Univerzita Karlova v Praze Matematicko-fyzikální fakulta BAKALÁŘSKÁ PRÁCE. Jiří Pařízek. Optická spektroskopie feromagnetických polovodičů

Transkript

1 Univerzita Karlova v Praze Matematicko-fyzikální fakulta BAKALÁŘSKÁ PRÁCE Jiří Pařízek Optická spektroskopie feromagnetických polovodičů Katedra chemické fyziky a optiky Vedoucí bakalářské práce: RNDr. Petr Němec, Ph.D. Studijní program: fyzika, obecná fyzika 2008

2 Děkuji vedoucímu práce RNDr. Petru Němcovi, Ph.D. za poskytnutí odborné literatury k tématu práce, za výborné konzultace dílčích problémů i za cenné rady při zpracování experimentálních dat, které lze upotřebit v praxi při řešení dalších problémů. Prohlašuji, že jsem svou bakalářskou práci napsal samostatně a výhradně s použitím citovaných pramenů. Souhlasím se zapůjčováním práce a jejím zveřejňováním. V Praze dne Jiří Pařízek - 2 -

3 Obsah Úvod 5 1. Feromagnetické polovodiče Historie magnetických polovodičů (Ga,Mn)As Příčiny feromagnetismu a optické vlastnosti (Ga,Mn)As Časově rozlišené metody studia feromagnetických polovodičů Stavba a testování experimentální aparatury Stavba aparatury Testování aparatury Testovací měření Experimentální uspořádání Testovací měření vzorku (Ga,Mn)As Diskuze Závěr 30 Literatura

4 Název práce: Optická spektroskopie feromagnetických polovodičů Autor: Jiří Pařízek Katedra (ústav): Katedra chemické fyziky a optiky Vedoucí bakalářské práce: RNDr. Petr Němec, Ph.D. vedoucího: nemec@karlov.mff.cuni.cz Abstrakt: Feromagnetické polovodiče jsou novým druhem magnetických materiálů s velkým aplikačním potenciálem. Nedávno bylo pozorováno, že magnetické vlastnosti feromagnetických materiálů mohou být ovládány vysoce energetickými optickými pulsy. Tohoto jevu může být využito při základním výzkumu magnetických materiálů a časem též pro rychlé přemagnetování v budoucích spintronických zařízeních. V této bakalářské práci shrnujeme publikované výsledky o zředěných polovodičích (DMS) s důrazem kladeným na fotoindukovanou precesi magnetizace v (Ga,Mn)As. Dále jsme popsali metodu ultrarychlé laserové spektroskopie časově rozlišenou Kerrovu rotaci, která je velice efektivní metodou pro studování feromagnetických materiálů. V experimentální části této práce jsme se zaměřili na testování nedávno postaveného držáku kryostatu, který umožňuje přesné polohování vzorku v magnetickém poli vytvořeném elektromagnetem. Na závěr jsme provedli testovací měření feromagnetického polovodiče (Ga,Mn)As. Oscilační část signálu Kerrovy rotace byla přisouzena světlem indukované precesi magnetizace v (Ga,Mn)As. Klíčová slova: feromagnetický polovodič, dynamika magnetizace, ultrarychlá laserová spektroskopie Title: Optical spectroscopy of ferromagnetic semiconductors Author: Jiří Pařízek Department: Department of Chemical Physics and Optics Supervisor: RNDr. Petr Němec, Ph.D. Supervisor s address: nemec@karlov.mff.cuni.cz Abstract: Ferromagnetic semiconductors are a new class of magnetic materials with a wide application potential. Recently, it has been observed that magnetic properties of ferromagnetic materials can be controlled by high energy optical pulses. This phenomenon can be used for the basic research of magnetic materials and, eventually, also for a fast magnetization switching in future spintronic devices. In this bachelor thesis we summarized the published results about diluted magnetic semiconductors (DMS) with a special emphasis on the photoinduced magnetization precession in (Ga,Mn)As. We also described the time-resolved Kerr rotation technique of the ultrafast laser spectroscopy, which is a very efficient tool for the investigation of the ferromagnetic materials. In the experimental part of this work we concentrated on the tests of the recently constructed cryostat holder, which enables a precise positioning of the sample in a magnetic filed produced by an electromagnet. Finally, we performed first test measurements of the ferromagnetic semiconductor (Ga,Mn)As. The oscillatory part of the Kerr rotation signal was assigned to the light-induced precession of a magnetization in (Ga,Mn)As. Keywords: ferromagnetic semiconductor, magnetization dynamics, ultrafast laser spectroscopy - 4 -

5 Úvod Současná standardní elektronika používá k přenosu informace elektrický náboj. Počátkem 90.let 20.století však vzniká nové odvětví elektroniky, tzv. spintronika (magnetoelektronika), která se zabývá možností využití další vlastnosti elektronu, čímž je jeho magnetický moment spin. Prvotní studium bylo zaměřeno na kovy, které vykazují přirozeně feromagnetické vlastnosti. Již v 80. letech došlo k objevení jevu zvaného gigantická magnetorezistance (GMR Giant Magnetorezistance), což je závislost odporu na vnějším magnetickém poli [1]. V současné době je tento jev již implementován do praxe, vzpomeňme na prudký nárůst kapacity dnešních pevných disků. Dalším přínosem spintroniky jsou paměti MRAM (Magnetic Random Access Memory). U feromagnetických kovů je orientace spinu úzce svázána s vnitřním magnetickým polem. V důsledku toho jsou nosiče náboje silně spinově polarizované do jeho směru a toho je využito v tzv. spinových ventilech (obr. 1). Spinový ventil se skládá z vnitřní nemagnetické vrstvy kovu obklopené z každé strany magnetickou vrstvou. Orientace magnetického pole feromagnetických součástí pak určuje, elektrický odpor Obr. 1: Spinový ventil, jev GMR [2] dané součástky [2]. Oproti tomu MRAM využívají kvantového jevu tunelování. Jejich zjevnou výhodou proti jiným pamětem je uchování informace i po vypnutí napájení, přičemž dosahují stejné hustoty záznamu i rychlosti zápisů klasických RAM [2]. Na druhou stranu jsou však ve feromagnetických kovech účinně přenášeny pouze vhodně (ve směru pole) spinově orientované nosiče náboje a u neferomagnetických kovů dochází k rychlé ztrátě spinové orientace [1]. Zajímavým materiálem pro konstrukci spintronických zařízení jsou proto polovodiče, kterým např. dopováním magnetickými ionty přidáme magnetické vlastnosti. Důvodem je nejen kompatibilita se současnou elektronikou, ale i menší ovlivnění spinu materiálem. Feromagnetický stav je potom ovlivnitelný vnějšími vlivy jako přiložené elektrické pole či osvětlení. Příkladem využití může být spinový tranzistor (FET Spin-polarized Field-effect Tranzistor) tvořený polovodičovým kanálem umístěným mezi feromagnetickým zdrojem a detektorem (viz. obr. 2) [3]. Zdroj vytváří spinově polarizovaný proud (ve směru pole) a proud tranzistorem prochází pouze pokud má detektor stejnou orientaci magnetického pole. Přiložením elektrického napětí ke kanálu pak lze ovlivňovat orientaci spinu nábojů [3]

6 Často užívaným polovodičem je GaAs, kterému lze přidat magnetické vlastnosti pomocí dopování vhodnými magnetickými ionty. Užívají se ionty manganu (Mn) a vzniká sloučenina Ga 1-x Mn x As, zkráceně zapsáno (Ga,Mn)As, viz [4,5]. Obr. 2: Spinový transistor FET [3] Zatím však nejsou přesně známy procesy vedoucí k feromagnetismu v polovodičích a jednou z možností pochopení těchto jevů je studium chování magnetizace prostřednictvím metod časově rozlišené laserové spektroskopie. Hlavním cílem této práce bylo stručné seznámení s vlastnosti feromagnetických polovodičů a především účast na stavbě experimentální aparatury, která umožní podrobné studium feromagnetických polovodičů s využitím časově rozlišených experimentů. V rámci této bakalářské práce byla provedena testování postaveného přístroje a uskutečněna testovací měření, zabývající se vlivem natočení roviny vzorku na výsledný signál, a to jak s externím magnetickým polem, tak i bez jeho aplikace. První kapitola je obecným pojednáním o typech feromagnetických polovodičů s uvedením konkrétních informací pro právě studovaný (Ga,Mn)As. V další kapitole jsou potom rozebrány metody časově rozlišené spektroskopie se zaměřením především na Kerrovu rotaci, která byla následně použita při studiu vzorku. V předposlední kapitole jsou uvedeny poznatky z testování aparatury i popis konkrétních technických vlastností. Poslední kapitola se věnuje experimentálně získaným výsledkům

7 1. Feromagnetické polovodiče 1.1 Historie magnetických polovodičů Magnetické polovodiče vykazují zajímavé vlastnosti, které mají výrazný aplikační potenciál. Počátky magnetických polovodičů spadají do 60. let 20. stol, kdy byly studovány tzv. koncentrované (concetrated) polovodiče, ve kterých magnetické vlastnosti zprostředkovával iont vzácných zemin Eu, který je přímo součástí mřížky. Hlavní nevýhodou daného materiálu je technologická náročnost přípravy tenkých vrstev a příliš nízká Curieova teplota T C (výjimečně je dosaženo 150 K u chalkogenidu EuO dopovaného Gd) [6]. Magnetický stav látky je totiž teplotně závislý a pouze při teplotách nižších než T C vykazuje látka feromagnetické vlastnosti. Pro budoucí praktické využití je vhodné tedy dosahovat co nejvyšší Curieovy teploty. Navzdory nízké T C jsou Eu chalkogenidy zdrojem 100 % spinově polarizovaných elektronů a rezistivitu lze upravit dopováním [6]. Výzkum se postupem doby přesunul na další skupinu tzv. zředěných magnetických polovodičů (DMS, Diluted Magnetic Semicontuctors). V nich dochází k dopování klasického polovodiče magnetickými ionty, které nahrazují část původních nemagnetických atomů. Mezi nejstarší skupinu patří tzv. peroskity (např. La 0.7 Sr 0.3 MnO 3 ) s T C ~ 378K a vysokou magnetorezistancí při silném magnetickém poli [6],[7]. Jelikož množství magnetických dopantů patří do II valenční skupiny, ubíral se dále výzkum směrem k polovodičům II VI skupiny. Mezi klasické zástupce patří (Cd,Mn)Te a (Zn,Mn)Te, avšak magnetická interakce s Mn ionty je primárně antiferomagnetická [8] a i T C je velmi nízká. Pohybuje se kolem 2 K. Vhodnějšími se proto ukazují III-V polovodiče, jejichž zástupcem je např. (Ga,Mn)As. U těchto látek byl prokázán feromagnetismus způsobený nosiči náboje a udržitelný do vyšších teplot. Podařilo se například vytvořit i sloučeninu (Ga,Mn)N, která vykazovala feromagnetické chování i v oblasti nad pokojovou teplotou [9]. Vznik feromagnetického chování je však stále otázkou výzkumu, nicméně již existují teoretické modely, které alespoň zčásti vysvětlují toto chování u III-V polovodičů [5]. Z počátku byla výroba takovýchto materiálů problematická, protože rozpustnost dopovaných iontů v polovodičích bývá malá. Vhodným řešením je však moderní metoda epitaxního růstu z molekulárních svazků (MBE Molecular Beam Epitaxy), která umožňuje přidání nízké koncentrace (5%) magnetických iontů. V praxi se u polovodičů II VI podařilo dosáhnout koncentrace magnetických iontů v mříži větší než cm -3 [10]. Podrobnější informace o magnetických polovodičích lze nalézt v bakalářské práci [11], kde jsou rozebrány i některé dále uvedené experimenty a principy

8 1.2 (Ga,Mn)As Sloučenina (Ga,Mn)As je založena na pro optoelektroniku aplikačně důležitém GaAs, který je často užíván v současných technologií (sluneční články, laserová zařízení) a jeví zajímavý potenciál do budoucnosti. GaAs má krystalickou strukturu sfaleritu. Magnetických vlastností dosáhneme dopováním iontem Mn. Prvotním problémem při výrobě takové struktury se ukázala nedostatečná rozpustnost Mn iontů v GaAs. Jako nejvhodnější metodou výroby se ukázala nízkoteplotní MBE (LT-MBE - Low Temperature Molecular Beam Epitaxy), tj. pěstování při teplotách 200 až 250 C [12]. Při klasické MBE totiž přednostně dochází k vytváření struktury MnAs (pro koncentrace > cm 3 ) místo polovodičového krystalu (Ga,Mn)As. Na druhou stranu však LT-MBE přináší vysokou koncentraci bodových poruch v mřížce. As se nachází mimo body mříže, tzv. anti-site defekt As Ga nebo v intersticiální poloze As I [13]. Takové poruchy mohou negativně ovlivňovat T C, protože dochází ke vzniku donorů v polovodiči, které následně snižují koncentraci děr v (Ga,Mn)As. Experimenty ukázaly, že maximální Curieovy teploty T C ~ 110 K pro Ga 1-x Mn x As dosáhneme při koncentraci Mn x ~ 0.05, viz. obr. 3, [14]. V okolí této oblasti klesá hustota volných děr, což ukazuje na ovlivnění poruchami mříže. [12] Struktura (Ga,Mn)As je uvedena na obr. 4. Obr. 3: Závislost T C Ga 1-x Mn x As na koncentraci Mn ( x Mn ) [14]. Obr. 4: Krystalografická struktura GaAs dopovaného Mn ionty. Mn Ga je Mn v místě příslušejícím Ga a Mn I reprezentuje intersticiální polohu Mn [5]

9 Pomocí metod MBS (Rutheford backscattering) a PIXE (particle-induced x-ray emission) bylo zjištěno, že atom Mn může zaujmout v mříži 2 polohy. Energeticky nejvýhodnější polohou pro umístění Mn iontu je náhrada Ga iontu, tj poloha Mn Ga. Dále může být Mn v tzv. intersticiální poloze Mn I (viz. obr. 4) Podíl Mn I / Mn Ga závisí na způsobu přípravy a dosahuje až 20 % [5]. Fyzikální vlastnosti (Ga,Mn)As lze výrazně pozměnit, provedeme-li žíhání vrstev při teplotách srovnatelných s LT-MBE. Dochází tím ke zvýšení hustoty děr, zvyšuje se vodivost, dochází k nasycení magnetizace a především narůstá Curieova teplota T C. Mřížková konstanta se naproti tomu zmenšuje. [12] Studie dále prokázala, že takto lze dosáhnout Curieovy teploty T C = 110 K pro koncentrace Mn v intervalu 0,05 x 0,085 [12]. Dále se ukazuje, že na závěr nanesená epitaxní vrstva GaAs (i několik málo monovrstev) potlačuje užitečné vlastnosti získané žíháním, především omezuje Curieovu teplotu [12]. V praxi je vždy nutné najít optimální teplotu růstu i teplotu a dobu žíhání pro požadované zastoupení Mn. Příliš vysoká teplota žíhání by totiž vedla k nehomogenitám materiálu shluku Mn I a As I do stabilních center MnAs [5]. 1.3 Příčiny feromagnetismu a optické vlastnosti (Ga,Mn)As Nejprve je nutno podotknout, že neexistuje ucelená teorie popisující magnetické uspořádání v látkách. Avšak lze se krátce zmínit o základních mechanismech vedoucí k magnetickým vlastnostem [5]. Neuzavřená d-slupka Mn je naplněna právě z poloviny a v základním stavu má tedy nulový orbitální moment a celkový spinový moment S = 5/2. Celkově tedy Mn Ga v materiálu poskytuje lokalizované spiny a zároveň volné díry. Při malé koncentraci dopování dostáváme silně lokalizované díry jako u polovodičů, při vysokých pak delokalizované nosiče a látka má vlastnosti polokovu. Magnetické uspořádání vzniká v důsledku výměnné interakce, která ukazuje, jak závisí celková energie systému na vzájemné orientaci spinů. Ve zjednodušeném případě lze u DMS uvažovat pouze interakci Kramerovu (d-d) supervýměnnou interakci a s(p) d výměnnou interakci. Supervýměnná interakce je v podstatě dvojnásobná přímá interakce. Vlnové funkce 2 velmi blízkých atomů se překrývají a tedy existuje nenulová pravděpodobnost, že se elektrony nacházejí na orbitě jednoho z atomů. Pro splnění Paulova vylučovacího principu pak musí mít opačně orientovaný spin, tím dochází k antiferomagnetické vazbě. [5] Jedná se o velmi slabou krátkodosahovou intrakci, která se navíc výrazněji uplatňuje pouze při nízkých koncentracích Mn, kdy jsou nosiče lokalizované. Princip s(p)-d výměnné interakce je podrobně popsán v [5]. Zkráceně lze uvést, že se naopak uplatňuje při vysokých koncentracích silně delokalizovaných nosičů. Interakce mezi lokalizovanými d-elektrony magnetického iontu a volnými nosiči (díry, elektrony) vede k vytvoření feromagnetického uspořádání. Může dojít k lokálnímu - 9 -

10 uspořádání spinu Mn, které se při dostatečné koncentraci delokalizovaných nosičů působením na okolí šíří celým krystalem. Obr. 5: Schématické znázornění vzniku feromagnetizmu v (Ga,Mn)As [15]. Při nízké koncentraci děr (a) jsou Mn ionty uspořádány náhodně. Dopováním dochází k lokálnímu uspořádání Mn spinů (b) a při dostatečné koncentraci delokalizovaných nosičů se feromagnetické uspořádání šíří do celého krystalu (c). [16] Rozštěpení hladin v důsledku s(p)-d interakce bylo prokázáno i při optických experimentech, konkrétně studiu absorpce vzorku (Ga,Mn)As vloženého do vnějšího magnetické pole. V důsledku rozštěpení potom dochází k odlišné absorpci σ - a σ + (pravotočivě a levotočivě) kruhově polarizovaného světla. Absorpce v závislosti na energii fotonu je uvedena na obr. 6. V oblasti pod 1,5 ev si lze povšimnout slabé excitační struktury související s přechody zakázaného pásu GaAs. Pro vyšší energie excitační struktura vymizí a absorpce roste monotónně s energií. Především však pozorujeme posun křivky σ - k červené oblasti světla vůči σ + přibližně o 100 mev vlivem Moss-Bursteinova posunu [17]. Dále se ukazuje, že rozštěpení energetických hladin je závislé na magnetickém poli a též na teplotě [17]. Rozštěpení hladin je tím větší, čím je pole silnější (dokud nedojde k nasycení) a též roste s teplotou. Obr. 6: Absorpce vzorku Ga 1-x Mn x As s koncentrací x = 0,032 (levý graf) a x = 0,042 (pravý graf), při teplotě T = 2 K a velikosti vnějšího magnetického pole B = 5 T měřená pro σ - a σ + polarizované světlo. Šipky znázorňují rozštěpení. [17]

11 Optická spektroskopie umožňuje velice efektivně studovat vlastnosti (Ga,Mn)As. Z experimentů založených na transmisi světla v infračervené oblasti je na obr. 7 uvedeno srovnání reálné části vodivosti pro porovnání vlastností feromagnetického a paramagnetického vzorku. Důležitým poznatkem u feromagnetického vzorku je zřetelný nárust vodivosti v celém měřeném intervalu a rezonance při ω = 2000 cm -1, která souvisí s existencí přechodové hladiny v elektronové struktuře. Tato oblast je shodná i pro jiné koncentrace Mn, avšak pro x = 0,052 byla naměřena nejvyšší křivka [18]. Dále si lze všimnout nárustu vodivosti při ω > 7000 cm -1 u všech vzorků, včetně LT-GaAs (Low Temperature GaAs). Obr. 7: Reálná část vodivosti získaná měřením transmise pro paramagnetický x = 0,017 vzorek (čárkovaně), feromagnetický x = 0,052 vzorek (tlustá plná černá čára) a pro vrstvu LT-GaAs (tenká plná černá čára). Také je znázorněna vodivost GaAs (šedá čára). [18] Vysvětlení pozorovaného chování uvedeného na obr. 7 podala tunelovací spektroskopie, jejímž výsledkem bylo zjištění elektronové struktury LT-GaAs, s jejíž pomocí lze vysvětlit absorpční chování vzorku. Nárust absorpce nad ω > 7000 cm -1 je přisuzován existence pásu odpovídajícímu defektu As Ga v oblasti zakázaného pásu. Změna chování pro Mn dopovaný vzorek má původ ve vzniku dalšího pásu příslušejícímu Mn Ga pod pásem odpovídající As Ga defektu. Existují dvě teorie vysvětlující pozorované chování. Dle první teorie vzniká Mn Ga pás uvnitř zakázaného pásu GaAs, který je z části obsazen a rozšiřuje se při vyšší koncentraci Mn. Druhý model předpokládá vznik děr v oblasti valenčního pásu vlivem dopování Mn. [18] Bližší rozbor je uveden v [11]. Na obr. 8 je uvedena elektronová konfigurace (Ga, Mn)As, která byla určená metodou MCD (Magnetocircular Dichroism) využívající odlišné absorpce pravotočivě (σ + ) a levotočivě (σ - ) polarizovaného světla. Pásovou strukturu lze popsat pomocí kvantového čísla J = L + S, kde L je orbitální moment hybnosti a S je spinový moment hybnosti. Průmět do směru kvantování označme M j

12 Obr. 8: Typické schéma energetických hladin pro nasycený feromagnetický Ga 1-x Mn x As (x = 0,014). Plné šipky znázorňují levotočivě kruhově polarizovaný mezipásový přechod (σ -, M J = -1), čárkované šipky vyznačují pravotočivě kruhově polarizovaný mezipásový přechod (σ +, M J = +1). [19] [11] Valenční pás je rozdělen na 3 subpásy: HH (heavy holes pás těžkých děr), LH (light holes pás lehkých děr) a SO (pás spin-orbitálně odštěpených děr). Nad valenčním pásem je pod úrovní vodivostního pásu dále hladina nejmenší disperze, označená písmenem D. V tabulce 1 jsou uvedena příslušná kvantová čísla spolu s typem interakce. Název pásu Značení S L J M j Název interakce Pás lehkých děr LH 3/2 1-1/2 ; 1/2 p-d spin-orbitální Pás těžkých děr HH 1/2 3/2-3/2 ; 3/2 interakce SO odštěpené díry SO 1 1/2-1/2 ; 1/2 Hladina D D 0 1/2-1/2 ; 1/2 s-d interakce Tabulka 1: Kvantová čísla popisující jednotlivé pásy a typy interakce Pro absorpci kruhově polarizovaného světla platí výběrová pravidla (ze zákona zachování hybnosti). Dopadající kruhově polarizovaný foton charakterizuje celkovým momentem hybnosti J p = 1 (s průměty do směru kvantování ±1), a tudíž jsou povolené pouze přechody spojené se změnou kvantového čísla o M j = ±1. Povolené přechody jsou vyznačeny v obr. 8 pomocí šipek. Podrobnější popis interakcí je uveden v [11],[19]. Pravděpodobnost uvedených přechodů je pak dána kvadrátem maticového elementu v dané aproximaci. Excitací z pásu LH, HH získáme elektrony s jedním převládajícím průmětem spinu do směru kvantování [16]

13 Absorpce kruhově polarizovaného světla tedy též umožňuje ovlivňovat magnetizaci vzorku. Absorpcí dojde k injekci spinově polarizovaných děr v daném směru kvantování, což ovlivňuje hlavním mechanismem p-d interakce magnetický stav látky. Dynamika nosičů náboje je studována v diplomové práci [16]. Na závěr této kapitoly uveďme, že spin-orbitální (SO) interakce a pnutí ve vzorku vede ke vzniku magnetické anizotropie, která určuje směr snadné magnetické osy ve feromagnetu. SO interakce se projeví nepřímo rozštěpením valenčního pásu p-děr, čímž dochází k ovlivnění p-d interakce, a výsledkem je jednoosá anizotropie. Pnutí materiálu vede k tzv. magnetokrystalické anizotropii, která závisí na tom, zda se jedná o pnutí v tahu nebo v tlaku [16]. Experimentální výsledky ukazují, že při T < 20 K se projeví hlavně magnetokrystalická anizotropie, při T > 20 K potom jednoosá anizotropie [20]

14 2. Časově rozlišené metody studia feromagnetických polovodičů Studium vlastností polovodičů pomocí světla je velmi vhodná metoda, neboť se jedná o nedestruktivní metodu, při níž nedochází k poškození vzorku. V předchozí kapitole bylo uvedeno, že pomocí světla lze ovlivňovat magnetizaci látek, avšak na druhou stranu lze použít i opačný postup, kdy magnetizaci látek budeme studovat pomocí světla vzorkem odraženého. Všechny optické experimenty studující magnetické vlastnosti feromagnetických polovodičů jsou založené na tzv. magnetooptických jevech, neboli na ovlivnění světla, konkrétně např. jeho polarizace, magnetickým polem. Pro dosažení časového rozlišení se používá metody excitace a sondování, kdy silným excitačním pulsem vybudíme nerovnovážnou populaci nosičů náboje a pomocí slabého sondovacího svazku studujeme chování materiálu v závislosti na časovém zpoždění vůči sondovacímu svazku. V praxi lze dosáhnout až rozlišení ~ desítky fs. V současné době existuje pouze několik článků týkajících se časově rozlišených měření ve feromagnetickém polovodiči (Ga,Mn)As. V rámci provedených experimentů se používají převážně tato uspořádání [21-29]: Excitační a zpožděný sondovací puls jsou kruhově polarizované za užití čtvrtvlnné destičky a soustředěny na vzorek. Měříme intenzitu sondovacího pulsu. V důsledku silného excitačního pulsu dochází k nelineární změně indexu lomu (příp. absorpčního koeficientu), který je spojen se změnou reflektivity vzorku (časově rozlišená reflektivita TRR). Časový průběh reflektivity v závislosti na zpoždění sondovacího svazku potom odráží dynamiku nosičů náboje [16]. Provedeme-li měření pro obě kruhové polarizace, je možné stanovit charakteristickou dobu života elektronů ve vodistním pásu i dobu relaxace spinové polarizace [16]. Excitační puls je kruhově polarizován, zpožděný sondovací puls lineárně polarizován. Magnetické účinky vyvolané vybuzenými spinově polarizovanými nosiči náboje stáčejí rovinu lineární polarizace sondovacího pulsu. V závislosti na geometrickém uspořádání experimentu dochází ke Kerrově (reflexní geometrie) a Faradayově rotaci (transmisní geometrie). V některých případech se používá lineárně polarizovaného excitačního svazku. Zásadním rozdílem oproti kruhově polarizovaného svazku je excitace nepolarizovaných nosičů náboje. K měřenému signálu přispívají kromě výše uvedených magnetooptických jevů (Kerrova rotace, ) i další magnetooptické jevy (např. lineární magnetický dichroismus LMD), jejichž vliv nelze vyloučit, ale vhodným experimentálním uspořádáním a následným zpracováním je lze potlačit (viz. např. [16],[24])

15 Cílem této práce není podat vyčerpávající přehled používaných metod, ale zmínit některá používaná uspořádání, která se při studiu magnetických vlastností používají. Podrobný rozbor provedených experimentů tedy sahá nad rámec této bakalářské práce a lze jej nalézt v již zmiňované rešeršní bakalářské práci [11]. Pro ilustraci efektivnosti výše uvedených metod však uveďme některé dosud získané výsledky: Mitsuri a kol. ve své práci [23] uvádí výsledky měření, při které byl použit kruhově i lineárně polarizovaný excitační svazek a lineárně polarizovaný sondovací svazek, oba dopadající kolmo na vzorek. Ukazuje, že naměřený signál Kerrovy rotace pro feromagnetický vzorek měřený při T = 20 K lze aproximovat 2 exponencielami. Při měření při různých teplotách byla zjištěna teplotní závislost právě druhé části, což dle jejich měření dokládá souvislost s magnetismem. První exponenciela patrně charakterizuje relaxační proces spojený s vybuzením spinově polarizovaných elektronů a druhá proces relaxace související se stočením spinů Mn opticky vygenerovanými spiny děr, které v důsledku p-d interakce vedou k magnetickému chování látky [23]. Jedním z provedených experimentů je i pozorování precesního pohybu vektoru magnetizace. Lineárně polarizovaný excitační puls dopadá na vzorek a generuje spinově nepolarizované nosiče náboje. Jako sondovací puls je užit lineárně polarizovaný svazek a při měření je využito jevu Kerrovy rotace (KR).V důsledku změn magnetické anizotropie vzorku je v oblasti teplot pod Curieovou teplotou T C pozorován oscilační (tlumený sinus) charakter dat ukazující na existenci interakce spinů díra-mn [24]. Ukazuje se, že amplituda oscilací klesá s teplotou a při teplotách nad T C vymizí, což je důkaz toho, že naměřená data opravdu souvisí s feromagnetickým chováním vzorku (viz. obr. 9). V případě měření provedených v externím magnetickém poli dochází především ke změně počáteční fáze dané precese. Obr. 9: Magnetooptická data získaná měřením nežíhaného vzorku (Ga,Mn)As při různých teplotách. Excitační výkon je 7,4 µj/cm 2 [11], [24]

16 V práci [27] Oiwa a kol. předkládají hypotézu, že fotoindukovaná precese magnetizace je důsledkem změny magnetické anizotropie způsobené změnou koncentrace děr, která vede ke stočení feromagneticky vázaných Mn spinů a jejich následné precesi. Na závěr této kapitoly uveďme podrobněji výsledky získané na pracovišti MFF UK provedené Rozkotovou a kol. [28]. Měřenými vzorky byly 500 nm silné filmy Ga 1-x Mn x As s koncentrací Mn x = 0,06, vyrobené metodou LT-MBE. Curiova teplota jednoho z nich byla stanovena na T C ~ 60 K. Druhým vzorek byl žíhán při teplotě 200 C po dobu 30 h, T C ~ 90 K. Pro měření byl použit Ti:safírový laser s pulsem délky 80 fs, opakovací frekvencí 82 MHz a plošnou hustotou energie dopadajícího pulsu 15 µj cm -2. Excitační puls byl lineárně nebo kruhově polarizován, sondovací puls lineárně polarizován. Na obr. 10 je uveden průběh Kerrovy rotace (KR) měřený při teplotě 10 K pro kruhovou i lineární polarizaci vzorku. Obr. 11 potom ukazuje rozbor dat polarizačně nezávislého signálu, který byl získán jako průměrná hodnota měřených hodnot při obou kruhových (CP), resp. lineárních polarizacích (LP). Měření ukázalo, že oscilační signál prakticky vymizel u obou vzorků při teplotách vyšších než T C, což ukazuje, že oscilace souvisí s feromagnetickým chováním. V případě žíhaného vzorku došlo k prodloužení doby tlumení oscilací a zvýšení jejich frekvence tedy žíhaný vzorek vykazuje lepší magnetické vlastnosti. Výsledky též podporují novou hypotézu navrženou Qi a kol. [29], že změna magnetické anizotropie je nejen způsobena změnou koncentrace děr, ale též lokální změnou teploty [28]. Obr. 10: Dynamika Kerrovy rotace (KR) měřená pro vzorek při teplotě 10 K. (a) KR změřená pro σ - a σ + polarizované excitační pulsy; (b) KR zmeřená pro p a s LP pulsy; (c) polarizačně nezávislá část (průměrná hodnota součtu signálu); (d) polarizačně závislá část (průměrná hodnota rozdílu signálu). Vložený obrázek: Fourierova transformace oscilací [28]. Obr. 11: Fitování polarizačně nezávislé části signálu KR. (a) naměřená data (viz obr. 10) fitována exponenciálně tlumeným sinem [červená plná čára v (b)] modulovaným na pulsní funkci [zelená čárkovaně (b)]. Vložený obrázek: Dynamika změny reflektivity (modrá plná čára) a detail fitovaného signálu Kerrovy rotace [28]

17 3. Stavba a testování experimentální aparatury 3.1 Stavba aparatury Pro potřeby přesného polohování vzorku vůči svazku a magnetickému poli generovaného elektromagnetem byla Ing. arch. Petrem Petrášem navržena konstrukce, která by byla použitelná v níže uvedeném experimentálním uspořádání. Technický nákres je uveden na obr. 12. Zařízení bylo následně s požadavkem vysokou na přesnost dílenského zpracování vyrobeno a v současné době je již součástí měření. V rámci této bakalářské práce bylo nutné provést reálné dokončovací práce a otestovat aparaturu v praxi. Nejprve uveďme několik základních technických údajů, které nám poslouží k pochopení požadavku na vysokou přesnost. Vzorek typické velikosti 5 x 5 mm je umístěn v kryostatu s uzavřeným cyklem, který umožňuje dosahovat teplot v rozmezí K. Komora kryostatu je umístěna mezi pólovými nástavci elektromagnetu, což umožňuje provádět měření se zvoleným magnetickým polem. Elektromagnet je napájen zdrojem o 25 A, což odpovídá maximálnímu magnetickému poli 800 mt. Vzhledem k výše uvedené velikosti vzorku a rozměru laserových svazku cca 0,5 mm je patrné, že ke studiu vlastností v daném místě je třeba velmi přesné nastavení polohy. Celá aparatura dosahuje výšky více než 150 cm nad optickou lavicí a konstrukce je volena tak, aby bylo možné vzorkem libovolně natáčet. V tabulce 2 je uveden přehled jednotlivých posuvů, které jsou označeným jak v podrobném nákresu (obr. 13), tak i na reálné experimentální aparatuře (obr. 14). Název posuvu Označení posuvu Rozsah Pozn. Rotace kolem osy φ 0 až Naklápění θ - 35 až 35 Stranový-osa x 0 až 51 mm Výškový-osa y 0 až 40 mm Předozadní-osa z 0 až 51 mm Stranou-vůči ose w 0 až 25 mm Tabulka 2. Přehled posuvů vzorku pomocí aparatury (viz. též obr. 13). Naklápění elektromagnetem omezeno na ±8 Polohování osy otáčení Polohování vzorku vůči svislé ose otáčení Rameno naklápění bylo nejprve nutné doplnit laminovanou stupnicí, kterou jsem navrhl s využitím programu Origin. Nákres je uveden na obr. 15, dále je v elektronické podobě přiložen na CD nosiči spolu s textem této práce. Rameno umožňuje naklopení vzorku (úhel θ) od 35 do 35, ale vzhledem k použitému elektromagnetu je tento pohyb omezen na cca ±8. Průzor pro odečet naklápění byl doplněn ryskou vyrobenou ze slabého měděného drátu připevněného na vybroušeném válečku z plexiskla

18 Obr. 12: Technický nákres postaveného zařízení

19 Obr. 13: Držák kryostatu s vyznačením možných posuvů (viz. tabulka 2) Obr. 14: Fotografie postavené aparatury

20 Obr. 15: Návrh stupnice ke konstruované aparatuře

21 3.2 Testování aparatury Aparatura je konstruována tak, že v místě držáku vzorku (komoře kryostatu) je bod, kudy prochází osa otáčení pro naklápění vzorku pomocí polohovacího ramene (úhel θ). V rámci bakalářské práce bylo nutné tuto osu najít. Jako vhodná metoda se jevilo použití laserového svazku, který byl skrz clony veden pomocí soustavy zrcátek na držák vzorku. Schéma použitého uspořádání je uvedeno na obr. 16 (a). Svazek byl pomocí zpětného odrazu na clonku nastaven na kolmý dopad na držák vzorku. V prvém přiblížení bylo odhadnuto, kde by se osa měla dle technické dokumentace nacházet (tj. uprostřed okénka kryostatu). Avšak již první naklopení (viz. obr. 16 (b)) ukázalo, že bude třeba provést podrobná měření. Naklápěním ramene jsme studovali, zda dochází k pohybu stopy laseru. Neměnili jsme polohu svazku, ale další z pohybů, které aparatura umožňuje, tedy pohyb svislé osy otáčení φ pomocí posuvů x (stranový) a y (výškový). Tímto způsobem bylo vždy možné minimalizovat odchylku pohybu laserového svazku v jednom směru. Měření bylo prováděno iteračně s minimalizací vždy jednoho parametru. V případě, že jsme v ose, neměli bychom při naklopení ramene pozorovat pohyb stopy laseru vzhledem k místu dopadu na okénko kryostatu. Závěrem však bylo poněkud překvapující zjištění, že osu nelze prakticky přesně najít docházelo k odchylce cca 2 mm, resp. že osa není ve středu okénka, kde se původně její výskyt při návrhu aparatury předpokládal. Ukázala se totiž slabina celého zařízení při naklopení docházelo k torzi převážně horní částí aparatury. Jako rozumné řešení daného problému bylo po konzultaci s konstruktérem doplněno vyztužení nosného ramene celého zařízení. Dalším krokem bylo potom navržení protizávaží, a pro tento účel bylo rameno naklápění opatřeno trny. Protizávaží je okalibrováno vždy pro nějaký úhel naklopení ramene a přidává se postupně. Provedené úpravy jsou viditelné na obr. 17 a 18. Po těchto úpravách je již osa otáčení klopného ramene prostorově stabilní a leží v daném místě. Vzhledem k uvedené velikosti vzorku 5 x 5 mm a průměru laserového svazku soustředěného na vzorek, bylo též žádoucí utlumení vibraci, které jsou převážně způsobeny kompresním zařízením. Pro tento účel byla komora kryostatu podepřena molitanovým blokem. Celkově lze shrnout, že nároky na přesnost měření jsou po provedených úpravách splněny a v současné době již intenzivně probíhají měření. Obr. 16: a) Schematický nákres použitý při testování aparatury; b) V soustavě spojené s laserem (stopa vyznačena červeně) pozorujeme po natočení aparatury (šedá) kolem osy pohyb okénka vůči stopě laseru. Černou čarou je znázorněna poloha před natočením, šedou poloha po naklopení

22 Obr. 17: První provedená úprava trn s protizávažím Obr. 18: Druhá provedená úprava - vyztužení nosného ramene

23 4. Testovací měření 4.1 Experimentální uspořádání V laboratoři je postaveno experimentální zařízení, které umožňuje v závislosti na geometrii využít Kerrova a Faradova jevu k měření změn magnetizace vzorku a současně měřit časově rozlišenou reflektivitu ve vnějším magnetickém poli. Pro přesné polohování vzorku byla navržena důmyslná aparatura, jejíž charakterizací a testováním se zabývala předchozí kapitola. Experimentální sestava pro měření v reflexní geometrii (Kerrova rotace, změna reflektivity) je detailně popsáno v diplomové práci [16] zabývající se dynamikou spinově polarizovaných nosičů náboje v polovodičích a stejné sestavy bylo použito v našem testovacím měření vzorku. Schematický nákres uspořádání je uveden na obr. 19. Jádrem celého experimentu je laser Tsunami 3960 firmy Spektra Optics generující dostatečně intenzivní pulsy o délce ~100 fs, které vedou k fotoexcitaci nosičů náboje. Jedná se o laditelný ( nm) Ti:Al 2 O 3 laser s opakovací frekvencí 82 MHz. Generovaný svazek je rozdělen pomocí děliče na excitační a sondovací svazek. Excitační svazek je soustavou zrcátek veden do zpožďovací dráhy a polarizace je upravena pomocí polarizačních destiček, případně pomocí fotoelastického modulátoru. Intenzita sondovacího svazku je nastavena přibližně na desetinu excitačního svazku pomocí kovové neutrálního filtru a po průchodu polarizačním zařízením jsou oba svazky fokusovány na vzorek umístěný v kryostatu. Sondovací svazek monitoruje změny vlastností vzorku vyvolané excitačním svazkem. Tento svazek je veden skrz optický můstek, kde dojde k rozložení obecně lineárně polarizovaného signálu na s a p složku pomocí polarizačního děliče, jejichž intenzity detekujeme pomocí dvou stejných křemíkových detektorů. Spojením s příslušnými elektronickými obvody lze detekovat součet intenzit jednotlivých složek polarizace, z kterého získáme informace o změně reflektivity, detekcí rozdílu intenzit složek potom data k určení stočení polarizační roviny. Optický můstek slouží k detekci malého rozdílu signálů. Hlavní výhodou je přímá detekce rozdílové signálu, což zmenšuje nepřesnost měření a dále potlačuje šum, vznikající fluktuacemi laseru. Podrobnosti k detekci signálu (užití fotoelastického modulátoru, fázově citlivých zesilovačů, použití optického můstku) jsou nad rámec této práce a lze je nalézt v [16],[30], [31]

24 Obr. 19. Experimentální uspořádání pro časově rozlišenou reflektivitu a časově rozlišenou Kerrovu rotaci. Svazek je rozdělen děličem (DS). Dále ZD zpožďovací dráha; PS přerušovač svazků SF posuvné šedé filtry; osf otočný šedý filtr; P1, P2-polarizátory; λ/2 půlvlnné destičky; λ/4 čtvrtvlnné destičky; Cl clonky, Č1, Č2 čočky s f = 10 cm; Č3,Č4 čočky s f = 5 cm; V vzorek; PD polarizační dělič; Det A, B Si detektory; Zes předzesilovač; A+B, A-B příslušné obvody s výstupem součtu, resp. rozdílu signálů. Je-li v aparatuře zapojen fotoelastický modulátor (PEM), je nutné ze svazků odstranit přerušovač (PS) [16]. 4.2 Testovací měření vzorku (Ga,Mn)As Předmětem měření bylo zjistit, jak závisí signál Kerrovy rotace (KR) na prvotním směru magnetizace ve vzorku vůči dopadajícímu svazku. Natáčení vzorku v rovině vzorku (tj. kolmo ke směru šíření světla) zajišťujeme právě pomocí klopného ramene (úhel θ). V druhé části experimentu bylo provedeno obdobné měření, avšak zde jsme (částečně) udržovali magnetizaci v daném směru pomocí vnějšího magnetického pole o velikosti magnetické indukce B = 10 mt a naklápěli nyní vzorek vůči vektoru magnetizace. Pro měření bylo použito výše uvedené uspořádání viz. kapitola 4.1. Měření bylo provedeno na žíhaném 500 nm silném vzorku (Ga,Mn)As s označením C037#6, který byl připravený metodou LT-MBE. V tomto vzorku je magnetizace orientována v rovině vzorku (krystalografickém směru [1,0,0]), což bylo zajištěno i aplikací magnetického pole 30 mt při chlazení vzorku na teplotu 7 K, čímž došlo k orientaci magnetických domén. Měření byla poté prováděna při této teplotě, tedy hluboko pod Curieovou teplotou T C ~ 80 K a vzorek byl tedy ve feromagnetickém stavu. Excitační puls byl kruhově polarizovaný, vlnové délky λ = 755 nm s plošnou hustotou energie J = 15 µj/cm 2, sondovací svazek byl lineárně polarizován a 10x slabší. Naměřená data Kerrovy rotace byla následně zpracována dle způsobu uvedeného

25 v [16]. Nejprve byla získána spinově nezávislá složka KR jako průměr signálu změřeného při σ + a σ - polarizaci. V signálu byla na první pohled pozorována tlumená oscilační závislost, která jevila charakter rázů (tj. skládání oscilací 2 a více podobných frekvencí). Data byla dále zpracována a nafitována v programu Origin funkcí skládající ze 3 oscilačních módu namodulovaných na pulsní funkci: 3 KR( t) = Ai exp( t / τ Di )sin( ωit + ϕi ) + P[1 exp( t / τ 1)]exp( t / τ 2 ), (1) i= 1 kde oscilační část KR je charakterizována amplitudou A i, tlumením τ Di, úhlovou frekvencí ω i a fází φ i. Pulsní funkce je popsána amplitudou P, dobou náběhu τ 1 a dobou doznívání τ 2 (tj. doba návratu magnetizace do roviny vzorku). KR [µrad] (a) B = 0 T θ = -7 θ = -4 θ = 0 θ = 4 θ = KR [µrad] (b) B = 10 mt θ = -7 θ = -4 θ = 0 θ = 4 θ = t [ps] t [ps] Obr. 20. Spinově nezávislá část signálu Kerrovy rotace (průměr při obou polarizaci) pro různé úhly naklopení: (a) při externím magnetickém poli B = 0 mt. (b) při externím magnetickém poli B = 10 mt ve směru [1,0,0]

26 12 10 (a) B = 10mT; θ = 0 FIT pulzní funkce experimentální data 8 KR [µrad] (b) oscilační mod 1 oscilační mod 2 oscilační mod t [ps] Obr. 21: (a) Ukázka zpracování dat KR (B = 10mT; θ = 0 ) (b) Rozklad do oscilačních modů 1,6 amplituda [a.u.] 1,4 1,2 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 amplituda [a.u.] 1,4 1,2 1,0 0,8 0,6 0,4 0,2 0, f [G Hz] 0, f [GHz] Obr. 22: Fourierova transformace signálu Kerrovy rotace (B = 10mT; θ = 0 ); v detailu červeným křížkem vyznačeny výsledky nafitovaných frekvencí jednotlivých modů

27 amplituda A [µrad] (a) B = 0 T A 1 A 2 A úhel naklopení θ [ ] amplituda A [µrad] 10 (b) B = 10 mt A 1 A 2 A úhel naklopení θ [ ] 32 (c) 30 frekvence ω [GHz] B = 0 T B = 10 mt 18 ω 1 ω 1 ω 2 ω 2 ω 16 3 ω úhel naklopení θ [ ]

28 (d) počáteční fáze ϕ [ ] B = 0 T B = 10 mt ϕ 1 ϕ 1-90 ϕ 2 ϕ 2 ϕ 3 ϕ úhel naklopení θ [ ] 2000 B = 0 T B = 10 mt (e) 1750 τ D1 τ D2 τ D1 τ D2 doba tlumení τ D [ps] τ D3 τ D úhel naklopení θ [ ] Obr. 23. Vybrané výsledky analýzy signálu Kerrovy rotace na úhlu naklopení (a) Amplituda oscilačních modů při B = 0 T (b) Amplituda oscilačních modů při B = 10 mt (c) Frekvence oscilačních modů (d) Počáteční fáze oscilačních modů (e) Doba tlumení oscilačních modů Na základě rozboru naměřených dat bylo možné provést rozklad do jednotlivých oscilačních modů namodulovaných na pulsní funkci (viz. obr. 21). Dále byla zkoumána věrohodnost tohoto rozkladu pomocí Fourierovy transformace (viz. obr. 22). Pro přehlednost jsou vyznačeny i výsledky nafitovaných frekvencí jednotlivých modů. Upozorňujeme především na skutečnost, že z FT získáme frekvenci f a ne kruhovou frekvenci ω (= dále pouze frekvence). Nejistoty parametrů frekvence a amplitudy byly s pomocí fitu odhadnuty a činí 0,5 GHz, resp. 25 % amplitudy. Podrobnosti jsou rozebrány v kapitole Diskuze. Vliv natočení vzorku (v přítomnosti magnetického pole i bez něj) na velikost jednotlivých parametrů je ukázán na obr

29 4.3 Diskuze V předchozí kapitole jsou uvedeny metody rozboru dat, podrobněji viz. [16]. Charakter dat na první pohled naznačoval, že se jedná minimálně o 2 oscilační mody s blízkou frekvencí (pozorovány rázy), avšak v průběhu fitování se toto rozložení ukázalo jako nedostatečné, jelikož docházelo k problémům při fitování 2 blízkých maxim kolem t = 1500 ps. Proto bylo přistoupeno k zavedení 3. složky, která z velké části koriguje pozorované odchylky. Všimneme-li si FT signálu (viz. obr. 22), je patrná dobrá shoda s nafitovanými frekvencemi, což souhlasí s poměrně dobrou kvalitou fitu (viz. obr. 21). Nicméně z obr. 22 je dále patrné, že se v příslušném signálu vyskytuje patrně ještě více frekvencí. Jak již bylo uvedeno, nejistota fitovaných parametrů je vzhledem k jejich vzájemné provázanosti značná, což bylo následně potvrzeno. Stejná data lze nafitovat podobnou sadou frekvencí, avšak i značnou změnou amplitudy a počáteční fáze. Z těchto porovnání různých fitů byla odhadnuta nejistota frekvence na 0,5 GHz, relativní nejistota amplitudy na 25 % amplitudy. Odhad nejistoty fáze činí též 15 %. Velký počet fitovacích parametrů a jejich vzájemná provázanost způsobují, že není možné jednoznačně stanovit vliv studovaného naklápění vzorků na jejich hodnotu. Avšak i tak je možné učinit jisté závěry. Bez přítomnosti externího magnetického pole byly ve vzorku identifikovány (minimálně) 3 oscilační mody, které se vzájemně liší svou frekvencí, amplitudou, počáteční fází a dobou tlumení. Světlem indukovaná precese magnetizace GaMnAs je poměrně nový fyzikální jev, který byl v literatuře poprvé popsán v roce 2005 [27]. V současné době bylo na toto téma publikováno již několik článků od tří různých vědeckých skupin [24,26-28], z nichž jednou je Oddělení kvantové a nelineární optiky MFF UK [28]. Příčinou této precese magnetizace je světlem vyvolaná změna magnetické anizotropie vzorku [27-29]. V publikovaných pracích byl zatím vždy pozorován jen jeden oscilační mód. Otázkou tedy je, proč ve vzorku studovaném v této bakalářské práci je těchto modů více. Odpověď na tuto otázku není vůbec jasná - v úvahu přichází například vliv nehomogenity rozložení Mn v tomto relativně tlustém (500 nm) žíhaném vzorku nebo excitace magnonů. Vlivem externího magnetického pole dochází zejména k nárůstu frekvence oscilačních modů, poklesu jejich amplitudy, snížení rychlosti jejich tlumení. Vliv naklápění vzorku na vlastnosti těchto modů není možné, vlivem dříve zmíněné nejednoznačnosti fitování, jednoznačně stanovit. Pro přesnější studium vlivu tohoto parametru bude tedy v budoucnosti nutné tento experiment opakovat za použití jiného vzorku, kde se bude vyskytovat pouze jeden oscilační mód

30 Závěr Při řešení této bakalářské práce jsme provedli dokončovací práce na stavbě aparatury držáku kryostatu. Jednalo se o návrh stupnice, výrobu odečítací rysky, ale především o otestování přesnosti polohování vzorku naklápěním. Měření ukázala nedostatečně tuhé nosné rameno, což vedlo k celkové torzní deformaci, která způsobovala posun okamžité osy otáčení klopného ramene. Na základě našich měření byly následně konstruktérem provedeny dvě úpravy aparatury zpevnění nosníků a výroba protizávaží. Dané úpravy dramaticky zlepšily přesnost polohování vzorku a v současné době jsou již na takto upravené aparatuře intenzivně prováděna další měření. Dále bylo provedeno testovací měření reálného vzorku (Ga,Mn)As, konkrétně studium polohování pomocí upraveného klopného ramene v dovoleném rozsahu ±8. Provedená měření vykazují především závislost na magnetickém poli, kdy u oscilačních modů dochází ke zmenšení amplitudy, zvýšení frekvence a prodloužení doby tlumení. Vliv naklápění vzorku na jednotlivé parametry oscilačních modů se nepodařilo jednoznačně určit vlivem složitosti naměřených dat. Pozorované (minimálně) 3 oscilační mody modulované na pulsní funkci jsou při fitování reprezentovány celkem 15 parametry (tj. 4 parametry pro každý oscilační mód + 3 parametry pro pulsní funkci). Pro studium vlivu tohoto parametru je tedy nutné toto měření opakovat za použití vzorku, který bude obsahovat pouze jeden oscilační mód

31 Literatura [1] Sprinzl D.: Dynamika spinů v polovodičových nanostrukturách, diplomová práce, MFF UK, Praha [2] [3] Awschalom D. D., Flatté E. M., Samarth N.: Spintronics (Microelectronic device that function by using the spin of the elektron are a nascent multibillion dollar industry and may lead to quantum microchips), Scientific American 286, (2002). [4] Samarth, N.: An Introduction to Semiconductor Spintronics, Solid State Physics 58, 1-72, Elsevier Academic Press (2004). [5] Jungwirth T., Sinova J., Mašek J., Kučera J., MacDonald A. H.: Theory of ferromagnetic (III,Mn)V semiconductors, Reviews of Modern Physics 78, (2006). [6] von Molnár S. a Read D.: New Materials for Semiconductor Spin-Electronics, Proceedings of the IEEE 91, (2003). [7] Coey J. M. D., Viret M. a von Molnár L.: Mixed-valence manganites, Adv. Phys. 48, (1999). [8] Liu X., Furdyna J. K.: Ferromagnetic resonance in Ga 1-x Mn x As dilute magnetic semiconductors, J. Phys.: Condens Matter 18, R245-R279 (2006). [9] Akinaga H. a Ohno H.: Semiconductor Spintronics, IEEE Transactions On Nanotechnology 1, (2002). [10] Baron T., Tatarenko S., Saminadayar K., Magnet N. a Fontenille J.: Plasmanitrogen doping of ZnTe, Cd 1-x Zn x Te, and CdTe by molecular beam epitaxy, Appl.Phys. Lett. 65, (1994). [11] Šubrt J.: Použití magnetických polovodičů ve spintronice, bakalářská práce, MFF UK, Praha [12] Ehrenreich H. a Spaepen F.: Solid State Physics, Advances in Research and Applications, Elsevier Academic Press, Amsterdam, Boston, London, NewYork, Oxford, Paris, San Diego, San Francisco, Singapore, Sydney, Tokyo, [13] Zhou X. Q., van Driel H. M., Rühle W. W., Gogolak Z., Ploog K.: Femtosecond carrierkinetics in low-temperature- grown GaAs, Appl. Phys. Lett. 61, (1992). [14] Matsukura F., Oiwa A.,Shen A., Sugawara Y, Akiba N., Kuroiwa T., Ohno H., Endo A., Katsumoto S. a Iye Y.: Growth and properties of (Ga,Mn)As: A new III-V diluted magnetic semiconductor, Appl. Surface Sci. 114, (1997). [15] MacDonald A. H., Schiff er P., Samarth N.: Ferromagnetic semiconductors: moving beyond (Ga,Mn)As, Nature Materials 4, (2005). [16] Rozkotová E.: Dynamika spinově polarizovaných nosičů náboje v polovodičích, diplomová práce, MFF UK, Praha [17] Szczytko J., Mac W., Twardowski A., Matsukura F., Ohno H.: Antiferromagnetic p-d exchange in ferromagnetic Ga 1-x Mn x As epilayers, Phys. Rev. B 59, (1999). [18] Singley E. J., Burch K.S., Kawakami R., Stephens J., Awschalom D. D., Basov D. N.: Electronic structure and carrier dynamics of the ferromagnetic semiconductor Ga 1-x Mn x As, Phys. Rev. B 68, (2003). [19] Lang R., Winter A., Pascher H., Krenn H., Liu X., Furdyna J. K.: Polar Kerr effect studies of Ga 1-x Mn x As epitaxial films, Phys. Rev. B 72, (2005)

32 [20] Oiwa A., Mitsumori Y., Moriya R., Słupinski T., Munekata H.: Effect of Optical Spin Injection on Ferromagnetically Coupled Mn Spins in the III-V Magnetic Alloy Semiconductor (Ga,Mn)As., Phys. Rev. Lett. 88, (2002). [21] Yee K. J., Yee D., Liu X., Lim W. L., Dobrowolska M., Furdyna J. K., Lim Y. S., Lee K. G., Ahn Y. H. a Kim D. S.: Optical studies of carrier and phonon dynamics in Ga 1-x Mn x As, Appl. Phys. 98, (2005). [22] Kim S., Oh E., Lee J. U., Kim D. S., Lee S. a Furdyna J. K.: Effect of point defect and Mn concentration in time-resolved differential reflection in GaMnAs, Appl. Phys. Lett. 88, (2006). [23] Mitsumori Y., Oiwa A., Słupinski T.,Maruki H., Kashimura Y., Minami F., Munekata H.: Dynamics of photoinduced magnetization rotation in ferromagnetic semiconductor p-(ga,mn)as, Phys. Rev. B 69, (2006). [24] Takechi H.,Oiwa A., Nomáda K., Kondo T. a Munekata H: Light-induced precession of ferromagnetically coupled Mn spins in ferromagnetic (Ga,Mn)As, Phys. stat. sol. (c) 3, (2006). [25] Wang J., et. al: Ultrafast magneto-optics in ferromagnetic III-V semiconductors, J. Phys.: Condens. Matter 18, R501-R530 (2006). [26] Hashimoto Y., Kobayashi S., Munekata H.: Photoinduced Precession of Magnetization in Ferromagnetic (Ga,Mn)As, Phys. Rev. Lett. 100, (2008). [27] Oiwa A., Takechi H., Munekata H.: Photoinduced Magnetization Rotation and Precessional Motion of Magnetization in Ferromagnetic (Ga,Mn)As, Journal of Superconductivity: Incorporating Novel Magnetism 18, 9-13 (2005). [28] Rozkotová E., Něměc P., Horodynská P., Sprintů D., Trojánek F., Malý P., Novák V., Olejník K.,Cukr M., Jungwirth T.: Light-induced magnetization precession in GaMnAs, Appl. Phys. Lett. 92, (2008). [29] Qi J., Xu Y., Tolk N. H., Liu X,Furdyna J. K., Perakis I. E.: Coherent magnetization precession in GaMnAs induced by ultrafast optical excitation, Appl. Phys. Lett. 91, (2007). [30] Kunc J.: Dynaminka nosičů náboje v CdTe, diplomová práce, MFF UK, Praha [31] Dintsbier M.: Femtosecond spectroscopy of excited state relaxation in light harvesting complexes of green photosynthetic bacteria, diplomová práce, MFF UK, Praha