Исследовано влияние микроволнового поля в диапазоне частот от 54 до 140 ГГц на магнетотранспорт в GaAs квантовой яме с AlAs/GaAs сверхрешеточными барьерами, концентрация электронов в которой составляла 8.5×10¹¹ см^-2, а подвижность не превышала 10⁶ см²/Вс. В изучаемой двумерной системе обнаружены гигантские осцилляции сопротивления, возникающие под действием микроволнового излучения, положение которых в магнитном поле определяется отношением частоты излучения к циклотронной частоте и ранее наблюдавшиеся лишь

Рис. Экспериментальные зависимости ρ_xx(B) двумерного электронного газа в GaAs квантовой яме с AlAs/GaAs сверхрешеточными барьерами при T=1.7 K в отсутствии (тонкая линия) и присутствии (толстая линия) микроволнового излучения частотой 140 ГГц. Стрелкой обозначено положение циклотронного резонанса.

в GaAs/AlGaAs гетероструктурах с существенно большей электронной подвижностью и меньшей концентрацией. Установлено, что при облучении исследуемых образцов микроволновым полем на частоте 140 ГГц сопротивление в основном минимуме этих осцилляций, расположенном вблизи циклотронного резонанса принимает значение близкое к нулю. Полученные результаты указывают на то, что подвижность, величиной менее 10⁶ см²/Вс не является фактором, препятствующим возникновению в двумерной системе под действием микроволнового излучения магнетополевых состояний с нулевым сопротивлением.

Создан высокоподвижный двумерный электронный газ (ДЭГ) на цилиндричес- кой поверхности на основе GaAs; подвижность электронов в ДЭГ превышает 240 000 см²/В·с. Впервые продемонстрирован баллистический режим транспорта электронов в цилиндрическом ДЭГ; реализован двумерный баллистический волновод, равномерно изогнутый в направлении квантования.

Рис. Магнитосопротивление цилиндрического ДЭГ. Верхняя вставка показывает геометрию эксперимента, нижняя - магнитосопротивление rxx в увеличенном масштабе. Индексами указаны номера контактов, между которыми проводилось измерение магнитосопротивления.

Экспериментально показано, что при протекании тока в ДЭГ на цилиндрической поверхности в направлении градиента магнитного поля магнитосопротивление ρ_xx в диффузионном режиме обладает сильной асимметрией - отношение значений ρ_xx для противоположных направлений магнитного поля может превышать 1000 (см. Рис.). Этот эффект проявляется уже в классических магнитных полях и сохраняется в квантующих (до 14 Т); его причиной является экспоненциальная зависимость плотности тока от поперечной координаты в двумерной системе, помещенной в неоднородное магнитное поле.

Экспериментально исследовано поведение Бозе-изолятора (состояния с локализованными куперовскими парами) в сильном магнитном поле в очень тонких плёнках нитрида титана. Обнаружено, что магнитополевые зависимости сопротивления плёнок, находящихся вблизи перехода сверхпроводник - изолятор в нулевом магнитном поле, проявляют следующие особенности: (1) наблюдается огромный пик сопротивления в некотором магнитном поле B_m (рис. (а)), обусловленный наличием локализованных куперовских пар; (2) при дальнейшем увеличении магнитного поля, сопротивление уменьшается в несколько раз и насыщается на величине, близкой к кванту сопротивления (h/e²). Анализ поведения в сильном магнитном поле (B > B_m), показывает, что при подборе единственного параметра (R_sat(T_i)) для каждой изотермы R(B,Ti) зависимости ln(1/R_sat(T_i) 1/R(B,T_i)) оказываются линейными по магнитному полю (см. рис. (б)), причём с независящим от температуры наклоном. Значение R_sat, определённое экстраполяцией при T = 0, с высокой точностью оказывается равным кванту сопротивления (h/e²). Мы провели аналогичный анализ магнитополевых зависимостей сопротивления плёнки InO из работы [V.F. Gantmakher и др., Письма в ЖЭТФ 71, 693 (2000)] и получили такой же результат: R_sat(T = 0) = h/e². Таким образом, обнаружено новое состояние с сопротивлением h/e², реализующееся в сильном магнитном поле на диэлектрической стороне квантового фазового перехода сверхпроводник-изолятор.

Рис. (а) Магнитополевые зависимости сопротивления плёнки TiN при различных температурах. (б) Те же данные, что и на рис. (а). При подборе значений сопротивления насыщения R_sat зависимости ln(1/R_sat - 1/R_sq) являются линейными по магнитному полю с независящим от температуры наклоном.

Работа направлена на решение фундаментальной проблемы, связанной c поиском и возможностью практической реализации физических механизмов, позволяющих значительно повысить эффективность излучательной рекомбинации в непрямозонных полупроводниках, таких как кремний и германий. Цель работы заключалась в экспериментальной и теоретической проверке гипотезы о существовании локализованных электронных состояний в напряженных слоях Si в окрестности самоорганизующихся квантовых точек Ge. Ранее считалось, что в гетероструктурах Ge/Si(001) с квантовыми точками Ge существуют связанные состояния только для дырок и расположены они в нанокластерах Ge, тогда как электроны находятся в делокализованных состояниях зоны проводимости Si.
В модели поля валентных сил с использованием межатомного потенциала Китинга рассчитаны механические напряжения в многослойных гетероструктурах Ge/Si(001) с вертикально совмещенными нанокластерами Ge. Обнаружено, что неоднородное пространственное распределение упругих деформаций в такой среде приводит к появлению в напряженных слоях Si вблизи нанокластеров Ge трехмерной потенциальной ямы для электронов. Рассчитаны энергии связи электронов в этой яме и пространственное распределение плотности электронного заряда. Основное состояние имеет s-образную симметрию и характеризуется энергией связи электрона от 60 мэВ до 90 мэВ при изменении элементного состава Ge в нанокластерах от 70% до 100% (Рис. а).

Рис. (а) Энергия связи электронов для первых шести связанных состояний и различного состава Ge в нанокластерах. Число слоев квантовых точек Ge равно 4. (б) Температурные зависимости емкости (C) и проводимости (G) диодов Шоттки с четырьмя слоями нанокластеров Ge и одним слоем (показана только проводимость). Частота зондирующего напряжения 1 МГц, напряжение смещения 0 В. Размеры нанокластеров в плоскости роста 20 нм. Для многослойной структуры толщины Si прослоек между Ge составляют 3 нм, 5 нм и 3 нм, соответственно.

Экспериментально исследован отклик комплексной проводимости кремниевых диодов Шоттки со встроенными в базовую область слоями квантовых точек Ge на внешнее переменное электрическое поле. В многослойных структурах на зависимостях высокочастотной проводимости и емкости от температуры при различных частотах и напряжениях смещения обнаружены соответственно максимумы и ступени (Рис. б), обусловленные перезарядкой электронных уровней вследствие эмиссии электронов из связанных состояний в отщепленных деформацией - долинах Si вблизи нанокластеров Ge в делокализованные состояния зоны проводимости ненапряженного Si. Экспериментально определена энергия связи электронов в основном состоянии, равная 50 мэВ и 70 мэВ для состава Ge в нанокластерах 70% и 80%, соответственно. Близкие величины получены в результате моделирования распределения упругих напряжений и электронной структуры исследуемых образцов, выполненного в рамках атомистического подхода Китинга и приближения эффективной массы. В структурах с одним слоем квантовых точек связанных электронных состояний не наблюдалось. Показано, что причиной возникновения локализованных электронных состояний в напряженных многослойных гетероструктурах Ge/Si является расщепление долин в зоне проводимости напряженного Si, вызванное упругими деформациями в среде.