Содержание
- 1. Квантовый эффект Холла
- 2. Открытые проблемы
- 3. Содержание диссертации
- I. Реализация ДЭС в СаАв/АЮаАэ гетероструктурах
- 1. Строение исследуемых гетероструктур
- 2. Масштабы энергии в задаче
- 3. Метод емкостной спектроскопии
- II. Температурная зависимость емкости в режиме квантового эффекта Холла в присутствии длиннопериодных флуктуации потенциала
- 1. Влияние короткопериодного и длиннопериодного потенциала
- 2. Результаты магнитоемкостных измерений
- 3. Обсуждение
- 4. Сравнение результатов термоактивационных и емкостных измерений
- III. Влияние дополнительной параллельной компоненты магнитного поля на состояния КЭХ различной природы
- 1. Орбитальные и кулоновские эффекты на состоянии КЭХ и =
- 2. Спиновая поляризация состояний ДКЭХ при г^ = 1/Зиг/ = 2/
- 3. Спиновая поляризация ДЭС в окрестности состояния и.=
- IV. Эффект шнурования тока в гетеропереходах ОаАв/АЮаАв, предшествующий пробою квантового эффекта Холла
- 1. Шнурование тока в образцах без затвора
- 2. Проявление шнурования тока в емкости полевых транзисторов
- Заключение
- Приложения
- А Приближение треугольного потенциала
- Б Микроскопический вывод формулы для емкости в образцах с длиннопериодными флуктуациями концентрации
- 1. Квантовый эффект Холла
Исследование сильнокоррелированных двумерных электронных систем (ДЭС) в квантующих магнитных полях является одной из наиболее актуальных проблем современной физики твердого тела. Этому способствовало открытие К. фон Клитцингом в таких системах целочисленного и позднее Штер-мером и Тсуи дробного квантового эффектов Холла (КЭХ) [1,2]. Было обнаружено, что в сильных магнитных полях и при достаточно низких температурах в зависимости холловского сопротивления рху от заполнения уровней Ландау v = nshc/(eH) при целочисленных или, соответственно, некоторых дробных факторах заполнения v = p/q возникают плато (здесь ns — концентрация электронов в двумерном слое, Н — магнитное поле, hc/e — квант магнитного потока, p, q — целые числа, q — обычно нечетное). При этом тензор проводимости имеет вид а=(*0 ехр (-Да/2Т) -(р/Я)(еУк) (p/q)(e2/h) а0 ехр (-Да/2Т))'
Диагональная проводимость ахх имеет активационный характер и при низких температурах обращается в ноль (для целочисленного КЭХ щель Да имеет масштаб расстояния между уровнями магнитного квантования), в то время как холловская проводимость аху принимает квантованные значения (p/q)(e2/h).
Традиционное объяснение КЭХ, предложенное в работе [3], состоит в следующем. Случайный потенциал примесей, неизбежно присутствующий в реальных образцах, приводит к уширению í--образных уровней магнитного квантования. Состояния, значительно изменившие свою энергию, оказываются локализованными, однако, вблизи положения невозмущенного уровня Ландау может оставаться некоторое число делокализованных состояний [4,5]. Бездиссипатив-ный перенос холловского тока возможен в случае, если под уровнем Ферми находятся делокализованные состояния. В работе [3] было показано, что при локализации электрона на единичной примеси величина холловского тока не изменяется. Согласно [6,7], если уровень Ферми попадает в область локализованных состояний (т. е. Находится в щели подвижности), то <�тху = ге2//г, где i — целое число. Экспериментальным доказательством возможности переноса холловского тока состояниями под уровнем Ферми может служить эксперимент [8], в котором в образцах геометрии Корбино при изменении магнитного поля зафиксирован перенос заряда радиальным холловским током, вызванным индукционным электрическим полем.
Сравнительно небольшая концентрация носителей в ДЭС приводит к тому, что эффекты межэлектронного взаимодействия в двумерных системах оказываются существенно усиленными по сравнению с трехмерным случаем. Ярким примером коллективных эффектов в ДЭС является дробный квантовый эффект Холла (ДКЭХ), который проявляется аналогично целочисленному (ЦКЭХ) при дробных факторах заполнения и = р/д, где р, д — небольшие целые числа, а д обычно нечетное. Возникновение состояния ДКЭХ соответствует появлению сингулярного члена в кулоновской энергии Ес{и), отвечающего за скачок хим-потенциала при и — р/д (см., скажем, [9] и ссылки там), и, в частности, может сопровождаться изменением спиновой поляризации ДЭС [10], которая в слабых магнитных полях определяется минимумом обменной энергии системы.
Ситуация с ДКЭХ, когда микроскопическая теория опередила феноменологическое понимание эффекта, является в физике достаточно редкой. Для объяснения ДКЭХ Лафлиным была предложена волновая функция основного состояния для состояний ДКЭХ I/ = 1/д с нечетным д, а также волновые функции возбуждений на этих состояниях, соответствующие квазичастицам с дробным зарядом [11] и дробной статистикой [12,13]. О наблюдении квазичастиц с дробным зарядом сообщалось в работах [14−17]. Справедливость предложенной волновой функции основного состояния была подтверждена численной диаго-нализацией гамильтониана для систем с малым числом частиц (6 < N < 10). В работах [12,13] лафлиновское рассмотрение было обобщено на случай произвольных р, д. Однако, следующая из теории [12,13] иерархия состояний ДКЭХ не соответствует реальной последовательности их появления по мере понижения температуры и улучшения качества образцов. Эта проблема была снята в работах [18,19], где была предложена концепция композитных фермионов — квазичастиц, состоящих из электронов со связанным с ними четным числом квантов магнитного потока. Это позволило свести задачу о ДКЭХ в системе взаимодействующих электронов к задаче о ЦКЭХ в системе слабо взаимодействующих композитных фермионов. Экспериментальные свидетельства существования композитных фермионов были опубликованы в работе [20]. Вскоре на композитных фермионах была измерена магнитная фокусировка [21], обнаружено [22] резкое возрастание их эффективной массы при приближении к ½ фактора заполнения, на котором реализуется состояние ДКЭХ, что согласуется с теорией [23]. Отметим, что концепция композитных фермионов позволила установить закон [24], предсказывающий спиновую поляризацию основного состояния ДЭС в слабых магнитных полях на состояниях ДКЭХ. Тем самым была выявлена тенденция как в серии результатов численных расчетов [10] поляризации основного состояния для систем с малым числом частиц, так и в результатах имеющихся экспериментов [25−28].
Теория композитных фермионов дает также возможность построения волновых функций для возбуждений на состояниях ДКЭХ. При этом, волновая функция для квазидырочных возбуждений, полученная в рамках теории композитных фермионов [19] для V — 1/д, совпадает с лафлиновской, а для квазиэлектронных возбуждений несколько от нее отличается. При этом, согласно [19], остается открытым вопрос о величине заряда и спине носителей тока, поскольку квазичастицы обладают дробным зарядом и дробной статистикой, а композитные фермионы, формирующие несжимаемое состояние в ДКЭХ, имеют заряд, равный заряду электрона и спин ½. В связи с этим достаточно важен вопрос о спиновой поляризации ДЭС при отходе от точных целочисленных или между соседними дробными факторами заполнения, который будет обсуждаться в третьей главе диссертации.
Как известно [29], кулоновские эффекты приводят к увеличению спиновых щелей на нечетных факторах заполнения. Однако энергия возбуждений электрон-дырочных пар при и = 1 существенно превышает экспериментально измеренные значения щели на этом факторе заполнения. В работе [30] было показано, что при возбуждении квазичастиц со спиновой текстурой (скирмио-нов) согласие с экспериментом значительно улучшается. Рождение скирмиона характеризуется изменением спина сразу у большого числа электронов в ДЭС и сопровождается резкой деполяризацией системы при отходе от и = 1. Об экспериментальном наблюдении скирмионов сообщено в работах [31,32], результаты которых свидетельствуют о резком уменьшении спиновой поляризации ДЭС при малых отклонениях фактора заполнения от и — 1.
2. Открытые проблемы
Несмотря на явный прогресс теории и эксперимента, столь успешно подкрепляющих друг друга, значительная часть проблем, препятствующих полному пониманию КЭХ и обозначенных уже более 10 лет назад в обзоре [4], остается неразрешенной до сих пор.
Эти пробелы можно условно разнести на две группы. Во-первых, это вопросы, посвященные влиянию беспорядка на КЭХ. Среди них — отсутствие удовлетворительного объяснения большой плотности состояний в щели между уровнями и ее зависимости от фактора заполнения и температуры [33−35], неявная связь с подвижностью [36] ширины холловских плато и сопровождающих их минимумов в продольной проводимости, а также вопрос о распределении токов в режиме КЭХ и существовании локальной связи между величиной электрического поля и плотностью тока, что имеет принципиальное значение для объяснения этого эффекта. Кроме того, остается неясным влияние беспорядка на возникновение состояний ДКЭХ. Хотя конечная ширина квантованных плато, по-видимому, обусловлена локализацией электронных состояний вследствие беспорядка, в то же время более сильный беспорядок разрушает состояния ДКЭХ, и критерии для разрушения КЭХ беспорядком на данный момент неизвестны.
Ко второй группе можно отнести вопросы о роли взаимодействия в режиме КЭХ. Так, например, неясен характер спиновой поляризации ДЭС между дробями с разным спином основного состояния. Эффекты межэлектронного взаимодействия, согласно расчетам [29,37], проявляются в изменении расстояния между уровнями Ландау, которое, вообще говоря, может зависеть от фактора заполнения ДЭС. Таким образом, остается открытым вопрос о связи с ку-лоновскими эффектами наблюдаемой зависимости от фактора заполнения ширины уровней магнитного квантования [38], а также щели между уровнями [39], или же они имеют другое происхождение, поскольку удовлетворительное согласие между теорией и экспериментом в этом вопросе отсутствует.
3. Содержание диссертации
Первая глава диссертации посвящена вопросу о реализации ДЭС в исследуемых гетероструктурах СаАэ/АЮаАй, здесь же описаны образцы, исследованные в наших экспериментах, их параметры и характеристики. В этой же главе обсуждаются возможности емкостной спектроскопии, при помощи которой была получена основная часть изложенных в диссертации результатов. Основным преимуществом емкостной методики является то, что, в отличие от традиционных магнетотранспортных исследований, она позволяет изучать термодинамические характеристики ДЭС напрямую. При этом до настоящего времени она использовалась относительно редко.
Во второй главе представлены исследования температурных зависимостей возникающих на состояниях КЭХ особенностей в емкости полевых транзисторов на основе гетероперехода ОаАз/АЮаАэ. Показано, что результаты хорошо описываются моделью с длиннопериодными флуктуациями случайного потенциала в слое двумерных электронов для случая ¿-образных уровней Ландау. Затем дополнительно было рассмотрено влияние однородного уширения уровней, и показано, что в наших образцах в полях Н > 0.5 Тл ширина уровней Ландау Г не превосходит 0.1Ншс. Методом емкостной спектроскопии, а также из магнетотранспортных измерений определены величины щелей для целочисленных факторов заполнения уровней Ландау, а также зависимости химпотенциала от концентрации электронов ц3[п3) в окрестности четных факторов заполнения.
В третьей главе приведены исследования влияния дополнительной параллельной компоненты магнитного поля Н\ на щели, отвечающие состояниям КЭХ различной природы: циклотронные, спиновые и кулоновские.
Добавление Н\ на четных факторах заполнения приводит к резкому уменьшению амплитуды минимума в емкости, что связано с уменьшением скачка химпотенциала в окрестности четных факторов заполнения. В приближении параболического потенциала сделана оценка уменьшения циклотронной щели в наклонном магнитном поле. Оказалось, что в полях Н< 1 Тл экспериментально определенное уменьшение щели существенно больше ожидаемого из-за недвумерности реальной системы, тогда как в более сильных полях соответствие улучшается. По-видимому, для объяснения уменьшения щели на четных факторах заполнения в слабых магнитных полях необходим учет кулоновского взаимодействия.
Показано, что основное состояние КЭХ на и <2/3 в магнитных полях с перпендикулярной ДЭС компонентой Н±-> б Тл полностью поляризовано, а при и > 2/3 частично деполяризуется, как если бы все электроны, попадающие в систему, имели спин против магнитного поля, причем дополнительного переворота спина у остальных электронов не происходило. При значениях фактора заполнения 2/3 < и < 0.9, поляризация системы проходит через минимум, и при приближеннии к и = 1 снова возрастает. Тем самым, результаты эксперимента показывают, что ДЭС может оказаться частично поляризованной между двумя полностью поляризованными соседними состояниями КЭХ.
Наблюдаемые при добавлении #ц изменения емкости в окрестности и = 1 указывают на заметное уменьшение спиновой поляризации при отходе в обе стороны от точного значения и = 1. Деполяризация ДЭС при отходе от и = 1 возрастает с понижением температуры и при увеличении полного поля. Такое поведение системы соответствовует возбуждениям в окрестности г/ = 1 с переворотом спина у нескольких электронов. Максимальный спин подобных возбуждений, наблюдавшийся в нашем эксперименте, равен 2.5 ±0.2, что в пять раз превышает спин одного электрона. Таким образом, наши данные свидетельствует в пользу концепции скирмионов, «полуразрушенных» вследствие заметной величины зеемановского расщепления и конечной температуры.
Четвертая
глава IIосвящена эффектам шнурования тока в ДЭС как при наличии металлического затвора над ДЭС, так и без него.
В образцах гетероструктур без затвора в режиме квантового эффекта Холла обнаружено явление самоиндуцированного шнурования тока около краев образца холловской геометрии. Показано, что при точных целочисленных значениях среднего по образцу фактора заполнения токи, текущие вдоль противоположных краев, примерно равны, а при отклонении от этого значения в пределах квантового плато ток все более концентрируется около того края образца, где локальное значение фактора заполнения ближе к целочисленному. При этом изменение направления магнитного поля или тока приводит к переходу шнура на противоположный край образца. Несмотря на значительное число исследований распределения потенциала в гетероструктурах ОаАв/АЮаАв в режиме КЭХ, выполненных различными методами (см., например, работы [40−43]), в чистом виде такой эффект в этой системе прежде никогда не наблюдался. Доказательства эффекта шнурования и перемещения шнура тока с края на край образца были получены только для полевых транзисторов [44−46], в которых, в отличие от гетероструктур без затвора, связь между электрическим потенциалом и плотностью электронов имеет локальный характер и простой вид.
Движение по образцу шнура с током при изменении фактора заполнения проявляется также в динамической емкости полевых транзисторов, приводя к возникновению узких пиков вблизи целочисленного фактора заполнения. Их ширина в несколько раз меньше характерной для этих образцов дисперсии концентрации электронов, а амплитуда растет с увеличением пропускаемого тока и при понижении температуры, причем измеряемая емкость в пике может многократно превышать геометрическую емкость образца. Представлен феноменологический вывод формы этих особенностей для случая относительно сильных токов, при которых, однако, еще не происходит подавления КЭХ. Предлагается также гипотеза, объясняющая возникновение этих пиков при совсем слабых токах, когда амплитуда случайного потенциала превосходит возникающую на краях образца холловскую разность потенциалов. В этом случае возникновение пика связывается с протеканием тока по несжимаемым состояниям, что возможно только в малой окрестности целочисленного фактора заполнения.
В заключении перечислены основные результаты, выносимые на защиту и представлен
список работ, опубликованных по материалам диссертации.
т, к.
Рис. 2.5. Модельные расчеты зависимости Ддо (Т) при V = 2р: л/Ътаа^р при Г = О, Д = 30 К (пунктирная линия) — у/2ка (а2р — 0^+½) ПРИ Г = 0, Д = 30 К (сплошная линия), при Г = 3 К, Д = 30 К (штрих-пунктирная линия), при Г = 3 К, Д = 36 К (штриховая линия). деляемое таким образом значение, А меньше истинной величины щели в силу конечной величины Г, то наклон экспериментально измеренных зависимостей oi2V{T) должен быть существенно меньше следующей из уравнения (2.6) величины dot2P (T)-/<1Тт=о = — (21п (теь/сг) + 7 — 1п2) /(y/Znа) (на рис. 2.5 показано, что наклон oi2p{T) мало чувствителен к, А даже при конечной Г). Совпадение наклона экспериментальных зависимостей на рис. 2.4 с теорией свидетельствует о том, что даже в самом слабом магнитном поле H — 0.5 Тл на наших образцах Г/А < 0.1. При большем Г/А расхождение расчетных кривых с экспериментальными выходит за рамки погрешности экспериментальных измерений. Это означает, что в самом слабом поле ошибка в определении щели А, обусловленная конечной величиной Г, не превышает 10%. Если, согласно теории (см., например, [54]), уширение уровней короткопериодным потенциалом зависит от поля как Г ~ л/Н, то в поле 1 Тл эта ошибка уже меньше 3%. Отметим, что при Г/А = 0.1 плотность состояний в середине щели составляет dn/d/nT=0 = 3×10~5 А,.
Обратимся теперь к случаю нечетных факторов заполнения. Постоянная при низких температурах ширина емкостных особенностей на состояниях КЭХ различного происхождения (рис. 2.2в) дает основание считать, что амплитуда минимумов на нечетных факторах заполнения по-прежнему определяется длин-нопериодными неоднородностями концентрации. В этом случае прямолинейная аппроксимация амплитуды минимумов на нечетных факторах заполнения у = 1,3,5 к Т = 0 дает значения скачков химпотенциала при нуле температур. Экспериментальные зависимости ос2Р (Т) для нечетных факторов заполнения, показанные на рис. 2.46, линейно зависят от температуры в области низких температур, как и в случае невзаимодействующих частиц. Это позволяет с точностью около 20% определить значения щелей Д., на нечетных факторах заполнения. Как видно из рисунка, все три определенные значения As многократно превосходят величину спинового расщепления с объемным значением g-фактора (д^в = 0.3 К/Тл), однако величина щели несколько уменьшается с номером уровня. Это уменьшение может быть обусловлено уменьшением удельной поляризации S/ns (S — полный спин ДЭС на единицу площади) на нечетном факторе заполнения v — 2р + 1 при увеличении р и, соответственно, уменьшением выигрыша в обменной энергии [29]. Отметим, что определенные таким образом значения щелей как на четных, так и на нечетных факторах заполнения находятся в удовлетворительном согласии со значениями Ас и As, полученными т-1−1-1-[—1-г.
40 4.
1 20.
10 0.
0.0.
0.5.
1.0.
1.5.
2.0.
Н, Т.
Рис. 2.6. Зависимость циклотронной щели на точных четных факторах заполнения от магнитного поля: (Я, и) = (0.5 Тл, 8), (1 Тл, 4), (1.7 Тл, 2), (2 Тл, 2). Квадраты — скачок химпотенциала определен аппроксимацией амплитуды емкостных особенностейкружки — щель определена из активационных измерений. Пунктиром показана величина %шс = НеН/(т*с) для т* = 0.067тов результате подгонки зависимостей С (п3, Я) — С{п3, Н = 0), что указывает на непротиворечивость выбранной модели.
4. Сравнение результатов термоактивационных и емкостных измерений.
Параллельно магнетоемкостным измерениям мы проводили измерения температурной зависимости продольной проводимости сгхх (пц, Т) при четных и, откуда определялась энергия активации Да (см. формулу 0.1). В случае экранированного длиннопериодного потенциала энергия активации есть расстояние от уровня Ферми до уровня перколяции в таком потенциале [50]. Отсюда, при точном целом факторе заполнения энергия активации, как и в случае однородной системы, оказывается равной Ь, и>с/2. Результаты определения скачка химпотенциала для и = 2 из емкостных измерений и удвоенной энергии активации из транспорных измерений приведены на рис 2.6. Пунктиром показана величина циклотронного расщепления при эффективной массе электрона в объеме GaAs m* = 0.067moОбе величины линейно зависят от магнитного поля, однако с увеличением поля удвоенная энергия активации растет быстрее (2dAa/dH = 26 К/Тл) величины циклотронного расщепления (е/т*с = 19.5 К/Тл). В частности, величины щелей, определенные из актива-ционных измерений, в полях Я > 1 Тл превышают соответствующие значения циклотронного расщепления. Наши данные по измерению энергии активации на и = 2 хорошо согласуются с работой [58], где наблюдалось дополнительное увеличение щели по сравнению с величиной циклотронного расщепления на 2dAa/dH — eh/m*c = 7±1 К/Тл (в нашем случае 2dAa? dH — е/т*с — 6.5 К/Тл).
Помимо определения энергии активации из температурной зависимости минимума диссипативной проводимости, магнетотранспортные измерения позволяют определить величину d? jLs/dns вблизи целочисленных факторов заполнения. Наблюдавшееся в численном моделировании [50] совпадение производных d/j, s/dns и dAa/dns в образцах с длиннопериодными флуктуациями потенциала позволяет пользоваться формулой для продольной проводимости вблизи минимумов осцилляций Шубникова-де Гааза [59]: ахх = сг0 ехр (—Да/Г) cosh (/Us/T). Такое описание формы кривой crxx (ns) вблизи минимума позволяет определить при данной температуре ц8{п8) = Т &xcosh (crxx{ns)l<�тхх в поле 2 Тл, показана на рис. 2.8а. На рис. 2.76 приведена температурная зависимость ц3{п8) в окрестности и = 2, определенная путем интегрирования разности C (ns, 2 Тл) — C5(ns), показанной на рис. 2.7а (см. формулу 2.7). Величины dfMs/dns | v-i, полученные из наших емкостных и транспортных измерений, представлены на рис. 2.86. Оба метода с 10% точностью дают значение при нулевой температуре dxs? dnaj"=2 = 5×10~9К см2, отсюда, на наших образцах в поле 2 Тл получаем dnsjd^s |"=2,т=о = 0.08Д> Это значение во много раз больше действительной величины плотности состояний dn/dji в середине между уровнями.
Итак, на наших образцах ненулевые значения dns/d[is в щели между урове с и о.
20 10 а 0.
ХП со. ю -20 -30.
1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 V.
Рис. 2.7. а) Температурная зависимость емкости в поле Н = 2 Тл. б) Зависимость /Ь^), определенная интегрированием С (те5) относительно предельной кривой Сд (п3). Пунктирной линией показана зависимость /л3(п3) при высокой температуре, имеющая наклон 1/.Оо.
———Т=3.8 К.
——Т=3.3 К.
— Т=2.9 К сл СО.
9.2 9.4 9.6 9.8 10.0 10.2 п, Ю10 см" 2 о.
Рис. 2.8. а) Зависимость 5ц3(п3), определенная из транспортных измерений. На вставке показана зависимость проводимости ахх{пв)/сг™п при разных температурах, б) Температурная зависимость с1/и, 3/с1п3, определенная из емкостных (квадраты) и транспортных (кружки) измерений. нями Ландау обусловлены длиннопериодными флуктуациями концентрации. Емкостные измерения в широкой области факторов заполнения согласуются с результатами численных расчетов зависимости (1ц3 /<1па для случая узких уровней магнитного квантования с учетом температурного размытия скачка хим-потенциала и его последующего усреднения по концентрации, что свидетельствует об очень малой (< 103Дз) величине плотности состояний в щели между уровнями. Установлены усиленные значения щелей на нечетных факторах заполнения и = 1,3,5. Показано, что емкостные и транспортные измерения дают одинаковый результат при определении в окрестности и = 2.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
.
На защиту выносятся следующие основные результаты. В режиме квантового эффекта Холла исследованы зависимости емкости между затвором и ДЭС от напряжения на затворе в полевых транзисторах на основе одиночного гетероперехода СаАв/АЮаАз в которых доминирующим типом беспорядка являются длиннопериодные флуктуации случайного потенциала;
1. Исследованы температурные зависимости емкости в режиме КЭХ в образцах с длиннопериодными флуктуациями концентрации.
• измерена температурная зависимость минимумов в емкости на состояниях ЦКЭХ;
• показано, что на исследуемых образцах доминируют длиннопериодные флуктуации потенциалаприведено микроскопическое объяснение минимумам в емкости на состояниях КЭХ в терминах движения несжимаемых областей;
• результаты описаны моделью с длиннопериодными флуктуациями концентрации, распределенной по гауссу, и неуширенными уровнями энергиипоказано, что введение в модель гауссова уширения уровней энергии с Г > 0.1%шс противоречит экспериментальным данным;
• определены величины циклотронных и спиновых щелейпроведено сравнение циклотронных щелей, определенных из емкостных и акти-вационных измерений.
2. Исследовано влияние дополнительной параллельной компоненты Яц на состояния КЭХ различного происхождения — циклотронные, спиновые и кулоновские. Изменения емкости при добавлении Яц показывают, что:
• в поле Я > б Тл при 0.28 < и < 2/3 ДЭС полностью поляризована по спину, при 2/3 < V < 0.9 ее поляризация проходит через минимумвсе добавленные в ДЭС электроны в окрестности и = 2/3 имеют спин против магнитного поля;
• в поле Я = 1.7 Тл поляризация ДЭС при отходе от и = 1 резко падает, степень поляризации зависит от температуры и полного полямаксимальный спин возбуждений, наблюдавшийся в эксперименте, равен 2.5;
• при добавлении Яц уменьшение циклотронных щелей в полях Я < 1 Тл существенно больше ожидаемого из орбитальных эффектов, при увеличении поля соответствие улучшается.
3. Исследован эффект шнурования тока, предшествующий пробою КЭХ, в гетероструктурах с затвором и без него.
• наблюдалось шнурование тока в гетероструктурах GaAs/AlGaAs без затвора. Показано, что при точных целочисленных значениях среднего по образцу фактора заполнения v вдоль краев текут равные токи, причем при отклонении от этих значений в пределах квантового плато ток концентрируется около того края, где локальное значение V ближе к целочисленному;
• при пропускании постоянного тока в зависимости емкости полевых транзисторов от напряжения на затворе наблюдались узкие пики, происхождение которых связывается с движением шнура тока. Его положение определяется линией протекания по несжимаемым состояниям, это подтверждается взаимным расположением наблюдаемых пиков.
Апробация работы. Основные результаты диссертационной работы были доложены на следующих всероссийских и международных конференциях:
1. «Spin reversed quasiparticles in the fractional-quantum-Hall-effect state» (авторы S.I.Dorozhkin, M.O.Dorokhova, R.J.Haug, K. Ploog) на конференции «12th International Conference on the Application of High Magnetic Fields», Wurzburg, Германия, 1996.
2. «Spin depolarization of a two-dimensional electron system caused by the electron-electron interaction» (авторы те же) на конференции «23rd International Conference on the Physics of Semiconductors», Берлин, Германия, 1996.
3. «Capacitance spectroscopy of the Fractional Quantum Hall Effect» на международной конференции «Mesoscopic and strongly correlated electon systems», Черноголовка, Россия, 1997.
4. «Magnetocapacitance study of the FQHE: Quasiparticle charge and spin polarization» на конференции «Novel Physics in Low-Dimencional Electron Systems», Дрезден, Германия, 1997.
5. «Исследование спиновой поляризации электронной системы в полевых транзисторах на основе гетероперехода GaAs/AlGaAs в ультраквантовом пределе» на III Всероссийской конференции по физике полупроводников Москва, 1997.
6. Доклад «Квазичастицы с перевернутым спином в режиме ДКЭХ» на V Школе-Семинаре Молодых Ученых «Проблемы Физики Твердого Тела и Высоких Давлений», Туапсе, 1997.
7. «Magnetocapacitance study of 2DES at GaAs/AlGaAs heterojunction at filling factor one» на конференции «The 24-th international conference on the physics of semiconductors», Иерусалим, Израиль, 1998.
8. «Magnetocapacitance study of 2DEG with long-range potential fluctuations» на международной конференции «Mesoscopic and strongly correlated electon systems», Черноголовка, Россия, 2000.
Выносимые на защиту результаты опубликованы в следующих основных работах:
1. S.I.Dorozhkin, M, O. Dorokhova, R.J.Haug, K. Ploog, «Spin-reversed quasielec-tron excitations in the 2/3-filling fractional-quantum-Hall-effect state», Physical Review В 55, 4089 (1997).
2. S. I. Dorozhkin, M. 0. Dorokhova, R. J. Haug, and K. Ploog, «Capacitance spectroscopy investigation of the spin polarization of two-dimensional electronic systems», Письма в ЖЭТФ 65, вып. 1, 102−107 (1997).
3. S.I.Dorozhkin, М.О.Dorokhova, R.J.Haug, K. Ploog, «Magnetocapacitance study of the fractional-quantum-Hall effect. Quasiparticle charge and spin polarization», Physica E 1, 59−61 (1997).
4. С. И. Дорожкин, М. О. Дорохова, Р.Дж.Хауг, К. Плог, «Емкостная спектроскопия дробного квантового эффекта Холла», Успехи Физических Наук, 168 вып. 2, 135−140 (1998).
5. С. И. Дорожкин, М. О. Дорохова, «Эффект шнурования в гетеропереходах ОаАв/АЮаАэ, предшествующий пробою квантового эффекта Холла», Письма в ЖЭТФ, 68 вып. 9, 732 (1998).
6. С. И. Дорожкин, М. О. Дорохова, «Несжимаемая электронная фаза в полевых транзисторах», принято к печати в Письма в ЖЭТФ.
В заключение я хочу выразить свою искреннюю благодарность моему научному руководителю С. И. Дорожкину за поддержку, руководство и помощь. Я очень благодарна В. Т. Долгополову за внимание и заботу, и также всем сотрудникам ЛКТ и ЛЭК ИФТТ за теплую и плодотворную рабочую атмосферу. Отдельно я хочу поблагодарить моего мужа, моих маму и дочку за их долготерпение, позволившее мне завершить эту работу.
