WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 12 Слабая антилокализация и спин-орбитальное взаимодействие в квантовой яме In0.53Ga0.47As/InP в режиме замороженной фотопроводимости © Д.Д. Быканов¶, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия (Получена 10 июня 2002 г. Принята к печати 17 июня 2002 г.) Исследовано квантовое магнитосопротивление двумерного электронного газа в слабом магнитном поле на гетерогранице In0.53Ga0.46As/InP в режиме замороженной фотопроводимости. Знакопеременный характер зависимостей магнитосопротивления от магнитного поля свидетельствует о влиянии спин-орбитального взаимодействия на проводимость квантовой ямы. Показано, что основным вкладом в величину частоты спин-орбитального рассеяния 1/so является механизм, определяемый встроенным на гетерогранице электрическим полем, — линейным по волновому вектору электрона механизмом Рашбы. Полученные данные позволяют на основе существующих теорий оценить параметры спин-орбитального расщепления энергетического спектра =(84 ± 10) 2 (по механизму Рашбы) и =(73 ± 5) эВ · 3 (по механизму Дьяконова–Переля и Дрессельхауза).

1. Введение ствии только интерференция находящихся в триплетном состоянии волн с J = 1 дает эффект слабой локализаКак известно, в полупроводниках и полупроводни- ции, т. е. уменьшает проводимость. Синглетное состоковых структурах с двумерным электронным газом яние интерферирующих волн с общим числом J = 0 (2DEG) классическое (лоренцовское) магнитосопротив- приводит к увеличениию проводимости (эффект антиление отсутствует при низких (гелиевых) температурах.

локализации). Соответственно подавление магнитным На изоляторной стороне перехода металла–изолятор полем интерференции волн с J = 1 увеличивает провов области низких температур вместо классическо- димость (эффект ОМС), а подавление интерференции го магнитосопротивления наблюдают экспоненциально волн с общим спином J = 0 — уменьшает. В последнем растущее с магнитным полем магнитосопротивление, случае происходит подавление слабой антилокализации, обусловленное спиновой перестройкой зон Хаббарда [1], что приводит к положительному магнитосопротивлению либо сжатием волновых функций электронов [2]. На (ПМС).

металлической стороне перехода отсутствие лоренцовВ первых работах по теории слабой локализации и анского магнитосопротивления связано с вырождением тилокализации в качестве параметров, определяющих электронного газа [3]. Вместо этого в слабом магнитном зависимости магнитосопротивления от магнитного поля, поле при c 1 наблюдается квантовое отрицательрассматривались времена сбоя фазы волновой функции ное магнитосопротивление (ОМС). Оно обусловлено электрона (phase-breaking time, dephasing time) и so.

подавлением эффекта слабой локализации магнитным Первое время () — из-за сбоя фазы за счет неупругого полем и соответственно возрастанием проводимости [4].

рассеяния типа электрон-электронного или электронВ приведенных выше неравенствах: c — циклотронная фононного взаимодействий. Второе (so) — из-за сбоя частота, — транспортное время (время релаксации фазы за счет спин-орбитального рассеяния электронов.

импульса электрона). В более сильном магнитном поле Предполагалось, что so определяется только одним проявляется положительное квантовое магнитосопромеханизмом CO взаимодействия. В качестве процесса, тивление, обусловленное другим типом квантовых поопределяющего время so, рассматривался либо мехаправок к проводимости. Это поправки, связанные с монизм спиновой релаксации Эллиота–Яфета [8], либо — дифицированным электрон-электронным взаимодействиДьяконова–Переля, возникающий в полупроводниках ем, характерным для проводников с разупорядоченным без центра инверсии (часто называемый механизмом электронным газом [4–7]. При c 1 начинаются Дрессельхауза) [4,9]. Впоследствии появились теореосцилляции Шубникова–де-Гааза.

тические разработки, показавшие, что при действии Уменьшение проводимости в отсутствие магнитного нескольких механизмов CO взаимодействия они влияют поля (слабая локализация) вызывается интерференцией различным образом на зависимость проводимости 2DEG волновых функций электронов, прошедших один и тот от магнитного поля [10,11], и был предложен новый же путь в прямом и обратном направлениях. Такая тип зависимости, учитывающий это различное влияние.

интерференция зависит от общего спина J двух элекВ результате путем анализа экспериментальных завитронных волн. При спин-орбитальном (СО) взаимодейсимостей оказалось возможным оценивать раздельно ¶ E-mail: dbyk@mail.ioffe.ru вклады различных механизмов СO рассеяния.

5 1476 Д.Д. Быканов, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев В данной работе мы представляем результаты иссле- Если частота CO рассеяния 1/so много меньше дования магнитосопротивления 2DEG на гетерогранице частоты 1/, то 2/Hs + H H, и, складывая члены In0.53Ga0.47As/InP при заполнении одной подзоны раз- в правой части (2), получаем мерного квантования в режиме замороженной проводи (B) B мости и сравнение этих данных с теориями [10,11]. Ранее =(1 - ) f > 0, G0 H подобное экспериментальное исследование было выпол- нено для 2DEG на гетерогранице GaAs/In0.15Ga0.85As т. е. квантовая поправка к проводимости положительна и на образцах, находящихся в равновесном состоянии и наблюдается эффект ОМС, определяемый временем (в темноте) [11].

сбоя фазы.

В дальнейшем, как и в большинстве теоретических [10,11] и экспериментальных исследований, мы не 2. Теоретические предпосылки будем учитывать поправку Маки–Томпсона (3), считая 0.

Теория квантовых поправок справедлива для слабо Для полупроводников с сильным спин-орбитальным разупорядоченного электронного газа при выполнении взаимодействием электронов, как например полупроводусловия ники AIV и AIIIBV p-типа, а также для квантовых ям kFl > 1, (1) с дырочной проводимостью на их основе справедливо обратное неравенство 1/so 1/, т. е.

где kF — волновой вектор электрона на уровне Ферми, l — длина свободного пробега. Теоретические зависимоHs H (6) сти магнитопроводимости от магнитного поля справедливы только до величины магнитного поля, соответству- и основную роль играет последний член в правой чающей неравенству сти (2). Квантовая поправка к проводимости становится отрицательной, т. е. наблюдается ПМС. Этот эффект, как LB < l, (1a) и ОМС, определяется только величиной и температургде LB =( c/2eB)1/2 — магнитная длина.

ной зависимостью времени :

Возникновение знакопеременной зависимости кванто (B) 1 B вого магнитосопротивления можно проиллюстрировать, = - f < 0. (7) G0 2 H используя теоретическую зависимость магнитопроводимости (magnetoconductivity) 2DEG от магнитного поля Если частоты 1/so и 1/ сравнимы по величине, то из работы [8]:

Hs H (8) (B) - (0) (B) B = = f G0 G0 2 Hs + H и в слабом магнитном поле также основную роль играет последний член в правой части (2) с большим 1 B 1 B значением аргумента, обеспечивая эффект ПМС. По + f - (1 + ) f, (2) 2 2 2Hs + H 2 H мере возрастания магнитного поля и насыщения этой зависимости начинают превалировать первые слагаемые где B — магнитное поле, G0 = e2/2, — коэффии магнитопроводимость изменяет знак, а магнитосоциент, определяющий величину поправки Маки-Томппротивление становится отрицательным. Такое знакосона [12]:

переменное магнитосопротивление удается наблюдать B в структурах на основе AIIIBV с двумерным элекронным MT(B) =-G0 f ; (3) H газом (см., например, [9,11,13]). Оно проявляется в виде пика положительного магнитосопротивления в области функция f (x) определяется диаграмма-функцией (z ):

слабого магнитного поля с последующей сменой знака и переходом в ОМС.

1 Как было показано в работе [10], вид зависимости (2) f (x) = + + ln x.

2 x должен быть изменен, если в гамильтониане для спинового расщепления зоны проводимости Параметр H связан со временем сбоя фазы ;

kH = +( )(9) c 2m H =, (4) 4eD присутствуют линейные по k члены, описывающие CO взаимодействие (рассматривалась плоскость гетепараметр Hs — со временем релаксации CO взаимодейрограницы [100] в AIIIBV). В выражении (9) = 1, ствий so:

k2 = k2 + k2, =(x, y ), =( x, y ) — двумерные c x y Hs =. (5) вектора с компонентами в плоскости квантовой ямы;

4eDso Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Слабая антилокализация и спин-орбитальное взаимодействие в квантовой яме In0.53Ga0.47As/InP... i — компоненты матрицы Паули. Вектор 2 / имеет два характерных магнитных поля для описания спинфизический смысл вектора прецесии: его длина равна орбитального рассеяния: кроме Hs, определяемого сумчастоте прецесии спина и его направление определяет марной величиной времени релаксации спина so (10):

ось прецесии. Расщепление энергии по спину равно 2.

В рассматриваемом случае расчет времени релаксаHs = 2 + 23 + 2, (15) 1 3 1R 4 eD ции спина производится как возникает дополнительный параметр Hs, который опре деляется наибольшим из членов (11) или (13), линейны= 2 21 + 2 1 + 23, (10) so 1 1R ми по волновому вектору где 2 max{ 2, 2 } 1 1R Hs1 =. (16) = W ()(1 - cos n)d, n = 1, 3;

4 eD n Условие (1a) для применимости всех теоретических 1 = k k2 - k2 (11) зависимостей магнитопроводимости от магнитного поля z для 2DEG может быть записано в виде — член, линейный по волновому вектору (механизм c Дьяконова–Переля) [14]. Здесь k2 — средняя величина B < Htr =. (16a) z 4eD квадрата волнового вектора в направлении, перпендикулярном плоскости 2DEG.

3. Образцы и методика эксперимента k 3 = (12) Селективно легированные гетероструктуры In0.53Ga0.47As/InP изготавливались методом жидкофаз— член кубический по волновому вектору в плоскости ной эпитаксии [16]. На подложке из полуизолирующего гетерограницы (механизм Дрессельхауза). В дальнейInP, легированного железом, выращивался буферный шем будем обозначать 1 = — транспортное время слой фосфида индия p-типа, легированного самарием релаксации. Следует отметить, что выражение для маг(с концентрацией дырок p 1015 см-3 при комнатной нитопроводимости (2) справедливо, если в CO рассеятемпературе) толщиной порядка 1.5 мкм, затем слой InP нии присутствует только вклад 3.

n-типа (источник электронов в квантовой яме) толщиной Кроме того, в асимметричной квантовой яме воз0.5–0.6 мкм, легированный Si (NSi (2-3) · 1017 см-3), никает дополнительный член в гамильтониане, также и слой твердого раствора In0.53Ga0.47As p-типа толщиной линейный по волновому вектору электрона 4-5мкм (с концентрацией дырок p 1015 см-3).

Методом фотолитографии из структур изготавливались 1R = Fk (13) образцы для гальваномагнитных измерений в виде двой(F — электрическое поле на гетерогранице), предло- ных холловских крестов с 6 контактами. На контактные женный Рашбой [15]. Коэффициенты и являются площадки образцов были вплавлены капли In в вакууме константами, характеризующими энергетический спектр при 450C, что обеспечивало омический контакт полупроводника со слоем 2DEG. к слою 2DEG. Концентрация электронов в образцах Теоретический анализ [10] показал, что для учета ли- варьировалась импульсами света от GaAs-светодиода нейных членов при расчете квантовых поправок, связан- с помощью эффекта замороженной фотопроводимости ных со слабой локализацией, неправильно использовать (неравновесного, но квазистационарного процесса), просто суммарное время для релаксации спина в выра- который сопровождается перераспределением зарядов и уменьшением встроенного электрического поля на жении (2). В этой работе представлено аналитическое выражение для магнитопроводимости:

Hs Таблица 1. Характеристики исследованных образцов в равно2a0 + 1 + (B) B = - - весном состоянии при T = 1.8K Hs HsG0 aa1 a0 + - B B R, ns, µ,, Htr, Hs3 3a2 + 2an Hs - 1 - 2(2n + 1) Образец kFl n B B + - Ом 1011 см-2 104 см2/(В · c) пс Гс Hs Hsn an + an-1an+1 - 2((2n + 1)an - 1) B B n=1 552 2.93 3.86 0.90 28 2 649 4.06 2.37 0.55 53 Htr 1 H 3 717 3.38 2.573 0.60 54 - 2ln - + - 3C, (14) B 2 B Примечание. R — сопротивление на квадрат пленки, ns и µ — H Hs где an = n + + +, C — константа Эйлера.

холловские концентрация и подвижность электронов, — время 2 B B упругого рассеяния, Htr — параметр (16a), kFl — параметр (1).

В зависимости (14) в отличие от выражения (2) есть Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 1478 Д.Д. Быканов, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев гетерогранице [17]. В диапазоне изменения концентрации в образцах уровень химического потенциала F находился в 1-й подзоне размерного квантования.

Измерения были выполнены в диапазоне T = = 1.8-4.2 K на образцах с исходной концентрацией 2DEG от ns = 2.9 · 1011 до ns = 4.1 · 1011 см-2. Методика гальваномагнитных измерений описана в работе [18].

Параметры двумерного электронного газа при температуре T = 1.8K приведены в табл. 1.

4. Результаты эксперимента и их анализ В слабом магнитном поле для всех состояний образцов (как в темноте, так и при освещении) наблюдались Рис. 2. Зависимости магнитопроводимости /G0 от магнитзависимости знакопеременного магнитосопротивления ного поля B для образца 1 (см. табл. 1) при концентрации от магнитного поля с максимумом положительного электронов ns, 1011 см-3: 1 — 3.14, 2 — 3.20. Сплошные магнитосопротивления при величине магнитного по- линии — подогнанные теоретические зависимости (14).

ля B < 50 Гс. На рис. 1, a, b показаны примеры такого типа зависимостей магнитосопротивления от магнитного поля [R(B) - R(0)]/R(0) = R/R0. Перерасчет R/R0 = f (B) в зависимость магнитопроводимости от магнитного поля [ (B) - (0)] = (B), нормированной на величину G0 = e2/2, производился следующим образом:

(B) - (0) (B) 0 R(B) xy(B) = = - +, G0 G0 G0 R0 xx(B) где xy(B) (µH)2, xx(B) µ — холловская подвижность. Предполагалось, что в слабом магнитном поле (µH)2 1, но может быть сравнимо по величине со значениями R(B)/R0. Получаемые таким образом зависимости (рис. 2) сопоставлялись с теоретической (14) для нахождения параметров H (4), Hs (15) и Hs1 (16).

На рис. 1, a представлены данные для одного из образцов в исходном состоянии при изменении температуры;

на рис. 1, b и рис. 2 — при разной концентрации 2DEG, варьируемой импульсами подсветки образца с помощью GaAs-диода. На рис. 2 сплошными линиями показаны также теоретические зависимости (14), наиболее хорошо описывающие экспериментальные данные.

Найденные значения H использовались для нахождения времени сбоя фазы в соответствии с соотношениРис. 1. Зависимости магнитосопротивления R/R0 от маг- ем (4). Коэффициент диффузии вычислялся как нитного поля B для образцов с номерами (см. табл. 1):

a —3, b —1. На рис. a — при изменении температуры D = =.

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.