Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Эффекты поляронного взаимодействия в двумерных электронных системах на основе GaAs (Обзор) 23
1.1. Поляроны в полупроводниках. 23
1.2. Резонансное поляронное взаимодействие . 27
1.3. Линии LO-фононов в туннельных спектрах переходов на основе GaAs 31
Глава 2. Изготовление туннельных переходов методом МЛЭ и характеристики образцов . 36
2.1. Технология МЛЭ изготовления туннельной структуры Al/5-GaAs 36
2.2. Основные параметры туннельных структур Al/5-GaAs 48
Глава 3. Методические особенности измерений туннельных спектров, их анализа и обработки . 52
3.1. Формулы для анализа туннельных характеристик структур Al/5-GaAs. 52
3.2. Методики измерения туннельных спектров, определение положений уровней в ДЭС и сравнение с расчетом . 56
3.3. Выделение многочастичных особенностей в туннельных спектрах 68
3.4. Туннельная плотность состояний в области сверхпроводящей щели в алюминиевом электроде структуры Al/5-GaAs. 72
Глава 4. Магнитотранспортные измерения в приповерхностных 8-легированных слоях 77
4.1. Структуры приповерхностными 5-слоями 77
4.2. Зависимость подвижности в заполненых подзонах ДЭС от напряжения на металлическом затворе 83
4.3. Структура с двумя 8-слоями 92
4.4. Выводы 96
Глава 5. Эффект замороженной туннельной фотопроводимости 97
5.1. Основные проявления эффекта ЗТФП при температуре 4.2К 97
5.2. Влияние геометрии затворов и энергии кванта излучения на эффект ЗТФП 102
5.3. Температурная граница эффекта ЗТФП 112
5.4. Заключительные замечания и выводы 118
Глава 6. Диамагнитный сдвиг уровней и резонансные поляронные эффекты в приповерхностном 8-слое 119
6.1. Зависимость туннельных спектров от продольного 5-слою магнитного поля 121
6.2. Резонансные поляроны в приповерхностном 5-слое 128
6.3. Выводы 134
Глава 7. Линии LO-фононов в туннельных спектрах ДЭС 135
7.1. Линии LO-фононов в туннельных спектрах структур Al/GaAs с 3D и 2D электродом в GaAs 135
7.2. Эффект отражения электронов при туннелировании в ДЭС на пороге эмисии LO-фонона 140
7.3. Зависимость эффекта отражения от плотности ДЭС 147
7.4. Поляронные особенности в собственной энергии электрона в ДЭС 149
7.5. Выводы 153
Глава 8. Туннельная плотность состояний на поверхности Ферми в ДЭС 8- легированного слоя GaAs 154
8.1. Вводные замечания 154
8.2. Туннельно-спектроскопические исследования ДЭС 8-слоя при гидростатических давлениях 156
8.3. Зависимость туннельной плотности состояний на поверхности Ферми от концентрации электронов в ДЭС 163
8.4. Зависимость аномалии при нулевом смещении в туннельных спектрах от магнитного поля для структур скр>\0 171
8.5. Выводы 180
Глава 9. Отклик туннельных структур на импульсное излучение субмиллиметрового лазера с оптической накачкой 181
9.1. Вводные замечания 183
9.2. Отклик структур Al/5-GaAs на излучение с длинами волн 90и250мкм 183
9.3. Фотоотклик структур с двойным (разрезным) затвором 191
9.4. Выводы 196
Заключение 197
Литература 208
- Резонансное поляронное взаимодействие
- Основные параметры туннельных структур Al/5-GaAs
- Методики измерения туннельных спектров, определение положений уровней в ДЭС и сравнение с расчетом
- Зависимость подвижности в заполненых подзонах ДЭС от напряжения на металлическом затворе
Введение к работе
Экспериментальная информация о размерно-квантованных состояниях в полупроводниковых структурах извлекается, в основном, из оптических и магнитотранспортных измерений. Однако в последние годы на первый план в этой области выдвинулась туннельная спектроскопия. Метод туннельной спеїсгроскопии [1] позволяет изучать не только заполненные, как в магнитотранспорте, но и пустые состояния. Кроме того, он обладает достаточно высоким разрешением, сравнимым с оптическими методами исследования, и позволяет определять положения особенностей в туннельных спектрах с точностью до нескольких сотен микровольт уже при гелиевых температурах. Это дает возможность надежно регистрировать и изучать тонкие эффекты, связанные с межчастичными взаимодействиями. Возрождение интереса к туннельным экспериментам связано с появлением молекулярно-лучевой эпитаксии (МЛЭ), как метода получения полупроводниковых структур, прежде всего на основе GaAs, с очень высоким качеством гетерограниц и высокоточным профилем легирования [2]. Предельные возможности легирования в МЛЭ реализует технология дельта-легирования (5-легирования) [3,4]. В этой технологии замещение атомов основной решётки атомами легирующей примеси можно осуществить при остановке роста и делать это, в идеале, в пределах только одной кристаллической плоскости, в которой проводится 8-легирование. В результате, вблизи этой плоскости в GaAs возникает V-образная потенциальная яма для электронов (при легировании Si, например), которые удерживаются зарядом доноров вблизи легированного слоя. Приближение плоскости легирования к поверхности GaAs приводит к сильной асимметрии потенциального профиля квантовой ямы 8-слоя. В направлении от 5-слоя к границе кристалла потенциал растет почти линейно с координатой на величину 1 эВ. В сторону объема GaAs (при типичном остаточном легировании объема акцепторами с концентрацией около 1015 см"3) потенциал увеличивается с координатой, достигая области плоских зон на глубине около 1000 нм. При этом изменение потенциальной энергии составляет величину порядка ширины запрещенной зоны (1.5 эВ). Нанесение металла на поверхность GaAs дает возможность управлять величиной электрического поля между 8-слоем и металлом и, следовательно, изменять асимметрию потенциала вблизи 8-слоя, а также концентрацию 2D электронов в нем. Соответственно, распределение электронной плотности в перпендикулярном плоскости легирования направлении также существенно меняется с напряжением на металлическом электроде (затворе). Это может усилить зависимость проводимости 2D канала от потенциала затвора. Такие особенности транспорта в двумерной электронной системе (ДЭС) приповерхностных 8-слоев показывают перспективность их использования в качестве канала полевых транзисторов.
Когда расстояние между 8-слоем и металлом достигает десятков нанометров, между ними возникают переходы свободных носителей за счёт туннельного эффекта. Кроме того, близость 8-слоя к поверхности кристалла, сопровождающаяся переходом части свободных носителей на поверхностные состояния, создает условия для локализации [5] носителей в квантовой яме. Благодаря этому обстоятельству в 8-легированных слоях удалось наблюдать переход от слабой локализации к сильной с понижением температуры [6]. Высокое качество гетерограницы Al/GaAs, получаемой методом МЛЭ [7], открывает новую возможность использования приповерхностного 5-слоя. С помощью изготовленного на его основе туннельного перехода Al/8-GaAs можно исследовать эффекты плотности состояний и электрон-фононного взаимодействия в ДЭС полупроводникового электрода методами туннельной спектроскопии.
Для полярного GaAs взаимодействие между электроном в зоне проводимости и LO-фононами не слишком слабое и хорошо описывается гамильтонианом Фрёлиха. Движение электрона вызывает поляризацию решетки, и во многих случаях следует учитывать, что электрон, окруженный "фононной шубой", ведет себя как квазичастица или полярон [8, 9]. Туннельная система Al/5-GaAs представляется наиболее перспективной для наблюдения резонансных особенностей, связанных с поляронным взаимодействием между уровнями [10]. Дело в том, что расстояния между подзонами в S-GaAs оказываются близки к энергии єш=36.5 мэВ продольных оптических фононов. Положения уровней в двумерном канале структуры Al/5-GaAs можно менять за счёт внешних воздействий, подстраивая межподзонную энергию в резонанс с Єш- В результате взаимодействия электронов с LO-фононами меняется также и время электрон-фононного рассеяния для состояний, отстоящих от поверхности Ферми в ДЭС на величину sLo [9, 11]. Кроме того, на процесс туннелирования электронов существенно влияют эффекты неупругого взаимодействия с LO-фононами [1]. Экспериментально такие поляронные эффекты в туннельных системах с ДЭС не изучались, хотя их исследование имеет фундаментальное значение для физики низкоразмерных структур и, в частности, для развития поляронной теории многоэлектронных систем [11].
Таким образом, туннельная структура Al/5-GaAs выглядит чрезвычайно привлекательным объектом для изучения ДЭС 5-слоя и межчастичных эффектов в ней. Однако до появления работ автора она не была реализована как туннельная система, пригодная для туннельно-спектроскопических исследований при гелиевых температурах.
Резонансное поляронное взаимодействие
Для полярного GaAs константа а (выражение (1.2)) электрон-фононного взаимодействия мала (а«0.07). Поэтому взаимодействие электронов с LO-фононами почти не отражаются на характеристиках электронной системы в GaAs.
Ситуация существенно изменяется при наличии в электронной системе двух уровней (Ej и Е2), энергетическое расстояние между которыми оказывается кратно hcolo. В этом случае поляронное взаимодействие становится резонансным, что приводит к заметным эффектам даже в условиях, когда константа а«1 [9,10]. Как известно [см. например, обзор 10], вблизи резонанса E2-Ei=hcoLO состояния электрона на уровнях Е] и Е2 оказываются связанными за счет взаимодействия уровней при испускании и поглощении LO-фононов. Если вдали от резонанса среднее число фононов NPh в «фононной шубе», окружающей электрон, пропорционально а«1 (обычный полярон), то вблизи резонанса Nph приближается к 1. В последнем случае электронное состояние вблизи уровня Е2 представляет собой суперпозицию состояния на уровне Е2 и состояния Е/ + LO-фонон. В результате возникают эффекты пинннига и расталкивания термов, когда отклонения уровней Е2 и (Ei+hct)LO) , положения которых теперь определяется электрон-фононным взаимодействием, существенно отличаются от невозмущенных значений Е2 и Ei+hcoL0. Экспериментальные данные и расчеты этого эффекта для 3D случая можно найти в обзорах [9,10,16]. В последнее время резонансные поляронные эффекты наиболее интенсивно исследуются в полупроводниковых структурах на основе GaAs с двумерным электронным газом. Это связано с ожидаемым усилением взаимодействия электронов с LO-фононами с понижением размерности системы [16]. В основном, экспериментальная информация при таких исследованиях извлекается из оптических измерений циклотронного резонанса (магнетополярон) (см., например, работы [17-25]). Резонансное взаимодействие электронов с LO-фононами в этом случае возникает, когда расстояние между уровнями Ландау (циклотронная энергия ha c) достигает энергии LO-фононов /,0=36.5 мэВ , что соответствует в GaAs магнитным полям порядка 20 Тл. Большинство исследований посвящено резонансному магнетополяронному эффекту в пределах одной двумерной подзоны. Хотя однозначного ответа на вопрос об усилении поляронных эффектов проведенные эксперименты не дали, в области резонанса были обнаружены обусловленные поляронным взаимодействием эффекты пиннинга и расталкивания уровней Ландау, а также заметный рост циклотронной эффективной массы.
Резонансные поляронные эффекты наблюдались и для системы квантовых точек InAs на GaAs (см., например, [26,27]). В последние годы появились данные о наблюдении резонансных магнетополяронных эффектов в ДЭС высокой плотности ( 1012см"2). Интересные результаты были получены на квантовых ямах (КЯ) AlGaAs/GaAs в сильных магнитных полях В 20 Тл при исследованиях магнетополяронного взаимодействия. В частности, были обнаружены подавление поляронного резонанса для циклотронных переходов на спин-расщепленных уровнях Ландау [23], эффект взаимодействия 2Б-электронов с магнетоплазмон--ЬО-фононной модой [24]. Наблюдался также трех-уровневый магнетополяронный резонанс с участием двух подзон ДЭС [25]. Появились сообщения о том, что в структурах AlGaAs/GaAs с двумя квантовыми ямами, разделенными туннельно-прозрачным барьером, наблюдается расталкивание термов, обусловленное электрон ЬО-фононным взаимодействием при межподзонных переходах [27, 28].
Полученные результаты говорят о том, что исследователи все чаще сталкиваются с явлениями, свидетельствующими о наличии эффектов межподзонного поляронного взаимодействия. Более того, при интерпретации таких явлений возникает ряд спорных моментов, вызывающих оживленную дискуссию [30-33] о том, не являются ли наблюдаемые эффекты следствием непараболичности закона дисперсии в GaAs.
Резонансное магнетополяронное взаимодействие наблюдалось и в туннельно-спектроскопических исследованиях резонансно-туннельных структур на основе GaAs (одна из первых таких работ [34]). Еще в работе [35] было показано, что в вблизи резонанса hcoc-hcow, где со=еВ/т - циклотронная частота, должен возникать пиннинг уровня Ландау (3l2)hcoc к энергии (\l2)hcoc+ hcoLO и расталкивание этих уровней. Предсказанные эффекты наблюдались в [34], где удалось увидеть целую серию резонансов при nhco=hcoLO в магнитных полях, перпендикулярных плоскости туннельно-резонансной структуры. Недавно с помощью туннельной спектроскопии удалось наблюдать и резонансное взаимодействие между уровнями Ландау из разных 2D подзон [36]. Эффекты пиннинга, обусловленные поляронным взаимодействием, были обнаружены, также, и при исследовании вольт-амперных характеристик сверхрешетки на основе GaAs/AlAs [37].
Интересные особенности резонансного туннелирования при наличии поляронных эффектов были предсказаны в теоретической работе [38]. В этой работе для модели одномерного туннелирования было показано, в частности, что величина поляронного сдвига основного состояния может возрастать в 3 раза при заполнении резонансного уровня (по сравнению с пустым уровнем) в структуре.
Однако о наблюдении эффектов межподзонного поляронного взаимодействия в отсутствие уровней Ландау до появления работ автора диссертации не сообщалось. По-видимому, это связано с тем, что для наиболее популярной ДЭС, возникающей на гетерогранице AlGaAs/GaAs, расстояния между 2Э-подзонами оказываются существенно меньше энергии LO-фонона в GaAs (36.5 мэВ). В результате между уровнями, для которых достигается условие поляронного резонанса ErEj=hcoLO, может оказаться значительное количество 2D подзон, что должно существенно ослабить эффекты пиннинга и расталкивания.
Основные параметры туннельных структур Al/5-GaAs
Толщины эпитаксиальных слоев в процессе молекулярной эпитаксии структур определялись по скорости роста слоев GaAs и времени эпитаксии соответствующих слоев. Концентрация N i атомов Si в 5-слое - по калибровке количества осажденных атомов путем измерения концентраций электронов в контрольных структурах по эффекту Холла. Концентрация iVA 1015 см"3 фоновых акцепторов в эпитаксиальных слоях GaAs была известна с плохой точностью и могла изменяться от процесса к процессу в несколько раз. Точность определения наиболее важных параметров - расстояние Z5 между 8-слоем и границе раздела Al/GaAs и N$i , составляла 10-20%. Измерения высоты потенциального барьера на гетерогранице Al/GaAs проводились на контрольных образцах туннельных структур Al/n-GaAs (концентрация «3D электронов в n-GaAs ЗхЮ18 см"3) по методике, разработанной в [А1]. Эта методика позволяла определять концентрацию «3D И высоту барьера Шоттки Ф3 из измерений зависимостей туннельного сопротивления R от напряжения U смещения на туннельном переходе Металл/n-GaAs при комнатных и азотных температурах. Качество образцов проверялось путем измерения туннельных спектров при гелиевых температурах (Рис.2.4). Результаты показали, что при оптимальных условиях изготовления гетерограницы Al/GaAs в камере МЛЭ величина Ф5 составляет 0.86 эВ (при Т=77 К, точность около 15%), что согласуется с данными других авторов (см., например, [51,53-57]). При этом, найденная из тех же измерений концентрация W3D, совпала с данными холловских измерений на слоях n-GaAs в пределах точности. Величина Ф/=0.86 эВ использовалась в дальнейшем для самосогласованных расчетов потенциального профиля и энергий подзон в туннельной структуре Al/8-GaAs.
Согласно качественым представлениям (см., например, [1,46]), туннельная проводимость j=dI/dU перехода с ДЭС в одном из электродов есть сумма туннельных проводимостей o\(U) из всех подзон Е\, дающих віслад в туннельный ток. Здесь o№ p\\№V)D(EbeU)t (3.1) где рш =(m/nh2)Q(Ep eU-Ej) - двумерная плотность состояний, a D - прозрачность барьера, EF - энергия Ферми в ДЭС, am- эффективная масса. Получение зависимости a(U) требует самосогласованных расчетов потенциального профиля, волновых функций и уровней в потенциальной яме дельта-слоя. Зонная диаграмма нашей структуры, полученная на основе таких самосогласованных вычислений по программе, разработанной в [60], представлена на Рис.3.1. Для получения туннельной вольт-амперной характеристики такой структуры необходимо выполнять самосогласованные расчеты для каждого напряжения на переходе. Однако представление о качественном поведении туннельной проводимости от смещения и ее зависимость от основных параметров туннельного перехода можно получить на основе простой одномерной модели (по координате z вдоль туннельного тока).
Образцы исследовались с помощью метода туннельной спектроскопии. При этом одновременно измерялись, в зависимости от напряжения смещения U, туннельный ток I, дифференциальная проводимость o=dI/dU и производная дифференциальной проводимости dofdU. Измерения проводились на автоматизированной установке, блок схема которой приведена на Рис.3.2, с записью данных в память персонального компьютера (ПК).
Измерения на постоянном токе выполнялись с использованием платы аналого-цифрового преобразователя (после предварительно усиления) или с помощью цифровых вольтметров (типа Keithley-2000) с передачей данных по GPIB-каналу. Для прямого измерения а и do/dU напряжение на образце модулировалось слабым синусоидальным сигналом с частотами/=19 или 190 Гц, и отклик снимался двумя синхронными детекторами (типа SR830, EG&G-PAR-5210 или EG&G-7260) на частотах/и 2/. В этом случае, сги do/dU оказывались пропорциональными первой (/) и второй (2/) гармоникам модулирующего сигнала. Причем каждый синхронный детектор измерял амплитуду и фазу переменного напряжения, что позволяло оценить влияние емкостной составляющей тока через туннельный переход. В качестве туннельного спектра, из экспериментальных данных вычислялась зависимость от U логарифмической производной S d(lna)/dU=dofdU/aTyHHenbnou проводимости.
Методики измерения туннельных спектров, определение положений уровней в ДЭС и сравнение с расчетом
Как уже говорилось выше, проводимость а примерно пропорциональна сумме плотностей состояний подзон умноженных на соответствующую вероятность туннелирования в каждую из них. Поскольку 2D плотность состояний подзон имеет форму ступеньки, на кривой dofdU от U появляются "провалы", когда уровень Ферми металла пересекает донья подзон.
Она отражает ступеньки плотности состояний ДЭС при пересечении уровнем Ферми металла EFm энергетических уровней в 8-слое. Более чётко это видно на туннельном спектре S(E), где положению уровней Ех соответствуют плавные минимумы на кривой S(E). Приведённые на Рис.3.3. зависимости демонстрируют высокое качество туннельного перехода Al/5-GaAs, в туннельном спектре которого достаточно надёжно наблюдаются одна заполненная Ео 0 и девять пустых подзон размерного квантования.
Зависимость туннельных характеристик образцов с ДЭС от температуры видна из Рис.3.4. Здесь показаны проводимости и туннельные спектры для температур 4.2 и 77 К как функции напряжения U на переходе. Напряжение смещения U 0 («+» на А1) соответствует туннелированию из 8-слоя в металлический электрод. Видно, что проводимость в этом диапазоне температур слабо меняется. Более сильные изменения с ростом температуры происходят в туннельных спектрах. Это связано с падение разрешения туннельной спектроскопии (порядка 5кТ) [62] с температурой, обусловленное тепловой «размазкой» поверхностей Ферми в электродах. В результате, амплитуды провалов в туннельном спектре значительно уменьшаются при азотных температурах по сравнению с 7 4.2 К. Однако положения провалов U\, из которых определяются энергии подзон, практически не меняются в согласии с данными самосогласованных расчетов для приповерхностного 5-слоя. Из приведенных данныех следует, что даже при азотных температурах метод туннельной спектроскопии может быть с успехом применен для анализа уровней в ДЭС 5-слоя.
Положения минимумов U[ в туннельных спектрах, отвечающие положениям уровней Е\ в приповерхностном дельта-легированном слое, определялись путем аппроксимации методом наименьших квадратов зависимости S(U) вблизи минимумов полиномами 2 или 3 степени. В случаях, когда положения U\ оказывались близки к многочастичным особенностям (аномалии при нулевом смещении или линия LO-фононов) в туннельных спектрах фоновая Sbkg составляющая спектра предварительно выделялась путем 63 аппроксимация спектра S(U) кубическими сплайнами (см. раздел 3.3). Результаты определения положений уровней Е\ для некоторых образцов, исследовавшихся в работе, приведены в Таблице 3.1.
Отметим важную особенность, связанную с определением значений Е\ в квантовой яме 5-слоя по положениям минимумов U\ в туннельном спектре. Достаточно очевидно, что приложение напряжения U к структуре Al/5-GaAs приводит к изменению положений уровней в 5-слое по сравнению с U=0. Следовательно, положение подзоны Е\, определенное при напряжении U[, несколько меняется, когда измеряется положение другой подзоны. На это было обращено внимание еще в работе [63]. Самосогласованный расчет пололсений уровней в зависимости от напряжения смещения для наших структур показал, что в диапазоне /=±100 мВ зависимости i(U) почти линейны. Причем скорость UEJ6U изменения положений подзон в дельта-слое с ростом напряжения в сторону положительных смещений различаются для заполненной ((Шо/(1С/=-0.11мэВ/мВ) и пустых подзон (d1)2yd/=-0.08 мэВ/мВ). Соответственно, межподзонные расстояния почти не зависят от напряжения для пустых состояний, а разность энергий между пустым и заполненным состояниями меняется значительно медленнее с напряжением, чем положения самих подзон (например, dE\0/dU=0.03 мэВ/мВ). В дальнейшем мы будем учитывать эту особенность нашей туннельной системы Al/8-GaAs, когда это будет существенно для интерпретации полученных данных. Отметим, что сравнение самосогласованных расчетов и положений уровней в туннельных спектрах наиболее корректно проводить, сравнивая расчетные и измеренные
В расчёте задавались положения уровней Ферми в А1 и в канале. Уровень Ферми на бесконечности в глубине GaAs предполагался совпадающим с уровнем Ферми в канале (5-слое). Высота барьера Шоттки бралась равной 0.86 эВ в Сравнение измеренных и рассчитанных туннельных спектров для образца z6cll. Основные параметры расчета: высота барьера 4 =0.86 эВ; расстояние меяеду А1 и 5-слоем Zs=20 нм; ширина области 5-легирования 2.5 нм; N$; =4.1х1012 см 2 , N\ =7.4х1015 см"3 , полуширины уровней - 4,2 и 2.5 мэВ для уровней Е0, Е\ и Е2, соответственно.
Зависимость подвижности в заполненых подзонах ДЭС от напряжения на металлическом затворе
Самосогласованный расчет профилей потенциала и плотности ДЭС, а также энергетических уровней в ПКЯ выполнен на основе численного решения итерационным методом одномерных уравнений Пуассона и Шредингера [60]. В расчете использовались параметры, значения которых для наших образцов известны с точностью 10-20% (расстояние Zs от поверхности GaAs до середины легированного слоя, концентрация NS[ примесей в 5-слое, высота барьера (). Эти параметры варьировались (в пределах указанной точности) до совпадения расчетной и измеренной кривых щ{У). Входящие в расчет параметры Ф$ и Zg были увеличены по сравнению с измеренными значениями из-за влияния промежуточного слоя As, как уже говорилось выше.
Мы обнаружили, что зависимость щ(У) довольно чувствительна к изменению параметров расчета и однозначно определяет заполнение двумерных подзон приповерхностной ПКЯ. Это позволяет использовать зависимость щ{У) ( в случае невозможности экспериментального определения величины щ) для характеристики асимметричной ПКЯ 6-слоя практически с такой же степенью определенности, как и при использовании измеренных значений щ и щ в случае симметричных ПКЯ 8-слоев при Z5 100 нм [68].
Как уже отмечалось, используя экспериментальную зависимость ri\(V) удается однозначно описать ПКЯ 5-слоя и распределение электронов по подзонам. Поэтому можно использовать для расчета зависимостей \XQ{V) и \i\{V) по формулам (4.1) значения щ(У) из самосогласованного расчета (см. рис. 4.1) вместе с экспериментальными зависимостями n(V), n\(V) и cra(V), которые были получены из измеренных значений, приведенных на рис.4.1 в виде непрерывных кривых. Результаты вычислений по формулам (4.1) подвижностей в подзонах приведены на рис.4.4. Обращает на себя внимание значительный рост \i} при небольшом увеличении полной концентрации ДЭГ п0+щ, а также немонотонность \io(V) и \i\(V). Насколько нам известно, данные об изменении подвижностей с ростом п для структур с 5-легированием были получены впервые (на период выполнения этой работы (1991-1992 гг)). Рис.4.4. Зависимости от V (или концентрации ДЭГ щ+пъ верхняя шкала) подвижностеи цх, цо и ц, (расчет по формулам (4.1) из экспериментальных данных для образца 1). Штриховыми линиями показаны результаты самосогласованного расчета энергий двумерных подзон (кривая О -Е0,1 -Ех и 2 - Е2) при различных напряжениях V. Уровень Ферми в GaAs -штрихпунктирная линия.
Эффекты экранирования и межподзонного рассеяния, которые определяют зависимость \i(ri) при низких температурах, изучались в ряде теоретических и экспериментальных работ на гетероструктурах с ДЭГ. В них наблюдались [76,76] предсказанные в [78] возрастание \х с увеличением п за счет экранирования заряженных примесей и резкое уменьшение подвижности ДЭГ при заполнении возбужденной подзоны (немонотонность \х(п)) из-за включения межподзонного рассеяния. Для систем с 5-легированием на тот период была известна только одна работа [79], где рассчитывалась зависимость подвижности в подзонах симметричной ПКЯ 5-слоя от параметра v=naB для v»l (ав - боровский радиус в полупроводнике). К сожалению, для нашего случая относительно слабого 8-легирования и асимметричной ПКЯ результаты [79] не применимы из-за v«2 и N n, хотя величина отношения jVu.o«2, полученная для образца 1, неплохо согласуется с расчетом [79]. Позже появилась теоретическая работа [80], в которой расчет подвижностей в подзонах 5-слоя не был привязан к v»l.
Для ПКЯ 5-слоя на поведении подвижностей с концентрацией ДЭГ должны сказываться специфические особенности этой системы. Во-первых, низкие по сравнению с гетероструктурами значения подвижностей приводят к уширению уровней двумерных подзон (#/т 10 мэВ), что должно расширять область п, на которой происходит включение эффектов межподзонного рассеяния. Последнее позволяет связать обнаруженную немонотонность зависимостей (і0(и) и \і\(гі) в области V 0 (см. рис.4.4) с межподзонным рассеянием 0-2 и 1-2 за счет второй возбужденной подзоны. Действительно, приведенные на рис.4.4 расчетные зависимости энергий подзон Е0, Е\ и Е2 от V показывают, что в области насыщения зависимостей Цо(Р) и \\.\(V) уровень Е2 оказывается достаточно близким к уровню Ферми и межподзонное рассеяние с участием этой подзоны может проявляться в транспортных свойствах ДЭГ. На это указывают данные [77], где было обнаружено насыщение и падение подвижности в нижней заполненной подзоне до начала заполнения возбужденной подзоны, что связывалось с наличием порога подвижности в последней. В нашем случае можно ожидать усиления эффектов, обусловленных локализованными состояниями вблизи дна второй возбужденной подзоны из-за й/т 10 мэВ, и, следовательно, значительного сдвига начала спада подвижно стей в нижних подзонах в сторону меньших значений п.
Локализация рассеивающих центров в узком слое GaAs (в нашем случае ширина 8-слоя AZ5=5 нм) приводит к уменьшению вклада рассеяния на ионизованных примесях в проводимость по первой возбужденной двумерной подзоне (см. [70]). Это может происходить как за счет экранирования кулоновского потенциала рассеивателей подвижными носителями, так и за счет смещения максимумов электронной плотности в возбужденной подзоне от области 8-слоя (см. распределение электронной плотности для уровня Е] на рис.4.3). На значительное влияние на транспорт ДЭГ взаимного расположения в пространстве плотности подвижных электронов и примесей в системах с 8-легированием указывает обнаруженный в [70] эффект возрастания (ij (при «=const) с уменьшением AZs 6 нм. Скорость монотонного роста ц.(и) за счет эффектов экранирования, как было показано в [78], существенно зависит от параметров двумерной системы. Этим, по-видимому, объясняется тот факт, что предсказанная в [78] зависимость цссп05 для и 1012 см"2 не наблюдалась в экспериментах [76,77], где подвижность росла быстрее, как и в нашем случае. Рост подвижности в нижней подзоне с концентрацией ДЭГ согласуется с данными для гетеропереходов (в том же диапазоне изменения п), и его можно связать с экранировкой примесного потенциала. Однако изменение \i\ с п оказалось намного сильнее.
Самосогласованный расчет показал, что с ростом положительного напряжения на затворе максимумы электронной плотности для первой возбужденной подзоны смещаются в сторону границы раздела Al/GaAs. Для левого максимума на рис.4.3 это соответствует удалению подвижного заряда от области 8-легирования на величину около 1 нм с ростом V в диапазоне (-100)-(+100) мВ. Согласно данным работы [70] уменьшение ширины области 5-легирования с 6 до 3 нм может привести к росту подвижности Ці в 4 раза. Следовательно, наблюдаемое в нашем случае значительное изменение Ці с п можно связать с выше упомянутым пространственным разделением примесей и свободных носителей в верхней подзоне при увеличении напряжения V на затворе. Обнаруженные особенности в поведении \i(n) указывают на существенные отличия транспортных свойств ДЭГ в ПКЯ 5-слоя по сравнению с гетероструктурами. В частности, это проявляется в большей эффективности управления проводимостью канала с ДЭГ напряжением на затворе, что необходимо учитывать при разработке транзисторных структур на 5-слоях.
