Интерференционные и мезоскопические эффекты в проводимости полупроводниковых и полуметаллических слоев тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

2(3

АКАДЕМИЯ НАУК СССР ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ ИНСТИТУТ РАДИОТЕХНИКИ И ЭЛЕКТРОНИКИ

На правах рукописи

УДК 539.292; 539.293; 621.315.592

САВЧЕНКО Александр Константинович

ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫЕ И МЕ30СК0ПИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ПРОВОДИМОСТИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ и ПОПУМЕТАМИЧЕСКИХ СЛОЕВ

(01.04.10 - физика полупроводников и диэлектриков)

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

С4. А(¿664 съ 23/¿>./$<?_?

Москва - 1989

Работа выполнена в Ордена Трудового Красного Знамени Институте радиотехники и электроники АН СССР.

Официальные оппоненты - доктор физико-математических наук

профессор А.Г,Аронов

- доктор физико-математических наук, профессор В.Ф.Гантмахер

- член-корреспондент АН СССР Я.Е.Покровский

Ведущая организация - Физико-технический институт АН СССР

им.А.Ф.Иоффе

Защита диссертации состоится "_"_1990 г.

в _ часов на заседании Специализированного Совета Д 002.74.01

при Институте радиотехники и электроники АН СССР по адресу: 103907, Москва, проспект Маркса, 18.

С диссертацией ыохно ознакомиться в библиотеке ИРЭ АБ СССР.

Автореферат разослан "_"_1988 г.

УченнЯ секретарь Специализированного Совета кандидат физико-математических наук

В.В.Медведь

Актуальность теш. Физика проводимости неупорядоченных электронных систем, непосредственно связанная с потребностями практики, интенсивно развивается уже в течение 30-ти лет. В последнее десятилетие в этой области физики твердого тела произошли значительные события, причиной которых явился учет волновых свойств электронов, рассеивающихся на примесях. Это привело к изменению представлений об электропроводности проводников при низких темпе-.ратурах, позволило объяснить ряд непонятных ранее эффектов и предсказать новые. Роль беспорядка и связанных с ним квантовых явлений в проводимости возрастает при уменьшении размерности системы и понижении температуры. Поэтому исследование интерференционных явлений в двумерных неупорядоченных проводниках имеет принципиальное значение как для фундаментальной физики, так и для микроэлектроники, элементы которой представляют собой тонкопленочные структуры, работающие при всё более низких температурах.

Для повышения быстродействия и степени интеграции требуется также уменьшение размеров тонкопленочных элементов в плоскости. Прогресс в области технологии привел к обнаружению нового класса явлений в неупорядоченных системах - мезоскопических эффектов. На мезоскопических масштабах, промежуточных между микро- и макроразмерами, флуктуации проводимости, связанные со случайным расположением примесей, не самоусредняются. В результате характеристики малых образцов изменяются от образца к образцу и, кроме того, флуктуируют при изменении внешних параметров. Исследование мезоскопических эффектов позволяет выявлять тонкие детали механизмов низкотемпературной проводимости. Эти эффекты необходимо также учитывать при разработке нриоэлектронных элементов микронных и субмикронных размеров, где они будут проявляться как флуктуации . параметров приборов. ;

При увеличении степени беспорядка в проводниках происходит переход металл-диэлектрик (МД) /I/. Это явление, связанное с интерференцией электронных волновых функций, занимает одно из центральных мест в физике неупорядоченных систем. Для понимания его природы требуется исследование интерференционных эффектов как в металлической, так и в диэлектрической фазе проводников. Мезоскопические эффекты, в свою очередь, могут быть следствием квантовой интерференции в образцах малых размеров. В целом их проявление существенно различается дог металлического и прыжкового типов проводимости, поэтому мезоскопические явления также необходимо исследовать по обе стороны от перехода ВД.

Цель работы заключается в экспериментальном исследовании особенностей в свойствах двумерных систем, обусловленных: а) интерференционными эффектами в металлическом и прыжковом режимах проводимости, б) мезоскопическими эффектами в прыжковой проводимости.

Основные задачи.

Учет волновых свойств электронов проводимости в слабонеупорядоченном металле был осуществлен в теориях слабой локализации (СЛ) /2,3/и электрон-электронного взаимодействия (ЭВ) /4/. Теория СЛ рассматривает интерференцию невзаимодействукщих электронов в случайном примесном потенциале и предсказывает аномальные по сравнению с классическим рассмотрением зависимости проводимости от температуры и магнитного поля, которые определяются временами релаксации энергии и спина электронов /5,6/. Теория ЭВ представляет собой теорию Ферми-жидкости взаимодействующие электронов в металле

с примесями. Усиление межэлектронного взаимодействия при диффузионном характере движения электронов даёт добавки к проводимости, зависящие от Т и Н, и особенности в плотности электронных состояний /7/. После появления теорий СЛ и ЭВ перед экспериментом стояли задачи проверки их выводов на широком классе объектов, разделения вкладов СЛ и ЭВ, получения информации о временах неупругой релаксации электронов в различных материалах.

Интерференционные эффекты в прыжковой проводимости должны проявляться в -случае, если во время прыжка электрон рассеивается на примесях. Теория, рассматривающая влияние интерференции электронов на прыжковую проводимость с переменной дайной прыжка, предсказывала аномальное отрицательное магнетосопротивление большой величины /8/. Требовалось экспериментальное исследование этого явления.

Основная часть экспериментов на мезоскопических объектах касалась систем с металлической проводимостью. Исследование малых образцов в диэлектрической фазе позволяет изучать свойства элементарного акта прыжковой проводимости - одного электронного прыжка. В частности, стояла задача обнаружения предсказанного в /9/ мезо-скопического эффекта флуктуаций вероятности электронного прыжка в магнитном поле. Физическая причина этого эффекта и эффекта отрицательного прыжкового магнетосопротивления одна - интерференция электронов при рассеянии на примесях.

Объекты исследования.

К началу работы интерференционные эффекты в системах с металлическим типом проводимости изучались, в основном, на металлических пленках и трехмерных полупроводниках. В настоящей работе объектами для исследования интерференционных эффектов в металлической фазе были выбраны пленки ¿V и (гаЛв . Полуметалл висмут облада-

ет высоким удельным сопротивлением, что должно привести к большой относительной величине добавок к сопротивлению по сравнению с металлическими пленками. Особенностью висмута является сильное спин-орбитальное рассеяние, что позволяло надеяться на обнаружение в пленках висмута особого случая проявления эффекта СЛ - изменения знака добавки к сопротивлению /5/. Представляло также интерес выяснение того, как эффекты СЛ и ЭВ проявляются в условиях многодо-линности спектра и налитая двух типов носителей тока.

Экспериментальные исследования ЭВ в плотности электронных состояний были немногочисленными и не охватывали всех проявлений предсказываемого теорией эффекта. Существующая технология получения туннельных структур на основе пленок висмута позволила дополнить изучение ЭВ в гальвано-магнитных характеристиках пленок вс исследованием эффекта ЭВ в особенности туннельной проводимости структур Вс -окисел Ы - РЕ.

Эпитаксиальные слои л £¿7/% являют с я основой при изготовлении полевого транзистора с затвором Шоттки - модельной электронной системы, в которой с помощью напряжения на затворе ^ можно управлять концентрацией электронов и осуществлять переход МД. Измерение гальвано-магнитных характеристик пленок (таАв с металлическим типом проводимости и канала полевого -транзистора при различных позволило проследить за эволюцией интерференционного магнетосопротивления при изменении типа проводимости системы от металлического к прыжковому.

Для исследования мезоскопических эффектов в прыжковой проводимости использовался короткий канал полевого (РаАз -транзистора с микронными размерами вдоль направления тока. До этого особенности прыжковой проводимости образцов малых размеров исследовались лишь на одномерном канале кремниевого МДП-транзистора /10/, где

были обнаружены флуктуации проводимости при изменении напряжения на затворе. Исследование транзисторной структуры другого типа с иной геометрией канала позволило обнаружить новые мезоскопические эффекты в прыжковой проводимости.

Научная новизна работы состоит в следующем:

1. Впервые исследовано проявление эффектов слабой локализации и межэлектронного взаимодействия в полуметаллах (пленки ) и пленках легированного полупроводника (пленки в-аА^ ). Показано, что магнетосопротивление пленок 8с и ваЛг в классически слабых полях определяется эффектом СЛ, а зависимость проводимости от температуры определяется суммой эффектов СЛ и ЭВ.

В пленках В'и обнаружено изменение знака локализационной добавки к проводимости, вызванное сильным спин-орбитальным взаимодействием в висмуте. Сделан вывод о том, что в пленках Во существенным является электрон-электронное взаимодействие в диффузионном канале с нулевым суммарным спином электронов.

Показано, что основным механизмом сбоя фазы электронов в пленках Вс и йаАв при низких температурах является новый меха- . низм: электрон-электронное рассеяние, модифицированное упругим рассеянием электронов на примесях. Определено время спин-орбитального рассеяния в пленках Во .

2. Методом туннельной спектроскопии исследованы зависимости одночастичной плотности состояний в пленках висмута от энергии и температуры. Показано, что минимум в плотности состояний на уровне Ферми обусловлен эффектом межэлектронного взаимодействия.

3. Обнаружено отрицательное прыжковое магнетосопротивление слоев 6а/Ь вблизи перехода металл-диэлектрик. Впервые показана применимость интерференционной модели для объяснения отрицательного магнетосопротивления в области прыжковой проводимости.

4. С помощью измерений вольт-фарадных характеристик полевого ^^-транзистора исследована перестройка флукгуационного потенциала в легированном слое БаАэ при уменьшении концентрации электронов. Показано, что характер флуктуационного потенциала в проводящем канале вблизи перехода металл-диэлектрик обусловлен нелинейным экранированием случайного заряда ионизованных доноров.

5. Впервые исследованы мезоскопические эффекты в прыжковой проводимости коротких легированных каналов бсгАв.

Обнаружен новый мезоскопический эффект - флуктуации прыжковой проводимости в магнитном поле и доказана его интерференционная природа.

Впервые экспериментально доказана эргодичность мезоскопичес-ких флуктуаций прыжковой проводимости при изменении напряжения Уд на затворе транзисторной структуры.

Проведен статистический анализ флуктуаций прыжковой проводимости при изменении . Показано, что функция распределения логарифма проводимости коротких &г&-каналов имеет универсальный вид для систем с экспоненциальным разбросом локальной проводимости.

Обнаружены особенности нелинейных характеристик мезоскопичес-кого канала БаАэ -транзистора: детектирование низкочастотного сигнала и генерация сигнала второй гармоники, флуктуируицего при изменении . Обнаружены флуктуации вольт-амперной характеристики канала в сильном электрическом поле. Предложено объяснение этих эффектов, основанное на представлении, что в проводимости короткого канала доминирует одна цепочка последовательных электронных прыжков, сопротивление которой, в свою очередь, определяется наиболее высокоомным ("главным") прыжком.

Обнаружены флуктуации мощности токового- шума при изменении напряжения ^ на С а Ив транзисторной структуре. Впервые экспе-

/у

рютатад-иго вадэлаяа элементарная составляющая -шума в области пркакоЕой проводимости - случайные скачки сопротивления между двумя состояниями, обусловленные флуктуациямн заполнения электронами примесных центров.

Практическая ценность работы состоя-г в слодувдзм..

Доказана применимость к пленкам полуметаллов и датированные полупроводников, используемым на практике и в научных исследованиях, новых представлений о механизмах электропроводности при "низкой температуре. Продемонстрирована возможность использования интерференционных явлений дал получения информации о временах релаксации энергии и спина электронов; получены зависимости этих времен от температуры и параметров пленок.

Экспериментально доказано, что для широко используемых в технике полевых ЛгЛг-транзисторов с микронными размерами канала при низких температурах существенны мезоскопические эффекты, которые приводят к особенностям различных характеристик транзисторов и фиуктуациям их параметров. Анализ мезоскопических флуктуаций проводимости даёт информацию о степени однородности проводящего канала. Показана возможность измерения емкости затвор-канал шоттки-транзистора в области пороговых напряжений на затворе для выяснения характера флуктуационного потенциала в канале и получения информации об эпитаксиальной структуре.

Апробация работы. Основные результаты работы были представлены на 22-ом (Кишинев, 1982), 23-ем (Таллин, 1984), 24-ом (Тбилиси, 1986), 25-ом (Ленинград, 1988) Всесоюзных совещаниях по физике низких температур; на 14-ом Международном симпозиуме по физике низких температур и криоэлектронике (Мейзельбах,1982); на 9-ой (БакуД982), 11-ой (Кишинев,1988) Всесоюзных конференциях по физике полупроводников; на 10-ой Всесоюзной конференции по физическим

процессам в полупроводниковых гетероструктурах (Минск,1986); на 1-ой Всесоюзной конференции по физическим и химическим основам микроэлектроники (Вильнюс,1987); на Всесоюзной школе по физике поверхности (Карпаты,1986), на 12-ой конференции по микроэлектронике (Тбилиси,198?), на 5-ой Всесоюзной конференции по флуктуационным явлениям в физических системах (Паланга,1988), а также докладывались на Школе по актуальным вопросам физики полуметаллов и узкозонных полупроводников (Тирасполь,1981), на 1-ом, 2-ом и 3-ем семинарах по физике двумерных систем (Новосибирск,1982,1986 и 1989); на заседании секции "Физика поверхности" научного совета "Физика, химия и механика поверхности" (Махачкала,1987); на заседании секции "Полупроводниковые гетероструктуры" научного совета "Физика и химия полупроводников" (Воронеж,1988); на 1-ом советско-американском семинаре по электронным свойствам двумерных систем; на научных семинарах ИРЭ АН СССР, ФТИ АН СССР, ИФТТ АН СССР, МГУ, отраслевых организаций.

Публикации. Основные результаты диссертации изложены в 22 печатных работах, список которых приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав и заключения; содержит 259 страниц, в том числе 70 рисунков, список литературы из 163 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении отражены основные направления развития физики проводимости неупорядоченных электронных систем в последнее деся-летие, обоснована актуальность работы, сформулированы ее цели и главные задачи, даётся краткое изложение содержания диссертации по главам.

В первой главе излагается качественная картина эффектов слабой локализации электронов и межэлектронного взаимодействия в системах с металлическим типом проводимости, обсуждаются результаты основных экспериментальных работ по наблюдению этих эффектов в металлах и вырожденных полупроводниках. Обосновывается выбор объектов исследования и формулируется задача исследования.

В разделе 1.1 обсуждаются эффекты СЛ. Интерференция невзаимо-

действуицих электронов, которые двигаются диффузионным образом в

поле рассеивающих центров, даёт добавку к проводимости, описыва-

2

емой классической формулой Друде & = е пт/т* . Эта добавка определяет при низкой температуре зависимости проводимости металла от температуры и магнитного поля. Из всех возможных траекторий, соединящих две точки пространства, интерференция существенна лишь для траекторий с самопересечением. Петлевой участок на такой траектории может быть пройден электроном в двух противоположных направлениях и из-за одинаковости путей разность фаз двух амплитуд вероятности в точке самопересечения равна нулю. Интерференция электронов приводит к уменьшению проводимости, относительная величина добавки л& пропорциональна доле самопересекагацихся при диффузионном движении траекторий. Максимальный размер траектории, на которой может происходить интерференция, ограничивается длиной диффузии электрона за время фазовой релаксации: Ьу - ¡/3)%р . Соотношение размеров образца и длины определяет эффективную размерность объекта по отношению к эффекту СЛ.

Фаза волновой функции сбивается за счет неупругих процессов и из-за релаксации спина при рассеянии на парамагнитных примесях..

~Р

Если таких примесей нет, то Тр0^ Т и возрастание длины при понижении температуры приводит к увеличению доли траекторий, дащих вклад в интерференционную добавку, и к уменьшению проводимости образца.

Магнетосопротивление в условиях слабой локализации связано с подавлением интерференционной добавки к проводимости магнитик?,: полем. В магнитном поле для встречных путей петли появляется разность фаз = 4х<5/'% (Ф - магнитный поток через замкнутую траекторию, <?>0 = /е - квант магнитного потока). Траектории с площадью, большей, чем ^с/еН , получают различающийся

случайным образом набег фазы и перестают давать вклад в интерференционную добавку. Результатом подавления интерференции будет отрицательное магнетосопротивление, функциональные зависимости которого содержат аргумент ^/¿^ .В двумерном случае ( , а - толщина образца) магнетосопротивление анизотропно

и определяется, в основном, перпендикулярной к плоскости образца компонентой магнитного поля.

Особую роль в формировании интерференционной добавки к сопротивлению играет механизм спин-орбитального ( ¿-о ) рассеяния, при котором изменение импульса электрона сопровождается изменением ориентации его спина. Отличие спин-орбитального рассеяния от спинового рассеяния на магнитных примесях, которое сбивает фазу электрона, состоит'в том, что оно вращает спины на встречных траекториях петли в противоположные стороны. Результатом сильного спин-орбитального рассеяния ( Т»? <<с ) является изменение знака интерференционной добавки к проводимости (изменение знака зависимостей й(5(т) л А6(Н) ) и уменьшение её величины в два раза по сравнению с бесспиновым случаем /5/.

В разделе 1.2 рассмотрены результаты теории межэлектронного взаимодействия в неупорядоченных металлах. Диффузионный характер движения взаимодействующих электронов в неупорядоченном металле изменяет свойства квазичастиц по сравнению с-теорией Ферми-жидкости, справедливой для пространственно однородной системы. Волно-

вые функции взаимодействующих электронов оказываются скоррелиро-ванными на масштабах порядка = ^^/с , где €~т - энергия квазичастиц, отсчитанная от уровня Ферми. Эта длина определяет эффективную размерность электронной системы по отношению к эффектам взаимодействия. Увеличение времени взаимодействия диффундирующих электронов приводит к усилению затухания квазичастичных возбуждений по сравнению с чистым металлом. В затухании квазичастиц становится существенным рассеяние с малыми передачами импульса. Электрон-электронные столкновения могут определять сбой фазы волновой функции и проявляться таким образом в эффекте СЛ. В двумерном случае ( а<¿т) в сбое фазы доминируют процессы с малыми пере,__» кТ На ег е яЯ „

дачами энергии и ~-2гПг— оп , где иа - сопротив-

ление пленки квадратной формы /II/.

Помимо изменения времен неупругой релаксации межэлектронное взаимодействие в неупорядоченном металле приводит к перестройке энергетического спектра в интервале /£ / 4 и к особенности в одночастичной плотности состояний О на уровне Ферми. Выделяют несколько каналов взаимодействия /7/: диффузионный, в котором два электрона имеют близкие по величине и направлению импульсы, и ку-перовский, с малым суммарным импульсом электронов и суммарным спином , равным 0. Константу межэлектронного взаимодействия в диффузионном канале Л» можно представить в виде суммы двух членов, соответствующих синглетной и триплетной частям амплитуды взаимодействия: = Лп (</ = о) + ЗАа (у = 4) .

Взаимодействие электронов в каждом из каналов приводит, кроме того, к появлению поправок к проводимости, зависящих от Т и Н. Магнитное поле, спин-орбитальное и спиновое рассеяние не влияют на взаимодействие в синглетной части диффузионного канала. Состояния же с у = I в достаточно сильном магнитном поле (Н >кТ )

расщепляются по разным направлениям спина. Это приводит к появлению двух дополнительных особенностей в плотности состояний при

-^вМ , изменению зависимости 6(т) и изотропному магнето-сопротивлению. Сильное спин-орбитальное рассеяние ( )

подавляет влияние магнитного поля на триплетную часть диффузионного канала. Влияние магнитного поля на куперовский канал взаимодействия аналогично его влиянию на эффект СЛ: в поле Н, таком, что 1-и<¿., температурная зависимость проводимости подавляется.

В данном разделе приводятся выражения для зависимостей проводимости от температуры и магнитного поля, необходимые для анализа экспериментальных данных, и соотношения для проводимости туннельной структуры с неупорядоченной пленкой в качестве одного из электродов. Поправки к проводимости в эффектах СЛ и ЭВ близки по величине и похожи по функциональному виду. Разделить различные вклады в зависимости & (т) можно путем измерения температурной зависимости & в магнитном поле, поскольку условия сильного поля, изменяющего вид температурной зависимости, различны для СЛ и разных каналов ЭВ.

В разделе 1.3 дается краткий обзор основных экспериментов по наблюдению эффектов СЛ и ЭВ в металлах и полупроводниках, обосновывается выбор пленок вс и бй^ в качестве объектов исследования. Приводится известные данные измерений гальвано-магнитных характеристик тонких пленок & > в которых наблюдались аномалии в поведении зависимостей ё(Т) и &(Н) в области низких температур (Т~4 К), не нашедшие объяснения в рамках классических представлений.

Во второй главе излагаются результаты исследования гальваномагнитных свойств пленок висмута и нулевой аномалии туннельной

структуры с пленкой висмута.

В разделе 2.1 рассмотрены свойства образцов и экспериментальные методики. Поликристаллические пленки висмута на подложке из

-5

слюды изготавливались термическим напылением в вакууме 10 ^

-6 0 т Ю Topp. Толщина пленок составляла а- 50*1500 А, сопротивление "на квадрат" изменялось в пределах = 35 * 6500 Ом. Туннельные структуры Bi-Bis03~Pi получались путем окисления пленки висмута в атмосфере кислорода и последующего нанесения на диэлектрик толстой пленки свинца. Толщина пленок висмута в туннельных

о

структурах составляла О = 400*1500 А, сопротивление - 35 * ■f 150 Ом. Измерительная установка позволяла измерять на переменном токе малые изменения проводимости пленок и туннельной проводи-

5 —4

мости структур (с относительной чувствительностью 10" и 5.10 соответственно) в диапазоне температур Т = 1,7 ~ 40 К и магнитных полей Н = О-гбО кЭ. Качество туннельных переходов контролировалось по отношению проводимости структуры при нулевом напряжении смещения для двух температур, соответствующих нормальному и сверхпроводящему состоянию свинцового электрода: 1С = к) ' В ис~ следованных переходах величина К. составляла 2-5-10.

В разделе 2.2 излагаются результаты исследования температурной зависимости сопротивления пленок висмута в области Т<10 К. Установлено, что наблюдаемое возрастание сопротивления при понижении температуры описывается логарифмическим законом л =

2— 2 у-

= - А ¿ж ° ^ • Величина коэффициента А слабо изменяется

при изменении в широком интервале(0,1 -г 6,5 кОм)и составляет А —0,5. Логарифмический закон возрастания сопротивления позволяет предположить, что причиной температурной зависимости является совместное проявление эффектов СЛ и ЭВ в двумерном случае: А = = Асл+Аэв = dp + 1 + -д(Т) . Вклад СЛ, равный Ыр , зави-

сит от показателя степени температурной зависимости времени сбоя фазы р и параметра <* , определяемого интенсивностью ¿-о рассеяния: Ы = I при »^р и Ы - _1/2 при ^с ^ . Оставшиеся слагаемые в А связаны с эффектом ЭВ, где Л' и 9(г) - константы взаимодействия в триплетной части диффузионного и куперовского каналов соответственно. Дня разделения вкладов СП и ЭВ проведены измерения зависимости &(Т) в магнитном поле. Было обнаружено возрастание коэффициента А в магнитном поле с выходом на насыщение при Ан — 1. Изменение температурной зависимости сопротивления в магнитном поле связывается с подавлением в ней эффекта СЛ. Увеличение наклона А в магнитном поле позволяет сделать вывод о том, что вклад СЛ в А отрицателен, т.е. реализуется случай сильного ¿-о рассеяния ( = - 1/2). Из величины вклада СЛ определены значение и зависимость времени сбоя фазы от температуры:

£у>с"7" { Из значения Ан сделан вывод о том, в эффекте ЭВ проявляется лишь диффузионный канал с суммарным спином 0. Триплетная часть диффузионного канала затухает из-за сильного рассея-

ния, такого, что (выполнение этого условия обосновано

в следующем разделе). Сделана оценка для константы взаимодействия в куперовском канале $>№<0,1.

В разделе 2.3 приведены результаты исследования аномального магнетосопротивления (МС) пленок висмута. Положительное МС имело квадратичный участок в малых полях, который при увеличении Н сменялся на логарифмический. Наклон логарифмического участка

, , близок к теоретическому значению для эффекта СЛ при сильном ¿-о рассеянии: • Этот результат согласуется с выводами,

сделанными при исследовании температурных зависимостей сопротивления. Анализ МС проводился на основе соотношения, содержащего в качестве неизвестных параметров времена су и . Время рассеяния определяет участок (н) в области больших полей, где

для кизкоомнкх пленок ( Яа = 0,1 * 2 кОм) аномальное МС конкурирует с классическим МС (квадратичнш, зависящим от подвижности носителей тока). Для низкоомных пленок из квадратичного в малых полях и логарифмического участков МС были получены хорошо согласующиеся между собой значения длины 1Ч> . Квадратичный участок классического МС при больших Н использовался для определения подвижности носителей тока и оценки по соотношению Эйнштейна коэффициента диффузии, входящего в выражения для аномального МС.

Полученные значения ¿¡л оправдывают двумерное описание эффекта СЛ в исследованных пленках: . Двумерный характер СЛ непосредственно подтверждается при измерении МС .для различных направлений поля относительно нормали к пленке. Установлено, что МС связано, в основном, с нормальной компонентой магнитного поля.

Из обработки кривых МС высокоомных пленок ( = 2*6,5 кОм),

измеренного в диапазоне полей Н = О-гбО кЭ и температур Т = 1,7 -г

т Ю К, были получены значения времен и Чо . Анализу времен

релаксации фазы и спина электронов посвящен раздел 2.4. Время

спин-орбитального рассеяния не зависит от температуры и составля--13

ет 2+3.10 с. Температурная зависимость времени фазовой релаксации описывается законом 1 = а Т+ ё где величина коэффициента

я-б.Ю^ КГ'^с-близка по порядку величины к теоретического значению для электрон-электронного рассеяния в неупорядоченном металле. Для проверки того, выполняется ли предсказываемая для этого механизма релаксации связь времени сбоя фазы с сопротивлением, исследована зависимость ^(Т = 4,2 К) различных пленок от величины £0 (при 4,2 К в ТуГ* доминирует линейный по Т член). Установлено, что экспериментальные данные удовлетворительно согласуются с теоретической зависимостью, используемой без подгоночных параметров. Таким образом, полученные результаты доказывают, что доминирующим механизмом сбоя фазы в пленках висмута при низких темпе-

ратурах является электрон-электронное рассеяние диффундирующих в поле примесей электронов. Сделаны оценки для времени спинового рассеяния ^ и времени междолинных перебросов '¿т. Обсуждаются особенности зависимости ХУ /^наиболее толстых из исследованных пленок с Яа = 40+100 Ом, связываемые с изменением эффективной размерности эффекта ЭВ при выполнении условия о- ¿г .

Параллельно с настоящей работой исследования эффектов СЛ и ЭВ в проводимости и магнетосопротивлении пленок висмута велись в нескольких группах. Основные выводы разделов 2.2 - 2.4 нашли подтверждение в результатах других авторов.

В разделе 2.5 излагаются результаты исследования аномалии туннельной проводимости структуры М-б/^-Р?, На зависимости дифференциальной проводимости £ = от напряжения на пе-

реходе V наблвдается минимум при V = 0. Нулевая аномалия имеет симметричный относительно V = о вид и при еУ »кТ описывается функциями (л\/ для наиболее тонких пленок висмута и

л & для самых толстых пленок из исследованного диапазона толщин. Для пленок промежуточной толщины наблвдается переход при увеличении V от логарифмической к корневой зависимости. Область перехода соответствует условию изменения эффективной размерности пленки ( -?</—) по отношению к эффекту ЭВ: /^Я/еУ — а/2ж. Магнитное поле до 60 кЭ не оказывало влияния на аномалию. Перечисленные факты позволяют считать, что причиной аномалии является особенность в плотности состояний пленки висмута, обусловленная эффектом ЭВ в синглетной части диффузионного канала.

Количественное сравнение амплитуды особенности с теорией ЭВ

показало, что экспериментальные значения константы взаимодействия

.ы .л* .

в 5 т 10 раз больше, чем теоретические величины = о и =4 . Причина этого неясна; она может быть связана с использованием не-

точного значения плотности состояний V, , подставляемого в соот-aG AU

ношение -цг- = . Для уточнения правильности интерпретации аномалии было исследовано её изменение при повышении температуры. Важной чертой особенности на плотности электронных состояний л V , обусловленной ЭВ, является её специфическая зависимость от температуры: в двумерном случае величина G(v,t) -G (о, Т) является

функцией отношения 4= . Эта особенность аномалии подтверди-к /

лась на эксперименте. Кривые G{v) , измеренные при Т = 9*30 К и перестроенные в координатах , совпадают и с точностью

до подгоночного множителя согласуются с теоретической зависимостью. Установлено, что в предельных случаях е/»/с7"и &V«kT туннельная проводимость одинаково зависит от f и ~Г (AG-^&iV и &G<^>£nT соответственного равными коэффициентами).

Попытки обнаружить в магнитном поле особенности в туннельной проводимости при eV= t gL/¿eУ , обусловленные ЭВ в триплетной части диффузионного канала, привели к отрицательному результату. Это согласуется с выводами разделов 2.2, 2.4 о затухании этого канала из-за сильного s-o взаимодействия.

В третьей главе изложены результаты исследования эффектов СЛ. и ЭВ в температурной зависимости сопротивления и аномальном МС пленок GaAs .

Свойства образцов описаны в разделе 3.1. Пленки толщи-

о

ной 200-1000 А выращивались методом эпитаксии из металл-органических соединений и представляли собой вырожденную систему с концентрацией электронов 10* ^ -г 10*® см~^ и подвижностью 200 + 300 см^/Вс. Особенностью этого объекта являлась "замороженная" фотопроводимость; при освещении белым светом сопротивление образца уменьшалось и после выключения подсветки оставалось неизменным в течение нескольких часов. Возвращение сопротивления к исходному уровню

происходило при отогреве образца до азотной температуры. Это позволяло на одном образце проводить серию измерений при различном сопротивлении, величина которого управлялась интенсивностью импульса подсветки.

В разделе 3.2 обсуждается аномальное МС пленок (РаАг и температурная зависимость времени фазовой релаксации, полученного из анализа МС.

Магнетосопротивление пленок имело отрицательный знак

и выраженный двумерный характер. Оно обрабатывалось на основе соотношения =-8(&,х + №*'/х)) , Где .

ргег и

- дигамма-функция, В = ^ . Для каждого значения ,

изменяемого подсветкой, определялись параметры в и . Полученная зависимость 8 (имела линейный вид, из её наклона было найдено значение коэффициента согласующееся с теоретическим для эффекта СЛ. при слабом спин-орбитальном рассеянии. Значения параметров удовлетворяли условию двумерности эффекта СЛ«.

Из анализа МС образцов без подсветки, измеряемого при различной температуре (Т = 1,5 + 4,2 К), получена зависимость ¿.?(т)

-р

и температурная зависимость времени сбоя фазы Т , где р = = 0,8 4 1,1. Близкая к I степень Т означает, что в пленках 5аА$ > как и в пленках , в сбое фазы доминирует электрон-электронное рассеяние в неупорядоченной вырожденной системе.

Температурная зависимость сопротивления пленок Аз обсуждается в разделе 3.3. Измерения зависимости И(т) в диапазоне Т = 1,5 + 20 К проводились в отсутствии магнитного поля и в поле И = 2 кЭ, подавляющем вклад СЛ. В отличие от пленок в£ магнитное поле ослабляло температурную зависимость сопротивления, что согласуется с отрицательным знаком МС. Выделение вклада СЛ в зависимость %(Г) проведено путем вычитания из нее температурной зави-

симости в магнитном поле. Вклад СЛ логарифмически изменяется с температурой с наклоном ¿р , величина которого совпадает с результатом анализа МС. Зависимость &(т) в магнитном поле объясняется проявлением диффузионного канала ЭВ в области промежуточной размерности: Показано, что изменение константы Холла

с температурой, измеренной в том же магнитном поле, соответствует ожидаемой связи между и в эффекте ЭВ.

Глава 4 посвящена исследованию особенностей электропроводности короткого канала полевого <£Ь/&-транзистора.

В разделе 4.1 обсуждается устройство полевого транзистора с затвором Шоттки и экспериментальные возможности этой электронной системы. Формулируются задачи в исследовании МС и мезоскопи-ческих эффектов в области прыжковой проводимости. Обсуждаются различия в свойствах мезоскопических объектов с металлической и прыжковой проводимостью. Рассматривается состояние экспериментальных исследований мезоскопических эффектов в полупроводниковых структурах.

Особенности прыжковой проводимости образцов малых размеров анализируются в разделе 4.2. Задача о вычислении прыжковой проводимости в слабом электрическом поле сводится к определению проводимости сетки случайных сопротивлений, соединяющей попарно все локализованные состояния /12/. Каждой паре ставится в соответствие сопротивление ехр , логарифм которого J¿y зависит от расстояния между состояниями , радиуса локализации волновой функции я*, энергии уровней , £у и положения уровня Ферми

// : ?// = 112 + + . Из-за экспонен-

/ а г кт

циального разброса отдельных сопротивлений проводимость макроскопического образца определяется редкой сеткой путей, соединяющей электроды (критической сеткой). Её звенья, состоящие из последо-

вательно включенных сопротивлений, имеют близкие значения логарифма сопротивлений: * = ( ). Размер ячейки критической сетки порядка , где г - типичная длина электронного прыжка, - критический индекс. Величина задаёт тот характерный масштаб, на котором флуктуации прыжковой проводимости начинают самоусредняться. Если же размеры образца много меньше ¿с (хотя и гораздо больше среднего расстояния между примесями) , то в его сопротивлении доминирует один электронный прыжок и логарифм сопротивления | такого мезоскопического объекта будет флуктуировать на величину а»/ в зависимости от конкретной реализации примесного потенциала.

Если размер образца в направлении тока I существенно меньше другой стороны и много меньше ¿с , то такой короткий образец может стать мезоскопическим даже при условии л ^ . Из-за экспоненциального разброса случайных сопротивлений логарифм

проводимости короткого образца определяется редкими, наиболее проводящими из параллельно соединенных путей, характерное расстояние Л. мевду которыми по ширине образца существенно больше длины . При условии -Л.<У1 в полной проводимости доминирует одна, наиболее проводящая ("лидирующая") цепочка, сопротивление которой, в свою очередь, определяет самый высокоомный ("главный") прыжок.

Флуктуации £ ($) одномерного канала с прыжковой прово-

димостью /10/ объяснялись тем, что при движении уровня Ферми изменяются величины % прыжков одномерной цепочки и в образце происходит смена главного прыжка /13/. Эта идея будет служить основой для понимания причины флуктуаций прыжковой проводимости коротких каналов, наблюдаемых в настоящей работе.

В разделе 4.3 излагаются свойства экспериментальной системы и методики измерений. Исследовалось несколько типов транзисторных

структур, различающихся подложкой и профилем распределения легирующей примеси (<?е ) по глубине проводящего слоя толщиной

О тс

~ 2000 А. Концентрация доноров, варьируемая в пределах 3.10 4

г о о

-е- 10 см , обеспечивала металлический тип проводимости в эпитак-сиальном слое. При увеличении отрицательного потенциала затвора (уменьшении количества электронов)происходит переход ВД и проводимость принимает прыжковый характер. В структурах с проводящей

п^баАзподложкой, отделенной от легированного слоя полуизолирующей (ПИ) прослойкой ОаАбАь ( —3000 А), концентрацией электронов можно было управлять также потенциалом подложки ^ . Длина затвора, определявдая длину высокоомного канала в области перехода ВД , изменялась в интервале £ = 0,5 + 200 мкм, ширина канала составляла Л = 200 мкм.

На переменном токе (/ = 5*20 Гц) измерялись проводимость канала £=^77 и производные (и) и ^^ • Для определе-ди с/Ц о</д

ния профиля легирования слоя воАэ , толщины проводящего канала Ь и двумерной концентрации электронов п измерялась дифференциальная емкость затвор-канал /= 30*300 Гц).

В разделе 4.4 рассмотрены результаты исследования флуктуаций

проводимости канала как функции , которые наблюдаются в обла-

,о II _2

сти "пережатого" канала ( ~Ь < 400 А, ж3.10 см ). Основные черты флуктуаций: а) отсутствие строгой периодичности по ^ ; б) увеличение амплитуды флуктуаций при уменьшении п ; в) затухание амплитуды при увеличении температуры (Т > 15 К) и длины образца (¿->20 мкм). На структурах с ПИ прослойкой обнаружены, кроме того, флуктуации £ при изменении У5 . Сделан вывод о том, что флуктуации & ( ^ , ) связаны с движением уровня Ферми в тонком электронном канале.

Обсуждается возможность объяснения эффекта на основе предположения о кристаллизации электронов в примесной зоне полупровод-

ника, высказанного в работе А4/, гдэ осцилляции £ ('<?) наблюдались на аналогичной ¿»^-структуре. Делается вывод о неприменимости этого объяснения для наблюдаемых в настоящей работе флуктуаций проводимости.

Для выяснения характера проводимости в той области , где проявляется эффект флуктуаций", измерены зависимости £Г7"^при различных Уо . Установлено, что при появлении особенностей проводимость канала принимает активационный характер. В области слабых флуктуаций ( ) температурные кривые описываются моттовским законом 6-едг/з(-—у , характерным для двумерной прыжковой проводимости с переменной длиной прыжка. Увеличение Т0 при уменьшении концентрации электронов связывается с

увеличением длины прыжков, которая достигает при Т = 1,5 К вели-о

чины ~ 800 А ( 9) на границе областей слабых и сильных ( ^) флуктуаций. Оценка параметра ¿с в этом случае даёт

значение, близкое к длине затвора /. , что соответствует переходу в мезоскопический режим проводимости. В области сильных флуктуаций наблюдаются флуктуации энергии активации температурных кривых, величина которой составляет порядка I мэВ.

Весь диапазон , где проводимость имеет прыжковый характер, разделен условно на макроскопическую и мезоскопическую области, соответствующие слабым и сильным флуктуациям. В первой проводимость образца реализуется по мелкой сетке случайных сопротивлений, во второй - по редким цепочкам прыжков.

Предлагаемое объяснение флуктуаций С(!£) короткого образца основано на следующем. При движении относительно локализованных уровней изменяется логарифм сопротивления всех прыжков (знак изменения |",у зависит от относительного расположения уМ и уровней , <у- ). При этом происходит смена главного

прыжка, определяющего полную проводимость. Смена главного прыжка может происходить в одной цепочке, но может, в отличие от одномерной системы, сопровождаться еще и сменой лидирующей цепочки в пределах площади образца. В рамках модели главного прыжка изменение формы резонансов Зп с температурой должно описываться законом -¿р— уг , что согласуется с экспериментом.

Раздел 4.5 посвящен исследованию флуктуаций проводимости при изменении реализации примесного потенциала в канале. Экспериментально выясняется вопрос, соответствуют ли флуктуации на зависимости флуктуациям при смене реализации потенциала (т.е. являются ли флуктуации эргодичными). Для изменения примесного потенциала использовалась транзисторная структура с ПИ прослойкой, в которой можно с помощью напряжений Мр и ^ сдвигать положение канала по глубине легированного слоя. Зависимости

), измеренные при различных , перестраивались в координатах & & ( п, ^); для определения концентрации электронов п и положения с! канала по глубине слоя использовались данные из измерений емкости затвор-канал. Установлено, что сдвиг положения канала при п=сол$* приводит к флуктуациям проводимости. Сравнение среднеквадратичных амплитуд флуктуаций и пока-

зало, что эти величины близки. Таким образом, флуктуации &(Уд) являются эргодичными: изменение примесного потенциала, как и движение уровня Ферми, приводит к смене главного прыжка.

В разделе 4.6 обсуждаются мезоскопические эффекты в нелинейных характеристиках короткого канала. Одним из характерных свойств мезоскопического объекта должна быть его способность выпрямлять переменный ток. В прыжковой области противоположные направления тока неэквивалентны из-за диодного характера вольт-амперной характеристики (ВАХ) одного прыжка: «^у е-*У \-Jtj * <4 ) ПРИ

еич/к.Т > ^ • Коэффициент зависит от расположения энергетических уровней и различается в общем случае дая противоположных направлений тока: <^ = 1 дая "мягкого" и Ы —- 0 для "жесткого" прыжка /15/. При подаче на образец переменного напряжения ^г ~ 1 ыВ ( У = 20 Гц - I кГц) на нагрузочном сопротивлении обнаружены постоянное напряжение и сигнал частоты . Амплитуда этих сигналов флуктуировала при изменении из-за изменений кривизны ВАХ образца, которые происходят при смене главного прыжка.

На ВАХ мезоскопического канала в интервале тянущих напряжений и = 0-40 мВ были обнаружены особенности в виде изломов. Установлено, что вид ВАХ с особенностями изменяется при изменении на величину порядка характерного масштаба повторения флуктуаций Iт(1: 30 мВ. Объяснение эффекта состоит в следующем. В сильном электрическом поле в первую очередь уменьшается сопротивление наиболее высокоомных прыжков цепочки, на которых падает основная часть приложенного напряжения. В результате происходит перераспределение напряжения между прыжками лидирующей цепочки, определяющей проводимость образца. Нарастание тока через цепочку замедляется, если в делении напряжения начинает принимать участие жесткий прыжок. После этого происходит смена лидирующей цепочки, которая сопровождается особенностью на ВАХ.

В главе 5 исследуется влияние интерференции электронов на магнетосопротивление канала £аА-транзистора в макроскопическом и мезоскопическом режимах прыжковой проводимости. Отрицательное МС на диэлектрической стороне от перехода М Д объясняется на основе флуктуационной модели /8/. Обнаружено, что при уменьшении концентрации ОМС переходит в флуктуирующую зависимость С-(н) . Этот эффект, как и ОМС, обусловлен рассеянием электронов на примесях /9/. В последнем разделе главы рассматривается, как изменяется

токовый шум канала при переходе от макро- к мезо-режиму.

В разделе 5.1 даётся качественное описание прыжковой проводимости с рассеянием на примесях. Проводимость одного прыжка с рассеянием пропорциональна квадрату модуля амплитуды вероятности туннелирования по всем траекториям, расположенным внутри сигарообразной области длиной ъ и поперечным размером . Включение магнитного поля приводит к появлению у каждого слагаемого фазового множителя ) определяемого магнитным потоком через площадь, ограниченную траекторией. Когда поток Ф через продольное сечение сигарообразной области становится порядка кванта потока Ф> , происходит существенное изменение каждого из слагаемых, и вся сумма меняется в случайную сторону на порядок

своей величины. Характерный "период" флуктуации проводимости прыж-

// ж^ с

ка в магнитном поле равен л нс — е /9/.

В макроскопическом режиме электропроводность осуществляется по сетке случайных сопротивлений. Полная проводимость сетки тем больше, чем меньше разброс в величине проводимости отдельных её звеньев, поскольку при этом мала доля высокоомных участков, которые блокируют последовательно соединенные звенья. Включение поля Н уменьшает разброс в проводимости электронных прыжков с рассеянием и приводит к возрастанию проводимости образца, т.е. к отрицательному МО /8/. Характерными чертами флуктуационного ОМС является линейный ход в малых полях и большая ( ^ 50 %) величина в насыщении.

Исследованию прыжкового ОМС посвящен раздел 5.2. Измерения проводились для трех направлений магнитного поля относительно ноо-мали к поверхности структуры п' и направления тока & : Н " п ( 4 ). ни-п% Н1Э ( нмв } и НИ 7 ( н„ ). Наблюдалось возрастание &£_(_") при уменьшении концентрации, объясняемое

увеличением длины прыжка и, следовательно, площади сечения сигарообразной области. При уменьшении п увеличивается анизотропия ОМС для и У*/ ориентаций, которая свидетельствует об уменьшении толщины проводящего канала и об орбитальной природе эффекта. Наблвдаемое различие между Нми) и ^ ( ии ) объясняется

выпрямлением токовых путей при приближении к режиму флуктуаций.

В разделе 5.3 излагаются результаты исследования флуктуаций прыжковой проводимости в перпендикулярном магнитном поле. В области сильных флуктуаций зависимости проводимость образца флуктуирует при изменении Н . Вид флуктуирующей кривой &(н) существенно изменяется при смене прыжка - изменении на величину мВ. Характерное расстояние между особенностями по

магнитному полю составляет 15+20 кЭ, что согласуется с теорети-

о

ческим значением "периода" для длины прыжка г~800 А (раздел 4.4) и а~а=90 А.

Рассматривается также возможность объяснения флуктуаций &(н) на основе спиновой модели Д6/. Аргументом в пользу орбитальной (интерференционной) модели является отсутствие флуктуаций для параллельных ориентации магнитного поля. Применимость интерференционной модели обосновывается, кроме того, доказательством неэргодичности флуктуаций С(н) . Показано, что среднеквадратичная амплитуда флуктуаций проводимости при изменении магнитного поля меньше, чем при изменении ^ .

Особенности токового шума мезоскопического объекта с прыжковой проводимостью рассмотрены в разделе 5.4. Токовый шум представляет собой флуктуации проводимости во времени, которые проявляются в виде флуктуаций напряжения на образце при пропускании тока. Часто встречающимся типом шума в транзисторах с металлической проводимостью канала является шум со спектром ^ . Одной из возмож-

ных причин его возникновения является суперпозиция релаксационных процессов с лоренцевнм спектром 00 / +(яг£)гтг ' И1,'8П^ИХ сирокое распределение зрзмвн релаксации Т . В настоящей работе стояла задача выяснения того, как проявляется токовый шум в прыг-ковой проводимости -канала и как изменяются его свойства

при переходе к мезоскопическому режиму проводимости.

Обнаружено, что мощность токового шума флуктуирует при изменении напряжения на затворе, причем положения большинства резонан-сов шума совпадают с положениями особенностей в производной

^^/Зу^К При переходе к режиму сильных флуктуаций спектральная плотность пума изменяется от закона типа к

спектру одного релаксационного процесса. Величина характерного

времени флуктуирует при изменении £ в диапазоне = -3

=10 - 100 с. В мезоскопическом режиме обнаружены скачки сопротивления во времени между двумя состояниями (случайный "телеграфный" сигнал), являющиеся причиной лоренцева спектра. Объяснение результатов состоит в том, что элементарным источником шума являются флуктуации заполнения одного примесного центра, которые модулируют проводимость токового пути. Выделение элементарного источника шума происходит в результате уменьшения числа цепочек в мезо-скопическсм режиме. Широкий разброс времен т в прыжковом механизме проводимости обусловлен экспоненциальной зависимостью частоты электронных перескоков между двумя центрами от расстояния между ниш и энергии их уровней (раздел 4.1).

Глава 6 посвящена исследовании емкостных характеристик электронного канала -транзистора и статистическому анализу мезо-скопических флуктуаций проводимости при изменении ^ . Из емкостных измерений извлекается информация о характере флуктуационного потенциала в проводящем канале, которая затем используется при об-

суждении функции распределения флуктуаций проводимости .

В разделе 6.1 обсуждаются результаты анализа зависимости в области напряжений ^ , близких к пороговому. Рассматривая транзистор как конденсатор, обкладками которого являются затвор и пережимаемый электронный канал, можно было ожидать, что в момент истощения канала измеряемая емкость затвор-канал резко уменьшится от величины, определяемой толщиной обедненной области, до емкости паразитных связей. На эксперименте, однако, из-за размытия дна зоны проводимости флукгуациями наблюдается растянутая область перехода. Поведение зависимости С(У3) анализируется на основе модели нелинейного электронного экранирования случайного заряда ионизованных доноров, окружающих тонкий канал /17,18/. Ее-

В 2

ли концентрация электронов в канале мала ( п « ), то средне-. квадратичная амплитуда флуктуаций потенциала определяется радиусом нелинейного экранирования °° ^г и возрастает при уменьшении о по закону <ГС^ • Электронная емкость канала ¿е = е* Ъп

= ¿¡/¿- при этом пропорциональна квадрату концентрации:

£е • На эксперименте подтверждается квадратичная зависи-

мость Се(п) и определены значения неизвестных в теории коэффициентов. Обсуждаются возможности измерения емкости затвор-канал транзистора с затвором Шоттки в области пережатого канала для диагностических целей.

В разделе 6.2 анализируется функция распределения (ФР) флуктуаций проводимости канала транзистора при изменении напряжения на затворе. В предыдущих главах сделан вывод, что мезоскопический характер проводимости короткого канала обусловлен тем, что в его проводимости доминирует одна наиболее проводящая цепочка прыжков, выделяемая статистическим образом. Можно, однако, допустить, что причиной'уменьшения эффективной ширины проводящего канала являет-

ся технологическая неоднородность. В этом случае при движении уровня Ферми положение проводящей области не изменяется, и исследуемая система, по-существу, эквивалентна одномерному каналу /10/. Анализ ФР флуктуаций Бп <£/позволяет сделать однозначный вывод в пользу двумерного характера системы. Он проводится на основе теории флуктуаций проводимости неупорядоченных систем с экспоненциальным разбросом локальной проводимости /19/, которая предсказывает существенное различие в статистике флуктуаций одномерной и двумерной систем. В двумерной системе с короткой длиной вдоль тока и большой шириной проводимость определяется оптимальными "проколами", для которых максимально произведение вероятности образования прокола на его проводимость. ФР логарифма проводимости имеет несимметричный вид с хвостом в сторону больших про-водимостей. Для одномерной системы, проводимость которой определяется "разрывами", ФР затянута в сторону больших сопротивлений/20/.

Для кривых £п6(У3) канала длиной 4 мкм построены функции распределения ¡г(ИлС) при восьми значениях температуры в интервале Т = 1,5 - 8 К. Экспериментальные данные согласуются с универсальной, не зависящей от конкретного механизма токопереноса ФР проводимости двумерных систем с короткой стороной вдоль тока. Проведено сравнение результатов с ФР, полученной из результатов моделирования прыжковой проводимости одномерной системы /13/. Для анализа экспериментальной зависимости ширины функции распределения температуры рассмотрено несколько возможных механизмов образования цепочек прыжков в коротком образце. Показано, что количественного описания результатов можно достигнуть, принимая во внимание наличие крупномасштабного флуктуационного потенциала, который приводит к неоднородному распределению электронов в пространстве. В этом случае образование цепочек прыжков осуществляется

по путям с аномально низкими барьерами потенциального рельефа:

< ■?-- е < ге . (Модель цепочечной проводимости в систе-

ме с крупномасштабным потенциалом предложена М.Э.Райхом и И.М.Ру-зинкм).

В заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ РАБОТЫ

1. Впервые исследовано проявление эффектов слабой локализации и межэлектронного взаимодействия в полуметаллических пленках висмута. Произведено разделение вкладов СЛ и ЭВ в температурные и магнетополевые зависимости проводимости и показано, что магне-тосопротивление пленок висмута в классически слабых полях определяется эффектом СЛ, а в зависимость проводимости от температуры дают вклад оба эффекта. Сделан вывод, что межэлектронное взаимодействие в пленках висмута определяется диффузионным каналом с нулевым суммарным спином электронов.

2. Экспериментально обнаружено влияние сильного спин-орбитального рассеяния в висмуте на проявление эффектов слабой локализации, состоящее в изменении знака локализационной добавки к сопротивлению и знака аномального магнетосопротивления.

3. Развит метод определения времени релаксации фазы волновой функции и спина электронов на основе анализа аномального магнето-сопротивления. Исследована зависимость времени сбоя фазы от температуры и параметров пленок и доказано, что основным механизмом сбоя фазы в пленках висмута при гелиевых температурах является электрон-электронное рассеяние. Определено время спин-орбитального рассеяния электронов.

4. Исследованы зависимости нулевой аномалии туннельной проводимости структуры в,- - В<го3 - Ре от напряжения смещения и температуры. Сделан вывод о том, что причиной аномалии является особенность в одночастичной плотности состояний пленок В{ , обусловленная эффектом межэлектронного взаимодействия в синглетной части диффузионного канала.

5. Исследовано проявление эффектов слабой локализации и межэлектронного взаимодействия в гальвано-магнитных характеристиках пленок с металлическим типом проводимости. Показано, что аномальное отрицательное магнетосопротивление обусловлено эффектом локализации, а температурная зависимость сопротивления - суммой эффектов СЛ и ЭВ. Получена температурная зависимость времени сбоя фазы и показано, что основным механизмом сбоя фазы при низких температурах является электрон-электронное рассеяние, модифицированное рассеянием электронов на примесях.

6. Исследована эволюция отрицательного магнетосопротивления канала полевого СаА£ -транзистора при переходе металл-диэлектрик, происходящем при уменьшении концентрации электронов в канале. В области прыжковой проводимости обнаружено и исследовано отрицательное магнетосопротивление. Предложено объяснение эффекта на основе интерференционной модели флуктуационного магнетосопротивления.

7. Исследована емкость затвор-канал полевого -транзистора в области пороговых напряжений на затворе. Показано, что поведение вольт-фарадной характеристики определяется нелинейным электронным экранированием флуктуаций потенциала в канале, создаваемых случайным зарядом ионизованных доноров.

8. Исследованы особенности прыжковой проводимости коротких каналов полевого баАв -транзистора. Показано, что флуктуации проводимости при изменении концентрации электронов связаны с мезоско-

потесним характером проводимости каналов. Исследованы статистические свойства флуктуаций прыжковой проводимости при изменении концентрации электронов.'Показано, что функция распределения логарифма проводимости имеет вид, универсальный для коротких в направлении тока систем с экспоненциальным разбросом локальной проводимости. Зависимость ширины функции распределения от температуры описана на основе модели прыжковой проводимости короткого образца с учетом крупномасштабного флуктуационного потенциала.

9. Обнаружены флуктуации проводимости при смене реализации случайного потенциала, осуществляемой путем сдвига канала по глубине эпитаксиального слоя. Близкие значения среднеквадратичной амплитуды флуктуаций проводимости при изменении концентрации и -сдвиге канала доказывают эргодичность мезоскопических флуктуаций-проводимости при изменении концентрации.

10. Исследованы особенности нелинейных характеристик мезоскопических £Ь"^_каналов. Обнаружены детектирование НЧ-сигнала и генерация сигнала второй гармоники, амплитуда которых флуктуирует как функция концентрации электронов из-за изменения кривизны вольт-амперной характеристики при смене главного прыжка. Обнаружены особенности на вольт-амперной характеристике короткого канала в сильном электрическом поле, связанные с перераспределением напряжения между электронными прыжками и переключением токовых путей в электрическом поле.

11. Обнаружен интерференционный эффект флуктуаций прыжковой проводимости короткого канала в магнитном поле, обусловленный флуктуациями вероятности одного прыжка при рассеянии электрона на примесях. Показано, что отрицательное магнетосопротивление и флуктуации проводимости в магнитном поле являются проявлениями одного интерференционного явления в разных режимах прыжковой про-

водимости: макроскопическом и мезоскопическом.

12. Исследованы особенности токового шума короткого канала £czAs —транзистора в области прыжковой проводимости. Обнаружены флуктуации мощности токового шума при изменении концентрации и выделена элементарная компонента шума % - скачки проводимости между двумя состояниями. Сделан вывод о том, что шум в области прыжковой проводимости связан с модуляцией проводимости токовых путей, возникающей в результате флуктуаций заполнения электронами примесных центров.

Основное содержание диссертации опубликовано в следующих работах:

1. Савченко а.К., Луцкий В.Н., Рылик A.C. О влиянии квантовых поправок на сопротивление тонких пленок jV // Письма в ЖЭТФ. -1981. -Т.34, В.6 -С.367-371.

2. Савченко А.К., Ршшк A.C., Луцкий В.Н. Проявление эффектов слабой локализации и межэлекгронного взаимодействия в аномальном поведении сопротивления гонких пленок висмута // Материалы 22 Всесоюзного совещания по физике низких температур. -Кишинев, -1982. Т.2. -С.106-107.

3. Савченко А.К., Луцкий В.Н., Рылик A.C., Сергеев В.И. Эффекты локализации и межэлектронного взаимодействия в аномальном поведении сопротивления тонких пленок В> и GaAs// Материалы 14 Международного симпозиума по физике низких температур и криоэлект-ронике. -Мейзельбах, ГДР, -1982. -C.I04-I07.

4. Савченко А.К., Луцкий В.Н., Сергеев В.И. Эффекты слабой локализации и мепэлектронного взаимодействия в тонких пленках GaAs// Письма в ЮТФ. -1982. -Т.36, В.5. -С.150-152.

5. Савченко А.К., Рылик A.C., Луцкий В.Н. Антилокализация электронов и межэлектронное взаимодействие в тонких пленках висмута // ЖЭТФ. -1983. -Т.85, В.6. -C.22I0-22I8.

6. Савченко A.K., Луцкий В.Н., Еылик A.C. Особенности кинетических характеристик слабонеупорядоченных пленок висмута // Материалы 23 Всесоюзного совещания по физике низких температур. -Таллин, -1984, Т.2. -С.20.

7. Луцкий В.Н., Рылик A.C., Савченко А.К. О влиянии межэлектронного взаимодействия на туннельную проводимость тонких пленок висмута // Письма в ЖЭТФ. -1985. -Т.41, В.4. -С.134-137.

8. Орлов А.О., Савченко А.К., Ченский Е.В., Ильичев Э.А., Полторацкий Э.А. Осцилляции подвижности электронов в канале полевого ^«/^-транзистора // Письма в ЖЭТФ. -1986. -Т.43, В.9.

-С.421-423.

9. Орлов А.О., Савченко А.К. Осцилляции нелинейных характеристик образцов с малыми размерами // Письма в ЖЭТФ. - 1986.

-Т.44, БД. -С.34-36.

10. Орлов А.О., Савченко А.К., Ченский Е.В., Елинсон М.И., Ильичев Э.А., Полторацкий Э.А. Электропроводность электронного канала в транзисторной структуре GaAs -ffaAeAs прИ низких температурах // Материалы 4 Всесоюзной конференции по физическим процессам в полупроводниковых гетероструктурах. -Минск, -1986. -T.I, -С.42--43.

11. Орлов А.О., Савченко А.К., Ченский Е.В., Ильичев Э.А., Полторацкий Э.А. Особенности проводимости двумерного электронного канала в слое GaAs при низких температурах // Материалы 24 Всесоюзного совещания по физике низких температур. -Тбилиси, -1986. -Т.2. -С.174-175.

12. Елинсон М.И., Орлов А.О., Савченко А.К., Ченский Е.В., Ильичев Э.А., Полторацкий Э.А. Осцилляции подвижности в канале полевого GaAs-транзистора // Материалы Всесоюзной школы по физике поверхности. - Карпаты, -1986. -С.70.

13i Лайко Е.И., Орлов А.О., Савченко А.К., Ченский Е.В. Особенности электропроводности канала £аА-транзистора с коротким Шотткл-затвором при низких температурах // Материалы I Всесоюзной конференции по физическим и физико-химическим основам микроэлектроники. -Вильнюс. -1987. -С.317-318.

14. Лайко Е.И., Орлов А.О., Савченко А.К., Ильичев Э.А., Полторацкий Э.А. Отрицательное магнетосопротивление и осцилляции прыжковой проводимости короткого электронного канала в полевом

frayfi-транзисторе // КЭТФ. -1987. -Т.93, B.J2-. -C.2204-22I8.

15. Орлов А.О., Савченко А.К. Мезоскопические эффекты в прыжковой проводимости короткого электронного канала в ^-6aAs// Материалы II Всесоюзной конференции по физике полупроводников. -Кишинев, -1988. -Т.З. -С.227-228.

16. Лайко Е.И., Орлов А.О., Савченко А.К. Мезоскопические флуктуации характеристик канала полевого &a.As -транзистора // Материалы 5 Всесоюзной конференции по флуктуационным явлениям в физических системах. -Паланга, 1988. -С.41-42.

17. Лайко Е.И., Орлов А.О., Савченко А.К. Мезоскопические эффекты в прыжковой проводимости электронного канала в полевом Ga -^-транзисторе // Материалы 25 Всесоюзного совещания по физике низких температур. - Ленинград, -1988. -Т.З. -С.27-28.

18. Орлов А.О., Савченко А.К. Мезоскопические флуктуации вольт-амперной характеристики короткого образца с прыжковой проводимостью // Письма в ЖЭТФ. -1988. -Т.47. -В.8. -С.393-395.

19. Кузнецов В.В., Лайко Е.И., Савченко А.К. Особенности токового шума мезоскопического канала полевого ¿"^s -транзистора //Письма в ЖЭТФ. -Т.49, -В.7. -С.396-399.

20. Орлов А.О., Савченко А.К., Шкловский Б.И. Эволюция флук-туационного потенциала при обеднении канала полевого ^л^-тран-

экстора // ФТП. -1989. -Т.23, В.7. -C.I334-I344.

21. Orlov А.О., Railch Ы.Е., Ruzin Х.М., Savchenko А.К. Distribution function of hopping conductance fluctuations of

.a short GaAs field effect transistor channel // Sol. St. Comm. - 1989. -V.72.

22. Орлов A.O., Райх М.Э., Рузин И.М., Савченко А.К. Статистические свойства мезоскопических флуктуаций проводимости короткого канала полевого GaAs -транзистора // ЖЭТФ. -1989. -Т.95, -В.12.

ЛИТЕРАТУРА

1. Anderson P.W. Absence of diffusion in certain random lattices // Phys. Hev. -1958.,-V. 109, N 5. -P. 1492-1505.

2. Abrahams E., Anderson P.W., Licciardello D.C., Ramalcrish-nan T.V. // Scaling theory of localization: absence of quantum diffusions in two dimensions // Phys. Rev. Lett. -1979. -V.42, 15 10. -P.673-676.

3. Горьков Л.П., Ларкин А.И., Хмельницкий Д.Е. Проводимость частицы в двумерном случайном потенциале // Письма в ЖЭТФ. -1979. -Т.30, В.З. -С.248-252.

4. Altshuler В.Х., Aronov A.a., Lee P.A. Interaction effects in disordered Fermi systems in two dimensions // Phys.Rev. Lett. -1980. -V.44. -P.1288-1291.

5. Hikami S., Larlcin A.X., Hagaolta 1. Spin-orbit interaction and- magnetoresistance in two-dimensional random system // Prog.Iheer.Phys. ■ -1980. -V.63, Л 2. -P.707-710.

6. Альтшулер Б.Л., Аронов ¿.Г., Ларкин А.И., Хмельницкий Д.Е. -Ой аномальном магнигосопротивлении в полупроводниках // ЖЭТФ.

-1981. -Т.81, В.2. -С.768-783.

7. A-ltshuler B.L., Aronov А. О. -BleotroDrelectron interaction in disordered conductors // Modern problems in condensed matter science. - ed. by Sfroe A.L., Pollak U., Hortli-Holland, Amsterdam. - 1985» -P.J-163.

8. Нгуен B.JI., Спивак Б.З., Шкловский Б.И. "Туннельные прыжки в неупорядоченной системе // ЖЭТФ. -1985. -Т.89, В.5. -С.1770--1784.

9. Нгуен В.Л., Спивак Б.З., Шкловский Б.И. Флуктуации прыжковой проводимости малых образцов // Письма в ЖЭТФ. -1986. -Т.43, B.I. -С.35-37.

10. Fowler А.В., Hartstein A., Webb R.A. Conductance in restricted-dimensionality accumulation layers // Phys.Rev.Lott. -1982. -V.48, li 3. -P.196-199.

11. Altshuler B.L., Aronov A.G., Khmelnitekii D.E. Effects of electron-electron collisions with small energy transfers on quantum localization // J.Phys.C. -1982. -V.15, N 36. -P.7367-7371.

12. Шкловский Б.И., Эфрос А.Л. Электронные свойства легированных полупроводников. -М.: Наука. -1979. -416 с.

13. Lee P.A. Variable-range hopping in finite one-dimensional wires // Phya.Lett. -1984. -V.53, Я 21. -P.2042-2045.

14. Pepper M. Conductance oscillations in a two-dimensional impurity band // J.Phya.C. -1979. -V.12. -P.L617-L625.

15. Шкловский Б.И. Неомическая прыжковая проводимость // ФТП. -1976. -Т.Ю, № 8, -С. 1440-1448.

16. Kalia R.K., Xue W., Lee P.A. Hopping magnetoconduction and random structure in quasi one-dimensional inversion layers // Phys.Rev.Lett. -1986. -V.57, H 13. -P.1615-161B.

17. Гергель В,А., Сурис P.А. Исследование флуктуаций поверхностного потенциала в структурах металл-диэлектрик-полупроводник // ЖЭТФ. -1986. -Т.44, № II. -С.520-522.

18. Шклоеский Б.И., Эфрос А.Л. Осцилляции плотности состояний двумерных электронов в поперечном магнитном поле // Письма в ЖЭТФ. - 1986. -Т.44, № II. -С.520-522.

19. Райх М.Э., Рузин И.М. Флуктуации прозрачности случайно-неоднородных барьеров конечной площади // ЖЭТФ. -1987. -Т.92,

№ 6. -С.2257-2276.

20. Райх М.Э., Рузин И.М. Флуктуации прыжковой проводимости одномерных систем // ЖЭТФ. -1989. -Т.95, В.З. -C.III3-II22.