Физика металлов и металловедение, 2022, T. 123, № 11, стр. 1168-1174

ВВЕДЕНИЕ

Одной из наиболее важных задач при изучении разбавленных ферромагнитных полупроводников (РФП) является получение высококачественных материалов с собственным высокотемпературным ферромагнетизмом. Значительный прогресс в этом направлении достигнут при получении низкотемпературной молекулярно-лучевой эпитаксией разбавленных железосодержащих РФП (A³, Fe)B⁵ (A = Ga, In; B = Sb, As) [1–6]. В частности, были сформированы слои (In, Fe)Sb с содержанием Fe до 35%, температура Кюри (T_C) которых превышает комнатную (T_ком) [5]. В семействе (A³, Fe)B⁵ соединение (In, Fe)As уникально, так как в нем реализованы как p-, так и n-типы проводимости с высокой подвижностью электронов [2]. Однако при легировании, близком к однородному, не удается получать слои (In,Fe)As с T_C > 70 К. В то же время в слоях (In,Fe)As:Be, выращенных на вицинальных подложках GaAs(001) с использованием методов спинодального разложения и дельта-легирования, был реализован ферромагнетизм при комнатной температуре [6]. Если в подобных слоях удастся осуществить дальний магнитный порядок, они могут стать перспективными компонентами спинтронных устройств.

Слои (In,Fe)As были выращены также методом ионной имплантации с последующим импульсным лазерным плавлением (ИИ + ИЛП). В них обнаружено анизотропное распределение Fe в полупроводниковой матрице и зарегистрирована ненулевая намагниченность при T_ком [7]. Однако следует учитывать, что при росте в неравновесных условиях могут формироваться наноразмерные включения вторичных магнитных фаз [8, 9]. Возникновение ферромагнетизма в слоях РФП обычно регистрируют высокочувствительными СКВИД-магнитометрами, и наличие даже минимального количества нежелательных магнитных фаз может вносить заметный вклад в магнитный сигнал и приводить к неверным выводам. В связи с этим контроль фазового состава РФП критически важен.

Ферромагнетизм РФП проявляется в магнитооптических спектрах особенностями, энергетическое положение которых определяется зонной структурой исходного полупроводника [10]. По этой причине магнитооптическая спектроскопия является эффективным методом диагностики и исследования РФП, позволяющим регистрировать возникновение ферромагнетизма, изучать электронный спектр материала и выявлять наличие вторичных магнитных фаз. Мы использовали магнитооптическую спектроскопию в геометрии экваториального эффекта Керра, чтобы установить магнитное состояние и фазовый состав серии образцов InFeAs. Образцы были получены при имплантации одинаковой концентрации ионов Fe и варьировании энергии лазерного импульса, вызывающего плавление и последующую рекристаллизацию имплантированного слоя.

ОБРАЗЦЫ И МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЙ

Образцы были получены имплантацией ионов Fe (с энергией 100 кэВ и флюенсом 1 × 10¹⁶ см^–2) в пластины InAs(001) и плавлением лазерным импульсом с энергией W = 0.1–0.4 Дж/см² (шаг ΔW = 0.05 Дж/см²). В дальнейшем нумерация образцов соответствует энергии лазерного импульса (s 0.1–s 0.4). Толщина рекристаллизованных слоев ≈90 нм. Информация о деталях технологии и предшествующих исследованиях подобных образцов содержится в [7], где было обнаружено присутствие фазы (In, Fe)As в виде пластин толщиной несколько нанометров, ориентированных параллельно плоскости (110) InAs.

В эксперименте измеряли сигнал экваториального эффекта Керра (ЭЭК):

где I(H) и I(0) – интенсивности отраженного света при наличии и в отсутствие магнитного поля соответственно, в диапазоне энергий E = 1.5–3.5 эВ в магнитных полях до 280 кА/м в температурном диапазоне 20–300 K. Измеряли также зависимости ЭЭК от температуры δ(Т) и магнитного поля δ(H) при фиксированных энергиях. С учетом обнаруженной в [7] анизотропии измерения проводили для двух ориентаций магнитного поля относительно кристаллографических осей InAs: 1 – $\vec {H}||[110]$ (плоскость падения света || (110)); 2 – $\vec {H}\parallel [1\bar {1}0]$ (плоскость падения $\,||(1\bar {1}0)$). Оптические свойства образцов исследовали с помощью спектральной эллипсометрии. Спектры эллипсометрических параметров Ψ(E) и Δ(E) записывали при комнатной температуре в диапазоне E = 1.24–4.5 эВ для ориентации плоскости падения: 1 – || плоскости (110) InAs; 2 – || плоскости $(1\bar {1}0)$.

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

По данным эллипсометрии мы вычислили спектральные зависимости диагональных компонент псевдодиэлектрической функции ❬ε❭ = ❬ε₁❭ + + i❬ε₂❭ образцов InFeAs. Спектры мнимой части ❬ε₂(E)❭ для трех образцов s 0.1, s 0.2 и s 0.4 демонстрируют общую тенденцию изменения зависимостей ❬ε₂(E)❭ с ростом энергии лазерного импульса (рис. 1). На рисунке приведены также известные из литературы спектры ε₂(E) InAs [11] и Fe [12]. Штриховыми линиями отмечены энергии переходов E₁, E₁ + Δ₁ и $E_{0}^{'}$ в L и X критических точках зоны Бриллюэна InAs. В области этих переходов в спектрах ❬ε₂(E)❭ слоев InFeAs хорошо выражены пики, свидетельствующие о сохранении в слоях InFeAs, сформированных методом ИИ + ИЛП, зонной структуры InAs. С ростом энергии лазерного импульса значения ❬ε₂❭ слоев увеличиваются в низкоэнергетической части спектра, где поглощение полупроводниковой матрицы падает. Наблюдается размытие дублета, обусловленного переходами E₁, E₁ + Δ₁ и уменьшение пика в области перехода $E_{0}^{'}.$ Причиной трансформации спектров ❬ε₂(E)❭ может быть увеличение плотности дефектов полупроводниковой матрицы при легировании Fe. Из сравнения со спектром ε₂(E) Fe следует, что рост значений ❬ε₂❭ слоев в диапазоне E < < 2.5 эВ может быть также связан с присутствием в них включений, сохраняющих свойства объемного железа. На характер зависимостей ❬ε₂(E)❭ может влиять и наличие окислов и шероховатости на поверхности слоев. На вставке рис. 1 вместе со спектром образца s 0.1 в геометрии 1 и спектром InAs приведена зависимость ❬ε₂❭(E), вычисленная для модели с реалистичными параметрами приповерхностной области. Модель включает: подложку InAs; слой смеси 0.8 InAs + 0.2 Fe толщиной 2 нм; поверхностный слой толщиной 5.5 нм, представляющий собой смесь 0.5 оксиды InAs + 0.5 пустоты. Коэффициенты определяют объемное соотношение фаз. Достаточно хорошее совпадение спектра ❬ε₂(E)❭ образца s 0.1 и модельного спектра указывает на то, что кристаллическая структура в этом образце нарушена слабо. Количество включений железа, сохраняющих свойства объёмного материала, мало. Неопределенность состава поверхностного слоя других образцов не позволила построить модели для них. Можно лишь отметить, что введение в модель большего количества Fe приводит к существенному росту значений ❬ε₂❭ в низкоэнергетической части спектра. На рис. 1 видно, что в области E = = 1.24–2.2 эВ значения ❬ε₂❭ в геометрии 1 больше, чем в геометрии 2, причем анизотропия наиболее явно выражена в спектрах образца s 0.2.

От всех образцов при комнатной температуре регистрировали слабые сигналы ЭЭК. Отклик образца s 0.1 при Т_ком был наименьшим, близким к погрешности измерений. При понижении температуры сигналы ЭЭК увеличиваются. Спектры δ(E) образца s 0.1 при Т = 20 К, Н = 280 кА/м для геометрий 1 и 2 показаны на рис. 2а. В спектрах присутствуют особенности I и II в области энергий переходов E₁ (2.608 эВ) и E₁ + Δ₁ (2.857 эВ) в L-критической точке зонной структуры InAs, а также полоса отрицательной полярности III в диапазоне E ≈ 1.5–2.2 эВ. Ранее мы наблюдали подобную полосу в спектрах ЭЭК ферромагнитного полупроводника (In,Mn) As. На вставке рис. 2а для сравнения показан спектр δ(E) образца In_0.931Mn_0.069As с T_C = 77 K [14]. Наличие характеристической структуры I + II в спектрах δ(E), а также подобие спектров образца s 0.1 и РФП (In,Mn)As указывает на присутствие в образце s 0.1 ферромагнитной фазы – (In,Fe)As. Малость сигнала от образца s 0.1 по сравнению с сигналом от образца In_0.931Mn_0.069As с невысоким для РФП и близким к однородному легированием указывает на то, что доля ФМ-фазы (In,Fe) As в образце s 0.1 незначительна. Магнитополевые зависимости, δ(Н), при Т = 20 К для геометрий 1 и 2, E = 1.81 эВ приведены на рис. 2б, где вертикальные отрезки показывают погрешность измерений, ≈2 × 10^–5. Характер кривых δ(Н) можно объяснить магнитной неоднородностью образца: присутствием наряду с ферромагнитной фазой парамагнитной и, возможно, суперпарамагнитной фаз. На рис. 2а, 2б видно, что спектральные и магнитополевые зависимости ЭЭК образца s 0.1 слабо анизотропны.

Температурные зависимости ЭЭК образца s 0.1, записанные в двух геометриях, в пределах точности измерений совпадают. На рис. 2в показана кривая δ(T) для геометрии 1 поля Н = 280 кА/м, E = = 1.81 эВ. Экстраполяция участка более резкого роста до пересечения с осью абсцисс даёт оценку температуры Кюри ФМ фазы (In,Fe) As Т_С ≈ 180 К.

Форма спектров ЭЭК существенно меняется при повышении энергии лазерного импульса, что наглядно демонстрируют зависимости δ(E) образца s 0.15, показанные на рис. 3а. Спектры, измеренные при Т = 50 и 20 K для геометрий 1 и 2 в поле Н = 160 кА/м, представляют собой широкую полосу положительной полярности с максимумом в диапазоне 1.7–2.0 эВ. В области E < 2.2 эВ сигналы ЭЭК в геометрии 1 заметно больше, чем в геометрии 2, т.е. хорошо выражена магнитооптическая анизотропия. Линией без символов на рис. 3а показан спектр ЭЭК пленки Fe толщиной ≈100 нм на подложке GaAs при T_ком. Величина сигнала от пленки Fe уменьшена в 22 раза. Подобие спектров на рис. 3а указывает на присутствие в образце s 0.15 включений железа, сохраняющих свойства объемного материала. В высокоэнергетической части спектра наблюдаются слабые особенности в области переходов E₁ и E₁ + Δ₁ в InAs. Таким образом, спектры ЭЭК образца s 0.15 являются суперпозицией вкладов от включений Fe и ФМ областей (In,Fe)As с преобладанием первого вклада. На рис. 3а видно, что при понижении температуры от 50 до 20 К сигнал ЭЭК уменьшается.

Магнитополевые зависимости δ(Н) образца s 0.15 при Т = 50 и 20 К в геометриях 1 и 2 для E = = 1.97 эВ приведены на рис. 3б. (Погрешность измерений такая же, как на рис. 2б). Характер зависимостей δ(Н), отличающихся от кривых намагничивания железа, можно связать с магнитной и фазовой неоднородностью образца. На рис. 3в показана зависимость δ(T) в геометрии 1 поля Н = 160 кА/м для E = 1.97 эВ. При понижении температуры наблюдается значительный близкий к линейному рост ЭЭК, сменяющийся спадом ниже 50 К. Немонотонное температурное поведение ЭЭК можно объяснить конкуренцией вкладов положительной полярности (от включений железа) и отрицательной полярности (от ФМ кластеров (In,Fe)As), которые становятся соизмеримыми при T < 50 К.

Спектры ЭЭК образца s 0.2 при T = 50 и 300 K в двух геометриях поля H = 200 кА/м и спектр пленки сравнения показаны на рис. 4а. Видно, что спектры образца s 0.2 как при низкой, так и при комнатной температуре подобны спектру пленки железа. В низкотемпературных спектрах образца s 0.2 присутствуют также характеристические особенности в области переходов E₁ и E₁ + Δ₁ в InAs. В диапазоне E < 2.2 эВ сигналы ЭЭК в геометрии 1 заметно больше, чем в геометрии 2. Анизотропия также хорошо выражена в спектрах ❬ε₂(E)❭ образца s 0.2 на рис. 1. Зависимости δ(H) образца s 0.2 при Т = 50 и 300 К, E = 1.81 эВ для геометрий 1 и 2 приведены на рис. 4б. Они подобны зависимостям δ(H) образцов s 0.1 и s 0.15. Температурная кривая, δ(T), образца s 0.2 для геометрии 1 поля Н = 200 кА/м, E = 1.97 эВ, представленная на рис. 4в, демонстрирует значительный линейный рост сигнала ЭЭК при охлаждении. В спектрах ЭЭК и на зависимостях δ(H) и δ(T) образца s 0.2 конкуренция вкладов разной полярности явно не проявляется.

Форма и особенности спектров ЭЭК, а также характер зависимостей δ(H) и δ(T), наблюдаемые для образца s 0.2, сохраняются для образцов s 0.25–s 0.4 как при низких температурах, так и при Т_ком. Сигнал ЭЭК от этих образцов уменьшается при увеличении энергии лазерного импульса. Отметим, что сигналы ЭЭК малы от всех образцов s 0.15–s 0.4, следовательно, количество включений железа в них незначительно. Нам не удалось обнаружить их с помощью магнито-силовой микроскопии при Т_ком, по-видимому, из-за более высокой локальности этого метода.

В [7] выполнены комплексные исследования аналогичных пленок InAs, имплантированных такой же дозой Fe и рекристаллизованных в одном из режимов ИЛП. Установлено, что после плавления ~2/3 атомов Fe диффундируют к поверхности, оставшаяся концентрация атомов Fe в слое InAs ≈ 2.5–3.1%. В приповерхностной области толщиной ≈50 нм около 70% ионов Fe занимают позиции катионного замещения. Остальные ионы Fe предположительно находятся в дефектном аморфном поверхностном слое. В матрице InAs обнаружены обогащенные Fe нанокристаллы толщиной несколько нанометров и длиной ≈90 нм в виде пластин параллельных плоскостям (110). Подтверждена ферромагнитная связь внутри обогащённых железом нанопластин и установлено отсутствие дальнего ферромагнитного порядка в образце. При T_ком обнаружена ненулевая индуцированная полем намагниченность. Дано теоретическое обоснование преимущественной агрегации ионов Fe вдоль направления $[1\bar {1}0]$ и анизотропного распределения Fe в форме обогащенных железом нанопластин. При анализе наших данных мы использовали результаты, полученные в [7].

Характеристические особенности в области переходов в L точке InAs присутствуют в низкотемпературных спектрах ЭЭК всех образцов, подтверждая наличие в них ФМ фазы (In, Fe)As. Доля фазы (In,Fe)As в образцах незначительна, так как эти особенности малы. Вторичные магнитные фазы отсутствуют только в образце s 0.1. Спектр ЭЭК этого образца формируется ФМ включениями (In,Fe)As с Т_С ≈ 180 К. Зависимости δ(Н) образца s 0.1 по-видимому, включают сопоставимые по величине ферромагнитную и суперпарамагнитную составляющие. Незначительное отличие магнитооптических и оптических спектров образца s 0.1 в двух геометриях эксперимента согласуется с данными [7], где при ориентации магнитного поля вдоль осей [110] и $[1\bar {1}0]$ наблюдали совпадение петель гистерезиса, соответствующее эквивалентности этих направлений в структуре цинковой обманки.

Спектры ЭЭК образцов s 0.15–s 0.4 являются суперпозицией вкладов от включений Fe и (In,Fe)As. Преципитаты Fe могут формироваться в приповерхностной области, где концентрация атомов Fe повышена вследствие диффузии из расплавленного слоя. Согласно данным энергодисперсионной рентгеновской спектроскопии [7], увеличение концентрации Fe вблизи поверхности происходит локально, внутри нанопластин (In,Fe)As. Такое неоднородное распределение Fe в нанопластинах может приводить к анизотропному распределению частиц Fe вблизи/или на поверхности, их выстраиванию вдоль направления $[1\bar {1}0]$ и к анизотропии в спектрах образцов s 0.15–s 0.4. Преципитаты Fe в [7] не были обнаружены. Согласно нашим данным они присутствуют в образцах, полученных при W > 0.1 Дж/см² (s 0.15–s 0.4).

Увеличение энергии лазерного импульса W от 0.15 до 0.2 Дж/см² вызывает рост сигнала ЭЭК и значений ❬ε₂❭, а также значительную анизотропию в магнитооптических и оптических спектрах. Эти изменения указывают на рост количества приповерхностных ориентированных включений Fe из-за усиления диффузии из расплавленного слоя, температура которого повышается с ростом W. Дальнейшее увеличение W (0.25–0.4 Дж/см²) приводит к уменьшению сигналов и анизотропии в спектрах ЭЭК при сохранении формы спектров, характера зависимостей δ(H) и δ(T), а также увеличенных значений ❬ε₂❭ в низкоэнергетической области. Такие изменения могут быть вызваны поверхностной диффузией, а также испарением атомов Fe с ростом энергии лазерного импульса. Необычные температурные зависимости ЭЭК образцов s 0.2–s 0.4 и начальная часть кривой δ(T) образца s 0.15, демонстрирующие значительный линейный рост при охлаждении, не характерны для “объемного” железа (с Т_С = 1043 К). Возможно, такое поведение связано с ростом упорядоченности и суммарной намагниченности невзаимодействующих приповерхностных ферромагнитных и/или суперпарамагнитных частиц железа во внешнем магнитном поле при понижении температуры. Магнитная неоднородность слоев и соизмеримость сигналов от ферромагнитных и/или суперпарамагнитных частиц и парамагнитных атомов Fe, по-видимому, определяют характер магнитополевых зависимостей ЭЭК образцов s 0.15–s 0.4.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Обнаружено сильное влияние энергии рекристаллизующего лазерного импульса на магнитооптические и оптические характеристики ИИ + ИЛП слоев InFeAs. При минимальной энергии импульса W = 0.1 Дж/см² формируются слои, в слабо легированной InAs-матрице которых содержатся ферромагнитные нанокластеры (In,Fe)As с Т_С ≈ ≈ 180 К, вторичные магнитные фазы отсутствуют. Образцы, полученные при W = 0.15–0.4 Дж/см², содержат распределенные в объеме ФМ нанокластеры (In,Fe)As, а также приповерхностные включения железа, образующиеся при диффузии Fe из расплавленного слоя к поверхности. Анизотропия в магнитооптических и оптических спектрах образцов, полученных при W = 0.15–0.4 Дж/см², соответствует картине анизотропного химического фазового разделения [7]. Это соответствие свидетельствует о том, что диффузия Fe происходит из областей формирования обогащенных железом кристаллографически ориентированных нанопластин (In,Fe)As и приводит к образованию вблизи и/или на поверхности ориентированных нанокластеров железа. Немонотонная зависимость сигнала ЭЭК образцов, полученных при W > 0.1 Дж/см², от энергии лазерного импульса, может быть следствием поверхностной диффузии, а также испарения атомов Fe при увеличении энергии импульса.

Авторы благодарны А.И. Руковишникову за измерения эллипсометрических спектров.

Работа выполнена в рамках государственного задания ИРЭ им. В.А. Котельникова РАН.