WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 6 Мезоскопические эффекты в области прыжковой проводимости макроскопических квази-2D объектов,† †, © Б.А. Аронзон, А.С. Веденеев, В.В. Рыльков Российский научный центр ”Курчатовский институт”, 123182 Москва, Россия † Научно-исследовательский центр прикладных проблем электродинамики, 103498 Москва, Россия Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 141120 Фрязино, Россия (Получена 31 июля 1996 г. Принята к печати 10 сентября 1996 г.) В конфигурации классического эффекта поля обнаружены мезоскопические эффекты в проводимости макроскопических (50 150 мкм) систем металл–окисел–полупроводник на основе слоев Si с высоким содержанием бора (1018 см-3), проявляющиеся при изменении потенциала полевого электрода в стационарных квазипериодических флуктуациях поперечного напряжения между потенциальными зондами, расположенными на противоположных боковых гранях образца. Флуктуации наблюдаются при относительно высоких температурах 30 K и связаны с перестройкой перколяционного кластера, определяющего квази-2D прыжковую проводимость в области пересечения объемной примесной зоны с уровнем Ферми.

Мезоскопические эффекты присущи объектам, разме- канала 150 и 50 мкм соответственно, размеры выступов ры которых соизмеримы с характерными масштабами потенциальных зондов 15 5 мкм, толщина подзаих электрической неоднородности. В случае прыжковой творного окисла 620. В продольном электрическом проводимости эти размеры лимитированы радиусом кор- поле Ex10 В/см измерялись проводимость p-слоя реляции перколяционного кластера Lc [1,2]. Основные G=Ix/Vx (Vx — продольное напряжение, Ix — сила эксперименты по исследованию некогерентных мезоскотока) и напряжение между потенциальными зондами пических явлений в прыжковой проводимости проведены на противоположных гранях образца Vy (см. рис. 1) в на короткоканальных (L Lc, где L — длина канала) зависимости от потенциала полевого электрода Vg в структурах [3,4]. В этом случае проводимость определяинтервале T =10-30 K как в магнитном поле ( 1 Тл), ется изолированными одномерными цепочками приместак и в его отсутствие. Эксперименты выполнены с ных атомов с экспоненциально малым сопротивлением, использованием электромеханического предусилителя которые, однако, не образуют бесконечного кластера и малых токов (> 0.1nA) и повторителя напряжения с поэтому при L Lc не вносят существенного вклада входным сопротивлением более 1012 Ом.

в электропроводность [5]. Эффекты такого рода обычно Существенной особенностью исследованных структур наблюдаются в области проводимости с переменной длиявляется наличие слоя p-Si с весьма высокой степенью ной прыжка и проявляются в регулярных флуктуациях легирования. В результате при положительных значепроводимости, усиливающихся с уменьшением размеров ниях Vg в области пересечения основных состояний образца и понижением температуры [3,4].

акцепторов с уровнем Ферми (рис. 1) формируется В настоящей работе обнаружены мезоскопические квази-2D канал прыжковой проводимости [7]. Энергия флуктуации поперечного напряжения между холловскиактивации квази-2D прыжковой проводимости определями зондами макроскопических (с размерами много больется электрическим полем в области пространственного ше Lc) квази-2D систем на основе слоев легированного заряда, а толщина канала оказывается порядка среднего Si, возникающие при изменении потенциала полевого расстояния между примесями rd [7].

электрода Vg. Флуктуации наблюдаются при относиВ условиях образования указанного квази-2D канала тельно высоких температурах, в области проводимости зависимость Vy(Vg) обнаруживает хорошо воспроизводис постоянной длиной прыжка, и даже при существенном вкладе свободных носителей заряда в электропровод- мые флуктуации, усиливающиеся с понижением температуры, причем положение максимумов и минимумов Vy ность системы.

на оси Vg практически не изменяется с температурой Исследовались p-канальные структуры металл– (см. рис. 2). Напротив, в режиме сильного обогащеокисел–полупроводник (МОП) на основе ионнония поверхности Si дырками (Vg < -2В) флуктуации имплантированных слоев Si:B толщиной 0.5 мкм с не наблюдаются. В этом случае Vy и T и составляет концентрацией бора Na = 1018 см-3; концентрация величину порядка 5 10-4Vx, что свидетельствует о компенсирующих доноров 1015 см-3 [6]. Образцы (рис. 1), снабженные парой токовых p+-электродов незначительной исходной асимметрии геометрического и двумя парами потенциальных (холловских) зондов, расположения потенциальных зондов порядка 5 10-выполнены в форме двойного креста. Длина и ширина по отношению к длине образца.

Мезоскопические эффекты в области прыжковой проводимости макроскопических квази-2D объектов (Vg > 0) приводит к ряду особенностей в поведении G(Vg). В частности, при переходе от режима обогащения к режиму обеднения наблюдается спад G(Vg) с последующим ростом и выходом на плато при напряжении на затворе Vg 2 В, отвечающем условию формирования = квази-2D канала (рис. 3). Значение G(Vg) в окрестности минимума определяется объемной проводимостью структуры в режиме плоских зон Gfb, тогда как в области плато (Vg 2В) разность Gc = G(Vg) - Gfb суть величина квази-2D прыжковой проводимости, которая по мере заглубления канала с ростом Vg изменяется слабо [7]. Наконец, переход в режиме обогащения к двумерной дырочной проводимости, сопровождающийся заполнением состояний A+-зоны атомов бора, происходит при относительно низких значениях потенциала полевого электрода Vg -2В [8]. В этой области при Рис. 1. Зонная диаграмма области пространственного заряда различных T кривые G(Vg) испытывают плавный излом Si : B в режиме формирования квази-2D канала прыжковой прои при достижении вырождения (Vg -3В) сливаются водимости. Стрелкой схематически изображен прыжок элек(рис. 3).

трона с ионизированного на нейтральный атом бора; V, F, Таким образом, сопоставляя результаты, представленA — энергетическое положение потолка валентной зоны, уровня Ферми и уровней акцепторов соответственно. На вставке — ные на рис. 2 и 3, можно заключить, что флуктуации конфигурация образца.

Vy возникают при переходе от транспорта свободных дырок по валентной и примесной A+-зонам в режиме обогащения (Vg < 0) к квази-2D прыжковой проводимости электронов по основным состояниям акцепторов В интервале относительно высоких температур при Vg > 0. Характерная амплитуда флуктуаций (20–30 K) наложение магнитного поля, перпендикулярмаксимальна в области минимума кривых G(Vg), т. е.

ного плоскости канала, приводит к смещению кривой в условиях плоских зон, затем при увеличении Vg она Vy(Vg) по оси ординат на величину эдс Холла VH резко уменьшается и, наконец, практически перестает (рис. 2, a, кривая 1 ). На рис. 2, b приведены графики изменяться с Vg в области плато G(Vg).

зависимостей холловской VH(Vg) =(Vy - Vy)/2 и флукБудем связывать обнаруженные флуктуации Vy с метуирующей Vf =(Vy + Vy)/2 составляющей сигнала Vy, зоскопическими эффектами, т. е. с проявлением электригде Vy и Vy значения Vy при различных полярностях ческой неоднородности микроскопических масштабов в магнитного поля. Там же представлена кривая Vy0(Vg), условиях электронного транспорта по локализованным полученная в отсутствие магнитного поля. Из рис. 2, b примесным состояниям. Основанием к этому, на наш явствует, что эдс Холла и флуктуирующая составляющая взгляд, является воспроизводимость флуктуаций Vy, неаддитивны и разделяются, причем VH не испытывает изменность их положения по оси Vg в широком темпефлуктуаций, а Vf практически не зависит от магнитного ратурном интервале, а также качественная корреляция поля B в исследованном диапазоне его величин (ср. кризависимости амплитуды флуктуаций от Vg c изменением вые Vy0(Vg) и Vf (Vg) на рис. 2, b). Последнее не вызывает характерного пространственного масштаба электричеудивления, поскольку при B < 1 Тл магнитная длина ской неоднородности, определяемого в режиме прыж(hc/eB)1/2 > 200 существенно привышает как радиус ковой проводимости плотностью состояний на уровне локализации дырок на атомах бора aB 23, так и = Ферми [1]: плотность состояний минимальна в условиях среднее расстояние между примесями rd 60, следо- плоских зон, когда уровень Ферми расположен в щели = вательно, изменение Lc в магнитном поле пренебрежимо Мотта–Хаббарда [9], и постоянна в режиме сильного мало ( 10-4) [1]. При T >20 K рост VH с увеличением обеднения, когда вблизи поверхности Si уровень Ферми температуры в режиме обеднения свидетельствует о том, пересекает уровни акцепторов [8].

что эдс Холла определяется в первую очередь свободны- Физическая картина наблюдаемого явления предстами дырками. Однако величина VH занижена вследствие вляется следующей. При положительных Vg (рис. 1) шунтирующего действия прыжковой проводимости. При низкотемпературная проводимость исследуемой макрообогащении поверхности Si дырками (Vg < 0) вклад скопической системы преимущественно осуществляется прыжковой проводимости в G(Vg) становится все менее по квази-2D каналу прыжками носителей заряда между существенным и VH резко растет (рис. 2, b).

ближайшими акцепторами [7,8], образующими бесконечОтметим, что возможность формирования двух типов ный перколяционный кластер — квази-2D случайную поверхностного канала — классического дырочного ка- сетку [1,2]. Средний размер ячеек такой сетки, харакнала металлической проводимости в режиме обогащения теризующий пространственный масштаб электрической (Vg < 0) и квази-2D канала прыжковой проводимости неоднородности объекта, определяется корреляционной Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 650 Б.А. Аронзон, А.С. Веденеев, В.В. Рыльков Рис. 2. Зависимость межзондовой разности потенциалов Vy от напряжения полевого электрода Vg при Vx = 0.125 В: a —при различных температурах, K: 1, 1 — 23.6; 2 — 20.5; 3 — 18.1; кривая 1 получена в магнитном поле 0.7 Тл, перпендикулярном плоскости структуры, остальные — в отсутствие магнитного поля; b —при T =22.6K; B = 0.9Тл; 1 — VH = (Vy - Vy)/2, 2 — Vf =(Vy + Vy)/2, 3 — Vy0; Vy и Vy — значения Vy при различных полярностях магнитного поля.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Мезоскопические эффекты в области прыжковой проводимости макроскопических квази-2D объектов канала, отвечающей этой разности потенциалов, по по рядку величины составляет w w exp(-h/w) 5.

= Иными словами, потенциал контактной поверхности выступа эквивалентен потенциалу ”эффективного зонда” размером 5, находящегося на боковой границе канала вблизи оси выступа. На вставке к рис. 1 положения ”эффективного зонда” отмечены точками. Поскольку масштаб неоднородности Lc существенно меньше размеров выступов, в режиме прыжковой проводимости рассмотренная картина в целом остается справедливой, т. е., как и в однородном образце, размер эффективного зонда следует принимать порядка w < Lc. Однако, коль скоро в режиме прыжкового транспорта потенциал произвольно выбранной точки канала отличается от его значения в однородном случае на величину ExLc, то эффективный зонд смещен относительно оси выступа на Рис. 3. Проводимость p-Si слоя в зависимости от Vg при расстояние порядка Lc. При изменении Vg положение эфразличных температурах, K: 1 — 23.6, 2 — 20.5, 3 — 18.1, фективного зонда флуктуирует в пределах ±Lc, приводя 4 — 15.7.

к флуктуациям Vy с амплитудой 2ExLc.

Рассмотрим на основе этих соображений экспериментальные данные, представленные на рис. 2. Как указыва1/длиной Lc = Rc(2Rc/3aB), где Rc = 0.865/Na — лось, при изменении Vg локальное значение потенциала радиус протекания, — критический индекс теории про- каждого зонда в пределах 2LcEx = 2Ix(Lc/L)G-1, слетекания; в 2D случае = 1.33 [1,2]. В условиях экспери- довательно, характерная амплитуда флуктуаций межзонмента (Na = 1018см-3) Lc 300. При наличии слабого = дового напряжения dVy должна быть того же порядка.

продольного электрического поля Ex среднее падение В рамках перколяционной теории [1,2] Lc практически напряжения на ячейке составляет ExLc. Следовательно, не имеет температурной зависимости в условиях прыжпотенциал произвольно выбранной точки квази-2D ка- ковой проводимости с участием ближайших соседей.

нала отличается от ее потенциала в однородном случае В этой связи следует ожидать, что отношение силы на величину порядка ExLc в силу хаотической структуры тока Ix к средней амплитуде флуктуаций межзондового перколяционного кластера. С возрастанием Vg квазинапряжения dVy, = Ix/dVy = G L/2Lc изменяется 2D канал прыжковой проводимости смещается вглубь с температурой пропорционально G(T ) и имеет коэфслоя p-Si по нормали к поверхности. Этот процесс в фициент пропорциональности (L/2Lc). На практике же свою очередь сопровождается изменением конфигурации (рис. 4, кривая 1) зависимость от G, построенная перколяционной сетки, ибо при различных значениях по данным рис. 2, a и 3, линейной не является, что Vg ее образуют различные группы примесных атомов.

казалось бы противоречит приведенным выше соображеСоответственно, при изменении Vg конкретное распрениям. Следует, однако, принимать во внимание конечную деление потенциала будет изменяться, а его локальное проводимость слоя p-Si–Gfb (см. рис. 3), обусловленную значение в фиксированной точке варьировать в пределах 2ExLc, отражая перестройку перколяционного кластера. Казалось бы, что для наблюдения эффектов такого рода необходимо, чтобы размер потенциальных зондов был меньше Lc.

Обращаясь теперь к реальной конфигурации объектов исследований (см. вставку к рис. 1), отметим, что металлизированные контактные площадки потенциальных зондов удалены за счет выступов от боковой границы канала электронного переноса и поэтому слабо возмущают распределение продольного электрического поля в плоскости канала. Дело в том, что даже в отсутствие металлизации контактная поверхность (торец выступа) практически эквипотенциальна. В электрически однородном образце продольная разность потенциалов между крайними точками этой поверхности Ex wexp(-h/w) [10], где h и w—соответственно Рис. 4. Зависимость отношения = I/dVy (1) и нормиродлина и ширина выступа. В исследованных образцах ванной величины c =(I/dVy) Gc/(Ge + Cf b)(2) от G при (h/w=3, см. рис. 1) размер области на боковой границе Vg 2В.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 652 Б.А. Аронзон, А.С. Веденеев, В.В. Рыльков прыжками электронов по примесям в объеме, а также Список литературы наличием свободных дырок при T > 20 K, о чем свиде[1] Б.И. Шкловский, А.Л, Эфрос. Электронные свойства тельствует заметная величина холловской составляющей легированных полупроводников (М., Наука, 1979).

Vy в магнитном поле (рис. 2, b). В объеме слоя p-Si кон[2] И.П. Звягин. Кинетические явления в неупорядоченных фигурация путей протекания практически не изменяется полупроводниках (М., Изд-во МГУ, 1984).

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.