Спектроскопические исследование некоторых разбавленных магнитных полупроводников группы II-VI структур с квантовыми ямами на их основе тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

-^САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

ГРИДНЕВА ЛИДИЯ КОНСТАНТИНОВНА

СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ НЕКОТОРЫХ РАЗБАВЛЕННЫХ МАГНИТНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ ГРУППЫ ПА7! И СТРУКТУР С КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ НА ИХ

ОСНОВЕ.

Специальность^ 1.04.07 - Физика Твердого Тела

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

На правах рукописи

Санкт-Петербург

1997

Работа выполнена на кафедре физики твердого тела физического факультета Санкт-Петербургского Государственного Университета

Научный руководитель:

доктор физико-математических наук, профессор Агекян В.Ф. Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, профессор Вывенко О.Ф. доктор физико-математических наук, профессор Федоров Д.Л.

Ведущая организация: Физико-Технический Институт им.А.Ф.Иоффе,

РАН (Санкт-Петербург)

Защита диссертации состоится "75"" ^М^иРь 1997 года в Аб час. 30 мин. на заседании Диссертационного Совета Д063.57.32 по защите диссертаций на соискание ученой степени доктора наук в Санкт-Петербургском Государственном Университете по адресу: 199034 Санкт-Петербург, Университетская наб., 7/9, ауд.85

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Университета. Отзывы на реферат просим направлять по адресу:

198904, Санкт-Петербург, Петродворец, Ульяновская ул.1, НИИФ СПбГУ, диссертационный совет Д063.57.32

Автореферат разослан" 8 " Слм^млл 1997 года.

Ученый секретарь диссертационного совета, доктор, физ.-мат. наук, профессор Соловьев В. А.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ.

АКТУАЛЬНОСТЬ ТЕМЫ. Исследования разбавленных магнитных олупроводников (РМП) имеют важное значение вследствие их специфических :агнито-оптических свойств, обусловленных присутствием атомов Мп. Эти вердые растворы перспективны как материал для создания новых олупроводниковых приборов.

Одним из аспектов изучения твердых растворов с магнитной компонентой вляется исследование сложных многокомпонентных твердых растворов, акие сложные разбавленные магнитные полупроводники позволяют езависимо изменять ширину запрещенной зоны и концентрацию ескомпенсированных магнитных моментов, определяющую магнитные арактеристики. Эта особенность используется при создании гетероструктур с данными магнитными и оптическими свойствами.

В последнее время большое внимание уделяется структурам с пониженной азмерностью на основе полу магнитных полупроводников. Хорошо развитая зхнология изготовления позволяет использовать эти структуры т практике, ¡собый ьнтерес вызывают квантовые структуры типа 2п5еЖп;_)Мп..;5е, на снове которой начинают разрабатывать источники лазерного излучения в элубой области спектра.

В настоящей работе получены новые сведения об оптических свойствах гхнически перспективных твердых растворов Сс1ЬхМпхТе, впервые гтгически исследованы трехкап; ¡иные твердые растворы С(1Ьх,1.МпхМцуТс, зучены машито-оптические свойства структур с квантовыми ямами ^п,Мп)8е/гп8е и (2п,Сс1)8е/2п5е/(Хп,Сс!,\Тп)8е, перспективных для птоэлектроники.

ЦЕЛЬ РАБ01Ъ1. В задачу исследований входило:

вучение магнитного поляронного эффекта по спектрам люминесценции 5ъемных РМП Сс1].хМпхТе.

^следование оптических свойств РМП Сс11.х.уМпх\^уТс. гсследование экситонных состояний в структурах с квантовыми ямами ^п,Мп)8е/гп8е, содержащих слои (2п,Мп)8е с толщиной менее Юнм, и в груктурах с асимметричными двойными квантовыми ямами 'п,Сс!,Мп)$е/2п8е/^п,Сс1)8е с толщиной барьеров и ям около бнм во внешнем агнитном поле.

ПОЛОЖЕНИЯ ВЬШОСИМЬШ НА ЗАЩИТУ.

1. Зависимость релаксации экситонов от поляризации селективног возбуждения и величины внешнего магнитного поля в РМП CdbxMnxTe.

2. Влияние концентрации магнитной компоненты и величины внешнег магнитного поля на энергетический параметр магнитного полярона в РМ] Cd^MnJe.

3. Наблюдение фононного спектра РМП Cd,_j.yMnxMgyTe, определение ег модового типа, зависимости частот продольных и поперечных оптически колебаний от концентраций катионных компонент.

4. Обнаружение прямых и непрямых в координатном пространств эксигонных переходов в структурах с квантовыми ямами (Zn,Mn)Se/ZnSf Зависимость экситонного спектра от параметров структуры (Zn,Mn)Se/ZnSe величины внешнего магнитного поля.

5. Влияние параметров структуры с асимметричными двойными квантовым ямами (Zn,Cd)Se/ZnSe/(Zn,Cd,Mn)Se и внешнего магнитного поля на эффекпн ность туннелирования носителей из полумагнитной квантовой ямы в нема) нитную. Роль туннелирования в формировании экситонного спектра АДКЯ.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА РЕЗУЛЬТАТОВ РАБОТЫ.

• В работе впервые получены зависимости стоксова сдвига полос: люминесценции локализованного экситона по отношению к энерги возбуждения от концентрации магнптной компоненты в Cd1.xMnxTc внешнего магнитного поля.

• Впервые исследованы спектры поглощения, люминесценции комбинационного рассеяния света в РМП Cd].x.yMnxMgyTe. Определен зависимость ширины запрещенной зоны от относительных концентраци катионных компонент и структура фононного спектра.

• Впервые исследованы зависимости энергии непрямого в координатно пространстве оптического перехода в структурах с квантовыми ямам (Zn,Mn)Se/ZnSe с тонкими слоями (Zn,Mn)Se от величины внешне! магнитного поля.

• Впервые исследованы оптические свойства структуры с асимметричным двойными квантовыми ямами (АДКЯ) (Zn,Cd,Mn)Se/ZnSe/(Zn,Cd)Se (толщш барьеров и ям бнм). Обнаружено туннелирование тяжелых дырок из полума: нитного слоя (Zn,Cd,Mn)Se в немагнитный слой (Zn,Cd)Se, эффективность

которого зависит от величины внешнего магнитного поля.

ПРАКТИЧЕСКАЯ ЦЕННОСТЬ РАБОТЫ. Получены новые сведения о параметрах магнитного полярона в практически важных твердых растворах С(11.хМпхТе. Результаты исследований новых твердых растворов Сс11.х_уМпхМдуТе могут быть использованы при создании гетероструктур с заданными оптическими и магнитными свойствами. Результаты изучения экситонных спектров структур с квантовыми ямами (2л,Мп)8е/2п5е и (7п,С(1,Мп)8е/2пБе/(7.п,Сс1}5е и влияния на эти спектры магнитного поля могут использоваться при создании новых оптоэлектронных приборов и полупроводниковых лазеров.

СТРУКТУРА И ОБЪЕМ ДИССЕРТАЦИИ. Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения и списка литературы из ВО наименований. Общий объем диссертации -132 страницы машинописного текста, включая 38 рисунков и 4 таблицы.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ.

Во ^ведении обоснованы актуальность и практическая ценность диссертационной работы, сформулирована ее цель, кратко описаны результаты. Указаны публикации по теме диссертации.

В первой главе изложены некоторые данные о физических свойствах РМП !1 структур с квантовыми ямами на кх основе, которые были известны к началу иаших исследований.

Вторая глава содержит описание экспериментальных установок и характеристику образцов. Исследовались РМП: Сс1,_хМпхТе и Сс1,.х.,Мг,хМ8УТе '0,05<х<0,5; 0,05<у<0,5); структуры с квантовыми ямами: гпБе^п^МпхБе с толщиной слоев гп5е 10 нм и ЕпЬкМпхое 500нм-1,4нм и хМа-=0,12; £п,Сс!)8е/2п8е/(2п,Сс1,Мп)8е с толщиной квантовых ям и барьеров 6 нм х„=0,18 и хш=0,15), (хс^О.15 и хУ;П--0,09).

В качестве источников возбуждения использовались Не-№ лазер (длина золны излучения /.=633 нм), Аг+- лазер (длина волны излучения Х=515нм, или 1=3 84-414нм) и лазер с перестраиваемой длиной волны, в котором использова-шсь красители Родамин 60 (перестройка в диапазоне длин волн 580нм-ЯОнм), Родамин 101 (диапазон длин волн 615нм-640нм), БШЬепе-З ЬС4200 диапазон длин волн 410нм-485нм), Соитапп-47 (диапазон длин волн 450нм-500нм).

При исследовании спектров поглощения использовалась галогенная йодная лампа с мощностью 40Вт.

В третьей главе представлены результаты исследований оптических и магнитооптических свойств РМП С(3,.хМпхТе с высокой концентрацией марганца (0,25<х<0,4). Были проведены поляризационные исследования межзонно и селективно возбужденной люминесценции РМП Сй^МпДс во внешних магнитных полях при Т=2К.

При низких температурах в спектре люминесценции РМП СЯцМпДе наблюдается полоса люминесценции экситонного магнитного полярош (ЭМП). ЭМП реализуется при локализации экситона на флуктуация^ потенциала твердого раствора с последующим образованием согласованного ориентированного состояния магнитных моментов локализованных носителе? и окружающих их ионов Мп2+. При плавном уменьшении энергии возбужден!« Ев (переход от межзонного возбуждения к селективному) полос< люминесценции локализованных экситонов обнаруживает сложнук зависимость от Ев. Начиная с некоторого значения Ев, стоксов сдвиг полось локализованных экситонов До перестает меняться. Установлено, что До I Сё^МпДе составляет 25-23 мэВ для х=0,25-0,35 соответственно.

При приложении внешнего магнитного поля в условиях межзснноп возбуждения максимум люминесценции локализованного экситона сдвигаета в область низких энергий. Эта полоса люминесценции в РМП отвечает субкомпоненте зеемановского расщепления экситонного перехода.

Исследования во внешнем магнитном поле показывают, что пр] поляризованном селективном возбуждении люминесценции экситонов в РМГ Сс^МгцТе спектр излучения зависит от состояния поляризации возбуждающе го света. Эти зависимости спектров люминесценции в Сс^МпДе от условш возбуждения и величины магнитного поля отражают два основных свойств; магнитных твердых растворов: гигантское зеемановское расщепление эксито нов и существование порога подвижности, отделяющего локализованные сос тояния экситонов от делокализованных. Сделан вывод о том, что стоксо: сдвиг До селективно возбужденной люминесценции экситона следует рассмат ривать как энергетический параметр, характеризующий экситонный магнитны! полярон.

Из анализа спектров люминесценции была получена зависимост параметра До от величины внешнего магнитного поля для трех концентраци Мп2+ (Рис.1).

Одним из неочевидных результатов является увеличение Д0 в нулевом поле [ри росте относительной концентрации атомов Мп х 0.25 до 0.36. Зависимость [амагниченности от В свидетельствует, что во внешнем однородном магнитном поле при переходе от х=0.25 к х=0.36 происходит значительное уменьшение концентрации нескомпен-сированных магнитных моментов N5 благодаря образованию антиферромагнитных пар соседними ионами марганца [1]. Это должно, на первый взгляд, приводить к уменьшению энергии магнитного полярона с ростом х. Однако мы наблюдали обратную зависимость, что можно объяснить следующим образом. В неоднородном поле локализованного носителя антиферромагнитная пара приобретает индуцированный магнитный момент и вносит определенный вклад, в формирование магнитного полярона. Таким образом, зависимость До(х) не соответствует концентрационной зависимости намагниченности, измеренной во внешнем однородном магнитном поле.

тс. 1. Изменение намагниченности (а) и параметра До, характеризующего магнитную релаксацию экеитона, (б) в кристаллах Сй..хМпхТс в магнитном иоле В при температуре Т=2К для трех различных концентраций атомов Мл.

Кроме того, следует принять во внимание некоторые особенности армирования магнитного полярона. Марганец является широкозонной шпонентой в твердом растворе Сс1...Л1пхТс, и экситоны локализуются в тех эластях образца, где концентрация атомов марганца ниже средней по »металлу.

Увеличение напряженности магнитного поля приводит к усилению ориен-фующего действия магнитного поля на магнитные моменты ионов Мп2+, так о магнитное поле локализованных носителей слабее влияет на ориентацию

а*1-хМпхТе

Т=2К X

^-0,25

^,0,30

Г 1 | | | ^ 0,35 1

3 12 3 4 5 В(Т)

а

моментов Мп2+. Это проявляется в уменьшении До, то есть в подавлении магнитного поляронного эффекта.

Во внешнем однородном магнитном поле степень ослабления магнитного поляронного эффекта зависит от х, причем в поле В=5Т зависимость Ло(х) больше, чем при В=0. Это можно объяснить тем, что антиферромагнитные пары и кластеры слабо реагируют на внешнее однородное магнитное поле, и их вклад в магнитный полярон мало зависит от В.

В четвертой главе приведены результаты исследований оптических свойств трехкатионных РМП С(11.,.уМо,М§уТе в широкой области концентраций х и у. Исследованы спектры поглощения и люминесценции, в том числе во внешнем магнитном поле и спектры комбинационного рассеяния.

Из анализа спектров поглощения и люминесценции мы получили следующую зависимость ширины запрещенной зоны Ев от концентраций Мп и М§ в твердом растворе С61.х.уМп>1М0уТе:

ЕЕ(х,у)=1.594+1.55х+1.80у (эВ). (Т=7Ж)

При больших значениях х и у край поглощения сдвигается в область высоких энергий настолько, что удается наблюдать не только 2 полосы поглощения 6А1(5)->-4Т2(0) и бА^-ИЕф) (внутренние переходы в ионах известные по спектру поглощения С4|.хМпхТе [2], но и полосу 6А,(Б) -> Т2(0).

При увеличении внешнего магнитного при температуре Т=2К полоса люминесценции локализованного экситона усиливается благодаря сжатию е магнитном поле волновой функции экситона, увеличивающему сил) осциллятора перехода. Полоса люминесценции обнаруживает небольшой пс сравнению с Сё^МпДе магнитный сдвиг, который составляет около ЗмэВ пру В=6Т. Относительно слабый магнитный сдвиг объясняется более низко? концентрацией нескомпенсированных магнитных моментов ионов Мп2+ в Т1 Сс1,.,.уМпхМ£уТс для тех же значений х по сравнению с тройным соединение!» С<11.г!МпхТе. Это может быть обусловлено двумя причинами:

1. усилением антиферромагнитного взаимодействия ионов Мп2+ вследствие уменьшения постоянной решетки при введении

2. кластеризацией атомов Мп в более сложном по сравнению с Сс1,.хМпхТс соединении.

Спектры комбинационного рассеяния РМП С<11.х,уМпхМвуТе содержат три

:ары линий, соответствующих оптическим фононам. Низкочастотные и высо-очастотные линии в каждой паре принадлежат к поперечным (ТО) и продоль-:ым (ЬО) оптическим колебаниям соответственно. Анализ спектров соеди-:ений С(1,.хМпхТе, Сс1,.хМ§хТе и Сс11.х.уМп,М§уТе, позволил отнести пары линий 141-156)см"' к ТО и Ш колебаниям связи Сс1-Те, (186-200)см'' к ТО и Ш олебаниям связи Мп-Те и (244-263)см~' к ТО и Ш колебаниям связи Mg-Te.

На основании исследования спектров КР в широкой области концентраций :<1 и М§ установлена зависимость частот оптических колебаний от относитель-:ой концентрации атомов при х(Мп)=0,4. При увеличении относительной онцентрации атомов увеличивается частота продольных оптических олебаний (Ш) компоненты MgTe в РМП, т.е. величина продольного электри-еского поля дает вклад в изменение расщепления ТО-ЬО. Это означает, что ффективная сила соответствующего осциллятора увеличивается с ростом онцентрации атомов Однако при этом не происходит изменения упругих иловых констант связей, так что частота ТО не изменяется.

3 пятой главе приведены результаты исследований магнитооптических войств структур с квантовыми ямами ^п,Мп)8е/7п8е, содержащих слои 2п,Мп)8е различной толщины.

I исследованных нами структурах (2п,Мп)8еЙп8е схема энергетических ровней для экситонов, образованных легкими дырками, соответствует ервому типу структур с квантовыми ямами (рис.2), а для экситонов, бразованных тяжелыми дырками - второму типу [3]. Энергетический профиль труктуры (2п,Мп)8е/2п8е таков, что в слое ЕпБе происходит локализация егких дырок, а тяжелые дырки практически не локализованы.

В спектрах люминесценции структур (2п,Мп)8е/7п8е с толщиной слоя £п,Мп)8е ¿/=50нм во внешних магнитных полях при температуре Т=2К наблю-ается полоса, связанная с излучением свободного экситона, образованного лектронами и тяжелыми дырками полумагнитного слоя (7п,Мп)8е. При уве-ичении магнитного поля эта полоса сдвигается в область меньших энергий, и :ри В=7.5Т сдвиг достигает 53мэВ. Столь большой сдвиг вызван сильным бменным взаимодействием электронов к и р оболочек и Зё-электронов ионов

ж 2+

4п и определяется энергетическим положением ст+- компоненты зееманов-кого расщепления экситонного перехода, образованного тяжелыми дырками. I люминесценции структур (2п,Мп)8е/2п8е с относительно тонкими (с£=5нм) лоями @п,Мп)5е во внешних магнитных полях наблюдается полоса, которую

мы интерпретируем как излучение свободного экситона, образованного тяжелыми дырками слоя (Zn,Mn)Se и электронами слоя ZnSe. Такой переход

является непрямым в реальном пространстве координат. С увеличением внешнего магнитного поля полоса люминесценции непрямого экситона сдвигается в сторону меньших энергий, и сдвиг составляет 38мэВ при В=7.5Т. Этот сдвиг значительно меньше сдвига полосы люминесценции, отнесенной к прямому экситону полумагнитного слоя (Zn,Mn)Se, однако он слишком велик для состояний

Рис.2. Схема уровней для структур с квантовыми ямами (Zn,Nin)Se/ZnSe в отсутствие внешнего макетного поля и во внешнем магнитном поле В. ill н hh - зоны легких и тяжелых дырок соответственно. Вертикальной стрелкой обозначен прямой экюггонный переход в слое (Zn,Mn)Se, E^d - непрямой экситонный переход.

немагнитных слоев. Это позволяет сделать выбор в пользу экситонов, образованных электронами слоя ZnSe и тяжелыми дырками полумагнитного слоя (Zn,Mn)Se.

Для более детального изучения непрямого экситонного перехода в структурах с толщиной слоев с/=5нм были исследованы спектры возбуждения люминесценции на длине волны максимума полосы поглощения непрямого экситона. При сканировании энергии возбуждающего света Ев от 2.79эВ до 2.84эВ в спектре возбуждения люминесценции (Zn,Mn)Se/ZnSe наблюдаются несколько максимумов, которые интерпретируются как возбуждение непрямого экситона и прямых экситонов в слоях ZnSe и (Zn,Mn)Se. С усилением поля В до 6Т полосы, связанные с возбуждением состояний непрямого экситона, образованного тяжелыми дырками в слое (Zn,Mn)Se и прямого экситона в слое (Zn,Mn)Se, сдвигаются в область меньших энергий. Интенсивность полосы излучения непрямого экситона с ростом магнитного поля уменьшается благодаря ослаблению перекрытая электронных и дырочных волновых функций буждения люминесценции в отсутствие поля и во внешних магнитных полях.

следствие их сжатия магнитным полем.

Зависимость поляризационных свойств люминесценции в структуре 2п,Мп)8е/2п8е от величины магнитного поля В отражает зеемановское расцепление экситонов. По спектрам люминесценции и возбуждения люминес-[енции структур с толщиной слоев (7п,Мп)5е с£=5нм была определена зависи-юсть энергий зеемановского расщепления экситонов от величины магнитного галя В. Зависимость энергии о+- компоненты циркулярной поляризации зеема-ювского расщепления непрямого экситона от магнитного поля в образцах с онкими слоями (7п,Мп)8е оказывается более слабой, чем аналогичная зависи-юсть для прямого экситона в (2п,Мп)8е. Более наглядно это иллюстрирует 1ИС.З, отражающий зависимости энергии непрямого экситона в структурах с

тонкими слоями 2пМп8е и прямого экситона в слое (2п,Мп)8е толщиной */=50нм от величины магнитного поля. Ориентирующее действие внешнего магнитного поля В на магнитные моменты ионов Мп21 определяет сильную зависимость энергий электронных и дырочных уровней в слое (гп,Мп)8е и, следовательно, энергии прямого и непрямого экситонов от В. Обменное взаимодействие электронов

Зависимости энергий ст -компонент зеемановского расщепления экситона, образованного тяжелыми дырками и электронами слоя (^п,Мп)5с толщиной 50нм и непрямого экситона, образованного тяжелыми дырками слоя ^п.Мп^с (толщина слоев 5нм) и электронами слоя 2п5с от величины магнитного поля В. Толщина слоев ZnSe равна Юнм. Т=1.8К

лоя 2пБе и тяжелых дырок слоя (^п,\1п)5е оказывается более слабым по равнению с обменным взаимодействием электронов и дырок в слое гп,Мп)5е.

В шестой главе приводятся результаты исследований свойств структур с симметричными двойными квантовыми ямами (2п,Сс1)8е/2п8е/(2п,С(1,Мп)5е с даличной концентрацией Сё и Мп по спектрам люминесценции и возбуждения люминесценции в отсутствие поля и во внешних магнитных полях.

ис.З.

Напряжение сжатия в слоях (2п,Сс1,Мп)8е и (2п,Сё)8е, перпендикулярно направлению роста, расщепляет валентную зону на состояния легких и тяже лых дырок и приводит к тому, что в слоях (2п,Сс1,Мп)8е и (2п,С<3)8е уровга тяжелых дырок в валентной зоне оказываются выше, чем уровни легких дыро (рис.4). Увеличение концентрации атомов С<1 уменьшает ширину запрещенно]

зоны в 2п8е, а увеличение кон центрации Мп увеличивает ее поэтому в слое (2п,Сс1)8е урови тяжелых дырок выше, чем урови тяжелых дырок в ело (2п,С(1,Мп)8е. Во внешне; магнитном поле уровень тяжелы дырок полумагнитного слоя проекцией момента т^ -

оказывается выше, чем уровен тяжелых дырок в немагнитно) (2п,Сс1)8е.

Рис.4. Схема зон при В=0 и В>0 для а+- компоненты зеемановского расщйшюки структур с АДКЯ (гп,Сф5е/2п8е/(2^,Сс!,Мп)5е. Непрерывной и иприховс линиями показаны состояния тяжелых (№) и легких (!Ь) дырок. Стрелкам обозначены переходы, наблюдаемые р люминесценции.

Спектры люминесценции двух структур с АДЮ (2п,Сф8е/2и5е/'(2п,Сс1,Мп)8е с концентрациями Сё=0.15 и Мп=0.09 (структур а) и Сс!=0.18 н Мп=0.15 (структура б) в отсутствие магнитного поля содержал полосы, которые были шггерпретированы как излучение экситона, образовав ного тяжелыми дырками и электронами немагнитного слоя (2п,Сс1)8е, и экси тона, образованного тяжелыми дырками и электронами в полумагнитном ело (2пСс1Мп)5е. Интенсивность второй полосы была слабой. С увеличением ма1 нитного поля полосы экситояов полумагнитного слоя для обеих структур сдви гаются в область меньших энергий, и их интенсивность увеличивается ростом магнитного поля. Магнитный сдвиг вызван обменным взаимодействи ем и р -электронов с Ъ<1- электронами Мп в слое (2п,Сс1,Мп)5е, которо приводит к сильному зеемановскому расщеплению уровней носителей (экситс нов) этого слоя. Полосы люминесценции из слоя (2п,Сс1)5е для обеих структу почти не меняли своего энергетического положения. Для обеих структур при

жанировании энергии возбуждающего света в области от 2.580эВ до 2.735эВ 50 внешних магнитных полях в спектрах возбуждения люминесценции, при )егистрации на полосе излучения Мп2+ наблюдался пик, связанный с возбуждением экситона в полумагнитной квантовой яме (2п,Сс1,Мп)8е. При )егистрации спектра возбуждения люминесценции на энергии экситона, >бразованного тяжелыми дырками и электронами немагнитных квантовых ям 2п,Сс1)8е, обнаружен пик на энергии экситона, образованного тяжелыми 1ырками и электронами полумагнитного слоя (7п,Сс1,Мп)8е. Это доказывает ¡уществование туннелирования носителей из полумагнитной квантовой ямы в «магнитную.

С увеличением магнитного поля для обеих структур полоса люминесцен-1ии тяжелых дырок, связанных с магнитной квантовой ямой, обнаруживает ;двиг в область меньших энергий, тогда как все другие полосы, которые отпо-:ятся к состояниям немагнитной квантовой ямы, почти не меняют своего «ергетического положения.

По спектрам люминесценции и возбуждения люминесценции структур с \ДКЯ (2:\Сё)5е/2п5е/(2п,С(1.Мп)8с были получены зависимости энергии экси-онных переходов от магнитного поля. Для структуры (а) при увеличении маг-штного поля наблюдается пересечение уровня п=1 тяжелых дырок в магнитной яме и уровня п=1 тяжелых дырок в немагнитной квантовой яме. >олее высокая концентрация Мп во второй структуре приводит к тому, что «ергия экситона, образованного тяжелыми дырками и электронами в гагнитной квантовой яме (ЪЬШ") относительно велика. Это позволяет при 'величении магнитного поля наблюдать пересечение уровней и уровней

[егких дырок в немагнитной яме (Ш™7™).

В отсутствие внешнего магнитного поля уровни тяжелых дырок (ЪЬтл) и ровни электронов в магнитной квантовой яме находятся выше по энергии, [ем соответствующие состояния в немагнитной яме. При увеличении гагнитного поля имеет место сдвиг в область низких энергий для состояний кситонов в магнитной яме, который при некотором значении магнитного юля В приводит к выравниванию уровней тяжелых дырок НИ1™" слоя гп,Сс!)8е и ЫГ* слоя (2п,С<1,Мп)8е.

В слабых магнитных полях туннелирование электронов и дырок из магнит-юй квантовой ямы в немагнитную приводит к тому, что полоса люминесцен-(ии экситонов Ы1Ш" на два порядка слабее полосы жетонов Ы!1™4". Из схемы

следует, что выше некоторого критического значения магнитного поля В тун-нелирование дырок из полумагнитного слоя в немагнитный становится невозможным. Спектр люминесценции структур свидетельствует о том, что в поле выше критического может происходить туннелирование экситона из магнитной ямы в немагнитную до тех пор, пока энергия экситонов в магнитной квантовой яме не становится меньше энергии экситонов в немагнитной квантовой яме.

В ЗАКЛЮЧЕНИИ кратко сформулированы основные результаты и выводы, полученные в диссертации:

1. Стоксов сдвиг полосы люминесценции локализованного экситона пс отношению к энергии возбуждения в условиях поляризованного селективного возбуждения характеризует динамику и энергию образования магнитногс полярона в разбавленных магнитных полупроводниках.

2. Вклад антиферромагнитных пар и кластеров в энергию образование магнитного полярона определяет ее нетривиальную зависимость от концентрации магнитной компоненты и внешнего магнитного поля.

3. Фононный спектр твердого раствора Сё^Мг^К^Де относится * трехмодовему типу и содержит 3 пары продольных и поперечных оптически> фононов, характеризующих связи С(1-Те, Мп-Те, и М§-Те в С^.х_уМпхМ§уТс.

4. Оптический спектр структур с квантовыми ямами (2п,Мп)5е/2п8е с толстым слоем (2п,Мп)8е (500нм, 50нм) определяется прямыми £ координатном пространстве экситонными переходами. В аналогичны? структурах с тонкими слоями (2п,Мп)5е (менее Юнм) важную роль играют непрямые в координатном пространстве экситоны, образованные дыркой и: полумагнитного слоя (2п,Мп)8е и электроном - из немагнитного 2п5е.

5. Уменьшение во внешнем магнитном поле перекрытия волновых функцш электронов немагнитного слоя и дырок полумагнитного слоя уменьшает сшг осциллятора непрямых экситонных переходов в структуре с квантовыми ямам! (2п,Мп)5е/2п5е.

6. В структурах (2п,Сс1,Мп)8е/2п8е/(2п,Сё)8е с АДКЯ с толщиной барьеров 1 ям бнм имеет место туннелирование тяжелых дырок из полумагнитного ело) (2п,Сс1,Мп)5е в немагнитный слой (2п,Сс1)5е, эффективность которого сильн< зависит от величины внешнего магнитного поля.

АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ. Основные результаты диссертационной работы кладывались на научных семинарах Кафедры Физики Твердого Тела НИИФ 16ГУ и Кафедры Физики Твердого Тела Университета Гумбольдта в рлине, и на двух международных конференциях.

ПУБЛИКАЦИИ. Основные результаты диссертации опубликованы в гдующих статьях, а также тезисах двух докладов конференций.

Aguekian V.F., Gridneva L.K.and Serov A. Yu.. The magnetic polaron effect in liluted magnetic semiconductor Cd,.xMnxTe with high concentration of manganese. /Solid State Communications, 1993, V.85, №10, P.859-862.

Aguekian V.F., Gridneva L.K.and Serov A.Yu.. Optical Properties of new diluted nagnetic semiconductors Cdj.^.Mn^Mgj.Tc .//Solid State Communications, 1993, /.87, №7, P.635-637.

Аверкиева Г.К., Агекян В.Ф., Гриднева Л.К., Прочухан В.Д., Серов А.Ю . )птические свойства разбавленного магнитного полупроводника Zd^Mn^MgJe.//Физика Твердого Тела, 1993, т.35, №7, С.2052-2055.

Агекяч В.Ф., Гриднева Л.К., Карпов С.В., Серов А.Ю.. Комбинационное 1ассеяннс света в трехкатионном разбавленном магнитном полупроводнике :.d,.x.yMnxMgyТс .//Физика Твердого Тела, 1995, т.37, №2, С.457-462

Heimbrodt W., Gridneva L., Нарр М, Neugebauer N., Suisky D., Hoffman N., jriesche J.. Dimensional Dependence of Magneto-Optical Properties of (Zn,Mn)Se ДВЕ Layers.//Journal of Crystal Growth, 1995, Vi SP. 1осб - \cc&

Gridneva L , Heimbrodt W., Нарр M., Weinhold V., Hoffman N., Griesche J.. Magneto-optical investigations of (Zn,Mn)Se/ZnSe and (Zn,Mg)Se/(Zn,Mn)Se .1QW sructures// 59 Jahrestagung derDPG, Berlin-1995, P.1319.

Heimbrodt W., Gridneva L., Нарр M., Neugebauer N, Suisky D , Hoffman N.. )imensional Dependence of Magneto-Optical Properties of (Zn.Mn)Se MBE .ayers. //7-th Int.Conference on II-VI Compounds and Devices.Edinbourg - 1995.

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА:

Khattak G.D., Twardowski A., Galazka R.R. Magnetisation of Cd,.xMnxTe //Phys tat.sol.(a), 1985, V.87, N1, P.K57-K60

Furdina J.K. //Diluted magnetic semiconductors, J. Appl.Phys. 1988, V64, №4, '.R29-R64

Херман M. Полупроводниковые сверхрешетки. //Akademie-Verlag, Berlin, 986, перевод на русский язык. М. "Мир",1989, 231с.