自旋极化和交流互动的稀磁Qunautm点

抽象的

不同的自旋相互作用能对于不同的点半径，评估具有和不具有纵向电子的离子。为各种浓度计算磁化不同点大小的离子。用平均场理论估计自旋极化子位移。电子在一个电子束中的最低结合能量子点进行了计算。结果为获得结构作为点半径的函数变化。发现（i）更多数量旋转增强旋转极性效果，并随着浓度线性而变化，（ii）自旋极化与任何点半径的浓度离子的增加，（ⅲ）Mn为子系统增加磁化用的浓度离子和该特征是较小点的主要偏移，并且（iv）电离能量的增加的变化对于较小的点的浓度较小。这些结果与文献中的可用数据讨论过。

1.介绍

纳米制备技术的最新进展使得构建具有较低尺寸的结构。最近的成就是零尺寸量子结构的制造，通常称为量子点。由于它们的小尺寸，这些结构表现出与散装半导体成分的物理性质完全不同。预计这些属性将显示更明显的差异，因为随着维度的降低，限制增加。更具体地，纳米结构的形状和尺寸对光学性质具有很强的影响[1]．

稀磁半导体（DMS）有望在跨学科材料科学和未来电子学中发挥重要作用，因为单个材料中的电荷和自旋自由度表现出有趣的磁、磁光、磁电和其他性质[2]．控制电子的自旋状态为未来的纳米电子学提供了重要的通用性[3.]．大多数设想的闪光装置基于纳米级上的旋转传递机制。为此目的，已经用高自旋极化带合成了新材料，并且正在应用新的实验技术来表征电荷载体的旋转状态[4.-6.]．DMS中磁杂质之间的交换相互作用的范围，强度和迹象取决于费米水平态的密度和性质。家族（II，Mn）-Vi和（III，Mn）-V的Mn掺杂半导体在载体存在下介导Mn之间的间接交换相互作用的载体存在下。（iii，Mn）V DMS是具有高自旋极化的掺合磁极化的旋转材料的临床材料[7.-9.]并且具有各种各样的旋转依赖性运输特性[10.]．虽然集中了相当大的努力，以提高铁磁转变温度[11.那12.]．Smith等人，[13.通过Mn的自发的铁磁对准，显示了CDMNTE QDS中Exciton磁极化子的证据。

对DMSs及其异质结构的研究主要集中在II-VI半导体上，如CdTe和ZnSe，其中阳离子的价态与常见的磁性离子(如Mn)相匹配。尽管这一现象使得这些dms相对容易在体块形式和薄外延层中制备，但ii - vi基dms很难掺杂以生成p和n型，这使得材料的应用吸引力较小。此外，II-VI dms中的磁相互作用主要由Mn自旋之间的反铁磁交换所主导，从而导致材料的顺磁、反铁磁或自旋玻璃行为。直到最近才有可能利用RKKY机制在调制掺杂QW结构中制造II-VI DMS低温铁磁[14.]．

稀磁半导体（DMS）是合金半导体的化合物，含有大量的磁性离子（Mn⁺²，铬⁺²，Fe⁺²，公司⁺²）和主要研究了基于II VI-材料如CdTe和硒化锌。这是因为这种磁+2离子通过替换II组阳离子容易地结合到宿主II-VI晶体。在这样的基于II-VI-的DMS例如（CDMN）碲，（CDMN）硒，磁光性质广泛的研究，以及使用它们的大的法拉第效应[光隔离器最近制造15.]此外，最近，研究了仅含单个Mn离子的点的可控制备，以及区分此类Mn离子的不同位置或量子限制中的各向异性的光致发光研究，以及DMS量子点中比体DMS中更高的磁化起始温度[16.那17.]．此外，载体介导的铁磁性散装DMS如轻型和偏压控制的铁磁性也进行了研究。在这些之中的相互作用在低温下旋转导致铁磁有序，这不仅是为了创建自旋极化载流子，而且光或电注射可以创建甚至在非磁性半导体高度自旋极化载流子密度[18.]．佩图霍夫等人，[19.]提出了一个半导体中载流子介导的铁磁性模型，该模型考虑了载流子的温度依赖性。他们的模型允许分析竞争磁态的热力学稳定性，为构建磁相图打开了大门。DMS材料特性的完整细节如下：由Furdyna审查的en[20.]．在名义上未掺杂的CDTE /（CD，MN）TE量子阱中研究了双维电子的光学检测到的二维电子的共振。21.] where they studied an increase of the electron cyclotron mass from 0.099 m_0.to 0.112 m_0.具有well width decreasing from 30 down to 3.6 nm. Diluted magnetic oxide semiconductors are considered to be one of the strong candidates to realize room temperature ferromagnetism. Among them, Mn-doped ZnO can be regarded as a class of Mn-doped II–VI semiconductors, and the properties are similar to the typical II–VI magnetic semiconductors [22.那23.]．

在这项工作中，在Cd的稀释磁性半导体中施主电子的最低结合能_1-X锰_XTe量子点计算。理论上，我们在量子点中调查施主结合的旋转极性效果。具有已用于散装和量子井情况的改性布里渊函数的平均场理论已经延伸到QD的情况，我们估计旋转极性转移到杂质电离能量。此外，将诸如Mn中的磁离子引入这些化合物导致稀释磁半导体的形成，其中磁离子和电子态之间的交换相互作用使得有趣的新现象的透视。一种这样的可能性是观察到一种情况，其中LANDAU水平与相邻LANDAU水平（回旋能量）之间的能量分离重合的地LANDAUPE的旋转分裂的情况，其中可以预期两个共振的相互作用。供体电离能量和自旋相互作用能量用不同浓度的Mn计算²⁺不同点半径的离子。Mn中的自旋相互作用能量²⁺根据不同的点半径对离子进行评估。计算不同浓度的磁化强度与点的大小。

我们要指出，为CD计算最低结合能量和杂质结合_1-X锰_XTe，在单带近似下，改变变分参数。利用随杂质浓度变化的参数计算磁化强度。掺杂半磁性半导体中的施主电子有一个巨大的轨道（~50 Å）其中存在多个锰离子，这些锰离子由于载体的自旋而极化，这是一种交换机制，产生了束缚磁极化子（BMP）的概念。在相同的变分参数和波函数下计算了自旋极化子效应，并用修正的布里渊函数的平均场近似估计了自旋极化子效应。

2.模型和计算

2．1.电离能

我们的系统由含有磁性非均匀“自旋掺杂”超晶格系统的QD内的供体杂质的球形点（深度V和半径R）组成不同浓度的和在量子点内外的Mn离子。这种量子点可以通过自组装量子点(QDs)在stransky - krstanow模式下的进化方法来制备量子点或电子束光刻和湿化学蚀刻，用于制造量子线[24.]．

系统由以下哈密顿量描述：

让我们分析三个有助于．H_E.是Hamiltonian的一部分描述了潮断电子。第二项是局部旋转与外部磁场之间的塞曼耦合在哪里是Bohr Marageon。第三个术语是磁汉密尔顿，用于一个潮解的电子与旋转位于和一个mn离子位于.在存在类氢杂质的情况下，哈密顿量是动能和势能之和，由下式给出： 在哪里是有效的质量，和为CdTe的静态介电常数。通过引入有效的Rydberg，作为能量单位和有效的BoHR半径（60 ）作为长度单位，汉密尔顿人在（2）成为

利用波函数可以得到最低的状态能量 在哪里是标准化常量，和．对于有限势垒，我们选择;因此．

在汉密尔顿力量中包含杂质潜力来利用变分别方法。然后将具有杂质的地面状态的试验波函数作为杂质 在哪里是变分参数，和是标准化常数。

电离能由下式给出 在哪里是杂质获得的最低子带能量。因此获得电离能，变化对于具有不同浓度的Mn离子的不同点尺寸。

这术语是给出的 这是塞曼局部自旋与外部磁场之间的耦合．Mn离子磁矩之间的直接相互作用远小于与载流子自旋的相互作用[25.]，对于电子自旋，塞曼能级之间的间隔由下式给出在哪里为旋磁比。为B._0.〜40特斯拉，我们获得了一个〜5 mev的分离值。由于与交换能量相比，这很小，因此我们删除了塞曼效应。等式（7.)是传导电子的自旋和Mn之间产生的反铁磁交换作用²⁺旋转。在这里是mn的旋转²⁺离子在位置和传导电子的自旋是否以．交换互动取决于传导电子和三维电子轨道之间的重叠。

2.2。旋转极性效果

Kasuya和Yanase [26.[谁解释了磁半导体的运输特性，最初开发了Spin Polaron（SP）的理论。这种平均场理论，它在外部磁场存在下调用载体和磁杂质之间的交换相互作用，产生自旋极性换档，用改进的布里渊函数[27.]： 在哪里是交换耦合参数，是Mn吗²⁺旋转，和是Mn离子浓度。积分是在空间坐标上的。也 有效的旋转，并有效温度是描述Mn顺磁响应的半唯象参数²⁺在批量CD中的离子_1-X锰_Xte [28.]，是boltzmann常数，和是修正的布里渊函数。在(8.),是包络函数由下式给出（5.).

我们在计算中使用的参数是那 mev和半唯象参数那, [29.]．晶格常数约为6.48 .我们估计，即Cd的原子浓度 cm^－3．为在里面屏障，大约有134的Mn²⁺体积中的离子

使用（4.)通过适当的变分参数，我们得到 在哪里 具有和．

因素表示Mn的自旋极化⁺²阳离子。Mn的自旋⁺²阳离子是．是标准布里渊功能。在处理准低维系统时，这种简化的布里渊函数方法非常常见。

2.3。自旋交换，相互作用能

磁离子的磁化与旋转轨道耦合竞争[30.那31.]： 在哪里是玻尔磁子，是mn离子的因子，和和是针对特定点半径测量的旋转和旋转浓度。在分子中的第一个术语（11.)表示局域自旋和磁场之间塞曼耦合的贡献(11.)(有时称为“反馈机制”)表示的动力交换贡献，在原理上可以诱发自发自旋极化，即在没有外部磁场的情况下。在CdTe中选择单元格尺寸为6.48，以每单位单元8个原子我们计算在不同浓度的球形量子点离子存在的总数量。因此，如示于图Mn离子之间的自旋交换相互作用能量被用于两个不同的点的半径获得的4.．

2.4.磁化能

在形式主义之后描述CDMNTE点中的磁化能量。打算考虑半导体半导体我们将把Hamilton理论引入到导带电子与锰离子的交换海森堡相互作用中。位于一个锰离子位于作为 在哪里耦合强度是由于Mn的d电子之间的自旋-自旋交换相互作用吗⁺²阳离子和S-或P波段电子;它对于导通带电子是负的负极，并且总和在所有Mn离子上运行。的价值被视为．我们将使用平均场近似插入锰自旋的平均值方向。在平均场近似下，和， 在哪里那是玻尔磁子，是锰原子的旋转，和和有效磁场是否分别作用于电子和磁杂质，并可表示为 这里，是Mn离子的密度为单位细胞体积。是其被假定为磁相互作用的长度尺度内是均匀的电子子系统的磁化密度;所以费米海电子向字段中的磁响应是（谁）给的 电子气体的状态密度，有效质量和电子浓度是 另一方面，杂质的磁响应旋转到有效场是（谁）给的 在哪里被给予（10.)因此，在平均场框架的精神下，Mn子系统的磁化强度如下所示： 这应与电子一贯磁化来确定自：

3.结果与讨论

作为点半径不同浓度的Mn离子的函数的供体结合能量在图中给出1．正如预期的那样，结合能量随着点半径的增加而降低，达到较大点半径的散装值。随着点半径接近零，限制变得忽略于小，并且在有限的障碍问题中，隧道变得巨大。结合能再次接近屏障的散装值。在所有情况下，电离能在两个限制中接近散装值和corresponding to one effective Bohr radius of CdTe, 11.38 meV, which is the ionization energy of the donor for the bulk. Hence the variation of ionization energy with dot radius shows a peak around 1.5R* for all the concentrations. This is a well-known result in all quantum well structures [32.]．随着任何点半径的浓度，供体电离能量变得更高。

数字2为三种不同的点半径下，供体杂质电离能随Mn离子浓度的变化。很明显，给体电离能随浓度的增加而增加。当点半径较大时，电离能随浓度的增加而缓慢增加，而当点半径较小时，电离能随浓度的增加而变化较大。这些结果在定性上与其他研究者非常一致[33.那34.]。坡度测量值为133 meV/对于 ，125 mev /90 和111 meV/为80. ．

在图中3.，我们绘制了旋转极性能量的变化，浓度为100的Mn离子尺寸为100 ．与Mn离子的浓度的自旋极化的能量增加。这种变化被发现是线性变化。我们的研究结果是密切与开唱等人的结果一致。[30.谁已经发现了最近用稀释的磁半导体屏障在双量子线中的电子在稀释磁性半导体屏障中的能量分散。

数字4.显示Mn离子之间的自旋相互作用能量的变化，具有两种不同点尺寸的CD_1-X锰_X特QD。在两种情况下限制电子的自旋交换相互作用能量与线性浓度增加。自旋相关能量的变化是当点的半径为较高，而有发生用于较小的点半径的缓慢的变化量更尖锐。

在图中5.，我们已经绘制了不同浓度的Mn离子的磁化变化QD。随着Mn离子浓度的增加，Mn子系统的磁化强度也随之增加。这一机制已在图中清楚地显示出来6.在不同浓度的Mn离子中，磁化强度随点半径的变化在有限屏障模型中。当点半径随着Mn离子的浓度增加时，磁化降低。随着浓度的增加，磁化也增加了所有点半径，而这些变化会明显地发生较小的点。磁化强度为较小的浓度，较高的浓度正常。对于任何浓度的Mn离子，磁化几乎是较大点半径的恒定[35.]．磁性离子的竞争对手的自旋轨道耦合，和自旋子带群的效果和自旋极化作为温度的函数的磁化，和面内磁场，例如，最近已经研究了窄到宽稀磁 - 半导体量子孔[35]。

总之，已经研究了狭窄的供体电子的自旋极化能量，用于不同浓度的CD浓度的Mn离子_1-X锰_Xte。已经讨论了MN子系统的磁化和限制电子的旋转交换能量的强度。主要结果是旋转极性效果提高了结合能量，但是这种特征主要出现仅针对较小的点发生，电离能量的增加的变化对于由于限制而较小的点，并且旋转相互作用能量随着浓度的增加而增加Mn离子对较大点具有尖锐的变化。然而，在考虑旋转极化能量自我的思想中可以始终需要大量计算技术的思想来改进该问题。鼓励实验努力为我们的计算提供支持。

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