Субмиллиметровая спектроскопия двумерных полупроводниковых структур в сильном магнитном поле тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.10, кандидат физико-математических наук Сучалкин, Сергей Дорианович

• Сучалкин, Сергей Дорианович
• кандидат физико-математических наук
• 1998

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Сучалкин, Сергей Дорианович

Введение

I.Обзор литературы

1.1 Циклотронный резонанс в двумерных системах

1.2 Фотопроводимость двумерного электронного газа в магнитном поле

II.Осцилляции Шубникова-де-ГааЗа (ОШГ) и эффект отрицательной "замороженной" фотопроводимости

2.1 Измерения и характеристики образцов

2.2 Эффект отрицательной "замороженной" фотопроводимости..

III.Циклотронный резонанс в InAs/GaSb/AlSb квантовых ямах

3.1 Методика эксперимента

3.2 Структуры с "тонкими" (<10А) AlSb барьерами

3.3 Структуры со "средними" (20-100А) AlSb барьерами

3.4 Структуры с "широкими" (>30 О А) AlSb барьерами

3.5 ЦР в InAs квантовых ямах в наклонных магнитных полях.. 7i

IV.Фотопроводимость двумерного электронного газа (20ЭГ) в магнитном поле

4 .1 Введение

4 .2 Методика эксперимента

4.3 Фотопроводимость 2БЭГ при слабых токах смещения

4.4 Фотопроводимость 2D3r при сильных токах смещения

Заключение

Благодарности

Список публикаций

Литература

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Субмиллиметровая спектроскопия двумерных полупроводниковых структур в сильном магнитном поле»

Введение

Полупроводниковые структуры пониженной размерности являются одним из наиболее интересных и перспективных направлений в современной физике полупроводников. Кроме многочисленных приборных применений, к которым относятся инжекционные гетеролазеры, светодиоды, фотоприемники а также резонансно-туннельные приборы, двумерные системы носителей заряда, реализованные на основе полупроводниковых гетероструктур представляют собой удобный объект для изучения фундаментальных закономерностей строения твердого тела а так же особенностей взаимодействия носителей в двумерных системах. Открытие в 1981г квантового эффекта Холла (КЭХ)[К.von Klitzing, 1980] положило начало новому направлению в физике двумерных систем а так же стимулировало обнаружение эффектов ( дробный квантовый эффект Холла (ДКЭХ) [D. Tsui, Н. Stornier, А.Gossard, 1982], обусловленных особенностями основного состояния кулоновски связанных двумерных систем в сильном магнитном поле. Субмиллиметровая спектроскопия в сильном магнитном поле, к наиболее развитым направлениям которой относится циклотронный резонанс (ЦР) является, наряду с фотолюминесценцией одним из наиболее мощных экспериментальных методов исследования двумерных систем. Спектры циклотронного поглощения несут информацию об эффективной массе и концентрации и особенностях энергетического спектра носителей заряда, а также о времени релаксации импульса и длине корреляции хаотического рассеивающего потенциала. Исследования циклотронного

поглощения в квантовых ямах 1пАз/СаЗЬ проводятся в различных исследовательских группах уже около 20 лет [39-46,59-63,65]. Интерес исследователей обусловлен возможностью сосуществования в данных структурах пространственно -разделенных систем электронов и дырок и связанными с этим перспективами наблюдения целого ряда теоретически предсказанных физических явлений. Несмотря на то, что опубликованные экспериментальные данные весьма обширны, до сих пор нет единого мнения об особенностях спектров циклотронного поглощения в данной системе.

Фотопроводимость двумерных систем в сильном магнитном поле весьма перспективный экспериментальный метод для исследования механизмов протекания тока и энергетической релаксации носителей в условиях КЭХ. Однако, данная техника получила гораздо меньше развитие по сравнению с ЦР в силу ряда факторов, затрудняющих создание "чистой" экспериментальной ситуации, таких как высокая чувствительность сигнала к разогреву образца зондирующим излучением а так же трудность интерпретации результатов, связанная с тем, что большинство экспериментов проводятся при фиксированной частоте излучения и развертке магнитного поля образца [68-72].

Целью настоящей работы является с одной стороны применение хорошо развитой техники ЦР для исследования двумерных электронно-дырочных систем в квантовых ямах СаЭЬ-ГпАз, с другой - развитие экспериментальной методики фотопроводимости в сильном магнитном поле и ее использование для исследования фотоэффекта в режиме КЭХ в гетероструктурах А1СаАз/6аАэ.

На защиту выносятся следующие положения:

1.Осцилляции ширины и интенсивности линии циклотронного резонанса (ЦР), а также эффективной циклотронной массы в квантовых ямах 1пАз/СаЗЬ возникают в результате гибридизации волновых функций, соответствующих состояниям зоны проводимости ГпАэ и валентной зоны баБЬ.

2.Частота по обратному магнитному полю 1/В осцилляций формы линии ЦР в квантовых ямах ГпАэ/баЗЬ определяется не энергией Ферми, как считалось ранее, а энергией, разделяющей электронную и дырочную подзоны размерного квантования.

3.Величина эффекта замороженной отрицательной фотопроводимости в квантовых ямах 1пАз/А13Ь/СаЗЬ резко падает при увеличении толщины А13Ь барьера от б до 20А, что связано с подавлением рекомбинации неравновесных дырок с электронами в яме.

4.Механизм возникновения фотопроводимости в режиме целочисленного квантового эффекта Холла не сводится к чисто болометрическому отклику двумерного электронного газа а имеет составляющую, связанную с непосредственным участием фотовозбужденных носителей в процессах рассеяния.

5.Наблюдаемое сильное (более чем на два порядка) увеличение сигнала фотопроводимости двумерного электронного газа в режиме ЦКЭХ при значениях тока смещения, близких к критическому представляет собой фотостимулированный пробой КЭХ. Данное явление может быть положено в основу создания высокочувствительных детекторов излучения с перестраиваемой полосой чувствительности в дальнем ИК и субмиллиметровом диапазоне.

1.Обзор литературы

1.1.Циклотронный резонанс в двумерных системах

В настоящее время циклотронный резонанс является одним из наиболее эффективных методов исследования свойств носителей заряда в полупроводниках. Спектры циклотронного поглощения несут информацию об эффективной массе, концентрации времени импульсной релаксации носителей заряда.В квазиклассическом приближении уравнение движения заряженной частицы с эффективной массой т* можно записать в виде

г

:i) m

ÔV dt

m * V- + e(Ë + —[VхЙ ])

t с

Предполагая что Н направлено по оси г, Е=Еое1<й,: направлено по оси х и используя дифференциальный закон Ома ^=аЕ =пеУх) получаем:

1 + ¡юг

(2) ст = пец

1 + (ш ; - ш 2)х2 + 2iwt

еН

, где ©с =- - циклотронная частота,t-время релаксации

m *с

импульса, р.-подвижность носителей. Необходимым условием для наблюдения ЦР является: о»1/юс.Поглощение высокочастотного

электромагнитного поля пропорционально действительной части электропроводности

3 Reo = ne|i-—--ч9 . °-г-т-

(1 + (сос - со) т ) +4ю t

Из (3) видно, что спектральная зависимость циклотронного поглощения представляет собой пик с вершиной при ю=юс и полушириной, определяемой временем релаксации импульса. Следует отметить, что для систем с большой концентрацией и высокой подвижностью носителей необходимо рассматривать точное

выражение для коэффициента поглощения полученное с учетом структуры конкретного образца. Подобный расчет выполнен в [1], где 2ДЭГ рассматривается как проводящая плоскость, разделяющая слои диэлектрика и полупроводника. Плоскость считается бесконечно тонкой, т.к. характерный размер волновой функции электронов в направлении ограничения(~1ОOA) много меньше характерной длины волны резонансного

излучения(~100ц).Для плоскополяризованной волны получено выражение для коэффициента пропускания:

1 + (<о + <ос)2т2 1 + (со-сос)2т2

(1 + ар1т)2+(а> + а>с)2т2+(1 + (opsr)2 +(а>-(ос)2т2у

где Р = n0 /(n0 +ns), cops = 47me2 / ш *c(n0 +ns) , n-концентрация электронов

в слое,п0 и п3-коэффициенты преломления диэлектрика и полупроводника соответственно. Данное выражение получено для случая короткодействующих рассеивателей, причем t соответствующее время релаксации импульса в отсутствие магнитного поля. Данное выражение использовалось для обработки экспериментальных результатов в [2,3]. Различие между коэффициентом поглощения и действительной частью высокочастотной проводимости могут возникать также вследствие многократных отражений в плоскопараллельном образце [4] . Для того, чтобы избежать искажений , вызванных многократными отражениями, подложка образца обычно стачивается на клин. Приведенные выше выкладки требуют коррекции при низких температурах и сильных магнитных полях, когда выполняется неравенство

(4) /кос>кТ б

(3) Т = 2р2

В условиях, когда выполняется неравенство (4) необходимо квантовомеханическое рассмотрение. В предположении что 2ДЭГ лежит в плоскости г=0 и магнитное поле В направлено по оси Ъ, гамильтониан электронов в приближении эффективной массы и калибровке Ландау (Ах=-Ну, Ау=А2=0)может быть записан как:

(5) Н = ^(рх+^у)2+^ + -^ + и(2) + йь82В, 2т * с 2т * 2т *

где |1ь - магнетон Бора, и (г)- ограничивающий потенциал. Когда

магнитное поле направлено строго перпендикулярно плоскости

2ДЭГ, данный гамильтониан распадается на два независимых

гамильтониана, один из которых описывает движение в плоскости

2ДЭГ, другой - вдоль оси Ъ. Далее мы будем рассматривать

только первый гамильтониан, предполагая, что электроны

находятся в пределах одной подзоны размерного квантования с

энергией Ег. Решение соответствующего уравнения Жредингера дает

энергетические уровни электрона:

(б) Е = ^п+^Йсос + Е, +|хьст2В ,

А

где ст2- собственные значения оператора 82. Волновая функция , описывающая движение электрона в плоскости 2ДЭГ имеет вид:

¿Рхх

П) 4>п=ей хп(У)'

где

(8>

' (У-У.)^ '» •■ ^

2Х\ у

Н.

У-Уо

К

волновая функция квантового осциллятора; А,ь = л— - магнитная

V еВ

ср

длина, у0 =—— ,НП - полиномы Эрмита. В данной калибровке еВ

волновые функции в плоскости ху имеют вид полосок вдоль оси х с шириной ~ %ъ, центрированных на У0. Спектр электрона представляет собой набор бесконечнократно вырожденных уровней (уровней Ландау), отстоящих друг от друга по энергии на величину с. Кратность вырождения на единицу площади

составляет 1/2рЯь2 Т.к. характерный размер волновой функции-~ 100А много меньше длины волны резонансного излучения- ЮОцт, то для вычисления матричных элементов, соответствующих оптическим переходам между уровнями Ландау можно воспользоваться дипольным приближением. При этом отличные от нуля матричные элементы соответствуют переходам между соседними уровнями Ландау:

(9) мп>п+1=мп_1>п = аь^,

т.е. в идеальной системе спектр поглощения представляет собой бесконечно узкую линию на циклотронной частоте. Однако, в реальных системах всегда присутствует хаотический потенциал, обусловленный наличием ионизированных примесей,

несовершенством интерфейсов и т.д. Этот потенциал снимает вырождение уровней Ландау и в основном определяет конечную ширину линии ЦР. В большинстве теоретических работ плотность состояний 2ДЭГ в квантующем магнитном поле рассчитывается исходя предполагаемого характера хаотического потенциала. Обзор основных работ в этой области представлен в [5]. Ниже

8

будут приведены основные результаты, полученные в предположениии невзаимодействующих электронов, которое применимо при следующих условиях: Х,ь/а*«1, где а*=ей2/ш*е2 -Боровский радиус/ экранирование случайного потенциала предполагается слабым, что выполняется только при целочисленных факторах заполнения и когда уширение уровней Ландау мало по сравнению с расстоянием между ними. Несмотря на то, что подобные условия в совокупности обычно не выполняются, полученные результаты очень полезны для понимания процессов, происходящих в реальных системах. Вид плотности состояний зависит от соотношения характерного пространственного масштаба случайного потенциала <1 и магнитной длины а также от номера уровня N.

1) а«Яь.В этом случае (случае короткодействующего потенциала) для высоких уровней Ландау применимо т.н. самосогласованное борновское приближение[6-9]. Плотность состояний имеет полуэллиптическую форму

-11/2

(10) 2тй2ьВ(Е) = (271Гк)

-1

1-

/ \2 < Е

ч2Гму

, !Е| < 2ГК

где ширина уровня Гн выражается через коррелятор случайного потенциала 0(г). (11)

Г2 =/д(к)ехр -

- 2 )

<32к

=^(г)ехр("Й

\2 Х\)

ат

где Ъм - полином Лагерра. В случае белого шума (Q(r)=wd(r), где w=const - спектральная плотность):

2

2

(12) Г^ =/()(г)(27й2ьГ1с12г =

w

При этих же допущениях исследовались экспоненциальные хвосты плотности состояний в области Йгос»Е»Сы [10,11]:

(13) 2та;0(Е) = СыЕ2у "3 ехр

Г е_2Л

V у*;

2

N Л ,2

2кГъ (2И)!!

где Сы- численный коэффициент, для основного уровня равный

я/-\/2 [11] . Следует отметить, что в этом же пределе существует простая связь между шириной уровней (11) и подвижностью электронов в том же канале в отсутствие магнитного поля, вычисленной в борновском приближении [12]:

(14)

2)с1»^ь.В этом случае плотность состояний имеет Гауссову форму [13] :

' Е2

р-1 ( т?2

(15) 2<В(Е)==—а^-ехр

(271)

V

Выражение (11) дает правильные значения ширины уровня в случаях как короткодействующего так и дальнодействующего потенциала и может служить хорошей интерполяционной формулой для произвольного гауссова потенциала. Неучтенные при выводе приведенных выше формул процессы экранирования играют важную роль в процессе формирования плотности состояний 2БЭГ(см. напр.[9]). В приближении линейного отклика экранирующие свойства 2БЭГ описываются его статической диэлектрической проницаемостью е(к), которая показывает во сколько раз уменьшаются за счет поляризации 21> системы различные (двумерные) гармоники внешнего потенциала. В магнитном поле, в

40

приближении Томаса-Ферми, справедливом в длинноволновом пределе получается выражение [9]:

2пе2 (1п

(16) е(к)=1 + -

ек ¿Ер

Видно, что эффективность экранирования осциллирует с магнитным полем так же как и термодинамическая плотность состояний с1п/с1Ег. Для последовательного учета влияния процессов экранирования на вид плотности состояний 2БЭГ в магнитном поле необходимо принять во внимание тот факт, что количество носителей, способных экранировать, т.е. перемещаться в плоскости 2БЭГ само, в свою очередь, определяется видом функции Б(Е) при данном положении уровня Ферми относительно уровней Ландау, т.е. необходим самосогласованный расчет [5]. Данным эффектом можно пренебречь при целочислленном факторе заполнения когда дисперсия случайного потенциала мала по сравнению с Йсос. Ширина пика ЦР определяется вероятностью переходов между различными состояниями уширенных уровней Ландау. При этом в случае короткодействующего потенциала, когда уширение однородно и разрешены переходы между всеми состояниями уширенных уровней Ландау, ширина циклотронного поглощения определяется непосредственно уширением уровней. При этом амплитуда и полуширина линии ЦР , как и плотность состояний 2БЭГ сильно зависят от фактора заполнения[8,9]. Для рассеивателей с дальнедействующим потенциалом уширение неоднородно и разрешены переходы только между состояниями, отстоящими от центра каждого уровня Ландау на почти одинаковую энергию, т.к. такие переходы связаны с наименьшим смещением волновой функции в реальном пространстве. Ширина резонанса

связана с флуктуациями градиента локального потенциала U(г) [9] :

где угловые скобки означают усреднение по возможным

высокочастотная проводимость при нулевой температуре для гауссова потенциала рассеивателей в зависимости от параметра а=с1/шь. При значениях а<1 наблюдается сдвиг линии ЦР в сторону больших энергий когда уровень Ферми совпадает с уровнем Ландау. Это приводит к т.н. квантовым осцилляциям формы линии ЦР. Кроме того, из-за взаимодействия между уровнями Ландау за счет рассеяния профиль плотности состояний каждого уровня имеет небольшой пик в месте нахождения других уровней, что приводит к появлению субгармонической структуры при юс/ю=1/2,1/3,...

Первые полупроводниковые структуры, содержащие 2БЭГ, в которых наблюдался циклоторонный резонанс были инверсионные каналы п-типа на поверхности (100)Si[15-17]. Подвижность носителей в подобных структурах была достаточно низкой, что объясняется наличием рассеивающих центров непосредственно в плоскости 2БЭГ. Пик ЦР имел ширину 5Т с отчетливыми квантовыми осцилляциями, указывающими на короткодействующий характер рассеивателей. ЦР в инверсионных слоях Si экспериментально исследовался также в [18-23]. Совершенствование технологии полупроводниковых материалов сделало возможным создание гетероструктур GaAs/AlGaAs, содержащих 2БЭГ, обладающий

, г _ (^bU(r))2

реализациям потенциала. В работе

[8]

расчитывалась

высоким значением подвижности (~106сш2/Уз) . Линия ЦР в таких структурах очень узкая (~0.ОЗТ[24,27]), что позволяет ипользовать ЦР для прецизионных измерений зависимости циклотронной массы от энергии и концентрации носителей [24] . Зависимость полкширины ЦР от фактора заполнения, обусловленная экранированием хаотического потенциала наблюдалась в [25,26]. В [27-31] исследуются детали энергетического спектра носителей, связанные со взаимодействием мод циклотронного и размерного квантований в наклонных по отношению к нормали магнитных полях. В этих работах сообщается о характерном расщеплении пика циклотронного резонанса при определенных значениях магнитного поля или частоты зондирующего излучения, которое хорошо описывается как антипересечение уровней Ландау, принадлежащих различным подзонам размерного квантования. При небольших значениях угла между направлением магнитного поля и нормалью к плоскости 2БЭГ Т, когда выполняется условие Йсос ц = Йю «Е]0, где Ею - энергия, отделяющая основную и

первую подзоны размерного квантования, юсп - циклотронная частота, соответствующая нормальной компоненте магнитного поля, во втором порядке теории возмущений можно получить следующее выражение для энергетического спектра[30]:

где значки 1 и N обозначают подзоны размерного квантования и уровни Ландау соответственно, г1<1= | I 2 | л.> | . Первый и второй члены описывают квантование Ландау :1-той подзоны, вызванное

(18)Е,Н=Е;+Йшсп

нормальной составляющей магнитного поля, третий член представляет собой т .н.»диамагнитный сдвиг», четвертый описывает «взаимодействие» между уровнями Ландау различных подзон. Расщепление пика ЦР при ftcocn=Ei'-Ei может быть использовано в качестве метода определения межподзонной энергии[27-31,34]. Энергетический спектр 2БЭГ в наклонном магнитном поле теоретически рассматривается также в [32,33]. В отличие от достаточно хорошо изученных свойств ЦР в структурах GaAs/AlGaAs, система InAs/AlGaSb обладает рядом физических свойств, которые делают анализ спектров циклотронного поглощения значительно более сложным. В первую очередь следует отметить что дно зоны проводимости InAs лежит на 150 meV ниже потолка валентной зоны GaSb [36], поэтому в квантовых ямах InAs/GaSb при ширине слоя InAs>~100A часть электронов из валентной зоны GaSb переходит в InAs, оставляя при этом слой дырок в GaSb в непосредственной близости от интерфейса[3 6].Относительно легкая по сравнению с GaAs эффективная масса электронов в InAs (m*=0.023ш0) упрощает наблюдение ЦР, однако значительная непараболичность, относительно большая величина g-фактора g*inAs=-15 [47] и его сильная зависимость от энергии[60] затрудняют интерпретацию результатов. Экспериментальные и теоретические данные о величине энергии Ферми и результаты самосогласованного расчета подзон размерного квантования в сверхрешетках GaSb/InAs представлены в работе[36]. По данным этой работы переход полупроводник-полуметалл происходит когда ширина слоя InAs в GaSb превосходит ЮОА. При дальнейшем увеличении толщины слоя до 1000А квантовая яма распадается с точки зрения

энергетического спектра на два изолированных гетероперехода. Циклотронное поглощение в квантовых ямах и сверхрешетках 0аЗЬ/1пАз наблюдалось экспериментально в ряде работ[40-46]. Не вдаваясь в детальный анализ каждой работы можно отметить некоторые специфические черты, присущие спектрам ЦР в этой системе. Прежде всего следует отметить наличие осциллирующей структуры на фоне основного пика ЦР которая наблюдалась в [404 6].Измерения циклотронного поглощения производились при фиксированной частоте зондирующего излучения разверткой магнитного поля. Авторами данных статей такая структура объяснялась наличием оптических переходов между уровнями Ландау электронов в 1пАб и дырок в ОаБЬ. Кроме того, в работе [43] наблюдалось расщепление основного пика ЦР в гетеропереходе СаБЬ/1пАз, которое связывалось с переходами между уровнями Ландау, принадлежащими различным подзонам размерного квантования,, причем энергии этих переходов были различны вследствие непараболичности зоны проводимости 1пАз. Т.к. электронные и дырочные состояния пространственно разделены, интенсивность переходов между ними мала и определяемая ими структура выглядит слабой на фоне основного пика ЦР. Такая интерпретация выглядит спорной, т.к. в этом случае данная структура должна наблюдаться независимо от способа измерения, т.е. и при фиксированном магнитном поле образца и развертке частоты излучения. Однако, в подобных измерениях, выполненных в [44] осциллирующая структура в спектрах ЦР не наблюдалась, но была обнаружена зависимость высоты и полуширины пика ЦР от фактора заполнения: при четных положительных значениях фактора заполнения, когда уровень

/5-

Ферми находится между уровнями Ландау, линия ЦР уширялась, а ее интенсивность уменьшалась, т.е. полуширина линии ЦР осциллировала в зависимости от фактора заполнения. Такое поведение было интерпретировано как проявление экранирования хаотического потенциала двумерными носителями заряда. Причину резкого уменьшения амплитуды осцилляций с уменьшением магнитного поля авторы видели в увеличении степени перекрытия хвостов плотности состояний соседних уровней Ландау и связанном с этим увеличением эффективности экранирования когда уровень Ферми лежит в промежутке между этими уровнями. В [45] измерения циклотронного поглощения проводились на квантовых ямах GaSb/InAs с различной толщиной слоя InAs. Наблюдалось два пика ЦР, соответствующих электронному и дырочному поглощению, причем пик, соответствующий дыркам исчезал при ширине ямы < 10OA, что подтверждает данные работы [36].

В отличие от GaSb-InAs, в структурах InAs-AlSb нет энергетического перекрытия валентной зоны и зоны проводимости однако в этих квантовых ямах также имеется значительная концентрация носителей без внешнего легирования. Авторы [50] выделяют три источника электронов в этих структурах: донорные состояния на поверхности покрывающего слоя, дающие основной вклад (~1012сш~2) , глубокие доноры в AlSb , барьерах с объемной концентрацией ~ 1015-1016 cm-3 и интерфейсные донорные состояния с энергией ниже уровня Ферми, определяющие температурную зависимость концентрации. Следует отметить, что подобные состояния существуют и на интерфейсе InAs-GaSb [37,38]. Магнитотранспортные измерения, выполненные на квантовых ямах InAs-GaSb [37,38] выявили наличие встроенного электрического

поля, возникающего благодаря разности концентраций ионизированых донорных состояний на интерфейсах, образующих яму. Относительно большой д-фактор и сильная непараболичность 1пАэ позволили наблюдать два пика циклотронного резонанса, соответствующие различным ориентациям спина [46,59,60]. Несмотря на достаточно большое количество публикаций по циклотронному поглощению в 1пАз квантовых ямах, на наш взгляд не было детально исследовано влияние на спектры ЦР качества интерфейсов, материала барьеров, наличия встроенного электрического поля а также подмешивания дырочных состояний в полуметаллических структурах 0аЗЬ-1пАз. До последнего времени оставался неясным вопрос о происхождении осцилляций полуширины и интенсивности циклотронного поглощения в квантовых ямах 1пАз/СаБЬ. До последнего времени, экспериментальные результаты достаточно хорошо согласовывались с интерпретацией, предложенной в работе [44] и не подвергались ревизии вплоть до 1997г.[65], когда было отмечено, что ярко выраженные осцилляции интенсивности и ширины линии ЦР наблюдаются только в двумерных системах 1пАз/А1хСа1-хЗЬ где значение х не превышает значения 0,3, т.е. имеет место энергетическое перекрытие зоны проводимости 1пАз и валентной зоны СаБЬ. Серьезным вопросом к концепции экранирования является вопрос почему данный эффект исключительно ярко проявляется именно в системе 1пАз/А1х6а1_хЗЬ в то время как все попытки обнаружить столь же хорошо выраженный эффект в системе 0аАз/А1баАз были не столь успешны [ ] . В качестве возможного объяснения явления были предложены две причины: предсказанная в [64] гибридизация валентной зоны СаЗЬ и зоны проводимости 1пАэ на соответствующем интерфейсе и

кулоновское взаимодействие между двумерными электронами и дырками [62,65]. Последний механизм, хоть и не разработанный детально, получил больший резонанс, т.к. объяснял роль дырок, необходимых, как утверждалось в [65] для возникновения осцилляций ширины линии ЦР. Несмотря на довольно обширные экспериментальные данные, причины возникновения особенностей в спектрах ЦР в системе InAs/AlxGai_xSb до последнего времени оставались неясными. Как неоднократно отмечалось, теорема Кона [ ] неприменима в InAs квантовых ямах в силу большой непараболичности и эффекты электрон-электронного и электрон дырочного взаимодействия могут оказывать влияние на положение и форму линии циклотронного резонанса. Одним из вопросов, которые ставился исследователями в поздних работах был вопрос являются ли осцилляции формы линии ЦР следствием кулоновского взаимодействия или это эффект зонной структуры. Авторы последних работ [65] в основном полагают определяющей роль кулоновского взаимодействия, предполагая эффекты гибридизации достаточно малыми, чтобы оказать заметное влияние на спектр ЦР [63] . Результаты, представленные в диссертации свидетельствуют о том, что осцилляции формы линии ЦР есть следствие перемешивания состояний зоны проводимости InAs и валентной зоны GaSb.

1.2 Фотопроводимость 2БЭГ в магнитном поле

Фотопроводимость как экспериментальная техника исследования двумерного электронного газа получила меньшее развитие по сравнению с циклотронным резонансом. Это объясняется тем, что до сих пор до конца не ясен механизм протекания тока в двумерных структурах в сильном магнитном поле. В 1982г.

is

C.F.Lavine, R.J.Wagner и D.C.Tsui [68] получили экспериментальные зависимости фотопроводимости двумерного электронного газа от от магнитного поля. В качестве объекта исследования были взяты кремниевые МОП-структуры на плоскости (100) в геометрии Холловских мостиков. Источником излучения служил газовый лазер с накачкой от С02 - лазера, обладающий несколькими фиксированными частотами генерации в субмиллиметровой области спектра. Полученные зависимости представляют собой осциллирующие кривые, амплитуда которых увеличивается, когда магнитное поле достигает величины при которой циклотронная энергия в инверсионном слое Si близка к энергии кванта возбуждающего излучения. Авторы отмечают что определяющую роль в формировании сигнала является разогрев образца, что подтверждается достаточно длительной кинетикой

фотоответа (~ 80 |is) . Наблюдаемые зависимости величины кинетики от магнитного поля могут быть объяснены зависимостью эффективности разогрева образца от фактора заполнения. В появившейся вслед статье J.C.Maan'a &all [70] исследуется фотопроводимость двумерного электронного газа сформированного на гетеропереходе GaAs/AlGaAs. Лазер, используемый в качестве источника был аналогичен используемому в [68] но интенсивность накачки была низкой : 10~4 W/cm2. Исследуемые образцы представляли собой селективно легированные GaAs/Al0.3Ga0.7As структуры с низкотемпературной подвижностью порядка 105см2/Вс и концентрацией носителей в канале ns=3.4xl0ncm"2. Полученная зависимость фотооответа от магнитного поля представляет собой пик, положение которого хорошо описывается циклотронным поглощением с эффективной массой m*=0.07m0. Измерения

А*

проводились в режиме постоянного тока (т.н. «тока смещения»).Зависимости величины сигнала от тока смещения при фиксированных магнитном поле и частоте зондирующего излучения, имеют сублинейно нарастающий характер. В данной работе не наблюдалась нерезонансная осциллирующая зависимость Дрхх(В) , обусловленная разогревом решетки, что об'ясняется, по-видимому сравнительно маленькой средней мощностью поглощаемого излучения (Ю-4 ю/ст2) . В качестве источника фотоответа авторы выделяют два явления: первое - разогрев электронов в условиях резонансного поглощения, второе - перераспределение носителей между данными уровнями Ландау, вызванное поглощением квантов соответствующей энергии. На наш взгляд, различие этох двух механизмов обусловлено характером изменений в функции распределения электронов под действием резонансного субмиллиметрового излучения. В первом случае речь идет об изменении параметра ( электронной температуры ) в квазиравновесном распределении; второй механизм заключается в появлении сугубо неравновесной составляющей в функции распределения электронов. В первом случае сигнал просто отражает влияние магнитного поля на температурный коэффициент сопротивления с!рхх/с1Т (В) . Одной из причин второго механизма является тот факт, что низкоэнергетическое рассеяние в «объеме» ( т.е. на таком расстояни от краев образца, на котором волновая функция «не чувствует» краевой потенциал) подавлено, когда уровень Ферми находится между уровнями Ландау - т.е. в щели подвижности. В этом случае для не слишком больших изменений температуры носителей, когда кТ остается «

1кос , носители перераспределяются по локализованным состояниям, что не приводит к изменению рхх. При поглощении резонансного кванта образуются электрон на нижнем пустом уровне Ландау и «дырка» на верхнем заполненном, которые могут рассеиваться и, тем самым , вносить вклад в рхх . Подтверждением наличия механизма фотоответа, не сводящегося к простому разогреву носителей служит тот факт, что при энергии кванта , соответствующей резонансному магнитному полю при котором рхх близко к минимуму сигнал приблизительно в пять раз больше, чем при резонансных магнитных полях, соответствующих максимуму рхх. В работе [69] для измерения зависимости Дрхх(В) была использована сходная экспериментальная методика:в качестве источника излучения был использован газовый субмиллиметровый лазер с фиксированными длинами волн генерации, развертка осуществлялась изменением магнитного поля. В отличие от работы [70] использовались образцы в геометрии стандартных Холловских мостиков. Так же как и в работе [68] здесь наблюдались два характерных временных масштаба фотоответа: медленный (> 10 шэ) соответствующий разогреву решетки и быстрый, вызванный изменением функции распределения электронов, в простейшем случае сводящемся к увеличению электронной температуры. В области магнитных полей, соответствующих Холловскому плато сигнал не наблюдался, что объяснялось малым временем жизни фотовозбужденных носителей. Дополнительный пик в зависимости Архх(В) в районе В=ЗТ при частоте зондирующего излучения 14ГГц , не укладывающийся в болометрическую картину фотоотклика был интерпретирован как электронный спиновый резонанс. В работах

21

[71,72] производится сравнение линий ЦР в фотопроводимости и поглощении, причем линия ЦР в фотопроводимости получается

нормировкой зависимости Лрхх(В) на температурный коэффициент сопротивления с!рхх/с1Т(В). В обеих работах наблюдалась осциллирующая нерезонансная зависимость Лрхх(В), описываемая в рамках болометрической модели, однако в [72] наблюдалась дополнительная структура, не коррелирующая с зависимостью с1рхх/с1Т(В). В данных работах также отмечено различие в полуширинах линий ЦР в поглощении и фотопроводимости, что оьъяснялось в [71] различием в характерных временах рассеяния для локализованных и делокализованных состояний. В [73] исследовалась частотная зависимость фотоответа в режиме КЭХ при целочисленном факторе заполнения в диапазоне длин волн от 1,16 до 1,9 мм, что соответствовало энергии кванта Ьу<~Йшс/2.

Результаты работы свидетельствовали что в данном случае механизмом фотоответа может служить фотовозбуждение термоактивированных электронов на порог подвижности, причем впервые отмечалась важность характерного масштаба случайного потенциала для формирования фотоотклика. Фотопроводимость 2БЭГ при больших факторах заполнения исследовалась в [74]. Было установлено, что при факторах заполнения уровней Ландау Я,~10 фотоответ вызван разогревом носителей. Микроволновая фотопроводимость 2БЭГ в магнитном поле исследовалась также в [75-77]. После появления работы М.Ви^1кег [78] где концепция краевых состояний была использована для обэяснения механизма целочисленного КЭХ, появился ряд исследований

фотопроводимости, использующих транспорт по краевым состояниям

22

[80,82-85]. Общей чертой экспериментальных методов, используемых в данных работах, является наблюдение фотопроводимости при очень слабых токах через структуру (1Ь<1-2мкА) . Как показано в [87, 90], при значениях 1Ь, превышающих несколько мкА транспорт по краевым состояниям не играет доминирующей роли. Распределение тока и Холловского напряжения в поперечном сечении структуры в этих условиях исследуется в [88-89].

Подводя итог вышесказанному можно отметить, что в перечисленных работах было обнаружено два механизма, дающих вклад в фотоэффект. Первый связан с болометрическим откликом системы, возникающим вследствие разогрева поглощенным излучением решетки или непосредственно электронной системы. Второй вызван изменениями в функции распределения электронов, не сводящимися к простому разогреву, т.е. к квазиравновесному виду функции распределения носителей с повышенным значением температуры Те. Для этих механизмов характерно различие временных масштабов, причем болометрический отклик имеет кинетику порядка миллисекунд, в то время как кинетика второго механизма лежит в пределах микросекундной шкалы [68,69,73]. Особый интерес представляет исследование зависимости сигнала фотопроводимости от величины тока смещения 1Ь. До сих пор в литературе имеется достаточно мало данных в этой области. В работе [70] была получена сублинейная зависимость сигнала фотопроводимости от тока через структуру в интервале токов до 20мкА. Опубликованная в [72] зависимость Архх(1ь) имеет максимум при тех же значениях тока. В работе [81]

исследовалась трансформация кривой Архх(Н) при увеличении тока смещения от 5 до ЗОмкА.

В ситуации когда уровень Ферми находится в щели подвижности между уровнями Ландау ( что соответствует нулевому участку в зависимости рхх(Н)) увеличение 1ь приводит к срыву бездиссипативного режима протекания тока и к резкому ( на несколько порядков) увеличению рхх [93]. Несмотря на то, что это явление, названное пробоем КЭХ, достаточно интенсивно исследовалось экспериментально и теоретически, [93-102] до сих пор нет единого мнения о его природе. В качестве возможных причин назывались: разогревная неустойчивость 2БЭГ[94], шнурование Холловского тока [96,97], квазиупругое рассеяние электронов между уровнями Ландау с участием акустических фононов[95] и др. Исследования фотопроводимости 2БЭГ в области токов, близких к пробою КЭХ, хотя и представляют большой интерес, до сих пор не выполнялись. Причиной может быть неприспособленность традиционно используемых экспериментальных методов (фиксированная частота излучения и развертка магнитным полем образца) для наблюдения фотоответа при фиксированных факторах заполнения.

2.Осцилляции Шубникова-де-Гааза (ОШГ) и эффект "замороженной" отрицательной фотопроводимости в ТпАэ квантовых ямах. 2.1 Измерения и характеристики образцов

ОШГ являются одним из важнейших методов определения концентрации носителей в двумерных полупроводниковых структурах. Магнетотранспортные измерения квантовых ям и

24

№ Ширина А1ЭЬ барьеров, о А 105см /Вс (Т=77К) Па/ 1012см~ 2 (Т=2.2К)

1 0 0.61 1.1

2 0.6 0.65 1.3

3 2 1.37 0.9

4 10 1.65 0.9

5 30 0.85 0.8

6 40 0.3 0.4

Таблица 1. Параметры исследуемых образцов: (¿-подвижность, п3— концентрация носителей.

одиночных гетеропереходов А1СаЗЬ/1пАз проводятся различными исследовательскими группами в течение более чем 10 лет [48-52] и являются одним из основных способов определения концентрации и подвижности носителей в двумерных структурах В данной главе представлены результаты исследования ОШГ в квантовых ямах 1пАз/А13Ь/СаЭЬ. Данные исследования необходимы для диагностики структур, впоследствии используемых для исследования циклотронного резонанса. Измерения проводились в двухконтактной геометрии при Т=2К, при токе через структуру 10 мкА. Концентрация носителей вычислялась из периода ОШГ по 1/В, полученного в результате Фурье-преобразования кривой с12рхх/с1В2 (В) (рис.1). Результаты измерения концентрации носителей представлены в табл.1 Зонная структура исследуемых структур представлена на рис. 2 Одной из особенностей данных структур является то, что концентрация носителей в них сильно зависит от "архитектурных" параметров конкретной структуры, таких как ширина ямы и глубина ее залегания по отношению к поверхности образца. Толщины и материалы слоев исследуемых структур представлены на рис.3 и в табл.2. В структурах, исследуемых в данной работе носители в квантовых ямах появлялись из трех "источников": это донорные состояния на поверхности образца, состояния валентной зоны СаБЬ и глубокие донорные центры в А1БЬ барьерах [49,50]. Поверхностные состояния, как показано в работе [50] дают основной вклад в общее количество носителей в яме ( ~ 1012стгГ2) . Природа этих доноров пока не вполне ясна -предполагается что это т.н. "таммовские" состояния с энергией вблизи середины запрещенной зоны ваБЬ. Как видно из рис.2,

часть электронов переходит с поверхностных состояний в яму,

26

ю

5

I Ь

сч

X

3

0,3

0,4 0,5

1/В(1Я)

л2 ... ,2

0,6

0,2 0,4 0,6

Частота (1/Т)

РисЛ Зависимость с! р^сШ от 1/В в образцах 3 и 4 (А,Б) и резуьтаты Фурье преобразования (В.Г)-

обусловливая появление встроенного электрического поля, направленного перпендикулярно поверхности образца. Как видно из табл.2 концентрация электронов меньше в структурах, где квантовая яма расположена дальше от поверхности. Если в качестве материала для поверхностного слоя использовать не ваБЬ а 1пАз ( как это сделано в образце 6 ) то соответствующие состояния будут иметь энергию заведомо ниже чем энергия первой подзоны размерного квантования в ГпАэ квантовой яме, т.е. концентрация носителей в таких структурах будет значительно ниже чем в структурах с ваБЬ поверхностным слоем. Концентрация носителей в образце б в два раза меньше, чем в образце 5 с покрытием из СаБЬ. Другим источником носителей являются глубокие донорные центры, предположительно представляющие собой дефекты замещения ЭЬм с энергией ~1.2 эВ, отсчитанной от дна зоны проводимости А1БЬ. Электроны переходят в яму либо непосредственно с этих центров, либо, согласно другой модели [53], с компенсированных акцепторов А13ь- Концентрация таких доноров составляет ~ 1016 сш~3 и они дают ощутимый вклад только когда толщина А1БЬ барьера превышает ЮОА.

1.2 Эффект отрицательной "замороженной"' фотопроводимости

Эффект замороженной отрицательной фотопроводимости (ОЗФП) , заключается в уменьшении концентрации носителей в яме при дополнительной подсветке образца, причем изменение концентрации сохраняется при выключении освещения [49] . Долгоживущее изменение концентрации носителей при внешней подсветке хорошо известно в гетероструктурах СаАз/А1СаАз, и связывается сналичием Т>х центров. Основное отличие данного

гь

АШЪ

Ет

Е

Ое

ГпАБ

ва8Ь

м-

Рис. 2 Зонная структура полуметаллических квантовых ям 1пАз/А18Ь/Оа8Ь

Са8Ь

Са8Ь

АЮЬ

1пА$

А18Ь

0.2мкМ

W

200А

W

О

вь

№ образца те,А

1 0 ваБЪ, 680

2 6 Ба8Ь,200

3 20 6аЭЬ,280

4 100 6а8Ь,200

5 300 ваЭЬ,50

6 400 1пАв, 50

Таблица2.

Рис. 3 Схематическое изображение исследуемых структур. В таблице 2 представлены толщины и материалы слоев.

эффекта в 1пАз квантовых ямах заключается в том, что в данном случае подсветка приводит не к увеличению, а к уменьшению концентрации электронов в яме. Ранее этот эффект был исследован А1хСа1_хЗЬ/1пАз при различных значениях х [51,52] и объясняется следующим образом: квант света с энергией большей чем запрещенная зона А1ЭЬ рождает электронно-дырочную пару. Дырки "сваливаются" в яму и рекомбинируют с равновесными электронами, в то время как неравновесные электроны не могут преодолеть потенциальный барьер и захватываются

ионизированными донорными центрами [49-52]. Очевидно, что толщина А1ЭЬ барьера в исследуемых образцах имеет принципиальное значение для представленного механизма. На рис 4 представлены ОШГ, измеренные на образце 2. Образец охлаждался в темноте. Кривая 1 снята без подсветки, кривая 2 -после 7 секунд облучения образца светом красного светодиода с длиной волны 635 гаа, кривая 3 при постоянной подсветке. Видно, что данный образец с толщиной А13Ь барьеров всего бА обнаруживает достаточно сильный эффект ОЗФП: результирующее уменьшение концентрации составляет 1.6x1011 см-2 - 12% от общего числа носителей. Следует отметить, что число глубоких донорных центров на единицу площади в барьерах такой толщины составляет всего ~1010 сш-2, т.е. представленный выше механизм не подходит для объяснения эффекта ОЗФП в данных структурах. На рис. 5 представлены ОШГ образца с 2 0А барьерами. В данном образце эффект ОЗФП выражен очень слабо ( изменение концентрации находится в пределах погрешности эксперимента ) . В образце со ЮОА А13Ь барьерами эффект отсутствует вовсе. Все приведенные экспериментальные факты свидетельствуют о том, что

Рис. А Осцилляции Шубникова-де Газа в образцах №2(А) иЗ(Б) Кривая 1-отсутствие подсветки, 2-после 7-секундной экспозиции, 3-постоянная подсветка (Х=635нм).

механизм возникновения ОЗФП в исследуемых структурах отличается по своей природе от механизма ОЗФП в ранее исследованных квантовых ямах А1хСа1-хЗЬ/1пАз. Ввиду малой толщины барьеров ( по сравнению с обратным коэффициентом поглощения ~ 10~4-1(Г5 сгп на длине волны излучения светодиода А,~635нм) в исследуемых образцах поглощение света идет в основном в баЭЬ Возникающие в результате поглощения света электроны и дырки в ОаБЬ "растаскиваются" встроенным электрическим полем, причем дырки двигаются по направлению к квантовой яме. Далее рожденные светом дырки частично рекомбинируют с равновесными электронами в 1пАз квантовой яме, уменьшая их концентрацию. Основной проблемой в объяснении эффекта ОЗФП является вопрос о дальнейшей "судьбе" фотовозбужденных электронов. В структурах 1пАз/А13Ь устойчивое уменьшение концентрации носителей объяснялось захватом

фотовозбужденных электронов на ионизированные глубокие донорные центры с последующим переходом последних в метастабильное состояние, сопровождающимся увеличением "глубины" залегания. При этом переход электронов обратно в яму становится энергетически невыгоден [53]. Однако в структурах, исследуемых в настоящей работе, данный механизм не в состоянии объяснить величину эффекта, учитывая относительно малую толщину барьеров. Под действием встроенного электрического поля, возникающего из-за перераспределения носителей в структуре, дырки, генерируемые в баЭЬ движутся к квантовой яме. Если А13Ь барьер достаточно тонкий чтобы электроны из ямы могли туннелировать в СаЭЬ и рекомбинировать с неравновесными дырками, то концентрация носителей в яме будет уменьшаться.

33

Оставшиеся электроны будут двигаться к поверхности структуры, где могут захватываться ионизированными поверхностными состояниями или глубокими центрами в СаБЬ. Т.к. эффективная масса тяжелых дырок в ваБЬ на порядок больше эффективной массы электронов в 1пАб, то максимальную толщину барьера при которой возможна рекомбинация неравновесных дырок с электронами в яме можно оценить из характерной туннельной длины электронов из ТпАб в А1БЬ:

где и0-Е - эффективная высота барьера. Используя данные, приведенные в работах [52,53], можно принять и0-Е ~ 1.2 эВ,

препятствовать рекомбинации фотовозбужденных дырок из ваАэ и электронов в квантовой яме. Зависимость величины эффекта от толщины А1БЬ барьеров подтверждает описанный механизм. Описанный ранее механизм ОЗФП, связанный с захватом электронов на ионизированные глубокие центры в А1БЬ также имеет место, однако вклад его весьма мал: предполагая все глубокие донорные состояния в барьерах задействованными, при их концентрации ~ 1016 сш"3 даже ЮОА барьеры могут обеспечить уменьшение концентрации всего на Ю10 см-2, в то время как в образце 2 с 6А барьерами наблюдаемый эффект ~ в 10 раз сильнее.

3.Циклотронный резонанс (ЦР) в ТпАэ/АЛЗЬ/СаЭЬ квантовых ямах. 3.1.Методика эксперимента

Для исследования спектров ЦР были использованы две экспериментальные методики. Первая заключается в проведении

(19) / =

П

/

тогда 1 ~ 10А, т.е. 20А барьер будет достаточно эффективно

измерений при фиксированной частоте зондирующего излучения и развертке магнитного поля образца. Другая методика предполагает развертку частоты излучения при фиксированном магнитном поле образца. Результаты, полученные с помощью второй методики более просты для интерпретации, т.к. в отличие от первого метода, все физические параметры исследуемой структуры (плотность состояний, коэффициенты отражения и поглощения) остаются неизменными в процессе измерения. Однако, первый метод более прост в технической реализации, а полученные с его помощью результаты также весьма полезны для сопоставления с литературными данными. Схема экспериментальной установки для измерения ЦР при фиксированном магнитном поле образца представлена на рис. , Анализ спектральной зависимости поглощения основан на принципе Фурье-спектроскопии. Источником зондирующего излучения служит ртутная лампа(5), излучающая в широком диапазоне частот. Далее излучение падает на разделитель пучка(2), материал и толщина которого наряду с используемыми фильтрами определяют рабочий диапазон частот. В результате отражения от неподвижного(1) и сканирующего(3) зеркал формируется интерференционная картина, которая регистрируется кремниевым болометром (12) в процессе сканирования зеркалом (3) . Перед регистрацией излучение проходит через образец и из спектра в результате поглощения "изымаются" определенные частоты. Полученная интерферограмма (10) обрабатывается компьютером, который восстанавливает спектр излучения (10), попадающего на болометр. Для получения спектра пропускания в магнитном поле (11), спектр, полученный при включенном магнитном поле необходимо разделить на спектр,

36

-— •

Г Компьютер

2

3

4

5

6

7

8

10 11 12

Рис 4 я Схема экспериментальной установки для исследования ЦР методом Фурье-спектроскопии: 1-неподвижное зеркало, 2-разделитель пучка 3-сканирующее зеркало, 4-компьютер, 5-ртутная лампа, 6-криостат 7-интерферограмма, 8-соленоид, 9-образец, 10-нормированный спектр, 11-ненормированный спектр, 12-болометр.

полученный в отсутствие магнитного поля для того, чтобы исключить структуру, связанную с собственным поглощением образца. В данных экспериментах использовались диапазоны частот от 20 до 250 см"1 и от 300 до 450 см-1 достаточные для регистрации ЦР электронов в данной системе в магнитных полях до 13Т. В криостате была использована система Х-плато и измерения проводились в жидком гелии при Т=2.2К. Каждый спектр прописывался не менее 30 раз с последующим усреднением. Положение, интенсивность и полуширина линии ЦР определялись путем подгонки экспериментального спектра функцией Лоренца [1] .

Структуры, использованные в данном эксперименте, представляют собой InAs квантовые ямы, отделенные от GaSb матрицы дополнительными слоями AlSb различной толщины. Наиболее яркой особенностью, присущей данным структурам является энергетическое перекрытие зоны проводимости InAs и валентной зоны GaSb (рис.2), имеющее величину 150 meV, обусловливающее частичный переход носителей из GaSb в InAs. Все структуры выращивались методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Физические параметры структур и толщины слоев приведены в таблице 2. Полученные спектры циклотронного поглощения позволяют условно разделить исследуемые образцы на три группы: структуры с "тонкими" барьерами (к ни относятся образцы 1 и 2), толщина AlSb , толщина AlSb барьеров в которых не превышает 10А, структуры со "средними" барьерами (3 и 4) - от 20 до ~100А и "толстые" барьеры (5 и 6) - от 300А. Ниже будут рассмотрены экспериментальные результаты для каждого типа образцов.

250

Е (ст1)

Рис. 5 Спектры ЦР для образцов с толщиной А1вЬ барьеров 6А (№2)-А и 20А(№3)-Б при различных значениях магнитного поля

3.2.Структуры с "тонкими" А13Ь барьерами ( 0-10А )

На рис.б представлены спектры циклотронного поглощения в структуре 2, с А1ЭЬ барьерами бА и структуре 3 с барьерами 20А. Характерной особенностью спектров ЦР в образцах 1 и 2 по сравнению с остальными образцами являются осцилляции полуширины и интенсивности линии поглощения (рис.7). На рис 8 представлены зависимость полуширины и интенсивности циклотронного поглощения от обратного магнитного поля (1/В). Данные получены в результате подгонки экспериментальных пиков лоренцевой функцией [1] . Подобно осцилляциям Шубникова -де-Гааза (ОШГ) здесь также наблюдается периодическая зависимость с периодом ~ 0.048 1/Т, что соответствует концентрации носителей ~1012ст"2. Сходство с ОШГ позволило авторам [44] предложить интерпретацию, согласно которой осцилляции в форме линии ЦР есть проявление зависимости эффективности экранирования хаотического рассеивающего потенциала от фактора заполнения. Действительно, если в согласии с данной теорией предположить, что осцилляции в зависимости полуширины линии ЦР от магнитного поля вызваны пересечением уровнями Ландау уровня Ферми то максимальным ширинам линии будут соответствовать положения уровня Ферми между уровнями Ландау. При эти условиях экранирование наименее эффективно, т.к. плотность состояний на уровне Ферми мала. Если предположить, что эффект связан с рассеянием на примесях, сосредоточенных непосредственно в квантовой яме, то он должен проявляться независимо от материала матрицы, в которой находится данная квантовая яма. Однако, в ходе многочисленных экспериментов [46,58-60],

40

'Ичюеийскд*

^ЙвУДАРСТЗЕИм ''"ЧвЯИОТЕКд

В(Т)

Рис. 6 Схематическое представление антипересечения уровней Ландау электронов и дырок. Стрелками указаны ЦР переходы при различных магнитных полях: сплошные стрелки соответствуют переходам с уширением линии ЦР (переходы с участием смешанных состояний), пунктирные - узкие линии ЦР. Ноль энергии совпадает с основной подзоной размерного квантования электронов, а - энергия основной подзоны дырок.

проведенных на квантовых ямах А13Ь/1пАб не было обнаружено осцилляций ширины и интенсивности ЦР. Можно также сделать предположение что данный эффект связан с тем, что А13Ь-1пАз и СаЗЬ-1пАз интерфейсы обеспечивают различный тип рассеивающего потенциала. Если рассматриваемое явление вызвано различиями интерфейсов, то оно не должно зависеть от толщины АХЭЬ барьера. В любом случае, если осцилляции формы линии ЦР обусловлены, как и ОШГ, осцилляциями плотности состояний на уровне Ферми, то их частота по 1/В должна быть чувствительна к изменениям концентрации носителей. На рис.8 представлены зависимости полуширины ЦР после десятисекундной засветки красным светодиодом, которые обнаруживают отсутствие заметного изменения частоты осцилляций, в то время как концентрация носителей, как это видно из магнетотранспортных измерений уменьшается ~ на 10%, вызывая заметный сдвиг в ОШГ. Это позволяет сделать вывод о том, что осцилляции ширины и интенсивности ЦР не связаны с периодическим изменением плотности состояний на уровне Ферми. Хотя внешняя подсветка не меняет частоты осцилляций полуширины ЦР в зависимости от 1/В, она вызывает небольшой сдвиг в положении линии ЦР и появление дополнительного пика в определенных магнитных полях. Приведенные выше экспериментальные результаты свидетельствуют в пользу того, что причиной осцилляций формы линии ЦР в квантовых ямах 1пАз/СаЭЬ являются эффекты, вызванные перекрытием волновых функций "электронных" состояний зоны проводимости 1пАэ и "дырочных" состояний валентной зоны СаЭЬ. В предыдущей главе на основе анализа особенностей эффекта ОЗФП в 1пАг квантовых ямах показано, что 20А А1ЭЬ барьер является

нг

200 ^

1501 Ш 100

50-

\Л/ =0.6 пш

А(5Ь

т=0.0396то

т

4

т

8

В(Т)

Рис. т Здвипимпг.ть интйнг.црнпгти цикпптрпннтп пасдощаыия электронов в образце 2 от частоты и магнитного поля.

цвета от красного к синему в спектральном порядке.

практически туннельно непрозрачным для электронов и дырок вблизи энергии Ферми. В то же время барьера такой толщины недостаточно для того, чтобы эффективно препятствовать дальнодействующему кулоновскому взаимодействию : в [26] показано, что при рассеянии 2Б электронов на пространственно удаленных рассеивателях,( в предположении об эффективном экранировании кулоновского потенциала рассеивателей ) характерным масштабом задачи является размер волновой функции носителей в направлении, перпендикулярном плоскости ямы. В данном случае эта величина составляет ЮОА, таким образом дополнительное удаление возможных рассеивателей на ~15А не должно привести к качественным изменениям в спектрах ЦР. То, что барьер данной ширины приводит к исчезновению осцилляций полуширины пика ЦР свидетельствует о том, что за возникновение эффекта отвечают непосредственные переходы носителей между состояниями зоны проводимости 1пАэ и валентной зоны СаЭЬ. Предположение, что специфика интерфейса влияет на форму спектра ЦР в данном случае сомнительно, т.к. осцилляции наблюдаются и в структуре с тонкими барьерами А1БЬ. Поскольку частота осцилляций полуширины ЦР не меняется при изменении концентрации носителей, вызванном подсветкой, можно предположить, что период осцилляций по обратному магнитному полю в данном случае определяет не энергию Ферми а некоторую другую характерную для данной системы энергию, слабо зависящую от концентрации носителей. Происхождение этой величины можно понять на примере простой качественной модели. Предположим, что перекрытие волновых функций электронных и дырочных состояний мало. При некоторых значениях магнитного поля

.т-

100 90 80

170 о_

=Г60 з:

Заключение диссертации по теме «Физика полупроводников», Сучалкин, Сергей Дорианович

Основные результаты диссертации отражены в публикациях: 1.Ю.Л.Иванов, П.С.Копьев, С.Д.Сучалкин, В.М.Устинов

Особенности циклотронного поглощения в GaSb/InAs/GaSb квантовых ямах" Письма в ЖЭТФ, т.53, (1991)

2.S.D.Suchalkin, Yu.B.Vasilyev " Populaion inversion in two -dimensional InAs/GaSb/AlSb systems "

In proceedings of the Eigth Vilnius Symposium on Ultrafast Phenomena in Semiconducors 22-24 September 1992, ed. by Vilnius, "Academia", 57 (1992).

3.Yu.L.Ivanov, Yu.B.Vasilyev, S.D.Suchalkin " Submillimeter cyclotron resonance lasers and their applications 44

Digest of International Conference on Millimeter Wave and Far Infrared Technology, Beijing , p. 249-252, (1992)

4.С.Д.Сучалкин, Ю.Б.Васильев, Ю.Л.Иванов, С.В.Иванов, П.С.Копьев, И.Г.Савельев "Фотопроводимость GaAs/AlGaAs гетероструктур в режиме квантового эффекта Холла"

Письма в ЖЭТФ, т.56, 377-380(1992).

5.S.D.Suchalkin and Yu.B.Vasilyev " Population inversion in two dimensional InAs/GaSb/AlSb quanum wells "

Inernational Jornal of Infrared and Millimeter Waves, v.14, No 9, 1847 1850 (1993) .

6.С.Д.Сучалкин, Ю.Б.Васильев "Инверсная заселенность уровней пространственного квантования в двумерных системах InAs/AiSb/GaSb"

ФТП, т.27, 1990-1995(1993)

7.Ю.Л.Иванов, С.Д.Сучалкин, Ю.Б.Васильев "Субмиллиметровая спектроскопия объемных полупроводников и полупроводниковых структур пониженной размерности с помощью плавно перестраиваемого германиевого циклотронного лазера" ФТП, т.27, 1995-2009(1993)

8.С.Д.Сучалкин, Ю.Б.Васильев, Ю.Л.Иванов "Влияние интерференции в подложке на форму линии циклотронного резонанса двумерного электронного газа"

ФТП, т.27, 2075-2077(1993)

9.Yu.B.Vasilyev, H.Kobori, T.Ohyama, S.D.Suchalkin, S.V.Ivanov and P.S.Kop'ev " Cycloron resonanse in InAs quantum wells " Abstracts of 22nd Internaional Conference on the Physics of Semiconductors Vancouver, Canada, August 15-19, MoP 111 (1994).

10.S.D.Suchalkin, Yu.В.Vasilyev, Yu.L.Ivanov, S.V.Ivanov, P.S.Kop'ev, I.G.Savel'ev "Submillimeter photoconductivity in magnetically quatizedtwo-dimensional electron gas" Conference workbook of 11th Int.Conf. "High Magnetic Fields in Semiconductor Physics", MIT, Cambridge, USA,p.586-589.(1994).

11. Yu.B.Vasilyev, H.Kobori, T.Ohyama, S.D.Suchalkin, S.V.Ivanov, P.S.Kop'ev, B.Ya.Meltser "Anomalies in the cyclotron resonance in InAs-AlSb quantum wells"

Conference workbook of 11th Int.Conf. "High Magnetic Fields in Semiconductor Physics", 1994, MIT, Cambridge, USA,p.486-489.

12. Yu.B.Vasilyev, H.Kobori, T.Ohyama, S.D.Suchalkin, S.V.Ivanov, P.S.Kop'ev "Cyclotron resonance in InAs quantum wells"

Proc. 22th Int. Conf. on the Physics of Semiconductor, Vancouver, p.735-738. (1994).

13. Yu.B.Vasilyev, H.Kobori, T.Ohyama, S.D.Suchalkin, S.V.Ivanov, P.S.Kop'ev "Cyclotron resonance in AlSb-InAs quantum wells in tilted magnetic fields"

Digest of the 49 Annual Meeting of Physical Society of Japan, Fukuoka, p.132(1994).

14. S.D.Suchalkin, Yu.B.Vasilyev, Yu.L.Ivanov, S.V.Ivanov, P.S.Kop'ev, B.Meltser and T.Ohyama "Application of Hall devices for FIR detection"

Conference workbook of 7th Int.Conf. on Modulated Semicond. Structures, Madrid, p.736-743 (1995).(также опубликовано в Solid State Electronics).

15. Yu.B.Vasilyev, S.V.Ivanov, B.Ya.Meltser, S.D.Suchalkin, and P.Grambow "Cyclotron resonance in InAs quantum wells in tilted magnetic fields"

Conference workbook of 11th Int.Conf. on the Electronic Properties of Two Dimensional Systems, Nottigham, p.241-242 (1995).(также опубликовано в Surf.Sei.)

16. Ю.Б.Васильев, С.Д.Сучалкин, С.В.Иванов, Б.Я.Мельцер, А.Ф.Цацульников, П.В.Неклюдов, П.С.Копьев "Влияние качества гетерограниц на спектры циклотронного резонанса гетероструктур InAs/ (AlGa) Sb"

ФТП, т.31, 1246-1248(1997).

17 С.Д.Сучалкин, Ю.Б.Васильев, К. фон Клитцинг, В.А.Головач, Г.Г.Зегря, С.В.Иванов, П.С.Копьев, Б.Я.Мельцер "К вопросу о природе осцилляций циклотронного поглощения в квантовых ямах InAs/GaSb"

Послана в печать ( Письма в ЖЭТФ )

Благодарности

Автор выражает признательность д.ф.м.н. профессору Петру Сергеевичу Копьеву за руководство данной работой, своим коллегам к.ф.м.н. Юрию Борисовичу Васильеву, д.ф.-м.н. Г.Г.Зегре и В.Головачу за плодотворные обсуждения работы, а также институту Макса Планка (Штуттгарт, Германия) за предоставленную возможность провести ряд экспериментов.

АОЗ

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В результате выполнения диссертационной работы был получены следующие результаты:

1.Детально исследованы спектры циклотронного поглощения в InAs квантовых ямах с различной толщиной AlSb барьеров, отделяющих яму от GaSb матрицы. Показано, что форма и характер изменения линии ЦР в данных структурах коренным образом меняются при толщине барьера, превышающей 2OA.

2.Экспериментально доказано, что характерные особенности поведения спектров ЦР в "полуметаллических" квантовых ямах InAs/GaSb обусловлены не зависимостью эффективности экранирования случайного потенциала от фактора заполнения и не кулоновским взаимодействием между электронами в InAs и дырками в GaSb, как считалось ранее а есть проявление эффекта гибридизации зоны проводимости InAs и валентной зоны GaSb. 3.Показано, что использование InAs в качестве материала для защитного антиокислительного слоя приводит к значительному уменьшению концентрации носителей в яме, т.к. в этом случае поверхностные состояния расположены по энергии ниже основной

А 03 подзоны размерного квантования и не могут служить источником носителей для квантовой ямы.

4.Показано, что величина эффекта замороженной отрицательной фотопроводимости в исследуемых структурах резко падает при увеличении толщины А1БЬ барьера от б до 2 0А, что связано с подавлением рекомбинации неравновесных дырок с электронами в яме.

5. Развита экспериментальная методика исследования фотопроводимости в режиме целочисленного квантового эффекта Холла, основанная на применении в качестве источника зондирующего излучения перестраиваемого германиевого циклотронного лазера. Применение данной техники позволило получить спектральные зависимости фотопроводимости в режиме ЦКЭХ при различных фиксированных магнитных полях.

6. Показано, что механизм фотопроводимости в режиме ЦКЭХ при поглощении квантов излучения с частотой, близкой к циклотронной не сводится к простому разогреву электронной системы.

7. Исследованы зависимости величины фотопроводимости в режиме ЦКЭХ от тока смещения. Обнаружено резкое (~в 100 раз) увеличение сигнала фотопроводимости при токах смещения, близких к критическому току пробоя КЭХ, что было интерпретировано как проявление фотостимулированного пробоя КЭХ.

8.Предложен новый тип фотодетектора в дальнем ИК и субмиллиметровом диапазоне, основанный на эффекте фотостимулированного пробоя КЭХ. Чувствительность данного приемника оценивается как 107В/Вт, однако имеются значительные резервы для ее повышения за счет оптимизации параметров и геометрии структуры.

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Сучалкин, Сергей Дорианович, 1998 год

ЛИТЕРАТУРА

1.К.W.Chiu,K.Lee and J.J.Quinn Surf.Sci,55,182-184(1976)

2.T.A.Kennedy, R.J.Wagner, B.P.McCombe and D.С.Tsui"Frequency-dependent Cyclotron Effective Mass in Si Inversion Layers". Phys.Rev.Lett. 13, 1031-1035(1975).

3.T.A.Kennedy,R.J.Wagner,B.P.McCombe and J.J.Quinn "Lineshape distortions in FIR cyclotron resonance of MOS structures"

Sol.St.Comm. 18, 275-278(1976).

4.M.von Ortenberg "Substrate effects on the cyclotron resonance in surface layers of silicon"

Sol.St.Comm. 17, 1335-1340(1975).

5.И.В.Кукушкин, С.В.Мешков, В.Б.Тимофеев "Плотность состояний двумерного электронного газа в квантующем магнитном поле"

УФН 155,219-247(1988)

6.T.Ando,Y.Uemura "Theory of Quantum Transport in a Two-Dimensional Electron System under Magnetic Fields"-Part IJ.Phys.Soc.Jpn. 36,959-964(1974);

T.Ando Part II

J.Phys.Soc.Jpn. 37, 622-625, 1233-1236 (1974). T.Ando Part III

J.Phys.Soc.Jpn. 36,1521-1525(1974).

8. T.Ando "Theory of Cyclotron Resonance Lineshape in a Two-Dimensional Electron System" J.Phys.Soc.Jpn. 38,989-993(1975).

iio

9. Т.Андо,А.Фаулер,Ф.Стерн "Электронные свойства двумерных систем" М. "Мир",1985.

10. J1. Б. Иоффе, А. И. Ларкин ЖЭТФ, 81, 1048-1053 (1981) .

11. I.Affleck J.Phys.Ser.С, 17,279-282(1984) .

12. R.R.Gerhardts "Cumulant approach to the two-dimensional magneto-conductivity problem"

Surf.Sci.,58,227-232(1976).

1. Э.И.Рашба,В.Б.Тимофеев "Квантовый эффект Холла" ФТП,20,977-982(1986).

2. G.Abstreiter,Р.Kreschaurek,J.P.Kotthaus and J.F.Koch "Cyclotron Resonance of Electrons in an Inversion Layer of Silicon".

Phys.Rev.Lett.,32, 104-108(1974) .

16. S.J.Allen Jr.,D.C.Tsui, J.V.Dalton "Far-Infrared Cyclotron Resonance in the Inversion Layer of silicon".

Phys.Rev.Lett,32,107-110(1974)

17. G.Abstreiter, ,J.P.Kotthaus, J.F.Koch and G.Dorda "Cyclotron Resonance of electrons in surface space-charge layers on silicon".

Phys.Rev.B,14,2480-2493(1976)

18. G.Abstreiter, J.F.Koch, P.Goy, and G.Dorda "Frequency dependence of surface cyclotron resonance in Si".

Phys.Rev.B,14,2494-2497(1976).

19. J.P.Kotthaus "High-frequency magnetoconductivity in space charge layers on silicon"

Surf.Sci.,73,472-476(1978).

m

20. J.P.Kotthaus, G.Abstreiter, J.F.Koch "Subharmonic structure of cyclotron resonance in an inversion layer on Si" Solid.St.Comm., 15, 517-519(1974).

21. J.P.Kotthaus, and R.Ranvaud "Cyclotron resonance of holes in surface space charge layers on Si".

Phys.Rev B, 15, 5758-5762(1977)

22. R.J.Wagner, T.A.Kennedy, B.P.McCombe and D.C.Tsui "Frequency dependence of cyclotron resonance in Si inversion layers in the region of activated conductivity"

Surf.Sci. 58,207-211(1976)

23. R.J.Wagner and D.C.Tsui "Submillimeter laser cyclotron resonance of inversion layers of low electron densities" Surf.Sci. 98,256-261(1980).

24. M.J.Chou, D.C.Tsui, G.Weimann "Cyclotron resonance of high-mobility two-dimensional electrons at extremely low densities".

Phys.Rev B 37, 848-854(1988).

25. Th.Englert, J.C.Maan, Ch.Uihlein, D.C.Tsui and A.C.Gossard Sol.St.Com. 46, 545-548(1983).

26. R.Lassing, E.Gornik "Calculation of the cyclotron resonance linewidth in GaAs-AlGaAs heterostructures"

Sol.St.Com. 47, 959-963(1983).

27. G.L.J.Rikken, H.Sigg, C.J.G.M.Langerak, H.W.Myron, and J.A.A.Perenboom, and G.Weimann. "Subband-Landau-level spectroscopy in GaAs-AlxGai-xAs heterojunction".

Phys.Rev.B, 34, 5590-5593(1986).

4iZ

28. A.D.Wieck,J.C.Maan,U.Merkt,J.P.Kotthaus,K.Ploog, G.Weimann "Intersubband Energies in GaAs-Gax-xAlxAs heterojunctions" Phys.Rev B,35,4145-4149(1987)

29.A.D.Wieck, K.Ballweg, U.Merkt, K.Ploog, G.Weimann, W.Schlapp "Combined intersubband-cyclotron resonances in a GaAs-Gai-xAlxAs"

Phys.Rev.B, 38,10158-10161(1988).

30.A.D.Wieck, F.Thiele, U.Merkt, K.Ploog, G.Weimann, W.Schlapp "Subband-Landau-level coupling in GaAs/Gai-xAlxAs heterojunctions".

Phys.Rev.B 39, 3785-3789(1989).

31.M.B.Stanaway, C.J.G.M.Langerak, R.A.J.Thomeer, J.M.Chamberlain, J.Singleton, M.Henini, O.H.Hughes, A.J.Page, G.Hill"Resonant subband Landau level coupling in GaAs-(Ga,Al)As quantum wells in tilted magnetic field"

Semicond.Sei.Techn. 6,208-212(1991).

32.R.Merlin "Subband-Landau-Level coupling in tilted magnetic fields: exact results for parabolic wells"

Sol.St.Comm. 64, 99-101(1987).

33.V.Falko "On the resonant tunneling through double barrier structures in a tilted magnetic field"

Sol.St.Comm. 78,925-929(1991).

34.Z.Schlezinger, J.C.M.Hwang, and S.J.Allen Jr "Subband-Landau-level Coupling in a Two-Dimensional Electron Gas".

Phys Rev Lett 50,2098-2103(1983).

35.T.P.Smith, F.F.Fang "g-factor of electrons in an InAs quantum wells".

Phys.Rev.B, 35,7729-7734(1987).

36.L.L.Chang,N.J.Kawai,E.E.Mendez "Semimetallic InAs-GaSb superlattices to the heterojunction limit"

Appl.Phys.Lett, 35,30-32(1981).

37.J.Luo, H.Munekata, F.F.Fang, P.J.Stiles "Observation of zero-field spin splitting of the ground electron subband in GaSb/InAs/GaSb quantum wells"

Phys.Rev B, 38, 10142-101445(1988).

38.J.Luo, H.Munekata, F.F.Fang, P.J.Stiles "Effects of inversion assymetry on energy band structures in GaSb/InAs/GaSb quantum wells".

Phys.Rev B, 41, 7685-7689(1990)

39.H.Bliyssen, J.C.Maan, P.Wyder, L.L.Chang, and L.Esaki "Cyclotron resonance in an InAs-GaSb superlattice"

Sol.St.Com 31, 35-38(1979).

4 0.Y.Guildner, J.P.Vieren, P.Voisin, M.Voos, L.L.Chang, and L.Esaki "Cyclotron resonance and Far-Infrared MagnetoAbsorption Experiments of Semimetallic InAs-GaSb Superlattices".

Phys.Rev.Lett. 45,1719-1723(1980).

41. Y.Guildner, J.P.Vieren, P.Voisin, M.Voos, L.L.Chang, and L.Esaki "Observation of double cyclotron resonance and interband transitions in InAs multi heterojunctions"

Sol.St.Com. 41, 755-760(1982)

42.J.C.Maan, Y.Guildner, J.P.Vieren, P.Voisin, M.Voos, L.L.Chang, and L.Esaki "Three-dimensional character of semimetallic InAs-GaSb quantum wells"

Sol.St.Com. 39, 683-687(1981).

43.J.C.Maan, Ch.Uihlein, L.L.Chang "Hybrid cyclotron-intersubband resonance in thin InAs layers confined between GaSb"

Sol.St.Com. 44, 653-656(1982).

44.D.Heitmann, M.Ziesmann, L.L.Chang "Cyclotron-resonance oscillations in InAs quantum wells".

Phys.Rev.B 34, 7463-7466(1986).

45.L.S.Kim, H.D.Drew, H.Munekata. "Electron and hole cyclotron resonance in semimetallic GaSb/InAs/GaSb quantum wells"

Sol.St.Com. 66, 873-877(1988).

46.J.Scriba.

Semicond.Sci.Tech.8, 133-137(1993).

47.C.R.Pidgeon, D.L.Mitchell, and R.N.Brown "Interband Magnetoabsorption in InAs and InSb"

Phys.Rev. 154, 737-741(1967).

4 8.M.Altarelli, J.C.Maan, L.L.Chang, L.Esaki " Electronic

states and quantum Hall effect in GaSb-InAs-GaSb quantum wells //

Phys. Rev. B, 35, 9867-9870(1987).

49.P.F.Hopkins, A.J.Rimberg, R.M.Westervelt, G.Tuttle, H.Kroemer " Quantum Hall effect in InAs/AlSb quantum wells " Appl.Phys.Lett 58,1428-1431(1991).

50.C.Nguyen, B.Brar, H.Kroemer, and J.English "Surface donor contribution to electron sheet concentrations in not-intentionally doped InAs-AlSb quantum wells"

Appl.Phys.Lett 60, 1854-1860(1992).

Mb

51.Ikai Lo, W.C.Mitchel, M.O.Manasreh, C.E.Stutz, K.E.Evans " Negative persistent photoconductivity in the Alo.6Gao.4Sb/InAs quantum wells "

Appl. Phys. Lett., 60, 751-753(1992).

52. Ikai Lo, W.C.Mitchel, J.P.Cheng "Electronic properties of AlxGai_xSb/InAs quantum wells"

Phys.rev.B, 50, 5316-5322(1994).

53.D.J.Chadi "Electron accumulation at undoped AlSb-InAs quantum wells:Theory"

Phys.Rev.B, 47,13478-13483(1993).

54.G.Bastard "Energy levels in semiconductor quantum wells" Surf. Sei. 170, 426-437(1986).

55.A.Fasolino, M.Altarelli " Landau levels and magneto-optics in semiconductor superlattises"

Surf.Sci. 142, 322-325(1984).

56.Qi-Gao Zhu and Herbert Kroemer " Interface connection rules for effective-mass wave functions at an abrupt heterojunction between two different semiconductors "

Phys. Rev. B 27, 3519-3527(1983).

57.E.B.Hansen, O.P.Hansen " Nonparabolisity as a cause of oscillations in 2D cyclotron resonance "

Sol.St.Comm. 66, 1181-1184(1988).

58.M.J.Yang, P.J.Lin-Chung, B.V.Shanabrook, J.R.Waterman, R.J.Wagner, W.J.Moore " Enhancement of cyclotron mass in semiconductor quantum wells "

Phys. Rev. B, 47, 1691-1694(1993).

59.M.J.Yang, R.J.Wagner, B.V.Shanabrook, J.R.Waterman and M.J.Moore

Phys.Rev.В 47, 6807-6810(1993).

60.M.J.Yang, R.J.Wagner, P.J.Lin-Chung, В.V.Shanabrook, J.R.Waterman, W.J.Moore, J.L.Davis " Spin-resolved cyclotron resonance in a 2D electron gas "

Surf.Sci., 305, 271-274(1994).

61.D.J.Barnes, R.J.Nicholas, R.J.Warburton, N.J.Mason, P.J.Walker, N.Miura " Observation of magnetic-field-induced semimetal-semiconductor transitions in crossed-gap superlattices by cyclotron resonance "

Phys. Rev. B, 49, 10474-10483(1994).

62.R.J.Warburton, B.Brar, C.Gauer, A.Wixforth, J.P.Kotthaus, H.Kroemer " Cyclotron resonance of electron-hole systems in InAs/GaSb/AlSb "

Sol.St.Electronics, 40, 679-682(1996).

63.R.J.Wagner, B.V.Shanabrook, M.J.Yang, J.R.Waterman "Electron-hole hybridizing in InAs single quantum wells clad with GaSb "

Superlattices and Microstructures, 21,115-120(1997).

64.Jih-chen Chiang, Shiow-Fon Tsay, Z.M.Chau, Ikai Lo "Conduction-Valence Landau Level Mixing Effect "

Phys. Rev. Lett. 77, 2053-2056(1996).

65.J.Kono, В.D.McCombe, J.-P. Cheng, I.Lo, W.C.Mitchel, C.E.Stutz." Far-infrared magneto-optical study of two-dimensional electrons and holes in InAs/AlxGal-xSb quantum wells "

Phys. Rev. B, 55, 1617-1636(1997).

66.Е.И.Рашба

AM

ФТТ, 2,1224-1230(1960).

67.Ю.А.Бычков, Е.И.Рашба Письма в ЖЭТФ, 39, 66-69(1984).

68.C.F.Lavine, R.J.Wagner, D.C.Tsui Surf. Sci. 113, 112-117(1982)

69.P.Stein, G.Ebert, K.von Klitzing, G.Weimann "Photoconductivity on GaAs-AlxGai-xAs heterostructures" Surf.Sci. 142, 406-411(1984).

70.J.C.Maan, Th.Englert, D.C.Tsui, A.C.Gossard "Observation of cyclotron resonance in the photoconductivity of two-dimensional electrons"

Appl.Phys.Lett. 40, 609-611(1982).

71.R.E.Horstman, E.G.v.d.Broek, J.Wolter, R.W.v.d.Heijden, G.L.J.A.Rikken, H.Sigg, P.M.Frijlink, J.Maluenda, J.Hallais "Cyclotron resonance from the far-infrared transmission and the photoconductivity of a two-dimensional electron gas in a GaAs-AlGaAs heterojunction"

Sol.St.Com. 50, 753-757(1984).

72.M.J.Chou, D.C.Tsui, A.Y.Cho "FIR photoconductivity in the integral quantum Hall regime in GaAs/AlGaAs"

Proceedings of the 18-th Int. Conf. On the Phys. of Semiconductors, Stokholm, Sweden 437-440(1986)

73.Н.Б.Житенев, В.Г.Долгополов "Наблюдение частотной зависимости фотоотклика в условиях Квантового эффекта Холла" Письма в ЖЭТФ, 47, 592-594(1988).

74.Н.А.Варванин, В.Н.Губанков, И.Н.Котельников, Б.К.Медведев, В.Г.Мокеров, Н.А.Мордовец "Фотопроводимость в условиях

циклотронного резонанса двумерного электронного газа в GaAs/AlGaAs при больших факторах заполнения" ФТП 24, 635-639(1990).

75.E.Vasiliadou, G.Muller, D.Heitmann, D.Weiss, К. von Klitzing, K.Ploog, H.Nickel, W.Schlapp, R.Lösch "Collective responce in the microwave photoconductivity of Hall bar structures"

Phys.Rev.В 48,17145-17148(1993).

76.R.Meisels, F.Kuchar, J.J.Harris, C.T.Foxon "Microwave responce of quasi-particles in the FQHE"

Surf.Sei. 263, 76-80(1992).

77.F.Kuchar "Microwave Investigations of the Quantum Hall Effect in GaAs-AlGaAs heterostructures" Feskörperprobleme 28, 45-62(1988).

78.M.Buttiker "Absence of backscattering in the quantum Hall effect in multiprobe conductors"

Phys.Rev.В 38, 9375-9391(1988).

79.M.Buttiker "The Quantum Hall Effect in Open Conductors" Semiconductors and Semimetals, 35, 191-277(1990).

80.E.Dießel, G.Muller, D.Weiss, K. von Klitzing, K.Ploog, H.Nickel, W.Schlapp, R.Lösch "Novel far-infrared photoconductor based on photon-induced interedge channel scattering"

Appl.Phys.Lett., 58, 2331-2333(1991)

81.K.Hirakawa, M.Endo, K.Yamanaka, Y.Hisanaga, S.Komiyama

"Giant negative far-infrared responce of the diagonal magnetoresistance due to edge channel transport in the quantized Hall regime"

Proceedings of the 23th Int Conf on the Phys of Semicond., Berlin, 3,2543-2546(1996).

82.G.Muller, D.Weiss, S.Koch, K. von Klitzing, K.Ploog, H.Nickel, W„Schlapp, R.Lösch "Edge channels and the role of contacts in the quantum Hall regime"

Phys.Rev.B, 42, 7633-7635(1990).

83.G.Muller, D.Weiss, K. von Klitzing, K.Ploog, H.Nickel, W.Schlapp, R.Lösch "Confinement-potential tuning: From nonlocal to local transport"

Phys.Rev.B, 46, 4336-4339(1992).

84.S.Komiyama, H.Hirai, M.Ohsawa, Y.Matsuda, S.Sasa, T.Fujii "Inter-edge-state scattering and nonlinear effects in a two-dimensional electron gas at high magnetic fields" Phys.Rev.B, 45, 11085-11107(1992).

85.R.Mertz, F.Kleimann, R.J.Hang, and K.Ploog "Nonequillibrium Edge-State Transport Resolved by Far-Infrared Microscopy" Phys.Rev.Lett. 70, 651-655(1993).

86.F.Thiele, E.Batke, V.Dolgopolov, J.P.Kotthaus, G.Weimann, W.Schlapp, "Cyclotron-resonance-induced photovoltage of inversion electrons on GaAs"

Phys.Rev.B 40, 1414-1419(1989).

87.P.F.Fontein, P.Hendriks, F.A.P.Bloom, J.H.Walter, L.G.Giling, C.W.J.Beenaker, "Spatial potential distribution in GaAs/AlxGal-xAs heterostructures under quantum Hall conditions studied with the linear electro-optic effect"

Surf.Sci. 263, 91-96(1992).

88.D.J.Thouless "Edge voltages and Distributed Currents in the Quantum Hall Effect"

Phys.Rev.В 71, 1879-1882(1993).

89.C.Wexler D.J.Thouless "Current density in the quantum Hall bar"

Phys Rev.В 49,4815-4820(1994).

90.E.Yahel, A.Palevski, H.Shtrikmann Current distribution in the integer Quantum Hall effect: the role of edge states versus bulk states"

Proceedings of the 23th Int Conf on the Phys of Semicond., Berlin, 3,2523-2526(1996).

91.J.Scriba "Nichtparabolizitat in InAs/AlSb-Quantentopfen" Dissertation der Fakultat fur Physik der Ludwig-Maximilians-Universitat Munchen, (1992) .

92.И.В.Кукушкин, Б.Н.Шепель, О.В.Волков, К.фон Клитцинг Письма в ЖЭТФ,60,556-559(1994)

93.Н.L.Stormer, A.M.Chang, D.C.Tsui, J.C.M.Hwang Breakdown of the Integral Quantum Hall Effect"

Proceedings of the 11th Int Conf on the Phys of Semicond., San Francisco,267-270 (1984) .

94.S.Komiyama, T.Takamasu, S.Hiyamizu, S.Sasa Breakdown of the quantum Hall effect due to heating" Sol.St.Com. 54, 479-484(1985).

95.L.Eaves, F.W.Sheard Size-dependent quantized breakdown of the dissipationless quantum Hall effect in narrow channels" Semicond.Sci.Technol. 1, 346-349(1986).

96.А.А.Шашкин, В.Г.Долгополов, С.Н.Дорожкин Шнурование Холловского тока двумерной нелинейной электронной системы в квантующем магнитном поле"

ЖЭТФ 91, 1897-1904(1986).

97.М.I.Dyakonov A possible mekhanism of breakdown of the quantum Hall effect"

98.M.E.Cage, D.Y.Yu, G.Marullo Reedtz "Observation and an explanation of the breakdown of the quantum Hall effect" J.Res.NIST 95, 93-107(1990).

99.M.E.Cage, G.Marullo Reedtz, D.Y.Yu, C.T. van Degrift "Quantized dissipative states at breakdown of the quantum Hall effect"

Semicond.Sci.Technol. 5, 351-363(1990).

100.В.Г.Мокеров, Б.К.Медведев, В.М.Пудалов, Д.А.Ринберг, С.Г.Семенчинский, Ю.В.Слепнев Переходы между бездиссипативным и диссипативным состояниями в GaAs/AlGaAs гетероструктурах в режиме квантового эффекта Холла"

Письма в ЖЭТФ 47, 59-61(1988).

101.S.Kawaji, K.Hirakawa, M.Nagata, "Device-width dependence of plateau width in quantum Hall states" Physica B, 184, 17-20(1993)

102.S.Kawaji, K.Hirakawa, M.Nagata, T.Okamoto, T.Fikase, T.Goto. Breakdown of the Quantum Hall Effect in GaAs/AlGaAs heterostructures due to Current" J.Phys.Soc.Jpn. 63(6), 367-382(1994).

103.M.Prasad, M.Singh "Electron-phonon scattering in the presence of a magnetic field in quasi-two-dimensional quantumwell structures"

Phys.Rev.B, 29, 4803-4806(1984).

104.E.Tsitsishvili and Y.Levinson "Auger scattering betwen Landau levels in a two-dimensional electron gas" Phys.Rev.B, 56, 6921-6930(1997).

105.W.Kohn "Cyclotron Resonance and de Haas-van Alphen Oscillations of an Interacting Electron Gas"

Phys.Rev., 123, 1242-1244(1961).

106.N.R.Cooper and J.T.Chalker Phys.Rev.Lett.,72,2057(1994).

107.Г.Г.Зегря, А.С.Полковников "Механизмы Оже-рекомбинации в квантовых ямах"

ЖЭТФ,113, 1491-1521(1998).

№