Магнитоплазменные возбуждения в GaAs/AlGaAs квантовых ямах и гетеропереходе ZnO/MgZnO тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

На правах рукописи

Козлов Владислав Евгеньевич

МАГНИТОПЛАЗМЕННЫЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ В СаАв/АЮаАв КВАНТОВЫХ ЯМАХ И ГЕТЕРОПЕРЕХОДЕ ЪпО/М^пО

Специальность 01.04.07 - физика конденсированного состояния

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Черноголовка — 2013

О 5 СЕН аш

005532647

005532647

Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институт физики твердого тела РАН

Научный руководитель:

Официальные оппоненты:

Автореферат диссертации разослан 26 августа 2013 г.

Ведущая организация:

член-корреспондент РАН

доктор физико-математических наук

Игорь Владимирович Кукушкин

Волков Владимир Александрович, доктор физико- математических наук, Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт радиотехники и электроники им. В. А. Котельникова Российской академии наук

Дорожкин Сергей Иванович, доктор физико-математических наук, Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт физики твердого тела Российской академии наук

Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт спектроскопии Российской академии наук

Защита состоится 26 сентября 2013 г. в 14 часов на заседании диссертационного совета Д 002.098.01 в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки Институте физики микроструктур Российской академии наук (607680, Нижегородская область, Кстовский район, д. Афонино, ул. Академическая, д.7).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Федерального государственного бюджетного учреждения науки Института физики микроструктур Российской академии наук, Нижний Новгород.

Ученый секретарь

диссертационного совета Д 002.098.01 доктор физико-математических

наук, профессор ^ К. П. Гайкович

Общая характеристика работы

Актуальность темы исследования

Плазменные возбуждения в двумерных электронных системах являются объектом интенсивного научного исследования уже более тридцати лет. Они позволяют более детально исследовать различные свойства и характеристики системы взаимодействующих частиц. Плазменные волны в металлах и полупроводниках позволили обнаружить целый ряд многочастичных эффектов и более детально изучить зонную структур веществ. С появлением технологий производства электронных систем пониженной размерности интерес в области плазменной физики твердого тела сместился в сторону изучения двумерных (2Д) электронных и дырочных систем в гетероструктурах и квантовых ямах на основе полупроводников типа АП!~ВУ и в структурах металл-диэлектрик-полупроводник (МДП) на поверхности кремния [1]. Это в основном было вызвано тем, что в этих структурах стало возможно создание очень высокоподвижных "двумерных" носителей заряда, а также тем, что путем добавления дополнительного электрода - затвора, появилась возможность достаточно легко изменять важнейший параметр системы -концентрацию носителей.

Недавно плазменные возбуждения в низкоразмерных квантовых системах вновь оказались в центре научного внимания вследствие их потенциальных приложений в области детектирования и генерации излучения те-рагерцового (0,3-10 ТГц) диапазона частот. Терагерцовый диапазон - это мало исследованный район частот, который сулит замечательные перспективы для исследований. Ему соответствуют частоты многих возбуждений в конденсированных средах, такие как фононы, переходы с участием мелких примесей, циклотронный и парамагнитный резонансы, вращательные и колебательные возбуждения в жидкостях, а также в газах и биологических объектах. Значительный интерес представляет использование терагерцовых методов для неразрушающего контроля и визуализации в медицине, при мониторинге окружающей среды, в пищевой индустрии, борьбе с терроризмом [2,3].

Степень разработанности темы исследования

Все пионерские экспериментальные работы были выполнены в терагерцо-вом или дальнем ИК-диапазоне частот, поскольку плазмонные резонансы можно разрешить только в случае, если шт>1, где т - время электронной релаксации. Прогресс в технологии роста структур за последнее десятилетие привел к улучшению электронной подвижности на несколько порядков. Это дало возможность исследовать плазмоны при гораздо более низ-

них частотах микроволнового диапазона. В ряде работ (см. например [4,5]) обнаружен целый ряд неожиданных эффектов, связанных с коллективными плазменными возбуждениями. Например, был впервые экспериментально изучен эффект запаздывания, то есть образование слабо затухающего плазмон-поляритонного возбуждения. Изучение поведения двумерных плаз-монов в полосках с длиной много большей ширины привело к обнаружению нового типа плазменных возбуждений - одномерному (1Д) плазмону. Также интересным оказалось изучение дисперсии двумерных плазмонов в GaAs/AlGaAs гетероструктурах с близко расположенным задним затвором. Экранирующие действия затвора приводит к значительному замедлению волны зарядовой плотности и изменяет плазмонную дисперсию с обычного корневого закона на линейный.

На сегодняшний день для детектирования непрерывного терагерцово-го излучения в основном применяются широкополосные приемники излучения, такие как диоды Шоттки (Schottky diode), акусто-оптические детекторы (Golay Cell), болометры (Bolometers), пироэлектрические детекторы (Pyroelectric). Применение селективных и перестраиваемых детекторов при спектральном анализе ограничено использованием громоздких дифракционных решеток и механически перестраиваемых интерферометров. Недавно было показано, что селективным детектором может быть полевой транзистор с двумерным электронным газом в канале, перестраиваемый приложенным к затвору напряжением. Резонансное и нерезонансное детектирование излучения терагерцового диапазона наблюдалось на GaAs/AlGaAs полевых транзисторах, в кремниевых и InGaP/InGaAs/GaAs полевых транзисторах. Прибор показал успешную работу вплоть до комнатных температур.

Недавно была продемонстрирована возможность селективного детектирования микроволнового излучения (вплоть до 0,6 ТГц) двумерной электронной системой GaAs/AlGaAs квантовой ямы в магнитном поле. Под действием внешнего излучения измеряемый постоянный сигнал фотонапряжения представлял собой В-периодические осцилляции, амплитуда и период которых были пропорциональны соответственно мощности и длине волны падающего излучения. Эффект интерпретировался как интерференция когерентно возбужденных магнитоплазменных волн. Прибор показал успешную работу вплоть до температур 150 К. Селективного детектирование терагерцового излучения было также получено на полевом GaAs/AlGaAs транзисторе, покрытом решетчатым затвором. При совпадении частоты падающего излучения с частотой плазменного возбуждения в канале наблюдался резонансный отклик фотонапряжения. Прибор показал успешную работу вплоть до температуры 50 К.

Создание компактного перестраиваемого генератора непрерывного терагерцового излучения является нерешенной задачей до настоящего времени.

Целями и задачами

является экспериментальное исследование законов дисперсии плазменных и магнитоплазменных возбуждений двумерного электронного газа в СаАв/'АЮаАв квантовых ямах при латеральном экранировании затвором и в сильном параллельном магнитном поле, а так же гетероперехода

гпО/ъ%гпО.

Научная новизна

работы определяется оригинальностью полученных результатов и заключается в следующем:

1. Показано, что в двумерных электронных системах, край которых задается с помощью металлического затвора и приложенного к нему напряжения, возникают плазменные волны с частой значительно меньшей, чем частота плазменных волн, измеренная в вытравленных мезах, имеющих ту же геометрию, размер и плотность. Наблюдаемая зависимость коэффициента "смягчения" частоты от размеров структуры противоречит теоретическим расчетам, предсказывающим постоянство коэффициента "смягчения".

2. Продемонстрирован значительный рост циклотронной массы электрона в двумерной системе на основе СаАв/АЮаАв квантовой ямы с увеличением параллельной составляющей магнитного поля. В отличие от предыдущих работ по этой тематике наши исследования проводились не в наклонном магнитном поле, а именно в параллельном, с исчезающе маленькой перпендикулярной составляющей. Показана квадратичная зависимость приращения циклотронной массы от величины параллельного магнитного поля. Из зависимости анизотропии от магнитного поля оценена энергия пространственного квантования электрона в квантовой яме.

3. Впервые исследовано влияние параллельного магнитного поля на дисперсию краевых магнитоплазменных возбуждений двумерных электронных системах на основе СаЛв/АЮаАз квантовых ям с геометрией диска. Обнаружено, что анизотропия эффективной массы электронов, возникающая в параллельном магнитном поле, снимает вырождение для плазменных колебаний в диске с образованием щели в спектре магнитоплазменных возбуждений. Продемонстрировано, что закон магнитодисперсии для этих возбуждений меняется с линейного на параболический. Обнаружено, что величина щели растет квадратично с ростом величины параллельного магнитного поля.

4. Впервые показана принципиальная возможность исследования двумерных электронных структурах на основе одиночного гетероперехода

MgxZ^l1-xO/ZnO, где х = 0,02 методом оптического детектирования маг-нитоплазменных возбуждений. Продемонстрировано, что полученная экспериментальная зависимость магнетоплазменных резонансов от магнитного поля достаточно хорошо описывается теоретическими формулами. Обнаружена щели в спектре магнитоплазмона, а так же было показано сильное затухание амплитуды краевого магнитоплазменного колебания с ростом магнитного поля. Оказалось, что ширина плазменного резонанса, не зависит от температуры в диапазоне от 0,3 К до 3 К.

Теоретическая и практическая значимость работы

Теоретическая значимость работы заключается в следующем.

- Для латерально экранированных двумерных электронных систем показано, что существующие теоретические работы не предсказывают зависимость коэффициента "смягчения" от размеров образца. Возможно, в теоретических работах стоит изменить граничные условия и учесть, что в эксперименте металлический затвор был изолирован от слоя двумерных электронов, что не позволяло протекать току из двумерного слоя в затвор.

- Исследование влияния сильного параллельного магнитного поля на дисперсию магнитоплазменных возбуждений показали, что можно пользоваться точным теоретическим решением задачи о двумерном электроне в параллельном магнитном поле, полученным для квантовой ямы с параболическим законом изменения потенциала.

Практическая значимость работы заключается в следующем.

- Как правило, электронные приборы, основанные на возбуждении и распространении плазменных колебаний, помимо двумерного слоя включают в себя контакты и металлические электроды - затворы. Учет "смягчения" плазменной частоты и его зависимость от профиля бокового затвора, полученные в диссертационной работе, имеют важное значение при проектировании электронных приборов.

- Разработана методика измерения двумерных электронных структур в сильном параллельном магнитном поле. Из анализа зависимости смещения магнитоплазменного резонанса при изменении параллельного магнитного поля можно получить одну из ключевых характеристик квантовой ямы - энергию межподзонного расщепления Ею- Особый интерес к низкоразмерным структурам на основе 7,пО обусловлен значительно более сильным кулоновским взаимодействием двумерных электронов, что должно положительно сказать на перспективе разработки на основе оксида цинка лазерных источников ультрафиолетового

диапазона, работающих при комнатной температуре. На данной структуре нами была показана применимость и эффективность методики оптического детектирования микроволновых резонансов. Получена эффективная масса электрона - одна из главных характеристик системы.

Методология и методы исследования

Исследования проводились методом оптического детектирования резонансного микроволнового поглощения. Этот метод основан на высокой чувствительности оптических спектров электрон-дырочной рекомбинации к температуре электронного газа [6].

Положения, выносимые на защиту.:

1. Исследованы дисперсии магнитоплазменных и плазменных возбуждений в двумерных электронных системах, край которых задается с помощью металлического затвора и приложенного к нему напряжения. Обнаружено значительное уменьшение частоты плазменных волн по сравнению с плазменной частотой, измеренной в вытравленных мезах, имеющих ту же геометрию, размер и электронную плотность. Исследована зависимость наблюдаемого "смягчения" частоты от размера структуры и показано, что латерально экранированное плазменное возбуждение не обладает корневым законом дисперсии.

2. Улучшена методика оптического детектирования резонансного микроволнового поглощения, что позволило изучать электронные магнитоплаз-менные возбуждения в ваАз/АЮаАз квантовых ямах при фиксированных значениях внешнего магнитного поля и непрерывном развороте частоты микроволнового возбуждения в диапазоне от 250 МГц до 40 ГГц.

3. Исследована дисперсия магнитоплазменных возбуждений в широких квантовых ямах на основе СаАэ/АЮаАз в сильном параллельном магнитном поле. Обнаружен значительный рост циклотронной массы электрона с увеличением параллельной составляющей магнитного поля. Установлена квадратичная зависимость приращения циклотронной массы от величины параллельного магнитного поля. Показано, что индуцированная параллельным полем анизотропия массы 2Д-электронов достигает величины 2,5. Из зависимости анизотропии от магнитного поля оценена энергия пространственного квантования электрона в квантовой яме.

4. Исследовано влияние параллельного магнитного поля на дисперсию объемных и краевых магнитоплазменных возбуждений двумерных электронных системах на основе СаАэ/АЮаАв квантовых ям с геометрией диска. Обнаружено, что анизотропия эффективной массы электронов, возникающая в параллельном магнитном поле, снимает вырождение для плазменных колебаний в диске. При этом в спектре магнитоплазменных воз-

буждений открывается щель, а закон магнитодисперсии для этих возбуждений меняется с линейного на параболический. Величина щели определяется разницей частот плазменных колебаний вдоль и поперек поля и растет квадратично с ростом величины параллельного магнитного поля. 5. Исследованы магнитоплазменные резонансы в двумерных электронных структурах на основе одиночного гетероперехода }А%х7л\\—хО/7>пО, где х = 0,02. Показано, что полученная экспериментальная зависимость магнитоплазменных резонансов от магнитного поля достаточно хорошо описывается теоретическими формулами. Циклотронная масса электрона оказалось равной тс = (0,31 ±0,05)то. Так же было показано сильное затухание амплитуды краевого магнитоплазменного колебания с ростом магнитного поля. Ширина плазменного резонанса, как оказалось, не зависит от температуры в диапазоне от 0,3 К до 3 К.

Степень достоверности и апробация результатов. Достоверность результатов обеспечена многолетним опытом использования выбранной методики исследования.

Диссертация выполнена в Федерал!.ном государственном бюджетном учреждении науки Институте физики твердого тела Российской академии наук (ИФТТ РАН) в период с 2007 по 2013 год. Результаты представленных в диссертации исследований докладывались на IX Российской конференции по полупроводникам (2009), конференции МФТИ (2009), а также на научных семинарах в ИФТТ РАН.

Основное содержание работы

Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения, списка работ автора по теме диссертации, списка цитируемой литературы. Общий объем диссертации -114 страниц, включая 34 рисунка.

Во введении объясняется выбор темы диссертации, обосновывается ее актуальность, сформулированы цели и результаты, выносимые на защиту. Описана структура диссертации и ее содержание.

Первая глава включает в себя литературный обзор. Первая часть содержит обзор основных экспериментальных и теоретических исследований коллективных возбуждений в трехмерных и низкоразмерных электронных системах на основе СаАя/АЮаАя квантовых ям. В частности, рассмотрено влияние экранирующего действия контактов на дисперсию и затухание плазменных волн и отдельно рассмотрен вопрос о влиянии сильного параллельного магнитного поля на двумерную электронную системы. Во второй части представлен обзор экспериментальных исследований двумерных электронов в гетеропереходе ТллО/Ш^пО.

Во второй главе представлено описание технологии изготовления образцов, а также указаны параметры измеряемых структур. В отдельных параграфах приведено описание используемых экспериментальных методик. Вместе с тем, показаны схемы установок, используемые в эксперименте, и приведены характеристики измерительной аппаратуры.

Исследуемые образцы представляли собой высококачественные гетеропереходы, выращенные методом молекулярно-пучковой эпитаксии. Для данного типа структур в GaAs квантовой яме образовывался двумерный электронный слой. Для заполнения квантовой ямы электронами на некотором расстоянии от квантовой ямы в AlGaAs барьере производилось <5-легирование кремнием, откуда электроны туннелировали в яму. Концентрацию электронов в яме можно было задавать различной степенью легирования. В наших образцах концентрация изменялась в диапазоне от 0,5 до 4 х 1011см~2. Электронная подвижность варьировалась вплоть до 5 х 107см2/(В-с) при 1,5 К. Структуры из шайб (в основном диски) изготовлялись методом оптической фотолитографии при жидкостном травлении. Все этапы изготовления происходили в условиях чистой комнаты с классом чистоты ISO 5 (Институт Физики Твердого Тела, г. Черноголовка).

Для измерения магнитоплазменных резонансов в исследуемых образцах использовался метод оптического детектирования микроволнового поглощения [4,6]. Основная идея этого метода лежит в исследовании дифференциальных (при наличии и отсутствии СВЧ излучения) спектров реком-бинационного излучения двумерного электронного газа при температурах Т = 0, 25 — 4,2 К в частотном диапазоне от 250 МГц до 40 ГГц. Фотовозбуждение осуществлялось при помощи кварцевого оптического световода диаметром 400 мкм, один из концов которого крепился на расстоянии порядка 1 мм от поверхности образца. Сигнал фотолюминесценции от образца собирался с помощью того же световода, регистрировался и анализировался с помощью охлаждаемой азотом CCD-камеры. Микроволновое излучение от генератора подводилось к образцу по коаксиальному кабелю. Поглощение СВЧ приводило к резонансному разогреву электронной системы, результатом которого является изменение формы линии рекомбинационного излучения. Абсолютная величина разностного сигнала фотолюминесценции интегрировалась по всему спектру, и вычисленное значение служило мерой интенсивности микроволнового поглощения.

Третьей глава посвящается изучению магнитоплазменных резонансов в двумерных электронных структурах на основе GaAs/AlGaAs квантовых ям, ограниченных в плоскости металлическим затвором.

Как правило, электронные приборы, основанные на распространении и возбуждении плазменных колебаний, помимо самого двумерного слоя обязательно включают в себя контролирующие элементы в виде контактов или

управляющих металлических электродов. Влияние металлических затворов, расположенных сверху (или снизу) над электронным каналом, на дисперсию плазменных волн было подробно изучено как теоретически, так и экспериментально [7]. Вместе с тем влияние боковых металлических затворов на дисперсию плазменных возбуждений до настоящего времени экспериментально не исследовалось. В этой связи особую важность представляют изучение законов дисперсии плазменных колебаний, распространяющихся в структурах, латерально (с боку) ограниченных металлическим контактом или затвором.

Теоретическое рассмотрение плазменных колебаний в полоске двумерных электронов при латеральном экранировании металлическими контактами проведено в работах [8-11], где "смягчение" частоты плазменных колебаний может составлять от 10 до 35 процентов.

Нами исследования проводились на структурах, представляющих собой одиночную селективно легированную ОаЛз/ЛЮаАя квантовую яму шириной 50 нм, расположенную на расстоянии 310 нм от поверхности кристалла. Подвижность носителей заряда в исследованных структурах составляла ¡л = 4 ■ 106 см2/(В • с) при Т = 4,2 К при концентрации двумерных электронов п = 1 • 1011 см-2. Методом оптической литографии на этой структуре были изготовлены образцы в виде прямоугольников, покрытых металлическим затвором с отверстием различного диаметра для различных структур (рис. 1а). Образцы имели контакты как к металлическому затвору, так и к двумерному электронному каналу. Путем подачи отрицательного или положительного напряжения на затвор можно было как уменьшать, так и увеличивать концентрацию электронов под затвором. В нашем случае на затвор подавалось отрицательное напряжение относительно двумерного канала амплитудой и = —0,4 В, при котором область под затвором заведомо обеднялась до П2и — 0 так, что окончательный профиль двумерной плотности электронного газа представлял собой диск с диаметром, равным диаметру отверстия в затворе. Поскольку латеральные размеры этого диска (доли мм) многократно превышали расстояние от слоя двумерных электронов до металлического затвора (~ 0,3 мкм), то размер получавшегося в итоге двумерного электронного диска практически совпадал с размером отверстия в проводящем затворе. Для сравнения нами исследовались также магнито-плазменные резонансы в мезоструктурах, вытравленных в виде дисков тех же размеров, что и отверстия в затворах в первом случае (рис. 1Ь). Концентрация электронов как внутри области, ограниченной затвором, так и в образцах в виде дисков контролировалась путем изучения рекомбинацион-ного излучения двумерной электронной системы в квантующем магнитном поле, когда в спектрах магнитолюминисценции надежно разрешаются уровни Ландау, что позволяет определить фактор заполнения и соответственно

Затвор (Au) 100 им

AlGaAs

/ o \ GaAs

Рис. 1. Структуры, использованные в эксперименте. Слева (а) - структура, покрытая металлическим затвором с отверстием диаметра (I. Справа (Ь) - меза в форме диска того же диаметра д..- вытравленная методом оптической литографии. Внизу показаны спектры рекомбинационного излучения двумерного электронного газа в магнитном поле В = 0,7 Т, измеренные для двух геометрий эксперимента с в = 1 мм.

Ь

а

1,515 1,520

Энергия (эВ)

1,515 1,520

Энергия (эВ)

концентрацию двумерных электронов. На рис. 1 представлены характерные спектры излучения, измеренные на этих структурах, которые иллюстрируют практическое совпадение плотности двумерных электронов для обоих изученных случаев nsi & ns2.

На рис. 2а показана магнитополевая зависимость наблюдаемых резонан-сов, измеренная для образца, покрытого затвором с отверстием диаметром d = 1 мм, в котором электроны под затвором были "выдавлены" с помощью подачи на затвор отрицательного относительно двумерного канал напряжения U = —0,4 В. Для сравнения на этом же рисунке представлена магнитополевая зависимость, полученная для диска диаметром d = 1 мм с близкой концентрацией двумерных носителей в диске. Для обеих структур наблюдается две ветви магнитоплазменных резонансов, обладающих положительной и отрицательной магнитодисперсиями.

Экспериментально наблюдаемые зависимости удовлетворительно описываются стандартным выражением, используемым для описания верхней

и нижней ветвей магнитоплазменных резонансов в двумерных дисках [12]:

где шс = еВ/ст* - циклотронная частота, шр - частота плазменных колебаний в диске в нулевом магнитном поле, которая в отсутствие эффектов запаздывания имеет вид [4,12]:

(1)

ne=1,09"1011 cm"2

0-t-^—i—■—i—•—.—■—,—■—r 0 20 40 60 80 100

Magnetic Field (mT)

(a) (b)

Рис. 2. (а) Зависимости резонансной частоты магнитоплазменного резонанса от магнитного поля, измеренные для структуры, покрытой затвором с отверстием d = i мм (о) и для мезы, диаметром d= 1 мм, вытравленной методом оптической литографии(в). Стрелками показаны резонансные частоты плазменных возбуждений в поле В = 0 Т. Сплошными линиями показаны результаты расчетов, выполненные по формуле (1). Пунктиром показана зависимость циклотронной частоты ш = еВ/т*с от магнитного поля. (Ь) Зависимость коэффициента "смягчения" плазменной частоты ujp/ujpe в случае латерального экранирования металлическим затвором от волнового вектора плазмона qv. Штриховой и штрихпунктирной линиями обозначены результаты расчетов, выполненных в работах [8] и [10] соответственно.

0,0-1—.—■—.—,—■—,-.-1---.-'—Г-

0 20 40 60 80 100 120

q , cm"1

=

2-кп.е

(2)

где € - среднее значение диэлектрических постоянных вакуума и СаАв, т* - эффективная масса электронов, q = 2.4/й - волновой вектор основной моды краевого магнитоплазмона. полученный эмпирическим путем в работе

М-

Наиболее существенным отличием образцов с металлическим затвором по сравнению с дисками является то, что при одинаковом диаметре и практически совпадающих плотностях двумерных электронов плазменная частота в геометрии с затвором оказывается заметно меньше, чем в дисках. Коэффициенты "смягчения" для отверстий с с! = 1 мм оказались равными и)р/и}ре = 1,49 ±0,07 , где шр - плазменная частота, измеренная в протравленном диске, шре ~ плазменная частота экранированного магнитоплазмона в структуре с металлическим затвором.

Аналогичное уменьшение частоты плазменных возбуждений при лате-

ральном экранировании наблюдается также для структур с меньшим размером отверстия в металлическом затворе, с той разницей, что коэффициент "смягчения" растет по мере уменьшения диаметра отверстия. Коэффициент "смягчения" для диаметра с? = 0,6 мм и 0,4 мм оказался равным 1,68 ± 0,07 и 1,93 ± 0, 08 соответственно.

Волновой вектор плазменного возбуждения в двумерном диске в нулевом магнитном поле qp соотносится с диаметром диска <1 в соответствии с выражением др = 2Л/<1 [4], т.е. меньшим диаметрам диска соответствуют большие вектора (¡р. Зависимость плазменной частоты в этом случае оказывается пропорциональна корню из др и соответственно обратно пропорциональна корню из с?.

Зависимость коэффициента "смягчения" от волнового вектора двумерного плазмона др изображена на рис. 2Ь. На этом же рисунке пунктирной и штрихпунктирной линиями показаны результаты расчетов, выполненных в работах [8] и [10], в которых определялось "смягчение" плазменной моды в двумерных системах с проводящими контактами. Видно, что, несмотря на то, что величина наблюдаемого масштаба "смягчения" качественно согласуется с результатами теоретических работ, на эксперименте наблюдается заметное увеличение коэффициента "смягчения" по мере роста волнового вектора плазмона др. Таким образом частота латералыю экранированных плазмонов оказывается не пропорциональна й-1/2, что свидетельствует об отличии закона дисперсии латералыю экранированных плазменных волн от корневого закона.

Четвертая глава посвящена влиянию сильного параллельного магнитного поля на дисперсию магнитоплазменных возбуждений. В 2Д-электронных системах движение электронов перпендикулярно двумерному слою квантовано и возможно только в плоскости двумерного слоя. Использование наклонного магнитного поля - распространенный тест на двумерный характер движения электронов в системе. При этом считается, что движение электронов в 2Д-канале чувствительно только к нормальной компоненте магнитного поля, поэтому отклонение направления магнитного поля от нормали в приводит к сдвигу характерных осцилляции и резонансов в сторону более сильных магнитных полей, как соз(в)"1 [1]. В реальных же квазидвумерных системах, имеющих ненулевую толщину 2Д-слоя, параллельное магнитное поле перемешивает волновые функции различных размерно-квантованных подзон, что приводит к уменьшению энергии расщепления между размерно-квантованными подзонами, к изменению эффективной массы электронов и ее анизотропии и, соответственно, изменению плотности состояний и энергии Ферми двумерных электронов.

В первой части четвертой главы исследовалось влияние сильного параллельного магнитного поля на верхнюю ветвь магнитоплазменных ре-

Рис. 3. (а) Зависимость смещения пика резонансного поглощения микроволнового излучения Д В от частоты при параллельном магнитном поле (4Т и 7Т).(Ь) Зависимость циклотронной массы 2Д-электронов от квадрата параллельной составляющей магнитного поля.

зонансов. Для этого был изготовлен небольшой резистивный магнит, который помещался внутрь сверхпроводящего соленоида так, что магнитное поле резистивного магнита В± было направлено перпендикулярно магнитному полю соленоида Вц. Разворачивая магнитное поле резистивного магнита в направлении, перпендикулярном двумерному слою электронов, можно было измерять магнитоплазменные резонансы в то время, как параллельное поле сверхпроводящего соленоида позволяло менять энергетический спектр электронной системы и анизотропию эффективной массы в плоскости двумерного слоя. Точность выставления образца вдоль параллельного поля составляла Ю-3. Небольшую нормальную компоненту от параллельного поля, возникающую в результате неточности выставления образца, можно было определить и компенсировать, меняя полярность магнитного поля в рези-стивном магните или в сверхпроводящем соленоиде.

Исследования проводились на структурах, представляющих собой одиночную селективно легированную СаЛв/ЛЮаАх квантовую яму, шириной 40 нм с концентрацией двумерных электронов п = 1,1 • 1011 см-2. Методом оптической литографии на данной структуре была изготовлена меза в форме диска диаметром ¡1 = 1 мм. Для микроволнового возбуждения плазменных колебаний в двумерной электронной системе использовалась полоско-вая линия, в которую между полосками в небольшом углублении помещался исследуемый образец. Резонансные кривые поглощения начинали смещаться в сторону больших значений В± с ростом Вц. На рис. За показаны зависимости смещения положения пика АВ} от частоты возбуждающего излучения при Вц равным 4 Т и 7 Т.

В случае двумерной структуры в форме диска взаимодействие плазмен-

ного и циклотронного колебаний приводит к появлению двух ветвей магни-топлазменных волн, которые могут быть записаны согласно формулам (1) и (2).

Наличие параллельного магнитного поля приводит к анизотропии массы двумерных электронов. При этом компонента электронной массы вдоль параллельного магнитного ноля не зависит от поля, в то время как компонента массы, перпендикулярная нолю Вц, растет с полем. Поскольку циклотронная масса представляет собой комбинацию параллельной и перпендикулярной компонент эффективной массы

т'с = (mj.mii)1/2, (3)

то с увеличением параллельного магнитного поля следует ожидать также увеличения циклотронной массы двумерных электронов.

Так как и циклотронная частота Ншс, и квадрат плазменной частоты (Ьшр)2 обратно пропорциональны эффективной массе электрона, то из выражений (1) и (2) можно получить соотношение, связывающее изменение циклотронной массы и изменение резонансного поля В±, в котором наблюдается резонанс для верхней магнитоплазменной ветви при частоте микроволнового резонанса из

Ат* = (4)

шс

где Ат* - изменение циклотронной массы электрона в параллельном магнитном поле. Таким образом из выражения (4) видно, что частота возбуждающего излучения оказывается прямо пропорциональна сдвигу резонансного пика АВ±, а из тангенса угла наклона можно найти изменение массы в параллельном поле. В частности для Дц, равных 4 и 7 Т, Атс оказались равными 0,013тпо и 0,04то что в предположении неизменности параллельной массы тц = 0,067то соответствует поперечной компоненте массы двумерных электронов т± 0,096то и 0,171то-

Зависимость т*/т* как функция квадрата параллельного магнитного поля показана на рис. ЗЬ.

Для сравнения экспериментальных данных с теорией воспользуемся точным решением задачи о 2Д-электроне в параллельном магнитном поле, полученным для квантовой ямы с параболическим законом изменения потенциала [13,14], откуда можно получить следующее выражение для циклотронной массы электрона:

1 + (^)2 (5)

Экспериментально полученные значения (см.рис. 2Ь) достаточно хорошо описываются квадратичным законом роста циклотронной массы с параллельным полем. Наблюдаемая зависимость согласно (5) соответствует величине межподзонного расщепления Ех0 = 11,5 ±0,5 мЭв, что примерно совпадает с экспериментально наблюдаемым расщеплением между первой и второй размерно-квантованным подзонами в наших образцах при концентрации п = 1,1-1011 см-2. Это свидетельствует в пользу того, что изменение эффективной массы в параллельном магнитном поле в реальных селективно легированных квантовых ямах можно удовлетворительно описать в рамках модели с параболической квантовой ямой.

Во второй части четвертой главы изучается влияние анизотропии эффективной массы на спектр плазменных колебаний в отсутствии нормальной компоненты поля. Также до настоящего времени не имелось ни экспериментальных данных, ни теоретического описания о поведении нижней "краевой" ветви магнитоплазменных возбуждений в условиях сильного магнитного поля, параллельного 2Д-слою. Экспериментальному изучению выше упомянутых явлений и посвящена вторая часть. Для микроволнового возбуждения плазменных колебаний в двумерной электронной системе образец помещался в ЭМА-разъем. Положение образца в разъеме выбиралось таким образом, чтобы напряженность возбуждающего электрического поля была либо сонаправлена с внешним магнитным полем сверхпроводящего соленоида, либо перпендикулярна ему.

Типичные резонансные кривые микроволнового поглощения для различных значений В и показаны на рис. 4а. Видно, что с увеличением перпендикулярного магнитного поля наблюдается раздвоение пика. Пик с большей частотой отвечает в спектре магнитоплазменных волн моде с положительной магнитодисперсией, а пик с меньшей частотой - моде с отрицательной магнитодисперсией.

Из выражения (2) видно, что частота плазменного колебания непосредственно зависит от эффективной массы двумерного носителя. В случае анизотропии эффективной массы в плоскости слоя, наведенной параллельным магнитным поле, следует ожидать заметной разницы в частотах плазменных колебаний вдоль и поперек магнитного поля. Ситуация качественно напоминает имеющуюся в двумерных структурах с геометрией эллипса, где вырождение снимается за счет различной длины, характерной для плазменных колебаний, распространяющихся вдоль различных осей эллипса [15].

в„=от ДД В ( = 7 Т Д

В4»«тТ / 1 в(»втТ / I

Частота (ГГц)

В1(=ОТ В» = 7Т А

1

В »4,2 тТ 1 л

Частота (ГГц)

(Ь)

Рис. 4. (а) Характерные зависимости резонансного поглощения от частоты микроволнового излучения для различных магнитных полей В±, измеренные в диске диаметром Л = 1 мм в поляризации Е ¡| В |, при ВI -- 0 Т(справа) и ¿?ц = 7 Т(слева). (Ь) Частотные зависимости резонансного поглощения микроволнового возбуждения для различных значений параллельного магнитного поля И при фиксироваЕ1ном значении В± в двух поляризациях: Е || Вц (сверху) п Е X -Вц (снизу).

Наряду с изменением частот и характера закона дисперсии для магни-топлазменных колебаний снятие вырождения за счет наведенной анизотропии эффективной массы должно приводить к существенной трансформации правил отбора. Если в отсутствии параллельного магнитного поля плазменное поглощение не зависит от направления электрического вектора Е микроволнового возбуждения в плоскости в силу круговой симметрии плазменных колебаний в двумерном диске, то в параллельном магнитном поле колебания вдоль магнитного поля будут активны в поляризации Е || Вц, а колебания поперек магнитного поля - в поляризации Е X Вц.

На рис. 4Ь показаны зависимости магнитоплазменного поглощения для различных значений параллельного поля в двух поляризациях. В обоих случаях значения перпендикулярного магнитного поля оставались постоянными, и проводились измерения для различных значений параллельного магнитного поля (Вц = О Т н Вц = 7 Т). Как можно заметить, интенсивности нижней и верхней моды практически одинаковы при Вц = ОТ и значительно отличаются при Вц = 7 Т.

На рис. 5а показаны зависимости частоты магнитоплазменных резонан-сов для различных значений Вц. Следует обратить внимание на качественное изменение наблюдаемого характера дисперсии магнитоплазменных возбуждений. Если в случае Вц = 0 закон магнитодисперсии носит линейный характер, в согласии с уравнением (1), то в параллельном магнитом поле В>| = 7 Т изменения частот магнитоплазменных резонансов показывает параболическое поведение от В х- Отметим также, что при включении сильного параллельного магнитного поля в спектре магнитоплазменных колебаний появляется щель.

Наведенная параллельным магнитным полем анизотропия эффективной массы обусловлена квазидвумерным характером поведения электронов в реальных квантовых ямах. Ввиду конечной величины размерного квантовая в реальных структурах сильное параллельное магнитное поле приводит к подмешиванию волновых функций электронов в верхних размерно-квантованных подзонах к волной функции электронов в основной размерно-квантованной подзоне, что и сопровождается увеличением эффективной массы электронов в плоскости в направлении, перпендикулярном полю Вц. На рис. 5Ь показана зависимость расщепления плазменных резонансов Аш как функция квадрата параллельного поля В|. Видно, что в условиях нашего эксперимента наблюдаемое расщепление можно описать в рамках существующей теории, предсказывающей квадратичный по Вц характер наведенной анизотропии эффективной массы двумерных электронов.

В пятой главе изучаются плазменные и магнитоплазменные явления в двумерных электронных системах на основе гетероперехода гпО/К^гпО. Большое внимание в последнее время к себе привлекли низкоразмерные структуры на основе широкозонных полупроводники типа А В . Этот интерес во многом обусловлен возможностью использования таких структур в качестве лазерных источников ультрафиолетового (УФ) диапазона. В частности, недавно в работах [16,17] показана возможность лазерной генерации на тонких пленках ЯпО при комнатной температуре. Это послужило толчком к развитию технологии роста низкоразмерных систем на основе оксида цинка.

В работах [18,19] сообщается о том, что удалось получить гетерострукту-ры Ме^гн-^О/ХпО очень высокого качества, что подтверждается высокой подвижностью двумерных электронов вплоть до 800 ООО см2/(В - с), и наблюдением в таких структурах квантового эффекта Холла [20,21].

Особый интерес к низкоразмерным системам на основе 2пО обусловлен значительно более сильным кулоновским взаимодействием двумерных электронов в таких системах по сравнению с низкоразмерными структурами на основе А1ПВУ полупроводниковых соединений. Важность кулоновских корреляций в двумерных системах обычно характеризуется отношением куло-

--------------

в(=от В( = 4Т

В^тТ)

.........

В^бТ В,= 7Т

10 20 30 40 50

вДт2)

(а)

(Ь)

Рис. 5. (а) Зависимость частоты магнитоплазменных резонансов от перпендикулярного магнитного поля для различных значений Вц. Сплошной линией показана теоретическая зависимость, полученная при помощи формулы (1). (Ь) Зависимость Аи}/ир как функция квадрата параллельного поля .

невского взаимодействия к энергии Ферми (радиусом Вигнера-Зейтца):

Гз Апх^фт

где тп* - эффективная масса носителей заряда, е - заряд электрона, е -диэлектрическая проницаемость, п - концентрация носителей заряда.

Большая величина эффективной массы электронов тп* & 0,29тпо [22] и относительно малое значение диэлектрической проницаемости е — 8, 5 приводит к тому, что в 2Д системах на основе 2пО величина этого отношения почти на порядок отличается от значений, наблюдаемых в ОаАз/АЮаАз структурах, при тех же концентрациях двумерных электронов.

Измерения проводились на структурах \^х71П1-хО/ЪпО (а; = 0,02), представляющих собой одиночный гетеропереход, с концентрацией двумерных электронов п = 3,67 ■ 1011 см-2 (что соответствует параметру г3 ~ 3,4). Образец размером 1x1,1 мм2 помещался в ЯМА-разъем.

Характерные резонансные кривые поглощения для различных значений возбуждающего микроволнового излучения при развороте магнитного поля показаны на рис. 6. Из этого рисунка видно, что с увеличением частоты

200 400 600 0 200 400 600 0 200 400 600

Магнитное поле (мТ)

Рис. 6. Типичные кривые резонансного поглощения как функция магнитного поля для различных значений возбуждающего микроволнового излучения.

резонансный пик смещается в сторону больших магнитных полей, а значит, обладает положительной магнитодисперсией.

Из-за небольшой разницы между продольным и поперечным размерами образца частоты плазменных колебаний вдоль и поперек образца практически совпадают. Поэтому, как и в случае магнитоплазменных колебаний в диске, основным механизмом ответственным за магнитодисперсию магнитоплазменных колебаний будет являться перемешивание плазменной и циклотронной мод. В случае диска верхняя и нижняя ветви магнитоплазменных колебаний может быть описана формулами (1) и (2)

На рис. 7 показана зависимость частоты наблюдаемых резонансов от магнитного поля. Для сравнения на этом же рисунке сплошной линией показаны результаты расчета, выполненные по формуле (1), где в качестве циклотронной массы электрона было взято значение тс = 0,31то. Видно, что результаты эксперимента достаточно хорошо согласуются с результатами расчетов.

Характерная ширина линии получилась порядка 13 ГГц, что всего в несколько раз превосходит характерную ширину линии в АЮаАэ/СаАз квантовых ямах при тех же концентрациях, и аналогично падает с увеличением магнитного поля. Аномально быстрым, в отличие от АЮаАэ/СаАя, является падение амплитуды краевого резонанса. Природа данного эффекта пока является неизвестной. Возможно, она связана именно с сильным электрон-электронным взаимодействием. Так же были проведены температурные исследования ширины магнитоплазменных резонансов в диапазоне от 0,3 до 3 К. Измерялась ширина резонансов при развороте магнитного ноля в нулевом магнитном поле. А так же в фиксированной частоте при

га 20-

о

о

со

60-

40-

Рис. 7. Зависимость резонанс-нон частоты магнитоилазмен-ного резонанса от магнитного поля, измеренные в структуре в виде прямоугольника со сторонами 1 X 1,1мм2. Символами (Я) показаны измерения при развороте частоты в фиксированном магнитном поле, (•) -при развороте магнитного поля в фиксированной частоте. Сплошными линиями показан расчет по формуле (1). В качестве циклотронной массы электрона взята тс — 0,31то-

0

0 100 200 300 400 500 600 700

Магнитное поле (мТ)

изменении магнитного поля, а затем эта ширина пересчитывалась из мТ в ГГц. Оказалось, что ширина плазменного резонанса в измеряемом диапазоне не зависит от температуры и составляет порядка 13-14 ГГц.

В заключении сформулированы основные результаты, полученные в диссертационной работе:

1. Исследованы магнитоплазменные резонансы в двумерных электронных структурах на основе СаЛв/АЮаАв квантовых ям, ограниченных в плоскости металлическим затвором. Показано, что наличие металлического затвора существенно смягчает частоту магнитоплазменных резонансов. Качественно величина смягчения оказывается близкой к оценкам полученным в теоретических работах, однако на эксперименте наблюдается увеличение фактора смягчения при уменьшении диаметра отверстия и соответственно росте волнового вектора плазмона. Наблюдаемое увеличение фактора смягчения свидетельствует об отличии закона дисперсии ла-терально экранированного плазмона от корневого, типичного для неэкра-нированных плазменных колебаний в двумерном слое электронов.

2. Исследовано поведение верхней "циклотронной" ветви магнитоплазменных колебаний в СаАк/АЮаАз квантовой яме в сильном параллельном магнитном поле для диска диаметром Л = 1 мм. Измерена зависимость циклотронной массы двумерных электронов от величины параллельного магнитного поля вплоть до полей 7 Т. Показано, что в исследуемом диапазоне полей циклотронная масса квадратично растет с увеличением параллельного поля от тс = 0,067то в нулевом поле до тс = 0, Ш7т0 в параллельном поле 7 Т. Это соответствует росту перпендикулярной ком-

поненты тензора эффективной массы двумерных электронов более, чем в два с половиной раза до т^ = 0,171то ' 3. Исследовалось влияние параллельного магнитного поля на дисперсию объемных и краевых магнитоплазменных возбуждений в двумерной электронной системе с геометрией диска. Обнаружено, что анизотропия эффективной массы электронов, возникающая в параллельном магнитном поле, снимает вырождение для плазменных колебаний в диске, при этом в спектре магнитоплазменных возбуждений открывается щель, а закон магнитодисперсии для этих возбуждений сменяется с линейного на параболический. Величина щели определяется разницей частот плазменных колебаний вдоль и поперек поля и растет квадратично с ростом величины параллельного магнитного поля.

4. Исследованы магнитоплазменные резонансы в двумерных электронных структурах на основе одиночного гетероперехода где

х = 0,02. Показало, что полученная экспериментальная зависимость маг-нетоплазменных резонансов от магнитного поля достаточно хорошо теоретически описывается формулой, где в качестве циклотронной массы электрона было взято значение гпс = (0,31 ± 0,05)т0. Так же было обнаружено сильное затухание амплитуды краевого магнитоплазменного колебания с ростом магнитного поля, которое можно связать с сильным электрон-электронным взаимодействием. Ширина плазменного резонанса оказалась приблизительно равно 13-14 ГГц и не зависит от температуры в диапазоне от 0,3 К до 3 К.

Список публикаций

По теме диссертационной работы опубликовано 4 работы в реферируемых

ведущих отечественных журналах:

• Губарев, С. И. Плазменные волны в двумерной электронной системе при боковом экранировании металлическим затвором/А. А. Дремин, В. Е. Козлов, В. М. Муравьев, И. В. Кукушкин// Письма в ЖЭТФ.-2009, Т.90.

, С. 588-592.

• В.Е.Козлов, Магнитоплазменный резонанс в квантовой яме СаАз/АЮаАэ в сильном параллельном магнитном поле/ С.И.Губарев, И. В. Кукушкин// Письма в ЖЭТФ.-2011, Т.94. С. 429-432.

• В.Е.Козлов, Возникновение щели в спектре магнитоплазменных возбуждений 2Б электронного диска в сильном параллельном магнитном поле/С. И. Губарев, А. А. Дремин, И. В. Кукушкин// Письма в ЖЭТФ.-2012, Т.96. С. 576-580.

• В.Е.Козлов, Наблюдение плазменного и магнитоплазменного резонансов двумерных электронов в одиночном гетеропереходе

MgZnO/ZnO/A. Б. Ваньков, С.И.Губарев, И. В. Кукушкин, J.Falson, D.Maryenko, Y.Kozuha, A.Tsukazaki, M.Kawasaki, J.H.Smet// Письма в ЖЭТФ.-2012, Т.98. С. 251-254.

Список литературы

[1] Т. Ando, А.В. Fowler and F. Stern, Rev. Mod. Phys, 54, 2 (1982)

[2] B. Ferguson, X. C. Zhang, Nature Mater, 1, 26 (2002)

[3] Chi H. Lee, Microwave Photonics, Boca Raton-London-New York (2006)

[4] I. V. Kukushkin et. al., Phys. Rev. Lett. 90, 156801-156804 (2003)

[5] S. A. Mikhailov nad N. A. Savostianova, Phys. Rev. В 71, 035320 (2005)

[6] В. M. Ashkinadze and V.I. Yudson, Phys. Rev. Lett. 83, 812-815 (1999)

[7] V. M. Muravev et. al., Phys. Rev. В 75, 193307 (2007)

[8] V. Ryzhii et. al., Jornal of Appl.Phys. 96, 7625 (2004)

[9] A. Satou, V. Ryzhii, A. Chaplik , Jornal of Appl.Phys. 98, 034502 (2005)

[10] S. A. Mikhailov, N. A. Savostianova, Phys. Rev. В 74, 045325 (2006)

[11] A. Satou, S. A. Mikhailov, Phys. Rev B. 75, 045328 (2007)

[12] S.J.Allen et. al., Phys. Rev. B. 28, 4875 (1983)

[13] J.C-Маал, Solid. State Science 53, 184 (1984)

[14] H.Tang and P.N.Butcher, J.Phys. C21, 3313 (1988)

[15] C. Dahl et. al., Solid State Comm. 80, No. 9, pp. 673-676 (1991)

[16] P. Zu et. al.,Segawa, Solid State Commun. 103, 459 (1997)

[17] D. M. В agnail et. al., Appl. Phys. Lett. 70, 2230 (1997)

[18] J. Falson et. al., Appl. Phys. Express 4, 091101 (2011)

[19] D. Maryenko et. al., Phys. Rev. Lett. 108, 186803 (2012)

[20] A. Tsukazaki et. al., Science 315, 1388 (2007)

[21] A. Tsukazaki et. al., Nat. Mater. 9, 889 (2010)

[22] W.S. Baer. Phys. Rev., 154, 785 (1967)

Козлов Владислав Евгеньевич

МАГНИТОПЛАЗМЕННЫЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ В СаАв/АЮаАв КВАНТОВЫХ ЯМАХ И ГЕТЕРОПЕРЕХОДЕ гпО/М^пО

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Сдано в печать 09.08.13. Подписано в печать 12.08.13. Формат 60x90 1/16 Объем 1,5 п. л. Заказ 130. Тираж 100

Отпечатано в типографии ИПХФ РАН 142432, Московская обл., г. Черноголовка, пр-т ак. Семенова, 5 Тел.: 8(49652)2-19-38

Список опечаток Страница Строка

18 Рис.6

Напечатано Следует читать

Б=61 ГГц Р=38.2 ГГц

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИНСТИТУТ ФИЗИКИ ТВЕРДОГО ТЕЛА

На правах рукописи

04201361685

МАГНИТОПЛАЗМЕННЫЕ ВОЗБУЖДЕНИЯ

В СаАз/АЮаАэ КВАНТОВЫХ ЯМАХ И ГЕТЕРОПЕРЕХОДЕ ЪпО/Ш^ЪпО

Диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Научный руководитель: доктор физико-математических наук член. корр. РАН И.В. Кукушкин

Черноголовка 2013

Содержание

Введение 4

1 Литературный обзор 13

1.1 Объемные, поверхностные и двумерные (20) плазмоны и магнитоплазмоны в твердых телах............................13

1.1.1 Объемные плазмоны....................................13

1.1.2 Плазмоны и магнитоплазмоны в двумерных электронных системах ......................................17

1.2 Краевые магнитоплазмоны (КМП) в двумерных электронных системах (ДЭС)............................................21

1.2.1 Теория краевых магнитоплазмонов....................22

1.2.2 Экспериментальные исследования краевых магнитоплазмонов ..............................................28

1.3 Экранирование плазменных колебаний ......................33

1.4 Магнитоплазменные резонансы в сильном параллельном магнитном поле..................................................36

1.5 Плазменные и магнитоплазменные возбуждения в гетеропереходе ZnO/MgZnO..........................................45

2 Образцы и экспериментальная техника 52

2.1 Описание образцов и методики их изготовления............52

2.2 Экспериментальная методика..................................55

3 Плазменные волны в двумерной электронной системе при латеральном экранировании металлическим затвором 66

4 Плазменный и магнитоплазменный резонансы в квантовой яме СаАз/АЮаАэ в сильном параллельном магнит-

ном поле 77

4.1 Влияние параллельного магнитного поля на верхнюю ветвь магнитоплазменных резонансов................ 77

4.2 Появление щели в спектре магнитоплазменных колебаний

в сильном параллельном магнитном поле.......... 84

5 Магнитоплазменные явления в гетеропереходе ЪпО/Ш%ЪъО 93

6 Заключение 100

7 Список цитируемой литературы 103

Введение

Плазменные возбуждения в двумерных электронных системах являются объектом интенсивного научного исследования уже более тридцати лет. Они позволяют более детально исследовать различные свойства и характеристики системы взаимодействующих частиц. Плазменные волны в металлах и полупроводниках позволили обнаружить целый ряд многочастичных эффектов и более детально изучить зонную структур веществ [1]. С появлением технологий производства электронных систем пониженной размерности интерес в области плазменной физики твердого тела сместился в сторону изучения двумерных (2Б) электронных и дырочных систем в гетероструктурах и квантовых ямах на основе полупроводников типа к1ПЪу и в структурах металл-диэлектрик-полупроводник (МДП) на поверхности кремния [2]. Это в основном было вызвано тем, что в этих структурах стало возможно создание очень высокоподвижных "двумерных" носителей заряда, а также тем, что путем добавления дополнительного электрода (затвора) появилась возможность достаточно легко изменять важнейший параметр системы - концентрацию носителей заряда.

Двумерные плазмоны впервые наблюдались в системе электронов на поверхности жидкого гелия [3], где возбуждение производилось путем подачи мега-гигагерцового сигнала на обкладки конденсатора, внутри которого находилась поверхность гелия, с нанесенными на нее электродами. Несколько позже двумерные плазмоны были обнаружены и тщательно изучены в (100) МДП структурах [4-7]. В этих эксперимен-

тах применялась методика проходной спектроскопии в ИК-диапазоне частот. В этих же системах наблюдалась также эмиссия ИК-излучения, связанная с радиационным распадом двумерных плазмонов [8]. Двумерные плазмоны в АЮаАв/СаАБ гетероструктурах изучались посредством Рамановской спектроскопии [9], эмиссии в дальнем ИК диапазоне [10], поглощения излучения ИК-диапазона [11]. Двумерные плазмоны были также обнаружены в дырочной двумерной системе инверсионных слоев

(110) [12,13]. Плазмонная дисперсия в этой системе отражает сильную непараболичность и анизотропию дырочной зонной структуры (110).

Все перечисленные экспериментальные работы были выполнены в те-рагерцовом или дальнем ИК-диапазоне частот, поскольку плазмонные резонансы можно разрешить только в случае, если сот 1, где т - время электронной релаксации. Прогресс в технологии роста структур за последнее десятилетие привел к улучшению электронной подвижности на несколько порядков. Это дало возможность исследовать плазмоны при гораздо более низких частотах микроволнового диапазона. В работах [14-19] показан целый ряд неожиданных эффектов, связанных с коллективными плазменными возбуждениями. Например, был впервые экспериментально изучен эффект запаздывания, то есть образование слабо затухающего плазмон-поляритонного возбуждения [14,17,19]. Изучение поведения двумерных плазмонов в полосках с длиной много большей ширины привело к обнаружению нового типа плазменных возбуждений - одномерному (1Д) плазмоиу [16]. Также интересным оказалось изучение дисперсии двумерных плазмонов в ОаАэ/АЮаАз гетероструктурах с близко расположенным задним затвором. Экранирующие действия за-

твора приводит к значительному замедлению волны зарядовой плотности и изменяет плазмонную дисперсию с обычного корневого закона на линейный [18].

Недавно плазменные возбуждения в низкоразмерных квантовых системах вновь оказались в центре научного внимания, вследствие их потенциальных приложений в области детектирования и генерации излучения терагерцового (0,3-10 ТГц) диапазона частот. Терагерцовый диапазон - это мало исследованный район частот, который сулит замечательные перспективы для исследований. Ему соответствуют частоты многих возбуждений в конденсированных средах, такие как фононы, переходы с участием мелких примесей, циклотронный и парамагнитный резонан-сы, вращательные и колебательные возбуждения в жидкостях, а также газах и биологических объектах. Значительный интерес представляет использование терагерцовых методов для неразрушающего контроля и визуализации в медицине, при мониторинге окружающей среды, в пищевой индустрии, борьбе с терроризмом [20,21]. На сегодняшний день для детектирования непрерывного терагерцового излучения в основном применяются широкополосные приемники излучения, такие как диоды Шоттки (Schottky diode), акусто-оптические детекторы (Golay Cell), болометры (Bolometers), пироэлектрические детекторы (Pyroelectric). Применение селективных и перестраиваемых детекторов при спектральном анализе ограничено использованием громоздких дифракционных решеток и механически перестраиваемых интерферометров. Недавно было показано, что селективным детектором может быть полевой транзистор с двумерным электронным газом в канале, перестраиваемый приложен-

ным к затвору напряжением. Падающее излучение возбуждает в субмикронном канале экранированные плазменные возбуждения, чей потенциал выпрямляется за счет различных граничных условий на концах канала [22,23]. Резонансное и нерезонансное детектирование излучения тера-герцового диапазона наблюдалось на СаАв/АЮаАз полевых транзисторах [24-26], в кремниевых полевых транзисторах [27] и ЫСаРДпСаАв/СаАв полевых транзисторах [28]. Прибор показал успешную работу вплоть до комнатных температур.

Недавно была продемонстрирована возможность селективного детектирования микроволнового излучения (вплоть до 0,6 ТГц) двумерной электронной системой ОаАв/АЮаАз квантовой ямы в магнитном поле [29,30]. Под действием внешнего излучения измеряемый постоянный сигнал фотонапряжения представлял собой В-периодические осцилляции, амплитуда и период которых были пропорциональны соответственно мощности и длине волны падающего излучения. Эффект интерпретировался как интерференция когерентно возбужденных магнитоплаз-менных волн. Прибор показал успешную работу вплоть до температур 150 К. Селективное детектирование терагерцового излучения было также получено на полевом СаАз/АЮаАв транзисторе, покрытом решетчатым затвором [31,32]. При совпадении частоты падающего излучения с частотой плазменного возбуждения в канале наблюдался резонансный отклик фотонапряжения. Прибор показал успешную работу вплоть до температуры 50 К.

Создание компактного перестраиваемого генератора непрерывного терагерцового излучения является нерешенной задачей до настоящего вре-

мени. Наиболее распространенными в настоящее время источниками являются: генераторы на диоде Ганна (Gunn Oscillator), газовые лазеры (Gas Laser), лампы обратной волны (BWO), лазеры на свободных электронах (FEL) и квантовые каскадные лазеры (QCL). Радиационный распад плазменных волн двумерного электронного газа может стать альтернативным физическим механизмом генерации излучения терагерцо-вого диапазона. Недавно была продемонстрирована перестраиваемая резонансная эмиссия терагерцового излучения (0,2-4,0 ТГц) из наномет-рового двумерного канала InGaAs полевого транзистора [27,33]. Эмиссия была объяснена посредством плазменной нестабильности в канале транзистора, вызванной протеканием постоянного тока через двумерный электронный газ с различными граничными условиями. Наибольшая зарегистрированная мощность излучения составила 0,1 мкВт.

Целями и задачами диссертационной работы является:

1. Изучение физических свойств и законов дисперсии плазменных колебаний в двумерных электронных структурах, латерально (с боку) ограниченных металлическим затвором.

2. Исследование влияния параллельного магнитного поля на частоту магнитоплазменных резонансов в широких GaAs/AlGaAs квантовых ямах

3. Изучение плазменных и магнитоплазменных возбуждений в гетеропереходе Mg^Zni-^O/ZnO

Методы исследований. Исследования проводились методом оптического детектирования резонансного микроволнового поглощения. Этот

метод основан на высокой чувствительности оптических спектров электрон-дырочной рекомбинации к температуре электронного газа [34].

Научную новизну работы составляют следующие результаты, выносимые на зищату:

1. Исследованы дисперсии магнитоплазменных и плазменных возбуждений в двумерных электронных системах, край которых задается с помощью металлического затвора и приложенного к нему напряжения. Обнаружено значительное уменьшение частоты плазменных волн но сравнению с плазменной частотой, измеренной в вытравленных мезах, имеющих ту же геометрию, размер и электронную плотность. Исследована зависимость наблюдаемого "смягчения" частоты от размера структуры и показано, что латералыю экранированное плазменное возбуждение не обладает корневым законом дисперсии.

3. Улучшена методика оптического детектирования резонансного микроволнового поглощения, что позволило изучать электронные маг-нитоплазменные возбуждения в СаАя/АЮаАв квантовых ямах при фиксированных значениях внешнего магнитного поля, непрерывно разворачивая частоту микроволнового возбуждения в диапазоне от 250 МГц до 40 ГГц.

4. Исследована дисперсия магнитоплазменных возбуждений в широких квантовых ямах на основе ОаАз/АЮаАэ в сильном параллельном магнитном поле. Обнаружен значительный рост циклотронной массы электрона с увеличением параллельной составляющей магнитного поля. Установлена квадратичная зависимость приращения циклотронной массы от величины параллельного магнитного поля.

Показано, что индуцированная параллельным полем анизотропия массы 20-электронов достигает величины 2,5. Из зависимости анизотропии от магнитного поля оценена энергия пространственного квантования электрона в квантовой яме.

5. Исследовалось влияние параллельного магнитного поля на дисперсию объемных и краевых магнитоплазменных возбуждений в двумерных электронных системах на основе СаАз/АЮаАв квантовых ям с геометрией диска. Обнаружено, что анизотропия эффективной массы электронов, возникающая в параллельном магнитном поле, снимает вырождение для плазменных колебаний в диске. При этом в спектре магнитоплазменных возбуждений открывается щель, а закон магнитодисперсии для этих возбуждений меняется с линейного на параболический. Величина щели определяется разницей частот плазменных колебаний вдоль и поперек поля и растет квадратично с ростом величины параллельного магнитного поля.

6. Изучены магнитоплазменные резонансы в двумерных электронных структурах на основе одиночного гетероперехода М§Е2п1_хО/^пО, где х =0,02. Показано, что полученная экспериментальная зависимость магнитоплазменных резонансов от магнитного поля достаточно хорошо описывается теоретическими формулами. Циклотронная масса электрона оказалась равной тс = (0,31 ± 0,05)то- Обнаружена щель в спектре магнитоплазмона. Так же было показано сильное затухание амплитуды краевого магнитоплазменного колебания с ростом магнитного поля. Ширина плазменного резонанса, как оказалось, не зависит от температуры в диапазоне от 0,3 до 3 К.

Теоретическая и практическая значимость работы

Теоретическая значимость работы заключается в следующем.

- Для латерально экранированных двумерных электронных систем показано, что существующие теоретические работы не предсказывают зависимость коэффициента "смягчения" от размеров образца. Возможно, в теоретических работах стоит изменить граничные условия и учесть, что в эксперименте металлический затвор был изолирован от слоя двумерных электронов, что не позволяло протекать току из двумерного слоя в затвор.

- Исследование влияния сильного параллельного магнитного поля на дисперсию магнитоплазменных возбуждений показали, что можно пользоваться точным теоретическим решением задачи о двумерном электроне в параллельном магнитном поле, полученным для квантовой ямы с параболическим законом изменения потенциала.

Практическая значимость работы заключается в следующем.

- Как правило, электронные приборы, основанные на возбуждении и распространении плазменных колебаний, помимо двумерного слоя включают в себя контакты и металлические электроды - затворы. Учет "смягчения" плазменной частоты и его зависимость от профиля бокового затвора, полученные в диссертационной работе, имеют важное значение при проектировании электронных приборов.

- Разработана методика измерения двумерных электронных структур в сильном параллельном магнитном поле. Из анализа зависимости смещения магнитоплазменного резонанса при изменении параллель-

ного магнитного поля можно получить одну из ключевых характеристик квантовой ямы - энергию межподзонного расщепления

- Особый интерес к низкоразмерным структурам на основе ZnO обусловлен значительно более сильным кулоновским взаимодействием двумерных электронов, что должно положительно сказаться на перспективе разработки на основе цинка лазерных источников ультрафиолетового диапазона, работающих при комнатной температуре. На данной структуре нами была показана применимость и эффективность методики оптического детектирования микроволновых ре-зонансов. Получена эффективная масса электрона - одна из главных характеристик системы.

Апробация работы. Результаты представленных в диссертации исследований докладывались на IX Российской конференции по полупроводникам (2009), конференции МФТИ (2009), а также на научных семинарах в ИФТТ РАН.

Личный вклад автора состоял в постановке задач, разработке методик, проведении экспериментов, построении теоретических моделей и выполнении соответствующих расчетов, обработке и интерпретации результатов.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, 5 глав, заключения и списка цитированной литературы. Общий объем диссертации составляет 114 страниц, включая 34 рисунка. Результаты работы автора отражены в статьях [144-147]

1 Литературный обзор

1.1 Объемные, поверхностные и двумерные (20) плазмоны и магнитоплазмоны в твердых телах

Как известно, между телами, обладающими зарядом, возникает взаимодействие, которое обусловлено силой Кулона. Флуктуации в плотности заряда любой рассматриваемой системы порождает электрическое поле, которое действует на заряженные частицы, создавая тем самым электрический ток. Движение заряженных частиц стремится восстановить электрическую нейтральность системы, но из-за наличия инерционности частицы проскакивают свое положение равновесия, в результате чего и возникают коллективные возбуждения зарядовой плотности, иными словами возникают плазменные колебания. На свойства данного типа колебаний в твердых телах влияют многие параметры, в том числе зонная структура, эффективная размерность системы, наличие границ раздела и магнитных полей.

1.1.1 Объемные плазмоны

Одним из типов плазменных волн является объемный плазмон, который представляет собой продольную моду колебания зарядовой плотности. Если в системе отсутствуют границы, то его спектр (зависимость плазменный частоты и от волнового вектора Ц^ЦхЛу^г)) можно найти из уравнения £3£)(я, со) = 0, где £6Г>^со) - продольная ди