WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

G(T ) для f = const необходимо знать при каждом Переходя к детальному анализу температурной зазначении температуры соответствие величины Vg0 и f 0, висимости проводимости в областях слабой и промекоторое в рассматриваемом случае может быть установжуточной (G e2/h) инверсии, будем рассматривать лено следующим образом. В рамках формализма [1,6] диапазон достаточно малых значений Vg, ограниченный при f = Us + y/2 проводимость G независимо от сверху условием Us -f > 0. В рамках рассматриваемого температуры имеет постоянное значение e2/h [выраженами формализма, при фиксированной температуре выния (1)–(3)]. Мы рассматриваем это обстоятельство как ражения (1), (3) характеризуют G как функцию энергии удобный критерий определения величины f 0, позволяФерми f, но не потенциала затвора Vg. При этом f ющий восстановить зависимость Vg0(T ). Действительно, связана с Vg соотношением если положить f 0 = Us + y /2, то значения Vg0(T ) будут определяться значениями Vg(T ), соответствующими f величине G = e2/h экспериментальных кривых эффекта C(Vg - Vg0) =e Nssd, (5) поля (рис. 2). На этом основании мы анализируем завиf симость G(T ) при фиксированных значениях Vg - Vg0, что адекватно условию f = const.

где C — емкость подзатворного изолятора, Nss — На рис. 3 представлены графики G(T ), построэффективная плотность электронных состояний на границе Si–SiO2, Vg0 — значение Vg при некотором фик- енные для области слабой инверсии при фиксированных значениях Vg - Vg0(T ), т. е. при условии сированном значении f = f 0, которое соответствует f температурно-независимой точке на кривых G(f ) в -(Us + y/2) =const. В соответствии с представленным рассуждением [см. (1)–(3)], при достаточно высоких работе [6], что должно иметь место при значении G = e2/h. температурах (kT x /2, [3]) G изменяется с T по Поясним теперь необходимость введения величин f 0 активационному закону и имеет предэкспоненциальный и Vg0. Обычно анализ экспериментальных кривых G(T ) фактор, близкий к величине e2/h (рис. 3, a). С понижеФизика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. О температурной зависимости проводимости электростатически разупорядоченных квазидвумерных... отклонение распределения потенциала от параболического закона (2), усиливающееся с уменьшением f в направлении f - Us < y/2. Мы связываем данное обстоятельство с природой генерации и электронного экранирования хаотического потенциального рельефа плоскости квази-2D электронов [2]. Это подразумевает преобладание мелкомасштабных (в нашем случае — порядка толщины слоя SiO2 — 3 нм) компонент ФП при промежуточной и сильной инверсии, а также последующее проявление более плавных (порядка радиуса нелинейного экранирования Rs (nt/)1/2/ns [2]; ns — концентрация квази-2D электронов), крупномасштабных компонент при переходе (с понижением f, т. е. ns ) к области слабой инверсии.

Рис. 4. Зависимость от G0 параметров x = x и Далее по экспериментальным данным мы анализируем x (Nss /D) [3].

профиль эффективного квази-1D потенциального барьера, характеризующего перенос электронов в перевальных областях ФП. Предполагается, что эта зависимость нием температуры (kT x /2) зависимость G(T ) определяет транспортные свойства точечных квантоослабевает при переходе в область гелиевых темперавых контактов (см. [1]), т. е. фундаментальные закотур (рис. 3, a). Как отмечалось выше, в отличие от номерности перехода диэлектрик–металл в современных классических представлений [7,10] мы связываем такое квази-2D электронных системах.

поведение проводимости с ландауэровым механизмом Как отмечалось выше, в режиме слабой инверсии электронного переноса, на что указывает (рис. 3, b) температурная зависимость G (рис. 3) характеризует степенной (4) характер зависимости G от T в области при kT x /2 туннельный механизм электронного низких (kT x /2) температур.

переноса в перевальных областях ФП. Будем связывать Оценки параметра x для f = const из диапазона этот механизм с прохождением электронов под эффек0

U(x0) - f = 0. Соответственно в рамках рассматриКоличественное совпадение результатов анализа незаваемого формализма [6,9] G0 (2e2/h)T (T 1).

висимых экспериментов (разверток G по Vg и T — Отметим также согласие настоящих и представленных рис. 2 и 3, b) в широком диапазоне изменения пров [3] экспериментов с моделью [6] в области G e2/h, водимости (или f ) свидетельствует о корректности свидетельствующее о том, что барьер вблизи максимума оценок в рамках формализма Ландауэра–Буттекера имеет параболическую форму (Landauer–Buttiker), а также о перспективах применения развиваемого подхода к изучению фундаментальных U(x) Us + y/2 - mx x2/2. (7) закономерностей перехода диэлектрик–металл в актуПри этом расчет T по (6) с подстановкой (7) совпадает альных электростатически разупорядоченных квази-2D с результатом [6] (3) в области применимости квазиэлектронных системах.

классического приближения — при G0 e2/h в нашем Рассмотрим теперь профиль перевалов ФП, лимислучае.

тирующих электронный транспорт в режимах промеУчитывая эти обстоятельства, при восстановлении жуточной и слабой инверсии. Обращаясь к рис. 4, профиля эффективного барьера U(x) по эксперименотметим, что в диапазоне G G0 e2/h (т. е. при тальным зависимостям G0(Vg) в диапазоне G0 e2/h f - Us y /2) параметр x имеет постоянное мы воспользовались интерполяционным выражением ( 100 мэВ) значение, согласующееся в рамках модели параболического седлового потенциала [6] с результаG0(f ) (2e2/h)/ 1 + T[(f )]-1, (8) тами настоящего эксперимента, а также экспериментов и численного расчета, представленных в [3]. Между тем переходящим в (3) в области максимума параболиспад x, наблюдаемый при уменьшении G, означает ческого барьера (7), где G0 e2/h, а также спраФизика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 1246 А.Б. Давыдов, Б.А. Аронзон, Д.А. Бакаушин, А.С. Веденеев Таким образом, представленные результаты отчетливо демонстрируют ландауэров [9] характер электронного переноса в перевальных областях ФП, лимитирующих транспортные свойства разупорядоченных квази-2D систем, в частности их проводимость в широком диапазоне изменения температуры и потенциала затвора. Как представляется, конкретная форма распределения потенциала в этих областях, определяя характер зависимостей G от энергии Ферми (оказавшимися в нашем случае более резкими по отношению к [6], но более плавными по сравнению с [1]), кардинально влияет на закономерности перехода диэлектрик–металл в рассматриваемом классе объектов.

Авторы признательны В.А. Волкову, В.А. Сабликову Рис. 5. Эффективный профиль потенциального барьера, опреи Р.А. Сурису за внимание к работе и обсуждение деляющего туннельный транспорт электронов в седловых результатов.

областях ФП.

Работа выполнена при поддержке РФФИ (гранты № 01-02-17995, 99-02-16955, 01-02-06266), Межотраслевой программы „Физика твердотельных наноструктур“ ведливым в квазиклассическом пределе, т. е. при (проекты № 99-1123, 97-1081) и Федерального фонда G0/(2e2/h) T 1.

развития электронной техники.

Выражения (6) и (8) позволяют получить оценку ширины эффективного барьера U(x), а именно значение x = x0 на уровне U(x) =f :

Список литературы 1 G0 D [1] Y. Meir. Phys. Rev. Lett., 83, 3506 (199).

x0(f ) ± ln. (9) [2] В.А. Гергель, Р.А. Сурис. ЖЭТФ, 84, 719 (1983).

4 2e2/h - G0 Us + y /2 - f [3] Б.А. Аронзон, Д.А. Бакаушин, А.С. Веденеев, А.Б. Давыдов, Е.З. Мейлихов, Н.К. Чумаков. ФТП, 35, 448 (2001).

Величина f в свою очередь связана с Vg соотношением [4] Б.А. Аронзон, Д.А. Бакаушин, А.С. Веденеев, Е.З. МейлиF(Us + y /2 - f ) C(Vg0 - Vg)/e, полученным из (5) хов, В.В. Рыльков. Письма в ЖЭТФ, 66, 633 (1997).

с учетом Nss D [3], что дает связь x0 с измеряемыми [5] Б.А. Аронзон, А.С. Веденеев, В.В. Рыльков. ФТП, 31, величинами G0, Vg и Vg0. (В случае параболического (1997).

барьера (7) оценка по (9) совпадает с точным значением [6] M. Buttiker. Phys. Rev. B, 41, 906 (1990).

x0 = ±[2(Us + y/2 - f )/mx ]1/2 в пределах 20%.

[7] Т. Андо, А. Фаулер, Ф. Стерн. Электронные свойства На рис. 5 приведен восстановленный на этих оснодвумерных систем (М., Мир, 1985).

ваниях профиль эффективного барьера U(x) для тун[8] A.I. Yakimov, N.P. Stepina, A.V. Dvurechenskii. Phys. Lowнельного транспорта электронов в перевальных облаDim. Structur., 6, 75 (1994).

стях ФП, определяемый взаимосвязью параметра x0 [9] A. Kamenev, W. Kohn. arXiv: cond-matt/0103488 (2001).

(взятого в качестве аргумента) с приведенной энергией [10] Н. Мотт, Э. Дэвис. Электронные процессы в некристаллических веществах (М., Мир, 1982).

Ферми f - Us. В области максимума (x0 5нм) ба[11] D.G. Polyakov, B.I. Shklovskii. Phys. Rev. Lett., 74, рьер действительно имеет параболическую форму (7), (1995).

соответствующую представлениям [6], тогда как с по[12] А.В. Ржанов. Электронные процессы на поверхности нижением f в сторону f < Us - y /2 барьер стаполупроводников (М., Наука, 1971).

новится более плавным, что в частности проявляется как резкий спад величины x в диапазоне G0 e2/h Редактор Л.В. Беляков (рис. 4). Такое поведение U(x) имеет простое качественное объяснение. Как было показано в [3], перевалы ФП образуются между флуктуационными пиками, возникающими в областях квази-2D канала, в которых локальная концентрация встроенных зарядов превышает среднюю величину nt (соответствующее распределение потенциала V (x, y) в окрестности перевала представлено на вставке к рис. 5). При этом профиль эффективного барьера U(x) в целом отражает форму распределения потенциала седловой области V (x, 0) в направлении движения электронов с поправкой на непараболичность потенциала V (0, y) в поперечном направлении.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. О температурной зависимости проводимости электростатически разупорядоченных квазидвумерных... On the temperature dependence of the conductivity for disordered quasi-2D semiconductor systems in the vicinity of the percolation insulator–metal transition A. Davydov, B. Aronzon, D. Bakaushin, A. Vedeneev Russian Research Center Kurchatov Insnitute“, ” 123182 Moscow, Russia, Institute of Radioengineering & Electronics, 141120 Fryazino, Russia

Abstract

The temperature dependence of the conductivity of quasi-2D mesoscopic systems in the vicinity of percolation transition is discussed. The Si-based metal–nitride–oxide systems with experimentally controlled high concentration ( 1013 sm-2) of randomly distributed charges built-in at the oxide–nitride interface have been studied in a wide temperature range (4.2–300 K) and measurements of the electronic inversion channel conductivity have been performed. The transport properties of the structures are determined by saddle point constructions of the fluctuation potential, which can be treated as point contacts between lowresistive regions of the potential relilef and which properties can be analyzed on the base of Landauer–Buttiker model results. Both the temperature and gate voltage dependencies of the structure conductance are in agreement with results of such an analysis and correspond to each other. The shape of the effective potential for the electron tunneling through saddle points were calculated on the base of experimental data.

Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып.

Pages:     | 1 ||



© 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.