Теория проявлений носитель-ионных обменных взаимодействий в полупроводниках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ



Семенов Срий Григорьевич

УДК 535.343:537.635

ТЕОРИЯ ПРОЯВЛЕНИЙ НОСИТЕЛЬ-ИОННЫХ 0Б!дЕННЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ

01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора Физико-математических наук

АКАДЕМИЯ НАУК УССР ИНСТИТУТ ПОЛУПРОВОДНИКОВ АН УССР

(На правах рукописи)

АКАДЕМИЯ НАУК УССР I ИНСТИТУТ ПОЛУПРОВОДНИКОВ АН УССР

I _

(На правах рукописи)

Семенов Юрий Григорьевич

УДК 535.343:537.635

ТЕО™ ПРОЯВЛЕНИЙ НОСИТЕЛЬ-ИОННЫХ ОБМЕННЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ

01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Работа выполнена в Институте полупроводников АН УССР

Официальные оппоненты:

доктор Физико-математических наук доктор Физико-математических наук доктор Физико-математических наук, академик АН УССР, профессор

. Ведущая организация Институт Физики твердого тела АН СССР

И.И.Бойко Б.Л.Гельмонт

В.В.Ерёменко

198

г. в

час.

мин.

Защита состоится "_" _

на заседании Специализированного совета Л 016.25.01 по защите докторских диссертаций при Институте полупроводников АН УССР.

Адрес: 252028, г. Киев, пр. Науки, 115, ИП АН УССР.

С диссертацией можно ознакомиться в научной библиотеке ИП АН УССР.

Автореферат разослан

198

г

Ученый секретарь Специализированного совета доктор физ.-мат. наук

В.А. Романов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА. РАБОТЫ

Актуальность темы. В конце 70-х годов сформировался новый раздел Физики полупроводников - магнитосмешанкые (или полумагнитные} полупроводники, т.е. твердые растворы магнитных полупроводников в немагнитных. Интерес к этим объектам определился новыми возможностями значительно!* перестройки энергетического спктра зонных состояний при сравнительно слабых внешних воздействиях. Так, величина гигантского спинового расщепления энергетических зон в магнитосмешанных полупроводниках достигает десятков мэВ в магнитных полях I Тл. Как было установлено, ответственными за основные явления в новом классе объектов выступают обменные взаимодействия между магнитными ионами и носителями тока. Между тем, существовавшее в ранних работах представление о носитель-ионном обменном взаимодействии как факторе, определяющем перенормировку спиновых расщеплений пропорциональную намагниченности кристалла, приводило к противоречии с новыми экспериментальными данными. Дальнейший прогр&сс в исследованиях магнитосмешанных полупроводников стал невозможным без построения соответствующей теории.

Носитель-ионные обменные взаимодействия играют важную роль и в спин-зависимых явлениях, обусловленных наличием парамагнитных центров в немагнитных полупроводниках. Так, скорость парамагнитной релаксации, вызванной обменным рассеянием сравнительно небольшого числа свободных носителей, может превысить скорость спин-решеточной релаксации ,^~что позволяет при помощи ЭПР локализованных состояний исследовать зонные возбуждения полупроводника.Обработка экспериментальных данных по парамагнитной релаксации также невозможна без теоретического описания явления обменного рассеяния, в основе которого лежит носитель-ионное взаимодействие. Все сказанное определяет актуальность избранного направления исследований.

Целью ^диссертации является последовательное построение теории спектроскопических явлений в магнитосмешанных полупроводниках, способной описать э<М>ектц, обусловленные сильным носитель-ионнш обменным взаимодействием в этих системах, позволяющей в простой и наглядной (Торме интерпретировать экспериментальные результата, а также определить условия наблюдения ранее не обнаруженных эЛЛектов. ■

Дня достижения указанной цели в работе решены следующие основные задачи.

I. Предложена микроскопическая теория носитель-ионного обменного взаимодействия, учитывающая возможное орбитальное вырождение в симметричных точках зоны Бриллюэна.

2. Выяснена роль кристаллического поля в гигантском спиновом расщеплении гэкситонных спектров гексагональных кристаллов.

3. Установлена зависимость сечения обменного рассеяния свободных электронов, дырок, экситонов на магнитных ионах от зонных параметров полупроводника.

4. Установлено влияние гигантского спинового расщепления энергетических зон магнитосмешанного полупроводника на динамическую поляризацию локализованных спиновых моментов.

5. Выяснена природа огИ>ектов, наблюдаемых в спектрах комбинационного рассеяния света с переворотом спина мелкого донора в магнитосметанных полупроводниках.

6. Изучен вклад виртуальных процессов обменного рассеяния носителей на локализованных спиновых моментах в энергии зонных состояний магнитосмешанного полупроводника.

Научная новизна работы состоят в том, что в ней впервые предложены модели и на основе их анализа проведено описание широкого круга явлений, обусловленных сильным носитель-ионным обменным- вэа-имодействием в магнитосметанных полупроводниках.

Оригинальными являются теоретические исследования процессов обменного рассеяния и динамической поляризации локализованных спиновых моментов при обменном рассеянии 'Ътовозбужденных носителей, а также исследования оптической бистабильности магнитосметанных полупроводников в области резонансного возбувдения зонных состояний. На:основе развитых модельных представлении получили объяснения обнаруженные ранее э'Кекты в магнитосметанных полупроводниках. В частности, было дано объяснение сильной анизотропии гигантских спиновых расщеплений экситонных спектров в гексагональных кристаллах, особенностям гигантских спиновых расщеплений в ван<<Нлековских парамагнитных полупроводниках, изменению знака вклада процессов обменного рассеяния в неравновесную поляризацию локализованных спиновых моментов с ростом магнитного поля, неисчезающему при высоких температурах бесполевому расщеплению линии комбинационного рассеяния с переворотом спина, незквидистантности гигантских спиновых расщеплений дырочных зон в кубических магнитосмешанных полупроводниках.

Научная и практическая значимость работы состоит в получении

новых сведений о явлениях, происходящих в магнитосметанных полупро-

водниках; в разработке теоретических основ методов спектроскопического исследования полупроводников, основанных на изученных в работе спин-зависящих эФФектах; предсказании новых явлений, представляющий научный и практический интерес; в разработке теоретического аппарата, позволяющего описать основные явлений, обусловленные коллективным проявлением носитель-ионных обменных взаимодействий в магнитосмешанных полупроводниках.

Защищаемые положения.

Т. Гамильтониан носитель-ионного обменного взаимодействия выведен в представлении спиновых операторов локализованных и зонных электронов с учетом неортогональности взаимодействующих одноэлект-ронных состояний. Лри конечной величине интеграла перекрытия знак обменных интегралов может соответствовать ант и Ферромаг кит ному взаимодействию. Обменное взаимодействие электрона (дырки) с ванФлеков-скими ионами в слабом магнитном поле И характеризуется константой, пропорциональной Н .

2. Доказано существенное влияние кристаллического поля в гексагональных полупрородниках на гигантские спиновые расщепления дырочных зон. ^ля кубических кристаллов магнитополевая анизотропия проявляется в тензоре эффективных пасс и, как следствие, в величинах циклотронной эффективной массы и эффективной массы плотности состояний. Магнитная изотропность инерционной эффективной массы объясняет отсутствие заметного проявления нагнитополевой анизотропии в экситонных спектрах отражения.

3. Показано, что обменное рассеяние электронов, дырок, эксито-иов на магнитных ионах является э^Лективнш механизмом спиновой релаксации. Обменное рассеяние электронов происходит с сохранением проекции спиновых моментов взаимодействующих подсистем. #ля дырок

в кубических и тексагональных кристаллах проекция углового момента подсистем в общем случае не сохраняется. Температурная зависимость скорости парамагнитной релаксации определяется структурой энергетических зон носителей и спектром энергий парамагнитного центра.

4. Развита теория динамической поляризации локализованных спиновых моментов при обменном рассеянии Фотовозбуждениях носителей. ¡Г?ри Ферромагнитном знаке (J > 0) константы носитель-иоиного обменного взаимодействия, реализующимся для электронов проводимости, обменное ф&псеяние ослабляет поляризацию, тогда как лри ■!.< О (дыр-¡ки ¡в Тд — ;зоне) — -усиливает спиновую поляризация по сравнению с рай' ■новеснш се значением. Теория объяснила эксперименты по.влиянию оп-

тической накачки на энергии зона-зонных переходов в Сс/^Мп^Те -

5. Доказана возможность оптической биетабилъности магнитосме-шанного полупроводника с.кубической решеткой при оптической накачке с энергией вблизи полосы экеитонного поглощения. Показано, что обменное рассеяние ЧГ -э кантонов в энергетически нижайшую СГ+ -эк-ситоннуго зону осуществляет внутреннюю положительную обратную связь для оптического сигнала.

6. Развита теория локализованных электронных состояний большого радиуса в магнитосметанных полупроводниках в модели обменного ящика. Для этой модели получены точные аналитические выражения термодинамических потенциалов и построена теория спектров ЭПР и комбинационного рассеяния с переворотом спина. Теория обт,яснила наб-людавяиеся особенности сдвига линии комбинационного рассеяния в магнитном поле, резкую магнигополевую зависимость поляризации линии комбинационного рас.сеинил н ее утаирсниё спиновыми флуктуация*!«* и Ллуктуациями состава.

7. Изучено влияние процессов обменного рассеяния на энергии зонных состояний магнитос.мешанных полупроводников. В сильных магнитных полях сдвиги энергий, обусловленные этими процессами, приводят к неэквидистантности гигантских спиновых расщеплений днрои-ных зон в кубических кристаллах. Теория объяснила набяюдавщукся асимметрию экситонннх спектров отражения.

0. Предложен и теоретически илучен новы;' мехашта спин-решеточного взаимодействия для локализованного спинового момента, обусловленный обменнил рассеянием сопровождающих гТонон виртуальных электронно-дырочных пар.

Апробация работы. Материалы диссертационной работы докладывались на ТУ—П Международной конференции по сегнетоэлектричеству, (Ленинград, Т977), П-м Всесоюзном совещании по глубоким уровням в полупроводниках (Ташкент, 1900), Всесоюзной конференции по Физике магнитных явлений (Пермь, Т9Ш), УП-й Всесоюзной конференции "Эк-ситоны в кристаллах " (Черновцы, Т981), па Т-м, П-м , Ш-м, ТУ-м Всесоюзных семинарах "Оптическое детектирование магнитных резонан-сов'", на выездной сессии Совета по радиоспектроскопии (Киев, Т9<12), Всесоюзной конференции "Современные методы ЯМР и ЭПР в химии твердо го тела" (Черноголовка, Т982), УП-м и УГ,1-м Всесоюзных симпозиумах по спектроскопии кристаллов (Ленинград, 19Я2 , Свердловск, Т9В^), на Международном совещании "Экситоны-Р2" (Ленинград), ХТ-м и ХП-м Всесоюзных совещаниях по теории полупроводников, Всесоюзной конФе-

- ? -

решит по магнитному резонансу (Казань, Т934), ХУП-м Всесоюзном семинаре "Экситоны-04) (Черноголовка, 1904), 1-й Украинской республиканской школе-семинаре по физике полупроводников, на IX Уральской школе по физике полупроводников.

Публикации. Основные результаты выполненных исследований, вошедшие в диссертационную работу, изложены в 35 публикациях, перечень которых приведен в конце автор'-Лерата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, семи глав и заключения, содержит 239 страниц машинописного текста и 37 рисунков. Список литературы включает Т9Т наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РА БОШ

Во введении обосновывается актуальность выбранного направления исследований, дается общая характеристика диссертации,краткое изложения новых результатов и дан перечень основных научных положений, которые выносятся на защиту.

Первая глава диссертации носит постановочный характер. В ней проведен краткий обзор работ, предшествующих началу разработки теории носитель-ионного обменного взаимодействия в полупроводниках и связанных с отим взаимодействием явлений.

В основе излагаемого ниже теоретического построения лежит модель 5-с1 обменного взаимодействия Вонсовского, предполагающая возможность разделения электронов в кристалле на локализованные^ - ) и на коллективизированные (5- ). Взаимодействие между двумя выделенными подсистемами будет содержать наряду с потенциальным обменный вклад, зависящий от спинов локализованных и зонных Эе электронов.

Рассматриваемое взаимодействие ответственно за такие явления, как эффект Кондо, примесный ферромагнетизм, косвенное обменное взаимодействие ТУдермана-Киттеля-Касуя-Иосида, красный сдвиг края поглощения в магнитных полупроводниках и др.

В магнитолегированных металлах, однако, на характеристики перечисленных эффектов влияют коллективные взаимодействия в системе носителей, а в магнитных полупроводниках - кооперативные явления в системе локализованных магнитных моментов. В связи с этим особый интерес представляют исследования носитель-ионных обменных взаимодействий либо в полупроводниках, содержащих примесь магнитных ионов, либо в разведенных магнитных полупроводниках. В этом случае эффекты носитель-ионных обменных взаимодействий могут быть сильнее взаимодействий внутри каждой из подсистем и поэтому выделены в более

- я _

чистом виде.

Исследования подобных эффектов начались сравнительно недавно и велись в двух направлениях. Бо-первых, в 1975 г. М.Ф. Дейгеным с сотрудниками было обнаружено укорочение времени продольной спиновой релаксации глубоких центров Ре в полупроводнике (51 ) в присутствии Фотоэлектронов, которое было объяснено носитель-примесным обменным рассеянием. Феноменологически данный э'Мдакт описывает сечение обменного рассеяния S* , так, что вероятность переворота спина магнитного иона_при обменного рассеянии на нем Л1"электронов про ео-димости W=fletf 6" , где г? = /8T/V7т^ - средняя тепловая скорость носителей, md - элективная масса плотности состояний.

Во-вторых, в 1975 г. С.М. Рябченко с сотрудниками был открыт эффект гигантского спинового расщепления экситошшх спектров широкощелевого магнитосмешанного полупроводника. При гелиевых температурах в магнитных шлях до 2 Тл были реализованы расщепления экси-тонных линий отражения и люминесценции, достигающие десятков мэЗ, что эквивалентно действию на спины электрона и дырки мегазрстедных полей. Пример экспериментальных результатов показан на рис. Т.

Феноменологическая теория явления для кубических кристаллов была сФормулирована в работах С.М. Рябченко с сотрудниками в I977-T978 гг. Основное содержание модели сводится к следующему. Магнитные ионы в полупроводнике являются централи потенциального и обЕ Рис. Т. Зависимость энергий минимумов is экситонного отражения в ZfVjlHSe ( X =0,009) от напряженности магнитного поля Н 1фи температуре Т =1,94 К. Линии 1,3 - <с?+поляризация; 2,5 - 9Г ; 4,6 -^"поляризация. Рисунок взят из статьи A.B. Комарова, С.М. Рябченко и О.В. Терлецкого, Рhyb.btüt. 11) ,1980, т. 102, №2,с.б03-

H(Ta) 609.

менного рассеяния носителей. Если потенциальное рассеяние не разрушает квазисвободное движение носителей в кристалле, его учет должен быть сведен к перенормировке зонных ПЕгаметров. Зависящая от спина часть энергии экситона при учете носитель-ионного обменного взаимодействия будет описываться таиильтоьианом

где 5ц »3/2 - эффективный угловой момент дырки в Гд - зоне полупроводника, - оператор прямого электронно-дырочного обменного взаимодействия в экситоне,£1з6), - эффективное обменное поле, учитывающее обменное взаимодействие электрона (дырки) с ансамблем поляризованных внешним магнитным полем НИ2 магнитных ионов. Расщепление Г^- Гд - экситона взаимодействием (I) в случае сравнительно малого вклада первого члена удовлетворительно описывает экспериментально наблюдаемые спектры , а температурная и магнитополевая зависимости эФФекта полностью определяются выражением

Сеш =-2ТесыХ<Зе2>, где^бгг) ~ термодинамически среднее значение 2 - компоненты локализованного спинового момента, пропорциональное намагниченности системы; - константа носитель-ионного обменного взаимодействия для электронной (дырочной) зоны. Наиболее интересная ситуация реализуется, если гигантские спиновые расщепления зон превосходят энергию связи экситона. При атом задача о экситоне Ванье-Мотта описывает водородоподобный спектр кулановски связанных электрона и дырки, движущихся в определенных спиновых подзонах. Экспериментальные исследования таких спиновых экситонав указали на отсутствие заметных проявлений кубической анизотропии валентной зоны, а также позволили определить величины' и знаки обменных констант для ионов Ип в АгВе • Зсе результаты, полученные по гигантским спиновым расщеп-< лениям экеитоггав вД В' с 3<Л - ионами соответствовали Ферромагнитному обменному взаимодействию Зе>О для Г^ зоны проводимости и антиферромагнитному ^ < О для Гд валентно? зоны.

Таким образом, к концу 70-х годов после получения ряда принципиально новых экспериментальных результатов возникла необходимость построения теории коситель-ионных обменных взаимодействий и их проявлений, способной описать наблюдаемые и предсказать новые явления в полупроводниках, содержащих ионы переходных металлов. К наиболее актуальным следует отнести задачи описания зависимости обменного рассеяния от зонных параметров, изучение возможности динамической спиновой поляризации при обменном рассеянии фотоносителей, объяснение знаков констант носитель-ионного обменного взаимодействия и вывод соответствующего спин-гамильтониана, рассмотрение эффектов кубической анизотропии и гигантских спиновых расщеплений в гексагональных магнитосмешанных полупроводниках, развитие теории локализованных состояний большого радиуса в этих кристаллах.

Построение теории» способной решить эти, а также другие ■ зада,—

- ТО -

, возникшие в результате дальнейших исследований магнитосмегоан-.«пс полупроводников, является предметом настоящей диссертации.

Вторая глава диссертации посвящена анализу гамильтониана носитель-ионного обменного взаимодействия. При выводе такого гамильтониана обычно исходят из энергии кулоновского отталкивания зонного электрона и электронов незаполненной оболочки магнитного иона, что приводит к Ферромагнитному знаку их обменного взаимодействия. В диссертаций рассмотрен общий случай полной потенциальной энергии системы ^ +1 электронов, включающей энергию кулоновского притяжения к остову магнитного иона. Используя оператор проектирования на основное состояние магнитного иона, занимающего узел , гамильтониан носитель-ионного обменного взаимодействия, описывающий

( -у

переход из состояния 1рЛ>в 1р, к> представлен в виде

аиоь сЬм'ММр.)<&|£>), 1р.к>=х''"|р.1)е'"', 1Р;)«1Р;,Й. Суммирование по Р4 , Рг в отличие от р , р' ведется по состояниям в центре ( к =0) зоны Бриллютна. Вид интегралов обменного взаадо-действия £') определяется симметрией зон Р1, и Р, и угловым

распределением одноэлектронных волновых Функций незаполненной оболочки с/ - электронов;В(й^,%) является Функцией спиновых операторов взаимодействующих систем.

Микроскопический расчет констант .!( показывает, что в зависимости от симметрии зон носителей могут быть актуальный обменные интегралы двух типов. Для ортогональных зонных и локализованных состояний -1е>0 , вычисленные с использованием в качестве ядра оператор электрон-электронного кулоновского отталкивания, и для неортогональных зонных и локализованных состояний - К0< 0. вычисленный с использованием потенциала электростатического притяжения к остову магнитного иона. Таким образом, для Гт - зоны проводимости знак обменной константы >0. Для Г^ - валентной зоны вследствие неравенства <ГЬ |с<> Ф0,.Ту определяется в основном суммой вкладов прямого |Ко <0 обменного взаимодействия и эффективного^ 5 » * - §ПЫ£/ДЕлк » обусловленного проявлением гибридизационного члена во втором порядке теории возмущений, где по порядку величины ДЕаь равен энергетическому интервалу между энергией носителей, рассматриваемых вблизи потолка валентной занм и уровнемЕ(«1"а)электронов незаполненной оболочки. Таким образом, для иона

Мп вА"^,

уровень которого расположен ниже потолка валентной зоны, константа^'^ 0 как и для прямого обменного взаимодействия.

Данный механизм антиферромагнитного обменного взаимодействия, изученный Р. Ватсоном для примесных состояний в простых металлах, был рассмотрен в связи с магнитосмешанными полупроводниками в работе А. Еаттачаржи, Г. Фишмана, Б. Коблина '1983).

Анализ экспериментальных данных по гигантским спиновым расщеплениям в различных магнитосмешанных полупроводниках, в состав которых входит Мо и Ре , установил отсутствие корреляции между положением 3е{ уровней и обменными константами , что повидшдому указывает на доминирующую роль прямого обменного взаимодействия по сравнению с элективным, обусловленным с1-к -гибридизацией. Этим объясняется антиЛерромагнитный знак обменного взаимодействия Зс/ -ионов с электронами валентных зон в полупроводниках Аг Ь6 .

Процедура расчета спиновой части обменного взаимодей-

ствия в кристаллах Аг В6 заметно упрощается в двух случаях.

Т. Если электрон принадлежит Гу зоне и его спин является хорошим квантовда числом „ _ -» -

ВФА^аз^+л, (4)

где второй член определяет постоянный сдвиг энергии спиновых муль-типлетов, пропорциональный обменным константам.

2. Выражение (4) остается в силе, если магнитные ионы находятся в Я -состоянии (Гг+ ,Мп2*, ), а спин электрона не явхя-ется хорошим квантовым числом. Обменное взаимодействие таких ионов с валентными электронами в кубических Аг В6 представляет матркца оператора В^ р^ в базисе 6 функцией Гд + Гу , соотнететкуаа$ц эффективному угловому моменту в* =«3/2 я =1/2. В случае, езгдз. расщепленяеЕ(^) £(^)=Д3з много больше спишвых расщеплений этих зет, матрицу $ ^ можно приближенно разбить на прямую суыцу матриц-4x4 и 2x2 и представить их в операторном виде

ЙР*Р2 = 1 ЪРЛ=~Ъ Ф ■ ¡Я л

Отрицательный множитель для эффективной обменной констакт^^-д^-отражает то обстоятельство, что истинный спин аяентрсшв а заве Щ, направлен противоположно эффективном1/ моменту.

Ситуация качественно меняется в случае гекеагаивяьжиго и^яедзвш— на, потолов валентной зона которого расцеплен иркстюшгоггевав шетст-циалоы ("Д1) и анизотропным спин-о рбитальнны взвязадегстпизд

)- Матрица 6x6 оператора Вр р в это и случае сушяяг-жашэ зь-

висит от соотношений между константами А1 , и Д3 .

Специального рассмотрения требует случай обменного взаимодействия с ванфлековскими ионами, основным состоянием которых в отсутствие магнитного^поля является синглет. Практический интерес представляют ионы Ре (з^ в кубических Д2 5С • Магнитное поле Н смешивает синглет с отщепленным наД£ триплетом в результате чего спиновый момент ионаГ^в основном состоянии приобретает компоненту в направлении Й II /ТОО/; _

<5е>с =-8/\Н//м2.+ 16 (6)

В результате, для Гу электрона гамильтониан носитель-ионного обменного взаимодействия будет 'иметь 'вид квазизеемановского, поскольку Б = )0 . Для обменного взаимодействия с Гд налентными электронами в представлении эффективного момента б! =»3/2 находим ¡В -~§($еУо » что твше определяет квазизеемановский вид оператора обменного взаимодействия.

В заключение главы показано, что вид гамильтониана (3) не меняется при переходе от электронного к дырочному представлению.

В третьей главе развита теория гигантских спиновых расщеплений электронных, дырочных и экситонннх состояний различной симметрии.

Гигантское спиново.е расщепление возникает при поляризации спинов магнитных ионов Ь'р ('■> =»Т,2,....¿(^) внешним магнитным полем Н и пропорционально эффективному обменному полю'£¿'(2), которое вво-, дится путем усреднения диагональной части (3) -по подсистеме { [ Ц - подсистема). Предпосылкой для введения обменного поля (2) служит то обстоятельство, что обменное взаимодействие электрона происходит с большим числом А/; локализованных спиновых моментов, в результате чего относительная роль квантовых и термодинамических Флук-туаций становится пренебрежимо малой. Строгое обоснование этоыу утверждению дано в шестой главе диссертации.'

Эффект гигантских спиновых расщеплений экситонов обычно отождествляется с расщеплением Г-симметричных зонных состояний эффективным обменным полем С , снимающим спиновое вырождение. Полное описание .являения требует знания закона дисперсии для каждой из образовавшихся спиновых подзон. Для Г-£ - электронов происходит однородный сдвиг спиновых подзон на величину <з Се, где =» - 1/2 -проекция спина электрона на направление . При рассмотрении валентных электронов в магнитосмешанных полупроводниках с кубической ре-

шеткой задача усложняется сильным спин-орбитальным взаимодействием. В дисперсионном уравнении для дырочной зоны при этом Фигурирует аксиально симметричный оператор Эк взаимодействия элективного момента дырки с обменным полем.

Для описания закона дисперсии дырок, энергия которых |£р.£1<3: (? достаточно воспользоваться приближением эффективной массы. Компоненты тензора обратных эффективных масс т^ выражаются через зон-^ ные параметры Латтинжера ^ , ^ , и направляющие косинусы ЬИ6, в кристаллических осях. Направление вдоль Н для дырок в спиновых подзонах с проекцией углового момента р = - 3/2 является преимуце-стЕенно "тяяелым", в то время как поперечное - "легким". Ситуация качественно противополонная для спиновых подзон р =* ± Т/2.

Циклотронные зФфективнуе массы гпс и эффективные массы плотности состояний зависят от (р1 и с .учетом кубической анизотропии являются Функциями угловых координат /1 (рис.2). Вместо го:^рированных изоэнергетических поверхностей, отвечающих легким и тялежым дыркам, появляется спектр четырех невырожденных спиновых подзон, для которых изоэнергетические поверхности представляют, вообще говоря, трехосные эллипсоиды; таким образом, после включения поля эквидистантным остается расщепление только при к =0 .

СООЦ H«1 [</0] [ICD] h 1001} [111] 1!1C] ü»] к Рис. 2. Теоретические угловые зависимости цнклотронкпх зйфекткЕгагг масс (а) и эффективных масс плотности состояний (S* ), рассчзтаЕяаг для Zn MnTeJ и 2 откосятся к дырочный спиновым подзонам, ссстгет-ствусщкм проекциям углового момента р - - 1/2 и р = - 3/2.

îfcmra было бы ояидать, что влияние кагнятного тля та зйФег— тивныэ кассы дырочных зон проявится в зкситонкнх сг.еетрах. & сигта с этим рассмотрена задача о энергии связи спкноеых з-в;гате.зп,в, сб— разоеанных электроном и дыркой из определенных сстношх подзон.» Показано, что роль кубической анизотропия з^Фективятх маис дгссст в спиновом экситане ослабляется иэ-Зч. относительна ыя-ттггэ Етлада. дырки в энергию связи экситона по сравнени»» с богее гсг : эле.тгтзн-

\

ном, а также вследствие изотропности инерционной элективной массы дырки з/йр т^р • Развитая теория устранила^ кажущееся противоречие между сильной зависимостью от 1р| и Н для(П^ и наблюдаемой изотропностью и почти полной симметричностью расщеплений экситонных спектров вА?.хМпхЕ)е.

Сильная зависимость гигантских спиновых расщеплений экснтонов от направления Н реализовалась в гексагональных магнитосмешанных полупроводниках типа(с/,.хМлх5е. Как и в случае кубических кристаллов, обменное взаимодействие дырки с ансамблем магнитных ионов заменяется действ,ующим на дырку эффективным обменным полем, которое, в соответствие с развитой во второй главе теорией, приводит к зависимости гигантского спинового расщепления от зонных параметров , Дги Д3 . При этом гигантское спиновое расщепление может иметь одинаковый порядок величины с расщеплениями между зонами А,В и С. В общем случае необходима точная диагонализация матрицы 6x6 или ее части 4x4, описывающей ^близкие друг к другу зоны А и В. Для избранных направлений поля(Н1^ и N12) эта задача решена при точном учете перемешивания зон А и В. Экспериментальные результаты (рис.3) удовлетворительно согласуются с таким приближением. Аналогичные эксперименты в конфигурации НII £ были поставлены С.И. Губаревым на (УьхМПх^ (Т98Т).

£ (эВ)

а

£

/,95

О 12 5 0 1 2 5 Н (Тл) Рис. 3. Магнитополевая зависимость положения максимумов А и В полос экситонного отражения вЫС9Мп0($е при 1,94 К для разных взаимных^конфигураций Е - вектора световой волны, оси кристалла 1. и поля Н : а -НИ2 5 6 ~Н 12* . Сплошные кривые - расчет; точки - эксперимент.

Интересной особенностью гигантских спиновых расщеплений валентных зон в гексагональных кристаллаях является то, что при Ж^ и

достаточном удалении зоны С от зон А и 3, отношение расщеплений зон А и В является только Функцией зонных параметров Д1 , Дг и Д^:

' (Е;- Еа-)/С е;- Е; )=¡ГГЩй!^. (7)

Это соотношение.является добавочным уравнением к данным о величине расщеплений между А,В и С зонами при Н=0, нужными для однозначного экспериментального определения^ «Дг и Аз - Исходя из данных для ЛЕА/дЕв=4»5 - 0,2, а также значений Е* - Еси ЕЛ - Е^дляСсЦ-МПхЗе были найдены ^ =46,6 ± 3; Да =Т37,П ± Т иД-=140,6 - 0,3 мэВ.

Теория также_описала зависимости интенсивностей оптических переходов от поля Н и конфигурации эксперимента. /!яя ванФдековских магнитосмешанных полупроводников обменное взаимодействие

носителей с ансамблем ионов Ге • находящихся в синглетном состоянии, имеет вид зеемановских энергий с эффективными ^ - Факторами * *1С1ех/{йЕг+1£РьН1' и% • Этот результат объяснил отсутствие насыщения в магнитных полях до 2 Тл и температурной зависимости (Т< ТО К) гигантских спиновых расцеплений зкситонных спектров в2п(_хРехЗе , исследованных ранее, а также первые позволил оценить величины и знаки обменных констант для этого соединения: Да =0,24 эВ,

= "О»*"® эВ. Полученные эффективные ^--Факторы для ванФлеков-ских парамагнитных полупроводников имеют смысл и в переменных магнитных шлях с частотами , откуда следует возможность эффекта гигантских интенсивностей магнитодипольных переходов в той области частот, где вклад обычных (поляризационных) парамагнитных ионов типа Мл мал.

8 конце главы рассмотрено приложение эффекта гигантского спинового расщепления к исследованию уширений экеитонных линий флуктуа-циями состава. Магнитосмешанные полупроводники впервые позволили исследовать зависимость уширения экеитонных полос от амплитуды флуктуирующего потенциала на одном и том же кристелле. Поскольку мерой амплитуды Флуктуаций потенциала является производная * дЕр/с№ =* =» дЕ0/дХ+ррХ, где ¡дх - производная по составу энергии экстремум а зоны 11(4 = 6,1* ),'Р - проекция углового момента носителя на £ , то, согласно. (2), (X будет различаться Для спиновых эксито-нов с равличными р тем сильнее, чем больше магнитное поле. 'Исследования, проведенные на СсЖпТе (х$ 0,05), показали, что различие для межзонных переходов, наблюдаемых в "сильных'Чрис Д) и б"" - компонентах, достигает 7 раз и'позволили эмпирически ус- . тановить зависимость ширины экситонной линии Г*£(*) ^/(¡-х) /цЩ ( Пе - концентрация катионных узлов). Эта зависимость отличаотся от предсказанной в теории Флуктуационного уширения экситомных полос,

- Т6 -

развитой в работе H.H. Аблязова, М.Э. Райха и А.Л. ЭФроса (Т983).

Четвертая глава посвящена исследованию эффектов, связанных с обменным рассеянием свободных носителей тока и экситонов на магнитных ионах. Обменное рассеяние описывает недиагональная часть оператора носитель-конного обменного взаимодействия(З). Укорочение парамагнитной релаксации, вызванное обменным рассеянием, оказалось заметным при сравнительно небольших концентрациях взаимодействующих подсистем, что определило более высокую чувствительность данного эФФекта к носитель-ионному обменному взаимодействию, чем гигантских спиновых расщеплений. По это» причине обменное рассеяние может рассматриваться и при таких концентрациях магнитных ионов, при которых вклад обменного поля (2) мал по сравнению с прямым действием шля Н

Эффективность обменного рассеяния, при котором носитель из спиновой подзоны р переходит в спиновую подзону р' , а спиновое состояние магнитного иона М меняется на М' , определяется сечением обменного рассеяния 6"^, , усредненным по распределению носителей. В результате,.вероятность спин-релаксаЦионных переходов магнитных гонов, связанных с обменным рассеянием невырожденных носителей, в случае неквантущего магнитного поля\*/|4к, » в то вРе~

ня как вероятность спин-релаксационных переходов носителейЦ^1)1 =

• гДэПр10« П^ - объемные концентрации носителей и магнитных конов (не обязательно равновесные) в соответствующих спиновых состояниях;¡^-/зТ/гШл - тепловая скорость;- эффективная масса плотности состояний носителей. Особенностью обменного рассеяния электронов проводимости лвляется сохранение суммарного спинового комента взаимодействующих подсистем. Развитая теория использовалась для описания эксперимента по спиновой релаксации глу-

t_о

бокого Fe в St в присутствии фотоэлектронов. В частности, численная оценка обменного интеграла позволила удовлетворительно описать экспериментально найденное ранее значение G^ а ТО" ^ см*\

При достаточно высокой концентрации носителей могут стать актуальным» процессы обменного рассеяния с участием двух зонных элект-poHosj приводящие к квадрупояьннм СМ'-Л = - 2) правилам отбора. -В случае обменного рассеяния дырок в кубических полупроводниках стан-релаксация иагнитшпс ионов ноает рассматриваться при равновеснах значениях насеяенгастей даротшх подзон Пр , вследствие бистро? релаксации углового' момента дырок.

Качественно швке зФ^ектм возяйкаот при обменном рассеядай до-

рок на магнитных ионах в гексагональных полупроводниках. Если ось квантования локализованного спина направлена по оси кристалла % (т.е. ИП2. ), обменной рассеяние в Гс злне с перепоротом спинов запрещено, т.к. такой процесс не сохраняет полный момент сжтъги. Запрет снимается отклонением оси квантования локализованных спинов от 2 , либо подмешиванием к Гд возбужденных Г7 состояний гагрки спин-орбитальккм и кр - взаимодействиями. Поэтому скорость обменного рассеяния дырок в гексагональных полупроводниках, п отлично от кубических, зависит от напраьлен*1я поля Н ♦ а также от сродней энергии дьфокЕ(,~Т. Так, осЛи0 = . вероятность^т ~ »

а скорость' переходов между спиновыми подзонами эокн Гд имеет еще более резкую угловую зависимость. Для случая 0 =0' трчбуегея учитывать следующее приближение по тепловому возбуждению дщюк. Зто определяет температурную зависимостьи^.=ДТ^йТ?ггде первый член пропорционален квадрату зонной константы Фигурирующей при' линейном по ¡с и 5е слагаемом в гамильтониане для валентного электрона, а второй член обусловлен квадратичными по ^ и 5е слагаемыми, Таким образом, обменное рассеяние дырок в гексагональных полупроводниках колсят служить дополнительным методом исследования зонной структуры этих кристаллов.

Если электрон и дирт в ртубтеском полупроводнике ■спязшаяг.ся кулоновским взаимодействием в экситон Ваньо-Мотта, вклад обменного рассеяния 1ц дрситоиа на магнитных ионах может отличаться от суммы вкладов составлягшх экситон кваздеедстиц как ггледстви^ измен«*- • ния трансляционной я^'ективной массн, так и вследствие интерференции амплитуд обменного рассеяния электрона и дтфки на иагнитнкх ионах. Поскольку такие эЛ*октн обусловлен коррелкроеяюпвл деиж«?ци-ем спинов электрона и дырки в экситоне, проявление интерференции можно ожидать при температурах не превышающих энергию электронно-дырочного спин-спинового взаимодействуя в экситоне. Теория позволяет по температурной зависимости сечения обменного рассеяния исследовать структуру спиновых расщеплений основного состояния экси-тонов в полупроводниках.

При достаточно высокой концентрации магнитной компоненты, в процессах' обменного рассеяния следует учесть эффект гигантского спинового расщепления. Для дырок в кубических^магнитосмешанных кристаллах следует учесть, что в результате процесса рассеяния из два спиновой подзоны р =Т/2 в нижайшую дырочную подзону р =3/2, дерка приобретает кинетическую энергию <х бц , при которой проек-

- TS -

ция углового момента S*(,x ^^ У*е ие является ^точным квантовым числом из-за смешивания подзон взаимодействием'-^С) .Вследствие этого обменное рассеяние дырки Т/2-*3/2 сопровождается переходами между спиновыми подуровнями магнитного иона сохраняющими (М-*М-Í ) и не сохраняющими (М-»М , М-*М+1 ), суммарный "спиновый" момент системы. Численный анализ, проведенный для типичного маРнитосмешан-ного полупроводника CdHnTe, показал, что вероятности'указанных процессов соотносятся как»8:Т:Т.

В пятой главе излагаются результаты теоретических исследований динамической поляризации локализованных спиновых моментов в маг-нитосмегаанных полупроводниках. Динамическая поляризация возможна аналогично эффекту Оверхаузера, когда при обменном рассеянии населенности спиновых подзон отклонены от равновесия. Явление иллюстрирует простейший случай обменного рассеяния не (.'вязанных с решеткой Пе электронов на П магнитных ионах ( 3( =»Т/2). 3 стационарном случае n'/ní =(п|/п®)еа'рСД/т) , откуда следует возможность усиления эффекта поляризации при больших расстройках А* (Oe'^t между зонными tóe и ионными ü)i расщеплениями.

Показано, что обменное рассеяние может явиться причиной инверсии населенностей спиновых подуровней, обнаруженной в /16/ на Сг+ в кремнии при неполяризованной оптической подсветке. Для описания эффекта учитывалась возможность образования метастабильаого мелкого центра путем захвата электрона ионом Ср+ на ÍS -орбиту большого 1 радиуса и рассматривалось обменное рассеяние носителей на спиновой системе центра (Сг*)~.

В ситуации, когда существенны эффекты гигантских спиновых расщеплений,/!» G , при этом связь между спиновьши поляризациями носителей и магнитных ионов усложняется вследствие того, что вероятности V/mm' и ^рр' сами теперь являются Функциями г) . Вводя параметры^ и % для спиновой поляризации электронов и дырок, в работе получена система нелинейных уравнений, описывающих стационарное состояние системы, выведенной из равновесия , вообще говоря, поляризованной межзонной оптической подсгеткой. Кроме обменного рассеяния уравнения учитывают процессы спин-решеточной релаксации носителей, (характеризующихся временами Tql , Thl ) и магнитных иовов (Та ), • а также процессы рекомбинации, определяющие времена жизни носителей ( % ). Для случая И/рр'^^а » »T/2 поляризацию локализованных спинов описывает простое замкнутое уравнение

tbM*Se(x-ä„); ^KrMinLi+nb), (8)

W ^/-стационарная поляризация

электронов, которая установилась бы в отсутствие обменного рассеяния, Х0 - равновесное значение X , 2*- интенсивность накачки.

Из приведенного уравнения следует, чтс: заметного отклонениях от Х0 можно добиться только при условии т.е. при достаточ-

ном превышении числа рождаемых светом носителей за премл* над числом локализованных спинов в облучаемом объеме. Другим важным следствием уравнения (В) является зависимость числа его решений от знака обменной константы^ К . В случае 3>0 , (электроны проводимости) решение единственно, при атом с ростом К отклонение .X от 0Со уменьшается. В случае ,1<0(днрки) и при|К|>] система характеризуется тремя стационарными состояниями 0С1<Х1<Х$ , одно из которых ( Х2 ) неустойчиво, а и стремятся к своим предельным значениям^- Т.и I при|К|2>1 (рис. 4).

5с

Рис. 4. Зависимость спиновой "поляризациинма*гнитных ионов X от К- 1х/<ГГпрм «е-» О и различных значениях у : I - у =0; 2 - £ =0,Т; 3 - у =0,75.

Проверка теории осуществлялась на по влиянии :гн-

тенсивности м^жзонного оптического возбуждения на величину гггятгг-ского спинового расщрпяснга зкеитонной линии гийгинесцснщ'.'.т. Учитывался как усилилаюциЗ поляризация вклад обменного рассеяния дгрэк, так и ослабляющий поляризация вклад обменного рассеяния ялсятрогюв. Анализ уравнен-'* для х , у и Ъ позволил описать (ггб.-г.-пс-'г.т отклонения X от Х^ как функция поля Н {рис. 5),

<№ектн спиновой поляризации рас сг.-лтрг*. пал и сь «кте э пггггггэ-жениа слабой зависимости интенсивности гснерз:;ии нослтягеЯ от г:т-гантезтах сгкнэенх расцеплений зоншпе состояний. Сятуацггя качественно гноя^ в случае возбуждения носителей на частоте У кГ.тгтгтт края (Тундя-мгнтальгаго поглощения. При этом возникает »ггттгг'лосгз-связанная с зависимостью показателя оптичеетого гзглс^сн-.ст ст-^агничсннсста сягтрны, благодаря сдвигам янергЗтичестгг готя с'гйггг-т.-л полем (2) относительной.

Если подсветку осуществлять в области тгрогрзчноети жетоггестае-санного полутроподии ка, то прт достаттигоП оптической мощпаттг. гас-

(Х~хй).10

г

-8

'Ч « И.Тл 1

2

Рис.о. Наблюдаемые отклонения намагниченности Ц^Мп0сьТе от равновесного значения при интенсивности накачки от максимально достижимого значения. Точки - экспериментальные данние; расчетние значения приведены сплошной кривой. При больших Е* изменения Х~Х0 обусловлены нагревом кристалла.

теш может находится в двух устойчивых состояниях. Одно, близкое к равновесному, характеризуется елабш поглощением оптической мощности, другое - сопровождается сильной генерацией носителей, удерживающих в результате обменного рассеяния повышенное значение спиновой поляризация, что соответствует суженной запрещенной щели.

Данной механизм оптической ьастабильности может реализоваться в магнитосмешанных полупроводниках с кубической решеткой при возбуждении 9Г -поляризованным светом электронов в энергетически нижайшую спиновую подзону .6" - - 1/2 и дырок в первую возбужденную спиновую подзону р =1/2, обменное рассеяние которых в подзону р = =3/2 осуществляет динамическую поляризацию магнитных ионов. В работе определены условия, необходимые для данного механизма бистабиль иости и на примере СсШпТе показано, что оптическая бистабильность может наблюдаться при плотностях накачки Т* £ 50 Вт/см2 (рис.6,7)

х\отн. ей)

3 -

г ~

{ ~

1,5

¿/¿* (отн.ед.)

Рис.6. Рассчитанные зависимости неравновесной спиновой поляриза ции от обратной величины интенсивности оптической накачки в области резонансного возбувдеш: спиновых экситонов. Кривым I и соответствуют значения Гвх/(Е°3

- ЬУ )! 0,4 и 0,33, гдеГы НЕ

- ширина и положение экситонно] резонаноа при тепловом равнове! системы.

О

~х'(сты. ец,)

Рис.7. Рассчитанные спектральные зависимости неравновесной спиновой поляризации магнитосмешанного полупроводника в области биста-бильности. Кривым Т и 2 соответствуют значения Г^х/|.1|,х Эг | : 0,5 и 0,25, где а^ определяется аналогично параметру осе , введенное в уравнение (8). Участки кривых, представленные итриха\я, описываются неустойчивыми решениями.

Шестая глава посвящена исследованию электронныхсосгояний большого радиуса в магнитосмеаашшх кристаллах. Интерес к этим состояниям определился обнаруженными экспериментально бесполевим спиновым расщеплением-мелких доноров, -не исчезающим в пределе высоких температур. Для описания спин-зависимых явлений, наблюдаемых на электронных центрах большого радиуса, была использована модель "обменного ящика", состоящая в аплрокеимадаи констант обменного взаимодействия А] .зависящих от координаты узла, занимаедаго магнитшм ионом, постоянной величиной А в пределах некоторой области У с оптимально выбранными размерами, и нулем за предела?,и этой области. Особенность модели заключается в возможности анализа задача, исходя из точно вычисляемых .термодинамических функций. В данноЗ шдгст рассмотрена задача ■ спиновой автолокализация электрона без привлечения часто используемого приближения, состоящего в замене огненного взаимодействия электрона и магнитных конов э$фектл5нн:л изгягг-ным полем Н6И(Я). ^

Для трехмерного движение электрона '-.отказ ст пргйгзхепга Йр.» появляется в высоте потенциального йарьвра.отдглгвщего хшЕЖШппвап-кнз з авго.токаллзоЕяпниз состояния тшс, что вклад, нэ учкпЕггеззх 15 приблзжеяилН.^шперечных шялповент спила Д,ж л З^уггпгпгпгт хг:пггг2т барьера з 3 раза. Есгл 'электрон локашзпван з&спш зззюнпепзяеэ "зт— тенциала, вклад поперечных спиктых жяшсшвнт хпетказетез Бенина при сравнительно вястшгх темзературях.-гпрггииагзгх ггрвзспзг величину Д обменного нзапяодайстзня электрона с сдаия : геном. При понижении Т начкпаст проявляться гпппгэвце:

в системе магнитных ионов ассоциированных с мелким донором. В результате энергия основного состояния мелкого донора понижается на величину, достигающую в пределеТ«А значения^ . Поскольку термодинамические Флуктуации спинов в этом случае подавлены, одноком-понентное приближение удовлетворительно описывает эффект "связанного магнитного полярона". При наложении поля Н поляронный эффект "выключается" двуступенчато. В слабых полях, соответствующих подавляются «Флуктуации поперечных компонент спина, а в насыщающих полях становится.несущественным влияние электрона на локализованные спины ( £ ^ 2 £?г ; й* п' V ).

Для двумерного движения электрола роль поперечных спиновых компонент приводит к новым качественным особенностям автолокализо-ванных состояний. Так, энергия дискретного уровня такого состояния оказывается линейной ФункциейТг -Т вблизи температуры начала автолокализации Тг . В однокомпонентном приближении такая зависимость имеет вид (т£„ -Т ^/^гдеТг?, ~^г • Численные оценки для температуры автолокализации дырки, находящейся в квантовой яме, образованной структурой типа Сс1Те - Сс1'МпТе - СЛе с толщиной магнитного слоя 100 X , даютТд~10 К (без учета вырождения Гд зоны); х = 0,05.

В одномерных системах свободная энергия автолокализованного носителя ниже свободной энергии зонного состояния при любых Т . Без учета эффектов поперечных спиновых компонент в высокотемпературной области свободная энергия оказалась бы заниженной в 9 раз.

? сильном магнитном поле электрон приобретает черты одномерного движения и задача о спиновой автолокализации требует учета диамагнитного квантования. Свободная энергия автолокализованного электрона на нижнем уровне Ландау не монотонно зависит от температуры и магнитного поля, достигая минимума в области . Минимум обусловлен как температурной и магнитополевой зависимостями магнитной восприимчивости парамагнетика, так и зависимостью интенсивности обменного взаимодействия от спиновой плотности электрона на магнитных ионах.

Во второй части главы рассмотрены спектроскопические проявления (ЭПР и спин-зависимое комбинационное рассеяние) носитель-ионно- ■ го обменного взаимодействия для мелкого донора в магнитосмешанных кристаллах. При этом наряду с термодинамическими характеристиками системы: рассматриваемые явления определяются также конкретным видом плотности состояний энергетического спектра спинового комплекса и правилами отбора для переходов, вызванных возмущением как элект-

ронного спина, так и спинов магнитных ионов. Спектр частот состоит, вообще говоря, из двух групп линий. Сднак группа линий, соответствующая переходам с изменением проекции суммарного углового момента системы на ^ Т, расположена в области зесмановских частот. Вид этого участка спектра существенно зависит от отношения расстройки Дц)--= Юв -Ю[ мевду зеемановскими частотами магнитного ,.она и электрона к А . Поскольку интенсивность этих линий пропорциональна квадрату поперечной к полю Н компоненты намагниченности системы ^

~ , в ансамбле обменных кластеров может реализоваться эф-

фект "сверхрассеяния" на суперпарамагнитных состояниях системы. Последние характеризуются коррелированным состоянием ) ¿7

локализованных спинов приТй Л • Большую величину поперечной компо-неты могут обеспечить термодинамические флуктуации, если Т> >5е(03Н5г . Таким образом, при заданной величине магнитного поля интенсивность линии ЭПР с изменением температуры будет проходить через максимум'в области Т~ А •

Вторая группа линий соответствует переходам с изменением суммарного момента с.истемы_на - Т, вызванным переориентацией спина электрона относительно . В достаточно сильных полях И энергия переходов определяется обменным полем б .

В слабых полях Н становятся существенным термодинамические спиновые «Флуктуации, которые .учитываются в модели обменного ящика особенностями в спектре плотности состоянийуЧЕ). В пределе Ц-*0 зависимостьр(Е)имеет вид практически симметричных двух максимумов, которым соответствуют состояния с различными значениями $ -проекции 8е на Г-$£ = 1г) - для 5Ь-3£//Г. В результате, даже для высокотемпературного заселения компонент спектра обменного кластера огибающая линии переходов с изменением /-»--С имеет максимум при энергии, что составляет 1//]Г - часть от максимально возможного гигантского спинового расщепления • При понижении температуры проявляется э-№ект связанного магнитного поляроиа и. рассматриваемая компонента спектра сдвигается в область больших частот, достигая Сгп в пределеТ^ А • С ростом магнитного поля сдвиг "обменной" компоненты спектра приближается к величине расщепления зонных состояний в полях Развитая теория полностью описала поведение линии спин-Ялип комбинационного рассеяния на мелком доноре в-зависимости от магнитного поля и температур^ (рис.в ). Независимо описание з№екта ноль-полевого сдвига линии комбинационного рассеяния было предложено Т. Литлом и Л. Спалеком (1982, 1983) , а так-

же Д. Хейманом, П.А. Вольфом и I. Варноком (1983) в модели, основанной на замене спинов S< классическими магнитными диполями.

Рис.8 . Сравнение теории с экс-Р -1 периментальными данными по комби-

национному рассеянию с переворотом спина мелкого донора в Cdc^MnmSe , полученными Навроцким и др. (РЬця.&К Lett , I9RI, 46, 735) приТ »1,5; 2,2; 5 4,2 К (кривые 1,2,1).

С 01 02 рзНТл

Поляризационные свойства спин-фшип комбинационного рассеяния определяются тем, что электронный спин квантуется по направлению 5£ • Последний в свою очередь поляризуется магнитным полем тем сильнее, чем больше величина £>£ , что приводит к зависимости степени поляризации от положения на контуре линии комбинационного рассеяния. Данный э'ТФект наблюдался в экспериментах Д.Л. Алова, С.К.Губарева и В.Б. Тимофеева и полностью описывается развитой в диссертации теорией.

Ширина линии комбинационного рассеяния обусловлена, двумя механизмами. В слабых полях, но в отсутствие поляронного эг^екта (Т> А ), доминируют Флуктуации13£| . В сильных полях Н (или в случае ярко выраженного эффекта связанного магнитного полярона) уширеьие связано с Флуктуациями локальной концентрации магнитных ионов, вклад которых ослабевает с уменьшением намагниченности системы. Рассчитанное отношение полуширин линии комбинационного рассеяния в пределе В-* 0 и H^T/jj,/^ находится в хорошем согласии с экспериментом.

Специального рассмотрения требует случай слабого магнитного легирования полупроводников. Показано, что в пределе Д/<-<1 форма линии ЭПР мелкого донора, обусловленная обменным взаимодействием с магнитными ионами, является асимметричной медленно спадающий кривой сложного аналитического вида, причем первый момент ее соответствует (2), в то время как положение максимума сдвинуто от й)е на много меньшую величину.

Рассмотренные в данной главе эффекты, позволили сформулировать ряд условий, устанавливающих пределы применимости метода обменного поля к магнитосмешанным полупроводникам.

3 седьмой' глав" рассматривается-ряд-- качестренно-но выхг явлений',, обусловленных' виртуалыгами'прогрсгами-обменноготрассеяння 'ш полу- ■ проводниках. 3 результате- таких'ттропессог изменяется •.•»нергетичсскиП" спектр свободных- электрона,, дьтркг ■■ и" эуситона!. Данные изменения тред-ставлены суммой спиноют: гамильтонианов;., опискзаюпих'тлсдугЕие- эффекты. Т) Вследствие- рассеяния-на^ййуктуацияг: парамагнитной 'Леи • происходят сдвиги-краевэнергетических" зон;. приводящие к уадсньпе—■ нип £2 па пеличинуДБ^-— Т60*/мэЗ для СА-^МпТе .2) При антк^ерро--магнитной спкн-спкноеой корреляции Слижаййих-'магнитнюгионоа сдвиг: ¿Ер частично- компенсируется.. При-концентрациях'визе концентрл®--ции протекания Хр тагая- компенсация ■ становится практически полной.1. В результате,, при понижении Т.' , когда.система.переходит-из'пара^ магнитной в епин-стегольнуэт-Фазу или•в ант^ерромагнитнухгФАзу,, происходит усиление температурной зависимости ¡тарини запрещенной 1 зоны. Этот я'М-ект-впервые наблюдался на(У^Мп^Те и был-объяснен^' в модели "ттртуального-анти^ерромагнэтного полупроводника",.приво--дящей к неверным зависимостям Хг, в работе Ж. Дикури, ,Ж.П'..Лас--■карай, М. Амрани (7935). 3) Появляется поправочный коэффициент- к-везгичяне элективного- обменного поля. Оценки показывают:сравнитель— •из малую рго величину: 0,99^для электронной и Т,037 для-дтгрочной" зоны Сс1 МпТе . 4) Для дырочной Г^ - зоны появляется слагаете

» отесывающее кьадруподьное расщепление — )

дырочной зоны, пропорционально- гчмлрупольному моменту-рассеивающих' спинов Я,. > Г/2.. Появление кгадрулояьшх'поправок для- дырочной зошг-имеет простой смысл: амплитуда* сгкгя-*зависимого*рассеяния; .а- вместе с ней и сдвиг- края- зоны, для дкрэк 'состоянии- с* проекцией ** р =«-3/2 больпе, чем для дырок с р =» ~ Т . 3 результате гигантские * спино--шя расщепления дырочных зон -должны г^оя-влять неэквидистантотсть». ЭФФект зависит от-величины спин-орйитагтьного расщепления А50 потол--ка валентно" зоны тдк, что пеэкЕид:;стаг;ткость исчезает в пределе

0,5. П случае обменного рассеяния эгеитоиа остаются в силе' псе рассмотренные вше опенки для-поправок к электронной и дкрэч— ной зонам. Кроме них появляются'новые,, обусловленные интсрФереяци-• ей амплитуд обменного рассеяния,. связа.пшх в экеттен элентроиа" и дырки. 3 поле Н данная-поправка эквивалентна-анизэтрэгатотгу ■электрогою-дароодшу-обмеетгаму - взагаюдеЯстеяп^сг&богпг ш сравнаца-с энергией связи экситона( З^-бх'^ЗДяя Сс1 Я л Те .)..

Далее показано, что обменное рассеяние ягфтуалъккт кэсгггггЯ в полупроводнике приводит-я шзюмгу ктехаотгзяу- рэатголе^етггл -лгтапг—

ьэшшого спинового ыомеша с фононамн. Спин-решеточное взаимодей-ст;е осуществляется при обменном рассеянии на магнитном ионе сопутствующих понону виртуалыплс электронно-дырочных пар. Показано, что такой процесс приводит к релаксационным спиновым переходам, если в промежуточных состояниях спины носителей будут опрокидываться из-за спин-орбитального взаимодействия. Рассмотренный механизм может стать доминирующим для магнитных иоьов с малой константой елин-орбиталь.чой связи, помещенных в кристалл с достаточно {Ьлыаим спин-орбитальных расщеплениай зонных состояний. Детальный анализ механизма проведен в приближении изотропной зонной структуры полупроводника и деформационного электрон-попонного взаимодействия.

Процессами виртуального обменного рассеяния элементарных возбуждений описывается косвенное спин-спиновое взаимодействие локализованных магнитных моментов через электроны проводимости Ш-СКИ-взаимодействие).Учет вклада этого взаимодействия в вшрину линии-ЭПР в статической теории представляет значительные трудности. В работе предложен метод исследования Формы линии магнитного резонанса, основанный на анализе полного ряда ее моментов Мк , вычисленных в статическое теории , исходя из рекурентного соотношения Для Мк,, = £(М^.-А), Метод позволил оценить границы областей концентраций электронов и парамагнитных центров, в которых симметричная часть формы линии описывается лоренцианом или гауссианом. Метод также был использован для исследования углово" зависимости ширины линии ЭПР, обусловленной упругими взаимодействиями с точечными дефектами. Развитая теория полностью описала эксперимент по . ЭПР тензозовда Ре в .

Подведем итоги выполненного теоретического исследования эффектов носитель-ионных обменных взаимодействий в полупроводниках. Особенности этих взаимодействий проявляются в ряде новых ярко вы- : раженных спин-зависящих явлениях. В магнитосмешанных полупроводниках концентрация магнитной компоненты достаточно высока, чтобы обеспечить сильное обменное поле, превышающее уширение зонных состояний флуктуациями потенциала и достаточно мала, чтобы существенно ослабить роль спин-спиновых обменных взаимодействий между магнитными ионами. В результате гигантские спиновые расщепления энергетического спектра носителей могут легко управляться под действием внешних полей и температуры, а также зависят от спин-орбитального расщепления, констант кристаллического поля и других зонных параметров полупроводника. Если магнитосмешанный полупроводник яв-

ляетсп ориентационным парамагнетиком, зависимость обменного поля от статического магнитного поля и температуры описывается модифицированной функцией Рриллтона. В' случае поляризационного (панФле-ковского) парамагнитного полупроводника аналогичные зависимости определяются энергетическим спектром основного, состояния нона и характеризуются отсутствием температурите зависимостей п достаточно широкой области низких температур 11 протятпН1Юй линейкой магнитополесой зависимостью вплоть до Ц $ ДЕ/2/^.

В слабо легированных полупроводниках э-М'Октн обменного поля становятся несущественными, однако иоситель-ионные обменные взаимодействия по-ирошому могут играть суцсатттую роль в спиновых релаксационных явлениях оелодствие высокой эффективности процессов обменного рассеяния. В случае, если проявления спин-орбиталыюго язаияодоПствия подавлены, обменное рае.сеяннс сохраняет суммарный спидавнЯ момент взаимодействующих подсистем, что определяет роль обменного рассеяния как ¡'актора рел-мс^'/.-и, протекающей без потери стяговой поляризации скгтсмоЯ. Г*кгу> явление лежит в основе динамической спиновой поляризации ¿огаяязоттллс магнитных моментов при обменном рассеянии нерапио'пеплтх носителей.

ЭУск? динамической спиновой поляризации усиливайся, если расстройка Д'^Т. Данное условие легко реализуется за счет гигантского спинового рапцг.плския 0 в магнитосмопанных полупроводниках, которое, однако п епоя очередь зависит от спиновой поляризации системы. В услоиии оптической накачки (сватгавссних носителей для на-магличенности системн и возникает обратная связь, приводящая к ослаблению{м| для 1>0, либо усилению |М1 для К 0. В последнем случае коэффициент положительной обратной связи может про выел ь I и система перейдет в одно из двух устойчивых состояний, характеризующихся почти ТОСЯ намагниченностью вдоль либо противоположно Н • Нелинейность, связанная с зависимость'1 оптического поглощеггня от

до в области резонансного возбуждения зонных состояний тагле может стать причиной бистабилыюго поведения системы.

Анализ, требующий самосогласованного учета влияния электронной системы на магнитную и наоборот, предполагает также? задача о лота-лизованных состояниях больного радиуса в магиитоемгпгашгых по.туггро-проводниках. При высоких температурах, реализующих ргакм терглдгг-намических Флуктуация, влиянием электронной си^тркн га таггп.гтп?:е ионы можно пренебречь. Между тем, ансамбль тгиитшх попон в конечной области локализации электрона характеризуется ковзчне» значением локальной намагниченности , пркводящи*.» т Флугггмгиотгно-

-:-23 -

:.му! расщеплению энергетического слектрагялектрона. С ¡понижением :те;мпературн.усиливается ьвяияниегялектрошого ¡спина, ¡приводящее к ;:крррелироаанномугдйкженквгвсах<~слишвых!.моментов ш о'бменном клас-?тер?, .что.усиливает;намагниченность¡вблизи¡центров.локализации и ¡¡понижает среднюю .энергию ¡¡дискретного электронного уровня. При этом I П0БШается\ыагн11Тная: восприимчивость ,, '.резко усиливается магнито-::палевая:аависимость гстеленисолтичестсо ¡поляризации ¡¡линии спин-Флип ¡•комбинационного! рассеяния. Изменение энергии ¡ионизации мелкого до-мнораьв'.мапнит.ном'.пале ¡^всобщемсслучае ¡¡имеет .¡двухступенчатый ¡харак-:<• тер, -связанный -с¡последовательным"'? выключением" ¡пМокта ¡термоди-¡.намических-Ллуктуаци!}, [¡понижающахгтгтротшю ссиптемц, ва гзатем ¡поля-ураннопочагМ-екта. _

ГСпиповые Флуктуации: 1И Чихуктуадаи ¡потенциалам!И "уширяют" -.пнергетичр с кие ::занЫ'Л!&гнито смешанно го шолугаро водника лак, что в •.¡магнитнам:.пале'ФлуктуациигсродаяьнйЯ ;компоненты:й^21магут не толь-гко.усиливать -вклад $11 ,, ¡но ¡-и ¡"существенно \уменьшать его вследствие ;того, ччтособат типажу ктуац'Лй ппролорцшнальны тйлуктуациям ло-; кальке!й~ концентрации «.ыагнитшхлював, п: . е. ¡пространственно скорректированы. тФлувтуацииглаперечныхмсомпонентг§,;Ь ,, .-существенные в -глабыхпполяхЖ ,, ¡.непосредственно ¡неосвязаньис:&Х ¡и 1 приводят к гдополнительномуквкладувв'.ушррени^, (.монотонно шозрастающему при IН 00. -Кроиеуушррения, '4л.укт.уацки^&Б ¡приводят ¡к сдвигу зкергети-чиескихззон, ,) не;:яс«еааш!е«у1лри Ж -3},.!*» ззааислще^у ст слвн-спино-ввыхкеррреляцйй к в ¡-системе ¡.магнитных,ионов. [Поскольку ^указанные кор-рреляциирраэрушаютоя'С1тшп5ратур0^, ¡появляется ¡дополнительный ¡¡вкладрвззависшмость!шириныззарреденнйй озонысот ¡температуры. В слу-чааеьвррожденнййГ'р^—взоныШуктуационные ¡¡сдвиги 1В1магнитном ¡поле ддляссостоянйй --23/2ум 1ГЙгразличнц, .-что сапределяет иеэквиди-сс!гантнос1;ьсопекрраг Гййантекихсспиновыхграсщеплений ^дырочных ¡зон.

прроцессамио6бменйОЕоррассеяния!наьыагнитномрионч, гопутству-г,ющих'<!ано!(увв^рту4Льныхоэлектронно+дырочних1Г1ар, оопределяется ;но-¡¡выйммвханизмсопинррешеючногоЕвзаимодействш}, ¡наибольшая -эйфектив-нностькао трропосажидается вв плачущи,водниках сс ббольгаим сспин-орбиталь-ннымррасщвштниемввадент.нйй ззоны.

тевковыоосновныеччрртыяявлемйЧ, ^возникающиеш¡магнитасмешанных поод^роврдникжхЕВоярдетвиессильяосоьтситель+иошапооэЙменнрго лва иимдлййсивия. УХдовлетьррительное ссогласие ¡¡развитой пщрии лС}рядом пэкспрримйнтальныхлданных'/указываетшасадекватность гпреддаг&емых!.мо ддйлййоог1Иовшлмяйвлениямг1В'Д1аглитасыещаншхтолупраЕРД1шках.

На удовлетворительную точность развитых 1еорай указызают также проведенные сравнения (где это было возможным) с результатам расчетов, основанных на других, отличающихся от рассмотрениях в-яа моделей.

Основные результаты диссертационной работы отражены в следув-щих публикациях,

I. Семенов Ю.Г., Шанина В.Л- Обменное взаимодействие парамагнитных центров с электронами валентных зон в полупроводниках с кубической решеткой. - ъЫ. ScÎ.(b) , Т9ЯТ, т.104, в.2, C.&V-W9..

2. Рябченко СЛ., Семенов С.Г. Проявление нооитель-пркмесных обменных взаимодействий в магнитолегированных полупроводниках. -В кй*. Спектроскопия кристаллов, Л. Наука, 1983, с.206-225.

3. Семенов Ю.Г. ,1!!аннна B.D. Характер обменной связи парамагнитных центров с электронами валентных зон в кубических кристаллах. - В сб. Современные методы ЯМР и ЭПР в химии твердого тела, Черноголовка, Т9Р2, с.179-181.

4. Семенов Ю.Г. Обменное взаимодействие при гибридизации локализованных и зонных состояний в ыагнитосмешанных полупроводниках. ФТП, I9B7,, т.21, в. 10, с. таог-тяоб.

5. Грачев В.Г., Семенов Ю.Г. Методы обработки спектров ЭПР и ДЭЧР с помощью ЭВМ. - В сб. Радиоспектроскопия, Пермь, 1983, с. 164-171.

6. Семенов Ю.Г. Магнитополевая зависимость э(М«ктивных масс дырок в магнитогмешанных полупроводниках с кубической решеткой. -ФТП, Î9H5, т.19, в.П, с.2047-2051,

7. Комаров А.В., Рябченко С.М., Семенов Ю.Г., Шанина Б.Л., Витриховский Н.!'. Гигантское спиновое расщепление экситонных состояний в гексагональном кристалле Сс/бе: Мп. -ЮТФ, T9R0, т.79, в.4, с. 1554-1560.

8. Рябченко С.у., Семенов Ю.Г., Терлецкий О.В. Уширение экси-тонных линий в магнитосмешанном полупроводнике флуктуациями состава. - <ЭТТ, 19Я5, т.27, в. ТО, с.2901-2908.

9. Вихнин B.C., Лейген М.Ф., Семенов Ю.Г.> Шанина Б.Л. Спин-релаксация глубоких примесных центров при обменном рассеянии электронов проводимости. - ФТТ, Т9Х, t.IB, в. 8, с.2222-2228.

10. Семенов Ю.Г. Квадрупольные релаксационные переходы парамагнитного центра при обменном рассеянии носителей тока. - ФТТ, 1978, т.20, в. 10, с. 3094-3099.

11. Семенов Ю.Г, Релаксация парамагнитных центров при обменном рассеянии дырок в кубических полупроводниках. - ФТТ, 1980,

т.22, вЛО, с. 3390-3392.

12. Семенов Ю.Г., ХалФин И.Б. Обменное рассеяние дырок на магнитных ионах в гексагональных полупроводниках. - ФТП, Т987, т.21, в. IT, с.2056-2060. ■ ч

- 31 -

lep.y И.И., Семенов D.T. Релаксация парамагнитных центров через зкситоны в кубических полупроводниках. -ОТП, T9RT, т.15, ■ в. 9, с.Т7ТТ-Т7Т6.

Т4. йеру И.И., Семенов Г.Ф. Релаксация парамагнитных центров через синглетные и триплетнне экситонн. - ЭТТ, тдРТ, т.2"5, в. 5, с. 1517-1519.

15. Зярицкий F.M., Кончиц A.A., Шанина Р-Лч Семенов D.T., Вихнин B.C. Исслелования методом ЭПР носитель-примесных взаимодействий в полупроводниках. ФТП,Т9?2, т.16, в.ГО, с. 1793-1797.

Т6. Кончиц A.A., Зарицкий И.М., Семенов D.T., Шанина П.Л», Пихнин С., Круликовский В.К. Инверсия населенностей спиновых состояний в кремнии при неполяризованной оптической подсветке. -Письма в ЯЭТФ, Г9Р0, т.^1, в. I, с. 56-59.

17. Семенов D.T. Влияние гигантского спинового рзгщепления -зон на оптическую поляризацию и релаксацию локализованных моментов в полупроводниках.- ЯЭТФ, 1981, т.81, в.4, с.1498-1507.

Iß. Рябченко С.М., Семенов Ю.Г., Терлецкий О.В. Спиновая поляризация локализованных спиновых моментов в Cd 095 ns ПРИ обменном рассеянии '^отовозбувденных носителей. -ЖЭТФ, i9bZ, т.В2, в. 3, с. 95Т-958.

19. Семенов Ю.Г. Спиновая релаксация и поляризация в магнито-смешанных полупроводниках. -Изв. Alt СССР, сер. #из., 19Я2, т.

в. 3, с. 449-451.

20. Семенов С.Г. Оптическая бистабильноеть магнятосмекайгнх пол.упроволникоп при резонансном возбуждении зонных соетояк?!!. -ЭШ* 1986, т.20, в. ТО, с. IR29-T834.

2!. Рябченко С.М., Семенов С.Г. Э-М^кта спиновой катрежт^ттг для 'электронного центра большого радиуса в магнитоемепггннси ппу-проводнике. - 1ЭТФ, Т9ЯЗ, т.Я4, в. 4, с. I4T9-T43I.

22. Рябченко С.М., Семенов Ю.Г. ТЪляризация к ширина, пятая; комбинационного рассеяния с переворотом спина на мезге» дк-iu-rg ® иагнитосмеаанном полупроводнике. - ЭТП, Т9РЗ, т.Т7, в. 7 „

с. 2040-2045.

23. Алов Л-Л., Губарев С.М., Тимофеев 5.Е., Fatframa Семенов Ю.Г. Э-Мекты спиновой корреляции для "»яектроЕНсг® ццяггрт большого радиуса в магнитосмешанном по лупро волрпге. - Sffl ШПГ;, сер. Лиз., 1983, т.47, в. 12, с. 2448-2П44.

24. Рябченко С.М., Семенов Ю.Г. Локализованные езэтетяпня tramrrr— рона, определяемые спиновыми корреляциями в тфяаягнотпгси! mrswnpav-воднике. - OTT, 1984, т.26, в. IT, f. 33^-3254-

25. Семенов Ю.Г. Диамагнитный спиновый полярон в парамагнитном полупроводнике. - ФГТ, 1985, т.27, в. 6, с. I84T-ÎB45.

26. Рябченко С.М., Семенов Ю.Г. ЭПР и спин-флин комбинационное рассеяние света в магнитосмешанных полупроводниках п-типа. -PKyi. stoi. soi. (в), 19%, т.134, в. 2, с. 281-283.

27. Рябценио C.W., Семенов Ю.Г. Проявление носитель-ионного обменного взаимодействия в ЭПР мелких доноров в слабо ыагнитоле-Г'.'рошшшлс полупроводниках.- ФГГ, 1985, т.27, в. 6, с.1637-1640.

28. Рябченко С.М., Семенов Ю.Г. ЭПР и слин-зависимое комбинационное рассеяние света в магнитосмешанных полупроводниках. - Изв. АН СССР, сер. Физ., I9S, т.50, в. 2, с. 260-266.

29. Семенов D.Г. Пределы применимости метода обменного поля в теории магнитосмешанных полупроводников. - ФТТ, 1987, т.29, в.6, с. 1908-19ТО.

30. Семенов Ю.Г. Взаимодействие локализованного спинового момента с Фононами через виртуальные носители в полупроводнике. Деп. ЦНИИ "Электроника", »P-4348 .Киев -1986.

ЗТ. Дейген М.Ф., Вихнин B.C., Семенов Ю.Г. Форма линии ЭПР, обусловленная косвенным спин-спиновым взаимодействием. - ФТТ,Т978, т.20, в.6, с. 1877-ТШГ..

32. Бугай A.A., Кустов В»Е., Семенов Ю.Г., Шаховцов В.И., Шиндич В.Д. ЭПР тензозондов в кремнии легированном газолинием. -ФТТ, 19Я5, т.27, в.б, C.IR24-I829.

33. рустов В.Е., Иильвицкий В.М., Семенов Ю.Г., Туровский Б.Ы., Шаховцов В.И., Шиндич В.Л. Деформационные заряды изовалентных примесей в кремнии. - ФТП, 1986, т.20, в.2, с. 270-274.

34. Рябченко С.М., Семенов Ю.Г., Терлецкий О.В. Влияние обменного рассеяния на энергии зонных состояний в магнитосмешанных полупроводниках. - Phys. siot. SCÎ, , 1987, т.145, Щ, с.320-322.

35. Вратусь В.Я., Семенов Ю.Г. Спин-решеточная релаксация Fe3+ в ZnS . - ФТТ, 1982, т.24, в.9, с.2849-2851.

Подл, к П9Ч. 14.12,87 БФ 46859. Форм. 60x90 / 16. Уел, печ. д. 1,92, Уч.-изд. л. 1,32. Тираж 100 Зак. 7-9II7. Бесплатно

Типография КВКТУ