WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 4 Релаксация спина и слабая локализация двумерных электронов в несимметричных квантовых ямах © А.М. Крещук, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 13 августа 1996 г. Принята к печати 10 сентября 1996 г.) Экспериментально исследован эффект аномального знакопеременного магнитосопротивления в двумерном электронном газе на гетерогранице In0.53Ga0.47As/InP при гелиевых температурах в широком диапазоне концентрации электронов, включая случай заполнения двух подзон размерного квантования. Анализ полученных данных проведен в рамках теории, учитывающей как кубический, так и линейные по волновому вектору члены в спиновом расщеплении электронного спектра. Линейный член связан с несимметричностью квантовой ямы, т. е. наличием электрического поля на гетерогранице. Показано, что новая теоретическая модель лучше описывает эксперимент.

1. Ведение сти пленки. Двумерными, в отличие от квазидвумерных будем называть струкутры, в которых толщина проводяТеория слабой локализации электронов, связанной с щего слоя сопоставима с длиной волны электрона и в интерференцией волновых функций при их диффузион- которых наблюдается размерное квантование энергетином движении по замкнутой траектории, была разрабо- ческого спектра.

тана в начале 80-х годов в работах [1–3] и объяснила Проявление спин-орбитального рассеяния в эффектах аномальное отрицательное магнитосопротивление. Этот слабой локализации в квазидвумерных проводниках поэффект давно наблюдался в веществах с металличе- дробно изучалось экспериментально на примере металским типом проводимости в слабых магнитных полях лических пленок [6] с толщиной меньше l. При этом при низких температурах, когда классическое (лорен- было показано, что основным механизмом рассеяния цовское) магнитосопротивление отсутствует (в условиях спина в этих пленках является рассеяние на ядрах kT F, F — энергия Ферми; c 1, c — цикло- примесей (механизм Эллиота–Яффета (ЭЯ)) [7]. Однако тронная частота, — время релаксации импульса). Тогда из теории [4] следует, что для этого механизма сущеже было показано [4,5], что из-за различного поведения ственным является рассеяние в направлении нормали к триплетного и синглетного членов интерференционной проводящему слою. Поэтому в двумерных структурах волновой функции электронов конкретное проявление с одной заполненной подзоной размерного квантоваэтого эффекта в эксперименте зависит от соотноше- ния механизм ЭЯ не должен проявляться. Размерное ния характерных времен: релаксации фазы волновой квантование никогда не наблюдается в металлических функции электрона из-за неупругих или квазиупругих пленках из-за очень малой длины волны электронов и столкновений и релаксации спина в результате спин- довольно легко достигается в полупроводниковых гетеорбитального взаимодействия. Если релаксация спина ростуктурах с квантовыми ямами. Действительно, длипроисходит очень быстро при s, то аномальное тельное время знакопеременное магнитосопротивление магнитосопротивление становится положительным, что в гетероструктурах с двумерным электронным газом и наблюдается в экспериментах на вырожденных полу- (2МЭГ) наблюдалось только в структурах с двумя [8] проводниках p-типа проводимости, где скорость спино- или большим количеством заполненных подзон размервой релаксации практически равна скорости упругого ного квантования [9], где возможно рассеяние в нарассеяния и много больше 1/. В случае s теория правлении нормали к поверхности. Однако в последнее предсказывает знакопеременное магнитосопротивление время появились экспериментальные работы [10,11], в (МС), т. е. в слабом магнитном поле B преобладает которых исследовалось магнитосопротивление в очень синглетный член и наблюдается положительное МС, слабых магнитных полях в гетероструктурах с 2МЭГ которое при возрастании B сменяется отрицательным, на основе GaAs и было обнаружено знакопеременное так как вклад от синглетного члена в МС насыщается и МС в структурах с одной заполненной подзоной разначинает ”работать” триплетный член.

мерного квантования. Это интерпретировалось авторами Размерность проводника с точки зрения эффекта сла- как проявления механизма релаксации спина, связанного бой локализации определяется соотношением размеров со спиновым расщеплением электронного спектра изпроводника с длиной диффузии электрона за время сбоя за отсутствия центра инверсии в кристаллах — мехафазы волновой функции электронов l = D (D — низм Дьяконова–Переля (ДП механизм). В работе [10] коэффициент диффузии). Если толщина пленки меньше использовался объемный гамильтониан для ДП мехаl, но плотность состояний носителей является трехмер- низма, учитывающий только член, пропорциональный ной, то говорят о квазидвумерном характере проводимо- кубу волнового вектора электрона. Теория же [12] сви460 А.М. Крещук, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев детельствует о том, что в двумерном случае кроме куби- быть представлено в следующем виде:

ческого необходимо учитывать также члены, линейные (B) 1 Htr 1 H Hs по волновому вектору и связанные либо с отсутствием = - + + + + G0 2 B 2 B B центра инверсии кристалла (механизм Дрессельхауза) [13], либо с несимметричностью квантовой ямы, т. е.

1 1 H 1 H 2Hs наличием электрического поля на гетерогранице (меха- + - + +, (1) 2 2 B 2 B B низм Рашбы [14]). В работе [12] учитывался вклад этих членов во время релаксации спина двумерных электро(0) H + Hs 1 H + 2Hs нов при анализе спин-орбитального рассеяния. Однако =ln + ln, (1a) G0 Htr 2 H дальнейшее теоретическое рассмотрение [15] показало, что вклад этих трех членов не является аддитивным где (x) — дигамма функция, B — магнитное поле, и выражение для магнитосопротивления, полученное 2 2 e2 Htr lH H lH Hs lH в [4], должно быть модифицировано, если линейные G0 =, =, =, =.

2 члены сопоставимы с кубическим. В настоящее время 22 B 4D B 4l B 4ls существует только одна экспериментальная работа [16], Как было показано в [15], это выражение справедливо, в которой проведен анализ эксперимента на основе этой если в гамильтониане для спинового расщеплениря зоны теории и показана существенная роль линейных членов в проводимости существует только член, кубический по гетероструктурах AlGaAs/In0.15Ga0.85As/GaAs в области составляющей волнового вектора в плоскости гетерограконцентраций (1-1.8) · 1012 см-2.

ницы k, В данной работе представлены исследования знакоk3 =. (2) переменного магнитосопротивления в 2МЭГ, расположенном в слое In0.53Ga0.47As у гетерограницы в селекОднако в квантовой яме на основе AIIIBV размерное тивно легированных гетероструктурах In0.53Ga0.47As/InP квантование приводит к возникновению члена, линейнои InAlAs/In0.53Ga0.47As/InP. Предварительные исследоваго по волновому вектору (механизм Дрессельхауза) [13], ния этих структур в сильных магнитных полях [17] показали, что различные спиновые эффекты проявляются в 1 = k kz - k2, (3) них более ярко, чем в гетероструктурах на основе GaAs.

Это позовлило исследовать эффект знакопеременного магнитосопротивления и спин-орбитального рассяния где kz — средняя величина квадрата составляющей в более широком диапазоне концентраций двумерных волнового вектора в направлении, перпендикулярном носителей ns от 1.8 · 1011 до 2 · 1012 см-2 и также плоскости. Кроме того, в асимметричной квантовой яме прояснить вопрос о влиянии заполнения второй подзоны возникает дополнительный член в гамильтониане, также размерного квантования на спин-орбительное рассеяние линейный по волновому вектору электрона двумерных носителей.

1R = Fk (4) (F — электрическое поле на гетерогранице), предложенный Рашбой [14]. Коэффициенты и являются 2. Теория аномального константами, характеризующими энергетический спектр магнитосопротивления в присутствии конкретного полупроводника. Эти три члена аддитивно спин-орбитального рассеяния входят в выражение для расчета скорости спиновой релаксации Отрицательное магнитосопротивление в слабых маг нитных полях связано с подавлением интерференции = 2 21 +2R1 +23, (5) s 1 1 волновых функций электронов, двигающихся по замкнутой траектории в противоположных направлениях или, где иными словами, с подавлением слабой локализации но= W()(1 -cos n)d, n = 1, 3.

сителей, т. е. воздействие магнитного поля сводится к на- n рушению когерентности волновых функций электронов и Здесь 1 = — транспортное время релаксации импульпроявляется, когда магнитная длина lH =( c/eB)1/2 стаса электрона, W() — вероятность рассеяния на угол.

новится меньше длины пространственной когерентности Однако если гамильтониан для спинового расщеплеl и, в случае рассеяния с переворотом спина, меньше ния содержит линейные по k члены, необходимо прини длины спиновой когерентности ls = Ds. При этом мать во внимание корреляцию между движениями элеквыражение для квантовых поправок к проводимости в тронов в координатном и спиновом пространствах. И в двумерном случае было получено в работе [4] и может этом случае, как было показано в [15], вклад линейного Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Релаксация спина и слабая локализация двумерных электронов в несимметричных квантовых ямах и кубического по волновому вектору k членов не адди- структуре электроны с доноров в слое InP переходят тивен. Помимо этого, в работе [12] продемонстрировано, в узкозонный слой InGaAs. Здесь они частично что вклады от членов Рашбы и Дрессельхауза также не захватываются акцепторами в слое, перезаряжают аддитивны, и магнитопроводимость определяется не их дефекты на поверхности слоя InGaAs, а оставшиеся суммой, а скорее их разностью. Аналитическое выраже- попадают в потенциальную яму в слое InGaAs у ние для магнитопроводимости, когда кубический член со- гетерограницы и образуют 2МЭГ. Для исследований поставим с одним из линейных членов, а линейные члены были отобраны гетероструктуры с широким существенно различаются по величине, было получено в диапазоном концентрации двумерных носителей работе [15] в следующем виде:

от 1.8 · 1011 до 7 · 1011 см-2 и близкими величинами подвижности от 2.5 · 104 до 3.5 · 104 см2/(В · с), Hs 2a0 + 1 + (B) B что свидетельствует о несущественном вкладе = - - Hs G0 a0 a1 a0 + - 2Hsрассеяния на дальнодействующем потенциале B B ионизованных примесей в релаксацию импульса электронов в этих структурах. Как показали 3a2 + 2an Hs - 1 - 2(2n + 1)Hs1 предварительные исследования [19], основными n B B + - Hs Hsn механизмами упругого рассеяния в этих структурах an + an-1an+1- 2 (2n + 1)an - n=B B являются рассеяние на сплавном потенциале и на Htr 1 H шероховатости гетерограницы. Гетероструктуры - 2ln - + - 3C, (6) InP/In0.52Al0.48As/In0.53Ga0.47As выращивались молеB 2 B кулярно-лучевой эпитаксией. Здесь источником H Hs электронов служил легированный слой In0.52Al0.48As.

где an = n + + +, C — константа Эйлера. В 2 B B выражении (6) в отличие от выражения (1) есть 2 ха- Параметры структур изменялись за счет освещерактерных магнитных поля, существенных для описания ния образцов последовательными импульсами GaAsспин-орбитального рассеяния. Кроме Hs, определяемого светодиода. Измерения проводились на постоянном токе суммарной величиной времени релаксации спина s (5) на образцах в форме двойного холловского креста. Контакты к образцам создавались путем вжигания капель ин дия в вакууме при температуре 400C, обеспечивающей Hs = 21 +2R1 +23, (7) 1 1 4 eD омичность контактов.

возникает дополнительный параметр Hs1, который определяется наибольшим членом, линейным по волновому 4. Анализ зависимостей вектору магнитосопротивления 21 max 2, 1 1R Hs1 =. (8) от магнитного поля 4 eD Экспериментальные магнитополевые зависимости 3. Образцы и методика эксперимента магнитосопротивления (МС) R/R=[R(B) - R]/R(где R(B) и R — нормированное на квадрат сопротивление В качестве объекта для исследования спин-орбитальобразца в магнитном поле и без него соответственно) ного рассеяния в эффектах слабой локализации двув слабых магнитных полях показаны на рис. 1 для мерных носителей использовались селективно легирообразцов с концентрацией 2МЭГ ns = 2.6 · 1011 см-2 (a), ванные гетероструктуры, в которых 2МЭГ располагал2.1 · 1012 см-2 (b), а на рис. 2 — для образца с ся в треугольной потенциальной яме в слое твердого ns = 1.8 · 1011 см-2.

раствора In0.53Ga0.47As, изопериодического с InP. Для Видно, что знакопеременный характер магнитосопроувеличения диапазона параметров 2МЭГ использовались тивления наблюдается в широком диапазоне концентрагетероструктуры, в которых источником электронов и ций 2МЭГ. Для структуры с низкой концентрацией одновременно барьерным слоем являлись слои как InP, 2МЭГ наблюдается отрицательное магнитосопротивлетак и In0.52Al0.48As.

ние во всем диапазоне используемых магнитных полей Селективно легированные гетероструктуры (рис. 2, кривая 1). Однако и для этой структуры магInP/In0.53Ga0.47As выращивались методом жидкофазной нитополевая зависимость производной магнитосопротиэпитаксии на подложках полуизолирующего InP (100) вления по квадрату магнитного поля (R/R)/((B2) и состояли последовательно из буфера InP p-типа является кривой с минимумом (рис. 2, кривая 2), что проводимости с концентрацией дырок p < 1015 см-3 и также свидетельствует о заметном вкладе спинового толщиной d = 1 мкм; слоя InP — источника электронов с концентрацией доноров от 1016 до 2 · 1017 см-3; рассеяния и для этого образца. Величина магнитопрослоя In0.53Ga0.47As, содержащего 2МЭГ и имеющего водимости определялась из эксперимента на основе параметры p < 1015 см-3 и d = 0.3мкм [18]. В выражения, справедливого в слабых магнитных полях, процессе установления теплового равновесия в такой где для компонент тензора сопротивления имеет место Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 462 А.М. Крещук, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев Рис. 1. Зависимости магнитосопротивления R/R от магнитного поля B для структур InP/InGaAs — образец C253 (a) и InAlAs/InGaAs — образец IP63 (b), измеренные при температуре T, K: 1 — 1.86, 2 —2.5, 3 —4.2.

Pages:     || 2 | 3 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.