Влияние SP-D обменного взаимодействия на экситонные состояния в полумагнитных полупроводниковых квантовых ямах и точках тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

БРИЧКИН Андрей Сергеевич

ВЛИЯНИЕ ЭР-Э ОБМЕННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НА ЭКСИТОННЫЕ СОСТОЯНИЯ В ПОЛУМАГНИТНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КВАНТОВЫХ ЯМАХ И ТОЧКАХ

01.04.07 - физика конденсированного состояния

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

Черноголовка 2009

□□3492365

003492365

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институт физики твёрдого тела РАН.

Научный руководитель:

доктор физико-математических наук, профессор

Кулаковский Владимир Дмитриевич

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, Долганов Владимир Карлович

Кандидат физико-математических наук Мельник Николай Николаевич

Ведущая организация:

Физико-Технический Институт им. А.Ф. Иоффе Российской Академии Наук

Защита диссертации состоится « в

2010 г.

в ]о_ ч. мин. на заседании диссертационного совета Д 002.100.01 при Учреждении Российской академии наук Институт физики твёрдого тела РАН по адресу: 142432, г. Черноголовка, Московская Область, ИФТТ РАН, ул. Институтская, д.2

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИФТТ РАН, по адресу: 142432, г. Черноголовка, ул. Институтская, д.2 Автореферат разослан «__£_» ^дй^Дд.^ 201©г.

Учёный секретарь диссертационного совета Доктор физико-математических наук

Зверев В. Н.

5 Бричкин А.С. 2009 © ИФТТ РАН 2009 ©ИПХФРАН 2009

Общая характеристика работы

Актуальность проблемы. В последние годы большое внимание уделяется исследованию спиновой подсистемы экситонов и электронов в низкоразмерных полупроводниковых структурах [1]. Полумагнитные полупроводниковые гетероструктуры, благодаря широкой возможности манипулирования электронными и магнитными свойствами, являются перспективными объектами для спиновой электроники («спинтроники»), использующей в качестве носителя информации спиновые состояния носителей заряда [2]. Использование спинового состояния электронов и экситонов в квантовых точках (КТ) перспективно для реализации квантового, бита ^иЬК) и квантовых вычислений, а также для создания магнитной и магнитооптической памяти [3]. Весьма интересными объектами исследования являются полумагнитные полупроводниковые КТ, позволяющие реализовать большую спиновую поляризацию носителей в слабых магнитных полях благодаря эр-с( обменному взаимодействию между носителями заряда и ионами магнитных примесей.

Оптические исследования экситонных сос">яний в одиночных КТ в полупроводниковых наноструктурах с размерами КТ меньше боровского радиуса экситона в объёмном полупроводнике позволяют получить практически полную информацию об электрон-электронном и электрон-дырочном обменном взаимодействиях, определяющих спиновую структуру данных состояний экситона.

Исследования одиночных полумагнитных КТ на момент начала данной работы были немногочисленны и, в основном, ограничены изучением основного состояния экситона в незаряженных КТ [4,5,6,7]. Обменное взаимодействие приводит к понижению энергии экситона и образованию экситонных магнитных поляронов (ЭМП). Тонкая структура экситонных состояний в КТ при этом не наблюдается из-за сильного уширения уровней вследствие флуктуаций намагниченности ионов магнитной примеси в области локализации носителя заряда [5,8,9]. Наличие магнитной примеси в широкозонных П-\/1 полупроводниках приводит также к радикальному уменьшению сигнала фотолюминесценции (ФЛ) из-за ' интенсивной безызлучательной рекомбинации экситонов на магнитных ионах [10,11]. Эти нежелательные эффекты можно в значительной мере подавить, если между немагнитной КТ из Сс18е и полумагнитным гпМпБе барьером поместить дополнительно тонкий немагнитный барьер из гпве, который приводит к уменьшению перекрытия волновых функций электрона и дырки в КТ с магнитными ионами в барьере. Варьируя толщину 2пБе слоя, можно реализовать условия, когда вр-с! обменное взаимодействие спинов электронов (дырок) с магнитными ионами доминирует над электрон-дырочным обменным взаимодействием, а неоднородное уширение экситонных уровней становится меньше расщепления экситонных состояний в одиночных КТ вследствие обменного электрон-дырочного взаимодействия. Такие

условия были реализованы в данной работе, что позволило не только исследовать влияние эр-с! обменного, взаимодействия на энергию основного состояния экситона в нейтральных и заряженных КТ, но и детально изучить эффект этого взаимодействия на тонкую структуру.

Одним из наиболее широко исследуемых эффектов обменного взаимодействия в полумагнитных структурах является формирование ЭМП [12,13]. Несмотря на интенсивные исследования свойств ЭМП в полумагнитных полупроводниковых гетероструктурах [13,14], ряд вопросов, касающихся кинетики формирования и распада ЭМП, до настоящего времени так и не получил полного экспериментального прояснения. К их числу, в частности, относятся проблемы конкуренции механизмов магнитной и немагнитной локализации и сосуществования в гетероструктурах гп^МпхЗеСпЗуБе^у с квантовыми ямами (КЯ) и сверхрешётками типа II экситонных состояний с сильной и слабой магнитной локализацией [15,16].

Для определения природы этого явления в данной работе были исследованы множественные КЯ ¿п^хМпхЗе/глБхБе^х, характеризующиеся большими временами жизни экситонных состояний, что позволило исследовать ЭМП в квазиравновесных условиях и подробно изучить механизмы его формирования.

Целью диссертационной работы является экспериментальное исследование влияния эффекта вр^ обменного взаимодействия на энергию и тонкую структуру экситонных состояний в нейтральных и заряженных КТ в полумагнитных полупроводниковых структурах СЬЗе^пБе/гпМпЗе и на магнитную локализацию экситонов в полумагнитных гетероструктурах второго типа гпМпБе^пЗБе.

Методы исследований. Исследование эффекта Бр-с! обменного взаимодействия на экситонные состояния осуществлялось с помощью метода магнетофотолюминесценции. Исследовались линейно и циркулярно поляризованные спектры ФЛ КЯ и КТ в режиме непрерывного и импульсного лазерного возбуждения в магнитных полях до 12 Тл при гелиевых температурах. Для исследования спектров одиночных КТ на образцах, выращенных методом молекулярно-пучковой эпитаксии, с помощью фотолитографии и химического травления были приготовлены мезы с размером порядка 100 нм, содержащие всего несколько одиночных КТ.

Научную новизну работы составляют следующие положения, выносимые на защиту:

1) Исследована фотолюминесценция экритонов, локализованных в нейтральных и заряженных СйЗе/гпЗе/ЕпМпБе одиночных КТ в широком диапазоне температур и магнитных полей.

2) Показано, что величину эр-с! обменного взаимодействия носителей заряда с ионами магнитной примеси в экситонных состояниях в полупроводниковых КТ можно варьировать путем изменения толщины немагнитного барьера между слоем КТ и магнитным барьером. Исследовано влияние вр-с! обменного взаимодействия на тонкую структуру экситонных состояний в нейтральных и заряженных полумагнитных СйЗе/гпЗе/гпМпБе КТ в условиях, когда величины электрон-дырочного и эр-с! обменного взаимодействий одного порядка.

3) В исследованиях экситонных состояний в нейтральных Сс13е/2п5е/7пМпЗе КТ с различной долей (г|) волновой функции экситона в полумагнитном барьере найдено, что:

(¡) эффективный д-фактор экситона в магнитном поле в геометрии Фарадея (В||Ог) имеет противоположный знак по сравнению с д-фактором в аналогичных немагнитных КТ и достигает значения д—10, достаточного для наблюдения антикроссинга «светлых» и «тёмных» экситонных состояний в поле В< ТО Тл.

(¡¡) в КТ с пониженной симметрией магнитные' флуктуации приводят к увеличению расщепления линейно поляризованных «светлых» экситонных состояний и их частичной деполяризации в нулевом магнитном поле.

(ш) сильное увеличение спиновой релаксации между двумя «светлыми» экситонными состояниями ^=1) наблюдается уже при ц~2%, тогда как релаксация между состояниями с и ¿-2 остается пренебрежимо малой даже при п ~ 4%.

(¡v) резкое уменьшение квантового выхода излучения экситонов из-за их безызлучательной рекомбинации с возбуждением ионов Мп наступает при г} -4%.

4) В исследованиях экситонных состояний в заряженных СсЗЗе/гпБе/гпМпБе КТ найдено, что:

(¡) увеличение п вплоть до ~ 4% слабо влияет на скорость спиновой релаксации, однако при п ~ 4% уже наблюдается заметное уменьшение квантового выхода излучения из-за роста скорости безызлучательной рекомбинации экситонов с возбуждением ионов Мп.

(Н) в отличие от нейтральных КТ, магнитное поле ВЦОг не ведёт к подавлению безызлучательной рекомбинации в основном спиновом состоянии триона (]2=3/2), однако подавляет её в возбужденном спиновом состоянии триона (¡¿--3/2), что в условиях малой скорости спиновой релаксации дырок приводит к доминированию в сильном магнитном поле излучения из возбужденного состояния триона.

5) Обнаружена сильная зависимость скорости безызлучательной рекомбинации экситонов в Сс15е/7пЗе/2пМпЗе КТ от направления магнитного поля. Получены правила отбора для спин-зависимой безызлучательной рекомбинации в КТ в магнитном поле. Показано, что безызлучательная рекомбинация экситонов с возбуждением иона Мп разрешена при условии сохранения проекции на ось Ог суммарного спина системы «экситон + ион Мп». Рост квантового выхода излучения светлых

экситонов в поле B||Oz обусловлен вымораживанием спинов Мп в состояние с Sz=-5/2. Низкая квантовая эффективность излучения в поле BlOz связана со смешиванием экситонных состояний с разной проекцией спина.

6) В гетероструктурах ZnMnSe/ZnSSe с КЯ типа II в магнитном поле в геометрии Фарадея и Фойгга изучена динамика формирования ЭМП. Найдены зависимости радиуса локализации и энергии локализации ЭМП от магнитного поля. Проанализированы вклады от магнитной и немагнитной локализации дырок в ЭМП. Найдено, что локализация фотовозбуждённых дырок идёт по двум каналам: сильная магнитная локализация в центре ZnMnSe КЯ и слабая - на её границе.

Научная и практическая ценность работы определяется полученными новыми экспериментальными результатами дающими информацию об энергетической структуре нейтральных и заряженных экситонов в одиночных KT и поляронном эффекте в КЯ типа II. Эти результаты важны не только для более глубокого понимания фундаментальных вопросов физики низкоразмерных полумагнитных полупроводниковых структур, но и с точки зрения практического применения при разработке приборов в области спиновой электроники.

Апробация работы. Результаты представленных в диссертационной работе исследований докладывались на всероссийских и международных конференциях: «12th International Conference on ll-VI Compounds» (Warsaw, Poland 2005); «VII Российская конференция по физике полупроводников» (г. Москва, 2005); «28m International Conference on Physics of Semiconductors» (Vienna , Austria, 2006); «Международный Российско-Швейцарский Семинар» (Москва, 2006); «15th International Symposium "Nanostructures:Physics and Technology"» (Novosibirsk,Russia, 2007); «VIII Российская конференция по физике полупроводников» (Екатеринбург, 2007); «16th International Symposium "Nanostructures: Physics and Technology"» (Vladivostok, Russia, 2008); «17th International Symposium "Nanostructures: Physics and Technology"» (Minsk, Belarus, 2009); «14th International Conference on ll-VI Compounds» (St Petersburg, Russia 2009)

Публикации. По теме диссертации опубликовано 5 печатных работ.

Личный вклад автора в экспериментальные работы, выполненные в соавторстве, состоял в его участии в постановке задач, разработке методик, проведении экспериментов, обработке и интерпретации результатов.

Структура и объём диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав, заключения и списка цитируемой литературы. Общий объём диссертации составляет /Ь О страниц , включая рисунков.

Содержание диссертации

Во введении объясняется выбор темы диссертации, обосновывается её актуальность и научная новизна, сформулированы цели и задачи работы, описана структура диссертации и её содержание.

В Главе 1 приведен обзор литературы по вопросам, рассматриваемым в , диссертации.

В разделе 1.1 дано общее определение понятия полу магнитных полупроводников, описывается поведение намагниченности системы ионов Мп во внешнем магнитном поле. Рассматривается механизм обменного взаимодействия между спинами носителей заряда и ионами магнитной примеси. Приводится математический аппарат для описания обменного взаимодействия в приближении «эффективного обменного поля».

В разделе 1.2 описываются различные типы гетероструктур на основе полумагнитных полупроводников, приготавливаемых методом молекулярно-пучковой эпитаксии. Детально обсуждаются особенности приготовления самоорганизующихся полумагнитных КТ и методики их экспериментального исследования.

Раздел 1.3 посвящен магнитным поляронам (МП). Обсуждаются различные типы МП: автолокализованный (свободный) МП, связанный МП, локализованный МП. Описываются два качественно различных режима попяронного состояния: коллективный и флуктуационный режимы МП. Отдельно рассматривается экситонный магнитный полярон (ЭМП), подробно изучаемый в данной работе. Описана временная иерархия процессов формирования МП: энергетическая релаксация неравновесного фотовозбуждённого экситона, установление стартовой корреляции между спином экситона и мгновенным магнитным моментом системы ионов Мп, релаксация спинов Мп в обменном поле экситона (формирование ЭМП) и, наконец, рекомбинация ЭМП.

В разделе 1.4 описываются оптические свойства экситонов в КТ. Рассматривается энергетическая структура оптических переходов в изотропных и анизотропных КТ и поляризационные характёристики оптического излучения экситонов и трионов в продольном и поперечном магнитном поле.

Во второй главе приводится описание экспериментальных методик, структуры исследуемых образцов и используемого криогенного и оптического оборудования. Приведена методика . измерения фотолюминесценции одиночных КТ при температуре около 2 К и магнитных полях до 12 'Тл в геометрии Фарадея и Фойгга, а также методика селективного химического травления. Приведены оптические схемы эксперимента по возбуждению и детектированию сигнала ФЛ в двух режимах: в первом случае образцы возбуждались непрерывным

излучением лазера, а во втором - использовалось импульсное возбуждение и спектры записывались с временным разрешением. Образцы были изготовлены в Физико-техническом институте им. А. Ф. Иоффе (г. Санкт-Петербург) В диссертации приведены параметры измеряемых структур, а также технология их приготовления. Используемая экспериментальная методика впервые позволила наблюдать, спектрально разрешить и идентифицировать зеемановские компоненты в спектрах излучения экситонов в отрицательно заряженных и нейтральных одиночных полумагнитых КТ.

Третья глава посвящена исследованию экс итонных состояний в однократно заряженных полумагнитных КТ. В работе исследованы спектры излучения одиночных полумагнитных CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ, содержащих один электрон, и проведено сравнение магнитооптических свойств исследуемых КТ со свойствами аналогичных немагнитных CdSe/ZnSe КТ[17].

Были исследованы КТ в двух образцах CdSe/ZnSe/ZnMnSe с различной толщиной промежуточного немагнитного ZnSe барьера (2 нм в образце №1 и 1.5 нм в образце №2) и оценена величина обменного взаимодействия, которая определяется долей волновых функций электронов и дырок (г|) в полумагнитном барьере.

При локализации экситона в отрицательно заряженной КТ два электрона образуют спиновой синглет, и только одна частица (дырка) обладает неспаренным спином, поэтому обменное расщепление триона в основном состоянии отсутствует, и в спектре излучения в отсутствие магнитного поля наблюдается одиночная неполяризованная линия (рис. 3.1).

В магнитном поле состояние триона расщепляется на дублет. Также на дублет расщепляется и конечное состояние экситонного перехода - электрона в КТ, поэтому максимальное число зеемановских компонент равно четырём (рис. 3.2).

В магнитном поле в геометрии Фарадея (B]|Oz) в спектре излучения наблюдаются две циркулярно поляризованные компоненты (о+ и о"), поляризация которых противоположна наблюдающейся в немагнитных КТ[18]. Вклад в эффективный g-фактор дырки, обусловленный p-d обменным взаимодействием, является доминирующим, несмотря на относительно небольшое проникновение волновых функций носителей в полумагнитный барьер. В результате g-фактор триона, равный д-фактору дырки, становится отрицательным, и в эксперименте наблюдается обратная по сравнению с немагнитными КТ последовательность зеемановских компонент.

а) f\f X" Образец №1 Ч^^ ютл

4Тл

ОТл

4Тл

Фойгт ЮТл

2,242 2,244 2.246

Энергия (эВ)

Рис.3.1 Спектры ФЛ трионов (А'~), локализованных в одиночных КТ в образцах №1 (а) и №2 (б) с разным проникновением волновой функции в полумагнитный барьер. Одиночная трионная линия в продольном магнитном поле B||Oz расщепляется на две циркулярно поляризованные компоненты, причём в образце №2 верхняя по энергии (а") компонента доминирует в больших полях. В поперечном магнитном поле в образце №1 наблюдаются все 4 зеемановских компоненты, а в образце №2 из-за быстрой спиновой релаксации дырок только две.

Фойгт, В ±0z

g.,<0 Фл ФГ

ф

2,>0

ф;

о

ж_::

▼ 1

Фарадей, В || 0z

J.AA_ jV=-3/2

Безызпучательная рекомбинация

Рис.3.2 Схема переходов в трионе X" в магнитном поле в геометриях Фарадея и Фойгта. Пунктиром отмечены разрешенные оптические переходы в различных поляризациях, а сплошными стрелками - разрешенные безызлучательные переходы. Их порядок зависит от знаков и величин д-факторов.

В образце №1 в магнитном поле в геометрии Фойгта (ВЮг) одиночная линия излучения триона расщепляется на четыре линейно поляризованные компоненты со степенью линейной поляризации более 90% (рис 3.1а). Их поляризация не зависит от направления магнитного поля и полностью определяется симметрией потенциала в КТ. Такое поведение аналогично наблюдавшемуся ранее в немагнитных КТ [17,19]. Это свидетельствует о существенной анизотропии потенциала в Сс^еСпЭе КТ, приводящей к смешиванию состояний тяжёлых дырок с \г=3/2 с состояниями отщепленных лёгких дырок }г=1/2. Сильная анизотропия потенциала в Сс^еСпБе КТ, отсутствующая в (пваАв КТ, была объяснена наличием упругих деформаций в плоскости роста [17].

Для измерения времени жизни заряженных экситонов была исследована кинетика излучения при импульсном пикосекундном возбуждении. Затухание линии ФЛ трионов в образце N21 имеет экспоненциальный характер с временем затухания -350 пс. Это время почти не изменяется в магнитном поле, как для основного, так и для возбужденного состояний. Найденное время жизни трионов близко к их времени жизни в немагнитных КТ (-500 пс) [20], т.е взаимодействие носителей в КТ с ионами Мп в барьере, в СйЭеСпЗеСпМпБе приводит к относительно слабой безызлучательной рекомбинации, и не ведёт к заметному увеличению скорости спиновой релаксации, хотя обменный вклад в д-фактор дырок заметно превышает его величину в немагнитных КТ.

В образце №2 (рис.3.16) с большей величиной проникновения волновых функций носителя в область ¿пМпБе барьера квантовый выход излучения экситонов в заряженных КТ в нулевом магнитном поле почти на порядок меньше, чем в образце №1, т.е. безызлучательный канал рекомбинации экситонов в заряженных КТ в этом образце становится доминирующим.

В магнитном поле в геометрии Фарадея в спектрах излучения трионов в КТ в образце №2 наблюдается существенный рост интенсивности верхней по энергии сг" компоненты, вместо ожидаемого её уменьшения вследствие спиновой релаксации дырки в основное состояние (рис.3.16). Такое поведение излучения трионов обусловлено двумя факторами: запретом безызлучательной рекомбинации из состояний триона с ]г=-3/2 и малой эффективностью спиновой релаксации дырок в трионе, требующей большого изменения момента дырок Д]г=3.

В геометрии Фойгта в образце №1 интенсивности всех зеемановских компонент остаются одинаковыми во всех магнитных полях. В образце №2 остается дублетная структура линии излучения триона, отвечающая переходам из основного состояния триона. Расщепление компонент в геометрии Фойгта связано с расщеплением электронного уровня в конечном состоянии. Быстрая спиновая релаксация дырок в этом случае обеспечивается благодаря смешиванию состояний дырок с ]2=3/2 и -3/2.

По величинам расщепления линий излучения в магнитном поле определено отношение вкладов в эффективные g-факторы дырок gh и электронов де связанных с обменным взаимодействием. В обоих образцах оно составляет примерно 4:1, что почти совпадает с отношением p-d и s-d обменных констант в объёмном ZnMnSe [13], т.е. доли волновых функций электрона и дырки, находящихся в удалённом ZnMnSe барьере совпадают. Произведена оценка величины проникновения квадрата волновой функции носителей (rje.h) в ZnMnSe полумагнитный барьер, она составляет примерно 2% и 4% в образцах №1 и 2, соответственно.

Четвёртая глава посвящена исследованию экситонных состояний в нейтральных полумагнитных КТ. В работе исследованы спектры излучения экситонов в одиночных незаряженных полумагнитных CdSe/ZnSe/ZnMnSe КТ и проведено сравнение магнитооптических свойств исследуемых КТ со свойствами аналогичных немагнитных CdSe/ZnSe КТ [18].

На рис. 4.1 представлены спектры ФЛ двух одиночных КТ в образце №1 при разных плотностях возбуждения в отсутствие внешнего магнитного поля. Излучению «светлого» экситона с моментом J=1 отвечает дублет X со взаимно перпендикулярной линейной поляризацией компонент, а возгорающийся с увеличением плотности возбуждения дублет XX, расположенный примерно на 23-25 мэВ ниже линии X, соответствует разрешенным переходам из биэкситонного синглетного состояния с J=0 в экситонные состояния с J=1. Расщепление экситонной линии свидетельствует о том, что симметрия исследуемых КТ ниже, чем D2d, а ориентация поляризации вдоль осей кристалла [по] и jifoj

указывает на то, что КТ вытянуты вдоль одной из осей кристалла {110} [17]. Обратная по отношению к экситонной линии энергетическая последовательность линейно поляризованных компонент биэкситонной линии хорошо согласуется с правилами отбора для экситонных переходов в КТ [18], Наблюдаемая в спектре линия X* (рис.4.1а) соответствует излучению «тёмного» экситона с полным моментом J=2. Такие переходы являются запрещёнными в КТ с симметрией Cs и выше, но поскольку данное экситонное состояние является нижайшим по энергии, для проявления его в спектре излучения достаточно относительно небольшой анизотропии формы КТ, понижающей симметрию КТ ниже Cs и, как следствие, приводящей к подмешиванию состояний с J=1 в компоненту с J=2 [21].

Зерш(эВ) Энергия (эВ)

Рис.4.1 Спектры ФЛ экситонов (X) и биэкситонов (XX) из двух различных одиночных КТ Сс)Зе/2пЭе/гпМпЗе КТ1 (а) и КТ2 (б) образца №1, записанные при различных плотностях оптического возбуждения в ну-левом магнитном поле. Линии экситонной и биэкситонной ФЛ линейно поляризованы вдоль осей близких к[1 10] И [1 То] и с противоположным порядком компонент. В спектре КТ1 дополнительно наблюдается линия X*, соответствующая излучению «тёмного» экситона.

В магнитном поле в геометрии Фарадея (рис.4.2а) две линейно поляризованные компоненты, соответствующие переходам из состояний «светлого» экситона, становятся циркулярно поляризованными. На «фиолетовом» краю линии излучения «тёмного» экситона формируется линия Z, которая с ростом магнитного поля сдвигается вверх по энергии и, по мере приближения к компоненте «светлого» экситона, резко увеличивается в интенсивности. В области В~5 Тл происходит антипересечение высокоэнергетичной компоненты «тёмного» экситона (линии Z) с низкоэнергетичной а+-компонентой «светлого», экситона, при этом две компоненты обмениваются силами осциллятора.

В магнитном поле в геометрии Фойгта наблюдается резкий рост интенсивности излучения «тёмного» экситона с Л=2, что связано с ростом подмешивания экситонных состояний с В большом магнитном поле в спектре излучения наблюдаются обе зеемановские компоненты «тёмного» экситона, которые так же, как и компоненты линии излучения «светлого» экситона с , имеют взаимно перпендикулярную линейную поляризацию

Наблюдающееся антипересечение о* поляризованных компонент «светлого» и «тёмного» экситона в геометрии Фарадея свидетельствует о том, что симметрия этой КТ ниже, чем Сг. В КТ с более высокой симметрией линия излучения «тёмного» экситона проявляется в спектре лишь в достаточно большом поле в геометрии Фойгта, когда подмешивание «светлого» экситонного состояния к «тёмному» вызвано понижением симметрии потенциала в КТ в магнитном поле в плоскости КЯ.

Энергия (эВ)

б)

В,Тл

л®

—.....

yw'YVAЧ/п^уГ ^tA^-tf^

7 rfl

2.478 2 480 2.482

Энергия (зВ)

Рис. 4.2 Спектры излучения экситона в образцах №1 (а) и №2 (б) в магнитном поле в геометрии Фарадея и Фойгта.

В образце №2 толщина промежуточного немагнитного" барьера меньше, и соответственно, влияние обменного чзаимодействия sp-d заметно больше. Линии излучения заметно уширены из-за влияния магнитных флуктуаций, а квантовый выход излучения на порядок ниже из-за сильного безызлучательного канала рекомбинации экситонов с возбуждением ионов Мп из состояния А в состояние Т [10]. В результате, спектр излучения в отсутствие магнитного поля качественно изменяется: дублетная структура экситонной линии не разрешается, а линия излучения биэкситона отсутствует в спектре вплоть до самых больших плотностей возбуждения.

В магнитном поле в геометрии Фарадея линия излучения экситонов сужается, и сдвигается в «красную» сторону, а её интенсивность заметно растёт. Линия становится практически полностью о+ циркулярно поляризованной уже в поле 2 Тл, в отличие от образца №1 и о" компонента в магнитном поле не наблюдается (рис. 4.26). Её отсутствие свидетельствует о том, что скорость спиновой релаксации экситонов в KT больше скорости их рекомбинации. В геометрии Фойгта заметного изменения интенсивности излучения и энергетического сдвига не происходит, однако наблюдается существенное сужение линий.

Время жизни светлых экситонов с J=1 в образце №1 близко к

времени жизни экситонов в немагнитных КГ: Г, (5Тл)~ Г, (ОТл) ~ 350 пс

[22]. Следовательно, канал безызлучательной рекомбинации экситонов с возбуждением ионов Мп в этом образце не эффективен из-за малого проникновения экситонной волновой функции в область ZnMnSe барьера. Кроме того, время спиновой релаксации экситонов в нижележащее состояние «тёмного» экситона, несмотря на появление дополнительных

каналов спин-флип рассеяния на ионах Мп также остается больше времени жизни «светлых» экситонов. Таким образом, магнитные флуктуации не приводят к ускорению спин-флипа в КГ отдельно одного электрона либо одной дырки.

В то же время, анализ изменения в магнитном поле о+ и а компонент линии излучения нейтрального экситона показывает, что магнитные флуктуации приводят к ускорению спиновой релаксации между двумя «светлыми» экситонными состояниями, т.е. вызывают ускорение одновременного спин-флипа электрона и дырки в экситоне. В большом магнитном поле в геометрии Фарадея безызлучательная рекомбинация запрещена для обоих оптически разрешённых экситонных переходов и отношение ст+ и о" компонент определяется только временами спиновой релаксации. С учетом пренебрежимо малой спиновой релаксации из «светлого» экситонного состояния в ниже расположенное «тёмное» состояние из отношения интенсивностей о+ и о" компонент светлого экситона была получена оценка времени спиновой релаксации между двумя «светлыми» состояниями: 1-100 л с.

В образце №2 рост интенсивности излучения из основного состорния «светлого» экситона с ^=+1, в первую очередь, обусловлен исчезновением канала безызлучательной рекомбинации по мере выстраивания спинов Мп на нижнем спиновом уровне. С другой стороны, это возрастание свидетельствует также о том, что несмотря на увеличение доли волновой функции экситона в ZnMnSe до 4%, скорость спиновой релаксации из «светлого» экситонного состояния с Jz=+J\ в «тёмное» состояние с ^=±2, требующее переворота спина дырки или электрона, также остаётся относительно низкой, по крайней мере, сравнимой со скоростью излучательной рекомбинации.

Отсутствие излучения экситонов из возбуждённого состоянии и2=-1 в магнитном поле свидетельствует о том, что уменьшение скорости безызлучательной рекомбинации с увеличением магнитного поля для этого состояния с избытком компенсируется ростом скорости спиновой релаксации.

Магнитное поле в геометрии Фойгта слабо влияет на интенсивность излучения экситонов в нейтральных КТ. Основная причина заключается в том, что используемое магнитное поле до 12 Тл в плоскости КТ не приводит к какому-либо запрету безызлучательной рекомбинации экситонов с возбуждением ионов Мп на всех четырех уровнях. Это связано с тем, что поле 12 Тл еще явно недостаточно для переориентации спина тяжёлой дырки в направлении магнитного поля [5].

В низкосимметричных КТ электрон-дырочное обменное взаимодействие расщепляет экситонные состояния и делает их неэквивалентными для формирования ЭМП: энергия нижнего уровня «светлого» экситона понижается, а верхнего - повышается с ростом эффективного обменного поля. Средние энергии «светлого» экситона

могут быть записаны в виде:) = Е0 5, /2)2 + Е), + £;„, и

(Е^= Е0 +-,/(^1 /2)2 +Е2п , где Е0 - энергия в отсутствие обменного взаимодействия - электрон-дырочное обменное расщепление, Ер -

вклад в энергию экситона, обусловленный гр-с/ обменным взаимодействием электронов и дырок с флуктуациями намагниченности, и Еш> - вклад, обусловленный гр-с/ обменным взаимодействием

вследствие формирования ЭМП. Отклонение вектора намагниченности от плоскости КТ приводит к нарушению паритета состояний ^=+1 и .^=-1 в экситонной волновых функциях (¡+1)±(-1))/л/2 и появлению циркулярной

компоненты в излучении экситонов. Формирование ЭМП приводит к появлению дополнительной намагниченности Мп в области волновой функции дырки в направлении, перпендикулярном плоскости КТ, что приводит к росту деполяризации излучения нижней компоненты. Степень линейной поляризации излучения нижней и верхней экситонных компонент в КТ1 равны 60% и 90%, соответственно. Это различие связано с формированием ЭМП в основном состоянии экситона. Оно отсутствует в биэкситонном дублете, частичная деполяризация излучения которого обусловлена влиянием магнитных флуктуаций на энергию экситонов в конечном состоянии перехода.

Пятая глава посвящена изучению механизма безызлучательной рекомбинации экситонов в полумагнитных структурах, сопровождающейся процессом возбуждения иона Мп из основного состояния А1 с 5=5/2 в возбуждённые состояния Т1 с 3=3/2. В полупроводниках с запрещённой зоной Ед, превышающей энергию внутрицентрового электронного перехода в ионах Мп2+, Емп~2.1 эВ, ионы Мп оказываются эффективными центрами безызлучательной рекомбинации [10,23]. Магнито-ФЛ исследования КЯ и КТ в полумагнитных полупроводниках с Ед> 2.1 эВ показали, что квантовая эффективность излучения сильно зависит от величины внешнего магнитного поля: сигнал ФЛ существенно (более чем на порядок величины) растёт в сильном магнитном поле, перпендикулярном плоскости КТ [24,25]. Этот эффект был обьяснён в рамках модели спин-зависимой безызлучательной рекомбинации экситонов, сопровождающейся возбуждением ионов Мп2+, согласно которой такая рекомбинация является запрещённой при полной ориентации спинов Мп вдоль магнитного поля [12].

Проведённые в данной работе исследования излучения экситонов в ансамбле СсШпЭе^пЗе КТ в магнитном поле в геометрии Фарадея й Фойгта выявили сильную зависимость квантовой эффективности экситонного излучения от направления внешнего магнитного поля. Было найдено, что магнитное поле, направленное параллельно плоскости образца, гораздо слабее влияет на квантовую эффективность излучения, чем магнитное поле, перпендикулярное плоскости образца. В поле ВЦОг наблюдается рост интенсивности

излучения до двух порядков величины, в то время как в поле ВЮг увеличение интенсивности не превышает 1.5 раза (рис.5.1). Такое поведение не описывается простой моделью, предложенной в работе [12], поэтому в данной работе правила отбора для передачи энергии от экситонов ионам Мп + при безызлучательной рекомбинации были проанализированы более детально.

Рис.5.1 а) спектр ФЛ массива СсМпЭе/гпБе КТ в магнитном поле в геометрии Фарадея (1) и Фойгта (2) при плотности мощности лазерного возбуждения 40 Вт/см2 б) зависимость отношения интенсивностей излучения ](В)/1(0) от

величины магнитного поля в геометрии Фарадея и Фойгта, сплошная линия показывает результаты аппроксимации.

Основным состоянием электронов в с1-оболочке в

тетраэдрическом кристаллическом поле Та является состояние 6А] с полным спином Э=5/2 и полным моментом 1=0, которое происходит из состояния ев свободного иона Мп. Первое возбуждённое состояние 4Т\ (Э=3/2) является триплетом, возникающим из (21_+1)х(28+1) = 9х4-кратно вырожденного атомного уровня 4С(Х = 4) свободного иона, который в поле

кристалла расщепляется на 4 мультиллета (4Т), ^Тг, 4Е и 4Аг). Следующим по энергии возбуждённым состоянием, расположенным на ~ 2 мэВ выше является триплет 4 Г, - Спин-орбитальное взаимодействие расщепляет

состояния 47",,47', и 6 А, на наборы состояний Гб, Г? и Г8, однако это

расщепление очень мало (< 200 рэВ) и им можно пренебречь [23].

В системе ион Мп + экситон в дисковидной одиночной КТ с невырожденной валентной зоной, безызлучательная рекомбинация, приводит к исчезновению экситона и возбуждению иона Мп из основного

состояния 6А, в первое возбужденное состояние 4Т| со спином 3/2. Матричные элементы такого перехода могут быть представлены как рекомбинация электрон-дырочной пары с одновременным возбуждением

одного d-электрона с уровня е на уровень t2 ■

Из-за размерного квантования и анизотропной деформации уровни тяжёлых и лёгких дырок заметно расщеплены, поэтому состояние тяжёлой дырки характеризуется не только определённой проекцией

h

полного момента J, =±3/2, но и проекцией спина s, =+1/2.

Детальный анализ показал, что безызлучательная рекомбинация экситонов с возбуждением иона Мп разрешена при условии сохранения проекции суммарного спина системы «экситон + ион Мп» на ось Oz: S2 = sM„ . + s. = sMn r + .?, = S[, где проекция спина экситона

s: = SL: + S1!, s^ - спин электрона, sMn , - проекция спина иона Мп. Из

этого условия следует, что в поле B|[0z запрещены безызлучательные переходы с участием «светлых» экситонов {J_ =+l,s.= 0) и «тёмного»

экситона с J-- 2, s .= -1, так как переходы

= jr^S'JY^ требуют изменения проекции

полного спина системы (AS. >1), тогда как переход

\А(Ч,п- =-5/2)4/o)->|ru(W =-3/-2)Ч/0) с участием «тёмного» •

экситона (j = +2,i.= +1) - оказывается разрешенным (рис.5.2).

Поэтому в сильном магнитном поле, когда заселённость состояний иона Мп с 5.^-5/2 экспоненциально падает

р ~ ex.p(jUBgMllB(S. +5/2)/ квТ)), происходит подавление

безызлучательной рекомбинации светлых экситонов, что приводит к сильному росту интенсивности ФЛ.

В поле B±Oz безызлучательная рекомбинация остается разрешенной из-за смешивания экситонных состояний, в результате которого спин дырки перестает быть хорошим квантовым числом. Небольшое увеличение интенсивности излучения в сильном поле B-LOz связано с частичным поворотом оси квантования экситонов в направлении магнитного поля, о чём свидетельствует монотонное увеличение линейной поляризации излучения до 20% в поле 10 Тл.

3/2 1/2 т -1/2 I 1

-3/2

5/2

3/2 д

1/2 АХ

-1/2 -3/2 -5/2

О;

Д5Мп= О

б) Jf=±2

I еЬ>

I

-I?= - 2

Тх

Ах

3/2 1/2 -1/2 -3/2

5ехс,2

Д5„с.2= +1;

J2= +2

5/2 3/2 1/2 -1/2 -3/2 -5/2

Л5ехс.г= -1;

Л5М„= +1

Рис.5.2 Схема процесса безызлучательной рекомбинации зкситона с возбуждением иона Мп из состояний6^! =5/2) в возбуждённые состояния4^ (з =3/2) для «светлых» (а) и «тёмных» (б) экситонов. Безызлучательная рекомбинация экситонов с возбуждением иона Мп из основного состояния 6Ау с $ =-5/2 запрещена для «светлых» экситонов (с 7 =±1) и для «тёмных» экситонов с J_--2 и разрешена только для «тёмных» экситонов с J_—+2, Для которых выполняется условие сохранения проекции суммарного спина системы «экситон + ион Мп».

Шестая глава посвящена изучению влияния эр-с! обменного взаимодействия на электрон-дырочную систему в гпМпЗеСпБЗе гетероструктурах с КЯ типа II, в которых электроны и дырки пространственно разделены: электроны локализованы в немагнитных гпЭБе КЯ, а дырки в полумагнитных гпМпЭе КЯ. Пространственное разделение носителей приводит к большим временам излучательной рекомбинации локализованных экситонов, что позволяет изучать обусловленный эр-с! обменным взаимодействием магнитололяронный эффект в квазиравновесных условиях. Взаимодействие дырок, находящихся в полумагнитном 7лМп8е слое со спинами ионов Мп

приводит к выстраиванию спина последних вдоль направления спина дырки в КЯ, т.е. вдоль оси Oz, что в свою очередь ведёт к понижению энергии дырок и формированию экситонного магнитного полярона (ЭМП).

В спектрах излучения ZnMnSe/ZnSSe гетероструктур наблюдается излучение области ~ 2.805 эВ (линия X) и излучение в области ~ 2.785 эВ (линия ЭМП). В предыдущих исследованиях излучения ZnMnSe/ZnSSe гетероструктур эти линии Были приписаны излучению слаболокализованных экситонов (X) и экситонных магнитных поляронов (ЭМП), соответственно [15,16]. Принадлежность линии излучения 2.785 эВ излучению ЭМП подтверждается исчезновением этой линии из спектра несмотря на большую величину энергии связи (-20 мэВ) уже при увеличении температуры до 20 К (кТ~ 2 мэВ) [16]. Тепловое разрушение магнитных поляронов при столь низкой температуре обусловлено деполяризацией спинов ионов Мп [26]. При этом оставался открытым вопрос, почему часть дырок в полумагнитной КЯ образует сильнолокализованное поляронное состояние (линия ЭМП), а часть, ответственная за линию X - нет. Для выяснения причины такого поведения в настоящей работе исследованы кинетика нарастания и затухания излучения и соотношения между .. ггенсивностями фононных и бесфононных компонент линий излучения, что позволило оценить размеры и положение областей дырочной локализации в ЭМП и X состояниях.

Исследования нарастания интенсивности излучения при пикосекундном фотовозбуждении лазером с частотой 80 МГц. показали, что в обеих исследованных структурах Zni-xMnxSe/ZnSxSei-x (х= 0.1 и 0.16) интенсивности линий X и ЭМП быстро растут в первые 30-40 пс после импульса возбуждения. С ростом плотности возбуждения относительная интенсивность линии ЭМП уменьшается из-за сильной сублинейной зависимости интенсивности линии ЭМП от плотности возбуждения. При дальнейшем увеличении времени задержки быстрое нарастание интенсивности линии ЭМП сменяется медленным ростом с характерным временем -150 пс. Рост интенсивности продолжается вплоть до t~ 300400 пс, после чего интенсивность линии ЭМП начинает уменьшаться с временем затухания - 2 не.- Интенсивность же линии X начинает уменьшаться уже при t~40 пс, причём время её затухания примерно на порядок короче: 150-200 пс.

Рост интенсивностей линий X и ЭМП в первые 40 пс связан с релаксацией горячих фотовозбуждённых электронов и дырок соответственно в КЯ в ZnSSe и ZnMnSe. Поскольку формирование ЭМП требует более продолжительного времени, быстрое нарастание интенсивности излучения в области излучения равновесных ЭМП может быть связано с локализацией фотовозбуждённых дырок непосредственно в области нерелаксировавших магнитных поляронов, которые остались после рекомбинации экситонов в ЭМП, возбуждённых предыдущим лазерным импульсом. Время релаксации магнитного момента в таких поляронов определяется временем спин-решёточной релаксации [27] и

сравнимо со временем повторения импульсов возбуждения (-12 не). Медленный процесс нарастания интенсивности линии ЭМП соответствует постепенному формированию магнитных поляронов благодаря магнитной локализации фотовозбуждённых дырок, сопровождающейся понижением энергии дырки. При этом линия излучения сначала формируется на низкоэнергетическом крыле линии X и постепенно сдвигается в красную сторону на величину около 15 мэВ. Красный сдвиг удовлетворительно описывается экспонентой с временем магнитной локализации около 150200 пс.

Сильное различие во временах затухания линий ЭМП и X, достигающее порядка величины, свидетельствует о том, что магнитная локализация сопровождается заметным уменьшением ■ перекрытая волновых функций электронов и дырок.

Во внешнем магнитном поле в геометрии Фарадея обе линии становятся циркулярно поляризованными. С ростом поля линии сдвигаются в сторону меньших энергий, причём линия X сдвигается заметно быстрее линии ЭМП. Более медленный сдвиг линии ЭМП обусловлен уменьшением энергии магнитной локализации экситонов за счёт ориентации спинов ионов Мп обменным полем носителя из-за частичной равновесной ориентацией спинов ионов Мп внешним магнитным полем. В геометрии Фарадея (В||0г) величина красного сдвига при Т=2 К насыщается в полях 5-7 Т, которое приводит к выстраиванию спинов ионов Мп вдоль магнитного поля. При этом линии X и ЭМП в спектре сливаются в одну линию и спектрально не разрешаются. В геометрии Фойгта сдвиг линий в расную сторону происходит значительно медленнее и не насыщается вплоть до В= 10 Тл.

Помимо двух бесфононных линий, в спектре излучения 2пМп5е/7п53е гетероструктур хорошо разрешаются Ш-фононные повторения линии ЭМП. Относительная интенсивность первого фононного повторения 1[.о/1ир в нулевом магнитном поле в обоих образцах (с хмп=0.1 и 0.16%) достигает 18%. Величина ^о/^р уменьшается с ростом магнитного поля. Из рис. 6.1 видно, что наиболее сильное' уменьшение 1ю/!мр наблюдается в образце А (10% Мп) в геометрии В||0г (в -3.5 раза при В=2 Тл и в ~8 раз при В=10 Тл). У линии X фононное повторение не разрешается на фоне линии ЭМП во всем интервале полей 0-10 Тл, выполненный анализ спектров показывает, что отношение 1|_о/ЫрУ линии X не превышает 2-3%.

Вероятность рекомбинации электронов с дырками с испусканием Ш-фонона зависит, в основном, от размера области дырочной локализации: отношение интенсивностей ко/1ыр обратно пропорционально радиусу дырочной, локализации, п0с [28] Поэтому измерения отношения 1иЛр позволяют оценить величину Г|00 [29]. У линии ЭМП в нулевом магнитном поле 1|_о/Ыр~0.18. согласно работам [16,29] это значение соответствует величине Пос ~ 3.5 нм, что несколько меньше толщины 7пМпБе КЯ, составляющей 8 нм. В то время как очень малое отношение 1|_о/1мр (<0.03) у линии X свидетельствует о крайне слабой локализации рекомбинирующих носителей, Г|0С > 20 нм. Сильное уменьшение у

линии ЭМП в магнитном поле свидетельствует о быстром увеличении пос дырок в экситонном магнитном поляроне с ростом магнитного поля. Это увеличение связано с уменьшением магнитной локализации из-за поляризации спинов Мп внешним магнитным полем вдоль направления спина дырки. В условиях насыщения поляризации спинов Мп во внешнем магнитном поле ВЦОг, которое, как отмечалось выше, при Т=2 К реализуется в полях В>6 Тл, остается только локализация дырок, обусловленная флуктуациями немагнитного потенциала. Влияние магнитного поля в плоскости КЯ на лока; зацию дырок существенно меньше, поскольку поле В_Шг влияет на энергию тяжёлых дырок только через подмешивание состояний лёгких дырок. Поэтому эффект от обменного взаимодействия тяжёлых дырок Ог||0г) с ионами Мп, приводящего к отклонению полного эффективного поля в направлении оси 0г, оказывается существенным до больших полей. Из рис. 6.1 видно, что в этом случае магнитная локализация остается существенной вплоть до полей 10 Тл.

0,00

-•— а - Образец А Фарадей О Ь - Образец А Фойгт -♦— с - Образец В Фарадей -с — с1 - Образец В Фойгт

\ч> Г \ -V, \ • с % <1 Ь '

• а К • .......................•.............•............ •

2 4 6

Магнитное поле (Тл)

Рис 6.1

Отношение интенсивностей копчЛпр однофононного пика 1ц_Отр и бесфононного пика !тр для двух образцов в обеих конфигурациях магнитного поля. Для определения 1аотр/1тр в образце А в геометрии Фарадея в диапазоне полей 2-10 Тл использовались результаты аппроксимации (кривая «а», маленькие кружки)

В образце В с большей концентрацией Мп (16%) рост г1ос с ростом поля происходит медленнее и при ВЦОг и при ВЮг вследствие более высокой эффективной температуры То и более сильной немагнитной локализации (антиферромагнитные поправки в То и флуктуации потенциала в ¿пМпве КЯ увеличиваются с ростом х). В частности, из сравнения отношений 1цЛр в образцах А и В в поле 10 Т, когда магнитная локализация подавлена, видно, что величина Г|0С в образце В в два раза больше, чем в образце А.

Линию X, отвечающую рекомбинации слабо локализованных дырок, естественно связать с рекомбинацией электронов с дырками, локализующимися вблизи границы 2пМп8е/2п55е, где из-за проникновения дырочной волновой функции в 2пЭ5е барьер сильно затруднена как немагнитная, так и магнитная локализация. В пользу такой интерпретации свидетельствует и относительно короткое время затухания излучения, которое лежит в пределах 200 пс, что близко к времени жизни пространственно неразделенных электрон-дырочных пар в КЯ типа I.

Линию ЭМП, отвечающую рекомбинации сильно локализованных дырок, естественно связать с рекомбинацией электронов с дырками, локализующимися в центре 2пМп8е КЯ. Поскольку размер области магнитной локализации в нулевом магнитном поле 2г|ОС~7 нм несколько меньше толщины КЯ, магнитная локализация дырок обеспечивает пространственное разделение электронов и дырок и выражается в относительно большом времени их жизни, превышающем 2 не. Увеличение электрического поля на границе 2пМпБе и гиББе с ростом плотности возбуждённых электронов и дырок приводит к уменьшению величины волновой функции фотовозбуждённых дырок в центре 7пМпЭе КЯ и её увеличению на границе КЯ, что ведёт не только к увеличению скорости электрон-дырочной рекомбинации, но и к уменьшению вероятности дырочной локализации в центре КЯ. В результате в спектре излучения происходит перераспределение излучения в пользу рекомбинации электронов из 7пЗБе КЯ с дырками, слабо локализованными вблизи границы КЯ.

, В заключении сформулированы основные результаты исследований, выполненных в данной работе:

1) Исследовано влияние эр-с! обменного взаимодействия на тонкую' структуру экситонных состояний в нейтральных и заряженных полумагнитных Сс!Зе/2пЗеЛ7пМпЗе КТ в условиях, когда величины электрон-дырочного и эр-с! обменного взаимодействий одного порядка.

2) Найдено, что в нейтральных СбЭеСпЗеСпМпЗе КТ с пониженной симметрией магнитные флуктуации приводят к увеличению расщепления линейно поляризованных «светлых» экситонных состояний и их частичной деполяризации в нулевом магнитном поле. В магнитном поле ВЦОг взаимодействие носителей с • ионами Мп приводит к сильному увеличению спиновой релаксации между двумя «светлыми» экситонными состояниями ^=1) уже при доле волновой функции экситона в

попу магнитном барьере п~2%, тогда как релаксация между состояниями с и ¿=2 остаётся пренебрежимо малой даже при п -4%.

3) Найдено, что увеличение доли проникновения волновой функции носителей в полумагнитный барьер до г\~4% приводит к существенному уменьшению квантового выхода излучения экситонов как в нейтральных, так и в заряженных КТ из-за роста скорости безызлучательной рекомбинации с возбуждением ионов Мп

4) Найдено, что в заряженных Сс^е/гпЗеСлМпЭе КТ, в отличие от нейтральных КТ, магнитное поле в геометрии Фарадея не ведёт к подавлению безызлучательной рекомбинаций в основном спиновом состоянии триона, однако подавляет её в возбуждённом спиновом состоянии, что в условиях малой скорости спиновой релаксации дырок приводит к доминированию в сильном магнитном поле излучения из возбуждённого состояния триона.

5) Обнаружена сильная зависимость скорости безызлучательной рекомбинации экситонов в КТ от направления магнитного поля. Получены правила отбора для спин-зависимой безызлучательной рекомбинации в КТ в магнитном поле. Показано, что безызлучательная рекомбинация экситонов с возбуждением иона Мп разрешена при условии сохранения проекции на ось Ог суммарного спина.системы «экситон + ион Мп». Рост квантового выхода излучения светлых экситонов в поле ВЦОг обусловлен вымораживанием спинов Мп в состояние с 32=-5/2. Низкая квантовая эффективность излучения в поле. В±0г связана со смешиванием экситонных состояний с разной проекцией спина.

6) В гетероструктурах гиМпве^пЭЗе с КЯ второго типа из анализа отношения интенсивностей 1ц.отр/1тР линии фононного повторения и бесфононной линии ЭМП найдена зависимость радиуса локализации ЭМП от магнитного поля в геометрии Фарадея и Фойгта. Найдено, что локализация фотовозбуждённых дырок идёт по двум каналам: сильная магнитная локализация в центре ZnMnSe КЯ и слабая - на её границе. Проанализированы вклады в формирование ЭМП от магнитной и немагнитной локализации.

Список публикаций:

1. А. V. Chernenko, P. S. Dorozhkin, V. D. Kulakovskii, A. S. Brichkin, S. V. Ivanov and A. A. Toropov «Auger recombination of excitons in semimagnetic quantum dot structure in a magnetic field» Physical Review В 72, 045302 (2005)

2. P. S. Dorozhkin, A. S. Brichkin, V. D. Kulakovskii, A. V. Chernenko, S. V. Zaitsev, S. V. Ivanov., A. A. Toropov «Electron-hole complexes in individual semimagnetic quantum dots» Physica Status Solidi (a) V. 202, Issue 14, p.2609-2613 (2005)

3. А. С. Бричкин, А. В. Черненко, Е. А. Чехович, П.С. Дорожкин, В.Д. Кулаковский, C.B. Иванов, А.А Торопов «Отрицательно заряженные экситоны в полумагнитных квантовых точках» CdSe/ZnSe/ZnMnSe» ЖЭТФ, Том 132, Вып. 2, стр. 426 (2007)

4. Е. A. Chekhovich, A.S. Brichkin, A.V. Chernenko, V.D. Kulakovskii, I.V. Sedova, S.V. Sorokin, and S.V. Ivanov «Effect of sp-d exchange interaction on excitonic states in CdSe/ZnSe/ZnMnSe quantum dots» Phys.Rev. В 76, 165305 (2007)

5. Максимов A.A., Пашков A.B., Бричкин A.C., Кулаковский В.Д., Тартаковский И.И., Торопов A.A., Иванов C.B. «Долгоживущие локализованные магнитные поляроны в сверхрешётках второго типа ZnMnSe/ZnSSe» ЖЭТФ, Том 133, Вып. 6, стр. 1290 (2008)

Список литературы:

[1] D.D.Awschalom, D.Loss, N.Samarth Semiconductor Spintronics and Quantum Computations, Springer-Verlag, Berlin 2002.

[2] P. Ball, Nature 404, 918(2000).

[3] S.A. Wolf, D.D. Awschalom, R.A. Buhrman.J. M. Daughton.S. von Molnär, M. L. Roukes.A. Y. Chtchelkanova and D. M. Treger, Science 294,1488 (2001).

[4] A. Hundt, J.Puls F. Henneberger, Phys. Rev. В 69,121309 2004

[5] P. S. Dorozhkin, A. V. Chernenko,V. D. Kulakovskii, A. S. Brichkin, A. A. Maksimov, H. Schoemig, G. Bacher, A. Forchel, S. Lee, M. Dobrowolska and J. K. Furdyna, Phys. Rev. В 68,195313 (2003).

[6] J. Seufert, G. Bacher, M. Scheibner, A. Forchel, S. Lee, M. Dobrowolska, and J. K. Furdyna, Phys. Rev. Lett. 88, 027402(2001)

[7] M.Bayer, G.Ortner, O.Stern, A.Kuther, A.A.Gorbunov, A.Forchel, P. Hawrylak, S. Fafard, K. Hinzer, T. L. Reinecke, S. N. Walck, J. P. Reithmaier, F. Klopf, and F. Schäfer, Phys. Rev. В 65,195315(2002).

[8] A- A. Maksimov, G. Bacher, A. McDonald, V. D. Kulakovskii, A. Forchel, C. R. Becker, G. Landwehr, and L. W. Molenkamp, Phys. Rev. В 62, R7767 (2000),

[9] G. Bacher, A. A. Maksimov, H. Schömig, V. D. Kulakovskii, M.K. Welsch, A. Forchel, P. S. Dorozhkin, A. V. Chernenko, S.Lee, M. Dobrowolska, and J. K. Furdyna, Phys. Rev. Lett. 89, 127201-1 (2002)

[10] S. Makowski, S. Lee, J. K. Furdyna,M. Dobrowolska,G. Prechal, W. Heiss.J. Kossut, and G. Karczewski, Phys.Stat.Sol(b) 229, 469 (2002).

[11] M. Nawrocki, Yu. G. Rubo, J. P. Lascaray, and D. Coquillat, Phys. Rev. В 52, R2241 (1995)

[12] P. A. Wolf, in Semiconductors and Semimetals, edited by J. K. Furdyna and J. Kossut (Academic, London, 1988), Vol. 25, p. 413.

[13] J.K. Furdyna, J. Appl. Phys. 64, R29 (1988).

[14] D. R. Yakovlev, G. Mackh,- B. Kuhn-Heinrich, W. Ossau, A. Waag, G. Landwehr, R. Hellmann, and E. O. Göbel, Phys. Rev. В 52 , p. 12033 (1995)

[15] A.A. Toropov, Ya. V. Terent'ev, A.V. Lebedev, S.V. Sorokin, V.A. Kaygorodov, S.V. Ivanov, P.S. Kop'ev, I.A. Buyanova, J.P. Bergman, В. Monemar, and W.M. Chen. Phys. stat. sol. (с), v.1, pp. 847-850, (2004)

[16] A. A. Toropov, Ya. V. Terent'ev, S. V. Sorokin, S. V. IvanovT. Koyama, K. Nishibayashi, A. Murayama, Y. Oka, J. P. Bergman, I. A. Buyanova, W. M. Chen, and B. Monemar, Phys. Rev. В 73, 245335 (2006)

[17] A.V.Kudinov, I.A. Akimov, Yu.G. Kusraev, and F. Henneberger Phys. Rev В 70, 241305R(2004).

[18] V.D.Kulakovskii, G.Bacher, R. Weigand, T.Kummell, A.Forchel, E.Borovitskaya, K.Leonardi and D. Hommel, Phys.Rev.Lett. 82,1780 (1999).

[19] Y. Leger, L. Besombes, L. Maingault, D. Ferrand, and H. Mariette, Phys. Rev. В 72, 241309(2005)

[20] Т. Flissikovskii, I.A. Akimov,A. Hundt and F. Henneberger Phys.Rev. В 68.161309R (2003)

[21] Е.Л. Ивченко, А.Ю. Каминский, ФТТ 37, 1418(1995).

[22] G. Bacher, R. Weigand, J. Seufert, V. D. Kulakovskii, N. A. Gippius.A. Forchel, K. Leonardi, and D. Hommel, Phys. Rev. Lett.83, 4417 (1999)

[23] В. Ф. Агекян, Физика Твёрдого Тела 44,213(2002)

[24] С. S. Kim, М. Kim, S. Lee, J. Kossut, J. К Furdyna, and M.Dobrowolska, J. Cryst. Growth 214/215, 395 (2000)

[25] P. R. Kratzert, J. Puls, M. Rabe, and F. Henneberger, Appl.Phys.Lett. 79, 2814(2001)

[26] G. Mackh, W. Ossau, D. R. Yakovlev, A. Waag, G. Landwehr, R. Hellmann and E. O. Göbel, Phys. Rev. В 49, 10248 -10258 (1994)

[27] M. K. Kneip, D. R. Yakovlev, M. Bayer, A. A. Maksimov, I. I. Tartakovskii, D. Keller, W. Ossau, L. W. Molenkamp, and A. Waag Phys. Rev. В 73, 035305 (2006)

[28] J. Kundrotas, A. Cerskus, S. Asmontas, G. Valusis, M. P. Halsall, E. Johannessen and P Harrison Semicond. Sei. Technol. 22 (2007)

[29] A. L. Gurskii Journal of Applied Spectroscopy, Vol. 67, No. 1, (2000)

Сдано в набор 10.12.09. Объем 1,5 п. л. Заказ 376. Тираж 70. Формат 60x90 '/16.

Отпечатано в типографии ИПХФ РАН. 142432, Моск. область, г. Черноголовка, пр. Семенова, 5. Тел. 8(49652)2-19-38

Введение

1. Литературный обзор.

§1.1 Полумагнитные полупроводники

§ 1.2 Получение полупроводниковых гетероструктур

§1.3 Магнитный полярон

§ 1.4.Оптические свойства экситонов в квантовых точках

1.4.1 Экситон в изотропных и анизотропных незаряженных квантовых точках

1.4.2 Экситон в продольном и поперечном магнитном поле

1.4.3 Трион в продольном и поперечном магнитном поле

2. Методика эксперимента.

§2.1 Структура образцов

§2.2 Методика микрофотолюминесценции

§2.3 Экспериментальная установка

2.3.1 Экспериментальное оборудование и используемые методики

2.3.2 Времяинтегрированные измерения

2.3.3 Времяразрешённые измерения

3. Отрицательно заряженные экситоны (трионы) в полумагнитных квантовых точках Сс18еЛ£п8е/^пМп8е.

§3.1 Излучение экситонов из отрицательно заряженных одиночных полумагнитных квантовых точек

§3.2 Зеемановское расщепление линий фотолюминесценции трионов

§3.3 Спиновая релаксация и безызлучательная рекомбинация трионов

Выводы главы

4. Эффект вр-с! обменного взаимодействия на экситонные состояния в нейтральных квантовых точках СсШе^пЗе^пМпве.

§4.1 Излучение экситонов из нейтральных квантовых точек

§4.2 Энергия переходов и волновые функции экситонных состояний

§4.3 Энергия переходов: сравнение с экспериментом

§4.4 Поляронный эффект в нейтральных квантовых точках

§4.5 Спиновая релаксация и безызлучательная рекомбинация экситонов

Выводы главы

5. Безызлучательная рекомбинация в полумагнитных квантовых точках.

§5.1 Анизотропия квантового выхода излучения из ансамбля

2п8е/Сс1Мп8е квантовых точек в магнитном поле

§5.2 Матричные элементы безызлучательного перехода

§5.3 Анизотропия квантового выхода: сравнение с экспериментом

Выводы главы

6. Экситонные магнитные поляроны в квантовых ямах типа II гпМп8е/гп88е.

§6.1 ЭМП в гпМпБе/гпЗЗе КЯ при непрерывном возбуждении

6.1.1 Излучение из 2пМп8е/2п88е КЯ при вариации температуры, плотности возбуждения и во внешнем магнитном поле

6.1.2 Размер области дырочной локализации и интенсивность фононной реплики ЭМП от магнитного поля

6.1.3 Зеемановское расщепление уровней в магнитном поле

§6.2 ЭМП в 2пМп8е/2п88е КЯ при импульсном возбуждении 119 6.2.1 .Фотолюминесцентные исследования ЭМП с высоким временным разрешением

6.2.2. Эффект безызлучательной рекомбинации экситонов 6.2.3 Магнитная локализация. Механизмы формирования ЭМП Выводы главы 6 Заключение Список литературы

Последние три десятилетия развития физики твёрдого тела характеризуются тем, что основными объектами исследования всё в большей степени становятся не массивные кристаллы, а тонкие плёнки, многослойные тонкоплёночные системы и кристаллиты малого размера. В таких системах существенно меняется большинство электронных свойств -возникает большое число новых, так называемых размерных эффектов. Наиболее кардинальной перестройкой свойств отличаются квантовые размерные структуры, в которых свободные носители заряда локализованы в одном (квантовые ямы), двух (квантовые проволоки) или трёх координатных направлениях в области порядка дебройлевской длины волны носителей (квантовые точки). При этом происходит изменение наиболее фундаментальной характеристики электронной системы - её энергетического спектра, который становится дискретным. Квантовые структуры, в которых движение носителей ограничено во всех трёх направлениях, напоминают искусственные атомы и их энергетический спектр является чисто дискретным.

Квантово-размерные структуры обладают целой совокупностью уникальных свойств, весьма далёких от тех, которые можно наблюдать в системе обычных, трёхмерных электронов и дырок. Такие структуры могут служить для создания новых типов полупроводниковых приборов, в первую очередь, для опто- и наноэлектроники.

То обстоятельство, что квантово-размерные структуры находятся в центре внимания именно сейчас, вызвано интенсивным развитием в последние годы технологии изготовления полупроводниковых гетероструктур - молекулярно-пучковой эпитаксии, нанолитографии, открытием явления самоорганизации наноструктур. Это даёт возможность создания структур любого профиля с точностью до одного атомного слоя.

Полупроводниковые квантовые точки (КТ) представляют собой квазинульмерные электронные структуры, где движение носителей ограничено во всех трёх направлениях очень малой областью характеризуемой обычно десятком нанометров.

Оптические исследования на одиночных КТ открывают новую область фундаментальной науки. Полупроводниковые КТ с размерами меньшими, чем боровский радиус экситона объёмного полупроводника дают возможность исследования кулоновского и электрон-дырочного обменного взаимодействия экситона в трёхмерно пространственно ограниченной системе.

В последнее десятилетие активно развивались методы спектроскопии высокого пространственного разрешения, позволяющие выделять спектры индивидуальных КТ нанометровых размеров в массивах КТ высокой плотности. Эти методы были успешно применены для исследования индивидуальных КТ в АПВУ1 и АШВУ немагнитных п/п [1,2].

Возможность спектроскопического анализа электрон-дырочных состояний в одиночных КТ, достигнутая в последнее десятилетие, привела к качественному скачку в фундаментальных исследованиях этих объектов. Различные экситонные состояния (экситоны, биэкситоны, трионы) были тщательно проанализированы в КТ в АПВУ1 [3] и АШВУ [4] немагнитых структурах с самоорганизующимися КТ.

В тоже время основное внимание в исследованиях экситонных состояний в КТ в последнее время привлекают возможности использования спиновой подсистемы экситонов в КТ в различных областях спинтроники [5,6]. Использование спинового состояния носителя перпективно для реализации квантового бита ^иЬк) и квантовых вычислений, а также реализации магнитной и магнитооптической памяти [7,8]. С этой точки зрения весьма интересными являются полумагнитные полупроводниковые КТ, позволяющие реализовать большую спиновую поляризацию носителей в слабых магнитных полях благодаря эр-ё обменному взаимодействию между носителями заряда и ионами магнитных примесей.

Исследования индивидуальных полумагнитных КТ пока немногочисленны и в основном ограничены изучением основного состояния экситона в незаряженных КТ [9,10,11].

Оптические исследования полумагнитных КТ показали, что зр-с! взаимодействие приводит к дополнительному уширению линий фотолюминесценции (ФЛ) из-за флуктуаций намагниченности ионов магнитной примеси в области локализации носителя заряда [10,12,13]. Ширина линии экситонной ФЛ полумагнитных КТ в гетероструктурах Сс18е/2пМп8е в отсутствие магнитного поля достигает ~ 10 мэВ, что приводит к полному замыванию тонкой структуры спиновых состояний в КТ. Кроме того, наличие магнитной примеси в полупроводниках с большой шириной запрещенной зоны приводит к радикальному уменьшению сигнала ФЛ по сравнению с немагнитными образцами из-за процессов безызлучательной рекомбинации на магнитных ионах [14,15].

Для того чтобы уменьшить влияние этих эффектов, в данной работе были выбраны КТ в гетероструктурах Сё8е/гп8е/гпМп8е, в которых между слоем КТ и полумагнитным барьером добавлен немагнитный 7п8е слой, увеличивающий расстояние между КТ и ионами марганца. Введение дополнительного слоя приводит к уменьшению доли волновой функции электронов и дырок в полумагнитном слое. Это приводит, с одной стороны, к уменьшению эр-с! обменного взаимодействия и, следовательно, спинового расщепления в магнитном поле, а с другой стороны, к сужению линий ФЛ, уменьшению скоростей спиновой релаксации и' безызлучательной рекомбинации.

Варьируя толщину 2п8е слоя, можно реализовать условия, когда Бр-ё обменное взаимодействие спинов электронов (дырок) с магнитными ионами доминирует над электрон-дырочным обменным взаимодействием, а неоднородное уширение экситонных уровней становится меньше расщепления экситонных состояний в одиночных КТ вследствие обменного электрон-дырочного взаимодействия. Такие условия были реализованы в данной работе, что позволило не только исследовать влияние Бр-с1 обменного взаимодействия на энергию основного состояния экситона в нейтральных и заряженных КТ, но и детально изучить эффект этого взаимодействия на тонкую структуру.

Одним из наиболее широко исследуемых эффектов обменного взаимодействия в полумагнитных структурах является формирование ЭМП [16,17]. Несмотря на интенсивные исследования свойств ЭМП в полумагнитных полупроводниковых гетероструктурах [17,18], ряд вопросов, касающихся кинетики формирования и распада ЭМП, до настоящего времени так и не получил полного экспериментального прояснения. К их числу, в частности, относятся проблемы конкуренции механизмов магнитной и немагнитной локализации и сосуществования в гетероструктурах 2п1хМпх8е/2п8у8е1у с квантовыми ямами (КЯ) и сверхрешётками типа II экситонных состояний с сильной и слабой магнитной локализацией [19,20].

Для определения природы этого явления в данной работе были исследованы множественные КЯ 2п1хМпх8е/2п8х8е1х, характеризующиеся большими временами жизни экситонных состояний, что позволило исследовать ЭМП в квазиравновесных условиях и подробно изучить механизмы его формирования.

Другой сновной задачей работы было экспериментальное исследование спектров ФЛ индивидуальных полумагнитных КТ при низких температурах в высоких магнитных полях и изучение тонкой структуры линий излучения различных электрон-дырочных комплексов в полумагнитных КТ со слабой величиной обменного взаимодействия.

Диссертационная работа состоит из введения, шести глав, заключения и списка цитируемой литературы. В первой главе представлен литературный обзор работ, по исследованию полумагнитных полупроводников и гетероструктур на их основе, работ по различным технологическим методикам эпитаксиального роста КТ, а также работ связанных с изучением фундаментальных оптических свойств одиночных КТ. Вторая глава посвящена экспериментальной методике данной работы и описанию изучаемых образцов. В главах 3-6 представлены результаты экспериментальной работы, по материалам которой опубликовано 5 печатных работ в научных журналах.

Основные результаты диссертации изложены в следующих печатных работах:

1. А. V. Chernenko, P. S. Dorozhkin, V. D. Kulakovskii, A. S. Brichkin, S. V. Ivanov and A. A. Toropov «Auger recombination of excitons in semimagnetic quantum dot structure in a magnetic field» Phys. Rev. В 72, 045302 (2005)

2. P. S. Dorozhkin, A. S. Brichkin, V. D. Kulakovskii, A. V. Chernenko, S. V. Zaitsev, S. V. Ivanov, A. A. Toropov «Electron-hole complexes in individual semimagnetic quantum dots» Phys. Stat Sol. (a) V. 202, Issue 14, p.2609 (2005)

3. А. С. Бричкин, А. В. Черненко, Е. А. Чехович, П.С. Дорожкин, В.Д. Кулаковский, C.B. Иванов, А.А Торопов «Отрицательно заряженные экситоны в полумагнитных квантовых точках» CdSe/ZnSe/ZnMnSe» ЖЭТФ, Том 132, Вып. 2, стр. 426 (2007)

4. Е. A. Chekhovich, A.S. Brichkin, A.V. Chernenko, V.D. Kulakovskii, I.V. Sedova, S.V. Sorokin, and S.V. Ivanov «Effect of sp-d exchange interaction on excitonic states in CdSe/ZnSe/ZnMnSe quantum dots» Phys. Rev. В 76, 165305 (2007)

5. Максимов A.A., Пашков A.B., Бричкин A.C., Кулаковский В.Д., Тартаковский И.И., Торопов A.A., Иванов C.B. «Долгоживущие локализованные магнитные поляроны в сверхрешётках второго типа ZnMnSe/ZnSSe» ЖЭТФ, Том 133, Вып. 6, стр. 1290 (2008)

В заключение автор хочет выразить свою искреннюю благодарность научному руководителю работы Кулаковскому Владимиру Дмитриевичу за формулировку интересной темы исследований и всестороннюю поддержку на протяжении всего учебного и исследовательского процесса, а также обеспечение современной экспериментальной базы, необходимой для качественной работы.

Успешная работа автора была бы невозможна без помощи и поддержки сотрудников Лаборатории Неравновесных Электронных Процессов. Отдельно автору хочется поблагодарить за огромную помощь в работе Александра Черненко, а также Павла Дорожкина и Андрея Максимова за плодотворное сотрудничество.

Также автор хочет сказать спасибо своим родителям Бричкину С.Б. и Бричкиной М.В., а также супруге Екатерине, без поддержки которых выполнение данной работы было бы невозможным.

Заключение

Результаты отдельных этапов работы подробно описаны в конце соответствующих глав. Резюмируя изложенное, основные положения работы, выносимые на защиту, формулируются следующим образом:

1) Исследовано влияние эр-с! обменного взаимодействия на тонкую структуру экситонных состояний в нейтральных и заряженных полумагнитных Сс18е/^п8е/2пМп8е КТ в условиях, когда величины электрон-дырочного и эр-с! обменного взаимодействий одного порядка.

2) Найдено, что в нейтральных Сс18е/2п8е/2пМп8е КТ с пониженной симметрией магнитные флуктуации приводят к увеличению расщепления линейно поляризованных светлых экситонных состояний и их частичной деполяризации в нулевом магнитном поле. В магнитном поле ВЦОг; взаимодействие носителей с ионами Мп приводит к сильному увеличению спиновой релаксации между двумя светлыми экситонными состояниями (1=1) уже при доле волновой функции экситона в полумагнитном барьере г|~2%, тогда как релаксация между состояниями с 1=1 и 1=2 остаётся пренебрежимо малой даже при Г| ~4%.

3) Найдено, что увеличение доли проникновения волновой функции носителей в полумагнитный барьер до г|~4% приводит к существенному уменьшению квантового выхода излучения экситонов как в нейтральных, так и в заряженных КТ из-за роста скорости безызлучательной рекомбинации с возбуждением ионов Мп

4) Найдено, что в заряженных Сё8е/7п8е/2пМп8е КТ, в отличие от нейтральных КТ, магнитное поле в геометрии Фарадея не ведёт к подавлению безызлучательной рекомбинации в основном спиновом состоянии триона, однако подавляет её в возбуждённом спиновом состоянии, что в условиях малой скорости спиновой релаксации дырок приводит к доминированию в сильном магнитном поле излучения из возбуждённого состояния триона.

5) Обнаружена сильная зависимость скорости безызлучательной рекомбинации экситонов в КТ от направления магнитного поля. Получены правила отбора для спин-зависимой безызлучательной рекомбинации в КТ в магнитном поле. Показано, что безызлучательная рекомбинация экситонов с возбуждением иона Мп разрешена при условии сохранения проекции на ось Оъ суммарного спина системы «экситон + ион Мп». Рост квантового выхода излучения светлых экситонов в поле ВЦОг обусловлен вымораживанием спинов Мп в состояние с 82=-5/2. Низкая квантовая эффективность излучения в поле В10г связана со смешиванием экситонных состояний с разной проекцией спина.

6) В гетероструктурах 2пМп8е/2п88е с КЯ второго типа из анализа отношения интенсивностей 11ШтР/1тр линии фононного повторения и бесфононной линии ЭМП найдена зависимость радиуса локализации ЭМП от магнитного поля в геометрии Фарадея и Фойгта. Найдено, что локализация фотовозбуждённых дырок идёт по двум каналам: сильная магнитная локализация в центре 2пМп8е КЯ и слабая - на её границе. Проанализированы вклады в формирование ЭМП от магнитной и немагнитной локализации.

1. H.F.Hess, E. Betzig, T.D. Harris, L.N. Pfeiffer, K.W. West,

2. Near-field spectroscopy of the quantum constituents of a luminescent system!I, Science 264, pp.1740-1745, (1994).

3. D.Gammon, E.S. Snow, B.V. Shanabrook, D.S. Katzer and D. Park,

4. Homogeneous Linewidths in the Optical Spectrum of a Single Gallium Arsenide Quantum Dot// Science 273, pp. 87-90, (1996).

5. B. Patton, W. Langbein, and U. Woggon

6. Trion, biexciton, and exciton dynamics in single self-assembled CdSe quantum dots// Phys. Rev. B 68, pp.125316-125324, (2003).

7. D.D.Awschalom, D.Loss, N.Samarth //Semiconductor Spintronics and Quantum Computations//, (Springer-Verlag, Berlin 2002).

8. P. Ball, 11 Meet the spin doctors!! Nature, 404, p.918, (2000).

9. G. A. Prinz, IIMagnetoelectronicsll Science,282, pp. 1660-1663, (1998)

10. S.A. Wolf, D.D. Awschalom, R.A. Buhrman, J. M. Daughton, S. von Molnár, M. L. Roukes,A. Y. Chtchelkanova and D. M. Treger, IISpintronics: A Spin-Based Electronics Vision for the Future!I Science, 294, p. 1488, (2001).

11. A. Hundt, J.Puls and F. Henneberger, //Spin properties of self-organized diluted magnetic Cd¡.xMnxSe quantum dots// Phys. Rev. B 69, p. 121309, (2004).

12. Phys. Rev. B 68, p.195313, (2003).

13. J. Seufert, G. Bacher, M. Scheibner, A. Forchel, S. Lee, M. Dobrowolska, and J. K. Furdyna, IIDynamical Spin Response in Semimagnetic Quantum Dotsll Phys. Rev. Lett. 88, p.027402, (2001).

14. A. A. Maksimov, G. Bacher, A. McDonald, V. D. Kulakovskii, A. Forchel, C. R. Becker, G. Landwehr, and L. W. Molenkamp,

15. I Magnetic polarons in a single diluted magnetic semiconductor quantum dot!I Phys. Rev. B 62, p.7767, (2000).

16. S. Makowski, S. Lee, J. K. Furdyna,M. Dobrowolska,G. Prechal, W. Heiss, J. Kossut, and G. Karczewski, //Growth and Optical Properties of Mn-Containing II-VI Quantum Dots// Phys. Stat. Sol. (b), 229, p.469, (2002).

17. M. Nawrocki, Yu. G. Rubo, J. P. Lascaray, and D. Coquillat,

18. Suppression of the Auger recombination due to spin polarization of excess 2"i*carriers and Mn ions in the semimagnetic semiconductor Cd0.95Mn0.05S// Phys. Rev. B 52, p.2241, (1995).

19. P. A. Wolf, //Theory of bound magnetic polarons in semimagnetic semiconductors!/ in «Semiconductors and Semimetals» vol.25, ed. by J.K.

20. Furdyna and J. Kossut, pp. 413-454 (Academic Press, London, 1988)

21. J.K. Furdyna, IIDiluted Magnetic Semiconductors// J. Appl. Phys. 64, R29, (1988).

22. D. R. Yakovlev, G. Mackh, B. Kuhn-Heinrich, W. Ossau, A. Waag, G. Landwehr, R. Hellmann, and E. O. Göbel, HExciton magnetic polarons in short-period CdTe/Cdl-xMnxTe superlattices// Phys. Rev. B 52, p. 12033, (1995).

23. Phys. Rev. В 73, p.245335, (2006).

24. А. В. Комаров, C.M. Рябченко, И.И. Жеру, Р.Д. Иванчук, О.В. Терлецкий, IIМагнитооптические исследования и двойной оптико-магнитный резонанс экситонной полосы в CdTe:Mnll

25. ЖЭТФ 73, с.608-618, (1977).

26. С.М. Рябченко, I/Гигантское спиновое расщепление экситонных состояний и оптическое детектирование магнитного резонанса в кристаллах А2В6 с магнитными примесями//

27. Изв.АН СССР (сер. физ) 46, с.440-445, (1982).

28. N.Brandt and V.V. Moshchalkov, USemimagnetic semiconductors// Advanced in Physics 33, pp. 193-256, (1984)

29. B.E. Larson, K.C. Hass and R.L.Aggarwal, //Effect of internal exchange field on magnetization steps in diluted magnetic semiconductors!/, Phys. Rev. В 33, pp. 1789-1796,(1986).

30. S. Oseroff and P.H.Keesom //Magnetic properties: Macroscopic studies// in «Semiconductors and Semimetals» Vol.25, ed. by J.K. Furdyna and J. Kossut, (Academic Press, London), pp.73-123, (1988).

31. J.A. Gaj and A. Golnik, «Influence of magnetic fluctuations on energy gap in CdMnTe», Acta Physica Polonica A 71, p.197-203, (1987).

32. W.J. Ossau and B. Kuhn-Heinrich, //Dimensional dependence of antiferromagnetism in diluted magnetic semiconductor structures!'/. PhysicaB 184, p.422-431,(1993)

33. J.A. Gaj, W.Grieshaber, C.Bodin-Deshayes, J.Cibert, G. Feuillet, Y.Merle d'Aubigne and A.Wasiela, «Magneto-optical study of interface mixing in the CdTe/(CdMn)Te system». Phys. Rev. B 50, p.5512-5527, (1994).

34. P. J. Klar, D. Wolverson, J.J. Davies, W. Heimbrodt, and M. Happ,

35. I Determination of the chemical valence-band offset for Znj.xMnxSe/ZnSe multiple quantum-well structures of high x//, Phys. Rev. B 57, p7103-7113, (1998).

36. L. A. Kolodziejski, T. C. Bonsett, R.L. Gunshor, S. Datta, R.B. Bylsma, W.M. Becker, N. Otsuka, IIMolecular beam epitaxy of diluted magnetic semiconductor (Cd.MnJTe superlatticesll Appl. Phys. Lett. 45, pp. 440-442, (1984).

37. R.N. Bicknell, R.W. Yanka, N.C. Giles-Taylor, D.K. Blanks, E.L. Buckland, and J.F. Schetzina, 17(Cd.Mn)Te-CdTe multilayers grown by molecular beam epitaxy// Appl. Phys. Lett. 45, pp 92-94, (1984).

38. A.Y. Cho, J. R. Arthur, //Molecular beam epitaxy//, Prog. Sol. St. Chem.,Vol. 10, p.157-190, (1975).

39. S.H. Xin, P.D. Wang, Aie Yin, C. Kim, M. Dobrowolska, J.L.Merz, and J.K. Furdyna, //Formation of self-assembling CdSe quantum dots on ZnSe by molecular beam epitaxy// Appl. Phys. Lett, 69, p.3884, (1996).

40. F. Flack, N. Samarth, V. Nikitin, P.A. Crowell, J. Shi, J. Levy, and D. Awschalom, //Near-field optical spectroscopy of localized excitons in strained CdSe quantum dots// Phys. Rev.B 54, p. 17312, (1996).

41. Y. Terai, S Kuroda, and K. Takita, //Self-organized formation and photoluminescence of Cd]^xMnxTe quantum dots grown on ZnTe by atomic layer epitaxy// Appl. Phys. Lett. 76, p.2400, (2000).

42. L. Esaki, R. Tsu, //Superlattice and negative differential conductivity in semiconductors // IBM J. Res. Dev., v. 14, p. 61-65, (1970).

43. G.H. Doler, //Electron states in crystals with "nipi-superstructure"// Phys. Stat. Sol. (b), v. 52, p. 79-92, (1972).

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

45. D.C. Houghton, M. Davies, M. Dion, I ¡Design criteria for structurally stable, highly strained multiple quantum well devices I I

46. Appl. Phys. Lett., v. 64, pp. 505-507, (1994).

47. T.V. Shubina, S.V. Ivanov, A.A. Toropov, G.N. Aliev, M.G. Tkatchman, S.V. Sorokin, N.D. Il'inskaya, P.S. Kop'ev, //Extremely thick ZnCdSe/ZnSSe multiple quantum-well heterostructures for optoelectronic applications//

48. J. Cryst. Growth, v. 184/185, pp. 596-600, (1998).

49. P.G. De Gennes, I/Effects of double exchange in magnetic crystals/7, Phys. Rev. 118, pp.141-154, (1960).

50. T. Kasuya, and A. Yanase, //Anomalous transport phenomena in Eu-chalcogenide alloys!7, Rev.Mod. Phys. 40, pp.684-696, (1968).

51. T. Kasuya, A.Yanase, and T. Takeda,

52. Stability condition for the paramagnetic polaron in a magnetic semiconductor!7 Solid State Commun. 8, pp. 1543-1546, (1970).

53. C.M. Рябченко, Ю.Г. Семёнов, !!Локализованные состояния электрона, определяемые спиновыми корреляциями в парамагнитном полупроводнике// ФТТ26, с. 3347-3354, (1984).

54. L.Swierkowski and Т. Dietl, //Stability of self-traped magnetic polarons/t Acta Physika Polonica A 73, pp.431-434, (1988).

55. Д. Г. Алов, С, И. Губарев, В. Б. Тимофеев, Б.Н. Шепель, /!Комбинационное рассеяние с переворотом спина электрона в магнитопримесном полупроводнике CdS:Mnl!

56. Письма в ЖЭТФ 34, с. 76-80, (1981).

57. D. Heiman, P.A.Wolf, and J. Warnock, USpin-flip Raman scattering, bound magnetic polaron, and fluctuations in (Cd,Mn)SeH

58. Phys Rev В 27, pp. 4848-4860, (1983).

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

60. Ю.Ф. Берковская, E. M. Вахабова, Б. JI. Гельмонт, И. А. Меркулов, НМагнитополяронный эффект на связанном состоянии акцептора в полумагнитных полупроводниках// ЖЭТФ 94, с 183-195, (1988).

61. С. A. Huber, А. V. Nurmikko, М. Gal, and A. Wolf,

62. Magnetic polaron contribution to donor bound exciton in (Cd,Mn)SeП Solid State Commun. 46, pp.41-43, (1983).

63. С.И. Губарев, Б.Н. Шепель, //Излучение экситонов и экситон-примесных комплексов в кристалах Cdi.xMnxSell Письма в ЖЭТФ 37, с. 528-531, (1983).

64. A. Golnik, J. Gaj, R. Planel and C. Benoit a la Guillaume, //Optical observation of a magnetic molecule in (Cd,Mn)Tell J.Phys.Soc.Japan Suppl. A 49, pp.819-822, (1980).

65. A. Golnik, J. Ginter and J. Gaj, IIMagnetic polarons in exciton luminescence of (Cd,Mn)Tell, J.Phys. C, 16, p.6073, (1983).

66. J,J. Zayhowski, C.Jagannath, R.N Kershaw, D.Ridgley, K.Dwight, and A. Wold, HPicosecond time-resolved photoluminescence studies of exciton magnetic polaron complexes in (Cd.MrfTell, Solid State Commun. 55, pp.941-945, (1985).

67. J. Warnock, R.N Kershaw, D.Ridgley, K.Dwight, A. Wold and R.R. Galazka, //Localized exsitons and magnetic polaron formation in (Cd,Mn)Se and (Cd,Mn)Tell J. Luminescence 34, pp.25-35, (1985).

68. T. Dietl and J. Spalek, I I Effect offluctuation of magnetization on the bound magnetic polaron: Comparison with experiment!I

69. Phys. Rev. Lett. 48, pp. 355-358, (1982).

70. T. Dietl and J. Spalek,!¡Effect of thermodynamic fluctuations of magnetization on the bound magnetic polaron in dilute magnetic semiconductors!I

71. Phys. Rev. В 28, pp.1548-1563, (1983).

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

73. К. В. Кавокин, «Кинетика двумерных магнитных поляронов» ФТТ, 35, с. 1624-1640, (1993).

74. К.В. Кавокин, И.А. Меркулов, Д.Р. Яковлев, //Магнитные поляроны в гетероструктурах на основе полумагнитных полупроводников//

75. ФТТ, 40, с. 800-802, (1998).

76. K.V. Kavokin, I.A. Merkulov, D.R. Yakovlev, W.Ossau, and G. Landwehr, HExciton localization in semimagnetic semiconductors probed by magnetic polarons// Phys. Rev. В 60, pp.16499-16505, (1999).

77. Яковлев Д.Р. НЭкситонные магнитные поляроны в квантово-размерных гетероструктурах!7 (Докторская диссертация). Физико-технический институт РАН им. А.Ф. Иоффе, Санкт-Петербург, (1998).

78. T.Itoh and E.Komatsu, //Magnetic polaron formation of localized excitons in semimagnetic semiconductor alloy of Cd0.sMn0.2Te//

79. J.Luminescence 38, pp. 266-268, (1987).

80. H. Krenn, K. Kaltenegger, T. Dietl, J.Spalek, G.Bauer,

81. UPhotoinduced magnetization in dilute magnetic (semimagnetic) semiconductors/7 Phys. Rev. B. 39, pp. 10918-10934, (1989).

82. T. Dietl, P.Peyla, W. Grieshaber, and Y.Merle d'Aubigne, //Dynamics of spin organization in diluted magnetic semiconductors!7 Phys. Rev. Lett. 74, pp. 474-477, (1995).

83. C. D. Poweleit, A.R. Hodges, T.-B. Sun, L.M. Smith, and B.T. Jonker, HExciton spin thermalization in strained and relaxed Znj.xMnxSe epilayersll Phys. Rev. B. 59, pp.7610-7619, (1999).

84. G. Mackh, W. Ossau, D.R. Yakovlev, G. Landwehr, R.Hellmann, E.O. Gobel, T. Wojtowicz, G. Karczewski and J.Kossut, HExciton magnetic polarons in CdTe/(CdMn)Te quantum wells with high manganese contents!7

85. Solid State. Commun. 96, pp. 297-304, (1995).

86. E. L. Ivchenko and G.E. Pikus //Superlattices and Other Heterostructures: Symmetry and Optical Phenomenal7 Springer-Verlag, New-York, (1995).

87. D. Gammon, E. S. Snow, В. V. Shanabrook, D. S. Katzer, and D. Park,

88. Fine structure splitting in the optical spectra of single GaAs quantum dots// Phys. Rev. Lett. 76, p.3005, (1996).

89. V. D. Kulakovskii, G. Bacher, R. Weigand, T. Kummell, A. Forchel, E. Borovitskaya, К Leonardi, and D. Hommel, //Fine structure of biexciton emission in symmetric and asymmetric CdSe/ZnSe single quantum dots//

90. Phys. Rev. Lett. 82, p. 1780, (1999).

91. A. Hartmann, Y. Ducommun, E. Kapon, U. Hohenester, and E. Molinari.

92. HFew-particle effects in semiconductor quantum dots: Observation of multicharged excitonsH Phys. Rev. Lett. 84, p. 5648, (2000).

93. V. Turck, S. Rodt, R. Heitz, O. Stier, M. Strassburg, U.W. Pohl, and D. Bimberg, HCharged excitons and biexcitons in self-organized CdSe quantum dots// Phys. Status Solidi B, 224, p.217, (2001).

94. J.G. Tischler, A.S. Bracker, D. Gammon, and D. Park.

95. Fine structure of trions and excitons in single GaAs quantum dots// Phys. Rev. B, 66, p.081310, (2002).

96. А.А. Торопов, A.B. Лебедев, С.В. Сорокин, Д.Д. Солнышков, С.В. Иванов, П.С.Копьев, И.А. Буянова, В.М. Чен, Б. Монемар, // Полумагнитные сверхрешетки типа II ZnMnSe/ZnSSe: рост и магнитолюминесцентные свойства // ФТП, т. 36, с. 1372-1378, (2002).

97. J. -Y. Marzin, J. -M. Gérard, A. Izraël, D. Barrier and G. Bastard

98. Photoluminescence of Single InAs Quantum Dots Obtained by Self-Organized Growth on GaAsll Phys. Rev. Lett. 73, p. 716, (1994).

99. B. Urbaszek, R. J. Warburton, K. Karrai, B. D. Gerardot, P. M. Petroff and J. M. Garcia I/Fine Structure of Highly Charged Excitons in Semiconductor Quantum Dots II Phys. Rev. Lett. 90, p. 247403, (2003).

100. L. Besombes, Y. Leger, L. Maingault, D. Ferrand, H. Mariette and J. Cibert

101. Probing the Spin State of a Single Magnetic Ion in an Individual Quantum Dot!I Phys. Rev. Lett. 93, p.207403, (2004).

102. Y. Leger, L. Besombes, L. Maingault, D. Ferrand, and H. Mariette, //Hole spin anisotropy in single Mn-doped quantum dots//

103. Phys. Rev. B 72, p.241309, (2005).

104. A. K. Bhattacharjee, C. Benoit "a la Guillaume HExciton magneticpolaron in semimagnetic semiconductor nanocrystals// Phys. Rev. B 55, p. 10613, (1997)

105. P. S. Dorozhkin, A. S. Brichkin, V. D. Kulakovskii, A. V. Chernenko, S. V. Zaitsev, S. V. Ivanov, and A. A. Toropov //Electron-hole complexesin individual semimagnetic quantum dots//

106. Phys. stat. sol. (a) 202, No. 14, pp.2609-2613, (2005).

107. A.V.Kudinov, I.A. Akimov, Yu.G. Kusraev, and F. Henneberger //Optical and magnetic anisotropics of the hole states in Stranski-Krastanov quantum dotsll Phys. Rev B 70, p.241305, (2004).

108. Y. Leger, L. Besombes, L. Maingault, D. Ferrand, and H. Mariette,

109. I Geometrical Effects on the Optical Properties of Quantum Dots Doped with a Single Magnetic Atomll Phys. Rev. Lett. 95, p.047403, (2005)

110. J. Puls, M. Rabe, H.-J. Wünsche and F. Henneberger

111. I Magneto-optical study of the exciton fine structure in self-assembled CdSe quantum dots II Phys. Rev В 60, p. 16303, (1999).

112. Yu. G. Kusrayev, A. V. Koudinov, I. G. Aksyanov, B. P. Zakharchenya, T. Wojtowicz, G. Karczewski, and J. Kossut //Extreme In-Plane Anisotropy of the Heavy-Hole g Factor in (001)-CdTe/CdMnTe Quantum Wells//

113. Phys. Rev. Lett. 82, p.3176, (1999).

114. J. A. Gupta and D. D. Awschalom, AI. L. Efros, A. V. Rodina //Spin dynamics in semiconductor nanocrystals// Phys. Rev В 66, p. 125307, (2002).

115. A. V. Chernenko,P. S. Dorozhkin, V. D. Kulakovskii, A. S. Brichkin, S. V. Ivanov and A. A. Toropov //Auger recombination of excitons in semimagnetic quantum dot structure in a magnetic field// Phys. Rev В 72, p.0453 02, (2005).

116. T. Flissikovskii, I.A. Akimov, A. Hundt and F. Henneberger //Single-hole spin relaxation in a quantum dot// Phys.Rev. В 68, p.161309, (2003).

117. H. W. van Kesteren, E. C. Cosman, W. A. J. A. van der Poel, and

118. С. T. Foxon, // Fine structure of excitons in type-II GaAs/AlAs quantum wells // Phys. Rev. В 41, p.5283, (1990).

119. G. Bacher, R. Weigand, J. Seufert, V. D. Kulakovskii, N. A. Gippius,A. Forchel, K. Leonardi, and D. Hommel, UBiexciton versus Exciton Lifetime in a Single Semiconductor Quantum Dot// Phys. Rev. Lett.83, p.4417, (1999).

120. Агекян В. Ф. // Внутрицентровые переходы ионов группы железа в полупроводниковых матрицах группы II-VIH ФТТ 44, 213, (2002).

121. С. S. Kim, М. Kim, S. Lee, J. Kossut, J. К. Furdyna, and M.Dobrowolska, //CdSe quantum dots in a Zni.xMnxSe matrix: new effects due to the presence of Mn // J. Cryst. Growth 214/215, p.395, (2000).

122. P. R. Kratzert, J. Puis, M. Rabe, and F. Henneberger, //Growth and magneto-optical properties of sub 10 nm (Cd, Mn)Se quantum dots// Appl.Phys.Lett. 79, p.2814, (2001).

123. K. Shibata, E. Nakayama, I. Souma, A. Murayama, Y. Oka

124. HExciton Recombination Processes in Cdj.xMnxSe/ZnSe Quantum Dots under Magnetic Fields// Phys. Stat. Sol.(b) 229, p.473, (2002).

125. S. Lee, M. Dobrowolska, and J. K. Furdyna, //Effect of spin-dependentr'r

126. Mn internal transitions in CdSe/Znj-xMnxSe magnetic semiconductor quantum dot systems // Phys. Rev. B 72, p.075320, (2005).

127. H. Falk, J. Hubner, P. J. Klar, and W. Heimbrodt // Intralayer and interlayer energy transfer from excitonic states into the Mn 3d5 shell in diluted magnetic semiconductor structures// Phys. Rev. B 68, p.165203, (2003).

128. C. Ballhousen, I/Introduction to Ligand Field Theory/J McGraw-Hill, New York, (1962).

129. S. Sugano, Y. Tanabe, and H. Kamimura, // Multiplets of Transition Metal Ions// Academic, New York, (1970).

130. Nguen Que Huong and J. L. Birman //Theory of luminescent emission in nanocrystal ZnS:Mn with an extra electron// Phys. Rev. B 69, p.085321, (2004).

131. B. Kuhn-Heinrich, W. Ossau, E. Bangert, A. Waag, and G. Landwehr,

132. Zeeman pattern of semimagnetic (CdMn)Te/(CdMg)Te quantum wells in inplane magnetic field// Solid State Commun. v.91, pp. 413-418, (1994).

133. T. Stirner, J. Miao, W. E. Hagston, S. Takeyama, G. Karczewski,

134. T. Wojtowicz, and J. Kossut, HExciton magnetic polarons in asymmetric diluted magnetic semiconductor quantum wells// Phys. Rev. B 60, p. 11545, (1999).

135. C. D. Poweleit, L. M. Smith, and B. T. Jonker, //Observation of long-lived exciton magnetic polarons in Zn¡.xMnxSe/ZnSe multiple quantum wells H

136. Phys. Rev. B 50, p.18662, (1994).

137. G. Mackh, W. Ossau, D. R. Yakovlev, A. Waag, G. Landwehr, R. Hellmann and E. O. Gobel, //Localized exciton magnetic polarons in Cdi.xMnxTe/l

138. Phys. Rev. B 49, pp.10248 10258, (1994).

139. M. Suffczynski and L. Wolniewicz IISize of exciton bound to a neutral impurity// Phys. Rev. B 40, p.6250, (1989).

140. K. Huang and A. Rhys I/Theory of Light Absorption and Non-Radiative Transitions in F-CentresH Proc. R. Soc. Lond. A 204, pp.406-423, (1950).

141. S. Kalliakos, X. B. Zhang, T. Taliercio, P. Lefebvre,B. Gil, N. Grandjean, B. Damilano, and J. Massies IILarge size dependence of exciton-longitudinal-optical-phonon coupling in nitride-based quantum wells and quantum boxes/I

142. Appl. Phys. Lett. 80, p. 428, (2001).

143. A. L. Gurskii //Nature of the impurity bands of the edge luminescence of highly doped compensated ZnSe:NII

144. Journal of Applied Spectroscopy, Vol. 67, No. 1, (2000)