WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 1998, том 40, № 5 Воздействие неравновесных фононов на экситонную люминесценцию в квантовых ямах CdTe / CdMnTe © А.В. Щербаков, А.В. Акимов, В.П. Кочерешко, D.R. Yakovlev, W. Ossau, G. Landwehr, T. Wojtowicz, G. Karczewski, J. Kossut Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Physikalisches Institut der Universitt Wrzburg, 97074 Wrzburg, Deutchland Polish Academy of Sciences, Institute of Physics, 02-668 Warsaw, Poland Люминесцентный метод используется впервые для детектирования неравновесных фононов в квантовых ямах CdTe с барьерами Cd0.6Mn0.4Te. Метод основан на гигантском зеемановском расщеплении экситонных состояний в квантовых ямах CdTe / (Cd,Mn)Te и является перспективным для использования в качестве чувствительного субтерагерцевого фононного спектрометра. Метод может быть также использован для выявления механизмов спин-фононного взаимодействия в разбавленных магнитных полупроводниках.

В течение многих лет люминесценция является мощ- пульсов составляла t = 0.1 µs, импульсная плотным инструментом для детектирования терагерцовых ность мощности — до P = 160 W/mm2, частота поакустических фононов в твердых телах [1]. За последние вторения 30 kHz. В результате в подложку из GaAs десять лет люминесцентный метод успешно применял- впрыскивались неравновесные фононы, имеющие широкий спектр с характерными энергиями в несколько ся для исследования свойств терагерцевых фононов и meV (1011-1012 Hz). Фононы, прошедшие GaAs, доих взаимодействия с электронными возбуждениями в объемных полупроводниках и двумерных полупровод- стигали структуры CdTe / (Cd,Mn)Te и вызывали измениковых структурах [2]. Эти исследования проводи- нения в экситонной люминесценции, которая в свою очередь возбуждалась cw 50 mW Ar-лазером (диаметр лись на немагнитных полупроводниках. В разбавленных сфокусированного пятна на образце составлял 0.3 mm).

магнитных материалах, таких как (Cd,Mn)Te, присутОбразец находился в центре сверхпроводящего магнита ствует система магнитных ионов, которая сильно взав фарадеевской геометрии и был помещен в жидкий имодействует с фононами и носителями зарядов [3–5].

откачиваемый гелий, T = 1.8K.

В настоящем сообщении мы представляем результаты На опыте измерялась люминесценция КЯ 1.8 nm, первых экспериментов, где осуществляется детектироваспектр которой при стационарном возбуждении (в отние субтерагерцевых акустических фононов с помощью сутствие неравновенных фононов) содержит одну экслюминесценции квантовых ям (КЯ) CdTe, заключенитонную линию, спектральное положение которой при ных между полумагнитными (Cd,Mn)Te-барьерами. Мы T = 1.8 K сильно зависит от магнитного поля B.

получаем качественную информацию о спектральной Наблюдается длинноволновый сдвиг линии экситонной чувствительности такого фононного детектора, которая люминесценции EB = E0 - EB (E0, EB — энергия важна для использования его в качестве фононного спекэкситонных переходов в отсутствие и при приложетрометра. Мы также показываем, что такой метод может нии B соответственно). Этот сдвиг вызван гигантским использоваться для получения информации о механизмах спин-фононного взаимодействия в полумагнитных полупроводниках. Эти механизмы активно обсуждаются в настоящее время в связи с проблемой формирования магнитных поляронов [4,6].

Исследуемая структура содержала четыре CdTe-КЯ различной ширины (9.0, 4.0, 1.8 и 1.2 nm). Структура была выращена молекулярно-лучевой эпитаксией на полуизолирующей подложке GaAs толщины 0.38 mm.

КЯ были разделены Cd0.6Mn0.4Te-барьерами толщиной 50 nm. Площадь поверхности с КЯ в исследуемых образцах составляла 2.0 1.8 mm. Подробности роста и результаты оптических исследований используемых образцов опубликованы ранее в [7].

Схема эксперимента представлена на рис. 1. ФононРис. 1. Схема эксперимента. Черные точки (1 и 2) на ный генератор (10 nm-константановая пленка) площадью поверхности CdTe / (Cd,Mn)Te показывают места возбуждения 0.5 0.25 mm был нанесен на торец GaAs-подложки.

экситонов. Стрелка соответствует баллистическим фононам от Пленка нагревалась импульсами тока. Длительность им- генератора фононов от h в точку 2.

Воздействие неравновесных фононов на экситонную люминесценцию в квантовых ямах CdTe / CdMnTe зеемановским расщеплением зонных состояний и обусловлен сильным обменным взаимодействием между носителями зарядов в CdTe-КЯ и локализованными ионами Mn в (Cd,Mn)Te-барьерах [8]. Известно, что EB cильно уменьшается с повышением температуры, что объясняется термическим заселением вышележащих зеемановских подуровней ионов Mn и, соответственно, уменьшением магнитной восприимчивости носителей, локализованных в КЯ [9].

Идея представляемых экспериментов заключается в увеличении температуры системы ионов Mn под воздействием неравновесных фононов теплового импульса и, тем самым, уменьшении EB. Динамический сдвиг EB(t) экситонной линии, индуцируемый неравновесными фононами, измерялся на опыте в двух точках, находящихся на разном расстоянии от фононного генератора (точки 1 и 2 на рис. 1) для различных магнитных полей B.

На опыте плотность мощности фононного генератора (P) была достаточно мала и соответствовала максимально измеряемому сдвигу EB = 2 meV в присутствии неравновесных фононов. Это соответствовало изменению температуры в равновесных условиях T 0.5K и позволяло считать, что изменения интенсивности люминесценции IB(t) при фиксированной длине волны регистрирующего монохроматора были прямо пропорциональны EB(t).

На рис. 2 представлены временные зависимости IB(t), измеренные в 1.8 nm-КЯ, для различных магнитных полей, мощности фононного генератора и положения точки, где детектировался фононный сигнал (или точки, где возбуждались экситоны, — точки 1 и 2 на рис. 1). Сплошные кривые на рис. 2 представляют сигналы IB(t), измеренные в точке около фононного генератора (точки 1, расстояние между центром фононного генератора и точкой 1 r = 0.24 mm). Точки на рис. 2 показывают IB(t), измеренные в точке 2, что соответствует r = 1.81 mm. Отчетливо Рис. 2. Нормированные временные зависимости сигнала наблюдается временной сдвиг передних фронтов IB(t) IB(t), индуцированного неравновесными фононами, измеренс увеличением r. Величина этого сдвига хорошо ные в точках 1 (сплошные кривые) и 2 (точки) для различной согласуется с баллистическим временем пролета для величины B и P. Горизонтальные отрезки показывают ожидаLA и TA фононов в GaAs (ожидаемые сдвиги покаемый баллистический временной сдвиг сигналов для LA, FTA заны горизонтальными отрезками на рис. 2, a). Неи STA фононов (соответствующие скорости звука vj = 5.3, 3.ожиданный результат наблюдается для задних фронтов and 2.5 km / s).

IB(t), измеренного для B = 2T и P = 160 W/mm(рис. 2, a). Сигнал IB(t) затухает быстрее с увеличением расстояния от фононного генератора. ТаВажно отметить, что наблюдаемая микросекундная кое поведение очень необычно для экспериментов с временная эволюция IB(t) существенно продолжитель неравновесными фононами, которые проводились ранее, чем экситонное время жизни exc 10-10 s [11], а нее [1,10]. В ранних экспериментах детектируемый также время спин-фононной релаксации sp 10-7 s в фононный импульс типично уширяется во времени изCd1-xMnxTe при x > 0.1 [12]. Таким образом, измеза рассеяния фононов в объеме образца. Результаты ряемый профиль IB(t) отражает временную, простран рис. 2 исключают болометрический механизм детекственную и спектральную эволюции неравновесных фотирования фононов, и объяснение наблюдаемым завинонов. В обсуждении мы сначала рассмотрим процессы симостям следует искать в анализе спин-фононного взаимодействия в полумагнитном материале. Затяну- генерации и распространения акустических фононов в GaAs. Эти процессы интенсивно исследовались ранее тый задний фронт наблюдается только для большой мощности P = 160 W/mm2 и исчезает для низ- (см., например, [13]). Затем обсудим механизмы спинкой P = 70 W/mm2 (сравнить сплошные кривые на фононного взаимодействия, которые играют основную рис. 2, a, b). роль в объяснении экспериментальных результатов.

3 Физика твердого тела, 1998, том 40, № 818 А.В. Щербаков, А.В. Акимов, В.П. Кочерешко, D.R. Yakovlev, W. Ossau, G. Landwehr, T. Wojtowicz...

Г е н е р а ц и я ф о н о н о в. Изначально фононы рожда- распространяются в GaAs баллистически [15]. Высокочаются в тонкой металлической пленке h. Считается [1,10], стотные фононы могут взаимодействовать с кластерами что фононы, генерируемые в h во время токового им- спинов, которые имеют ряд возбужденных состояний с пульса, имеют планковское распределение, описываемое энергиями в несколько meV [19]. Это частично уменьтемпературой Th P1/4, которая может быть вычислена шает экситонное расщепление, вызванное кластерами с из теории акустического рассогласования [14]. В наших ненулевым магнитным моментом. В свою очередь, если опытах Th 25 K для P = 160 W/mm2, что соответ- взаимодействие между возбужденными кластерами и ствует спектральному распределению фононов с макси- парамагнитными спинами является достаточно сильным, мумом при m 2kTh 5 meV. Эти фононы имеют то возбуждение перейдет от кластера к индивидуальному малую длину свободного пробега l(m) 0.05 mm и спину (непрямой орбаховский процесс [18]), и таким фактически, вследствие упругого рассеяния, заключены образом даст вклад в экситонное расщепление, опрев области вблизи фононного генератора [15,16]. деляемое парамагнитными спинами. Следует отметить, что возбуждение спиновых волн может также давать Р а с п р о с т р а н е н и е ф о н о н о в. Длина свободного вклад в наблюдаемый сигнал как результат поглощения пробега фононов имеет сильную частотную зависимость (l -4) и, таким образом, низкоэнергетические фоно- никзочастотных фононов [20].

ны с 1 meV могут проходить баллистически (без Экспериментальные результаты, представленные на рассеяния) расстояния в несколько миллиметров. Если рис. 2, позволяют заключить, что фононный детектор фононный детектор чувствителен к этим низкоэнергети- чувствителен как к низкочастотным, так и к высокоческим фононам, тогда временные профили импульсов, частотным фононам. Действительно, если бы только измеряемых на различных расстояниях r от фононного высокочастотные фононы ( m) давали вклад в генератора должны содержать резкий передний фронт, наблюдаемый сигнал, то IB(t) не отражал бы баллисдвинутый по времени на баллистическое время пролета стических свойств фононов и величина IB(t) была бы tb = r/vj где vj — скорость звука поляризации j ничтожна в точке 2. Сравнение IB(t), измеренных в ( j = LA, FTA, STA). Это действительно наблюдается точках 1 и 2 (рис. 2), указывает на баллистическую в измеренных сигналах (сравнить сплошные кривые и задержку, что согласуется с поведением низкочастотных точки на рис. 2). Задний фронт фононных импульсов фононов. Это свидетельствует о том, что наш фононный определяется динамическими свойствами высокочастот- детектор чувствителен к низкочастотным фононам и ных фононов с 1meV [16]. Высокочастотные что IB(t) может быть вызван прямым поглощением фононы с m сильно рассеиваются в объеме GaAs фононов = gMnµBB. Высокочастотные фононы также и достигают детектора диффузно [15]. Таким образом, дают вклад в IB(t) в точке 1. Сигнал, измеренный относительный вклад высокочастотных фононов в фо- при B = 2T и p = 160 W/mm2 (сплошная кривая нонный спектр в точке 2 должен быть намного меньше, рис. 2, a), отчетливо показывает вклад диффузионной чем в точке 1 из-за диффузионного затухания фононов, компоненты в задний фронт IB(t), измеренного в точа также их ухода в жидкий гелий в тонких образцах [17]. ке 1. Диффузионная компонента исчезает для меньшей Фактически подложка из GaAs является фильтром для мощности, P = 70 W/mm2 (рис. 2, b), когда m меньше высокочастотных фононов, которые распространяются ( m 4meV, Th 20 K), чем для большой P. Таким от фононного генератора к точке 2. образом, высокочастотные фононы и, соответственно, взаимодействие с кластерами также является важным в Спин- фононное взаимодействие. Теперь мы переходим к обсуждению спектральной чувствительно- наблюдаемых сигналах IB(t). Диффузионная компоненсти нашего люминесцентного детектора. Она опреде- та IB(t), измеренного в точке 2, практически исчезает (рис. 2), что согласуется с тем, что GaAs является ляется энергетическим спектром ионов Mn, которые разогреваются неравновесными фононами. В разбавлен- фильтром для высокочастотных фононов.

ных магнитных полупроводниках система ионов Mn Интересно, что роль высокочастотных фононов уменьсодержит парамагнитные спины и кластеры, состоящие шается с увеличением магнитного поля. Действительно, из антиферромагнитно взаимодействующих спинов. От- при B = 3T (рис. 2, c) наблюдается не такая сильная носительный вклад парамагнитных спинов и класте- разница между IB(t), измеренными в точках 1 и 2, ров определяется содержанием Mn и температурой [3]. как при B = 2T (рис. 2, a). Относительные измеГигантское зеемановское расщепление определяется, в нения эффективностей прямых и непрямых процессов основном, парамагнитными спинами и частично класте- в пользу прямых с увеличением B наблюдались ранее рами с нечетным количеством ионов Mn. Взаимодей- в объемном Cd1-xMnxTe при x 0.1 [12], хотя для ствие как с низко- так и с высокочастотными фонона- существенно более высоких магнитных полей, чем в ми может отвечать за наблюдаемый фононный сигнал. наших экспериментах. Это отличие может быть вызвано Низкочастотные фононы с = gMnµBB (gMn = 2 для существенно большей концентрацией Mn, а также ролью ионов Mn) могут вызывать прямые резонансные пере- интерфейсных ионов Mn в наших образцах, которые ходы между зеемановскими подуровнями ионов Mn [18]. дают основной вклад в гигантское зеемановское расщеДля B = 3T, = 0.3 meV, и фононы такой энергии пление экситонов [21–23].

Физика твердого тела, 1998, том 40, № Воздействие неравновесных фононов на экситонную люминесценцию в квантовых ямах CdTe / CdMnTe В заключение мы представляем новый метод люминес- [15] L.J. Challis, B. Salce, N. Butler, M. Sahraoui-Tahar, W.Ulrici.

J. Phys.: Condens. Matter 1, 7277 (1989); M.T. Ramsbey, центного детектирования неравновесных фононов, осноS. Tamura, J.P. Wolfe. Phys. Rev. B46, 1358 (1992); Z. Xin, ванный на эффекте гигантского зеемановского расщеплеF.F. Ouali, L.J. Salce, T.S. Cheng. Physica B219&220, ния экситонных состояний в КЯ CdTe с разбавленными (1996).

магнитными (Cd,Mn)Te-барьерами. Предлагаемый метод [16] H.M. Greenstein, M.A. Tamor, J.P. Wolfe. Phys. Rev. B26, фононного детектирования чувствителен к баллистиче5604 (1982).

ским фононам и является перспективным для использо[17] S.A. Basun, S.P. Feofilov, A.A. Kaplyanskii. W.M. Yen. Phys.

вания в качестве селективного фононного спектрометра Rev. Lett. 67, 3110 (1991).

Pages:     || 2 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.