Письма в ЖЭТФ, том 101, вып. 7, с. 522-526 © 2015 г. 10 апреля
Проводимость латерального р-п-перехода в двумерных структурах Н^Те с инвертированным спектром: роль краевых состояний
Г.М.Миньков+*1\ А. А. Шерстобитов+*, А. В. Германенко*, О.Э.Рут*, С. А. Дворецкий*, Н. Н. Михайлов* +Институт физики металлов им. Михеева УрО РАН, 620137 Екатеринбург, Россия * Уральский федеральный университет им. Ельцина, 620000 Екатеринбург, Россия х Институт физики полупроводников им. Ржанова СО РАН, 630090 Новосибирск, Россия
Поступила в редакцию 29 января 2015 г. После переработки 15 февраля 2015 г.
Измерена проводимость латерального р—те-перехода в двумерных структурах ^Те с инвертированным спектром. Показано, что в квантовых ямах толщиной 8-10 нм клейновское туннелирование не очень эффективно и не мешает выделить вклад краевых состояний в проводимость. Разделение вкладов р—те-перехода и краевых состояний возможно при одновременном измерении сопротивлений области р—те-переходов на каналах с существенно различной шириной.
БО!: 10.7868/80370274X15070103
Двумерные (2Б) структуры на основе бесщелевых полупроводников (Н^Те, Н^Бе) являются уникальными объектами. Это связано с особенностями размерного квантования спектра таких полупроводников. Было предсказано теоретически и подтверждено экспериментально, что при некоторой критической толщине квантовой ямы с1 = ¿с (¿с с; 6.3 нм для квантовой ямы СсГГе/Е^Те/Сс1Те) реализуется линейный по квазиимпульсу к квазидираковский спектр [1]. При толщинах меньше с1с спектр аналогичен спектру нормального узкозонного полупроводника, а при толщинах больше с1с является инверсным. Другой особенностью двумерных структур на основе Н^Те является тот факт, что в изготовленных с их использованием полевых транзисторах, изменяя напряжение на затворе Уд, легко менять тип проводимости от электронного к дырочному и обратно подобно тому, как это происходит в полевых транзисторах на основе графена. Таким образом, в двумерном газе под границей затвора образуется интересный для исследований и возможных применений объект - латеральный р—п-переход. Проводимость такого перехода при низких температурах определяется туннелированием, которое в структурах с толщиной ямы, близкой к (¿с, может быть очень эффективным (клейновское туннелирование) [2]. Проводимость латерального р—п-перехода в графене довольно интенсивно изучалась как экспериментально, так и теоретически (см., например, [3-6]). Вместе с тем
^е-таП: grigori.minkov@imp.uran.ru
его экспериментальные исследования в структурах с квантовой ямой Н^Те практически отсутствуют. Нам известна лишь одна работа [7], в которой исследован квантовый эффект Холла в системах с п—р—п-переходами.
Наряду с туннельным вкладом в измеряемую проводимость латерального р—п-перехода в структурах с квантовой ямой ^Те может существовать другой вклад, который связан с краевыми состояниями (КС). Теория предсказывает существование таких состояний на краях двумерного газа с инверсным спектром (<1 > г1с). Эти состояния защищены от рассеяния назад и поэтому должны давать вклад, равный величине е2//г, каждое [8].
Таким образом, изучение проводимости латерального перехода представляет значительный интерес. Оно может дать информацию о механизмах проводимости р—п-перехода, роли клейновского тун-нелирования при различных толщинах ямы, вкладе краевых состояний в проводимость, возможности использования р—п-переходов в качестве приемников и источников излучения и т.д.
В нашей работе мы уделим основное внимание методу разделения вкладов в проводимость р—п-перехода и краевых состояний. Наличие проводимости по краевым состояниям было элегантно продемонстрировано в недавней работе [9] с помощью сканирующего СКВИДа из измерений магнитного поля, генерируемого током по этим состояниям. Указанная работа имеет качественный характер: эффективная длина таких состояний авторами не определялась,
В
о
о,
s"
-1
-2
(a)
CdTe 40 nm
Hgo.35Cdo.65Te30nm
HgTe 8.3 nm, 9.5 nm /
Hgo.35Cdo.65Te30llm / /
- ZnTe 10 nm / /
- (013) GaAs y
/ /
>
- «/\ -р
i
-2
10
10
10
10й
(b)
•-Ч / 1 •/ • i
/ / Holes i l l i
\y / • l
/ l
г - Ъ A
Electrons ..... \ 4 Q \ 4
-2 -1 0 /1 П11 —2ч
п,-р (10 cm )
Рис. 1. (а) - Зависимость концентрации носителей тока от напряжения на затворе до засветки. На вставке показан схематичный разрез исследованных структур. (Ь) - Зависимость удельного сопротивления от концентрации носителей тока (символы). Штриховая кривая - удельное сопротивление, измеренное при развертке У9 после засветки при р(Уд = 0) = 1.6 • 1011 см~2 на структуре, скетч которой приведен на вставке к рис. За (Г = 4.2 К)
по-видимому из-за сложностей количественной интерпретации данных.
Прямое экспериментальное подтверждение вклада краевых состояний в проводимость структур с квантовой ямой Н^Те было обнаружено лишь в одной работе [10]. При этом проводимость краевых состояний приближалась к величине е2//? на структурах микронных масштабов. Последнее означает, что длина таких состояний не превышает 1-2 мкм, несмотря на предсказания теории об их защищенности от рассеяния. Косвенное свидетельство вклада краевых состояний в проводимость в структурах с инвертированным спектром дает изучение нелокальной проводимости [11, 12].
В настоящей работе исследованы латеральные р—??-переходы, изготовленные на нелегированных ге-тероструктурах с квантовой ямой ^Те с номинальной шириной 9.5 и 8.3 нм (структуры НТ71 и Н725 соответственно). Их схематический разрез приведен на вставке к рис. 1а. В качестве подзатворного диэлектрика использовался парилен, толщина которого П для различных структур составляла 0.3-0.8 мкм. В качестве полевого электрода использовался алюминий. Исходно (при охлаждении в темноте в отсутствие напряжения на затворе) эти структуры имели
дырочный тип проводимости. При этом их удельное сопротивление составляло величину (1—3) • 105 Ом. Благодаря эффекту замороженной фотопроводимости подсветка со стороны подложки при Т = 4.2 К позволяла менять тип проводимости с дырочного на электронный и контролируемо увеличивать концентрацию электронов до значений ( 1 —2)• 1011 см~2. Для каждой из структур было измерено по 3-4 мостика. Все основные полученные результаты аналогичны. Поэтому мы приведем данные для образцов, изготовленных на структуре НТ71.
На рис. 1 приведены зависимости концентрации носителей тока (электронов и дырок - п и р соответственно) от напряжения на затворе (рис. 1а) и сопротивления р от концентрации носителей (рис. lb). Эти измерения были сделаны без засветки на стандартном холловском мостике с шириной канала и расстоянием между потенциальными контактами, равными 0.5 мм. Видно, что нулевая концентрация носителей (или точка зарядовой нейтральности, charge neutrality point - CNP) достигается при малом положительном напряжении затвора Vg с; 0.1 В. При этом сопротивление достигает величины около (0.6—0.7) • 106 Ом. После засветки зависимость концентрации от Vg сдвигается в сторону меньших зна-
524
Г. М. Мпньков, А. А. Шерстобитов, А. В. Германенко и др.
чений Уд, не меняя при этом наклона, а зависимость р от п и р практически не изменяется.
Таким образом, приложение к полевому электроду достаточно большого отрицательного напряжения после засветки переводит двумерный газ, расположенный под электродом, в р-тип. В результате на границе полевого электрода образуется латеральный р—??-переход (см. вставку к рис.2). Распределение
хЮ
Рис. 2. Зависимость относительной плотности заряда, индуцированного напряжением затвора, от расстояния до его края, расположенного при х = 0, рассчитанная согласно [13]; р(х)/ро, п(х)/по - распределение относительной концентрации дырок и электронов для случая, когда вдали от края их концентрации равны (ро = по), т.е. о = 2епо. Вертикальные штриховые линии - границы обедненной области, CNP - точка зарядовой нейтральности. На вставке показан скетч структуры. Засветка происходила через подложку
индуцированного напряжением затвора заряда С}{х) нетрудно рассчитать, используя уравнения классической электростатики [13]. Эта зависимость приведена на рис. 2.
Нами были исследованы структуры с различной геометрией. Измерения на них позволяли определить сопротивление области р—??-перехода, сопротивление барьера под относительно узким полевым электродом (т.е. сопротивление двух последовательно включенных областей р—??-переходов). Как будет показано ниже, разделить вклады краевых состояний и самого р—??-перехода можно лишь при одновременном измерении сопротивления этих областей на структуре, на которой канал имеет две существенно разные ширины. Поэтому остальные результаты мы приведем для структуры, скетч которой показан на вставке к рис. За. Толщина диэлектрика в этой структуре, определенная из измерения емкости меж-
ду двумерным газом и затвором, составляла примерно 0.3 мкм. Ширина широкой части образца (wl) равнялась 0.5 мм, ширина узкой (w2) - 0.12 мм.
Зависимости сопротивлений R¿j = V¿j/I (где i и j - номера контактов, между которыми измерялось падение напряжения V¿j при пропускании тока I через контакты 1 и б) от напряжения на затворе при концентрации электронов п= 1.6-1011 см~2 приведены на рис. За закрытыми символами. Эти результаты были получены в омическом режиме при одновременном измерении сопротивлений Д23, Д45 и Д34 во время непрерывной развертки напряжения на полевом электроде (было проверено, что гистерезис при используемой скорости развертки AVg/At ~ 20 мВ/с пренебрежимо мал).
Для определения сопротивлений областей р—п-переходов (левого по рис. За - Rw\ и правого - i?ш2) необходимо из сопротивлении Д23 и /■ч г, вычесть сопротивления подводящих п- и р-областей. Последние легко вычислить, зная геометрию структуры и их удельные сопротивления р(п) и р(р), которые можно найти из тех же измерений: р(п) - из Д23 и Д45 при Vg = 0, а р(р) - из Д34 с учетом геометрии этой области. Отметим, что зависимость р(р), найденная из этих измерений, хорошо согласуется с зависимостью, измеренной на стандартном мостике (см. рис. lb).
Полученные зависимости Rwi и Д
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.