WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 1 Циклотронный резонанс в легированных и нелегированных гетероструктурах InAs / AlSb с квантовыми ямами ¶ © В.Я. Алешкин, В.И. Гавриленко, А.В. Иконников, Ю.Г. Садофьев, J.P. Bird, S.R. Jonhson, Y.-H. Zhang Институт физики микроструктур Российской академии наук, 603950 Нижний Новгород, Россия Department of Electrical Engineering and Center for Solid State Electronic Research, Arizona State University, Tempe, AZ 85287, USA (Получена 1 июня 2004 г. Принята к печати 14 июня 2004 г.) С помощью ламп обратной волны в диапазоне 150-700 ГГц исследованы спектры циклотронного резонанса в гетероструктурах AlSb / InAs / AlSb с квантовыми ямами с концентрацией двумерных электронов от 2.7 · 1011 до 8 · 1012 см-2 при 4.2 K. Обнаружено значительное возрастание циклотронной массы от 0.03m0 до 0.06m0 с ростом концентрации электронов (и соответственно энергии Ферми), что типично для полупроводников с непараболическим законом дисперсии. Полученные результаты удовлетворительно согласуются с теоретическими расчетами циклотронных масс на уровне Ферми в рамках упрощенной модели Кейна.

1. Введение 2. Эксперимент Исследуемые гетероструктуры выращивались метоВ последнее время отмечается значительный интедом молекулярно-пучковой эпитаксии на полуизолирурес к гетероструктурам с квантовыми ямами (КЯ) ющих подложках GaAs (100). Поскольку постоянные InAs / AlSb, которые обладают целым рядом замечарешетки AlSb и InAs значительно больше по сравнению тельных свойств. Так, квантовая яма для электронов с GaAs, активная часть структуры выращивалась на комявляется чрезвычайно глубокой (1.3 эВ), а подвижность позитном буфере, состоящем из слоя GaAs толщиной при комнатной и гелиевой температурах может до200 нм, слоя AlAs (100 нм при 570C) и метаморфного стигать 3 · 104 и 9 · 105 см2/В · c соответственно (см., буферного слоя AlSb или GaSb. Рост метаморфного например, [1–7]). Близость параметров кристаллических буфера начинался с нанесения слоя AlSb толщиной решеток InAs и AlSb обеспечивает возможность полу100 нм при 570C, поверх которого выращивался толчения гладких границ раздела слоев, вследствие чего стый (2.4 мкм) слой AlSb при 570C или GaSb при 510C рассеяние на шероховатостях микрорельефа невелико.

(образец 4, см. таблицу) [3,12]. Для всех образцов поверх Такие системы являются перспективными для создабуферного слоя выращивалась 10-периодная „сглажиния приборов среднего инфракрасного диапазона длин вающая“ сверхрешетка GaSb(2.5 нм) / AlSb(2.5 нм) при волн и высокочастотных транзисторов. Исследование 480-490C. Активная часть структуры состояла из нижспектров циклотронного резонанса (ЦР) является эфнего барьера AlSb толщиной 12 нм в нелегированных фективным методом для определения непараболичности образцах (образцы 1-4) и 40 нм в селективно легирозоны проводимости и спинового расщепления уровней ванных образцах (образцы 5-8), квантовой ямы InAs Ландау в КЯ InAs [8–11], однако до настоящего времени номинальной толщиной 15 нм, верхнего барьерного слоя эти исследования были ограничены лишь номинальAlSb (Al0.8Ga0.2Sb в образце 3) толщиной 30-40 нм но нелегированными гетероструктурами с двумерной и покрывающего слоя GaSb, защищающего AlSb от концентрацией электронов до 1.4 · 1012 см-2. Настояреакции с парами воды на воздухе. Активная часть щая работа посвящена исследованиям ЦР в структурах структуры выращивалась при температуре 480C. При AlSb / InAs / AlSb с квантовыми ямами, концентрация росте квантовой ямы InAs использовалась специальная двумерных (2D) электронов в которых варьировалась от последовательность прерываний поступления материа2.7 · 1011 до 8 · 1012 см-2. В предыдущих работах исслелов (Al, Sb, In, As), обеспечивающая образование связей дования ЦР выполнялись методом фурье-спектроскопии In-Sb на обеих гетерограницах AlSb / InAs / AlSb, что в магнитных полях выше 20 кЭ в диапазоне частот позволило получить высокую подвижность 2D электровыше 1.5 ТГц. В данной работе в качестве источников нов (в отличие от границ со связями Al-As) [13].

монохроматического излучения использовались лампы В образцах 5-8 проводилось -легирование теллуром обратной волны (ЛОВ), что позволило провести ис- (из тигельного испарителя Ga2Te3) верхнего и нижнего барьеров AlSb на расстоянии 15 нм от квантовой следование спектров ЦР в диапазоне от 160-700 ГГц.

Для интерпретации результатов эксперимента проведе- ямы InAs.

Для характеризации двумерного электронного ганы расчеты циклотронных масс электронов в рамках за были проведены измерения эффектов Холла и модели Кейна.

Шубникова–де-Гааза на образцах прямоугольной формы ¶ E-mail: gavr@ipm.sci-nnov.ru размерами 15 4мм2, на которые наносились точечные 72 В.Я. Алешкин, В.И. Гавриленко, А.В. Иконников, Ю.Г. Садофьев, J.P. Bird, S.R. Jonhson, Y.-H. Zhang Параметры исследованных в работе нелегированных (1-4) и селективно легированных (5-8) образцов nHall, n1SdH, n2SdH, n3SdH, nPC, µ, µCR, s s s s s Образец mc/m1012 см-2 1012 см-2 1012 см-2 1012 см-2 1012 см-2 105 см2/В · см 105 см2/В · см 1 - - - - 0.27 - 0.45 0.029-0.2 0.65 0.64 - - 0.63 3.9 0.6-1.6 0.032-0.3 0.68 0.66 - - 0.67 2.5 0.4-1.6 0.033-0.4 0.95 0.83 - - 0.82 4.4 0.5-1.6 0.034-0.5 2.4 1.8 0.6 - - 1.0 0.4 0.042-0.6 3.2 2.2 1.0 - - 0.63 0.4 0.042-0.7 4.3 2.8 1.5 - - 0.53 0.4 0.044-0.8 8.3 4.3 3.4 0.6 - 0.4 0.2 0.054-0.омические контакты (геометрия холловского креста). При этом волновая функция имеет вид Для исследования ЦР использовались образцы квадрат+ ной формы размерами 5 5мм2 с двумя полосковы =, ми омическими контактами. Образцы размещались в криомагнитной вставке, помещаемой в транспортный где ± удовлетворяют уравнениям гелиевый сосуд Дьюара СТГ-40. В качестве источников излучения использовались две лампы обратной волH±± = E±. (1) ны ОВ-30 и ОВ-74, перекрывающие диапазоны частот 160-340 и 490-710 ГГц соответственно. Измерения Электронный спектр двукратно вырожден, H± соотпроводились при температуре T = 4.2 K при постоянной ветствуют одинаковые энергии. Решая уравнение (1), частоте излучения ЛОВ и развертке магнитного поля, находим дисперсионные зависимости энергии электрона, направленного перпендикулярно поверхности образцов находящегося в n-й подзоне, от k: n(k). Типичные и параллельно направлению распространения излучения дисперсионные зависимости для электронов в квантовой ЛОВ. Излучение модулировалось с помощью механи- яме InAs / AlSb представлены на рис. 1.

ческого прерывателя (частота f 200 Гц). Прошедшее Циклотронные массы на уровне Ферми находились из через структуру излучение детектировалось приемником полученных зависимостей n(k) по формуле n-InSb. Использовалась стандартная схема синхронно-го детектирования, сигнал с выхода синхродетектора d mc = k. (2) оцифровывался аналого-цифровым преобразователем и dk записывался как функция магнитного поля. Для уменьРезультаты расчета энергии для трех нижних подзон шения эффектов интерференции подложки образцов старазмерного квантования от квадрата волнового вектора чивались на клин с углом 2. Для некоторых образцов в гетероструктуре AlSb / InAs с толщиной квантовой ямы проводились измерения осцилляций субмиллиметровой фотопроводимости, которые аналогичны осцилляциям Шубникова–де-Гааза, с целью определения концентрации 2D электронов.

3. Расчет циклотронных масс электронов в гетероструктурах InAs / AlSb Для расчетов электронного спектра использовался гамильтониан Кейна, в котором пренебрегалось слагаемыми, пропорциональными квадрату волнового вектора, и слагаемыми, появляющимися из-за отстутствия центра инверсии в кристалле [14]. Использование предложенного в работе [15] базиса позволяет привести гамильтониан к блочном виду:

Рис. 1. Результаты расчета энергии для трех нижних подзон размерного квантования от квадрата волнового вектора в гетероструктуре AlSb / InAs с шириной квантовой ямы H+ H =.

(сплошная линия) и 150 (штриховая).

0 HФизика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Циклотронный резонанс в легированных и нелегированных гетероструктурах InAs / AlSb... 205 приведены на рис. 1. Структура имеет параметр рованных образцах „поставщиками“ электронов в КЯ решетки в плоскости роста, равный параметру решетки InAs являются поверхностные доноры в покрывающем AlSb. Нуль энергии соответствует дну зоны проводимо- слое GaSb [4] и глубокие доноры в объеме барьерных сти InAs (без учета энергии размерного квантования).

слоев Al(Ga)Sb [18–20]. В селективно легированных Отметим, что при нулевой температуре при заполне- образцах 5-8 подвижность постепенно уменьшается с нии только 1-й подзоны волновой вектор на уровне ростом концентрации электронов вследствие рассеяния Ферми, kF, определяется соотношением ns = k2 /2, где на ионизованных донорах в -слоях. Как можно заметить F ns — концентрация 2D электронов.

Для проверки точности алгоритма вычисления энергий электронных состояний в квантовой яме InAs были выполнены расчеты энергий межподзонных переходов, которые наблюдались экспериментально в работах [16,17]. Измеренные в работе [16] энергии перехода из первой подзоны во вторую для квантовых ям InAs толщиной 6.5, 7.7 и 8.6 нм составили 0.327, 0.и 0.245 эВ соответственно. Результаты нашего расчета для этих квантовых ям 0.329, 0.276 и 0.245 эВ находятся в хорошем согласии с экспериментом.

В работе [17] были измерены энергии межподзонных переходов для квантовых ям шириной 10, 8.4, 7.5, 7.0, 6.5, 6 и 5 нм. Энергии переходов для четырех наиболее широких ям при 10 K составили 0.211, 0.244, 0.и 0.296 эВ. Рассчитанные энергии преходов для этих ям равны 0.208, 0.252, 0.284 и 0.305 эВ. В этих структурах вследствие значительной концентрации электронов необходимо учитывать деполяризационный сдвиг. Он приводит к смещению линии на несколько мэВ от коротковолнового края, которому соответствуют переходы с k = 0 (рассматривалась энергия именно таких переходов). Для этих структур расчет дает завышенное значение энергии перехода, причем расхождение теории и эксперимента увеличивается с уменьшением толщины ямы. Вероятно, это связано с неточностью определения толщин квантовых ям. Отметим, что и для этого эксперимента расхождение находится в пределах 5%, что показывает вполне удовлетворительное согласие теории и эксперимента.

4. Результаты и обсуждение Параметры исследованных образцов представлены в таблице в порядке возрастания концентрации 2D электронного газа. Наряду с полной концентрацией nHall, s определенной из измерений эффекта Холла, в таблице представлены концентрации электронов в 1, 2 и 3-й подзонах размерного квантования, определенные с помощью фурье-анализа осцилляций Шубникова–де-Гааза, n1SdH, n2SdH, n3SdH, а также концентрация, определенs s s ная из осцилляций субмиллиметровой фотопроводимости, nPC. Наиболее высокие значения подвижностей s (µ 4 · 105 см2/В · с) наблюдались в нелегированных образцах 2-4 с типичными значениями концентрации носителей (6-9) · 1011 см-2. В таких структурах подвижность ограничивается дальнодействующим потенциалом Рис. 2. Типичные спектры ЦР в нелегированных образцах удаленных ионизованных примесей, который экраниру- 1-4 (a) и 5-8 (b) при различных энергиях квантов излучения.

ется носителями заряда [12]. В номинально нелеги- Указаны номера образцов и энергии квантов.

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 74 В.Я. Алешкин, В.И. Гавриленко, А.В. Иконников, Ю.Г. Садофьев, J.P. Bird, S.R. Jonhson, Y.-H. Zhang в рамки экспериментальных погрешностей определения циклотронных масс (см. таблицу).

На рис. 3 представлены измеренные значения циклотронных масс электронов в зависимости от концентрации носителей в 1-й подзоне, а также рассчитанные зависимости циклотронной массы для квантовых ям InAs шириной 205 и 150. Видно, что расчет для номинальной (определенной из ростовых параметров) ширины квантовой ямы шириной 150 дает заметно худшее согласие с экспериментом, чем расчет для ямы шириной 205. Поскольку использованная модель закона дисперсии электронов обеспечивает хорошее согласие теории и эксперимента при расчетах энергий межподзонных переходов, естественно предположить, что расхождение Рис. 3. Зависимость циклотронной массы от концентрации:

связано с недостаточно точной калибровкой скоростей теоретический расчет для первых трех подзон КЯ InAs широста слоев. Для проверки этого предположения необриной 205 (сплошная линия), 150 (штриховая) и экспериходимо провести независимые измерения толщины слоя мент (точки).

InAs в исследованных структурах.

Авторы признательны И.В. Ерофеевой и А.Н. Панину за помощь при подготовке измерений.

из таблицы, для образцов 2-4 концентрации электронов, определенные по эффектам Холла и Шубникова–деГааза несколько различаются. Данное расхождение свяСписок литературы зано скорее всего с существованием канала проводимости, параллельного КЯ InAs, а не с заполнением 2-й под[1] G. Tuttle, H. Kroemer, J.H. English. J. Appl. Phys., 65, зоны размерного квантования. Как показывает спек(1989).

тральный анализ осцилляций Шубникова–де-Гааза в се[2] H. Kroemer, C. Nguyen, B. Brar. J. Vac. Sci. Technol., 10, лективно легированных образцах 5-6, заполнение вто1769 (1992).

рой подзоны начинается лишь при ns 1.2 · 1012 см-2 [3] C. Nguyen, B. Brar, C.R. Bolognesi, J.J. Pekarik, H. Kroemer, J.H. English. J. Electron. Mater., 22, 255 (1993).

(см. таблицу).

[4] Ch. Gauer, J. Scriba, A. Wixforth, J.P. Kotthaus, C. Nguyen, Типичные спектры ЦР привдены на рис. 2, a, b. СлеG. Tuttle, J.H. English, H. Kroemer. Semicond. Sci. Technol., дует отметить, что подвижность электронов, определен8, S137 (1993).

ная непосредственно по полуширине линии ЦР H1/2 [5] B.R. Bennett, M.J. Yang, B.V. Shanabrook, J.B. Boos, D. Park.

(µCR = e/mc, где =(1/2) H1/2/Hres), для большинAppl. Phys. Lett., 72, 1193 (1998).

ства представленных спектров значительно меньше, чем [6] S. Brosig, K. Ensslin, B. Brar, M. Thomas, H. Kroemer.

подвижность, полученная из измерений эффекта Холла Physica E, 2, 214 (1998).

и проводимости (см. таблицу). Это связано с насыщени- [7] M.J. Yang, K.A. Cheng, C.H. Yang, J.C. Culbertson. Appl.

Phys. Lett., 80, 1201 (2002).

ем циклотронного поглощения, обусловленным высокой [8] M.J. Yang, P.J. Lin-Chung, R.J. Wagner, J.R. Waterman, подвижностью и (или) большой концентрацией носитеW.J. Moore, B.V. Shanabrook. Semicond. Sci. Technol., 8, лей в исследуемых образцах. Значения циклотронных S129 (1993).

масс электронов mc = eHres/(2cf ), определенные по [9] J. Scriba, A. Wixforth, J.P. Kotthaus, C.R. Bolognesi, величине резонансного магнитного поля Hres, приведеC. Nguyen, G. Tuttle, J.H. English, H. Kroemer. Semicond.

ны в таблице. Прослеживается заметное возрастание Sci. Technol., 8, S133 (1993).

эффективной массы с ростом концентрации (и соот[10] M.J. Yang, P.J. Lin-Chung, B.V. Shanabrook, J.R. Waterman, ветственно энергии Ферми). Такое возрастание типичR.J. Wagner, W.J. Moore. Phys. Rev. B, 47, 1691 (1993).

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.