Hochbewegliche zweidimensionale Lochsysteme in GaAs/AlGaAs

118
Kapitel 6. T-abhängige Magntotransportuntersuchungen an (110) 2DHG
E
F
scheinen aufgrund isotrop gemessener bzw. im Fall der MDSI-Struktur ange-
nommener Werte für m
∗
richtungsunabhängig in Tabelle 6.3 aufgelistet. Ferner wird
der dimensionslose Wechselwirkungsparameter
r
s
=
(2π)
2
e
2
m
∗
√
pih
2
ε
GaAs
√
p
(6.2)
berechnet, der ein Maß für die Stärke der Coulomb-WW in 2D-Systemen darstellt.
Aus den in den Tabellen 6.2 und 6.3 aufgelisteten Strukturdaten geht hervor, dass
die Beweglichkeit µ in enger Abhängigkeit von Transportstreuzeit τ
t
und somit auch
der mittlerer freier Weglänge l zur ersten Einschätzung der Probenqualität verwen-
det werden kann, diese jedoch keinen vollständigen Satz an Parametern darstellen,
die zur Beschreibung der charakteristischen Eigenschaften von 2DHGs in Magneto-
transportuntersuchungen ausreichend sind. So zeigt die MDSI-Struktur die höchste
gemessene Beweglichkeit der Ladungsträger, gleichzeitig aber auch die größte Aniso-
tropie und Temperaturabhängigkeit von µ und den höchsten Wert vom m
∗
aller hier
untersuchten Strukturen. Die dsd-QW Struktur zeigt nur minimal kleinere Werte
Struktur
m
∗
r
s
k
F
v
F
E
F
(m
0
)
(10
7
m
−1
)
(10
3
m/s)
(meV)
dsd QW
0.38
5.6
14.1
43.0
1.99
ssd QW
0.22
5.3
8.6
45.1
1.27
MDSI
0.72
16.8
8.86
14.2
0.42
Tabelle 6.3: Charakteristische Größen der 2DHG wie die dimensionslose Wechselwir-
kungssträrke r
s
, der Fermiwellenvektor k
F
, die Fermigeschwindigkeit v
F
und die Fermi-
energie E
F
ermittelt mit Hilfe von Ladungsträgerdichte und effektiver Masse und Beweg-
lichkeit bei T = 250 mK. Aufgrund der nicht unterscheidbaren effektiven Massen entlang
der [110] und der [001] Richtung wird hier bei den charakteristischen Größen, die lediglich
von der effektiven Masse m
∗
, der Ladungsträgerdichte und Naturkonstanten abhängen auf
eine richtungsabhängige Darstellung verzichtet.
von µ, jedoch eine erheblich geringere Anisotropie von µ zusammen mit einer we-
sentlich geringeren m
∗
, die sich gut mit m
∗
der ssd-QW Struktur vergleichen lässt.
Ferner zeigen die beiden QW-Strukturen eine annähernd verschwindende Abhän-
gigkeit der effektiven Masse m
∗
von B-Feldern, während dieses Verhalten in der
MDSI-Struktur besonders stark ausgeprägt ist. Ähnlich verhält es sich mit τ
q
bzw.
τ
t
/τ
q
, welche für die MDSI-Struktur eine starke Temperaturabhängigkeit aufweisen,
für die QW-Strukturen hingegen als annähernd konstant betrachtet werden können.
Es ist zu sehen, dass τ
q
für die MDSI-Struktur mit 7.6 ps einen nur leicht erhöhten
Wert gegenüber der ssd-QW Struktur (τ
q,[110]
= 6 ps) aufzeigt, sich aber deutlich
von τ
q,[110]
= 2.6 ps der dsd-QW Struktur unterscheidet. Trotzdem zeigt die dsd-QW

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6.4. Diskussion
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Struktur die stärkste Ausprägung in den SdH-Oszillationen, während die Verläufe
für MDSI- und ssd-QW Struktur eine deutlich schwächere, aber zueinander sehr
ähnliche Ausprägungsstärke aufweisen. Die Interpretation dieser Probenparameter
lässt keine allgemeine Aussage zu, welche Struktur die qualitativ beste ist. Vielmehr
sind diese in Hinblick auf durchzuführende Experimente zu bewerten, für welche ge-
rade durch die Komplexität des Valenzbandes in GaAs und die damit verbundenen
Abhängigkeiten ein erweitertes Struktur-Design zwingend nötig ist.
Die effektive Masse kann durch geeignete Wahl der Ladungsträgerdichte und Kris-
tallrichtung sowie Stärke und Geometrie des Einschlusspotentials auf Werte zwischen
0.15 m
0
[119] und 0.9 m
0
[85] gezielt eingestellt werden. Vor allem QW-Strukturen
zeigen in Zyklotron-Resonanz (CR) Experimenten eine besonders starke Abhängig-
keit von m
∗
und der Dichte p [44], [54] und [119]. MDSI-Strukturen weisen laut Ref.
[119] kaum eine Abhängigkeit von m
∗
und p auf. Es ist jedoch zu beachten, dass die
hierbei für verschiedene (001)-orientierte MDSI-Strukturen ermittelten Werte von
m
∗
∼ 0.5 m
0
im Dichtebereich p ∼ 10
10
cm
−2
gewonnen wurden. Habib et al. [85]
beobachten im Rahmen von Magnetotransportuntersuchungen Werte bis zu m
∗
=
0.9 m
0
für eine MDSI-Strukturen mit p = 2.3 × 10
11
cm
−2
. Die von uns vorgestellte
MDSI-Struktur zeigt entlang den (001)- und (110)-Kristallorientierungen gemeinsa-
men [110]-Transportrichtung eine m
∗
= 0.72 m
0
bei p = 1.25 × 10
11
cm
−2
. Dadurch
wird gezeigt, dass MDSI-Strukturen entweder über einen vergrößerten Dichtebe-
reich durchaus eine Abhängigkeit von m
∗
und p aufweisen, oder dass die aus CR-
und Magnetotransportmessungen gewonnen Wert von m
∗
aufgrund der unterschied-
lichen Anregungsarten der Löcher nicht gleichzusetzen sind. Es soll darauf hinge-
wiesen werden, dass die im Rahmen dieser Arbeit ermittelten Werte von m
∗
kein
anisotropes Verhalten erkennen lassen. Die für eine QW-Struktur errechnete Di-
spersionsrelation [35] in Abbildung 2.7c) lässt erkennen, dass die Schwerlochbänder
entlang der [110]- und [001]-Transportrichtung für kleine Werte von k nicht notwen-
digerweise starke Unterschiede in der Krümmung aufweisen müssen. Da im Rahmen
dieser Untersuchungen trotzdem starke Anisotropien in µ, τ
t
und τ
q
beobachtet wer-
den konnten, drängt sich die Vermutung auf, dass der Transport von Löcher entlang
Achsen unterschiedlicher Polaritäten stark durch nicht isotrop verteilte Streupo-
tentiale beeinflusst ist. Die Tatsache, dass die QW-Strukturen, trotz Einfluss einer
zweiten Grenzfläche eine geringere Beweglichkeitsanisotropie aufzeigen, lässt darauf
schließen, dass es sich dabei nicht wie aus [311]A-orientierten Lochgasen um eine
anisotropes Wachstum der Grenzflächen handelt. Vielmehr lassen die annähernd
gleichen Werte für τ
q
von MDSI- (7.6 ps) und ssd-QW Struktur (6 ps bzw 4.6 ps)
im Gegensatz zur dsd-QW Struktur (2.6 ps bzw. 1.7 ps) den Schluss vermuten,
dass dieses Phänomen von der Akzeptoren-Dichte abhängig ist. Wie bereits in den
Kapiteln 4.2 und 5.1 gezeigt, ist das Einbauverhalten von Kohlenstoff als Akzeptor
durchaus als komplex anzusehen. Ein anisotropes Einbauverhalten entlang der [110]-
und [001]-Kristallachsen kann durchaus als mögliche ergänzende Ursache anisotro-

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