Efektywność działania elektrody bramkowej

Spodziewanym efektem działania elektrody bramkowej w przypadku badanych próbek jest zmiana koncentracji nośników. Skutkiem tego powinna być możliwość obserwacji przejścia ze stanu przewodnictwa elektronowego do obszaru czystego przewodnictwa krawędziowego, a ostatecznie również zmiana typu przewodnictwa na dziurowy.

W celu określenia jakości wytworzonych bramek w pierwszej kolejności dla każ-dej z próbek przeprowadzono pomiar natężenia prądu upływności przez barierę dielektryczną. Uzyskane wyniki wskazują na podobny poziom prądu upływności, nie większy niż I_g = 10⁻¹⁰A. Świadczy to o dobrej izolacji elektrody bramkowej względem nośników wewnątrz studni kwantowej.

Obserwacja zmian oporu elektrycznego próbki w funkcji napięcia przyłożonego do elektrody bramkowej pozwala określić jej efektywność działania. Kolejne rysun-ki (rys. 4.18-4.22) przedstawiają zmiany oporu podłużnego (dla struktur F_i) oraz nielokalnego (dla struktur G_i). Każdy z tych rysunków przedstawia zarówno prze-bieg w ujemnym (w kierunku od dodatnich do ujemnych wartości) jak i dodatnim kierunku zmian napięć bramki (oznaczone strzałkami).

W przypadku wszystkich omawianych dalej próbek przemiatanie napięciem w kierunku wartości ujemnych skutkowało wzrostem oporu do pewnej skończonej war-tości. Działanie każdej z elektrod bramkowych było odwracalne, ale w ogólności niesymetryczne ze względu na kierunek zmian napęcia. Dalej efekt ten nazywany będzie histerezą działania bramki.

Pojawianie się histerezy w działaniu elektrody bramkowej było już obserwowane zarówno w strukturach ze studniami kwantowymi tellurku rtęci [68] jak i w in-nych materiałach [69, 70]. Cechą łączącą zarówno histerezy obserwowane w naszych próbkach jak i tych omawianych w wyżej opisanych artykułach jest przesuwanie się obszaru identyfikowanego jako objętościowa przerwa energetyczna (a zatem i punkt neutralności ładunkowej − ang. charge neutrality point CNP) w zależności od histo-rii zmian przykładego napięcia. Fakt ten obrazują rys. 4.18 oraz rys. 4.19, prezen-tujące opór podłużny struktury F₁ w funkcji napięcia bramki w różnych zakresach napięć oraz różnych temperaturach. Przy wybraniu odpowiednio małego zakresu

ROZDZIAŁ 4. WYNIKI DOŚWIADCZALNE 89 (rys.4.18) możliwe było uzyskanie praktycznie całkowitej odwracalności i symetrii obserwowanych zmian oporu względem kierunku przemiatania. Zwiększenie zakresu (rys.4.19 — krzywa zielona) w kierunku napięć dodatnich spowodowało przesunię-cie się względem siebie obszarów gwałtownego wzrostu oporu. Punkt ten wskazuje najprawdopodobniej na przejście zakresu, w którym poziom Fermiego znajduje się w obszarze przerwy energetycznej stanów studni kwantowej. Zatem poszerzenie za-kresu napięć wpływa na to, kiedy następuje przejście między stanem całkowitego zubożenia ładunkowego wnętrza materiału a przewodnictwem dwuwymiarowym.

Podobny efekt obserwowany był w pracy [69]. Przyczynę zidentyfikowano w łado-waniu i rozładowyłado-waniu stanów pułapkowych na granicy między metalizacją elek-trody bramkowej a dielektrykiem podbramkowym. Stany te ładując się w trakcie przemiatania w kierunku dużych napięć dodatnich lub ujemnych kompensują dal-szy wzrost napięć przyłożonych do elektrody bramkowej, uniemożliwiając dalsze zmiany koncentracji w studni kwantowej. Zmiana kierunku przemiatania napięciem nie powoduje natychmiastowego przeładowania stanów pułapkowych, z tego po-wodu krzywa oporu widoczna na kolejnych wykresach odpowiadająca kierunkowi dodatniemu zostaje przesunięta w kierunku napięć ujemnych. Różnica między krzy-wymi widocznymi na rys. 4.18 oraz rys. 4.19(krzywa zielona) wskazują na zasadność stwierdzenia, że przeładowanie warstwy stanów spułapkowanych można zaobserwo-wać przy przesunięciu prawej granicy zakresu napięć w kierunku wartości dodat-nich. Dla porównania rys. 4.20 przedstawia opór podłużny struktury F2 w funkcji napięcia bramkowego w dwóch kierunkach przemiatania.

W przypadku struktur wyposażonych w palcowe elektrody bramkowe niemożli-we było zaobserwowanie zmiany średniej koncentracji nośników za pomocą pomia-ru opopomia-ru poprzecznego w polu magnetycznym (obserwacja efektu Halla). Jest to związane z tym, że elektroda bramkowa pokrywała tylko nieznaczny fragment po-przeczek mostka hallowskiego. W związku z tym średnia koncentracja nośników nie zmieniała się w sposób zauważalny. Potwierdza to fakt, że współczynnik R_H pozo-stawał praktycznie stały dla szerokiego zakresu napięć bramki, podczas gdy opór podłużny badanego fragmentu struktury ulegał zmianie.

Kolejne dwa rysunki (rys.4.21 oraz rys.4.22) przedstawiają przebiegi oporu nie-lokalnego w funkcji napięcia przyłożonego do elektrodny bramkowej odpowiednio dla struktur G2 oraz G3, tj. wyposażonych w globalne elektrody bramkowe. Po-za różnicami w geometrii, różniły się one również materiałem elektrody bramkowej.

Dielektrykami podbramkowymi były - podobnie jak w przypadku próbki F — dwu-warstwa SiO2/Si3N4 (łączna grubość około 150 nm) dla G2, natomiast SiNx (nieste-chiometryczny Si₃N₄) w przypadku G₃ (około 170 nm grubości). Jak widać na rys.

4.21 dielektryk napylony na próbkę, zawierającą struktury G₁ oraz G₂, wykazywał najgorsze właściwości spośród badanych. Wniosek taki można wysunąć z faktu, że bez względu na zmianę czynników takich jak szybkość przemiatania czy też tempe-raturę zminimalizowanie obserwowanej histerezy nie było możliwe. Zmiana zakresu stosowanych napięć powodowała jedynie przesunięcie krzywej reprezentującej prze-bieg w kierunku dodatnim. Oznacza to, że widoczny w zakresie −10 V a −9 V spadek na krzywej czerwonej pojawiał się zawsze natychmiast po zmianie kierun-ku przemiatania napięć bez względu na aktualną wartość napięcia bramkowego.

Niemożliwe było również przeprowadzenie pomiarów przy stałej ujemnej wartości

ROZDZIAŁ 4. WYNIKI DOŚWIADCZALNE 90 napięcia bramki. Zgodnie z sugestiami z pracy [70] może być to związane z dużą gęstością stanów powierzchniowych generującej się na powierzchni dielektryka na tej próbce, które w sposób znaczny ekranują działanie bramki. Dlatego też w dalsze rozważania dotyczące struktr G₁ oraz G₂ odnosić się będą zawsze do przebiegów w kierunku od napięć dodatnich do ujemnych.

Rysunek 4.22 przedstawia ponownie opór nielokalny w funkcji napięcia bram-ki, tym razem dla struktury G₃. Krzywe niebieska i czerwona przedstawiają frag-ment przebiegu w zakresie napięć od −5 V do +5 V. Podobnie jak w przypadku poprzednich struktur krzywe te są względem siebie przesunięte w sposób sugeru-jący ładowanie się stanów pułapkowych w warstwie dielektrycznej — przemiatanie napięciem w kierunku napięć dodatnich skutkuje przemieszczeniem piku w lewo.

W przeciwieństwie do struktury G2 możliwe było jednak przeprowadzenie pomia-rów w dowolnym stałym napięciu bramki. Oznacza to stabilność wyindukowanej koncentracji nośników oraz mniejszą gęstość stanów na powierzchni warstwy dielek-trycznej.

Ciekawym efektem, nie obserwowanym w tak znacznym stopniu w innych struk-turach jest to, że oprócz przesunięcia piku oporu zmienia się również jego amplituda, a jej wartość jest odtwarzalna nawet przy wielokrotnym przemiataniu zakresu w obu kierunkach.

Vg(V)

−10 −8 −6 −4 −2 0

8 10 12

R46,32(kΩ)

T = 1.5 K

F

2 3 4

5 6

0

Rysunek 4.18: Opór struktury F₁ w funkcji napięcia bramki dla dwóch kierunków przemiatania napięciem bramkowym (dodatni — czerwony, ujemny — niebieski).

Przebieg uzyskany dla zakres napięć od −10 V do 0 V w temperaturze 1.5 K.

ROZDZIAŁ 4. WYNIKI DOŚWIADCZALNE 91

−8 −4 0 4 8

8 10 12 14

R46,32(kΩ)

V_g(V)

5 K 1.5 K

F

2 3 4

5 6

0

Rysunek 4.19: Opór struktury F1 w funkcji napięcia bramki dla dwóch kierunków przemiatania napięciem bramkowym (kierunek oznaczony strzałkami). Przebiegi uzyskane odpowiednio dla zakresu napięć od −10 V do 0 V w temperaturze 5 K (czerwona krzywa) oraz dla zakresu napięć od −10 V do +10 V w temperaturze 1.5 K (zielona krzywa).

−10 −8 −6 −4 −2 0

18 19 20

V_g(V) R03,45(kΩ)

T = 1.5 K

F

2 3 4

5 6

0

Rysunek 4.20: Opór struktury F₂ w funkcji napięcia bramki dla dwóch kierunków przemiatania napięciem bramkowym (dodatni — czerwony, ujemny — niebieski).

Przebieg uzyskany dla zakres napięć od −10 V do 0 V w temperaturze 1.5 K.

ROZDZIAŁ 4. WYNIKI DOŚWIADCZALNE 92

−8 −4 0 4 8

0 2 4

V_g(V) RNL21,45(kΩ)

T = 1.8 K

G

1 2 3

4 5 6

Rysunek 4.21: Opór nielokalny struktury G2 w funkcji napięcia bramki dla dwóch kierunków przemiatania napięciem bramkowym (dodatni — czerwony, ujemny — niebieski). Przebieg uzyskany dla zakres napięć od −10 V do +10 V w temperaturze 1.8 K. Zgodnie z pracą [70] — trudność w uzyskaniu krzywej kwazistatycznej może wynikać z dużej gęstości ładunków.

-5 -4 -3 -2 -1 0

0 20 40 60 80

V_g(V) RNL61,54(kΩ)

T = 1.8 K

G

1 2 3

4 6 5

Rysunek 4.22: Opór nielokalny struktury G₃ w funkcji napięcia bramki dla dwóch kierunków przemiatania napięciem bramkowym (dodatni — czerwony, ujemny — niebieski). Przebieg uzyskany dla zakres napięć od −5 V do +5 V w temperaturze 1.8 K.

W przypadku próbek wyposażonych w globalne elektrody bramkowe, oprócz obserwacji zmiany oporu lokalnego oraz określenia odwracalności działania przy-łożonego napięcia ważne jest również określenie zmiany średniej koncentracji oraz ruchliwości w strukturze. Dzięki temu możliwe jest wyznaczenie zakresu napięć,

ROZDZIAŁ 4. WYNIKI DOŚWIADCZALNE 93 który odpowiada objętościowej przerwie energetycznej materiału, gdzie możliwa jest obserwacja przewodnictwa czysto krawędziowego.

Rysunki 4.23 oraz 4.24 prezentują koncentracje (krzywe niebieskie) oraz ruchli-wości (krzywe czerwone) w funkcji napięcia bramki odpowiednio dla struktur G₂ oraz G₃. Łatwo zauważyć, że w przypadku struktury G₂ zakres liniowej zmiany koncentracji elektronów zawierał się w przedziale od około 1 V do 6 V. Dodatkowo bez względu na zwiększanie zakresu napięć w kierunku wartości ujemnych nie by-ło możliwe zaobserwowanie przejścia do obszaru przewodnictwa typu p. Mimo to, zmniejszenie ruchliwości oraz pojawienie się obszaru silnych fluktuacji wyznaczonej koncentracji w całym zakresie odpowiadającym plateau oporu lokalnego i nielokal-nego wskazuje na transport niezwiązany z dwuwymiarowym gazem nośników.

Krzywa niebieska na rys.4.24 wskazuje na to, że w przypadku struktury G3 li-niowy zakres zmian koncentracji nośników jest bardzo szeroki — od około −3 V do 2 V dla elektronów oraz od −5 V do około 4 V dla dziur. Łatwo zauważyć, że typ nośników zmienia się z elektronów na dziury. W obszarze przerwy energetycznej zależności stosowane do wyznaczenia tzw. koncentracji hallowskiej wychodzą poza zakres stosowalności. Stąd też widoczna silna nieliniowość w obszarze bliskim prze-rwie energetycznej. Podobnie jak dla struktury G2, z obszarem liniowym w funkcji napięcia bramki sąsiaduje obszar silnych fluktuacji, nie przedstawionych na wykre-sie.

nH(1011cm−2) µH(104cm2Vs)

T = 1.8 K B= 1 T

G

Rysunek 4.23: Koncentracja (krzywa niebieska) oraz ruchliwość hallowska (krzywa czerwona) struktury G₂ wyznaczona w funkcji napięcia przyłożonego do elektro-dy bramkowej. Przebieg uzyskany dla ujemnego kierunku przemiatania napięciem bramkowym.

ROZDZIAŁ 4. WYNIKI DOŚWIADCZALNE 94