WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 5 Туннелирование электронов между двумерными электронными системами в гетероструктуре с одиночным легированным барьером © В.Г. Попов, Ю.В. Дубровский, Ю.Н. Ханин, Е.Е. Вдовин, Д.К. Мауд, Ж.-К. Портал, Т.Г. Андерссон†, Ж. Тордсон† Институт проблем технологии микроэлектроники и особо чистых материалов Российской академии наук, 142432 Черноголовка, Россия Лаборатория сильных магнитных полей Национального центра научных исследований, Гренобль, Франция † Физический факультет Чалмерского технологического университета, Гетеборг, Швеция (Получена 6 августа 1997 г. Принята к печати 11 ноября 1997 г.) Исследовано туннелирование электронов в гетероструктуре с одиночным легированным барьером. Анализ экспериментальных данных показал, что все особенности в туннельной проводимости связаны с туннелированием электронов между двумерными электронными слоями, которые возникают по разные стороны барьера вследствие ионизации примесей в барьере. При этом транспорт электронов между двумерными электронными слоями и трехмерными контактными областями не вносит существенных искажений в измеряемые туннельные характеристики. В таких структурах отсутствует ток вдоль двумерного электронного газа, который обычно затрудняет исследования туннелирования между двумерными электронными системами в магнитных полях.

Введение ленные туннельным нелегированным барьером [6,7];

2-й — гетероструктура с одиночным легированным баТуннельная спектроскопия является одним из эффек- рьером, в который 2 двумерных электронных газа возтивных методов исследования низкоразмерных электрон- никали по обе стороны барьера из-за ионизации приных систем. Уменьшение размерности электронных си- месей в барьере [4,10]. В экспериментах использовались структуры с омическими контактами к отдельным стем приводит к появлению новых физических явлений, проявляющихся в особенностях туннелирования элек- двумерным (2D) слоям, что позволяло непосредственно тронов между такими системами, что, в частности, позво- исследовать процессы туннелирования между 2D элеклило использовать структуры с низкоразмерными элек- тронными системами. Однако измерение туннельного тока в сильных магнитных полях в подобных структурах тронными системами для практических применений. Так, например, хорошо известно использование резонансно- представляет определенные сложности. Действительно, в этих образцах контактные области пространственно туннельных диодов (РТД) в СВЧ электронике, принцип действия которых основан на резонансном туннелирова- отделены от области туннелирования. При этом двумерный электронный газ (2DEG) играет роль последонии между трехмерным электронным газом и двумерным электронным состоянием в двухбарьерных гетерострук- вательного сопротивления при измерении туннельного тока. В сильном магнитном поле, в режиме квантового турах [1]. Оказалось, что уменьшение размерности эффекта Холла ток через 2DEG протекает по краевым эмиттера в РТД приводит к увеличению отношения пикового резонансного тока к фонооовому нерезонанс- состояниям и туннелирование осуществляется между этими состояниями. Таким образом, при проведении ному току, что существенно улучшает характеристики РТД [2]. Кроме того, при исследовании процессов тун- туннельных экспериментов в сильном магнитном поле площадь туннельной области существенно зависит от нелирования электронов между двумерными системами заполнения уровней Ландау в параллельных 2D слоях.

(2D–2D туннелирование) удалось обнаружить ряд новых физических явлений: туннелирование между уровнями В данной работе исследовалось туннелирование меЛандау с разными индексами [3,4], туннелирование ме- жду 2D электронными системами в образцах, в кожду долинами и X [5], возникновение туннельной торых исключен ток вдоль 2D слоя. Образцы были псевдощели в плотности состояний на уровнях Ферми созданы на основе гетероструктуры с легированным двумерных систем в квантующем магнитном поле [6,7].

AlxGa1-xAs-барьером и слабо легированными слоями Туннелирование типа 2D–2D позволило более подроб- GaAs (спейсерами) по обе стороны барьера, отделяющино исследовать процессы туннелирования электронов с ми барьерный слой от сильно легированных контактных испусканием оптических фононов [8], плазмонов [9], а областей n+-GaAs. При этом по обе стороны барьера также эффекты непараболичности в двумерных систе- возникали 2D обогащенные слои из-за ионизации примах [10].

месей в барьере. На таких образцах были проведены Исследования туннелирования между двумерными измерения дифференциальной туннельной проводимости электронными системами ранее проводились на струк- при разных ориентациях магнитного поля. Анализ полутурах 2 типов: 1-й — две квантовые ямы, разде- ченных данных показал, что все особенности туннельной Туннелирование электронов между двумерными электронными системами в гетероструктуре... проводимости связаны с туннелированием между 2D системами, а электронный транспорт в областях между 2DEG и трехмерными контактными областями вносит малые возмущения в измеряемые туннельные характеристики.

Эксперименты и их обсуждение Исследовавшиеся образцы были выращены методом молекулярно-лучевой эпитаксии на сильно легированной подложке n+-GaAs и имели следующую последовательность слоев:

- слой GaAs толщиной 200 нм, n+ = 5 · 1017 см-3;

- слой GaAs толщиной 200 нм (спейсер), n- = 3 · 1015 см-3;

- нелегированный слой GaAs толщиной 10 нм;

- нелегированный слой Al0.4Ga0.6As толщиной 2 нм;

- слой Al0.4Ga0.6As толщиной 10 нм, Рис. 2. Зависимости дифференциальной туннельной проводиn+ = 6 · 1017 см-3;

мости dI/dVb от напряжения смещения Vb в магнитном поле, - нелегированный слой Al0.4Ga0.6As толщиной 2 нм;

перпендикулярном туннельному току B, Тл: 1 —0, 2 — 0.22, - нелегированный слой GaAs, толщиной 10 нм;

3 — 0.44, 4 — 0.55, 5 — 0.66, 6 — 0.77, 7 — 0.88. Кривые 2–- слой GaAs толщиной 200 нм (спейсер), сдвинуты произвольно в вертикальном направлении.

n- = 3 · 1015 см-3;

- слой GaAs толщиной 200 нм, n+ = 5 · 1017 см-3;

- контактный слой GaAs толщиной 200 нм, n+ = 3 · 1018 см-3.

ния (РТ), когда приложенное напряжение выравнивает Омические контакты изготавливались напылением си- энергетическое положение квантовых уровней в обогастемы Ni–Ge–Au с последующим термическим отжигом. щенных слоях по разные стороны барьера. При этом пик Для создания меза-структуры диаметром 50 мкм исполь- дифференцильной проводимости при Vb = 6 мВ связан зовалась стандартная технология химического травле- с РТ, когда уровень E0L совпадает с E0R (переход ”0–0”), ния. Схематическая зонная структура обогащенных сло- а пик при Vb = -14 мВ появляется при совпадении ев представлена на рис. 1. E0L с E1R (переход ”0–1”) (рис. 1). Предполагается, На зависимости туннельной дифференциальной про- что падение напряжения на спейсерах мало. Измерения водимости от напряжения смещения (рис. 2, кривая 1) туннельной проводимости в магнитных полях разных были обнаружены пики и область отрицательной диф- ориентаций подтвердили корректность предлагаемого ференциальной проводимости. Данные особенности мы объяснения.

связываем с возникновением резонансного туннелирова- В магнитном поле B J (J — плотность туннельного тока) были обнаружены: расщепление пика при переходе ”0–0” и смещение пика при переходе ”0–1” (рис. 2).

Поведение резонансных пиков в магнитном поле B J достаточно хорошо изучено ранее [4,10]. Так, в работе [10] показано, что пики, связанные с резонансами между заполненными 2D подзонами, расщепляются, а пики, связанные с РТ через пустые подзоны, уширяются и смещаются в сторону больших напряжений смещения.

Для того чтобы сравнить наши экспериментальных данные для перехода ”0–0” с предложенной в работе [4] теорией, на рис. 3 мы представили экспериментальные и расчетные (полученные из выражения (8) в работе [4]) значения внешнего напряжения смещения, соответствующего ”входу” или ”выходу” в резонанс или из резонанса в зависимости от магнитного поля. Экспериментальные значения были получены следующим образом:

Рис. 1. Схематическое изображение рельефа дна зоны проопытные зависимости dI/dVb = f (Vb) интегрировались, водимости исследуемой гетероструктуры и системы квантовых фоновый, нерезонансный ток вычитался и интересующие уровней размерного квантования E0L, E0R и E1R в обогащенных слоях, EF — уровень Ферми. нас значения напряжения определялись для величины Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № 604 В.Г. Попов, Ю.В. Дубровский, Ю.Н. Ханин, Е.Е. Вдовин, Д.К. Мауд, Ж.-К. Портал...

В магнитном поле B J на зависимости dI/dVb = f (Vb) обнаружены дополнительные максимумы (показаны стрелками на рис. 4), положение которых зависит от магнитного поля. Появление этих особенностей может быть вызвано двумя причинами.

Во-первых, — туннелированием электронов между уровнями Ландау с разными индексами. Действительно, наличие примесей в барьере приводит к увеличению роли туннелирования с упругим рассеянием. В этом процессе компоненты импульса, параллельные интерфейсу, не сохраняются, а сохраняется лишь энергия электронов, а в квантующем магнитном поле возможно туннелирование с упругим рассеянием между уровнями Ландау с разными индексами [4], т. е. при определенных, дискретных значениях напряжения смещения в фиксированном магнитном поле:

Рис. 3. Зависимость уширения резонансного пика, связанного Vn =E±n c, (1) с переходом ”0–0”, от магнитного поля B. При этом значения Vb1 соответствуют началу резонансного туннелирования, а где n — целое число, E — разница энергий состояний Vb2 — его завершению. Подробности в тексте.

2D подзон при нулевом напряжении смещения, — постоянная Планка, c — циклотронная частота.

Во-вторых, — наличием осцилляций типа Шубниковаде-Гааза (периодичных по обратному магнитному полю) в туннельной проводимости с периодом, зависящим от напряжения смещения. Это также может привести к появлению дополнительных особенностей на зависимости dI/dVb = f (Vb) [11]. В этом случае положение по напряжению дополнительных пиков линейно зависит от магнитного поля. На рис. 5 показаны зависимости положения 2 пиков от магнитного поля. Отметим, что зависимости эти линейны и положение ближайшего к резонансному пика хорошо описывается формулой (1) при n = 2иE =6 мВ, остальные же особенности ведут себя иначе. Поэтому 1-й пик мы связываем с туннелированием между уровнями Ландау с разными индексами.

Рис. 4. Зависимости дифференциальной туннельной проводимости dI/dVb от напряжения смещения Vb в магнитном поле, параллельном туннельному току B, Тл: 1—0, 2 —4.8, 3 —7.5.

Стрелками указаны дополнительные максимумы. Кривые сдвинуты произвольно в вертикальном направлении.

тока, составляющей 10% от пиковой величины в резонансе. При сравнении расчетных значений и экспериментальных данных мы варьировали разность средних положений 2D электронов вдоль оси z, совпадающей с направлением тока. Наилучшее совпадение экспериментальных и расчетных значений было получено для zR - zL =35 нм, здесь zR — среднее положение 2D электронов на уровне E0R, zL — среднее положение 2D электронов на уровне E0L (см. рис. 1). Расчетная велиРис. 5. Положение Vp дополнительных пиков, указанных на чина составляет 29 нм и довольно хорошо согласуется с рис. 4, в зависимости от магнитного поля B. Номера кривых экспериментальной. соответствуют номерам пиков на рис. 4.

Физика и техника полупроводников, 1998, том 32, № Туннелирование электронов между двумерными электронными системами в гетероструктуре... жения (Vb < 0, рис. 6) должны наблюдаться осцилляции, связанные с пустыми состояниями коллекторного 2DEG, сопровождающиеся увеличением Bf, а не уменьшением, как в наших экспериментах (кривая 2). Подобное поведение можно объяснить, учитывая уширения квантовых уровней в 2D обогащенных слоях. Так как осцилляции дифференциальной туннельной проводимости исследуются в областях резонанса, можно считать, что туннелирование происходит между 2D системами и плотность туннельного тока в магнитном поле имеет вид µE 2e J = GL(, B) T () GR(, B) d, (2) h µC где µE, µC — химические потенциалы эмиттера и колРис. 6. Величина фундаментального поля Bf для осцилля- лектора соответственно, при этом предполагается, что ций типа Шубникова-де-Гааза в туннельной дифференциальной µE - µC = eV ; (3) проводимости в зависимости от напряжения смещения Vb.

Погрешность определения Bf составляет 2 Тл.

GL(, B), GR(, B) — плотности состояний в 2D обогащенных слоях по разные стороны барьера; T () —квадрат модуля матричного элемента туннельного перехода.

Как упоминалось в работе [4], вероятность туннелиро- Заметим, что в магнитном поле плотность состояний вания с упругим рассеянием на примесях уменьшается электронов в 2DEG промодулирована системой уровней с увеличением энергии электрона, т. е. с увеличением Ландау и величина модуляции определяется уширенинапряжения смещения величина таких пиков должна ем этих уровней. При этом, если в одном из 2DEG уменьшаться. Вероятно, поэтому не проявляются осо- (например, в левом, см. рис. 1) величина модуляции бенности с большими n. Особенность с n = 1 не видна, мала по сравнению с модуляцией в другом 2DEG изтак как она должна появиться в области нелинейности за сильного уширения уровней, то в выражении (2) туннельной проводимости, что существенно затрудняет функции T () и GR(, B) можно считать константами ее обнаружение. при малых напряжениях смещения. Тагда Для выяснения природы остальных особенностей µE -E0L удобно рассмотреть зависимость dI/dVb = f (B) при 2e J = T GR GL k, B dk, (4) различных фиксированных напряжениях смещения. На h таких зависимостях при разных напряжениях смещения µC-E0L Vb (B J) были обнаружены осцилляции дифференцигде k — кинетическая энергия движения электрона альной проводимости, периодичные по обратному повдоль 2D слоя. Из выражения (4) с учетом (3) легко лю. Наблюдались осцилляции 2 периодов. Зависимость определяется выражение для дифференциальной тунвеличин Bf — фундаментальных полей, определяющих нельной проводимости, измеряемой в эксперименте:

период наблюдаемых осцилляций от Vb, представлена на рис. 6. Заметим, что один период (кривая 1) сильно dJ 2e dE0L зависит от напряжения смещения, зависимость другого = T GR GL µC -E0L + e dV h dV (кривая 2) от напряжения существенно меньше. Сильная зависимость может возникнуть благодаря модуля dE0L ции плотности пустых состояний в коллекторном 2DEG - GL µE - E0L.

dV в которые туннелируют электроны, из-за квантования Ландау [12]. Количество этих состояний определяетКак известно из теории эффекта Шубникова-де-Гааза, в ся напряжением смещения, поэтому период таких осэтом случае с изменением магнитного поля резонансный цилляций сильно зависит от Vb. Слабая зависимость ток будет осциллировать с двумя частотами, которые с может быть связана с изменением концентрации 2DEG учетом (3) определяются следующими выражениями:

Pages:     || 2 |



© 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.