WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 6 Проявление размерного квантования в широких легированных ямах © А.А. Шерстобитов, Г.М. Миньков¶ Научно-исследовательский институт физики и прикладной математики при Уральском государственном университете им. А.М. Горького, 620083 Екатеринбург, Россия (Получена 23 ноября 2000 г. Принята к печати 27 ноября 2000 г.) Для выяснения роли размерного квантования в широких легированных квантовых ямах подробно исследованы осцилляции Шубникова–де-Гааза в модулированно легированных структурах GaAs:Si. Показано, что размерное квантование проявляется и в структурах, в которых средняя длина свободного пробега в 3 раза меньше ширины ямы.

Известно, что квантовый эффект Холла является свой- 2.5 · 1012 см-2. Далее приведены результаты для одного ством двумерных систем и обусловлен особенностями из них с концентрацией электронов ne = 1.6 · 1012 см-2 спектра и локализации двумерных носителей тока в и подвижностью µ(T = 1.5K) =2400 см2/(В · с). Эти магнитном поле [1]. Однако недавно появились рабо- значения были определены из анализа полевых и ты [2,3], описывающие наблюдение квантового эффекта температурных зависимостей сопротивления и коэфХолла на образцах с широкими (порядка 100 нм) сильно фициента Холла. Длина свободного пробега электролегированными квантовыми ямами, длина свободного нов в этом образце, в модели трехмерного спектра пробега (l) в которых втрое меньше ширины ямы (d).

l =( µ/e)(3n2)1/3 = 270 нм, так что d 3.7l. Таким Авторы интерпретируют эти результаты как первое наобразом, концентрация электронов, их подвижность, отблюдение квантового эффекта Холла в образце с трехношение l/d 0.3 близки к значениям этих параметров мерным (3D) спектром. Сильное электрон-электронное в структурах, на которых обнаружен квантовый эффект взаимодействие, по мнению авторов, является физичеХолла [2,3].

ской причиной квантования холловского напряжения в На рис. 1 приведены магнитополевые зависимости соструктурах с 3D спектром.

противления и его производной по магнитному полю при Другой возможной причиной наблюдения квантового различных ориентациях магнитного поля относительно эффекта Холла в таких структурах может быть проявлетока j и нормали к плоскости структуры n. Отриние размерного квантования спектра, несмотря на то, что цательное магнитосопротивление, наблюдаемое во всей l < d.

области магнитных полей, связано с вкладом электронВ настоящей работе для выяснения роли размерэлектронного взаимодействия, а при B (0.5-1) Тл с ного квантования в широких легированных квантовых ямах подробно исследованы температурные, полевые и угловые зависимости осцилляций Шубникова–де-Гааза в структурах, аналогичных изученным в работах [2,3].

Исследованные образцы были выращены методом молекулярно-лучевой эпитаксии и имели следующую структуру: подложка полуизолирующего GaAs с ориентацией (100); буферный слой нелегированного GaAs (0.6 мкм); короткопериодная сверхрешетка GaAs/AlGaAs; слой n--GaAs (1мкм), слой сильно легированного кремнием GaAs толщиной d = 100 нм и слой n--GaAs (1мкм). Следует отметить, что в области температур T < 10 K, в которой проводился анализ осцилляций Шубникова–де-Гааза и холловской концентрации, большинство носителей в n--областях вымерзают на донорах и проводимость по этим областям пренебрежимо мала, по сравнению с проводимостью по легированной области. Измерения магнитосопротивления и его производной по магнитному полю, d/dB, проводились в полях до 6 Тл в диапазоне температур 1.5–20 K. Для измерения d/dB использовалась модулированная методика.

Были исследованы несколько образцов с различныРис. 1. Магнитосопротивление (a) и его производная по ми значениями концентрации носителей от 6 · 1011 до магнитному полю (b) при различных ориентациях магнитного ¶ E-mail: grigori.minkov@usu.ru поля относительно плоскости структуры и тока; T = 1.5K.

Проявление размерного квантования в широких легированных ямах интерференционной поправкой к проводимости [4], и в норов аппроксимируем прямоугольной ямой шириной этой работе обсуждаться не будет. Обратим внимание, d = 100 нм; уровень Ферми вне ямы зафиксируем на что положения максимумов осцилляций и их амплитуда 5 мэВ ниже дна зоны проводимости (5мэВ — энергия сильно зависят от ориентации магнитного поля относи- ионизации мелких доноров в GaAs); глубину ямы зададим такой, чтобы суммарная концентрация электронов тельно плоскости структуры и практически не зависят от ориентации магнитного поля относительно тока. Та- во всех подзонах совпадала с ne. Расчет спектра при значении эффективной массы электронов 0.067m0 дает глукое поведение осцилляций Шубникова–де-Гааза нельзя бину ямы U = 21 мэВ, в которой помещается 5 размернообъяснить в модели трехмерного изотропного спектра квантованных подзон [5]. Их энергии, отсчитанные от носителей тока (анизотропия зоны проводимости GaAs дна ямы, и значение ki на уровне Ферми приведены в пренебрежимо мала), и уже это свидетельствует о протаблице. Самocогласованное решение уравнений Шреявлении размерного квантования.

дингера и Пуассона дает очень близкие параметры.

Для количественного анализа осцилляций магнитосопротивления рассмотрим соответствующие спектры i Ei, мэВ ki, 1012 см-Фурье (рис. 2). Видно, что в спектре осцилляций зависимости (B n) кроме основного максимума при 0 0.45 2.k1 = 3 · 1012 см-2 имеются компоненты с меньшими k2.

1 1.8 2.Следует отметить, что концентрация носителей, 2 4 2.3 7 1.вычисленнaя из k1 по формуле, соответствующей 4 11 0.трехмерному случаю, составляет n3D = 1.8 · 1017 см-и заметно отличается от концентрации, определенной из эффекта Холла: ne/d = 1.6 · 1017 см-3. В отличие Будем считать, что осцилляции магнитосопротивления от фурье-спектра, в спектре осцилляций (B n) пропорциональны осцилляциям плотности состояний на имеется один максимум с k2 = 1.3 · 1012 см-2, что уровне Ферми. Размытие максимумов в плотности состосущественно отличается от k1. Такое несоответствие яний учтем феноменологически, полагая, что каждое из n3D и ne, различие в положении основных компонент в состояний имеет гауссово размытие. Величина размытия, спектре Фурье осцилляций и, а также наличие = 3.5 мэВ, выбиралась такой, чтобы амплитуда расдополнительных компонент в спектре нельзя понять считанных осцилляций была близка к экспериментально с точки зрения трехмерной модели спектра.

наблюдаемой.

Проанализируем приведенные результаты при учеВ магнитном поле B n каждая подзона размерного те размерного квантования спектра. Рассмотрим проквантования расщепляется на серию нуль-мерных уровстую модель: плавную часть среднего потенциала доней Ландау и плотность состояний представляет собой сумму вкладов от уровней Ландау различных размерноквантованных подзон. Фурье-спектр рассчитанных таким способом осцилляций плотности состояний на уровне Ферми приведен на рис. 2, a пунктиром. Видно, что он близок к экспериментально наблюдаемому: имеется основной максимум k2 = 2.7·1012 см-2 и несколько компонент с меньшими k2. Некоторое различие положения максимумов в спектре связано, на наш взгляд, с грубостью используемой модели: приближение прямоугольной ямы; одинаковое, не зависящее ни от магнитного поля, ни от номера подзоны, размытие уровней Ландау. (Учет зависимости величины размытия от магнитного поля, согласно [6], не приводит к заметному изменению фурьеспектра осцилляций).

Рассмотрим в рамках этой модели осцилляции в продольном магнитном поле B n. Расчет энергетического спектра электрона в этом случае сводится к решению задачи об электроне в суммарном потенциале прямоугольной ямы и магнитной параболы [5]. В этом случае энергия каждого из состояний зависит от импульса в направлении магнитного поля kH и положения центра Рис. 2. Спектры Фурье экспериментальных зависимостей (B) осциллятора x0. Эта зависимость находилась числен(сплошные кривые) и рассчитанных зависимостей плотности но, и затем, после суммирования по всем состояниям, состояний на уровне Ферми (пунктирные кривые) при различбыла получена плотность состояний на уровне Ферми ной ориентации магнитного поля: B n (a); B n, B j (b);

n — нормаль к плоскости структуры. D(EF, B). Фурье-спектр D(EF, B) приведен на рис. 2, b 8 Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. 756 А.А. Шерстобитов, Г.М. Миньков Рис. 3. Производные d/dB при различной ориентации магнитного поля (a) и при различных углах наклона магнитного поля в диапазоне полей и углов, где наблюдалась наибольшая немонотонность в угловой зависимости амплитуды осцилляций (b).

Пунктиром на рис. a показаны огибающие; стрелками — смещение максимумов осцилляций; угол между направлением магнитного поля B и нормалью к плоскости структуры n: 1 —0, 2 —19, 3 —39, 4 —54, 5 —90.

пунктиром. Видно, что в нем имеется один широкий магнитные поля, как должно быть в чисто двумермаксимум с фундаментальным полем BF =(c )/(2ek2) ном случае, противоречит наличию размерного кванзаметно меньшим, чем BF основного максимума при тования. Но в широкой яме при наличии нескольких B n, что согласуется с экспериментальными результа- заполненных подзон наблюдаемые осцилляции являются тами (рис. 2, a, b). Некоторое различие в положении мак- суммой осцилляций от каждой подзоны, с различными симумов в экспериментальном и рассчитанном спектрах периодами и угловой зависимостью. Именно это может Фурье при B n связано, на наш взгляд, так же, как и привести как к немонотонной зависимости амплитуды при B n, с грубостью использованной модели.

осцилляций, что было отмечено выше, так и к сдвигу Наиболее ярко, на наш взгляд, наличие размерного максимумов суммарных осцилляций в малые магнитные квантования проявляется в угловой зависимости амплиполя. К сожалению, нам неизвестны работы, в которых туды осцилляций Шубникова–де-Гааза A(B, ). В фиксибыл бы рассчитан спектр в широкой прямоугольной рованном поле она определялась как расстояние между квантовой яме в магнитном поле произвольной ориеногибающими, проведенными по максимумам и минитации. Рассмотрим решения близкой задачи о спектре мумам осцилляций (на рис. 3, a огибающие показаны параболической квантовой ямы, для которого имеется пунктиром). Полученные таким образом угловые завиточное решение при произвольной ориентации B [7].

симости A(B, ) в различных магнитных полях привеПараметры параболической ямы выберем такие, чтобы дены на рис. 4. Видно, что в малых магнитных полях без магнитного поля энергетический спектр был близок амплитуда осцилляций очень быстро уменьшается при (по характерным энергиям и числу заполненных подповороте от B n, и уже при = 20 они исчезают.

зон) к спектру исследованных структур. Рассчитанные в В промежуточных магнитных полях (2 < B < 3Тл) наблюдается немонотонная зависимость амплитуды осцилляций. В больших полях амплитуда монотонно уменьшается примерно в 3.5 раза. Такое поведение зависимостей A(B, ) ясно показывает, что наблюдаемые осцилляции являются суперпозицией осцилляций с различными периодами и угловыми зависимостями. В нашем случае это осцилляции от различных размерно-квантованных подзон.

Таким образом, зависимости спектров Фурье осцилляций и их амплитуды от орриентации магнитного поля относительно плоскости структуры не согласуются с моделью трехмерного спектра, но становятся понятны при учете размерного квантования электронного газа.

На первый взгляд, смещение максимумов осцилляций Рис. 4. Зависимости осцилляций Шубникова–де-Гааза от в малые поля (при изменении ориентации магнитного угла между направлением магнитного поля B и нормалью к поля от B n к B n (рис. 3, a), а не в сильные плоскости структуры n в различных магнитных полях.

Физика и техника полупроводников, 2001, том 35, вып. Проявление размерного квантования в широких легированных ямах Список литературы [1] Э.И. Рашба, В.Б. Тимофеев. ФТП, 20 (6), 977 (1986).

[2] S.S. Murzin, I. Claus, A.G.M. Jansen. Письма ЖЭТФ, 68 (4), 305 (1998).

[3] S.S. Murzin, I. Claus, A.G.M. Jansen, N.T. Moshegov, I.A. Toropov, K. Eberl. Preprint: cond-mat/9810224..

[4] B.L. Altshuler, A.G. Aronov. In: Electron–Electron Interaction in Disordered Sistems (Elsevier Science Publishers B.V., 1985) ch. 1.

[5] З. Флюге. Задачи по квантовой механике (М., Мир, 1974).

[6] Т. Андо, Ф. Фаулер, Ф. Стерн. Электронные свойства двумерных систем (М., Мир, 1985).

[7] R. Merlin. Sol. St. Commun., 64 (1), 99 (1987).

Редактор Т.А. Полянская Рис. 5. Рассчитанные осцилляции плотности состояний на уровне Ферми для параболической ямы при различной ориентации магнитного поля (заполнено 4 уровня размерного кванто- The effect of the size quantization in wide вания, расстояние между ними E01 = 3 мэВ, энергия Ферми, quantum wells отсчитанная от дна ямы EF = 11 мэВ и размытие уровней A.A. Sherstobitov, G.M. Minkov =1.9мэВ). Угол между направлением магнитного поля B и нормалью к плоскости структуры n: 1 — 0, 2 — 13, Institute of Physics and Applied Mathematics, 3 —26, 4 —39, 5 —52, 6 —65, 7 —78.

The Ural State University, 620083 Ekaterinburg, Russia этой модели осцилляции плотности состояний на уровне

Abstract

The Subnikov–de-Haas oscillations have been thoroФерми приведены на рис. 5. Видно, что при выбранughly investigated in wide doped wells in order to study the effect ных параметрах параболической ямы наблюдается сдвиг of the size quantization. It is shown that the size quantization also суммарных максимумов плотности состояний на уровне manifests itself despite the free mean path being only one third of Ферми не в большие, а в малые магнитные поля.

the well width.

Таким образом, приведенные результаты показывают, что, несмотря на то что в исследованных структурах длина свободного пробега электронов в 3–4 раза меньше толщины квантовой ямы, в них проявляется размерное квантование. В этом случае можно предложить другую интерпретацию причин возникновения квантового эффекта Холла, наблюдаемого в аналогичных структурах.

Вполях B > 6-10 Тл, где наблюдался квантовый эффект Холла в [2], под уровнем Ферми остается несколько (последних) ”двумерных” уровней Ландау. Но в отличие от обычных двумерных систем это не уровни Ландау с различными магнитными квантовыми числами, а нижние уровни Ландау различных размерно-квантованных подзон, состояния между которыми при низких температурах, так же как и в обычных системах, могут стать локализованными.

Авторы признательны О.Э. Рут и А.В. Германенко за полезные дискуссии.

Работа поддержана РФФИ (проект № 00-02-16215), а также программами ”Физика твердотельных наноструктур” (проект № 97-1091) и ”Университеты России — фундаментальные исследования” (проекты № 990409 и № 990425), а также Американским фондом поддержки и развития гражданских исследований независимых государств бывшего Советского Союза (CRDF), проект REC-005.




© 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.