WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 |
Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 7 Интерференция носителей тока в одномерных полупроводниковых кольцах © Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, В.К. Иванов, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, С.А. Рыков, И.А. Шелых Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Санкт-Петербургский государственный технический университет, 195251 Санкт-Петербург, Россия (Получена 7 февраля 2000 г. Принята к печати 7 февраля 2000 г.) Впервые исследуется интерференция баллистических носителей тока в одномерных кольцах, сформированных из двух квантовых проволок внутри самоупорядоченных кремниевых квантовых ям. Энергетическая зависимость коэффициента прохождения носителей тока рассчитывается как функция длины и степени модуляции параллельных квантовых проволок, отделенных от двумерных резервуаров либо общей системой исток–сток, либо квантовыми точечными контактами. Предсказывается, что вследствие интерференции носителей тока, в первом случае проводимость одномерного кольца будет в четыре раза больше, чем во втором. Полученные соотношения проявляются в осцилляциях кондактанса, возникающих внутри одномерных кремниевых колец как при изменении напряжения исток–сток, так и внешнего магнитного поля. Эти результаты сделали возможным создание интерферометра Ааронова–Бома на основе одномерного кремниевого кольца в режиме слабой локализации, характеристики которого демонстрируются на примере изучения фазовой когерентности туннелирования одиночных носителей тока через квантовый точечный контакт.

1. Введение в квантовой проволоке [5]. При этом зависимость G(Vg) имеет ярко выраженный ступенчатый характер, поскольОсновной характеристикой транспорта носителей то- ку кондактанс квантовой проволоки изменяется скачком ка в полупроводниковых структурах является проводи- каждый раз, когда уровень Ферми совпадет с одной из мость, которая определяется в первую очередь процесса- подзон размерного квантования. Важно отметить, что ми их неупругого рассеяния. Однако данный тезис наи- использование расщепленного затвора [5] для регистраболее актуален при исследовании свойств полупровод- ции квантованной проводимости G(Vg), проявляющейся никовых приборов с характерными размерами больше, в виде серии плато одномерной проводимости, разделенчем длина свободного пробега при неупругом рассеянии, ных ступенями величиной gsgve2/h, является основной тогда как для описания приборов на основе квантовых методикой идентификации баллистических квантовых проволок и квантовых точек становятся существенны- проволок [6,7].

ми эффекты, связанные с волновой природой электро- Так как фаза волновой функции изменяется при тунненов [1,2]. Перенос заряда в таких приборах, имеющих лировании носителя тока через низкоразмерную струкодин или несколько одномерных каналов, длина которых туру, требуются измерения фазы коэффициентов променьше длины свободного пробега, не сопровождается хождения и отражения, чтобы получить данные о когеджоулевыми потерями вследствие подавления процессов рентности транспорта электронов и дырок. В настоящее неупругого рассеяния [1–4]. Поэтому носители тока в время основная информация о когерентной компоненте условиях квазиодномерного транспорта могут проявлять электронного транспорта извлекается из экспериментов баллистические свойства.

по изучению отрицательного магнитосопротивления в Проводимость баллистической квантовой проволоки режиме слабой локализации [8] и флуктуаций провозависит, в первом приближении, только от величины димости в условиях одноэлектронного транспорта [3].

коэффициента прохождения (T ) и не содержит инфор- Однако эти методики не позволяют точно измерить фазу мации о фазе туннелирующих носителей тока [1,2]:

коэффициента прохождения носителей тока через одномерную и нуль-мерную структуры, что стало возможным G = G0T, (1) только вследствие развития нанотехнологии одномерных колец Ааронова–Бома (АБ) внутри металлических [9] где и полупроводниковых [10,11] двумерных систем. Эти eкольца, представляющие собой наиболее яркую версию G0 = gsgv N, (2) h мезоскопических проводящих структур, были использоgs и gv — спиновый и долинный факторы соответ- ваны для успешной демонстрации фазовой когерентноственно; N — число заполненных подзон размерного сти транспорта одиночных электронов через квантовую квантования, которое соответствует номеру верхней за- точку, вмонтированную в одно из плеч интерферометра полненной одномерной подзоны квантовой проволоки на их основе [10,11]. Реализация подобного эксперии может изменяться в зависимости от напряжения на мента достигалась благодаря тому, что кольцо АБ инзатворе (Vg), управляющего количеством носителей тока терферометра, состоящее из двух одномерных проволок, Интерференция носителей тока в одномерных полупроводниковых кольцах Сначала мы рассмотрим энергетические и полевые зависимости коэффициента прохождения через систему параллельных квантовых проволок, отделенных от двумерного резервуара общей системой исток–сток, а также квантовыми точечными контактами, чтобы выявить особенности квантованной проводимости, возникающие вследствие квантовой интерференции. Далее, мы представим экспериментальные данные исследований квантованной проводимости с помощью отмеченных выше конструкций интерферометров, реализованных на основе одномерных колец, сформированных внутри самоупорядоченных кремниевых квантовых ям. Полученные результаты указывают на зависимость величины квантовых ступенек проводимости от процессов интерференции в параллельных проволоках, а также на фазовую когерентность как одноэлектронного туннелирования через квантовый точечный контакт, так и возникновения отрицательного магнитосопротивления в одномерных кольцах, Рис. 1. Одномерное кольцо, сформированное параллельнаходящихся в режиме слабой локализации.

ными квантовыми проволоками, отделенными от двумерных резервуаров общей системой исток–сток (a) и квантовыми точечными контактами (b). 1 и 2 — квантовые точечные 2. Интерференция баллистических контакты.

носителей в одномерных кольцах, сформированных из двух квантовых проволок, отделенных отделялось от двумерного резервуара двумя квантовыми от двумерного резервуара общей точечными контактами. Только в этом случае в одномерсистемой исток–сток ном кольце в каждый момент времени может находиться одиночный носитель тока, что позволяет контролировать Рассмотрим систему, состоящую из двух параллельно фазовые сдвиги осцилляций Ааронова–Бома, возникаюсоединенных квантовых проволок (рис. 1, a). Проволоки щие вследствие его прохождения через квазисвязанные будем считать в общем случае отличающимися друг от состояния квантовой точки.

друга. В классическом случае кондактанс такой системы В свою очередь использование одномерных колец, равен сумме кондактансов проволок:

отделенных от двумерных резервуаров общей системой исток–сток, открывает широкие возможности для изучеG = G1 + G2. (3) ния квантовой интерференции в условиях нахождения носителей тока одновременно в обоих плечах интерфе- Однако в квантовом случае это не так. Причина заключарометра. В рамках предлагаемой конструкции интерфе- ется в волновой природе электрона, которая способствует возникновению интерференции волн, прошедших по рометра следует ожидать эффектов удвоения квантовых разным плечам одномерного кольца. Разность фаз этих ступеней при регистрации квантованной проводимости, демонстрация которых являлась одной из целей настоя- волн зависит от внешнего продольного электрического и поперечного магнитного полей, варьируя величиной щей работы.

которых, можно изменять проводимость системы.

Кроме того, важной задачей представляется изучение Пусть амплитуда вероятности прохождения электрона когерентного транспорта через квантовые точки внус волновым числом k E через верхнее плечо равна три одномерных колец, находящихся в режиме слабой t1, а через нижнее плечо — t2. Квадраты модуля этих локализации. В этом случае существенная информация величин T1 и T2 пропорциональны кондактансам плеч Gможет быть получена с помощью измерений фазы коэфи G2. Обозначим фазы вероятностей t1, t2 через 1, 2.

фициента прохождения не только в условиях внешнего Суммарная амплитуда волновой функции прошедшего магнитного поля, перпендикулярного плоскости кольца, электрона равна но и в зависимости от энергии носителей тока. Для решения данной проблемы в настоящей работе испольt = t1 + t2 = T1 ei1 + T2 ei2, (4) зовался АБ интерферометр на основе кремниевого одномерного кольца в режиме слабой локализации, в одно а собственно прошедшая плотность из плеч которого был дополнительно введен квантовый точечный контакт, что позволяло регистрировать измеT = tt = T1ei1 + T2ei2 T1e-i1 + T2e-iнения фазы носителей тока при туннелировании через уровни размерного квантования. = T1 + T2 + 2 T1T2 cos(1 - 2). (5) Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 848 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, В.К. Иванов, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, С.А. Рыков, И.А. Шелых Учитывая квантовую интерференцию и принимая во Таким образом, зависимость кондактанса одномерного внимание (1), кондактанс системы двух параллельных кольца от величины магнитного поля имеет осциллируюпроволок описывается следующим выражением: щий характер, аналогично поведению хорошо известных осцилляций Ааронова–Бома [9].

G = G1 + G2 + 2 G1G2 cos(1 - 2). (6) Отметим важный частный случай, соответствующий B = 0, который отражает увеличение проводимости Эта формула отличается от классической (3) наличием в 4 раза относительно проводимости одиночной квантоинтерференционного члена 2 G1G2 cos(1-2). В класвой проволоки, в то время как в классическом случае сическом случае, когда плечи представляют собой макропроводимость возрастает только вдвое.

объекты, этот член должен быть усреднен, и дает при Кроме того, разность фаз 1 - 2 может возникать, усреднении 0. Однако если плечи являются баллистиесли длины параллельных проволок в системе одномерческими квантовыми проволоками, то этот член должен ного кольца различны:

быть учтен, что существенно отражается на зависимости проводимости от внешних факторов и параметров плеч 2 - 1 = kl = Udsl, (11) одномерного кольца. В случае, если две квантовые провогде — коэффициент пропорциональности между пролоки идентичны, разность фаз равна нулю, и суммарная дольным напряжением Uds и волновым вектором носипроводимость системы параллельных проволок равна теля k Uds. Кондактанс в этом случае зависит от учетверенной проводимости одиночной квантовой провоприложенного напряжения исток–сток Uds:

локи. Это отличается от классического случая, в рамках которого суммарная проводимость является удвоенной G = 2G1 1 + cos(Udsl). (12) по сравнению с проводимостью одиночной проволоки.

Рассмотрим возможные причины возникновения разКроме того, разность фаз 1-2 может быть следствиности фаз 1 - 2.

ем наличия в одном из плеч (или в обоих сразу) потенВо-первых, она может возникать при подаче пронизыциальных барьеров, при туннелировании через которые вающего кольцо магнитного поля B:

фаза прошедшей волны сдвигается из-за комплексности амплитуды прохождения. Сбой фазы в первую очередь = BdS = AdI, (7) зависит от величины волнового вектора, падающего на систему барьеров носителя. Так как k Uds, кондактанс P одиночной модулированной квантовой проволоки равен где — площадь кольца, P — периметр кольца. При этом в плоскости кольца возникает вектор-потенциал A, eG1 = gsgv NT (Uds), (13) и амплитуда вероятности перехода свободной частицы из h точки исток в точку сток равна:

где T (Uds) — коэффициент прохождения носителей то out ка, который осциллирует в зависимости от напряжения ik(rout - rin) - ie Adr, (8) исток–сток [12]. Соответственно кондактанс системы из Q = exp c двух параллельно соединенных проволок, одна из котоin рых гладкая, а другая — модулированная, определяется где интеграл берется вдоль траектории частицы. Если следующей зависимостью:

параметры точек исток и сток одинаковы, то отличие eтраекторий в разных плечах кольца отразится в величине G = gsgv N 1 + T + 2 T cos, (14) h разности фазы амплитуд вероятности прохождения, хотя где — сбой фазы волны, возникающий вследствие абсолютные значения этих амплитуд будут совпадать.

прохождения одиночного носителя тока.

Например, разность фаз при прохождении параллельных проволок (рис. 1, a) в рамках модели одинаковых ”глад- Для расчета энергетической зависимости коэффициента прохождения носителя тока через модулированную ких” плеч, внутри которых отсутствуют потенциальные квантовую проволоку (T(Uds)) нами была выдвинута барьеры, стимулирующие упругое рассеяние носителей -потенциальная модель [12]. Предполагалось, что ретока, равна альная форма V(x) каждого барьера может заменяться на -образную. При этом рассеивающий потенциал проe e 2 - 1 = Adr - Adr = Adr волоки описывается выражением c c 1 2 P n U(x) = (x - Lj), (15) e eBS = BdS =, (9) j= c c где n — часло барьеров, L — расстояние между ними, — мощность барьера, равная что приводит к следующей зависимости кондактанса от величины внешнего магнитного поля: + eBS = V(x) dx. (16) G = 2G1 1 + cos. (10) c Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. Интерференция носителей тока в одномерных полупроводниковых кольцах Рис. 2. Периодические осцилляции коэффициента прохождения T (Uds) (a) и фазового сдвига (Uds) (b), возникающие вследствие квантовой интерференции носителей тока в зависимости от напряжения исток–сток, приложенного к квантовой проволоке, модулированной -образными барьерами. Расчет проводился в рамках модели -образных барьеров в отсутствие падения напряжения внутри квантовой проволоки, G = (4e2/h)T (E) и соответствует заполнению одномерных подзон в кремниевой проволоке (100) n-типа, gs = 2, gv = 2, а также положению уровня Ферми, соответствующего заполнению одномерных подзон легкой и тяжелых дырок в кремниевой проволоке p-типа. Мощность барьера = 1, расстояние между барьерами L = 5 (в атомных единицах), число барьеров n: 1 —2, 2 —3.

6 Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 850 Н.Т. Баграев, А.Д. Буравлев, В.К. Иванов, Л.Е. Клячкин, А.М. Маляренко, С.А. Рыков, И.А. Шелых Рис. 3. Периодические осцилляции кондактанса, возникающие в зависимости от напряжения исток–сток, приложенного к одномерному кольцу, отделенному от двумерных резервуаров общей системой исток–сток (рис. 1, a), одно из плеч которого модулировано -образными барьерами. Параметры барьеров: = 1, L = 5; число барьеров n: a —2, b — 3. Расчет производился:

1 — с учетом интерференции, 2 — без учета интерференции.

Pages:     || 2 | 3 |



© 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.