WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 6 |

Сечение исследованных квантовых проволок Следует отметить, что число нереконструированных (2 2нм2) определяется шириной самоупорядоченной диполей может контролироваться путем варьирования квантовой ямы и поперечным ограничением, электростаконцентрацией хлорсодержащих соединений, которые тически индуцированным напряжением на затворе (Ug), являются ответственными за однородное распределение которые близки к расстоянию между примесными дилегирующих примесей внутри -барьеров. Данные харак- полями (2нм), задаваемому концентрацией бора внутри теристики самоупорядоченных кремниевых квантовых -барьеров. Эти параметры наряду с концентрацией двуям, ограниченных сегнетоэлектрическими -барьерами, мерных электронов, 8.6·1013 м-2, и эффективной длиной позволили впервые использовать конструкцию расще- одномерных каналов 1.5 мкм, много меньшей длины непленного затвора (рис. 1, b и c) для изучения кванто- упругого рассеяния, позволили идентифицировать вклад ванной проводимости как при нулевом, так и отлич- различных долин зоны проводимости кремния в ВАХ ном от нуля напряжении затвора. В последнем случае квазиодномерной проводимости (рис. 8). Величина стуэлектростатическое упорядочение сегнетоэлектрических пенек квантованной проводимости G(Vg), 4e2/h (gs = 2, -барьеров было стабилизирующим фактором размерно- gv = 2) (рис. 8, a) и 8e2/h (gs = 2, gv = 4) (рис. 8, b), Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Квантованная проводимость в кремниевых квантовых проволоках обнаруженных при исследовании кристаллографически ориентированных квантовых проволок, находится в четком соответствии со значением долинного фактора для осей [001] и [011] в плоскости Si (100).

Таким образом, величина ступенек квантовой лестницы проводимости одномерных каналов в кремнии n-типа в первую очередь определяется анизотропией зоны проводимости, что контрастирует с данными исследований квантовых проволок на основе гетероструктур GaAs–AlGaAs, для которых G0 = 2(e2/h)N вследствие gs = 2, gv = 1 [6,7].

3.2. Квантованная проводимость в кремниевых квантовых проволоках p-типа Квантованная проводимость G(Ug), возникающая вследствие квазиодномерного транспорта тяжелых дырок, была обнаружена при 77 K в процессе изучения квантовой проволоки, полученной внутри самоупорядоченной кремниевой квантовой ямы (100) p-типа с помощью методики расщепленного затвора (рис. 1, b и c). Сечение одномерного канала, 2 2нм2, как отмечено выше, определяется шириной квантовой ямы и электростатически индуцированным поперечным ограРис. 9. ВАХ квантовой лестницы дырочной проводимости ничением, которые близки к расстоянию между приодномерных каналов, ориентированных вдоль оси [001] внутри месными диполями, 2 нм, задаваемому концентрацией самоупорядоченной кремниевой квантовой ямы p-типа провобора внутри -барьеров. Низкая концентрация двумердимости в плоскости Si (100). Позиция уровня Ферми соотных дырок, 0.8 · 1013 м-2, и длина одномерного канала ветствует заполнению одномерных подзон тяжелых дырок (a), 0.5 мкм задают позицию уровня Ферми, соответствую- тяжелых и легких дырок (b). T = 77 K.

щую заполнению одномерных подзон тяжелых дырок, доминирующая роль которых проявляется в величине ступенек квантовой лестницы проводимости, 2e2/h (gs = 2, gv = 1), полученной при Uds = 0.01 В (рис. 9, a). флуктуаций продольного напряжения Uds вследствие их Обнаруженная особенность первой квантовой ступеньки, недостаточной развязки, что также отражается в туше 0.7 · (2e2/h), по-видимому, обусловлена поляризаци- нии квантовой лестницы с ростом номера ступеньки.

ей тяжелых дырок в нулевом магнитном поле, возникПоследнее обстоятельство, по-видимому, не позволило новение которой наиболее вероятно в коротких узких обнаружить сколь-либо заметных квантовых ступенек квантовых проволоках [17,22].

при N > 3 в процессе регистрации квантованной провоСледует отметить, что сам факт наблюдения квандимости тяжелых дырок. Тем более неожиданным предтованной проводимости тяжелых дырок является весьставляется сосуществование тушения квантовой лестнима неожиданным вследствие их большой эффективной цы проводимости и расщепления первой ступеньки в массы, которая не обеспечивает значительный энергенулевом магнитном поле (рис. 9, a), которое указывает тический зазор между соответствующими одномерными на соответствие по величине энергетического зазора меподзонами. В настоящей работе эта причина в опредежду одномерными подзонами и спинового расщепления ленной степени устраняется благодаря малому сечению первой одномерной подзоны. В этом случае переходы ноодномерного канала, что делает возможным регистрацию сителей между пустыми и заполненными одномерными не только квантовой лестницы проводимости, но и спиподзонами в значительно меньшей степени стимулируют нового расщепления первой одномерной подзоны. Тем не тушение 0.7 · (2e2/h) особенности первой квантовой менее, несмотря на малое сечение одномерного канала, ступеньки, поскольку величина спинового расщепления тепловая энергия при T = 77 K вполне достаточна, первой одномерной подзоны не зависит от концентрации чтобы стимулировать переходы между заполненными и двумерных носителей. Аналогичный эффект был недавно пустыми одномерными подзонами. Подобные термичеобнаружен при исследовании спинового расщепления ски индуцируемые переходы приводят к тушению кванпервой электронной одномерной подзоны в условиях тованной проводимости, что, в первую очередь, находит изменения продольного электрического поля Uds, прилоотражение в отсутствии резкости ступенек квантовой лестницы (рис. 9, a). Кроме того, увеличение напря- женного к квантовой проволоке, сформированной внутри жения на затворе Ug способствует усилению шумовых GaAs/AlxGa1-xAs-гетероструктуры [20].

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 472 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, В. Гельхофф, В.К. Иванов, И.А. Шелых При рассмотрении квантованной проводимости G(Ug), и концентрации носителей тока, и вклад в проводимость обусловленной вкладом одномерных подзон как тяже- могут вносить одномерные подзоны с различной стелых, так и легких дырок, в первую очередь необходимо пенью заполнения.

учитывать, что размерное квантование для них должно Для вычисления проводимости одномерной подзоны проводиться независимо в силу значительного отличия квантовая проволока заменяется точечным контактом, эффективных масс. Величина ступенек квантовой лесткоторый разделяет два бесконечных резервуара носиницы проводимости в этом случае, G0 =(2e2/h) · gN · N, телей тока. Разность химических потенциалов слева и пропорциональна фактору gN = 2, который описывает справа от точечного контакта равна произведению завырождение уровня размерного квантования. Однако ряда электрона на величину приложенного к проволоке при изучении квантовой проволоки квадратного сечения продольного напряжения µ1 - µ2 = eV. Вычисляя ток необходимо учитывать, что нижняя одномерная подзона через точечный контакт как разность тока, текущих слева является невырожденной (gN = 1), что автоматически направо и справа налево, имеем для вклада j одномерной приводит к квантовой лестнице, у которой величина подзоны первой ступеньки равна 2e2/h, а остальные соответ ствуют 4e2/h. Подобная зависимость была обнаружена e при T = 77 K в процессе исследования квадратной G = p[ f (p, µ1, T) - f (p, µ1 - eV, T )]dp, (3) j m V (2 2нм2) квантовой проволоки длиной 1.5 мкм, полученной с помощью методики расщепленного затвора внутри самоупорядоченной кремниевой квантовой ямы где f (p, µ, T ) обозначает фермиевское распределение.

(100) p-типа (рис. 9, b). Квадратное сечение одномерТаким образом, ного канала, как и в случае описанных выше кванто вых проволок, было реализовано благодаря практичеe 1 ски полному соответствию ширины квантовой ямы и G = p - dp j E -µ1 p2 E -µ1+eV j j pm V расстоянию между примесными диполями внутри сильkT 2mkT kT 2mkT 1 + e e 1 + e e но легированных -барьеров. Концентрация двумерных дырок, 1.1 · 1013 м-2, задает позицию уровня Ферми, µ1-E j eV kT kT соответствующую заполнению одномерных подзон как 2ekT 1 + e e = ln. (4) µ1-E j тяжелых, так и легких дырок. Следует отметить, что hV kT 1 + e полученная квантовая лестница проводимости (рис. 9, b) демонстрирует возможности изучения взаимного влия- Как видно, при конечной температуре проводимость ния спинового расщепления первых одномерных подзон зависит как от концентрации носителей тока, так и тяжелых и легких дырок в нулевом магнитном поле.

от приложенного продольного напряжения. В пределе Причем наиболее ярко эффекты спинового расщеплемалых продольных напряжений имеем ния дырочных одномерных подзон могут проявляться в µ1-E j процессе температурного и полевого тушения квантоkT 2e2 e вой лестницы проводимости, которое будет рассмотрено G =. (5) j µ1-E j h kT 1 + e далее.

Рассмотрим несколько предельных случаев.

3.3. Квантованная проводимость при конечных 1) Заполненные подзоны с низко расположенным дном температурах µ1-Ej 1. В этом случае можно в формуле (5) пренеkT Как отмечено выше, квантовая лестница проводимости бречь единицей в знаменателе, и проводимость, таким G(Ug) может сглаживаться вследствие термических пеобразом, не отличается от своего значения при нулевой реходов носителей тока между заполненными и пустыми температуре [4,5]:

одномерными подзонами. Поэтому представляет интерес 2eвопрос о баллистической проводимости квантовой про- G =. (6) j h волоки при конечной температуре, когда число заполненµ1-Ej ных подзон размерного квантования, строго говоря, не 2) 0. Такая ситуация имеет место вблизи kT определено, поскольку существует конечная зависящая областей скачкообразного изменения проводимости. Расот температуры вероятность нахождения носителя тока кладывая экспоненты в ряд, имеем внутри любой из них.

В этом случае заполнение одномерных подзон опредеe2 µ1 - Ej ляется распределением Ферми G = 1 +. (7) h kT - - µ n() = exp + 1, Отсюда видно, что если химический потенциал совпадает kT с дном одномерной подзоны, то ее вклад в проводимость pгде = En + (En —дно n-й одномерной подзоны), вдвое меньше, чем от заполненной одномерной подзоны 2m µ — химический потенциал, зависящий от температуры при T = 0.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Квантованная проводимость в кремниевых квантовых проволоках димости ”размывается” с повышением температуры и исчезает, когда kT становится по порядку величины равным расстоянию между уровнями размерного квантования.

Подобное температурное тушение баллистической проводимости при частичном заполнении подзон размерного квантования было обнаружено при исследовании кремниевой квантовой проволоки (2 2нм2), электростатически сформированной с помощью методики расщепленного затвора внутри самоупорядоченной кремниевой квантовой ямы (100) p-типа. Положение уровня Ферми, определяемое сечением проволоки, концентрацией двумерных дырок (2.5 · 1013 м-2) и эффективной длиной одномерного канала ( 4мкм), соответствовало заполнению одномерных подзон как тяжелой, так и легкой дырок, которое проявляется в величине квантовых ступенек, полученных при Uds = 0.01 В (рис. 10, b).

Наблюдаемое температурное сглаживание квантованной проводимости при значениях Ug, соответствующих квантовым ступенькам (рис. 10, b), хорошо согласуется с расчетной зависимостью (5) (рис. 10, a), принимая во внимание величину энергетического зазора между одномерными подзонами для исследуемых квантовых проволок ( 42 мэВ, см. далее).

Следует отметить, что обнаруженная квантовая лестница проводимости не содержит первой квантовой ступеньки, G0 2e2/h, обусловленной вкладом тяжелых дырок, и, кроме того, значительная часть квантовой Рис. 10. Температурное тушение ВАХ квантовой лестницы дырочной проводимости одномерного канала, ориентирован- ступеньки, соответствующей заполнению первой одноного вдоль оси [001] внутри самоупорядоченной кремниевой мерной подзоны легкой дырки, меньше предсказанноквантовой ямы p-типа проводимости в плоскости Si (100).

го теорией значения G0 = 4e2/h. Данное тушение a — расчет в зависимости от значения химического потенпервых ступенек квантовой лестницы проводимости, поциала µ, выполненный при T : 1 — 0 K, 2 — 0.1E/k, видимому, возникает в результате обратного рассеяния 3 —0.6E/k, где E — энергетический зазор между односителей тока, которое начинает доминировать внутри номерными подзонами; b — экспериментальные зависимости, длинных квантовых проволок при наличии примесных полученные при T = 77 (1) и 300 K (2).

центров вдоль их границ [27,29].

Таким образом, полученное выражение для баллистической проводимости квантовой проволоки при ко3) Высоколежащие подзоны, свободные при нулевой нечных температурах позволяет описать температурное µ1-Ej температуре. Для них 0 и тушение квантовых ступенек, возникающих в проводиkT мости при прохождении уровня Ферми через подзоны j 2e2 µ1-E размерного квантования. Показано, что в пределе малых kT G = e 1. (8) j продольных напряжений вклад заполненных подзон в h баллистическую проводимость описывается классичеВклад таких подзон в проводимость экспоненциально ской формулой (2), тогда как при частичном их замал. Кроме того, если концентрация носителей достаполнении проводимость падает вдвое. Это приводит к µ1-Ej точно мала, то условие < 0 выполняется для всех kT температурному тушению квантовых ступенек в зависиподзон, в том числе и для наинизшей по энергии. В помости проводимости от позиции уровня Ферми, когда следнем случае баллистическая проводимость квантовой kT приближается к величине энергетического зазора проволоки между уровнями размерного квантования. Кроме того, в отличие от классического поведения баллистической G e2 n (9) mkT температуры при T = 0 [см. (2) и (6)], при конечных спадает до нуля при уменьшении концентрации носите- температурах следует ожидать тушения квантовой лестлей тока. ницы проводимости вследствие уменьшения концентраТаким образом, в результате проведенного выше ции носителей тока. Возможно, данный механизм лежит рассмотрения зависимости проводимости от химиче- в основе резкого уменьшения амплитуды ”0.7(2e2/h)” — ского потенциала для различных значений температу- особенности первой квантовой ступеньки, которое возры [(5), рис. 10, a] видно, что квантовая лестница прово- никает при сверхнизкой концентрации носителей тока Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 474 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, В. Гельхофф, В.К. Иванов, И.А. Шелых вследствие поляризации квантовых проволок в нулевом магнитном поле [19,40].

Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 6 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.