Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Наноразмерные сандвич-структуры сверхпроводник полупроводник-сверхпроводник 24
1.1. Сверхпроводящий эффект близости в сандвичах типа сверхпроводник-полупроводниковая-наноструктура-сверхпроводник...25
1.2. Андреевское отражение 30
1.3. Многократные андреевские отражения 33
1.4. Взаимосвязь между джозефсоновским критическим током и платопроводимости нормального состояния 34
Глава 2. Получение и свойства самоупорядоченных кремниевых квантовых ям 42
2.1. Самоорганизация микродефектов на поверхности монокристаллического кремния 42
2.2. Электрические и оптические свойства самоупорядоченных кремниевых квантовых ям 55
Выводы 64
Глава 3. Сверхпроводимость 8 - барьеров, ограничивающих кремниевые квантовые ямы на поверхности Si (100) 66
3.1. Температурная зависимость сопротивления в магнитном поле 66
3.2. Диамагнитный отклик 70
3.3. Скачок теплоемкости 74
3.4. Идентификация сверхпроводящей щели с помощью туннельных ВАХ 76
3.5.Возможные механизмы возникновения сверхпроводимости сандвич-наноструктур 8 - барьер - СККЯ - 8 - барьер 77
Выводы 84
Глава 4. Квантование сверхтока и андреевское отражение в кремниевых наноструктурах 86
4.1. Экспериментальная сандвич-наноструктура: сверхпроводник - СККЯ - сверхпроводник 88
4.2. Характеристики нормального состояния 89
4.3. Джозефсоновские сверхтоки 93
4.4. Многократные андреевские отражения 99
4.5. Взаимосвязь между джозефсоновским критическим током и плато проводимости нормального состояния 107
4.6. Дробные значения амплитуд андреевских осцилляции 109
Выводы 111
Глава 5. Спиновый транзистор на основе кремниевой квантовой ямы, ограниченной сверхпроводящими 5 - барьерами 112
5.1. Основы работы спинового транзистора 112
5.2. Экспериментальные результаты исследования характеристик спинового транзистора в условиях продольного транспорта двумерных дырок в кремниевой сандвич-структуре на поверхности Si (100) п-типа 121
Выводы 149
Заключение 150
Литература 153
Список публикаций автора по теме работы 163
- Андреевское отражение
- Электрические и оптические свойства самоупорядоченных кремниевых квантовых ям
- Идентификация сверхпроводящей щели с помощью туннельных ВАХ
- Многократные андреевские отражения
Введение к работе
Актуальность темы
Самоупорядоченные полупроводниковые наноструктуры интенсивно исследуются в последние годы в связи с задачами создания принципиально новых приборов наноэлектроники и оптоэлектроники, таких как транзисторы на одиночных электронах, одноэлектронные ячейки памяти и лазеры на внутризонных переходах. Причем, главные усилия в развитии данного направления концентрируются на разработках нанотехнологий, основанных на процессах локального самоупорядочения как атомов матрицы [1,2], так и легирующих примесей [3,4]. Полученные с помощью этих технологий самоупорядоченные полупроводниковые квантовые ямы, проволоки и точки не только используются в качестве базовых элементов в приборах наноэлектроники, но и являются модельными объектами физики мезоскопических систем [5].
С другой стороны, одним из важнейших направлений нанофизики и наноэлектроники является изучение и применение наноразмерных джозефсоновских переходов. Различные версии этих структур могут найти широкое применение в новом направлении наноэлектроники -спинтронике, в рамках которого реализуются устройства, основанные не на транспорте электронов и дырок, а на пространственном изменении проекций их спинов. Основное внимание в рамках данного направления уделяется созданию так называемых гибридных систем или сандвичей, составляющими которых являются сверхпроводники с тонкими прослойками нормальных металлов, а в последнее время -полупроводниковых наноструктур. Характеристики наноразмерных сандвичей определяются сверхпроводящим эффектом близости [6] и проявляются наиболее ярко, когда длина когерентности сравнима с длиной волны Ферми, и обе они больше ширины полупроводниковой наноструктуры между двумя сверхпроводниками [7,8].
Эффект близости настолько хорошо известен в сверхпроводимости, что стал частью стандартной терминологии. Основной вывод ранних работ по данному вопросу [9] основывается на заключении, что если напылить нормальный металл на поверхность сверхпроводника, и контакт между ними будет хорошего качества, то пара Купера может свободно проникнуть из сверхпроводника в нормальный металл. В некоторых случаях требовался более детальный анализ, особенно это касалось исследований двойных слоев нормальный металл-сверхпроводник [10], которые появились у исследователей благодаря стандартной ниобиевой технологии [11]. И только использование современных методик исследования транспорта в мезоскопических системах показало, что андреевское отражение и эффект близости внутренне взаимосвязаны [7,8]. Поэтому необходимо
рассматривать результаты исследований эффекта близости с точки зрения перспектив их возможного анализа в рамках андреевского отражения. Следует выделить три этапа развития физики нано-сандвичей типа сверхпроводник-полупроводник-сверхпроводник. Во-первых, в 80-х годах значительное число данных было получено по квантовому когерентному транспорту в разупорядоченных несверхпроводящих системах. Была разъяснена роль, которую играет таулессовская длина и длина неупругого рассеяния. Были изучены проводники, длина которых настолько мала, что ее превышает фермиевская длина волны. Решающую роль играет фаза одиночной частицы и корреляция между носителями тока в разупорядоченных системах. Во-вторых, были проведены различные эксперименты, в которых исследовалось распространение сверхпроводящих свойств на субмикронный уровень, и создавались объекты меньше характеристической длины. В-третьих, были сделаны различные успешные попытки заполнить пробел между строгим теоретическим представлением в рамках квазиклассических уравнений и более доступным концептуальным описанием, основанным на матрицах перехода, которые помогают экспериментаторам в разработке и интерпретации экспериментов.
Тем не менее, наиболее важными представляются исследования в направлении использования в качестве элементов нано-сандвичей высокотемпературных сверхпроводников, а также сверхузких кремниевых квантовых ям, которые могут быть реализованы в рамках планарной кремниевой технологии. В этом случае открываются возможности для исследований мезоскопических явлений при высоких температурах.
Вышесказанное определяет актуальность темы настоящей работы,
которая была сконцентрирована на экспериментальных исследованиях
характеристик сандвич-структур типа высокотемпературный
сверхпроводник - кремниевая квантовая яма- высокотемпературный сверхпроводник. Основное внимание в ходе проведения экспериментов уделялось изучению взаимосвязанности квантования проводимости и сверхтока соответственно при температурах выше и ниже критической температуры перехода в сверхпроводящее состояние, которое проявлялось в характеристиках спинозависимого транспорта двумерных дырок. Цель работы состояла в исследовании взаимосвязанности размерного квантования и квантования сверхтока в условиях спинозависимого транспорта дырок в сверхузких кремниевых квантовых ямах, ограниченных сверхпроводящими «^-барьерами.
В задачи работы входило изучение следующих вопросов: 1. Исследование характеристик размерного квантования дырок в
сверхузких кремниевых квантовых ямах (СККЯ) р-тяиа
проводимости, ограниченных «^-барьерами, сильнолегированными бором, на поверхности кремния (100) и-типа.
Изучение электрических, оптических и магнитных свойств 8-барьеров, сильнолегированных бором, в зависимости от плотности дырок в СККЯ. Исследование взаимосвязанности характеристик центров бора и зонной структуры «^-барьеров.
Исследование высокотемпературной сверхпроводимости в СККЯр-типа, ограниченных «^-барьерами, сильнолегированными бором, с помощью температурных и полевых зависимостей удельного сопротивления, термо-эдс, теплоемкости и магнитной восприимчивости.
Идентификация сверхпроводящей щели путем регистрации туннельных ВАХ, спектров локальной туннельной спектроскопии и спектров пропускания инфракрасного диапазона длин волн.
Регистрация туннельных ВАХ в СККЯ р-ттша проводимости, ограниченных сверхпроводящими «^-барьерами, с целью обнаружения:
корреляций в квантовании сверхтока и квантованной проводимости, которые определяются туннелированием куперовских пар и одиночных дырок соответственно ниже и выше критической температуры сверхпроводящего перехода;
- процессов многократного андреевского отражения двумерных дырок в СККЯ, которые обеспечивают микроскопический механизм, ответственный за сверхпроводящий эффект близости в сверхпроводящих кремниевых наноструктурах.
6. Обнаружение и исследование ВАХ спинового транзистора и
квантового спинового эффекта Холла с помощью регистрации
зависимостей продольной и поперечной проводимости в плоскости
СККЯ от величины напряжения вертикального затвора, которые
обусловлены спиновой поляризацией дырок в краевых каналах
вследствие процессов многократного андреевского отражения.
Научная новизна работы.
Обнаружено, что сверхузкие кремниевые квантовые ямы (СККЯ)р-типа проводимости, ограниченные «^-барьерами, содержащими тригональные дипольные центры бора, на поверхности кремния (100) и-типа проявляют свойства квантоворазмерных структур сверхпроводник-полупроводник-сверхпроводник.
Обнаружены осцилляции второго критического поля и критической температуры сверхпроводящего перехода, которые возникают вследствие квантования сверхтока.
Показано, что квантование сверхтока в СККЯ/7-типа проводимости, ограниченных сверхпроводящими «^-барьерами, определяется позициями уровней размерного квантования дырок.
Обнаружено многократное андреевское отражение дырок, которое является ответственным за сверхпроводящий эффект близости в сверхпроводящих кремниевых наноструктурах.
Впервые исследованы В АХ спинового транзистора и квантового спинового эффекта Холла, возникающих вследствие спиновой поляризации дырок в условиях многократного андреевского отражения.
Достоверность полученных результатов подтверждается сравнительным анализом экспериментальных данных, полученных с помощью различных методик, а также их соответствием с имеющимися на сегодняшний день экспериментальными и теоретическими результатами изучения транспорта носителей тока в квантово-размерных структурах сверхпроводник-полупроводник-сверхпроводник.
Научная и практическая значимость диссертационного исследования определяется результатами обнаружения и тщательного изучения взаимосвязанности квантования проводимости и квантования сверхтока в джозефсоновских структурах «S-барьер-СККЯ-^-барьер соответственно ниже и выше температуры сверхпроводящего перехода; изучением многократного андреевского отражения, которое приводит к спиновой поляризации дырок в краевых каналах СККЯ; исследованиями влияния кристаллографической ориентации дипольных центров бора, содержащихся в «^-барьерах, на характеристики спинозависимого транспорта дырок в СККЯ; результатами исследований относительного вклада многократного андреевского отражения и спин-орбитального взаимодействия Рашбы в формирование ВАХ спинового транзистора и квантового спинового эффекта Холла. Защищаемые положения:
Сверхузкие кремниевые квантовые ямы (СККЯ) р-тяиа проводимости, ограниченные «^-барьерами, содержащими тригональные дипольные центры бора, проявляют свойства квантоворазмерных структур сверхпроводник-полупроводник-сверхпроводник.
Осцилляции сверхтока и осцилляции проводимости, обнаруженные при регистрации туннельных ВАХ соответственно ниже и выше критической температуры сверхпроводящего перехода, демонстрируют отсутствие фазового сдвига, что свидетельствует о взаимосвязанности квантования сверхтока и размерного квантования дырок в СККЯ, ограниченных сверхпроводящими «^-барьерами.
Многократное андреевское отражение, обнаруженное в измерениях продольной проводимости и туннельных ВАХ высокого разрешения, приводит к спиновой поляризации двумерных дырок в соответствии с кристаллографической ориентацией тригональных дипольных центров бора в «^-барьерах, ограничивающих СККЯ р-тяиа проводимости.
Зависимости продольной и поперечной проводимости в плоскости СККЯ /7-типа проводимости, ограниченной сверхпроводящими 8-барьерами, от величины напряжения вертикального затвора позволяют идентифицировать ВАХ спинового транзистора и квантового спинового эффекта Холла, возникающие вследствие изменения спин-орбитального взаимодействия Рашбы в валентной зоне. В энергетическом интервале сверхпроводящей щели спин-орбитальное взаимодействие Рашбы проявляется в амплитудной модуляции многократного андреевского отражения, а вне ее -приводит к осцилляциям дырочной проводимости из-за спиновой прецессии поляризованных дырок в краевых каналах.
Апробация результатов работы. Полученные в работе результаты докладывались и обсуждались на следующих конференциях: 8-й Всероссийской молодежной конференции по физике полупроводников и полупроводниковой опто- и наноэлектронике (Санкт-Петербург, 2006); 11-ой Международной конференции по мягким вычислениям и измерениям в рамках программы У.М.Н.И.К. (Санкт-Петербург, 2008); Конференции по физике и астрономии для молодых ученых СПб и Северо-запада (Санкт-Петербург, 2009); 9-й и 10-й Международных конференциях по нанофизике и нанотехнологии, ICN&T-9, ICN&T -10 (Базель, Швейцария, 2007, Стокгольм, Швеция, 2008); 17-й и 18-й Международных конференциях по электронным свойствам двумерных систем, EP2DS-17, EP2DS-18 (Генуя, Италия, 2007, Кобе, Япония, 2009); 5-й и 6-й Международных конференциях по квантовым вихрям в наноструктурированных сверхпроводниках, VORTEX-5, VORTEX-6 (Родос, Греция, 2007, 2009); 19-м Международном семинаре по проблемам физики высоких энергий (Дубна, 2008); 29-й Международной конференции по физике полупроводников, ICPS-29 (Рио-де-Жанейро, Бразилия, 2008); 25-й Международной конференции по физике дефектов в полупроводниках, ICDS-25 (Санкт-Петербург, 2009).
Публикации: по результатам исследований, изложенных в диссертации, имеется 7 публикаций в ведущих отечественных и международных журналах. Список публикаций приведен в конце диссертации. Структура диссертации: Диссертация состоит из Введения, пяти глав и Заключения.
Андреевское отражение
Рассмотрим, какие процессы происходят на границе нормальный металл - сверхпроводник и как далеко от этой границы происходит процесс преобразования нормального тока в сверхток. Термин «граница» обозначает границу между нормальной и сверхпроводящей фазами в сверхпроводнике, находящемся в промежуточном состоянии. Параметр порядка — щель — будет иметь максимальное значение Л(Т) в глубине сверхпроводника и равняться нулю в глубине нормальной области (рис. 3). Переход от одного значения к другому произойдет на длине когерентности %(Т). Эту переходную область мы и будем называть NS — границей. В случае механического контакта между двумя металлами — нормальным и сверхпроводником - качественно все будет также. Если Г « Тс, то ширина границы (Т) достаточно велика. Тогда мы можем провести следующее рассмотрение. Нас будет интересовать, что произойдет с электроном нормального металла, энергия которого меньше величины энергетической щели сверхпроводника, когда этот электрон налетает на NS — границу со стороны нормального металла. Это схематически изображено на рис. 3. По мере приближения к сверхпроводящей области электрон нормального металла, находясь в точке х, оказывается уже в сверхпроводящей области, но с малой величиной щели Л(Т). При этом он становится электроноподобной квазичастицей сверхпроводника и будет занимать ячейку к - пространства, соответствующую его энергии is . В следующий момент, оказавшись в другой точке границы, более близкой к сверхпроводящей области, электрон окажется в области сверхпроводника с большей величиной щели, что приведет к его перемещению в новую ячейку к - пространства, более близкую к Это приводит к уменьшению заряда такой квазичастицы. Итак, электроноподобное возбуждение, налетая из нормального металла на NS — границу, постепенно уменьшает свой заряд.
Таким образом, дойдя до точки XQ, в которой величина щели равняется энергии квазичастицы, последняя должна будет иметь импульс равный кр, нулевую групповую скорость и, согласно (1.1), нулевой заряд [акр = о). В этой точке возбуждение отражается от границы и переходит на левую, дырочную ветвь спектра элементарных возбуждений. Его групповая скорость будет теперь направлена влево, т.е. от сверхпроводника к нормальному металлу, а заряд уже будет отрицательный. Но движение отрицательного заряда налево эквивалентно движению положительного заряда направо. Поэтому рассмотренное отражение приводит к переносу заряда из нормального металла в сверхпроводник, т.е. к течению электрического тока. Этот процесс был впервые теоретически предсказан А. Ф. Андреевым [Andreev, 1964] и поэтому называется андреевским отражением. Уменьшение заряда квазичастицы по мере ее приближения к сверхпроводящей области ясно указывает на то, что и конденсат оказывается вовлеченным в процесс андреевского отражения. Заряд квазичастицы не пропадает, а передается конденсату! Физически это означает, что на границе налетающая квазичастица находит себе парную частицу и вместе с ней переходит в конденсат, а образовавшаяся дырка возвращается в нормальный металл. Так происходит переход через NS — границу той части электрического тока, который переносится возбуждениями с энергией, меньшей энергии щели Л(Т). Процесс преобразования нормального тока в сверхток происходит внутри области: (Т). Модуляция сверхтока, соответствующая спектру уровней размерного квантования, подобна узким пикам сверхтока в ВАХ, возникающих за счет многократных андреевских отражений [Jarillo-Herrero, 2006; Jie Xiang, 2006]. В процессе андреевского отражения падающая дырка на границе нормальный металл-полупроводник (N-S) становится куперовской парой в конденсате сверхпроводящих контактов, приводя к тому, что электрон когерентно отражается в нормальный проводник и наоборот.
В чистом проводнике этот процесс обеспечивает микроскопический механизм, ответственный за сверхпроводящий эффект близости [Klapwijk, 2004]. Многократные андреевские отражения позволяют «андреевским каналам» открыться в переходе (S-N-S) при напряжениях смещения ниже сверхпроводящего энергетического зазора 2А. Эти андреевские каналы появляются из постепенного возрастания энергии падающего носителя, по мере того как носитель отражается между двумя границами раздела. Каждый раз, когда электрон (или дырка) проходит через переход, его энергия возрастает на eV (рис. 4а и Ь). Когда сумма приращений энергии на выводах контактов сравнивается с 2А, следует резонансное усиление в дифференциальной проводимости, которое, в свою очередь, выявляется в виде изломов в кривой V-/(рис. 2а) [Klapwijk, 2004; Jie Xiang, 2006]. На рис. 2а представлены зависимости сверхтока от напряжения затвора, приложенного к Ge/Si нанопроволоке (рис. Id), которые демонстрируют пики андреевского отражения. Эти пики при ограниченном напряжении исток-сток соответствуют, как и ожидалось, субгармонической структуре энергетической щели, вызванной многократными андреевскими отражениями с положениями пиков при eVn=2A/n (n=l,2,3,...) [Octavio, 1983]. Стрелками и пунктирами на рис. 2а и с отмечены рассчитанные значения положения пиков для различных величин п. Точного объяснения исчезновения пиков при некоторых номерах пока нет. Однако предварительное исследование зависимости от магнитного поля положений этих субгармонических пиков показывает систематический сдвиг в сторону более низких энергий, что согласуется с уменьшением величины 2Л при увеличении поля и является признаком того, что все наблюдаемые пики происходят из резонансных андреевских отражений. Высший порядок многократных андреевских отражений показывает также, что контакты вполне прозрачны. Согласно литературным данным, субгармонический пик п=25 требует, чтобы носитель заряда пересек канал 25 раз без обратного рассеяния внутри канала [Jie Xiang, 2006]. Более того, измерения dl/dV от напряжения исток-сток при изменении напряжения затвора показывают, что положения андреевских пиков порядка п=2 и выше остаются постоянными [Jie Xiang, 2006]. Это контрастирует со сложными сдвигами и осцилляционным поведением пиков многократных андреевских отражений около резонансного уровня в квантовой точке [Blonder, 1982; Flensberg, 1988] и требует более детального исследования.
Электрические и оптические свойства самоупорядоченных кремниевых квантовых ям
Электростатическое упорядочение реконструированных примесных диполей внутри б - барьеров в условиях внешнего электрического поля, приложенного вдоль различных кристаллографических осей в плоскости СККЯ (рис. 7Ь и с, 10а), создает поперечные ограничения для движения носителей тока, что, как оказалось, приводит к угловой зависимости проводимости (рис. 15). Причем, обнаруженные максимумы значений проводимости при ориентации внешнего электрического поля вдоль осей [010], [001] и [011] соответствуют кристаллографическим направлениям, которые наиболее энергетически выгодны в условиях квадратичного эффекта Штарка на реконструированном глубоком центре [Bagraev, 1988, 1992]. Поэтому, наличие 8 - барьеров с сегнетоэлектрическими свойствами сделало возможным, в частности, наблюдение квантовой лестницы проводимости с помощью конструкции расщепленного затвора, как при нулевом, так и отличном от нуля напряжении затвора [Баграев, 2002; Bagraev, 2000]. Кроме того, электростатическое упорядочение примесных диполей, которое определяет поперечное ограничение движения носителей тока вдоль плоскости квантовой ямы, позволяет применить локальную туннельную спектроскопию для изучения квазиодномерного транспорта носителей тока [Баграев, 2005]. В этом случае внешнее электрическое поле Utunn—Ucjs+Ug, приложенное вдоль плоскости квантовой ямы, с одной стороны дает поперечное ограничение за счет упорядочения примесных диполей (Ug), а с другой - осуществляет транспорт одиночных носителей тока (/ ). Как показано выше, характеристики СККЯ были идентифицированы с помощью регистрации угловых зависимостей спектров циклотронного резонанса, которые демонстрируют, в частности, высокие значения подвижности двумерного газа дырок, соответствующие лучшим значениям подвижности электронов в модулированных структурах на основе гетеропереходов [Штермер, 2000].
Благодаря столь высоким значениям подвижности дырок, которые обусловлены подавлением неупругого рассеяния носителей тока вблизи границ квантовой ямы вследствие наличия диполей бора внутри 5 - барьеров, стала возможной идентификация позиций уровней размерного квантования. Исследуемая структура была выполнена в рамках холловской геометрии с верхним затвором, который позволял управлять величиной спин-орбитального взаимодействия в СККЯ с помощью напряжения смещения на р+-п - переходе (рис. 16). Идентификация позиций уровней квантования двумерных дырок в СККЯ проводилась на основании анализа данных спектров электролюминесценции, полученных при комнатной температуре с помощью ИК-Фурье спектрометра IFS-115 Bruker Physik AG (рис. 17а). Позиции максимумов в спектрах электролюминесценции (рис. 17а), зарегистрированных при комнатной температуре, соответствуют величинам энергии внутризонных оптических переходов между уровнями размерного квантования двумерных дырок, что позволило идентифицировать их энергетическую схему (рис. 17Ь), которая согласуется с результатами исследований туннельной В АХ (рис. 18), а также с расчетными данными для узких квантовых ям ( 5 нм) [Воробьев, 2001; Kotthaus, 1977]. Энергетические позиции уровней размерного квантования легких и тяжелых дырок НН1 (90 мэВ) и НН2 (307 мэВ), LH1 (114 мэВ) и LH2 (476 мэВ), ННЗ (897 мэВ) позволяют исследовать влияние квантоворазмерных эффектов на характеристики транспорта носителей тока при высоких температурах. Кроме того, наблюдается тера- и гигагерцевая модуляция во всем спектре электролюминесценции (рис. 17а). Ниже будет показано, что данная модуляция обусловлена СВЧ - генерацией в условиях напряжения, приложенного к 5 -барьерам, вследствие их сверхпроводящих свойств при плотности двумерных дырок, превышающей 10й см"2.
Было обнаружено, что глубина тера- и гигагерцевой модуляции увеличивалась при введении в плоскость СККЯ микрорезонаторов, характеристики которых контролировались с помощью сканирующей туннельной микроскопии, а также - спектральных зависимостей коэффициентов пропускания в ИК - диапазоне длин волн [Баграев, 2009]. Как отмечено выше, кроме уровней размерного квантования дырок в СККЯ, энергетическое строение сандвич-наноструктуры зависит от одноэлектронной зонной схемы ограничивающих ее сильнолегированных бором 5 - барьеров, характеристики которой изучались с помощью спектрофотометра UV-VIS Specord М40 (Carl Zeiss Jena), снабженном для измерения отражения интегрирующей сферой. На рис. 17d представлены спектры отражения от 8 - барьеров с различной концентрацией бора. Для всех исследуемых образцов наблюдалось характерное снижение значений ЩХ) по сравнению со спектром отражения от несильнолегированного Рис. 18. ВАХ в условиях прямого напряжения, приложенного к СККЯ р-типа проводимости, ограниченной сильнолегированными бором 5 -барьерами на поверхности Si (100) п-типа.
Позиции уровней квантования двумерных дырок в форме токовых пиков в условиях оптимального туннелирования при их прохождении через уровень Ферми (см. рис. 19а и Ь). монокристаллического кремния, а также размытие пиков при значениях Я=354 нм и /1=275 нм, обусловленных переходами между Г-L долинами вблизи X точки в зоне Бриллюэна, первый из которых связан с прямыми переходами Г 25-Г15; L 3-L,; Г 25-Г2, а второй - Х4-Х, и S4-Si [Slaoui, 1983]. Анализ спектральной зависимости коэффициента отражения показывает, что наличие микрорезонаторов, самоорганизующихся между самоупорядоченными микродефектами средних размеров, наиболее сильно снижает ЩХ) в коротковолновой области (200ч-330 нм), в то время как присутствие более крупных микродефектов способствует эффективному отражению света в более длинноволновой области спектра (Л 330 нм). Причем, сопоставление с данными СТМ демонстрирует, что позиция минимума коэффициента отражения в спектральной зависимости ЩХ) и размеры микрорезонатора хорошо взаимосвязаны в рамках соотношения Вульфа-Брэгга: Х=Х/2п, где Х- размер микрорезонатора, X - длина волны, п - коэффициент преломления света в кремнии (см. рис. 14а и 17d). Резкое уменьшение ЩХ) в позициях переходов Г 25-Г2 и X4-Xi, по-видимому, обусловлено формированием широкозонного полупроводникового слоя при увеличении концентрации бора (рис. 17d). Подобное поведение ЩХ) поддерживает высказанное выше предположение, что роль последовательности легированных квантовых точек, формирующих подрешетку биполяронов, заключается в определении зонной структуры 5 - барьеров с энергетическим ограничением более 1.25 эВ в зоне проводимости и валентной зоне СККЯ (рис. 19).
Идентификация сверхпроводящей щели с помощью туннельных ВАХ
Полученные результаты показывают, что значения сверхпроводящей щели, определенные из измерений Тс при использовании различных методик, практически идентичны и равны 0.044 эВ. Тем не менее, для наиболее точной идентификации сверхпроводящей щели в кремниевой сандвич-наноструктуре полезно применить прямые методы, основанные на принципах туннельной спектроскопии (рис. 20Ь). Так как наноструктурированные 8 - барьеры самоорганизованы в чередующиеся последовательности квантовых точек, содержащих одиночные дипольные центры бора, и анти-точек, состоящих из междоузельных атомов кремния (рис. 14с), туннельный ток может быть зарегистрирован в рамках холловской геометрии (рис. 20Ь). Измеренная туннельная ВАХ прямо демонстрирует, что величина сверхпроводящей щели в отсутствие внешнего магнитного поля равна 0.044 эВ (рис. 25а). Кроме того, для лучшего разрешения туннельной ВАХ необходимо нивелировать разброс в значениях сверхпроводящей щели в плоскости 8 - барьеров. Поэтому в прецизионных измерениях туннельных ВАХ целесообразно использовать одномерные конструкции, приготовленные на поверхности 8 барьеров с помощью методики расщепленного затвора [Баграев, 2002, 2005; Bagraev, 2004] Кроме того, для прямой регистрации наличия сверхпроводящей щели может быть использована методика локальной туннельной спектроскопии (ЛТС) [Баграев, 2005; Suderow, 2002; Fisher, 2007]. С ее помощью локальная плотность состояний определяется при измерении туннельного тока в условиях развертки напряжения, приложенного к СТМ-игле, позиция которой поддерживается в фиксированном вертикальном положении (рис. 20b) [Fisher, 2007].
В этом случае, если к 5 - барьерам приложить отрицательное напряжение, дырки будут туннелировать, заполняя свободные состояния в образце, в то время как положительное напряжение будет способствовать их опустошению. Так как условия транспорта двумерных дырок в исследуемых сандвич-наноструктурах близки к идеальным [Баграев, 2002, 2005; Bagraev, 2004, 2006 а], регистрация спектров туннельной проводимости обеспечивает измерения локальной плотности состояний, таким образом, позволяя прецизионно определить величину сверхпроводящей щели. Во многом благодаря этому обстоятельству, ЛТС-ВАХ сандвич-наноструктура на рис. 25Ь, которая идентична проанализированной выше, также демонстрирует величину сверхпроводящей щели равную 0.044 эВ, что находится в хорошем согласии с данными измерений критической температуры и второго критического поля. Для того чтобы идентифицировать перенос биполяронов малого радиуса как основной механизм, ответственный за сверхпроводящие свойства кремниевых сандвич-наноструктур, необходимо было изучить влияние внешнего магнитного поля на процессы транспорта двумерных дырок в СККЯ. Соответствующие зависимости продольного напряжения показаны на рис. 26 для обеих ориентации магнитного поля, перпендикулярного плоскости СККЯ. Зеемановское расщепление состояний двумерных дырок, которое явно проявляется в полевых зависимостях Uxx, по-видимому, обусловлено формированием триплетных и синглетных состояний дырочных биполярнов малого радиуса, локализованных на дипольных центрах бора (рис. 13а). Важно отметить, что изменение направления магнитного поля на противоположное приводит к инверсии знака /«, что является дополнительным свидетельством определяющего влияния диамагнитного отклика на процессы транспорта дырочных биполяронов малого радиуса. Полевые зависимости U , рассмотренные в рамках формирования триплетного Ґ , Т, Т, а также основного, , SQ,
И возбужденного, S,+ , S", синглетных состояний, возникающих вследствие зеемановского расщепления, выявляют не только наличие второго критического ПОЛЯ, но и осцилляции критического тока, поведение которых согласуется с соответствующими зависимостями магнитной восприимчивости (рис. 26 и 23а, b и с). Резонансное поведение С/ при значениях магнитного поля, соответствующих точкам анти-пересечения триплетных подуровней, (Ґ-Т0, Т-Т), свидетельствует о значительной спиновой поляризации, которая является результатом селективного заселения (или опустошения) Ґ и Г состояний относительно 1 состояния вследствие частичного снятия запрета на триплет-синглетные переходы [Laiho, 1998]. Причем величина спиновой поляризации биполяронов в триплетном состоянии играет существенную роль в процессах спиновой интерференции в условиях управления спин-орбитальным взаимодействием Рашбы в квантовых проволоках и кольцах, встроенных в кремниевые сандвич-наноструктуры [Баграев, 2005; Bagraev, 2006 b, 2008 b]. В свою очередь, формирование возбужденных синглетных состояний биполяронов малого радиуса также должно быть отмечено, поскольку благодаря их переходам из возбужденного в основное синглетное состояние кремниевые сандвич-наноструктуры, по-видимому, весьма
Многократные андреевские отражения
Модуляция сверхтока, соответствующая спектру уровней вследствие интерференции дырок на 8 - барьерах, подобна узким пикам сверхтока в ВАХ, возникающих за счет многократных андреевских отражений [Jarillo-Herrero, 2006; Jie Xiang, 2006]. В процессе андреевского отражения падающая дырка на границе нормальный металл-полупроводник (N-S) становится куперовской парой в конденсате сверхпроводящих контактов, приводя к тому, что электрон когерентно отражается в нормальный проводник и наоборот. В чистом проводнике этот процесс обеспечивает микроскопический механизм, ответственный за сверхпроводящий эффект близости [Klapwijk, 2004]. Многократные андреевские отражения позволяют «андреевским каналам» открыться в переходе SNS при напряжениях смещения ниже сверхпроводящего энергетического зазора 2А. Эти андреевские каналы появляются из постепенного возрастания энергии падающего носителя тока по мере того как он отражается между двумя раницами раздела.
Каждый раз, когда электрон или дырка) проходит через переход, его энергия возрастает (рис. 31а и Ь). Когда сумма приращений энергии сравнивается с 2Л на выводах контактов, следует резонансное усиление в дифференциальной проводимости, которое в свою очередь выявляется как изломы в кривой V-I [Klapwijk, 2004; Jie Xiang, 2006]. На рис. 32а и b представлены зависимости сверхтока от прямого и обратного напряжения, демонстрирующие пики андреевского отражения. Эти пики при ограниченном напряжении исток-сток соответствуют, как и ожидалось, субгармонической структуре энергетической щели, вызванной многократными андреевскими отражениями с положениями пиков при eVn= 2Л/п (n=l,2,3,...) [Octavio, 1983]. Из расположения пиков многократного андреевского отражения (рис. 33а и Ь) мы можем определить 2Л — 0.0336 эВ и найти, что наблюдаемые пики соответствуют п=3,4,5,6,7,9,12,16 и 26 при прямом напряжении и п=3,4,6,7,10,14 и 26 при обратном напряжении. Измеренный энергетический зазор для 8 - барьеров, 2//=0.0336 эВ, не соответствует значению, определенному из данных исследований магнитной восприимчивости и электрических характеристик, 2//=0.044 эВ, [Bagraev, 2006а; Баграев, 2009], которое находится в хорошем согласии с соотношением БКШ 2А=3,52квТс при Гс=145 К. Данное уменьшение величины 2А, по-видимому, связано с тем обстоятельством, что регистрация туннельных ВАХ осуществлялась при достаточно высокой температуре, Т=77 К. Стрелками и пунктирами на рис. 32а и b отмечены рассчитанные значения положения пиков для различных величин п (рис. 33а и Ь). Наблюдаемые субгармонические пики хорошо воспроизводимы и независимы от направления смещения, при рассмотрении андреевского отражения с участием пар дырок (рис. 31а и Ь). Точного объяснения исчезновения пиков при некоторых номерах пока нет [Klapwijk, 2004; Jarillo-Herrero, 2006; Ле Xiang, 2006]. Однако предварительное исследование зависимости положений этих субгармонических пиков от магнитного поля показывает систематический сдвиг в сторону более низких (ЮО)п-типа(рис. 16). 0,010 энергий, что согласуется с уменьшением величины 2А при увеличении поля и является признаком того, что все наблюдаемые пики происходят из резонансных андреевских отражений. Высший порядок многократных андреевских отражений показывает также, что контакты вполне прозрачны.
Согласно литературным данным, субгармонический пик п=25 требует, чтобы носитель заряда пересек канал 25 раз без обратного рассеяния внутри канала [Jie Xiang, 2006]. Более того, измерения dl/dV от напряжения исток-сток при изменении напряжения затвора показывают, что положения андреевских пиков порядка п=2 и выше остаются постоянными [Jie Xiang, 2006]. Это контрастирует со сложными сдвигами и осцилляционным поведением пиков многократных андреевских отражений около резонансного уровня в квантовой точке [Blonder, 1982; Flensberg, 1988] и требует более детального исследования. Пики андреевского отражения были также обнаружены при исследовании ВАХ продольной проводимости высокого разрешения (рис. 34 а и Ь). Кроме того, данный ВАХ проводимости демонстрирует сверхпроводящую энергетическую щель, величина которой, 44 мэВ, находится в лучшем согласии с данными электрических измерений и исследований магнитной восприимчивости [Bagraev, 2006 а; Баграев, 2009], чем полученная из ВАХ прямого туннелирования (рис. 32а и Ь). Этот, на первый взгляд, неожиданный результат может быть объяснен в рамках механизма когерентного туннелирования между сверхпроводящими 5 -барьерами, разделенными СККЯ (рис. 16). Причем в процессе регистрации зависимости продольной эдс от величины напряжения вертикального затвора требовалась стабилизация тока исток-сток на уровне не хуже 10 нА. Впервые когерентное туннелирование было экспериментально реализовано при исследовании структур, состоящих из параллельных квантовых ям GaAs шириной 14 нм каждая, разделенных сверхтонким барьером AlAs шириной 7 нм и снабженных вертикальными затворами для регулирования плотности двумерных носителей тока [Eisenstein, 1991].
