Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами

Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами

Исследованы полевые зависимости низкотемпературного (Т = 4,2 К) латерального магнитосопротивления гетероструктур с квантовыми ямами и селективным легированием в области ям. Концентрация примеси в квантовых ямах изменялась в пределах (1–7)∙10¹¹ см⁻² . Выполнен анализ экспериментальных результатов в р...

Ausführliche Beschreibung

Gespeichert in:
Bibliographische Detailangaben
Datum:2014
Hauptverfasser: Вайнберг, В.В., Пилипчук, А.С., Порошин В.Н.
Format: Artikel
Sprache:Russian
Veröffentlicht: Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України 2014
Schriftenreihe:Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
Online Zugang:http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/75945
Tags: Tag hinzufügen
Keine Tags, Fügen Sie den ersten Tag hinzu!
Назва журналу:Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Zitieren:Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами / В.В. Вайнберг, А.С. Пилипчук, В.Н. Порошин // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2014. — Т. 12, № 1. — С. 19-28. — Бібліогр.: 15 назв. — рос.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
id irk-123456789-75945
record_format dspace
spelling irk-123456789-759452016-10-14T13:11:57Z Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами Вайнберг, В.В. Пилипчук, А.С. Порошин В.Н. Исследованы полевые зависимости низкотемпературного (Т = 4,2 К) латерального магнитосопротивления гетероструктур с квантовыми ямами и селективным легированием в области ям. Концентрация примеси в квантовых ямах изменялась в пределах (1–7)∙10¹¹ см⁻² . Выполнен анализ экспериментальных результатов в рамках существующих теорий слабой локализации. Получено хорошее согласие теории с экспериментом при достаточно большой концентрации примеси. Обсуждаются причины отклонения при малых концентрациях. Досліджено польові залежності низькотемпературного (Т = 4,2 К) латерального магнетоопору гетероструктур з квантовими ямами і селективним леґуванням в області ям. Концентрація домішки у квантових ямах змінювалась у діапазоні (1–7)∙10¹¹ см⁻². Виконано аналіз експериментальних результатів у межах наявних теорій слабкої локалізації. Одержано добре узгодження теорії з експериментом при достатньо великій концентрації домішки. Обговорено причини відхилення за малих концентрацій. The field dependence of the low-temperature (T = 4.2 K) lateral magnetoresistance of quantum wells with selective doping in the wells is studied. The concentration of impurities within the quantum wells is changed in the range of (1–7)∙10¹¹ cm⁻². The analysis of experimental results within the scope of the available theories of weak localization is carried out. A good agreement between theory and experiment at a sufficiently high concentration of impurities is obtained. The reasons for the disagreement at low concentrations are discussed. 2014 Article Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами / В.В. Вайнберг, А.С. Пилипчук, В.Н. Порошин // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2014. — Т. 12, № 1. — С. 19-28. — Бібліогр.: 15 назв. — рос. 1816-5230 PACS numbers: 72.20.Fr,72.80.Ey,73.21.Fg,73.50.Dn,73.63.Hs,75.47.Pq,81.07.St http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/75945 ru Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
institution Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection DSpace DC
language Russian
description Исследованы полевые зависимости низкотемпературного (Т = 4,2 К) латерального магнитосопротивления гетероструктур с квантовыми ямами и селективным легированием в области ям. Концентрация примеси в квантовых ямах изменялась в пределах (1–7)∙10¹¹ см⁻² . Выполнен анализ экспериментальных результатов в рамках существующих теорий слабой локализации. Получено хорошее согласие теории с экспериментом при достаточно большой концентрации примеси. Обсуждаются причины отклонения при малых концентрациях.
format Article
author Вайнберг, В.В.
Пилипчук, А.С.
Порошин В.Н.
spellingShingle Вайнберг, В.В.
Пилипчук, А.С.
Порошин В.Н.
Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами
Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
author_facet Вайнберг, В.В.
Пилипчук, А.С.
Порошин В.Н.
author_sort Вайнберг, В.В.
title Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами
title_short Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами
title_full Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами
title_fullStr Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами
title_full_unstemmed Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами
title_sort особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами
publisher Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
publishDate 2014
url http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/75945
citation_txt Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами / В.В. Вайнберг, А.С. Пилипчук, В.Н. Порошин // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2014. — Т. 12, № 1. — С. 19-28. — Бібліогр.: 15 назв. — рос.
series Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
work_keys_str_mv AT vajnbergvv osobennostimagnitotransportavgeterostrukturahsselektivnolegirovannymikvantovymiâmami
AT pilipčukas osobennostimagnitotransportavgeterostrukturahsselektivnolegirovannymikvantovymiâmami
AT porošinvn osobennostimagnitotransportavgeterostrukturahsselektivnolegirovannymikvantovymiâmami
first_indexed 2025-07-06T00:11:15Z
last_indexed 2025-07-06T00:11:15Z
_version_ 1836854202573258752
fulltext 19 PACS numbers: 72.20.Fr, 72.80.Ey, 73.21.Fg, 73.50.Dn, 73.63.Hs, 75.47.Pq, 81.07.St Особенности магнитотранспорта в гетероструктурах с селективно легированными квантовыми ямами В. В. Вайнберг, А. С. Пилипчук, В. Н. Порошин Институт физики НАН Украины, просп. Науки, 46, 03680 Киев, Украина Исследованы полевые зависимости низкотемпературного (Т4,2 К) лате- рального магнитосопротивления гетероструктур с квантовыми ямами и селективным легированием в области ям. Концентрация примеси в кван- товых ямах изменялась в пределах (1–7)1011 см 2. Выполнен анализ экс- периментальных результатов в рамках существующих теорий слабой ло- кализации. Получено хорошее согласие теории с экспериментом при до- статочно большой концентрации примеси. Обсуждаются причины откло- нения при малых концентрациях. Досліджено польові залежності низькотемпературного (Т4,2 К) латера- льного магнетоопору гетероструктур з квантовими ямами і селективним леґуванням в області ям. Концентрація домішки у квантових ямах зміню- валась у діапазоні (1–7)1011 см 2. Виконано аналіз експериментальних ре- зультатів у межах наявних теорій слабкої локалізації. Одержано добре уз- годження теорії з експериментом при достатньо великій концентрації до- мішки. Обговорено причини відхилення за малих концентрацій. The field dependence of the low-temperature (T4.2 K) lateral magnetore- sistance of quantum wells with selective doping in the wells is studied. The concentration of impurities within the quantum wells is changed in the range of (1–7)1011 cm 2. The analysis of experimental results within the scope of the available theories of weak localization is carried out. A good agreement be- tween theory and experiment at a sufficiently high concentration of impuri- ties is obtained. The reasons for the disagreement at low concentrations are discussed. Ключевые слова: гетероструктуры, квантовая яма, латеральная проводи- мость, магнитосопротивление, дельта-легирование. (Получено 22 ноября 2013 г.) Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Nanosystems, Nanomaterials, Nanotechnologies 2014, т. 12, № 1, сс. 19–28  2014 ІÌÔ (Інститут металоôізики ім. Ã. В. Курдюмова НАН Óкраїни) Надруковано в Óкраїні. Ôотокопіювання дозволено тільки відповідно до ліцензії 20 В. В. ВАЙНБЕРÃ, А. С. ПИЛИПЧÓК, В. Н. ПОРОШИН 1. ВВЕДЕНИЕ Ãетероструктуры с квантовыми ямами (КЯ) и селективным легиро- ванием в виде дельта-слоёв примеси, расположенные в барьере, широко применяются в современных электронных приборах [1]. Примесные дельта-слои в таких структурах расположены в барьере таким образом, чтобы практически все электроны перешли в об- ласть квантовой ямы. В течение последнего десятилетия были предложены новые механизмы работы электронных и оптоэлек- тронных приборов на основе гетероструктур с дельта-слоями при- меси, расположенными непосредственно в области квантовой ямы [2]. В [3, 4] было показано, что латеральная проводимость при низ- ких температурах в этом случае существенно определяется элек- тронами, которые заполняют состояния примесной зоны, образо- ванной в дельта-слое. Ìагнитосопротивление при латеральной про- водимости в таких структурах систематически не исследовалось. Известные из литературы данные (см., например, [5, 6]) относятся к структурам с ограниченным диапазоном концентраций. В то же время для практического применения представляет интерес иссле- дование характеристик низкотемпературной проводимости при различном уровне дельта-легирования в области КЯ [7]. В настоящей работе поставлена задача исследовать характери- стики низкотемпературного латерального магнитосопротивления гетероструктур GaAs/InxGa1xAs/GaAs с одиночными квантовыми ямами с дельта-слоями мелкой примеси, расположенными в обла- сти КЯ. 2. МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТА Для исследований использованы гетероструктуры GaAs/InxGa1xAs/GaAs, выращенные методом ÌОС-гидридной эпитаксии1. Структуры со- держали по 10 периодов (повторений), в каждом из которых имеет- ся одиночная КЯ с дельта-слоем примеси в центре ямы. Ãлубина квантовых ям, образованных слоями InxGa1xAs (х10%), состав- ляет 63 мэВ. Ширина ям и барьеров между ними составляет 80 и 800 Å, соответственно. Концентрация примеси в образцах по техно- логическим данным изменялась в интервале от 1,2 до 6,71011 см 2 на период. Концентрация ôоновой примеси по всем слоям имела величину порядка 51015 см 3. Концентрация примеси в -слое счи- талась равной концентрации электронов при 77 К, полученной из холловских измерений. Для компенсации влияния поверхностных состояний структуры дополнительно легировались -слоем примеси 1 Ãетероструктуры выращены в Ôизико-техническом институте Нижегородского государственного университета (Россия). ОСОБЕННОСТИ ÌАÃНИТОТРАНСПОРТА В ÃЕТЕРОСТРÓКТÓРАХ С ЯÌАÌИ 21 в покрывающем слое. Параметры исследованных образцов (ширина и глубина КЯ) приведены в табл. 1. Приведены также концентра- ция электронов при 77 К и 4,2 К и подвижность электронов при 4,2 К, определённые при измерении эôôекта Холла, а также значения подвижности электронов в этих структурах, рассчитанные по мето- дике, описанной в [3, 4]. Образцы для исследований имели ôорму холловских мостиков. Омические контакты создавались путём напыления в вакууме слоёв Pd/Ge/Au с последующим вплавлением при 430С в атмосôере во- дорода. Направление тока в образце вдоль 110. Измерения маг- нитосопротивления выполнялись в режиме постоянного тока с об- разцами, погруженными в жидкий гелий (Т4,2 К) в диапазоне полей 0–4,5 Тл. Величина тока через образец составляла 10 или 100 мкА в зависимости от сопротивления образца. 3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ На рисунке 1 приведены полевые зависимости продольного магни- тосопротивления xx  исследованных образцов. Видно, что для них во всем диапазоне магнитных полей 0–4,5 Тл наблюдается только отрицательное магнитосопротивление (ОÌС). Сопротивление быст- ро уменьшается в интервале от 0 до 0,5 Тл. При В0,5 Тл измене- ние сопротивления с полем замедляется. Для наиболее сильно ле- гированного образца оно стремится к насыщению. Относительная величина ОÌС зависит от уровня легирования. ОÌС тем меньше, чем больше концентрация примеси. В образцах с меньшей концен- трацией тенденция к насыщению отсутствует и ОÌС достигает ве- личины 40–50%. Рис. 1. Полевые зависимости магнитосопротивления одноямных образцов № 5997 (1); 6002 (2) и 5998 (3). Т4,2 К. 22 В. В. ВАЙНБЕРÃ, А. С. ПИЛИПЧÓК, В. Н. ПОРОШИН Для анализа полученных полевых зависимостей магнитосопро- тивления используем результаты исследования низкотемператур- ной проводимости и, в частности, подвижности электронов в этих образцах, описанных в [3, 4]. Как показано в этих работах, зависи- мости ( )T всех образцов качественно похожи, и при T20 К они близки к виду ( ) lgT A B T   , который характерен для режима слабой локализации. Однако чем меньше концентрация легирую- щей примеси, тем заметнее отклоняются зависимости (Т) от такого хода. Тем не менее, при дальнейшем анализе будем полагать, что ОÌС в этих образцах обусловлено разрушением в магнитном поле режима слабой локализации. Воспользуемся известным выражени- ем (см., например, [8]):     0 1 1 1 , 0, ~ ln ( ) 2 B T T G f x x                         , (1) где H x     , 4 B DeB c   , ( )x — дигамма-ôункция. В области до- статочно сильных магнитных полей 4 c B De    полевая зависи- мость магнитопроводимости сводится к асимптотике:      0 0 1 , 0, ln B B B H B T T G G                  , (2) где 1 (4 ) 0,1403 Ce    , C — константа Эйлера. Это выражение можно представить в виде:      0 0 4 , 0, ~ ln ln De B T T G G B c             (3) На рисунке 2 для всех трёх образцов приведены полевые зависи- мости магнитопроводимости в координатах ( ) / (0)B  lnB . Вели- чина магнитопроводимости вычислялась с учётом обычных соот- ношений между тензорами магнитосопротивления и магнитопро- водимости. Как видно из граôика, только для наиболее сильно ле- гированного образца (5997) полевая зависимость магнитопроводи- мости хорошо спрямляется в координатах ( ) / (0)B  lnB почти во всем диапазоне магнитных полей. Для образца со средним уров- нем (6002) легирования такую аппроксимацию можно сделать в об- ласти полей 0,2–2 Тл. Слабо легированный образец (5998) в этих координатах вообще не имеет линейного участка. Отклонение полевой зависимости ОÌС от линейной в таких ко- ординатах можно связать как с близостью проводимости к области перехода от слабой локализации к сильной [9, 10], так и с прибли- ОСОБЕННОСТИ ÌАÃНИТОТРАНСПОРТА В ÃЕТЕРОСТРÓКТÓРАХ С ЯÌАÌИ 23 женным характером выражения (3). Действительно, в случае вве- дения легирующей примеси непосредственно в область квантовой ямы перестаёт быть строгим выполнение обычного для теории сла- бой локализации критерия:    2 /   1kl n m    , где k — волновой вектор электрона (k  |k|); l — длина свободного пробега;  — транспортное время релаксации; n — концентрация электронов. Однако, далее все же выполним анализ, следуя работам [11, 12]. Теория в этих работах построена в предположении kl1, но при этом был учтён и вклад петель, образованных при малом числе столкновений, в разрушение слабой локализации в магнит- ном поле. Óчтём также, что в рассматриваемых одноямных структурах имеется одна подзона размерного квантования и примесная зона в области энергий ниже размерно-квантовой подзоны, которая при достаточно большой концентрации примеси может с ней частично перекрываться [3, 4]. Энергетический спектр электронов в КЯ для одного периода рассматриваемых структур на примере образцов с малой и большой концентрацией примеси иллюстрируется на рис. 3. Представленные спектры получены путём самосогласованного решения уравнений Шредингера и Пуассона численными метода- ми. Процедура расчёта описана в [3, 4]. Таким образом, ôактически в рассматриваемых образцах при температуре жидкого гелия про- водимость идёт только по примесной зоне. Ìежподзонные перехо- ды в этой ситуации отсутствуют. Оценка транспортного времени релаксации из проводимости в нулевом магнитном поле даёт величину порядка 10 14 с. Таким об- Рис. 2. Полевые зависимости магнитопроводимости одноямных образцов 5997 (1), 6002 (2) и 5998 (3) гетероструктур GaAs/InGaAs/GaAs. Т4,2 К. 24 В. В. ВАЙНБЕРÃ, А. С. ПИЛИПЧÓК, В. Н. ПОРОШИН разом, в нашем случае выполняется критерий диôôузионного ре- жима: / 1kT , и для времени сбоя ôазы можно использовать выражение:           2 2 2 2 1 3 1 ln 1 1 1 2 3 1 ln . 4 1 F F F kT kl F F F kl kT EF E F                              (4) Óчтём также электрон-электронную интерôеренцию. Для этой поправки используем выражение [13]: 2 3 1 3 2 1 ln 1 8 2 8 1 F ee Ee kT kT F f t kT F                             3 1 1 ln 1 ln , 2 F E F F kT                (5) Рис. 3. Энергетический спектр одноямной структуры с дельта-легировани- ем в центр КЯ. (численный расчёт). T4,2 К. NS1011 см 2: a — 6,7, б — 1,25. ЕС — проôиль дна зоны проводимости; Е1 — уровень размерного квантования и квадрат огибающей волновой ôункции; EF — уровень Ôер- ми; N(E)imp — плотность электронных состояний в примесной зоне. ОСОБЕННОСТИ ÌАÃНИТОТРАНСПОРТА В ÃЕТЕРОСТРÓКТÓРАХ С ЯÌАÌИ 25 где f и t — ôункции аргумента T [10]. Общую проводимость будем определять как [14, 15]:   2 0 2 1 1 xx ee ne m            , (6)  1xy xx ee         , (7) где 0 — перенормированное время релаксации с учётом слабой ло- кализации: 0 1       ; (8)  — обычное транспортное время релаксации;  — поправка за счёт слабой локализации; ее — поправка за счёт электрон-электронной интерôеренции;  — циклотронная частота. На рисунке 4 проиллюстрированы результаты аппроксимации полевых зависимостей магнитопроводимости для образцов 5997 и 6002 с высоким и средним уровнем легирования, соответственно. В таблице 2 приведены параметры образцов, использованные для по- лучения наилучшего согласия с экспериментальными результата- ми. Для образца с наименьшей концентрацией примеси удовлетво- рительного согласия с экспериментом получить не удалось. Это, как упоминалось выше, обусловлено наибольшей близостью прово- димости в данном образце к переходу от слабой локализации к Рис. 4. Аппроксимация полевых зависимостей магнитопроводимости тео- ретическими выражениями (6). Т4,2 К. Образцы: 1 — 5997, 2 — 6002. Точки — эксперимент, сплошные линии — расчёт. 26 В. В. ВАЙНБЕРÃ, А. С. ПИЛИПЧÓК, В. Н. ПОРОШИН сильной. Переходу к сильной локализации в случае квантовых ям с дельта-слоем легирующей примеси способствуют ôлуктуации меж- примесного расстояния в этом слое, а также ôлуктуации состава в слое InGaAs, образующем квантовую яму. Для образцов со средним и высоким уровнем легирования отметим хорошее соответствие концентраций примеси с результатами измерений холловской кон- центрации электронов, приведёнными в табл. 1. Значения , полученные для этих образцов при аппроксимации, на два порядка величины превосходят транспортное время релак- сации. Величина подвижности, которая соответствует проводимо- сти Друде и получается из аппроксимации, существенно больше измеренной холловской подвижности. Это подтверждает предпо- ложение о превалирующем вкладе слабой локализации в проводи- мость данных образцов при низких температурах. Так, например, рассчитанная подвижность в образце 5997 при 4,2 К составляет 2100 см2/(Вс), что очень хорошо согласуется с величиной 2150 см2/(Вс), полученной в результате аппроксимации (табл. 2). Отме- тим, что такая величина рассчитанной подвижности получается в предположении, что проводимость осуществляется в основном по примесной зоне дельта-примесного слоя. В противном случае рас- чётная величина подвижности будет значительно больше, и согла- сие расчёта с экспериментом отсутствует. Таким образом, полевые зависимости магнитосопротивления од- ТАБЛИЦА 1. Параметры исследованных гетероструктур. № о б р а з ц а Ш и р и н а я м , Å Ш и р и н а б а р ь е р а м е ж д у К Я , Å Ã л у б и н а я м , м э В Концентрация электронов, 1011 см 2 на период Подвижность электронов при 4,2 К, см2/(В·с) 77 К 4,2 К эксперимент расчёт 5997 80 800 63 6,74 8,01 1502 2100 5998 80 800 63 1,25 1,65 772 6002 80 800 63 4,05 4,0 301 422 ТАБЛИЦА 2. Параметры аппроксимации одноямных образцов. Образец 5997 6002 n, 1011 см 2 7,7 4,05 µ, см 2/(Bc) 2150 1590 , с 7,610 14 5,6310 14 Btr, Ãс 3400 12000 , с 5,3110 12 1,910 12 ee, 1/Ом 3,510 6 4,8410 6 ОСОБЕННОСТИ ÌАÃНИТОТРАНСПОРТА В ÃЕТЕРОСТРÓКТÓРАХ С ЯÌАÌИ 27 ноямных образцов с дельта-примесью в области квантовой ямы хо- рошо описываются в рамках теории слабой локализации с учётом квантовых поправок, обусловленных интерôеренцией волновых ôункций электронов и электрон-электронным взаимодействием. Полученные результаты хорошо согласуются с температурными зависимостями проводимости этих образцов в области температур жидкого гелия. Исключение составляет лишь наиболее слабо леги- рованный образец, который по уровню легирования близок к пере- ходу от слабой локализации к сильной. Близость проводимости в таких образцах к переходу от слабой локализации к сильной обу- славливает большую величину отрицательного магнитосопротив- ления (до 50% в поле 4,5 Тл). Работа выполнена при поддержке Ãосударственной целевой научно-технической программы «Нанотехнологии и наноматериа- лы» на 2010–2014 гг.» (проект 1.1.7.18/13–H-18). Авторы благода- рят проô. О. Ã. Сарбея за обсуждение работы и полезные советы, а также Б. Н. Звонкова и Н. В. Байдуся за предоставленные образцы гетероструктур. ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА 1. Ì. С. Шур, Современные приборы на основе арсенида галлия (Ìосква: Ìир: 1991). 2. V. Ya. Aleshkin, A. A. Andronov, A. V. Antonov, E. V. Demidov, A. A. Dubi- nov, V. I. Gavrilenko, D. G. Revin, B. N. Zvonkov, N. B. Zvonkov, E. V. Usko- va, L. E. Vorobjev, D. A. Firsov, S. N. Danilov, I. E. Titkov, V. A. Shalygin, A. E. Zhukov, A. R. Kovsh, and V. M. Ustinov, Proceedings of SPIE, 4318: 192 (2001). 3. Н. В. Байдусь, В. В. Вайнберг, Б. Н. Звонков, А. С. Пилипчук, В. Н. Поро- шин, О. Ã. Сарбей, ФТП, 46, вып. 5: 649 (2012). 4. V. V. Vainberg, A. S. Pylypchuk, N. V. Baidus, and B. N. Zvonkov, Semicon- ductor Physics, Quantum Electronics and Optoelectronics, 16, No. 2: 152 (2013). 5. G. M. Minkov, S. A. Negashev, O. E. Rut, A. V. Germanenko, O. I. Khrykin, V. I. Shashkin, and V. M. Danil’tsev, Phys. Rev. B, 61: 13172 (2000). 6. G. M. Minkov, O. E. Rut, A. V. Germanenko, A. A. Sherstobitov, V. I. Shash- kin, O. I. Khrykin, and B. N. Zvonkov, Phys. Rev. B, 67: 205306 (2003). 7. Н. В. Байдусь, П. А. Белевский, А. А. Бирюков, В. В. Вайнберг, Ì. Н. Вино- славский, А. В. Иконников, Б. Н. Звонков, А. С. Пилипчук, В. Н. Порошин, ФТП, 44, вып. 11: 1543 (2010). 8. G. M. Minkov, A. V. Germanenko, and I. V. Gornyi, Phys. Rev. B, 70: 245423 (2004). 9. G. M. Minkov, O. E. Rut, A. V. Germanenko, A. A. Sherstobitov, B. N. Zvonkov, E. A. Uskova, and A. A. Birukov, Phys. Rev. B, 65: 235322 (2002). 10. B. N. Narozhny, G. Zala, and I. L. Aleiner, Phys. Rev. B, 65: 180202(R) (2002). 11. A. Kawabata, J. Phys. Soc. Jap., 53: 3540 (1984). 12. A. Zduniak, M. I. Dyakonov, and W. Knap, Phys. Rev. B, 56: 1996 (1997). 28 В. В. ВАЙНБЕРÃ, А. С. ПИЛИПЧÓК, В. Н. ПОРОШИН 13. Th. Englert, D. C. Tsui, A. C. Gossard, and Ch. Uihlein, Surf. Sci., 113: 295 (1982). 14. Ю. Ã. Арапов, И. В. Карсканов, В. Н. Неверов, Ã. И. Харус, Н. Ã. Шелуши- нина, Ì. В. Якунин, Физика низких температур, 35, № 1: 44 (2009). 15. P. T. Coleridge, R. S. Stoner, and R. Fletcher, Phys. Rev. B, 39: 1120 (1989). REFERENCES 1. M. S. Shur, Sovremennye Pribory na Osnove Arsenida Galliya (Moscow: Mir: 1991) (Russian translation). 2. V. Ya. Aleshkin, A. A. Andronov, A. V. Antonov, E. V. Demidov, A. A. Dubinov, V. I. Gavrilenko, D. G. Revin, B. N. Zvonkov, N. B. Zvonkov, E. V. Uskova, L. E. Vorobjev, D. A. Firsov, S. N. Danilov, I. E. Titkov, V. A. Shalygin, A. E. Zhukov, A. R. Kovsh, and V. M. Ustinov, Proceedings of SPIE, 4318: 192 (2001). 3. N. V. Baydus’, V. V. Vainberg, B. N. Zvonkov, A. S. Pylypchuk, V. N. Poroshin, and O. G. Sarbey, Fizika i Tekhnika Poluprovodnikov, 46, Iss. 5: 649 (2012) (in Russian). 4. V. V. Vainberg, A. S. Pylypchuk, N. V. Baidus, and B. N. Zvonkov, Semicon- ductor Physics, Quantum Electronics and Optoelectronics, 16, No. 2: 152 (2013). 5. G. M. Minkov, S. A. Negashev, O. E. Rut, A. V. Germanenko, O. I. Khrykin, V. I. Shashkin, and V. M. Danil’tsev, Phys. Rev. B, 61: 13172 (2000). 6. G. M. Minkov, O. E. Rut, A. V. Germanenko, A. A. Sherstobitov, V. I. Shashkin, O. I. Khrykin, and B. N. Zvonkov, Phys. Rev. B, 67: 205306 (2003). 7. N. V. Baydus’, P. A. Belevskiy, A. A. Biryukov, V. V. Vainberg, M. N. Vinoslavskiy, A. V. Ikonnikov, B. N. Zvonkov, A. S. Pylypchuk, and V. N. Poroshin, Fizika i Tekhnika Poluprovodnikov, 44, No. 11: 1543 (2010) (in Russian). 8. G. M. Minkov, A. V. Germanenko, and I. V. Gornyi, Phys. Rev. B, 70: 245423 (2004). 9. G. M. Minkov, O. E. Rut, A. V. Germanenko, A. A. Sherstobitov, B. N. Zvonkov, E. A. Uskova, and A. A. Birukov, Phys. Rev. B, 65: 235322 (2002). 10. B. N. Narozhny, G. Zala, and I. L. Aleiner, Phys. Rev. B, 65: 180202(R) (2002). 11. A. Kawabata, J. Phys. Soc. Jap., 53: 3540 (1984). 12. A. Zduniak, M. I. Dyakonov, and W. Knap, Phys. Rev. B, 56: 1996 (1997). 13. Th. Englert, D. C. Tsui, A. C. Gossard, and Ch. Uihlein, Surf. Sci., 113: 295 (1982). 14. Yu. G. Arapov, I. V. Karskanov, V. N. Neverov, G. I. Kharus, N. G. Shelushinina, and M. V. Yakunin, Fizika Nizkikh Temperatur, 35, No. 1: 44 (2009) (in Russian). 15. P. T. Coleridge, R. S. Stoner, and R. Fletcher, Phys. Rev. B, 39: 1120 (1989).

Ähnliche Einträge