Control of the light polarization in ferromagnetic diode structures InGaAs/GaAs/δ-Mn

Resumo

Electric-field influence on the polarization of the quantum well photoluminescence is studied in the diode structures InGaAs/GaAs/δ-Mn with narrow GaAs spacer d_S = 2–5 nm at small magnetic field. Weakening of the circular polarization degree with increasing electric-field evidence about significant contribution of the stationary mechanism of the carriers’ polarization due to their exchange coupling with a nearby ferromagnetic δ-Mn-layer.

Texto integral

ВВЕДЕНИЕ

После открытия полупроводниковых ферромагнитных (ФМ) соединений (Ga, Mn)As с температурой Кюри T_C ~ 170 K при оптимальных концентрациях марганца x_Mn ~ 5–8 ат.%, предпринималось множество попыток интегрировать их в различные оптоэлектронные устройства [1]. Однако прямое внедрение магнитных ионов Mn в квантовую яму (КЯ) – активную область большинства приборов на основе III–V соединений приводит к гашению фотолюминесценции (ФЛ) при x_Mn > 0.05 ат.%, что связано с дефектами, возникающими при низкотемпературном росте легированных атомами Mn слоев (In, Ga)As. Высокотемпературный рост приводит к распаду твердого раствора и появлению ФМ кластеров MnAs или Mn_xGa_1-x [1], что не позволяет равновесно растить слои GaAs: Mn с x_Mn > 0.1 ат.%. В работе [2] была предложена гибридная структура ферромагнетик-полупроводник. В настоящее время имеется несколько удачных реализаций подобных ФМ наноструктур на основе GaAs, в которых КЯ отделена от ультратонкого ФМ слоя магнитной примеси марганца (δ-Mn-слоя) туннельно-прозрачным узким спейсером GaAs толщиной d_S = 2–10 нм [3–5]. Заметная степень циркулярной поляризации ФЛ P_C ~ 10–30% в таких ФМ структурах достигается ниже температуры Кюри T_C ~ 35 К уже в слабом внешнем магнитном поле B ~ 0.1 Тл, а зависимость P_C(B) повторяет поведение намагниченности ФМ слоя и показывает гистерезис поляризации, тогда как в немагнитных структурах P_C < 1% вплоть до B = 5 Тл [5, 6]. Долгое время общепринятой являлась модель обменного p-d взаимодействия дырок в КЯ со спинами магнитной примеси в туннельно-близком ФМ слое [1–4], что должно приводить к существованию равновесной спиновой поляризации носителей в КЯ. Как следствие, циркулярная поляризация ФЛ также поляризована. Однако в экспериментах с импульсным возбуждением [5, 6] были получены данные, указывающие на альтернативный, динамический механизм поляризации, при этом P_C(t) практически линейно нарастает со временем в течение импульса свечения (рис. 1а). В теоретической работе [7] был обоснован механизм развития динамический спиновой поляризации электронов в КЯ вследствии их спин-зависимого захвата на поляризованные донорные состояния междоузельного Mn внутри ФМ δ-слоя. Впоследствии в работе [8] было показано, что в структурах с узким спейсером d_S ≤ 3 нм одновременно работают оба режима поляризации носителей: (i) динамический спин-зависимый туннельный захват на дефекты в соседнем δ-слое Mn и (ii) статический равновесный p-d обмен дырок с этим же ФМ δ-Mn-слоем. Поэтому исследование механизмов и закономерностей спиновой поляризации в ФМ структурах является важным направлением в современной спинтронике.

Рис. 1. Схема диодной структуры n-GaAs/InGaAs/GaAs/δ-Mn/GaA (а). Пример расчета зонной схемы структуры #1 с КЯ и отделенным от нее акцепторным δ-Mn-слоем высокой плотности (б) (детали см. в работе [11])

В настоящей работе исследована возможность управления поляризацией излучения светодиодных структур InGaAs/GaAs/δ-Mn посредством внешнего электрического напряжения в слабом постоянном магнитном поле. Установлено ослабление величины циркулярной поляризации с ростом приложенного напряжения, что подтверждает существенный вклад стационарного механизма поляризации носителей вследствие их обменной связи с δ-Mn-слоем в структурах с узким спейсером.

УСЛОВИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА

Исследованные светодиодные структуры с КЯ GaAs/InGaAs/GaAs и пространственно-близким δ-Mn-слоем были выращены комбинированным методом металлорганической гидридной эпитаксии (МОСГЭ) и лазерного распыления [4, 8]. Общая схема структуры приведена на рис. 1а. Структуры содержат слой КЯ In_хGa_1-хAs (х = 0.1 – 0.2) толщиной 10 нм и спейсерный слой GaAs d_S = 2 – 5 нм между КЯ и δ-Mn-слоем (см. табл. 1). Верхний покровный слой GaAs имел толщину ~ 30 нм. На последнем этапе методом электронно-лучевого осаждения наносились тонкий слой диэлектрика SiO₂ (толщина ~ 1 нм) и тонкая полупрозрачная пленка золота (толщина ~ 20 нм) для формирования верхнего электрического контакта. Для сравнения была выращена структура #3 с пленкой золота непосредственно на покровном слое GaAs (без слоя SiO₂) для создания контакта Шоттки. К обратной стороне структур формировался базовый омический контакт путем искрового вжигания Sn фольги (для n-GaAs). Номинальная толщина δ-Mn-слоя составляла Q_Mn ≈ 0.3 монослоя (МС), что соответствует чрезвычайно высокой поверхностной плотности N_Mn ионов Mn (в GaAs 1 МС = 6.3·10¹⁴ см^–2). В силу δ-легирования акцепторными слоями δ-Mn и δ-C в таких структурах КЯ содержит 2D-газ с высокой концентрацией дырок p ~ 10¹² см^-2 при низких температурах T ~ 4 K [16, 19]. Структура #1 дополнительно имела нижний δ-C-слой ниже КЯ для повышения концентрации дырок. Отметим, что в силу легирования подложки в диодных структурах невозможны транспортные измерения в плоскости и прямое определение концентрации носителей в КЯ.

Таблица 1. Параметры исследованных структур.

Номер структуры	спейсер dS, нм	содержание индия в КЯ, x	ростовой номер
1	3	0.2	4840
2	2	0.1	5168
3	5	0.1	5169

На полученных структурах исследовались зависимости степени циркулярной поляризации ФЛ от внешнего электрического напряжения в постоянном слабом магнитном поле. Постоянное электрическое напряжение прикладывалось между пленкой золота (верхний контакт) и легированной подложкой (рис. 1). Магнитное поле было направлено перпендикулярно поверхности структур (геометрия Фарадея). ФЛ возбуждалась диодным лазером мощностью P_L = 40 мВт (длина волны λ_L = 640 нм) со стороны полупрозрачной пленки Au, а регистрировалась со стороны подложки с помощью CCD-камеры на монохроматоре со спектральным разрешением ~ 0.05 мэВ. Для возбуждения всегда использовался линейно-поляризованный лазер для исключения эффектов оптической ориентации. Сфокусированное на образце лазерное пятно имело диаметр ~100 мкм. Циркулярно-поляризованные ФЛ исследовались стандартным образом с использованием линейного поляризатора и четвертьволновой пластинки. Степень циркулярной поляризации определялась как P_C(B) = (I₊ – I_–) (I₊ + I_–), где I₊(I_–) – интенсивности компонент с правой (левой) поляризацией, полученные путем интегрирования части спектра, соответствующей оптическому переходу в КЯ. Измерения циркулярной поляризации ФЛ были выполнены в криостате со сверхпроводящим соленоидом в жидкого гелии под откачкой в слабом магнитном поле B = 0.3 Тл при температуре T ≈ 2 К.

ОБСУЖДЕНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ РЕЗУЛЬТАТОВ

На рис. 2а показана низкоэнергетическая часть спектра ФЛ (ниже межзонных переходов в барьере GaAs) при низкой температуре T = 2 K для структуры #1 (спейсер d_S = 3 нм). Линия КЯ отвечает излучательной рекомбинации фотовозбужденных электронов, релаксировавших в КЯ, и дырок, находящихся в КЯ в силу δ-легирования акцепторными слоями δ-Mn и δ-C. Полуширина линий ФЛ более 10 мэВ, что свидетельствует о высокой степени беспорядка в КЯ, присущей структурам, выращенным методом газофазной эпитаксии. Во внешнем магнитном поле линия КЯ изучаемых структур с ФМ δ-Mn-слоем частично поляризована (рис. 2а).

Рис. 2. Циркулярно-поляризованные спектры ФЛ структуры #1 при B = 0.3 Tл и внешнем электрическом напряжении U_ext = 0, T = 2 K (а). Зависимость степени циркулярной поляризации P_C(U_ext) для линии КЯ структуры #1 при U_ext = 0 и T = 2 K (б)

Магнитополевые зависимости степени циркулярной поляризации P_C(B) оптического перехода в КЯ имеют два характерных участка (рис. 2б): участок быстрого роста в малых полях B = 0 – 0.2 Тл и участок значительно более медленного изменения в высоких полях B > 0.3 Tл. Такая зависимость характерна для структур GaAs/δ-Mn с осью легкого намагничивания ФМ δ-Mn-слоя в плоскости КЯ, а поле B_O ~ 0.3 Tл соответствует полному выходу намагниченности δ-слоя из плоскости и повороту ее в нормальное положение [1, 3, 4]. Значение P_C(B_O) ~ 5–30% в структурах с δ-слоем Mn существенно выше, чем в контрольных немагнитных структурах, в которых P_C(B) < 1% вплоть до B = 5 Tл [3, 4]. На начальном этапе исследований считалось, что сильная циркулярная поляризация оптического перехода в этих структурах обусловлена спиновой поляризацией дырок в КЯ, возникающей в результате их обменного p-d взаимодействия с ионами Mn в δ-слое. Эффективность такого обменного взаимодействия определяется перекрытием волновых функций, концентрацией дырок и атомов Mn в δ-слое [3–5]. Зависимость P_C(B_O) от ширины спейсера d_S была также детально изучена в работе [9]. Как и следовало ожидать для туннельной связи дырок из КЯ с близким ФМ δ-слоем Mn, увеличение d_S ведет к быстрому падению P_C(B_O). С другой стороны, уменьшение спейсера до d_S = 2 – 3 нм приводит к сильному подавлению интенсивности ФЛ, что связано с диффузионным проникновением атомов Mn в КЯ при росте, поэтому в таких структурах для эффективного возбуждения ФЛ приходится использовать импульсные лазеры. В этих экспериментах с импульсным возбуждением [5, 6] были получены данные, указывающие на альтернативный, динамический механизм поляризации, когда поляризация P_C(t) нарастает практически линейно со временем в течение импульса свечения КЯ, стартуя с P_C(t = 0) = 0. Фактически, наблюдение в эксперименте P_C(t = 0) ≈ 0 в начальный момент после лазерного импульса свидетельствует о том, что резидентные дырки в КЯ в фоновом режиме деполяризованы, что противоречит стационарной модели спиновой поляризации носителей в КЯ посредством обменного взаимодействия с ионами Mn в δ-слое. Теоретически динамический механизм спиновой поляризации носителей в КЯ как следствие спин-зависимого туннельного ухода фотовозбужденных электронов из КЯ и их рекомбинации на поляризованных примесных донорных состояниях междоузельного Mn_I в ФМ слое был рассмотрен и обоснован в работе [7]. В то же время оказалось, что при определенном наборе параметров структуры можно наблюдать одновременное проявление статического и динамического механизмов поляризации в структурах с узким спейсером d_S = 3 нм [8].

Поскольку внешнее электрическое напряжение непосредственно влияет на интенсивность и поляризацию ФЛ, изменяя перекрытия волновых функций электронов и дырок в КЯ [10], было исследовано влияние электрического напряжения на эти параметры излучения в структурах δ-Mn-слоем. На рис. 3 показаны зависимости интенсивности ФЛ I_ФЛ(U_ext) и степени циркулярной поляризации P_C(U_ext) от внешнего электрического напряжения U_ext для линии КЯ в поле B = 0.3 Tл. Из рис. 3a видно, что интенсивность I_ФЛ(U_ext) во всех структурах монотонно растет с ростом U_ext, при этом наиболее сильный рост происходит в структуре #3 с контактом Шоттки. Зависимости поляризации от U_ext в целом демонстрируют также монотонное поведение – падение P_C(U_ext) с ростом U_ext (линейная аппроксимация на рис. 3б). Например, в структуре #2 поляризация падает от P_C ~ 0.25 до ~ 0.16 при изменении U_ext от – 7 до + 1.5 вольт. При U_ext > 1.5 в этих структурах происходит инжекция дырок и возникает электролюминесценция [9]. Электрическое напряжение при измерениях ограничивалось так, чтобы протекающий ток не превышал значения 30 мА во избежание пережигания диода.

Рис. 3. Зависимости интенсивности ФЛ от внешнего электрического напряжения U_ext для всех структур при T = 2 K и B = 0.3 Tл (а). Стрелками отмечены особенности (см. текст). Зависимости степени циркулярной поляризации P_C(U_ext) для линии КЯ в поле B = 0.3 Tл (б). Прямые линии для структур #1 и #2 – результаты линейной аппроксимации

Переходя к обсуждению полученных результатов, необходимо обратиться к зонной схеме структуры с положительно заряженным акцепторным δ-Mn-слоем (рис. 1б). Детали расчета зонной схемы таких структур см. в работе [11]. Из рисунка видно, что наличие δ-слоя высокой плотности (N_Mn ~ 2 ∙ 10¹⁴ см^-2) приводит к сильному перекосу зон вблизи КЯ так, что две первые волновые функции дырок (hh1 и hh2) локализованы полностью в δ-слое. В КЯ локализован только последний заполненный уровень дырок hh3 с концентрацией p ~ 6 ∙ 10¹¹ см^-2, а его волновая функция существенно сдвинута в сторону δ-Mn-слоя. Для фотовозбужденных электронов наоборот, волновая функция e1 сдвинута в противоположную сторону, так что их перекрытие с δ-слоем на два порядка слабее [11]. Поскольку разрыв зон для дырок меньше, а их масса значительно больше, для них эффект асимметрии выражен сильнее (рис. 1б). Отметим, что расчеты зонной схемы структур с акцепторным δ-Mn-слоем высокой плотности весьма чувствительны к плотности ионов Mn и степени самокомпенсации акцепторных и дефектных донорных состояний Mn в δ-слое [11], однако эффект сильной асимметрии зон возле КЯ является их общей чертой. Положительный прирост электрического напряжения ΔU_ext > 0 приводит к движению вниз обеих зон ΔE_c,v = e×ΔU_ext < 0 со стороны верхнего контакта, к симметризации волновых функций электронов и дырок в КЯ и к усилению их взаимного перекрытия, что подтверждает расчет. Следовательно, интенсивность основного перехода в КЯ (e1-hh3) должна возрастать, что и наблюдается в эксперименте (рис. 3а).

Поляризация основного перехода в КЯ обусловлена спиновой поляризацией носителей в КЯ и в модели стационарного механизма обменного p-d взаимодействия определяется перекрытием волновых функций дырок со спинами магнитной примеси в ФМ δ-слое, которое ослабляется при ΔU_ext > 0. В эксперименте поляризация P_C(U_ext) с ростом U_ext падает (рис. 3б), что свидетельствует о значительном вкладе этого механизма поляризации дырок в обменном поле близлежащего δ-Mn-слоя. Что касается альтернативного динамического механизма поляризации [7], то получаемое в расчете усиление перекрытия волновых функций электронов с δ-Mn-слоем при ΔU_ext > 0 в эксперименте не приводит к ожидаемому в этой модели росту P_C(U_ext). Это указывает на слабость данного механизма поляризации, обусловленного спин-зависимым уходом фотовозбужденных электронов из КЯ на поляризованные донорные состояния междоузельного Mn в ФМ δ-слое. Таким образом, знак изменения поляризации при ΔU_ext > 0 позволяет определить доминирующий механизм поляризации ФЛ в светодиодных структурах InGaAs/GaAs/δ-Mn с узким спейсером d_S = 2–5 нм.

Интересно, что наиболее сильное изменение P_C(U_ext) происходит также в структуре #3 при низком напряжении U_ext → 0 (рис. 3б). В этой структуре при U ≤ 0.19 В поляризация значительно больше, чем при U > 0.25 В, однако низкий уровень сигнала ФЛ и сложности вычитания фона приводят к большой ошибке для P_C (≥ 50%), что указывает на необходимость более тщательных измерений в этом диапазоне. По-видимому, разница в поведении P_C(U_ext) в структурах с диэлектрическим барьером и с контактом Шоттки связана с разницей зонной схемы двух типов структур и ее изменения под действием электрического напряжения. Отметим, что в зависимостях P_C(U_ext) имеются некоторые особенности (отмечено стрелками на рис. 3), такие, как сильные шумы (при U_ext ≈ –7 и – 2 В в структуре #1) или отклонение от монотонности, которые коррелируют с замедлением роста интенсивности I_O(U_ext) (при U_ext ≈ – 2 В в структуре #2). Предположительно, эти особенности связаны с перестройкой уровней энергии дырок в КЯ с ростом U_ext, что требует реалистичных самосогласованных расчетов.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Таким образом, в светодиодных структурах, содержащих ультратонкий ФМ слой марганца (δ-Mn-слой) и квантовую яму GaAs/InGaAs/GaAs, исследовано влияние электрического напряжения на циркулярную поляризацию люминесценции КЯ. Найдено, что в структурах с узким спейсером d_S ≤ 5 нм циркулярная поляризация излучения в постоянном слабом магнитном поле B ~ 0.3 Тл зависит от внешнего электрического напряжения. Возможность такого управления и знак изменения поляризации в зависимости от напряжения свидетельствуют также о значительном вкладе равновесного механизма поляризации носителей в обменном поле близлежащего ферромагнитного δ-слоя Mn.

Автор благодарит М.В. Дорохина и Б.Н. Звонкова за предоставленные образцы.

Работа выполнена в рамках темы государственного задания ИФТТ РАН.