WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |

3.4. Тушение квантовых ступенек в продольном электрическом поле Регистрация квантовой лестницы проводимости G(Ug) с помощью методики расщепленного затвора практически всегда сопровождается ее тушением с ростом номера ступеньки [17,40–42]. Эта нелинейная квантованная проводимость может быть следствием усиления шумовых флуктуаций продольного напряжения Uds при увеличении напряжения на затворе Ug, которые индуцируют переходы носителей тока между соседними одномерными подзонами. Такие переходы наиболее вероятны при напряжениях Ug, соответствующих квантовым ступенькам, что приводит к возникновению нелинейной ВАХ при увеличении их номера. Причем полное тушение квантовой лестницы проводимости должно наблюдаться при значениях Uds, соответствующих протяженности плато между двумя ступеньками. На первый взгляд кажется, что, контролируя линейность токовых ВАХ Ids–Uds, при жестком требовании которой получено выражение (2), можно определить условия тушения квантовой лестницы [16,20]. Однако данный подход основан на полной независимости Uds от Ug, что практически сложно реализовать вследствие их недостаточной ”развязки”. Поэтому для идентификации возможного Рис. 11. a — полевое тушение ВАХ квантовой лестницы механизма нелинейного тушения квантованной проводидырочной проводимости одномерного канала, ориентированмости представляется целесообразным использовать в ного вдоль оси [001] внутри самоупорядоченной кремниевой рамках конструкции расщепленного затвора развертку квантовой ямы p-типа проводимости в плоскости Si (100), продольного напряжения Uds.

обнаруженное при T = 77 K в условиях изменения напряжения Преимущества данной методики были продемонстри- исток–сток. Позиция уровня Ферми соответствует заполнению одномерных подзон тяжелой и легкой дырок. b — соответствурованы при исследовании тушения квантовой лестницы ющее тушение плато квантовой лестницы дырочной проводидырочной проводимости с помощью конструкции расщемости, полученное на основании данных a.

пленного затвора, ориентированной вдоль кристаллографического направления [001] в плоскости кремниевой квантовой ямы (100) p-типа. Концентрация двумерных дырок, 1.6 · 1013 м-2, и сечение одномерного канала, спонтанной спиновой поляризации в нулевом магнитном 2 2нм2, определяли вклад легких и тяжелых дырок поле, G = 0.7(4e2/h) (см. рис. 11, a). Обнаруженная в квантованную проводимость, который проявлялся в поляризация тяжелых и легких дырок подчеркивает важвеличине ее ступенек, зарегистрированных в условиях нейшую роль обменного взаимодействия при изучении развертки продольного напряжения Uds при Ug > транспорта одиночных носителей тока в коротких узких (рис. 11, a). Полученная квантовая проволока, по- квантовых проволоках [17–26]. Причем в данном случае видимому, была слабо разупорядочена, что позволило тяжелые дырки могут быть поляризованными как в впервые обнаружить при T = 77 K и Uds = 0.01 В результате перехода в возбужденное триплетное состоя(Ug < 0) полную поляризацию тяжелых дырок в нулевом ние, так и путем обменного взаимодействия через легкие магнитном поле, несмотря на значительную длину одно- дырки, что в свою очередь приводит к поляризации мерного канала 5 мкм. Этот вывод следует из анализа последних.

величины первой ступеньки квантовой лестницы прово- Следует отметить, что тушение квантовой лестницы димости e2/h, которая обусловлена вкладом тяжелых ды- вследствие развертки продольного поля было зарегирок и соответствует проводимости одномерного канала, стрировано не только при использовании Ug и Uds, строго поляризованного в нулевом магнитном поле вследствие независимых в рамках конструкции расщепленного заслабого беспорядка, G = 1/2G0 [19,43]. При этом твора (рис. 11, a), но и в условиях внешнего электричевеличина второй квантовой ступеньки, которая отражает ского поля UDS = Ug + Uds, приложенного вдоль плосвклад легких дырок в проводимость квадратных кван- кости исследуемой квантовой ямы, ограниченной двумя товых проволок p-типа, также свидетельствует об их сегнетоэлектрическими -барьерами [34,37]. В этом Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Квантованная проводимость в кремниевых квантовых проволоках случае развертка продольного напряжения UDS > 0, с разогрева носителей тока на характеристики квантованодной стороны, стимулировала формирование одномер- ной проводимости демонстрируются далее при обсуных подзон за счет упорядочения примесных диполей в ждении результатов исследований кремниевой квантовой сегнетоэлектрических -барьерах (Ug > 0), а с другой — проволоки n-типа.

обеспечивала перенос одиночных дырок (Uds > 0). Сначала рассмотрим особенности проводимости кванПричем при Ug > 0 наблюдалось хорошее согласие товой проволоки, к которой приложено конечное проданных, полученных с помощью обеих использованных дольное напряжение, по сравнению со случаем квантовометодик. го точечного контакта в пределе бесконечно малых проЭкспериментальная зависимость тушения квантовой дольных напряжений. Для этого рассмотрим квантовую лестницы дырочной проводимости может быть исполь- проволоку, ограниченную на участке [0; L], падение электрического потенциала вдоль которой описывается гладзована для определения энергетического зазора между одномерными дырочными подзонами. При этом важно кой монотонно убывающей функцией -U(x); U(0) =0;

U(L) =V. Будем считать, что распределение носителей подчеркнуть высокую линейность развертки продольного электрического поля во всем диапазоне регистрации в данной проволоке локально-равновесное и в каждой квантовой лестницы проводимости, полное тушение ко- ее точке является фермиевским, тогда как химический потенциал зависит от координаты x: µ(x) =µ0 - eU(x).

торой достигалось, когда eUds становилось сравнимым с Единственным услвием применимости такого приближевеличиной энергетического зазора между одномерными ния является достаточная длина проволоки и медлендырочными подзонами. Зависимость изменения ширины ность спада потенциала. При нулевой температуре ток квантовой ступеньки от Uds, полученная на основании через левую границу проволоки равен данных рис. 11, a, представлена на рис. 11, b. Величина энергетического зазора между одномерными дырочными I = dI(xi), (10) подзонами 42 мэВ (см. рис. 11, b) находится в хорошем i согласии с протяженностью плато между квантовыми ступеньками (рис. 11, a). Тем не менее следует отметить, где dI(xi) обозначает вклад в ток электронов от участка что при построении зависимости на рис. 11, b пренепроволоки [xi; xi + dx]. Этот ток не равен G0dUi, как брегалось возможностью усиления процессов тушения в случае квантового точечного контакта (G0 = 2e2/h), квантовой лестницы проводимости при увеличении нопоскольку внутри протяженной проволоки на участмера ступеньки, которое было недавно зарегистрировано ке [xi; L] происходит разогрев носителя тока, котопри изучении квантовой проволоки в GaAs–GaAlAs [20].

рый в результате приобретает дополнительную скорость Однако данные [16,20] демонстрируют тушение кванто2e[V - U(xi)]/m. Таким образом, при нулевой темпевой лестницы электронной проводимости при значениях ратуре имеем eUds, много меньших, чем протяженность плато между e квантовыми ступеньками, что ставит вопрос о реальной dI(x) =e vx = px зависимости Uds от Ug в рамках использованной в [16,20] m F-eV <

e= G0 + 2me[V - U] dU, (11) 2 pF 3.5. Квантованная проводимость при разогреве баллистических носителей тока где vx — x-компонента скорости носителя, pF — начальв продольном электрическом поле ное значение импульса носителя, равное фермиевскому импульсу. Для того чтобы получить полный ток через Если анализировать форму ступенек квантовой лестлевый край проволоки, данное выражение надо проинтеницы проводимости, то необходимо учитывать их возгрировать по U:

можное усиление вследствие разогрева баллистических носителей тока, который возникает даже при малых знаV чениях продольного напряжения, когда индуцированные eI = G0 + 2me[V - U] dU переходы между одномерными подзонами маловероятны.

2 pF Подобные эффекты разогрева должны проявляться пре жде всего при исследовании квантовых проволок конеч2 2meV ной длины, характеристики которых не описываются в = G0V 1 +. (12) 3pF режиме квантового точечного контакта. В этом случае может изменяться не только амплитуда квантовых стуПроводимость квантовой проволоки конечной длины, пенек, но и искажаться плато квантовой лестницы провотаким образом, равна димости, что затрудняет использование расщепленного затвора для идентификации относительного вклада в ее I 2 2meV формирование процессов упругого обратного рассеяния G = = G0 1 +. (13) V 3pF и электрон-электронного взаимодействия [29,41]. Возможности экспериментальной оценки влияния полевого Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 476 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, В. Гельхофф, В.К. Иванов, И.А. Шелых Эта величина всегда больше, чем проводимость квантового точечного контакта, поскольку она учитывает разогрев носителя внутри квантовой проволоки. Кроме того, в отличие от случая квантового точечного контакта проводимость баллистической проволоки конечной длины нелинейным образом зависит от приложенного продольного поля. В формулу для проводимости не входит длина проволоки и форма спада потенциала U(x), т. е. она носит универсальный характер.

Если рассматривать квантовую проволоку при конечной температуре, то выражение (15) может быть модифицировано аналогично (5):

2e dI(x) = p + 2me[V - U] 2 m f (p, µ, T ) - f (p, µ- edU, T ) dp G0dU 2e2dU e[V - U] = + Ei -µ h kT kT 1 + e dx. (14) 1 + ch[x2 +(Ei - µ)/2mkT ] Проводимость, таким образом, равна I Рис. 12. Полевой разогрев ВАХ квантовой лестницы G = = dI V V электронной проводимости одномерного канала, ориентированного вдоль оси [001] внутри самоупорядоченной крем1 eV ниевой квантовой ямы n-типа проводимости в плоскости = G0 Ei -µ + g(µ, Ei, T ). (15) kT kT Si (100), обнаруженной в условиях варьирования напряжением 1 + e исток–сток. a — результаты численного расчета, выполненные Видно, что полученная зависимость баллистической при kT /E = 0.01 (1), 0.05 (2), 0.05 с учетом полевого проводимости от продольного напряжения G = a + bV тушения, показанного на рис. 11, b (3). b — экспериментальная качественно совпадает со случаем T = 0. Однако зависимость, полученная при T = 77 K.

входящие в выражение (15) константы зависят от температуры. Таким образом, как при нулевой, так и при конечной температуре учет полевого разогрева носителей рассмотренное выше тушение квантовой лестницы проприводит к возрастанию проводимости по сравнению с водимости при увеличении номера ступеньки, а эффекты классическим значением G0 = 2e2/h. Особенно ярко это полевого разогрева проявляются только при регистрации увеличение проявляется при совпадении химического ступенек с малыми номерами (рис. 12, a).

потенциала с дном одномерной подзоны. Вследствие полевого разогрева носителей тока баллистическая про- Подобная зависимость G(Ug) была обнаружена при T = 77 K в процессе исследования одномерного канала водимость обращается в этих точках в бесконечность при [001], полученного в плоскости кремниевой квантовой нулевой температуре, тогда как увеличение температуры ямы (100) n-типа с помощью методики расщепленного приводит к ”сглаживанию” данного скачка проводимости затвора (рис. 12, b). Продольное напряжение (Uds) уста(рис. 12, a). Кроме того, влияние полевого разогрева на форму квантовой лестницы проводимости может нивели- навливалось в ходе измерений на уровне 0.01 В. Велироваться вследствие ее тушения, стимулируемого элек- чина ступенек электронной квантованной проводимости трически индуцированными переходами носителей тока G(Ug), 4e2/h (gs = 2, gv = 2), находится в строгом соотмежду одномерными подзонами (рис. 12, a). Причем ветствии со значением долинного фактора для оси [001] тушение квантовых ступенек начинает доминировать в в плоскости Si (100). Сечение исследованных квантовых конкуренции с процессами полевого разогрева носителей проволок (2 2нм2) и низкая концентрация двумерных тока при неконтролируемом возрастании продольного электронов, 7.0 · 1012 м-2, обеспечили регистрацию как напряжения Uds в условиях развертки напряжения на поляризации вследствие обменного взаимодействия, так затворе Ug, что довольно часто возникает при их недо- и полевого разогрева электронов в одномерном канале статочной развязке. В этом случае должно наблюдаться с эффективной длиной 2.5 мкм. Форма первой ступеньФизика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. Квантованная проводимость в кремниевых квантовых проволоках ки свидетельствует о наличии 0.7(4e2/h) особенности, К первому типу относятся кулоновские осциллякоторая, по-видимому, идентифицирует возникновение ции, возникающие вследствие перезарядки квантовых спонтанной спиновой поляризации в одномерных кана- точек в зависимости от величины потенциала, локалах за счет обменного взаимодействия [17,22]. По- лизованного на барьерах с помощью пальчиковых залученная зависимость G(Ug) показывает, что обменное творов Ug1, Ug2 (рис. 1, b) при задаваемой постовзаимодействие в значительной степени подавляет про- янной энергии туннелирующих одиночных носителей цессы полевого разогрева в квантовых проволоках с (Uds = const) [1,3,30,44,45]. Кулоновские осцилляции малой концентрацией электронов. Однако увеличение имеют многоэлектронную природу и связаны с элекконцентрации электронов при развертке напряжения на тростатическим отталкиванием носителей тока, нахозатворе приводит к снижению эффективности обменного дящихся внутри квантовой точки. Поэтому появление взаимодействия и соответствующему росту амплитуды кулоновских осцилляций возможно только при слабой второй ступеньки в условиях доминирования полевого связи вмонтированной в проволоку квантовой точки разогрева (рис. 12, b). Тем не менее обнаруженная с остальной проволокой. Другими словами, потенциквантовая лестница проводимости демонстрирует вли- альные барьеры должны быть достаточно высокими и яние полевого разогрева электронов только на вторую широкими, что обеспечивает большие времена жизступеньку, тогда как остальные квантовые ступеньки ни носителей внутри квантовой точки [45,46]. При интенсивно затухают при увеличении их номера. Наблю- этом проводимость всегда остается гораздо меньше даемое тушение квантовой лестницы, по-видимому, явля- gsgve2/h [3,44–46]:

ется результатом отмеченного выше неконтролируемого возрастания продольного напряжения Uds в условиях раз- e2 T1T2 G = gsgv, (16) вертки напряжения на затворе Ug, которое усиливается h T1 + T2 Ea (Ug) +(1 +2)в узких проволоках с малой линейной концентрацией носителей тока.

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 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.