close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

Управление большими системами. Выпуск 26.1;pdf

код для вставкиСкачать
взять полевой транзистор на основе перфорированного графена, содержащего
неупорядоченный массив одинаковых отверстий достаточно высокой плотности. Краевые ДФ, если они существуют, должны двигаться в некоторой полосе
вокруг каждого отверстия. Малость периметра отверстия и ширины полосы
(по сравнению с длиной свободного пробега), а также периодичность движения могут приводить к орбитальному квантованию энергии краевых ДФ,
подобно тому, как это происходит с электронами в атоме Бора.
Цель работы: обнаружить и исследовать спектр уровней орбитального
квантования краевых ДФ в образцах графена с массивом наноотверстий с
помощью развертки напряжения Vg на управляющем электроде (затворе).
Массив наноотверстий создавался двумя способами: облучением тяжелыми ионами (Xe+26 ) c энергией 167 МэВ на циклотроне ИЦ-100 в ОИЯИ (Дубна) или облучением ионами гелия на гелиевом ионном микроскопе ORION
в СПбГУ (Старый Петергоф). Исследованы зависимости сопротивления R
наноперфорированных образцов графена от положения уровня Ферми EF ,
которое изменялось с помощью Vg . При низких температурах на зависимости
R(Vg ) обнаружена серия регулярных пиков. Пики связывались с прохождением EF через эквидистантную лестницу уровней, образованных орбитальноквантованными состояниями краевых ДФ, вращающихся вокруг каждого наноотверстия. Основные измерения проводились в отсутствие магнитного поля.
Развивается теория орбитального квантования краевых состояний для безмассовых ДФ. Такие состояния («состояния Тамма–Дирака») являются ультрарелятивистским пределом состояний Тамма–Шокли. Спектр квантованных
состояний на каждом наноотверстии эквидистантен и зависит от единственного феноменологического параметра, определяемого строением реального края
графена на атомных масштабах. Из сравнения с экспериментом извлечена величина и знак указанного краевого параметра. Работа поддержана грантами
РФФИ и Программами РАН. Первая публикация на эту тему:
Ю.И. Латышев и др. Письма в ЖЭТФ, 98, 342 (2013).
Двумерный полуметалл в HgTe квантовых ямах
З.Д. Квон
Институт физики полупроводников им. А.В. Ржанова СО РАН,
Новосибирск, Россия
Лекция посвящена рассказу о свойствах новой разновидности двумерных электронных систем — двумерного полуметалла (ДП), реализованного
22
несколько лет назад благодаря особенностям размерного квантования энергетического спектра электронов и дырок в HgTe квантовых ямах. К настоящему
времени показано, что полуметаллическое состояние возникает в широких
(толщиной 18–21 нм) HgTe квантовых ямах с инвертированным зонным спектром в результате перекрытия зоны проводимости, минимум которой расположен в центре зоны Бриллюэна и валентной зоны, чьи максимумы находятся на некотором расстоянии от него. Величина перекрытия зон зависит от
ориентации и толщины квантовой ямы, а число максимумов валентной зоны
определяется симметрией поверхности квантовой ямы. В частности, для низкосимметричных ям с ориентацией (013) ≈ 10 мэВ, а кратность долинного
вырождения дырок равна двум. Для высокосимметричных ям с ориентацией (100) перекрытие заметно меньше ( ≈ 1.5 мэВ), а кратность долинного
вырождения в два раза больше [1–3]. Определяющую роль в формировании
указанного перекрытия играет деформация растяжения, возникающая в HgTe
квантовой яме из-за несоответствия постоянных решеток HgTe и CdTe, служащего барьером. Величины эффективных масс двумерных электронов (ДЭ)
и дырок (ДД), найденные из экспериментов по циклотронному резонансу,
равны, соответственно, mn = 0.025m0 и mp = (0.15−20)m0 [4]. Наиболее
важным преимуществом описанной системы является возможность создания
на ее основе полевой транзиторной структуры, позволяющей реализовать переход двумерный металл-двумерный полуметалл, а также плавно менять в
широких пределах отношение концентраций ДЭ и ДД простым изменением
затворного напряжения, Именно использование такой структуры позволило
наблюдать целый ряд интересных явлений, присущих только ДП, представляющим собой двухкомпонентную двумерную e–h систему с уникальными
транспортными свойствами. Наиболее простые из них — это знакопеременный эффект Холла и положительное магнитосопротивлением, тесно связанные между собой. Именно они впервые наблюдались в работе [1] и позволили
говорить о наблюдении и первой экспериментальной реализации ДП [5].
К более нетривиальным явлениям в ДП относится электронно-дырочное
рассеяние по механизму Ландау, которое приводит к сильной температурной
зависимости сопротивления ДП в отличие от однокомпонентных систем, где
рассеяние Ландау не влияет на их сопротивление. Подобный факт связан с
тем, что, хотя это рассеяние не меняет полного импульса e-h системы, оно
приводит к взаимному трению электронной и дырочных подсистем, тем самым приводя к уменьшению подвижности как электронов, так и дырок Сравнение построенной теории описанного рассеяния и эксперимента позволило
сделать вывод о сильном взаимодействии электронов и дырок даже в условия
высокой проводимости [6,7].
23
При рассмотрении свойств ДП в магнитном поле возникает новая задача
о поведении двухкомпонентной ДЭС в режиме КЭХ. Наиболее интересная
ситуация реализуется в точке зарядовой нейтральности, когда концентрации
дырок и электронов равны, что соответствует нулевому фактору заполнения
уровня Ландау. Как показывает наш эксперимент, существует два принципиально разных диапазона магнитных полей: B = (1−4) T и B > 4 T. В первом диапазоне магнитных полей обнаружено необычное поведение эффекта
Холла, когда классическое N -образное поведение холловского сопротивления
прерывается и начинается область магнитных полей, в которой наблюдается его зануление в некоторой области полей, свидетельствующее о реализации состояния с нулевым плато. Дальнейший рост магнитного поля приводит
к возникновению щели между уровнями Ландау, причем дырочный уровень
расположен уже выше электронного. Тогда сохраняется транспорт только по
краевым состояниям, между которыми, в отличие от режима обычного КЭХ,
нет никакого взаимодействия, что соответствуют отсутствию эффекта Холла. Транспорт по таким краевым состояниям также является диссипативным
и одномерным, но при этом проводящие состояния могут распространяться
только вдоль края образца, что приводит к гигантским значениям как локального, так и нелокального сопротивления (R h/e2 ) [8–10].
Одним из самых интригующих экспериментов, проведение которого напрашивается при реализации двумерного полуметалла — это поиск и наблюдение экситонного изолятора. Его идея выдвинута много лет назад Н. Моттом
и заключается в довольно простом соображении. Допустим, имеется полуметалл с таким перекрытием зон, что его величина меньше энергии связи между
электроном и дыркой EB . Тогда при некоторой критической температуре в
системе должен наблюдаться спонтанный коллективный переход от полуметаллического проводящего состояния к состоянию экситонного изолятора, когда система будет представлять собой связанные электронно-дырочные пары
и тем самым не будет проводить электрический ток. Изложению результатов
экспериментов по наблюдению описанного перехода посвящена заключительная часть лекции. В качестве экспериментальной системы был выбран двумерный полуметалл в 20 нм квантовой яме с ориентацией (100), который обладает наименьшей величиной перекрытия зон, равнойб как было указано выше
примерно 1.5 мэВ. Измерение ее сопротивления в точке равной концентраций
электронов и дырок до температур 20 мК не выявило никакого критического
поведения. С уменьшением температуры наблюдался слабый логарифмический рост сопротивления. Было предположено, что это связано с тем, что
перекрытие зон еще слишком велико, чтобы выполнить условие < EB .
Чтобы приблизиться к указанному условию образец был подвергнут гидро24
статическому давлению 14− 15 кбар, и это привело к принципиально другому
поведению сопротивления: до температуры Tc = 8 K наблюдается металлическое поведение, которое затем сменяется его сильным экспоненциальным
ростом. Наряду с этим вблизи Tc начинается сильное падение холловского сопротивления, то есть подавление эффекта Холла [11]. Оба приведенных факта
могут свидетельствовать о реализации моттовского сценария.
Литература
[1]
[2]
[3]
[4]
[5]
[6]
[7]
[8]
[9]
[10]
[11]
З.Д. Квон и др. Письма в ЖЭТФ, 87, 588 (2008).
Z.D. Kvon, et al., Phys. Rev., В, 83, 193304 (2011)
E.B. Olshanetsky, et al., Solid State Communications, 152, 265 (2012).
Д.А. Козлов и др. Письма в ЖЭТФ, 93, 186 (2011).
З.Д. Квон и др. Физика низких температур, 37, 258 (2011).
Е.Б. Ольшанецкий и др. Письма в ЖЭТФ, 89, 338 (2009).
M.V. Entin, et al., ЖЭТФ, 144, 1068 (2013).
G.M. Gusev, et al., Phys. Rev. Lett, 104, 166401 (2010).
G.M. Gusev, et al., Phys. Rev. Lett, 108, 226804 (2012).
O.E. Raichev, et al., Phys. Rev. В, 86, 155320 (2012).
E.B. Olshanetsky, et al., Письма в ЖЭТФ, 98, 947 (2013).
Транспортные свойства изолированного листа
графена
В.Ю. Кочаровский
Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффее РАН, С.-Петербург, Россия
В докладе обсуждаются свойства чистого изолированного листа графена
в окрестности дираковской точки. На первый взгляд, само существование такой системы противоречит известной теореме о нестабильности одномерных
и двумерных кристаллов. В частности, двумерный кристалл должен испытывать фазовый переход в скомканное состояние (crumpling transition) за счет
изгибных колебаний (flexural deformation phonons). В докладе обсуждаются
причины стабилизации графена в плоской фазе и показано, что даже в такой
фазе роль изгибных колеваний крайне велика и существенно сказывается на
транспортных свойствах системы. В отсутствии электрон-электронного взаимодействия, такие колебания дают главный вклад в сопротивление графена.
Показано, что проводимость, ограниченная рассеянием на изгибных фононах,
падает с температурой как T −η , где η — критическая экспонента (равная
0.7 согласно численным расчетам), описывающая поведение системы в точке
25
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа