WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

В области слабых полей производная СВЧ поглощения = H(2kT L2 /D ), (12) отрицательна и линейна по полю. Это соответствует формуле (3) для случая слабой локализации в малых что с учетом значений L = 2 · 10-6 см (см. (6)), магнитных полях. При увеличении поля до нескольких D = 0.16 см2/с, определенных по сопротивлению образкилоэрстед наблюдается минимум производной, а затем ца 1 (см. рис. 1 и [9]), дает HC = 60H. Таким образом, Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 778 А.И. Вейнгер, А.Г. Забродский, Т.В. Тиснек сигнала отрицательного МС в слабых полях линейно растет с полем по абсолютной величине, а в сильных полях насыщается. Это означает, что отрицательное МС в слабых полях квадратично по полю, а в сильных полях — линейно. Такая зависимость для сильных полей не согласуется с теорией квантовых поправок, из которой следует, как указано выше (см. (5)), что отрицательное МС в таких полях должно увеличиваться пропорционально H1/2, т. е. производная должна уменьшаться как H-1/2. Тем не менее оценка L, приведенная выше, остается справедливой, но в этом случае под H, как видно из наших данных, следует понимать то поле, в котором линейный рост производной сменяется ее постоянным значением.

Что касается образца 4, который находится наиболее близко к переходу МИ, то для него, как видно из рис. 2, такое разделение оказалось невозможным, так как при низких температурах производная не выходит на участок Рис. 3. Разделенные полевые зависимости производных отлинейного роста даже в самых сильных полях. Однако карицательного и положительного магнетосопротивления для образца 1 при различных температурах. Номера кривых соот- чественно полевые зависимости магнетосопротивления в ветствуют температурам на рис. 2, a.

нем оказались такими же, как и в первых трех образцах.

В образцах 5 и 6, концентрация носителей заряда в которых ниже критической, при низких температурах (прыжковая проводимость по примесям) магнетосопрои для этого механизма во всем исследованном диапазоне тивление остается отрицательным, а его производная липолей H HC и нейно растет по абсолютной величине во всем диапазоне полей. В этих образцах переход к положительному МС / = 0.053(D /kT )3/2(eH/ c)2, при низких температурах вообще не наблюдается, а при d/dH H. (13) повышении температуры переход к положительному МС происходит в области температуры жидкого азота, когда Сравнивая (8), (10) и (13), мы видим, что все три классический транспорт свободных носителей становитмеханизма в исследованных полях дают одну и ту же ся доминирующим. Следует отметить и существенное зависимость от магнитного поля, но классический и уменьшение абсолютной величины эффекта на изоляторквантовые механизмы дают различную зависимость МС ной стороне перехода МИ.

от температуры. Если в первом из них эффект должен Таким образом, из анализа полевых зависимостей магувеличиваться с ростом температуры, то в двух других нетосопротивления можно сделать следующие выводы.

эффект уменьшается. Поэтому для дальнейшего опре1. На металлической стороне перехода МИ вплоть до деления механизма эффекта полезно перейти к анализу критической точки зависимость магнетосопротивления экспериментальных температурных зависимостей МС.

n-Ge : As является суммой отрицательного и положительПредварительно разделим действие эффектов, ответного МС.

ственных за отрицательное и положительное МС. Это 2. Производная положительного МС во всем диапазоне легко сделать, так как эффекты адитивны, т. е. каждый из них действует на сопротивление независимо. Для выде- исследованных магнитных полей линейно увеличивается с ростом магнитного поля (сопротивление увеличиваетления эффекта положительного МС определим наклон ся квадратично).

производной в области сильных полей, где она линейно 3. Производная отрицательного МС в слабых полях увеличивается с полем, и под этим углом проведем экстраполяцию в начало координат. Полученная прямая линейна с полем, а в сильных полях — постоянна описывает в чистом виде эффект положительного МС. (сопротивление соответственно квадратично и линейно).

Для определения эмпирической зависимости отрицательного МС от поля необходимо эту прямую вычесть из 3.3. Температурные зависимости общей экспериментальной зависимости.

магнетосопротивления Такая операция была проделана для каждого из трех наименее компенсированных образцов (1, 2 и 3) при Как следует из соотношений (8), (10) и (13), темкаждой температуре. В результате мы получили два пературные зависимости производных положительного температурных набора зависимостей отрицательного и МС по полю должны иметь такой же вид, как и сами положительного МС для каждого из этих образцов. Для функции, т. е. в классическом случае производная должна образца 1 они представлены на рис. 3. Остальные образ- увеличиваться с температурой, а в случае квантовых цы имеют качественно те же зависимости. Производная поправок — уменьшаться.

Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Магнетосопротивление компенсированного Ge : As на сверхвысоких частотах в области фазового... На рис. 4, a представлены температурные зависимости наклона производной отрицательного МС в слабых полях для трех наименее компенсированных металлических образцов и для изоляторного образца 5. Из рисунка следует, что при низких температурах для металлических образцов эти зависимости имеют степенной характер, которые можно представить в виде d/dH T, (16) где 1.25.

Теория дает, как следует из (14), = 9/4 в том случае, когда время сбоя фазы определяется временем электрон-электронного рассеяния. Можно также предполагать, что в наших образцах 1–3 время сбоя фазы определяется в некоторой степени временем рассеяния импульса на фононах, для которого ph T-1. Подстановка этого значения в (14) дает = 1. Отсюда можно сделать вывод, что время сбоя фазы лежит в интервале между ee и ph, но ближе к первому и несколько меняется от первого к второму при приближении к переходу МИ по мере компенсации.

Из (2) следует, что с ростом температуры значение H должно смещаться в сторону сильных полей.

Действительно, анализ полевых зависимостей на рис. Рис. 4. Температурные зависимости максимальных значений показывает, что такое смещение имеет место. При увепроизводных отрицательного магнетосопротивления для образличении температуры от 3.2 до 8 K H увеличивается цов 1, 2, 3 и 5 (a) и значений производных положительного 1/от 2.7 до 4 кЭ, т. е. H T, но при более высоких магнетосопротивления при 14 кЭ для образцов 1, 2 и 3 (b).

температурах H вновь уменьшается. Возможно, это связано со снижением точности измерений в области высоких температур.

Чтобы выяснить температурные зависимости отрица- Сравнение температурных зависимостей положительтельного МС приведем полные выражения для этого ной составляющей МС образцов 1–3, представленных эффекта в трехмерном случае. При H H на рис. 4, b, с теоретическими соотношениями (8), (10) и (13) показывает, что для всех трех образцов про/ = -(1/6)(D)3/2(eH/ c)2, (14) изводная МС уменьшается с температурой в области низких температур и только при нагревании выше 40 K а в случае H H падение производной сменяется ее ростом (зависимость для образца 1 на рис. 4, b). Следовательно, положительное МС становится классическим (лоренцевым) только / = - 0.605(eH/ c)1/2 - (D)-1/2. (15) при высоких температурах, когда снимается вырождение, а при низких температурах оно является аномальным Из (14) и (15) видно, что в слабых полях завии должно быть следствием квантового взаимодействия симость отрицательного магнетосопротивления (ОМС) электронов либо в диффузионном, либо в куперовском от температуры определяется зависимостью от нее канале. И в том и в другом случае это приводит к L = (D)1/2. Как правило, время сбоя фазы в температурной зависимости трехмерных полупроводниках приблизительно совпадает с характерным временем электрон-электронного взаимо- d/dH T, (17) действия в разупорядоченных проводниках ee и поэтому должно уменьшаться с ростом температуры пропорцио- где = 3/2.

-3/нально T. Коэффициент диффузии можно считать не Экспериментальные значения полученных линейзависящим от температуры в этой области температур.

ных аппроксимаций в низкотемпературном пределе Таким образом, в слабых полях с ростом температуры меньше теоретических и примерно равны 0.9. Поскольэффект должен уменьшаться, а в сильных — не зависеть ку температура непосредственно входит в соотношеот нее. Действительно, как видно из рис. 3, в слабых ния (10) и (13), на их основе трудно объяснить отполях при увеличении температуры наклон производной личие экспериментальных температурных зависимостей ОМС уменьшается, а в сильных полях не зависит от от теоретических. Из-за сильного сходства полевых и температуры. температурных зависимостей МС при взаимодействии Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 780 А.И. Вейнгер, А.Г. Забродский, Т.В. Тиснек электронов в диффузионном и куперовском каналах на входят только два параметра: коэффициент диффузии и основе полученных результатов трудно отдать предпо- время, которое в случае отрицательного МС есть время чтение одному из них. Однако, как следует из сравнения сбоя фазы, а в случае аномального положительного величин характеристических полей для этих механизмов МС — время взаимодействия. Понятно, что введение (9) и (12), эффект, обусловленный взаимодействием заряженных доноров и акцепторов должно уменьшать электронов в диффузионном канале, в исследованном время релаксации импульса, которым определяется ведиапазоне полей должен быть больше. личина коэффициента диффузии и которое, как было показано выше, в нашем случае непосредственно влияет на время сбоя фазы. Однако кажется странным, что 3.4. Влияние компенсации основное уменьшение длины когерентности происходит довольно резко при слабых компенсациях и медленно На рис. 5 представлены зависимости производных (или совсем не происходит) при средних.

отрицательного МС и аномального положительного МС от магнитного поля для всех исследованных образцов при наименьшей температуре 3.2 K, где эти эффекты 3.5. Магнетосопротивление наиболее сильно выражены. Аномальное положительное в изоляторных образцах МС при такой температуре хорошо видно только для При достаточно большой компенсации концентрация трех наименее компенсированных образцов. Исходя из носителей заряда становится меньше критической для того, что в образцах 2 и 3 аномальное положительное перехода МИ на постоянном токе, и уровень Ферми опусМС значительно меньше, чем в образце 1, а в образце кается ниже уровня протекания (образцы 5 и 6). В этих оно совсем не наблюдается, можно предполагать, что в условиях свободные носители заряда существуют только образце 4 этот эффект при низкой температуре вносит в небольших ограниченных областях образца, в которых не очень значительный вклад в полную зависимость МС флуктуирующее дно зоны проводимости опускается ниот магнитного поля. Поэтому на рисунке для образца 4, же уровня Ферми [12]. При измерениях на постоянном как и для образца 5, представлена экспериментальная токе, ток через такой образец ограничивается областями зависимость.

с повышенным сопротивлением, в которых уровень ФерНа рисунке показано, что с увеличением компенсации ми лежит выше уровня протекания. При измерениях на и с приближением к переходу МИ уменьшается как достаточно высоких частотах в областях с повышенным отрицательное МС, так и аномальное положительное сопротивлением протекает емкостной ток, и эти области МС, причем эффекты уменьшаются уже при малых комне вносят вклада в полное сопротивление образца. Оно пенсациях, а в области средних компенсаций они слабо определяется областями, в которых имеются свободные зависят от этого параметра. Дальнейшее уменьшение носители заряда, т. е. уровень Ферми находится выше дна эффекта отрицательного МС происходит за критической зоны проводимости. Следовательно, в отличие от металточкой перехода МИ на его изоляторной стороне, так что лических образцов, где во всех областях образца уровень в изоляторном образце 5 этот эффект почти на 1.5 поФерми лежит выше уровня протекания, в изоляторных рядка слабее, чем в некомпенсированном металлическом образцах измерения сопротивления на постоянном токе образце 1.

и на высоких частотах дают информацию о различных Одновременное уменьшение обоих эффектов при комобластях образца с высоким и низким сопротивлением пенсации указывает на то, что по-видимому, компенсация соответственно. В связи с этим в изоляторных образцах уменьшает длину когерентности, которая определяет МС имеет различные характеристики на постоянном величину квантовых поправок. В длину когерентности токе и на СВЧ. Это подтверждается сравнением наших результатов с результатами, представленными в [13], где для сильно легированных образцов получены линейные зависимости МС от магнитного поля.

На рис. 4, a и 5 показано, что в изоляторных образцах на СВЧ наблюдаются следующие особенности в поведении МС. В них по-прежнему наблюдается отрицательное МС, но с наклоном полевой зависимости производной на порядок меньше, чем в компенсированных, но металлических образцах. Квадратичная зависимость отрицательного МС от магнитного поля сохраняется во всем исследованном диапазоне полей. Зависимость МС от температуры изменяет свой вид: при низких температурах она перестает зависеть от поля, а при более Рис. 5. Полевые зависимости производных отрицательного высоких — стремится к зависимостям, характерным для и положительного магнетосопротивления при температурах 3.2 K и различных компенсациях. Номера у кривых соответ- компенсированных металлических образцов. Сравнение ствуют номерам образцов в таблице. рис. 4 с рис. 1 показывает, что переход от одной зависиФизика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Магнетосопротивление компенсированного Ge : As на сверхвысоких частотах в области фазового... мости к другой происходит в той области температур, Таким образом, некоторые особенности отрицательв которой характерная для переходной области МИ ного МС на СВЧ в компенсированных изоляторных образцах связаны с существованием изолированных простепенная зависимость сопротивления от температуры сменяется экспоненциальной, т. е. увеличение концентра- водящих областей.

ции носителей заряда в зоне проводимости приводит к тому, что флуктуации дна зоны проводимости перестают 4. Заключение влиять на сопротивление образца.

Если по-прежнему применять теорию квантовых по- 1. На сверхвысоких частотах в области перехода правок к объяснению механизма возникновения отрица- изолятор–металл эффекты МС остаются трехмернытельного МС на СВЧ, то из рис. 5 следует, что образова- ми, хотя скин-эффект заметно уменьшает поглощающий объем образцов. Уменьшение поглощающегообъема комние изолированных областей со свободными носителями заряда приводит к резкому увеличению характеристиче- пенсируется большим увеличением чувствительности.

Pages:     | 1 || 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.