Письма в ЖЭТФ, том 88, вып. 12, с. 922-926
© 2008 г. 25 декабря
Магнитооптика гетероструктур (Zn,Cd,Mn)Te/ZnTe с малым разрывом потенциала валентной зоны
С. В. ЗайцевИ. В. Седова*, С. В. Сорокин*, С. В. Иванов*
Институт физики твердого тела РАН, 142432 Черноголовка, Московская обл., Россия * Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе РАН, 194021 Санкт-Петербург, Россия Поступила в редакцию 24 октября 2008 г.
Детально изучена магнитооптика в полумагнитных гетероструктурах с квантовыми ямами (КЯ) (Zn,Cd,Mn)Te/ZnTe. Для КЯ, содержащих Мп, наблюдается обычный эффект гигантского спинового расщепления: полная круговая поляризация в магнитных полях В > 0.5 Тл, огромный рост интенсивности, связанный с подавлением Оже-рекомбинации на ионах Мп, и сильный красный сдвиг <т+-поляризованной компоненты. Напротив, структуры с немагнитными КЯ и удаленными полумагнитными слоями ZnMnTe демонстрируют противоположное поведение. Необычное поведение связывается с сильной чувствительностью энергии связи экситона к изменению потенциала валентной зоны в структурах с малым разрывом зон, что подтверждается расчетами и позволяет оценить величину химического разрыва зон —80±20 мэВ в системе ZnTe/CdTe, близкую к данным по фотоэмиссии (Phys. Rev. Lett. 58, 1127 (1987)).
РАСБ: 75.50.Рр, 75.75.+а, 78.67.De
ZnTe является прямозонным полупроводником типа II-VI с шириной запрещенной зоны Еа = 2.26 эВ при 300 К. Большие значения электро-оптических коэффициентов этого материала делают квантово-размерные структуры на основе гетеропереходов ¿.Ос^Те/ХиТе весьма привлекательными для применений в качестве оптических модуляторов в зеленой области спектра. Более того, имеются сообщения об успешном использовании таких структур для светоизлучающих диодов и даже о получении лазерной генерации при комнатной температуре [1]. Одним из факторов, сдерживающих применение таких структур, является сильное рассогласование постоянных решетки в паре ZnTe-CdTe 6%), что предъявляет особые требования к толщинам слоев и режиму роста гетероструктур €<!,,.Те/ХпТе,
препятствующих образованию дислокаций несоответствия. В то же время, известно, что химический разрыв валентной зоны АЕУ в паре ZnTe-CdTe существенно мал, АЕУ < 0.1 эВ [2, 3], при этом потолок валентной зоны в ZnTe выше, чем в Сс1Те. Несмотря на многочисленные исследования гетероструктур на основе этой пары, в литературе имеется большой разброс значений АЕУ [4], точное значение этого важнейшего параметра до сих пор дискутируется (см. работу [5] и ссылки в ней). Отметим, что в условиях малости АЕУ в определении зонного потенциала структур существенную роль играют внутренние
Ч e-mail: szaitseveissp.ac.ru
упругие напряжения в слоях, неизбежно возникающие при рассогласовании постоянных решетки, что может явиться причиной имеющегося разброса значений АЕУ. Более того, в гетероструктурах с малой величиной разрыва зон важную роль играют эффекты кулоновского взаимодействия электрона и дырки, приводящие к модификации зонного потенциала [4], что в свою очередь существенно влияет на последовательность уровней энергии, вплоть до изменения типа перехода: тип-П в тип-1 [6].
В настоящей работе исследованы проявления эффекта гигантского зеемановского расщепления в различных гетероструктурах (7п,С(1,Мп)Те/7пТе. Обнаружено, что в структурах с немагнитными квантовыми ямами (КЯ) и удаленными полумагнитными (ПМ) барьерными слоями ZnMnTe эффекты кулоновского взаимодействия электрона и дырки приводят к поведению, противоположному наблюдаемому в структурах с КЯ, содержащими Мп. Кроме того, показано, что сравнение расчетов с экспериментом позволяет определить химический разрыв зон с точностью, лучшей, чем из результатов исследований фотоэмиссии.
Квантово-размерные структуры с одиночными КЯ гщ_г_уес1уМпгТе/гпТе (ж = 0.05 - 0.15) толщиной 5 нм были выращены на подложке ЬгАв с ориентацией (100) методом молекулярно-пучковой эпитаксии [7]. Параметры решеток ЬгАв и ZnTe близки 0.7%) [8], что позволяет осуществить рост псевдоморфно, когда постоянные решеток сло-
Магнитооптика гетероструктур (2п,Сс1,Мп)Те/2пТе
923
ев структуры наследуют под постоянную решетки подложки. Предварительно на подложке 1пАв выращивался буферный слой ZnTe (35-50 нм), на котором затем выращивался структура. Структуры специально не легировались, однако обычно они имеют р-тип остаточной проводимости. В работе изучены следующие структуры: с немагнитной КЯ Zno.75Cdo.25Te/ZnTe (структура А), структура с магнитной КЯ Zno.60Cdo.25Mno.15Te/ZnTe (структура В), а также структура с немагнитной КЯ Zno.75Cdo.25Te/ZnTe и полумагнитными слоями Zn0.95Mn0.05Te толщиной 10 нм, отделенными от КЯ тонкими барьерами ZnTe толщиной 2 нм (структура С).
Исследования проводились в криостате со сверхпроводящим магнитом до В = бТл в сверхтекучем гелии (температура Т и 1.8К). Спектры стационарной фотолюминесценции (ФЛ) возбуждались ультрафиолетовой линией Аг+-лазера (Аехс=355нм) и регистрировались в геометрии Фарадея (нормально к поверхности образцов) с помощью ПЗС (ССО)-камеры на спектрометре МДР-23 со спектральным разрешением ~ 0.2 мэВ. Максимальная плотность мощности возбуждающего лазера не превышала 1 Вт/см2 для избежания перегрева системы магнитных атомов, который разрушает обменное взаимодействие между носителями заряда и локализованными магнитными моментами Мп, приводящее к гигантскому эффекту Зеемана [9]. Температура магнитной подсистемы атомов Мп в пятне возбуждения, оцененная из магнито-полевых зависимостей энергии экситона, не превышала ~ 2 К. Циркулярно поляризованные пучки были сформированы стандартным образом с использованием линейного поляризатора и четверть-волновой пластинки. Время-разрешенные измерения проводились в проточном криостате на установке, оборудованной ТкБа пико-секундным лазером с удвоителем частоты (Аехс=420нм), монохромато-ром со спектральным разрешением лучше 1 мэВ и стрик-камерой с временным разрешением ~ 8 пс. Средняя плотность мощности возбуждающего лазера составляла ~1 Вт/см2, что позволяет исключить многочастичные эффекты, а также перегрев образцов.
На рис.1 представлены спектры стационарной ФЛ исследованных структур. В немагнитной структуре А с КЯ ZnCdTe/ZnTe (рис.1а) в ФЛ наблюдается одна широкая линия ~2.18эВ с полушириной >10мэВ. Линия имеет фиолетовое плечо (ГХ), находящееся на ~4-5мэВ выше по энергии от основной линии (ВХ). Полоса ГХ соответствует излучению квазисвободно-
2.16
2.20
2.24
1
ся §
.1 см
(Ь) / Л \ 6Т эатрк В
Г=1.6К )
+ II а ! ч 0Т(хЮ)
—1-:-——г-1-:-:-:——г
2.28 2.32 2.36
Рис.1, (а) <т -поляризованные спектры стационарной ФЛ структуры А в магнитных полях В = 0 и 6Тл. (Ь) и (с) - <т+-поляризованные сспектры структур В и С соответственно от В = 0 до 6 Тл с шагом в 1 Тл. Стрелки показывают направление развертки поля. Для структуры С пунктирной линией показан также спектр ФЛ в -поляризации при В = 6Тл. На вставке - ее зонная схема
го экситона в КЯ, а полоса ВХ - экситону, локализованному на доноре. Такая классификация подтверждается как малым значением энергии связи, так и ростом относительной интенсивности полосы ГХ с ростом плотности фотовозбуждения, а также исчезновением ВХ с температурой. В магнитном поле происходит небольшой рост общей интенсивности ФЛ без заметного сдвига или зеемановского расщепления (менее 0.5 мэВ) сильно неоднородно уширенных линий, что обычно и наблюдается в немагнитных КЯ [10]. Зависимости интенсивности и энергии внутриямных оптических переходов для всех структур представлены на рис.2.
Для магнитной структуры В с КЯ, содержащей Мп (рис.1Ь), в магнитном поле наблюдается обычный эффект гигантского спинового расщепления: сильный красный сдвиг сг+-поляризованной компоненты (более ЗОмэВ) одновременно с огромным ростом ее интенсивности (более чем в 100 раз), что связано
10
-&1 2
'3 10
!
>-1 „ „1
йн ю
10
2.32
(а)
_--•
—__
— о— ватрк А —• — ватр1е В
— ■ — ватрк С _._I_._1_
> Щ
^ 2.22
2.18
ВгШоииШ ^ ...../
_1_
_1_
0 2 4 6
В (Т)
Рис.2, (а) Магнито-полевые зависимости интенсивнос-тей и (Ь) энергий внутриямных оптических переходов. Штриховая линия - результат подгонки для структуры С в <т+-поляризации по формуле (1)
с подавлением оже-рекомбинации на ионах Мп [11]. сг^-поляризованная компонента, наоборот, сдвигается в сторону высоких энергий и быстро исчезает при В > 0.5 Тл, что обусловлено практически полной межуровневой релаксацией на магнитных ионах [10].
На рис.2Ь штриховой линией показан результат подгонки энергии перехода для структуры В в сг+-по-ляризации за счет обменного взаимодействия носителей с магнитными ионами по формуле [10]:
Е(В)=Е(0) -(7еа - ■укР)ШохеВБоВг5/21
5 тмпВ 2 ЦТ + Т0)
(1)
где во = 5/2 - спин иона Мп+2, Ща = 180мэВ и Щ0 = —1050 мэВ - константы обменного взаимодействия, Вг(50) - функция Бриллюэна, а множители < 1 учитывают конечное перекрытие волновых функций электронов и дырок с ионами Мп в КЯ, соответственно. Феноменологические параметры хев < х и То > 0 описывают антиферромагнитное спаривание соседних ионов Мп [10] и для х = 0.15 равны: хеВ и 0.045 и Т0 и 5.3 К [12]. Подгонка дает Т и 2 К, 7е ~ 1, 7ь ~ 0.55, что свидетельствует о сильной де-локализации дырки и подробнее обсуждается ниже.
Необычное поведение демонстрирует структура С с немагнитной КЯ и удаленными магнитными слоями ZnMnTe (рис.1с). В противоположность структуре В, с ростом магнитного поля интенсивность линии ФЛ падает (почти в 4 раза при В = бТл), при этом обе циркулярно поляризованные компоненты показывают слабый синий сдвиг и 4мэВ в поле бТл. Зеемановское расщепление компонент составляет и 0.7 мэВ, а степень круговой поляризации достигает ~ 17%.
Существенное влияние ПМ слои оказывают также и на кинетику ФЛ. На рис.3 представлена зависимость времен затухания т интенсивности ФЛ пос-
Т (К)
Рис.3. Зависимость времен затухания ФЛ т для структур А и С от температуры. На вставке - импульсы свечения ФЛ
ле пс-возбуждающего импульса, импульсы свечения ФЛ - на вставке. Для структуры В т ~ 8 пс, что совпадает с временным разрешением и отражает быструю оже-рекомбинацию в структурах с Мп в К
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.