Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Магнитное упорядочение ионов переходных металлов в разбавленных магнитных полупроводниках (Обзор литературы) 13
1.1. Полупроводниковая спинтроника – путь к увеличению производительности вычислительных систем 13
1.2. Магнеторазбавленные полупроводники AIIIBV как элементная база приборов спинтроники 16
1.3. Тонкоплёночные структуры GaSb-MnSb 18
1.3.1. Влияние стехиометрии на магнитные свойства и зонную структуру Mn1+xSb 18
1.3.2. Однородный слой или нанокомпозит: влияние концентрации марганца на однородность и магнитные свойства наноразмерных плёнок GaSb-MnSb и GaMnSb 25
1.3.3. Выпрямляющие и невыпрямляющие контакты в гетерострукутрах полупроводник – ферромагнитный полуметалл 31
1.4. Многослойные гетероструктуры на основе полупроводников AIIIBV 35
1.4.1. Ферромагнетизм ионов Mn2+ в гетероструктурах AIIIBV, с магнитным слоем и квантовой ямой 35
1.4.2. Поляризация фотолюминесценции и правила отбора для электронных переходов во внешнем магнитном поле 39
1.4.3. Статическая и динамическая модели поляризации фотолюминесценции квантовой ямы в магнитном поле 41
1.5. Многослойные гетероструктуры на основе полупроводников AIIBVI 45
1.5.1. Механизмы рекомбинации донорно-акцепторной пары в квантовой яме ZnMgSSe/ZnSSe:Cr/ZnMgSSe 45
1.5.2. Ферромагнитное упорядочение сплавов CrxSey, CrxSySez, CrxSy 49
Глава 2. Экспериментальные методы и исследуемые образцы 51
2.1. Методика эксперимента 51
2.1.1. СКВИД магнетометрия 51
2.1.2. Методика исследования ферромагнитного резонанса в тонких плёнках и в гетероструктурах 58
2.1.3. Методика исследования фотолюминесценции гетероструктур 59
2.1.4. Методика определения удельного сопротивления, концентрации носителей заряда и их подвижности в магнитном поле 63
2.2. Исследуемые образцы 66
2.2.1. Гранулированные плёнки GaSb-MnSb 66
2.2.1.1. Методика получения 66
2.2.1.2. Элементный состав и электрофизические параметры 66
2.2.2. Гетероструктуры InGaAs/GaAs/- Mn 69
2.2.2.1. Методика получения 69
2.2.2.2. Сингулярные и вицинальные гетероструктуры 70
2.2.3. Гетероструктуры ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr 71
2.2.3.1. Методика получения 71
2.2.3.2. Зонная диаграмма гетероструктур ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr 71
Глава 3. Магнитные и электрические свойства тонкоплёночных структур GaSb-MnSb 74
3.1. Ферромагнитное упорядочение пленок GaSb-MnSb 74
3.2. Взаимосвязь намагниченности и электрических свойств пленок GaSb-MnSb 79
3.2.1. Влияние концентрации носителей заряда на намагниченность насыщения пленок GaSb-MnSb 79
3.2.2. Конкуренция примесной проводимости и проводимости с переменной длиной прыжка 83
3.2.3. Микроволновое магнитосопротивление и ферромагнитный резонанс 86
3.3. Динамика перемагничивания пленок 90
3.3.1. Экспоненциальный и логарифмический режимы перемагничивания плёнок 90
3.3.2. Температурная зависимость магнитной вязкости 92
3.3.3. Зависимость магнитной вязкости от напряженности магнитного поля 94
3.4. Выводы главы 3 98
Глава 4. Магнитные и оптические свойства гетероструктур InGaAs/GaAs/- Mn , выращенных на сингулярных и вицинальных гранях GaAs 99
4.1. Блоховский и перколяционный режимы ферромагнитного упорядочения - Mn -слоя 99
4.2. Оценка параметров обменного взаимодействия между ионами Mn2+ в сингулярных образцах 102
4.3. Перколяционный порог магнитного упорядочения -Mn-слоя в вицинальных образцах 104
4.4. Уширение линии ФМР в сингулярных и вицинальных образцах 107
4.5. Поляризация фотолюминесценции сингулярных и вицинальных гетероструктур GaAs/InGaAs/- Mn в магнитном поле 110
4.6. Выводы главы 4 114
Глава 5. Магнитные и оптические свойства слоя ZnSSe:Cr в гетероструктурах ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr 115
5.1. Фотолюминесценция слоя ZnSSe:Cr 115
5.2. Высокотемпературное ферромагнитное упорядочение слоя ZnSSe:Cr в гетероструктурах ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr 118
5.3. Ферромагнитный резонанс в гетероструктурах ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr 122
5.3.1. Общий вид спектра ФМР и методика его аппроксимации 122
5.3.2. Разделение вкладов магнитных подсистем в намагниченность слоя ZnSSe:Cr 125 5.4.Определение константы анизотропии слоя ZnSSe:Cr 129
5.5. Выводы главы 5 131
Выводы 132
Заключение 134
Список литературы
- Тонкоплёночные структуры GaSb-MnSb
- Статическая и динамическая модели поляризации фотолюминесценции квантовой ямы в магнитном поле
- Методика определения удельного сопротивления, концентрации носителей заряда и их подвижности в магнитном поле
- Влияние концентрации носителей заряда на намагниченность насыщения пленок GaSb-MnSb
Введение к работе
Актуальность темы
Создание полупроводниковых элементов памяти, гальванические свойства которых зависят от спина электронов проводимости – актуальный способ повышения производительности вычислительных систем. В качестве материала для таких элементов необходим ферромагнитный полупроводник. В отличие от металлических сплавов, многие из которых обладают естественным ферромагнетизмом, полупроводники можно сделать ферромагнитными только искусственно, растворяя в них ионы магнитной примеси. Равновесная растворимость ионов магнитной примеси в полупроводнике низка и, в зависимости от конкретного типа полупроводника и примеси, составляет 0.1 – 0.3% 1. Таким образом, расстояние между ионами магнитной примеси, растворёнными в полупроводнике, составляет порядка 8 – 10 постоянных решётки и прямое обменное взаимодействие между такими ионами ничтожно. По этой причине ферромагнетизм в магниторазбавленном полупроводнике может возникнуть только в результате косвенного обменного взаимодействия, в котором будут участвовать как спины электронов в ионах магнитной примеси, так и спины собственных носителей заряда в полупроводнике 1. Растворением магнитных ионов в полупроводнике удаётся получить либо магниторазбавленный полупроводник, ферромагнитный только при низких температурах (наибольшее значение температуры Кюри было достигнуто в полупроводнике GaMnAs и составляло 190 К 1), либо ансамбль кластеров, ферромагнитных при комнатной температуре 1.
Можно выделить три подхода к созданию элементов наноэлектроники с магнитоуправляемой поляризацией носителей заряда.
1) Создание гранулированного композита полупроводник-ферромагнетик с
объёмной долей ферромагнетика выше перколяционного предела 2. В
диссертационной работе рассмотрены нанокомпозиты GaSb(59%)-MnSb(41%) и
исследована зависимость ферромагнитного упорядочения гранул MnSb от
электронно-транспортных параметров нанокомпозита.
2) Создание гетероструктуры, содержащей слой магниторазбавленного
полупроводника и проводящий слой 3. В диссертационной работе исследованы
гетероструктуры InGaAs/GaAs/GaAs:Mn, в которых слой магниторазбавленного
полупроводника GaAs:Mn отделён от ямы GaAs/InGaAs/GaAs.
3) Введение ионов магнитной примеси непосредственно в квантовую яму4.
1 Dietl, T. Dilute ferromagnetic semiconductors: Physics and spintronic structures / T. Dietl and H.
Ohno // Rev. Mod. Phys. – 2014. – V. 86. – P. 187–251.
2 Schmidt, G. Concepts for spin injection into semiconductors—a review / G. Schmidt // J. Phys. D:
Appl. Phys. – 2005. – V. 38. – R107–R122.
3 Sato, K. First principles materials design for semiconductor spintronics / K. Sato, H. Katayama-
Yoshida // Semiconductor Science and Technology. – 2002. – V. 17. – P. 367–376.
4 Wolf, S. A. Spintronics: a spin-based electronics vision for the future / S. A. Wolf, D. D.
Awshalom, R. A. Buhrman, J. M. Daughton, S. von Molnar, M. L. Roukes, A. Y. Chtchelkanova,
D. M. Treger // Science. – 2001. – V. 294. – P. 1488–1495.
Реализацией такого подхода в диссертационной работе являются гетероструктуры ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr, в которых ион хрома в слое ZnSSe:Cr квантовой ямы ZnMgSSe/ZnSSe:Cr/ZnMgSSe является одновременно и магнитным ионом, и акцепторной примесью.
Таким образом, актуальность диссертационной работы обусловлена ее направленностью в русле современной концепции создания полупроводниковой наноразмерной структуры с магнитоуправляемой спиновой поляризацией электронов в зоне проводимости.
Целью исследования являлось установление взаимосвязи магнитного упорядочения, оптической поляризации фотолюминесценции или электрической проводимости магниторазбавленных полупроводников AIIIBV: Mn и AIIBVI: Cr, тонкоплёночных нанокомпозитов и гетероструктур на их основе.
Задачами исследования являлись:
Установить зависимость параметров магнитного упорядочения плёнок
нанокомпозита GaSb-MnSb от концентрации носителей заряда и
электрической проводимости.
Исследовать влияние условий приготовления плёнок (отжиг, температура
подложки при напылении и т.д.) на ферромагнитное упорядочение и
соотношение долей магнитных фаз в полученных плёнках.
Исследовать зависимость параметров импульсного перемагничивания
плёнок GaSb-MnSb от величины приложенного магнитного поля и от
температуры.
Получить температурные зависимости намагниченности слоя GaAs:Mn
гетероструктур InGaAs/GaAs/GaAs:Mn и сравнить их с температурными
зависимостями циркулярной поляризации фотолюминесценции квантовой
ямы GaAs/InGaAs/GaAs.
Установить влияние ориентации поверхности подложки GaAs
относительно кристаллографической плоскости GaAs на температурный
ход намагниченности насыщения и поляризации фотолюминесценции
гетероструктур InGaAs/GaAs/GaAs:Mn.
Описать зависимости намагниченности исследуемых структур от
магнитного поля и от температуры в рамках существующих моделей
ферромагнитного упорядочения однородных и неоднородных объёмных и
тонкоплёночных магнетиков.
Исследовать влияние магнитного момента слоя GaAs:Mn на поляризацию
фотолюминесценции квантовой ямы GaAs/InGaAs/GaAs в
гетероструктурах InGaAs/GaAs/GaAs:Mn.
Получить температурные зависимости намагниченности и
ориентационные зависимости спектра ФМР слоя ZnSSe:Cr в
гетероструктурах ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr с различными концентрациями
глубокой примеси Cr в квантовой яме ZnMgSSe/ZnSSe:Cr/ZnMgSSe.
Сравнить полученные результаты с результатами исследования влияния
концентрации хрома на интенсивность фотолюминесценции.
Методология и методы исследования
Статические и низкочастотные динамические магнитные свойства исследованы методом СКВИД-магнетометрии. Высокочастотная спиновая динамика исследована методом спектроскопии ферромагнитного резонанса. СВЧ магнетосопротивление определялось по добротности резонатора с образцом. Электрическая проводимость в отсутствие магнитного поля измерена 4-х зондовым методом в линейной геометрии. Электрическая проводимость в магнитном поле, подвижность и концентрация носителей заряда определены в геометрии Холла.
Научная новизна
-
Впервые для исследования ферромагнитных кластеров был применён метод импульсного перемагничивания и получены данные о магнитной вязкости, которые несут информацию о микроскопических характеристиках исследуемых кластеров и позволяют определить дисперсию распределения кластеров по их размерам.
-
Развит новый подход к использованию ферромагнитных кластеров в разбавленных магнитных полупроводниках для индуцирования спиновой поляризации носителей заряда. Установлена взаимосвязь между концентрацией носителей заряда в полупроводниковой матрице и намагниченностью насыщения ферромагнитных включений.
-
Обнаружена взаимосвязь между ориентацией подложки в гетероструктурах InGaAs/GaAs/GaAs:Mn и типом магнитного упорядочения слоя GaAs:Mn.
-
Влияние намагниченности слоя GaAs:Mn на поляризацию фотолюминесценции отделённой квантовой ямы GaAs/InGaAs/GaAs новый результат, позволяющий объяснить механизм спиновой поляризации носителей заряда в квантовой яме при наложении магнитного поля.
Научная значимость
1. Полученные в работе результаты позволяют определять характер
ферромагнитного упорядочения наноразмерного слоя GaAs:Mn и распределение
ионов Mn в слое, по температурной зависимости магнитного момента.
2. Предложенная в работе методика исследования круговой поляризации
фотолюминесценции гетероструктур InGaAs/GaAs/GaAs:Mn в магнитном поле,
приложенном перпендикулярно плоскости структуры, является косвенным
методом определения доли спин-поляризованных носителей заряда в квантовой
яме.
3. Магнитные кластеры в плёнках GaSb-MnSb и гетероструктурах
ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr интересны тем, что создают вокруг себя нанообласть, в
которой имеется спиновая поляризация носителей заряда. Электронная
структура полупроводника и магнитных нановключений оказывается
чувствительной к размеру магнитных включений и их стехиометрии.
Исследование гетероструктур и полупроводниковых слоёв с ферромагнитными
включениями различной стехиометрии и состава даёт представление о влиянии
электронной структуры полупроводника и магнитных включений на ширину
области спиновой поляризации носителей заряда.
Практическая значимост ь
Полученные в работе результаты открывают следующие возможности записи и считывания информации в элементах нанологики на основе магниторазбавленных полупроводников: 1) кластеры MnSb, ферромагнитные включения CrSe и ферромагнитные слои GaAs:Mn можно использовать для создания спиновой поляризации носителей заряда в полупроводниковой матрице (считывание информации); 2) намагниченность кластеров MnSb можно регулировать изменением концентрации носителей заряда в полупроводниковой матрице (запись информации).
Положения, выносимые на защиту
1. Намагниченность плёнок GaSb-MnSb и гетероструктур
ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr обусловлена ферромагнитным упорядочением внутри
кластеров MnSb и CrSe различной стехиометрии. Существует зависимость
намагниченности насыщения кластеров MnSb от концентрации дырок в
плёнках GaSb-MnSb, которая носит экспоненциальный характер. Кинетика
релаксации намагниченности плёнок GaSb-MnSb описывается
логарифмический зависимостью, что связано с равномерным распределением
энергетических барьеров перемагничивания кластеров MnSb по высоте.
-
Проводимость плёнок GaSb-MnSb описывается суммой вкладов примесной проводимости и прыжковой проводимости с переменной длиной прыжка, причём с понижением температуры растёт вклад прыжковой проводимости.
-
При разориентации подложки относительно кристаллографической плоскости (100) происходит смена механизмов магнитного упорядочения слоя GaAs:Mn в гетероструктурах InGaAs/GaAs/GaAs:Mn, с блоховского на перколяционный.
-
Степень циркулярной поляризации фотолюминесценции квантовой ямы GaAs/InGaAs/GaAs зависит от перпендикулярной компоненты намагниченности слоя GaAs:Mn.
Достоверность и обоснованность полученных результатов обеспечивается: 1) сопоставимостью полученных в работе данных о магнитной анизотропии, намагниченности и коэрцитивной силе с данными работ других авторов для аналогичных систем; 2) воспроизводимостью и статистическим анализом полученных результатов; 3) подтверждением результатов измерения намагниченности слоя GaAs:Mn в работах других авторов, выполненных независимым магнитооптическим методом в гетероструктурах InGaAs/GaAs/GaAs:Mn.
Апробация работы
Материалы работы докладывались на ученых советах Отдела Строения Вещества ИПХФ РАН, ученом совете ИПХФ РАН, а также на следующих международных и всероссийских конференциях: 20th International conference on magnetism ICM 2015 (Barcelona, Spain, 2015), International Magnetics Conference INTERMAG (Dresden, Germany, 2014), Moscow International Symposium on Magnetism (Moscow, 2011, 2014), International Conference on Spin Physics, Spin Chemistry and spin Technology (Kazan, 2011), XIV International Youth Scientific
School “Actual Problems of Magnetic resonance and Its Application” (Kazan, 2011), Всероссийская конференция молодых ученых "Микро- и нанотехнологии и их применение" (Черноголовка, 2010, 2012), Всероссийская молодежная конференция «Успехи химической физики» (Черноголовка, 2011).
Публикации автора по теме диссертации
По теме диссертации опубликовано 8 статей в рецензируемых изданиях, рекомендованных ВАК и индексируемых в Scopus и Web of Science, а также 10 тезисов докладов на международных и всероссийских научных конференциях.
Личный вклад автора
Автором диссертационной работы были проведены измерения зависимостей намагниченности образцов от поля, от температуры и от времени, на СКВИД магнетометре, проведён анализ результатов измерений, их обработка. Определены ключевые параметры намагничивания образцов: коэрцитивная сила, остаточная намагниченность и намагниченность насыщения, и зависимость их от температуры, исследована взаимосвязь полученных результатов магнитных измерений с результатами работ других авторов. Постановка задач, интерпретация полученных результатов и формулировка выводов исследования осуществлялись совместно с научным руководителем и соавторами публикаций. Автор также принимал непосредственное участие в планировании эксперимента, получении и обработке спектров электронного спинового резонанса образцов на спектрометре ЭПР, получении температурных зависимостей проводимости, исследовании поляризации фотолюминесценции в магнитном поле и обобщении результатов указанных измерений, написании статей и подготовке их к публикации.
Структура и объем диссертации
Диссертация изложена на 158 страницах, содержит 51 рисунок и 4 таблицы. Библиография включает 229 наименований. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы.
Тонкоплёночные структуры GaSb-MnSb
В работе [43] обнаружено аномально высокое изменение направления линейной поляризации излучения при его отражении от намагниченного сплава PtMnSb: при длине волны 720 нм поворот направления поляризации составлял -1.27. При отражении света от MnSb максимальный поворот направления поляризации в 3.5 раза меньше [43]. Регистрация угла отклонения линейной поляризации электромагнитного излучения при его отражении от поверхности намагниченного сплава является одним из способов считывания информации с магнитных носителей. Соединения MnSb, как и другие пниктиды марганца (например, MnAs, MnBi), являются подходящими материалами для количественного исследования эффекта Керра, при условии, что электронная структура этих соединений известна. Для описания процессов перемагничивания MnSb и его электронопроводящих свойств было предложено 3 зонных модели. Модель Гуденафа [44], модель Альберса и Гааза [45] и модель Чена [46] (рис. 3). Последняя модель наилучшим образом описывала результаты магнитных измерений [47], РФЭС [48] и оптических [49] измерений, поэтому остановимся на этой модели подробнее.
Зонная схема MnSb. Вертикальными параболами показаны дисперсии для валентной зоны и зоны проводимости, сформированных p-электронами в MnSb. Горизонтальными параболами показаны подзоны, сформированные d-электронами Mn. Пунктирами показаны положения уровней Ферми для различных стехиометрических соотношений Mn и Sb в MnSb.
Ферромагнетизм соединений Mn обусловлен d-электронами Mn. Наложение внешнего постоянного магнитного поля приводит к изменению энергий электронов d-подзоны, в соответствии с ориентацией спинов таких электронов относительно направления приложенного поля. Для электронов, проекция спина которых на направление поля положительна (в частности для таких электронов, спин которых направлен вдоль поля), энергия уменьшается. Для электронов, проекция спина которых на направление поля отрицательна (в частности для таких электронов, спин которых направлен против поля), энергия уменьшается. В результате такого смещения d-подзон, одна из них – с ориентацией спина вдоль направления поля – оказывается ниже уровня Ферми, другая – с ориентацией спина против направления поля – пересекает уровень Ферми. Таким образом, в магнитном поле, близком к полю насыщения, MnSb обладает различным типом проводимости для электронов со спинами вдоль и против поля. Для электронов со спином вдоль поля MnSb – полупроводник, для электронов со спином против поля, MnSb – полуметалл. Отметим важное отличие зонной структуры MnSb от зонной структуры NiMnSb. Несмотря на то, что оба указанных сплава – полуметаллы, в NiMnSb металлическая проводимость возникает для электронов со спином вдоль поля, а в MnSb металлическая проводимость имеет место для электронов со спином против поля. В этом смысле можно считать, что MnSb во внешнем магнитном поле является спиновым «анти-фильтром», пропускающим электроны со спином против поля и задерживающим электроны со спином вдоль поля.
Следует отметить, что d-электроны Mn не являются основными носителями в MnSb. В работе [50] был исследован эффект Холла в MnSb. Знак нормальной компоненты эффекта Холла соответствовал положительному знаку основных носителей. Это означает, что основными носителями заряда в MnSb являются дырки.
MnSb имеет гексагональную структуру, пространственная группа P63mmcD46h (No.194 in the International Tables for X-Ray Crystallography). Элементарная ячейка MnSb показана на рис. 4. Она содержит два атома Mn на 2a-состояниях (0,0,0) и (0,0,c/2) и двух атомов Sb на 2c-позициях (a3/3, 0, c/4) и (a3/6, -a/2, 3c/4) в декартовой системе координат. Атомы Mn координированы в тригонально искажённом октаэдре атомов Sb. Параметры решётки приведены в табл. 1.
Нейтронная дифракция при 4.2 К [37] 4.1220 5.7549 4.396 Рис. 4. Кристаллическая ячейка MnSb. Малыми кружками обозначены ионы Mn в узловых позициях MnSb. Большими кружками – ионы Sb. Двойными кружками обозначены ионы Mn в межузельных позициях MnSb. Расстояния между соседними атомами: Mn-Mn: 2.87 и 4.112 , Sb-Sb: 3.725 , Mn-Sb: 2.774 . В нестехиометричном Mn1+xSb избыточные атомы марганца занимают межузельные позиции как показано на рис. 4. Согласно данным работы [41], магнитный момент Mn1+xSb убывает с возрастанием x, как M = (3.57 – 5.5x)B.
Согласно работе [46], MnSb является металлическим сплавом с дырочной проводимостью, уровень Ферми лежит ниже верхней границы связывающей зоны, сформированной 5(s-p) электронами. 3d-подзоны марганца сдвинуты друг относительно друга на величину энергии обменного взаимодействия. Состояния со спином вдоль поля (majority spin states) полностью заполнены 5-ю электронами, и уровень Ферми пересекает состояния со спином против поля (minority spin states), которые заполнены частично: от 1.5 до 2.2 электронов в пересчёте на 1 атом Mn. Вместе с незаполненной частью разрыхляющей s-p подзоной (antibonding band), лежащей выше уровня Ферми, d-состояния со спином против поля формирует некоторое количество дырок в связывающей (s-p) подзоне.
Увеличение атомной доли Mn, х в Mn1+xSb, приводит к увеличению количества электронов в системе MnSb и, соответственно, к повышению уровня Ферми. Т.к. электроны занимают d-подзону со спином против поля, увеличение x будет приводить к уменьшению магнитного момента. Зависимости магнитного момента насыщения и эффективного момента от атомной доли Mn показаны на рис. 5. Спины электронов марганца, находящиеся в узловых позициях MnSb, упорядочиваются вдоль направления поля [39]. Спины электронов у атомов Mn, находящихся в межузельных позициях - против поля [39].
Температура Кюри MnSb - 585 К [37,39,41]. Намагниченность насыщения MnSb при Т - 0 К равна 111.76 ед. СГСМ/г [41].
Рис. 5. Зависимости магнитного момента насыщения и эффективного момента от атомной доли Mn [41]. Ионы Mn, занимающие позиции в узлах решётки (A-sites, substitutional positions), имеют магнитный момент насыщения 3.5 B [51]. Ионы Mn, занимающие позиции в междоузлиях решётки (B-sites, interstitial positions), имеют магнитный момент насыщения 2.2 B [51].
Статическая и динамическая модели поляризации фотолюминесценции квантовой ямы в магнитном поле
Для контроля и сравнения результатов проводились также измерения циркулярной поляризации фотолюминесценции в магнитном поле. В этом случае измерительная схема незначительно отличается от показанной на рис. 17 характером возбуждения люминесценции. Для возбуждения использовался He-Ne лазер с мощностью 3 мВт, работающий в непрерывном режиме.
Изучение фотолюминесценции квантовой ямы в гетероструктурах InGaAs/GaAs/GaAs:Mn и ZnSe/ZnMgSSe/ZnSSe:Cr позволило в данной работе исследовать ферромагнетизм независимым оптическим методом. Измерения степени циркулярной поляризации фотолюминесценции квантовой ямы в гетероструктурах InGaAs/GaAs/GaAs:Mn проводились в магнитном поле Н = 0 - 50 кЭ в криостате со сверхпроводящим магнитом в жидком гелии (температура Т = 2 К) или в криостате Oxford с регулируемой температурой (минимум T = 8 К), при этом образец крепился на холодном «пальце» в вакууме. Фотолюминесценция возбуждалась He-Ne лазером (632.8 нм) и регистрировалась в геометрии Фарадея (магнитное поле направлено перпендикулярно к поверхности образцов) с помощью CCD-камеры на монохроматоре со спектральным разрешением лучше 0.05 мэВ. Циркулярно-поляризованная фотолюминесценция исследовалась стандартным образом с использованием линейного поляризатора и четвертьволновой пластинки. Степень циркулярной поляризации фотолюминесценции гетероструктур InGaAs/GaAs/GaAs:Mn определялась параметром PС = (I+ - I-)/(I+ + I-), (2) где I+(I-) - интенсивности компонент с правой (левой) поляризацией, полученные путём интегрирования части спектра, соответствующей оптическому переходу электрона с уровня в зоне проводимости на уровень в валентной подзоне тяжёлых дырок в квантовой яме. Время-разрешенные измерения проводились в проточном криостате на установке, оборудованной Ti:Sa фемто-секундным лазером (к = 800 нм), монохроматором со спектральным разрешением лучше 1 мэВ и стрик-камерой с временным разрешением 7 пс. Частота повторения лазерных импульсов 76 МГц. 2.1.4. Методика определения удельного сопротивления, концентрации носителей заряда и их подвижности в магнитном поле
Для определения подвижности, проводимости и концентрации носителей заряда сопротивление плёнок измерялось в двух геометриях: 4-точечным методом в отсутствие магнитного поля (потенциальные и токовые контакты лежат на одной прямой и находятся на равном расстоянии друг от друга) и в Холловской геометрии в магнитном поле, приложенном перпендикулярно поверхности плёнки.
При низких температурах сопротивление в магнитном поле было измерено с помощью специальной приставки, позволяющей закреплять образец в камере образца СКВИД-магнетометра и проводить одновременное измерение магнитного момента и электрического сопротивления в магнитном поле, а также получать зависимости указанных параметров от магнитного поля и от температуры. Напряжение между потенциальными контактами образца измерялось с помощью нановольтметра Keithley Nanovoltmeter 2182. Ток через образец подавался с помощью многофункционального измерителя электрических напряжений и токов, Keithley Sourcemeter 2400, который может работать как в режиме измерителя напряжения и силы тока, так и в режиме генератора постоянного или переменного тока. Для закрепления образца использовалась специальная штанга, позволяющая подключать контакты, подведённые к образцу, к входным клеммам измерителя напряжений и генератора постоянного тока (рис.18).
Для обеспечения максимальной фиксации потенциальных и токовых контактов, идущих от образца, использовалась следующая последовательность подключения образца. 1) Изготавливалась специальная плата с четырьмя дорожками для подключения контактов, идущих от образца. 2) Образец закреплялся на плате, так, чтобы проводящая сторона образца (та сторона подложки, на которую напылена плёнка) не касалась дорожек. 3) На каждой дорожке, со стороны, которая ближе к образцу, закреплялась неизолированная платиновая проволока малого сечения (10 мкм). Длина проволок подбиралась в соответствии с расстоянием до образца и составляла от 1 до 1.5 см. 4) Свободные концы этих проволок наклеивались на поверхность исследуемой плёнки в соответствии с требуемой геометрией измерения электрического сопротивления. 5) Плата с наклеенным на неё образцом и четырьмя контактными проводами, идущими с дорожек платы к образцу, закреплялась на штанге двумя самыми нижними винтами на нижнем конце штанги (рис. 18, два первых винта на уступе крепления штанги слева). Остальные 10 винтов на штанге (рис. 18) соединены с 10-ю контактами 10-pin разъёма на верхнем конце штанги (рис. 18). Сама штанга полая, и соединительные провода, ведущие от винтов на штанге к контактам 10-pin разъёма, проходят внутри полой штанги. 6) Четыре винта из указанных десяти соединялись с дорожками на плате образца с помощью изолированных медных соединительных проводов. 7) Свободные концы проводов припаивались к дорожкам на плате образца 8) К 10-pin разъёму подсоединялся кабель, на одном конце которого – 10 pin совместимый разъём, на другом конце – 10 проводов, 6 из которых полностью изолированы, а оставшиеся 4, идущие от контактов на образце, пронумерованы и подсоединены к соответствующим клеммам нановольтметра и генератора постоянного тока. Схематически расположение всех элементов приставки для измерения сопротивления показано на рис. 18.
Методика определения удельного сопротивления, концентрации носителей заряда и их подвижности в магнитном поле
Таким образом, температурная зависимость проводимости была аппроксимирована формулой: = 1 + 2 = 01.exp(-(T /T)1/4) + 02.exp(-E/kT) (6), где 1 – вклад проводимости с переменной длиной прыжка, зависящей от температуры по закону Мотта и доминирующий при температурах T 100 К, 2 = 02.exp(-E/kT) – вклад примесной проводимости, доминирующий при высоких температурах 100 – 300 К, E – разность между положением таких примесных уровней и границей валентной зоны. Высота активационного барьера T = 360 К, что является приемлемым значением и близко к ранее полученным значениям высоты активационного барьера для полупроводников вдали от перехода металл-изолятор [188]. Значение E = 530 К (0.046 эВ), характеризует глубину залегания примесных уровней.
Следует отметить, что закон Мотта является далеко не единственным способом описания температурной зависимости вклада прыжковой проводимости. Фундаментальным условием выполнения закона Мотта является постоянство плотности состояний вблизи уровня Ферми. Это условие можно считать выполненным для GaSb (уровень Ферми лежит в запрещённой зоне GaSb и состояния вблизи уровня Ферми могут быть сформированы только примесными уровнями в GaSb, распределение которых по энергии можно считать равномерным). В случае MnSb уровень Ферми пересекается одной из d-подзон и плотность состояний существенно зависит от энергии, даже вблизи уровня Ферми. При наличии кулоновской щели плотность состояний зависит от энергии квадратично: g(E) (к/е2)3(Е-ЕF)2 (7), где к - диэлектрическая проницаемость MnSb, EF - уровень Ферми.
Прыжковая компонента проводимости в этом случае меняется по закону: 0ES = 00exp((ГES/Т)1 2), где TES = е2/ка - температура Эфроса-Шкловского, зависящая от радиуса локализации носителей и от величины кулоновской щели а - радиус локализации основных носителей в MnSb.
Аппроксимации температурной зависимости проводимости выражением о = о1 + OES = 010.exp(-(ІІA/7)) + (J0.exp(-(TES/T)1 2), (8) позволяет определить температуру Эфроса-Шкловского TES = 52 К. Полученное значение температуры ниже величины Т0, определенной из закона Мотта. Величину кулоновской щели можно оценить, взяв характерное значение радиуса локализации дырок для GaSb а = 10-7 см и приравняв плотность состояний из (7) плотности состояний MnSb на уровне Ферми: N(EF) = 2.63 состояний/(эВ элементарную ячейку) = 2.63 1022 состояний/(эВ см3). Имеем: (к/е2)3 = 8/(7ES.«)3, Е2 g(E = EF. MnSb). (TES.«)3/8 = 6.6 К = 5.610-4 эВ. Таким образом, температурная зависимость проводимости в низкотемпературной части (Т 50 К) может быть описана как прыжковая по закону Мотта, или по механизму Эфроса-Шкловского. Сделать выбор в пользу одного из этих механизмов оказывается проблематичным. Для ответа на вопрос о механизме проводимости при низких температурах был исследован нерезонансный отклик поля микроволнового магнетосопротивления плёнок на изменение подмагничивающего поля. Ориентационная зависимость спектра ФМР была получена для ориентации магнитного поля вне плоскости образца [9]. Угол = 0 соответствует перпендикулярной ориентации поля по отношению к образцу. Помимо измерения резонансного сигнала, ФМР спектрометр был использован для исследования нерезонансного поглощения микроволновой мощности, вызванного магнетосопротивлением образца. В [114, 115] было показано, что для образцов с низким сопротивлением р (значительно меньшим сопротивления микроволнового тракта спектрометра 190 Ом) поглощаемая мощность Р линейно зависит от сопротивления и является функцией магнитного поля Н: Р р(Я). Соответственно, производная поглощаемой мощности, измеряемая при наличии модуляции, пропорциональна производной от сопротивления образца dP/dH d(p(H))/dH.
Обсудим сначала нерезонансную часть микроволнового поглощения, связанную с магнетосопротивлением образца. В малых магнитных полях производная нерезонансного поглощения была отрицательной dP/dH 0 (Рис. 29 (а)). Аппроксимация этой части магнетосопротивления, резко уменьшающейся с ростом магнитного поля, была произведена с помощью формулы dP/dH = АН4 1 exp((5Я)9), где А и В независящие от поля коэффициенты. Подобная аппроксимация используется для описания спин-зависимой прыжковой проводимости в сильно разупорядоченных системах и была предложена Эфросом и Шкловским в виде формулы р/р = A(1-exp((BH)q) [116]. Производная проходит через низкотемпературный минимум Н = 2 кЭ (Рис. 29 (а)). В сильных полях магнетосопротивление аппроксимировали функцией dP/dH=Cfr, где С = const. Численные значения А и С зависят от геометрии образца и расположения в резонаторе, поэтому не могут быть использованы для обсуждения его физических свойств. Однако константы /ид отражают физическую природу магнетосопротивления, как было показано в [115]. Для ориентации образца параллельно магнитному полю были получены значения q = 2.0 ± 0.6 и f = 0.8 ± 0.2.
Низкополевая часть зависимости dP/dH(H) (до минимума 2 кЭ), вероятнее всего, возникает в результате Зеемановского расщепления состояний носителей заряда, вырожденных в отсутствие магнитного поля. В магнитном поле вырождение снимается, изменяя подвижность, плотность состояний или вероятность прыжков в прыжковой проводимости [37, 116]. В рамках этой модели величина коэффициента B должна составлять 2.7.e2/kaBT = 3.32.10-4 Э-1, где 15 диэлектрическая проницаемость, aB 10-10 м радиус Бора. Это хорошо согласуется со значением B = 3.3.10-4 ± 3.10-5 Э-1, полученным из аппроксимации при Т = 100 К (Рис. 29 (а)). При отклонении магнитного поля от нормали к пленке обе части магнетосопротивления (низко- и высокополевая) исчезают, что может означать уменьшенную подвижность носителей заряда в направлении, перпендикулярном пленке.
Влияние концентрации носителей заряда на намагниченность насыщения пленок GaSb-MnSb
Оценка температуры ТС (см. табл. 4) по формуле (23) дает сильно заниженное значение ТС = (5 ± 1) К по сравнению с экспериментальным значением ТС = (30 ± 5) К. Подобные результаты наблюдались и ранее при сравнении экспериментальных данных с теорией протекания для неупорядоченного разбавленного полупроводника Ga1-xMnxAs [204]. Этот факт можно объяснить тем, что свойства неупорядоченных разбавленных магнитных полупроводников полностью определяются соотношением радиуса потенциала косвенного обменного взаимодействия R и среднего расстояния между примесными центрами rS. Формула (23) для температуры Кюри справедлива, когда R rS.
В нашем случае радиус потенциала косвенного обменного взаимодействия лишь немногим менее среднего расстояния между примесными центрами (см. табл. 4). Вероятно, этим и обусловлено несовпадение расчетного и экспериментального значения температуры Кюри [8]. В неупорядоченных полупроводниках [204–209], когда косвенное обменное взаимодействие обусловлено локализованными носителями заряда, выполняется соотношение: R/rS = L nh1/3. По известной концентрации дырок nh 3 1019 см-3, был оценён радиус локализации L (см. табл. 4), значение которого оказалось очень близко к боровскому радиусу дырок aB = 7.8 в Ga1-xMnxAs [204, 210]. Заметим, что образец 4831 уже исследовался ранее в работе [211]. Для объяснения наблюдаемых экспериментальных результатов авторы [211] предложили модель сильно неоднородного магнитного - Mn -слоя с резкими пространственными изменениями концентрации марганца. Интерпретация экспериментальных результатов в предложенной модели [211] сильно затруднена и требует введения весьма искусственных предположений о ферромагнитных «островках», погруженных в антиферромагнитную матрицу. Однако полученные результаты, описанные выше, указывают на применимость общепринятой теории протекания для неупорядоченных разбавленных магнитных полупроводников.
Подробно электронный спиновый резонанс в гетероструктурах InGaAs/GaAs/- Mn обсуждался в работе [138]. Спектр электронного спинового резонанса сингулярного образца 4838 содержал: нерезонансную линию 1, связанную с микроволновым магнетосопротивлением [8], изотропные линии 2, 4, отвечающие фоновой примеси в подложке GaAs, и линию 3 (рис. 39).
Спектры электронного спинового резонанса в образцах 4838 и 4831 (в двукратно увеличенном масштабе) при температуре Т = 4 К. Угол между постоянным магнитным полем спектрометра и плоскостью образцов равен нулю. Цифрами обозначены линии в спектре (см. текст).
Происхождение линии 3 не удается связать ни с одной из ранее изученных магнитных систем на основе арсенида галлия и марганца [8]. Подсчет количества спинов для этой линии путем вычисления площади под кривой поглощения (второго интеграла / АН, здесь / - амплитуда линии, АН - ее ширина) и сравнения с этим же параметром для калибровочного образца медного купороса показал, что число спинов, отвечающих ей в 100 раз превышает расчетное (полученное из концентрации независимых невзаимодействующих ионов марганца) при Т = 4 К [8]. Это означает, что эта линия обусловлена, не парамагнитным, а ферромагнитным резонансом в - Mn -слое [19]. На это указывает также и температурная зависимость линии 3. Эта линия исчезает выше Тс [138]. В пользу данного заключения свидетельствует также аксиальная анизотропия линии 3 с осью легкого намагничивания - Mn -слоя, направленной вдоль (110) [138]. Таким образом, интенсивная линия 3 в спектре электронного спинового резонанса в образце соответствует однородной прецессии магнитного момента ферромагнитного слоя.
Несмотря на обилие работ в области магнитных перколяционных фазовых переходов в полупроводниках [212-217], все они осуществлены в постоянном магнитном поле, а особенности высокочастотной спиновой динамики практически не исследованы. Представления, разработанные ранее о перколяционном магнетизме, базировались на статических экспериментах в постоянном магнитном поле. Исследование высокочастотных резонансных спин-волновых явлений в системах с перколяционным ферромагнетизмом является новой фундаментальной задачей, открывшейся в данной работе. Спектр электронного спинового резонанса в вицинальном образце 4831 представлен на рис. 39. Он существенно отличается от спектра сингулярного образца 4838 того же химического состава. Важно отметить, что микроволновое магнетосопротивление (нерезонансная линия 1) полностью исчезает при переходе от образца 4838 к 4831 (рис. 39) из-за различной подвижности носителей заряда в этих образцах. В вицинальном образце 4831 формируются квазиодномерные каналы проводимости [185], в то время как в сингулярном образце 4838 электронный газ двумерный. Следовательно, ограничение размерности играет определенную роль в формировании магнитотранспортных свойств тонких слоев Ga1-xMnxAs. Подобные результаты были получены для разбавленного полупроводника Ge1-xMnx в работе [140]. При переходе от образца 4838 к 4831 происходит значительное уширение линии 3 ферромагнитного резонанса. Причина может быть в том, что спектр электронного спинового резонанса вицинального образца 4831 отвечает резонансу не сплошного слоя, а ферромагнитным участкам (островкам), расположенным в местах с различающимися кристаллическими и магнитными параметрами (со своим определенным локальным магнитным полем). Каждому ферромагнитному островку соответствует линия со своим локальным резонансным полем, определяемым его формой и локальным окружением.