Квазіодновимірні електронні системи над рідким гелієм

Проведені експерименти дозволяли поряд з рухливістю визначити частоту плазмових коливань в системі рівнобіжних каналів p. Як було показано раніше для двовимірних [6] і квазіодновимірних електронних систем [7] над рідким гелієм, у випадку локалізації електронів величина p повинна зростати внаслідок того, що в спектрі плазмових коливань з'являється оптична мода, зумовлена коливаннями локалізованих електронів. Закон дисперсії плазмонів у цьому випадку має такий вигляд:

 

р2=2+р2 (qx), (1)

 

де  – частота коливань електрона в потенційній ямі, р (qx) – частота плазмових коливань, у системі паралельних провідних каналів. На Рис. 2 приведені значення частоти плазмових коливань p як функція випадкового потенціалу на підкладці, індикатором якого є електронна рухливість. Помітно, що p для підкладки, що характеризується найнижчим значенням , приблизно в 2. 5 рази більше аналогічного значення для чистої підкладки. Знайдені значення p практично не залежать від температури. З експериментів випливає, що величина p тим вища, чим більше дефектів і зарядів знаходиться на підкладці. Слабка зміна величини p при великих значеннях рухливості й істотний ріст при малих, поряд з істотним зменшенням рухливості, очевидно, саме і є свідченням локалізації носіїв.

У даному розділі представлені також результати виміру рухливості у широкому інтервалі ведучих полів (1-100 мВ/см). Усупереч теоретичним передбаченням зміни рухливості в результаті збільшення ведучого електричного поля виявлено не було.

У четвертому розділі описані результати дослідження транспорту електронів у магнітному полі. Використання прямокутної геометрії ведучих електродів у нашому експерименті дозволяє вимірювати магнітоопір системи електронів. Вимір температурної залежності магнітоопору показав наступний характер хх (Т) : при нульовому магнітному полі магнітоопір падає за експонентою до температури 0. 8 – 1 К, у газовій області, і степеневим чином при подальшому зниженні температури в області електрон – риплонного розсіювання. При збільшенні магнітного поля характер залежності практично не змінюється, однак величина хх зі зростанням поля помітно зростає, особливо в риплонній області.

Для більш детального аналізу впливу параметрів розсіювачів на транспортні властивості носіїв був побудований графік нормалізованої компоненти магнітоопору від магнітного поля, отриманий на основі вищенаведених залежностей Були використані дані, отримані як для області газового, так і області риплонного розсіювання. Графік наведений на Рис. 3. За допомогою даного графіка можна добре простежити динаміку зміни магнітоопору зі зниженням температури. В області газового розсіювання можна виділити дві ділянки – області негативного і позитивного магнітоопору. При переході до області електрон – риплонного розсіювання область негативного магнітоопору відсутня, тобто спостерігається лише зростання магнітоопору з ростом магнітного поля. Необхідно відзначити, що даний аналіз дає тільки якісну оцінку поводження магнітоопору. Для більш детального вивчення необхідні додаткові дослідження, як у газової, так і риплонній області.

Експерименти по вивченню транспорту електронів у магнітному полі, описані в даному розділі, показали, що для області газового розсіювання характерно таке явище, як слабка локалізація. Слабка локалізація виникає внаслідок інтерференції хвильової функції електрона при багаторазовому пружному розсіюванні. Це приводить до помітних змін кінетичних коефіцієнтів, зокрема, до зменшення провідності. Процеси непружного розсіювання і магнітне поле руйнують слабку локалізацію. У роботі [8] було показано, що в магнітному полі провідність носіїв внаслідок руйнування локалізації зростає, цей ефект негативного магнітоопору є одним з найбільш характерних ознак слабкої локалізації.

Залежності хх (В) отримані для декількох температур показані на Рис. 4. Можна припустити, що негативний магнітоопір xx який спостерігається в експериментах обумовлений ефектами слабкої локалізації носіїв у квазіодновиміpній електронній системі. При збільшенні магнітного поля, в області малих полів, відбувається подавлення локалізації, що веде до зменшення xx. При подальшому збільшенні В магнітоопір xx починає зростати через зменшення

ефективного часу релаксації в зв'язку з переходом до квантового режиму переносу. Отримані залежності дозволяють визначити величину хх (зменшення магнітопровідності за рахунок ефектів локалізації). У роботі було проведене порівняння результатів, отриманих при визначенні хх у рамках теорії двовимірного електронного газу [9] і розрахованих для випадку одновимірної системи, з використанням вираження:

 

 , (2)

 

де  – час, у плині якого руйнується когерентність хвильової функції локалізованого стану, n0 – електронна густина, 0 – час релаксації пружного розсіювання. На Рис. 5 представлені залежності

/n0 від густини атомів у газі ng. Суцільною лінією показані експериментальні результати, пунктирною – розрахунок для одновимірної системи, штрих-пунктир – для двовимірної. Отримані характеристики дозволяють стверджувати, що досліджувана система в області порівняно високих температур по своїх характеристиках, щодо процесів локалізації займає проміжне положення між одновимірною і двовимірною, а при відносно низьких температурах – вона є практично одновимірною.

Також, у даному розділі розглянуті експерименти по дослідженню магнітоопору в області риплонного розсіювання Експерименти проводилися при температурі