WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 9 Слабополевое магнитосопротивление двумерных электронов в гетероструктурах In0.53Ga0.47As / InP в режиме замороженной фотопроводимости © Д.Д. Быканов, 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 5 февраля 1998 г. Принята к печати 10 февраля 1998 г.) Проведено исследование слабополевого магнитосопротивления двумерного электронного газа в селективно легированных гетероструктурах In0.53Ga0.47As / InP при изменении состояния системы путем освещения образца межзонным светом и перевода его в состояние замороженной фотопроводимости. Определены и проанализированы концентрационные зависимости параметров, характеризующих фазовую (H) и спиновую (Hs) когерентности, как в области малой концентрации, где носители находятся только в первой подзоне размерного квантования, так и в области заполнения второй подзоны. Качественное описание всех наблюдавшихся в эксперименте особенностей получено при учете перераспределения зарядов в режиме замороженной фотопроводимости и большой роли процессов, происходящих во второй подзоне размерного квантования, даже при ее малом заполнении.

1. Введение ния структуры, индуцированных эффектом замороженной фотопроводимости, вплоть до заполнения второй В нашей предыдущей работе [1] приведены результаподзоны размерного квантования.

ты исследования влияния спин-орбитального расщепления подзоны размерного квантования на эффект слабой 2. Образцы и методика эксперимента локализации двумерных электронов на гетерогранице In0.53Ga0.47As / InP. Показана существенная роль расщеСелективно легированные гетероструктуры пления, связанного с отсутствием симметрии квантовой InP / In0.53Ga0.47As с двумерным электронным газом ямы на гетерогранице. В той же работе приведены (2МЭГ) выращивались жидкофазной эпитаксией на первые результаты исследования гетероструктур, в котоподложках полуизолирующего InP(100) и состояли рых наблюдается заполнение второй подзоны размерного последовательно из буфера InP p-типа проводимости с квантования в режиме замороженной фотопроводимости.

концентрацией p < 1015 см-3 и толщиной d = 1мкм;

Обнаружено уменьшение роли спин-орбитального рассеслоя InP — источника электронов с концентрацией яния при появлении носителей во второй подзоне. Это доноров от 1016 до 2 · 1017 см-3 и верхнего слоя проявляется в увеличении характерного параметра (в In0.53Ga0.47As, содержащего 2МЭГ (p 1015 см-3 и размерности магнитного поля) H, обратно пропорциd = 0.3мкм) [3]. В процессе установления теплового онального времени релаксации фазы волновой функции равновесия в такой структуре электроны с доноров в электронов, а также в уменьшении параметра Hs, слое InP переходят в узкозонный слой InGaAs, образуя характеризующего частоту спин-орбитального рассеяния 2МЭГ в потенциальной яме у гетерограницы. Изменения s-1. Проведенный в работе [2] теоретический анализ состояния гетероструктуры осуществляются путем магнитосопротивления, связанного с подавлением слаосвещения светом GaAs-светодиода, расположенного бой локализации двумерных электронов в двух подзонах на держателе в непосредственной близости от образца.

при быстром межподзонном рассеянии, учитывал только При этом электрон-дырочные пары генерируются в слое изменение коэффициента диффузии, связанное с изменеобъемного заряда в InGaAs и разделяются встроенным нием плотности состояний. В этом случае оба параметра электрическим полем таким образом, что электроны H и Hs должны возрастать скачком при появлении попадают в квантовую яму на гетерогранице, а дырки носителей во второй подзоне. Учет того факта, что нейтрализуют объемный заряд в InGaAs. В результате межподзонные переходы также могут приводить к сбою концентрация 2МЭГ увеличивается вплоть до полной фазы и спина электронов, может только увеличить хараккомпенсации встроенного заряда в слое InGaAs.

терные магнитные поля из-за уменьшения эффективных При низких температурах новое состояние образца значений и s. Таким образом наблюдавшееся в остается неизменным в течение длительного времени работе [1] уменьшение величины Hs при заполнении и называется замороженной фотопроводимостью второй подзоны остается не объясненным и требует (ЗФП). Из описанного выше механизма замороженной дальнейшего исследования.

В представляемой работе приводятся результаты де- фотопроводимости следует, что максимальное изменение тального исследования вариации знакопеременного маг- концентрации 2МЭГ определяется остаточной конценнитосопротивления двумерных электронов в гетеро- трацией примесей в узкозонном слое, в нашем случае структурах In0.53Ga0.47As / InP при изменениях состоя- In0.53Ga0.47As. Для получения 2МЭГ с высокой подвижСлабополевое магнитосопротивление двумерных электронов в гетероструктурах In0.53Ga0.47As / InP... (T = 1.85 K) подвижности µ от холловской концентрации носителей ns для двух исследованных образцов.

Известно (см., например, [5]), что в двумерном случае подвижность уменьшается при начале заполнения второй подзоны размерного квантования. Это связано с возникновением нового канала релаксации импульса за счет межподзонного рассеяния. В идеальном случае должно наблюдаться скачкообразное падение подвижности. Однако в реальных структурах этот переход размыт за счет теплового и столкновителного уширения, а также из-за существования крупномасштабных флуктуаций концентрации 2МЭГ [6]. Таким образом, наблюдаемый на экспериментальных зависимостей µ(ns) максимум подвижности на рис. 1 свидетельствует о том, что, несмотря на различную исходную концентрацию 2МЭГ, в обоих образцах наблюдается заполнение второй подзоны размерного квантования. Положение же этого максимума позволяет определить концентрацию носителей nmax, при которой начинает заполняться вторая подзона размерного квантования.

Подготовка образцов и методика измерения магнитосопротивления описана в работе [1]. По сравнению с измерениями, представленными в [1], мы повысили точность эксперимента за счет его автоматизации. В результате путем фиксации большего количества экспериментальных точек удается наблюдать изменения в экспериментальных зависимостях при малом изменении состоРис. 1. Подвижность двумерных электронов в гетероструктурах InP / In0.53Ga0.47As при T = 1.85 K в зависимости от концентрации ns. Исходная концентрация электронов n0, 1011 см-2:

s a —2.9, b — 4.25. Зависимости получены путем последовательной подачи импульсов света на образец и проведения гальваномагнитных измерений в режиме замороженной фотопроводимости. Максимум на зависимостях соответствует появлению носителей во второй подзоне размерного квантования.

ностью этот слой делают как можно более чистым. В результате изменение концентрации 2МЭГ под воздействием ЗФП оказывается очень слабым. В работе [4] продемонстировано, что при использовании верхнего слоя InGaAs толщиной менее 1 мкм необходимо учитывать перезарядку не только остаточных примесей в слое, но также и состояний на поверхности слоя InGaAs.

Это позволяет, используя эффект ЗФП, существенно изменять концентрацию 2МЭГ даже в образцах с малой концентрацией примесей в узкозонном слое. В связи с этим в качестве объекта исследования были выбраны образцы с толщиной верхнего слоя порядка 0.3 мкм, у которых в исходном состоянии была заполнена одна подзона размерного квантования, а в режиме насыщения Рис. 2. Зависимости магнитосопротивления R/R от магзамороженной фотопроводимости — две подзоны.

нитного поля B в области начала заполнения второй подзоны Изменение параметров 2МЭГ под воздействием размерного квантования (T = 1.85 K) для двух состояний последовательных импульсов света представлено на образца с концентрациями электронов ns: 1 — 0.98nmax, рис. 1. Здесь показана зависимость низкотемпературной 2 —1.02nmax.

Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 1102 Д.Д. Быканов, А.М. Крещук, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев яния образца. Эта возможность весьма существенна для подзоне еще отсутствуют, в области же ns > nmax решения задачи данной работы — изучения эффектов наблюдается локальный максимум величины Bm.

слабой локализации в присутствии спин-орбитального Для того чтобы понять физический смысл наблюдарассеяния в условиях, когда уровень Ферми находится емых особенностей, остановимся на квантовой теории магнитопроводимости, связанной с подавлением слабой вблизи дна второй подзоны размерного квантования. На рис. 2 представлены две кривые зависимости магнитосо- локализации в присутствии спин-орбитального рассеяния. Эффект интерференции когерентных электронных противления состояний (слабая локализация) определяется не только R [R(B) - R(0)] = фазой волновой функции электрона, но и спиновой поR R(B) ляризацией. Последняя учитывается рассмотрением триот магнитного поля B для двух состояний образца с плетного и синглетного вкладов в интерференционный концентрациями, близкими к nmax. Видно, что изменение член [7,8]. При сильном спин-орбитальном взаимодейконцентрации на 5% приводит к заметному измененению ствии (s ) основную роль играет синглетный член.

зависимости R/R = f (B).

В результате происходит инверсия знака температурной поправки к проводимости и магнитосопротивление в слабом магнитном поле становится положительным (так 3. Экспериментальные результаты называемый эффект ”антилокализации”). При возрастаи их анализ нии магнитного поля синглетный вклад в интерференцию подавляется, возрастает роль триплетного члена и Из представленных на рис. 2 экспериментальных замагнитосопротивление становится отрицательным. Вывисимостей магнитосопротивления от магнитного поля шеописанный эффект знакопеременного магнитосопровидно, что наблюдается знакопеременное магнитосопротивления свидетельствует о достаточно сильном спинтивление, как в случае ns < nmax, когда электроны орбитальном взаимодействии в электронном газе и пососредоточены только в одной подзоне размерного кванзволяет изучить его природу.

тования, так и при ns > nmax, когда носители начинают заполнять вторую подзону. Известно, что при изменении как температуры, так и магнитного поля квантовые поправки к проводимости 2МЭГ пропорциональны константе G0 = e2/22. В связи с этим экспериментальная зависимость магнитосопротивления пересчитывалась в магнитопроводимость на основе выражения (B) -(R/R) =, G0 G0R(0) справедливого в слабых магнитных полях µB 1.

В зависимостях знакопеременной магнитопроводимости (так же как и магнитосопротивления) от магнитного поля существует особая точка — экстремум. Параметры этого экстремума, а именно — величина магнитного поля Bm, при котором наблюдается экстремум, и значение модуля магнитопроводимости в этом экстремуме Gm |(Bm)/G0|, использованы нами в качестве величин, характеризующих экспериментальные зависимости магнитопроводимости. На рис. 3, b, c представлены экспериментальные зависимости этих величин от концентрации носителей ns. Различные точки на этом графике соответствуют различным состояниям одного образца, полученным подачей последовательных импульсов света от GaAs-светодиода. Вертикальная штриховая прямая на этом рисунке соответствует концентрации nmax, т. е. максимуму в зависимости µ(ns). Видно, что при увеличении концентрации наблюдается падение как величины Bm, так и Gm. Однако резкий спад модуля Рис. 3. Концентрационные зависимости подвижности (a), а величины магнитопроводимости Gm наблюдается сразу также параметров, которые характеризуют антилокализационже при появлении носителей во второй подзоне, т. е. при ный минимум в магнитополевой зависимости магнитопроводиns nmax. Уменьшение величины магнитного поля Bm мости: b — магнитного поля Bm, c — модуля нормированной начинается при ns < nmax, когда электроны во второй магнитопроводимости Gm.

Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Слабополевое магнитосопротивление двумерных электронов в гетероструктурах In0.53Ga0.47As / InP... В соединениях AIIIBV наиболее эффективен механизм релаксации спина носителей Дьяконова–Переля [9], обусловленный совместным действием какого-либо механизма релаксации импульса и расщеплением зоны делокализованных состояний. При этом в выражении для квантовой магнитопроводимости появляются два члена =1(B) +3(B), (1) Gсоответствующих подавлению когерентности синглетного (1) и триплетного (3) состояний. Слагаемые в выражении (1) имеют разные знаки и таким образом приводят к знакопеременному магнитосопротивлению.

Характерным параметром синглетного члена 1 является время сбоя фазы волновой функции электрона и соотвтетствующая величина характерного магнитного поля c H, (2) 4eD где D = /e2 — коэффициент диффузии, — проводимость, — плотность состояний. Выражение для 1(B) в двумерном случае обычно записывают в следующем виде [8]:

1 B 1(B) =- f2, (3) 2 H 1 f2(x) = + +ln x, 2 x Рис. 4. Зависимости параметров фазовой H (a) и спиновой Hs (b) когерентностей от концентрации электронов. Пунктиргде (x) — дигамма-функция.

ная прямая соответствует концентрации nmax, при которой Триплетный член 3(B) связан с подавлением магнитносители начинают заполнять вторую подзону размерного ным полем как фазовой, так и спиновой когерентности квантования.

и зависит как от, так и от характеристик спинорбитальной релаксации. В настоящее время показано [10], что функциональный вид выражения 3(B) опрес несколькими параметрами, характеризующими спиделяется зависимостью спинового расщепления (k) от новое расщепление [10]. При этом, вид зависимости волнового вектора k и соответствующими механизмами магнитосопротивления от магнитного поля качественспиновой релаксации. Если преобладает только один из но не изменяется. В данной работе мы не ставили механизмов релаксации, то справедливым является выперед собой задачу детального изучения механизмов ражение, предложенное в первых работах по квантовым релаксации спина, поэтому при анализе экспериментальпоправкам [8], ных зависимостей мы использовали выражение (4) для описания триплетных членов и выражение (1) —для 3 H 3(B) = f2, (4) зависимости (B). При этом анализ выражения (1) 2 H +Hs показывает, что величина магнитопроводимости в эксгде величина тремуме Gm однозначно определяется одним параме c тром b = Hs/H. Поэтому, исходя из приведенных Hs (5) 4eDs на рис. 3, c данных, по экспериментальным величинам определяется временем релаксации спина из-за спин- Gm мы определяем величины отношений характерных орбитального взаимодействия (s). магнитных полей b и далее — по величине магнитного Если сбой спиновой когерентности определяется не- поля, соответствующего экстремуму Bm (рис. 3, b) — сколькими различными механизмами спин-орбитального находим значения магнитных полей, характеризующих взаимодействия, то необходимо учитывать интерферен- сбой фазовой (H) и спиновой (Hs) когерентностей.

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.