WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

функциональной зависимости от концентрации элекВ настоящей работе проведено сравнение точности тронов n. Причем анализ экспериментальных результаописания экспериментальных зависимостей магнетосотов показывает, что для абсолютно разных материалов с противления по теории слабой локализации и по теории, различной концентрацией и типом носителей тока вариразвитой в [13,14]. В этих работах в рамках кинетическоация не превышает десяти раз. Так, для электронного го описания переноса с помощью матрицы плотности транспорта это время составляло 5.9 пс [10], 2.5 пс [18] показано, что в слабом магнитном поле, которому и 10 пс [19]. В случае дырочного типа проводимости соответствует условие = /kT 1 (B 0.2Тл при было получено значение 1 пс для Alx Ga1-xAs/GaAs [21] T = 4.2K), суммирование по уровням магнитного квани Si/Si0.85Ge0.15/Si [22]. В углеродной пленке с обоими тования можно, строго говоря, заменить интегрированитипами носителей [23] время сбоя фазы равнялось 1.8 пс.

ем и тензор проводимости может быть представлен в Полученные в литературе результаты также не могут виде быть отнесены к неупругому рассеянию на фононах, 2q2 F так как указанные выше материалы имеют абсолютно xx = Bxx + Nc x dx -, m 2 + 2 x разный фононный спектр. В таблице приведены также значения времени релаксации импульса для слоя с 2q2 F меньшей подвижностью электронов.

xy = Bxy + Nc x dx -, (5) m 2 + 2 x Результаты расчетов магнетосопротивления для образцов 4 и 6 приведены на рис. 3. Из рис. 2 видно, где Bxx, Bxy — значения, которые рассчитываются что экспериментальные зависимости для этих образцов исходя из уравнения Больцмана, Nc — плотность состозанимают крайние положения. Это позволяет оценить яний в зоне проводимости, F — функция распределеточность подгонки. Для остальных кривых точность ния Ферми–Дирака, x = E/kT, = qB/m, — частота будет иметь промежуточные значения. При расчете по рассеяния, зависящая, вообще говоря, от энергии. Как теории слабой локализации в модели трех проводящих видно, при 0 из формул (5) получаются станслоев хорошего согласия в широком диапазоне магнит- дартные выражения теории полупроводников. Отметим ных полей не удается получить ни для одной кривой. здесь, что практически обычно для замены суммироЭто может быть связано с тем, что классическое маг- вания интегрированием достаточно условия <0.7.

нетосопротивление невырожденного электронного газа Из (5) следует, что в сильно вырожденном электронном имеет большую положительную величину. Кроме того, газе, когда производную функции распределения можиз таблицы видно, что для всех образцов не выполняет- но, в первом приближении, заменить дельта-функцией, Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 1372 Г.Б. Галиев, В.Э. Каминский, И.С. Васильевский, В.А. Кульбачинский, Р.А. Лунин магнетосопротивление = - /EF, где EF —энергия в области буфера. Поэтому подвижность электронов, Ферми. Точный расчет показывает, что в области слабых занимающих эти подзоны, достаточно высока. Подгонка полей зависимость (B) может быть знакопеременной. магнетосопротивления осуществляется варьированием В невырожденном электронном газе при низких тем- этих параметров в узких пределах. Это достаточно пературах магнетосопротивление значительно больше, простая задача.

а знак определяется подвижностью. В нашем случае Используя (1) и (5), несложно показать, что для для разных образцов имеет разные знаки. Используя (5), нашей гетероструктуры можно показать, что проводимостью слабо заполненных 0 1 + i подзон можно пренебречь, если n3 n0 = mkT /.

xx = igi, S 1 + g2xПри температуре 4.2 K расчет для GaAs дает значение i n0 = 9.7 · 109 см-2. Поэтому для наших структур по0 1 + i следнее условие не выполняется (см. таблицу). Отсюда xy = x ig2, (7) i S 1 + g2xi видно, что в гетероструктурах при низких температурах проводимость слабо заполненных подзон может где существенно влиять на зависимость магнетосопротивления от поля. Чем ниже температура, при которой x = µ1B, 0 = 1/0, i = 2 x i gi, RQ исследуется перенос в двумерном электронном газе, тем ниже должна быть концентрация электронов слабо 1 ns1 2 = 1, 3 = d1, RQ =.

заполненных подзон.

2 ns3 qЧисленные расчеты, проведенные в работе [7], покаРасчет по этим формулам позволяет подогнать эксперизали, что потенциальная яма содержит 2 уровня разментальные зависимости магнетосопротивления. Резульмерного квантования с высокой степенью заполнения таты расчета приведены в таблице. На рис. 3 приведены и несколько очень слабо заполненных уровней. Число экспериментальные и рассчитанные зависимости (B) уровней в квантовой яме различно для разных структур для двух образцов в интервале полей, соответствующих и зависит от ширины ямы и наличия барьера. Конвеличинам 0 < <1.2. Как видно из рис. 3, в случае центрация и подвижность электронов на каждом из отрицательного магнетосопротивления (образец 4) поуровней разная. Однако мы дальнейший анализ огралучено очень хорошее согласие с экспериментом. Для ничим моделью 3 проводящих слоев. В этой модели образца 6 хорошее согласие имеет место для <0.проводимость складывается из проводимостей квантовой (B < 0.18 Тл). При >1.2 расхождение становится суямы между гетеропереходами, потенциальной ямы на щественным. Одной из возможных причин расхождения границе Al1-xGax As/GaAs с буфером и суммарной проявляется тот факт, что при таких значениях замена водимости слабо заполненных подзон размерного квансуммирования интегрированием уже не совсем корректтования. Каждый из слоев описывается эффективными на. В этом случае нужно использовать точные формулы подвижностями и концентрациями электронов. Через паиз работ [13,14], в которых производится суммирование раметры слоев холловские подвижность и концентрация по уровням магнитного квантования. Однако более суэлектронов определяются следующим образом:

щественным для точности расчетов оказывается то, что µ1 µпри получении (7) в [13,14] из общих выражений для µH = ig2, nH = n1 S, (6) i S µH тензора проводимости были опущены слагаемые, содержащие функцию Z(). Как показано в [13,14], Z(0) =где и растет при увеличении поля. В сильных магнитных полях именно Z() определяется вид магнетосопротивns3 ed - i = nsi/ns1 (i = 1, 2), 3 =, d = ns3/ns0, ления. Это особенно существенно для адекватного опиns1 d сания положительного магнетосопротивления. Поэтому mkT в нашем случае для образца 6 необходим учет этих ns0 =, gi = µi/µ1, S = igi.

слагаемых.

Величины n1 и n2 были получены в работе [7]. Концентрации электронов слабо заполненных подзон по4. Заключение тенциальной ямы зависят от параметров буфера. Поэтому расчетные величины их заполнения являются В работе исследовано магнетосопротивление в слабых приблизительными. Очевидно, что µH и nH определяются магнитных полях в гетероструктурах со связанными в основном параметрами сильно заполненных подзон квантовыми ямами различной ширины. Показано, что квантовой и потенциальной ям. Это позволяет из (1) наблюдаемое отрицательное магнетосопротивление в определить подвижности электронов в ямах. Таким об- интервале магнитных полей от нуля до 0.2-0.6Тл разом, у нас неизвестными остаются электронные па- может быть описано в рамках квантового кинетического раметры слабо заполненных подзон. Волновые функции подхода. Данный подход позволяет удовлетворительно электронов этих подзон имеют большую протяженность описать зависимость сопротивления от магнитного поля.

Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Электронный магнетотранспорт в связанных квантовых ямах с двухсторонним легированием Расчет показывает, что в сложных гетероструктурах эта [23] R.T.F. van Schaijk, A. de Visser, S.G. Ionov, V.A. Kulbachniskii, V.G. Kytin. Phys.Rev. B, 57, 8090 (1998).

зависимость определяется соотношением концентраций [24] В.Ф. Гантмахер. Электроны в неупорядоченных средах и подвижностей электронов во всех слоях. В частности, (М., Физматлит, 2003) гл. 2, с. 24.

в исследованных образцах отрицательное магнетосопро[25] H.P. Wittman, A. Schmid. J. Low Temp. Phys., 69, 131 (1987).

тивление в значительной степени обусловлено вкладом невырожденного электронного газа слабо заполненных Редактор Т.А. Полянская подзон размерного квантования.

Electron magnetotransport in coupled Работа выполнена при финансовой поддержке Миquantum wells with double sided doping нистерства промышленности, науки и технологий РФ, государственный контракт № 40.072.1.1.1178.

G.B. Galiev, V.E. Kaminskii, I.S. Vasil’evskii, V.A. Kulbachinskii, R.A. Lunin Institute of UHF Semiconductor Electronics, Список литературы Russian Academy of Sciences 117105 Moscow, Russia [1] W. Trzeciakowski, B.D. McCombe. Appl. Phys. Lett., 55, Moscow State University, (1989).

119992 Moscow, Russia [2] A. Lorke, U. Merkt, F. Malcher, G. Weimann, W. Schlapp.

Phys. Rev. B, 42, 1321 (1990).

[3] J.-L. Cazaux, N.G. Geok-Ing, D. Pavlidis, H.-F. Chau. IEEE Trans. Electron. Dev., 35, 1223 (1988).

[4] M. Nawaz. Sol. St. Electron., 43, 687 (1999).

[5] C.S. Whelan, W.E. Hoke, R.A. McTaggart, S.M. Lardizabal, P.S. Lyman, P.F. Marsh, T.E. Kazior. IEEE Electron. Dev. Lett., 21, 5 (2000).

[6] J.E. Hasbun. J. Phys.: Condens. Matter., 14, R143 (2003).

[7] Г.Б. Галлиев, В.Э. Каминский, В.Г. Мокеров, В.А. Кульбачинский, Р.А. Лунин, И.С. Васильевский, А.В. Деркач.

ФТП, 37, 711 (2003).

[8] А. де Виссер, В.И. Кадушкин, В.А. Кульбачинский, В.Г. Кытин, В.М. Скороходов, Е.Л. Шангина. ЖЭТФ, 105, 1701 (1994).

[9] В.А. Кульбачинский, Р.А. Лунин, В.Г. Кытин, А.С. Бугаев, А.П. Сеничкин. ЖЭТФ, 110, 1517 (1996).

[10] G.M. Minkov, S.A. Negashev, O.E. Rut, A.V. Germanenko, O.I. Khrykin, V.I. Shashkon, V.M. Danil’tsev. Phys. Rev. B, 61, 13 172 (2000).

[11] А.М. Крещук, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев. ФТП, 31, 459 (1997).

[12] B.L. Altshuler, D. Khmelnitzkii, A.I. Larkin, P.A. Lee. Phys.

Rev. B, 22, 5142 (1980).

[13] В.Э. Каминский. ФТП, 36, 1360 (2002).

[14] V.E. Kaminskii. Phys. Rev. B, 67, 085 201 (2003).

[15] В.Э. Каминский. ФТП, 23, 662 (1989).

[16] A. Isihara, L. Smrcka. J. Phys. C: Sol. St. Phys., 19, (1986).

[17] Н.С. Аверкиев, Л.Е. Голуб, Г.Е. Пикус. ФТП, 32, (1998).

[18] M.Y. Simmons, A.R. Hamilton, M. Pepper, E.H. Linfield, P.D. Rose, D.A. Ritchie. Phys. Rev. Lett., 84, 2489 (2000).

[19] Г.М. Миньков, С.А. Негашев, О.Э. Рут, А.В. Германенко, В.В. Валяев, В.Л. Гуртовой. ФТП, 32, 1456 (1998).

[20] G.M. Minkov, A.V. Germanenko, O.E. Rut, A.A. Sherstobitov, B.M. Zvonkov, E.A. Uskova, A.A. Birukov. Phys. Rev. B, 64, 193 309 (2001).

[21] Y. Yaish, O. Prus, E. Buchstaf, G. Ben Yoseph, U. Sivan. cond.mat./0109469, V1 (2001).

[22] M.S. Kagan, G.M. Min’kov, N.G. Zhdanova, E.G. Landsberg, I.V. Altukhov, K.A. Korolev, R. Zobl, E. Gornik. Proc.

11th Int. Symp. „Nanostructures: Physics and Technology“ (St.Petersburg, Russia, 2003) p. 279.

Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.