WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 | 4 |

соответственно вблизи положительно и отрицательно за- Анализ полученных сверхмелких профилей конценряженных реконструированных кремниевых оборванных трации бора, проведенный методом масс-спектрометрии связей [19], следует ожидать, что размеры микродефек- вторичных ионов (ВИМС) [22], показал, что их глубина тов в форме пирамид, состоящих из собственных меж- не превышала 7 нм [10,17,18,21]. Таким образом, глубина узельных атомов, должны быть порядка 2 нм. Поэтому диффузионных профилей практически соответствовала распределение микродефектов, созданных на начальной ожидаемому вертикальному размеру самоупорядоченстадии окисления, по-видимому, представляет собой ной кремниевой наноструктуры, состоящей из продольмодификацию фрактала типа салфетки Серпинского со ной СККЯ, ограниченной -барьерами (рис. 3, c и 4, b, c).

встроенной продольной квантовой ямой (рис. 3, b и 4, a). Кроме того, наличие квантовой ямы p-типа на поверхноСледует отметить, что фрактальное распределение сти n-Si(100) контролировалось с помощью четырехзонмикродефектов воспроизводится при дальнейшем окис- дового метода в условиях послойного стравливания. При лении поверхности кремния (100). Причем размеры от- использовании для этой цели метода ВИМС возникали Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 720 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, В. Гельхофф, Ю.И. Романов, С.А. Рыков вождаться формированием корреляционной энергетической щели в плотности состояний вырожденного двумерного дырочного газа. Идентификация данной энергетической щели на основе температурной зависимости коэффициента Зеебека (рис. 6) позволяет объяснить вышеприведенные значения подвижности носителей тока, которые сохраняются в СККЯ вплоть до 77 K [26].

Электростатическое упорядочение реконструированных примесных диполей внутри -барьеров в условиях внешнего электрического поля, приложенного вдоль разРис. 5. Спектр циклотронного резонанса в СККЯ pтипа, сформированной между -барьерами на поверхности nSi(100). Магнитное поле направлено перпендикулярно плоскости СККЯ в плоскости {110}: B 100 + 30; T = 4.0K, = 9.45 Ггц.

определенные трудности, обусловленные ограничениями разрешающей способности этого метода и сглаживанием сверхмелкого диффузионного профиля вследствие диффузии примесных атомов под ионным пучком [17,18].

Характеристики одиночной СККЯ p-типа были идентифицированы по данным угловых зависимостей циклотронного резонанса (ЦР) электронов и дырок при вращении магнитного поля в плоскости {110}, перпендикулярной плоскости диффузионного профиля бора на поверхности Si(100) [23,24]. Гашение и сдвиг линий ЦР, зарегистрированных с помощью ЭПР спектрометра (X-band, 9.1-9.5Ггц), продемонстрировали 180-ю симметрию при ориентации магнитного поля параллельно плоскости полученного сверхмелкого профиля бора, что однозначно указывало на ориентацию квантовой ямы параллельно плоскости (100). Рис. 6. Температурная зависимость термоэдс (коэффициента Спектры ЦР состоят из необычно узких ли- Зеебека) СККЯ p-типа, сформированной между -барьерами на поверхности n-Si(100).

ний (рис. 5), что свидетельствует о значительном увеличении времени спин-решеточной релаксации неравновесных электронов и дырок в СККЯ в сравнении с аналогичными данными для объемных образцов Si. Значения времен релаксации, оцененные по ширине спектральных линий ЦР для электронов ( 7 · 10-10 с), для легких ( 5 · 10-10 с) и тяжелых ( 5 · 10-10 с) дырок, напрямую свидетельствуют о высокой подвижности двумерных носителей тока µ 200 м2/(В · с). Этот результат является достаточно неожиданным, принимая во внимание уровень легирования бором -барьеров, между которыми сформирована квантовая яма. Для его объяснения были использованы данные ЭПР, которые показали, что сильно легированные -барьеры демонстрируют сегнетоэлектрические свойства, поскольку состоят из тригональных примесных диполей B+–B- [10,25].

В рамках предложенной модели реконструкция мелких Рис. 7. Кристаллографически зависимое изменение сопроакцепторов бора, приводящая к образованию нейтраль- тивления в плоскости СККЯ p-типа, сформированной между ных дипольных центров: 2B0 B- + B+, должна сопро- -барьерами на поверхности n-Si(100). T = 77 K.

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Локальная туннельная спектроскопия кремниевых наноструктур личных кристаллографических осей в плоскости СККЯ (рис. 4, b, c), создает поперечные ограничения для движения носителей тока, что, как оказалось, приводит к угловой зависимости проводимости (рис. 7). Обнаруженные максимумы значений проводимости при ориентации внешнего электрического поля вдоль осей [010], [001] и [011] соответствуют кристаллографическим направлениям, которые наиболее энергетически выгодны в условиях квадратичного эффекта Штарка на реконструированном глубоком центре [27,28]. Поэтому наличие -барьеров с сегнетоэлектрическими свойствами сделало возможным, в частности, наблюдение квантовой лестницы проводимости с помощью конструкции расщепленного затвора (рис. 1) как при нулевом, так и отличном от нуля напряжении затвора [10,29]. Кроме того, электростатическое упорядочение примесных диполей, которое определяет поперечное ограничение движения носителей тока вдоль плоскости квантовой ямы, позволяет применить локальную туннельную спектроскопию для изучения квазиодномерного транспорта носителей тока. В этом случае внешнее электрическое поле Utunn = Uds + Ug, приложенное вдоль плоскости квантовой ямы (рис. 2, a), с одной стороны дает поперечное ограничение за счет упорядочения примесных диполей (Ug), а с другой — осуществляет транспорт одиночных носителей тока (Uds).

3. Многоэлектронные „искусственные атомы“ 3.1. Кулоновская блокада и кулоновские Рис. 8. Кулоновские осцилляции (a) и кулоновская лестниосцилляции ца (b), проявляющиеся в процессе переноса одиночных дырок через слабосвязанную квантовую точку внутри квантовой На рис. 8, a, b представлены вольт-амперные харакпроволоки, полученной с помощью методики расщепленного теристики (ВАХ) квантовой точки, полученной с позатвора в плоскости СККЯ p-типа, сформированной между мощью методики расщепленного затвора внутри СККЯ -барьерами на поверхности n-Si(100). T = 77 K.

(рис. 1, c). Зависимость Ids = f (Ug) получена при малой разности потенциалов между истоком и стоком Uds, величина которой чуть больше требуемой для измерения Поведение кулоновских осцилляций может быть растуннельной проводимости между ними. Тем не менее смотрено в рамках модели кулоновской блокады, возвеличина Uds была достаточной для формирования одноникающей при условии слабой связи квантовой точки мерного канала в СККЯ вследствие электростатического с содержащей ее квантовой проволокой [30,31]. Данная упорядочения примесных диполей внутри -барьера.

модель описывает механизм перезарядки квантовой точВ этом случае необязательно использовать „пальчики в процессе туннелирования носителя тока внутри ковые“ затворы, поскольку напряжение расщепленного квантовой проволоки через квантовую точку. При этом затвора полностью локализуется на квантовой точке, предполагается, что сначала квантовая точка электросформированной вблизи пары нереконструированных нейтральна. Для добавления в нее заряда Q необходима примесных диполей [10]. В зависимости от напряжения энергия Q2/2C, где на затворе ток осциллирует с характерным периодом, который соответствует величине напряжения, необхоC = CL + CR + Cg димого для добавления одного носителя тока в квантовую точку [6,8]. Поэтому кулоновские осцилляции, — полная емкость квантовой точки, CL и CR — емкости представленные на рис. 8, a, представляют собой ВАХ между квантовой точкой и содержащей ее квантовой одноэлектронного транзистора, основой работы кото- проволокой, Cg — емкость затвора (рис. 9, a, b). Так как рого является „включение“ и „выключение“ квантовой минимальный заряд, добавляемый в квантовую точку, точки в процессе квазиодномерного транспорта каждый соответствует заряду одиночного электрона (дырки), раз, когда одиночный носитель тока входит в нее. то, чтобы через нее протекал ток, необходима энергия 6 Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 722 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, В. Гельхофф, Ю.И. Романов, С.А. Рыков носителей тока N соответствует минимуму энергии E, и кулоновское взаимодействие приводит к изменению величины энергии e2/2C как при увеличении, так и при уменьшении N на 1. Для любой другой величины Q0, кроме Q0 = -(N + 1/2)e, существует меньшая, но ненулевая энергия добавления или удаления носителя тока.

При таких обстоятельствах ток не может протекать при низких температурах. Однако если Q0 = -(N + 1/2)e, то состояние с Q0 = -Ne и состояние с Q0 = -(N + 1)e являются вырожденными, вследствие чего заряд флуктуирует между двумя этими величинами даже при нулевой температуре. Следовательно, энергетическая щель в туннельном спектре исчезает, и ток может протекать (рис. 9, b). Поэтому пики проводимости образуются при выполнении условия CgUg = Q0 = -(N + 1/2)e и являются периодическими, будучи разделенными напряжением на затворе, равным e/Cg (рис. 8, a).

Таким образом, энергетическая щель в туннельном спектре имеется для всех величин Ug, исключая точки вырождения по заряду (рис. 8, a и 9, b). Более близко Рис. 9. a — схема квантовой точки, слабосвязанной внутри расположенные дискретные уровни, показанные за преквантовой проволоки, в условиях напряжения на затворе Ug.

делами этой энергетической щели, существуют благоПриведенная схема соответствует схеме транзистора на одидаря возбужденным состояниям носителей тока в кванночных носителях тока. b, c — зонная схема квантовой точки в товой точке. Когда величина Ug непрерывно возрастает, зависимости от зарядового состояния и от кинетической энерэнергетическая щель ползет вниз относительно уровня гии носителей тока, которые регулируются путем изменения Ферми, пока не достигнет точки зарядового вырожедния.

напряжения на затворе Ug (b) и напряжения исток–сток Uds (c).

При движении через эту точку изменение в туннельном спектре происходит скачком: энергетическая щель исчезает, затем снова появляется будучи смещенной вверх e2/2C. Таким образом, зарядовое квантование приводит на e2/C. Одновременно заряд квантовой точки возрастак энергетической щели в спектре состояний квантовой ет на e и процесс начинается сначала. Точка зарядового точки, равной e2/C (рис. 9, b, c). Если температура довырождения и пик проводимости достигаются каждый статочно низкая, т. е. kT < e2/2C, ни электрон, ни дырка раз, когда напряжение возрастает на e/Cg — величину, не могут туннелировать внутри квантовой проволоки, необходимую для добавления одного носителя тока в содержащей квантовую точку, что соответствует режиму квантовую точку.

кулоновской блокады.

Следует отметить, что модель кулоновской блокады Варьируя напряжение на затворе Ug, можно изменять учитывает квантование по заряду, но игнорирует кванэнергию, требуемую для добавления заряда в квантовую тование по энергии, проистекающее из малых размеров точку (рис. 9, b). Напряжение на затворе Ug прилоквантовой точки. Это ограничение делает расстояния жено при этом между затвором и истоком. Но если между энергетическими уровнями в квантовой точке отнапряжение между истоком и стоком очень мало, тогда носительно большими при малых энергиях. Учет размерсток, исток и квантовая точка будут иметь одинаковый ного квантования несколько изменяет картину кулоновпотенциал. Поэтому при наличиии напряжения на заской перезарядки квантовой точки [3,8,30]. В частности, творе изменяется электростатическая энергия квантовой кулоновские осцилляции становятся апериодическими точки [6,8]:

при уменьшении числа носителей тока в квантовой Qточке. Поэтому расстояние между двумя соседними E = QUg +. (1) 2C пиками при туннелировании через малоэлектронную В случае отрицательного заряда Q первый член урав- точку равно e N+1 - N нения отражает взаимодействие притяжения между Q и Ug = + (2) C e положительно заряженным затвором, а второй член описывает электростатическое отталкивание частиц внутри и зависит, таким образом, от номера пика, в отличие квантовой точки. Уравнение (1) показывает, что энергия от случая многоэлектронной точки, при исследовании становится минимальной при Q0 = -CgUg. Изменяя Ug, которой проявляется строгая периодичность кулоновможно выбрать любую величину Q0, которая минимизи- ских осцилляций (рис. 8, a). Для более строгого расчета рует энергию в уравнении (1), если заряд не квантован. положения пиков кулоновских осцилляций необходим Однако поскольку реальный заряд квантуется, энергия численный расчет собственных значений энергии для изменяется дискретно. Когда Q0 = -Ne, полное число реальной формы квантовых точек [12,32].

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Локальная туннельная спектроскопия кремниевых наноструктур Энергетический спектр квантовой точки может быть также исследован при регистрации туннельного тока при фиксированном Ug, как функции напряжения Uds (рис. 8, b). Подобные зависимости изучаются при фиксированных значениях Ug, например, удовлетворяющих условию Q0 = -(N + 1/4)e. В этом случае уровень Ферми истока повышается в соответствии с ростом Uds относительно стока. Кроме того, уровень Ферми EF поднимается относительно уровней размерного квантования (рис. 9, c). Ток начинает протекать, как только уровень Ферми истока превысит первый уровень размерного квантования. Если уровень Ферми будет и далее подниматься, более высоколежащие уровни энергии примут участие в токе. Расположение уровней размерного квантования можно определить путем измерения напряжения, при котором возрастает ток в процессе регистрации кулоновской лестницы проводимости (рис. 8, b), или, что тоже самое, напряжения, при котором возникает пик в зависимости dI/dUds [6,8].

При высоких значениях Uds при этом проявляются 2-й, 3-й и т. д. уровни размерного квантования (рис. 8, b).

Кроме того, с ростом напряжения Ug уровни размерного квантования смещаются на eUg, что приводит, как будет показано далее, к соответствующей асимметрии зависимостей I = f (Uds) и dI/dUds.

Таким образом, режим кулоновской блокады характеризуется не только реализацией условия kT < e2/2C, но возникновением периодических кулоновских пиков, которые являются результатом одноэлектронной перезарядки квантовой точки. Значение проводимости при этом даже в вершинах кулоновских пиков значительно меньше величины кванта проводимости e2/h [33–35].

Pages:     | 1 || 3 | 4 |



© 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.