WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

приводит к димеризации электронного газа в области На начальном этапе формирования возникали „узлы“ гетероструктуры. Важно отметить, что при обсуждае(см. рис. 4, b) с характерным поперечным размером мом способе формирования гетероструктуры существенгеометрических неоднородностей, содержащих протяным обстоятельством является участие электронной женные фрагменты размером менее 5 мкм.

подсистемы в процессе модификации КРТ-материала.

В области сужения нитевидных фрагментов („усах“) Возникающий на поверхности исходного образца КРТ структуры (рис. 5, a) возникала одномерная квантовая материал с x = 0.20 имеет меньшую величину m и, e проводимость при условии дополнительного „сжатия“ соответственно, большую e по сравнению с исходным электронного газа электрическим полем за счет внешней материалом с x = 0.32. При этом формирование слоя поляризации. При этом длина образованной квантосостава x = 0.20 вследствие электрохимической реакции вой проволоки, как фрагмента сотоподобной структуры растворения автоматически заканчивается, когда его толщина достигает величины порядка e, и электронная подсистема в слое становится размерно-квантованной.

В этом процессе наиболее существенную роль, на наш взгляд, могут играть следующие два механизма.

1. В образующемся материале e a0. Это приводит к тому, что плотность вероятности нахождения электрона, приходящаяся на отдельный атом, оказывается малой и, как следствие, электрохимический процесс, обусловленный электронно-атомным взаимодействием и приводящий к формированию нового состава материала, замедляется.

2. Электрон локализуется на уровне размерного кванРис. 4. Микрофотографии: фрагмент „сотоподобной структутования, в результате чего происходит дополнительное ры“ на заключительной стадии ее эволюции (a); узел сотоуменьшение электронной плотности у поверхности, и подобной структуры площадью Sknot = 10-4 cм2 (b). Снимки вероятность электронного обмена еще более снижается. выполнены в электролите в синем свете GaN-светодиода.

7 Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 1378 В.Б. Божевольнов, А.М. Яфясов, П.П. Коноров ность тестирующего импульса измерительной установ ки; = ln U(t)/U0 < 0, U(t) — измеряемая функция релаксации потенциала структуры при воздействии на нее тестирующего импульса, U0 — масштаб измерения; = R1D · Csource 2.3 · 10-6 с — постоянная вреРис. 5. Микрофотография нитевидного фрагмента узла сотоподобной структуры (а); эскиз фрагмента нитевидной структуры, содержащего квантовую проволоку (b).

(рис. 5), была сопоставима с длиной свободного пробега электронов в Cd0.15Hg0.75Te (Lmov = 300 нм при комнатной температуре). Это обеспечивало баллистический перенос электронов по проволоке.

Возможность выделения одномерной проводимости из общего импеданса структуры, представленного в измерениях Cin f (V ) и Rin f (V ), и, в частности, проводимости фрагмента сотоподобной структуры основана на следующем. Элементы структуры, представленные материалами КРТ составов x = 0.32 и x 0.20, оказываются разделенными между собой потенциальными барьерами, высота которых при комнатной температуре существенно превышает величину kT 25 мэВ (рис. 6, a). В то же время потенциальные барьеры между элементами структуры с составами x 0.20 и x 0.оказываются меньше kT, и контакт между ними является омическим. На рис. 6, b приведена электрическая эквивалентная схема фрагмента структуры, содержащей квантовую проволоку, и схема цепи измерений проводимости по методу релаксации потенциала (рис. 6, c).

Квантовая проволока на этой схеме представлена импедансом, включающим сопротивление R1D, зашунтированное распределенной емкостью C1D (на рисунке не показана). Роль „входного“ контакта (3D-истока) играл вспомогательный формирующий платиновый электрод, помещенный в объем электролита, а „выходного“ контакта (3D-стока) — объем исходного образца КРТ. При этом электрический заряд, сообщаемый узлу сотоподобной структуры, стекает через последовательно соединенные импедансы квантовой проволоки и импеданс „растекания“ Z. Z представляет собой комбинацию сопротивлений областей Cd0.20Hg0.80Te и Cd0.32Hg0.68Te (Rspr = R2D + R3D R2D) и емкости гетероструктуры Csource = C2D · Sknot = 200 ± 10 пФ, где C2D = Cquant — удельная емкость системы квантовых уровней, Sknot — площадь узла сотоподобной структуры.

Емкость CH представляет собой емкость электролитиРис. 6. Положение дна зоны проводимости и вершины ваческого контакта (емкость слоя Гельмгольца), которая лентной зоны относительно уровня Ферми в зависимости от составляет CH 104 нФ/см2 [3,14].

состава материала CdxHg1-x Te, определяющие электрические Одномерная проводимость может быть определесвойства контактов между элементами структуры (a); электрина путем измерения времени релаксации (растекаческая эквивалентная схема фрагмента структуры, содержащей ния) подаваемого на систему заряда по форму- квантовую проволоку (b); схема цепи измерения проводимости ле: G = Csource/ = -(Csource/ti), где ti — длитель- по методу релаксации потенциала (c).

Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Формирование двумерных и одномерных твердофазных квантовых наноструктур в системе CdHgTe... Таблица 2. Расчетные значения энергии и плотности электро- и линейными размерами Lx и Ly (по координатам x нов в квантовых подзонах в Cd0.2Hg0.8Te-материале, комнатная и y соответственно) порядка длины волны электрона температура (e = 59 нм). При расчете был использован неквадратичный закон дисперсии для электронов зоны проводимости Ei -EF Vs,, Ei-EF ni, Rspr, Cquant, в виде [6] e В мВ k0T см-2 Ом нФ/см1 (E - E0)(E - E0 + Eg)(E - E0 + Eg + ) k2(E) =, 0.025 71 2.7 0.9 · 1010 34 800 0.P2 (E - E0 + Eg + 2/3 · ) 0.050 66 2.5 1.5 · 1010 20 000 0.0.100 23 0.9 4.5 · 1010 6 800 0.где k — квазиволновой вектор, P — матричный элемент 0.150 0 0.0 11.0 · 1010 2 800 1.оператора квазиимпульса, E0 = k2/(2m0) — энергия 0.200 -28 -1.1 21.0 · 1010 1 440 1.свободного электрона, — величина энергии спинорбитального расщепления.

В одночастичном приближении Хартри волномени, свяазнная с растеканием заряда через одномерную вые функции могут быть представлены в виде структуру (рис. 6, b, c). При этом электрофизические (x, y, kz ) exp(ikz z ), где (x, y, kz ) —огибающая волхарактеристики всех других областей структуры будут новой функции, описывающая квантовые подзонные оставаться неизмеренными, так как их постоянные вре- электронные состояния Ei(kz ), x [0, Lx ], y [0, Ly ], мени много больше указанного значения. z [-, +]. В общем случае найти значения энергии Значения сопротивлений растекания по квантовым связанных электронных состояний Ei(kz ) можно из подзонам оценивались по формуле уравнения Шредингера, которое в отсутствие внешнего Rspr = 1/(e · µe · Ni), где подвижность µe 2· 104 см2/(В · с) принята равной объемной подвижности для Cd0.20Hg0.80Te-материала [5,6,8]; величины Ni были получены из самосогласованного решения уравнений Шредингера и Пуассона для полупроводников с непараболическим законом дисперсии для зоны проводимости по методике, предложенной в работе [18]. В табл. 2 приведены значения энергии и плотности электронов, локализованных на квантовых подзонах, а также даны результаты оценки Rspr и Cquant, необходимые для анализа используемой эквивалентной схемы. Из приведенных данных видно, что при поверхностном потенциале 150 мВ, совпадающем со значением потенциала на смещенном гетеропереходе (см. разд. 3.1), весь электронный заряд локализован на 1-ом квантовом уровне, который при этом потенциале пересекает уровень Ферми.

Величина сопротивления квантовой проволоки определялась из соотношения [2] R1D = h/(n · 2e2) =12.9/n кОм, n = 1, 2, 3,.... Из сопоставления величин R1D и Rspr следует, что Rspr R1D при всех достижимых значениях n.

Величина емкости квантовой проволоки оценивалась по следующей приближенной формуле [1]:

C1D = e2 /(Ei - EF), i где — концентрация электронов в i-й одномерной i квантовой подзоне с энергией Ei.

Рис. 7. Зависимости энергий квантовых подзон (a) и конценДля количественной оценки параметров и Ei была i траций электронов в квантовых подзонах (b) от геометричевыбрана модель одномерного квантового проводника в ских размеров квантовой проволоки Lx и Ly. F —EF, 1 — E1, виде прямоугольного бруска КРТ с составом x = 0.15 2 — E2, 3 — E3.

7 Физика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. 1380 В.Б. Божевольнов, А.М. Яфясов, П.П. Коноров Рис. 8. Зависимости проводимости G(V ) в единицах 2e2/h от напряжения на формирующем вспомогательном электроде для двух „усов“, содержащих квантовую проволоку, и их производные.

электрического поля имеет вид ступенек (рис. 8, a, b) для каждого из образцов. На рис. 8, b приведена зависимость, соответствующая мак2(x, y, kz ) 2(x, y, kz ) симально достигнутой точности измерения потенциала - x2 yрелаксации U(t). Недостаток указанной точности приво дит (рис. 8, a) к слабому разрешению первой ступеньки = k2 Ei(kz ) - k2 (x, y, kz ).

z и деформации кривой G(V ) при больших значениях числа квантов проводимости n. Анализ соответствующих Из решения этого уравнения следует, что максимальпроизводных показывает, что G(V ) зависимости имеют ное расстояние между квантовыми уровнями в провоболее сложную структуру, нежели n(2e2/h). Последнее локе достигается при Lx = Ly. Отношение количества можно связать с процессами квантовой интерференции носителей в первой квантовой подзоне к общему колимежду сопряженными с узлом „усами“, либо эффектами честву электронов, а также концентрация электронов в дробного квантования [2].

квантовых подзонах показаны на рис. 7.

При Lx = Ly = e = 59 нм, используя данные рис. и формулу для C1D, можно оценить величину емкости 4. Заключение квантовой проволоки. В пределе заполнения одной квантовой подзоны C1D = 1.1 пФ/см, а при заполнении трех Таким образом, в системе КРТ–электролит при соотквантовых подзон C1D = 3.4 пФ/см. Сравнивая значения ветствующем выборе электролита и режима поляризаемкостей, отмеченных на эквивалентной схеме, с емко- ции могут быть сформированы структуры, в которых стью квантовой проволоки, видно, что последней можно проявляются квантовые свойства как двумерного, так пренебречь. По этой причине емкость C1D не показана и одномерного электронного газа при комнатной темна схеме рис. 6, c. пературе. При этом в формировании таких структур На рис. 8 приведены зависимости проводимости от существенную роль могут играть процессы самоорганинапряжения на полевом электроде G(V ) =n(2e2/h), вы- зации (самосборки). Полученные результаты показывараженые в числе квантов одномерной проводимости n ют возможности применения системы полупроводник– для двух образцов квантовой проволоки. На зависимо- электролит для формирования низкоразмерных квантостях G(V ) отчетливо проявляются несколько первых вых структур с использованием эффекта поля в элекФизика и техника полупроводников, 2004, том 38, вып. Формирование двумерных и одномерных твердофазных квантовых наноструктур в системе CdHgTe... тролите как в качестве формирующего фактора, так Two- and one-dimensional quantum и в качестве метода контроля in situ за процессами nanostructures forming формирования таких структур.

in a CdHgTe–electrolyte system Работа выполнена в рамках программы „УниверситеV.B. Bogevolnov, A.M. Yafyasov, P.P. Konorov ты России“, грант УР.06.01.021 (2004 год).

Saint Petersburg State University [Institute of Physics], Авторы выражают благодарность за плодотвор198504 St. Petersburg, Russia ные дискуссии prof. R. Compana (Brussels, Belgium), prof. M.J. Kelly (University of Surrey, UK), prof. A. Forchel

Abstract

The expermental method and calculations performed (Wuerzburg), prof. V.I. Safarov (University Aix–Marseille, have shown that the structures having properties of the two- and France).

one-dimensional quantum electronic gas at the room temperature can be created on the base of (CdHg)Te compounds in a semiconductor–electrolyte system. Method of obtaining quantumСписок литературы size structures using a semiconductor–electrolyte system as well as the way of controlling these structures directly during the process [1] M.J. Kelly. Low-dimensional semiconductors. Materials, are being considered.

Physics, Technology, Devices (Oxford, Clarendon Press, 1995).

[2] T. Ando, Y. Arakawa, K. Furuya, S. Komiyama, H. Nakashima.

Mesoscopic Physics and Electronics (Springer Verlag, Berlin–Heidelberg, 1998).

[3] П.П. Коноров, А.М. Яфясов. Физика поверхности полупроводниковых электродов (СПб., Изд-во СПб. ун-та, 2003) гл. 6, с. 111.

[4] А.М. Яфясов, П.П. Коноров, В.Б. Божевольнов. В сб.:

Фундаментальные исследования новых материалов и процессов в веществе (М., Изд-во МГУ, 1994) с. 129.

[5] Semiconductors and Semimetals. Mercury Cadmium Telluride / Ed. by R.K. Willardson, A.C. Beer (N.Y. A.P.) 18, 388 (1981).

[6] R. Dornhaus, G. Nimts. Springer Tracts in Modern Phys., 98 (1), 309 (1983).

[7] M.W. Scot. J. Appl. Phys., 43, 1055 (1992).

[8] J.C. Shim, Y.G. Kim, Y.T. Song, J.K. Hong, S.U. Kim, M.J. Park. J. Cryst. Growth, 214/215, 260 (2000).

[9] V. Sakashito, B. Lochek, H.H. Streblov. J. Electroanal. Chem., 140, 75 (1982).

[10] D.R. Rhiser, R.E. Kvaas. J. Vac. Sci. Technol., 21, 168 (1982).

[11] R. Kumaresan, S. Moorthy Babu, P. Ramasamy. J. Cryst.

Growth, 198/199, 1165 (1999).

[12] Jong-Hwa Choi, Hee Chul Lee. Semicond. Sci. Technol., 17, 266 (2002).

[13] И.М. Иванкив, А.М. Яфясов, В.Б. Божевольнов, А.Д. Перепелкин. ФТП, 35 (5), 546 (2001).

[14] М.Д. Кротова, Б.И. Лендцнер, Л.Л. Кноу, Ю.В. Плесков.

Электрохимия, 5, 291 (1969).

[15] Ю.Я. Гуревич, Ю.В. Плесков. Фотоэлектрохимия полупроводников (М., Наука, 1983) с. 312.

[16] И.М. Несмелова. Оптические свойства узкощелевых полупроводников (Новосибирск, Наука, 1992) с. 158.

[17] Г. Николис, И. Пригожин. Познание сложного (М., Мир, 1990) с. 339.

[18] A.M. Yafyasov, I.M. Ivankiv, V.B. Bogevolnov. Appl. Surf. Sci., 142, 629 (1999).

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.