Книги по разным темам Pages:     | 1 | 2 |

нитного полярона от ширины квантовой ямы. Концентрации магнитных ионов в яме и барьере считались одинаковыми (x = 0.1). Зависимости построены для ных ионах локализованным двумерным электроном четырех значений высоты барьеров: VC = 500, 550, 600 meV и бесконечно высокого барьера. Видно, что (E)|()| для квантовой ямы с бесконечно высокими стенками g Mn Ep монотонно нарастает по мере уменьшения L, в L L exp -2Q z - s, < z, то время как у ям конечной глубины рост полярон 2 ной энергии при достаточно малых ширинах сменяется уменьшением. Качественно и увеличение и уменьшение ( f )(E) +(af )(E) cos(2qz) поляронной энергии для предельно узких ям естественBp(z, ) = |()|2 L L s, - < z <, (18) но связать с изменением размеров области локализа gMn 2 ции электрона. При больших ширинах квантовой ямы уменьшение L уменьшает объем области локализации (E)|()| и Ep(L) 1/L. Наоборот, для предельно узких ям g Mn волновая функция электрона начинает все глубже про L L exp -2Q z + s, z < -, никать в барьер, и по мере уменьшения L объем обла2 сти локализации увеличивается, а поляронная энергия где s Ч среднее значение спина локализованного элек- уменьшается.

трона, а волновая функция () описывает локализацию Магнитный момент магнитного полярона также носителя в плоскости ямы. Подставляя (18) в (1) и существенно зависит от ширины и глубины квантовой 9 Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 130 И.А. Меркулов специального исследования, так как при больших значениях VC для некоторых ширин L энергия электронного уровня оказывается в резонансе с энергией акцепторного 6d-уровня иона марганца, расположенного в барьере или (при еще больших значениях VC) в квантовой яме.

На рис. 4 представлены зависимости распределения по ширине ямы плотности магнитного момента полярона с нулевым значением Mp для случаев VC 550 meV и бесконечно высокого барьера. В первом случае (рис. 4, a) знак поляризации магнитных ионов изменяется при переходе из ямы в барьер. Смена знака обменной константы в барьере происходит раньше, чем в яме, так как расстояние между 6d-уровнем марганца и вершиной валентной зоны для разных материалов примерно постоянно [10]. Таким образом, при фиксированной энергии электрона с понижением энергии вершины валентной Рис. 3. Зависимость магнитного момента (a) и энергии магнитного полярона (b) от ширины квантовой ямы для полумагнитного полупроводника с одинаковой в яме и барьере концентрацией Mn x = 0.1. Остальные параметры приведены в тексте статьи. Кривые построены для следующих высот ограничивающих яму барьеров: 1 Ч VC =, 2 Ч VC = 600 meV, 3 Ч VC = 555 meV, 4 Ч VC = 500 meV.

ямы. Из рис. 3, a видно, что для не слишком узких ям в соответствии с зависимостью от кинетической энергии электрона ферромагнитной составляющей обмена (рис. 2) уменьшение ширины ямы приводит к уменьшению Mp. При малых ширинах ямы, когда основную роль начинает играть обменное взаимодействие с магнитными ионами в барьере, зависимость магнитного момента полярона от ширины ямы меняется на противоположную Ч уменьшение L приводит к росту Mp.

По мере увеличения высоты барьеров минимальное Рис. 4. Пространственное распределение плотности магнитзначение магнитного момента полярона уменьшается и ного момента в немагнитном магнитном поляроне для (a) для VC > 550 meV оно становится отрицательным или, бесконечно высокого и (b) относительно невысокого (555 meV) строго говоря, меняет знак коррелятор между спином барьеров. Для VC = 555 meV магнитные моменты ионов электрона и окружающих его магнитных ионов. При марганца в яме и барьере направлены противоположно и этом нулевое значение магнитного момента полярона компенсируют друг друга. В случае бесконечно высокого бадостигается при двух значениях ширины ямы. Большее рьера вероятность обнаружить электрон в барьере равна нулю.

из них увеличивается от 11 для VC 550 meV до 34 в При этом немагнитному магнитному полярону соостветствует пределе ямы с бесконечно высокими барьерами. Детали антиферромагнитное упорядочение спинов магнитных ионов в поведения магнитного момента в этой области требуют яме.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Немагнитный (антиферромагнитный) магнитный полярон зависимости (B) Ч удвоенное значение магнитного момента полярона. Для обычного магнитного полярона Ep M2 и быстро уменьшается по мере уменьшения наp клона зависимости (B). Наоборот, в рассматривемом случае немагнитного (антиферромагнитного) полярона стоксов сдвиг имеет конечную величину при B = 0 и не зависит от величины внешнего магнитного поля.

На рис. 5 для примера представлены теоретические зависимости величины стоксова сдвига в эксперименте по рамановскому рассеянию с переворотом спина двумерного электрона в магнитном поляроне. Расчет выполнен для четырех значений ширины квантовой ямы с бесконечно высокими стенками: L = 60, 45, 34 и 25.

Видно, что по мере уменьшения ширины квантовой ямы наклон зависимости (B) вначале уменьшается до нулевого значения, соответствующего Mp = 0, а затем снова увеличивается. В то же время стоксов сдвиг в нулевом магнитном поле монотонно увеличивается по Рис. 5. Зависимость стоксова сдвига рамановского рассеяния с мере уменьшения L.

переворотом спина электрона в магнитополяронном состоянии 6. Подведем итог проведенным исследованиям. Наот величины внешнего магнитного поля. Расчет выполнен для ми показано, что в полумагнитных квантово-размерных квантовой ямы с бесконечно высокими стенками, остальные параметры те же, что и для кривых рис. 3. Кривые рассчитаны гетероструктурах нанометрового диапазона перестройка для следующих значений ширины ямы: 1 Ч60, 2 Ч45, внутренней структуры блоховской амплитуды волновой 3 Ч34, 4 Ч25.

функции электрона приводит к сильной пространственной зависимости параметра обменного взаимодействия между электроном и окружающими его магнитными ионами. В одних точках структуры существенным оказоны уменьшается и резонансный знаменатель в формуле зывается потенциальный обмен, характеризуемый полодля параметра кинетического обмена (16).

жительной величиной параметра обменного взаимодейДля случая бесконечно высокого барьера электронная ствия, а в других Ч кинетический, для которого знак волновая функция не проникает в барьер и немагнитный параметра обменного взаимодействия отрицателен. Зна(антиферромагнитный) магнитный полярон возникает, копеременность обменного взаимодействия открывает когда нулю равно среднее значение обменной константы.

возможность для возникновения магнитного полярона с 5. Уменьшение ферромагнитной и рост антиферромагнулевым магнитным моментом. В таком поляроне спинитной составляющих обменного взаимодействия, рены магнитных ионов упорядочены антиферромагнитым зонансная зависимость кинетического обмена от разобразом.

ности энергий 2D электрона и шестого электрона на d-оболочке марганца приводят к довольно сложному Автор благодарен Д.Р. Яковлеву, К.В. Кавокину, характеру зависимости поляронной энергии от ширины Б.П. Захарчене, В.И. Перелю, W. Ossau и G. Landwehr квантовой ямы (кривые 1Ц3 на рис. 3, a). Однако, как за полезные обсуждения.

егко увидеть, на этих зависимостях нет каких-либо характерных особенностей при Mp = 0. Таким образом, само по себе измерение магнитополяронной энергии не Список литературы может использоваться для детектирования магнитного [1] P.G. de Gennes. Phys. Rev. 118, 1, 141 (1960).

полярона с нулевым магнитным моментом.

[2] E.L. Nagaev. J. Magn. Mat. 110,1, 39 (1992).

Экспериментально обнаружить такой необычный не[3] P.A. Wolf. In: Semiconductors and Semimetals. Vol. 25 / Ed.

магнитный магнитный полярон можно было бы, наприby J.K. Furdyna, J. Kossut. Academic Press, London (1988).

мер, в экспериментах по рамановскому рассеянию света P. 413.

с переворотом спина электрона [8,17]. Как несложно [4] И.А. Меркулов, Д.Р. Яковлев, К.В. Кавокин, G. Mackh, показать, для образцов, помещенных в не слишком сильW. Ossau, A. Waag, G. Landwehr. Письма в ЖЭТФ 62, 4, ное (много меньшее насыщающего) магнитное поле B, 313 (1995).

рассеяния с переворотом спина электрона в магнитопо[5] И.А. Меркулов, Д.Р. Яковлев, К.В. Кавокин, G. Mackh, ляронном состоянии приводит к стоксову сдвигу B. Kuhn-Heinrich, W. Ossau,A. Waag, G. Landwehr. ФТТ 39, 11, 2079 (1997).

(B) 2(Ep + MpB). (23) [6] Ю.Ф. Берковская, Э.М. Вахабова, Б.Л. Гельмонт, И.А. Меркулов. ЖЭТФ 94, 4, 183 (1988).

Таким образом, стоксов сдвиг в нулевом поле дает удво- [7] D.R. Yakovlev, K.V. Kavokin. Comments Condens. Matter.

енное значение магнитополяронной энергии, а наклон Phys. 18, 2, 51 (1996).

9 Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. 132 И.А. Меркулов [8] I.A. Merkulov, D.R. Yakovlev, A. Keller, W. Ossau, J. Geurts, G. Landwehr, G. Karczewski, T. Wojtowicz, J. Kossut. Phys.

Rev. Let. 83, 1431 (1999).

[9] A.K. Bhattacharjee, G. Fishman, B. Coqblin. Physica 117&118, 449 (1983).

[10] B.E. Larson, K.C. Hass, E. Ehrenreich, A.E. Carlsson. Phys.

Rev. B37, 8, 4137 (1988).

[11] E.L. Ivchenko, G.E. Pikus. Superlattices and Other Heterostructures. Springer-Verlag, Berlin (1995).

[12] Р.А. Сурис. ФТП 20, 11, 1258 (1986).

[13] T. Dietl. In: Diluted magnetic semiconductors / Ed. by S. Mahajan. Handbook of Semiconductors. Vol. 3b. North-Holland, Amsterdam (1994). P. 1252.

[14] J.A. Gay, R. Planel, G. Fishman. Solid State Commun 29, 5, 435 (1979).

[15] A. Wasiela, Y. Merle dТAubigne, J.E. Nicholls, D.E. Ashenford, B. Lunn. Semicond. Sci. Technol. 7, 4, 571 (1992).

[16] B. Kuhn-Heinrich, W. Ossau, T. Litz, A. Waag, G. Landwehr.

J. Appl. Phys. 75, 12, 8046 (1994).

[17] A.K. Ramdas, S. Rodrigues. In: Semiconductors and Semimetals. Vol. 25 / Ed. by J.K. Furdyna, J. Kossut. Academic Press, London (1988) P. 345.

Физика твердого тела, 2000, том 42, вып. Pages:     | 1 | 2 |    Книги по разным темам