Фото- и магнитоиндуцированные эффекты в полумагнитных полупроводниках и квантоворазмерных структурах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. А.Ф. ИОФФЕ

На правах рукописи

РГБ ОД

; 2 -5 МАЙ Ш

КУСРАЕВ Юрий Георгиевич

ФОТО- И МАГНИТОИНДУЦИРОВАННЫЕ ЭФФЕКТЫ В ПОЛУМАГНИТНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ И КВАНТОВОРАЗМЕРНЫХ СТРУКТУРАХ

• Специальность 01.04.07-физика твердого тела

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Санкт-Петербург 2000

Работа выполнена в Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе Российской Академии наук

Официальные оппоненты:

доктор физ.-мат. наук, профессор доктор физ.-мат. наук, профессор доктор физ.-мат. наук, профессор

Ведущая организация:

Л. Е. Воробьев,

B. Д. Кулаковский,

C. А. Пермогоров.

Санкт-Петербургский государственный университет

Защита состоится «. » _2000 г. в часов на

заседании диссертационного совета Д 003.23.03 при Физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе РАН по адресу : 194021, Санкт-Петербург, Политехническая ул., д.26.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФТИ им. А.Ф. Иоффе РАН

Автореферат разослан « » Я_2000 г.

Ученый секретарь

диссертационного совета Д 003.23.03^ { / с-кандидат физ.-мат. наук А- А- Петров

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. К полумагнитным полупроводникам относят такие полупроводниковые соединения, в которых часть катионных позиций в кристаллической решетке занята магнитными ионами, т. е. ионами, обладающими собственным магнитным моментом. Распространены и другие наименования рассматриваемого класса полупроводниковых материалов - магнитосмешанные полупроводники или, в буквальном переводе с английского, разбавленные магнитные полупроводники (diluted magnetic semiconductors). Последнее название представляется нам наиболее удачным, однако в настоящей работе мы будем пользоваться укоренившимся в русскоязычной литературе термином полумагнитные полупроводники (ПМП). Типичными представителями этого класса материалов являются твердые растворы типа A"i.xMexBvl, где A=Zn, Cd, Mg, ...; B=S, Se, Те; Me=Mn, Fe, Co, Сг и т.п. Внутри этой группы ПМП сильно различаются по ширине запрещенной зоны - от бесщелевых полупроводников в системе Нд^хМпДе до широкозонных материалов типа Zn^MnxSe. Синтез таких соединений стал возможным благодаря хорошей растворимости атомов переходных металлов в полупроводниковой матрице A''BVI [1].

Взаимодействие "встроенных" в решетку локализованных спиновых моментов (ЛСМ) между собой, с зонными носителями заряда и экситонами порождает многообразие явлений, в частности, гигантские спиновое расщепление зонных состояний и фарадеевское вращение плоскости поляризации света, гигантское отрицательное магнитосопротивление и индуцируемый магнитным полем переход металл - изолятор, образование магнитных кластеров и различные формы спинового упорядочения, магнитополяронный эффект [1J.

Ионы марганца и некоторых других переходных металлов, внедренные в матрицу AnBvl даже в значительном количестве, не оказывают заметного влияния на качество кристаллической решетки; кроме того, они электрически нейтральны и не образуют ни акцепторных, ни донорных уровней. Высокая подвижность электронов (особенно в узкозонных кристаллах), на много порядков превышающая подвижности в традиционных магнитных полупроводниках, высокий квантовый выход люминесценции, относительно высокое структурное совершенство позволяют применять к ним современные методы исследования твердых тел. Особая

привлекательность этих материалов заключается в возможности варьировать в широких пределах магнитные свойства. В зависимости от концентрации магнитной компоненты ПМП могут проявлять свойства, обусловленные изолированными магнитными ионами, изолированными магнитными кластерами, фазой спинового стекла и антиферромагнитной фазой. В некоторых случаях все эти фазы могут быть реализованы в одной системе (как, например, в С^МпЛе). .

Во всех этих явлениях важную роль играет непременный атрибут ПМП - структурный беспорядок. Хаотическое распределение магнитных ионов по катионной подрешетке ПМП при относительно большом среднем расстоянии между ними исключает высокосимметричные формы спинового упорядочения, характерные для собственно магнитных полупроводников - предшественников ПМП, но порождает другие формы упорядочения, а также обусловливает иное, чем в магнитных полупроводниках [2], протекание многих явлений. С беспорядком в расположении магнитных ионов связан переход в фазу спинового стекла. По сравнению с классическими спиновыми стеклами - металлами [3] в ПМП реализуются иные механизмы спиновых взаимодействий. Физическая картина фазового перехода в ПМП, а также влияние размерности на фазовый переход до конца не выяснены. Эти проблемы представляют большой научный интерес и требуют разработки новых методов исследования.

Благодаря возможности управления шириной запрещенной зоны и параметрами решетки соединения А'^.хМвхВ^ являются перспективными исходными материалами для создания на их основе низкоразмерных структур с квантовыми ямами, сверхрешеток, а также различных оптоэлектронных устройств. Достигнутые в последние годы успехи молекулярно-лучевой эпитаксии полупроводников АИВУ1 позволили получить качественные гетеро-переходы и структуры пониженной размерности с полумагнитными слоями. В самое последнее время методами самоорганизации были получены полумагнитные квантовые точки [4]. Метод молекулярно-лучевой эпитаксии позволил также получить ПМП на основе соединений АтВу с марганцем [5]. Поэтому актуальной проблемой является исследование свойств подобных структур и лежащих в их основе спиновых взаимодействий средствами оптической спектроскопии. Важно отметить, что ПМП выращиваются на основе традиционных полупроводников - это позволяет легко интегрировать эти материалы в современную оптоэлектронику.

Таким образом, можно констатировать, что в результате исследований ПМП сформировалось новое направление физики твердого тела, находящееся на стыке физики полупроводников, магнетизма и физики неупорядоченных систем.

Целью настоящей работы является всестороннее исследование фото- и магнитоиндуцированных явлений в ПМП и квантоворазмерных структурах, изучение взаимосвязи их магнитных и оптических свойств. Это исследование включает изучение: (а) возможностей управления намагниченностью кристалла с помощью света и магнитного поля; (б) оптических проявлений магнитных свойств, в том числе спин-стекольных свойств ПМП, оптической ориентации спинов носителей в ПМП и квантовых ямах на основе ПМП; (в) механизмов, ответственных за появление в магнитном поле линейной и циркулярной поляризации излучения в объемных кристаллах и в квантовых ямах; (г) эффектов магнитооптической анизотропии. Особый интерес представляет вопрос о влиянии фазового перехода парамагнетик - спиновое стекло на свойства магнитного полярона.

В качестве объектов исследований были выбраны наиболее изученные среди ПМП твердые растворы Сс11.хМпхТе в широком диапазоне концентраций марганца и квантово-размерные структуры типа СйТе/Сф.хМПхТе.

В настоящей работе мы использовали метод поляризованной люминесценции и, в частности, метод оптической ориентации электронных спинов [6]. Соответствующие эксперименты основаны на известной связи мезду ориентацией электронных спинов и поляризацией испускаемых и поглощаемых квантов света. Высокочувствительный метод поляризованной люминесценции успешно решает проблему, связанную с малым количеством вещества в наноструктурах. Также были применены метод селективного возбуждения локализованных состояний и комбинационное рассеяние света.

Научная новизна работы определяется перечисленными ниже новыми результатами.

Впервые исследованы магнитоиндуцированная циркулярная и линейная поляризация люминесценции твердых растворов в широком диапазоне концентраций марганца (х=0 - 0.5). Установлены механизмы, лимитирующие «гигантскую» величину степени поляризации рекомбинационного излучения.

Обнаружена сильная кубическая анизотропия в кристаллах Сс^.хМПхТе, указывающая на существование анизотропных спиновых корреляций в системе магнитных ионов.

Впервые предложен метод регистрации фазового перехода парамагнетик - спиновое стекло по поляризации люминесценции локализованных экситонов. Осуществлена оптическая регистрация локальных внутренних полей в спиновых стеклах.

Обнаружена оптическая ориентация экситонов в квантовых ямах с полумагнитными слоями и исследована деполяризация носителей во внешнем магнитном поле.

Обнаружена инверсия знака эффекта Ханле в полумагнитных квантовых ямах.

Обнаружена и исследована латеральная анизотропия магнитоиндуцированной линейной поляризации излучения в квантовых ямах.

Продемонстрированы возможности спектроскопии поляризованной люминесценции для изучения новых явлений в ПМП и низкоразмерных структурах. Показано, что магнитоиндуцированная линейная поляризация обладает исключительно высокой чувствительностью к искажениям симметрии квантовых ям.

Научная и практическая значимость работы состоит в получении новой информации о полумагнитных полупроводниках и квантоворазмерных структурах, о связи их магнитооптических свойств с различными аспектами присущего этим системам структурного и магнитного беспорядка. Полученные результаты отражают общие закономерности, присущие полумагнитным полупроводникам и квантово-размерным структурам на их основе. Некоторые результаты и выводы не ограничиваются полумагнитными системами и могут быть также использованы при исследовании немагнитных систем. Это, в частности, относится к результатам по анизотропии магнитоиндуцированной линейной поляризации излучения. На защиту выносятся следующие основные положения:

1. В условиях селективного оптического возбуждения экситонов в кристаллах Сф.хМПхТе имеется некоторая пороговая энергия локализации. ниже которой прекращается миграция экситонов. Эта энергия соответствует порогу подвижности экситонов и регистрируется экспериментально по зависимостям поляризации излучения и спектрального сдвига линии люминесценции от энергии возбуждающих квантов.

2. Поляризация экситонной люминесценции твердых растворов Сс11_хМпхТе в магнитном поле определяется угловым распре-

делением магнитных моментов поляронов: в зависимости от концентрации марганца это распределение задается конкуренцией между ориентирующим действием магнитного поля и либо тепловым беспорядком (малые концентрации), либо пространственными флуктуациями намагниченности (большие концентрации).

3. Благодаря локальной анизотропии магнитной восприимчивости, вызванной анизотропными спиновыми корреляциями в системе магнитных ионов, в полумагнитных полупроводниках наблюдаются эффекты кубической анизотропии.

4. Поглощение поляризованного света в спиновых стеклах Сс^. хМпхТе из-за наличия флуктуаций намагниченности даже в отсутствии магнитного поля приводит к анизотропному угловому распределению магнитных моментов поляронов. В результате люминесценция оказывается линейно или циркулярно поляризованной - в зависимости от поляризации возбуждающего света. Спиновое стекло с хаотически направленными флуктуациями намагниченности представляет случай среды со скрытой анизотропией. Эта модель адекватно описывает круг явлений оптически индуцированной поляризации люминесценции, возникающих при селективном возбуждении локализованных экситонов в спиновых стеклах Сс11.хМпхТе.

5. Температурные зависимости поляризации люминесценции, индуцируемой слабым магнитным полем, дают возможность оптически регистрировать фазовый переход парамагнетик -спиновое стекло в твердых растворах Сф.хМпхТе.

6. Механизм спиновой релаксации локализованных экситонов в кристаллах Сф.хМпхТе зависит от величины магнитного поля: в сильном поле доминирует туннелирование (пространственный перенос) экситона с переворотом спина, в слабом поле преобладает переворот спина без изменения пространственной локализации экситона.

7. В квантовых ямах Сс1Те/Сс11.хМпхТе в стационарных условиях наблюдается оптическая ориентация экситонов. Деполяризация экситонного излучения в поперечном магнитном поле (эффект Ханле) происходит в два этапа. В слабых полях деполяризуется спин электрона, в более сильном поле смешивание состояний дырочных подзон приводит к деполяризации спина дырки.

8. В полумагнитных квантовых ямах магнитная деполяризация излучения оптически ориентированных локализованных экситонов определяется сложной спиновой динамикой, связанной с прецессией локальной намагниченности в обменном поле

локализованной дырки. Этот процесс приводит к инверсии знака эффекта Ханле - росту поляризации в поперечном магнитном поле (аномальный эффект Ханле).

9. Степень магнитоиндуцированной линейной поляризации люминесценции в квантовых ямах С<Я"е/Сс11_хМпхТе сильно зависит от направления магнитного поля в плоскости квантовой ямы. Эта анизотропия является следствием более низкой (чем номинальная) симметрии реальных квантовых ям и обусловлена слабыми искажениями, вносимыми во время роста гетероструктуры. Магнито-индуцированная линейная поляризация обладает исключительно высокой чувствительностью к искажениям симметрии квантовых ям.

10. Модель эффективного спина размерно-квантованной дырки с анизотропным д-фактором адекватно описывает основные закономерности поведения магнитоиндуцированной линейной поляризации. д-фактор тяжелой дырки, индуцированный низкосимметричным (С2у) возмущением, оказывается предельно анизотропным: дхх=-дуу.

Апробация работы. Основные результаты диссертации докладывались на Всесоюзной конференции по физике магнитных явлений (Ташкент, 1991), на I, II и IV Российских конференциях по физике полупроводников (Нижний Новгород, 1993, Зеленогорск, 1996, и Новосибирск, 1999), на XX, XXII и XXIII Международных конференциях по физике полупроводников (Салоники, 1990, Ванкувер, 1994 и Берлин, 1996), на Международном симпозиуме "Гетероструктуры в науке и технике" (Вюрцбург, Германия, 1995), на 15-й Генеральной конференции Отделения конденсированных сред Европейского физического общества (Бавено-Стреза, Италия. 1996), на XXIII Международном симпозиуме по полупроводниковым соединениям (Санкт-Петербург, 1996), на международных конференциях "Экситоны в конденсированных средах" (Санкт-Петербург. 1997) и "Физика на рубеже XX века" (Санкт-Петербург, 1998), на Международном совещании "Оптические свойства полупроводниковых наноструктур" (Яшовец, Польша, 1999), а также на семинарах лабораторий ФТИ им.Иоффе, Института физики Польской Академии наук и Технического Университета г. Тампере.

Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 29 печатных работах [А1-А29], перечень которых приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения, списка работ автора из 29 наименований и списка цитированной литературы из 261

наименования. Объем диссертации - 255 страниц, включая 78 рисунков и 1 таблицу.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении очерчен круг полупроводниковых материалов, относящихся к семейству полумагнитных полупроводников (ПМП). Наиболее распространенными ПМП являются твердые растворы с катионным замещением типа А"1.хМехВУ|, где А=2п, Сс1, Мд, ...; В=8, Бе, Те; Ме=Мп, ^е. Со и т.п. Замечательной особенностью этого класса соединений является то обстоятельство, что, будучи типичными полупроводниками, они одновременно обнаруживают яркие магнитооптические и спин-стекольные свойства. Можно выделить два основных атрибута полумагнитных систем - наличие "встроенных" в кристаллическую решетку спиновых моментов магнитных ионов (Ме) и структурную неупорядоченность кристалла. К сочетанию этих атрибутов восходят качественные отличия свойств ПМП от свойств немагнитных твердых растворов - с одной стороны, и упорядоченных магнитных полупроводников - с другой стороны.

Диссертация посвящена исследованию магнитооптических свойств и спиновых взаимодействий, реализующихся в кристаллах типичного представителя широкозонных ПМП - теллурида кадмия-марганца. Структура диссертации кратко изложена в конце введения.

Первая глава носит обзорный характер. В ней приведены имеющиеся в литературе данные о кристаллической и зонной структуре твердых растворов ряда Сс11.хМпхТе, о важнейших магнитооптических явлениях в этих материалах. Описаны некоторые типы взаимодействий в спиновой системе полупроводника в связи с их макроскопическими проявлениями.

Твердые растворы Сс1МпТе во всем диапазоне растворимости кристаллизуются в решетку типа цинковой обманки, базирующуюся на тетраэдрическом ковалентном э-р3- связывании. Симметрия такой решетки описывается точечной группой Т^.

Замечательно, что во всем диапазоне растворимости МпТе в Сс1Те (вплоть до х=0.77) тип решетки не претерпевает изменений, хотя чистый МпТе кристаллизуется не в ГЦК-структуру, а в решетку типа арсенида никеля [1].

Максимум валентной зоны в СйМпТе независимо от состава расположен в центре зоны Бриллюэна, так же, как и главный минимум зоны проводимости. Зона проводимости, двукратно вырюцценная по проекции спина, имеет симметрию Г6 . Наивысшей из валентных зон является четырехкратновырожденная в точке Г сложная валентная зона Гв. За ней следует отщепленная спин-орбитальным взаимодействием зона Г7. Ширина запрещенной зоны и постоянная решетки как функции состава хорошо описываются в приближении виртуального кристалла. Ионы марганца распределены по катионной подрешетке хаотически, не образуя композиционных кластеров [1].

Для ПМП характерно сильное обменное взаимодействие магнитных ионов с зонными носителями заряда. Гамильтониан этого взаимодействия имеет гейзенберговский вид:

где - обменный интеграл, и S¡ - операторы спина носителя

и /'-го магнитного иона, соответственно, г и Я, - радиус-векторы носителя и магнитного иона. Суммирование ведется по узлам, занятым магнитными ионами. Величина обменной константы принимает для зоны проводимости и верхней валентной зоны различные значения, которые принято обозначать, соответственно, через аЫ0 и /ЗШЗ. Для СсМпТе аЛ/0=0.22 мэВ, /?Л/0=-0.88 мэВ [1], Л/0 -концентрация катионных узлов в кристаллической решетке

Во внешнем магнитном поле у магнитных ионов появляется ненулевая средняя проекция спина, и суммирование в (1) приводит к спиновому расщеплению состояний носителя. Из-за большой величины константы это расщепление обычно намного превосходит зеемановское, однако для слабых полей в приближении среднего поля его формально можно записать как зеемановское расщепление носителя, обладающего гигантским эффективным д-фактором. Этот важнейший эффект носит название гигантского спинового расщепления зонных и экситонных состояний. Благодаря большой величине обменной константы даже небольшая спиновая поляризация магнитных ионов, индуцируемая внешним магнитным полем ~1 Тесла, приводит к возникновению огромного обменного поля ~103 Тесла, действующего на спины носителей заряда.

(1)

Противоположные знаки обменных констант для электрона и дырки обусловлены различием микроскопических механизмов в-сУ-и р-с/ - обменного взаимодействия. Величина и положительный (ферромагнитный) знак а определяются прямым (или потенциальным) обменным взаимодействием зонного электрона с локализованными с^-электронами. Этот тип взаимодействия эффективен для состояний 5-типа и незначителен для состояний р-тила. Большая величина и отрицательный знак ¡5 указывают на доминирующую роль кинетического обмена, который становится возможным вследствие р-с/-гибридизации электронных состояний и возможных переходов р-электронов в виртуальные состояния с(-оболочки марганца [7]. Антиферромагнитный тип р-сУ-обменного взаимодействия наблюдался во всех ПМП с магнитными ионами Мп, Ре и Со. Однако недавно было обнаружено [8], что р-с1-обмен в кристаллах Ам-Ву|, легированных ионами хрома Сг2+ (электронная конфигурация </), носит ферромагнитный характер. Теоретическая модель, предложенная в [9], предсказывает ферромагнитный тип р-сУ-обмена для ионов переходных металлов с менее чем наполовину заполненной оболочкой - Сг, V, Т1 и Бс.

Ряд эффектов в магнитных и полумагнитных полупроводниках обусловлен влиянием спиновых флуктуаций в системе ЛСМ на зонные состояния [10]. Учет спиновых флуктуаций соответствует отказу от приближения среднего поля и включает процессы виртуального обменного рассеяния зонных носителей на магнитных ионах. В ряде работ наблюдалось сильное отклонение температурной зависимости ширины запрещенной зоны Ед от закона Варшни. Теоретический расчет [10] показал, что имеется два вклада в Ед: (а) температурно-независимый красный сдвиг Ед вследствие рассеяния электронов и дырок на некоррелированных спинах Мп2* и (б) синий сдвиг в области низких температур при установлении антиферромагнитных спиновых корреляций.

К интересным последствиям приводит обменное рассеяние носителей, объединенных в экситон. Наряду с вкладами от рассеяния электронов и дырок, появляется интерференционный вклад, описывающий корреляцию электронного и дырочного спинов, вызванную их когерентным рассеянием на спинах Мп2* [10]. Такое когерентное рассеяние эквивалентно косвенному электрон-дырочному обменному взаимодействию и должно приводить к увеличению константы внутриэкситонного (электрон-дырочного)

обменного взаимодействия. Экспериментально этот эффект не наблюдался.

В гамильтониане (1) заложена и возможность влияния спина носителя на спины магнитных ионов. Результатом взаимного воздействия может быть формирование автокоррелированных "спиновых молекул" - магнитных поляронов. В магнитополяронном состоянии носитель окружен облаком ферромагнитного порядка в системе ионных спинов, а его энергия понижена на энергию взаимодействия с этим облаком. При гелиевых температурах излучательная рекомбинация в ПМП происходит преимущественно из поляронных состояний [11]. Различают свободные и связанные магнитные поляроны. В объемных ПМП свободные поляроны к настоящему времени не наблюдались. Отчасти это объясняется весьма жесткими критическими условиями их образования, отчасти, по-видимому, связано с принципиальной неупорядоченностью полумагнитных систем, из-за чего всегда имеются пространственные флуктуации кристаллического потенциала и может происходить немагнитная локализация носителей.

С другой стороны, связанные магнитные поляроны (т. е. поляроны, энергия локализации которых содержит, наряду с магнитной составляющей, ещё и немагнитную) в ПМП известны давно. Из них наиболее подробно были исследованы поляроны, локализованные на донорных или акцепторных примесях [1]. Здесь ситуация оказалась сравнительно простой, поскольку координатная часть волновой функции носителя в большой степени задается кулоновским потенциалом центра, а время жизни носителя обычно много больше времени формирования полярона. К настоящему времени примесные МП довольно хорошо изучены как теоретически, так и экспериментально.

Позднее привлекли к себе внимание экситонные магнитные поляроны, условия формирования которых облегчается за счет предварительной локализации. Поляронный характер люминесценции в кристаллах Сс1МпТе был подтвержден экспериментами по температурному ходу линии ФЛ [11], по селективному фотовозбуждению [12, А1, 13]. Энергия магнитного полярона легко измерятся спектроскопически в экспериментах по селективному фотовозбуждению (по стоксову сдвигу линии ФЛ), а простота методики позволяет легко комбинировать ее с различными внешними воздействиями. Наиболее полные результаты, полученные в [13], представлены на рис.1.

Обратное влияние носителей на спиновую поляризацию ЛСМ необходимо также учитывать при большой концентрации носителей. Для определения спиновой поляризации носителей и ионов в этом случае необходимо решать самосогласованную задачу, которая при достаточно низких температурах предсказывает возникновение спонтанного ферромагнитного упорядочения [14].

0.1 0.2 0 3

Мапдапеэе Сопсег^гайоп х

Рис.1. Энергия магнитного полярона, локализованного на акцепторе (квадраты) и на флуктуациях состава твердого раствора Сс1,.уМпхТв (открытые кружки и точки), в зависимости от содержания марганца. Из работы [13] с включением результатов [А2].

Между магнитными ионами решетки также существует короткодействующее обменное взаимодействие. Хотя обменная константа соответствует взаимодействию антиферромагнитного типа, в разбавленных ПМП из-за структурного беспорядка антиферромагнетизма не наблюдается. Вместо этого при понижении температуры сначала образуются спиновые кластеры, а затем может происходить переход в специфическую магнитную фазу с ближним порядком, которую в литературе принято называть спиновым стеклом [1, 2]. Магнитооптика спиновых стекол и, в особенности, взаимодействие поляронов со спиновыми кластерами изучены сравнительно слабо.

Совершенствование МВЕ-технологии полупроводников АПВУ1 к началу 90-х годов позволило получить качественные низкоразмерные структуры с полумагнитными слоями. Привлекательность подобных структур состоит в возможности перестраивать энергетический спектр носителей в них при помощи магнитного поля. В этих структурах обнаружены индуцированный магнитным полем переход тип I - тип II в сверхрешетках [15], индуцированный двумерным дырочным газом ферромагнитный переход [16] и т.д. Кроме того, низкоразмерные структуры предоставляют дополнительные возможности исследования динамики спинов [17,18].

Во второй главе описаны методика измерений, экспериментальная установка и образцы. Для измерения степени поляризации света мы использовали фотоупругий модулятор поляризации и двухканальную схему счета фотонов. Абсолютная ошибка измерений поляризации была порядка 0.1%. Эксперименты были выполнены в физико-техническом институте им. А.Ф. Иоффе РАН. Образцы объемных кристаллов выращивались методом Бриджмена отчасти в ФТИ (В.Д. Прочуханом с сотрудниками), отчасти в группе В.Н.Якимовича из Института физики твердого тела и полупроводников (ИФТТП, г. Минск). Структуры с квантовыми ямами Сс1Те/Сс1МпТе были выращены методом молекулярно-лучевой эпитаксии в университете Халла, Великобритания (Д.Е.Ашенфордом и Б.Ланном) и в Институте физики Польской Академии наук (лаб. проф. Я. Коссута).

В третьей главе исследована индуцированная внешним магнитным полем поляризация фотолюминесценции (ФЛ) локализованных экситонов в объемных кристаллах СйМпТе. Вначале обоснованы преимущества метода поляризованной люминесценции над другими распространенными магнитооптическими методами. Основное достоинство этого метода - возможность получения информации при весьма слабом воздействии на систему. Величина степени поляризации ФЛ оказывается измеримой при приложении поля порядка сотен, даже десятков эрстед. Обнаружен новый эффект- резкая анизотропия степени линейной поляризации ФЛ в геометрии Фойгта.

В геометрии Фарадея поле индуцирует циркулярную поляризацию ФЛ, причем для всех составов степень поляризации сначала растет с полем линейно, а затем стремится к насыщению вблизи 100%. Мы нашли, что наклон в зависимости рс(Н) в области слабых полей, зависящий от температуры и содержания марганца, является собственной характеристикой кристалла (подобно магнитной восприимчивости образца). На рис.2 показаны зависимость величины в от концентрации марганца. На первый взгляд, большая величина в (по сравнению с немагнитными полупроводниками) есть прямое следствие гигантского спинового расщепления экситонного состояния в магнитном поле и термализации. Однако как прямые численные оценки, основанные на ожидаемых расщеплениях, так и характер измеренной нами концентрационной зависимости опровергают это предположение.

1.5

Рис.2. Зависимость 9=брШН от концентрации марганца в твердом растворе Сск„МпДе при Т=2К (точки). Открытые кружки соответствуют зависимости магнитной восприимчивости от х при Т=1К [19] При Т=2К образцы с х>0.2 находятся в фазе спинового стекла Сплошные линии проведены для наглядности.

В действительности, степень поляризации ФЛ определяется распределением ансамбля экситонных магнитных

поляронов по направлениям х углового момента. Связь

экситона и облака намагниченности столь сильна, что полярон можно рассматривать как монолитный диполь с магнитным моментом в десятки магнетонов Бора, причем внешнее поле оказывает на поляроны лишь сравнительно слабое ориентирующее действие [1].

Анализ концентрационной и особенно температурных зависимостей привел нас к заключению о том, что в разных условиях (содержание марганца х, температура 7) выстраивание поляронов вдоль магнитного поля лимитируется различными факторами. Если в "парамагнитной" области (малые х, большие Т) основную роль играет тепловое разупорядочение, то в "спин-стекольной" области (большие х, малые 7) выстраиванию поляронов препятствуют замороженные спиновые флуктуации. Смену лимитирующих факторов удалось визуализовать в температурной зависимости 0=с/р/с/Н для кристалла с х=0.3 (см. рис.3). Вблизи температуры фазового перехода спиновое стекло -парамагнетик 7=7} в зависимости 0(7) наблюдается характерный излом. Таким образом, температурные зависимости поляризации люминесценции, индуцируемой слабым магнитным полем, дают возможность оптически регистрировать фазовый переход парамагнетик—спиновое стекло в твердых растворах Сс11.хМпхТе.

В геметрии Фойгта магнитное поле индуцирует линейную поляризацию ФЛ. Плоскость поляризации перпендикулярна полю. Полевые зависимости степени линейной поляризации ФЛ не находятся, вообще говоря, в тривиальной связи с результатами по циркулярной поляризации в геометрии Фарадея, поэтому оба типа

т(Ю-

Рис.3. Температурные

зависимости $ при различных концентрациях марганца в твердом растворе Сс^-хМпДе: квадраты - х=0.15, кресты -х=0.21. ромбы - х=0.30. На вставке показан фрагмент зависимости для х=0.30 в увеличенном масштабе.

зависимостей были с единых позиций рассчитаны нами теоретически для ка>ццой из двух моделей. Приведем результат расчета

в модели теплового разброса моментов поляронов:

А

ало

р1

(2)

с+ио

где С=МН/кТ (М-магнитный момент полярона, Н-магнитное поле), а Ц0 - функция Ланжевена: Ц£)=с№£ -С1. Более громоздкие формулы для модели с замороженными флуктуациями можно найти в [А10]. Формулы (2) при единственном подгоночном параметре удовлетворительно описывают пары экспериментальных магнитополевых зависимостей рс(Н) и р^Н), измеренные для образца сх=0.15 в двух различных геометриях эксперимента.

Мы обнаружили, однако, что степень линейной поляризации ФЛ может существенно зависеть от ориентации поля (в геометрии Фойгта) относительно кубических осей кристалла. Так, в образце с х=0.4 при 16-процентной изотропной части поляризации анизотропная добавка достигает 8% (рис.4). Для полной характеристики линейной поляризации в геометрии Фойгта мы измеряли два параметра, определенные следующим образом:

РС=(1и-11:)/(1„+1,:) И Р45=(1а-1,-)/1а+11;) ■ (3)

где направления а \л ¡) лежат в плоскости образца перпендикулярно и параллельно магнитному полю соответственно, а система координат (а', р') повернута относительно (а , /}) на угол 45 градусов вокруг оси г, /1 -интенсивность излучения, поляризованного вдоль соответствующего направления (¡=а, Д а', р').

15

с о

Рис.4. Анизотропия магнитоиндуциро-ванной линейной поляризации (параметры ро и р<5) кристалла (011 )-С^еМпоДе при Т=2 К (геометрия Фойгта, Н-13 кЭ). Сплошные кривые -расчет по формулам (4) и (5).

Эффект резко зависит от температуры и содержания марганца. В образце с х=0.15 ростом температуры от 2 до 4.2К амплитуда осцилляций степени поляризации уменьшается более чем вдвое, хотя величина изотропной части зависит от температуры слабее. В образце с х=0.08 даже при 7=2К анизотропия практически отсутствует.

Отклонение локальной намагниченности от направления внешнего магнитного поля приводит также к появлению линейной поляризации ФЛ в осях регистрации, повернутых на 45% к направлению поля. Эта знакопеременная поляризация, возникновение которой не может быть объяснено в рамках сферического приближения, была нами экспериментально обнаружена (рис.4, р45). В геометрии Фарадея мы также наблюдали появление запрещенной в сферическом приближении линейной поляризации люминесценции (рис.5).

-5

°0 О-о - Ао Д

7 р. л г са06мп0.те£ Т=2 К

/\Р45 Т \ >* I \ •/V

• \ / • \ 1 * V /

45 90 135 180 225 270 315 360 <р, с1едгеез

5 4 3

о а 2

1

О

•

Г':

• 1 ТС(106Мп04Те

1 > 1.. 1 1 У Т=2К ■ ф . 1.1,1.1

-60 -40 -20 0 20 40 Н, кОе

60

Рис.5. Возникновение линейной поляризации излучения кристалла (110)-СсЬвМпо Ле в продольном магнитном поле (геометрия Фарадея, НЦ[110]). Сплошная линия построена по формуле (6). Расхождение в большом магнитном поле связано с преодолением поля анизотропии.

В этом случае излучение было частично поляризовано вдоль оси [0-11], лежащей в плоскости скола. Для выбранной нами геометрии эксперимента параметры линейной поляризации имеют следующий вид:

/>0 = 1Ш2 - сн2 eos 2(3(1 + 3 eos 2ср) р45 = СН2 sin 2<р(1 + eos 2<р),

(4)

(5)

(6)

Феноменологическая теория эффекта предложена в [А23]. Микроскопическая теория пока отсутствует, однако экспериментальные результаты позволяют предположить, что природа анизотропии связана с анизотропными спиновыми корреляциями в системе ионов марганца.

В четвертой главе изучается магнитополяронная люминесценция спиновых стекол CdMnTe. Измерены зависимости энергии магнитного полярона от величины внешнего магнитного поля и энергии квантов возбуждающего света. Предложена феноменологическая модель случайного потенциала, формирующего спектр дырок вблизи порога подвижности, и проведен вариационный расчет энергии магнитного полярона в зависимости от магнитного поля и энергии предварительной локализации дырки. Исследование механизма возникновения оптически индуцированной поляризации люминесценции позволило объяснить характерный вид спектральной зависимости явления при возбуждении циркулярно поляризованным светом и выявить причины отсутствия эффекта при линейно поляризованном возбуждении. Изучены также пути спиновой релаксации экситонов, резонансно возбужденных на неосновных подуровнях зеемановского мультиплета в магнитном поле.

При плавном переходе от межзонного оптического возбуждения к резонансному возбуждению локализованных экситонных состояний линия экситонной ФЛ ведет себя следующим образом: остается неподвижной до некоторого порогового значения частоты возбуждающего света, а затем движется, сохраняя постоянной величину стоксова сдвига (рис.6, 7). Этот постоянный сдвиг был объяснён магнитной локализацией, т.е. образованием экситонного магнитного полярона, а пороговая энергия Е0 была интерпретирована как соответствующая порогу подвижности экситонов [А1, А2]. Исследование оптически индуцированной поляризации излучения [А2, А15] позволило установить, что при возбуждении ниже порога подвижности немагнитный вклад (за счет миграции экситонов) в стоксов сдвиг отсутствует.

Рис.6. Спектры фотолюминесценции Сс10 65Мп0 35Те при межзонном (а) и селективном (Ь,с) возбуждении. Точки -степень циркулярной поляризации ФЛ при возбуждении циркулярно поляризованным светом. Стрелками отмечены длины волн возбуждающего света. 7=2К.

Действительно, этот эффект обусловлен корреляцией спина фотовозбужденного экситона и флуктуационного поля (см.ниже). При наличии миграции экситонов излучение происходит из состояний со случайным направлением флуктуационного поля и люминесценция оказывается деполяризованной. Напротив, при отсутствии миграции спин излучаемого фотона при посредстве локального поля коррелирован со спином поглощенного фотона, поэтому излучение частично поляризовано. Отсюда следует, что, поляризацию ФЛ можно рассматривать как меру отсутствия миграции экситонов.

5100

5вао ¡зоо

р. % £я, еУ

Рис.7. Положение максимума линии ФЛ в кристалле Сс)0 «5Мп0 35Те (Ет) в зависимости от энергии возбуждающих фотонов Ьш (квадраты) и спектры возбуждения поляризации ФЛ. Регистрация степени поляризации осуществлялась в максимуме спектра поляризации (точки) и на его длинноволновом плече (открытые кружки).

Таким образом, резкий рост поляризации экситонной полосы люминесценции при Пш=Е0 свидетельствует об отсутствии миграции между локализованными состояниями,и в этих

условиях стоксов сдвиг может быть обусловлен только дополнительной магнитной локализацией - формированием магнитного полярона.

Характерной чертой спиновых стекол является зависимость магнитной восприимчивости образца от его предыстории: ниже температуры замерзания 7> восприимчивость образца, охлажденного в магнитном поле, отличается от восприимчивости образца, охлажденного в нулевом поле. Нам удалось оптически (по поляризации люминесценции) зарегистрировать остаточную намагниченность, возникающую в спиновом стекле Сс^.хМПхТе при охлаждении его в магнитном поле. В этих экспериментах магнитное поле включалось при температуре 7"»7} (обычно при комнатной температуре), а после достижения 7=2 К - выключалось. После охлаждения образца люминесценция оказывается циркулярно поляризованной даже при возбуждении линейно поляризованным или неполяризованным светом (рис.8).

Рис.8. Зависимость циркулярной поляризации люминесценции от магнитного поля р(Н) в спиновом стекле Сс11-хМпхТе х=0.4 при неполяризованном возбуждении. Кривая 1 - охлаждение в магнитном поле Н=2.5 кЭ, при Н= 0 поляризация отлична от нуля; кривая 2 - охлаждение без поля р(0)=0. Т= 2К.

Появление циркулярной поляризации при неполяризованном возбуждении связано с тем, что переход в состояние спинового стекла происходит в магнитном поле, поляризующем спины ионов Мп2*. В этих условиях в кристалле возникают регулярные обменные поля (макроскопическая намагниченность спинов Мп2+), которые после выключения поля при Т<7) полностью не релаксируют (или релаксируют очень медленно) и поляризуют экситоны. Таким образом, при охлаждении до температуры Т<ТГ возникает не вполне хаотическая спиновая конфигурация: частично сохраняется намагниченность, навязанная магнитным полем. Хаотизация этой конфигурации происходит очень медленно (при длительности гелиевого эксперимента около 7 часов мы не обнаружили изменений в поляризации), поскольку требует переворотов большого количества спинов, что энергетически

20

■ п ^ч? > ^Ч и СЛ^Мп^Те V1 1

■10 ■10 Ч \.0 19И.К»

затруднено. При повышении температуры до 7>7> кристалл переходит в парамагнитное состояние, скорость релаксации намагниченности резко возрастает, в результате чего обменные поля разрушаются и поляризация пропадает.

Наши измерения показали, что энергия полярона не зависит от энергии квантов возбуждающего света в широком дапазоне (см. рис.7). Этот результат требует объяснения, поскольку изменение энергии квантов соответстствует изменению энергии предварительной локализации носителей, а следовательно, и изменению параметров немагнитного локализующего потенциала, который в трехмерном случае определяющим образом влияет на координатную часть волновой функции носителя.

Энергию магнитного полярона можно рассматривать как меру компактности волновой функции носителя. Мы промоделировали случайный немагнитный потенциал набором сферических потенциальных ям фиксированной глубины. В таком потенциале компактность волновой функции зависит от ширины ямы (т.е. от положения уровня размерного квантования) немонотонно: при нулевой и бесконечной ширинах ямы частица делокализована, а в промежуточной области проходит через максимум, вблизи которого слабо зависит от ширины ямы. Это позволяет качественно объяснить существование области энергий предварительной локализации, в которой энергия полярона меняется слабо. Был проведен вариационный расчет, который при реалистических параметрах потенциала дал (для флуктуационных ям с мелким уровнем) слабую зависимость энергии полярона от энергии предварительной локализации [А6]. В рамках модели были удовлетворительно описаны и измеренные нами зависимости энергии полярона от магнитного поля.

Эффект оптически индуцированной поляризации люминесценции (ОИПЛ) [20] состоит в том, что при селективном возбуждении в хвост плотности экситонных состояний циркулярно поляризованным светом люминесценция оказывается частично поляризованной по кругу. В отличие от оптической ориентации, этот эффект не является динамическим, т.е. не зависит от соотношения времен жизни и спиновой релаксации экситона. Эффект имеет характерную спектральную зависимость [А1]. В тех же условиях эксперимента возбуждение линейно поляризованным светом не приводит к появлению линейной поляризации ФЛ (т.е. отсутствует аналог эффекта оптического выстраивания [6]). Мы также нашли; что при циркулярно поляризованном возбухедении линии ФЛ,

зарегистрированные в поляризациях сг+ и а, сдвинуты друг относительно друга. По величине этого сдвига можно судить о характерном масштабе магнитных флуктуаций.

Мы провели расчет спектров поляризованной ФЛ среды при наличии случайно направленных магнитных флуктуаций. Оказалось, что основными параметрами, определяющими эффект ОИПЛ являются характерный масштаб магнитной флуктуации, параметр спада хвоста плотности состояний (параметр Урбаха) U и ширина 2Г "элементарной" линии ФЛ, т.е. линии ФЛ при возбуждении лишь одного из расщепленных локальным обменным полем подуровней экситонного спинового мультиплета. Модель адекватно воспроизводит общую физическую картину явления, включая "гладкие" контуры линий поляризованной ФЛ, соотношение интенсивностей в максимумах линий, соотношение сдвига между линиями и ширины линий, вид спектральной зависимости ОИПЛ, отсутствие эффекта "оптического выстраивания". Сравнение экспериментальных спектров с расчетными позволило оценить масштаб и иерархию трех упомянутых выше основных параметров [А15]. Результаты расчета сведены в таблицу.

Таблица. Относительные интенсивности компонент/^(Á) и стоксовы сдвиги S^

компонент люминесценции, соответствующих возбуждению различных спиновых

подуровней, при "ориентации" и "выстраивании" экситонов в кубичесих ПМП. I"¡ (к)

представляют собой относительные интенсивности люминесценции при возбуждении лишь fc-го спинового подуровня; они учитывают правила отбора по угловому моменту и хаотическую ориентацию локальных полей. Индекс а соответствует циркулярной или линейной поляризации возбуждающего света, регистрация ведется в поляризации /3.

к Sk/A /; (к) /; а-) /г (А) lf(k)

1 0 3 18 12 9

2 4/15 6 6 4 8

3 7/15 1 6 4 3

4 8/15 6 1 4 3

5 11/15 6 6 4 8

6 1 18 3 12 9

Несмотря на наличие хаотически направленных локальных спиновых флуктуаций, в достаточно сильном продольном магнитном поле экситонная люминесценция оказывается полностью поляризо-ваной по кругу. При резонансном возбуждении локализованных экситонов это происходит вне зависимости от поляризации возбуждающего света вследствие высокой эффективности спиновой релаксации экситонов, возбужденных на неосновных подуровнях зеемановского мультиплета.

Для выявления путей спиновой релаксации таких экситонов мы исследовали спектры поляризованной люминесценции при модуляции знака круговой поляризации возбуждающего света [А15]. Сравнивались спектры ФЛ, зарегистрированные при о+ и аГ,-поляризациях возбуждающего света. Анализ сложной эволюции подобных пар спектров с изменением величины магнитного поля и частоты возбуждающего света позволил сделать следующие выводы. Хотя и в сильных магнитных полях (-50 кОе), и в более слабых (10 кОе) в определенных интервалах частот возбуждающего света наблюдается сдвиг между линиями /(ст+) и /(о), причина этого сдвига для сильных и слабых полей различна. В слабых полях спиновая релаксация локализованного экситона с неосновного спинового подуровня происходит без смены области его пространственной локализации. В магнитном (или флуктуационном) поле такой процесс с необходимостью сопровождается энергетической релаксацией, приводящей к спектральному сдвигу линии. Напротив, в сильных полях спиновая релаксация сопровождается пространственным переносом экситона и носит упругий характер. Наблюдаемый же сдвиг между линиями в этом случае обусловлен эффектом сампоглощения.

Пятая глава посвящена изложению результатов по эффекту оптической ориентации в квантовых ямах с полумагнитными барьерами. Выполненные исследования являются приоритетными -оптическая ориентация в наноструктурах с полумагнитными слоями была обнаружена и впервые исследована нами в 1994 г. Зарегистрированы оптическая ориентация экситонов и двухступенчатый эффект Ханле в широких (80 А) квантовых ямах CdTe/CdMnTe, а также оптическая ориентация и эффект Ханле на ТА- и LO-фононных резонансах в условиях резонансного комбинационного рассеяния света в узких (40 А) ямах. Обсуждается возможность определения коротких времен жизни и спиновой релаксации экситонов из измерений поляризации люминесценции в стационарных условиях возбу>цдения. Последний раздел главы

посвящен исследованию нового явления - инверсии знака эффекта Ханле.

В первом разделе главы изучены спектры излучения экситонов в квантовых ямах Сс1Те/Сс1МпТе, выявлена роль динамики локализации носителей в эффекте перераспределения интенсивностей линий экситонного дублета. Относительная интенсивность коротковолновой компоненты дублета растет с ростом температуры или продольного магнитного поля. Температурный эффект обычно объясняли больцмановским перераспределением заселенностей состояний, а полевой эффект-дестабилизацией экситонно-примесного комплекса 0°Х, которому приписывали длинноволновую компоненту дублета.

Наши экспериментальные результаты показали, что, помимо эффекта дестабилизации донорного коплекса, необходимо учитывать кинетику захвата экситона на примесный центр. Во-первых, в исследованных нами структурах Сс1Те/Сс1МпТе наблюдалась зависимость эффекта перераспределения от направления магнитного поля. Во-вторых, измерения показали, что эффект не насыщается в полях, в которых происходит насыщение намагниченности марганцевой системы. В-третьих, оказалось, что в магнитном поле соотношение интенсивностей компонент дублета зависит от энергии квантов возбуждающего света.

Предложенная нами интерпретация полевого эффекта как следствия ограничения доступа носителей к центрам локализации (из-за их циклотронного движения в магнитном поле) позволяет объяснить первые два из упоминавшихся экспериментальных фактов. Этот подход предполагает отсутствие теплового равновесия между состояниями, ответственными за коротковолновую и длинноволновую компоненты дублета. Ответственным за нее может оказаться как экситоно-примесный комплекс 0°Х, так и, например, экситон, локализованный на монослойных флуктуациях ширины квантовой ямы. В работе [А20] предложен тест на природу этих состояний: в поперечном магнитном поле линия комплекса 0°Х должна расщепиться на две, в то время как линия экситона, локализованного монослойной флуктуацией, просто сдвинется в длинноволновую сторону.

При квазирезонансном возбуждении экситонов в 80 А квантовой яме СсГГе/СсМпТе нами был зарегистрирован сигнал оптической ориентации. В работах [А7, А13, А14] были исследованы спектры поляризации ФЛ (рис.9) и спектры возбуждения оптической ориентации.Кривые деполяризации ФЛ в поперечном магнитном

поле (кривые Ханле) имеют двухступенчатый характер. Сильно зависящая от поля часть, с характерными полями порядка единиц килоэрстед, соответствует электронному вкладу в поляризацию ФЛ. Форма кривой деполяризации электронов хорошо описывается классической лоренцевской зависимостью:

Ре(0)

М-

(7)

1 + (ПТ,)2

Здесь ре(0)=т^(т+т^=т^Т8; т, т8, и Т5 - времена жизни экситона, спиновой релаксации и жизни спина, соответственно, П = ¡л^*еН !Ь, д* - эффективный д-фактор электрона.

CdTe/CdMnTe-QW L=80 А, Т=2 К

1,610 1,615 1,620 1,625 1,630 1,635

photon energy, eV

Рис.9. Спектр люминесценции квантовой ямы CdTe/CdMnTe (L=80A, структура III) при межзонном возбуждении

(жирная линия) и спектры циркулярной поляризации (оптическая ориентация) при возбуждении фотонами с энергией Пш (в эВ): 1.633 (точки), 1.631 (открытые кружки), 1.629 (темные квадраты) и 1.626 (открытые квадраты),Т=2К.

Сплошные тонкие линии -расчет по каскадной модели[6].

Определенные из (7) стандартным образом [6] времена, в первую очередь время жизни, существенно расходятся с известными из литературы данными, полученными средствами спектроскопии с временным разрешением. В качестве одной из возможных причин этого расхождения в диссертации обсуждается неприменимость формулы (6) в условиях сильного электрон-дырочного обменного взаимодействия в экситоне. Так, при некоторых частных предположениях учет электрон-дырочного обмена дает:

.,1-1

РЛН)=РЛО)-

i+

1+-

lsh

ИвЕ н

(8)

Здесь т.,), - время спиновой релаксации дырок. Как и (7), формула (8) описывает лоренцевскую зависимость поляризации от поля. Инте-

ресно, что полуширина кривой (8), описывающей деполяризацию электронов, зависит от времени спиновой релаксации дырок.

Деполяризация дырок происходит в полях величиной порядка десятков килоэрстед. Поскольку поперечный д-фактор тяжелой дырки равен нулю, прецессия дырок начинается по мере смешивания состояний подзон легких и тяжелых дырок поперечным магнитным полем. Другим следствием индуцированного полем смешивания является возникновение линейной поляризации ФЛ при неполяризованном оптическом возбуждении. Экспериментальная проверка показала, что линейная поляризация возникает в полях того же масштаба, что и характерные поля деполяризации дырок в условиях оптической ориентации [А13, А7].

В узких 40 А квантовых ямах наблюдаются интересные спектры комбинационного рассеяния света. В этих структурах в условиях резонансной оптической накачки на фононных репликах регистрируется сигнал оптической ориентации [А11, А14, А21]. Оптическая ориентация предоставляет дополнительные возможности исследования процессов рассеяния света. Например, в одной из исследованных структур ТА-фононный резонанс неразличим в спектре излучения, а наблюдается только в спектре оптической ориентации. Мы наблюдали также оптическую ориентацию и эффект Ханле на ILO-реплике и комбинированных LO-модах, причем сигнал оптической ориентации на 1LO- и 2Ю-резонансах оказывался разного знака. Исследование поляризации позволяет также сделать определенные выводы о механизмах рассеяния света. Одинаковые знаки циркулярной поляризации ILO-реплики и поляризации возбуждающего света можно объяснить, если предположить, что в наших структурах доминирует вклад фрелиховского механизма рассеяния. Этот механизм предполагает участие экситонных состояний с большими импульсами к в плоскости КЯ, поэтому нужно предположить, что испусканию LO-фонона предшествует упругое рассеяние из состояния легкого экситона |+1)=|+1/2е, +1/2/Л) с импульсом к*0 в состояние тяжелого |+1)=|-1/2е, +ZI2hh) с кФ0. В этом процессе одновременно с релаксацией углового момента дырки переворачивается и электронный спин. Упругое рассеяние экситона может происходить на примесях или на флуктуациях ширины КЯ. Что касается смены знака поляризации линии 2LO, то можно заметить, что двухфононный процесс включает другие промежуточные состояния и в рассеянии может доминировать вклад деформационного потенциала, связывающего состояния валентной зоны с разной четностью.

Анизотропия обменного поля локализованной дырки Hex||z, действующего на локальную намагниченность, ярко проявилась в наших экспериментах по исследованию оптической ориентации и эффекта Ханле локализованных экситонов в квантовых ямах типа CdTe/Cdi.xMnxTe. Локализованные экситоны возбуждались резонансно циркулярно поляризованным светом, падающим на образец вдоль нормали к плоскости КЯ. Исследовалась зависимость степени циркулярной поляризации р(Н) от внешнего магнитного поля (стандартная геометрия наблюдения эффекта Ханле). На рис.10 приведена зависимость р(Н) в квантовой яме Cd^MnxTe/Cdi.x.yMgyMnxTe шириной L=80 Ä при температуре 7=2 К.

Рис.10. Зависимость степени циркулярной поляризации излучения в КЯ Cd0 93Мпо 07Te/Cd0 б?Мдо гбМпо.о/Те шириной ¿.=80 Ä (точки) от поперечного магнитного поля при возбуждении локализованных

экситонов циркулярно-поляризован-ным светом. Сплошная кривая -расчет по формуле (9), параметры указаны на рисунке.

Эти зависимости ведут себя совершенно необычно: вместо уменьшения поляризации, которая обычно вызывается прецессией неравновесного спина носителей в поперечном магнитном поле, наблюдается быстрый рост величины р в слабых полях. Только в сильном поле рост поляризации сменяется более плавным уменьшением.

Нами предложен механизм инверсии знака эффекта Ханле. Качественно этот механизм можно представить себе следующим образом. Циркулярно-поляризованный свет п+ резонансно возбуждает в КЯ локализованные экситоны. В нулевом внешнем поле неравновесный спин экситона из-за взаимодействия с магнитными ионами релаксирует за пикосекунды и «не доживает» до рекомбинации. В результате рекомбинационное излучение оказывается слабо- или неполяризованным. Если же в плоскости КЯ приложено магнитное поле Н=(Н, 0, 0), то к моменту фотогенерации локализованной дырки в области ее локализации уже накоплен

Н, кОе

наведенный полем магнитный момент М=хН=(М, 0, 0), где х ~ магнитная восприимчивость спинов марганца. Генерация дырки с резко анизотропным g-фактором изменяет величину и направление поля, действующего на М, поскольку к внешнему полю Н добавляется эффективное обменное поле дырки Нех, которое в силу анизотропии направлено вдоль оси г. Ларморовская прецессия вектора М в суммарном поле Н+Нех приводит к появлению у него составляющей вдоль оси z. Поскольку у дырочного gr-фактора велика только компонента gzz, именно появление z-компоненты локальной намагниченности приводит к расщеплению дырочных состояний |+3/2> и |-3/2> на величину Д(М2). В результате с некоторого момента такой эволюции поляризация дырок определяется уже не столько их собственной короткой «спиновой памятью», сколько тем обстоятельством, что в квазистатическом обменном поле магнитных ионов среднее значение поляризации дырок отлично от нуля. На этом этапе стационарное направление спина дырки уже определено: наведенный полем магнитный момент далее релаксирует к направлению равновесного момента полярона. Оказалось, что для количественного описания этого эффекта необходим учет флуктуаций намагниченности Mf на поляризацию дырок. Окончательное выражение для степени циркулярной поляризации имеет следующий вид:

■у ° 1/2

где +Нех~) , Мр=хНех. - магнитный момент полярона. П0 и

г° - являются подгоночными параметрами, а М, и Мр были

определены из независимых экспериментов.

Таким образом, с помощью поляризационных измерений в стационарных условиях удается изучать быструю (пикосекундную) динамику сильно-связанной спиновой системы в полумагнитных квантовых ямах. Основным достижением этого раздела является обнаружение и исследование нового явления - аномального эффекта Ханле.

В шестой главе приведены результаты экспериментального и теоретического исследования обнаруженной нами латеральной анизотропии магнитоиндуцированной линейной поляризации излучения в квантовых ямах 001-СсГГе/Сс1МпТе. Установлено, что линейная поляризация, которая наблюдается в геометрии Фойгта,

(9)

чрезвычайно чувствительна к качеству структуры, параметрам квантовой ямы, а также к природе излучательных состояний. Анализ показывает, что в некоторых структурах реализуется случай предельной анизотропии g-фактора тяжелой дырки gxx=-gyy, индуцированной. Именно таким свойством обладает д-фактор тяжелой дырки, индуцированный одноосной деформацией в плоскости ямы или иным возмущением с симметрией C2v.

В условиях размерного квантования сильное спин-орбитальное взаимодействие приводит к резкой анизотропии спиновой структуры электронных и дырочных подзон. В идеальной квантовой яме с симметрией D2ci компоненты тензора эффективного д-фактора тяжелой дырки для магнитного поля, лежащего в плоскости ямы (с^<10"2-10"3), определяются малым коэффициентом Латтинжера q, описывающем кубические поправки в спин-гамильтониане, в то время как продольная компонента g-фактора тяжелой дырки gzz»gi-При этом считалось, что g-фактора тяжелой дырки в плоскости квантовой ямы изотропен. Однако реальная симметрия состояний в квантовой яме в силу технологических или иных причин часто оказывается более низкой. В результате появляется магнитная анизотропия в плоскости (001). Экспериментально анизотропия проявилась в магнитоиндуцированной линейной поляризации экситонного излучения из квантовых ям.

Измерения проводились на структурах CdTe/Cd^MnxTe, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии на подложках (001)-GaAs и (001)-CdTe. Было исследовано несколько структур, отличающихся устройством буферного слоя, содержанием марганца. Большинство структур имели стандартный буферный слой (структура N). Для улучшения качества гетероструктуры в некоторых образцах буферный слой включал асимметричную сверхрешетку ZnTe/CdZnTe/CdTe (структура S). Фиксируя магнитное поле Н и поворачивая кристалл, мы получили угловые развертки р0 и р45 [см. формулу (3)] для разных квантовых ям. Три качественно различных типа этих зависимостей, полученные в разных квантовых ямах, представлены на рис.11а, 12,13Ь.

Помимо самого факта наличия столь сильной угловой зависимости, говорящего о существенной анизотропии свойств в плоскости квантовых ям, примечательным здесь является еще следующее обстоятельство. Во всех случаях приложение поля

вдоль направлений [110] (^=0°, 180°) и [ПО] (<р=90°, 270°) дает раз-

# 5

с о

го

О -5

-10

О 90 180 270 360 0 SO 180 270 360

ф, degrees

Рис.11, а) Зависимость поляризации люминесценции из КЯ шириной L=60 А (структура N) при В=2.6 Т от ориентации магнитного поля в плоскости ямы. «я0° соответствует В||[110]. Ь) Те же зависимости в системе координат, связанной с осями кристалла. Т= 2К.

ный результат, в то время как для идеальной структуры с симметрией D2d эти оси являются эквивалентными.

Рис.12. Зависимость поляризации люминесценции из КЯ CdTe/Cd0.7Mn0 3Те (структура N) шириной L=20 А при Н=2.6 Т от ориентации магнитного поля в плоскости ямы. Точки -параметр рц, открытые кружки - параметр д,. (я0° соответствует В||[110]. Сплошные линии -расчет по формулам (11, 12): (b-c)D=0.002 "Г2, и (b+c)D=0.0\4T2.

Такая ситуация может быть вызвана одноосной деформацией еху в плоскости КЯ, влиянием

интерфейсов^ или анизотропией локализующего экситон потенциала. В последнем случае потенциальные ямы, локализующие экситоны, должны быть вытянуты вдоль оси [110] или [110]. На рис.13а,Ь сравниваются угловые зависимости параметра р0 для двух квантовых ям шириной

Ф, degrees

^ Одиночный интерфейс в структурах, выращенных из соединений типа цинковой обманки, обладает симметрией [21].

/.=20 А - в структуре N со стандартным буферным слоем (рис.1 За) и в улучшенной структуре типа в (рис.1 ЗЬ). Видно, что в структуре Э анизотропия линейной поляризации существенно слабее и;кроме того(оси [110] и [11 0] оказались эквивалентными.

20

90(1-10)

10

с о

п

N О

га

о

10

20

ф, degrees

s(100)

1(110)

(110)

270

ф, degrees

Рис.13. Угловые зависимости степени линейной поляризации люминесценции в КЯ CdTe/CdMnTe шириной ¿=20 А (параметр р0 в полярных координатах): а) структура N. Ь) структура Э. Кривые проведены по формуле (11).

При анализе экспериментальных результатов мы предполагали, что симметрия квантовой ямы понижена до С2у, что соответствует симметрии одиночного интерфейса или КЯ, деформированной вдоль оси (110). Точечная симметрия С2м включает плоскости отражения сгу ||[1Ю] исту'Ц [11 0] и ось второго порядка С2, параллельную оси роста структуры г. Магнитоиндуциро-ванная линейная поляризация света является четной функцией магнитного поля и описывается симметричной частью тензора поляризации ^ар,=<ЕаЕр>. Ограничиваясь областью слабых магнитных полей, в которых магнитоиндуцированное изменение компонент тензора билинейно по полю,

=со,ш8ар+АаРудНгНх, (10)

где Еа и Ер - компоненты электрического вектора световой волны, Нг, Ня- компоненты внешнего магнитного поля, Н2=0. Возбуждающий и детектируемый свет распространяются вдоль направления [001]. Тогда легко получить выражения для степени линейной поляризации:

/J,) = DH 2 6 + "cos "l"~y~cos ^ j > ^^

p45 = /)# 2<p + 4<p (12)

Здесь <p - угол между осью [110] и магнитным полем, коэффициенты а=А11-А21-А22+А12, Ь=А1'1-А21+А22-А12 и с=4А66 (Axxxx^A1h AXXyy^A12, Ayyxx^A2u Ayyyy =А22 и AXyxy^A66 , где оси X и У соответствуют направлениям [110] и [11 0]), представляют комбинации линейно

независимых компонент тензора A„prS.

Как видно из (11), (12), симметрия C2v допускает существование нулевой, второй и четвертой гармоник в угловой зависимости р0(ф) (соответственно, второй и четвертой гармоник в ра&(Ф))-Отметим, что в кубическом кристалле или в системе с симметрией D2d а=0 (поскольку Ац=А22 и A21=Ai2) и в рассматриваемой геометрии эксперимента возможны лишь нулевая и четвертая гармоники. На рис.11а, 12, 13 сплошными линиями показаны зависимости степени линейной поляризации от угла, построенные по формулам (11) и (12). Для квантовых ям шириной L=40 и 60 А в структуре со стандартным буферным слоем коэффициенты (b-с) и (Ь+с) с хорошей точностью равны нулю (рис.11а), т.е. Ь=0, с=0 (в поляризации отсутствуют нулевая и четвертая гармоники). В этом случае для линейной поляризации в системе координат, связанной с осями кристалла, получим, что p0-aDB2=const и р45 -0 не зависят от угла <р. Последнее означает, что независимо от ориентации магнитного поля относительно осей кристалла плоскость поляризации излучаемого света фиксирована по отношению к осям кристалла (свет поляризован вдоль оси [110]). На рис.11Ь представлены зависимости ро'(<р) (точки) и р45(<р) (открытые кружки), полученные из экспериментальных кривых для р0(<р) и раь{(р) путем простого преобразования к кристаллографическим осям. Получающиеся результаты (р0' и р4ь' практически не зависят от ф) диктуют следующий, кажущийся парадоксальным, вывод. Магнитное поле индуцирует линейную поляризацию люминесценции, однако ни величина этой поляризации, ни ее ориентация в кристалле не зависят от направления поля.

Мы провели микроскопический расчет степени линейной поляризации, основанный на формализме эффективного спина (псевдоспина) тяжелой дырки. Оказалось, что величина степени

линейной поляризации и её угловая зависимость естественным образом связаны с анизотропией д-фактора тяжелой дырки.

Типичные величины расщепления между подзонами тяжелых (ЛЛ) и легких (/Л) дырок составляют 10-30 мэВ. В описанных экспериментах зеемановское расщепление каждого из уровней намного меньше расстояния между подзонами, поэтому магнитные свойства тяжелых и легких дырок в слабом поле можно рассматривать отдельно, используя матрицы 2x2 для крамерсовых дублетов иг=±3/2 и и2=±1/2. Их поведение можно описывать с помощью эффективного спина }~1/2 и анизотропного д-фактора да//, связывающего компоненты реального спина ^ и эффективного спина у. Ja=Qa/i/i■ Расчет линейной поляризации в этом формализме дает следующий результат:

Ра х //2|(£лх + ) + - £>т )«« 2(Р I,

Р^ * II2 (ЯXX - ) 5'п 1(Р • (13)

Сравнение (13) с формулами (11) и (12), полученными из симмет-рийного анализа, показывает,что в рамках рассматриваемой модели зависимости р0(<р) и р45(ф) содержат только вторую гармонику. Кроме того,условие ф+с)=0 (см.рис.11) означает, что дХх=-дуу, т.е д-фак-тор тяжелой дырки в данной квантовой яме предельно анизотропен.

Таким образом, простейшая модель хорошо описывает экспериментальные данные для широких квантовых ям. Однако она не предсказывает появление четвертой гармоники в угловых зависимостях линейной поляризации для узких квантовых ям (рис.12, 13). Возможной причиной этого является магнитополярон-ный эффект, который становится существенным в узких КЯ. В диссертации показано, что корреляция спинов электрона и дырки в магнитном поляроне действительно приводит к появлению четвертой гармоники угловой зависимости поляризации.

Полученные экспериментальные результаты позволяют сделать вывод о механизме, приводящем к понижению симметрии квантовых ям. Деформация в плоскости ямы представляется наиболее вероятной причиной. Хорошо известно, что в процессе роста гетероструктуры из-за рассогласования постоянных решеток на границе раздела возникают дислокации несоответствия, которые распространяются внутрь слоя. Благодаря различию в подвижнос-тях дислокаций в направлениях [110] и [1 1 0] деформация становит-

ся одноосной (вдоль оси {110] или [110]) по мере удаления от гетерограницы [22]. Подтверждением этого вывода являются: а) отсутствие С2и~искажений в улучшенной структуре Б (рис.13Ь) и 6) обнаруженная нами анизотропия линейной поляризации люминесценции из барьеров структуры (см. рис.14).Последний факт свидетельствует об общей для КЯ и для барьеров причине анизотропии поляризации.

Рис.10. Зависимость поляризации люминесценции барьеров Сс107МпозТе (структура 1) при Н= 0.8Т от ориентации магнитного поля. Справа - те же зависимости в полярных координатах. Сплошные линии - расчет по формулам (11) и (12).

Таким образом, проведено детальное исследование анизотропии линейной поляризации излучения в квантовых ямах 001-Сс!Те/Сс1МпТе. Показано, что метод поляризованной люминесценции является эффективным средством исследования симметрии состояний, а следовательно, и различных искажений, приводящих к понижению симметрии состояний в гетероструктурах с квантовыми ямами.

В Заключении сформулированы основные результаты диссертации.

1. Установлено, что поляризация экситонной фотолюминесценции кристаллов (Сс1,Мп)Те с большим содержанием марганца (более 15%) во внешнем магнитном поле определяется не гигантским

34

спиновым расщеплением экситонного состояния, а сравнительно слабым взаимодействием экситонного магнитного полярона с полем и флуктуациями намагниченности. Измерены магнитополевые, композиционные и температурные зависимости поляризации ФЛ; оптически зарегистрирован фазовый переход парамагнетик -спиновое стекло, Получены выражения для степени поляризации ФЛ в двух моделях: для равновесного поляронного ансамбля (в парамагнетике) и в среде с хаотически ориентированными локальными полями магнитных флуктуации.

2. Обнаружена сильная кубическая анизотропия линейной поляризации ФЛ в Сс1,МпТе в геометрии Фойгта. Резкая зависимость анизотропии от температуры и содержания марганца говорит о том, что причиной эффекта являются анизотропные спиновые корреляции в системе магнитных ионов, обусловленные взаимодействием Дзялошинского-Мория.

3. Измерены зависимости энергии экситонного магнитного полярона от внешнего магнитного поля и энергии квантов возбуждающего света в спиновых стеклах (Сс1,Мп)Те. Установлено, что энергия полярона не зависит от энергии предварительной локализации экситона в широком диапазоне энергий вблизи порога подвижности экситонов. Предложена феноменологическая модель флуктуационного потенциала, формирующего спектр дырок вблизи порога подвижности.

4. Выяснено, что характерная температура подавления эффекта оптически индуцированной поляризации люминесценции (ОИПЛ) близка к температуре перехода спиновое стекло - парамагнетик. В условиях ОИПЛ обнаружен спектральный сдвиг между линиями поляризованной фотолюминесценции. Расчет спектров ФЛ, проведенный для модельной среды со скрытой магнитной анизотропией, позволил объяснить характерную спектральную зависимость эффекта ОИПЛ и установить причину его отсутствия при возбуждении линейно поляризованным светом.

5. Выявлено два канала спиновой релаксации локализованных экситонов, резонансно возбужденных на неосновных подуровнях зеемановского мультиплета в продольном магнитном поле. Сравнительная эффективность этих каналов зависит от величины поля: в слабых полях доминирует неупругая релаксация без переноса экситона, а в сильных преобладает туннелирование с переворотом спина.

6. Впервые зарегистрирована оптическая ориентация экситонов в квантовых ямах с полумагнитными барьерами. Исследованы

спектры поляризации ФЛ, спектры возбуждения оптической ориентации и кривые деполяризации люминесценции в поперечном магнитном поле - кривые Ханле. Разделены электронный и дырочный вклады в поляризацию экситонной люминесценции. Показано, что эффект Ханле на дырках происходит вследствие смешивания состояний дырочных подзон в магнитном поле.

7. В полумагнитных квантовых ямах обнаружена инверсия знака эффекта Ханле- рост поляризации люминесценции в поперечном магнитном поле. Предложен механизм этого явления.

8. Обнаружена и исследована латеральная анизотропия магнитоиндуцированной линейной поляризации излучения в квантовых ямах СсГГе/Сс^.хМПхТе. Эта анизотропия является следствием более низкой (чем номинальная) симметрии реальных квантовых ям и обусловлена слабыми искажениями, вносимыми во время роста гетероструктуры. g-фактор тяжелой дырки, индуцированный низкосимметричным (C2v) возмущением, оказывается предельно анизотропным: дхх=-дуу.

9. Продемонстрированы возможности спектроскопии поляризованной люминесценции для изучения новых явлений в ПМП и низкоразмерных структурах. Показано, что магнитоиндуцированная линейная поляризация обладает исключительно высокой чувствительностью к искажениям симметрии квантовых ям, а также к локальному понижению симметрии объемных кристаллов.

Публикации по теме диссертации

А1. Б.П.Захарченя, Ю.Г.Кусраев. Оптическое проявление спин-стекольных свойств полумагнитных полупроводников. Письма в ЖЭТФ.50, N4, 199-201, 1989.

А2. Yu.G.Kusrayev, and B.P.Zakharchenya. OpticaI Registration of Internal Fields in Spin-glass Fase of CdMnTe Proc. 20th Int. Conf. Phys. Semicond., Thessaloniki, Greece, 1990. World Scientific, Singapore, v.3, p.738-741, 1990.

A3. К.В.Кавокин, Ю.Г.Кусраев. Формирование магнитного полярона, связанного на акцепторе в CdMnTe при резонансном возбуждении. XIX Всесоюзная конференция по физике магнитных явлений, тезисы докладов, часть 2, с.142, Ташкент, 1991.

A4. Ю.Г.Кусраев, Г.К.Аверкиева. Исследование фотолюминесценции твердых растворов полумагнитных полупроводников CdMgMnTe. ФТТ,35, N10, с.2671-2676, 1993 .

А5. А.В.Кудинов, Ю.Г.Кусраев. Влияние магнитного поля на люминесценцию магнитных поляронов в спиновых стеклах CdMnTe. I Российская конференция по физике полупроводников, тезисы докладов, т.2, с.201, Нижний Новгород, 1993.

А6. Ю.Г.Кусраев, А.В.Кудинов. Оптические исследования локализованных магнитных поляронов в спиновых стеклах CdMnTe. ФТТ, 36, N7, с.2088-2098, 1994 .

А7. Yu.G.Kusrayev, A.V.Koudinov and B.P.Zakharchenya. Optical Orientation of Excitons in CdTe/CdMnTe Quantum Wells. Proc. 22nd Int. Conf. Phys. Semicond., Vancouver, Canada, 1994. World Scientific, Singapore, v.3, p.2501-2504, 1995.

A8. Yu.G.Kusrayev, A.V.Koudinov. Magnetic Field Induced Polarization of Photoluminescence in Paramagnetic and Spin Glass Phases of Cd-f.xMnxTe. Int. Conf. on Magn. 1994, Warsaw, Poland. Abst.,p.481.

A9. A.V.Koudinov, Yu.G.Kusrayev. The study of optical induced photoluminescence polarization in spin-glass phase of CdMnTe. International Workshop on Semimagnetic Semiconductors, Linz, Ausria, 1994. Abstacts, p.161.

A10. A.B. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, B.H. Якимович. Поляризованная люминесценция CdMnTe во внешнем магнитном поле. ФТТ, 37. N3, с.660-666, 1995 .

А11. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev. Polarized luminescence of excitons in quantum wells CdTe/CdMnTe. Proc. Int. Symp. "Heterostructures in Science and Technology", Wurzburg, Germany, 1995, p.66-67.

A12. Yu.G. Kusrayev, A.V. Koudinov. Magnetic field induced polarization of luminescence in paramagnetic and spin glass phases of CdMnTe. Phys. Stat. Solidi (b),190, p.315-320, 1995 .

A13. Yu.G. Kusrayev, A.V. Koudinov, B.P. Zakharchenya, W.E. Hagston, D.E. Ashenford, B. Lunn. Optical orientation of excitons in quantum wells with semimagnetic barriers. Solid State Commun. 95, p.149-151, 1995 .

A14. Б.П. Захарченя, A.B. Кудинов, Ю.Г. Кусраев. Эффект Ханле в асимметричной двойной квантовой яме CdTe/CdMnTe, Письма в ЖЭТФ.63, N4, 241-245, 1996.

А15. Б.П. Захарченя, А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев. Скрытая магнитная анизотропия в спиновых стеклах CdMnTe, ЖЭТФ1110, 177-193, 1996 .

А16. А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев. Спектры излучения при релаксации экситона на флуктуации локальной намагниченности в полумагнитных полупроводниках. ФТТ, 40, N12, с.2156-2160, 1998.

А17. В.Ф. Агекян, Б.П. Захарченя, А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев. Локализация экситонов и носителей в квантовых ямах CdTe/CdMnTe. II Российская конференция по физике полупроводников. Тезисы докладов, т.2, с.140. Зеленогорск, 1996.

А18. Б.П. Захарченя, А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, Б. Ланн, Д.Е. Ашенфорд. Поляризованное излучение и аномальный эффект Ханле в структурах с квантовыми ямами CdTe/CdMnTe. II Российская конференция по физике полупроводников. Тезисы докладов, т.2, с.141. Зеленогорск, 1996.

А19. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, В.P. Zakharchenya. Polarized Raman scattering and Hanle effect in CdTe/CdMnTe quantum wells. 15th Gen. Conf. Cond. Mat. Division, Baveno-Stresa, Italy, 1996. АЬэЦр.гбЭ.

A20. V.F. Aguekian, D.E. Ashenford, B. Lunn, A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, B.P. Zakharchenya. Photoluminescence spectra of quantum well structures CdTe/CdMnTe in external magnetic field. Phys. Stat. Solidi (b),195, 647-652,1996 .

A21. Yu.G. Kusrayev, A.V. Koudinov, K.V. Kavokin, B.P. Zakharchenya, D.E. Ashenford, B. Lunn, Polarized Raman scattering and Hanle effect in CdTe/CdMnTe quantum wells. Proc. 23rd Int. Conf. Phys. Semicond., Berlin, Germany, 1996, p.2459-2462.

A22. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, B.P. Zakharchenya. Optical orientation of excitons in quantum wells with semimagnetic barriers. In "loffe Institute Prize Winners 95" St Petersburg, 1996, 42-46, 1996 .

A23. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, K.V. Kavokin, I.A. Merkulov, B.P. Zakharchenya. Magnetic anisotropy in Cd-j.xMnxTe alloys revealed by

polarized luminescence. Proc. 23rd Int. Symp. Compound Semicond., Petersburg, 1996. Inst. Phys. Conf. Ser.,155, Ch.10, p.747-750, 1997 .

A24. А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, Б.П. Захарченя, В.Н. Якимович. Анизотропия кубических полумагнитных твердых растворов Cd-f.

хМпхТе и энергия экситонного магнитного полярона из спектров поляризованной люминесценции. ФТТ.39, №5, 894-896, 1998 .

А25. И.Г. Аксянов, А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, Б.П. Захарченя, Т. Wojtowicz, G. Karczewski, J. Kossut. Орторомбическая симметрия состояний валентной зоны в квантовых ямах CdTe/CdMnTe. ФТТ, 41, № 5, 149-152, 1999 .

А26. Yu.G. Kusrayev, A.V. Koudinov, I.G. Aksyanov, B.P. Zakharchenya, G. Karczewski, T. Wojtowicz, J. Kossut. Extreme in-plane anisotropy of the heavy-hole g-factor in (001)-CdTe/CdMnTe quantum wells. Phys. Rev. Lett. 82, 3176-3179, 1999 .

A27. Yu.G. Kusrayev, B.P. Zakharchenya, G. Karczewski, T. Wojtowicz, J. Kossut, Fine structure of exciton levels in CdTe/CdMgTe quantum wells. Solid State Commun. 104, N 8, p. 465-468, 1997 . A28. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, I.G. Aksyanov, B.P. Zakharchenya, T. Wojtowicz, G. Karczewski, J. Kossut. The new opportunity of probing lateral distortions in quantum wells. NATO Advanced Research Workshop "Optical Properties of Semiconductor Nanostructures", Ustron-Jaszowiec, Poland, Abstracts, P10, 1999. A29. Ю.Г. Кусраев, А.В. Кудинов, И.Г. Аксянов, Б.П. Захарченя, Т. Wojtowicz, G. Karczewski, J. Kossut. Анизотропия спиновой структуры валентной зоны в квантовых ямах (001)-CdTe/CdMnTe. IV Российская конференция по физике полупроводников, Новосибирск, тезисы докладов, с. 122, 1999.

Цитируемая литература

1. Diluted Magnetic Semiconductors, ed. by J. K. Furdyna and J. Kossut, in Semiconductors and Semimetals, ed. by R. K. Willardson and A. C. Beer, Vol. 25 (Academic Press, New York, 1988).

2. 3. Мейтфессель, Д. Маттис. Магнитные полупроводники. М., Мир, 1972.

3. A. Mydosh, J. Magn. Magn. Mater. 7, 237-248 (1978).

4. S. Kuroda, Y. Terai, K. Takita, T. Okuno, Y. Masumoto, J. Cryst. Growth 184/185, 274-278 (1998).

5. H. Munekata, H. Ohno, S. Von Molnar, Alex Harwit, Armin Segmuller, L. L. Chang, J. Vac. Sci. Technol. В 8, 176-180 (1990)].

6. Оптическая ориентация. Под ред. Б. П. Захарчени и Ф. Майера. Л. Наука, 1989, 408с.

7. Т. Dietl, Handbook on semiconductors, edited by T. S. Moss, volume 3, edited by S. Mahajan, chapter 17, 1251-1342 (1994).

8. W. Mac, A. Twardowski, M. Demianiuk, Phys. Rev. В 54, 5528-5535, (1996).

9. J. Blinowski, P. Kacman, Phys. Rev. В 46, 12298-12304 (1992).

10. С. M. Рябченко, Ю. Г. Семенов, О. В. Терлецкий, Известия АН СССР, Сер. физ. 52, 511-514 (1988).

11. A. Golnik, J. Ginter, J. A. Gaj, J. Phys. С 16, 6073-6084 (1983).

12. Т. Itoh, E. Komatsu, J. Lumin. 38, 266-268 (1987).

13. G. Mackh, W. Ossau, D. R. Yakovlev, A. Waag, G. Landwehr, R. Hellmann, E. O. Gobel, Phys. Rev. В 49, 10248-10258 (1994).

14. Э. А. Пашицкий, С. M. Рябченко, ФТТ 21, 545-547 (1979).

15. L. Liu, Phys. Rev. В 26, 975-983 (1982).

16. Haury, A. Wasiela, A. Arnoult, J. Cibert, S. Tatarenko, T. Dietl, Y. Merle D'Aubigne, Phys. Rev. Lett. 79, 511-514 (1997).

17. S. A. Crooker, J. J. Baumberg, F. Flack, N. Samarth, D. D. Awschalom, Phys. Rev. Lett. 77, 2814 (1996).

18. J. Stuhler, G. Schaack. M. Dahl, A. Waag, G. Landwehr, К. Kavokin, I. A. Merkulov, Phys. Rev. Lett. 74, 2567-2570 (1995).

19. S. B. Oseroff, R. Calvo, W. Giriat, Z. Fisk, Solid State Commun. 35, 539-542 (1980).

20. J. Warnock, R. N. Kershaw, D. Ridgely, K. Dwight, A. Wold, R. R. Galazka, J. Lumin. 34, 25-35 (1985).

21. E. L. Ivchenko, G. E. Pikus, Superlattices and other heterostructures. Symmetry and optical phenomena, Springer-Verlag, 1995.

22. H. Heinke, A. Waag, M. O. Moller, M. M. Regnet, G. Landwehr, J. Crystal Growth, 135, 53-60 (1994).

Отпечатано в типографии ПИЯФ РАН

188300, Гатчина Ленинградской обл., Орлова роща Зак. 178, тир. 100, уч.-изд. л. 2,5; 24.04.2000 г.

Введение.

I. Спиновые взаимодействия и магнитооптические явления в полумагнитных полупроводниках и квантовых ямах (обзор литературы).

1.1. Параметры кристаллической и зонной структуры Cdi.xMnxTe.

1.2. Структура уровней марганца в кристаллах А11!^.

1.3. Гигантское спиновое расщепление в ПМП.

1.4. Переход парамагнетик - спиновое стекло.

1.5. Магнитополяронный эффект в ПМП.

1.6. Спиновые эффекты в полумагнитных наноструктурах.

1.7. Явления переноса в ПМП.

1.8. Другие полумагнитные системы.

1.9. Практические применения полумагнитных полупроводников.

П. Методика эксперимента.

11.1. Объект исследования.

11.2. Экспериментальная установка для магнитооптическх исследований.

Ш. Магнитоиндуцированная поляризация люминесценции Cdj хМпхТе.

III. 1. Преимущества метода поляризованной люминесценции.

111.2. Поляризация ФЛ в геометрии Фарадея. Концентрационная зависимость.

111.3. Температурная зависимость поляризации. Оптическая регистрация фазового перехода парамагнетик - спиновое стекло.

111.4. Линейная поляризация ФЛ в геометрии Фойгта.

III. 5. Теоретический анализ моделей.

III.6. Эффекты кубической анизотропии в твердых растворах CdMnTe.

111.6.1. Обсуждение результатов.

111.6.2. Модель сильной анизотропии.

IV. Оптические проявления спиновых свойств CdMnTe.

IV. 1. Люминесценция CdMnTe при селективном фотовозбуждении.

Энергия магнитного полярона и порог подвижности экситонов.

IV.2. Оптическая регистрация замороженного поля в спиновых стеклах CdMnTe.Ill

IV. 3. Влияние немагнитного потенциала локализации на энергию полярона.

IV.4. Оптически индуцированная поляризация люминесценции.

Спектры возбуждения поляризованной ФЛ.

IV. 5. Скрытая магнитная анизотропия. Правила отбора.

IV.6. Особенности спиновой релаксации локализованных экситонов в условиях гигантского спинового расщепления.

IV.7. Спектры излучения полумагнитных полупроводников при релаксации экситона на флуктуациях локальной намагниченности.

V. Оптическая ориентация экситонов в квантовых ямах CdTe/CdMnTe.

V.l. Экситонная люминесценция двойных квантовых ям CdTe/CdMnTe.

V.2. Оптическая ориентация экситонов. Условия наблюдения.

V.3. Эффект Ханле.

V.4. Оптическая ориентация экситонов в условиях комбинационного рассеяния.

V.5. Аномальный эффект Ханле в полумагнитных квантовых ямах.

VI. Анизотропия спиновой структуры валентной зоны в квантовых ямах (001)-CdTe/CdMnTe.

VI. 1. Введение.

У1.2. Анизотропия магнитоиндуцированной линейной поляризации в квантовых ямах.

У1.2.1. Поляризация люминесценции в отсутствие маагнитного поля.

У1.2.2. Поляризация излучения из барьеров.

VI. 3. Симметрийный анализ результатов и сравнение с экспериментом.

У1.4. Квантовомеханический расчет степени линейной поляризации.

Латеральная анизотропия ^-фактора тяжелой дырки в квантовой яме.

У1.4.1. Расчет линейной поляризации в отсутствие магнитного поля.

VI. 5. Анизотропный магнитный полярон в квантовой яме.

VI. 6. Обсуждение результатов.

Актуальность темы. К полумагнитным полупроводникам относят такие полупроводниковые соединения, в которых часть катионных позиций в кристаллической решетке занята магнитными ионами, т. е. ионами, обладающими собственным магнитным моментом. Распространены и другие наименования рассматриваемого класса полупроводниковых материалов - магнитосмешанные полупроводники или, в буквальном переводе с английского, разбавленные магнитные полупроводники (diluted magnetic semiconductors). Последнее название представляется нам наиболее удачным, однако в настоящей работе мы будем пользоваться укоренившимся в русскоязычной литературе термином полумагнитные полупроводники (ПМП). Типичными представителями этого класса материалов являются твердые растворы типа Ani.xMexBVI, где A=Zn, Cd, Mg, .; B=S, Se, Те; Me=Mn, Fe, Co, Cr и т.п. Внутри этой группы ПМП сильно различаются по ширине запрещенной зоны - от бесщелевых полупроводников в системе Hgi.xMnxTe до широкозонных материалов типа Zri!xMnxSe. Синтез таких соединений стал возможным благодаря хорошей растворимости атомов переходных металлов в полупроводниковой матрице AnBVI.

Специфичность ПМП в ряду полупроводниковых твердых растворов заключается в разнообразии происходящих в них спиновых взаимодействий, причем последние имеют ярко выраженные макроскопические проявления. Весь этот комплекс спиновых взаимодействий обязан наличию в кристаллической решетке ионов переходных металлов, обладающих собственным магнитным моментом. Взаимодействие таких "встроенных" в решетку локализованных спиновых моментов (JICM) между собой, с зонными носителями заряда и экситонами порождает многообразие явлений, в частности гигантские спиновое расщепление зонных состояний и фарадеевское вращение плоскости поляризации света, гигантское отрицательное магнитосопротивление (в узкозонных и бесщелевых ПМП) и индуцируемый магнитным полем переход металл - изолятор, образование магнитных кластеров и различные формы спинового упорядочения, магнитополяронный эффект [42, 52].

Ионы марганца и некоторых других переходных металлов, внедренные в матрицу А^^ даже в значительном количестве, не оказывают заметного влияния на качество кристаллической решетки; кроме того, они электрически нейтральны и не образуют ни акцепторных, ни донорных уровней. Особая привлекательность этих материалов заключается в возможности варьировать в широких пределах магнитные свойства. В зависимости от концентрации магнитной компоненты ПМП могут проявлять свойства, обусловленные изолированными магнитными ионами, изолированными магнитными кластерами, фазой спинового стекла и антиферромагнитной фазой. В некоторых случаях все эти фазы могут быть реализованы в одной системе (как например в CdixMnxTe).

Во всех этих явлениях важную роль играет непременный атрибут ПМП - структурный беспорядок. Хаотическое распределение магнитных ионов по катионной подрешетке ПМП при относительно большом среднем расстоянии между ними исключает высокосимметричные формы спинового упорядочения, характерные для собственно магнитных полупроводников - предшественников ПМП, но порождает другие формы упорядочения, а также обусловливает иное, чем в магнитных полупроводниках [243], протекание многих явлений. С беспорядком в расположении магнитных ионов связан переход в фазу спинового стекла. По сравнению с классическими спиновыми стеклами -металлами [127] в ПМП реализуются иные механизмы спиновых взаимодействий. Физическая картина фазового перехода в ПМП, а также влияние размерности на фазовый переход до конца не выяснены. Эти проблемы представляют большой научный интерес и требуют разработки новых методов исследования.

В плане изучения электронных свойств и практических применений ПМП обладают определенными достоинствами по сравнению с магнитными полупроводниками. Зонная структура большинства ПМП относительно проста и надежно установлена. Кроме того, высокая подвижность электронов (особенно в узкозонных кристаллах), на много порядков превышающая подвижности в традиционных магнитных полупроводниках, высокий квантовый выход люминесценции, относительно высокое структурное совершенство позволяют применять к ним современные методы исследования твердых тел.

Благодаря возможности управления шириной запрещенной зоны и параметрами решетки соединения Ani.xMexBVI являются хорошими исходными материалами для создания на их основе низкоразмерных структур с квантовыми ямами, сверхрешеток, а также различных оптоэлектронных устройств. Достигнутые в последние годы успехи

А Птч VI молекулярно-лучевои эпитаксии полупроводников А В позволили получить качественные гетеропереходы и структуры пониженной размерности с полумагнитными слоями. В самое последнее время методами самоорганизации были получены полумагнитные квантовые точки [173]. Метод молекулярно-лучевой эпитаксии позволил также получить ПМП на основе соединений АШВУ с марганцем [123]. Поэтому актуальной проблемой является исследование свойств подобных структур и лежащих в Pix основе спиновых взаимодействий средствами оптической спектроскопии. Важно отметить, что ПМП выращиваются на основе традиционных полупроводников - это позволяет легко интегрировать эти материалы в современную оптоэлектронику.

Таким образом, можно констатировать, что в результате исследований ПМП сформировалось новое направление физики твердого тела, находящееся на стыке физики полупроводников, магнетизма и физики неупорядоченных систем.

Целью настоящей работы является всестороннее исследование фото- и магнитоиндуцированных явлений в ПМП и квантоворазмерных структурах, изучение взаимосвязи их магнитных и оптических свойств. Это исследование включает изучение: (а) возможностей управления намагниченностью кристалла с помощью света и магнитного поля; (б) оптических проявлений магнитных свойств, в том числе спин-стекольных свойств ПМП, оптической ориентации спинов носителей в ПМП и квантовых ямах на основе ПМП; (в) механизмов, ответственных за появление в магнитном поле линейной и циркулярной поляризации излучения в объемных кристаллах и в квантовых ямах; (г) эффектов магнитооптической анизотропии. Особый интерес представляет вопрос о влиянии фазового перехода парамагнетик - спиновое стекло на свойства магнитного полярона.

В качестве модельных объектов для исследований были выбраны твердые растворы СсЦ.хМпхТе с хорошо изученной кристаллической и зонной структурой и квантово-размерные структуры типа СёТе/Сё1хМпхТе.

В настоящей работе мы использовали метод поляризованной люминесценции и, в частности, метод оптической ориентации электронных спинов [247]. Соответствующие эксперименты основаны на известной связи между ориентацией электронных спинов и поляризацией испускаемых и поглощаемых квантов света. Высокочувствительный метод поляризованной люминесценции успешно решает проблему, связанную с малым количеством вещества в наноструктурах. Также были применены метод селективного возбуждения локализованных состояний и комбинационное рассеяние света. При анализе экспериментальных результатов использованы теория симметрии и метод эффективного спина с анизотропным ¿--фактором.

Научная новизна работы определяется перечисленными ниже новыми результатами.

Впервые исследованы магнитоиндуцированная циркулярная и линейная поляризация люминесценции твердых растворов в широком диапазоне концентраций марганца (х=0 -0.5). Установлены механизмы, лимитирующие (гигантскую) величину степени поляризации рекомбинационного излучения.

Обнаружена сильная кубическая анизотропия в кристаллах СсЬ-хМпхТе, указывающая на существование анизотропных спиновых корреляций в системе магнитных ионов.

Впервые предложен метод регистрации фазового перехода парамагнетик - спиновое стекло по поляризации люминесценции локализованных экситонов. Осуществлена оптическая регистрация локальных внутренних полей в спиновых стеклах.

Обнаружена оптическая ориентация экситонов в квантовых ямах с полумагнитными слоями и исследована деполяризация носителей во внешнем магнитном поле.

Обнаружена инверсия знака эффекта Ханле в полумагнитных квантовых ямах.

Обнаружена и исследована латеральная анизотропия магнитоиндуцированной линейной поляризации излучения в квантовых ямах.

Продемонстрированы возможности спектроскопии поляризованной люминесценции для изучения новых явлений в ПМП и низкоразмерных структурах. Показано, что магнитоиндуцированная линейная поляризация обладает исключительно высокой чувствительностью к искажениям симметрии квантовых ям.

Научная и практическая значимость работы состоит в получении новой информации о полумагнитных полупроводниках и квантоворазмерных структурах, о связи их магнитооптических свойств с различными аспектами присущего этим системам структурного и магнитного беспорядка. Полученные результаты отражают общие закономерности, присущие полумагнитным полупроводникам и квантово-размерным структурам на их основе. Некоторые результаты и выводы не ограничиваются полумагнитными системами и могут быть также использованы при исследовании немагнитных систем. Это, в частности, относится к результатам по анизотропии магнитоиндуцированной линейной поляризации излучения.

На защиту выносятся следующие основные положения:

1. В условиях селективного оптического возбуждения экситонов имеется некоторая пороговая энергия локализации, ниже которой прекращается миграция экситонов. Эта энергия соответствует порогу подвижности экситонов и регистрируется экспериментально по зависимостям поляризации излучения и спектрального сдвига линии люминесценции от энергии возбуждающих квантов.

2. Поляризация экситонной люминесценции твердых растворов Сс11.хМпхТе в магнитном поле определяется угловым распределением магнитных моментов поляронов: в зависимости от концентрации марганца это распределение задается либо конкуренцией между ориентирующим действием магнитного поля и тепловым беспорядком (малые концентрации), либо пространственными флуктуациями намагниченности (большие концентрации).

3. Благодаря локальной анизотропии магнитной восприимчивости (локальное понижение симметрии), вызванной анизотропными спиновыми корреляциями в системе магнитных ионов, в полумагнитных полупроводниках наблюдаются эффекты кубической анизотропии.

4. Поглощение поляризованного света в спиновых стеклах Сс11.хМпхТе из-за наличия флуктуаций намагниченности даже в отсутствие магнитного поля приводит к анизотропному угловому распределению магнитных моментов поляронов. В результате люминесценция оказывается линейно или циркулярно поляризованной - в зависимости от поляризации возбуждающего света. Спиновое стекло с хаотически направленными флуктуациями намагниченности представляет случай среды со скрытой анизотропией. Эта модель адекватно описывает круг явлений оптически индуцированной поляризации люминесценции, возникающих при селективном возбуждении локализованных экситонов в спиновых стеклах С<11.хМпхТе.

5. Температурные зависимости поляризации люминесценции, индуцируемой слабым магнитным полем, дают возможность оптически регистрировать фазовый переход парамагнетик - спиновое стекло в твердых растворах СбьхМпхТе.

6. Механизм спиновой релаксации локализованных экситонов в кристаллах СсЬ-хМпхТе зависит от величины магнитного поля: в сильном поле доминирует туннелирование (пространственный перенос) экситона с переворотом спина, в слабом поле преобладает переворот спина без изменения пространственной локализации экситона.

7. В квантовых ямах Сс1Те/Сс11хМпхТе в стационарных условиях наблюдается оптическая ориентация экситонов. Деполяризация экситонного излучения в поперечном магнитном поле (эффект Ханле) происходит в два этапа. В слабых полях деполяризуется спин электрона, в более сильном поле смешивание состояний дырочных подзон приводит к деполяризации спина дырки.

8. В полумагнитных квантовых ямах магнитная деполяризация излучения оптически ориентированных локализованных экситонов определяется сложной спиновой динамикой, связанной с прецессией локальной намагниченности в обменном поле локализованной дырки. Этот процесс приводит к инверсии знака эффекта Ханле - росту поляризации в поперечном магнитном поле (аномальный эффект Ханле).

9. Степень магнитоиндуцированной линейной поляризации люминесценции в квантовых ямах С(1Те/С(11.хМпхТе сильно зависит от направления магнитного поля в плоскости квантовой ямы. Эта анизотропия является следствием более низкой (чем номинальная) симметрии реальных квантовых ям и обусловлена слабыми искажениями, вносимыми во время роста гетероструктуры. Магнитоиндуцированная линейная поляризация обладает исключительно высокой чувствительностью к искажениям симметрии квантовых ям.

10. Модель эффективного спина размерно-квантованной дырки с анизотропным ^-фактором адекватно описывает основные закономерности поведения магнитоиндуцированной линейной поляризации, ^-фактор тяжелой дырки, индуцированный низкосимметричным (C2v) возмущением, оказывается предельно анизотропным: gxx=-gyy.

Апробация работы. Основные результаты диссертации докладывались на Всесоюзной конференции по физике магнитных явлений (Ташкент, 1991), на I, II и IV Российских конференциях по физике полупроводников (Нижний Новгород, 1993, Зелено горек, 1996, и Новосибирск, 1999), на XX, XXII и XXIII Международных конференциях по физике полупроводников (Салоники, 1990, Ванкувер, 1994 и Берлин, 1996), на Международном симпозиуме "Гетероструктуры в науке и технике" (Вюрцбург, Германия, 1995), на 15-й Генеральной конференции Отделения конденсированных сред Европейского физического общества (Бавено-Стреза, Италия, 1996), на XXIII Международном симпозиуме по составным полупроводникам (Санкт-Петербург, 1996), на международных конференциях "Экситоны в конденсированных средах" (Санкт-Петербург, 1997) и "Физика на рубеже XX века" (Санкт-Петербург, 1998), на Международном совещании "Оптические свойства полупроводниковых наноструктур" (Яшовец, Польша, 1999), а также на семинарах лабораторий ФТИ им.Иоффе, Института физики Польской Академии Наук и Технического Университета г. Тампере.

Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 29 печатных работах [А1-А29], перечень которых приведен в конце диссертации.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения, списка работ автора из 29 наименований и списка цитированной литературы из 261 наименования. Объем диссертации - 255 страниц, включая 78 рисунков и 1 таблицу.

Заключение

В настоящей работе проведен цикл исследований магнитооптических явлений в полумагнитных полупроводниках и квантовых ямах С<1Те/С(1МпТе. Примененный метод поляризованной люминесценции позволил установить связь между магнитными свойствами ПМП и оптическими характеристиками материала. Большую роль при этом сыграли локальность и спектральная селективность оптического метода. Под локальностью здесь имеется в виду не только и не столько возможность острой фокусировки лазерного пучка, сколько тот факт, что экспериментально изучается рекомбинация локализовнного экситона с боровским радиусом ~30 А или менее. Для исследования спиновых стекол с локальным замораживанием как раз актуально иметь такой локальный зонд.

Основная часть результатов исследований опубликована в работах [А1-А29]. Основные результаты проведенных теоретических и экспериментальных исследований сводятся к следующему:

1. Установлено, что поляризация экситонной фотолюминесценции кристаллов (Сё,Мп)Те с большим содержанием марганца (более 15%) во внешнем магнитном поле определяется не гигантским спиновым расщеплением экситонного состояния, а сравнительно слабым взаимодействием экситонного магнитного полярона с полем и флуктуациями намагниченности. Измерены магнитополевые, композиционные и температурные зависимости поляризации ФЛ; оптически зарегистрирован фазовый переход парамагнетик -спиновое стекло. Получены выражения для степени поляризации ФЛ в двух моделях: для равновесного поляронного ансамбля (в парамагнетике) и в среде с хаотически ориентированными локальными полями магнитных флуктуаций.

2. Обнаружена сильная кубическая анизотропия линейной поляризации ФЛ в (Сс1,Мп)Те в геометрии Фойгта. Резкая зависимость анизотропии от температуры и содержания марганца говорит о том, что причиной эффекта являются анизотропные спиновые корреляции в системе магнитных ионов, обусловленные взаимодействиями типа диполь-дипольного или Дзялошинского-Мориа.

3. Измерены зависимости энергии экситонного магнитного полярона от внешнего магнитного поля и энергии квантов возбуждающего света в спиновых стеклах (Сс1,Мп)Те. Установлено, что энергия полярона не зависит от энергии предварительной локализации экситона в широком диапазоне энергий вблизи порога подвижности экситонов. Предложена феноменологическая модель флуктуационного потенциала, формирующего спектр дырок вблизи порога подвижности.

4. Выяснено, что характерная температура подавления эффекта оптически индуцированной поляризации люминесценции (ОИПЛ) близка к температуре перехода спиновое стекло -парамагнетик. В условиях ОИПЛ обнаружен спектральный сдвиг между линиями поляризованной фотолюминесценции. Расчет спектров ФЛ, проведенный для модельной среды со скрытой магнитной анизотропией, позволил объяснить характерную спектральную зависимость эффекта ОИПЛ и установить причину его отсутствия при возбуждении линейно поляризованным светом.

5. Выявлено два канала спиновой релаксации локализованных экситонов, резонансно возбужденных на неосновных подуровнях зеемановского мультиплета в СёМпТе в продольном магнитном поле. Сравнительная эффективность этих каналов зависит от величины поля: в слабых полях доминирует неупругая релаксация без переноса экситона, а в сильных преобладает туннелирование с переворотом спина.

6. Проанализированы спектры излучения структур с квантовыми ямами Сс1Те/Сс1МпТе. В частности, показана существенная роль динамики локализации носителей в формировании дублетного экситонного спектра, наблюдавшегося и ранее, другими авторами. Предложен тест на природу локализованного экситонного состояния, ответственного за длинноволновую компоненту дублета.

7. Впервые зарегистрирована оптическая ориентация экситонов в квантовых ямах с полумагнитными барьерами. Исследованы спектры поляризации ФЛ, спектры возбуждения оптической ориентации и кривые деполяризации люминесценции в поперечном магнитном поле - кривые Ханле. Разделены электронный и дырочный вклады в поляризацию экситонной люминесценции. Показано, что эффект Ханле на дырках происходит вследствие смешивания состояний дырочных подзон в магнитном поле. В геометрии Фойгта зарегистрировано появление линейной поляризации люминесценции при неполяризованном возбуждении, что также является результатом смешивания подзон.

8. В полумагнитных квантовых ямах обнаружена инверсия знака эффекта Ханле- рост поляризации люминесценции в поперечном магнитном поле. Выяснено, что это явление возникает вследствие прецессии локальной намагниченности в обменном поле оптически ориентированных локализованных дырок.

9. Обнаружена и исследована латеральная анизотропия магнитоиндуцированной линейной поляризации излучения в квантовых ямах Сс1Те/Сс11-хМпхТе. Эта анизотропия является следствием более низкой (чем номинальная) симметрии реальных квантовых ям и обусловлена слабыми искажениями, вносимыми во время роста гетероструктуры. Магнитоиндуцированная линейная поляризация обладает исключительно высокой чувствительностью к искажениям симметрии квантовых ям.

10. Модель эффективного спина размерно-квантованной дырки с анизотропным ^-фактором адекватно описывает основные закономерности поведения магнитоиндуцированной линейной поляризации, ¿--фактор тяжелой дырки, индуцированный низкосимметричным (C2v) возмущением, оказывается предельно анизотропным: gxx=-gyy■

Работа выполнена в лаборатории оптики полупроводников Физико-технического института им. А.Ф. Иоффе и соответствует тематике исследований, проводимых в лаборатории. Я искренне признателен заведующему лабораторией академику Б.П. Захарчене за активную поддержку работы и за интересные обсуждения.

Особую признательность я хотел бы выразить Р.И. Джиоеву и В.Г. Флейшеру, под руководством которых начиналась моя научная деятельность в ФТИ им. А.Ф. Иоффе.

Сердечно благодарю A.B. Кудинова за плодотворное сотрудничество, за многочисленные обсуждения, в результате которых приходило понимание затронутых в диссертации вопросов. Искренне признателен И.Г. Аксянову за сотрудничество и всестороннюю помощь.

Мне хотелось бы персонально поблагодарить за плодотворные обсуждения сотрудников лаборатории оптики полупроводников, К.В. Кавокина, В.К. Калевича, М.Е. Компана, B.JI. Коренева, И.А. Меркулова, В.Ф. Сапегу и М.Н. Ткачука.

Я приношу глубокую благодарность соавторам работ, составивших содержание диссертации, коллективу лаборатории и моим коллегам по ФТИ, чье дружеское внимание и поддержка способствовали выполнению работы.

Я благодарен Российскому фонду фундаметальных исследований, Международному научному фонду и фонду «Физика твердотельных наноструктур» за поддержку проведенных исследований.

Публикации по теме диссертации

AI. Б.П.Захарченя, Ю.Г.Кусраев. Оптическое проявление спин-стекольных свойств полумагнитных полупроводников. Письма в ЖЭТФ 50, N4, 199-201, 1989. А2. Yu.G.Kusrayev, and B.P.Zakharchenya. Optical Registration of Internal Fields in Spin-glass Fase of CdMnTe Proc. 20th Int. Conf. Phys. Semicond., Thessaloniki, Greece, 1990. World Scientific, Singapore, v.3, p.738-741, 1990.

A3. К.В.Кавокин, Ю.Г.Кусраев. Формирование магнитного полярона, связанного на акцепторе в CdMnTe при резонансном возбуждении. XIX Всесоюзная конференция по физике магнитных явлений, тезисы докладов, часть 2, с. 142, Ташкент, 1991. A4. Ю.Г.Кусраев, Г.К.Аверкиева. Исследование фотолюминесценции твердых растворов полумагнитных полупроводников CdMgMnTe. ФТТ 35, N10, с.2671-2676 (1993). А5. А.В.Кудинов, Ю.Г.Кусраев. Влияние магнитного поля на люминесценцию магнитных поляронов в спиновых стеклах CdMnTe. I Российская конференция по физике полупроводников, тезисы докладов, т.2, с.201, Нижний Новгород, 1993.

А6. Ю.Г.Кусраев, А.В.Кудинов. Оптические исследования локализованных магнитных поляронов в спиновых стеклах CdMnTe. ФТТ 36, N7, с.2088-2098 (1994).

А7. Yu.G.Kusrayev, A.V.Koudinov and B.P.Zakharchenya. Optical Orientation of Excitons in CdTe/CdMnTe Quantum Wells. Proc. 22nd Int. Conf. Phys. Semicond., Vancouver, Canada, 1994. World Scientific, Singapore, v.3, p.2501-2504, 1995.

A8. Yu.G.Kusrayev, A.V.Koudinov. Magnetic Field Induced Polarization of Photoluminescence in Paramagnetic and Spin Glass Phases of CdjJ^inxTe. International Conference on Magnetism 1994, Warsaw, Poland. Abstracts, p.481.

А9. AV.Koudinov, Yu.G.Kusrayev. The study of optical inducedphotoluminescence polarization in spin-glass phase of CdMnTe. International Workshop on Semimagnetic Semiconductors, Linz, Ausria, 1994. Abstacts, p. 161.

A10. A.B. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, B.H. Якимович. Поляризованная люминесценция CdMnTe во внешнем магнитном поле. ФТТ 37, N3, с.660-666 (1995).

All. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev. Polarized luminescence of excitons in quantum wells CdTe/CdMnTe. Proc. Int. Symp. "Heterostructures in Science and Technology", Wurzburg, Germany, 1995, p.66-67.

12]. Yu.G. Kusrayev, A.V. Koudinov. Magnetic field induced polarization of luminescence in paramagnetic and spin glass phases of CdMnTe. Phys, Stat. Solidi (b) 190, p.315-320 (1995).

13]. Yu.G. Kusrayev, A.V. Koudinov, B.P. Zakharchenya, W.E. Hagston, D.E. Ashenford, B. Lunn. Optical orientation of excitons in quantum wells with semimagnetic barriers. Solid State Commun. 95, N 3, p. 149-151 (1995).

A14. Б.П. Захарченя, A.B. Кудинов, Ю.Г. Кусраев. Эффект Хате в асимметричной двойной квантовой яме CdTe/CdMnTe, Письма в ЖЭТФ 63, N4, 241-245, 1996.

А15. Б.П. Захарченя, А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев. Скрытая магнитная анизотропия в спиновых стеклах CdMnTe, ЖЭТФ 110, 177-193 (1996).

А16. А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев. Спектры излучения при релаксации экситона на флуктуации локальной намагниченности в полумагнитных полупроводниках. ФТТ 40, N12, с.2156-2160 (1998).

А17. В.Ф. Агекян, Б.П. Захарченя, А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев. Локализация экситонов и носителей в квантовых ямах CdTe/CdMnTe. II Российская конференция по физике полупроводников. Тезисы докладов, т.2, с. 140. Зеленогорск, 1996.

А18. Б.П. Захарченя, А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, Б. Ланн, Д.Е. Ашенфорд. Поляризованное излучение и аномальный эффект Ханле в структурах с квантовыми ямами CdTe/CdMnTe. II Российская конференция по физике полупроводников. Тезисы докладов, т.2, с. 141. Зеленогорск, 1996.

А19. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, В.Р. Zakharchenya. Polarized Raman scattering and Hanle effect in CdTe/CdMnTe quantum wells. 15th Gen. Conf. Cond. Mat. Division, Baveno-Stresa, Italy, 1996. Abstracts, p.269.

A20. V.F. Aguekian, D.E. Ashenford, B. Lunn, A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, B.P. Zakharchenya. Photoluminescence spectra of quantum well structures CdTe/CdMnTe in external magnetic field. Phys. Stat. Solidi (b) 195, 647-652 (1996).

A21. Yu.G. Kusrayev, A.V. Koudinov, K.V. Kavokin, B.P. Zakharchenya, D.E. Ashenford, B. Lunn, Polarized Raman scattering and Hanle effect in CdTe/CdMnTe quantum wells. Proc. 23 rd Int. Conf. Phys. Semicond., Berlin, Germany, 1996, p.2459-2462.

A22. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, B.P. Zakharchenya. Optical orientation of excitons in quantum wells with semimagnetic barriers. In "IofFe Institute Prize Winners 95" St Petersburg, 1996, 42-46 (1996).

A23. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, K.V. Kavokin, I.A. Merkulov, B.P. Zakharchenya. Magnetic anisotropy in CdiyMnxTe alloys revealed by polarized luminescence. Proc. 23rd Int. Symp.

Compound Semicond., St.-Petersburg, 1996. Inst. Phys. Conf. Ser. № 155, Ch.10, p.747-750 (1997).

A24. A.B. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, Б.П. Захарченя, В.Н. Якимович. Анизотропия кубических полумагнитных твердых растворов CdjyMnxTe и энергия экситонного магнитного полярона из спектров поляризованной люминесценции. ФТТ 39, №5, 894-896 (1998).

А25. И.Г. Аксянов, А.В. Кудинов, Ю.Г. Кусраев, Б.П. Захарченя, Т. Wojtowicz, G. Karczewski, J. Kossut. Орторомбическая симметрия состояний валентной зоны в квантовых ямах CdTe/CdMnTe. ФТТ 41, № 5, 149-152 (1999).

А26. Yu.G. Kusrayev, A.V. Koudinov, I.G. Aksyanov, B.P. Zakharchenya, G. Karczewski, T. Wojtowicz, J. Kossut. Extreme in-plane anisotropy of the heavy-hole g-factor in (001)-CdTe/CdMnTe quantum wells. Phys. Rev. Lett. 82, 3176-3179 (1999).

A27. Yu.G. Kusrayev, B.P. Zakharchenya, G. Karczewski, T. Wojtowicz, J. Kossut, Fine structure of exciton levels in CdTe/CdMgTe quantum wells. Solid State Commun. 104, N 8, p. 465-468 (1997).

A28. A.V. Koudinov, Yu.G. Kusrayev, I.G. Aksyanov, B.P. Zakharchenya, T. Wojtowicz, G. Karczewski, J. Kossut. The new opportunity of probing lateral distortions in quantum wells. NATO Advanced Research Workshop "Optical Properties of Semiconductor Nanostructures", Ustron-Jaszowiec, Poland, June 12-16, Abstracts, P10, 1999.

A29. Ю.Г. Кусраев, A.B. Кудинов, И.Г. Аксянов, Б.П. Захарченя, Т. Wojtowicz, G. Karczewski, J. Kossut. Анизотропия спиновой структуры валентной зоны в квантовых ямах (001)-CdTe/CdMnTe. IV Российская конференция по физике полупроводников, Новосибирск, тезисы докладов, с. 122, 1999.

1. N. N. Ablyazov, A. G. Areshkin, V. G. Melekhin, L. G. Suslina, D. L. Fedorov, Fluctuation-induced broadening of exciton reflection spectra in AuBn solid solutions. Phys. Stat. Sol. (b) 135, p. 217-225 (1986).

2. R. L. Aggarwal, S. N. Jasper son, P. Becla, R. R. Galazka. Optical determination of the antiferromagnetic exchange constant between nearest-neighbor Mn^ ions in Cd0. 9sMn0. osTe. Phys. Rev. В 32, 5132-5137 (1985).

3. R. Akimoto, K. Ando, F. Sasaki, S. Kobayashi, T. Tani, Ultrafast spin dynamics in diluted magnetic semiconductor quantum wells. J. Crystal Growth 184/185, 931-935 (1998).

4. K. Ando, T. Hayashi, M. Tanaka, A. Twardowski, Magneto-optic effect of the ferromagnetic diluted magnetic semiconductor Gai.xMnxAs, J. Appl. Phys. 83, 6548-6550 (1998).

5. D. D. Awschalom, J. Warnock, S. von Molnar, Low-temperature magnetic spectroscopy of a dilute magnetic semiconductor. Phys. Rev. Lett. 58, 812-815 (1987).

6. D. D. Awshalom, J. M. Halbout, S. Von Molnar, T. Siegrist, T. Holtzberg, Dynamic spin organization in diluted magnetic systems, Phys. Rev. Lett. 55, 1128-1131 (1985).

7. A. Balzarotti, M. Czyzyk, A. Kisiel, N. Motta, M. Podgorny, M. Zimnal-Starnawska, Local structure of ternary semiconducting random solid solutions: Extended X-ray-absorption fine structure of Cd},xMnxTe. Phys. Rev. B 30, 2295-2298 (1984).

8. S. Bar-Ad, I. Bar-Josef, Exciton spin dynamics in GaAs heterostructures. Phys. Rev. Lett. 68, 349-352 (1992).

9. D. U. Bartholomew, J. K. Furdyna, A. K. Ramdas, Interband Faraday rotation in diluted magnetic semiconductors: Znj.xMnxTe and Cdj.xMnxTe. Phys. Rev. B 34, 6943-6950 (1986).

10. G. Bastard, C. Lewiner, Indirect exchange interactions in zero-gap semiconductors. . Phys. Rev. B 20, 4256-4267 (1979).

11. G. Bastard, L. L. Chang. Spin-flip relaxation time of conduction electrons in CdTe/CduMnxTe quantum wells. Phys. Rev. B 41, 7899-7902 (1990).

12. J. J. Baumberg, S. A. Crooker, D. D. Awschalom, N. Samarth, H. Luo, J. K. Furdyna, Ultrafast Faraday spectroscopy in magnetic semiconductor quantum structures. Phys. Rev. B 50, 76897700 (1994).

13. C. Benoit a la Guillaume, 3D versus 2D localized magnetic polarons. Mater. Sci. Forum 182184, 549-552 (1995).

14. C. Benoit a la Guillaume, Free magnetic polar on in three, quasi-two, and quasi-one dimentions. Phys. Stat. Sol. (b) 175, 369-380 (1993).

15. K. Bhattacharjee, C. Benoit a la Guillaume, Exciton magnetic polaron in semimagnetic semiconductor nanocrystal. Phys. Rev. B 55, 10613-10620 (1997).

16. K. Bhattacharjee, G. Fishman, B. Coqblin, Virtual bound state model for the exchange interactuion in semimagnetic semiconductors. Physica B&C, 117-118, 449-451 (1983).

17. K. Bhattacharjee, Interaction between band electrons and transition metal ions in diluted magnetic semiconductor. Phys. Rev. B 46, 5266-5273 (1992).

18. K. Bhattacharjee, Nanocrystals of diluted magnetuic semiconductors: Model for magnetic polaron. Phys. Rev. B 51, 9912-9916 (1995).

19. V. Bindilatti, E. Ter Haar, N. F. Oliveira, Jr. , Y. Shapira, M. T. Liu, Distant-neighbor exchange constant in Mn-based dilute magnetic semiconductors. J. Appl. Phys. 85, 5950-5952 (1999).

20. J. Blinowski, P. Kacman, Kinetic exchange in diluted magnetic semiconductors. Phys. Rev. B 46, 12298-12304 (1992).

21. N. Bloembergen, T. J. Rowland, Nuclear spin exchange in solids: Tl203 and Tl205 magnetic resonance in Tl and TIO. Phys. Rev. 97, 1679 (1955).

22. A. Bruno, J.P. Lascaray, Neighborhood notion in the magnetic-properties study of magnetuc materials with a dominant superexchange interaction. Phys. Rev. B 38, 9168-9171 (1988).

23. M. Bugajski, P. Becla, P. A. Wolff, D. Heiman, L. R. Ram-Mohan, Acceptor-bound magnetic polarons in Cd.xMnxTe. Phys. Rev. B 38, 10512-10516 (1988).

24. M. A. Buttler, S. J. Martin, R. J. Baughman, Frequency-dependent Faraday rotation in CdMnTe. Appl. Phys. Lett. 49, 1053-1055 (1986).

25. R. B. Bylsma, W. M. Becker, J. Kossut, U. Debska, D. Yoder-Short, Dependence of energy gap on x and Tin Zni.xMnxSe: The role of exchange interaction. Phys. Rev. B33, 8207-8215 (1986).

26. R. B. Bylsma, W. M. Becker, T. C. Bonsett, L. A. Kolodziejski, R. L. Gunshor, M. Yamanishi, S. Datta, Stimulated emission and laser oscillations in ZnSe-Zn7xMnxSe multiple quantum wells at ~453 nm. Appl. Phys. Lett. 47, 1039-1041 (1985).

27. H. H. Chou, H. Y. Fan, Effect of antiferromagnetic transition on the optical-absorption edge in MnO, a-MnSand CoO. Phys. Rev. B 10, 901-910 (1974)

28. L. Chudnovskiy, B. Rosenow, R. Oppermann, D. R. Yakovlev, U. Zehnder, W. Ossau, Interaction of exiton magnetic polaron with spin-glass phase in CdMnTe. Proc. 22-th Int. Conf.

29. Phys. Semicond., Berlin, Germany, 1996, ed. By Scheffer and R. Zimmermann (World Scientific Singapore, 1996), p. 425-428.

30. L. Chudnovskiy, R. Oppermann, B. Rosenow, D. R. Yakovlev, U. Zehnder, W. Ossau, Effect of spin glass order on exiton magnetic polarons in semimagnetic semiconductors, Phys. Rev. В 55, 10519-10527 (1997).

31. M. Z. Cieplak, Exciton ground state in CdMnTe in a magnetic field. Phys. Stat. Solidi (b) 97, 617-629 (1980).

32. H. Clemens, H. Krenn, P. C. Weilguni, U. Stromberger, G. Bauer, H. Pascher, Growth and characterization of dilute magnetic PbTe/Pbi.xMnxTe. Surf. Sci. 228, 236-239 (1990).

33. R. W. Cochrane, M. Plischke, J. O. Strom-Olsen, Magnetization studies of (GeTe)i.x(MnTe)x pseudobinary alloys. Phys. Rev. В 9, 3013-3021 (1974).

34. S. A. Crooker, J. J. Baumberg, F. Flack, N. Samarth, D. D. Awschalom, Terahertz spin precession and coherent transfer of angular momenta in magnetic quantum wells. Phys. Rev. Lett. 77, 2814 (1996).

35. N. Dai, H. Luo, F. C. Zhang, N. Samarth, M. Dobrowolska, J. K. Furdyna, Spin superlattice formation in ZnSe/Zn,xMnxSe multilayers. Phys. Rev. Lett. 67, 3824-3827 (1991).

36. Т. C. Damen, L. Vina, G. E. Cunningham, J. Shah, L. J. Sham, Subpicosecondspin relaxation dynamics of excitons andfree carriers in GaAs quantum wells. Phys. Rev. Lett. 67, 3432-3435 (1991).

37. P. G. de Gennes, Effects of double exchange in magnetic crystals. Phys. Rev. 118, 141-154 (1960).

38. L. D. DeLoach, R. H. Page, G. D. Wilke, S. A. Payne, W. F. Krupke, Transition metal-doped zinc chalcogenides: spectroscopy and laser demonstration of a new class of gain media. IEEE J. Quantum Electron. 32, 885-895 (1996).

39. Т. Dietl, Diluted (magnetic) semiconductors. Handbook on semiconductors, edited by T. S. Moss, volume 3, edited by S. Mahajan, chapter 17, 1251-1342 (1994).

40. T. Dietl, P. Peyla, W. Grieshaber, Y. Merle d'Aubigne, Dynamics of spin organization in diluted magnetic semiconductor, Phys. Rev. Lett. 74, 474-477 (1995).

41. J. Diouri, J. P. Lascaray, M. El Amrani, Effect of the magnetic order on the optical absorption edge in Cd,.MnxTe. Phys. Rev. B31, 7995-7999 (1985).

42. G. Dolling, Т. M. Holden, V. F. Sears, J. Furdyna, W. Giriat, Neutron diffraction studies of diluted magnetic semiconductors. J. Appl. Phys. 53, 7644-7648 (1982).

43. J. Domagala, J. Bak-Misiuk, J. Adamczewska, Z. R. Zytkiewicz, E. Dynowska, J. Trela, D. Dobosz, E. Janik, M. Leszczynski, Anisotropic misfit strain relaxation in thin epitaxial layers, Phys. Status Solidi (a), 171, 289-294 (1999).

44. T. Donofrio, G. Lamarche, J. C. Woolly, Temperature effects on the optical energy gap values of CdxZnyMnzTe alloys. J. Appl. Phys. 57, 1932-1936 (1985)

45. S. F. Edwards, P. W. Anderson, Theory of spin glasses, J. Phys. F 5, 965-974 (1975)

46. M. Escorne, A. Mauger, Spin-glass versus antiferromagnetic clustering in Cdj.JMnxTe. Phys. Rev. В 25, 4674-4678 (1982).

47. R. Fereira, G. Bastard, "Spin"-flip scattering of holes in semiconductor quantum wells. Phys. Rev. В 43, 9687-9691 (1991).

48. A. Filoramo, R. Fereira, Ph. Roussignol, R. Planel, V. Thierry-Mieg, Inhibition of exciton spin relaxation by longitudinal-opticalphonon emission. Phys. Rev. В 58, 4617-4623 (1998)

49. M. R. Freeman, D. D. Awschalom, J. M. Hong, L. L. Chang, Femtosecond spin-polarized spectroscopy in iluted-magnetic-semiconductor quantum wells. Phys. Rev. Lett. 64, 2430-2433 (1990).

50. J. K. Furdyna, Diluted Magnetic Semiconductors. J. Appl. Phys. 64, R29-R64 (1988).

51. J. K. Furdyna, W. Giriat, D. F. Mitchell, and G. Sproule, The dependence of the lattice parameter and density of Zni.xMnxTe on composition. J. Solid State Chem. 46, 349-352 (1983).

52. J. Furdyna, Diluted magnetic semiconductors: An interface of semiconductor physics and magnetism. J. Appl. Phys. 53, 7637-7643 (1982).

53. J. A. Gaj, A. Golnik, Influence of magnetic fluctuations on energy gap in CdMnTe. Acta Physica Polonica A71, 197-203 (1987).

54. J. A. Gaj, J. Ginter, R. R. Galazka. Exchange interaction of manganese 3d5 states with band electrons in Cd!№nxTe. Phys. Stat. Solidi (b) 89, 655-662 (1978).

55. J. A. Gaj, Magnetooptical properties of large-gap diluted magnetic semiconductors. Ref. 42., p. 275-309.

56. J. A. Gaj, R. Planel, G. Fishman. Relation of magneto-optical properties of free excitons to spin alignment ofMn2+ ions in Cd^MnJe. Solid State Commun. 29, 435-438 (1979).

57. T. M. Giebultowicz, T. M. Holden, Newtron scattering studies of the magnetic structure and dynamics of diluted magnetic semiconductors. Ref. 42., p. 125-181.

58. W. Giriat, J. K. Furdyna, Crystal structure, composition, and materials preparation of diluted magnetic semiconductors. Ref. 42., p. 1-34.

59. M. Godlewski, B. Koziarska, A. Suchocki, G. Karchewski, T. Wojtowicz, J. Kossut, Exciton dynamics in CdTe/CdMnTe multiquantum well structures grown by molecular beam epitaxy on GaAs substrate, Acta Phys. Polon. 88, 985-989 (1995).

60. O. Goede, W. Heimbrodt, Optical properties of (Zn, Mn) and (Cd, Mn) chalcogenide mixed crystals and super lattices. Phys. Stat. Sol. (b) 146, 11-62 (1988).

61. A. Golnik, J. Ginter, J. A. Gaj, Magnetic polarons in exciton luminescence of Cd.xMnxTe. J. Phys. C 16, 6073-6084 (1983).

62. C. E. T. Goncalves da Silva, Heavy and light hole subbands exchange induced mixing in CdTe/CdMnTe, Solid State Commun., 58, 247-249 (1986).

63. C. Gourdon, P. Lavallard, Fine structure of heavy excitons in GaAs/AlAs superlattices. Phys. Rev. B 46, 4644-4650 (1992).

64. W. Grieshaber, A. Haury, G. Cibert,Y. Merle d'Aubigne, A. Wasiela, J. A. Gaj, Magnetooptic study of the interface in semimagnetic semiconductor heterostructures: Intrinsic effect and interface profile in CdTe/CdMnTe, Phys. Rev. B 53, 4891-4904 (1996).

65. S. I. Gubarev, V. D. Kulakovskii, M. G. Tyazhlov, D. R. Yakovlev, A. Waag, G. Landwehr, Radiative recombination of free and bound excitons in CdTe/CdMnTe quantum wells. Annales de Physique 20, Colloque C2, 135-142 (1995).

66. F. D. M Haldane, P. W. Anderson, Simple model of multiple charge states of transition-metal impurities in semiconductors. Phys. Rev. B 13, 2553-2559 (1976).

67. H. Hanamura, Rapid radiative decay and enhanced nonlinearity of excitons in a quantum well. Phys. Rev. B 38, 1228-1238 (1988).

68. J. H. Harris, A. V. Nurmikko, Formation of the bound magnetic polaron in (Cd,Mn)Se, Phys. Rev. Lett. 51, 1472-1475 (1983).

69. D. Heiman, E. D. Isaacs, P. Becla, and S. Foner. High-field magnetization of CdMnTe. Phys. Rev. B 35, 3307-3310 (1987).

70. D. Heiman, P. A. Wolf, J. Warnock, Spin-flip Raman scattering, bound magnetic polaron, and fluctuations in CdMnSe. Phys. Rev. B27, 4848-4860 (1983).

71. D. Heiman, P. Becla, R. N. Kershaw, D. Ridgely, K. Dwight, A. Wold, R. R. Galazka. Field-induced exchange effects in (Cd,Mn)Te and (Cd,Mn)Se from photoluminescence measurements. Phys. Rev. B 34, 3961-3969 (1986).

72. W. Heimbrodt, O. Goede, Th. Kopp, K. Hieke, H. -E. Gumlich, Th. Pier, B. Lunn, T. Gregory, Magneto-optical study of asymmetric CdTe/(Cd,Mn)Te double-quantum-well nanostructures. J. Cryst. Growth 117, 859-861 (1992).

73. H. Heinke, A. Waag, M. O. Moller, M. M. Regnet and G. Landwehr, Unusual strain in homoepitaxial CdTe(OOl) layers grown by molecular beam epitaxy. J. Crystal Growth, 135, 5360 (1994).

74. J. Heremans, D. L. Partin, Magnetic properties of EuTe-PbTe superlattices. Phys. Rev. B 37, 6311-6314 (1988).

75. P. Hiesinger, S. Suga, F. Willmann, W. Dreybrodt. Excitation spectra of exciton luminescence in CdTe. Phys. Stat. Sol. (b) 67, 641-652 (1975).

76. U. Hommerich, X. Wu, V. R. Davis, S. B. Trivedi, K. Grasza, R. J. Chen, S. Kutcher, Demonstration of room-temperature laser action at 2. 5 pm from C^iCdo. 8sMn0. isTe, Optics Letters, 22, 1180-1182 (1997).

77. J. J. Hopfield, In M. Mezard, G. Parisi, M. A. Virasoro. Spin glass theory and beyond (World Scientific, Singapore) 1987.

78. E. D. Isaacs, D. Heiman, M. J. Graf, B. B. Goldberg, R. Kershaw, R. Ridgley, K. Dwight, A. Wold, J. Furdyna, J. S. Brooks, Bound magnetic polaron below T=1 K. Phys. Rev. B 37, 71087111 (1988).

79. T. Itoh, E. Komatsu, Magnetic polaron formation of localized excitons in semimagnetic semiconductor alloys ofCd0. sMno. 2Te. J. Lumin. 38, 266-268 (1987).

80. E. L. Ivchenko, G. E. Pikus, Superlattices and other heterostructures. Symmetry and optical phenomena, Springer-Verlag, 1995.

81. P. Janiszewski, Acceptor-bound magnetic polaron in CdMnTe. Proc. 20-th Int. Conf. Phys. Semicond. , Thessaloniki, 1990, p. 771-774.

82. S. N. Jasperson, S. E. Schnatterly, An improved method for high reflectivity ellipsometry based on a new polarization modulation technique. Rev. Sci. Instr. 40, 761 (1969).

83. T. Z. Kachlishvili, On some magnetic field induced effects in 2D CdTe/CdMnTe, Solid State Commun. , 80, 283-287 (1991).

84. T. Kasuya, A. Yanase, Anomalous transport phenomena in Eu-chalcogenide alloys. Rev. Mod. Phys. 40, 684-696 (1968).

85. K. Kheng, R. T. Cox, Y. Merle cTAubigne, F. Bassani, K. Saminadayar, and S. Tatarenko. Observation of negatively charged excitons X~ in semiconductor quantum wells. Phys. Rev. Lett. 71, 1752-1755 (1993).

86. E. Kierzek-Pecold, W. Szhymanska, R.R. Galazka. Dynamical behavior of spin-glass Cdi xMnxTe from low field Faraday rotation measurements. Solid State Commun. 50, 685-687 (1984).

87. J. M. Kikkawa, J. J. Baumberg, D. D. Awschalom, D. Leonard, P. M. Petroff, Optical study of locally implanted magnetic ions in GaAs. Phys. Rev. B 50, 2003-2006 (1994)

88. W. Kinzel, Physics of neural networks. Europhys. News 21, 108-110 (1990).

89. V. P. Kochereshko, I. A. Merkulov, G. R. Pozina, I. N. Uraltsev, D. R. Yakovlev, W. Ossau, A. Waag, and G. Landwehr. Light induced inversion of magnetic hysteresis in CdTe/(Cd,Mn)Te super lattices. Solid State Electronics 37, 1081-1085 (1994).

90. M. Kohl, M. R. Freeman, D. D. Awschalom, J. M. Hong, Femtosecond spectroscopy of carrier-spin relaxation in GaAs/AlxGai.xAs quantum wells. Phys. Rev. B 44, 5923-5926 (1991).

91. A. V. Komarov, S. M. Ryabchenko, O. V. Terletskij, Giant spin splitting of exciton states in ZnSe with Mn andFe impurities. Phys. Stat. Sol. (b) 102, 603-609 (1980).

92. J. Kossut, W. Dobrowolski, Z. Wilamowski, T. Dietl, K. Swiatek, Correlation of donor electrons in diluted magnetic semiconductors with iron, Semicond. Sci. Technol. 5, S260-S265 (1990).

93. T. Koyanagi, K. Yamano, T. Sota, K. Nakamura, K. Matsubara, Electric field effects on Faraday rotation of CdixMnxTe films prepared by ionized cluster beams. Jpn. J. Appl. Phys. 28, L669-L671 (1989).

94. H. Krenn, W. Zawadzki, G. Bauer, Optically induced magnetization in a dilute magnetic semiconductor: Hg1.xMnxTe. Phys. Rev. Lett. 55, 1510-1513 (1985).

95. B. Kuhn-Heinrich, W. Ossau, E. Bangert, A. Waag, G. Landwehr, Zeeman pattern of semimagnetic CdMnTe/CdMgTe quantum wells in inplane magnetic fields. Solid State Commun. 91, 413-418 (1994).

96. S. Kuroda, Y. Terai, K. Takita, T. Okuno, Y. Masumoto, Self-organized quantum dots of zinc-blende MnTe grown by molecular beam epitaxy, J. Cryst. Growth 184/185, 274-278 (1998).

97. M. Kutrowski, K. Kopalko, G. Karczewski, T. Wojtowicz, J. Kossut, Luminescence study of CdTe/Cdi.xMnxTe quantum wells grown byMBE. Thin Solid Films, 267, 64-68 (1995).

98. M. Kutrowski, T. Wojtowicz, G. Karczewski, K. Kopalko, A. K. Zakrzewski, E. Janik, K. Grasza, E. Lusakowska, J. Kossut, Temperature study of photoluminescence from deep CdTe/CduMnxTe quantum wells. Acta Physica Polonica A87, 500-504 (1995).

99. E. Larson, H. Ehrenreich, Exchange in II-VI-based magnetic semiconductors. J. Appl. Phys. 67, 5084-5089 (1990).

100. E. Larson, K. C. Haas, R. L. Aggarwal, Effects of internal exchange fields on magnetization steps in diluted magnetic semiconductor. Phys. Rev. B 33, 1789-1796 (1986).

101. E. Larson, K. C. Hass, H. Ehrenreich, A. E. Carlsson, Exchange mechanisms in diluted magnetic semiconductors. Solid State Commun. 56,347-350 (1985)

102. E. Larson, K. C. Hass, H. Ehrenreich, A. E. Carlsson, Theory of exchange interactions and chemical trends in diluted magnetic semiconductors. Phys. Rev. B 37, 4137-4158 (1988).

103. J. P. Lascaray, A. Kavokin, Yu. Rubo, A. Ribayrol, N. Paganotto, D. Coquillat, J. Cibert, Temperature and magnetic field dependence of the free and bound exciton luminescence in CdTe/CdMnTe quantum well. Mater. Sci. Forum 182-184, 643-646 (1994).

104. Y. R. Lee, A. K. Ramdas, A piezomodulation study of the absorption edge and Mn+ + internal transition in CdjxMnxTe, a prototype of diluted magneetic semiconductors. Solid

105. State Commun. 51, 861-863 (1984)

106. A. Lewicki, J. Spalek, J. K. Furdyna, R. R. Galazka, Superexchange in diluted magnetic (semimagnetic) semiconductors. J. Magn. Magn. Mater. 54-57, 1221-1222 (1986).

107. L. Liu, Exchange polarization effects in insulators and semiconductors. Phys. Rev. B 26, 975983 (1982).

108. X. Liu, A. Petrou, J. Warnock, B. T. Joncker, G. A. Prinz, J. J. Krete. Spin-dependent type I, type II behavior in a quantum well system. Phys. Rev. Lett. 63, 2280-2283 (1989).

109. W. Mac, A. Twardowski, M. Demianiuk, s,p-d exchange interaction in Cr-based diluted magnetic semiconductors. Phys. Rev. B 54, 5528-5535 (1996).

110. W. Mac, Nguyen The Khoi, A. Twardowski, J. A. Gaj, M. Demianiuk, Ferromagnetic p-d exchange in Zni^Cr.Se diluted magnetic semiconductor. Phys. Rev. Lett. 71, 2327-2330 (1993).

111. R. Mach, G. O. Miiller, Physical concepts of high-field thin-film electroluminescence devices. Phys. Stat. Solidi (a) 69, 11-66 (1982).

112. G. Mackh, M. Hilpert, D. R. Yakovlev, W. Ossau, H. Heinke, T. Litz, F. Fischer, A. Waag, G. Landwehr, R. Hellmann, E. O. Gobel. Exciton magnetic polarons in the semimagnetic alloys (Cdj.jMnJAg)Te. Phys. Rev. B 50, 14069-14076 (1994).

113. G. Mackh, W. Ossau, D. R. Yakovlev, A. Waag, G. Landwehr, R. Hellmann, E. O. Gobel, Localized exciton magnetic polarons in Cdj-xMnxTe. Phys. Rev. B 49, 10248-10258 (1994).

114. I. A. Merkulov, G. P. Pozina, D. Coquillat, N. Paganotto, J. Siviniant, J. P. Lascaray, J. Cibert, Parameters of the magnetic polaron state in diluted magnetic semiconductors CdMnTe with low manganese concentrations. Phys. Rev. B 54, 5727-5731 (1996).

115. I. A. Merkulov, K. V. Kavokin, Two-dimentional magnetic polarons: Anisotropic spin structure of the ground state and magneto-optical properties. Phys. Rev. B 52, 1751-1758 (1995).

116. R. C. Miller, D. A. Kleinman, Excitons in GaAs quantum wells. J. Lumin. 30, 520-540 (1985).

117. H. Munekata, H. Ohno, S. Von Molnar, Alex Harwit, Armin Segmuller, L. L. Chang, Epitaxy of III-V diluted magnetic semiconductor materials. J. Vac. Sci. Technol. B 8, 176-180 (1990).

118. A. Myciellski, P. Dzwonkowski, B. Kowalski, B. A. Orlowski, M. Dobrowolska, M. Arciszewska, W. Dobrowolski, J. M. Baranowski, Location of the P*e2+(3d6) donor in the band structure of mixed crystals Hgj.vCdvSe, J. Phys. C 19, 3605-3613 (1986).

119. J. Myciellski, Formation of a superlattice of ionized resonant donors or acceptors in semiconductors. Solid State Commun. 60, 165-168 (1986).

120. J. Myciellski, Shallow acceptors in DMS: splitting, boil-off giant negative magnetoresistance. In 42., p. 311-344.

121. A. Mydosh. Spin glasses recent experiments and systems. J. Magn. Magn. Mater. 7, 237248 (1978).

122. M. Nawrocki, R. Planel, G. Fishman, R. Galazka, Exchange-induced spin-flip Raman scattering in semimagnetic semiconductor. Phys. Rev. Lett. 46, 735-738 (1981).

123. A. Novak, O. G. Symko, D. J. Zheng, S. Oseroff, Spin freezing below the nearest-neighbor percolation concentration in (CdMn)Te and (CdMn)Se. Phys. Rev. B 33, 6391-6394 (1986).

124. M. O'Neill, M. Oestreich, W. W. Riihle, D. E. Ashenford, Exciton radiative decay and homogeneous broadening in CdTe/CdQ. SsMn0. ¡sTe. Phys. Rev. B 48, 8980-8985 (1993).

125. M. Oestreich, A. P. Heberle W. W. Riihle, R. Notzel, K. Ploog, Extreme anisotropy of the g-factor in quantum wires. Europhys. Lett. 31 (7), 339-404 (1995).

126. Eunsoon Oh, D. U. Bartholomew, A. K. Ramdas, J. K. Furdyna, U. Debska, Voigt effect in diluted magnetic semiconductors: Cdl.xMnxTe and CdixMnxSe. Phys. Rev. B 44, 10551-10558 (1991).

127. H. Ohno, H. Munekata, S. Von Molnar, L. L. Chang, New III-V diluted magnetic semiconductors. J. Appl. Phys. 69, 6103-6108 (1991).

128. Y. Oka, K. Nakamura, I. Souma, M. Kido and H. Fujisaki, Picosecond dynamics of magnetic polarons in Cd,.xMnxTe. J. Lumin. 38, 263-265 (1987).

129. S. B. Oseroff, Magnetic susceptibility andEPR measurements in concentrated spin-glasses: Cdj.xMnxTe andCduMnxSe. Phys. Rev. B 25, 6584-6594 (1982).

130. S. B. Oseroff, R. Calvo, W. Giriat, Z. Fisk, Magnetic properties of CdMnTe. Solid State Commun. 35, 539-542 (1980).

131. S. B. Oseroff, P. H. Keesom, Magnetic Properties: Macroscopic Studies. Ref. 42., p. 73123.

132. S. B. Oseroff and F. Gandra. Time, temperature, and field dependence of the remanent magnetization in CduMnxTe. J. Appl. Phys. 57, 3421-3423 (1985).

133. W. Ossau, B. Kuhn-Heinrich, Dimensional dependence of antiferromagnetism in diluted magnetic semiconductor heterostructures. PhysicaB 184, 422-431 (1993).

134. W. Ossau, U. Zehnder, B. Kuhn-Heinrich, A. Waag, Th. Litz, G. Landwehr, R. Hellmann, E. O. Gobel, Cd.xMgxTe: A new promising barrier material to CdTe based heterostructures, Superlattices and Microstructures 16, 5-10 (1994).

135. T. M. Pekarek, B. C. Crooker, I. Miotkowski, A. K. Ramdas, Magnetic measurements on the III-VI diluted magnetic semiconductor Gai.xMnxSe. J. Appl. Phys. 83, 6557-66559 (1998).

136. S. Permogorov, A. Reznitski, Effect of disorder on the optical spectra of wide-gap II-VI semiconductor solid solutions. J. Lumin. 52, 201-223 (1992).

137. D.L. Peterson, D.U. Bartolomew, U. Debska, A.K. Ramdas, S. Rodriguez, Spin-flip Raman scatterung in n-type diluted magnetic semiconductors. Phys. Rev. B 32, 323-340 (1985).

138. P. Peyla, A. Wasiela, Y. Merle d'Aubigne, D. E. Ashenford, B. Lunn, Anisotropy of the Zeeman effect in CdTe/CdMnTe multiple quantum wells, Phys. Rev. B 47, 3783-3789 (1993).

139. Th. Pier, B. Henninger, S. Abdallah, H. -E. Gumlich, K. Hieke, W. Heimbrodt, J. E. Nicholls, B. Lunn, Temperature dependence of recombination times in CdTe/CdMnTe asymmetric double quantum wells. Mater. Sci. Forum 182-184, 759-762 (1995).

140. G. E. Pikus, F. G. Pikus, The mechanism of heavy and light hole mixing in GaAs/AlAs superlattices. Solid State Commun. 89, 319-322 (1994).

141. Tran Hong Nhung, R. Planel, C. Benoit a la Guillaume, A. K. Bhattacharjee, Acceptor-bound magnetic polaron in Cd!xMnxTe semimagnetic semiconductors. Phys. Rev. B 31, 2388-2395 (1985).

142. A. Pohlmann, R. Hellmann, E. O. Gobel, D. R. Yakovlev, W. Ossau, A. Waag, R. N. Bicknell-Tassius, G. Landwehr, Exciton lifetimes in CdTe/CdMnTe single quantum wells, Appl. Phys. Lett. 61, 2929-2931 (1992).

143. F. Pool, J. Kossut, U. Debska, R. Reinfenberger, Reduction of charge center scattering rate in Hgj.xFexSe Phys. Rev. B 35, 3900-3909 (1987).

144. A. K. Ramdas, S. Rodriguez, Raman scattering in diluted magnetic semiconductors. In 42., p. 345-411.

145. L. R. Ram-Mohan, P. A. Wolff, Energetics of acceptor-bound magnetic polarons in diluted magnetic semiconductors. Phys. Rev. B 38, 1330-1339 (1988).

146. A. Rogalski, HgixMnxTe as a new infrared detector material Infrared Phys. 31, 117-166 (1991).

147. M. Rowe, R. M. Nicklow, D. L. Price, K. Zanio, Lattice dynamics of cadmium telluride. Phys. Rev. B 10, 671-675 (1974).

148. N. Samarth, J. K. Furdyna, Diluted Magnetic Semiconductors. Proc. of IEEE, 78, 9901003 (1990).

149. V.F. Sapega, M. Kardona, K. Ploog, E. L. Ivchenko, D. N. Mirlin, Spin-flip Raman scattering in GaAs/AlxGa1XAs multple quantum wells. Phys. Rev. B 45, 4320-4326 (1992).

150. V.F. Sapega, T. Ruf, E. L. Ivchenko, M. Kardona, D. N. Mirlin, K. Ploog, Resonant Raman scattering due to bound-carrier spin-flip in GaAs/AlxGai.xAs quantum wells. Phys. Rev. B 50, 2510-2519(1994).

151. M. Sawicki, M. A. Brummel, P. A. J. de Groot, G. J. Tomka, D. E. Ashenford, B. Lunn, Magnetic properties of Cd}.J\4nxTe grown by molecular beam epitaxy. J. Crystal Growth 138, 900-904 (1994).

152. D. Scalbert, J. Chernogora, C. Benoit a la Guillaume, Spin-lattice relaxation in paramagnetic CdMnTe. Solid State Commun. 66, 571-574 (1988).

153. R. Schriffer, P. A. Wolff, Relation between the Anderson and Kondo hamiltonians. Phys. Rev. 149, 491-492 (1966).

154. D. Sell, H. C. Casey, Jr. Optical absorption and photoluminescence studies of thin GaAs layers in GaAs AlxGaixAs double heterostructures. J. Appl. Phys. 45, 800-807 (1974).

155. R. J. Seymour, R. R. Alfano, Time resolved measurement of the electron-spin relaxation kinetics in GaAs. Appl. Phys. Lett. 37, 231-233 (1980).

156. Y. Shapira, S. Foner, D. H. Ridgley, K. Dwight, A. Wold, Technical saturation and magnetization steps in diluted magnetic semiconductors: Predictions and observations. Phys. Rev. B 30, 4021-4029 (1984).

157. Qun Shen, H. Luo, J. Furdyna, Spatial dependence of exchange interaction in Heisenberg antiferromagnet Zn^JMnJe. Phys. Rev. Lett. 75, 2590-2593 (1995). .

158. S. Shigetomi, T. Ikari, H. Nakashima, Impurity levels in layer semiconductor p-GaSe doped withMn. J. Appl. Phys. 76, 310-314 (1994).

159. J. Spalek, A. Lewicki, Z. Tarnawski, J. K. Furdyna, R. R. Galazka, and Z. Obuszko. Magnetic susceptibility of semimagnetic sel4miconductors: The high-temperature regime and the role of superexchange. Phys. Rev. B 33, 3407-3418 (1986).

160. T. Stirner , W. E. Hagston, M. O'Neill, P. Harrison, Exciton dynamics in multiquantum well CdTe-CdUxMnxTe systems. J. Vac. Sci. Technol. B 12 (2), 1150-1155 (1994).

161. J. Stuhler, G. Schaack, M. Dahl, A. Waag, G. Landwehr, K. Kavokin, I. A. Merkulov, Multiple Mn2+-spin-flip Raman scattering at high fields via magnetic polaron states in semimagnetic quantum wells. Phys. Rev. Lett. 74, 2567-2570 (1995).

162. J. Szczytko, W. Mac, A. Stachow, A. Twardowski, P, Becla, J. Tworzydlo, The s,p-d exchange interaction in GaAs heavily doped withMn. Solid State Commun. 99, 927-932 (1996).

163. A. Takeuchi, S. Muto, T. Inata, T. Fujii, Direct observation of picosecond spin relaxation of excitons in GaAs/AlGaAs quantum wells using spin-dependent optical nonlinearity. Appl. Phys. Lett. 56, 2213-2215 (1980).

164. Y. Terai, S. Kuroda, K. Takita, Self-assambled Cdj.xMnxTe quantum dots grown by atomic layer epitaxy, The 4th symposium on the physics and application of spin-related phenomena in semiconductors, Sendai, Japan, 1998, p. 8-11.

165. H. Terasawa, T. Kawabara, K. I. Gondaira, T. Teranishi, K. Sato, The blue shift of the optical absorption edge in a-MnS. J. Phys. C 13, 5615 (1980)

166. E. Turner, R. L. Gunshor, S. Datta, New class of materials for optical isolators, Appl. Optics 22,3152-3154 (1983).

167. A. Twardowski, C. Hermann, Variational calculation of polarization of quantum well photoluminescence. Phys. Rev. B 35, 8144-8153 (1987).

168. A. Twardowski, H. J. M. Swagten, W. J. M. de Jonge, Magnetic behavior of the diluted magnetic semiconductor ZnUyMnxSe. Phys. Rev. B 36, 7013-7023 (1987).

169. A. Twardowski, M. Nawrocki, J. Ginter, Excitonic magnetoabsorption in Cdi^MnfTe mixed crystals. Phys. Stat. Solidi (b) 96, 497-506 (1979).

170. T. Uenoyama, L. J. Sham, Carrier relaxation and luminescence polarization in quantum wells. Phys. Rev. B 42, 7114-7123 (1990).

171. H. W. van Kesteren, E. C. Cosman, W. A. J. A. van der Poel, C. T. Foxon, Fine structure of excitons in n-type GaAs/AlAs quantum wells. Phys. Rev. B 41, 5283-5292 (1990).

172. J. A. Van Vechten, J. C. Philips, Net set of tetrahedral covalent radii. Phys. Rev. B 2, 21602167 (1970).

173. S. Venugopalan, A. Petrou, R. R. Galazka, A. K. Ramdas, S. Rodriguez, Raman scattering byphonons andmagnons in semimagnetic semiconductors: Cdj.xMnxTe. Phys. Rev. B 25, 26812696 (1982)

174. L. Vervoort, R. Ferreira, and P. Voisin. Effects of interface asymmetry on hole subband degeneracies and spin-relaxation rates in quantum wells, Phys. Rev. B 56, R12744-R12747 (1997).

175. A. Vinattieri, J. Shah, T. C. Damen, D. S. Kim, L. N. Pfeiffer, Z. Maialle, L. J. Sham, Exciton dynamics in GaAs quantum wells under resonant excitation. Phys. Rev. B 50, 10868-10879 (1994).

176. M. von Ortenberg, Spin superlattice with tunable minigap. Phys. Rev. Lett. 49, 1041-1043 (1982).

177. Xiaomei Wang, M. Dahl, D. Heiman, P. A. Wolff, P. Becla, Spin-lattice relaxation of spin pairs in CdSe:Mn by the Dzyaloshinski-Moria exchange interaction. Phys. Rev. B 46, 11216-11219(1992).

178. Y. Wang, N. Herron, K. Moller, T. Bein, Three-dimentionally confined diluted magnetic semiconductor clusters: Znj-xMnxS. Solid State Commun. 77, 33-38 (1991).

179. J. Warnock, R. N. Kershaw, D. Ridgely, K. Dwight, A. Wold, R. R. Galazka, Localized excitons and magnetic polaron formation in (Cd,Mn)Se and (Cd,Mn)Te. J. Lumin. 34, 25-35 (1985).

180. C. Webb, M. Kaminska, M. Lichtensteiger, M. Lagowski, Valence band states of semi-magnetic semiconductors: Cdi-MnxTe. Solid State Commun., 40, 609-611 (1981)

181. P. Wolff, Theory of bound magnetic polarons in semimagnetic semiconductors. In 42., p. 413-454.

182. W. A. Wooster, Tensors and Group Theory for the Physical Properties of Crystals (Clarendon Press, Oxford, 1973).

183. D. R. Yakovlev, K. V. Kavokin, Exciton magnetic polar ons in semimagnetic quantum wells and superlattices. Comments on Condenced Matter Physics 18, 51-81 (1996).

184. D. R. Yakovlev, K. V. Kavokin, I. A. Merkulov, G. Mackh, W. Ossau, R. Hellmann, E. O. Gob el, A. Waag, G. Landwehr, Picosecond dynamics of magnetic polar ons governed by energy transfer to the Zeeman reservoir. Phys. Rev. B 56, 9782-9788 (1997).

185. D. R. Yakovlev, U. Zehnder, W. Ossau, A. Waag, G. Landwehr, T. Wojtowicz, G. Karczewski, J. Kossut, Optical study of glass-like transition in epilayers and quantum well structures containing Cd}.xMnxTe. J. Magn. Magn. Mater. 191, 25-37 (1999).

186. D. R. Yakovlev, W. Ossau, G. Landwehr, R. N. Bicknell-Tassius, A. Waag, S. Schmeusser, I. N. Uraltsev. Two-dimensional exciton magnetic polaron in CdTe/Cdj.xMnxTe quantum well structures. Solid State Commun. 82, 29-32 (1992).

187. K. Yanata, K. Suzuki, Y. Oka, Magneto-optical properties of Cd.xMnxSe microcrystallites in SiO2 glass prepared by rf sputtering. J. Appl. Phys. 73, 4595-4598 (1993).

188. R. Yoder-Short, U. Debska, and J. K. Furdyna, Lattice parameters of Zni.xMnxSe and tetrahedral bond lengths in Aui.xMexBVJ alloys. J. Appl. Phys. 58, 4056-4060 (1985).

189. W. Y. Yu, A. Twardowski, L. P. Fu, A. Petrou, В. T. Jonker, Magnetoanisotropy in ZnMnSe strained epilayers. Phys. Rev. В 51, 9722-9727 (1995).

190. J. J. Zayhowski, C. Jagannath, R. N. Kershaw, D. Ridgley, K. Dwight, A. Wold, Picosecond time-resolved photoluminescence studies of exciton-magnetic polar on complexes in ftCd,Mn)Te, Solid State Commun. 55, 941-945 (1985).

191. J. J. Zayhowski, R. N. Kershaw, D. Ridgley, K. Dwight, A. Wold, R. R. Galazka, W. Giriat, Dynamics of magnetic polaron formation in (Cd,Mn)Se and (Cd,Mn)Te, Phys. Rev. В 35, 69506955 (1987).

192. A. Zunger, Electronic structure of 3d transition-atom impurities in semiconductors, in: Solid State Physics, Eds H. Ehrenreich and D. Turnbull (Academic Press, New York) 1986, Vol. 39, p. 275-464.

193. Н. Н. Аблязов, А. Л. Эфрос, Рассеяние электронов на упорядочивающейся системе зарядов, ЖЭТФ, 95, 1450-1458 (1989).

194. А. Абрагам, Ядерный магнетизм. ИИЛ, Москва, 1963, 522с.

195. А. А. Абрикосов, К теории примесного ферромагнетизма полупроводников. ЖЭТФ 65, 814-822 (1973).

196. В. Ф. Агекян, А. Ю. Серов. Магнитный поляронный эффект в Cdi.xMnxTe. ФТТ 32, 3373-3378 (1990).

197. И. JL Алейнер, Е. JI. Ивченко, Природа анизотропного обменного расщепления в сверхрешетках типа II. Письма в ЖЭТФ 55, 662-664 (1992) English transi. JETP Letters, 55, 692 (1992).

198. Д. Г. Алов, С. И. Губарев, В. Б. Тимофеев, Б. Н. Шепель, Комбинационное рассеяние света с переворотом спина электрона в магнитосмешанном полупроводнике CdS:Mn. Письма в ЖЭТФ 94,76-80 (1981).

199. Д. Г. Андрианов, H. М. Павлов, А. С. Савельев, В. И. Фистуль, Г. П. Цискаришвили, Далънодействующая обменная связь между ионами Мп2+ в PbixMnrTe. ФТП 14,1202-1212 (1980).

200. Д. Г. Андрианов, С. А. Белоконь, В. М. Лакеенков, О. В. Пелевин, А. С. Савельев, В. И. Фистуль, Г. П. Цискаришвили, Состояние и поведение железа в монокристаллах РЪТе. ФТП 14,175-177 (1980).

201. Е. С. Артемова, И. А. Меркулов, Особенности поперечной релаксации ядерного спина в условиях антипепесечения спиновых уровней. ФТТ 24, 433-438 (1982).

202. Ю. Ф. Берковская, Б. Л. Гельмонт, Е. И. Цидильковский, Свободный магнитный полярон в полупроводниках с вырожденной зоной. ФТП 22, 855 (1988).

203. Г. Л. Бир, Г. Е. Пикус, Влияние магнитного поля и деформации на оптическую ориентацию экситонов в кристаллах вюрцита, Письма в ЖЭТФ 15, 730-733 (1972).

204. Г. Л. Бир, Г. Е. Пикус, Оптическая ориентация экситонов в полупроводниках, Материалы IV Зимней школы по физике полупроводников, Ленинград, 1972, с. 74-96.

205. А. С. Боровик-Романов, Антиферромагнетизм. В сб. : «Итоги науки», том 4, Антиферромагнетизм и ферриты, под ред. Я. Г. Дорфмана. Изд-во АН СССР, М. 1962.

206. В. Я. Братусь, И. М. Зарицкий, А. А. Кончиц, Г. С. Пекарь, Б. Д. Шанина, Спин-решеточная релаксация Сс1$:Мп^. ФТТ 18, 2311-2318 (1976)

207. А. В. Бродовой, Г. В. Лашкарев, М. В. Радченко, Е. И. Слынько, К. Д. Товстюк, Влияние примеси Мп на магнитные и электрические свойства узкощелевых полупроводников РЪБпМпТе. ФТП 18, 1547-1551 (1984).

208. И. П. Варшни, Собственная излучателъная рекомбинация в полупроводниках. В сб. Излучательная рекомбинация в полупроводниках, под ред. Я. Е. Покровского, М. , Наука, 1972.

209. В. В. Вивчарюк, Ю. В. Гудыма, В. В. Ницович, Электронно-дырочное обменное взаимодействие в магнитосмешанных кристаллах, Укр. физ. журн. 31, 1092-1094 (1986).

210. А. В. Германенко, Л. П. Зверев, В. В. Кружаев, Г. М. Миньков, О. Э. Рут, Н. П. Гавалешко, В. М. Фрасуняк, Энергия акцепторного уровня в полупроводниковом р-Щ}. хМпхТе в магнитном поле. ФТТ 26, 1754-1757 (1984).

211. Ю. П. Гнатенко, Ю. И. Жирко, П. А. Скубенко, Люминесценция кристаллов Сайг, легированных и интеркалированных марганцем. ФТТ 30, 2673-2678 (1988).

212. М. Гольдман. Спиновая температура и ЯМР в твердых телах. М. , Мир, 1972.

213. Е. Ф. Гросс, А. И. Екимов, Б. С. Разбирин, В. И. Сафаров, Оптическая ориентация свободных и связанных экситонов в гексагональных кристаллах. Письма в ЖЭТФ, 14, 108-112(1971).

214. М. Ф. Дейген, В. Я. Зевин, В. М. Маевский, И. В. Потыкевич, Б. Д. Шанина, Исследование концентрационной зависимости ЭПР Мп++ в монокристаллах Сс1Те. ФТТ 9, 983-996 (1967).

215. Р. И. Джиоев, Б. П. Захарченя, В. Г. Флейшер, Исследование парамагнетизма полупроводников по поляризации люминесценции в слабом магнитном поле. Письма в ЖЭТФ 17, 244-247 (1973).

216. М. И. Дьяконов, В. И. Перель, О циркулярной поляризации рекомбинационного излучения полупроводников в слабом магнитном поле. ФТТ 14, 1452-1459 (1972).

217. М. И. Дьяконов, В. И. Перель, Теория оптической ориентации спинов электронов и ядер в полупроводниках. В 247., с. 17-61].

218. В. С. Запасский, Г. Г. Козлов, В. А. Малышев, Экспериментальный метод оценки степени магнитной анизотропии примесных центров в стеклах. ФТТ 27, 2742-2744 (1985).

219. Е. Л. Ивченко, А. Ю. Каминский, И. Л. Алейнер, Обменное расщепление экситонных уровней в сверхрешетках типа I и II. ЖЭТФ, 104, 3401-3415 (1993).

220. К. В. Кавокин. Частное сообщение.

221. В. К. Калевич, В. Л. Коренев, Анизотропия электронного фактора в асимметричной квантовой яме СаАх/АЮаАя. Письма в ЖЭТФ, 57, 557-560 (1993).

222. Кинцель, Спиновые стекла как модельные системы для нейронных сетей. УФН 152, 123-131 (1987).

223. Ч. Киттель. Введение в физику твердого тела. М., Наука, 1978, 792 с.

224. Ч. Киттель. Квантовая теория твердых тел. М., Наука, 1967, 492 с.

225. А. В. Комаров, С. М. Рябченко, О. В. Терлецкий, И. И. Жеру, Р. Д. Иванчук. Магнитооптические исследования и двойной оптико-магнитный резонанс экситонной полосы в СйТе: Мп2+. ЖЭТФ 73, 608-618 (1977).

226. М. А. Кривоглаз, А. А. Трущенко. Флуктуоны в полупроводниках, ФТТ 11, 3119-3131 (1969).

227. М. А. Кривоглаз, Флуктуонные состояния электронов. УФН 111, 617-654 (1973).

228. В. Д. Кульков, В. К. Калевич, Высокочувствительный анализатор циркулярной поляризации света. ПТЭ, в. 5, 196-198 (1980).

229. JI. Д. Ландау, Е. М. Лифшиц, Электродинамика сплошных сред, Москва, «Наука», 1992, с. 219, 661с.

230. Т. Л. Линник, Ю. Г. Рубо, В. И. Шека, Анизотропия дырочного магнитного полярона в полумагнитных полупроводниках. Письма в ЖЭТФ, 63, 209-213 (1996).243 . 3. Мейтфессель, Д. Маттис. Магнитные полупроводники. М., Мир, 1972, 408 с.

231. И. А. Меркулов, Д. Р. Яковлев, К. В. Кавокин, G. Mackh, W. Ossau, А. Waag, G. Landwehr, Иерархия релаксационных времен при формировании экситонного магнитного полярона в (CdMn)Te. Письма в ЖЭТФ, 62, 313-317 (1995).

232. Э. Л. Нагаев, Магнитные полупроводники. М., Наука, 1979, с. 1-431.

233. Оптическая ориентация. Под ред. Б. П. Захарчени и Ф. Майера. Л., Наука, 1989, 408с.

234. Э. А. Пашицкий, С. М. Рябченко, Магнитное упорядочение в полупроводниках с магнитными примесями, ФТТ 21, 545-547 (1979).

235. С. И. Пекар. Автолокализация электрона в диэлектрической инерционно поляризующейся среде. ЖЭТФ 16, 335-348 (1946).

236. С. А. Пермогоров, Лазерное сужение экситонной люминесценции в полупроводниках. Изв. АН СССР, сер. физ. 46, 388-392 (1982).

237. Р. Планель, К. Бенуа а Ля Гийом, Оптическая ориентация экситонов. В 247., с. 285305.

238. Л. Полинг, Природа химической связи. Москва, 1947.

239. С. М. Рябченко, Ю. Г. Семенов, Локализованные состояния электрона, определяемые спиновыми корреляциями в парамагнитном полупроводнике. ФТТ 26, 3347-3354 (1984)

240. С. М. Рябченко, Ю. Г. Семенов, О. В. Терлецкий, Влияние обменного рассеяния на энергии зонных состояний магнитосмешанных полупроводников. Известия АН СССР, Сер. физ. 52, 511-514 (1988).

241. С. М. Рябченко, Ю. Г. Семенов, О. В. Терлецкий, Спиновая поляризация локализованных магнитных моментов в Сс/МпТе при обменном рассеянии фотовозбужденных носителей. ЖЭТФ 82, 951-958 (1982).

242. С. М. Рябченко, Ю. Г. Семёнов, О. В. Терлецкий. Уширение экситонных линий в магнитосмешанном полупроводнике Сйи^пхТе флуктуациями состава. ФТТ 27, 29012908 (1985).

243. С. М. Рябченко, Ю. Г. Семенов, Проявление носитель-примесных обменных взаимодействий в магнитолегированных полупроводниках. В кн. Спектроскопия кристаллов, Л, Наука, 1983, с. 206.

244. С. М. Рябченко, Ю. Г. Семенов, Эффекты спиновой корреляции для электронного центра большого радиуса в магнитосмешанных полупроводниках. ЖЭТФ 84, 1419-1431 (1983).

245. Ю. Г. Семенов, Влияние гигантского спинового расщепления зон на оптическую поляризацию и релаксацию локализованных моментов в полупроводниках. ЖЭТФ 81, 1498-1507 (1981).

246. Р. Уайт, Квантовая теория магнетизма, «Мир» 1985, 304 с.

247. Д. Р. Яковлев, Экситонные магнитные поляроны в полупроводниковых квантово-размерных гетероструктурах. Диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук, Санкт-Петербург, 1998.