Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения
Экспериментально исследовано продольное ρxx(B,T) и холловское ρxy(B,T) магнитосопротивление в перпендикулярном плоскости образца магнитном поле в наноструктурах n-InGaAs/GaAs с одиночными и двойными сильносвязанными квантовыми ямами в зависимости от ширины ямы в диапазоне магнитных полей B = 0–12 Tл...
Gespeichert in:
| Veröffentlicht in: | Физика низких температур |
|---|---|
| Datum: | 2015 |
| Hauptverfasser: | , , , , , |
| Format: | Artikel |
| Sprache: | Russian |
| Veröffentlicht: |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
2015
|
| Schlagworte: | |
| Online Zugang: | https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/122047 |
| 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: | Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения / Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 3. — С. 289-303. — Бібліогр.: 30 назв. — рос. |
Institution
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-122047 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
Арапов, Ю.Г. Гудина, С.В. Неверов, В.Н. Подгорных, С.М. Савельев, А.П. Якунин, М.В. 2017-06-26T05:22:23Z 2017-06-26T05:22:23Z 2015 Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения / Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 3. — С. 289-303. — Бібліогр.: 30 назв. — рос. 0132-6414 PACS: 73.21.Fg, 73.40.–c, 73.43.Qt https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/122047 Экспериментально исследовано продольное ρxx(B,T) и холловское ρxy(B,T) магнитосопротивление в перпендикулярном плоскости образца магнитном поле в наноструктурах n-InGaAs/GaAs с одиночными и двойными сильносвязанными квантовыми ямами в зависимости от ширины ямы в диапазоне магнитных полей B = 0–12 Tл и температур T = 0,05–100 К до и после низкотемпературной подсветки инфракрасным излучением. Для образцов до освещения обнаружено изменение характера температурной зависимости сопротивления в нулевом поле ρ(T) с «диэлектрического» (dρ/dT < 0) на «металлический» (dρ/dT > 0). Показано, что температурная зависимость сопротивления задается температурной зависимостью подвижности µ(T), «диэлектрический» участок которой связан с квантовыми поправками к проводимости в диффузионном и баллистическом режимах, «металлический» — с рассеянием носителей на акустических и оптических фононах. На магнитополевой зависимости продольного магнитосопротивления ρxx(B,T) вблизи значения индукции, отвечающего равенству µB = 1, наблюдалось слабое изменение с температурой. Обнаружены также необычные температурные зависимости компонент проводимости σxx(B,T) и σxy(B,T) при µB = 1. На σxx(B,T) наблюдается температурно-независимая точка, а σxy(B,T) при µB = 1 сильно зависит от T. Установлено, что такая закономерность обусловлена характером температурной зависимости подвижности носителей заряда µ(T) как в диффузионном, так и в баллистическом режиме. После подсветки ИК излучением во всех образцах наблюдается положительная остаточная фотопроводимость, связанная с двукратным увеличением концентрации носителей заряда. Сопротивление в нулевом магнитном поле ρ(T) в таких образцах также испытывает переход от «диэлектрического» к «металлическому» типу проводимости при меньших значениях температуры, чем до подсветки. Показано, что особенности транспорта после освещения связаны с появлением температурной зависимости концентрации носителей заряда. Експериментально досліджено подовжній ρxx(B,T) та холлівський ρxy(B,T) магнітоопір в перпендикулярному площині зразка магнітному полі в наноструктурах n-InGaAs/GaAs з поодинокими і подвійними сильнозв'язаними квантовими ямами в залежності від ширини ями в діапазоні магнітних полів B = 0–12 Tл та температур T = 0,05–100 К до й після низькотемпературного підсвічування інфрачервоним випромінюванням. Для зразків до освітлення виявлена зміна характеру температурної залежності опору в нульовому полі ρ(T) з «діелектричного» (dρ/dT < 0) на «металевий» (dρ/dT > 0). Показано, що температурна залежність опору задається температурною залежністю рухливості µ(T), «діелектрична» ділянка якої пов'язана з квантовими поправками до провідності в дифузійному і балістичному режимах, «металева» — з розсіянням носіїв на акустичних і оптичних фононах. На магнітопольовій залежності подовжнього магнітоопору ρxx(B,T) поблизу значення індукції, що відповідає рівності µB = 1, спостерігалася слабка зміна з температурою. Виявлено також незвичайні температурні залежності компонент провідності σxx(B,T) та σxy(B,T) при µB = 1. На σxx(B,T) спостерігається температурно-незалежна точка, а σxy(B,T) при µB = 1 сильно залежить від Т. Встановлено, що така закономірність обумовлена характером температурної залежності рухливості носіїв заряду µ(T) як в дифузійному, так і у балістичному режимі. Після підсвічування ІЧ випромінюванням в усіх зразках спостерігається позитивна залишкова фотопровідність, яка пов'язана з двократним збільшенням концентрації носіїв заряду. Опір в нульовому магнітному полі ρ(T) в таких зразках також випробовує перехід від «діелектричного» до «металевого» типу провідності при менших значеннях температури, чим до підсвічування. Показано, що особливості транспорту після освітлення пов'язані з появою температурної залежності концентрації носіїв заряду. Longitudinal ( ) ρxx B and Hall ( ) ρxy B magnetoresistances have been investigated experimentally as a function of transverse magnetic field in n-InGaAs/GaAs nanostructures with single and double strongly-coupled quantum wells in the temperature range T = 0.05–100 K and magnetic fields B = 0–12 T before and after lowtemperature illumination by infrared irradiation. It is found that for nonilluminated samples the temperature dependence of resistance at B = 0 Т ρ( ) T changes in type from insulator-like type ( 0) d dT ρ < to metallike one ( 0) d dT ρ > . It is shown that the temperature dependence of resistance is given by the temperature dependence of mobility µ( ) T : the insulator-like portion of µ( ) T is related to the quantum corrections to conductivity in the diffusion and ballistic regimes, the metal-like one to the carrier scattering by acoustic and optical phonons. At magnetic field a heavily blurred temperature-independent point on the longitudinal magnetoresistance temperature dependence (,) ρxx B T at µ = B 1 is observed. Unusual (,) σxx B T and (,) σxy B T temperature dependences was found after inverting the resistivity tensor into the conductivity tensor at µ = B 1. A temperature-independent point is observed for the (,) σxx B T , while (,) σxy B T strongly depends on T at µ = B 1. It is established that this is due to the presence of temperature dependence of charge carrier mobility µ( ) T both in the diffusion and in the ballistic regimes. After the IR illumination all the samples display a positive persistent photoconductivity associated with a twofold increase in the charge carriers concentration. The resistance at zero magnetic fields ρ( ) T in these samples also undergoes transitions from the insulator-like to metal-like type of conductivity at temperatures lower than before illumination. It is shown that the peculiarities of transport after illumination are associated with the appearance of a temperature dependence of charge carrier concentration. Работа выполнена в рамках государственного задания по теме «Спин» № 01201463330 (проект № 12-П-2–1051) при поддержке РФФИ: проекты № 14–02–00151, № 14–02–31164. ru Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України Физика низких температур Низкотемпературная оптическая спектроскопия Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения Quantum magnetotransport in n-InGaAs/GaAs structures under change of electron density by infrared illumination Article published earlier |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| title |
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения |
| spellingShingle |
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения Арапов, Ю.Г. Гудина, С.В. Неверов, В.Н. Подгорных, С.М. Савельев, А.П. Якунин, М.В. Низкотемпературная оптическая спектроскопия |
| title_short |
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения |
| title_full |
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения |
| title_fullStr |
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения |
| title_full_unstemmed |
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения |
| title_sort |
квантовый магнитотранспорт в структурах n-ingaas/gaas при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения |
| author |
Арапов, Ю.Г. Гудина, С.В. Неверов, В.Н. Подгорных, С.М. Савельев, А.П. Якунин, М.В. |
| author_facet |
Арапов, Ю.Г. Гудина, С.В. Неверов, В.Н. Подгорных, С.М. Савельев, А.П. Якунин, М.В. |
| topic |
Низкотемпературная оптическая спектроскопия |
| topic_facet |
Низкотемпературная оптическая спектроскопия |
| publishDate |
2015 |
| language |
Russian |
| container_title |
Физика низких температур |
| publisher |
Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України |
| format |
Article |
| title_alt |
Quantum magnetotransport in n-InGaAs/GaAs structures under change of electron density by infrared illumination |
| description |
Экспериментально исследовано продольное ρxx(B,T) и холловское ρxy(B,T) магнитосопротивление в перпендикулярном плоскости образца магнитном поле в наноструктурах n-InGaAs/GaAs с одиночными и двойными сильносвязанными квантовыми ямами в зависимости от ширины ямы в диапазоне магнитных полей B = 0–12 Tл и температур T = 0,05–100 К до и после низкотемпературной подсветки инфракрасным излучением. Для образцов до освещения обнаружено изменение характера температурной зависимости сопротивления в нулевом поле ρ(T) с «диэлектрического» (dρ/dT < 0) на «металлический» (dρ/dT > 0). Показано, что температурная зависимость сопротивления задается температурной зависимостью подвижности µ(T), «диэлектрический» участок которой связан с квантовыми поправками к проводимости в диффузионном и баллистическом режимах, «металлический» — с рассеянием носителей на акустических и оптических фононах. На магнитополевой зависимости продольного магнитосопротивления ρxx(B,T) вблизи значения индукции, отвечающего равенству µB = 1, наблюдалось слабое изменение с температурой. Обнаружены также необычные температурные зависимости компонент проводимости σxx(B,T) и σxy(B,T) при µB = 1. На σxx(B,T) наблюдается температурно-независимая точка, а σxy(B,T) при µB = 1 сильно зависит от T. Установлено, что такая закономерность обусловлена характером температурной зависимости подвижности носителей заряда µ(T) как в диффузионном, так и в баллистическом режиме. После подсветки ИК излучением во всех образцах наблюдается положительная остаточная фотопроводимость, связанная с двукратным увеличением концентрации носителей заряда. Сопротивление в нулевом магнитном поле ρ(T) в таких образцах также испытывает переход от «диэлектрического» к «металлическому» типу проводимости при меньших значениях температуры, чем до подсветки. Показано, что особенности транспорта после освещения связаны с появлением температурной зависимости концентрации носителей заряда.
Експериментально досліджено подовжній ρxx(B,T) та холлівський ρxy(B,T) магнітоопір в перпендикулярному площині зразка магнітному полі в наноструктурах n-InGaAs/GaAs з поодинокими і подвійними сильнозв'язаними квантовими ямами в залежності від ширини ями в діапазоні магнітних полів B = 0–12 Tл та температур T = 0,05–100 К до й після низькотемпературного підсвічування інфрачервоним випромінюванням. Для зразків до освітлення виявлена зміна характеру температурної залежності опору в нульовому полі ρ(T) з «діелектричного» (dρ/dT < 0) на «металевий» (dρ/dT > 0). Показано, що температурна залежність опору задається температурною залежністю рухливості µ(T), «діелектрична» ділянка якої пов'язана з квантовими поправками до провідності в дифузійному і балістичному режимах, «металева» — з розсіянням носіїв на акустичних і оптичних фононах. На магнітопольовій залежності подовжнього магнітоопору ρxx(B,T) поблизу значення індукції, що відповідає рівності µB = 1, спостерігалася слабка зміна з температурою. Виявлено також незвичайні температурні залежності компонент провідності σxx(B,T) та σxy(B,T) при µB = 1. На σxx(B,T) спостерігається температурно-незалежна точка, а σxy(B,T) при µB = 1 сильно залежить від Т. Встановлено, що така закономірність обумовлена характером температурної залежності рухливості носіїв заряду µ(T) як в дифузійному, так і у балістичному режимі. Після підсвічування ІЧ випромінюванням в усіх зразках спостерігається позитивна залишкова фотопровідність, яка пов'язана з двократним збільшенням концентрації носіїв заряду. Опір в нульовому магнітному полі ρ(T) в таких зразках також випробовує перехід від «діелектричного» до «металевого» типу провідності при менших значеннях температури, чим до підсвічування. Показано, що особливості транспорту після освітлення пов'язані з появою температурної залежності концентрації носіїв заряду.
Longitudinal ( ) ρxx B and Hall ( ) ρxy B magnetoresistances have been investigated experimentally as a function of transverse magnetic field in n-InGaAs/GaAs nanostructures with single and double strongly-coupled quantum wells in the temperature range T = 0.05–100 K and magnetic fields B = 0–12 T before and after lowtemperature illumination by infrared irradiation. It is found that for nonilluminated samples the temperature dependence of resistance at B = 0 Т ρ( ) T changes in type from insulator-like type ( 0) d dT ρ < to metallike one ( 0) d dT ρ > . It is shown that the temperature dependence of resistance is given by the temperature dependence of mobility µ( ) T : the insulator-like portion of µ( ) T is related to the quantum corrections to conductivity in the diffusion and ballistic regimes, the metal-like one to the carrier scattering by acoustic and optical phonons. At magnetic field a heavily blurred temperature-independent point on the longitudinal magnetoresistance temperature dependence (,) ρxx B T at µ = B 1 is observed. Unusual (,) σxx B T and (,) σxy B T temperature dependences was found after inverting the resistivity tensor into the conductivity tensor at µ = B 1. A temperature-independent point is observed for the (,) σxx B T , while (,) σxy B T strongly depends on T at µ = B 1. It is established that this is due to the presence of temperature dependence of charge carrier mobility µ( ) T both in the diffusion and in the ballistic regimes. After the IR illumination all the samples display a positive persistent photoconductivity associated with a twofold increase in the charge carriers concentration. The resistance at zero magnetic fields ρ( ) T in these samples also undergoes transitions from the insulator-like to metal-like type of conductivity at temperatures lower than before illumination. It is shown that the peculiarities of transport after illumination are associated with the appearance of a temperature dependence of charge carrier concentration.
|
| issn |
0132-6414 |
| url |
https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/122047 |
| citation_txt |
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации электронов под воздействием инфракрасного излучения / Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин // Физика низких температур. — 2015. — Т. 41, № 3. — С. 289-303. — Бібліогр.: 30 назв. — рос. |
| work_keys_str_mv |
AT arapovûg kvantovyimagnitotransportvstrukturahningaasgaaspriizmeneniikoncentraciiélektronovpodvozdeistvieminfrakrasnogoizlučeniâ AT gudinasv kvantovyimagnitotransportvstrukturahningaasgaaspriizmeneniikoncentraciiélektronovpodvozdeistvieminfrakrasnogoizlučeniâ AT neverovvn kvantovyimagnitotransportvstrukturahningaasgaaspriizmeneniikoncentraciiélektronovpodvozdeistvieminfrakrasnogoizlučeniâ AT podgornyhsm kvantovyimagnitotransportvstrukturahningaasgaaspriizmeneniikoncentraciiélektronovpodvozdeistvieminfrakrasnogoizlučeniâ AT savelʹevap kvantovyimagnitotransportvstrukturahningaasgaaspriizmeneniikoncentraciiélektronovpodvozdeistvieminfrakrasnogoizlučeniâ AT âkuninmv kvantovyimagnitotransportvstrukturahningaasgaaspriizmeneniikoncentraciiélektronovpodvozdeistvieminfrakrasnogoizlučeniâ AT arapovûg quantummagnetotransportinningaasgaasstructuresunderchangeofelectrondensitybyinfraredillumination AT gudinasv quantummagnetotransportinningaasgaasstructuresunderchangeofelectrondensitybyinfraredillumination AT neverovvn quantummagnetotransportinningaasgaasstructuresunderchangeofelectrondensitybyinfraredillumination AT podgornyhsm quantummagnetotransportinningaasgaasstructuresunderchangeofelectrondensitybyinfraredillumination AT savelʹevap quantummagnetotransportinningaasgaasstructuresunderchangeofelectrondensitybyinfraredillumination AT âkuninmv quantummagnetotransportinningaasgaasstructuresunderchangeofelectrondensitybyinfraredillumination |
| first_indexed |
2025-11-25T20:43:30Z |
| last_indexed |
2025-11-25T20:43:30Z |
| _version_ |
1850530858323148800 |
| fulltext |
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3, c. 289–303
Квантовый магнитотранспорт в структурах
n-InGaAs/GaAs при изменении концентрации
электронов под воздействием инфракрасного
излучения
Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных,
А.П. Савельев, М.В. Якунин
Институт физики металлов им. М.Н. Михеева УрО РАН
ул. С. Ковалевской, 18, г. Екатеринбург, ГСП-170, 620137, Россия
E-mail: svpopova@imp.uran.ru
Статья поступила в редакцию 24 ноября 2014 г., опубликована онлайн 27 января 2015 г.
Экспериментально исследовано продольное ρxx(B,T) и холловское ρxy(B,T) магнитосопротивление в
перпендикулярном плоскости образца магнитном поле в наноструктурах n-InGaAs/GaAs с одиночными и
двойными сильносвязанными квантовыми ямами в зависимости от ширины ямы в диапазоне магнитных
полей B = 0–12 Tл и температур T = 0,05–100 К до и после низкотемпературной подсветки инфракрасным
излучением. Для образцов до освещения обнаружено изменение характера температурной зависимости
сопротивления в нулевом поле ρ(T) с «диэлектрического» (dρ/dT < 0) на «металлический» (dρ/dT > 0).
Показано, что температурная зависимость сопротивления задается температурной зависимостью под-
вижности µ(T), «диэлектрический» участок которой связан с квантовыми поправками к проводимости в
диффузионном и баллистическом режимах, «металлический» — с рассеянием носителей на акустических
и оптических фононах. На магнитополевой зависимости продольного магнитосопротивления ρxx(B,T)
вблизи значения индукции, отвечающего равенству µB = 1, наблюдалось слабое изменение с температу-
рой. Обнаружены также необычные температурные зависимости компонент проводимости σxx(B,T) и
σxy(B,T) при µB = 1. На σxx(B,T) наблюдается температурно-независимая точка, а σxy(B,T) при µB = 1
сильно зависит от T. Установлено, что такая закономерность обусловлена характером температурной за-
висимости подвижности носителей заряда µ(T) как в диффузионном, так и в баллистическом режиме.
После подсветки ИК излучением во всех образцах наблюдается положительная остаточная фотопрово-
димость, связанная с двукратным увеличением концентрации носителей заряда. Сопротивление в нуле-
вом магнитном поле ρ(T) в таких образцах также испытывает переход от «диэлектрического» к «метал-
лическому» типу проводимости при меньших значениях температуры, чем до подсветки. Показано, что
особенности транспорта после освещения связаны с появлением температурной зависимости концентра-
ции носителей заряда.
Експериментально досліджено подовжній ρxx(B,T) та холлівський ρxy(B,T) магнітоопір в перпендику-
лярному площині зразка магнітному полі в наноструктурах n-InGaAs/GaAs з поодинокими і подвійними
сильнозв'язаними квантовими ямами в залежності від ширини ями в діапазоні магнітних полів B = 0–12 Tл
та температур T = 0,05–100 К до й після низькотемпературного підсвічування інфрачервоним випро-
мінюванням. Для зразків до освітлення виявлена зміна характеру температурної залежності опору в ну-
льовому полі ρ(T) з «діелектричного» (dρ/dT < 0) на «металевий» (dρ/dT > 0). Показано, що температурна
залежність опору задається температурною залежністю рухливості µ(T), «діелектрична» ділянка якої по-
в'язана з квантовими поправками до провідності в дифузійному і балістичному режимах, «металева» —
з розсіянням носіїв на акустичних і оптичних фононах. На магнітопольовій залежності подовжнього маг-
нітоопору ρxx(B,T) поблизу значення індукції, що відповідає рівності µB = 1, спостерігалася слабка зміна
з температурою. Виявлено також незвичайні температурні залежності компонент провідності σxx(B,T)
та σxy(B,T) при µB = 1. На σxx(B,T) спостерігається температурно-незалежна точка, а σxy(B,T) при µB = 1
сильно залежить від Т. Встановлено, що така закономірність обумовлена характером температурної за-
© Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин, 2015
Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин
лежності рухливості носіїв заряду µ(T) як в дифузійному, так і у балістичному режимі. Після підсвічу-
вання ІЧ випромінюванням в усіх зразках спостерігається позитивна залишкова фотопровідність, яка по-
в'язана з двократним збільшенням концентрації носіїв заряду. Опір в нульовому магнітному полі ρ(T)
в таких зразках також випробовує перехід від «діелектричного» до «металевого» типу провідності при
менших значеннях температури, чим до підсвічування. Показано, що особливості транспорту після освіт-
лення пов'язані з появою температурної залежності концентрації носіїв заряду.
PACS: 73.21.Fg Квантовые ямы;
73.40.–c Электронный транспорт в структурах с границами раздела;
73.43.Qt Магнитосопротивление.
Ключевые слова: двойная квантовая яма, квантовый магнитотранспорт, инфракрасное освещение.
1. Введение
Освещение полупроводниковых гетероструктур элек-
тромагнитным излучением с определенной длиной вол-
ны — один из мощных инструментов управления па-
раметрами носителей заряда в двумерном электронном
газе. Это возможно благодаря замороженной, или ос-
таточная фотопроводимости (ОФП) — явлению, про-
являющемуся в длительном устойчивом изменении
проводимости образца после воздействия на него све-
том. Ответственны за такое изменение проводимости
увеличение (положительная ОФП) или уменьшение
(отрицательная ОФП) концентрации носителей заряда.
Выделяют два механизма, приводящих к изменению
концентрации под действием освещения [1]. Первый
связан с образованием в покрывающем, буферном и
барьерном слоях фотовозбужденных электронно-дыроч-
ных пар, которые затем двигаются по структуре и рас-
падаются, рекомбинируя с мелкими донорами (элек-
троны) и носителями заряда (дырки) в активном слое
(отрицательная ОФП) или с акцепторами (дырки), а
электроны попадают в проводящий слой (положитель-
ная ОФП). Второй механизм — фотоионизация мета-
стабильных локализованных примесных состояний,
так называемых DX-центров, природа которых связана
со сложным дефектным комплексом, включающим в
себя донор (D) и неизвестный дефект (X). Знак ОФП в
этом случае зависит от взаимного положения глубоко-
го донорного уровня и уровня Ферми: если глубокий
донорный уровень лежит ниже уровня Ферми, то на-
блюдается положительная ОФП, если их взаимное по-
ложение обратное, то отрицательная. Оба механизма
могут одновременно присутствовать в образце. И тот и
другой механизм приводит в конечном итоге к измене-
нию профиля электрохимического потенциала системы,
т.е. освещение дает возможность управлять встроен-
ным электрическим полем и, таким образом, управлять
энергетическим спектром структуры, в частности спи-
новым расщеплением.
Структуры с квантовыми ямами на основе InGaAs
продолжают удерживать внимание исследователей бла-
годаря большому разнообразию электронных свойств,
связанному как со встроенным напряжением из-за
большого несовпадения постоянных решеток InAs и
классических соединений, формирующих гетеропере-
ход (например, GaAs), так и с широким разнообразием
материалов, вводимых в эти структуры для уменьше-
ния встроенного напряжения [1–16]. Достаточно под-
робно исследовано и явление ОФП в этих структурах
[1–11]. Например, введение тонкого слоя 0,1 0,9In Ga As
между активным слоем 0,22 0,78In Ga As и барьером
GaAs показало, что глубокие доноры не влияют на фо-
топроводимость [8]. Наблюдаемое при освещении уве-
личение концентрации носителей заряда и их подвиж-
ности на 20–80% называют «драматическим» [1], по
сравнению, например, с гетероструктурами InSb, где
изменение происходит на порядок [17]. Для модуляци-
онно-допированных структур было показано, что явле-
ние ОФП не обязательно связано с DX-центрами [1–6 и
ссылки в них]. Несмотря на большое количество работ,
посвященных выяснению природы остаточной фото-
проводимости, окончательная ясность здесь еще не до-
стигнута.
Нами уже проводились исследования ОФП в струк-
турах на основе InGaAs [11]. Это была сильносвязан-
ная двойная квантовая яма, для которой показано, что
появление положительной остаточной фотопроводимо-
сти (концентрация и подвижность носителей заряда
увеличиваются более чем в два раза) приводит к изме-
нению характера температурной зависимости сопро-
тивления с «диэлектрического» ( 0d dTρ < ) при 8 КT ≤
на «металлический» ( 0)d dTρ > при более высоких
температурах, и связано это с появлением температур-
ной зависимости концентрации носителей заряда. Ана-
лиз квантового эффекта Холла (КЭХ) на основе гипо-
тезы скейлинга в этом образце показал, что подсветка
значительно, а если говорить словами ранее цитируе-
мых авторов, «драматически» улучшает условия на-
блюдения универсальных законов симметрии при кван-
товых фазовых переходах между плато КЭХ [15].
Несмотря на большое количество работ, посвященных
изучению явления ОФП именно в структурах с кванто-
вой ямой InGaAs, которые отличаются геометрией
структуры (содержание In в активном слое, ширина
290 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs
ямы, толщина буферного слоя, концентрация при δ-ле-
гировании, наличие дополнительных встроенных эле-
ментов структуры типа квантовых точек и др.) [1–11],
наблюдается явный пробел в изучении систем с двой-
ными квантовыми ямами. Нам известна работа [18],
где было показано, что для туннельно-несвязанных
двойных квантовых ям InAs/AlSb под воздействием
излучения происходит изменение концентрации носи-
телей только в той яме, которая ближе к облучаемой
поверхности образца. Таким образом, интересно рас-
смотреть структуры с туннельно-связанными двойны-
ми квантовыми ямами и влиянием толщины барьера на
эволюцию электронных свойств. Также представляется
полезным комплексное исследование свойств указан-
ных материалов при изменении в широком интервале
ряда параметров, таких как магнитное поле, темпера-
тура и геометрия структуры.
В настоящей работе исследованы полевые и темпе-
ратурные зависимости сопротивления в интервале маг-
нитных полей 0–12B = Тл и температур 0,05–100T = К
для серии образцов n-In0,2Ga0,8As/GaAs с одиночными
(SQW) и двойными (DQW) квантовыми ямами, отли-
чающимися шириной барьера, до и после низкотемпе-
ратурной подсветки инфракрасным излучением. Цель
данной работы — комплексное исследование эволюции
параметров носителей заряда и электронной структуры
рассматриваемой системы под действием освещения с
учетом специфики сильносвязанной двойной кванто-
вой ямы.
2. Экспериментальные результаты
Образцы выращены методом металлоорганической
газофазной эпитаксии на полуизолирующих подлож-
ках GaAs в НИФТИ Нижегородского университета
группой Б.Н. Звонкова. Серия структур с одиночной и
двойными квантовыми ямами n-In0,2Ga0,8As/GaAs вы-
ращивалась так, чтобы проследить эволюцию свойств
системы при переходе от двойной квантовой ямы к
одиночной при уменьшении ширины барьера между
ямами при прочих равных условиях. Параметры ис-
ходно выращенных структур представлены в табл. 1.
Структуры были симметрично легированы в барьерах
Si ( 1810DN = cм–3), ширина спейсера 19sd = нм. Эф-
фективная масса носителей * 00,058m m= , где 0m —
масса свободного электрона.
Проведены измерения продольной ( , )xx B Tρ и хол-
ловской ( , )xy B Tρ компонент тензора сопротивления в
магнитных полях 0–12B = Тл и при температурах
0,05–200T = К. Эксперименты в интервале температур
0,4–60 КT = и магнитных полей 0–12B = Тл проводи-
лись в Центре низкотемпературной гальванометрии
Института физики металлов УрО РАН на установках
Oxford Instruments и Quantum Design; измерения при
температурах 0,05–1,00T = К в магнитных полях до
16 Тл проводились в Институте Ван-дер-Ваальса (Ам-
стердам, Голландия). Концентрация носителей заряда
изменялась путем подсветки образцов инфракрасным
(ИК) излучением при 4,2T = К (Oxford Instruments
He4), 1, 2T = К (Oxford Instruments He3), 1,8T = К
(Quantum Design), 0,05T = К (Институт Ван-дер-Ва-
альса).
Параметры образцов после ИК подсветки представ-
лены в табл. 2. Во всех образцах наблюдается положи-
тельная остаточная фотопроводимость, связанная с
более чем двукратным увеличением концентрации но-
сителей заряда. Подвижность также возросла более
чем в два раза.
Квантовый магнитотранспорт в образцах 3892а и
3892b подробно исследован в [11]. В настоящей работе
получены новые результаты по температурной зависи-
мости сопротивления в нулевом магнитном поле в бо-
лее широком, чем раньше, интервале температур.
На рис. 1 показаны рассчитанные путем самосогла-
сованного решения уравнений Шредингера и Пуассона
профили электрохимического потенциала исследуемых
структур в зависимости от изменения размеров образ-
ца в направлении роста z. Для образцов с DQW пред-
ставлены два наинизших уровня энергии, отвечающие
Таблица 1. Параметры исходно выращенных образцов
Образец sd ,
нм
wd ,
нм
bd ,
нм
tn ,
1015 м-2
µ ,
м2/В·с
sas∆ ,
мэВ
FE ,
мэВ
cT ,
К
3982а 19 5 10 2,30 1,1 3,0 9,4 75
2981а 19 5 7 2,05 1,6 7,4 8,4 65
2984а 19 5 3,5 2,35 2,6 23,1 9,6 45
2982а 19 10 0 2,10 1,2 – 8,6 70
П р и м е ч а н и е : sd — ширина спейсера, wd — ширина
ямы, bd — ширина барьера, tn — полная концентрация
носителей заряда, µ — подвижность носителей, sas∆ —
ширина туннельной щели, FE — энергия Ферми, cT —
температура перехода от «диэлектрического» к «металли-
ческому» типу проводимости. Значения tn и µ приведены
при самых низких температурах эксперимента.
Таблица 2. Параметры образцов после воздействия ИК
излучения.
Образец T ,
К
tn ,
1015 м–2
µ ,
м2/(В·с)
FE ,
мэВ
IR
cT ,
К
3892b 0,05 5,0 2,7 20,5 8
2981b 0,5 3,7 3,5 15,2 40
2984b 0,5 4,2 5,7 17,3 20
2982b 1,6 4,9 3,9 20,3 30
П р и м е ч а н и е : T — температура, при которой приведе-
ны значения параметров, IR
cT — температура перехода к
«металлическому» типу проводимости после подсветки.
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3 291
Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин
симметричному и антисимметричному состояниям, для
SQW — наинизший заполненный уровень энергии, их
волновые функции, а также уровень Ферми в исходном
состоянии образца. Видно, что в образцах 3892а и 2981а
с туннельно-связанными DQW заполнены две подзо-
ны: симметричных и антисимметричных состояний, а в
образце 2984а — только одна (из-за большой величины
туннельной щели sas∆ ). В образце 2982а с SQW также
заполнена только одна подзона размерного кванто-
вания.
На рис. 2 представлены температурные зависимости
сопротивления в нулевом магнитном поле для четырех
образцов с исходной концентрацией носителей. Дан-
ные, полученные на разных установках, не всегда хо-
рошо сшиваются (см. кривые для образцов 2981а и
2984а), поскольку существует сильная зависимость
свойств этих образцов от режима охлаждения, что го-
ворит о сильной дефектности образцов, связанной, по-
видимому, со встроенным напряжением. Видно, что во
всех образцах «диэлектрический» ( 0)d dTρ < ход со-
противления изменяется на «металлический» ( 0),d dTρ >
но при разных температурах ( cT ) (на рис. 2 cT указа-
ны стрелочками, а значения приведены в табл. 1). На
рис. 3 показаны те же зависимости для всех образцов
после воздействия ИК подсветки. Здесь видно, что по-
добная смена хода с «диэлектрического» на «металли-
ческий» имеет место во всех образцах (особенно ярко
она видна в 3892b), однако положение IR
cT для всех
образцов сместилось в область более низких темпера-
тур. Точность определения IR
cT после подсветки значи-
тельно ниже, чем в образцах с исходной концентраци-
ей, поскольку эти эксперименты проведены с большим
шагом по температуре (значения IR
cT см. в табл. 2).
На рис. 4(а) приведены зависимости компонент тен-
зора сопротивления ( , )xx B Tρ и ( , )xy B Tρ от магнитно-
го поля при фиксированных температурах 1,8–80T = К
для образца 2982а в интервалах 0–12B = Тл и
0–1,5B = Тл (на вставке). По неизменности положения
Рис. 1. (Онлайн в цвете) Профили потенциалов (жирные ли-
нии) и волновые функции (тонкие линии) четырех исследуе-
мых образцов: 3892a, 2981a, 2984a, 2981a ( FE — уровень
Ферми, 1E — уровень энергии симметричного состояния,
E2 — уровень энергии антисимметричного состояния, ∆sas —
туннельная щель).
Рис. 2. (Онлайн в цвете) (а) Температурные зависимости
сопротивления для образцов 3892a, 2981a, 2984a, 2982a.
Стрелками показаны значения cT . (б) Зависимости ( )Tρ для
образцов 2981a и 2984a в увеличенном масштабе.
0 20 40 60 80 100
0,8
1,2
1,6
2,0
2,4
2,8
1,4
1,6
0 20 40 60 80
0,9
1,0
3892a
2981a
2984a
2982a
ρ ,
/
кО
м
T, КT, К
2981a
2984a
(б)(а)
292 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs
плато с фактором заполнения ν = 2 КЭХ при измене-
нии температуры (рис. 4(а)) можно сделать вывод, что
полная концентрация носителей заряда tn не зависит от
температуры. При низких температурах 20T ≤ К наблю-
дается отрицательное магнитосопротивление (ОМС), а
при 20T > К — положительное (ПМС), кроме того, с
ростом температуры область магнитных полей, где су-
ществует ОМС, уменьшается (рис. 4(а), вставка). В по-
лях 0,9B ≈ Тл в образце начинаются осцилляции Шуб-
никова–де Гааза (ШдГ) (с фактором заполнения 10).ν =
( , ) ( , )xx xyB T B Tρ = ρ ( 1Bµ = ) в полях 0,83B = Тл. На
зависимостях ( , )xy B Tρ хорошо видно, что коэффици-
ент Холла меняется с изменением температуры.
На рис. 4(б) представлены зависимости ( , )xx B Tρ и
( , )xy B Tρ от магнитного поля при фиксированных тем-
пературах 1,6–60T = К для образца 2982b после ИК
подсветки в интервалах 0 –12B = Тл и 0–1,0B = Тл
(на вставке). Видно, что значение сопротивления при
0B = Тл после подсветки уменьшилось почти на поря-
док. По неизменности положения плато КЭХ с факто-
ром заполнения ν = 2 при изменении температуры от
1,6 до 30 К (рис. 4(б)) можно сделать вывод, что пол-
ная концентрация носителей заряда tn в этом интерва-
ле T не зависит от температуры. Как область темпера-
тур, где наблюдается ОМС 20T < К, так и сама
величина эффекта уменьшились (рис. 4(б) на вставке).
Осцилляции Шубникова–де Гааза начинаются в полях
0,7B ≈ Тл ( 28ν = ). ( , ) ( , )xx xyB T B Tρ = ρ ( 1Bµ = ) в по-
лях 0,25B = Тл. На зависимостях ( , )xy B Tρ видно, что
при 30T ≥ К коэффициент Холла меняется с измене-
нием температуры, что может быть связано с появле-
нием зависимости концентрации носителей заряда от
температуры. Значение ( , )xx B Tρ с ростом температу-
ры изменяется немонотонно: в интервале температур
1,6–4,2T = К ( , )xx B Tρ уменьшается с ростом темпе-
ратуры, а при 20T ≥ К ( , )xx B Tρ начинает возрастать
(рис. 4(б), вставка).
На рис. 5(а) показаны зависимости ( , )xx B Tρ и
( , )xy B Tρ от магнитного поля при фиксированных тем-
пературах 1,6–50T = К для образца 2981а в интервале
0–1,8B = Тл. Видно, что в целом особенности сопро-
тивления, описанные для неосвещенного образца 2982а,
Рис. 4. (Онлайн в цвете) (а) Зависимости ( , )xx B Tρ , ( , )xy B Tρ
при температурах 1,8–80T = К для образца 2982a в интерва-
ле полей 0–9B = Тл. На вставке показаны те же зависимости
в увеличенном масштабе, жирная линия соответствует зави-
симости от магнитного поля второй производной ( , )xx B Tρ
по магнитному полю. (б) Зависимости ( , )xx B Tρ , ( , )xy B Tρ
при температурах 1,6–30T = К для образца 2982b в интервале
полей 0–12B = Тл. На вставке показаны те же зависимости
при 1,6–60T = К в увеличенном масштабе.
Рис. 3. Температурные зависимости сопротивления для об-
разцов 3892b (), 2981b (), 2984b (), 2982b () после
максимальной засветки. Стрелками показаны значения IR
cT .
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3 293
Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин
наблюдаются и здесь. Значение магнитного поля,
при котором ( , ) ( , )xx xyB T B Tρ = ρ ( 1Bµ = ), составляет
0,58B = Тл, что говорит о более высокой подвижности
носителей заряда, чем в 2982а. В этих же полях начи-
наются осцилляции ШдГ.
На рис. 5(б) представлены зависимости ( , )xx B Tρ и
( , )xy B Tρ для образца 2981b после ИК освещения при
0, 4–60T = К в интервалах 0–12B = Тл и 0–1,0B = Тл
(на вставке). Отличительная особенность — наличие
некой тонкой структуры на осцилляциях ШдГ, так на-
зываемого узла, который показывает, что в проводимо-
сти участвуют два типа носителей с отличающимися
концентрациями и подвижностями.
На рис. 6(а) показаны зависимости ( , )xx B Tρ и
( , )xy B Tρ от магнитного поля при фиксированных тем-
пературах 2,6 60–T = К для образца 2984а в интервале
0–2B = Тл. Видно, что в целом особенности сопротив-
ления, описанные для неосвещенных образцов 2982а и
2981а, наблюдаются и здесь. Значение магнитного по-
ля, при котором ( , ) ( , )xx xyB T B Tρ = ρ ( 1)Bµ = , составля-
ет 0,37B = Тл. В этом образце ярче, чем в других, вид-
на размытая температурно-независимая точка на
зависимостях ( , )xx B Tρ . На рис. 6(б) представлены за-
висимости ( , )xx B Tρ и ( , )xy B Tρ для образца 2984b по-
сле ИК освещения при 1,8–60T = К в интервалах
0–12B = Тл и 0–1,5B = Тл (на вставке).
Рис. 5. (Онлайн в цвете) (а) Зависимости ( , )xx B Tρ , ( , )xy B Tρ
для образца 2981a при 1,6–50T = К. (б) Зависимости ( , ),xx B Tρ
( , )xy B Tρ для образца 2981b при 0,4–60T = К. На вставке
показаны те же зависимости в увеличенном масштабе.
Рис. 6. (Онлайн в цвете) (а) Зависимости ( , )xx B Tρ , ( , )xy B Tρ
для образца 2984a при 2,6–60T = К. (б) Зависимости ( , ),xx B Tρ
( , )xy B Tρ для образца 2984b. На вставке показаны эти же
зависимости в увеличенном масштабе при температурах
1,8–60T = К.
294 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs
3. Обсуждение экспериментальных результатов
3.1. Температурные зависимости сопротивления
в нулевом поле
В качестве образцов выбраны два типа структур: с
одиночными и двойными туннельно-связанными кван-
товыми ямами. В двойной квантовой яме с туннельно-
проницаемым барьером волновые функции энергети-
ческих уровней каждой из двух ям сильно перемеши-
ваются и образуют симметричные и антисимметрич-
ные состояния, разделенные туннельной щелью sas∆ ,
зависящей от параметров барьера между ямами. При
этом концентрации носителей заряда в ямах 1n и 2n
выравниваются (DQW находится в балансе), и элек-
троны имеют равную вероятность находиться в любой
из ям. То есть система с двойной туннельно-связанной
ямой фактически представляет собой одиночную яму с
шириной, равной суммарной ширине двух ям с добав-
лением ширины барьера с двумя заполненными подзо-
нами размерного квантования. Если структуру с сильно-
связанной DQW вывести из баланса, например путем
инфракрасной подсветки или приложением напряже-
ния к затвору, вероятность туннелирования уменьша-
ется. При этом туннельный эффект сильно ослабевает,
электроны оказываются преимущественно локализо-
ванными в одной из ям так, что система представляет
собой две почти независимые квантовые ямы с разны-
ми концентрациями носителей [19]. Таким образом, в
туннельно-связанной DQW в транспорте принимают
участие два типа носителей: до подсветки, когда сис-
тема представляет собой квантовую яму с двумя за-
полненными подзонами, электроны из разных подзон
размерного квантования, а после освещения (структура
с двумя независимыми квантовыми ямами) — элек-
троны из разных квантовых ям.
Для температурной зависимости сопротивления в
нулевом поле для всех образцов было обнаружено, что
вся область температур разбивается на два интервала
(рис. 2). В первом, низкотемпературном ( cT T≤ ), наблю-
дается «диэлектрический» ход сопротивления ( 0),d dTρ <
во втором, высокотемпературном ( cT T≥ ), — «метал-
лический» ( 0)d dTρ > . Для образцов после освещения
также имеются два интервала по T (рис. 3): при
IR
cT T≤ слабые (образцы 2982b, 2981b, 2984b) и резкая
(образец 3892b) «диэлектрические» зависимости ( )Tρ ,
при IR
cT T> — «металлические». По температуре, со-
гласно параметру /Bk T τ (где Bk — постоянная
Больцмана, τ — время свободного пробега, — по-
стоянная Планка), который у нас принимает значения
0,03–6 для образцов с исходной концентрацией и 0,06–10
для образцов с максимальной концентрацией, мы пе-
реходим из диффузионного / 1Bk Tτ < в баллистиче-
ский / 1Bk T τ >> режим, чем объяснено возникнове-
ние температурной зависимости ( )Tµ для образца
3892а [13].
Такие параметры носителей заряда, как подвиж-
ность и концентрация, обычно находят из анализа ос-
цилляций Шубникова–де Гааза [20], квантового эф-
фекта Холла и квазиклассического положительного
магнитосопротивления и эффекта Холла в слабом маг-
нитном поле [19,21]. В случаях, когда в явлениях пере-
носа принимают участие несколько типов носителей, в
тензор проводимости каждый из них дает аддитивный
вклад [21]:
2 2
/xy
H
xx xy
B
R
σ
=
σ + σ
,
2 2
xx
xx
xx xy
σ
ρ =
σ + σ
,
2 21
k k k
xx
k k
e n
B
µ
σ =
+ µ
∑ ,
2 21
k
xy k k k
k k
B
e n
B
µ
σ = µ
+ µ
∑ ,
где HR — коэффициент Холла, k — индекс суммиро-
вания по числу типов носителей. Отсюда следуют вы-
ражения для ( )HR B и ( )xx Bρ , которые используются
при анализе положительного магнитосопротивления и
эффекта Холла для двух типов электронов [21]:
( )
( )
2 2 2 2 2
1 1 2 2 1 2 1 2
2 2 2 2 2
1 1 2 2 1 2 1 2
2
1 1 2 2 1 2 1 1 2 2
2 2 2 2 2
1 1 2 2 1 2 1 2
( )
,
( )
( )
,
( )
H
xx
n n B n nR
e n n B n n
n n B n n
e n n B n n
µ + µ + µ µ +
=
µ + µ + µ µ +
µ + µ + µ µ µ + µ
ρ =
µ + µ + µ µ +
(1)
где 1n , 2n , 1µ , 2µ — концентрации и подвижности элек-
тронов первого и второго типов.
Определены параметры носителей заряда в изучен-
ных структурах, в том числе разных типов носителей
до и после ИК освещения. В диапазоне температур, где
в темновых (до ИК подсветки) образцах наблюдается
ОМС, связанное с вкладом квантовой поправки слабой
локализации, нам не удалось разделить два типа носи-
телей квазиклассическим методом (1). Этот метод ра-
ботает только при 10T > К. При 4,2T ≤ К параметры
носителей определены методом фурье-анализа осцил-
ляций Шубникова–де Гааза [17].
На рис. 7–9 представлены зависимости компонент
тензора магнитопроводимости ( , )xx B Tσ и ( , )xy B Tσ от
магнитного поля при фиксированных температурах
для разных образцов до и после ИК подсветки. Для
образцов с исходной концентрацией ( , )xy B Tσ в сла-
бых полях 1Bµ ≤ сильно зависит от температуры: мак-
симум ( , )xy B Tσ сдвигается в область более слабых
полей и изменяется значение ( , )xy B Tσ в максимуме.
Согласно теории Друде, ( , )xy B Tσ имеет максимум и
( , )xy B Tσ = ( , )xx B Tσ при 1Bµ = . Значение ( , )xy B Tσ в
максимуме равно / 2 / 2D tenσ = µ , Dσ — друдевская
проводимость, 1( ) ( )D DT T−ρ = σ . Используя эти соот-
ношения, определены ( )D Tρ и ( )Tµ (см. рис. 13) (здесь
µ в случае двух типов носителей дает некую эффек-
тивную подвижность, при этом значение B, при
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3 295
Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин
котором ( , )xy B Tσ = ( , )xx B Tσ , не совпадает с положе-
нием максимума ( , )xy B Tσ , что является признаком
участия в проводимости нескольких типов носителей).
Как отмечено выше и показано на рис. 10–12, полная
концентрация электронов в образцах до освещения не
зависит от T, значит, зависимость ( )D Tρ связана с
( )Tµ . Для засвеченных образцов положение максиму-
ма ( , )xy B Tσ , как и точки пересечения зависимостей
( , )xy B Tσ и ( , )xx B Tσ , относительно магнитного поля
остается постоянным с ростом температуры, а значе-
ние ( , )xy B Tσ в максимуме изменяется. Таким образом,
после освещения образца эффективная подвижность
носителей не зависит от температуры, и температурная
зависимость максимума ( , )xy B Tσ в слабых полях мо-
жет быть связана с зависимостью концентрации носи-
телей заряда от температуры.
На рис. 10–12 представлены температурные зави-
симости концентраций (а) и подвижностей (б) для об-
разцов до и после ИК освещения. Для DQW 2981a и
2981b (рис. 11) показаны результаты для полной кон-
центрации tn и по отдельным подзонам (до освещения)
и ямам (после освещения) 1n и 2n .
Для образцов 2982a и 2982b (рис. 10) видно, что до
подсветки концентрация носителей заряда (заполнена
одна подзона размерного квантования) практически не
меняется, что подтверждается и данными, полученны-
ми из квантового эффекта Холла (см. положение плато
2ν = на рис. 4(а)). После подсветки концентрация
уменьшается с ростом IR
cT T> . Подвижность носите-
лей заряда до подсветки имеет сильно нелинейный
характер, после подсветки уменьшается при IR
cT T> .
Таким образом, до подсветки характер температурной
Рис. 7. (Онлайн в цвете) Зависимости ( , )xx B Tσ и ( , )xy B Tσ
для образцов 2982a (а) и 2982b (б). Выделено положение
температурно-независимой точки.
Рис. 8. (Онлайн в цвете) Зависимости ( , )xx B Tσ и ( , )xy B Tσ
для образцов 2981a (а) и 2981b (б). Выделено положение
температурно-независимой точки.
296 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs
зависимости сопротивления ( )Tρ при 0B = и 18T > К
определяется температурной зависимостью подвижно-
сти ( )Tµ , а после подсветки — температурной зависи-
мостью как ( )Tµ , так и ( )n T .
Для образца 2981 (рис. 11) видно, что до подсветки
как полная концентрация носителей заряда, так и кон-
центрации по подзонам симметричных и антисиммет-
ричных состояний практически не зависят от темпера-
туры. Следует заметить, что при 0,5 К 4,2 КT≤ ≤ по
фурье-анализу осцилляций Шубникова–де Гааза нам
не удалось разделить два типа носителей — получено
одно значение концентрации несколько меньшее пол-
ной (см. описание рис. 11). Подвижности при этом ме-
няют ход температурной зависимости с «диэлектри-
ческого» в подзоне симметричных состояний на
«металлический» для подзоны антисимметричных со-
стояний. Такой же эффект ранее наблюдался для об-
разца 3892а [14], что является уникальным результа-
том. После подсветки ( )tn T монотонно уменьшается,
2 ( )n T также уменьшается, а 1( )n T растет. Подвижность
носителей в яме с большей концентрацией, как и эф-
фективная подвижность, не зависит от температуры, а
подвижность носителей 2µ в яме с меньшей концен-
трацией уменьшается, т.е. сохраняет «металлический»
характер, как и до освещения. Видно, что значения
эффективной подвижности effµ меньше 1µ , больше 2µ ,
но не являются средними значениями этих двух вели-
чин. Таким образом, до подсветки характер темпера-
турной зависимости сопротивления ( )Tρ при 0B =
определяется температурной зависимостью подвижно-
сти ( )Tµ , после подсветки ( )Tρ определяется в основ-
ном ( )n T .
Рис. 9. (Онлайн в цвете) Зависимости ( , )xx B Tσ и ( , )xy B Tσ
для образцов 2984a (а) и 2984b (б). Выделено положение
температурно-независимой точки.
Рис. 10. (а) Температурные зависимости концентрации (а) и
подвижности (б) электронов для образца 2982 в исходном
состоянии () и после максимальной засветки ().
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3 297
Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин
Для образца 2984 (рис. 12) видно, что до подсветки
концентрация носителей заряда (заполнена только под-
зона симметричных состояний, см. рис. 1(в)) практиче-
ски не меняется. После подсветки концентрация слабо
уменьшается с ростом T . Подвижность носителей за-
ряда до подсветки монотонно растет, после подсветки
монотонно уменьшается. Таким образом, до подсветки
характер температурной зависимости сопротивления
( )Tρ при 0B = определяется температурной зависимо-
стью подвижности ( )Tµ , после подсветки ( )Tρ опреде-
ляется как ( )Tµ , так и ( )n T .
После отогрева образцов до комнатной температу-
ры значения их сопротивлений и tn возвращаются к
исходным. Уменьшение концентрации при температу-
рах IR
cT T> связано с тем, что электроны, выбитые
освещением с примесных уровней, происхождение ко-
Рис. 11. (Онлайн в цвете) (а) Температурные зависимости концентрации электронов для образца 2981а: полная, определенная с
помощью фурье-анализа осцилляций ШдГ (); полная (), в подзонах симметричных () и антисимметричных () состоя-
ний, определенные с помощью выражений (1). (б) Температурные зависимости подвижности электронов для образца 2981а:
эффективная () (описание см. в тексте), в подзонах симметричных () и антисимметричных () состояний, определенные с
помощью выражений (1). (в) Зависимости n(T) для образца 2981b: полная (), в первой () и второй () ямах, определенные
с помощью выражений (1); полная (), в первой () и второй () ямах, определенные с помощью фурье-анализа осцилля-
ций ШдГ. (г) Зависимости ( )Tµ для образца 2981b: эффективная () (описание см. в тексте), в первой () и второй () ямах,
определенные с помощью выражений (1).
298 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs
торых обсуждается в литературе [1–10], с ростом тем-
пературы возвращаются на свои места. Таким образом,
переход к «металлической» проводимости в образцах
после освещения связан с релаксацией остаточной фо-
топроводимости с ростом температуры, которая выра-
жается в уменьшении концентрации и подвижности
носителей заряда.
Температурная зависимость проводимости в нуле-
вом поле определяется квантовыми поправками от
слабой локализации (при самых низких температурах)
и электрон-электронного взаимодействия [14,22]:
( ) ( ) ( ) ( )D WL eeiT T T Tρ = ρ + δρ + δρ ,
где ( )WL Tδρ — вклад эффекта слабой локализации,
( )eei Tδρ — вклад эффектов электрон-электронного взаи-
модействия. Вычитая из ( )Tρ найденную ( )D Tρ , опре-
деляем ( ) ( ) ( )WL eeiT T T∆ρ = δρ + δρ . Видно, что ( )T∆ρ
до T ≈ 18 К имеет логарифмический характер (см.
вставку к рис. 13). Таким образом, «диэлектрический»
ход ( )Tρ в 0B = , по крайней мере до ∼18 К, частично
связан с квантовыми поправками к проводимости.
При 18T > К зависимости ( )Tρ и ( )D Tρ хорошо
совпадают, и только в области минимума при cT T=
немного отличаются (рис. 13). На наш взгляд, «диэлек-
трический» ход только ( )D Tρ , возможно, связан с элек-
трон-электронным взаимодействием в баллистическом
режиме с малым значением константы ферми-жидкост-
ного взаимодействия в триплетном канале [14]. Само
появление ( )xy Tσ в магнитном поле после 10T > К
свидетельствует о переходе в баллистический режим,
поскольку вклад электрон-электронного взаимодейст-
вия в xyσ в диффузионном режиме отсутствует. Кроме
того, «диэлектрический» ход ( )Tρ может давать умень-
шение рассеяния на удаленных ионизованных приме-
сях при снятии вырождения электронного газа с рос-
том температуры. Эта задача не будет решена в рамках
данной работы и станет предметом дальнейших иссле-
дований.
Обсудим происхождение точки cT . Значение cT в
разных образцах коррелирует со значением подвижно-
сти носителей заряда в них, т.е. чем больше подвиж-
ность, тем меньше cT . С ростом температуры прибли-
жаемся к области, где существенным становится
электрон-фононное рассеяние, хотя мы не выходим за
Рис. 12. (а) Температурные зависимости концентрации (а) и подвижности (б) электронов для образца 2984 в исходном состоя-
нии () и после максимальной засветки ().
Рис. 13. Температурные зависимости сопротивления для
образца 2982a в нулевом магнитном поле (), а также дру-
девского сопротивления ( )D Tρ , полученного из анализа за-
висимости ( , )xy B Tσ в области 1cω τ ≈ (). На вставке пока-
зан модуль разности этих сопротивлений в логарифмическом
масштабе.
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3 299
Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин
предел FT T> . Рассеяние электронов на поляризован-
ных оптических фононах в двумерных гетерострукту-
рах рассмотрено в [23]:
2 *0 0
2
op
( )1
4
w
p
e N m dϖ ϖ
=
τ πε
, (2)
где 1 1 1
p s
− − −
∞ε = ε − ε , ∞ε и sε — высокочастотная и стати-
ческая диэлектрические константы, 0ϖ — энергия
оптических фононов,
1
0
0( ) exp 1
B
N
k T
−
ϖ
ϖ = −
определяет плотность фононов. Рассеяние на акусти-
ческих фононах зависит от деформационного потен-
циала фононов в решетке Ξ, плотности кристалла dρ ,
продольной скорости звука sυ [23]:
2*
3
ac
31
2
B
d s w
m k T
d
Ξ
=
τ ρ υ
. (3)
Построим температурные зависимости вкладов в
подвижность от рассеяния на оптических и акусти-
ческих фононах по выражениям (2), (3) (рис. 14),
*op op /e mµ = τ , *ac ac /e mµ = τ , при следующих значе-
ниях параметров, взятых для объемного GaAs [24]:
35,32 10dρ = ⋅ кг/м3, sε = 12,9, ∞ε = 10,92, 0ϖ = 36 мэВ,
35,24 10sυ = ⋅ м/с, Ξ = 7 эВ. Видно, что положение
максимума на зависимости ( )Tµ определяется рассея-
нием на оптических фононах. Там же показана зависи-
мость calc ( )Tµ , полученная путем сложения по правилу
Матиссена вкладов рассеяния на ионизованных приме-
сях, на акустических и оптических ветвях фононов
calc op ac1/ 1/ 1/ 1/ iiµ = µ + µ + µ . Видно, что температур-
но-независимое рассеяние на ионизованных примесях
iiµ определяет количественное согласие между расчет-
ной и экспериментальной кривыми, а рассеяние на фо-
нонах хорошо описывает ход ( )Tµ при cT T> . Таким
образом, переход к «металлическому» типу зависимо-
сти ( )Tρ связан с преобладающим вкладом фононов в
рассеяние носителей заряда.
3.2. Температурно-независимая точка
на зависимостях ( , )xx B Tρ и ( , )xx B Tσ
В магнитных полях в области 1Bµ = для неосве-
щенных образцов на зависимостях ( , )xx B Tρ наблю-
дается сильно размытая, так называемая температурно-
независимая точка (рис. 4(а), 5(а), 6(а)). Причина появ-
ления этой точки в области 1Bµ = следующая. Пред-
сказание теории квантовых поправок об отсутствии
поправок в xyσ от электрон-электронного взаимодей-
ствия в диффузионном режиме при инвертировании
тензора проводимости в тензор сопротивления приво-
дит к тому, что в компоненте ( , )xx B Tρ появляется
множитель 21 ( )B − µ — параболическое магнитосо-
противление [25]. Как следствие, в магнитном поле,
соответствующем 1Bµ = , сопротивление перестает за-
висеть от температуры (появляется температурно-не-
зависимая точка). Сопротивление ρ в этом поле равно
друдевскому Dρ . Мы связываем размытие этой точки
с наличием ( )xy Tσ во всем диапазоне температур, т.е.
и в диффузионном режиме, и в баллистическом. При
10T > К электронный газ переходит в баллистический
режим, где требование отсутствия вклада в xyσ от элек-
трон-электронного взаимодействия нарушается, т.е. xyσ
начинает зависеть от T. При инвертировании ( , )xx B Tσ
и ( , )xy B Tσ в ( , )xx B Tρ и ( , )xy B Tρ в компоненте xxρ
исчезнет множитель 21 ( )B − µ и, следовательно, ис-
чезнет температурно-независимая точка. Аналогичное
утверждение для 2D-структур GaAs/AlGaAs высказано
в работе [26]. Убедиться в справедливости данного
утверждения легко, если убрать температурную зави-
симость xyσ , взяв ( )xy Bσ при одной температуре
1,8T = К, после чего инвертировать тензор проводи-
мости в тензор сопротивления * ( , )xx B Tρ и ( , )xy B Tρ
(рис. 15). Видно, что в области 1Bµ = появилась ярко
выраженная температурно-независимая точка.
Необычная температурно-независимая точка для об-
разцов с исходной концентрацией наблюдается и на за-
висимостях ( , )xx B Tσ (рис. 7(а), 8(а), 9(а)). Появление
этой точки не предсказывает современная теория про-
водимости двумерных систем, что было проверено в
работе [14], где показано, что учет вкладов слабой ло-
кализации и электрон-электронного взаимодействия в
диффузионном и баллистическом режимах в рамках
теории [22], учет влияния спиновых эффектов на элек-
трон-электронное взаимодействие и учет осцилляций
Рис. 14. Температурная зависимость подвижности ( )Tµ
для образца 2982a: экспериментальные точки ().
300 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs
Шубникова–де Гааза не приводит к появлению темпе-
ратурно-независимой точки на ( , )xx B Tσ , но позволяет
наблюдать ее на ( , )xx B Tρ . Все поправки учтены путем
перенормировки транспортного времени релаксации
импульса электрона */e mτ = µ , входящего в друдев-
скую проводимость. Для того, чтобы получить хоро-
шее качественное совпадение расчетных зависимостей
( , )xx B Tσ и ( , )xy B Tσ с экспериментальными, получен-
ными для образца 3892а, на которых наблюдается тем-
пературно-независимая точка, авторам [14] пришлось
прибегнуть к введению дополнительных линейных по
T вкладов, как в диффузионном, так и в баллистиче-
ском режиме, причем решающую роль в получении
интересующей нас точки на ( , )xx B Tσ сыграл вклад в
баллистическом режиме. В качестве механизмов про-
водимости, дающих появление такого линейного вкла-
да, могут быть проводимость в параллельном канале
(например, в барьерах) или проводимость, обусловлен-
ная температурно-зависимым экранированием [27], к
которой обращались авторы работ [28–30] при объяс-
нении полученных ими необычных зависимостей про-
водимости. Однако полученные при этом параметры
были далеки от теоретически предсказанных.
В нашем случае наличие температурно-независимой
точки на ( , )xx B Tσ можно связать с наблюдающейся в
образцах до освещения сильной зависимостью ( )Tµ .
Подтверждением этому может служить тот факт, что
после воздействия освещения в образцах, в которых
подвижность перестает сильно зависеть от темпера-
туры (3892b [11], 2981b, 2982b), эта точка исчезает
(рис. 7(б), 8(б)). Кривые ( , )xx B Tσ в области 1Bµ =
идут почти параллельно, с сильным нарушением этой
тенденции с ростом B, так что при 0,8B ≈ Тл практи-
чески сливаются. При этом же значении поля появля-
ются осцилляции ШдГ. И наоборот, в образце 2984b, в
котором зависимость ( )Tµ сохраняется и после осве-
щения (рис. 12(б)), сохраняется и температурно-
независимая точка (рис. 9(б)).
Таким образом, по нашему мнению, появление раз-
мытия температурно-независимой точки на ( , )xx B Tρ и
появление температурно-независимой точки на ( , )xx B Tσ
связано с температурной зависимостью подвижности в
диффузионном и баллистическом режимах.
Заключение
Проведены измерения продольной и холловской
компонент тензора сопротивления ( , )xx B Tρ и ( , )xy B Tρ
в магнитных полях 0–12B = Тл и при температурах
0,05–100T = К в наноструктурах n-InGaAs/GaAs с оди-
ночными и двойными сильносвязанными квантовыми
ямами в зависимости от ширины ямы до и после низ-
котемпературной подсветки инфракрасным излучени-
ем. Во всех образцах наблюдается положительная ос-
таточная фотопроводимость, связанная с двукратным
увеличением концентрации носителей заряда. С рос-
том температуры концентрация уменьшается и дости-
гает исходных значений при комнатной температуре.
Обнаружено, что в нулевом магнитном поле, как в
образцах с исходной концентрацией, так и после воз-
действия ИК излучения, ( )Tρ изменяет ход с «диэлек-
трического» ( 0)d dTρ < на «металлический» ( 0)d dTρ >
с ростом температуры. Показано, что до подсветки это
связано с приближением к области температур, где су-
щественным становится электрон-фононное рассеяние.
«Диэлектрический» характер зависимости ( )Tρ опреде-
ляется взаимным действием вкладов квантовых попра-
вок к проводимости от эффекта слабой локализации и
вследствие модифицированного беспорядком электрон-
электронного взаимодействия, как в диффузионном, так
и в баллистическом режимах. «Металлический» харак-
тер зависимости ( )Tρ после подсветки обусловлен тем-
пературной зависимостью концентрации носителей за-
ряда, появляющейся в процессе релаксации остаточной
фотопроводимости с ростом T.
Необычные температурно-независимые точки, на-
блюдаемые на зависимостях ( , )xx B Tρ (размытая точ-
ка) и ( , )xx B Tσ в образцах до подсветки, связаны с
температурной зависимостью ( , )xy B Tσ в баллистиче-
ском режиме и температурной зависимостью подвиж-
ности носителей заряда.
Работа выполнена в рамках государственного задания
по теме «Спин» № 01201463330 (проект № 12-П-2–1051)
при поддержке РФФИ: проекты № 14–02–00151,
№ 14–02–31164.
Рис. 15. (Онлайн в цвете) Зависимости * ( , )xx B Tρ , ( , )xy B Tρ
при температурах 2–20T = К для образца 2982a в интервале
полей 0–1,5B = Тл (см. текст).
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3 301
Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, В.Н. Неверов, С.М. Подгорных, А.П. Савельев, М.В. Якунин
1. M. Zervos, M. Elliott, and D.I. Westwood, Appl. Phys. Lett.
74, 2026 (1999).
2. Ikai Lo, M.J. Kao, W.C. Hsu, К.К. Kuo, Y.C. Chang, H.M.
Weng, J.C. Chiang, and S.F. Tsay, Phys. Rev. B 54, 4774
(1996).
3. A. Babinski, G. Li, and C. Jagadish, Appl. Phys. Lett. 71,
1664 (1997).
4. A. Babinski, J. Siwiec-Matuszyk, M. Baranowski, G. Li, and
C. Jagadish, Appl. Phys. Lett. 77, 999 (2000).
5. Ikai Lo, D.P. Wang, К.Y. Hsien, T.F. Wang, W.C. Mitchel,
M. Ahoujja, J.-P. Cheng, A. Fatimulla, and H. Hier, Phys.
Rev. B 52, 14671 (1995).
6. Ikai Lo, J.R. Lian, H.Y. Wang, M.H. Gau, J.К. Tsai, and Jin-
Chen Chiang, J. Appl. Phys. 100, 063712 (2006).
7. A. Cavalheiro, E.C.F. da Silva, E.К. Takahashi, A.A. Quivy,
J.R. Leite, and E.A. Meneses, Phys. Rev. B 65, 075320 (2002).
8. A. Cavalheiro, E.C.F. da Silva, A.A. Quivy, E.К. Takahashi,
S. Martini, M.J. da Silva, E.A. Meneses, and J.R. Leite, J.
Phys.: Condens. Matter 15, 121 (2003).
9. I.R. Pagnossin, E.C.F. da Silva, A.A. Quivy, S. Martini, and
C.S. Sergio, J. Appl. Phys. 97, 113709 (2005).
10. C.H. Chan, J.D. Wu, Y.S. Huang, Y.К. Su, and К.К. Tiong,
J. Appl. Phys. 106, 043523 (2009).
11. С.В. Гудина, Ю.Г. Арапов, В.Н. Неверов, С.М. Под-
горных, М.В. Якунин, ФНТ 39, 481 (2013) [Low Temp.
Phys. 39, 374 (2013)].
12. L.A. Ponomarenko, D.T.N. de Lang, A. de Visser, D. Maude,
B.N. Zvonkov, R.A. Lunin, and A.M.M. Pruisken, Physica E
22, 236 (2004).
13. Ю.Г. Арапов, М.В. Якунин, С.В. Гудина, И.В. Карска-
нов, В.Н. Неверов, Г.И. Харус, Н.Г. Шелушинина, С.М.
Подгорных, ФНТ 33, 217 (2007) [Low Temp. Phys. 33, 156
(2007)].
14. Ю.Г. Арапов, И.В. Карсканов, В.Н. Неверов, Г.И. Харус,
Н.Г. Шелушинина, М.В. Якунин, ФНТ 35, 44 (2009) [Low
Temp. Phys. 35, 32 (2009)].
15. Yu.G.Arapov, S.V. Gudina, S.A. Klepikova, V.N. Neverov,
S.G. Novokshonov, G.I. Harus, N.G. Shelushinina, M.V. Yaku-
nin, J. Exp. Theor. Phys. 117, 144 (2013).
16. Yu.G.Arapov, S.V. Gudina, S.A. Klepikova, V.N. Neverov,
S.M. Podgornyh, and M.V. Yakunin, Semiconductors 47,
1447 (2013).
17. Yu.G. Sadofyev, A. Ramamoorthy, J.P. Bird, S.R. Johnson,
and Y.-H. Zhang, Appl. Phys. Lett. 86, 192109 (2005).
18. В.И. Гавриленко, А.В. Иконников, С.С. Криштопенко,
А.А. Ластовкин, К.В. Маремьянин, Ю.Г. Садофьев, К.Е.
Спирин, Физика и техника полупроводников 44, 642
(2010).
19. R. Fletcher, M. Tsaousidou, T. Smith, P.T. Coleridge, Z.R.
Wasilewski, and Y. Feng, Phys. Rev. B 71, 155310 (2005).
20. S. Yamada, H. Asai, and Yu. Kawamura, J. Appl. Phys. 72,
569 (1992).
21. И.М. Цидильковский, Г.И. Харус, Н.Г. Шелушинина,
Примесные состояния и явления переноса в бесщелевых
полупроводниках, Свердловск, УНЦ АН СССР (1987).
22. G. Zala, B.N. Narozhny, and I.L. Aleiner, Phys. Rev. B 64,
214204 (2001); ibid. B 65, R02201 (2001).
23. P.J. Price, Ann. Phys. (N.Y.) 133, 217 (1981).
24. D.L. Rode, Phys. Rev. B 2, 1012 (1970).
25. Ю.Г. Арапов, С.В. Гудина, И.В. Карсканов, В.Н. Неве-
ров, Г.И. Харус, Н.Г. Шелушинина, ФНT 33, 222 (2007)
[Low Temp. Phys. 33, 160 (2007)].
26. V.T. Renard, I.V. Gornyi, O.A. Tkachenko, V.A. Tkachen-
ko, Z.D. Kvon, E.B. Olshanetsky, A.I. Toropov, and J.C.
Portal, Phys. Rev. B 72, 075313 (2005).
27. A. Gold and V.T. Dolgopolov, Phys. Rev. B 33, 1076 (1986);
S. Das Sarma and H.W. Hwang, Phys. Rev. Lett. 83, 164
(1999); Phys. Rev. B 61, R 7838 (2000).
28. C.F. Emeleus, T.E. Wall, D.W. Smith, N.L. Mattey, R.A.
Kubik, E.H.C. Parker, and M.J. Kearney, Phys. Rev. B 47,
10016 (1983).
29. P.T. Coleridge, A.S. Sachrajda, and P. Zawadzki, Phys. Rev.
B 65, 125328 (2002).
30. A. Senz, T. Ihn, T. Heinzel, К. Ensslin, G. Dehlinger, D.
Grützmacher, and U. Gennser, Phys. Rev. Lett. 85, 4357
(2000).
Quantum magnetotransport in n-InGaAs/GaAs
structures under change of electron density
by infrared illumination
Yu.G. Arapov, S.V. Gudina, V.N. Neverov,
S.M. Podgornykh, A.P. Saveliev, and M.V. Yakunin
Longitudinal ( )xx Bρ and Hall ( )xy Bρ magnetore-
sistances have been investigated experimentally as
a function of transverse magnetic field in n-InGaAs/GaAs
nanostructures with single and double strongly-coupled
quantum wells in the temperature range 0.05–100T = K
and magnetic fields 0–12B = T before and after low-
temperature illumination by infrared irradiation. It is
found that for nonilluminated samples the temperature
dependence of resistance at 0B = Т ( )Tρ changes in
type from insulator-like type ( 0)d dTρ < to metal-
like one ( 0)d dTρ > . It is shown that the temperature
dependence of resistance is given by the temperature
dependence of mobility ( )Tµ : the insulator-like por-
tion of ( )Tµ is related to the quantum corrections to
conductivity in the diffusion and ballistic regimes, the
metal-like one to the carrier scattering by acoustic and
optical phonons. At magnetic field a heavily blurred
temperature-independent point on the longitudinal
magnetoresistance temperature dependence ( , )xx B Tρ
at 1Bµ = is observed. Unusual ( , )xx B Tσ and ( , )xy B Tσ
temperature dependences was found after inverting the
resistivity tensor into the conductivity tensor at 1.Bµ =
A temperature-independent point is observed for
the ( , )xx B Tσ , while ( , )xy B Tσ strongly depends on T
at 1Bµ = . It is established that this is due to the pre-
302 Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3
Квантовый магнитотранспорт в структурах n-InGaAs/GaAs
sence of temperature dependence of charge carrier mo-
bility ( )Tµ both in the diffusion and in the ballistic re-
gimes. After the IR illumination all the samples dis-
play a positive persistent photoconductivity associated
with a twofold increase in the charge carriers concen-
tration. The resistance at zero magnetic fields ( )Tρ in
these samples also undergoes transitions from the in-
sulator-like to metal-like type of conductivity at tem-
peratures lower than before illumination. It is shown
that the peculiarities of transport after illumination are
associated with the appearance of a temperature de-
pendence of charge carrier concentration.
PACS: 73.21.Fg Quantum wells;
73.40.–c Electronic transport in interface
structures;
73.43.Qt Magnetoresistance.
Keywords: double quantum wells, quantum magneto-
transport, infrared illumination.
Low Temperature Physics/Физика низких температур, 2015, т. 41, № 3 303
1. Введение
2. Экспериментальные результаты
3. Обсуждение экспериментальных результатов
3.1. Температурные зависимости сопротивления в нулевом поле
3.2. Температурно-независимая точка на зависимостях и
Заключение
|