Содержание к диссертации
Введение
I. Магнитные взаимодействия в полупроводниках и гибридных системах ферромагнетик/полупроводник (обзор литературы) 10
1.1. Основы оптической ориентации электронов и ядер в объемных полупроводниках THnaGaAs 10
1.2. Тонкая структура экситонов в низкоразмерных полупроводниковых системах на основе арсенида галлия 23
1.3. Сверхтонкое взаимодействие и динамическая поляризация ядер в квантово-размерных системах 31
1.4. Магнитные взаимодействия в гибридных системах ферромагнетик/полупроводник 38
II. Методика эксперимента 48
II. 1. Объект исследования 48
II.2. Экспериментальная установка поляризационной спектроскопии 53
III. Взаимосвязь спиновых систем ферромагнетика и полупроводника в гибридной системе ферромагнетик/полупроводник 59
III. 1. Детектирование рассеянных магнитных полей, обусловленных доменной структурой ферромагнитной пленки, с помощью "меченых" по спину электронов полупроводника 59
III.2. Управление магнитными свойствами ферромагнитной пленки с помощью полупроводника. Явление фотокоэрцитивности 72
III.2.1 Магнитопьезоэлектрический эффект 77
III.2.2 Обменное взаимодействие электронов ферромагнетика и полупроводника...80
III.2.3. Фотоиндуцированная обменная анизотропия при циркулярно поляризованном освещении в гибридной системе ферромагнетик/полупроводник 92
IV. Тонкая структура квазинульмерных экситонов 101
IV. 1. Модель псевдоспина Уг светлых экситонов. Эксперименты по оптической ориентации и выстраиванию нульмерных экситонов 101
IV.2. Коллективные эффекты в ансамбле экситонов 120
IV.3. Тонкая структура темных экситонов. Ее проявление в легированных квантовых точках 126
V. Сверхтонкое взаимодействие в квантовых точках 141
V.I. Сверхтонкое взаимодействие экситонов, локализованных в нелегированных квантовых точках 141
V.2. Динамическая самополяризация ядер 158
V.3. Спонтанный циркулярный дихроизм в квантовой точке. 167
V.4. Легированные квантовые точки. Динамическая поляризация ядер и ее влияние на тонкую структуру светлых и темных экситонов 172
Заключение 186
Литература
- Тонкая структура экситонов в низкоразмерных полупроводниковых системах на основе арсенида галлия
- Детектирование рассеянных магнитных полей, обусловленных доменной структурой ферромагнитной пленки, с помощью "меченых" по спину электронов полупроводника
- Фотоиндуцированная обменная анизотропия при циркулярно поляризованном освещении в гибридной системе ферромагнетик/полупроводник
- Модель псевдоспина Уг светлых экситонов. Эксперименты по оптической ориентации и выстраиванию нульмерных экситонов
Введение к работе
Актуальность темы. Последние несколько лет отмечены небывалым ростом интереса к спиновым системам в полупроводниках и гибридах ферромагнетик/полупроводник. Успехи технологии сделали реальной перспективу интеграции магнитных материалов в полупроводниковую микроэлектронику. В результате в физике твердого тела возникло новое направление, получившее название "спинтроника". Главной фундаментальной задачей нового направления является изучение магнитных взаимодействий в полупроводниках и гибридных системах на их основе.
В гибридных системах ферромагнетик/полупроводник (ФМ/ПП) спин электронов полупроводника используется в роли детектора, считывающего информацию о состоянии магнитной пленки. Например, при инжекции через контакт ферромагнитный металл/полупроводник электроны полупроводника приобретают неравновесный спин, содержащий информацию о спине электронов в ферромагнетике. Электронный спин полупроводника перспективен и для хранения полученной информации, поскольку обладает долгим временем спиновой релаксации (порядка сотни наносекунд). С другой стороны интересно использовать полупроводник для управления магнитными свойствами магнитных пленок. Для решения этих задач крайне важно понимание физики магнитных взаимодействий вблизи интерфейса ФМ/ПП.
Другим направлением "спинтроники" является изучение возможности создания квантового компьютера, работа которого принципиальным образом отличается от работы обычного классического компьютера. В качестве базового элемента полупроводникового квантового компьютера предполагается использовать спин электрона, локализованного в квантовой точке (квантовый бит или кубит информации). Для успешной работы нового компьютера необходимо управлять спином одиночного электрона с помощью магнитных полей различной природы (однокубитные операции), равно как и обменным взаимодействием пары электронов (двухкубитные операции). При этом на первый план выходит сверхтонкое взаимодействие с ядрами решетки, которое существенно влияет на динамику ансамбля электронных спинов в квантовых точках. Статические флуктуации сверхтонкого поля ядер вызывают дефазировку электронной спин-системы. Дефазировку можно подавить, переведя ядра в полностью поляризованное состояние с помощью оптической накачки. Другой способ заключается в использовании эффекта спонтанного упорядочения спинов ядер (самополяризация ядер).
Работа спиновых устройств существенно связана с анизотропией магнитных взаимодействий, которая, в свою очередь, определяется симметрией островов, локализующих носители заряда. Информацию о симметрии точек можно получить с помощью метода поляризационной спектроскопии. Ключевым моментом в этом случае является анизотропия обменного взаимодействия электрона и дырки, создаваемых поляризованным светом в квантовой точке. Она тесно связана с симметрией квантовой точки и определяет поляризационные свойства излучения.
Научное направление, которое сформировалось в процессе выполнения комплекса исследований, легших в основу диссертации, - фотомагнетизм полупроводниковых гетероструктур и гибридных систем ферромагнетик/полупроводник.
Целью настоящей работы является экспериментальное и теоретическое исследование магнитных взаимодействий вблизи интерфейса ферромагнетик/полупроводник, сверхтонкого взаимодействия ядер с квазинульмерными электронами и экситонами, а также анизотропного обменного взаимодействия между электроном и дыркой, локализованными в квантовой точке.
В качестве объектов исследований были выбраны арсенид галлия n-типа для создания гибридных структур ферромагнетик/полупроводник и квантово-размерные структуры типа GaAs/AIGaAs, InP/InGaP, InAlAs/AlGaAs.
В настоящей работе мы использовали метод поляризационной спектроскопии, позволяющей измерять все параметры Стокса, характеризующие поляризованную люминесценцию. В свою очередь, знание поляризации люминесценции позволяет судить о поляризации носителей заряда и экситонов в полупроводниках. При анализе экспериментальных результатов были использованы теория магнетизма магнитоупорядоченных систем, метод эффективного спина (псевдоспина) и теория динамической поляризации ядер.
Научная новизна работы заключается в том, что в ней впервые - обнаружен ферромагнетизм интерфейса в гибридной системе Ni/GaAs; рассеянные магнитные поля интерфейса были детектированы с помощью метода оптической ориентации электронов в полупроводнике; обнаружено воздействие полупроводника на ферромагнетик, заключающееся в явлении фотокоэрцитивности - изменении коэрцитивной силы интерфейса Ni/GaAs при оптическом возбуждении арсенида галлия; предложена модель обменной связи полупроводника и ферромагнетика, позволившая описать явление фотокоэрцитивности и предсказать эффект намагничивания ферромагнетиков оптически ориентированными электронами полупроводника; предложена модель, описывающая оптически активные квазинульмерные экситоны как квазичастицы с псевдоспином Уг и позволяющая наглядно интерпретировать их тонкую структуру и полный набор экспериментов по поляризационной спектроскопии экситонов в нелегированных наноструктурах; - обнаружена тонкая структура оптически неактивных экситонов в легированных квантовых точках с помощью оптической ориентации комплексов из двух электронов и дырки (трионов); - предложена модель динамической поляризации ядер квазинульмерными экситонами, объясняющая гигантское подавление эффекта Оверхаузера в квантовых точках; - предсказан эффект самополяризации ядер, взаимодействующих с экситонами в квантовых точках, в основе которого лежит пересечение спиновых уровней экситона в эффективном поле ядер; - обнаружено влияние ядерного поля на оптически активные и неактивные экситоны в легированных квантово-размерных островах InP, что позволило определить g-фактор тяжелой дырки в острове.
Научная и практическая значимость работы заключается в том, что полученные в ней результаты имеют фундаментальное значение для построения теории магнетизма гибридных систем ферромагнетик/полупроводник, а также теории магнитных взаимодействий в полупроводниковых наноструктурах. Результаты, полученные в диссертации, могут стать основой новых устройств спиновой электроники. На защиту выносятся следующие основные положения:
1. Ферромагнитный интерфейс в гибридной системе Ni/GaAs создает рассеянные магнитные поля, которые влияют на оптическую ориентацию электронов в полупроводнике GaAs.
2. Полупроводник воздействует на ферромагнетик, что приводит к явлению фотокоэрцитивности - изменению коэрцитивной силы интерфейса Ni/GaAs при оптическом возбуждении полупроводника в гибридной структуре ферромагнетик/полупроводник.
Модель обменной связи полупроводника и ферромагнетика позволяет описать явление фотокоэрцитивности и предсказать эффект намагничивания ферромагнетиков оптически ориентированными электронами полупроводника.
Теоретическая модель, описывающая оптически активные квази нульмерные экситоны как квазичастицы с псевдоспином Vi, позволяет наглядно интерпретировать их тонкую структуру и полный набор экспериментов по поляризационной спектроскопии экситонов в нелегированных наноструктурах.
Тонкая структура оптически неактивных экситонов проявляется в легированных квантовых точках при оптической ориентации комплексов из двух электронов и дырки (трионов).
Модель динамической поляризации ядер квазинульмерными экситонами объясняет гигантское подавление эффекта Оверхаузера в квантовых точках.
Пересечение спиновых уровней экситона в квантовой точке в эффективном магнитном поле ядер приводит к спонтанной поляризации (самополяризации) ядер.
Сверхтонкие поля динамически поляризованных ядер в квантово-размерных островах, действующие на оптически активные и неактивные экситоны, различаются в меру экситонных g-факторов, что позволяет определить g-фактор тяжелой дырки в острове.
Апробация работы. Результаты диссертации докладывались на International Magnetics Conference (San Antonio 1995), 15th General Conf. of the Condensed Matter Division (Baveno-Stresa 1996), 23rt International Symposium on Compound Semiconductors (S.Petersburg 1996), Optics of excitons in Condensed Matter International Conference (St.Petersburg, 1997), 24th International Conference on Physics of Semiconductors (Jerusalem, 1998), NATO Advanced Research Workshop (Ustron-Jaszowiec 1999), International Conference on Semiconductor Quantum Dots (Munich 2000), APS meeting (Seattle 2001), 9th International Symposium "Nanostructures: Physics and Technolodgy" (St. Petersburg, 2001), а также на семинарах в лабораториях отечественных и зарубежных научных учреждений.
Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 21 печатной работе [А1-А21], перечень которых приведен в конце диссертации.
Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения, списка работ автора из 21 наименований и списка цитированной литературы из 87 наименований. Объем диссертации - 200 страниц, включая 36 рисунков.
В первой главе дан краткий обзор основ оптической ориентации и магнитных взаимодействий в полупроводниковых кристаллах типа GaAs и гибридных системах на его основе (по литературным данным). Во второй главе описаны экспериментальная установка и использовавшиеся нами образцы - арсенид галлия с напыленной на его поверхность пленкой никеля, а также наноструктуры - квантовые ямы GaAs/AlGaAs, сверхрешетки GaAs/AlAs и самоорганизованные ансамбли квантовых точек InP/InGaP и InAlAs/AlGaAs. Третья глава посвящена исследованию взаимного влияния ферромагнетика и полупроводника в структуре Ni/GaAs. В четвертой главе оптически активные квазинульмерные экситоны рассматриваются как квазичастицы с псевдоспином Уг. Изучаются магнитные свойства таких квазичастиц, поляризация их рекомбинационного излучения, ее связь с симметрией острова. В пятой главе исследуется сверхтонкое взаимодействие в квантовых точках, влияние обменного взаимодействия между электроном и дыркой на динамическую поляризацию ядер, а также расщепление спиновых уровней экситона в эффективном поле поляризованных ядер.
Тонкая структура экситонов в низкоразмерных полупроводниковых системах на основе арсенида галлия
В первых работах [13] по оптической спектроскопии квантово-размерных структур GaAs/AlGaAs обнаружено, что в спектрах люминесценции при низких температурах доминирует рекомбинация экситонов, образованных электроном и дыркой из первых подзон размерного квантования. Линия фотолюминесценции испытывает коротковолновый сдвиг при уменьшении ширины ямы, что свидетельствует об эффективном ограничении движения носителей в направлении перпендикулярном плоскости ямы. В результате размерного квантования изменяется зонная структура, что проявляется в спектрах возбуждения поляризованной люминесценции. В частности, степень круговой поляризацииЗависимость расщепления спиновых уровней (поля электронного спинового резонанса) от внешнего магнитного поля в объемном кристалле GaSb. Фактически наблюдается расщепление электронных уровней в сумме внешнего и ядерного полей. Величина ядерного поля управляется внешним полем в соответствии с формулой (I, 20). Эта зависимость позволяет оценить локальное поле BC 5G. Рисунок взят из книги [1]. люминесценции сильно зависит от энергии возбуждающего кванта, благодаря снятию четырехкратного вырождения валентной зоны. Расщепление подзон тяжелых и легких дырок проявляется также в спектрах поляризованной люминесценции при нерезонансном возбуждении экситонов выше краев подзон размерного квантования [13] в нелегированных квантовых ямах (рисунок 1.5). В этом случае рекомбинационное излучение обусловлено аннигиляцией экситона, образованного электроном и тяжелой дыркой из первых подзон размерного квантования (переход le-lhh). Этой полосе соответствует круговая поляризация, знак которой совпадает со знаком поляризации возбуждающего света. Линия на высокоэнергичном краю полосы le-lhh, обусловленная рекомбинацией электрона с легкой дыркой Іе-Uh выражена при низких температурах весьма слабо. Однако в спектрах поляризации наблюдается значительный спад, а иногда и смена знака степени круговой поляризации люминесценции, что позволяет идентифицировать указанный переход и, следовательно, доказать наличие расщепления подзон тяжелых и легких дырок [13].
При низкой температуре основной вклад в люминесценцию вносят локализованные le-lhh экситоны. Главным источником их локализации в нелегированных квантовых ямах является монослойные островковые флуктуации гетерограниц GaAs/AIGaAs. В результате локализации движение экситонов ограничено во всех трех направлениях, так что они становятся квази-нульмерными. С ростом температуры экситоны покидают островки и получают возможность свободно двигаться в плоскости квантовой ямы, становясь двумерными. Более сильная локализация электронно-дырочных пар достигается в самоорганизованных ансамблях квантовых точек. В таких системах носители остаются локализованными даже при комнатных температурах.
Одной из главных задач данной диссертации является изучение обменного взаимодействия электрона и дырки в экситоне, локализованном в наноструктурах (квазинульмерный экситон). В нулевом магнитном поле в отсутствие обменного взаимодействия между электроном и дыркой основной уровень e\-hh\(ls) экситона с тяжелой дыркой в квантовых ямах с решеткой цинковой обманки четырехкратно вырожден и характеризуется проекцией углового момента М = s + j = ±1,± 2, где спин электрона s = ±l/2 и угловой момент дырки
Обменное взаимодействие расщепляет этот уровень на радиационный дублет ± і) (оптически активные или светлые экситоны) и два близко расположенных и оптически неактивных синглета (оптически неактивные или темные экситоны). При локализации экситона на анизотропном острове или в анизотропной квантовой точке симметрия системы понижается и радиационный дублет должен расщепляться на два подуровня, поляризованных линейно в двух ортогональных направлениях, ориентация которых задается формой локализующего потенциала [14]. При исследовании спектров фотолюминесценции локализованных экситонов в квантовых ямах GaAs/AlGaAs(001) в режиме ближнего поля (optical near-field regime) Гаммон и др. [15] обнаружили обменное расщепление оптически активного дублета на две компоненты, поляризованные вдоль осей [ПО] и [НО]. В сверхрешетках GaAs/AlAs(001) типа II аналогичное расщепление, связанное с локализацией экситона на отдельном интерфейсе и низкой симметрией С2„ одиночного интерфейса [2], изучалось методами поляризованой фотолюминесценции. Энергетическое расщепление и смешивание спиновых состояний можно менять магнитным полем посредством эффекта Зеемана [2]. Обменное взаимодействие электрона и дырки играет ключевую роль в физике полупроводников систем пониженной размерности, обусловливая экситонную динамику, спиновую релаксацию [16] и модифицируя эффект Оверхаузера (см. главу V). За последнее время вышла обширная литература по тонкой структуре [2] экситонов в квантовых ямах [17, 18,19] и квантовых точках [20,21].
Электрон-дырочное обменное взаимодействие усиливается в квантовых ямах по сравнению с объемными материалами, вследствие большего перекрытия волновых функций. В квантовых точках в форме диска, латеральный размер которого больше его толщины, величина обменного расщепления определяется пространственным ограничением движения поперек плоскости диска. Анизотропия точки в плоскости диска вызывает расщепление излучательного дублета, вследствие дальнодействующего обменного взаимодействия электрона и дырки [14, 22, 23]. В результате компоненты дублета излучают линейно поляризованный свет с ортогональными поляризациями. Van Kesteren, et ah [18] впервые наблюдали такое поведение в квантовых ямах типа II с помощью оптически детектируемого магнитного резонанса (ОДМР). Такое же поведение наблюдалось и в обычных квантовых ямах (типа I) GaAs в работе [17] с помощью поляризованной люминесценции ансамбля островов в магнитном поле. Важный шаг вперед в изучении нуль-мерных объектов дает ближне-полевая спектроскопия квантовых точек [15]. В этом случае анализируется люминесценция одиночного острова, которая представляет собой очень узкую линию (шириной в несколько десятков микроэлектронвольт), расщепленную на две, вследствие анизотропного обменного взаимодействия электрона и дырки, локализованных в острове. Величина расщепления в несколько десятков микровольт значительно меньше, чем расщепление светлых и темных экситонов (—100 мкэВ). Тем не менее, именно оно обусловливает поляризационные свойства экситонной люминесценции и характеризует симметрию потенциала, локализующего экситоны.
Детектирование рассеянных магнитных полей, обусловленных доменной структурой ферромагнитной пленки, с помощью "меченых" по спину электронов полупроводника
Одной их привлекательных черт магнитоэлектроники (спинтроники) является возможность интеграции магнитных систем в полупроводниковую электронику [33]. Перспективными в этом направлении являются гибридные системы ферромагнетик/полупроводник (ФМЯШ). Полагают [34], что новые типы датчиков и микропроцесоров можно создать на основе спина, поскольку электронным спином в полупроводнике можно легко управлять. Спиновые устройства могли бы выполнять ряд вычислений более эффективно и с меньшей затратой энергии, чем их зарядовые аналоги. Одним из наиболее интригующих возможных применений спинтроники является использование квантово-механической природы спина. В соответствии с основными положениями квантовой механики состояние с произвольным направлением спина может быть представлено в виде суперпозиции состояний со спином "вверх" и "вниз" на определенное направление. Если эта когерентная суперпозиция сохраняется в полупроводнике достаточно долгое время, то спин может быть использован для проведения квантовых вычислений. Долговременная спиновая память была обнаружена в арсениде галлия п-типа [6, 35] и будет подробно рассматриваться в диссертации Р.И. Джиоева [36].
Для будущих устройств спинтроники необходимо научиться инжектировать электронный спин в полупроводник электрически, например, путем инжекции через контакт ферромагнитный металл/полупроводник. В свою очередь, спиновую ориентацию электронов в полупроводнике можно детектировать, как оптически, так и электрически [1]. Таким образом, спин электронов полупроводника может быть использован в роли детектора, считывающего информацию о состоянии магнитной пленки. Так при спиновой инжекции поляризованных электронов из ферромагнетика в полупроводник [37] электроны полупроводника приобретают неравновесный спин, содержащий информацию о спине электронов в ферромагнетике [38]. Недавно был обнаружен эффект индуцирования ферромагнетиком спиновой поляризации электронов близлежащего полупроводника без внешнего смещения [39]. Оказалось, что при освещении гибридной системы Fe/GaAs неполяризованным светом, электроны полупроводника приобретают неравновесный спин пропорциональный намагниченности ферромагнетика. Это явление было объяснено [40] спин-зависимым отражением электронов полупроводника от интерфейса ферромагнетик/полупроводник.
Другим фундаментальным направлением в этой области является изучение возможности обратного воздействия полупроводника на ферромагнетик с целью управления его магнитными свойствами методами полупроводниковой электроники (электрически и оптически). Пионерскими в этом направлении являются работы автора [А1-А4], изложенные подробно в оригинальной главе III настоящей диссертации. Так в работах [А1, А2] было показано, что освещение светом интенсивностью \0mWf cm вызывает двукратное изменение коэрцитивной силы ферромагнитного интерфейса NiGaAs в структуре Ni/n-GaAs. Это явление было объяснено обменным взаимодействием электронов на глубоких центрах вблизи гетерограницы ФМ/ПП с электронами ферромагнетика [A3]. В работе [А4] предсказано, что обменное взаимодействие спинов оптически ориентированных электронов полупроводника со спинами ФМ пленки может привести к намагничиванию пленки аналогично эффекту намагничивания ферромагнитных полупроводников циркулярно-поляризованным светом [41, 42]. Первые сообщения других групп в этом направлении появились сравнительно недавно. Исследования нового класса ферромагнитных полупроводников на основе Ain-Bv (InMnAs, GaMnAs) показали, что их магнитными свойствами можно управлять оптически [43, 44, 45]. В работе [43] показано, что при освещении структуры (In,Mn)Sb/GaSb р-типа с энергией кванта большей ширины зоны GaSb имеет место усиление намагниченности пленки p-(In,Mn)Sb. А именно, в полупроводнике имеется барьер Шоттки, причем в данной структуре зоны изогнуты вверх, что приводит к появлению "кармана" для дырок. Дырки, рождаемые в GaSb, эффективно переносятся в ферромагнитный слой p-(In,Mn)Sb. В настоящее время принято считать [43], что ферромагнетизм новых магнитных полупроводников обусловлен косвенным обменным взаимодействием атомов Мп через дырки. Дополнительные дырки из полупроводника усиливают ферромагнитный обмен между атомами Мп и, следовательно, величину намагниченности пленки. Этот эффект исчезает при энергии кванта меньшей ширины запрещенной зоны GaSb, что однозначно указывает на определяющую роль полупроводника в этом процессе. В другой работе [44], выполненной на той же структуре, показано, что освещение вызывает уменьшение коэрцитивной силы ферромагнетика. Этот эффект наиболее ярко выражен при-температуре близкой к температуре Кюри, что само по себе неудивительно, поскольку магнитными свойствами проще всего управлять вблизи перехода, когда "жесткость" системы теряется. Наконец, недавно [45] сообщалось о фотоиндуцированной намагниченности ферромагнитных пленок (Ga,Mn)As (содержание марганца на уровне 1%). Спин-поляризованные носители, возбуждаемые циркулярно-поляризованным светом, изменяли ориентацию ферромагнитно упорядоченных спинов марганца и индуцировали большую перпендикулярную (к плоскости пленки) однонаправленную магнитную анизотропию в отсутствие внешнего магнитного поля. Пленки (Ga,Mn)As р-типа были выращены на подложке GaAs, и в отсутствие освещения их намагниченность лежала в плоскости.
Фотоиндуцированная обменная анизотропия при циркулярно поляризованном освещении в гибридной системе ферромагнетик/полупроводник
Выше мы рассматривали объемные ферромагнетики, в которых нормальная к плоскости стенки компонента намагниченности равна нулю: тх = 0 (формула (І, 30)). В этом случае магнитостатическая энергия минимальна [47, 48]. Такая стенка называется стенкой Блоха. Однако, если имеем дело с тонкими магнитными пленками, то в месте выхода блоховской стенки на поверхность появляются магнитные полюса и магнитостатическая энергия увеличивается. В этом случае может оказаться выгодным поворот спинов в плоскости пленки. Такую стенку называют стенкой Нееля. Стенки Блоха возможны и в тонких пленах, если пленка обладает сильной анизотропией типа легкая ось, которая направлена поперек плоскости пленки. При этом выигрыш в энергии анизотропии должен превышать проигрыш в магнитостатическои энергии, то есть К 2яМ2 [48]. Для такой пленки формулы (I, 32 - I, 34) по-прежнему верны, с тем отличием, что константу анизотропии следует в них заменить на К + 2кМ2 [48].
Перечисленные выше основные положения о доменной структуре и коэрцитивной силе ферромагнетиков достаточны для изложения материала оригинальной главы III, посвященной гибридным системам ферромагнетик/полупроводник. Мы будем использовать соотношения (I, 40), (I, 42) при анализе влияния полупроводника на коэрцитивную силу ферромагнетика. Мы будем также использовать распределение (I, 32) при решении задачи о намагничивании ферромагнетика циркулярно поляризованным светом в гибридной системе ферромагнетик/полупроводник. В этой главе рассматриваются основные параметры исследованных образцов, условия их роста, а также описывается экспериментальная установка, на которой проведены измерения с помощью метода поляризационной спектроскопии.
В данной работе исследовался целый ряд объемных полупроводников GaAs и гетероструктур на его основе. Для изучения взаимного влияния ферромагнетика и полупроводника (глава III) исследовались образец Ni/GaAs. GaAs n-типа (Si:2-10l5 см-3) выращен в направлении [001] методом жидкофазной эпитаксии толщиной 35мкм на подложке из арсенида галлия толщиной 400мкм. На поверхности слоя GaAs методом ионного распыления выращена пленка никеля толщиной, которая изменялась от 100 до 400А. В процессе напыления пленки никеля поверхность полупроводника нагревалась до Т 100 С.
В экспериментах по оптической ориентации экситонов в наноструктурах (глава IV) изучались сверхрешетки GaAs/AIAs второго типа, выращенные в Tucson, USA. Они были выращены при температуре 600 методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Сверхрешетка NMSL-7 имеет 7 периодов; каждый период состоит из 7.2 ml GaAs, 5.7 ml AlAs, 8 ml GaAs, 5.7 ml AlAs. Осуществлялось прерывание роста в потоке мышьяка после каждого слоя GaAs и AlAs на 60 и 10 секунд, соответственно. Сверхрешетка ограничена с двух сторон полумикронным слоем AlGaAs.
Эксперименты по оптической ориентации экситонов и ядер проводились также в гетероструктурах с квантовыми ямами GaAs/AlGaAs типа I. Образец был выращен МВБ методом в лаборатории Naval Research USA, на полуизолирующей подложке GaAs, на которую был нанесен буферный слой толщиной 500 nm из арсенида галлия, а также 25-нанометровый AlAs барьер, отделяющий подложку от основной структуры. За ним шел слой арсенида галлия толщиной 100 нанометров, 25 нанометровый барьер Alo.3Gao.7As. Затем следовала серия из пяти квантовых ям различной толщины (14, 8.5, 6, 4.2, 2.8 nm), разделенных барьерами Alo.3Gao.7As толщиной 25 шп каждый. Образец специально не был легирован и имел фоновую концентрацию примеси п-типа на уровне 1014 cm"3. На рисунке (II. 1) показаны островковые флуктуации высотой в один монослой, создающие в квантовой яме случайный потенциал, локализующий экситоны.
Исследовались также квантовые точки InAlAs в матрице AlGaAs (рисунок II.2). Структуры были выращены методом молекулярно-лучевой эпитаксии с твердотельным источником AS4 на полуизолирующих подложках GaAs, ориентированных в плоскости (100). Массив квантовых точек формировался в процессе самоорганизованного роста при температуре 485 осаждением Ino.45Alo.55As с эффективной толщиной 1.6 nm [49]. Активная область в образце состоит из трех рядов квантовых точек, разделенных слоями Alo.3Gao.7As толщиной 5 nm. Она ограничена со стороны подложки и поверхности 50-периодными сверхрешетками Alo.45Gao.55As (2nm)/GaAs (lnm), за которым следуют слои AlxGai.xAs (х=0.45-0.6) и Alo.6Gao.4As толщиной 0.15 и 0.1 мкм, соответственно. Переход от двумерного однородного к трехмерному, неоднородному режиму роста InAlAs точек контролировался по изменению дифракции быстрых электронов.
Для изучения оптической ориентации нейтральных и заряженных экситонов (трионов), локализованных в квантово-размерных островах исследовался самоорганизованный ансамбль островов InP в матрице InGaP (рисунок П.З). Исследуемые структуры получены методом МОС-гидридной эпитаксии при пониженном давлении (100 мВаг) при температуре роста 700С [50]. В качестве исходных реагентов использовались триметил галлия, триметил индия, арсин и фосфин.
Модель псевдоспина Уг светлых экситонов. Эксперименты по оптической ориентации и выстраиванию нульмерных экситонов
Для повышения точности измерения поляризации люминесценции был использован фотоупругий кварцевый модулятор (ФКМ) [52]. Модуляция поляризации света производится изменением оптической анизотропии плавленого кварца, которое вызывается его периодической деформацией. Тогда индуцированный сдвиг фаз между ортогональными составляющими вектора световой волны пропорционален разности показателей преломления деформированного кварца. Частота модуляции составляла 26.61 kHz. Поскольку регистрация света проводится с помощью фотоэлектронного умножителя, модуляция поляризации падающего света преобразуется в модуляцию его интенсивности путем постановки после кварца линейного поляризатора, ось которого повернута под углом 45 к оси деформации кварца. Для определения степени круговой поляризации света счет импульсов ведется в двух счетных каналах, которые поочередно открываются на время положительных и отрицательных полупериодов деформации кварца. При этом числа импульсов N+ (N_) в первом и во втором каналах пропорциональны интенсивности а+\р- ) круговых компонент люминесценции 1а+ (1а_), соответственно. Экспериментально измеряемая величина пропорциональна степени круговой поляризации люминесценции рс =—— [53]. Для определения коэффициента пропорциональности схема калибровалась на лазерном свете 100 % поляризации. Погрешность измерения степени рс определяется статистической погрешностью числа зарегистрированных фотонов, а также относительным различием времен, на которые открываются счетные каналы. Точность измерения поляризации, которую можно реализовать на практике не хуже 0.01% [53].
Поляризованная люминесценция определяется полностью заданием четырех компонент - параметров Стокса [54]. Наиболее удобен тот набор измерений, который дает следующую информацию: а) полную интенсивность света /; б) степень циркулярной поляризации, которая была рассмотрена выше; в) степень линейной поляризации относительно пары ортогональных осей (х, у); г) степень линейной поляризации относительно осей (х ,уг) развернутых под углом 45 к оси х. В настоящей диссертации нас будут интересовать лишь параметры Стокса, связанные с поляризацией света. При этом следует иметь ввиду, что помимо трех параметров Стокса, характеризующих поляризацию вторичного излучения, необходимо также иметь полную информацию о поляризации возбуждающего света, которая, свою очередь, также характеризуется тремя Стоксовыми компонентами. Таким образом, в общем случае имеется набор из 3 3=9 различных измерений, потому что для каждой из трех поляризаций возбуждающего света можно измерить три параметра Стокса вторичного излучения: где верхний индекс а означает поляризацию возбуждающего света, которая задается фиксированным поляризатором в канале возбуждения. Нижний индекс относится к каналу регистрации, в котором анализатор модулирует линейную поляризацию от оси х к оси у, линейную поляризацию от х к у , либо круговую поляризацию с ст+ на а . Отметим, что полная интенсивность І =:Іа++Іа_=Іх+Іу=І +Іу не зависит от того, какие ортогональные компоненты люминесценции анализируются. В дальнейшем мы будем иметь дело со структурами, выращенными в направлении [001], которое будем выбирать за осьг. Возбуждающий свет распространяется вдоль нормали, а люминесценция детектируется в геометрии "на отражение". Поэтому свет (поперечная волна) всегда будет поляризован (если поляризован вообще) в плоскости (001). Хотя оси х (у) могут быть выбраны произвольно, однако в дальнейшем удобно их связывать с направлениями [110]([110]) кристалла. Как мы увидим ниже, для низкоразмерных систем симметрия часто понижается таким образом, что эти направления являются главными. Соответственно, осями х (у ) являются кристаллографические направления [100] ([010]). Выше мы видели, что использование кварцевого модулятора в канале регистрации (рис. II, 4) вместе с двухканальным счетом фотонов позволяет определить параметры Стокса (формулы II, 1) с высокой точностью. Для измерения поляризации используется кварцевый модулятор, за которым стоит поляризатор под углом 45 к оси сжатия (растяжения) кварца для преобразования модуляции поляризации в модуляцию интенсивности. Для анализа круговой поляризации этой сборки достаточно. Если необходимо анализировать линейно-поляризованную компоненту света, то перед кварцем следует поставить дополнительную четверть волновую пластину, которая преодбразует соответствующую линейную поляризацию в циркулярную, анализируемую сборкой кварц/линейный поляризатор, как было описано выше. Наконец, отметим также следующее обстоятельство. Часто необходимо избавиться от эффектов динамической поляризации ядер решетки полупроводника на спиновые свойства исследуемых систем. Для этого можно модулировать круговую поляризацию возбуждающего света с высокой частотой [1]. В этом случае ядерный спин не успевает следовать за поляризацией фотовозбужденных электронов, и динамическая поляризация ядер отсутствует (время спиновой релаксации ядер 0.1-1 с). Тогда кварцевый модулятор переносится в канал возбуждения (период модуляции нашего кварца составляет 33 us), а поляризация люминесценции анализируется фиксированным линейным поляризатором (линейная поляризация), либо четверть волновой фазовой пластинкой и поляризатором (круговая поляризация). В этом случае установка измеряет эффективные степени поляризации люминесценции (сравнить с уравнениями 11,1):
Здесь нижний индекс фиксирует положение анализатора, а верхний индекс относится к каналу возбуждения, поляризация которого модулируется. Поляризационные параметры, определенные формулами (II, 1) и (II, 2) вообще говоря, различны. Однако можно показать [А10], что если эффекты дихроизма (циркулярного или линейного) несущественны, то уравнения (II, 2) могут рассматриваться как обычные параметры Стокса, характеризующие циркулярно (или линейно) поляризованную люминесценцию при поляризованном возбуждении.
