WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

T, K: 1 —4.21, 2 — 3.74, 3 — 3.27, 4 — 2.78, 5 — 2.45, e2 m2G0R6 —1.99, 7 — 1.81. На рис. b — при изменении концентрации Здесь — плотность состояний 2DEG. Экспериментальэлектронов ns, 1011 см-3: 1 — 2.93, 2 — 3.08, 3 — 3.103, ные значения частоты сбоя 1/ показаны точками на 4 — 3.202.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Слабая антилокализация и спин-орбитальное взаимодействие в квантовой яме In0.53Ga0.47As/InP... Другой тип взаимодействия характерен для идеальной ферми-жидкости. В 2DEG соответствующее время имеет вид [21] T F = ln, TM = max, T.

pee 2F TM При условии T < /, TM = /. Тогда T = ln. (18) pee 2F 2GСуммарная частота электрон-электронного взаимодействия вычисляется на основе измеренных значений проводимости образца и концентрации электронов ns как Рис. 3. Зависимости частоты сбоя фазы 1/ от температуры 1 1 = +. (19) для образца 3 в равновесном состоянии. Экспериментальee dee pee ные значения (точки) получены в результате сопоставления зависимостей (B)/G0 с выражением (14). Теоретические На тех же рис. 3 и 4 приведены теоретические ee зависимости: 1 —1/pee (18), 2 —1/dee (17), 3 —1/ (19), ee зависимости времен 1/ (17)–(19) от температуры ee 4 —1.5/.

и концентрации электронов. Можно видеть качественное ee совпадение расчетных 1/ и экспериментальных 1/ зависимостей от ns и T. Количественное расхождение численных значений в пределах 50%, как и в нашем случае (см. штриховые кривые 4 на рис. 3 и 4), достаточно часто наблюдается при сравнении экспериментальных и теоретических значений (см. [6], разд. 4.2).

Сбой фазы волновой функции электронов может быть связан и с неупругим электрон-фононным рассеянием.

Для теоретической оценки соответствующей частоты мы использовали время релаксации средней энергии электрона при рассеянии на деформационном (DA) и пьезоэлектрическом (PA) потенциале акустических фононов. Соответствующие выражения (на основе теории Карпуса [22]) приведены, например, в работе [23] (разд. 4.3.2). В результате оказалось, что для всех образцов частота электрон-фононных взаимодействий при DA рассеянии изменяется от 0.004 пс-1 при T = 1.8K Рис. 4. Зависимости частоты сбоя фазы 1/ от концентрации до 0.01 пс-1 при T = 4.2 K. Частота PA электронэлектронов для образца 1 в режиме замороженной проводимофононного взаимодействия еще на порядок меньше.

сти. Обозначения те же, что и на рис. 3.

Следовательно, эти механизмы неупругого рассеяния практически не дают вклада во время сбоя фазы в исследованных диапазонах температуры и концентрации электронов.

рис. 3 — в зависимости от температуры и на рис. 4 — Таким образом, при заполнении нижней подзоны разот концентрации электронов.

мерного квантования в режиме замороженной фотопроПеред сравнением этих данных с теоретическими водимости (под воздействием импульсов света) время отметим, что в более ранних наших работах, наприсбоя фазы определяется, как и в стационарном случае мер [19], было показано, что релаксация фазы волновой (рис. 3), временем электрон-электронного взаимодейфункции в основной подзоне в гетероструктурах на ствия (19).

основе AIIIBV при гелиевых температурах определяется На рис. 5, 6 (точки 1 и 2) представлены значения электрон-электронным взаимодействием. Первый тип Hs(ns), Hs(T ) и Hs1(ns ), Hs1(T ), определенные путем такого взаимодействия, характерный для слабо разупосопоставления экспериментальных зависимостей магнирядоченных проводников, определяется так называемым топроводимости от магнитного поля с выражением (14).

найквистовским временем [20]:

Концентрационные зависимости этих параметров в ре 2G0 жиме замороженной проводимости (рис. 5, a, b) каче= T ln. (17) ственно подобны тем, что наблюдались в работах [18,24] dee 2GФизика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 1480 Д.Д. Быканов, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев для величин Hs. Однако следует отметить, что данные, полученные в [18,24] для зависимостей Hs(ns) и H(ns ) в 1-й подзоне размерного квантования, имеют только качественный характер, поскольку обрабатывались по теоретической зависимости (2), справедливой, вообще говоря, только для механизма CO рассеяния (12). Более детальные измерения и анализ на основе теории (14), представленные здесь, показали, что уменьшение параметров CO взаимодействия Hs и Hs1 с ростом концентрации электронов наступает не сразу: в начале воздействия светом эти параметры продолжают немного возрастать с увеличением ns, а затем убывают.

Температурные зависимости (рис. 6) измерялись на образце, находящемся в равновесном состоянии. Как и следовало ожидать, параметры, характеризующие CO рассеяние, Hs и Hs1 не зависят от температуры (в пределах погрешности эксперимента).

Как видно из рис. 5, 6, экспериментальные значения Hs1 близки по величине к значениям Hs. Это означает, что в сумме (15) последнее слагаемое играет основную роль, т. е. экспериментальные значения Hs1 (16) определяются механизмом Рашбы:

2 1R Hs1 =.

4 eD Для сравнения с теорией расчетные значения параметров Hs (15) и Hs1 (16) вычислялись следующим образом. Для нахождения величины k2 использовалось z выражение [25] 2/Рис. 5. Параметры спин-орбитального взаимодействия в за48me2 N0 + ns k2 =.

висимости от концентрации 2DEG в режиме замороженной z проводимости для образцов 1 (a) и 2 (b) (см. табл. 1). Экспериментальные значения (точки: 1 — Hs (15), 2 — Hs1 (16)) Для вычислений принимались значения диэлектричеполучены в результате сопоставления зависимостей (B)/Gской проницаемости = 14.1, эффективной массы элекс выражением (14). Штриховые кривые проведены на глаз четрона m = 0.0141m0, концентрации остаточной примерез экспериментальные значения. Теоретические зависимости:

си N0 = 5 · 1010 см-2. В результате для расчета величи3 — Hs3D (23), 4 — Hs1D (20), 5 — Hs1D + Hs3D + Hs1R, pp pp ны Hs1D, определяемой 2 (11), получаем 6 — Hs1R (25), 7 — Hs1D + Hs3D + Hs1R. m Hs1D = 1.132 · m 2/N0 + ns m 1 ns 0.0233 - 1.57 · 10-4.

m0 1012 (20) Здесь и далее использована подстановка k = kF = = (2ns )1/2, единицы измерения концентрации в (20) и далее —см-2, коэффициента — 3 · эВ.

Другой член, линейный по k, определяемый 2 (13) 1R и характерный для асимметричной квантовой ямы, можно записать в виде ns + Nm 2 Hs1R = 37102. (21) m0 2 Рис. 6. Параметры спин-орбитального взаимодействия в зависимости от температуры для образца 3 в равновесном Единицы измерения коэффициента — 2. Здесь состоянии. Обозначения 1–5 такие же, как и на рис. 5.

использовано выражение для среднего электрического Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Слабая антилокализация и спин-орбитальное взаимодействие в квантовой яме In0.53Ga0.47As/InP... поля квановой ямы [25]: Таблица 2. Значения параметров для GaAs, InAs, In0.15Ga0.85As и In0.53Ga0.47As по результатам k · p-модели и экспериментальные 4e N0 + ns F =. (22) Данные из работы [11] Наши данные ПараКубический по волновому вектору k член Дрессельхау- метры Экспе- Экспеk · p k · p зонной римент римент за, определяемый 2 (12), дает значение для параметструктуры ра CO рассеяния GaAs InAs In0.15Ga0.85As In0.53Ga0.47As Eg, эВ 1.519 0.42 1.35 0.3 m 2 ns, эВ 0.341 0.38 0.347 0.Hs3D = 0.2832. (23) m0 1012 Eg, эВ 2.97 3.97 3.12 3., эВ 0.171 0.24 0.181 0.Далее предполагали, что 3/ = 1. P, эВ · 10.49 9.2 10.29 9.P, эВ · 4.78 0.87 4.20 2.Расчетные значения параметров (20), (21) предQ, эВ · -8.16 -8.33 -8.18 -8.ставлены на рис. 5, 6 кривыми 3, 4 соответственно.

, эВ · 3 27.5 26.9 27.7 24 36 73 ± Кривые 5 показывают вычисленные зависимости ве, 2 5.33 116.74 7.2 7.2 25 84 ± личины Hs = Hs1D + Hs3D + Hs1R (15) от концентрации ns. Для расчета использованы значения констант =(73 ± 5)3 · эВ и =(84 ± 10) 2.

На рис. 5, a, b приведены также расчеты параметров Весьма приблизительную оценку констант и можpp Hs1R в неравновесном режиме (Hs1R). Эффект замоно сделать, используя линейную экстраполяцию привероженной фотопроводимости (persistence photoconductiденных в работе [11] парамеров 3-зонной k · p-модели vity) в исследованных структурах связан с разделением энергетических зон для соединений Inx Ga1-xAs при носителей встроенным электрическим полем F, захваx = 0, 0.15 и 1 для нахождения значений при x = 0.том дырок остаточными ионизованными акцепторами (см. табл. 2), а также приведенные в [11] формулы в слое узкозонного материала In0.53Ga0.46As, а также k · p-модели:

захватом поверхностными состояниями — в случае 4 PP Q тонкого верхнего слоя [17]. Это означает, что если = - +, 3 Eg(Eg + ) Eg + Eg освещение системы межзонным светом приводит к увеличению ns на величину ns, то одновременно на ту же величину уменьшается концентрация N0. В результате = Pдля среднего поля в состоянии замороженной фотопро- Eg(Eg + )(Eg + ) водимости можно записать следующее выражение:

+ P 2.

4e Eg(Eg + )(Eg + ) F = F0 - ns, (24) В 3-зонной k · p-модели принимаются во внимание состояния зоны проводимости с функциями а для параметра CO рассеяния по механизму Рашбы Блоха S, валентная зона + с функциями X, Y, Z в режиме замороженной фотопроводимости 8 и более высокая зона + с функциями 8c 7c X, Y, Z. Этим состояниям при k = 0 соответN0 + ns0 - ns m 2 pp ствуют E = 0, E = -Eg, E = -(Eg + ), Hs1R = 37102. (25) 6 8 m0 2 E = -Eg, E = -Eg + ; P =(i /m0) S|pz |Z, 7c 8c P =(i /m0) S|pz |Z, Q =(i /m0) X|pz |Z —межзонЗдесь обозначено F0 и ns0 — встроенное поле (22) ные матричные элементы; p = -i.

гетероструктуры и концентрация электронов в исходном Линейная экстраполяция зависимости Eg(x) дает знасостоянии, ns — концентрация электронов в режиме чение Eg = 0.94 эВ (рис. 7, a, светлые точки 1). Однако замороженной проводимости. Результаты расчета кон- известно экспериментальное значение Eg = 0.8215 эВ, pp центрационных зависимостей Hs1R (25) показаны на определенное с большой точностью в работе [26] pp рис. 5, a, b кривыми 6, а суммы Hs1D + Hs3D + Hs1R — (рис. 7, a, черные точки 2). Такое небольшое „провиpp кривыми 7. Такое вычисление Hs1R позволяет лишь сание“ зависимости Eg(x) приводит к значительному качественно объяснить поведение найденных экспери- увеличению коэффициента для твердого раствора pp pp ментально параметров как Hs1 = Hs1R, так и Hs Hs1R In0.53Ga0.47As (рис. 7, b). Полученные величины парав зависимости от концентрации электронов, возрастаю- метров для In0.53Ga0.47As приведены в табл. 2 вместе щей с увеличением количества импульсов освещения об- с данными из работы [11].

разцов (ср. точки 2 с кривыми 6, точки 1 — с кривыми 7 В результате для x = 0.53 получаем теоретические на рис. 5, a, b). оценки 36 3 · эВ и 25 2. Эти цифрыв 2–3раза Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 1482 Д.Д. Быканов, С.В. Новиков, Т.А. Полянская, И.Г. Савельев 5. Заключение Исследовано квантовое магнитосопротивление двумерного электронного газа на гетерогранице In0.53Ga0.46As/InP в режиме замороженной фотопроводимости. Знакопеременный характер магнитосопротивления в слабом магнитном поле до 100 Гс 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 ± 4) 2 (по механизму Рашбы) и =(73 ± 3) эВ · 3 (по механизмам Дьяконова– Переля и Дрессельхауза). Частота сбоя фазы волновой функции электронов определяется суммой частот электрон-электронного взаимодействия, характерных для идеальной и разупорядоченной двумерной ферми-жидкости.

Работа выполнена при частичной поддержке программы Министерства науки и промышленности „Физика твердотельных наноструктур“.

Список литературы Рис. 7. Зависимости: a — Eg(x), b — (x) и c — (x) от содержания индия (x) в твердом растворе Inx Ga1-x As по [1] N.V. Agrinskaya, V.I. Kozub, T.A. Polyanskaya. Phys. St. Sol., данным [11] и их линейной экстраполяции (светлые точки). Те 218 (1), 68 (2000).

же зависимости, но с использованием известного для x = 0.[2] Б.И. Шкловский, А.Л. Эфрос. Электронные свойства значения Eg = 0.8215 эВ [26] — черные точки.

легированных полупроводников (М., Наука, 1979).

[3] A.C. Beer. Galvanomagnetic Effects in Semiconductors.

Suppl. 4 to Solid State Physics (Academic Press, N.Y., 1963).

[4] Б.Л. Альтшулер, А.Г. Аронов, А.И. Ларкин, Д.Е. Хмельотличаются от найденных в результате подгонки зависиницкий. ЖЭТФ, 81 (8), 768 (1981). [Sov. Phys. JETP, 54, мости (14) к экспериментальным данным (см. табл. 2).

411 (1981)].

Однако известно, что и другие параметры зонной струк[5] B.L. Altshuler, A.G. Aronov. Electron-Electron Interaction туры, кроме Eg, могут нелинейным образом зависеть In Disorderd Systems, ed. by A.L. Efros, M. Pollak (Northот состава твердого раствора в середине интервала Holland, Amsterdam, 1985) p. 1 [Modern Problems in x = 0-1.

Condensed Matter Sciences, v. 10].

В начале этого интервала, для значения x = 0.15, [6] Т.А. Полянская, Ю.В. Шмарцев. ФТП, 23 (1), 3(1989) [Sov.

линейная экстраполяция во много раз точнее и неудиPhys. Semicond., 23 (1), 1 (1989)].

вительно, что расчетные и экспериментальные дан- [7] A.M. Paalanen, D.C. Tsui, J.C.M. Hwang. Phys. Rev. Lett., (24), 2226 (1983).

ные для и в работе [11] практически сов[8] S. Hikami, A.I. Larkin, Y. Nagaoka. Prog. Theor. Phys., 44 (2), падают. Кроме того, параметры зон вблизи гете707 (1980).

рограницы GaAs/In0.15Ga0.85As, исследованной в [11], [9] P.D. Dresselhaus, C.M. Papavassiliou, R.G. Wheeler, и InP/In0.53Ga0.46As могут быть различны из-за отличаR.N. Sacks. Phys. Rev. Lett., 68 (1), 106 (1992).

ющихся постоянных решетки по обе стороны гетерогра[10] S.V. Iordanskii, Yu.B. Lyanda–Geller, G.E. Pikus. Письма ницы. И наконец, весьма вероятно, что после многократЖЭТФ, 60 (3), 199 (1994) [JETP Lett., 60, 206 (1994)].

ного использования циклов охлаждение–освещение– [11] W. Knap, C. Skierbiszewski, A. Zduniak, E. Litwin– нагрев, которым подвергались образцы, структура деStaszewska, D. Bertho, F. Kobbi, J.L. Robert, G.E. Pikus, фектов на гетерогранице претерпевала существенные изF.G. Pikus, S.V. Iordanskii, V. Mosser, K. Zekentes, менения, так же как и деформация решетки, вследствие Yu.B. Lyanda–Geller. Phys. Rev. B, 53, 3912 (1996).

чего изменились и параметры энергетических зон, от [12] А.И. Ларкин. Письма ЖЭТФ, 31, 239 (1980) [Sov. Phys.

которых зависят коэффициенты и. JETP Lett., 31, 219 (1980)].

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.