Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях

На примере гетероструктуры AlxGa₁–xAs/GaAs теоретически изучены концентрационные зависимости подвижности 2D-электронов при рассеянии на равновесном коррелированном распределении примесных ионов при фиксированных температурах. Показано, что в случае значительных корреляций в расположении примесных...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Дата:	2019
Автор:	Михеев, В.М.
Формат:	Стаття
Мова:	Russian
Опубліковано:	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України 2019
Назва видання:	Физика низких температур
Теми:	Квантові ефекти в напівпровідниках та діелектриках
Онлайн доступ:	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/175438
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях / В.М. Михеев // Физика низких температур. — 2019. — Т. 45, № 1. — С. 140-145. — Бібліогр.: 14 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

id	irk-123456789-175438
record_format	dspace
spelling	irk-123456789-1754382021-02-02T01:27:11Z Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях Михеев, В.М. Квантові ефекти в напівпровідниках та діелектриках На примере гетероструктуры AlxGa₁–xAs/GaAs теоретически изучены концентрационные зависимости подвижности 2D-электронов при рассеянии на равновесном коррелированном распределении примесных ионов при фиксированных температурах. Показано, что в случае значительных корреляций в расположении примесных ионов наличие эффекта «инверсии электронной проводимости» приводит к локальным максимумам электронной подвижности. На прикладі гетероструктури AlxGa₁–xAs/GaAs теоретично вивчено концентраційні залежності рухливості 2D-електронів при розсіянні на рівноважному корельованому розподілі домішкових іонів при фіксованих температурах. Показано, що у випадку значних кореляцій в розташуванні домішкових іонів наявність ефекту «інверсії електронної провідності» призводить до локальних максимумів електронної рухливості. Using the example of the AlxGa₁–xAs/GaAs heterostructure, the concentration dependences of the mobility of 2D electrons upon scattering by an equilibrium correlated distribution of impurity ions at fixed temperatures are theoretically studied. It is shown that, in the case of significant correlations in the arrangement of impurity ions, the presence of the effect of “electron conduction inversion” leads to local maxima of the electron mobility. 2019 Article Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях / В.М. Михеев // Физика низких температур. — 2019. — Т. 45, № 1. — С. 140-145. — Бібліогр.: 14 назв. — рос. 0132-6414 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/175438 ru Физика низких температур Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
collection	DSpace DC
language	Russian
topic	Квантові ефекти в напівпровідниках та діелектриках Квантові ефекти в напівпровідниках та діелектриках
spellingShingle	Квантові ефекти в напівпровідниках та діелектриках Квантові ефекти в напівпровідниках та діелектриках Михеев, В.М. Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях Физика низких температур
description	На примере гетероструктуры AlxGa₁–xAs/GaAs теоретически изучены концентрационные зависимости подвижности 2D-электронов при рассеянии на равновесном коррелированном распределении примесных ионов при фиксированных температурах. Показано, что в случае значительных корреляций в расположении примесных ионов наличие эффекта «инверсии электронной проводимости» приводит к локальным максимумам электронной подвижности.
format	Article
author	Михеев, В.М.
author_facet	Михеев, В.М.
author_sort	Михеев, В.М.
title	Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях
title_short	Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях
title_full	Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях
title_fullStr	Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях
title_full_unstemmed	Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях
title_sort	концентрационные максимумы подвижности 2d-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях
publisher	Фізико-технічний інститут низьких температур ім. Б.І. Вєркіна НАН України
publishDate	2019
topic_facet	Квантові ефекти в напівпровідниках та діелектриках
url	http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/175438
citation_txt	Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях / В.М. Михеев // Физика низких температур. — 2019. — Т. 45, № 1. — С. 140-145. — Бібліогр.: 14 назв. — рос.
series	Физика низких температур
work_keys_str_mv	AT miheevvm koncentracionnyemaksimumypodvižnosti2délektronovprirasseâniinaskorrelirovannyhprimesnyhionahvtonkihlegirovannyhsloâh
first_indexed	2025-07-15T12:45:16Z
last_indexed	2025-07-15T12:45:16Z
_version_	1837717014477537280
fulltext	Low Temperature Physics/Фізика низьких температур, 2019, т. 45, № 1, c. 140–145 Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях В.М. Михеев Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт физики металлов им. М.Н. Михеева Уральского отделения Российской академии наук, г. Екатеринбург, 620219, Россия E-mail: mikheev@imp.uran.ru Статья поступила в редакцию 15 июня 2018 г., после переработки 13 июля 2018 г., опубликована онлайн 26 ноября 2018 г. На примере гетероструктуры AlxGa1–xAs/GaAs теоретически изучены концентрационные зависимости подвижности 2D-электронов при рассеянии на равновесном коррелированном распределении примесных ионов при фиксированных температурах. Показано, что в случае значительных корреляций в расположе- нии примесных ионов наличие эффекта «инверсии электронной проводимости» приводит к локальным максимумам электронной подвижности. Ключевые слова: дефекты, дислокации, физика прочности. 1. Введение В гетероструктурах типа AlxGa1–xAs/GaAs при низких температурах подвижность 2D-электронов в основном связана с рассеянием на примесных ионах в легирован- ном слое. При этом легко реализуется ситуация, в кото- рой система примесных центров в легированном слое частично ионизована. В случае частичной ионизации распределение примесных ионов коррелировано, и рас- сеяние электронов происходит на пространственно кор- релированном распределении примесных ионов. Теоретически концентрационные зависимости подвижности 2D-электронов при рассеянии на корре- лированном распределении примесных ионов изуча- лись с применением численных методов в работах [1–4]. В настоящее время интерес к подобного рода работам проявился в связи с задачами получения рекордных подвижностей электронов в легированных гетеро- структурах типа AlxGa1–xAs/GaAs. Эта тема подробно освещается в работе [5]. В наших работах [6–10] корреляционные эффекты и их влияние на электронную подвижность изучаются аналитическими методами в модели жестких сфер. В этой модели объемная концентрация примесных ионов dn+ отождествляется с концентрацией жестких сфер, а минимальное расстояние между ионами rc отождеств- ляется с диаметром жесткой сферы. Вклад корреляций в рассеяние электронов описыва- ется структурным фактором, зависимость которого от вектора рассеяния представляет собой чередующуюся систему минимумов и максимумов [11] (типичный вид структурного фактора представлен на рис. 1). Согласно работе [11], в случае вырожденных электронов основ- ной вклад в рассеяние электронов вносит область пер- вого минимума структурного фактора. С ростом кор- реляций структурный фактор убывает в области минимума, что приводит к увеличению подвижности электронов. При конечных температурах (ограничим наше рассмотрение достаточно узким интервалом из- менения температур, в котором можно пренебречь рас- сеянием электронов на акустических фононах) вырож- дение электронов частично снимается и доля электронов, рассеяние которых приходится на область первого максимума структурного фактора, возрастает. В этом случае влияние корреляций в распределении примесных ионов на подвижность проявляется более сложным образом. С ростом корреляций убывает структурный фактор в области первого минимума, но при этом возрастает структурный фактор в области первого максимума. Таким образом, с ростом корреля- ций относительный вклад в рассеяние электронов от области минимума структурного фактора убывает. С дальнейшим ростом корреляций относительный вклад в рассеяние электронов от области минимума струк- © В.М. Михеев, 2019 Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных ионах турного фактора сравнивается с вкладом в рассеяние электронов соседнего максимума, а затем начинает убывать. При столь сильных корреляциях главный вклад в рассеяние электронов связан с первым макси- мумом структурного фактора. Поскольку величина первого максимума структурного фактора растет с ростом корреляций, подвижность электронов убывает в указанной области корреляций. Поэтому с ростом кор- реляций в распределении рассеивателей подвижность электронов проходит через максимум. Выдвинутые нами предположения легли в основу расчетов, результаты ко- торых и составляют содержание предлагаемой статьи. Нет никаких принципиальных соображений, которые бы запрещали возможность реализации предлагаемого эффекта, хотя и очевидно, что наличие и величина этого эффекта зависит от выбора структуры и условий, при которых наблюдается подвижность 2D-электронов в этой структуре. В предлагаемой работе на примере гете- роструктуры AlxGa1–xAs/GaAs определена область изме- нения параметров системы, в которой может наблюдать- ся этот эффект, и теоретически изучены различные аспекты этого явления. В основу работы положена расчетная схема, при- веденная в работах автора [11,12], в которых на при- мере температурной зависимости подвижности 2D- электронов продемонстрировано влияние первого мак- симума структурного фактора на подвижность элек- тронов. С ростом температуры снимается вырождение электронного газа. Увеличивается концентрация элек- тронов, энергия которых превышает энергию Ферми. Для электронов с такими энергиями основной вклад в рассеяние вносит область значений q, в которую попа- дают как первый минимум, так и первый максимум структурного фактора. В такой ситуации влияние пер- вого максимума структурного фактора на подвижность электронов изучалось в [11,12] при рассмотрении се- мейства расчетных кривых, описывающих темпера- турную зависимость подвижности 2D-электронов [11]. Параметром, задающим это семейство, являлся коэффициент упаковки, описывающий степень упо- рядочения в системе примесных ионов. В работах [11,12] было показано, что влияние первого максиму- ма структурного фактора на электронную подвиж- ность приводит к пересечению температурных кри- вых. Мы назвали это явление пересечения кривых эффектом «инверсии электронной подвижности». В предлагаемой статье рассматриваем влияние первого максимума структурного фактора на зависимость элек- тронной подвижности от коэффициента упаковки при фиксированной температуре. Как следует из наших расчетов, область «инверсии электронной подвижно- сти» соответствует максимумам на кривых, изобра- жающих зависимость подвижности электронов от кон- центрации ионизированных примесных центров. 2. Методика расчета подвижности 2D-электронов при рассеянии на коррелированном распределении примесных ионов Содержание настоящей работы составляют расче- ты подвижности 2D-электронов в частном случае ге- тероструктуры AlxGa1–xAs/GaAs с δ-слоем, легиро- ванным мелкими донорами. Параметры системы те же, что и в работах [11,12]: объемная плотность до- норов nd = 2⋅1016 cм–3, ширина легированного слоя Wd = 2,5⋅10–6 cм, поверхностная плотность неподвиж- ных зарядов в обедненном слое Ndepl = 5⋅109 cм–2, ши- рина спейсерного слоя W = 100 Å. Корреляции в расположении примесных ионов опи- сываются в модели жестких сфер. В этой модели диа- метр жесткой сферы rc отождествляется с минималь- ным расстоянием между примесными ионами, а концентрация жестких сфер отождествляется с кон- центрацией примесных ионов dN + . Рассмотрим простую модель гетероструктуры AlxGa1–xAs/GaAs, в рамках которой концентрация электронов в квантовой яме и концентрация примес- ных ионов связаны соотношением depld sN N N+ = + , где Ndepl — поверхностная плотность электронов в обедненном слое, Ns — поверхностная плотность элек- тронов в квантовой яме. В наших расчетах Ndepl — параметр теории. Подвижность 2D-электронов при рассеянии на заря- женных примесных центрах, распределенных в плоско- Рис. 1. Зависимость структурного фактора S от относительного значения вектора рассеяния электронов q/2kF [1]: 2 — sη = = 0,15 (Ns = 2,4⋅1010 cм–2); 3 — sη = 0,2 (Ns = 1,85⋅1010 cм–2); 4 — sη = 0,25 (Ns = 1,35⋅1010 cм–2). Здесь 1/2kFW — гранич- ное значение величины q/2kF, выделенное вертикалями 2, 3, 4 для значения W = 100 Å. Low Temperature Physics/Фізика низьких температур, 2019, т. 45, № 1 141 В.М. Михеев сти, вычисляется в приближении времени релаксации в простейшем варианте, изложенном в монографии [13]: 2 1 0 0 1( ) (1 cos ) ( ) ( ) ( 2 sin /2). m d S q e q k π −µ ε = θ − θ τ θ = θ ∫ (1) Здесь m, e – масса и заряд электрона, 0 ( )τ θ — время релаксации импульса электрона при рассеянии на хао- тическом распределении примесных центров, ( )S q — структурный фактор. Формула для подвижности элек- тронов (1) отличается от соответствующей формулы из [13] лишь наличием структурного фактора ( )S q , опи- сывающего корреляции в распределении примесных ионов. В случае невырожденного электронного газа время релаксации ( )τ ε необходимо заменить его термодина- мическим средним: e m µ = τ , (2) где осреднение проводится с функцией Ферми. В слу- чае вырожденного электронного газа ( )Fµ = µ ε , где Fε — энергия Ферми. Для 2D-электронов в случае вы- рожденного электронного газа 1/2(2 .)F sk N= π Корреляции в распределении примесных ионов уч- тены в формуле (1) для подвижности электронов через структурный фактор: ( ) ,tot 1( ) e i ji i j S N − + = ∑ q r rq . Здесь totN + — полное число примесных ионов в слое, вектор { } , ,0i i ix y=r характеризует положение i-го ио- на на плоскости, вектор рассеяния электрона { }, ,0 .x yq q=q Поскольку все вычисления выполнены для изотропного случая, в котором структурный фак- тор зависит от модуля вектора рассеяния, для струк- турного фактора везде используется обозначение ( )S q . Конфигурационное среднее от суммы вычислено в модели жестких сфер, распределенных на плоскости, в работе [8]. Рассмотрим гетероструктуры с тонким легирован- ным слоем, ширина которого меньше диаметра жест- кой сферы ( ).d cW r< Для этого случая нами развит ва- риант модели жестких сфер, центры которых лежат на плоскости, а корреляции в распределении примесных ионов описываются коэффициентом упаковки 2 6 s d cN r+π η = . Согласно теории, развитой в работе [8], уравнение для определения коэффициента упаковки шаров, рас- пределенных на плоскости, имеет вид 0 2 0 exp ( )/ , 3 4 , s d d B s s B N N S k FS k T + = η ∂  = − = − η + η ∂ (3) где S0 — конфигурационный вклад в энтропию систе- мы примесных ионов, рассчитанный на один ион, F — свободная энергия системы, Nd — поверхностная плотность всех доноров, распределенных в тонком легированном слое. Формула (3) устанавливает одно- значное соответствие между коэффициентом упаковки sη , который является мерой беспорядка в системе примесных ионов, и относительной концентрацией примесных ионов в легированном слое /d dN N+ . Таким образом, концентрационные зависимости электронной подвижности отражают влияние корреляций в распре- делении примесных ионов на подвижность электронов. В принятой модели коррелированное состояние в системе примесных ионов задается двумя параметра- ми: диаметром жесткой сферы и концентрацией жест- ких сфер или двумя независимыми функциями этих параметров. В качестве таких независимых параметров выбрали поверхностную плотность примесных ионов dN + и коэффициент упаковки sη . Чтобы подчеркнуть этот факт, использовуем более детальное обозначение для электронной подвижности: ( , )s dN +µ ≡ µ η . В полученном выражении необходимо произвести тер- модинамическое осреднение по распределению примес- ных ионов. Термодинамическое среднее произвольной функции ( )cF r от параметра вычисляется по формуле [14] ( ) ( ) 0 0 0 0 0 ( ) ( ) , ( ) ( ) ( ) exp . c cr r c c c c c cT c c c c B B F r F r W r dr W r dr S r r W r k k T =  ε = −    ∫ ∫ (4) Здесь 0 ( )cS r и ( )c crε — соответственно конфигураци- онная энтропия и энергия корреляции системы при- месных ионов, приходящиеся на ион. В модели твер- дых шаров конфигурационная энтропия вычисляется по формуле (3). Таким образом, при низких температурах, когда роль фононов в рассеянии электронов пренебрежимо мала, температурная зависимость обратной подвижно- сти невырожденных 2D-электронов 1( )T −µ определя- ется выражением ( ) 1 1( ) , ,s T dT N − − +µ = µ η (5) 142 Low Temperature Physics/Фізика низьких температур, 2019, т. 45, № 1 Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных ионах где µ — термодинамическое среднее электронной подвижности, вычисленное с помощью распределения Ферми (2), s Tη — термодинамическое среднее коэф- фициента упаковки, вычисленное по состояниям в сис- теме примесных ионов с помощью формулы (4). На- помним, что полное описание расчетной схемы для вычисления подвижности электронов при рассеянии на коррелированном распределении примесных ионов приведено в работе [11]. 3. Прохождение примесной подвижности 2D-элек- тронов через максимум с ростом корреляций в расположении примесных ионов Покажем, что возможность и условия наблюдения максимумов электронной подвижности в основном сов- падают с условиями наблюдения «эффекта инверсии электронной подвижности» в [11,12] (исследована гете- роструктура AlxGa1–xAs/GaAs с теми же параметрами, что в [11,12]). Напомним, что для AlxGa1–xAs/GaAs масса электрона m = 0,07 m0; диэлектрическая прони- цаемость 12,55;κ = ins / 0scδ = κ − κ κ = . На рис. 1 представлены зависимости структурного фактора от вектора рассеяния, полученные в [12]. Кривые 2, 3, 4 соответствуют значениям коэффициен- та упаковки sη , равным 0,15; 0,20; 0,25. При доста- точно низких температурах вектор рассеяния меняет- ся в пределах 0 < q < 2kF. При этом в интервале изменения параметра q/2kF основной вклад в рассея- ние электронов вносит область первого минимума структурного фактора. С ростом температуры увели- чивается концентрация электронов с энергиями, большими энергии Ферми. При этом в рассеяние элек- тронов возрастает вклад области первого максимума структурного фактора. Поскольку обратная подвиж- ность электронов пропорциональна экспоненциально- му множителю )xp (e Wq− [13], интервал изменения вектора рассеяния, вносящий основной вклад в сечение рассеяния, ограничен сверху граничным значением параметра q/2kF, 1/2kFW. За пределами этого интерва- ла вклад рассеяния электронов в сечение рассеяния экспоненциально мал. На рис. 1 граничные значения параметра пронумерованы цифрами 2, 3, 4. Как сле- дует из рис. 1, при достаточно высоких температурах в случае выбранного W = 100 Å, вклад в рассеяние электронов области первого максимума структурного фактора может быть достаточно большим. На рис. 2 [12] показаны температурные зависимости обратной подвижности электронов, особенности кото- рых иллюстрируют зависимости для структурных фак- торов, представленные на рис. 1. В области низких температур основной вклад в рассеяние электронов вносит область минимума структурного фактора. По- этому при низких температурах подвижность электро- нов растет с ростом корреляций в расположении при- месных ионов (что соответствует росту коэффициента упаковки). В области высоких температур, когда ос- новной вклад в рассеяние электронов вносит область первого максимума структурного фактора, подвиж- ность электронов падает с ростом корреляций в распо- ложении примесных ионов. В результате семейство кривых 1( )T −µ имеет точки пересечения. В работе [11] этот эффект назван эффектом «инверсии электронной подвижности». Вертикальная прямая на рис. 2, пересе- каясь с кривыми 1( )T −µ , выделяет значения обратной подвижности электронов при температуре T = 10 К. Рассмотрим изменение обратной подвижности элек- тронов с ростом корреляций в распределении примес- ных ионов при фиксированном значении температуры T = 10 К. При переходе от кривой 1 к кривой 2 обрат- ная подвижность уменьшается, а при преходе от 2 к 3 и далее от кривой 3 к 4 обратная подвижность увеличи- вается. Таким образом, обратная подвижность элек- тронов проходит через минимум с ростом корреляций в расположении примесных ионов (соответственно подвижность электронов проходит через максимум). На рис. 3–4 представлены результаты расчетов за- висимости обратной подвижности электронов 1( )T −µ от относительной концентрации ионизированных до- норов /d dN N+ . Подробное описание расчетной схемы приведено в [11,12]. Согласно формулам (3), относи- тельная концентрация ионизированных доноров связа- на с коэффициентом упаковки простым соотношением: 2/ exp 3 4s s d dN N+  = − η + η  , (6) поэтому зависимость электронной подвижности от относительной концентрации примесных ионов факти- чески соответствует зависимости подвижности от сте- пени корреляции в расположении примесных ионов. Рис. 2. Зависимость обратной подвижности 2D-электронов 1( )T −µ от температуры [1] в случаях: sη = 0,1 (1); sη = 0,15 (2); sη = 0,2 (3); sη = 0,25 (4). Ширина спейсера W = 100 Å, Ndepl = 109 cм–2. Low Temperature Physics/Фізика низьких температур, 2019, т. 45, № 1 143 В.М. Михеев На рис. 3 изображено семейство кривых 1( ) ,T −µ вычисленных при различных значениях температуры: от 3 К (кривая 1) до 40 К (кривая 9). Квадраты на кри- вых — расчетные точки. С уменьшением параметра /d dN N+ , согласно формуле (6), растет коэффициент упаковки sη , что соответствует росту корреляций в распределении примесных ионов. С ростом корреля- ций, согласно рис. 1, углубляется первый минимум структурного фактора S, что приводит к увеличению подвижности электронов. В случае слабых корреля- ций вклад первого максимума структурного фактора мал и подвижность электронов с ростом корреляций растет во всем рассматриваемом интервале темпера- тур. С ростом корреляций в распределении примесных ионов относительный вклад в рассеяние в области пер- вого максимума структурного фактора увеличивается, что приводит к замедлению роста подвижности. Этот эффект тем больше, чем больше размытие ступеньки Ферми электронов, поскольку в случае вырожденного распределения электронов интервал изменения вектора рассеяния электронов q примерно совпадает с областью, в которой расположен первый минимум структурного фактора S (см. рис. 1). С ростом температуры увеличи- вается размытие ступеньки Ферми и с 5 К начинается интенсивное уменьшение подвижности электронов с дальнейшим ростом корреляций в расположении при- месных ионов. Таким образом, подвижность электронов проходит через максимум с ростом корреляций. Для наглядности на рис. 4 показан ход электронной подвижности при температурах 5, 10 и 30 К. При доста- точно низких температурах (Т = 5 К) основной вклад в рассеяние электронов вносит область первого минимума структурного фактора. При столь низких температурах подвижность увеличивается с ростом корреляций в рас- пределении примесных ионов практически во всей об- ласти изменения коэффициента упаковки (рис. 4(а)). Тепловое размытие ступеньки Ферми увеличивает влияние первого максимума структурного фактора на рассеяние электронов. Так что при температуре 10 К имеется ярко выраженный максимум подвижности электронов. При 30 К в основной области изменения коэффициента упаковки главную роль в рассеянии электронов играет область первого максимума струк- турного фактора. Поэтому при этих относительно вы- соких температурах подвижность электронов падает с ростом корреляций в распределении примесных ионов. Величина пика электронной подвижности, согласно нашим расчетам, составляет 10–15% от фона. 4. Заключение При рассеянии вырожденных 2D-электронов на кор- релированном распределении примесных ионов эво- люция структурного фактора S(q) приводит к росту электронной подвижности с ростом корреляций в рас- положении примесных ионов. В этом случае рост под- вижности электронов ограничивается внешними фак- торами. В случае невырожденного электронного газа рост корреляций в распределении примесных ионов сам Рис. 3. Зависимость обратной подвижности 2D-электронов 1( )T −µ от относительной концентрации ионизированных доноров /d dN N+ в случае Ndepl = 5⋅109 cм–2. Рис. 4. Зависимость обратной подвижности 2D-электронов 1( )T −µ от относительной концентрации ионизированных доноров /d dN N+ в случае Ndepl = 5⋅109 cм–2 (фрагменты графиков рис. 3). 144 Low Temperature Physics/Фізика низьких температур, 2019, т. 45, № 1 Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных ионах приводит к ограничению растущей подвижности. При этом возможны ситуации, в которых подвижность электронов имеет хорошо выраженные максимумы. Работа выполнена в рамках государственного зада- ния ФАНО России (шифр «Электрон», Г.р. № АААА- А18-118020190098-5). _______ 1. F. Stern, Appl. Phys. Lett. 43, 974 (1983); T. Saku, Y. Horikoshi, and Y. Tokura, Jpn. J. Appl. Phys. 35, 34 (1996). 2. S. Das Sarma and F. Stern, Phys. Rev. B 32, 8442 (1985). 3. A.L. Efros, F.G. Pikus, and G.G. Samsonidze, Phys. Rev. B 41, 8295 (1990). 4. T. Kawamura and S. Das Sarma, Solid State Commun. 100, 411 (1996). 5. S. Das Sarma, E.H. Hwang, S. Kodiyalam, L.N. Pfeiffer, and K.W. West, Phys. Rev. B 91, 205304 (2015). 6. В.М. Михеев, ФТТ 49, 1770 (2007). 7. В.М. Михеев, ФТТ 50, 1877 (2008). 8. В.М. Михеев, ФТТ 53, 807 (2011). 9. В.М. Михеев, ФТТ 53, 2102 (2011). 10. В.М. Михеев, ФТТ 54, 1366 (2012). 11. В.М. Михеев, ФТТ 55, 507 (2013). 12. В.М. Михеев, ФТТ 56, 529 (2014). 13. Т. Андо, А. Фаулер, Ф. Стерн. Электронные свойства двумерных систем, Мир, Москва (1985); F. Stern and W. Howard, Phys. Rev. 163, 816 (1967). 14. В.М. Михеев, ФТТ 47, 6, 1056 (2005). ___________________________ Концентраційні максимуми рухливості 2D-електронів при розсіянні на корельованих домішкових іонах в тонких легованих шарах В.М. Міхєєв На прикладі гетероструктури AlxGa1–xAs/GaAs теоретично вивчено концентраційні залежності рухливості 2D-електронів при розсіянні на рівноважному корельованому розподілі доміш- кових іонів при фіксованих температурах. Показано, що у випа- дку значних кореляцій в розташуванні домішкових іонів наяв- ність ефекту «інверсії електронної провідності» призводить до локальних максимумів електронної рухливості. Ключові слова: дефекти, дислокації, фізика міцності. Concentration maxima of the mobility of 2D electrons scattered by correlated impurity ions in thin doped layers V.М. Mikheev Using the example of the AlxGa1–xAs/GaAs heterostructure, the concentration dependences of the mobility of 2D electrons upon scattering by an equilibrium correlated distribution of impurity ions at fixed temperatures are theoretically studied. It is shown that, in the case of significant correlations in the arrangement of impurity ions, the presence of the effect of “electron conduction inversion” leads to local maxima of the electron mobility. Keywords: defects, dislocations, strength physics. Low Temperature Physics/Фізика низьких температур, 2019, т. 45, № 1 145 https://doi.org/10.1063/1.94171 https://doi.org/10.1143/JJAP.35.34 https://doi.org/10.1103/PhysRevB.32.8442 https://doi.org/10.1103/PhysRevB.41.8295 https://doi.org/10.1016/0038-1098(96)00391-2 https://doi.org/10.1103/PhysRevB.91.205304 https://doi.org/10.1103/PhysRev.163.816 1. Введение 2. Методика расчета подвижности 2D-электронов при рассеянии на коррелированном распределении примесных ионов 3. Прохождение примесной подвижности 2D-электронов через максимум с ростом корреляций в расположении примесных ионов 4. Заключение

Концентрационные максимумы подвижности 2D-электронов при рассеянии на скоррелированных примесных ионах в тонких легированных слоях

Репозитарії

Схожі ресурси