Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Роль структурных модификаций и спиновых явлений в формировании свойств системы с двумерными носителями заряда 14
1.1. Спектральные и транспортные свойства двумерных носителей заряда 14
1.2. Определение эффективной массы носителей заряда 17
1.3. Влияние структурных модификаций на свойства квантовых ям 20
1.3.1. Метаморфные гетероструктуры 20
1.3.2. Релаксация напряжений и образование дислокаций 21
1.3.3. Структурные модификации метаморфного буфера 24
1.3.4. Роль кристаллографической ориентации подложки 25
1.4. Разбавленные магнитные полупроводники 27
1.5. Механизмы обменного взаимодействия 30
1.5.1. Пленки разбавленных магнитных полупроводников с трехмерным спектром носителей заряда 30
1.5.2. Гетероструктуры с магнитной примесью, эффект близости 32
1.6. Флуктуационный потенциал 37
1.7. Переход в состояние с дальним магнитным порядком 38
1.8. Эффект Холла 40
1.8.1. Аномальный эффект Холла 40
1.8.2. Фаза Берри 42
1.8.3. Механизм внутреннего (собственного) аномального эффекта Холла 44
1.8.4. Асимметричное рассеяние 45
1.8.5. Боковое смещение 46
1.8.6. Соотношение разных механизмов аномального эффекта Холла 47
1.8.7. Аномальный эффект Холла в условиях прыжковой проводимости 48
Глава 2. Методики измерений, образцы 52
2.1. Методики измерений 52
2.2. Ошибки измерений 54
2.3. Образцы 55
2.3.1. HEMT-структуры с центральной вставкой InAs в изоморфной квантовой яме 55
2.3.2. Псевдоморфные HEMT-структуры 58
2.3.3. МHEMT-структуры с различной конструкцией метаморфного буфера и ориентацией подложки
2.3.4. Магнитные гетероструктуры c различной глубиной квантовой ямы 63
2.3.5. Магнитные гетероструктуры с квантовыми ямами и слоями квантовых точек 65
Глава 3. Исследование влияния содержания индия в канале на эффективные массы и подвижности электронов 68
3.1. Температурная зависимость сопротивления, эффект Холла 68
3.2. Определение квантовых и транспортных подвижностей в каждой подзоне размерного квантования по эффекту Шубникова – де Гааза 69
3.3. Расчет энергетических зонных диаграмм 72
3.4. Определение эффективной массы электронов в каждой подзоне размерного квантования 77
3.5. Определение эффективных масс и подвижностей электронов в псевдоморфных квантовых ямах 80
Глава 4. Исследование гетероструктур с различной конструкцией метаморфного буфера и кристаллографической ориентацией подложки 89
4.1. Температурная зависимость и анизотропия сопротивления 89
4.2. Эффект Холла и анизотропия электронных подвижностей 90
4.3. Расчет энергетических зонных диаграмм 92
4.4. Осцилляции Шубникова – де Гааза, определение квантовых и транспортных подвижностей 93
Глава 5. Магнетотранспорт в гетероструктурах с магнитной примесью 100
5.1. Температурные зависимости сопротивления. Магнитный перколяционный кластер 100
5.2. Магнетосопротивление и осцилляции Шубникова – де Гааза 102
5.3. Аномальный эффект Холла 107
5.4. Гетероструктуры с квантовой ямой и слоем квантовых точек 114
Основные результаты и выводы 122
Заключение 124
- Релаксация напряжений и образование дислокаций
- Аномальный эффект Холла
- МHEMT-структуры с различной конструкцией метаморфного буфера и ориентацией подложки
- Определение квантовых и транспортных подвижностей в каждой подзоне размерного квантования по эффекту Шубникова – де Гааза
Релаксация напряжений и образование дислокаций
Следствием квантово-механической природы квазичастиц в твердом теле является качественное изменение их энергетического спектра при пространственном ограничении области их локализации. Так, при уменьшении одного из линейных размеров системы до величины порядка длины волны де Бройля AD (характерный размер электронной волны), происходит квантование энергетического спектра носителей заряда, называемое размерным, и спектр из квазинепрерывного становится дискретным [1]. В случае параболического закона дисперсии в исходной системе, после квантования спектра по одному направлению (допустим, вдоль оси Oz ) закон дисперсии носителей заряда может быть представлен в виде г p2 р2у к2П2п2 = +—у + , (1.1.1) 2тх 2ту 2mzd где h - приведенная постоянная Планка, п - номер уровня размерного квантования (1, 2…), d -размер системы в направлении Oz, pt и mi - соответственно, импульс и эффективная масса носителей заряда в направлении і (осей Ох, Оу или Oz). При этом, плотность состояний в двумерной системе, то есть квантовой яме (КЯ), становится ступенчатой функцией. Свойства электронов в каждой из подзон размерного квантования могут отличаться, кроме того, при заполнении электронами более одной подзоны, следует учитывать межподзонное рассеяние.
Создание реальных двумерных систем стало возможным только в 80-х годах ХХ века, когда существовавшие технологии роста полупроводниковых кристаллов позволили выращивать слои необходимой толщины (десятки нанометров). Для реализации необходимого потенциального рельефа выращиваемый кристалл должен содержать гетеропереход. Гетеропереход представляет собой контакт двух различных кристаллических слоев.
Свойства квантовой ямы зависят от многих параметров, однако, на транспортные характеристики существенно влияет рассеяние носителей заряда. Основной макроскопической величиной, характеризующей процессы рассеяния электронов на любых нарушениях идеальной периодической структуры решетки (фононах, дефектах решетки, атомах примеси и т.д.), является время релаксации г, которое можно рассчитать в рамках кинетического уравнения Больцмана. При упругом рассеянии носители заряда изменяют направление импульса, не меняя энергии. Двумя основными временами упругого рассеяния являются транспортное и квантовое времена релаксации. Транспортное время релаксации импульса электрона rt определяется средним временем между двумя упругими актами рассеяния, существенно изменяющих направление импульса, и может быть представлено в виде: l = f20)(l-cos0 /0, (1.1.2) Tt о где Q(0) - функция, пропорциональная вероятности рассеяния в единицу времени на угол рассеяния в . Квантовое время жизни тд получается при усреднении времени между любыми событиями рассеяния, поскольку любое рассеяние есть смена электронного состояния, и задается выражением т? о \Q(6)dO. (1.1.3) о Из-за множителя (1-COS0) в выражении для rt, транспортное время рассеяния может существенно отличаться от квантового. Для случая изотропного рассеяния, например на фононах, эти времена рассеяния почти равны. Однако для кулоновского рассеяния на ионизированных примесях Q(9) велика при рассеяния на малые углы, поэтому rt может быть на порядок больше, чем rq. Таким образом, по их соотношению можно оценить доминантный канал рассеяния.
Подвижность носителей заряда с законом дисперсии Е(к) и эффективной массой m =2h\dE(k)/dky1 определяется как е(т) и = 1, (1.1.4) И m где e - заряд электрона, а \r(E)Edf(E Ер) dE to = df(E 8 , (1.1.5) EdJ-EF) dE где EF - энергия Ферми, f{E-Ep) - функция распределения Ферми - Дирака. При низких температурах в сильно вырожденных системах определяющими являются носители заряда вблизи уровня Ферми, поэтому (т) = т(Ер). Таким образом, подставляя zt(EF) и rq(EF) в (1.1.4), можно получить, соответственно, транспортную (jut) и квантовую (ju ) подвижности.
В общем случае, проводимость системы является тензорной величиной. Компоненты проводимости, в простейшем случае параболического закона дисперсии и сферической поверхности Ферми, двумерной электронной системы во внешнем магнитном поле В могут быть записаны в рамках классической теории Друде: o" = a = , a =—a =— 1.1.6 где ns - двумерная концентрация электронов. При заполнении электронами нескольких подзон размерного квантования, проводимости от каждой из подзон суммируются. При обращении, тензор проводимости переходит в тензор сопротивлений, согласно следующим правилам:
В системах с несколькими заполненными подзонами в качестве усредненных характеристик обычно используют холловскую подвижность /ин и холловскую концентрацию пн, которые определяются экспериментально. В пределе стремящегося к нулю магнитного поля их можно представить в виде: (1.1.8) 2n ; "Xi W где п1 и ju t соответственно двумерная концентрация и транспортная подвижность электронов в / -ой подзоне. Стоит отметить, что в ряде случаев магнитополевая зависимость холловского сопротивления состоит из вкладов от нескольких явлений (см. далее 1.8), что приводит к некоторым отличиям в процессе обработки экспериментальных данных.
Приложение магнитного поля В, обычно, приводит к появлению положительного магнетосопротивления, пропорционального В2. Кроме того, в области малых магнитных полей могут проявиться эффекты квантовой интерференции. Обычно эти явления требуют диффузионного режима токопереноса в системе, то есть значительной концентрации центров упругого рассеяния [2].
Большие магнитные поля могут привести к квантованию спектра носителей заряда. В этом случае энергетический спектр электронов в магнитном поле представляет собой набор дискретных уровней Ландау, которые без учета эффекта Зеемана могут быть представлены в следующем виде:
Аномальный эффект Холла
За 130 лет, после открытия Эдвина Холла [74], эффект, носящий его имя, оказал огромное влияние на физику твердого тела. Согласно нынешним данным можно выделить три разновидности эффекта Холла – нормальный, аномальный (АЭХ) и спиновый (СЭХ). Кроме того, в двумерных системах могут наблюдаться их квантовые версии [75]. Аномальный эффект Холла в ФМ материалах, экспериментально обнаруженный сами Холлом, проявляющийся в виде нелинейной магнитополевой зависимости холловского сопротивления, до сих пор не получил универсального описания. Следует учитывать, что нормальный эффект Холла также может быть нелинеен по магнитному полю, если в системе присутствует две или более групп носителей заряда с различной подвижностью. Кроме того, в области слабых магнитных полей нелинейность может быть обусловлена наличием квантовых интерференционных эффектов [76]. Экспериментальное наблюдение квантового аномального эффекта Холла на поверхности топологического изолятора [77,78], легированного магнитной примесью, стало одним из важнейших открытий последних лет в этой области. Спиновый эффект Холла, предсказанный более 40 лет назад [79], не предполагает наличия магнитной примеси или магнитного поля, поэтому его изучение, в основном, ведется с помощью оптических методов.
Следует также отметить, что направление магнитного поля влияет не только на величину холловского сигнала, так, если поле направлено в плоскости двумерной системы, могут наблюдаться качественно другие явления, что было обозначено, как планарный эффект Холла [80]. Кроме того, нет принципиальной разницы в природе тока, определяющего транспорт заряда в системе. Он может быть обусловлен приложенным напряжением или, например, термо-ЭДС, хотя модель, описывающая такой эффект, будет несколько отличаться [81].
Из-за связи АЭХ с топологическими свойствами системы, его изучение остановилось почти на век, ввиду наличия противоречивых экспериментальных данных, свидетельствующих о существовании нескольких причин его возникновения. В 50-ые годы XX века была разработана теория Карплюса - Латтенжера (КЛ), частично объясняющая АЭХ. Позже эту теорию связали с кривизной Берри, что послужило огромным толчком для дальнейшего изучения АЭХ. На данный момент известно, что возникновение АЭХ есть следствие нарушения Т - симметрии (симметрии по отношению к обращению времени) в системах с сильным спин – орбитальным взаимодействием [82]. В двумерных системах наиболее важными являются два типа спин-орбитального взаимодействия (СОВ), обусловленные линейными по волновому вектору слагаемыми в гамильтониане. Первое является следствием отсутствия центра инверсии дизайна структуры (Structure Inversion Asymmetry - слагаемое Рашбы [83]), а второе - следствием отсутствия центра инверсии в точечной группе симметрии материала (Bulk Inversion Asymmetry - слагаемое Дрессельхауза [84]). В отличии от слагаемого Дрессельхауза, определяемого фактической кристаллической структурой материала, величину слагаемого Рашбы можно эффективно менять внешними воздействиями или структурными модификациями [85]. Это обуславливает зависимость АЭХ от структуры рассматриваемой системы, то есть от встроенных электрических полей.
Так как АЭХ предполагает наличие магнитной подсистемы, то аномальную составляющую холловского сопротивления связывают с намагниченностью М, что подтверждается наличием участка насыщения. Тогда полное выражение для холловского сопротивления Rxy РМП системы может быть записано в виде [86]: К=—В + — и0М, (1.8.1) у d d где d - толщина РМП слоя, В - магнитное поле, ju0 - магнитная постоянная. Первое слагаемое соответствует нормальной компоненте, а второе, соответственно, аномальной. Теория КЛ [87] заключалась в предположении, что внешнее электрическое поле даёт носителям заряда аномальную добавку к групповой скорости, перпендикулярную направлению электрического поля. В случае ферромагнетика, сумма по всем занятым состояниям может оказаться ненулевой, и это может вносить вклад в АЭХ. Величина этого вклада зависит от зонной структуры, т.е. гамильтониана идеального кристалла и связана с изменением состояния блоховских волновых пакетов. В рамках этой теории получается, что АЭХ не зависит от рассеяния, то есть от параметра, определяющего продольную проводимость, поэтому аномальное холловское сопротивление оказывается (далее рш = р )
Впоследствии, было установлено, что раху рр, где р є [1;2] зависит от конкретных механизмов АЭХ. Поэтому экспериментальное разделение различных вкладов возможно при анализе параметрической зависимости рху(р) в области насыщения намагниченности. В рамках современных теорий, существует три основных механизма, ответственных за возникновение АЭХ: 1) Внутренний (intrinsic); 2) Асимметричное рассеяние (skew-scattering); 3) Боковое смещение (side-jump). Данные механизмы описывают значительную часть экспериментальных данных, полученных для объемных систем в режиме дрейфовой проводимости. Поскольку переход в режим прыжковой проводимости качественно меняет процессы определяющие электронный транспорт, то и АЭХ в таких системах описывается несколько иначе (см. раздел 1.8.7). Общей чертой всех механизмов АЭХ является требование сильного СОВ и взаимодействия носителей заряда с магнитными моментами, однако, принципиальная разница заключается в том, требует ли конкретный механизм наличия беспорядка в системе, будь то рассеяние или неколлинеарность магнитной подсистемы.
Геометрическая фаза, называемая также фазой Берри или Берри - Панчаратнама, определяет фундаментальное свойство квантово-механических систем, подвергающихся медленным адиабатическим изменениям [88]. Появление геометрического фазового множителя свидетельствует об анголономности системы. То есть, при изменении параметров системы, определяющих ее состояние, по некоторому замкнутому контуру в параметрическом пространстве, после возвращения в начальную точку состояние системы будет отличаться от первоначального. Степень анголономности зависит исключительно от площади параметрической поверхности, ограниченной контуром, являясь, тем самым, чисто геометрическим свойством [89].
МHEMT-структуры с различной конструкцией метаморфного буфера и ориентацией подложки
МНЕМТ наногетероструктуры были выращены на полуизолирующих двухсторонне полированных подложках GaAs диаметром два дюйма с ориентацией (100) ± 0.5 (образцы В1, В2) фирмы “Wafer Technology LTD” и подложках GaAs (100), разориентированных на 2 ± 0.5 в направлении [011] (образцы ВЗ, В4) фирмы “АХТ”. Удельное сопротивление р и холловская подвижность /лH носителей заряда в подложках при комнатной температуре составляли р 6Ю7 Омсм, МH 6000 см2/(Вс) и р 6Ю8 Омсм, МH 6000 см2/(Вс), соответственно. Образцы выращивались при одинаковых технологических условиях. Отношение потоков элементов V и III групп во время роста канала Ino.76Gao.24As составляло у1 - PAs/(PIn +PGa) 30, а во время роста заглаживающего и барьерного слоев Ino.7Alo.3As составляло Ї2= PAs ( PIn+PAl) 38. Давление мышьяка (As4) в зоне роста на время проведения всех процессов сохранялось постоянным и составляло PAs = 610"6 Торр.
На рис. 2.3.6 представлено схематическое изображение поперечного сечения исследуемых образцов с различной конструкцией метаморфного буфера (МБ). Для образца В1 была использована конструкция МБ с линейным профилем изменения содержания индия и с двумя 30-периодными напряженными сбалансировано-рассогласованными сверхрешетками SL2 и SL3 {InAlAs/InGaAs} внутри МБ, призванными блокировать прорастающие дислокации и не допускать их проникновение в активную область. Эффект смены направления распространения прорастающих дислокаций отчетливо виден на снимках среза образцов, полученных методом сканирующей электронной микроскопии (СЭМ) для образца В1 [27].
Для образцов В2 - В4 была использована конструкция МБ InxAli-xAs со ступенчатым профилем изменения содержания индия, состоящая из 14 ступеней толщиной 70 нм каждая, шаг повышения содержания In в них составлял 0.05, и верхним слоем с мольной долей индия х = 0.75 толщиной 30 нм. С целью минимизации упругих напряжениий в вышележащей активной области наногетероструктуры, МБ во всех образцах заканчивается инверсной ступенью с плавно уменьшающимся содержанием индия (0.750.70). Активная область всех образцов состоит из следующих слоев – заглаживающий слой In0.7Al0.3As, КЯ In0.76Ga0.24As толщиной 16.4 нм, планарно легированный слой кремния (-Si), барьерный слой In0.7Al0.3As и нелегированный защитный слой In0.76Ga0.24As. Кроме этого, для препятствия сегрегации фоновых примесей из подложки в вышележащие слои во всех структурах присутствует пятипериодная сверхрешетка SL1 {AlGaAs/GaAs}. Образцы легированы кремнием с одинаковой концентрацией примеси порядка 2.51012см-2, за исключением образца B4, концентрация легирующей примеси в -слое которого на 30% больше.
С помощью фотолитографии на поверхности образцов были сформированы контактные площадки и канал. Для определения анизотропии электрофизических свойств на поверхности образцов были вытравлены мезаструктуры в виде двух взаимно перпендикулярных холловских мостиков (рис. 2.3.7a), ориентированных вдоль направлений [011] и [011]. Мостики, ориентированные вдоль [011], обозначены как R плечи, а вдоль [011] – как L плечи. Рост образцов на вицинальных подложках изменяет морфологию поверхности, поскольку растущие слои повторяют форму террас и ступеней. Учитывая направления роста и разориентации подложки, получившиеся ступени оказываются параллельны направлению [011](L плечу) (рис. 2.3.7b). Рис. 2.3.7. (а) - мезаструктура в виде двух взаимно перпендикулярных холловских мостиков. (Ь) - расположение ступеней вицинальной поверхности, относительно мостиков образованной мезаструктуры. Стрелками отмечены R и L плечи, а = 2±0.5, Ох- совпадает с направлением (100) роста структуры
Как уже отмечалось в предыдущей главе, наличие сетки дислокаций и упругих напряжений в МБ приводит к видоизменению рельефа поверхности. Получающийся поперечнополосатый рельеф отчетливо виден при исследовании поверхности методами сканирующей электронной микроскопии [27] и атомно-силовой микроскопии (рис. 2.3.8). В результате этих исследований была определена среднеквадратичная шероховатость поверхности для трех образцов, представленная вместе с холловскими параметрами в таблице 2.3.4. Поскольку предполагается, что шероховатость поверхности сохраняется при росте активной области и определяется сеткой дислокаций и типом подложки, необходимо оценить роль дислокаций в рассеянии электронов в КЯ. В данных предположениях при достаточном удалении области локализации дислокаций от КЯ их влияние может сводится исключительно к изменению морфологии поверхности, то есть увеличению рассеяния на гетерограницах КЯ. Таблица 2.3.4. Средвнеквадратичная шероховатость поверхности, концентрация ns и подвижность jue электронов, определенные из эффекта Холла при 300 и 77К [27,33]
Образцы данной серии были выращены методом MOCVD, легирование марганцем производилось путем лазерного испарения мишени. Образцы представляют собой двусторонне -легированные квантовые ямы GaAs/InxGa1-xAs, выращенные на подложке GaAs. Легирование углеродом производилось для создания в яме р-типа проводимости. Примесь марганца определяет магнитные свойства получаемых структур, а также, являясь акцепторной, повышает концентрацию дырок в КЯ. Оба примесных слоя отделялись от проводящего канала спейсерами. Кроме того, в структуре содержатся буферный и закрывающий слои GaAs. Схематично структура образцов показана на рис. 2.3.9. Буферный слой и спейсеры растились при температуре 600 oC, в то время как осаждение Mn осуществлялось при T = 450 oC.
Отдельно стоит отметить, что параметры выращенных структур были подобраны на основе результатов предварительных исследований. В процессе роста атомы марганца диффундируют в барьер, в результате чего -слой размывается. Из результатов рентгеновской дифрактометрии для аналогичных структур (рис. 2.3.10) известно, что размытие -слоя приводит к формированию примесного слоя (Ga,Mn)As толщиной несколько нанометров [127,128]. В связи с чем была подобрана оптимальная толщина спейсерного слоя GaAs, составляющая 3 нм. Такой спейсер препятствует проникновению диффундирующих атомов марганца в канал, сохраняя высокую подвижность дырок. С другой стороны, при больших толщинах спейсера, взаимодействие дырок в канале и магнитных моментов в примесном слое ослабевает, о чем свидетельствует уменьшение величины наблюдаемого аномального эффекта Холла. Второй спейсер, отделяющий -слой углерода, толщиной 15-18 нм, уменьшает рассеяние на ионизированных атомах примеси.
Распределение марганца в примесном слое является сильно неоднородным. При этом существенная часть атомов Mn занимает позиции в междоузлиях, оказываясь двойными Рис. 2.3.9. Структура образцов с квантовой ямой и слоем магнитной примеси. Толстой черной линией выделен проводящий канал донорами и вызывая эффект компенсации (1.6). Ввиду неравномерного распределения марганца также возможно возникновение областей с локальным магнитным порядком, а
Определение квантовых и транспортных подвижностей в каждой подзоне размерного квантования по эффекту Шубникова – де Гааза
Поскольку, при наличии двух и более частот, осцилляции ШдГ приобретают сложный вид, определение амплитуд осцилляций, соответствующих разным подзонам, напрямую оказывается невозможным. Поскольку осцилляции ШдГ являются периодичными в обратном магнитном поле, то их можно разделить на набор частот с помощью частотного фильтра. В данном случае использовался цифровой полосный фильтр. С его помощью полученные осцилляции ШдГ для образцов ТІ, Т2 и ТЗ были разделены на две частоты, соответствующие двум подзонам размерного квантования. При таком разделении, стало возможным определение амплитуд осцилляций независимо для каждой подзоны. Зная амплитуды осцилляций, можно реализовать два дополнительных метода обработки (см. 1.2) для каждой подзоны размерного квантования:
Если квантовая подвижность в подзоне одинакова при двух температурах, то по соотношению амплитуд осцилляций можно надежно определить эффективную массу носителей заряда (1.2). На рис. 3.4.1 представлены осцилляции ШдГ, соответствующие разным подзонам размерного квантования, для образцов ТІ - Т4 при температурах 4.2 и 8.4 К. На вставках на рис. 3.4.1 представлены графики Дингла для каждой подзоны при двух температурах. Квантовые подвижности, определенные из графиков Дингла, хорошо согласуются со значениями, полученными из аппроксимации теоретической кривой, описанной в параграфе 3.2. Другим важным результатом, показанным на рис. 3.4.1, является то, что величина квантовой подвижности (наклон линейной аппроксиманты) фактически одинакова при температурах 4.2 и 8.4 К. Данное обстоятельство свидетельствует о том, что изменение амплитуды осцилляций связано исключительно с их тепловым затуханием. Таким образом полученные осцилляции для каждой подзоны могут быть использованы для определения эффективных масс носителей заряда.
Поскольку для исследуемых зависимостей выполняется условие упоминалось ранее, эффективная масса электронов может быть рассчитана напрямую из отношения амплитуд осцилляций. Таким образом, уравнение (1.2.7) решается в каждом пике осцилляций, а итоговое значение m является средним из полученного набора решений. Полученные значения эффективных масс электронов, а также результаты, полученные в предыдущих параграфах, просуммированы в таблице 3.2. Кроме того, по известным величинам эффективных масс и холловских подвижностей были рассчитаны времена релаксации импульса, также приведенные в таблице.
Как видно из таблицы, максимальная подвижность наблюдается для образца T3 с шириной вставки арсенида индия, равной 34 , при этом концентрации, определенные из эффектов Холла и ШдГ с хорошей точностью совпадают. Эффективная масса электронов уменьшается при увеличении номера образца, то есть при увеличении содержания индия в канале. Изменения эффективных масс электронов от образца к образцу качественно согласуются с теоретически предсказанной тенденцией. Отличия по абсолютной величине, могут быть связаны с непараболичностью закона дисперсии электронов в КЯ, поскольку теоретические величины рассчитывались, исходя из значений вблизи дна зоны проводимости. Отсутствие существенной разницы m в двух подзонах для образцов T2 и T3, получившейся из расчёта mi n t , может быть связано с двумя факторами. Во-первых, эффекты непараболичности
должны проявляться сильнее для электронов, локализованных во вставке, за счет большего удаления дна зоны проводимости от уровня Ферми. Вторым фактором может служить наличие напряжений во вставке. Поскольку в слое InAs присутствуют напряжения сжатия, то в результате фактическая ширина запрещенной зоны в слое может увеличиваться, что также влечет увеличение эффективной массы.
Исходя из полученных значений времен релаксации видно, что максимальное значение наблюдается для образца T1, то есть для простой изоморфной ямы. Внедрение вставки приводит к дополнительному рассеянию электронов в КЯ на привнесённых решеточных напряжениях и гетерограницах. При этом увеличение ширины вставки, то есть расстояния между гетрограницами, в образце T3 приводит к ослаблению рассеяния. Также стоит отметить, что время релаксации импульса в образце Т4 заметно меньше, чем в других образцах серии, поскольку появляется дополнительное рассеяние на напряжениях и дислокациях, вызванное малой эффективностью выбранной конструкции метаморфного буфера.
В данном параграфе представлены результаты обработки экспериментальных данных, полученных для псевдоморфных структур, описанных в пункте 2.3.2. Процесс обработки аналогичен описанному в предыдущих параграфах. Отличием является способ определения эффективных масс, поскольку для данной серии измерения проводились при температурах Тх Ф 2Т2. На рис. 3.5.1 представлены температурные зависимости сопротивления образцов Р4 и
На рис. 3.5.2 представлены полевые зависимости холловского сопротивления образцов, а также значения холловских параметров. Как видно из рис. 3.5.2, значение концентраций электронов для образца P1 оказывается меньше, чем для образцов P2, P3 и P4. Это связано с меньшим содержанием индия в канале, то есть меньшей глубиной КЯ. При этом образцы P2, P3 и P4 имеют почти одинаковые концентрации, ввиду схожего состава КЯ. Отдельно стоит отметить, что в образце P5 (рис. 3.5.2e), имеющего ту же концентрацию легирующей примеси, разделенную между двумя -слоями, концентрация электронов в КЯ оказалась существенно выше, чем в односторонне легированных образцах. Кроме того, полученные значения электронных подвижностей свидетельствую о том, что уменьшение ширины КЯ в образце P4 (рис. 3.5.2d) приводит к усилению рассеяния. Минимальная подвижность наблюдается для образца P5, имеющего максимальную плотность ионизированных атомов примеси.