Epitaksja i spektroskopia nanostruktur

Uniwersytet Warszawski
Wydział Fizyki
Michał Papaj
Nr albumu: 305718
Epitaksja i spektroskopia nanostruktur
półprzewodnikowych z jonami kobaltu
Praca licencjacka
na kierunku FIZYKA w ramach studiów indywidualnych
Praca wykonana pod kierunkiem
dr. Wojciecha Pacuskiego
w Instytucie Fizyki Doświadczalnej UW
Warszawa, czerwiec 2013
Oświadczenie kierującego pracą
Oświadczam, że niniejsza praca została przygotowana pod moim kierunkiem i stwierdzam, że spełnia ona warunki do przedstawienia jej w postępowaniu o nadanie tytułu zawodowego.
Data
Podpis kierującego pracą
Oświadczenie autora (autorów) pracy
Świadom odpowiedzialności prawnej oświadczam, że niniejsza praca dyplomowa została napisana przeze mnie samodzielnie i nie zawiera treści uzyskanych w sposób niezgodny z obowiązującymi przepisami.
Oświadczam również, że przedstawiona praca nie była wcześniej przedmiotem procedur związanych z uzyskaniem tytułu zawodowego w wyższej
uczelni.
Oświadczam ponadto, że niniejsza wersja pracy jest identyczna z załączoną wersją elektroniczną.
Data
Podpis autora (autorów) pracy
Streszczenie
W pracy omówiono podstawowe własności półprzewodników półmagnetycznych i nanostruktur półprzewodnikowych. Opisano proces wzrostu struktur z jonami kobaltu metodą
epitaksji z wiązek molekularnych oraz przedstawiono wyniki badań spektroskopowych
wybranych próbek. Wytworzone cienkie warstwy (Zn,Co)Te i (Cd,Co)Te oraz studnie
kwantowe (Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te wykazywały gigantyczny efekt Zeemana w
widmach fotoluminescencji i odbicia, który posłużył do wyznaczenia koncentracji kobaltu w badanych strukturach. Wśród wyhodowanych kropek kwantowych (Cd,Co)Te
w barierze ZnTe odnaleziono dotąd niebadane kropki z pojedynczymi jonami kobaltu.
Zbadane zostały ich widma fotoluminescencji w funkcji mocy pobudzania i temperatury,
co posłużyło do wyznaczenia wartości rozszczepienia stanów jonu kobaltu.
Słowa kluczowe
kropki kwantowe, kobalt, nanostruktury, studnie kwantowe, epitaksja, spektroskopia, półprzewodniki półmagnetyczne
Dziedzina pracy (kody wg programu Socrates-Erasmus)
13.2 Fizyka
Tytuł pracy w języku angielskim
Epitaxy and spectroscopy of semiconductor nanostructures with cobalt ions
Spis treści
1. Wstęp . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.1. Struktura elektronowa półprzewodników
1.2. Półprzewodniki półmagnetyczne . . . . .
1.3. Nanostruktury półprzewodnikowe . . . .
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
.
2
2
4
4
2. Metody badawcze . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.1. Epitaksja z wiązek molekularnych . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2. Układy pomiarowe do spektroskopii optycznej . . . . . . . . . . . . . . .
7
7
9
3. Wyniki doświadczalne . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1. Epitaksja struktur z kobaltem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.1. Cienkie warstwy (Zn,Co)Te i (Cd,Co)Te . . . . . . . . . . . . . .
3.1.2. Studnie kwantowe (Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te . . . . . . . .
3.1.3. Kropki kwantowe (Cd,Co)Te w barierze ZnTe . . . . . . . . . . .
3.2. Gigantyczny efekt Zeemana . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2.1. Cienkie warstwy (Zn,Co)Te i (Cd,Co)Te . . . . . . . . . . . . . .
3.2.2. Studnie kwantowe (Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te . . . . . . . .
3.3. Mikrofotoluminescencja kropek kwantowych z pojedynczymi jonami kobaltu
12
12
12
13
13
14
15
18
19
4. Podsumowanie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
23
Bibliografia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
24
1
Rozdział 1
Wstęp
Jednym z najważniejszych osiągnięć nauki i techniki XX wieku było opanowanie technologii wytwarzania urządzeń półprzewodnikowych. Znalazły one zastosowanie w wielu
dziedzinach: począwszy od telekomunikacji i przetwarzania informacji, poprzez automatykę i energoelektronikę, aż do biologii i medycyny – przyczyniając się do ich ogromnego
rozwoju. Przełomowe znaczenie miało zwłaszcza wynalezienie tranzystora [1]. Większość
współczesnych urządzeń półprzewodnikowych bazuje na umiejętności kontroli przepływu
prądu elektrycznego, czyli wykorzystuje jedną z fundamentalnych własności elektronu ładunek elektryczny. Obecnie dąży się do kontrolowania drugiej z podstawowych jego własności - spinu. Zajmuje się tym spintronika - elektronika transportu spinowego. Jednym
z pierwszych powszechnie wykorzystywanych efektów spintronicznych był gigantyczny
magnetoopór (GMR) [2, 3]. Zjawisko to zostało zastosowane w głowicach odczytu i zapisu w dyskach twardych, a za jego odkrycie Albert Fert i Peter Grünberg otrzymali w
2007 roku Nagrodę Nobla. Obecnie prowadzone są intensywne poszukiwania materiałów,
których właściwości pozwolą na zastosowanie ich w spintronice - zaliczamy do nich między innymi izolatory topologiczne [4], a przede wszystkim omawiane w niniejszej pracy
półprzewodniki półmagnetyczne [5]. Wśród struktur wykonanych z półprzewodników
półmagnetycznych szczególne miejsce zajmują kropki kwantowe z pojedynczymi jonami
magnetycznymi ze względu na możliwość wykorzystania tego układu jako kubitu, czyli
podstawowej jednostki informacji kwantowej. Badania prowadzone w kierunku takiego
zastosowania kropek były jednakże do tej pory ograniczone niemal wyłącznie do struktur
zawierających pojedyncze jony manganu [6]. Pomimo atrakcyjnych perspektyw jakie oferują, układy z innymi jonami magnetycznymi nie były badane ze względu na przekonanie,
że ich obecność będzie prowadzić do całkowitego wygaszenia fotoluminescencji [7]. Celem
tej pracy była weryfikacja tego przeświadczenia i wytworzenie próbek domieszkowanych
jonami kobaltu wykazujących fotoluminescencję.
1.1. Struktura elektronowa półprzewodników
Przewodnictwo elektryczne różnych materiałów, a także inne ich właściwości opisywane są przez energetyczny model pasmowy (rysunek 1.1) [8]. Zgodnie z nim poziomy
energetyczne elektronów w krysztale tworzą pasma oddzielone przerwami wzbronionymi,
w których nie występują możliwe do obsadzenia stany. Najwyżej obsadzone pasmo w
temperaturze zera bezwzględnego nazywamy pasmem walencyjnym, natomiast pasmo, w
2
Rysunek 1.1: Schematyczna struktura pasmowa półprzewodnika o strukturze krystalicznej blendy cynkowej
którym elektrony mogą poruszać się swobodnie po krysztale nazywamy pasmem przewodnictwa. W tym modelu przewodnikiem jest materiał, którego jedno z pasm jest częściowo
wypełnione, a izolatorem materiał, którego pasma są albo całkowicie zapełnione, albo całkowicie puste. Półprzewodniki to materiały należące do kategorii pośredniej. Ich przerwa
energetyczna jest zazwyczaj niewielka (typowe wartości w temperaturze 300 K [9]: 1,12
eV dla krzemu, 1,42 dla arsenku galu, 2,3 eV dla tellurku cynku), a ich przewodnictwo
elektryczne można kontrolować poprzez domieszkowanie. Gdy elektron zostanie wzbudzony do pasma przewodnictwa, pozostawia po sobie lukę w paśmie walencyjnym, którą
mogą zająć inne elektrony z tego pasma. Aby uprościć opis kolektywnego ruchu elektronów w paśmie walencyjnym wprowadzamy pojęcie dziury, czyli dodatnio naładowanej
kwazicząstki. Poziomy energetyczne dziur tworzą pasma, których układ jest zależny od
struktury krystalicznej danego materiału. W przypadku badanych w tej pracy półprzewodników o strukturze blendy cynkowej ze względu na orbitalny stopień swobody wśród
dziur wyróżniamy 3 podgrupy. Zajmują one 3 podpasma pasma walencyjnego: cząstki
z podprzestrzeni stanów dziurowych o całkowitym momencie pędu J=3/2 i rzucie momentu pędu na oś kwantyzacji równym Jz =±3/2 nazywane dziurami ciężkimi, cząstki o
J=3/2 i Jz =±1/2 nazywane dziurami lekkimi, cząstki o J=1/2 nazywane dziurami odszczepionymi (ze względu na oddziaływanie spin-orbita są one przesunięte w dół skali
energetycznej). Powstawanie par elektron-dziura w wyniku absorpcji promieniowania
oraz późniejsza rekombinacja tych par odpowiada za wiele z właściwości optycznych półprzewodników. W tym kontekście ważną strukturą są również ekscytony, czyli kulombowsko związane stany elektronu i dziury, wykazujące pewne analogie do atomu wodoru.
Opierając się na tej analogii energię wiązania Eexc,n w takim kompleksie możemy wyrazić
przybliżonym wzorem [10]:
Eexc,n = −
1
µ Ry
µe4
,
2 2 2 2 = −
2
m0 2r n2
32π h̄ r 0 n
n = 1, 2, 3, ...
(1.1)
gdzie µ oznacza zredukowaną masę efektywną układu elektron-dziura, e - ładunek elementarny, r - stałą dielektryczną kryształu półprzewodnika, m0 - masę zredukowaną układu
proton-elektron, a Ry - stałą Rydberga. Dzięki posiadaniu energii wiązania ekscytony odpowiadają za dyskretne poziomy wewnątrz przerwy energetycznej, dzięki którym możliwa
jest absorpcja i fotoluminescencja poniżej nominalnych wartości przerwy.
3
1.2. Półprzewodniki półmagnetyczne
Półprzewodniki półmagnetyczne (ang. Diluted Magnetic Semiconductors - DMS)
są grupą materiałów wykazujących zarówno własności półprzewodnikowe, jak i magnetyczne. Bazują one zazwyczaj na kryształach półprzewodnikowych typu III-V, II-VI lub
IV-VI, których podstawowe własności są przebadane [11]. Kryształ taki modyfikuje się,
wprowadzając jony magnetyczne takie jak Mn2+ , Co2+ czy Fe3+ . Zastępują one w sposób losowy kationy bazowej sieci krystalicznej. Typowymi przykładami DMS są zatem
(Ga,Mn)As, (Cd,Mn)Te czy też (Pb,Eu)Te. Korelacje ferromagnetyczne są w tych materiałach przenoszone przez dziury [12], dzięki czemu możliwa jest kontrola własności
magnetycznych poprzez przykładanie pola elektrycznego i zmianę koncentracji swobodnych nośników.
Specyficzne własności półprzewodników półmagnetycznych ujawniają się podczas pomiarów magnetooptycznych, w których obserwuje się zjawiska takie jak gigantyczny
efekt Zeemana (znaczne rozszczepienie linii ekscytonowych) czy gigantyczny efekt Faradaya (obrót płaszczyzny polaryzacji światła propagującego się w materiale wzdłuż pola
magnetycznego)[13]. Efekty te wynikają z występowania oddziaływania wymiennego pomiędzy swobodnymi nośnikami w półprzewodniku (elektronami i dziurami) a jonami magnetycznymi.
1.3. Nanostruktury półprzewodnikowe
Nowe interesujące własności półprzewodników możemy uzyskać nie tylko domieszkując je jonami magnetycznymi, ale także tworząc z nich struktury o szczególnych rozmiarach przestrzennych. Długość fali de Broglie’a w krysztale jest rzędu pojedynczych
nanometrów, co można wykorzystać podczas modelowania potencjału, w którym poruszają się swobodne nośniki. Jeżeli nałożymy ograniczenie przestrzenne na ruch elektronu,
to otrzymamy strukturę o jakościowo innych właściwościach niż ma je kryształ objętościowy - powstaną dyskretne stany związane. Takie ograniczenie możemy nałożyć w
jednym, dwóch lub we wszystkich trzech wymiarach, otrzymując w ten sposób odpowiednio: studnie kwantowe (układy dwuwymiarowe), nanodruty (układy jednowymiarowe) i
kropki kwantowe (układy punktowe). W niniejszej pracy skoncentruję się na pierwszej i
trzeciej z wymienionych struktur.
Kwantyzację poziomów energetycznych swobodnych nośników możemy uzyskać tworząc strukturę zbudowaną z materiałów różniących się szerokością przerwy energetycznej.
Gdy pomiędzy warstwami materiału o szerszej przerwie energetycznej umieścimy cienką
(zazwyczaj 1-20 nm grubości) warstwę materiału o węższej przerwie energetycznej, wówczas w pasmach walencyjnym i przewodnictwa mogą utworzyć się studnie potencjału
(sytuacja przedstawiona na rysunku 1.2). Będą w nich występować dyskretne poziomy
energetyczne, odpowiednio elektronowe dla pasma przewodnictwa i dziurowe dla pasma
walencyjnego. Dodatkowo, ze względu na różną masę efektywną dziur lekkich i ciężkich, obsadzają one oddzielne układy poziomów energetycznych. Dzięki wykorzystaniu
nowoczesnych technik wzrostu kryształów, umożliwiających kontrolę składu i grubości
struktury z dokładnością do jednej warstwy atomowej, można uzyskać ostre granice między materiałami. W rezultacie struktura może być z dobrym przybliżeniem opisana
jako jednowymiarowa prostokątna studnia kwantowa. W analizie jakościowej może być
4
Rysunek 1.2: Półprzewodnikowa studnia kwantowa - schemat struktury materiałowej i
energetycznej
stosowane przybliżenie nieskończonej studni, dające rozwiązanie analityczne określające
poziomy energetyczne [14]:
Ewell,n =
π 2 h̄2 2
n,
2m∗ a2
n = 1, 2, 3, ...
(1.2)
gdzie a oznacza szerokość studni, m∗ - masę efektywną nośnika, a n - numer poziomu.
Dokładniejsze wyniki można otrzymać rozwiązując równanie Schrödingera dla jamy potencjału o skończonej głębokości, dodatkowo zakładając różne masy efektywne nośników
dla materiału studni i bariery. Wykorzystuje się w tym celu techniki numeryczne [10].
W analogiczny sposób możemy uzyskać związanie swobodnych nośników we wszystkich trzech wymiarach. Należy utworzyć mały obszar z materiału półprzewodnikowego
o węższej przerwie energetycznej i otoczyć go ze wszystkich stron materiałem o szerszej
przerwie. Przygotowana w ten sposób kropka kwantowa ma cechy „sztucznego atomu”
- posiada dyskretne gęstości stanów elektronowych, objawiające się ostrymi liniami w
widmach fotoluminescencji. Może ona ponadto służyć jako nieklasyczne źródło światła
(źródło pojedynczych fotonów na żądanie [15]). Istnieją jednak również zasadnicze różnice pomiędzy kropkami kwantowymi a atomami. Pierwszą z nich jest rozmiar: atomy
mają promienie rzędu 0,1 nm, natomiast średnica typowej kropki to 5-20 nm [16]. Różnica
występuje też w energiach wiązania elektronu: w atomie jest to około 10 eV, natomiast
w kropkach kwantowych 0,1 eV. Ze względu na mniejszą energię wiązania nośników w
kropkach są one bardziej podatne na oddziaływanie czynników zewnętrznych. Istotną
właściwością potencjału wiążącego w kropkach kwantowych jest też możliwość występowania silnej anizotropii m.in. ze względu na naprężenie materiału, kształt lub skład
chemiczny.
W strukturach o obniżonej wymiarowości w sposób szczególny ujawnia się znaczenie
kompleksów ekscytonowych, ponieważ energia wiązania jest w nich większa niż w kryształach objętościowych i na przykład w granicznym przypadku układu dwuwymiarowego
Eexc,1,2D = 4Eexc,1,3D [10]. W widmach absorpcyjnych studni kwantowych obserwuje się
linie widmowe pochodzenia ekscytonowego o energiach wyrażonych w pierwszym przybliżeniu wzorem:
EQW = Egap + Eexc,n + Ewell,e + Ewell,h
(1.3)
5
gdzie Egap oznacza wielkość przerwy energetycznej, Eexc,n - energię wiązania ekscytonu, a
Ewell,e i Ewell,h są energiami odpowiednich poziomów w studniach w paśmie elektronowym
i dziurowym.
6
Rozdział 2
Metody badawcze
W niniejszym rozdziale przedstawione zostaną zastosowane w ramach tej pracy metody badawcze. W pierwszej kolejności opisana zostanie metoda epitaksji z wiązek molekularnych, która była wykorzystana w celu przygotowania próbek. Następnie przedstawione zostaną układy pomiarowe, które posłużyły do badań spektroskopowych wyhodowanych struktur: układ kriostatu przepływowego i układ kriostatu zalewowego.
2.1. Epitaksja z wiązek molekularnych
W celu uzyskania nanostruktur opisanych w rozdziale 1.3, musimy dysponować metodą wzrostu kryształów dającą możliwość bardzo precyzyjnej kontroli składu i rozmiarów
przygotowywanych materiałów.
Rysunek 2.1: Schemat aparatury do epitaksji z wiązek molekularnych [17]
Jedną z technik spełniających te wymagania jest epitaksja z wiązek molekularnych
[18] (ang. Molecular Beam Epitaxy - MBE). Wykorzystuje ona próżniową komorę wzrostu
7
(schemat na rysunku 2.1), w której umieszczone jest podłoże krystaliczne (stąd pochodzi
nazwa techniki - gr. epi +taxis = na uporządkowanym). W komorze utrzymywana jest
ultrawysoka próżnia (rzędu 10−9 -10−10 Torr), co wymaga stosowania pomp jonowych i
kriogenicznych, a także chłodzenia ściany komory ciekłym azotem w celu wymrożenia i
wychwycenia na niej atomów nie usuniętych przez pompy. W komorze umieszczone są
komórki efuzyjne stanowiące źródła pierwiastków używanych do wzrostu. Pierwiastki
wysokiej czystości są w nich w sposób kontrolowany podgrzewane, co powoduje ich sublimację. Tak utworzona wiązka atomowa podąża w stronę podłoża i gdy trafi tam jednocześnie z wiązkami innych pierwiastków, powoduje wzrost nowej struktury krystalicznej.
Ze względu na możliwość regulacji intensywności strumieni (za pomocą temperatury źródła) można bardzo precyzyjnie kontrolować szybkość wzrostu, a co za tym idzie i grubość
wyhodowanej warstwy (z dokładnością do pojedynczych warstw atomowych).
Ważnym elementem procesu wzrostu metodą MBE jest kontrola jakości hodowanych
warstw. Służy do tego metoda dyfrakcji odbiciowej wysokoenergetycznych elektronów
[19] (ang. Reflection High Energy Electron Diffraction - RHEED). W komorze umieszczone jest działo elektronowe (rysunek 2.1), które emituje elektrony padające pod dużym
kątem na powierzchnię rosnącego kryształu. Elektrony ulegają dyfrakcji i trafiają w ekran
luminescencyjny, którego świecenie jest rejestrowane przez kamerę CCD. Analiza obrazu
dyfrakcyjnego pozwala stwierdzić, czy kolejne warstwy są gładkie i czy nie występują na
nich defekty. Gdy powierzchnia próbki jest nierówna - wówczas obraz dyfrakcyjny składa
się z sieci punktów. Gdy uzyskujemy bardzo równą i gładką powierzchnię, wówczas obraz
dyfrakcyjny przedstawia zbiór równoległych linii (rysunek 2.2).
Rysunek 2.2: Obrazy dyfrakcyjne RHEED kryształu GaAs wraz z odpowiadającymi im
obrazami powierzchni wykonanymi mikroskopem elektronowym [20]
Szybkość wzrostu warstw można monitorować na dwa sposoby: badając współczynnik
odbicia od warstwy lub mierząc okres oscylacji RHEED po wznowieniu wzrostu. Metoda
odbiciowa polega na wykorzystaniu źródła światła białego (np. żarówki), którym oświetlamy próbkę prostopadle do jej powierzchni. Następnie mierzymy stosunek natężenia
światła padającego do światła odbitego, uzyskując w ten sposób współczynnik odbicia
dla różnych długości fali (składowych światła białego). Współczynnik ten zmienia się w
trakcie wzrostu warstwy ze względu na efekty interferencyjne. Część światła wnika do
wnętrza hodowanej warstwy i ulega odbiciu od warstwy leżącej niżej. Wraz ze zmianą
8
grubości warstwy zmienia się długość drogi optycznej, a co za tym idzie względna faza
fali świetlnej wracającej z głębi warstwy i odbitej bezpośrednio od powierzchni. Gdy obie
fale znajdą się w przeciwfazie, nastąpi interferencja destruktywna, jeżeli natomiast będą
zgodne w fazie, nastąpi interferencja konstruktywna. Mierząc czas, jaki upływa między wystąpieniem kolejnych maksimów współczynnika odbicia (odpowiadają one zmianie
różnicy dróg optycznych o całą długość fali) możemy określić jak długo rośnie warstwa o
grubości równej połowie długości fali.
Druga ze stosowanych metod pomiaru szybkości wzrostu opiera się na badaniu periodycznych zmian intensywności obrazu dyfrakcyjnego RHEED. Oscylacje te występują
podczas wzrostu warstwa po warstwie (tryb wzrostu Franka-van der Merwe [21]), który
można zaobserwować po wznowieniu procesu po przerwie. W czasie przerwy w hodowli
kryształu następuje wygładzenie powierzchni – układ dąży do stanu równowagi termodynamicznej. W początkowej fazie po wznowieniu wzrostu nowa warstwa nie zaczyna powstawać dopóki poprzednia nie ukończy wzrostu. Pojawienie się fragmentów nowej warstwy powoduje osłabienie intensywności obrazu dyfrakcyjnego. Intensywność ta osiąga
zatem maksima w momentach pełnego ukończenia wzrostu warstw, a więc mierząc czas
pomiędzy maksimami możemy wyznaczyć czas wzrostu pojedynczej warstwy. Ponieważ
pomiar okresu oscylacji RHEED wymaga przerywania wzrostu (tryb warstwa po warstwie występuje jedynie przez krótki czas po wznowieniu hodowli), a ponadto oscylacje
widoczne są głównie w przypadku hodowania warstw o dużej grubości, dlatego dla potrzeb tej pracy większość pomiarów szybkości wzrostu wykonywana była metodą badania
współczynnika odbicia od warstwy.
2.2. Układy pomiarowe do spektroskopii optycznej
Spektroskopia optyczna stanowi jedną z podstawowych metod poznawania właściwości półprzewodników i wytworzonych z nich nanostruktur. W niniejszej pracy badano
niskotemperaturowe widma odbicia i fotoluminescencji cienkich warstw oraz dwóch rodzajów nanostruktur: studni i kropek kwantowych.
Widma odbicia uzyskuje się oświetlając powierzchnię próbki światłem białym, którego
źródłem jest drut oporowy żarówki rozgrzany do wysokiej temperatury. Odbite światło
trafia do monochromatora, który rozszczepia je na siatce dyfrakcyjnej. Po rozszczepieniu
światło pada na matrycę CCD kamery podłączonej do komputera.
Widmo fotoluminescencji przy pobudzaniu nierezonansowym uzyskuje się oświetlając
próbkę monochromatycznym światłem laserowym o energii fotonów większej od szerokości przerwy energetycznej badanego półprzewodnika. Padające światło lasera wzbudza
swobodne nośniki, które rekombinując emitują promieniowanie elektromagnetyczne. Kierowane jest ono do monochromatora i po rozszczepieniu na siatce dyfrakcyjnej trafia do
kamery z matrycą CCD podłączonej do komputera.
Wyniki doświadczalne opisane w tej pracy zostały uzyskane z wykorzystaniem dwóch
układów: kriostatu przepływowego (schemat na rysunku 2.3) przy badaniu fotoluminescencji w zerowym polu magnetycznym oraz kriostatu zalewowego (schemat na rysunku
2.4).
W układzie kriostatu przepływowego badano mikrofotoluminescencję kropek kwantowych z pojedynczymi jonami kobaltu. W układzie tym pomiary wykonywano w tempe-
9
Rysunek 2.3: Schemat układu pomiarowego kriostatu przepływowego
raturze nie niższej niż 4,2 K, a grzałka zetknięta z próbką umożliwiała termostatowanie
w temperaturach wyższych. Jako źródło światła wykorzystywany był laser półprzewodnikowy o długości fali 405 nm. W celu ograniczenia liczby kropek kwantowych pobudzanych światłem lasera wykorzystano obiektyw mikroskopowy, który powodował skupienie
wiązki laserowej do plamki o średnicy 1 µm. Do regulacji mocy wiązki lasera używany był
filtr szary, a pomiary jej mocy wykonywane były miernikiem Coherent LabMax. Sygnał
był analizowany na monochromatorze Andor SR-500 z podłączoną kamerą CCD Andor
Newton.
Rysunek 2.4: Schemat układu pomiarowego kriostatu zalewowego
Układ kriostatu zalewowego był wyposażony w magnes nadprzewodzący wytwarzający pole magnetyczne o indukcji do 11 T w konfiguracjach Faradaya (pole magnetyczne
wzdłuż osi optycznej układu) i Voigta (pole magnetyczne prostopadłe do osi optycznej
układu). W czasie wykonywania eksperymentów wykorzystywana była konfiguracja Faradaya z detekcją w polaryzacjach kołowych. Nanostruktury pobudzone do świecenia za
pomocą lasera w polu magnetycznym emitują promieniowanie w dwóch polaryzacjach
kołowych σ + i σ − . Ponadto, w polu magnetycznym nanostruktury mają różne widma
absorpcyjne w zależności od rodzaju polaryzacji kołowej. Światło wyemitowane przez
nanostrukturę (po pobudzeniu laserem) lub odbite od jej powierzchni (po oświetleniu
10
światłem białym) pada na płytkę ćwierćfalową, która zamienia polaryzacje kołowe na
liniowe. Następnie światło spolaryzowane liniowo trafia na płytkę półfalową, której ustawieniem można manipulować za pomocą silnika krokowego. W pomiarach stosowane
były dwa położenia płytki: nie zmieniające kierunku polaryzacji oraz zmieniające kierunek polaryzacji o kąt 90◦ - po takim obrocie polaryzacja pionowa zmienia się na poziomą,
a pozioma na pionową. Dalej promieniowanie natrafia na liniowy polaryzator krystaliczny, którego ustawienie nie jest zmieniane w trakcie pomiaru. Powoduje to usunięcie
(w zależności od ustawienia płytki półfalowej) jednej z polaryzacji liniowych, a w konsekwencji pomiar tylko jednej z wyjściowych polaryzacji kołowych. Jako źródło światła w
pomiarach w układzie kriostatu zalewowego wykorzystywane były lasery o długości fali
405 nm i 532 nm oraz żarówka będąca źródłem światła białego. Sygnał był analizowany
na monochromatorze Andor SR-500 z podłączoną kamerą CCD Andor Newton.
11
Rozdział 3
Wyniki doświadczalne
W niniejszym rozdziale opisana zostanie procedura otrzymywania nanostruktur przy
użyciu metody epitaksji z wiązek molekularnych, a następnie przedstawione zostaną wyniki badań nad uzyskanymi w ten sposób strukturami półprzewodnikowymi zawierającymi jony kobaltu. Zaprezentowane zostaną także pomiary spektroskopowe otrzymanych
nanostruktur.
3.1. Epitaksja struktur z kobaltem
Przygotowanie półprzewodników półmagnetycznych z jonami kobaltu metodą MBE
jest trudniejsze niż przygotowanie znacznie częściej badanych półprzewodników domieszkowanych manganem. Próba uzyskania koncentracji większych niż 1% kończy się degradacją struktury krystalicznej i powstawaniem wytrąceń. Dodatkowym utrudnieniem
jest niska prężność par kobaltu. Powoduje to konieczność podgrzania źródła do temperatury powyżej 1200◦ C. Rozgrzane do niej źródło kobaltowe powoduje odparowanie
pierwiastków, które osadziły się w jego okolicy podczas poprzednich wzrostów. Skutkuje
to znaczącym udziałem zanieczyszczeń w strumieniu molekularnym. Szczególnie niepożądane jest to w przypadku prób uzyskania bardzo niskich koncentracji kobaltu (np.
kropek kwantowych z pojedynczymi jonami magnetycznymi) - zanieczyszczenia obecne
w strumieniu molekularnym mogą przewyższać zawartość kobaltu nawet kilkukrotnie.
Rozwiązaniem tego problemu jest odczekanie aż parujące odpady zostaną odpompowane
lub wymrożone na ścianach komory. Warunki wzrostu wszystkich próbek były określone
przez parametry, które są znane jako optymalne dla wzrostu próbek półprzewodników
niemagnetycznych.
3.1.1. Cienkie warstwy (Zn,Co)Te i (Cd,Co)Te
Struktura wyhodowanych cienkich warstw (Zn,Co)Te i (Cd,Co)Te została przedstawiona na rysunkach 3.1a i 3.1b.
Próbki hodowane były na podłożu z arsenku galu, którego temperatura wynosiła
◦
360 C dla (Zn,Co)Te oraz 350◦ C dla (Cd,Co)Te. Aby zmniejszyć niekorzystny efekt
naprężeń i defektów wynikający z niedopasowania sieciowego użytych do badań półprzewodników III-V i II-VI, wzrost obu próbek rozpoczęto od wyhodowania bufora z niemagnetycznego tellurku cynku o grubości 220 nm w przypadku (Zn,Co)Te i 260 nm dla
12
(a) próbka UW0218
(b) próbka UW0229
(c) próbka UW0258
Rysunek 3.1: Struktura wyhodowanych próbek: a) warstwa (Zn,Co)Te, b) warstwa
(Cd,Co)Te, c) studnia kwantowa (Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te
(Cd,Co)Te. Pierwsza z próbek została następnie pokryta 930 nm warstwą (Zn,Co)Te. Na
drugą z próbek naniesiono 50 nm warstwę niemagnetycznego tellurku kadmu, aby umożliwić płynne przejście między siecią ZnTe i CdTe, po czym pokryto ją warstwą (Cd,Co)Te
o grubości 350 nm.
3.1.2. Studnie kwantowe (Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te
Studnie kwantowe (Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te hodowane były na podłożu z arsenku galu. Podłoża były wstępnie pokryte buforem z niemagnetycznego tellurku cynku,
który miał zminimalizować naprężenia wynikające z dużego niedopasowania sieciowego
pomiędzy GaAs i CdTe. Następnie naniesiono warstwę bariery (Cd,Mg)Te o docelowej
koncentracji magnezu xM g = 20%, która została określona na podstawie wcześniejszej
kalibracji strumieni. Grubość dolnej bariery wyniosła 200 nm. Kolejną wprowadzoną
warstwą była 10 nm studnia (Cd,Co)Te, pokryta z góry warstwą bariery o grubości 200
nm. Grubość poszczególnych warstw była ściśle kontrolowana poprzez badanie widma
odbicia światła białego i dobranie czasu otwarcia przesłon źródeł do aktualnej prędkości
wzrostu.
3.1.3. Kropki kwantowe (Cd,Co)Te w barierze ZnTe
Kropki kwantowe CdTe z pojedynczymi jonami kobaltu wytwarzane były metodą
wzrostu samozorganizowanego Stranskiego-Krastanowa [22] z amorficznym tellurem [23].
Początkowo na podłoże z arsenku galu naniesiony został bufor niemagnetycznego tellurku
cynku o grubości 900 nm. Następnie na powierzchnię bufora nałożona została warstwa
(Cd,Co)Te o grubości kilku warstw atomowych i niskiej koncentracji kobaltu. W kolejnym
kroku obniżono temperaturę podłoża, utrzymywanego w stałym strumieniu telluru, co
umożliwiło utworzenie na powierzchni próbki amorficznej warstwy tego pierwiastka. Gdy
warstwa ta osiągnęła grubość, dla której pojawiał się charakterystyczny dla struktur
amorficznych obraz RHEED, podłoże zostało ponownie podgrzane, a tellur sublimował
z powierzchni. Naprężona cienka warstwa (Cd,Co)Te uległa rozerwaniu, a jej fragmenty
skupiły się w postaci soczewkowatych kropel o średnicy około 10 nm. Po całkowitym
13
Rysunek 3.2: Procedura wytwarzania kropek kwantowych (Cd,Co)Te w barierze ZnTe
metodą Stranskiego-Krastanowa z amorficznym tellurem (próbka UW084)
odparowaniu telluru na powierzchnię próbki została naniesiona warstwa tellurku cynku
o grubości 100 nm. Dopełniała ona istniejącą barierę potencjału dla nośników, a także
pełniła rolę zabezpieczającą. Schemat całego procesu został przedstawiony na rysunku
3.2.
Docelowa koncentracja kobaltu w warstwie tworzącej kropki kwantowe została zminimalizowana w celu uzyskania kropek kwantowych zawierających pojedyncze jony magnetyczne.
3.2. Gigantyczny efekt Zeemana
Półprzewodniki półmagnetyczne wykazują znacząco wzmocnione efekty magnetooptyczne [24], co wynika z obecności domieszek magnetycznych i ich oddziaływania wymiennego z nośnikami obecnymi w krysztale. Jednym z tak wzmocnionych efektów jest
gigantyczny efekt Zeemana [25], objawiający m.in. przesunięciem położenia linii ekscytonowej (zarówno w widmie odbicia, jak i fotoluminescencji) i rozszczepieniem jej na
dwie składowe obserwowane w dwóch polaryzacjach kołowych σ + i σ − . W niniejszym
podrozdziale omówione zostanie to zjawisko w przypadku cienkich warstw oraz studni
kwantowych. Zostanie ono również wykorzystane do wyznaczenia koncentracji jonów
magnetycznych.
Obserwacja fotoluminescencji półprzewodników domieszkowanych kobaltem stwarza
pewne trudności doświadczalne ze względu na bardzo silne wygaszanie jej przez jony
magnetyczne, których elektronowe przejścia wewnątrzjonowe mają energię podobną lub
mniejszą w porównaniu do przejść promienistych rekombinacji ekscytonu oraz swobodnych par elektron-dziura [26].
Wszystkie widma odbicia i fotoluminescencji zostały zaprezentowane według tego samego schematu: kolejne widma odpowiadają zmianie indukcji pola magnetycznego o 1
T, zaś te same kolory odpowiadają tej samej wartości indukcji (czerwony - 0 T, zielony 1 T, niebieski - 2 T, fioletowy - 3 T, pomarańczowy - 4 T i czarny - 5 T).
14
(a)
(b)
Rysunek 3.3: a) Widma odbicia cienkiej warstwy (Zn,Co)Te (próbka UW0218) w dwóch
polaryzacjach kołowych dla kilku wartości indukcji pola magnetycznego w temperaturze
T=1,6 K. b) Różnice między położeniami ekscytonu swobodnego dla polaryzacji σ + i
σ − w funkcji pola magnetycznego. Ciągła linia przedstawia dopasowaną zmodyfikowaną
krzywą Brillouina
3.2.1. Cienkie warstwy (Zn,Co)Te i (Cd,Co)Te
Próbki badane były w układzie pomiarowym kriostatu zalewowego opisanym w poprzednim rozdziale i przedstawionym na rysunku 2.4. Pomiary odbicia i fotoluminescencji
zostały przeprowadzone w temperaturze T=1,6 K.
Uzyskane widma odbicia w dwóch polaryzacjach kołowych dla pól magnetycznych od
B = 0 T do B = 5 T przedstawiono: dla próbki (Zn,Co)Te na rysunku 3.3a, a dla próbki
(Cd,Co)Te na rysunku 3.4a.
Widma zawierają struktury pochodzenia ekscytonowego, których położenie jest zależne od wartości pola magnetycznego i rodzaju polaryzacji kołowej. Do analizy wybrane
zostały struktury absorpcyjne, których minima dla B=0 odpowiadają energiom około
E=2387 meV dla (Zn,Co)Te i około E=1597 meV dla (Cd,Co)Te. Struktury te przesuwają
się w kierunku wyższych energii dla polaryzacji kołowej σ − i w kierunku niższych energii
dla polaryzacji kołowej σ + . Wyznaczono położenia minimum tych struktur w widmach
uzyskanych dla wartości indukcji pola magnetycznego w zakresie 0-5 T i dwóch rodzajów
polaryzacji. Następnie określono wartość rozszczepienia jako różnicę położeń minimum
struktury dla tej samej wartości pola magnetycznego i różnej polaryzacji kołowej. Otrzymane tym sposobem różnice wykorzystane zostały do wyznaczenia koncentracji jonów
kobaltu w próbkach. Wartości rozszczepień wykreślono w funkcji pola magnetycznego i
do tak otrzymanych punktów dopasowano zmodyfikowaną krzywą Brillouina [27, 28]:
∆E = −N0 (α − β)xCo hhSz ii + Cg µB B
(3.1)
gdzie N0 oznacza liczbę komórek elementarnych w jednostce objętości, α - całkę wymiany
dla elektronów przewodnictwa, β całkę wymiany dla elektronów walencyjnych, xCo kon15
(a)
(b)
Rysunek 3.4: a) Widma odbicia cienkiej warstwy (Cd,Co)Te (próbka UW0229) w dwóch
polaryzacjach kołowych dla kilku wartości indukcji pola magnetycznego w temperaturze
T=1,6 K. b) Różnice między położeniami ekscytonu swobodnego dla polaryzacji σ + i
σ − w funkcji pola magnetycznego. Ciągła linia przedstawia dopasowaną zmodyfikowaną
krzywą Brillouina
centrację jonów kobaltu, hhSz ii - uśredniony termicznie i przestrzennie rzut spinu na oś z,
Cg parametr dopasowania powiązany z g-czynnikami elektronów w pasmach walencyjnym
i przewodnictwa, µB magnetonem Bohra, a B indukcję pola magnetycznego.
Ze względu na bardzo małe koncentracje jonów kobaltu w próbce oraz stosowanie pól
magnetycznych mniejszych niż 5 T założono, że wszystkie jony są oddzielone przestrzennie i pominięto wpływ kompleksów zawierających dwa lub więcej jonów. Przy takim
przybliżeniu uśrednienie przestrzenne i termiczne rzutu spinu to:
SgCo µB B
12
(3.2)
hhSz ii = −(1 − xCo ) SBS
kB (T + T0 )
gdzie S=3/2 oznacza spin jonu kobaltu Co2+ , gCo = 2, 2972 [29] - g-czynnik kobaltu w sieci
krystalicznej, kB - stałą Boltzmanna, T - temperaturę pomiaru, T0 - fenomenologiczny
parametr dopasowania opisujący
długodystansowe
oddziaływania antyferromagnetyczne,
2S+1
1
1
coth
t
−
coth
t
funkcję
Brillouina.
a BS (t) = 2S+1
2S
2S
2S
2S
Różnice między położeniami ekscytonu swobodnego dla obu polaryzacji jako funkcje
pola magnetycznego wraz z dopasowanymi krzywymi zostały przedstawione na rysunkach
3.3b i 3.4b. Dla pola o indukcji 5 T (przy której dochodziło do wysycenia) rozszczepienie linii ekscytonowej wyniosło ∆E = (20, 6 ± 0, 6) meV dla warstwy (Zn,Co)Te oraz
∆E = (3, 71 ± 0, 06) meV dla warstwy (Cd,Co)Te. Uzyskane wartości koncentracji to
xCo = (0, 545 ± 0, 012)% dla warstwy (Zn,Co)Te i xCo = (0, 190 ± 0, 005)% dla warstwy
(Cd,Co)Te.
Korzystając z tego samego układu pomiarowego wykonano następnie pomiar fotoluminescencji cienkich warstw. Uzyskane widma przedstawiono na rysunku 3.5 dla (Zn,Co)Te
i 3.6 dla (Cd,Co)Te. Na widmach obserwujemy głównie linie wynikające z rekombinacji
16
(a)
(b)
Rysunek 3.5: Widma fotoluminescencji cienkiej warstwy (Zn,Co)Te (próbka UW0218) w
temperaturze T=1,6 K dla kilku wartości indukcji pola magnetycznego: a) polaryzacja
σ + , b) polaryzacja σ −
(a)
(b)
Rysunek 3.6: Widma fotoluminescencji cienkiej warstwy (Cd,Co)Te (próbka UW0229) w
temperaturze T=1,6 K dla kilku wartości indukcji pola magnetycznego: a) polaryzacja
σ + , b) polaryzacja σ −
ekscytonów związanych. Tylko w przypadku B = 0 T przy polaryzacji σ + dla (Zn,Co)Te
można dostrzec linię pochodzącą od ekscytonu swobodnego, występującą dla tej samej
energii promieniowania co w przypadku widma odbicia. Podczas pomiarów w polu magnetycznym, zwłaszcza w polaryzacji σ + , można zauważyć przemieszczanie się linii emisyjnej
wynikające z gigantycznego efektu Zeemana.
Interesującym zaobserwowanym efektem jest duży wzrost intensywności fotoluminescencji w polu magnetycznym. W przypadku warstw (Zn,Co)Te scałkowana suma intensywności fotoluminescencji rośnie dwukrotnie, a dla warstw (Cd,Co)Te aż trzydziestokrotnie. Efekt ten potwierdza wpływ obecności jonów kobaltu na wygaszenie fotoluminescencji - wprowadzenie próbki w pole magnetyczne odsprzęga jony kobaltu od przejść
wynikających z rekombinacji.
17
3.2.2. Studnie kwantowe (Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te
Studnia kwantowa badana była w układzie kriostatu zalewowego w temperaturze 1,8
K. Uzyskane widma odbicia zostały przedstawione na rysunku 3.7a. Można zaobserwować
występowanie gigantycznego efektu Zeemana, w którego wyniku linia ekscytonowa uległa
rozszczepieniu o ∆E=5 meV. Analiza widm pozwoliła na wyznaczenie koncentracji jonów
kobaltu przy wykorzystaniu analogicznego modelu, jak w przypadku cienkich warstw
(podrozdział 3.2.1.). Z dopasowania zmodyfikowanej funkcji Brillouina (rysunek 3.7b)
otrzymano wartość koncentracji xCo =(0,23±0,01)%.
(b)
(a)
Rysunek 3.7: a) Widma odbicia studni kwantowej (Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te
(próbka UW0258) w dwóch polaryzacjach dla kilku wartości indukcji pola magnetycznego
w temperaturze T=1,8 K. b) Rozszczepienie ekscytonowe w funkcji pola magnetycznego.
Ciągła linia przedstawia dopasowaną zmodyfikowaną krzywą Brillouina
Rysunek 3.8: Porównanie widm odbicia (R) i fotoluminescencji (PL) studni kwantowej
(próbka UW0258) w temperaturze T = 1,8 K
18
Na rysunku 3.8 przedstawiono porównanie widm odbicia oraz fotoluminescencji studni.
Przesunięcie Stokesa pomiędzy liniami absorpcyjnymi i emisyjnymi wynosi od 1,5 do 2,5
meV i wynika z wiązania się ekscytonów na defektach i domieszkach w sieci krystalicznej.
3.3. Mikrofotoluminescencja kropek kwantowych z pojedynczymi jonami kobaltu
W rozdziale 1.3 zostało wskazane, że półprzewodnikowe kropki kwantowe charakteryzują się dyskretnymi liniami emisyjnymi. Wprowadzenie jonów magnetycznych do
kropek powoduje znaczące poszerzenie linii kompleksów ekscytonowych, wynikające z
różnych energii fotonów powstałych przy rekombinacji ekscytonu dla różnych stanów jonów magnetycznych w kropce [30]. Jeżeli w danej kropce znajduje się tylko jeden jon
magnetyczny, wówczas strukturę ekscytonu udaje się rozdzielić i można zaobserwować
oddzielne linie dla każdego z rzutów spinu jonu magnetycznego [31]. W ten sposób foton
powstały z rekombinacji ekscytonu staje się próbnikiem stanu kwantowego jonu magnetycznego. Typowe widmo dla kropki z pojedynczym jonem kobaltu zostało przedstawione
na rysunku 3.9.
Rysunek 3.9: Widmo fotoluminescencji kropki kwantowej zawierającej pojedynczy jon
Co2+ (próbka UW084) w temperaturze T=8,2 K. Oznaczone linie pochodzą z rekombinacji kompleksów ekscytonu neutralnego (X), ekscytonu naładowanego dodatnio (X+ ) i
ujemnie (X− ) oraz biekscytonu (XX).
Można na nim zaobserwować linie pochodzące z rekombinacji ekscytonu (X), ekscytonu naładowanego dodatnio (X+ ), ekscytonu naładowanego ujemnie (X− ) oraz biekscytonu (XX). Identyfikacji linii dokonano na podstawie porównania położeń obserwowanych
linii z liniami zidentyfikowanymi przy pomocy pomiarów anizotropii w polaryzacji oraz
pomiarów w funkcji pola magnetycznego [32]. Ponieważ spin jonu kobaltu ma wartość
3/2, więc jego rzut na oś kwantyzacji może przyjmować 4 wartości: ±3/2, ±1/2. Wynika
z tego rozszczepienie linii ekscytonowej na cztery linie odpowiadające tym rzutom spinu.
Różna intensywność linii odpowiadających rzutom ± 3/2 i ± 1/2 nawet bez obecności pola
magnetycznego wynika z różnych obsadzeń poziomów energetycznych związanych z tymi
19
Rysunek 3.10: Mapa widm fotoluminescencji kropki kwantowej z pojedynczym jonem
Co2+ w funkcji mocy pobudzania (próbka UW084) w temperaturze T=8,27 K
stanami. Różnicę obsadzeń można interpretować jako skutek wywołanego naprężeniem
rozszczepienia poziomów energetycznych jonu kobaltu w zerowym polu magnetycznym.
Na rysunku 3.10 przedstawiono mapę widm fotoluminescencji kropki kwantowej z pojedynczym jonem kobaltu w funkcji mocy pobudzania, wykonanych w stałej temperaturze
8,27 K. Uzyskano ją poprzez liniową interpolację danych z dziesięciu widm uzyskanych
dla mocy 0,3, 0,6, 1, 2, 3, 4, 6, 10 15 i 20 µW. Można zaobserwować, że intensywność
linii zidentyfikowanych jako pochodzące od biekscytonu rośnie szybciej wraz ze wzrostem
mocy niż intensywność linii ekscytonowej. Jest to obserwacja zgodna z dokonaną identyfikacją, gdyż ze względu na niezerowy czas życia ekscytonu, po rekombinacji jednej z
wchodzących w skład biekscytonu par elektron-dziura może nastąpić wzbudzenie kolejnej
pary elektron-dziura w kropce, zanim nastąpi rekombinacja drugiej z par składających
się na wyjściowy biekscyton. Im większa moc pobudzania, tym krótszy jest odstęp czasu
między wzbudzeniami kolejnych par swobodnych nośników, a więc większe prawdopodobieństwo utworzenia nowego biekscytonu.
Na rysunku 3.11 przedstawiono mapę widm fotoluminescencji kropki kwantowej w
funkcji temperatury przy stałej mocy pobudzania wynoszącej 3 µW. Otrzymano ją poprzez interpolację dziewięciu widm zebranych dla temperatur 4,4, 5,4, 7,2, 12, 18, 24, 30,
40 i 50 K. Można zaobserwować przesuwanie się wszystkich linii widmowych w obszary o
niższej energii wraz ze wzrostem temperatury. Ponadto, intensywności linii widmowych
składowych ekscytonu wyrównują się, co jest zgodne z wartością stosunku obsadzeń stanów opisaną rozkładem Boltzmanna - im wyższa temperatura, tym większa jest wartość
wyrażenia kB T w porównaniu z energią rozszczepienia, a zatem prawdopodobieństwa
obsadzenia stanów wyrównują się ze względu na drgania termiczne. Podobne zjawisko
zaobserwowano przy zwiększaniu mocy pobudzania.
W celu określenia intensywności poszczególnych składowych widma ekscytonu do
widma doświadczalnego dopasowana została krzywa będąca złożeniem czterech oddzielnych profili Lorentza o maksimach odpowiadających położeniu maksimów poszczególnych
20
Rysunek 3.11: Mapa widm fotoluminescencji kropki kwantowej z pojedynczym jonem
Co2+ w funkcji temperatury (próbka UW084)
Rysunek 3.12: Fragment widma fotoluminescencji kropki kwantowej (próbka UW084)
w temperaturze T = 8,2 K (linia niebieska) z dopasowaniami do poszczególnych składowych ekscytonu (linie zielone) oraz sumą wszystkich 4 dopasowanych krzywych (linia
czerwona).
składowych widma i minimalizująca sumę kwadratów odchyleń od widma doświadczalnego (metoda Levenberga-Marquardta). Następnie poprzez scałkowanie osobno każdego
z dopasowanych profili składowych widma ekscytonu wyznaczono ich pola powierzchni,
które utożsamione zostały z intensywnością danej linii widmowej. Procedura ta przedstawiona została na rysunku 3.12, gdzie umieszczono fragment doświadczalnego widma
kropki kwantowej wraz z naniesionymi krzywymi dopasowania odpowiadającym poszczególnym składowym widma oraz ich sumie.
I
), gdzie T =8,27
Na rysunku 3.13a przedstawiono wykres wielkości E = kB T ln( I3/2
1/2
21
(b)
(a)
I
Rysunek 3.13: a) Zależność energii E = kB T ln( I3/2
) od mocy pobudzania dla kropki
1/2
kwantowej z pojedynczym jonem kobaltu. b) Zależność stosunku obsadzeń od odwrotności temperatury dla kropki kwantowej z pojedynczym jonem kobaltu.
K oznacza temperaturę wykonywanego pomiaru, kB - stałą Boltzmanna, a I3/2 i I1/2
- scałkowane intensywności pików odpowiadających stanom odpowiednio ±3/2 i ±1/2.
Dla zerowej mocy pobudzania wartość E odpowiada wielkości rozszczepienia energetycznego pomiędzy wymienionymi stanami. Dla większych mocy pobudzania stany spinowe
kobaltu są obsadzane nierównowagowo. Otrzymana z ekstrapolacji do zerowej mocy wartość rozszczepienia to ∆E = (0, 81 ± 0, 08) meV.
n3/2
)=
Na rysunku 3.13b przedstawiono wykres Arrheniusa opisywany równaniem ln( n1/2
∆E
,
kB T
n
gdzie n3/2
oznacza stosunek obsadzeń stanów ±3/2 do obsadzenia stanów ±1/2. Za1/2
łożona została proporcjonalność scałkowanej intensywności fotoluminescencji do liczby
obsadzeń danego stanu. Z podanej formuły wynika, że logarytm stosunku obsadzeń powinien być liniową funkcją odwrotności temperatury. Przedstawiony wykres potwierdza
tę tezę w zakresie temperatur 10 K - 50 K. Dla temperatur niższych, ze względu na pojawienie się dodatkowych struktur w widmie oraz mniejszą precyzję kontroli temperatury
zależność liniowa nie jest spełniona. Z dopasowania do punktów pomiarowych odpowiadających temperaturom wyższym niż 10 K uzyskujemy wartość ∆E = (0, 98 ± 0, 13)
meV.
Otrzymane obiema metodami wartości energii rozszczepienia są ze sobą w przybliżeniu
zgodne i zawierają się w granicach błędów. Uzyskane wyniki mogą być wykorzystane do
wykonania symulacji zachowania linii ekscytonowych kropki kwantowej z pojedynczym
jonem kobaltu podczas zmiany pola magnetycznego [33].
22
Rozdział 4
Podsumowanie
W celu weryfikacji przekonania o wygaszającym wpływie jonu kobaltu na fotoluminescencję nanostruktur półprzewodnikowych w ramach tej pracy przeprowadzono hodowlę
i badania spektroskopowe cienkich warstw (Zn,Co)Te i (Cd,Co)Te, studni kwantowych
(Cd,Co)Te w barierze (Cd,Mg)Te oraz kropek kwantowych CdTe z jonami kobaltu w
barierze ZnTe.
W procesie wzrostu krystalicznego metodą epitaksji z wiązek molekularnych pomyślnie
przygotowano próbki wszystkich wymienionych struktur. Wykonana kalibracja źródła
kobaltowego umożliwia powtarzalne wytwarzanie próbek o zadanych właściwościach i
koncentracjach kobaltu.
Przygotowane próbki zostały zbadane metodami magnetooptycznymi w polach od
0 T do 5 T. Zaobserwowany został gigantyczny efekt Zeemana w przypadku cienkich
warstw i studni kwantowych zarówno w przypadku pomiarów odbicia światła białego,
jak i fotoluminescencji. Pomiar rozszczepienia linii ekscytonowych posłużył do wyznaczenia koncentracji kobaltu w badanych strukturach. Uzyskane wartości koncentracji
to xCo = (0, 545 ± 0, 012)% dla warstwy (Zn,Co)Te, xCo = (0, 190 ± 0, 005)% dla warstwy (Cd,Co)Te i xCo = (0, 23 ± 0, 01)% dla studni kwantowej (Cd,Co)Te w barierze
(Cd,Mg)Te. Stwierdzony został również efekt wzrostu intensywności fotoluminescencji
warstw w polu magnetycznym - dwukrotny dla warstwy (Zn,Co)Te i trzydziestokrotny
dla warstwy (Cd,Co)Te. Potwierdziło to wygaszający wpływ jonów kobaltu na promienistą rekombinację kompleksów ekscytonowych.
W próbkach zawierających kropki kwantowe z jonami kobaltu po raz pierwszy zostały odnalezione kropki zawierające dokładnie jeden jon kobaltu. Została dokonana
identyfikacja linii widmowych występujących w ich widmach fotoluminescencji oraz zbadane zachowanie widm w funkcji mocy pobudzania oraz temperatury próbki. Pomiary
te posłużyły do wyznaczenia rozszczepienia energetycznego pomiędzy stanami ±3/2 i
±1/2 jonu kobaltu wynikającego z naprężenia struktury krystalicznej. Wynosiło ono
∆E = (0, 81 ± 0, 08) meV z ekstrapolacji funkcji mocy i ∆E = (0, 98 ± 0, 13) meV z
dopasowania do zależności temperaturowej.
Wyniki przeprowadzonych badań nad wytworzonymi po raz pierwszy kropkami kwantowymi z pojedynczymi jonami kobaltu wykazały, że wbrew powszechnemu przekonaniu
kropki te mogą być równie efektywnymi źródłami światła co kropki niedomieszkowane
magnetycznie. Dowodzi to, że efekt wygaszania nie jest istotny w przypadku struktur zerowymiarowych i pojedynczych jonów magnetycznych. Daje to nadzieję na zastosowanie
tego układu jako kubitu.
23
Bibliografia
[1] W. Shockley. Circuit element utilizing semiconductive material. Opis patentowy
US2569347 (1951).
[2] G. Binasch, P. Grünberg, F. Saurenbach, W. Zinn. Enhanced magnetoresistance in
layered magnetic structures with antiferromagnetic interlayer exchange. Phys. Rev.
B 39, 4828 (1989).
[3] M. N. Baibich, J. M. Broto, A. Fert, F. Nguyen Van Dau, F. Petroff, P. Etienne,
G. Creuzet, A. Friederich, J. Chazelas. Giant magnetoresistance of (001)Fe/(001)Cr
magnetic superlattices. Phys. Rev. Lett. 61, 2472 (1988).
[4] M. König, S. Wiedmann, Ch. Brüne, A. Roth, H. Buhmann, L. W. Molenkamp,
X. Qi, S. C. Zhang. Quantum spin hall insulator state in HgTe quantum wells.
Science 318, 766 (2007).
[5] T. Dietl. A ten-year perspective on dilute magnetic semiconductors and oxides. Nature Materials 9, 965 (2010).
[6] A. Kudelski, A. Lemaître, A. Miard, P. Voisin, T. C. M. Graham, R. J. Warburton,
O. Krebs. Optically probing the fine structure of a single Mn atom in an InAs
quantum dot. Phys. Rev. Lett. 99, 247209 (2007).
[7] S. Yamamoto. Photoluminescence quenching in cobalt doped ZnO nanocrystals. J.
Appl. Phys. 111, 094310 (2012).
[8] C. Kittel. Introduction to Solid State Physics. Wiley, Nowy Jork 2004.
[9] S. Kasap, P. Capper, red. Springer Handbook of Electronic and Photonic Materials.
Springer-Verlag, Nowy Jork 2006.
[10] P. Harrison. Quantum Wells, Wires and Dots: Theoretical and Computational Physics of Semiconductor Nanostructures. Wiley, Nowy Jork 2010.
[11] S. Adachi. Properties of Semiconductor Alloys: Group-IV, III-V and II-VI Semiconductors. Wiley, Nowy Jork 2009.
[12] T. Dietl, H. Ohno, F. Matsukura, J. Cibert, D. Ferrand. Zener model description of
ferromagnetism in zinc-blende magnetic semiconductors. Science 287, 1019 (2000).
[13] J. Gaj, J. Kossut, red. Introduction to the Physics of Diluted Magnetic Semiconductors. Springer, Berlin Heidelberg 2011.
24
[14] L. D. Landau L. M. Lifshitz. Quantum Mechanics Non-Relativistic Theory.
Butterworth-Heinemann, Oxford 1981.
[15] P. Michler, A. Kiraz, C. Becher, W. V. Schoenfeld, P. M. Petroff, L. Zhang, E. Hu,
A. Imamoglu. A quantum dot single-photon turnstile device. Science 290, 2282
(2000).
[16] P. Michler, red. Single Semiconductor Quantum Dots. Springer-Verlag, Berlin Heidelberg 2009.
[17] W. Knoff. Półprzewodnikowe ferromagnetyczne warstwy (Ge,Mn)Te: otrzymywanie
oraz właściwości magnetyczne i elektryczne. Rozprawa doktorska, Instytut Fizyki
PAN, Warszawa 2010.
[18] M. A. Herman H. Sitter. Molecular Beam Epitaxy: Fundamentals and Current Status. Springer-Verlag, Nowy Jork 1996.
[19] W. Braun. Applied RHEED: Reflection High-Energy Electron Diffraction During
Crystal Growth. Springer, Berlin 1999.
[20] A. Y. Cho. Film deposition by molecular-beam techniques. J. Vac. Sci. Technol. 8,
S31 (1971).
[21] F. C. Frank, J. H. van der Merwe. One-dimensional dislocations. II. Misfitting
monolayers and oriented overgrowth. Proc. R. Soc. Lond. A 198, 216 (1949).
[22] I. Stranski, L. Krastanow. Ber. Akad. Wiss. Wien, Math.-Naturwiss. Kl., Abt. IIb
146, 797 (1938).
[23] F. Tinjod, I.-C. Robin, R. André, K. Kheng, H. Mariette. Key parameters for the
formation of II–VI self-assembled quantum dots. Journal of Alloys and Compounds
371, 63 (2004).
[24] J. K. Furdyna. Diluted magnetic semiconductors. J. Appl. Phys. 64, R29 (1988).
[25] J. A. Gaj, R. R. Gałązka, M. Nawrocki. Giant exciton faraday rotation in
Cd1-x Mnx Te mixed crystals. Solid State Communications 25, 193 (1978).
[26] H. Kim, G. Jeen, S. Park, H. Park. Optical absorption of Cd1-x Cox Te single crystals.
J. Korean Phys. Soc. 34, 65 (1999).
[27] M. Zielinski, C. Rigaux, A. Lemaître, A. Mycielski, J. Deportes. Exchange interactions and magnetism of Co2+ in Zn1-x Cox Te. Phys. Rev. B 53, 674 (1996).
[28] H. Alawadhi, I. Miotkowski, V. Souw, M. McElfresh, A. K. Ramdas, S. Miotkowska.
Excitonic zeeman effect in the zinc-blende II-VI diluted magnetic semiconductors
Cd1-x Yx Te (Y=Mn, Co, and Fe). Phys. Rev. B 63, 155201 (2001).
[29] F. S. Ham, G. W. Ludwig, G. D. Watkins, H. H. Woodbury. Spin hamiltonian of
Co2+ . Phys. Rev. Lett. 5, 468 (1960).
25
[30] 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, J. K. Furdyna.
Monitoring statistical magnetic fluctuations on the nanometer scale. Phys. Rev.
Lett. 89, 127201 (2002).
[31] L. Besombes, Y. Léger, L. Maingault, D. Ferrand, H. Mariette, J. Cibert. Probing
the spin state of a single magnetic ion in an individual quantum dot. Phys. Rev.
Lett. 93, 207403 (2004).
[32] J. Kobak, T. Smoleński, M. Goryca, M. Papaj, K. Gietka, A. Bogucki, M. Koperski, J.-G. Rousset, J. Suffczynski, E. Janik, M. Nawrocki, A. Golnik, P. Kossacki,
W. Pacuski. Designing quantum dots for solotronics. (2013) - w przygotowaniu.
[33] M. Goryca, P. Plochocka, T. Kazimierczuk, P. Wojnar, G. Karczewski, J. A. Gaj,
M. Potemski, P. Kossacki. Brightening of dark excitons in a single CdTe quantum
dot containing a single Mn2+ ion. Phys. Rev. B 82, 165323 (2010).
26