WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 |

3.2. Локальная туннельная спектроскопия многодырочных кремниевых квантовых точек в режиме кулоновской блокады Методика локальной туннельной спектроскопии базируется на использовании сканирующего туннельного микроскопа (СТМ). В настоящей работе использовался СТМ с электромагнитной системой грубого подвода в интервале температур 4.2-300 K, которая обеспечивает максимальную площадь сканирования 4 4мкм2 при 300 K и 0.6 0.6мкм2 при 4.2 K. СТМ-измерения были Рис. 10. Локальные туннельные вольт-амперные характеривыполнены с использованием механически заточенных стики, демонстрирующие кулоновскую блокаду (a), влияние игл из стали и вольфрама. Локальные туннельные ВАХ размерного квантования (b) и кулоновские осцилляции (c) I = f (Utunn) регистрировались при T = 4.2 и 300 K в при прохождении одиночных дырок через слабосвязанную ходе исследования процессов транспорта одиночных многодырочную кремниевую точку внутри СККЯ p-типа на дырок в вышеописанных СККЯ. Туннельный ток изповерхности Si(100). T = 4.2K.

мерялся в зависимости от напряжения, приложенного между острием СТМ и контактами на границах планарной структуры, выполненной в холловской геометВАХ, все они демонстрируют наличие кулоновского рии (рис. 2, a).

взаимодействия и квантово-размерных эффектов в проНа рис. 10, 11 и 12 приведены туннельные ВАХ, соответствующие разным точкам поверхности диффузи- цессах транспорта одиночных дырок в квантовых провоонного профиля бора в Si(100), представляющей собой локах, электростатически индуцируемых на отдельных -барьер, под которым располагаются СККЯ. При замет- участках СККЯ вследствие напряжения, приложенного ном различии представленных локальных туннельных между зондом СТМ и контактом на границе планарной 6 Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 724 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, В. Гельхофф, Ю.И. Романов, С.А. Рыков прямого воздействия иглы на поверхности диффузионного профиля (рис. 2, b, c). Именно эта близость определяет величину падения напряжения на квантовой точке, которая эквивалентна напряжению, приложенному к затвору в схеме полевого транзистора Ug. Если изолированная квантовая точка, сформированная внутри динамической квантовой проволоки, находится вне зоны прямого воздействия иглы, то Utunn = Uds, тогда как в случае приближения иглы к нуль-мерному дефекту Utunn = Ug. Следовательно, локальные туннельные ВАХ (см. рис. 10, 11 и 12), характеризующие процессы транспорта одиночных носителей в электростатически индуцированных квантовых нитях, являются отражением стандартных ВАХ одноэлектронного транзистора Ids = f (Uds) и I = f (Ug) (см. рис. 8, b, c).

Форма локальных туннельных ВАХ, представленных на рис. 10, a и 11, a, b, соответствует режиму кулоновРис. 11. Локальные туннельные вольт-амперные характеристики, соответствующие режиму кулоновской блокады при напряжении на затворе: Ug, В: a — 0.7 1, b —0.6 0.9.

Блокада возникает при прохождении одиночных дырок через слабосвязанную многодырочную квантовую точку внутри СККЯ p-типа на поверхности Si(100). T = 300 K.

структуры Utunn (рис. 2, a). Как отмечено выше, данные квантовые проволоки возникают вследствие электростатического упорядочения примесных диполей внутри -барьеров, индуцированного приближением иглы СТМ к поверхности диффузионного профиля. Их ориентация задается относительным расположением иглы и контакта на границе планарной структуры. Величина тока и форма локальной ВАХ определяются режиРис. 12. Локальные туннельные вольт-амперные характеримом баллистического транспорта одиночных дырок. При стики, демонстрирующие: a — влияние размерного квантоваэтом важнейшими характеристиками квантовой нити, ния при прохождении одиночных дырок через слабосвязанную ответственными за форму локальной ВАХ, являются многодырочную квантовую точку внутри СККЯ p-типа на ее гладкость, изменяющаяся вследствие флуктуаций в поверхности Si(100). T = 330 K. b — различные режимы распределении легирующей примеси, а также присуткулоновской блокады при Utunn > 0 и Utunn < 0 вследствие ствие изолированных квантовых точек. Кроме того, важасимметрии в расположении слабосвязанной многодырочной ным обстоятельством является, насколько близко эти квантовой точки между иглой микроскопа и контактом на квантовые точки располагаются относительно области периферии планарной структуры. T = 300 K.

Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Локальная туннельная спектроскопия кремниевых наноструктур ской блокады, который возникает благодаря наличию жат особенности в виде ступенек, симметрично располослабосвязанной многодырочной квантовой точки внутри женных относительно Uds = 0, как при положительном, квантовой нити. Приведенные ВАХ идентифицируют так и при отрицательном напряжении смещения Uds.

квантование заряда, приводящее к энергетической щели Возникновение ступенек в зависимостях I = f (Utunn) в спектре состояний для туннелирования носителей тока можно объяснить в рамках модели вышеописанных кучерез квантовые точки (рис. 9, b). Согласно модели лоновских осцилляций, которые проявляются на фоне кулоновской блокады, для того чтобы электрон мог кулоновской блокады, если учесть влияние размернотуннелировать через квантовую точку, его термическая го квантования. Иными словами, представленные ВАХ (kT) и кинетическая (eUtunn) энергии должны превышать I = f (Utunn), по-видимому, являются спектрами размерэнергию Ферми на e2/2C. Соответственно для дырки ного квантования в квантовых точках.

необходима энергия меньше уровня Ферми на ту же При увеличении Uds уровень Ферми истока (иглы) величину. Величина порогового напряжения для пре- повышается относительно своей позиции в стоке (омичеодоления кулоновской блокады, которое при измерении ском контакте к образцу) и тем самым становится выше локальных ВАХ определяется кинетической энергией относительно уровней размерного квантования. Ток надырки (Utunn > e/2C), составляет для исследованных чинает протекать, как только уровень Ферми истока преструктур соответственно 0.15 и 1.0 В как на прямой, так высит уровень размерного квантования (рис. 9, c). При и на обратной ветви ВАХ, что соответствует емкости дальнейшем подъеме уровня Ферми более вышележащие квантовой точки 5 · 10-19 и 8 · 10-20 Ф. Таким образом, уровни размерного квантования принимают участие в параметры исследуемых структур демонстрируют воз- токе, что приводит к его ступенчатому росту (рис. 10, b можность наблюдения режима кулоновской блокады при и 12, a). Таким образом, позиции ступенек на рис. 10, b комнатной температуре, что было практически впервые и 12, a определяются энергиями уровней размерного продемонстрировано при изучении перезарядки кремни- квантования, которые „привязаны“ к уровням квантоваевых многодырочных квантовых точек (рис. 11, a). До- ния заряда (рис. 9, c). Кроме того, наличие кулоновских стигнутый результат, по-видимому, обусловлен сложной ступенек в локальных ВАХ свидетельствует о том, что структурой квантовых точек, которые представляют со- в данной конкретной геометрии эксперимента изолиробой цепочки мультитуннельных кремниевых переходов ванная точка находилась вне зоны прямого воздействия (рис. 2, b, c), разделенных высокими энергетическими иглы СТМ (Utunn = Uds).

барьерами. В этом случае полная емкость квантовой точки уменьшается, поскольку она сама представляет 4. Малоэлектронные „искусственные собой последовательное соединение квантовых точек.

атомы“ Поскольку представленные ВАХ являются симметричными относительно нулевого напряжения смещения, 4.1. Формирование электронных оболочек квантовая нить содержит, как минимум, два туннельных барьера, на которые ложится основная часть приложен- Малоэлектронные квантовые точки проявляют при ного напряжения Uds. Эти барьеры, между которыми достаточно низких температурах дискретный энергетилокализована квантовая точка, согласно условиям куло- ческий спектр с характерным зазором между уровнями новской блокады, имеют разную ширину, один является размерного квантования, который по порядку величиболее тонким, другой соответственно более широким.

ны сравним с энергией кулоновского взаимодействия.

Причем их ширина является величиной, электростати- В этом случае энергия, которая необходима для того чески перестраивающейся в зависимости от направления чтобы поместить электрон на квантовую точку (U), по приложенного напряжения, о чем свидетельствует сим- своей сути аналогична электронному сродству реальнометричность прямой и обратной ветвей относительно го атома. При наличии ограниченного числа носителей нулевого напряжения смещения. Подобное поведение тока в квантовой точке, небольшие энергетические возВАХ показывает, что напряжение, приложенное между буждения могут перемещать их на вышележащие уровни иглой СТМ и контактом на границе планарной структу- размерного квантования. Благодаря кулоновским взаиры, соответствовало напряжению исток–сток Utunn = Uds, модействиям между носителями тока величина энергии, поскольку квантовая точка находилась практически в которая соответствует этим возбуждениям, значительно середине динамической квантовой нити. Однако если меньше U.

рассмотреть локальную ВАХ на рис. 12, b, полученную На основании вышесказанного можно совершенно при несимметричном расположении квантовой точки от- справедливо проводить аналогию между заряженными носительно концов электростатически индуцированной малоэлектронными квантовыми точками и реальными квантовой нити, которая демонстрирует эффект кулонов- атомами, но с двумя фундаментальными различиями.

ской блокады только для прямой ветви, можно видеть, В реальных атомах кулоновское поле имеет сферичечто в данном случае ширина барьеров не является скую симметрию и квантовано в единицах элементарновеличиной, электростатически перестраивающейся.

го заряда вследствие дискретности заряда ядра. Следует На рис. 10, b и 12, a можно увидеть другой вид отметить, что в реальном атоме спектр энергий для вольт-амперных характеристик. Эти зависимости содер- добавления или удаления электрона практически слабо Физика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. 726 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, В. Гельхофф, Ю.И. Романов, С.А. Рыков контролируется. Электроны в нем взаимодействуют с фиксированным потенциалом ядра и друг с другом, и эти два вида взаимодействия определяют энергетический спектр, в то время как кулоновское поле в квантовых точках может обладать произвольной симметрией и быть непрерывным с точки зрения элементарного заряда. Таким образом, изменив геометрию или структуру „искусственного атома“, можно полностью изменить его энергетический спектр [12,32].

В высокосимметричных квантовых точках, при заполнении электронами дискретных энергетических уровней может проявляться орбитальное вырождение и формирование оболочек, свойственное реальным атомам. Следует напомнить, что наличие трехмерного сферически симметричного потенциала вокруг атома приводит к возникновению структуры оболочек 1s, 2s, 2p.... Энергия ионизации имет максимальное значение для атомных номеров 2, 10, 18..., и до атомного номера 23 эти оболочки заполняются последовательно, согласно правилу Хунда. Поэтому заполнение соответствующих оболочек квантовых точек также должно зависеть в первую очередь от таких факторов, как электрон-электронное взаимодействие и спин электрона [12].

Идентификация электронных оболочек квантовых точек стала возможной благодаря использованию сканирующей туннельной микроскопии (СТМ). Исследование локальных туннельных ВАХ одиночных полупроводниковых нанокристаллических квантовых точек InAs с характерными размерами от 2 до 8 нм позволило, в частности, продемонстрировать s- и p-симметрию первого и второго возбужденных состояний зоны проводимости, которая проявилась в соответствующих сериях мультиплетов [13].

4.2. Локальные туннельные вольт-амперные характеристики малоэлектронных кремниевых квантовых точек Рис. 13. Проводимость сильносвязанной малоэлектронной Локальные туннельные ВАХ I = f (Utunn), которые квантовой точки внутри СККЯ на поверхности Si(100) при представляют собой энергетические спектры квантовых T = 300 K. Спектры a, b и c получены при различном распоточек, являются достаточно эффективным инструменложении иглы СТМ относительно квантовой точки и идентитом для идентификации характеристик малоэлектронфицируют формирование электронных оболочек.

ных кремниевых квантовых точек. В настоящей работе впервые демонстрируются результаты исследований малоэлектронных кремниевых „искусственных атомов“ малых размеров, благодаря которым оказалось возможным точки вследствие малых размеров обладают дискретным определить позиции уровней размерного квантования на энергетическим спектром с характерным зазором между основании данных локальной туннельной спектроскопии уровнями размерного квантования, сравнимым по поряддаже при комнатной температуре. ку величины с энергией кулоновского взаимодействия.

На рис. 13–15 приведены ВАХ, полученные при В частности, изучение проводимости высокосимметричпрохождении электронов через квантовые точки, рас- ных точек с характерным размером 2нм (рис. 1, c) полагающиеся в продольной СККЯ p-типа со встроен- наглядно демонстрирует s- и p-симметрию, выраженную ной продольной компонентой поля p+-n-перехода [36], на соответствующих локальных туннельных ВАХ серияблагодаря чему тип проводимости квантовой точки ми мультиплетов (рис. 13). Иными словами, в высокоможет быть инвертирован в локальных областях из симметрчных малоэлектронных квантовых точках при дырочного в электронный. Представленные ВАХ пока- заполнении электронами дискретных энергетических зывают, что исследованные малоэлектронные квантовые уровней проявляется орбитальное вырождение и формиФизика и техника полупроводников, 2005, том 39, вып. Локальная туннельная спектроскопия кремниевых наноструктур рование оболочек, свойственное реальным атомам. Об- как при приближении иглы СТМ к малоэлектронной наруженный эффект образования электронных оболочек квантовой точке, так и при нарушении ее симметрии оказался очень чувствительным к влиянию локальных из-за влияния локальных флуктуаций в распределении электрических полей и практически полностью исчезал бора в -барьерах (рис. 14). Интересно, что, несмотря на нивелирование образования электронных оболочек, наблюдается сохранение энергетических зазоров между уровнями размерного квантования (рис. 14), а также снятие в ряде случаев их спинового вырождения (рис. 15).

5. Заключение Таким образом, исследования локальной туннельной спектроскопии показали, что воздействие иглы СТМ индуцирует в самоупорядоченных кремниевых квантовых ямах на поверхности Si(100) квантовые проволоки с многодырочными слабосвязанными и малоэлектронными сильносвязанными квантовыми точками.

Локальные туннельные ВАХ демонстрируют различные режимы кулоновской блокады и кулоновских осцилляций проводимости при прохождении одиночных дырок через многодырочные слабосвязанные квантовые точки.

Pages:     | 1 | 2 || 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.