касуи-Иосиды (РККИ).
Использование ¿-легирования атомами Мп в структурах СаАз/р-АЮаАв [9] или МСаАв/СаАв [10] позволяет пространственно разделить носители заряда в КЯ и ионы Мп в СаАв, что открывает возможность контролировать магнитные свойства и спиновую поляризацию носителей в КЯ путем вариации толщины спейсерного слоя СаАв между 5-<Мп>-слоем и КЯ. Влияние 5-<Мп>-слоя в барьере
1'е-таП: szaitseveissp.ac.ru
на спиновую поляризацию дырок в СаАз/АЮаАв КЯ было обнаружено в [11] при исследовании циркулярной поляризации излучения в малых магнитных полях при Т = 5 К. С одной стороны, это позволяет исследовать механизм взаимодействия ионов Мп и носителей в КЯ, а с другой - такой контроль является важным для использования магнитных гетероструктур в спинтронике.
В настоящей работе исследована циркулярная поляризация фотолюминесценции нелегированных ЬгСаАв КЯ в ЬгСаАв/СаАз гетероструктурах с 5-<Мп>-слоем в СаАв барьере, расположенным на расстоянии 3-5 нм от КЯ, в магнитных полях В = 0^5 Тл и в области температур Т = 2^100 К. Найдено, что встроенный 5-<Мп>-слой приводит к сильному увеличению циркулярной поляризации (рс) излучения из КЯ и величины его зеемановского расщепления (ДЕ) уже в очень малых полях В ~ 0.2 Тл. Величины АЕ, и рс слабо зависят от температуры вплоть до температур Т ~ 20 К, близких к температуре Кюри ферромагнитного 5-<Мп>-слоя в СаАв барьере, Тс ~ 30 К. Наблюдаемое "ферромагнитное" поведение носителей заряда в КЯ связывается с влиянием их обменного 8,р^с1 взаимодействия с ионами Мп в близко расположенном 5-<Мп>-слое.
ЬгСаАв/СаАз гетероструктуры были выращены с помощью метода трехступенчатого эпитаксиально-го роста. Буферный слой СаАв (толщиной 0.5 мкм, легированный до концентрации п ~ 1017см-3), 5-<С>-легированный слой (кроме образца В) и 3-10-нанометровый слой нелегированного СаАв были
§
1
р-
1 -
1.28
1.30
1.32
1.34
1.324
1.322
§
И
it 1-
р-
0
1.30
1.32
1.34
E (eV)
Magnetic field (T)
Рис.1. Спектры излучения из Са Ая/1пСа Ая КЯ в образце И без (а) и в образце А с <Мп>-слоем (Ь) в СаАя барьере при В = 0и5ТлиТ = 9К. Зависимости энергий <т+ и сг^переходов в 1пСаАз КЯ в образце А с <Мп>-слоем (с) и зеемановских расщеплений в образцах без и с <Мп>-слоем ((1) от магнитного поля. Энергии переходов определены как первый момент интенсивности линий излучения. Схема переходов в магнитном поле показана на вставке к рис.1а
2
2
0
последовательно выращены при температуре 650 °С на подложках ваАв (001) методом металлорганичес-кой гидридной эпитаксии при атмосферном давлении. Затем при 550 °С были выращены нелегированные 1п„Са1_а,А8 КЯ (ж = 0.1—0.2; ширина ф^цг = 10 нм) и тонкий (<4 = 3^5нм) спейсерный слой СаАв. На следующей стадии 5-<Мп>-легированный слой и покровный слой ваАв были выращены в том же реакторе при температуре 400 °С посредством лазерного распыления Мп и ваАв мишеней, соответственно. Снижение температуры до 400 °С позволило уменьшить диффузию Мп во время выращивания образцов. В результате ширина распределения Мп не превысила 2 нм. Номинальные плотности примесей Мп и С в ¿-слоях составили и 2 • 1014см-2 и (2—3) • 1012см-2, соответственно. Схематические изображения исследованных структур показаны на рис. 1а,Ь. Детали технологии изготовления описаны ранее в [12]. Немагнитный контрольный образец (II) содержит 5<С>-легированный слой вмес-
то 5-<Мп> слоя. Магнитотранспортные измерения подобных структур, выращенных на подложке полуизолирующего ваАв, показали ферромагнитное поведение 5-<Мп>-легированных слоев с температурой Кюри Тс ~ 25^35К [10, 13].
Спектры циркулярно-поляризованной фотолюминесценции измерялись в области Т = 2^100 К при возбуждении образца непрерывным Не-Ме-лазером. Образец помещался в криостат со сверхпроводящим соленоидом. Магнитное поле В = 0^5 Тл прикладывалось перпендикулярно плоскости КЯ (ось г) (геометрия Фарадея).
На рис.1 приведены спектры излучения 1п„Са1_а,А8 КЯ гетероструктур (ж и 0.18) без и с 5-<Мп>-слоем в ваАв барьере. Линия излучения в области 1.3 эВ связана с электрон-дырочной (е—Н) рекомбинацией в КЯ. Линия излучения КЯ в этих структурах имеет примерно одинаковую ширину на полувысоте. В структурах с 5-<Мп>-слоем интенсивность излучения КЯ на два порядка
732
С. В. Зайцев, М. В. Дорохин, А. С. Бричкин и др.
ниже из-за сильной безызлучательной рекомбинации на дефектах, таких как междоузельные атомы Мп (Мп/) или атомы Ав в позициях в а (Аз<5а) в покровном слое ваАв, выращенном при пониженной температуре [14].
В поле В || г полоса излучения из КЯ сдвигается в фиолетовую сторону. При этом она расщепляется на две циркулярно (сг+ и сг_) поляризованные компоненты вследствие зеемановского расщепления состояний электронов и дырок в КЯ. Схема переходов показана на вставке к рис.1а. На рис.1с приведены энергии Е+ и компонент сг+ и сг~, соответственно, для образца А при Т = 9 К. Квадратичная зависимость (Е+ + Е~)/2 от В в области малых полей связана с локализацией рекомбинирующих носителей на флуктуациях потенциала в КЯ. Зеемановское расщепление АЕ = —Е+ в образцах с 5-<Мп>-слоем быстро растет в полях В < 0.5 Тл, а затем его рост сильно замедляется и примерно совпадает с изменением АЕ в образце Б, без Мп (рис.Ы). Такое поведение АЕ характерно для полумагнитных полупроводников с большим вкладом в энергию электронов и дырок от в,р^й-обменного взаимодействиям с ионами Мп, АЕм из-за выстраивания спинов ионов Мп вдоль магнитного поля. Действительно, на рис.2а отчетливо видно исчезновение вклада АЕм при повышенных температурах: при Т > 40 К зависимость АЕ(В) трансформируется в линейную, характерную для немагнитных КЯ. Заметим также, что разность АЕ(В, 8 К) — АЕ(В, 40 К) приблизительно постоянна во всем диапазоне полей выше 0.4 Тл.
На рис.2Ь представлены зависимости от магнитного поля для степени циркулярной поляризации линии КЯ рс = (1+ /")/(/+ + /") в образце В в области Т = 9^60 К. Здесь - интенсивности излучения
из КЯ в сг+(сг-) поляризациях. Видно, что их поведение аналогично поведению зеемановского расщепления излучения КЯ.
В немагнитных КЯ зеемановское расщепление е^/г-переходов АЕ = (3ди — де)цвВ. Здесь рв -магнетон Бора, де и д^ - ^-факторы электронов (е- = = ±1/2) и тяжелых дырок = ±3/2), соответственно. В 1п„Са1_а,А8/СаА8 КЯ с х = 0.1^0.2 и толщиной в, = 10нм значения де = ^(2^3) [15, 16], а д^ сильно зависит от дырочной локализации [17]. В немагнитном образце Б энергия Е+ < (рис.1). Следовательно, дь< 0 и \3дь] > \де\. Столь большое значение \дь] свидетельствует о сильной локализации дырок в КЯ, что хорошо согласуется с большой полушириной линии излучения 8мэВ, рис.1) и малым диамагнитным сдвигом линии в магнитном поле (сдвиг не превышает 2мэВ в поле 5Тл, рис.1с).
0.4
и
Л 0.2
0 0.3
0.2
о.
0. 1
0
Рис.2. Зависимости зеемановского расщепления ДЕ (а) и степени циркулярной поляризации рс (Ь) от магнитного поля в GaAs/InGaAs КЯ образце В с ¿-<Мп>-слоем в GaAs барьере при различных температурах
Эффект — d обменного взаимодействия описывается гамильтонианами [18]
HLch = qE/sS„|V->e(r)|2<5(r - R„)d3r, (1)
H^ch = Q E / jSn|V->h(r)|2<5(r - R„)d3r, (2)
где Sn - спиновый оператор иона Мп в позиции Rn, a, фе, ге и /3, Vjm гь - обменные интегралы, волновые функции и координаты для электронов (е) и дырок (h), соответственно. Суммирование в формулах (1), (2) идет по всем позициям Rn ионов Мп. В парамагнитной фазе средний спин ионов Мп < S(В = 0) > = 0. В магнитном поле < S > выстраивается параллельно полю и описывается модифицированной функцией Бриллюэна:
< S >= SegBr5/2 ^ ^ (3)
что ведет к макроскопической намагниченности м = -Хмпйвдмп < s >. Здесь дМп = 2 - ^-фактор ci-электронов в Мп2+. Поправки в эффективные спин Мп, Seg < SMn = 5/2 и температуру, Teff = Т + Т0, связаны с вкладом от антиферромагнитного взаимодействия спинов соседних ионов Мп, хмп число
B (T)
катионов Мп в единичном объеме. Влияние М на электроны и дырки аналогично влиянию магнитного поля и м
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.