Известия РАН. Серия физическая, 2023, T. 87, № 2, стр. 213-217

Эффект близости в ферромагнитных структурах InGaAs/GaAs/CoPt

С. В. Зайцев *

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт физики твердого тела имени Ю.А. Осипьяна Российской академии наук
Черноголовка, Россия

* E-mail: szaitsev@issp.ac.ru

Поступила в редакцию 17.09.2022
После доработки 05.10.2022
Принята к публикации 26.10.2022

Полный текст (PDF)

Аннотация

В структуре GaAs/InGaAs/GaAs/Al2O3(1 нм)/CoPt с узким спейсером GaAs толщиной dS = 5 нм наблюдается ферромагнитное влияние тонкого (~8 нм) слоя CoPt на циркулярную поляризацию фотолюминесценции квантовой ямы InGaAs/GaAs, при этом электролюминесценция поляризована для всех dS = 5–100 нм. Короткодействующий характер эффекта близости связывается с туннельной связью электронов квантовой ямы с ферромагнитным слоем CoPt.

ВВЕДЕНИЕ

Открытие ферромагнитных (ФМ) полупроводников p-типа In1 –xMnxAs и Ga1 –xMnxAs стимулировало исследования интеграции магнетизма в полупроводниковую электронику [1]. Однако в таких полупроводниках происходит полное гашение межзонной люминесценции магнитными ионами или дефектами, с ними связанными [1]. Эти трудности сместили фокус исследований к низкоразмерным гетероструктурам, в которых ФМ слой и квантовая яма (КЯ) разделены туннельно-прозрачным спейсером толщиной dC = = 2–10 нм, и в которых температура Кюри TC может достигать ~200 К благодаря сильному перекрытию носителей (дырок) высокой плотности с ФМ слоем [2]. С одной стороны, этот дизайн сохраняет транспортные и оптические свойства КЯ, а с другой – позволяет управлять спиновой поляризацией в КЯ за счет магнитного слоя [3]. Влияние ФМ слоя на поляризацию носителей в КЯ InGaAs/GaAs/δ-〈Mn〉 экспериментально наблюдалось как достижение высоких значений циркулярной поляризации PC ~ 10–30% фотолюминесценции из КЯ уже в слабом магнитном поле B ~ 0.1 Тл [4, 5]. Поляризация оптического перехода в этих гетероструктурах с близлежащим ФМ дельта-слоем Mn (спейсер GaAs толщиной dC = 3–10 нм) была интерпретирована равновесной поляризацией спинов дырок из КЯ в обменном поле ФМ слоя вследствие туннельной связи носителей в КЯ с δ-〈Mn〉-слоем. Ферромагнитное влияние на магнитооптические свойства было обнаружено также в гибридных структурах на основе полупроводников II–VI системы. Структуры имели КЯ CdTe/CdMgTe и тонкую ФМ пленку Co толщиной 4–10 нм, напыленную на поверхность структуры, отделенную от КЯ широким спейсером CdMgTe толщиной dC = 30 нм и более [6, 7]. Константы обменного взаимодействия с ФМ слоем как свободных электронов (s-d обмен), так и свободных зонных дырок в КЯ (p-d обмен) оказались неизмеримо малы, в то время как обменное взаимодействие дырки, связанной на акцепторе в КЯ, оказалось заметным ~50–100 мкэВ [7]. В этих работах была предложена модель непрямого дальнодействующего обменного взаимодействия носителей заряда и ФМ слоя Co посредством эллиптически поляризованных фононов. В последние годы активно развивается еще один подход к созданию сложных гибридных светоизлучающих (диодных) наноструктур на основе III–V системы с КЯ InGaAs/GaAs и тонкой поверхностной ФМ пленкой CoPt (~10 нм) [8, 9]. Поэтому исследование механизмов и закономерностей спиновой поляризации в ФМ наноструктурах является важным направлением в современной спинтронике.

В настоящей работе изучено влияние тонкого (~8 нм) ферромагнитного слоя CoPt на поляризацию излучения квантовой ямы InGaAs/GaAs в диодных гетероструктурах InGaAs/GaAs/Al2O3 (1 нм)/CoPt со спейсером GaAs толщиной dC = = 5, 30 и 100 нм между активной областью и ФМ инжектором – слоем CoPt. В слабом магнитном поле (<0.1 Тл) во всех структурах наблюдается гистерезис циркулярной поляризации электролюминесценции, обусловленный инжекцией спин-поляризованных носителей из ФМ электрода CoPt в квантовую яму. В то же время для фотолюминесценции гистерезис наблюдается только в структуре с самым узким спейсером dC = 5 нм, при этом величина поляризации значительно слабее, чем в случае электролюминесценции. Предполагается, что короткодействующий характер наблюдаемого ферромагнитного влияния на спиновую поляризацию носителей в КЯ обусловлен туннельной связью КЯ и слоя CoPt, т.е. перекрытием волновых функций электронов из КЯ с магнитным слоем CoPt.

УСЛОВИЯ ЭКСПЕРИМЕНТА

Светоизлучающие структуры In GaAs/GaAs/ Al2O3/CoPt были выращены на подложках n‑GaAs (100) методом газофазной эпитаксии и представляли собой эпитаксиальные слои с квантовыми ямами GaAs/InxGa1 –xAs (x = 0.22), где толщина КЯ (слой InGaAs) составляла 10 нм [8]. Общая схема структуры приведена на вставке к рис. 1а. Квантовые ямы заращивались покровным слоем GaAs (спейсером), толщина которого dC варьировалась в пределах dC = 5–100 нм. На поверхность спейсера GaAs методом электронно-лучевого послойного осаждения наносились тонкий слой диэлектрика Al2O3 (толщина 1 нм) и контакт Шоттки на основе сплава Co45Pt55. Для формирования сплава Co45Pt55 поочередно наносились слои Pt толщиной 0.5 нм и слои Co толщиной 0.3 нм, температура нанесения варьировалась в пределах 200–400°C, общая толщина пленки составляла ≈8 нм. Ферромагнетизм контактного слоя Co45Pt55 исследовался ранее и был подтвержден данными измерения намагниченности этих пленок [8]. Туннельно-тонкий слой Al2O3 служил диффузионным барьером для атомов Co, а также выполнял функцию повышения поверхностного сопротивления контакта, что является необходимым условием для спиновой инжекции [8]. К обратной стороне структур формировался базовый омический контакт путем искрового вжигания Sn фольги (для n-GaAs). Процесс формирования светоизлучающих диодов завершался травлением мез диаметром 500 мкм.

Рис. 1.

Спектр ФЛ для структуры InGaAs/ GaAs/Al2O3/CoPt с шириной спейсера GaAs dC = = 30 нм при фотовозбуждении лазером λL = 845 нм со стороны подложки и T = 2 K (а). Зависимости PC(B) оптического перехода КЯ для ЭЛ и ФЛ в геометрии Фарадея в структуре с dC = 30 нм (б). На вставке – схема структуры.

На полученных структурах были исследованы магнитополевые зависимости степени циркулярной поляризации электролюминесценции (ЭЛ) и фотолюминесценции (ФЛ). Магнитное поле было направлено перпендикулярно поверхности структур (геометрия Фарадея). Для возбуждения электролюминесцентного излучения на образцы подавалось прямое электрическое смещение, а сама ЭЛ регистрировалась со стороны подложки, что позволяет избежать дополнительной поляризации света при прохождении через ферромагнитный электрод (магнитный круговой дихроизм). ФЛ возбуждалась диодным лазером (длина волны λL = 845 нм) также со стороны подложки и регистрировалась в геометрии Фарадея (магнитное поле направлено перпендикулярно к поверхности образцов) с помощью CCD-камеры на монохроматоре со спектральным разрешением лучше 0.1 мэВ. Циркулярно-поляризованные ЭЛ и ФЛ исследовались стандартным образом с использованием линейного поляризатора и четвертьволновой пластинки. Степень циркулярной поляризации определялась параметром ${{P}_{C}}(B) = {{({{I}_{ + }} - {{I}_{ - }})} \mathord{\left/ {\vphantom {{({{I}_{ + }} - {{I}_{ - }})} {({{I}_{ + }} + {{I}_{ - }})}}} \right. \kern-0em} {({{I}_{ + }} + {{I}_{ - }})}},$ где ${{I}_{ + }}({{I}_{ - }})$ – интенсивности компонент с правой (левой) поляризацией, полученные путем интегрирования части спектра, соответствующей оптическому переходу в КЯ.

Измерения циркулярной поляризации люминесценции были выполнены в двух диапазонах магнитных полей: в слабом поле (до 0.3 Тл), обеспечивающем намагничивание слоя CoPt и в сильном поле (до 5 Тл), оказывающем существенное влияние на процессы спиновой инжекции и спинового транспорта. Исследования в малых магнитных полях до 300 мТл проводились при температуре T ≈ 10 К в криостате замкнутого цикла. Исследования в магнитных полях до 5 Тл проводились при температуре T ≈ 2 К в криостате со сверхпроводящим соленоидом в жидком гелии под откачкой.

ОБСУЖДЕНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ РЕЗУЛЬТАТОВ

На рис. 1а показана низкоэнергетическая часть спектра ФЛ (ниже межзонных переходов в барьере GaAs) при низкой температуре T = 2 К для структуры с шириной спейсера dC = 30 нм. Линия КЯ спектра ФЛ с энергией hν ~ 1.3 эВ отвечает излучательной рекомбинации фотовозбужденных дырок, релаксировавших в КЯ, и электронов, находящихся в КЯ в силу легирования подложки n-GaAs. Полуширина линий ФЛ более 10 мэВ, что свидетельствует о высокой степени беспорядка в КЯ, присущей структурам, выращенным методом газофазной эпитаксии. Во внешнем магнитном поле изучаемые диоды InGaAs/GaAs/Al2O3/CoPt в режиме электролюминесценции излучают частично поляризованный свет [8, 9]. Типичный вид магнитополевых зависимостей степени циркулярной поляризации PC(B) для ЭЛ показан на рис. 1б на примере структуры со спейсером GaAs толщиной dC = 30 нм. Представленная зависимость для PC(B) описывают замкнутую петлю гистерезиса с коэрцитивной силой BC ≈ 0.1 Тл и подобна магнитополевой зависимости намагниченности тонкого поверхностного ФМ слоя CoPt [8]. В режиме прямого смещения, когда на слой CoPt подается положительный относительно базы потенциал, для выращенных на подложке n-GaAs структур через туннельно-тонкий барьер Al2O3 (≈1 нм) в спейсерный слой GaAs инжектируются спин-поляризованные дырки [9, 10]. Под действием приложенного электрического поля инжектированные дырки дрейфуют в КЯ, где они излучательно рекомбинируют с резидентными электронами. Сравнение поведения PC(B) с контрольными немагнитными структурами позволяет связать наблюдаемые в эксперименте особенности с инжекцией спин-поляризованных дырок именно из ФМ слоя CoPt. Отметим, что приведенная на рис. 1б зависимость PC(B) для ФЛ в этой же структуре, в которой отсутствуют какие-либо особенности вблизи B = 0, свидетельствует об отсутствии ферромагнитного влияния этого слоя на спиновую поляризацию фотовозбужденных в КЯ дырок или резидентных электронов. Дело в том, что линейно-поляризованный лазер λL = 845 нм с энергией EL = 1.47 эВ, что меньше ширины запрещенной зоны в барьере GaAs Eg ≈ 1.51 эВ, создает в КЯ неполяризованные электронно-дырочные пары. Отметим, что вследствие используемого подбарьерного фотовозбуждения носителей именно в КЯ, они не могут поляризоваться на границе между спейсером GaAs и поверхностным ФМ слоем CoPt вследствие отражения, что исключает из рассмотрения этот эффективный механизм поляризации. Вблизи B = 0 (<0.1 Тл), когда наведенная магнитным полем поляризация PC(B) несущественна, единственным источником спиновой поляризации носителей в КЯ может быть только их обменное взаимодействие с поверхностным ФМ слоем CoPt [1], что для этой структуры со спейсером dC = 30 нм не реализуется.

Зависимости PC(B) для ФЛ во всех структурах приведены на рис. 2. Видно, что в отличии от структур с более широким спейсером GaAs dC = = 30 нм и dC = 100 нм, для которых PC(B) ≈ 0 во всем диапазоне полей B = ±5 Тл, в структуре с самым узким спейсером dC = 5 нм наблюдается более сложное поведение для ФЛ (рис. 2в). Во-первых, в ней зависимость PC(B) имеет отрицательный, приблизительно линейный наклон. Во-вторых, при B ~ 0 также наблюдается петля гистерезиса, что наглядно видно в увеличенном масштабе на рис. 3. Для сравнения на рис. 3 также показана зависимость PC(B) для ЭЛ. Видно, что величина поляризации ФЛ значительно, на порядок слабее, чем в случае ЭЛ. Как следствие, петля гистерезиса для случая ФЛ выражена менее резко и четко (рис. 3). Коэрцитивная сила в этой структуре BC ≈ 0.1 Тл, как и в структуре с dC = 30 нм, что отражает гистерезис поверхностного ФМ слоя CoPt. В отличии от случая ЭЛ, для которого величина PC(B) отражает спиновую поляризацию дырок, инжектированных из слоя CoPt, ненулевая поляризация ФЛ отражает конечную спиновую поляризацию носителей в КЯ, резидентных или фотовозбужденных.

Рис. 2.

Зависимости PC(B) для ФЛ оптического перехода в КЯ  в  геометрии Фарадея в структурах InGaAs/GaAs/Al2O3/CoPt с dC = 100 нм (а), dC = 30 нм (б) и dC = 5 нм (в) при фотовозбуждении лазером λL = = 845 нм (EL = 1.47 эВ) со стороны подложки и T = 2 К.

Рис. 3.

Зависимости PC(B) для ЭЛ (закрытые символы) и ФЛ (открытые символы) оптического перехода КЯ в структуре с узким спейсером dC = 5 нм. Стрелками отмечено направление развертки магнитного поля, T = 2 К.

Таким образом, сравнение магнитополевых зависимостей PC(B) в трех исследованных структурах свидетельствует о существенном взаимодействии носителей в КЯ с ФМ слоем CoPt только в случае узкого спейсера dC = 5 нм. Предполагается, что короткодействующий характер наблюдаемого ферромагнитного влияния поверхностного слоя CoPt на спиновую поляризацию фотовозбужденных или резидентных носителей в КЯ обусловлен туннельной связью КЯ и слоя CoPt, т.е. перекрытием их волновых функций с магнитным слоем CoPt. Для сравнения с литературой отметим, что ферромагнитное влияние поверхностного слоя магнитного металла на спиновую поляризацию носителей в КЯ было найдено в структурах Co/CdMgTe/CdTe [6] и Fe/CdMgTe/CdTe [11]. Что интересно и важно для сопоставления с исследуемыми структурами InGaAs/GaAs/Al2O3 (1 нм)/CoPt, в структурах с КЯ CdMgTe/CdTe тонкий (~10 нм) поверхностный ФМ слой Fe или Co наносился непосредственно на спейсер CdMgTe без разделительного слоя на границе раздела (типа Al2O3), что приводило к их перемешиванию и/или химическому взаимодействию и образованию промежуточного ФМ слоя [6, 11]. Этот промежуточный ФМ слой имеет магнитные характеристики, отличные от свойств поверхностной пленки ФМ металла и показывает дальнодействующий характер, предположительно фононный [6, 11], что свидетельствует о многообразии возможных механизмов ФМ связи в гибридных полупроводниковых структурах. Отметим, что для установления таких механизмов связи требуются детальные многосторонние исследования (см., например работу [7]), и для систем Co- и Fe/CdMgTe/CdTe находятся в стадии разработки. В настоящее время в этих гибридных структурах на основе полупроводников II–VI системы установлено одновременное наличие двух разных типов взаимодействия носителей в КЯ с ФМ слоем (Co или Fe), которые имеют короткодействующий и дальнодействующей характеры, соответственно [6, 7, 11]. Короткодействующее взаимодействие авторы приписывают стандартному обменному механизму через тонкий барьерный слой, туннельно-прозрачный для волновых функций электронов, тогда как дальнодействующее взаимодействие относят к непрямому обменному взаимодействию носителей в КЯ с ФМ слоем посредством эллиптически поляризованных фононов [6, 11]. Для изучаемых в настоящей работе структур InGaAs/GaAs/Al2O3(1 нм)/CoPt такие исследования также продолжаются [810]. Предполагается, что обнаруженный в настоящей работе короткодействующий характер влияния ФМ слоя CoPt на поляризацию излучения КЯ также обусловлен туннельной связью носителей в КЯ и ферромагнитного слоя CoPt, аналогично работам [6, 11]. Как показывают расчеты для сходных ФМ гетероструктур InGaAs/GaAs/δ-〈Mn〉, перекрытие волновых функций не только электронов, но и дырок с близлежащим ФМ дельта-слоем Mn (спейсер dC = 3–10 нм) существенно зависит от конкретных параметров структуры и может быть значительным [12].

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Исследовано магнитополевое поведение циркулярной поляризации фотолюминесценции квантовой ямы InGaAs/GaAs в гибридных структурах GaAs/InGaAs/GaAs/Al2O3(1 нм)/CoPt для широкого диапазона толщин спейсера GaAs dC = = 5, 30 и 100 нм. Установлено, что влияние тонкого поверхностного ферромагнитного слоя CoPt (~8 нм) на циркулярную поляризацию излучения квантовой ямы InGaAs/GaAs наблюдается только в структуре с узким спейсером GaAs dS = 5 нм, при этом инжекция спин-поляризованных носителей из ФМ слоя наблюдается в электролюминесценции при всех значениях dS = 5–100 нм. Предположено, что короткодействующий характер наблюдаемого ферромагнитного влияния слоя CoPt на поляризацию фотолюминесценции обусловлен спиновой поляризацией носителей вследствие туннельной связи квантовой ямы и поверхностного слоя CoPt. Полученные результаты могут быть интересны с практической точки зрения как демонстрация возможности управления циркулярной поляризацией излучения квантовой ямы в гибридных структурах.

Автор благодарит М.В. Дорохина и Б.Н. Звонкова за предоставленные образцы.

Работа выполнена в рамках темы государственного задания ИФТТ РАН.

Список литературы

  1. Dietl T., Ohno H. // Rev. Mod. Phys. 2014. V. 86. P. 187.

  2. Nazmul A.M., Amemiya T., Shuto Y. et al. // Phys. Rev. Lett. 2005. V. 95. Art. No. 017201.

  3. Захарченя Б.П., Коренев В.Л. // УФН. 2005. Т. 175. С. 629; Zakharchenya B.P., Korenev V.L. // Phys. Usp. 2005. V. 48. P. 603.

  4. Myers R.C., Gossard A.C., Awschalom D.D. // Phys. Rev. B. 2004. V. 69. Art. No. 161305(R).

  5. Зайцев С.В., Дорохин М.В., Бричкин А.С. и др. // Письма в ЖЭТФ. 2009. Т. 90. С. 730; Zaitsev S.V., Dorokhin M.V., Brichkin A.S. et al. // JETP Lett. 2010. V. 90. P. 658.

  6. Korenev V.L., Salewski M., Akimov I.A. et al. // Nature Phys. 2016. V. 12. No. 1. P. 85.

  7. Akimov I.A., Salewski M., Kalitukha I.V. et al. // Phys. Rev. B. 2017. V. 96. Art. No. 184412.

  8. Здоровейщев А.В., Дорохин М.В., Демина П.Б. и др. // ФТП. 2015. Т. 49. № 12. С. 1649; Zdoroveyshchev A.V., Dorokhin M.V., Demina P.B. et al. // Semiconductors. 2015. V. 49. No. 12. P. 1601.

  9. Дорохин М.В., Ведь М.В., Демина П.Б. и др. // ФТТ. 2017. Т. 59. № 11. С. 2135; Dorokhin M.V., Ved’ M.V., Demina P.B. et al. // Phys. Sol. State. 2017. V. 59. No. 11. P. 2155.

  10. Дорохин М.В., Демина П.Б., Здоровейщев А.В. и др. // ЖТФ. 2022. Т. 92. № 5. С. 724; Dorokhin M.V., Demina P.B., Zdoroveyshchev A.V. et al. // Tech. Phys. 2022. V. 92. No. 5. P. 613.

  11. Kalitukha I.V., Ken O.S., Korenev V.L. et al. // Nano Lett. 2021. V. 21. No. 6. P. 2370.

  12. Зайцев С.В. // ФНТ. 2012. Т. 38. № 5. С. 513; Zaitsev S.V. // Low Temp. Phys. 2012. V. 38. No. 5. P. 399.

Дополнительные материалы отсутствуют.