WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 1 Влияние шероховатости двумерных гетероструктур на слабую локализацию © А.В. Германенко, Г.М. Миньков, О.Э. Рут, В.А. Ларионова, Б.Н. Звонков, В.И. Шашкин, О.И. Хрыкин, Д.О. Филатов Институт физики и прикладной математики Уральского государственного университета, 620083 Екатеринбург, Россия Научно-исследовательский физико-технический институт Нижегородского государственного университета им. Н.И. Лобачевского, 603600 Нижний Новгород, Россия Институт физики микроструктур Российской академии наук, 603600 Нижний Новгород, Россия Научно-исследовательский центр физики твердотельных наноструктур, 603600 Нижний Новгород, Россия E-mail: Alexander.Germanenko@usu.ru В структурах GaAs/InxGa1-x As/GaAs с одиночной квантовой ямой исследовано влияние продольного магнитного поля на поперечное отрицательное магнитосопротивление, вызванное подавлением интерференционной квантовой поправки. Показано, что изменение формы поперечного магнитосопротивления под действием продольного магнитного поля сильно зависит от соотношения между средней длиной свободного пробега, длиной сбоя фазы и корреляционной длиной, характеризующей шероховатость двумерного слоя. Показано, что анализ экспериментальных зависимостей позволяет оценить параметры крупно- и мелкомасштабной шероховатости двумерного слоя в исследованных структурах. Полученные результаты находятся в хорошем согласии с данными зондовой микроскопии.

Работа выполнена при частичной финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (гранты № 03-02-16150, 03-02-06025 и 04-02-16626), АФГИР (гранты EK-005-X1 и Y1-P-05-11) и программы „Физика твердотельных наноструктур“.

1. Введение уменьшается с ростом B. Теоретический анализ [4,5] показал, что такое влияние продольного магнитного Температурная и магнитополевая зависимости про- поля не является универсальным и в действительности водимости неупорядоченных двумерных систем в зна- определяется соотношением между характерными дличительной степени определяются интерференционной нами L, lp и l = D, где D — коэффициент диффуквантовой поправкой. Как известно, только поперечное зии. Таким образом, исследования квантовой интерфеплоскости системы магнитное поле (B) разрушает ин- ренционной поправки в скрещенных магнитных полях терференцию электронных волн и приводит к возникно- позволяют получить информацию о шероховатости и вению отрицательного магнитосопротивления в случае неплоскостности двумерного слоя.

идеально плоской двумерной системы [1]. В реальных двумерных системах влияние магнитного поля носит более сложный характер [2]. Среди всех причин, вызы- 2. Детали эксперимента вающих появление продольного магнитосопротивления в двумерных системах с одной заполненной подзо- Исследования проводились на полупроводниковых гетероструктурах GaAs/Inx Ga1-xAs/GaAs с одиночной ной размерного квантования, наиболее важной является квантовой ямой, выращенных методом газофазной эпишероховатость интерфейсов, формирующих квантовую таксии из металлорганических соединений на полуизояму. Более того шероховатость приводит к тому, что включение продольного поля (B ) изменяет форму по- лирующей подложке GaAs. Были исследованы две структуры, отличающиеся дизайном. Гетероструктура перечного магнитосопротивления. Первые исследования влияния продольного магнитного поля на форму магни- представляла собой последовательность эпитаксиальных тосопротивления в поперечном магнитном поле сделаны слоев, формирующих квантовую яму In0.2Ga0.8As шина кремниевых МОП-транзисторах [3]. Было показа- риной 8 nm с барьерами из нелегированного GaAs.

но, что при наличии мелкомасштабных шероховатостей Легирование осуществлялось с помощью -слоев Sn, (таких, что L < lp, где L — корреляционная длина, расположенных в барьерах по бокам ямы на расстояхарактеризующая шероховатость в плоскости образца, нии 9 nm. Сверху был выращен покровный слой чистого lp — средняя длина свободного пробега) изменение GaAs толщиной 300 nm. Во второй структуре Hформы кривой поперечного магнитосопротивления при вместо квантовой ямы In0.2Ga0.8As был выращен тонкий включении дополнительного продольного магнитного слой InAs. Сильное несоответствие постоянных решеток поля можно описать, считая, что время сбоя фазы () GaAs и InAs в этом случае приводит к образованию Влияние шероховатости двумерных гетероструктур на слабую локализацию Рис. 1. Проводимость как фунцкия B, измеренная при T = 1.45 K при разных значениях B. a — структура 3512, Vg = -1.5V, b — структура H5610#1, Vg = -2.5V.

нанокластеров, которые формируются на смачивающем ограничимся рассмотрением ситуации, когда -слои не слое InAs толщиной в несколько монослоев представля- заселены. Параметры образцов для нескольких напряющем собой глубокую квантовую яму для электронов. жений на затворе (Vg) приведены в таблице. Способ нахождения друдевской проводимости (0), транспортИз каждой структуры было изготовлено по несколько ного времени релаксации импульса (p) и транспортного полевых транзисторов в форме холловских мостиков, что позволяло проводить измерения при различной магнитного поля (Btr = /2el2) описан в [7]. Обозначеp концентрации электронов в квантовой яме. В качестве ние G0 в настоящей работе использовано для величины полевого электрода использован алюминий, нанесенный e2/22 1.23 · 10-5 -1.

через маску термическим распылением в вакууме. Как Измерения проводились в температурном диапазоне показано в [6], при концентрации электронов выше, чем от 1.4 до 4.2 K. Магнитная система экспериментальной 7 · 1011 cm-2 для структуры 3512 и 9 · 1011 cm-2 для установки состояла из двух сверхпроводящих соленоиструктуры H5610, происходит заселение состоящей в дов: основного, создающего продольное магнитное поле легирующих -слоях, что приводит к дополнительным до 6 T, и дополнительного расщепленного соленоида с эффектам в магнитосопротивлении. В настоящей работе осью, ориентированной перпендикулярно оси основного соленоида. Дополнительный соленоид создавал поле до 0.5 T. Питание соленоидов осуществлялось от незаПараметры исследованных структур висимых источников тока, что позволяло производить a непрерывную развертку одного из магнитных полей, Структура Vg, V n, 1012 cm-2, G0 0, G0 p, 10-13 s Btr, T в то время как другое поддерживалось неизменным.

3512 -0.5 0.88 123.0 127.6 3.8 0.Напряженность магнитных полей измерялась с помо-0.75 0.69 83.6 88.7 3.4 0.щью двух ориентированных взаимно перпендикулярно -1.0 0.67 70.4 75.5 3.0 0.датчиков Холла.

-1.5 0.47 20.4 26.4 1.47 0.-2.5 0.32 4.27 9.3 0.76 0.H5610#1b -1.0 0.91 38.8 45.3 1.31 0.3. Результаты и обсуждение -2.5 0.73 22.9 29.5 1.06 0.-3.5 0.59 10.3 16.4 0.73 0.На рис. 1 показаны зависимости проводимости от a поперечного магнитного поля, измеренные на струкT = 1.45 K.

b Параметры образцов #1 и #2 близки. турах 3512 и H5610 при фиксированном продольном 9 Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 130 А.В. Германенко, Г.М. Миньков, О.Э. Рут, В.А. Ларионова, Б.Н. Звонков, В.И. Шашкин, О.И. Хрыкин...

магнитном поле. Напряжение на затворе выбрано таким фективному увеличению сечения рассеяния назад и, слеобразом, что проводимости в обоих случаях близки. довательно, к уменьшению классической проводимости.

Видно, что продольное магнитное поле по-разному Магнитное поле, приводя к сдвигу фаз между этими влияет на форму поперечного магнитосопротивления. траекториями, разрушает таким образом интерференДля структуры 3512 форма магнитосопротивления из- цию, что и обусловливает отрицательное магнитосопроменяется в широком интервале магнитных полей. Для тивление. Идеальная двумерная система не чувствует образцов, изготовленных на основе структуры H5610, продольного магнитного поля, поскольку все замкнутые основные изменения происходят в области малых маг- траектории лежат в одной плоскости и поток магнитного поля через них равен нулю. В реальных двумерных нитных полей, B < 0.2Btr, в то время как в больших структурах вследствие шероховатости интерфейсов помагнитных полях, B > 0.2Btr, кривые (B) просто ложение электронной волновой функции меняется в смещаются вверх с ростом B. Как будет показано далее, столь разное поведение связано с различным мас- направлении, перпендикулярном плоскости роста при движении электрона, поэтому поток продольного магштабом шероховатости интерфейсов в исследованных нитного поля через замкнутые траектории оказывается структурах.

не равным нулю. Таким образом, включение продольно3.1. Роль мелкомасштабной шероховатосго магнитного поля приводит к дополнительному сдвигу т и. Рассмотрим результаты, полученные на структуфазы и поэтому должно влиять на форму магниторе 3512. Анализ показывает, что зависимости провосопротивления, измеренного в поперечном магнитном димости от поперечного магнитного поля и темпеполе. Теоретический анализ этого явления, проведенный ратурные зависимости проводимости, измеренные при в [3,5,9], показывает, что для случая мелкомасштабной B = 0, находятся в хорошем согласии с теорией слабой шероховатости роль продольного магнитного поля дейлокализации. Прежде всего, поперечная магнитопрово-1 -ствительно сводится к увеличению скорости релаксации димость (B) =xx (B) - xx (0) хорошо описывается фазы, и зависимость (B), измеренная при B = 0, известным выражением [8] должна описываться выражением (1) с эффективной p p (B) 1 Btr 1 Btr скоростью релаксации фазы равной = + - + - ln, G0 2 B 2 B 1 1 (1) = +, (2) где и использованы как подгоночные параметры (рис. 2, a). В выражении (1) (x) — дигамма-функция.

где 1/ определяется параметрами шероховатости и Далее, как видно из рис. 2, b, температурная зависимость величиной B [5] -параметра близка к закону T. Наконец, темпера турная зависимость проводимости при B = 0 является B 1 1 L логарифмической, при этом ее наклон в координатах. (3) p 4 l3 Btr p (ln T, /G0) равен 1.45 ± 0.05. Такая величина наклона определяется квантовой интерференционной поправкой, Здесь — среднеквадратичное значение амплитуды которая вносит вклад, примерно равный единице, и шероховатости.

поправкой, связанной с электрон-электронным взаимоРассмотрим, насколько результаты, полученные для действием.

образцов 3512, согласуются с описанной моделью. Как Рассмотрим результаты, полученные при наличии про отмечалось выше, p/ действительно квадратично воздольного магнитного поля. В этом случае магнитопроворастает с ростом B (рис. 3, a), и при этом наклон димость (B, B ) - (0, B ) также хорошо описывает зависимости p/ (B2) не зависит от температуры, что ся выражением (1), а значения найденных параметров полностью соответствует (2) и (3). В рамках этой модеи (здесь и далее звездочка указывает на то, что ли температурная зависимость, полученная при налипараметр получен при B = 0) практически не чувстви чии продольного магнитного поля, должна насыщаться тельны к диапазону магнитных полей, в котором осуна значении при понижении температуры. Как видществлялась обработка данных (рис. 2, a). Как видно из но из рис. 2, b, экспериментальная зависимость (T ), рис. 3, a, величина сильно уменьшается с ростом B и полученная при B = 3 T, действительно имеет тенден хорошо описывается законом 1/ B2. Таким образом, цию к насыщению при T 0. На том же рисунке включение продольного магнитного поля приводит к эф линией 2 показана зависимость (T ), рассчитанная фективному увеличению скорости неупругой релаксации из (2). В качестве (T ) использована зависимость фазы.

2.5 · 10-11/T, которая хорошо интерполирует экспериКачественно этот эффект может быть понят следуюментальные данные для B = 0 (линия 1 на рис. 2, b), щим образом. Интерференционная квантовая поправка а значение -1, равное 1 · 1011 s-1, было получено к проводимости связана с интерференцией электронных -волн, распространяющихся по замкнутым траекториям как разница между ( )-1 и при T = 1.45 K. Как в противоположных направлениях, что приводит к эф- видно, хорошее согласие между рассчитанной кривой Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. Влияние шероховатости двумерных гетероструктур на слабую локализацию Рис. 2. Зависимости [ (B, B ) - (0, B )] от поперечного магнитного поля для структуры 3512 для B = 0, и 3 T, T = 1.45 K, Vg = -1 V. Символы — экспериментальные данные, кривые — результат подгонки с помощью (1) со следующими подгоночными параметрами: B = 0, = 0.98 и = 1.5 · 10-11 s (штриховая кривая), = 0.87 и = 1.65 · 10-11 s (сплошная кривая); B = 3T, = 0.75 и = 0.56 · 10-11 s (штриховая кривая), = 0.62 и = 0.63 · 10-11 s (сплошная кривая). Штриховые и сплошные линии соответствуют разным интервалам магнитных полей, в которых производилась процедура подгонки: штриховая линия соответствует B =(0 - 0.1)Btr, сплошная — B =(0 - 0.2)Btr. b — температурная зависимость времени релаксации фазы для -B = 0 и 3 T для структуры 3512. Символы — экспериментальные данные. Линия 1 —закон T, линия 2 проведена, как описано в тексте.

и экспериментальными точками наблюдается во всем мость (B ), измеренную в отсутствие поперечного температурном диапазоне.

магнитного поля (сравни 1 и 3 на рис. 3, b).

Эта модель предсказывает также, что рост продольно- Столь подробный анализ был проведен для экспериго магнитного поля (в отсутствие поперечного) должен ментальных результатов, полученных при разных напряприводить к увеличению проводимости по следующему жениях на затворе. Результаты представлены на рис. 3, c закону:

в виде зависимости параметра L от концентрации электронов в квантовой яме. Видно, что величина L растет с ростом концентрации электронов. Это может (0, B ) = (0, 0) +G0 ln (4a) быть понято, если предположить, что внешний интер фейс, формирующий квантовую яму, является более 2 B L шероховатым, чем внутренний. С уменьшением напря (0, 0)+G0 ln 1+. (4b) p 4 l3 Btr p жения на затворе, т. е. с уменьшением концентрации электронов, электронная волновая функция смещается Как видно из рис. 3, b, экспериментальная зависиот внешнего шероховатого интерфейса, уменьшая тем мость (B ) хорошо описывается формулой (4a) при самым его роль в слабой локализации. Тот факт, что использовании приведенной на рис. 3, a зависимовнешний интерфейс является более шероховатым по сти (B ).

сравнению с внутренним, является естественным для Таким образом, для структуры 3512 все теоретигетероструктур GaAs/Inx Ga1-xAs/GaAs [10]. Аналогичческие предсказания наблюдаются экспериментально, ные результаты были получены на кремниевых полевых поэтому можно считать, что наклон зависимости p/ транзисторах с поверхностной квантовой ямой в [3].

от (B/Btr)2 дает величину L, как это следует из (3).

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.