WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 11 Электронный магнетотранспорт в связанных квантовых ямах с двухсторонним легированием ¶ © Г.Б. Галиев, В.Э. Каминский, И.С. Васильевский, В.А. Кульбачинский, Р.А. Лунин Институт СВЧ полупроводниковой электроники Российской академии наук, 117105 Москва, Россия Московский государственный университет, 119992 Москва, Россия (Получена 16 февраля 2004 г. Принята к печати 23 марта 2004 г.) Исследовано магнетосопротивление в слабых магнитных полях структур AlxGa1-x As/GaAs/AlxGa1-x As с двойными квантовыми ямами, разделенными тонким центральным барьером AlAs. Проведен стравнительный анализ точности описания наблюдающегося отрицательного магнетосопротивления по теории слабой локализации и в рамках кинетического подхода с помощью матрицы плотности. Показано, что кинетический подход в ряде случаев позволяет точнее описать экспериментальные зависимости.

1. Введение и поперечное). Это явление наблюдается в различных полупроводниковых объектах не только в слабом, но Структуры AlxGa1-x As/GaAs/AlxGa1-xAs в настоящее и в сильном магнитных полях. Например, в гетеровремя широко испльзуются для создания фотодетекто- структурах n-AlxGa1-x As/GaAs [8] и квантовых ямах ров, туннельных диодов, мощных транзисторов, опто- AlxGa1-x As/GaAs/AlxGa1-xAs [9] при низких температуэлектронных приборов. В таких структурах для создания рах наблюдались как положительное, так и отрицательнужных характеристик часто используются связанные ное магнетосопротивление. В структурах с высокими квантовые ямы, которые создаются с помощью раздеподвижностью и концентрацией электронов магнетоления квантовой ямы GaAs тонким, толщиной порядка сопротивление было положительным. В структурах с 3-4 монослоя, барьером AlAs [1,2]. В оптоэлектроннизкой подвижностью электронов магнетосопротивленых приборах квантовая яма, расположенная между ние вначале было отрицательным, а при дальнейшем симметричными барьерами AlxGa1-x As, позволяет поувеличении поля магнетосопротивление изменяло знак.

лучить необходимые спектральные характеристики. При В структурах с низкой подвижностью и концентрацией поперечном транспорте электронов в таких структурах электронов магнетосопротивление остается отрицатель(перпендикулярно плоскости гетероструктуры) введеным вплоть до начала квантовых осцилляций. Например, ние барьера позволяет управлять энергией резонасного в гетероструктурах n-GaAs/In0.07Ga0.93As/n-GaAs, -леуровня и, соответственно, видом вольт-амперной хагированных кремнием с центре квантовой ямы, отрицарактеристики. В полевых транзисторах для применений тельное магнетосопротивление наблюдалось вплоть до в СВЧ электронике двухстороннее легирование струкполей 6 Тл в интервале температур 0.4-40 K [10].

тур Alx Ga1-xAs/GaAs/AlxGa1-x As позволяет значительВ то же время в структурах InP/In0.53Ga0.47As [11] с но увеличить выходную мощность [3–5].

более высокой подвижностью в области очень слабых Исследование электрофизических характеристик кванполей наблюдалось положительное магнетосопротивлетовых ям Alx Ga1-xAs/GaAs/AlxGa1-x As представляет ние (антилокализация) для образцов с высокой поверхтакже большой интерес для фундаментальной физики.

ностной концентрацией электронов. В случае низкой Изучение магнетотранспорта в таких структурах дает концентрации электронов во всем диапазоне полей навозможность значительно лучше определить механизмы блюдалось отрицательное магнетосопротивление.

и параметры рассеяния электрона. Так, например, при Классическое магнетосопротивление =xx(B)/0-продольном транспорте (в плоскости структуры) измедвумерного вырожденного электронного газа при одной нение толщины барьеров меняет характер связи между заполненной подзоне равно нулю. Известным механизямами и параметры рассеяния электронов [6,7].

мом положительного магнетосопротивления является Для описания гальваномагнитных эффектов в полузаполнение нескольких подзон с различными подвижпроводниках традиционно используется метод кинетиностями или наличие нескольких проводящих слоев ческого уравнения для функции распределения элекв структуре. Для объяснения отрицательного магнетронов. Такой подход в большинстве случаев оправдан тосопротивления Б.Л. Альтшулером, Д. Хмельницким в слабом магнитном поле. Однако в настоящее вреи др. [12] была предложена теория квантовых поправок мя накоплено значительное количество экспериментальк проводимости.

ных данных, которые не имеют объяснения в рамках Недавно в работах [13,14] была предложена другая классического описания. Примером этого может слутрактовка отрицательного магнетосопротивления. Для жить отрицательное магнетосопротивление (продольное описания магнетотранспорта был использован метод ¶ E-mail: kamin@zelnet.ru матрицы плотности и получены выражения для тензора Электронный магнетотранспорт в связанных квантовых ямах с двухсторонним легированием Экспериментальные и рассчитанные параметры исследованых проводимости в произвольном магнитном поле. Покаобразцов при температуре 4.2 K зано, что отрицательное магнетосопротивление может быть описано без введения представлений о слабой №образца: 2 3 4 5 6 локализации.

W, нм 13 13 26 26 35 Для проверки теории [13,14] в данной работе предb, нм 0 1.8 0 1.8 0 1.ставлены результаты исследований магнетотранспорта 0, Ом 468 373 300 328 218 в структурах Al1-xGax As/GaAs/Al1-xGaxAs с различной nH, 1012 см-2 1.33 1.31 2.07 2.09 2.02 2.шириной квантовой ямы. Для проведения сравнительноµH, м2/(B · с) 1 1.28 1 1.25 1.69 1.го анализа были выращены идентичные структуры без Btr, Тл 0.009 0.006 0.005 0.004 0.003 0.барьера и с тонким барьером AlAs в центре квантовой B1, Тл 0.39 0.32 0.55 0.22 0.17 0.ямы. При 4.2 K для данных структур были измерены заµ1, м2/(В · с) 0.88 1.23 0.75 1.1 1.62 1.висимости компонент тензора удельного сопротивления µ2, м2/(В · с) 0.63 0.37 0.41 0.57 0.49 0.от величины магнитного поля B.

µ3, м2/(В · с) 4.84 4.92 4.2 7.92 8.91 n1, 1012 см-2 1.06 1.13 1.76 1.54 1.68 1.n2, 1012 см-2 0.53 0.57 1.23 1.08 1.18 1.2. Приготовление образцов n3, 1010 см-2 1.27 1.47 1.41 1.23 1.34 1., пс 0.7 0.8 1.1 1.1 1.1 1.и методика измерений, пс 0.24 0.14 0.16 0.22 0.19 0.Образцы для исследования выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии на полуизолирующих подложках GaAs(100), разориентированных в направлевой. Некоторые параметры исследованных образцов, в нии [110] на 2. Сначала выращивался буферный слой том числе толщина барьера AlAs b и ширина квантовой GaAs толщиной 0.5 мкм. Далее выращивались барьер ямы W (суммарная — по обе стороны барьера AlAs), Al0.2Ga0.8As, квантовая яма GaAs, барьер AlAs, квантоприведены в таблице. Толщина барьеров Al0.2Ga0.8As, вая яма GaAs, барьер Al0.2Ga0.8As. В конце процесса выформирующих квантовую яму, во всех структурах также ращивался защитный слой GaAs толщиной 8 нм. Ширина была одинаковой и равнялась 33 нм, причем половина обеих квантовых ям в каждой структуре была одинакокаждого из барьеров (по толщине), прилегающая к квантовой яме, оставалась нелегированной. Вторая же половина барьеров была легирована с концентрацией Si (1-2) · 1018 см-3. Такой же была концентрация Si в защитном слое. Температура роста слоев GaAs и AlAs равнялась 600C, а слоев Al0.2Ga0.8As — 640C. Отношение потоков мышьяка и галлия в зоне роста было равно 30. На рис. 1 приведена рассчитанная зонная диаграмма для образца 3.

Для проведения гальваномагнитных измерений образцы были изготовлены в виде холловских мостиков. Для всех образцов при 4.2 K были измерены сопротивление в магнитном поле xx (B) и сопротивление Холла xy(B) в магнитном поле до 1 Тл. Из измерений определялись холловская концентрация электронов nH и холловская подвижность µH. В таблице приведены эти параметры и 0 = xx(0) для каждой из структур.

3. Результаты гальваномагнитных измерений и их обсуждение Из таблицы видно, что в узкой квантовой яме с W = 13 нм введение барьера AlAs увеличивает холловскую подвижность, в то время как введение центрального барьера в широкой квантовой яме с W = 35 нм уменьшает подвижность — по сравнению с образцами без барьера. Подробно влияние такого барьера на подвижность было проанализировано в работе [7].

Как видно из зонной диаграммы (рис. 1), проводиРис. 1. Зонная диаграмма структуры AlGaAs/GaAs/AlGaAs для образца 3. Энергия отсчитывается до уровня Ферми. мость образцов может складываться из проводимости Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 1370 Г.Б. Галиев, В.Э. Каминский, И.С. Васильевский, В.А. Кульбачинский, Р.А. Лунин потенциальной ямы со стороны подложки, барьеров Al0.2Ga0.8As, квантовой ямы и буфера. При температуре 4.2 K в легированном барьере Al0.2Ga0.8As очень мала подвижность, а в буфере — концентрация, и проводимости по этим слоям можно не учитывать. Как известно, в слоистых структурах холловские подвижность и концентрация определяются из соотношений iµi ni µini i i µH =, nH =, (1) µini iµi ni i i где µi, ni — подвижность и поверхностная концентрация электронов в i-м слое, i — холл-фактор, i — индекс суммирования по слоям. Для потенциальной и Рис. 2. Экспериментальные зависимости магнетосопротивлеквантовой ям была решена системы самосогласованных ния от магнитного поля для исследованных структур при уравнений Кона–Шэма аналогично работе [15]. РешеT = 4.2 K. Номера кривых соответствуют номерам образцов ние этой системы позволяет рассчитать концентрации в таблице.

электронов в квантовых ямах при заданных параметрах структуры и концентрации легирующей примеси в барьерах Nd. Расчет показывает, что электронный магнетосопротивление достигает насыщения и газ сильно заполненных подзон в потенциальной и квантовой ямах вырожденный. Поэтому для этих ям a p - при расчетах в (1) было принято i = 1. В дальнейшем max =. (3) p a + им будут соответствовать индексы 1 и 2. В еще одной потенциальной яме со стороны подложки кроме того Для образцов 6 и 7 расчет дает max 0.4. В эксперименесть слабо заполненные подзоны, в которых электронте же наблюдались практически линейные зависимости ный газ невырожденный и i > 1. В дальнейшем носиxx(B); значения магнитосопротивления при B = 5Тл телям этой ямы будет соответствовать индекс 3. Однако составляют для образца 6 = 2.7, а для образца 7 — n3 n1, n2 и проводимость этих подзон влияет только = 1.6. Причины столь большого магнетосопротивлена магнетосопротивление. Тогда из (1) следует соотнония и расхождения с классическими теоретическими шение n1 < nH < n1 + n2. Близость величины nH к тому представлениями в работе [7] не обсуждались.

или другому пределу зависит от величины отношения Для выяснения механизмов этого явления нами было подвижностей p = µ2/µ1. Для концентраций электронов исследовано магнетосопротивление при B < 1Тл. Рев ямах результаты расчета n1 и n2 приведены в таблице.

зультаты измерений приведены на рис. 2. Как видно на Исследованные образцы выращивались в одинаковых этом рисунке, в диапазоне полей 0 < B < B1, где B1 разусловиях, поэтому в потенциальных ямах всех структур лично для разных образцов, наблюдается отрицательное подвижности и концентрации электронов должны быть магнетосопротивление.

приблизительно одинаковыми.

Согласно теории слабой локализации [12], магнитное В работе [7] для данных образцов были измерены поле увеличивает продольную компоненту тензора прозависимости сопротивления xx(B) и холловского соводимости. Величина добавки к проводимости определяпротивления xy(B) в сильных магнитных полях. Во ется соотношением всех образцах наблюдались осцилляции Шубникова–деГааза. Фурье-анализ осцилляций показал наличие двух 1 Btr 1 Btr WL xx = G0 + - + - ln, частот по обратному магнитному полю, что связано 2 B 2 B с электронами в квантовой и потенциальной ямах.

(4) Величина монотонной части зависимости xx(B) для где G0 = q2/22, q — заряд электрона, (x) — всех образцов приблизительно линейно возрастала при дигамма-функция, Btr = q20/4 µ, µ — подвижность увеличении магнитного поля в диапазоне 1 < B < 8Тл.

электронов, — время сбоя фазы. В работе [12] Для структур с двумя проводящими слоями классичерезультаты были рассчитаны для одного типа носителей ское магнетосопротивление рассчитывалось из соотнотока. В работе [17] теория была обобщена на случай шения [16] нескольких заполненных подзон размерного квантования. Показано, что в первом приближении все подзоны xx (B) a x2(p - 1) = - 1 =, (2) дают независимые вклады в отрицательное магнитосо0 p (1 + ap)2 + x2(1 + a)противление.

где a = n2/n1, x = µ2B. Эта зависимость квадратична Из таблицы видно, что для наших структур B1 Btr.

по магнитному полю при x 1, в сильных полях Согласно теории слабой локализации [12], при B > Btr Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Электронный магнетотранспорт в связанных квантовых ямах с двухсторонним легированием квантовые поправки к проводимости должны полностью подавляться. Если использовать классические выражения для проводимости и формулу (4), то для образцов 4 и 7 удается получить хорошее согласие расчетных и экспериментальных кривых в диапазоне 0 < B < 0.25 Тл. Для остальных кривых такое согласие удается получить только на начальных участках зависимостей (B) при B < 0.07 Тл. Отметим здесь, что для всех образцов согласие расчетных и экспериментальных кривых имеет место для B Btr. Величины времени сбоя фазы, соответствующие наилучшему согласию расчетных и экспериментальных кривых, также приведены в таблице. Расчет проведен в модели этих проводящих слоев для нескольких заполненных подзон в каждом. Как видно из таблицы, полученные велиРис. 3. Экспериментальные (сплошные линии) и рассчичины значительно меньше характерных при данной танные зависимости магнетосопротивления для образцов температуре времен для всех известных механизмов и 6. Пунктирными линиями показаны результаты расчета по теории слабой локализации, формула (4), а штриховыми — по неупругого рассеяния на фононах в GaAs. Часто сбой формулам (7).

фазы волновой функции в теории слабой локализации относят к электронно-электронному рассеянию. В этом случае должно уменьшаться при увеличении концентрации электронов. Однако в экспериментальных исся условие применимости теории слабой локализации следованиях структур n-GaAs/In0.07Ga0.93As/n-GaAs [10], в диффузионном пределе [24]. В этом случае Alx Ga1-xAs/GaAs [18] и -легированного GaAs [19] с можно воспользоваться теорией квантовых поправок к различной концентрацией электронов, но близких по проводимости Х. Виттманна и А. Шмида [25], спраостальным параметрам, такая зависимость не была обнаведливой при невыполнении диффузионного предела.

ружена. В структуре n-GaAs/In0.2Ga0.8As/n-GaAs с затвоТакой подход, в некоторых случаях, позволяет описать ром [20] исследования показали отсутствие выраженной отрицательное магнетосопротивление [23].

Pages:     || 2 |



© 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.