«БРИЧКИН АНДРЕЙ СЕРГЕЕВИЧ ВЛИЯНИЕ SP-D ОБМЕННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НА ЭКСИТОННЫЕ СОСТОЯНИЯ В ПОЛУМАГНИТНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КВАНТОВЫХ ЯМАХ И ТОЧКАХ 01.04.07 – физика конденсированного состояния ДИССЕРТАЦИЯ на соискание ...»

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЁРДОГО ТЕЛА

На правах рукописи

БРИЧКИН АНДРЕЙ СЕРГЕЕВИЧ

ВЛИЯНИЕ SP-D ОБМЕННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НА ЭКСИТОННЫЕ

СОСТОЯНИЯ В ПОЛУМАГНИТНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ

КВАНТОВЫХ ЯМАХ И ТОЧКАХ

01.04.07 – физика конденсированного состояния

ДИССЕРТАЦИЯ

на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель:

Доктор физико-математических наук, профессор Кулаковский Владимир Дмитриевич Черноголовка Оглавление:

Введение 1. Литературный обзор. §1.1 Полумагнитные полупроводники §1.2 Получение полупроводниковых гетероструктур §1.3 Магнитный полярон §1.4.Оптические свойства экситонов в квантовых точках 1.4.1 Экситон в изотропных и анизотропных незаряженных квантовых точках 1.4.2 Экситон в продольном и поперечном магнитном поле 1.4.3 Трион в продольном и поперечном магнитном поле 2. Методика эксперимента. §2.1 Структура образцов §2.2 Методика микрофотолюминесценции §2.3 Экспериментальная установка 2.3.1 Экспериментальное оборудование и используемые методики 2.3.2 Времяинтегрированные измерения 2.3.3 Времяразрешённые измерения 3. Отрицательно заряженные экситоны (трионы) в полумагнитных квантовых точках CdSe/ZnSe/ZnMnSe. §3.1 Излучение экситонов из отрицательно заряженных одиночных полумагнитных квантовых точек §3.2 Зеемановское расщепление линий фотолюминесценции трионов §3.3 Спиновая релаксация и безызлучательная рекомбинация трионов Выводы главы 3 4. Эффект sp-d обменного взаимодействия на экситонные состояния в нейтральных квантовых точках CdSe/ZnSe/ZnMnSe. §4.1 Излучение экситонов из нейтральных квантовых точек §4.2 Энергия переходов и волновые функции экситонных состояний §4.3 Энергия переходов: сравнение с экспериментом §4.4 Поляронный эффект в нейтральных квантовых точках §4.5 Спиновая релаксация и безызлучательная рекомбинация экситонов Выводы главы 4 5. Безызлучательная рекомбинация в полумагнитных квантовых точках. §5.1 Анизотропия квантового выхода излучения из ансамбля ZnSe/CdMnSe квантовых точек в магнитном поле §5.2 Матричные элементы безызлучательного перехода §5.3 Анизотропия квантового выхода: сравнение с экспериментом Выводы главы 5 6. Экситонные магнитные поляроны в квантовых ямах §6.1 ЭМП в ZnMnSe/ZnSSe КЯ при непрерывном возбуждении 6.1.1 Излучение из ZnMnSe/ZnSSe КЯ при вариации температуры, плотности возбуждения и во внешнем магнитном поле 6.1.2 Размер области дырочной локализации и интенсивность 6.1.3 Зеемановское расщепление уровней в магнитном поле §6.2 ЭМП в ZnMnSe/ZnSSe КЯ при импульсном возбуждении 6.2.1.Фотолюминесцентные исследования ЭМП 6.2.2. Эффект безызлучательной рекомбинации экситонов 6.2.3 Магнитная локализация. Механизмы формирования ЭМП Введение.

Последние три десятилетия развития физики твёрдого тела характеризуются тем, что основными обьектами исследования всё в большей степени становятся не массивные кристаллы, а тонкие плёнки, многослойные тонкоплёночные системы и кристаллиты малого размера. В таких системах существенно меняется большинство электронных свойств – возникает большое число новых, так называемых размерных эффектов.

Наиболее кардинальной перестройкой свойств отличаются квантовые размерные структуры, в которых свободные носители заряда локализованы в одном (квантовые ямы), двух (квантовые проволоки) или трёх координатных направлениях в области порядка дебройлевской длины волны носителей (квантовые точки). При этом происходит изменение наиболее фундаментальной характеристики электронной системы её энергетического спектра, который становится дискретным. Квантовые структуры, в которых движение носителей ограничено во всех трёх направлениях, напоминают искусственные атомы и их энергетический спектр является чисто дискретным.

Квантово-размерные структуры обладают целой совокупностью уникальных свойств, весьма далёких от тех, которые можно наблюдать в системе обычных, трёхмерных электронов и дырок. Такие структуры могут служить для создания новых типов полупроводниковых приборов, в первую очередь, для опто- и наноэлектроники.

То обстоятельство, что квантово-размерные структуры находятся в центре внимания именно сейчас, вызвано интенсивным развитием в последние годы технологии изготовления полупроводниковых гетероструктур молекулярно-пучковой эпитаксии, нанолитографии, открытием явления самоорганизации наноструктур. Это даёт возможность создания структур любого профиля с точностью до одного атомного слоя.

Полупроводниковые квантовые точки (КТ) представляют собой квазинульмерные электронные структуры, где движение носителей ограничено во всех трёх направлениях очень малой областью характеризуемой обычно десятком нанометров.

Оптические исследования на одиночных КТ открывают новую область фундаментальной науки. Полупроводниковые КТ с размерами меньшими, чем боровский радиус экситона объёмного полупроводника дают возможность исследования кулоновского и электрон-дырочного обменного взаимодействия экситона в трёхмерно пространственно ограниченной системе.

В последнее десятилетие активно развивались методы спектроскопии высокого пространственного разрешения, позволяющие выделять спектры индивидуальных КТ нанометровых размеров в массивах КТ высокой плотности. Эти методы были успешно применены для исследования индивидуальных КТ в АIIВVI и АIIIВV немагнитных п/п [1,2].

Возможность спектроскопического анализа электрон-дырочных состояний в одиночных КТ, достигнутая в последнее десятилетие, привела к качественному скачку в фундаментальных исследованиях этих объектов.

Различные экситонные состояния (экситоны, биэкситоны, трионы) были тщательно проанализированы в КТ в AIIBVI [3] и AIIIBV [4] немагнитых структурах с самоорганизующимися КТ.

В тоже время основное внимание в исследованиях экситонных состояний в КТ в последнее время привлекают возможности иcпользования спиновой подсистемы экситонов в КТ в различных областях спинтроники [5,6]. Использование спинового состояния носителя перпективно для реализации квантового бита (qubit) и квантовых вычислений, а также реализации магнитной и магнитооптической памяти [7,8]. С этой точки зрения весьма интересными являются полумагнитные полупроводниковые КТ, позволяющие реализовать большую спиновую поляризацию носителей в слабых магнитных полях благодаря sp-d обменному взаимодействию между носителями заряда и ионами магнитных примесей.

немногочисленны и в основном ограничены изучением основного состояния экситона в незаряженных КТ [9,10,11].

Оптические исследования полумагнитных КТ показали, что sp-d взаимодействие приводит к дополнительному уширению линий фотолюминесценции (ФЛ) из-за флуктуаций намагниченности ионов магнитной примеси в области локализации носителя заряда [10,12,13].

Ширина линии экситонной ФЛ полумагнитных КТ в гетероструктурах CdSe/ZnMnSe в отсутствие магнитного поля достигает ~ 10 мэВ, что приводит к полному замыванию тонкой структуры спиновых состояний в КТ. Кроме того, наличие магнитной примеси в полупроводниках с большой шириной запрещенной зоны приводит к радикальному уменьшению сигнала ФЛ по сравнению с немагнитными образцами из-за процессов безызлучательной рекомбинации на магнитных ионах [14,15].

Для того чтобы уменьшить влияние этих эффектов, в данной работе были выбраны КТ в гетероструктурах CdSe/ZnSe/ZnMnSe, в которых между слоем КТ и полумагнитным барьером добавлен немагнитный ZnSe слой, увеличивающий расстояние между КТ и ионами марганца. Введение дополнительного слоя приводит к уменьшению доли волновой функции электронов и дырок в полумагнитном слое. Это приводит, с одной стороны, к уменьшению sp-d обменного взаимодействия и, следовательно, спинового расщепления в магнитном поле, а с другой стороны, к сужению линий ФЛ, уменьшению скоростей спиновой релаксации и безызлучательной рекомбинации.

Варьируя толщину ZnSe слоя, можно реализовать условия, когда sp-d обменное взаимодействие спинов электронов (дырок) с магнитными ионами доминирует над электрон-дырочным обменным взаимодействием, а неоднородное уширение экситонных уровней становится меньше расщепления экситонных состояний в одиночных КТ вследствие обменного электрон-дырочного взаимодействия. Такие условия были реализованы в данной работе, что позволило не только исследовать влияние sp-d обменного взаимодействия на энергию основного состояния экситона в нейтральных и заряженных КТ, но и детально изучить эффект этого взаимодействия на тонкую структуру.

Одним из наиболее широко исследуемых эффектов обменного взаимодействия в полумагнитных структурах является формирование ЭМП [16,17]. Несмотря на интенсивные исследования свойств ЭМП в полумагнитных полупроводниковых гетероструктурах ряд вопросов, касающихся кинетики формирования и распада ЭМП, до настоящего времени так и не получил полного экспериментального прояснения. К их числу, в частности, относятся проблемы конкуренции механизмов магнитной и немагнитной локализации и сосуществования в гетероструктурах Zn1-xMnxSe/ZnSySe1-y с квантовыми ямами (КЯ) и сверхрешётками типа II экситонных состояний с сильной и слабой магнитной локализацией [19,20].

Для определения природы этого явления в данной работе были исследованы множественные КЯ Zn1-xMnxSe/ZnSxSe1-x, характеризующиеся большими временами жизни экситонных состояний, что позволило исследовать ЭМП в квазиравновесных условиях и подробно изучить механизмы его формирования.

исследование спектров ФЛ индивидуальных полумагнитных КТ при низких температурах в высоких магнитных полях и изучение тонкой структуры полумагнитных КТ со слабой величиной обменного взаимодействия.

заключения и списка цитируемой литературы. В первой главе представлен полупроводников и гетероструктур на их основе, работ по различным технологическим методикам эпитаксиального роста КТ, а также работ связанных с изучением фундаментальных оптических свойств одиночных КТ. Вторая глава посвящена экспериментальной методике данной работы и описанию изучаемых образцов. В главах 3-6 представлены результаты экспериментальной работы, по материалам которой опубликовано печатных работ в научных журналах.

`ГЛАВА 1. ЛИТЕРАТУРНЫЙ ОБЗОР.

§1.1 Полумагнитные полупроводники.

Полумагнитные полупроводники (п/м п/п) являются особым классом материалов, привлекающим к себе внимание исследователей уникальным сочетанием п/п и магнитных свойств [21,22]. Они включают в себя как широкозонные (Cd1-xMnxTe, Zn1-xMnxSe, …) так и узкозонные и бесщелевые п/п (Hg1-xMnxTe, Hg1-xFexSe,…). Фактически, в данный класс материалов может быть включён любой п/п, в котором некоторая часть входящих в него обладающими полным магнитным моментом). В качестве магнитных добавок обычно используются ионы переходных металлов (Mn, Fe, Co,…) или редкоземельных элементов (Sm, Eu, Yb,…). Кристаллическая и зонная структуры, магнитные и оптические характеристики многих представителей этого класса были детально исследованы за последние 30 лет [17,23,24,25,26].

Был открыт ряд новых магнитооптических явлений, таких как гигантское спиновое расщепление зонных состояний, гигантское фарадеевское вращение плоскости поляризации света, магнитополяронный эффект [17,24].

Отличительной особенностью п/м п/п является наличие системы магнитных ионов, оказывающей существенное влияние на электрические, оптические и магнитные свойства материала [17,24,25]. Носители заряда (электроны и дырки) связаны с магнитной системой, главным образом. через sp-d обменное взаимодействие. Такая связь в первую очередь влияет на спиновое состояние носителей и приводит к различным магнитооптическим эффектам.

В настоящее время наиболее востребованной особенностью п/м п/п является возможность относительно легко управлять спинами п/п носителей быстроразвивающейся области науки спиновой электронике состояния носителей заряда [5].

Наиболее распространённой магнитной добавкой в п/м п/п на основе IIVI соединений являются ионы Mn2+. Это обусловлено следующими факторами: 1) ионы Mn2+, внедрённые в матрицу п/п, не понижают качество кристаллической решётки даже при больших концентрациях магнитной добавки; 2) ион Mn2+ в II-VI п/п электрически нейтрален, он не образует ни акцепторных, ни донорных центров; 3) ион Mn2+ обладает довольно большим магнитным моментом (S = 5/2), что обуславливает большую величину соответствующих магнитных эффектов в п/м п/п. Именно п/п с магнитной добавкой ионов Mn2+ будут исследованы в данной работе.

Магнитный ион Mn2+ имеет наполовину заполненную 3d оболочку с пятью электронами. В II-VI п/п кристаллах основное состояние Mn2+ характеризуется спином S = 5/2, угловым моментом L=0 и пренебрежимо малым спин-орбитальным расщеплением. Как следствие, магнитный момент электронов в Mn2+ имеет чисто спиновую природу (g-фактор равен 2). При малых концентрациях магнитной примеси (x>1.

§1.4 Оптические свойства экситонов в квантовых точках.

В данной работе основное внимание уделяется анизотропным нейтральным КТ или заряженным КТ, содержащим постоянно один электрон. Размер изучаемых КТ в плоскости (x-y) значительно превышает размер вдоль оси роста структуры, ось z. В нейтральной КТ внешняя электромагнитная волна возбуждает одну электрон-дырочную пару (экситон) или одновременно две электрон-дырочные пары (биэкситон). В заряженной КТ дополнительный локализованный в КТ электрон образует вместе с электрон-дырочной парой трёхчастичный комплекс (трион) с отличными от экситона оптическими свойствами.

В этом параграфе приведены некоторые базовые оптические свойства экситонов в незаряженных КТ и трионов в заряженных КТ для немагнитного материала, которые были подробно изучены в многочисленных работах. В экспериментальных главах, посвященным изучению экситонов и трионов в полумагнитных КТ материал этого параграфа будет широко использован.

§1.4.1 Экситон в изотропных и анизотропных незаряженных квантовых точках.

Экситон в объёмном п/п - двухчастичный комплекс, образованный энергетические уровни: E n3 D = E g E 03 D / n 2, где E03 D - экситонный ридберг и E g запрещённая зона п/п. По аналогии с атомом водорода размер экситона описывается экситонным боровским радиусом.

Электрон-дырочная пара в КТ находится в потенциальной яме, в которой оба носителя локализованы даже если пренебречь их кулоновским взаимодействием. Из решения уравнения Шрёдингера для электрона или дырки следует, что оба носителя заряда в квантовой структуре имеют дискретный набор энергий Ev,n. Число уровней и величина энергий E v,n сильно зависят от потенциала КТ.

Для обсуждающихся в данной работе КТ, выращенных методом Странского-Крастанова, ограничение движения носителей по z направлению является наибольшим, поскольку размер КТ в направлении роста (Oz) гораздо меньше, чем в плоскости (x-y). Размер КТ порядка боровского радиуса экситона, а глубина потенциальной ямы для электрона и дырки H e и больше, чем энергия связи экситона, определяемая кулоновским взаимодействием. Этот случай обычно называют приближением сильного размерного квантования. Полный гамильтониан для электрон-дырочной пары в квантовой структуре может быть записан в виде:

Здесь H Кулон описывает прямое кулоновское взаимодействие, H eh электрон-дырочное обменное взаимодействие и H Зееман - влияние внешнего магнитного поля.

В приближении сильного размерного квантования основной вклад в гамильтониан дают H e и H h. Вклад для электрона и дырки можно рассчитать независимо друг от друга и отдельно от других членов, рассматривая их в виде возмущения. Два члена в гамильтониане (1.5) H eh и - чувствительны к различным комбинациям спинов частицы и H Зееман приводят к появлению тонкой структуры у изначально вырожденных квантования и кулоновской частью гамильтониана (1.5).

В валентной зоне размерное квантование приводит к энергетическому разделению между состояниями лёгких и тяжёлых дырок, причем нижним по энергии является состояние с тяжёлой дыркой. Вместе с электроном, у которого проекция спина S e, z = ±1 / 2 они составляют экситон с тяжёлой дыркой с полной проекцией углового момента M z = S e, z + J hh, z = ± 1, ± 2.

Экситон с M z = ±1 является оптически активным («светлым»), тогда как экситон с M z = ±2 является оптически неактивным («тёмным»). Электрондырочная обменная энергия в общем виде определяется интегралом:

волновая функция экситона и re, rh - координаты электрона и дырки.

Поскольку состояния с лёгкими и тяжёлыми дырками расщеплены на десятки мэВ, то влиянием состояния лёгкой дырки можно пренебречь.

Электрон-дырочный обменный гамильтониан можно записать в матричной Табл. 1.1 Энергии и собственные функции гамильтониана электрондырочного обменного взаимодействия для симметрии D2 d и ниже D2 d.

Константа 0 равна энергии расщепления между светлым и тёмным состояниями, константы 1 и 2 - расщепление двух компонент светлого и тёмного дублетов, соответственно, симметрия КТ зависит от формы КТ и может быть как близка к изотропной (принадлежать к точечной группе симметрии D2 d ), так и существенно анизотропной (т.е. например C2v, C2 или C1) [4,72,73]. Симметрия оказывает качественное влияние на структуру уровней и собственные функции обменного гамильтониана (табл. Т1).

Для изотропной КТ 1 =0, т,е, светлые экситонные состояния являются вырожденными с волновыми функциями + 1 и 1, а переходы + 1 0 и 1 0 являются + и поляризованными (рис.1.1). В КТ с анизотропией в плоскости константа 1 не равна нулю, и собственные функции имеют перпендикулярно линейно поляризованы друг относительно друга (рис.1.1).

Рис.1.1 Схема энергетической структуры оптических переходов экситона и биэкситона в изотропной и анизотропной КТ §1.4.2 Экситон в продольном и поперечном магнитном поле.

магнитным полем может быть записан в виде [71]:

где µ B - магнетон Бора, g e, и g e,|| - электронный g-фактор в плоскости x-y и вдоль оси z, k и q – константы Зеемановского расщепления для дырки. Для продольного магнитного поля B= (0,0,Bz) (геометрия Фарадея), для зоны тяжёлых дырок можно переписать гамильтониан в виде:

В уравнении (1.9) учтено, что матрицы операторов углового момента J z и J z3 имеют одинаковую диагональную форму, а J h, z = 9 J h, z. Вводя в описание эффективный дырочный g-фактор g h, z = 6( z + 9 q z ), гамильтониан (1.9) можно записать в матричной форме с использованием базисных экситонных состояний:

получаем для полного гамильтониана симметрии D2 d и ниже:

Соответствующие собственные энергии и собственные функции этого гамильтониана для симметрий D2 d и ниже показаны в табл.1.2:

Табл.1.2 Энергии и собственные функции экситона в продольном магнитном поле для симметрии D2 d и ниже для гамильтониана (1.11). Нормализованные константы C1 и C 2 зависят от приложенного поля B z. В таблице приведены только оптически разрешённые состояния с полным угловым моментом равным единице.

В случае симметрии D2 d оба оптически разрешённых перехода являются противоположно циркулярно поляризованными и расщеплёнными на величину 1 = 1 ( B z ). Для симметрии ниже D2 d ситуация с поляризацией переходов становится более сложной, поскольку + 1 и 1 не являются собственными функциями системы. В небольшом магнитном поле, когда они становятся циркулярно поляризованными противоположно друг другу.

В поперечном магнитном поле ситуация более сложная. Зеемановское взаимодействие смешивает светлые и тёмные экситонные состояния, поскольку симметрия вращения вокруг оси Oz снимается магнитным полем перпендикулярным Oz.

Следовательно, в спектре излучения в поперечном магнитном поле к двум линиям светлых экситонных состояний добавляются две линии, соответствующие излучению из тёмных экситонных состояний.

Гамильтониан Зеемановского взаимодействия в этом случае может быть записан в матричной форме следующим образом:

определяется в соответствии с гамильтонианом (1.8), где учтено, что для тяжёлой дырки члены с k малы, поскольку J h, x = 0, и вдобавок J h3,x имеет только недиагональные элементы, равные 3/4, поэтому g h, x = 3q x.

Недиагональные элементы в гамильтониане (1.12) приводят к тому, что после диагонализации гамильтониана в новых собственных функциях для ненулевого магнитного поля присутствуют как оба светлых ± 1, так и оба тёмных ± 2 состояния, т.е, все четыре перехода становятся оптически разрешёнными. В случае 1, 2 < 0, энергетическое расщепление между четырьмя разными компонентами ( Pi ) может быть записано в виде [4]:

§1.4.3 Трион в продольном и поперечном магнитном поле.

Заряженные КТ характеризуются дополнительным захваченным в них носителем заряда. При возбуждении электрон-дырочной пары в таких КТ образуется трион [74,75,76]. В дальнейшем мы будем рассматривать отрицательно заряженный трион. В отличие от нейтрального экситона, рассмотренного выше, трион является комплексом с полуцелым спином.

Собственные состояния представляют собой Крамерсовский дублет, который является вырожденным в отсутствие внешнего магнитного поля. На рис.1. схематически дана энергетическая структура триона. Нижайшее трионное состояние представляет собой синглет, состоящий из двух электронов с антипараллельными спинами в нижайшей электронной оболочке и одной дырки в нижайшей дырочной оболочке. Согласно принципу Паули два электрона имеют противоположные спины и полный спин электронов равен нулю. В результате это состояние обладает двумя важными свойствами. Вопервых, в отличие от экситона в основном состоянии триона отсутствует электрон-дырочное обменное расщепление [4,77]. Во-вторых, полный спин триона определяется только спином дырки J z = ±3 / 2.

Рис.1.2 Схема оптических переходов для триона.

После рекомбинации из основного состояния триона в КТ остаётся один электрон. На рис.1.2 представлена энергетическая структура трионного состояния и дипольно-разрешённые оптические переходы в продольном и поперечном магнитных полях. Действие внешнего магнитного поля на тяжёлую дырку с проекцией момента J z = ±3 / 2 (начальное состояние триона) аналогично действию на состояние одиночного электрона (конечное состояние триона) с проекцией спина S e, z = ±1 / 2.Общий вид гамильтонианов Зеемановского взаимодействия для этих двух случаев:

Здесь i = {x, y, z} - декартовы координаты, g e,i - компоненты электронного gфактора, k, q - константы Зеемановского расщепления.

В случае продольного магнитного поля B = {0,0, B z }, J z и S e, z попрежнему остаются хорошими квантовыми числами и гамильтонианы для триона и электрона могут быть записаны в матричной форме с базисом где = {h, e} и g h, z - g-фактор тяжёлой дырки. полное расщепление начального и конечного состояния = µ B g, z B z,как показано на рис.(1.2) Т.е расщепление двух компонент ФЛ оптически разрешённых В поперечном магнитном поле ситуация становится другой. Поле снимает симметрию в плоскости и смешивает состояния лёгкой и тяжёлой разрешёнными. Гамильтониан Зеемановского взаимодействия, записанный в том же базисе, для магнитного поля вдоль оси x выглядит следующим собственные функции основного состояния триона и оставшегося после Расщепление между четырьмя компонентами (рис 1.2) :

Из уравнения (1.19), можно получить g-факторы тяжёлой дырки и электрона:

ГЛАВА II. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА.

§2.1 Структура образцов.

Образцы - структуры с когерентными дисковидными островками (КТ) [78] и множественными КЯ II типа [79] были изготовлены в лаборатории С.

В. Иванова в Физико-техническом институте им. А. Ф. Иоффе, СанктПетербург.

В структурах с КТ на подложку GaAs напылялся слой промежуточный Zn0.97Be0.03Se, за ним следовал слой магнитного барьера ZnMnSe толщиной 10нм, а затем тонкий немагнитный слой ZnSe, толщиной 1.5 и 2 нм (образец №1 и №2). Далее следовал слой КТ, с номинальной толщиной 2 монослоя.

Далее, аналогично напылялись немагнитный и магнитный барьеры (рис. 2.1).

Промежуточный слой был предназначен для согласования параметров решёток и компенсации упругих напряжений между подложкой и материалом барьера [78].

Рис 2.1 Структура образцов с КЯ. Образцы отличаются толщиной помежеточного немагнитного барьера Контроль с помощью электронной микроскопии свидетельствует о том, что выращенный описанным способом слой CdSe номинальной толщиной около двух молослоёв формируется в виде плоских островков с характерными линейными размерами около 10-15 нм и высотой несколько монослоёв, характерная плотность КТ составляет ~15 1010 см-2.

Структуры с КЯ II в которых локализующиеся электроны и дырки пространственно разделены: электроны локализованы в немагнитных ZnSSe КЯ, а дырки в полумагнитных ZnMnSe КЯ были выращены на буферном слое GaAs методом МПЭ. Энергетическая схема структуры приведена на рис. 2. Сверхрешетки содержали 10 периодов и были помещены между двумя толстыми слоями ZnMgSSe. Оценки величины разрывов зоны проводимости на интерфейсах дают значения ~ 60 – 80 мэВ, a для зоны тяжёлых дырок ~ – 120 мэВ [79]. Образцы Zn0.9Mn0.1Se[8нм]/ZnS0.16Se0.84[18нм] (образец А) и Zn0.84Mn0.16Se[8нм]/ZnS0.16Se0.84[18нм] атомов магнитной примеси соответственно.

Рис. 2.2 Энергетическая схема структуры образцов с КЯ II типа.

§2.2 Методика микрофотолюминесценции.

Для исследования одиночных КТ в подобных самоорганизующихся слоях необходима техника микрофотолюминесценции. В данной работе микрофотолюминесценции [72], успешно применённые ранее для изучения немагнитных КТ Использовалось два технологических подхода получения сигнала с одиночный КТ. В первом случае, на поверхность образца наносилась непрозрачная алюминиевая или золотая плёнка толщиной около 50 нм. С помощью методов стандартной фотолитографии в плёнке приготавливались периодически расположенные отверстия с переменным размером от 100 нм до нескольких мкм. Большие отверстия, видимые в оптический микроскоп использовались для ориентировки на образце при визуальном сканировании его поверхности лазерным пятном. Маленькие отверстия – для снятия спектров ФЛ отдельных КТ.

Помимо методики нанесения маски была использована также методика селективного травления. Образец стравливался по всей поверхности (на глубину, превышающую глубину залегания слоя КТ) кроме отдельных периодически расположенных столбиков также имеющие размеры от 100 нм до нескольких микрон в диаметре.

Расстояние между отдельными отверстиями или столбиками («мезами») выбиралось таким образом, чтобы было удобно сканировать сфокусированного лазерного пятна, в зависимости от используемого в эксперименте криостата и фокусирующего обьектива, изменялся в диапазоне от 30 до 100 мкм. Поэтому наиболее удобным расстоянием между соседними «мезами» был размер порядка 150 мкм, который и использовался при обеих методиках. Оптимальная фокусировка лазерного пятна, а также его прецизионное сканирование вдоль осей образца осуществлялось с помощью внешнего фокусирующего объектива закреплённого на микрометрической подвижке. Пятно возбуждающего лазера помещалось на отдельную «мезу»

(отверстие или столбик) и снимался соответствующий спектр ФЛ, формируемый КТ, расположенными непосредственно под единичным отверстием или с одиночного столбика.

Наиболее оптимальный для исследования размер диаметра отверстия или столбика варьировался в довольно широком диапазоне, примерно от до 300 нм, так же как и число отдельных КТ попадавших в изучаемую «мезу»

- от нескольких единиц до нескольких сотен КТ.

Для исследования спектров ФЛ одиночных КТ было необходимо, чтобы сигнал с отдельной точки был хорошо спектрально отделён от соседних. Этого удавалось достичь как в случаях малых «мез» ( диаметр отверстия или столбика ~ 100-150 нм), где в спектре наблюдалось лишь несколько отделённых друг от друга линий, так и в случае достаточно больших «мез» (300-350 нм), где на низкоэнергетическом хвосте спектра порядка сотни КТ наблюдались хорошо отделённые линии, соответствующие сигналу с одиночной КТ.

При исследовании спектров ФЛ использовался различный диапазон оптических накачек, в зависимости от задачи эксперимента. Однако, даже при максимально возможных используемых накачках довольно часто величины детектируемого сигнала оказывались крайне малы – несколько десятых фотона в секунду на один канал ПЗС-камеры в максимуме спектра.

Для получения удовлетворительного сигнала время записи одного спектра должно было составлять не менее 10-15 минут. В условиях низких температур и, особенно, больших магнитных полей, обеспечение пространственной стабильности всей системы представляло дополнительную трудность. Частично эта задача была решена модификацией магнитного криостата. Что позволило существенно уменьшить дрифт образца относительно возбуждающего пятна. Это накладывало дополнительные условия на величину используемых оптических накачек и размеры мез : при использовании слишком низкой плотности накачек ( 4 Вт/см2) и мез с размерами менее 150 нм – не удавалось получить спектры необходимого качества в серии по магнитному полю.

§2.3 Экспериментальная установка.

Исследования проводились методом микрофотолюминесценции.

Образец помещался в оптический криостат и охлаждался до температуры ~ 1.6 K. Для измерения в магнитных полях использовался криостат со сверхпроводящим соленоидом позволяющий получить поля до 12 Тл.

В работе проводились измерения фотолюминесценции в двух режимах: в первом случае образцы возбуждались непрерывным излучением лазера, а во втором использовалось импульсное возбуждение и спектры записывались с временным разрешением.

§2.3.1 Экспериментальное оборудование и используемые методики.

В экспериментальной работе были использованы три различных типа оптических криостатов:

Фотолюминесцентные измерения во внешнем магнитном поле проводились в двухсекционном криостате со сверхпроводящим соленоидом, позволяющим получать магнитные поля до 12 Тл. Во внешнем обьёме криостата, который заполнялся жидким гелием при атмосферном давлении находился сверхпроводящий магнитный соленоид. Образец (Т~4.2К) помещался во внутреннюю камеру криостата со сверхтекучим гелием при давлении ~ 5 мм. рт.ст. (~1.6 К). Образец мог располагаться как перпендикулярно направлению магнитного поля (геометрия Фарадея) так и параллельно ему (геометрия Фойгта). Для измерений в геометрии Фойгта рядом с образцом помещалась дополнительная призма для поворота возбуждающего света и сигнала ФЛ на 90о.

Для времяразрешённых измерений в магнитном поле использовался однокамерный криостат со сменными соленоидами (геометрия Фарадея и геометрия Фойгта), позволяющими получать магнитные поля до 6Тл.

Гелиевый обьём криостата аналогично откачивался до ~ 510 мм рт. ст.

Образец помещался непосредственно в центр катушки магнита.

Для первичного тестирования образцов, отбора мез для исследования в магнитном поле, поляризационных измерений, а также температурных измерений в диапазоне 1.6-45К в отсутствие внешнего магнитного поля использовался оптический криостат без магнита.

Оптическое возбуждение образца в серии время-интегрированных экспериментов осуществлялось непрерывным излучением газовых лазеров – аргоновым лазером (=355нм) или гелий-кадмиевым лазером (=441.6нм).

Для записи спектров с временным разрешением использовался TiSp лазер дающий импульсное излучение ~840 нм и кристалл удвоения частоты BaB2O4 генерирующий лазерное излучение на второй гармонике (~420 нм).

Стрик-камера представляет собой электронно-оптическое устройство, предназначенное для многоканального измерения временной зависимости интенсивности света. В качестве приемника излучения используется горизонтальный полосковый фотокатод. Положительный ускоряющий потенциал прикладывается к люминесцентному экрану. Между катодом и экраном располагается пара горизонтальных пластин, на которые подается синусоидальное напряжение с частотой следования импульсов лазера, отклоняющее электроны только в вертикальном направлении. Задержка подбирается так, чтобы момент прихода оптического сигнала соответствовал прохождению напряжения на пластинах через нуль, и, следовательно, максимальной скорости изменения напряжения. Электроны, выбитые светом из катода в разные моменты времени отклоняются в вертикальной плоскости под разными углами. В результате на люминесцентном экране получается двумерная картина: вертикальное направление соответствует развертке по времени, а горизонтальное может быть использовано для развертки по дополнительному независимому параметру. В данном эксперименте горизонтальное направление соответствовало спектральному разложению излучения. Сигнал с экрана, усредненный по большому числу возбуждающих импульсов, считывался с помощью ПЗС-матрицы и поступал на компьютер для обработки.

§2.3.2 Время-интегрированные измерения.

непрерывном возбуждения приведена на рис. 2.3.

Ультрафиолетовое излучения лазера (1) заводилось в криостат (2) и фокусировалось на образце (3) обьективом (4) с помощью поворотного зеркала (5) установленного на оптической оси. Возбуждение сигнала ФЛ осуществлялось с помощью одного и того же обьектива (4), размер зеркала (5) был намного меньше апертуры объектива (4). Фокусное расстояние обьектива (4) и соответственно диаметр возбуждающего лазерного пятна менялись в зависимости от используемого криостата.

Рис. 2.3 Схема установки для измерения ФЛ при непрерывном возбуждении.

ультрафиолетового излучения. Объектив (7) создавал действительное изображение образца и пятна возбуждающего лазера на нём в плоскости подвижной промежуточной щели (8). Изображение промежуточной щели и образца могло либо передаваться и наблюдаться в микроскоп (12) при помощи сьёмного зеркала (10) и обьективов (9),(11), либо фокусироваться с помощью системы обьективов (9) и (14) на вертикальную входную щель монохроматора (15).

В режиме наблюдения через микроскоп, выбирался такой размер и положение промежуточной щели, чтобы обеспечить максимальное прохождение полезного сигнала ФЛ с исследуемого места на образце и минимальное прохождение постороннего сигнала (ФЛ с соседних областей образца под воздействием лазерного пятна либо рассеянного света лазера).

Для измерения поляризационных свойств излучения в параллельном пучке в четвертьволновая пластинка. Сигнал ФЛ разлагался в спектр с помощью монохроматора (16) (типа МДР-23 или ДФС-12) с дифракционными решётками 1200 или 2400 штр./мм. Далее, разложенное в спектр излучение проецировалось на двумерную ПЗС-матрицу (17), охлаждаемую жидким азотом, данные с которой поступали на компьютер.

направлении осуществлялось с помощь спектральной щели монохроматора (15). Ограничение поля зрения в вертикальном направлении в плоскости детектора осуществлялось промежуточной щелью Спектральное разрешение системы составляло порядка 100 или 200 мкэВ в зависимости от типа использованной дифракционной решетки.

§2.3.3 Время-разрешённые измерения.

Схема измерения ФЛ с временным разрешением приведена на рис.2.2.

Возбуждение осуществлялось TiSp лазером (1), дающим импульсное излучение с изменяемой длиной волны порядка 840 нм, длительностью импульса порядка 100 пс и частотой повторения 80 МГц.

Линзы (8) и (10) представляют собой телескоп. В их общей фокальной плоскости помещался нелинейный кристалл BaB2O4 (9). Данный кристалл при определенном угле падающего луча с осью анизотропии (угол синхронизма), генерировал излучение на второй гармонике с КПД порядка 8%. Фильтр (11) поглощал прошедшее инфракрасное излучение. Система сбора сигнала и визуализации аналогична описанной выше для времяинтегрированных измерений, за исключением отсутствия промежуточной щели. Монохроматор (16), с вертикальной входной щелью, управляемый с компьютера (21) позволял переключать разложенный в спектр сигнал либо на ПЗС-камеру (20), либо на горизонтальную щель (18), являющуюся входной щелью для стрик-камеры (19). Пластина (7) использовалась для отделения части пучка на лавинный фотодиод (12). Электрический сигнал, полученный с него, после прохода через линию задержки (17) использовался для синхронизации генератора развертки стрик-камеры. Спектральное разрешение системы было порядка 1 мэВ. Временное разрешение установки составляло 15-20 пс при для сигнала в диапазоне 0-800 пс и 30- 40 пс для диапазона 0-2000 пс.

Рис.2.4 Схема установки для измерения ФЛ при импульсном возбуждении.

Глава 3. Отрицательно заряженные экситоны (трионы) в полумагнитных квантовых точках CdSe/ZnSe/ZnMnSe Полупроводниковые КТ с размерами сравнимыми с боровским радиусом экситона в объёмном материале представляют собой трёхмерно просранственно ограниченную систему для электронов и дырок. Полное просранственное квантование выражается в дискретном энергетическом спектре электронных состояний. Нульмерный характер электронных состояний подтверждается многочисленными исследованиями, в т.ч.

оптической спектроскопией высокого пространственного разрешения на одиночных КТ. Исследования показали, что ширина линии излучения экситона в II-VI и III-V немагнитных п/п наноструктурах не превышает 0. мэВ, что позволяет изучать тонкую структуру экситонных состояний в КТ.

Тонкая структура определется межчастичным обменным взаимодействием и зависит от материала КТ, её размера и симметрии, числа частиц в КТ, внешними электрическими и магнитными полями [4,81].

Оптические исследования п/м п/п КТ показали, что sp-d обменное взаимодействие приводит к радикальному уширению линий ФЛ (~ до мэВ) из-за флуктуаций намагниченности ионов магнитной примеси в области локализации носителя заряда [10,12,13], что приводит к полному замыванию тонкой структуры спиновых состояний в КТ. Поэтому исследование индивидуальных п/м КТ до настоящего времени были немногочисленны и, в основном, ограничены изучением основного состояния экситона в незаряженных КТ [9,10,11].

Для того, чтобы избежать сильного уширения линии, в работе [82] были использованы немагнитные CdSe КТ с одиночным внедрённым ионом Mn и наблюдалась тонкая структура линий связанных с обменным sp-d взаимодействием электрона и дырки в КТ с ионом Mn. Предложенная для описания полученных в [82] магнитополевые зависимости спектра излучения модель работает только в случае симметричных КТ [83]. Таким образом влияние sp-d обменного взаимодействия на тонкую структуру экситонных состояний в асимметричных КТ до сих пор не было изучено.

В данной работе для изучения тонкой структуры экситонных состояний исследовались п/м п/п одиночные КТ с заметно ослабленной посредством использования промежуточного немагнитного барьера величиной sp-d обменного взаимодействия. Величина sp-d обменного взаимодействия между спинами носителей заряда и ионами магнитной примеси в п/м п/п структурах пропорциональна квадрату амплитуды электронной и дырочной волновой функции в точке локализации магнитного иона [84]. Если в структуре с CdSe/ZnMnSe КТ [10,85,86] примерно половина волновой функции локализованных в КТ электрона и CdSe/ZnSe/ZnMnSe амплитуда электронной и дырочной волновой функции сильно уменьшается в немагнитном ZnSe слое.

Низкотемпературные исследования спектров ФЛ индивидуальных CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ с относительно малой величиной sp-d обменного взаимодействия между ионами магнитной примеси и носителями заряда в КТ в магнитном поле до 12 Тл, ориентированном как вдоль, так и поперёк плоскости роста структуры позволили наблюдать, спектрально разрешить и идентифицировать зеемановские компоненты в спектрах излучения экситонов в отрицательно заряженных и нейтральных индивидуальных КТ.

Величина обменного взаимодействия регулировалась путем изменения доли волновых функций носителей (e,h) в п/м барьере с помощью вариации толщины промежуточного немагнитного ZnSe барьера. Было исследовано два образца с различной толщиной немагнитного барьера, что позволило оценить влияние обменного взаимодействия в исследуемых образцах.

В данной главе проводится анализ спектров излучения одиночных п/м КТ, которые отвечают излучению экситонов в отрицательно заряженных КТ (трионов), обусловлено локализацией в них электронов с донорных центров в барьерном слое, концентрация которых составляет ~ 1014-1015 см-3.

§3.1 Излучение экситонов из отрицательно заряженных индивидуальных полумагнитных квантовых точках.

При локализации экситона в отрицательно заряженной точке два электрона образуют спиновой синглет, при этом остается только одна расщепление триона в основном состоянии отсутствует. Поэтому в неполяризованная линия. В магнитном поле состояние триона расщепляется на дублет. На дублет расщепляется также и конечное состояние перехода – электрона в КТ. Максимальное число зеемановских компонент – 4.

Характерные спектры излучения экситонов в однократно отрицательно заряженных одиночных КТ в двух образцах CdSe/ZnSe/ZnMnSe с разной долей волновой функции электронов и дырок в п/м слое (образцы №1 и №2) приведены на рис.3.1. Так же, как и в ранее исследованных спектрах немагнитных КТ [87,88], при низкой плотности возбуждения в спектре неполяризованная линия. Увеличение плотности возбуждения вплоть до Вт/см2 не приводит к появлению дополнительных линий в спектре, что свидетельствует об отсутствии биэкситонных состояний даже при столь относительно больших плотностях возбуждения.

Такое поведение характерно для заряженных КТ, в которых при локализации первого экситона образуется состояние с полностью заполненной двумя электронами 1s-электронной оболочкой, и следующий электрон может локализоваться только в возбуждённом слабо-связанном pсостоянии. Вероятность такого процесса существенно ниже, чем вероятность захвата второго экситона в незаряженной КТ, где второй электрон попадает в глубоко лежащую 1s-оболочку.

Рис.3.1 Спектры ФЛ трионов ( X ), локализованных в одиночных КТ в образцах №1 и №2 с разным проникновением волновой функции в полумагнитный барьер. Одиночная трионная линия в продольном магнитном поле B||Oz расщепляется на две циркулярно-поляризованные компоненты, причём в образце №2 верхняя по энергии (–) компонента доминирует в больших полях. В поперечном магнитном поле в образце №1 наблюдаются все 4 зеемановских компоненты, а в образце №2 из-за быстрой спиновой релаксации дырок только две.

Основным отличием излучения CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ от немагнитных CdSe/ZnSe КТ является заметно большая ширина линий ФЛ [12,13].

Уширение связано с флуктуациями полного магнитного момента [10].

Поскольку магнитная примесь находится на достаточном удалении от КТ, то это уширение оказывается гораздо меньшим, чем в CdSe/ZnMnSe КТ, исследованных ранее в работах [10,85,86]. Оценки показывают, что проникновение электронной и дырочной волновых функций в барьер в изучаемых КТ с толщиной ZnSe слоя 1.6 нм не превышает 10%, вследствие чего величина sp-d взаимодействия на порядок слабее, чем в п/м КТ без ZnSe слоя. В результате ширина линии излучения заряженного экситона в нулевом магнитном поле находится в пределах 0.8-1.0 мэВ.

Сравнение спектров излучения исследуемых КТ со спектрами немагнитных КТ в поле B||0z показывает, что так же, как и в немагнитных КТ, в спектре излучения доминируют две циркулярно поляризованных (+ и ) компоненты, однако поляризация зеемановских компонент триона в изучаемых КТ противоположна наблюдающейся в немагнитных КТ [73,89].

Следовательно, несмотря на небольшое проникновение волновых функций электрона и дырки в п/м барьер, вклад в g-фактор от p-d обменного взаимодействия спинов электронов и дырок в КТ со спинами ионов Mn уже является доминирующим.

Во внешнем магнитном поле в геометрии Фойгта одиночная линия излучения триона, так же, как и в немагнитной КТ [87,88], расщепляется на четыре компоненты, которые хорошо разрешаются в поляризационных измерениях. Линии имеют высокую, более 90%, степень линейной поляризации. Из серии измерений в геометрии Фойгта в магнитных полях от 0 до 10 Тл, проведённых для четырёх различных направлений B Oz следует, что плоскость поляризации не зависит от направления магнитного поля и полностью определяется симметрией КТ (рис.3.2). Внешние и внутренние компоненты линии поляризованы во взаимно перпендикулярных плоскостях, близких к кристаллографическим плоскостям (110) и (1 1 0), отношение интенсивностей внешних и внутренних компонент (рис.3.2).

Такое поведение аналогично наблюдавшемуся ранее в исследованиях трионов в немагнитных КТ [87]. Оно свидетельствует о существенной анизотропии потенциала в плоскости КТ, приводящей к смешиванию дырочных состояний с jz=3/2 с состояниями отщепленных лёгких дырок jz=1/2 уже в нулевом магнитном поле.

Рис.3.2 Линия триона в QD1 образца N1, записанная в поле B=10 Тл при B|| [100], [110], [1-10] и [010]. Поляризация x || [110], y || 1 10.

Из сравнения спектров излучения трионов в двух исследуемых образцах, приведенных на рис.3.1, видно, что с ростом проникновения электронной и дырочной волновых функций в область ZnMnSe барьера наблюдается увеличение ширины линий, связанное с флуктуациями момента Mn. Сравнение интенсивностей излучения КТ при фиксированной плотности возбуждения показывает, что в образце №2 квантовый выход излучения в нулевом магнитном поле оказывается значительно меньшим. Такое уменьшение квантового выхода характерно для экситонов в п/м п/п с шириной запрещенной зоны, превышающей энергию внутрицентрового состояние 4 T1 ( E ~ 2.1 эВ). Оно обусловлено эффективной безызлучательной рекомбинацией экситонов с передачей энергии ионам Mn. Более подробно этот эффект будет обсуждаться в главе 5, посвящённой безызлучательной рекомбинации экситонов.

Ширина линии и величина зеемановского расщепления увеличивается с ростом проникновения волновой функции электронов и дырок в п/м слой.

При этом вместо уменьшения интенсивности фиолетовой компоненты с ростом магнитного поля, ожидаемого вследствие спиновой релаксации дырки в основное состояние, в спектрах излучения, наоборот, наблюдается её существенный рост. Тогда как в геометрии Фойгта интенсивности двух зеемановских компонент остаются одинаковыми во всех магнитных полях.

§3.2 Зеемановское расщепление линий фотолюминесценции трионов В отрицательно заряженном трионе X два электрона образуют спиновый синглет. Поэтому взаимодействие трионов X c магнитным полем определяется дыркой. В п/м КТ симметрии D2 d оно описывается дырочным гамильтонианом вида:

где и q – константы, описывающие взаимодействие дырки с магнитным полем в немагнитных CdSe и ZnSe [71], µB – магнетон Бора, g0 - g-фактор обменным взаимодействием дырок с ионами марганца [17], где - константа намагниченность единицы объема M равна:

где N 0 - число элементарных ячеек в единице объема ZnMnSe, xeff эффективная концентрация марганца, g Mn = 2 -g-фактор d-электронов в Mn, B ex - эффективное обменное поле дырки:

B ex = где j определяется коллективным действием внешнего магнитного поля и обменного взаимодействия ионов марганца с дыркой [61].

Конечным состоянием процесса рекомбинации триона X является один электрон в КТ, взаимодействие которого с магнитным полем описывается гамильтонианом:

где s –оператор спина, g e - g-фактор электрона в CdSe ( g e, g e,|| g e [71]), -константа s-d обменного взаимодействия электронов с ионами Mn и где e - доля квадрата волновой функции электрона в ZnMnSe барьере, Br5 / 2 ( y ) - функция Бриллюэна.

Образование МП должно приводить к ряду эффектов в спектре ФЛ:

сужению линий ФЛ из-за подавления флуктуаций магнитного момента полярона внешним магнитным полем [10], фиолетовому сдвигу линии ФЛ основного состояния экситонов и трионов с ростом температуры, [13] несимметричному расщеплению линий ФЛ триона в геометрии Фарадея, обусловленному обменным полем B ex [12], красному сдвигу линии времяh разрешённой ФЛ электрон-дырочного комплекса с ростом времени задержки после импульса возбуждения из-за формирования МП.

В исследованных КТ эти эффекты незначительны. На рис.3.1 видно, что расщепление линий излучения в геометрии Фарадея почти симметрично по отношению к энергии перехода в нулевом магнитном поле, Далее, на рис.3.3 приведены время-разрешенные спектры ФЛ триона в КТ №1, записанные в нулевом магнитном поле, и зависимость интенсивности излучения от времени. Время жизни трионов, определенное из этой зависимости составляет ~ 320 пс. Красный сдвиг в течение времени жизни триона при этом не превышает 0.2 мэВ, что свидетельствует о том, что за время жизни МП в исследуемых КТ не успевает сформироваться. Таким образом, влиянием обменного поля следует пренебречь, и величина намагниченности определяется только внешним магнитным полем.

Normalized Intensity Рис.3.3 Кинетика ФЛ триона X- в образце №1. Данные приведены для нулевого магнитного поля, однако время жизни трионов (~320пс) практически не зависит от величины поля. На вставке показана эволюция энергетического спектра со временем, сигнал время-разрешённого эксперимента просуммирован по интервалам временной развёртки, указанным справа от рисунка.

При симметрии КТ равной D 2 d, поляризация зеемановских компонент в геометрии Фойгта не привязана к направлениям кристаллографических осей и полностью определяется направлением магнитного поля. На рис.3. видно, что в эксперименте наблюдается противоположный результат:

Аналогичное поведение наблюдалось ранее в немагнитных CdSe/ZnSe КТ [87,88] и даже в КЯ [90]. В этих работах было показано, что такое поведение поляризации зеемановских компонент обусловлено смешиванием состояний тяжёлых и лёгких дырок из-за понижения симметрии КЯ и КТ вследствие упругих деформаций в плоскости роста. Исследуемые в данной работе КТ выращены в аналогичных условиях, поэтому следует ожидать, что сильная анизотропия потенциала в плоскости вызвана теми же причинами.

Наличие упругих деформаций в плоскости КТ приводит к понижению симметрии одночастичного потенциала КТ и, соответственно, к появлению дополнительного анизотропного члена в гамильтониане для дырок [71].

ij -компоненты тензора упругих деформаций, b и d -деформационные где константы.

компонент от направления магнитного поля в плоскости CdSe КТ (рис.3.2) накладывает дополнительные условия на потенциал. Во-первых, вклад от кубического по j члена в гамильтониане (3.1) должен быть пренебрежимо V существенны только компоненты, приводящие к смешиванию состояний j=+3/2 и 1/2 и состояний j=3/2 и +1/2, т.е. собственными функциями гамильтониана деформации являются:

E lh hh - расщепление подзон лёгких и тяжёлых дырок, 2 -фаза матричного элемента [71].

определяется деформацией сдвига xy. При симметрии деформационного потенциала C2 xx yy. В работах [87,88] было найдено, что в CdSe/ZnSe КТ отношение достигает значения 0.2-0.3. В нулевом поле дырочные приводит к его расщеплению. В CdSe/ZnSe KT расщепление дырочных уровней в поле B || 0z с точностью до членов ( / Elh ) равно E 0 = 3µ B g||h B, где g ||h = g 0 [71].

Обменное p-d взаимодействие дырок с ионами марганца приводит к B ||0z вектор j || M || B. В этом случае расщепление уровней h равно:

y = 5 / 2 g Mn µ B B /(k BT ). Знаки Ge и Gh определяются знаками обменных констант В поле B 0z направления векторов M и B для триона могут не совпадать, вследствие чего разложение энергий зеемановских компонент в величины волновой функции дырки в ZnMnSe барьере, как следует из аппроксимации экспериментальных зависимостей, уже в полях 1.5-2 Тл, неколлинеарностью векторов M и B можно пренебречь. В этом случае:

Второй член в выражении для расщепления состояния дырки обязан локализованной в КТ [10], а g-фактор дырки в поперечном магнитном поле электрона в поле B 0z являются состояния e = ± 1 / 2 B с проекцией спина ± 1 / 2 на направление поля B.

Для идентификации наблюдаемых переходов в спектрах ФЛ КТ обратимся к схеме разрешённых оптических переходов в CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ, приведенной на рис.3.4 с указанием их поляризации при измерении в геометрии Фарадея ( B || 0z ) и в геометрии Фойгта ( B 0 z ).

Рис.3.4 Схема переходов в трионе X- в магнитном поле в геометриях Фарадея и Фойгта. Пунктиром отмечены разрешенные оптические переходы в различных поляризациях, а сплошными стрелками – разрешенные безызлучательные переходы. Их порядок зависит от знаков и величин gфакторов. Короткими стрелками обозначены спиновые состояния электрона sz=±1/2 (тонкие) и тяжёлой дырки jz=±3/2 (толстые).

В этой схеме учтено, что g-фактор электрона больше нуля и переход имеет энергию больше, чем +-переход. Измеренные зависимости энергий переходов в магнитном поле в геометриях Фарадея и Фойгта для трионов в образцах №1 и №2 приведены на рис. 3.5.

Рис. 3.5 Зееманский сдвиг линий ФЛ триона в магнитном поле в геометриях Фойгта и Фарадея для двух образцов (№1 и №2).

Экспериментальные результаты – положение максимумов линии ФЛ (обозначены на рисунке символами), аппроксимируются подгоночными кривыми (сплошные линии) по формулам (3.12) и (3.13).

Аппроксимация зеемановского сдвига линий в геометрии Фарадея, показанная на рис.3.5 сплошными линиями, осуществлялась с помощью Подгоночными параметрами являлись коэффициент G = Gh Ge и Teff эффективная температура. В геометрии Фойгта для расщепления пар одинаково линейно поляризованных E1,2 и E3,4 линий триона описывается выражениями:

температура Teff. При аппроксимации были использованы значения gфакторов электронов и дырок в немагнитных CdSe КТ 3gh- ge=1.56, ge=1.1, найденные ранее в работах [73,91] Необходимо отметить, что параметр Gh, отвечающий вкладу от p-d превышает немагнитный вклад даже в случае меньшего влияния магнитной примеси (образец №1), поэтому первое слагаемое в квадратных скобках в формуле (3.9), соответствующее дырочному вкладу в сдвиг линий в геометрии Фойгта, оказывается отрицательным.

Зеемановские расщепления в обеих геометриях аппроксимировались при одинаковых параметрах Ge, Gh, Teff. При этом значения Ge были получены из расщепления в геометрии Фойгта линий, отвечающих переходам из одного дырочного состояния, например +, в различные электронные e, а G = Gh Ge из расщепления зеемановских компонент в геометрии Фарадея. Для образца №1 аппроксимация дает следующие значения: Gh = 2.8 мэВ, Ge = 0.4 мэВ, a = 0.2 и Teff = 7 K. Дублетная структура линии излучения триона в геометрии Фойгта в образце №2 обусловлена опустошением верхнего расщепление компонент в геометрии Фойгта связано с расщеплением электронного уровня в конечном состоянии. Из аппроксимации для образца №2 были найдены следующие значения параметров: Gh = 5.7 мэВ, Ge = 1.4 мэВ, a = 0.3, Teff = 6 К.

В немагнитных КТ в геометрии Фойгта следствием деформационного lh-hh-смешивания является почти стопроцентная линейная поляризация линий излучения триона вдоль осей симметрии потенциала КТ [87].

Вероятности переходов x I1, 2 и y I 3, 4 поляризованных компонент в спектре равны:

где -угол поляризации излучения, e -единичный вектор вдоль направления осцилляторов электрон-дырочной рекомбинации с участием тяжёлой и лёгкой дырок, соответственно. Учет обменного sp-d взаимодействия не изменяет этих выражений до тех пор, пока зеемановское расщепление заметно меньше Elh hh.

влияние sp-d взаимодействия ионов Mn с электрона и дырками. Из анализа энергий переходов в трионе на рис. 3.4 и 3.5 следует, что расщепление компонент в геометрии Фойгта в образце №1 описывается двумя gфакторами, равными 1.2 ± 0.2 и 2.4 ± 0.2 Учитывая, что в немагнитных CdSe/ZnSe КТ g e 1.1, а обменное взаимодействие с ионами Mn даёт 2.4 ± 0.2 g-фактору электрона g eff = E1e, 2 / µ B B. Таким образом, g-фактору дырки в поле B Oz отвечает g = E1h,2 / µ B B = 1.2 ± 0.2.

В геометрии Фарадея из аппроксимации расщепления + и g eff = 2.4 ± 0.2 и последовательность и компонент в спектре, находим, что 3 g eff = E1h, 2 / µ B B = 3.6 ± 0.3. В образце №2 с большим проникновением волновых функций (рис.3.1б) расщепление + и компонент отвечает аппроксимации в геометрии Фойгта g eff = 5.2 ± 0.3. Отсюда следует, что 3 g eff = 13.8 ± 0.3. Вычитая из найденных значений эффективных g-факторов электронов и дырок их значения в немагнитных КТ, находим, что вклады от обменного взаимодействия электронов и дырок с ионами Mn равны, соответственно: g eff g e = 1.3 и 3g eff 3g h = -6.1 для образца №1 и g eff g e = 4. и 3g eff 3 g h = - 16.4 - для образца №2.

Таким образом, отношение вкладов в g-факторы дырок g eff и электронов g e в исследуемых КТ составляет ~ 4:1, что почти совпадает с их отношением в объемном ZnMnSe [17], т.е. доля волновых функций электрона и дырки, проникновения квадрата волновой функции носителей в удалённый ZnMnSe барьер (e,h) может быть оценена из значений подгоночных параметров G = Gh Ge, поскольку согласно формулам (3.6) и (3.10) величина ~G. Для КТ в образцах №1 и №2 величины G = -3.2 мэВ и -7.1 мэВ, соответственно.

Из величины зеемановского расщепления в обьёмном материале согласно работам [17,92] получаем, что e,h составляет примерно 2% (образец №1) и примерно 4.3 % (образец №2).

§3.3 Спиновая релаксация и безызлучательная рекомбинация трионов.

Добавление Mn в п/п ведёт к ускорению спиновой релаксации электронов и дырок, вследствие чего в магнитном поле наблюдается излучение только из основного состояния [10,12]. Кроме того, в CdSe КТ с шириной запрещённой зоны, превышающей энергию внутрицентрового перехода в Mn из состояния 6 A1 в состояние 4 T1, равную ~2.1 эВ, добавление Mn приводит к существенному уменьшению времени жизни экситонных состояний вследствие эффективной безызлучательной рекомбинации безызлучательной рекомбинации зависит от концентрации Mn, величин волновых функций электрона и дырки на атоме Mn и спинов электрона, дырки и ионов Mn. Как было получено в измерениях время-разрешённой ФЛ на массиве КТ в Cd1-xMnxSe/ZnSe КТ с x~0.1, время безызлучательной рекомбинации при B=0 Тл оказывается меньше, чем 10 пс.

CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ с малой (~2%) долей электронных волновых функций в п/м барьере (рис.3.1а) была исследована кинетика излучения при импульсном пикосекундном возбуждении (рис.3.3). Затухание линии ФЛ трионов имеет экспоненциальный характер с временем ~ 350 пс и почти не изменяется в магнитном поле, как для основного, так и для возбуждённого состояний. Найденное время жизни трионов близко к их времени жизни в немагнитных КТ (~500 пс) [94]. Таким образом, в КТ с e,h ~ 2% обменное взаимодействие спинов электронов и дырок со спинами ионов Mn еще не приводит ни к заметной безыизлучательной рекомбинации, ни к заметному изменению скорости спиновой релаксации, хотя при этом обменный вклад в g-фактор дырок уже превышает его величину в немагнитных КТ.

При увеличении доли волновой функции электронов и дырок в п/м барьере ситуация заметно изменяется. Для образца №2 (рис.3.1б) квантовый выход излучения из заряженных КТ в нулевом магнитном поле почти на порядок величины меньше, чем для образца №1. Следовательно, в образце доминирующим. Включение магнитного поля ведёт к нетривиальному поведению интенсивности излучения из основного и возбуждённого электрон-дырочных состояний в КТ. Так, в трионе (рис.3.1) с g eff > 0, g eff < низкоэнеретическая + -компонента. Поэтому естественно ожидать, что при наличии спиновой релаксации дырок интенсивность этой компоненты будет расти с полем, а фиолетовой - компоненты, отвечающей переходу из видно, что в магнитном поле интенсивность + - компоненты почти не изменяется, в то время как интенсивность фиолетовой -компоненты растёт с увеличением поля.

Такое поведение спектра излучения в магнитном поле связано с различием времён безызлучательной рекомбинации с возбуждением иона трион+ион марганца S z = s Mn, z + s z, где s Mn, z - проекция спина иона Mn, а sz спин дырки.

Действительно, в силу слабого спин-орбитального взаимодействия начальное и конечное состояние иона марганца в кристаллическом поле характеризуется спином и его проекцией при условии, что магнитное поле достаточно для выстраивания спинов Mn ( g Mn µ B B > kT ). Орбитальный момент электронов d-оболочки и его проекция перестают быть хорошими квантовыми числами под действием кристаллического поля. С другой стороны, в сильном магнитном поле B || Oz состояния тяжёлой дырки наряду определенной проекцией спина sz (для лёгкой дырки ±1/ 2 это утверждение уже не верно). Поскольку центральное кулоновское взаимодействие между электронами валентной зоны и d-электронами марганца не смешивает равенством в начальном и конечном состояниях. Заметим, что делокализованными электронами валентной зоны, так как в этом случае кулоновские интегралы безызлучательного перехода не равны нулю благодяря подмешиванию нечётных состояний валентной зоны к чётным состояниям 3d5-оболочки Mn.

Рассмотрение правил отбора для безызлучательной рекомбинации (подробнее в главе 5) показывает, что в магнитном поле, достаточном для выстраивания спинов Mn, безызлучательная рекомбинация дырки в основном состоянии триона ( jz = 3 / 2 ) разрешена для перехода в основное состояние электрона в КТ с sz = 1/ 2, поскольку такой переход удовлетворяет закону сохранения суммы S z проекций спина иона Mn sMn, z и спинов электронов и дырок в КТ. Действительно, в этом случае в исходном состояний спин Mn sMn, z = 5 / 2, в трионе с jz = 3 / 2 полный спин электронов равен 0, спин дырки в состоянии jz = 3 / 2 равен sz = 1/ 2, и, следовательно, в трионе strion, z = 1/ 2, а полная сумма проекций S z = 2. В конечном состоянии перехода Mn находится в возбуждённом состоянии 4 T1 (3 / 2). Проекция спина Mn в этом состоянии sMn, z ( 4 T1 ) 3 / 2, поэтому единственным разрешённым переходом является переход в состояние с проекцией спина электрона КТ sz = 1/ 2 и проекцией спина Mn sMn, z = 3 / 2. Для триона в возбуждённом спиновом значение Sz= -2. Как следствие, переходы из возбуждённого спинового состояния триона оказываются запрещёнными, а на квантовый выход излучения из этого состояния влияет только спиновая релаксация дырок в трионе.

Из сказанного выше следует, что соотношение интенсивностей из соотношением трех времён:

релаксации дырок s. В частности, относительный рост заселения возбуждённого состояния происходит при NR < s / 2. Таким образом, из эксперимента следует, что добавление Mn в барьер CdSe КТ в поле B||0z оказывает существенно большее влияние на скорость безызлучательной рекомбинации, чем на скорость спиновой релаксации дырок. Малая скорость спиновой релаксации дырок в поле B||0z обусловлена тем, что она требует изменения jz = 3. В поле B 0 z, смешивающем состояния дырок с jz = 3 / 2 и 3 / 2, наличие ионов Mn, наоборот, ведёт к быстрой спиновой релаксации дырок уже при e,h ~ 4%. В тоже время, смешивание дырочных состояний с jz = 3 / 2 и 3 / 2 в поле B 0 z приводит к тому, что выстраивание спинов Mn в сильном магнитном поле оставляет разрешённой безызлучательную рекомбинацию и в нижнем, и в верхнем спиновом состояниях триона. Как следствие, в геометрии Фойгта в спектре излучения наблюдаются переходы только из основного состояния триона.

Выводы главы 3:

Низкотемпературные исследования спектров ФЛ индивидуальных CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ с относительно малой величиной sp-d обменного взаимодействия между ионами магнитной примеси и носителями заряда в КТ в магнитном поле до 12 Тл, ориентированном как вдоль, так и поперёк плоскости роста структуры позволили наблюдать, спектрально разрешить и идентифицировать зеемановские компоненты в спектрах излучения отрицательных трионов. Величина обменного взаимодействия регулировалась путём изменения доли волновых функций носителей (e,h) в полумагнитном барьере с помощью вариации толщины немагнитного ZnSe барьера.

Проанализирован эффект взаимодействия носителей заряда с ионами Mn в отсутствие поля и в магнитном поле при различных ориентациях поля относительно осей КТ на энергетическую структуру уровней трионов.

Найдено, что вплоть до e,h ~ 2% скорости спиновой релаксации и безызлучательной рекомбинации трионов в CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ остаются меньше времени излучательной рекомбинации. При этом эффективный gфактор дырки в магнитном поле, перпендикулярном плоскости КТ (геометрия Фарадея), уже меняет знак и достигает значения 3g eff = 3.6 ± 0. Дальнейшее увеличение e,h до ~ 4% ведёт к существенному уменьшению квантового выхода излучения трионов как в нулевом поле, так и в поле, параллельном плоскости КТ из-за роста скорости безызлучательной рекомбинации с возбуждением электронов Mn..

Найдено, что в геометрии Фарадея магнитное поле приводит к возгоранию излучения из возбуждённого состояния трионов (jz=3/2), в то время как интенсивность излучения из основного состояния остается низкой.

Показано, что такое неожиданное поведение излучения трионов при B||0z обусловлено двумя факторами: запретом безызлучательной рекомбинации из состояний триона с jz = 3 / 2 и малой эффективностью спиновой релаксации дырок в трионе, требующей изменения jz = 3. В поле B 0 z, смешивающем состояния дырок с jz = 3 / 2 и 3 / 2, наличие ионов Mn ведет к быстрой спиновой релаксации дырок уже при e,h ~4%.

Глава 4. Эффект sp-d обменного взаимодействия на экситонные состояния в нейтральных квантовых точках CdSe/ZnSe/ZnMnSe.

§4.1 Излучение экситонов из нейтральных квантовых точек.

На рис. 4.1 представлены характерные спектры ФЛ индивидуальных КТ в образце №1 для двух одиночных КТ при разных плотностях возбуждения в отсутствие внешнего магнитного поля. Так же, как и в ранее исследованных спектрах немагнитных КТ [73, 89], в спектре излучения CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ при низкой плотности возбуждения наблюдается интенсивная линия X, расщепленная на две компоненты с взаимно перпендикулярной линейной поляризацией. Направление поляризации компонент X’ и Y’ совпадает с направлением осей кристалла [110] и [110], соответственно. В спектре КТ1 дополнительно наблюдается слабая линия X*, расположенная на ~2 мэВ краснее линии X. С увеличением плотности возбуждения в спектре появляется еще один дублет XX, расположенный примерно на 23-25 мэВ краснее линии X. Компоненты дублета XX также линейно поляризованы вдоль осей Ox’ || [110] и Oy’|| [110], но, в отличие от линии X, компонента, поляризованная вдоль оcи Oy’, является более высокоэнергетичной. Поведение излучения из КТ полностью аналогично наблюдавшемуся ранее в немагнитных КТ [73], где было показано, что линии X и XX отвечают излучению из незаряженных КТ, содержащих один и два локализованных экситона, соответственно. Линия X отвечает излучению светлого экситона с моментом J=1, а линия XX – разрешённым переходам из биэкситонного синглетного состояния с J=0 в экситонные состояния с J=1.

Рис.4.1 Спектры ФЛ экситонов (Х) и биэкситонов (ХХ) из двух различных одиночных КТ CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ 1 (рис.4.1а) и КТ 2 (рис.4.1б) образца №1, записанные при различной накачке в нулевом магнитном поле. Линии экситонной и биэкситонной ФЛ линейно поляризованы вдоль осей близких к [110] и [11 0] с противоположным порядком компонент X ' и Y '. В спектре КТ 1 дополнительно наблюдается линия X*, соответствующая излучению тёмного экситона.

Расщепление экситонной линии свидетельствует о том, что симметрия исследуемых КТ ниже, чем D2d, а ориентация поляризации вдоль осей кристалла [110] и [11 0] указывает на то, что КТ вытянуты вдоль одной из осей энергетическая последовательность компонент X’ и Y’ в биэкситонной линии хорошо согласуется с правилами отбора для экситонных переходов в КТ [73]. Слабую линию X* в спектре излучения экситона следует приписать излучению тёмных экситонов с полным моментом J=2. [4]. Такие переходы являются запрещёнными в КТ с симметрией Cs и выше. Однако, учитывая, что данное состояние является нижайшим по энергии, для проявления его в спектре излучения достаточно относительно небольшой анизотропии формы КТ, понижающей симметрию КТ ниже Сs и, как следствие, приводящей к подмешиванию состояний с J=1 в компоненту c J=2 [71].

CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ от немагнитных CdSe/ZnSe КТ является заметно большая ширина линий ФЛ [10,11,13]. Уширение связано с обменным взаимодействием электронов и дырок со спинами ионов магнитной примеси из-за флуктуаций полного магнитного момента ионов примесей в области локализации носителя заряда [10]. Поскольку магнитные примеси находятся на достаточном удалении от КТ, где величина электронной и дырочной волновых функций заметно меньше, чем в самой КТ, то это уширение оказывается гораздо меньшим, чем в аналогичных п/м образцах, исследованных ранее. Оценки показывают, что проникновение электронной и дырочной волновых функций в барьер в CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ с толщиной ZnSe слоя 1.5 и 2 нм составляет ~2% и ~ 4% для образцов №1 и №2, соответственно (глава 3), вследствие чего влияние sp-d взаимодействия на порядок слабее, чем в п/м КТ без ZnSe слоя. Благодаря заметно ослабленному влиянию флуктуаций момента Mn на энергию экситона в КТ ширина линий излучения не превышает величину электрон-дырочного обменного взаимодействия в КТ, что и позволяет наблюдать тонкую структуру экситонных и биэкситоных линий в спектрах ФЛ. Ширина линий ФЛ экситонных и биэкситонных компонент в образце №1, а также величина обменного расщепления меняется от одной КТ к другой (рис. 4.1а и 4.1б), однако качественно спектральные характеристики линий (дублетная структура, спектральное расположение биэкситонной линии, поляризация компонент вдоль осей Ox’ || [110] и Oy’|| [110], обратная энергетическая последовательность компонент дублетов у линий экситона и биэкситона) в изучаемых одиночных КТ остаются одинаковыми.

На рис.4.2 показаны спектры экситона в КТ в образце №1, записанные в геометриях Фарадея и Фойгта. В магнитном поле в геометрии Фарадея две линейно поляризованные компоненты, соответствующие состояниям демонстрируют сильное зеемановское расщепление и становятся циркулярно поляризованными (степень поляризации в поле 10 Тл достигает c 90% ).

Линия, соответствующая излучению «тёмного» экситона с J=2, уширяется и на ее фиолетовом краю формируется относительно узкая линия Z, которая с ростом магнитного поля сдвигается в область высоких энергий, и, по мере приближения к светлой компоненте, резко увеличивается в интенсивности. В области В~5 Тл происходит антипересечение высокоэнергетичной компонентой светлого экситона, при этом две компоненты обмениваются силами осциллятора. В точке пересечения наблюдаетcя хорошо заметное отталкивание двух компонент с обменной константой ~0.2 мэВ. В CdSe/ZnSe КТ без Mn такое антипересечение не наблюдается, поскольку зеемановское расщепление в магнитном поле 10-12 Тл остаётся меньше энергии электрондырочного обменного взаимодействия.

В магнитном поле в геометрии Фойгта линии излучения основного дублета c J=1 остаются линейно поляризованными, их интенсивность слабо зависит от магнитного поля, а величина расщепления уменьшается с ростом поля. При этом наблюдается резкий рост интенсивности тёмного экситона с J=2, что связано с ростом подмешивания экситонных состояний с J=1.

Величина расщепления светлых и тёмных экситонов слегка увеличивается (с 2.1 мэВ при 0 Тл до 2.45 мэВ при 12 Тл) причём в большом магнитном поле в спектре удаётся различить обе зеемановские компоненты тёмного экситона, поляризованными (рис.4.2).

Интенсивность (отн.ед.) Рис 4.2 Спектр излучения линии экситона из КТ1 (образец №1) в магнитном поле в геометрии Фарадея и Фойгта. В магнитном поле в геометрии Фарадея наблюдается антипересечение нижней компоненты светлого экситона с верхней компонентой тёмного экситона (линия z). В магнитном поле в геометрии Фойгта компоненты экситонного дублета попрежнему остаются линейно поляризованными и наблюдается резкий рост линии соответствующей излучению тёмного экситона, причём, так же как и у светлого экситона наблюдаются две взаимно перпендикулярно линейно поляризованные компоненты.

Величина расщепления зеемановских компонент в продольном магнитном поле очень чувствительна к температуре системы ионов магнитной примеси, она заметно уменьшается при увеличении плотности оптического возбуждения (Рис.4.3). Соответственно, при большей накачке точка антипересечения находится в большем магнитном поле.

Интенсивность (отн.ед.) Рис.4.3 Спектры излучения экситона и биэкситона в образце №1 в зависимости от плотности оптического возбуждения в магнитном поле 8 Тл в геометрии Фарадея.

Детальное сравнение спектров излучения CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ с аналогичными немагнитными CdSe/ZnSe структурами выявляет несколько существенных отличий, связанных с sp-d обменным взаимодействием, кроме вышеупомянутого уширения линий. Так в п/м КТ последовательность двух зеемановских компонент оказывается противоположной немагнитному случаю, где более высокоэнергетичной является +-компонента [73, 89]. Это связано с вкладом в g-фактор от обменного взаимодействия электронов и дырок в КТ со спинами ионов Mn, который приводит к смене знака gфактора дырки.

В изучаемых образцах CdSe/ZnSe/ZnMnSe наблюдается сублинейная зависимость расщепления зеемановских компонент от величины продольного магнитного поля, а также зависимость величины расщепления и соотношения зеемановских компонент от плотности возбуждения (рис.4.3).

Кроме того, наблюдается существенное переигрывание интенсивностей основной и возбуждённой экситонных компонент от примерно 7:1 при наименьших плотностях возбуждения, до 1.5:1 при увеличении накачки от Вт/см2. Такое переигрывание интенсивностей характерно только до для экситонной линии в нейтральных КТ, ни у биэкситона, ни у экситонов в заряженных КТ не наблюдается.

Необходимо отметить, что доминирование линии тёмного экситона в спектрах излучения, записанных в геометрии Фойгта (магнитном поле в плоскости образца), так же как и антипересечение +-поляризованных компонент светлого и тёмного экситона в продольном поле, наблюдаются не во всех КТ. Это связано с тем, что излучение состояния тёмного экситона определяется подмешиванием светлых экситонных состояний из-за низкой симметрии изучаемых КТ. Наиболее ярко этот эффект выражен в том случае, когда симметрия КТ ниже, чем Сs, и уже в нулевом поле наблюдается линия тёмного экситона. В противном случае линия тёмного экситона проявляется в спектре лишь в достаточно большом поле в геометрии Фойгта (рис.4.4), когда подмешивание светлого экситонного состояния к тёмному вызвано действием внешнего магнитного поля. Интенсивность линии излучения тёмного экситона в этом случае оказывается пропорциональной B 2 в поле в плоскости образца. Подробнее об этом будет сказано в параграфе 4.2, посвящённом рассмотрению волновых функций и энергетических зависимостей экситонных компонент.

Расщепление компонент биэкситонной линии в магнитном поле, как в геометрии Фарадея, так и в геометрии Фойгта полностью совпадает с расщеплением экситонной линии рис. 4.4, что подтверждает принадлежность обсуждаемых линий X и XX к излучению из одной КТ: расщепление линий излучения при переходе из синглетного биэкситонного состояния в экситонное полностью определяется расщеплением конечного состояния.

Рис.4.4 Спектры излучения экситона и биэкситона в магнитном поле в геометрии Фарадея и Фойгта в образце № Биэкситонный дублет, в отличие от экситонного, в магнитном поле в геометрии Фойгта довольно заметно увеличивается в интенсивности – соотношение интенсивностей линии Х и линии ХХ изменяется в 2.5-3 раза (рис.4.4). Также обращает на себя внимание различие в ширине линий излучения экситонов и биэкситонов: полуширина компонент линии биэкситонной линии в 1.5-2 раза меньше, чем экситонной линии, несмотря на то, что в обоих случаях ширина линий связана с эффектом обменного взаимодействия ионов Mn с одиночным экситоном в КТ (в биэкситоне два электрона и две дырки образуют спиновые синглеты). С ростом магнитного поля полуширина линий X и XX заметно уменьшается и в геометрии Фарадея, и в геометрии Фойгта, однако различие в абсолютных величинах сохраняется.

Обратимся теперь ко второму исследуемому образцу, в котором взаимодействия sp-d заметно больше.

В этом случае линии гораздо более уширены из-за магнитных флуктуаций, а квантовый выход излучения существенно ниже из-за того, что доминирующим. В результате спектр излучения качественно изменяется – экситонная линия в отсутствие магнитного поля настолько уширена, что дублетная структура экситонной линии не наблюдается. Кроме того, вплоть до самых больших плотностей возбуждения (~300 Вт/см2) в спектре отсутствует линия излучения биэкситона.

Во внешнем магнитном поле в геометрии Фарадея линия излучения экситонов сужается, и сдвигается в красную сторону, а её интенсивность заметно растёт. В геометрии Фойгта заметного изменения интенсивности излучения и энергетического сдвига не происходит, однако наблюдается существенное сужение линий (рис.4.5).

Рис 4.5 Спектры излучения экситона в магнитном поле в геометрии Фарадея и Фойгта в образце № В геометрии Фарадея линия излучения экситона уже в полях 1-2 Тл становится практически полностью циркулярно поляризованной, т.е в отличие от образца №1 в магнитном поле наблюдается только + компонента. Отсутствие в магнитном поле в геометрии Фарадея высокоэнергетической компоненты свидетельствует о быстрой спиновой релаксации в основное состояние.

Резкий рост интенсивности экситонного излучения в продольном магнитном поле и его слабое изменение в поперечном поле связаны с процессом безызлучательной рекомбинации экситонов с возбуждением ионов Mn. Подробно это явление будет рассмотрено в главе 5.

§4.2 Энергия переходов и волновые функции экситонных состояний Структура экситонов в CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ с sp-d обменным взаимодействием со спинами ионов Mn в отсутствие магнитополяронного эффекта подобна их структуре в аналогичных немагнитных КТ (глава 1).

Базисные функции включают двукратно вырожденные состояния e± из зоны проводимости со спином sz=±1/2 и четырёхкратно вырожденные дырочные состояния из валентной зоны с проекцией момента jz=±1/2, ±3/2. Тонкая структура определяется точечной симметрией в КТ, зависящей как от симметрии полупроводникового кристалла, так и от симметрии потенциала КТ [4, 95]. Линейная поляризация экситонных компонент вдоль направления близкого к [1 1 0] показывает, что симметрия потенциала КТ близка к C2v.

Исследования заряженных экситонов (глава 3) показали, что основной вклад в понижение симметрии потенциала КТ связан с упругими напряжениями в кристаллической решетке.

Учитывая это, гамильтониан экситонных состояний может быть записан в виде суммы слагаемых связанных с упругими напряжениями, обменным взаимодействием и внешним магнитным полем :

Член гамильтониана, связанный с упругими напряжениями равен:

Система координат здесь выбрана вдоль осей кубического кристалла с осью 0z вдоль направления роста структуры, ji - операторы проекции слагаемое гамильтониана с безразмерной величиной < 1, соответствует компонентам тензора упругого напряжения xy [87]. В первом порядке по составлены в виде: |±1>= hh em для светлых состояний и |±2>= hh e± - для соответственно [95].

Влияние электрон-дырочного обменного взаимодействия описывается вторым слагаемым в уравнении (4.1):

где si операторы спина электрона и ai, bi - обменные константы. Первая квадратная скобка в (4.3) соответствует обменному взаимодействию в КТ с симметрией D2 d, а вторая описывает понижение симметрии до C 2v.

Обменное взаимодействие расщепляет экситонные состояния, а также приводит к подмешиванию состояний лёгкого экситона к состояниям тяжёлого экситона. Это подмешивание имеет порядок величины (| a | + | b |) / lh им можно пренебречь при lh>10 meV. В этом приближении энергии тяжёлого экситона и его волновые функции могут быть записаны в виде:

Табл. 4. Излучение из светлых состояний 1 and 2 полностью линейно соответственно. Оптический переход из состояния 3 является запрещённым в дипольном приближении, а состояние 4 имеет дипольный момент вдоль e z, пропорциональный ~ 2.

Действие внешнего магнитного поля на энергии экситонных состояний в немагнитных КТ симметрии C2v описывается гамильтонианом:

где µ B - магнитон Бора, ge - электронный g-фактор, а константы k и q описывают взаимодействие дырки с магнитным полем [95].

Магнитное поле B || O z (геометрия Фарадея), не понижает симметрии КТ и, следовательно, не смешивает светлых и тёмных состояний экситона.

Смешивание с состояниями экситона с лёгкой дыркой также очень мало и поэтому гамильтониан уменьшается до задачи 2x2 на собственные значения, которая может быть решена в общем виде. Решение имеет следующий вид:

g hz = (12k z + 27 q z ), g Xz = g hz g e, а Li -линейные функции с коэффициентами, зависящими от внешнего поля и констант обменного расщепления i.

Магнитное поле B || O z меняет линейную поляризацию излучения светлого экситона на циркулярную и степень линейной поляризации единицы из-за подмешивания состояний лёгкой дырки.

В геометрии Фойгта, B Oz, магнитное поле понижает симметрию и смешивает светлые и тёмные экситонные состояния. Для магнитного поля вдоль главных осей симметрии КТ задача может быть решена аналитически.

При условии, что 0 >> 1, 2, энергии и интенсивности дипольных переходов для светлых экситонных состояний могут быть записаны в виде:

Табл. 4. где g-фактор в плоскости дырки зависит от направления магнитного поля :

Таким образом, магнитное поле в плоскости образца не изменяет поляризационных свойств излучения. Однако для тёмных состояний решение зависит явно от направления магнитного поля.

Для B || e x ' оно имеет следующую форму:

Табл. 4.3. Табл. 4.3. Смешивание светлых и тёмных состояний не изменяет поляризации излучения светлого экситона, но даёт тёмным экситонным состояниям силу осциллятора I ~ B 2 с поляризацией подмешанного светлого состояния.

Проникновение экситонной волновой функции в п/м барьер приводит к sp-d обменному взаимодействию электронов (e) и дырок (h) с магнитными ионами, описываемому гамильтонианами:

где Sn – оператор спина магнитных ионов с радиус-вектором Rn, (),i, и r электронный (дырочный) обменный интеграл, волновая функция и радиусвектор, соответственно.

В п/м п/п sp-d обменное взаимодействие приводит к образованию экситона. Этот эффект может быть опущен в изучаемых CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ с введенным дополнительным ZnSe барьером около ~ 1 нм в спектрах излучения, записанных при непрерывном возбуждении из-за большого времени формирования ЭМП по сравнению со временем жизни экситона. В магнитным полем. Поскольку система спинов ионов Mn в п/м п/п является парамагнитной, то в магнитном поле S параллелен B и равен нулю при B=0. Однако влияние sp-d обменного взаимодействия на спектр излучения не исчезает и при B=0 из-за статистических флуктуаций моментов Mn.

Магнитное поле приводит к выстраиванию спинов Mn и, следовательно, к помощью модифицированной функции Бриллюэна Br5/2(y):

где x - концентрация Mn, N0 – число катионов на единицу обьема, gMn=2 gфактор Mn2+. Эффективный спин Mn Seff < S=5/2, и эффективная температура Teff = T + T0 учитывают антиферромагнитное взаимодействие между соседними ионами Mn.

(дырочной) волновой функции e (h ) проникает в п/м барьер, где она экспоненциально затухает. Таким образом, эффективное sp-d обменное взаимодействие происходит только с ограниченным числом N Mn = N 0Vloc x ионов Mn в объеме локализации экситона Vloc с магнитным моментом m = Vloc M. Действие магнитного момента m на электронные (дырочные) состояния подобны действию внешнего магнитного поля и могут быть для электронов и дырок соответственно. Этот дополнительный член имеет ту же структуру, что и зеемановский член в (4.3).

Энергетические уровни и степень линейной поляризации светлого экситона в геометрии Фарадея могут быть записаны в следующем виде:

E1, 2 = - вклад в эффективный g-фактор из-за sp-d обменного взаимодействия в §4.3 Энергии переходов: сравнение с экспериментом.

Из зависимости величины расщепления циркулярно поляризованных компонент в продольном магнитном поле от степени проникновения волновой функции экситона в п/м барьер мы оценили вклад sp-d обменного взаимодействия в каждой из рассматриваемых КТ, также как и в случае экситонов в заряженных КТ, рассмотренных в главе Энергии экситонных переходов в магнитном поле в геометрии Фарадея, полученные из спектров КТ в образцах №1 и №2 с различным проникновением экситонной волновой функции в п/м барьер, представлены на рис.4.6. Аппроксимация зеемановского сдвига линий, показанная на аппроксимации излучения трионов (глава 3).

В процедуре аппроксимаций используется упрощённая формула, в которой расщепление светлого дублета (для образца №1) берётся в качестве намагниченности и поляронный сдвиг, также влияющие на энергетическое положение экситонного перехода. Влияние поляронного эффекта будет рассмотрено в параграфе 4.4, а для данной оценки им можно пренебречь.

Рис. 4.6. Энергии экситонных переходов в образцах №1 и №2 в магнитном поле в геометрии Фарадея. Сплошными линиями показаны аппроксимационные кривые.

сделанная по аналогии с аппроксимацией для линии триона, показывает, что разброс значений подгоночных параметров для разных экспериментальных КТ в одном образце достаточно велик. Это говорит о том, что локальная концентрация магнитной примеси и величина проникновения волновой функции экситона в слой с магнитной примесью сильно меняется от одной КТ к другой в номинально одинаковых КТ. Таким образом, из оценки зеемановского сдвига линий мы можем лишь грубо оценить величину проникновения волновой функции экситона в полумагнитный барьер.

Тем не менее, из эксперимента видно, что линии экситонных переходов двух образцах, лишь незначительно различающихся толщиной немагнитного слоя (номинальная толщина 1.5 и 2 нм) качественно совершенно различны:

в образце с большим влиянием магнитной примеси существенно меньше квантовый выход излучения, отсутствует верхняя экситонная компонента в магнитном поле в геометрии Фарадея. Причины такого различия будут подробно обсуждаться в главе 5 посвящённой спиновой релаксации и безызлучательной рекомбинации экситонов.

Теперь рассмотрим зависимости экситонных переходов от магнитного поля в геометрии Фойгта, которая качественно отличается от случая геометрии Фарадея.

Рис. 4.2 и 4.4 показывают, что светлые компоненты в магнитном поле зависимость энергии переходов от величины магнитного поля, что хорошо согласуется с формулами табл. 4.2. Действительно, из этих формул следует, что энергии компонент светлого дублета в магнитном поле в плоскости КТ, зависят от их смешивания с тёмными состояниями, отщепленными на ~ увеличении магнитного поля линии излучения тёмного экситона. Её интенсивность растет квадратично с ростом поля, как это ожидается по формулам табл.4.3 из-за роста подмешивания в состояние J=1.

величиной смешивания с тёмными состояниями, отщеплёнными на величину ~ 2 мэВ. Тот факт, что с ростом магнитного поля расщепление компонент дублета уменьшается, хорошо согласуется с тем, что нижнее экситонное состояние смешивается с тёмными сильнее верхнего. Заметный рост обеих компонент тёмного экситона подчёркивает, что они достаточно хорошо смешиваются со светлыми, и что расщепление компонент тёмного экситона в нулевом поле невелико. Это так же показывает, что величина дырочного gфактора в плоскости близка к нулю, поскольку согласно экспериментальным энергии переходов как светлых, так и тёмных экситонов от величины магнитного поля в плоскости образца показывает, что µg e B < § 4.4 Поляронный эффект в нейтральных квантовых точках.

Для оценки поляронного эффекта в изучаемых КТ рассмотрим поляризационные свойства излучения экситона в нулевом магнитном поле. В КТ с высокой симметрией ( D2 d и выше) светлые состояния экситона J z = ± являются двукратно вырожденными и поляронный эффект одинаков для обоих состояний. В изучаемых низкосимметричных КТ электрон-дырочное обменное взаимодействие расщепляет экситонные состояния и делает их неэквивалентными для поляронного эффекта. Действительно, только для эффективного обменного поля Bexch, z m z (рис.4.7).

Рис 4.7. Схема энергии экситонных уровней в нулевом магнитном поле с учётом анизотропного электрон-дырочного обменного взаимодействия.

Средняя энергия светлого экситонного перехода для нижнего и верхнего экситонных состояний может быть записана следующим образом :

где E 0 - средняя энергия в отсутствие обменного взаимодействия 1 электрон-дырочное обменное расщепление, E fl - вклад в энергию экситона, обусловленный sp-d обменным взаимодействием электронов и дырок с флуктуациями намагниченности m и E MP - вклад обусловленный sp-d обменным взаимодействием вследствие поляронного эффекта.

Наличие намагниченности в момент рекомбинации экситона приводит к частичному преобразованию линейной поляризации в циркулярную из-за нарушения равенства между вкладами J z = 1 и J z = 1 в экситонную волновую функцию.

намагниченности и поляронный эффект приводят только к деполяризации излучения: линейная поляризация экситонных компонент уменьшается, а циркулярная не появляется.

намагниченности Mn в области волновой функции дырки в направлении, перпендикулярном плоскости КТ, что приводит к росту деполяризации излучения нижней компоненты. Степень линейной поляризации измеренная для нижней и верхней экситонной компоненты в КТ1, составляет примерно 60% и 90% соответственно (рис.4.8). Большая деполяризация основной компоненты связана с дополнительным вкладом в деполяризацию из-за поляронного эффекта.

Рис 4.8. Спектр излучения экситона в КТ1 в нулевом поле в двух линейных поляризациях вдоль главных осей Ox’ || [110] и Oy’|| [110] Различие в степени линейной поляризации двух компонент отсутствует в биэкситонном дублете, частичная деполяризация излучения которого обусловлена влиянием магнитных флуктуаций на энергию экситонов в конечном состоянии перехода §4.5 Спиновая релаксация и безызлучательная рекомбинация экситонов C увеличением доли экситонной волновой функции в п/м барьере отношение интенсивностей IU/IG верхней (IU) и нижней + (IG) – энергетических экситонных компонент в спектре излучения уменьшается (рис.4.2, 4.5). Такое поведение противоположно обсуждавшемуся в главе поведению этих компонент в спектре излучения трионов. Как было показано в главе 3, в спектре излучения трионов рост фиолетовой компоненты связан с тем, что для возбуждённого состояния триона с ростом магнитного поля закрывается канал безызлучательной рекомбинации с возбуждением электрона в ионе Mn, который приводит к заметному уменьшению интенсивности излучения в области малых магнитных полей при наличии заселённых состояний Mn с Sz> -5/2.

В случае экситонов в нейтральных КТ в малых магнитных полях канал безызлучательной рекомбинации является разрешённым для всех экситонных состояний с J=1 и 2. Он приводит к уменьшению квантового выхода излучения КТ по мере увеличения доли экситонной волновой функции на ионах Mn (доли экситонной волновой функции в полумагнитном барьере). В большом магнитном поле, перпендикулярном плоскости КТ, когда электроны в Mn заполняют только основное спиновое состояние с SMn,z = канал безызлучательной рекомбинации с сохранением спина остаётся возможным только для одного спинового состояния с Jz=+2 (рис.4.9). Для светлых экситонов с Jz=±1 суммарный спин электрона и дырки Sz,ex равен нулю, суммарный спин светлого экситона и Mn в исходном состоянии в сильном магнитном поле равен -5/2, в то время как в конечном состоянии (Mn в состоянии Т) его минимальное значение равно -3/ Таким образом, в экситоне, в отличие от триона, оба оптически разрешенных + и перехода в сильном магнитном поле идут из состояний, для которых безызлучательная рекомбинация запрещена.

Рис. 4.9 Схема экситонных энергетических уровней в нулевом магнитном поле и сильном (8-10 Тл) магнитном поле в геометрии Фарадея. Короткими стрелками обозначены спиновые состояния электрона sz=±1/2 (тонкие) и тяжёлой дырки jz=±3/2 (толстые); +1/2, +3/2 – стрелка вверх, -1/2, -3/2 – вниз.

Времена жизни биэкситона и светлого экситона в одиночной КТ в образце №1 были получены из время-разрешённых измерений с временным разрешением ~ 20 пс. На рис.4.10 показаны кривые затухания интенсивности линии экситона и биэкситона в магнитном поле 5Тл. Измерения показали, что компоненты экситона и биэкситона в пределах погрешности имеют одинаковое время жизни, поэтому на рис. представлены суммарные кривые затухания для экситонных и биэкситонных компонент. Полученные значения времён жизни светлого экситона (X~ 350 пс) и биэкситона (XX~140 пс) близко к времени жизни экситонов и биэкситонов в немагнитных КТ [96].

Следовательно, время релаксации экситонов в нижележащее состояние тёмного экситона в данной п/м п/п структуре остаётся существенно больше времени жизни светлых экситонов, несмотря на появление дополнительных каналов спин-флип рассеяния на ионах Mn, а канал безызлучательной рекомбинации экситонов с возбуждением ионов Mn не эффективен из-за малого проникновения экситонной волновой функции в область ZnMnSe барьера.

Рис.4.10 Временные зависимости интенсивности линии экситона и биэкситона в магнитном поле 5Тл.

Анализ изменения в магнитном поле + и компонент линии излучения нейтрального экситона показывает, что магнитные флуктуации приводят к ускорению спиновой релаксации между двумя «светлыми»

экситонными состояниями, т.е. вызывают ускорение одновременного спинфлипа электрона и дырки в экситоне. В большом магнитном поле безызлучательная рекомбинация запрещена для обоих оптически разрешённых экситонных переходов и отношение + и компонент определяется только временами спиновой релаксации. В случае немагнитных КТ время одновременного спин-флипа электрона и дырки между двумя светлыми состояниями в экситоне заметно меньше чем время релаксации из светлого в тёмное состояние экситона, однако также превышает время излучательной рекомбинации [73], что приводит к практически одинаковой интенсивности экситонных + и компонент даже в большом магнитном поле, когда величина Зеемановского расщепления =gµBB > kT.

В изучаемых п/м п/п КТ отношение интенсивностей компонент светлого экситона IU/IG заметно меняется в магнитном поле. С учётом пренебрежимо малой спиновой релаксации из «светлого» экситонного состояния в ниже расположенное «тёмное» состояние из отношения интенсивностей компонент светлого экситона IU/IG можно получить оценку времени спиновой релаксации между двумя «светлыми» состояниями s: