Kết nối xuyên hầm vật liệu sắt điện và transistor sắt từ hiệu ứng trường điều biến bằng giếng thế lượng tử CdTe - CdMgTe được pha tạp

ĐẠI HỌC QUỐC GIA TP.HCM
TRƯỜNG ĐH KHTN TP.HCM
KHOA VẬT LÝ -VẬT LÝ KĨ THUẬT
oOo
BÀI TIỂU LUẬN:
KẾT NỐI XUYÊN HẦM VẬT LIỆU SẮT ĐIỆN
VÀ
TRANSISTOR SẮT TỪ HIỆU ỨNG TRƯỜNG ĐIỀU BIẾN BẰNG
GIẾNG THẾ LƯỢNG TỬ CdTe/CdMgTe ĐƯỢC PHA TẠP
SVTH: Dương Văn Long
GVHD: TS. Trần Cao Vinh
TP.HCM, tháng 6/2011
Lời nói đầu
Chất sắt điện là vật liệu mới được phát hiện với nhiều ứng dụng đầy hứa hẹn.
Tuy hiện tượng được miêu tả một cách đơn giản nhưng các phương trình để miêu tả
hiện tượng này lại phức tạp hơn nhiều. Bài tiểu luận xuất phát từ ý định giới thiệu
chất sắt điện và một vài tính chất cũng như ứng dụng của chất sắt điện.
I. Tiếp xúc xuyên hầm của vật liệu sắt điện:
I.1 Độ phân cực của chất sắt điện:
Hình 1a biểu diễn sự dịch chuyển của các ion trong cấu trúc perovskite ABO
3
do một điện trường áp vào. Vật liệu sắt điện tồn tại momen lưỡng cực điện, ngay cả
khi không có điện trường ngoài áp vào. Sự phân cực được kết hợp với momen lưỡng
cực dạng tự phát được gọi là sự phân cực tự phát. Chất sắt điện có ít nhất hai hướng
cân bằng của vectơ phân cực tự phát. Vectơ phân cực tự phát có thể chuyển đổi qua
lại giữa các hướng bằng cách áp vào một điện trường ngược lại (hình 1).
Hiện tượng trễ của độ phân cực P, với độ phân cực là một hàm của điện trường
E, được thể hiện trong hình 2a cho đơn tinh thể đơn domain và trong hình 2b cho
mẫu đa domain. Độ phân cực ở điện trường bằng không được gọi là độ phân cực dư
P
r

. Điều đó chỉ ra sự phân cực tự phát trong mẫu đơn domain. Để phân cực ngược
lại, cần phải có một trường kháng E
C
. Trong mẫu đa domain cần điện trường để giảm
độ phân cực về không cũng là trường kháng E
C
.
Độ phân cực P, cũng như trường kháng E
C
đều là các thông số vĩ mô.
Vật liệu sắt điện trải qua một quá trình dịch chuyển pha từ pha paraelectric đối
xứng cao hơn đến pha sắt điện có tính đối xứng thấp hơn. Pha paraelectric không phải
Hình 1: Cấu trúc perovskite ABO
3
, ở đây là Pb(Zr,Ti)O
3
, dưới một điện
trường ngoài E áp theo chiều phân cực (a) và chiều ngược lại (b).
Hình 2: Biểu đồ sắt điện P-E cho (a) đơn domain và (b) mẫu đa domain.
là sắt điện, nhưng có thể có tính áp điện. Nhiệt độ mà ở đó xuất hiện sự dịch chuyển
pha này là nhiệt độ tới hạn T
C
.
I.2 Thuyết trường tự hợp:
Để tính toán sự dịch chuyển pha, Landau và Ginzburg đã mở rộng thế nhiệt
động lực gần nhiệt độ chuyển pha trong một chuỗi năng lượng và đã đưa vào độ phân
cực tự phát như một loại tham số. Devonshire đã sử dụng hình thức luận này, ông giả
sử rằng một vài đa thức có khả năng miêu tả được cho cả pha sắt điện và không sắt
điện, cho đặc điểm chuyển pha của BaTiO
3

.
Thuyết Ginzburg-Landau tương đương một thuyết trường trung bình, trong đó
đại lượng của nhiệt động lực , một lưỡng cực, được xét đến trong điện trường trung
gian của tất cả lưỡng cực khác. Gần nhiệt độ chuyển pha, năng lượng tự do F có thể
mở rộng trong một chuỗi lũy thừa với các lũy thừa của P lên đến bậc sáu:
F(P,T)=1/2g
2
P
2
+ 1/4g
4
P
4
+ 1/6g
6
P
6
– P.E
Trong đó, xuất hiện điều kiện không có số mũ lẻ, vì đa thức phải đối xứng để
chống lại sự phân cực ngược. Các hệ số g
2
,

g
4
, và g
6
đều phụ thuộc vào nhiệt độ,
nhưng với ví dụ đơn giản của sự chuyển pha sắt điện từ bậc đầu tiên và bậc thứ hai
được mô tả với g

2
và g
4
không phụ thuộc vào nhiệt độ.Gần nhiệt độ Curie-Weiss T
0
,
g
2
có thể gần đúng g
2
= C
-1
(T-T
0
).
Trạng thái cân bằng nhiệt động thu được từ cực tiểu theo năng lượng tự do (với
E=0):
Hai phương trình trên được giải bởi P = 0 với g
2
> 0. Đây là pha paraelectric
(PE). Những lời giải khác cho ±P
S
≠ 0. Đó là các trường hợp của chất sắt từ (FE).
I.3 Khái niệm của một tiếp xúc xuyên hầm sắt điện:
Sự tiến bộ của kĩ thuật và lý thuyết trong những năm gần đây cho phép lắng
đọng epitaxy màng sắt điện có bề dày vài đơn lớp. Dựa vào sự phát triển này, chúng
ta đưa ra khái niệm của một tiếp xúc xuyên hầm sắt điện (FTJ), với một rào thế sắt
điện mỏng cho phép electron xuyên hầm. Một FTJ được thể hiện dưới dạng biểu đồ
của hình 3. Tiếp giáp đó gồm hai điện cực dẫn riêng biệt với một lớp sắt điện siêu
mỏng. Không giống như siêu dẫn hay tiếp xúc xuyên hầm từ, thuật ngữ sắt điện

không liên quan đến đặc tính nào của điện cực, nhưng liên quan đến một đặc tính của
chính lớp màng chắn sắt điện. Trước khi xuất hiện công việc trong luận án này, chưa
có thực nghiệm nào kết hợp tính sắt điện hay áp điện và hiện tượng xuyên hầm lượng
tử. Chỉ thời gian ngắn sau khi hoàn thành luận án này, chúng tôi đã học được từ bằng
sáng chế của Philips Corp và một công bố từ IBM, đã nói về chủ đề này. Tuy nhiên,
họ đã không công bố bất kì kết quả thực nghiêm hay tính toán lý thuyết nào.
Sau đây, tôi sẽ trình bày ý tưởng của chúng tôi và những nguyên cứu thuộc về
lý thuyết dựa trên một tương tác có thể xảy ra giữa tính áp điện và sắt điện, mặc khác,
và một hiệu ứng xuyên hầm lượng tử xuyên qua rào sắt điện siêu mỏng của một FTJ,
mặt khác, và , nếu tương tác có thể được giả sử, làm sao để chính xác các phát triển
này. Đầu tiên, một chất áp điện, nhưng không nhất thiết là sắt điện, rào thế vật liệu sẽ
được xét đến. Sau đó tiếp xúc xuyên hầm với một rào thế sắt điện sẽ được khảo sát.
I.4 Vật liệu áp điện và hiệu ứng xuyên hầm:
Vật liệu sắt điện thể hiện một mối quan hệ tuyến tính với điện trường áp vào
(hoặc điện thế) và ứng suất phát sinh trong màng. Điều này dẫn đến hiệu ứng áp điện
ngược. Ví dụ, một điện thế V áp vào trục z của màng áp điện gây ra một ứng suất
mạng S
33
trong màng:
S
33
=
d−d
0
d
0
=
d
33
V

d
0
Với d là bề dày của vật liệu chắn, d
0
là bề dày của vật liệu chắn khi không có
trường áp vào và d
33
là thành phần theo chiều dọc của tensơ áp điện hạng ba d
ijk
trong
ký hiệu ma trận.
Sau đây, những hiệu ứng khác nhau của ứng suất mạng trên đặc điểm của vật
liệu chắn. Có ba hiệu ứng chính phát sinh từ một thay đổi của ứng suất trong một
màng áp điện: đầu tiên là thay đổi bề mày màng chắn; thứ hai là sự thay đổi khối
lượng hiệu dụng của electron của vật liệu chắn do sự thay đổi của thông số mạng; và
thứ ba, đỉnh vùng dẫn và vùng hóa trị dịch chuyển.
I.4.1 Sự thay đổi bề dày rào:
Kết quả rõ ràng nhất của hiệu ứng áp điện ngược ( ví dụ sự phụ thuộc tuyến
Hình 3: Khái niệm của một tiếp xúc xuyên hầm sắt điện. Hai điện cực được
tách biệt bởi một lớp sắt điện siêu mỏng. Tổ hợp của hiện tượng vĩ mô (ví
dụ như độ phân cực và ứng suất) và hiệu ứng xuyên hầm lượng tử.
tính vào điện thế của ứng suất trong vật liệu) là sự co lại hoặc giản ra của vật liệu áp
điện khi một điện thế áp vào nó. Bề dày tự do của vật liệu áp điện tăng lên bởi hệ số
áp điện d
33
nhân với điện thế áp vào V. Xét một màng áp điện với một bề dày căng tự
do theo hướng z là d
0
. Nếu một điện thế áp vào trục z, bề dày d được cho bởi công
thức:

d = d
0
+ d
33
V.
Chú ý rằng một điện thế hoặc điện trường phát sinh sự thay đổi bề dày của vật
liệu chắn áp điện kéo theo sự tăng hoặc giảm của khoảng cách giữa các điện cực của
tiếp xúc xuyên hầm. Đặc tính này rất quan trọng vởi vì sự phụ thuộc vào hàm mũ của
độ dẫn theo bề dày màng chắn, là đặc điểm đặc trưng của hiệu ứng xuyên hầm.
I.4.2 Sự thay đổi khối lượng hiệu dụng:
Sự thay đổi bề dày của màng chắn bao gồm sự thay đổi các thông số mạng của
màng chắn, nhưng số nguyên tử bên trong màng chắn không thay đổi. Sử dụng
phương pháp gần đúng liên kết mạnh được đề nghị bởi Bloch, với khoảng cách giữa
các nguyên tử kế nhau, a, là lớn trong so sánh với kích thước nguyên tử, mối quan hệ
giữa khối lượng hiệu dụng m* và độ rộng năng lượng của vùng dẫn ∆E
C
:
m*=
2ħ
a
2
.Δ E
C
Sử dụng sự phụ thuộc vào hàm mũ của độ rộng năng lượng vùng dẫn theo
khoảng cách giữa các nguyên tử kế bên:
ΔE
C
~ exp(
−a
r

α
),
với r
α
<< a là một hằng số xác định:
m* ~ exp(
a
r
α
).
Xét đến ứng suất bao gồm sự thay đổi của thông số mạng, a = a
0
+ a
0
S
33
, đạo
hàm riêng của khối lượng hiệu dụng với ứng suất được cho bởi:
Do đó, khối lượng hiệu dụng của electron bên trong màng áp điện có thể được
viết lại:
với đạo hàm của khối lượng hiệu dụng theo ứng suất là dương
∂ m
∗
∂ S
33
>0
I.4.3 Sự dịch chuyển của biên vùng dẫn và vùng hóa trị:
Ứng suất gây ra sự thay đổi cấu trúc vùng của vật liệu chắn. Vì ứng suất, trạng
thái của cả vùng dẫn và vùng hóa trị đều bị thay đổi, dẫn đến sự dịch chuyển tương
ứng của các đỉnh vùng so với giá trị của chúng trong vật liệu không ứng suất. Để đơn

giản, chỉ có dịch chuyển của đỉnh vùng dẫn,
E
C
0
, sẽ được thảo luận ở đây trong mô
hình một vùng của gần đúng WKB. Trong mô hình một vùng, chỉ có vùng dẫn (hoặc
vùng hóa trị) được xét đến, trong khi vùng cấm gần như vô cùng lớn. Sự đơn giản
này cho một cấu trúc kim loại - điện môi - kim loại, chiều cao rào thế phải đủ nhỏ so
với độ rộng của vùng cấm. Số sóng k của electron gần đáy vùng dẫn được cho bởi:
Đáy vùng dẫn có thể được viết thành:
E
C
=E
C
0
+Δθ( z ,V )
Ở đây,
E
C
0
là đáy vùng dẫn ở điện thế V = 0, và Δθ là độ dịch của đáy vùng
dẫn như là một hàm của tọa độ z và hiệu điện thế áp vào.Sự kết hợp của đỉnh vùng
dẫn với ứng suất được mô tả bởi thế biến dạng vùng dẫn ĸ. Đáy vùng dẫn đã dịch
chuyển dưới ứng suất S
33
( thành phần ứng suất theo chiều dọc) bởi thế biến dạng
vùng dẫn ĸ
33
nhân với S
33

. Thêm nữa, giả sử điện trường bên trong lớp chắn là đồng
nhất, nếu giả sử điện thế dương V áp vào điện cực M
2
, mức Fermi E
F2
dịch chuyển
xuống dưới một khoảng eV, và vùng dẫn
E
C
0
vì vậy cũng dịch chuyển
−
ev
d
z
. Điều
này được cho bởi phương trình:
I.4.4 Ảnh hưởng đến xác suất xuyên hầm:
Để đơn giản, chúng ta chỉ xét đến hiệu ứng xuyên hầm trực tiếp xuyên quan
lớp chắn áp điện của FTJ. Xác suất xuyên hầm cho electron trong vùng dẫn của điện
cực, giả sử khối lượng hiệu dụng là một hằng số theo hướng z, được cho bởi:
E
C
(z,V) là năng lượng của electron gần đáy của vùng dẫn của màng chắn với
khối lượng hiệu dụng m*.
Thay bề dày d màng chắn, đáy vùng dẫn E
C
, và khối lượng hiệu dụng m* bởi
số hạng phụ thuộc ứng suất:
Xác suất xuyên hầm cho một vật liệu chắn áp điện đạt được bằng cách tích

phân và khai triển Taylor gần V=0 cho số hạng khối lượng hiệu dụng:
Ở đây, sự giải thích số hạng cho ứng suất bao gồm thay đổi của bề dày màng
chắn, khối lượng hiệu dụng của electron và sự dịch chuyển vùng dẫn tương ứng với
màu đỏ, xanh lá cây và xanh nước biển. Từ phương trình này, chúng ta có thể tách ra
sự thay đổi của xác suất xuyên hầm, và vì vậy dự đoán được sự thay đổi độ dẫn
xuyên hầm cho ứng dụng của điện thế cảm ứng của một ứng suất dãn S
33
> 0 hoặc
ứng suất nén S
33
< 0:
• Ứng suất dãn S
33
> 0:
◦ Khoảng cách giữa các điện cực tăng lên đối với ứng suất dãn => độ
dẫn xuyên hầm giảm.
◦ Thay đổi khối lượng hiệu dụng vì các thông số mạng tăng lên => độ
dẫn xuyên hầm giảm.
◦ Sự dịch chuyển vùng dẫn giả định một thế biến dạng âm => độ dẫn
xuyên hầm tăng.
• Ứng suất nén S
33
< 0:
◦ Khoảng cách giữa các điện cực giảm đối với ứng suất nén => độ dẫn
xuyên hầm tăng.
◦ Thay đổi khối lượng hiệu dụng vì các thông số mạng giảm xuống =>
độ dẫn xuyên hầm tăng.
◦ Sự dịch chuyển vùng dẫn giả định một thế biến dạng âm => độ dẫn
xuyên hầm giảm.
Ở đây, giả sử thế biến dạng là âm. Chúng ta không thể dự đoán trước độ dẫn

xuyên hầm tăng hay giảm cho một thế cảm ứng ứng suất. Tuy nhiên, ba hiệu ứng đã
được ở trên đã bù đắp cho nhau, và vì vậy, sự thay đổi ứng suất cảm ứng của dòng
xuyên hầm cho một màng áp điện có thể dự tính được.
I.5 Chất sắt điện và hiện ứng xuyên hầm:
Hình 4 biểu diễn ứng suất được sinh ra trong một vật liệu sắt điện khi được áp
vào một hiệu điện thế. Hiệu ứng áp điện ngược này cho một vật liệu sắt điện khác với
một vật liệu áp điện, nhưng không phải là chất sắt điện, chỉ bởi sự tồn tại của hai
đường cong liền nét (ứng với hai trạng thái phân cực) và sự nhảy từ ứng suất âm sang
dương của ứng suất ở thế cưỡng bức ±V
C
. Năng lượng tự do là một hàm của độ phân
cực được vẽ ra ở phần dưới của hình 3. Chấm xanh trong hình (a) – (e) chỉ ra năng
lượng tự do riêng F
P
= F(P) ở những vị trí ứng suất - điện trường tương ứng. Hàm
năng lượng tự do có ba cực trị. Hai trong số chúng là cân bằng (ví dụ năng lượng tối
thiểu được chỉ ra bởi chấm xanh trong hình (b) và (e)). Chúng tương ứng với trạng
thái phân cực cân bằng của màng sắt điện ở thế V = 0 và P = ±P
r
≠ 0. Cực trị thứ ba
của năng lượng tự do F
P
không cân bằng. Cực trị này ứng với thế V= ±V
C
và cho thấy
một bước nhảy ứng suất từ giá trị âm sang dương (ví dụ (c)).
Trạng thái không rõ ràng đã được chúng ta thảo luận trong lý thuyết của độ dẫn
xuyên hầm cho một hiệu điện thế - ứng suất cảm ứng trong một chất sắt điện. Cả hiệu
ứng ứng suất trên bề dày màng chắn và khối lượng hiệu dụng của electron trong
màng đều là kết quả trong sự thay đổi định tính giống như độ dẫn xuyên hầm, trong

khi hiệu ứng ở vị trí của vùng dẫn có kết quả ảnh hướng trái lại đối với độ dẫn xuyên
Hình 4: Phần ở trên: Minh họa của mối liên hệ ứng suất và điện trường của một vật liệu
sắt điện. Phần dưới: Năng lượng tự do được vẽ như một hàm của độ phân cực. Chấm
xanh chỉ ra năng lượng tự do ở vị trí ứng suất - điện trường riêng được đánh dấu.
hầm. Ở đây, những tính toán không bằng số kể cả ba hiệu ứng thảo luận ở trên là có
thể, vì vậy sự thiếu hiểu biết của điện thế biến dạng và sự phụ thuộc ứng suất chính
xác của khối lượng hiệu dụng của các electron. Tuy nhiên, có thể mô hình hóa hiệu
ứng của một sự thay đổi ứng suất cảm ứng của bề dày màng chắn trong dòng xuyên
hầm xuyên qua một tiếp xúc xuyên hầm của chất sắt điện.
I.5.1 Mô hình Brinkman được thay đổi để giải thích cho một ứng suất
cảm ứng làm thay đổi bề dày màng chắn:
Hình 5 chỉ ra sự phụ thuộc vào điện thế của bề dày d màng chắn của một FTJ.
Đường đỏ và xanh chỉ là đường cong của hai trạng thái phân cực cân bằng. Chúng ta
chỉ xét đến hiệu ứng xuyên hầm trực tiếp xuyên qua màng sắt điện và được điều
chỉnh bởi mô hình Brinkman cho lượng phụ thuộc vào điện thế của bề dày màng
chắn:
Sử dụng mô hình rút gọn Brinkman, đặc trưng I-V (hình 5b) và độ dẫn động
dI/dV tương ứng (hình 5c) cho một FTJ đã được tính toán. Sự lựa chọn thông số cho
mô hình là d
0
= 3nm, d
33
= ±200 pm/V (đặc trưng của màng mỏng PbZr
0.52
Ti
0.48
O
3
được sử dụng trong nguyên cứu này), V
C

= 0.1V, Φ = 0.5eV và ∆Φ = 0.1 eV.
Ba đường bao nổi bật nhất có thể được quan sát trong hình 5b và 5c. Đường
bao đặc trưng đầu tiên biểu diễn bước nhảy ở ±V
C
, trùng khớp với bước nhảy trong
bề dày màng chắn như trong hình 5a. Cả hai bước nhảy đều làm giảm dòng chạy qua
màng sắt điện. Có thể dể dàng hiểu điều này vì bề dày của màng đột ngột tăng lên ở
thế cưỡng bức, dẫn đến xác suất xuyên hầm bị giảm xuống.
Đường bao đặc trưng thứ hai là diễn biến của đường đỏ và xanh quanh thế
V = 0. Khi qua gốc, đường màu xanh và đỏ thay đổi điện trở cho nhau. Ví dụ, khi
điện thế chuyển từ giá trị âm sang dương, đường màu xanh thay đổi từ một trạng thái
điện trở cao hơn đến một trạng thái điện trở thấp hơn so với màu đỏ tương ứng.
Nguyên nhân của hiện tượng này là đơn giản. Ở điện thế V = 0, ứng suất thế cảm ứng
đổi dấu (hình 3, phần dưới). Điều này ngụ ý rằng bề dày màng sắt điện thay đổi từ giá
trị lớn hơn d
0
dến giá trị nhỏ hơn d
0
và ngược lại cho màu đỏ. Ví dụ, nếu một điện thế
dương (0 < V < V
C
) áp vào, sau đó bề dày màng tăng lên cho trạng trái phân cực ứng
với đường màu đỏ, và nó co lại cho trạng thái phân cực ứng với đường màu xanh.
Đường bao nổi bật thứ ba là một sự dịch chuyển của cực tiểu của vùng dẫn
động học từ điện thế V = 0 đến điện thế dương và âm tương ứng cho màu đỏ và xanh.
Đường bao này không có được giải thích bằng vật lý thuần túy. Nó là kết quả chồng
chập của tỷ lệ bậc hai của vùng dẫn động học (trong một vật liệu ứng suất tự do) cho
xuyên hầm trực tiếp với sự thay đổi tuyến tính của bề dày màng chắn.
II. Transistor sắt từ hiệu ứng trường điều biến bằng giếng thế lượng
tử CdTe/CdMgTe được pha tạp:

Chúng ta khảo sát hiệu ứng của sự thay đổi nồng độ electron và độ linh động
của electron dưới sự phân cực của cổng sắt điện Cd
0.96
Zn
0.04
Te trên đỉnh của cấu trúc
giếng lượng tử điều biến được pha tạp nền CdTe, đã được xác nhận sự tồn tại của thế
tĩnh điện ban đầu từ vật liệu sắt điện, có thể điều khiển được bởi một thế ngoài. Sự
phân tích dữ liệu từ phép đo hiệu ứng Hall cho thấy độ linh động của electron và
nồng độ hạt tải tương ứng giảm xuống 2.5 và 1.5 lần dưới sự phân cực âm của cổng
so với sự phân cực do thế âm. Hơn nữa, trường tỉnh điện, phụ thuộc vào hướng của
nó, là nguyên nhân của sự làm cạn dần electron tích lũy trong kênh dẫn 2D, ví dụ như
nó là một nguồn của hiệu ứng trường.
Hình 5: (a) Kết quả của hiệu ứng áp điện ngược cho một vật liệu sắt điện: điện thế cảm
ứng thay đổi của bề dày d của một vật liệu sắt điện. (b) Ứng dụng của mô hình
Brinkman cho tiếp xúc xuyên hầm với màng sắt điện (như FTJ). (c) Độ dẫn động học
của đặc trưng dòng điện trong hình (b).
II.1 Giới thiệu:
Transistor hiệu ứng trường với cổng sắt điện (Fe-FET) thu hút được sự chú ý bởi
khả năng có thể ghi lại, bộ nhớ không điện thế, kết hợp với tốc độ cao, chức năng đọc
không hủy, số vòng hoạt động lớn và năng lượng tiêu thụ thấp. Thêm nữa, sự ghi trực
tiếp của các domain phân cực trên một cổng sắt điện có tính mềm dẻo và không hủy
theo cách làm cấu trúc nano có thể "ghi lại" thực hiện trên kênh dẫn, chúng mở ra
những khả năng mới cho việc giảm kích thước của thiết bị. Kĩ thuật chính đưa ra đã
giải quyết thành công sự thực hiện của những thiết bị này là kĩ thuật tích hợp của vật
liệu sắt điện vào trong kĩ thuật bán dẫn đã có sẵn. Trong tinh thể hợp chất nhóm II-IV,
như Cd
1−x
Zn
x

A (A = Te, Se, S) đã thu hút sự chú ý ngày càng tăng lên của rất nhiều
nhóm nguyên cứu. Tất cả những vật liệu này đã được biết đến là chất bán dẫn và phô
bày tính sắt điện ở nhiệt độ phòng.
Chất sắt điện đầu tiên được quan sát là Cd
1-x
Zn
x
Te bởi Weil và các đồng nghiệp
dựa vào hiện tượng phân cực điện trễ và biến đổi dị thường theo nhiệt độ của chất
điện môi. Fu và các đồng nghiệp đã xác nhận hiện tượng điện trễ của sự phân cực
điệnvà độ dẫn điện của vật liệu này. Gần đây, trạng thái sắt điện của màng mỏng phát
triển bằng phương pháp MBE và vật liệu khối Cd
1-x
Zn
x
Te đã được xác nhận bởi
nhiều phương pháp thực nghiệm khác. Chu trình trễ hằng số điện môi, đặc tính quang
và điện trở kém ổn định đã được miêu tả trong cấu trúc Cd
1-x
Zn
x
Te. Hơn nữa, sự phân
cực điện tự phát trong màng mỏng Cd
1-x
Zn
x
Te thay đổi tính dẫn trong kênh điện tử
2DEG trong transitor có điện tử linh động cao nhờ vào cổng sắt điện Cd
1-x
Zn

x
Te, có
vai trò của yếu đối với điện thế áp vào.
Trong bài báo này, chúng tôi đề cập đến kết quả vận chuyển máy từ điện của sự
điều khiển hiệu quả độ dẫn của electron 2D bị giới hạn trong kênh CdTe bởi mạch
điện tử được áp bởi cổng CdZnTe ở nhiệt độ thấp.
II.2 Kĩ thuật thực nghiệm:
Mặt cắt của Fe-FET đang được nguyên cứu được phát triển bởi phương
pháp epitaxy chùm phân tử (MBE - molecular beam epitaxy) được thể hiện trong
hình 6. Kênh điện tử hai chiều (2D) của thiết bị được hình thành bởi pha tạp biến điệu
của một giếng lượng tử CdTe dày 300Å được lồng giữa các màng chắn
Cd
0.75
Mg
0.25
Te. Cấu trúc Fe-FET được hình thành trên lớp đệm Cd
0.75
Mg
0.25
Te dày
4.7μm được bốc bay trên bề mặt định hướng (100) của cấu trúc GaAs bán cách điện.
Bề dày lớp đệm làm điều hòa sự không khớp mạng lớn giữa cấu trúc GaAS và nền
CdTe và làm tăng lên đáng kể độ bền của cấu trúc, làm giảm quá trình tán xạ hơn là
khi không có lớp đệm. Nhiệt độ đế trong quá trình tạo mẫu được giữ ở 350ºC. Mẫu
được phát triễn với áp suất đương lượng khoảng 1x10
-6
. Pha tạp loại n đạt được nhờ
pha tạp Iot từ một nguồn ZnI
2
. Lớp Cd

0.75
Mg
0.25
Te được pha tạp, có bề dày 70Å được
tách biệt từ giếng lượng tử CdTe dày 300Å bởi một lớp đệm Cd
0.75
Mg
0.25
Te bên trong
dày 100Å. Cấu trúc này được khép lại bằng một lớp sắt điện Cd
0.96
Zn
0.04
Te dày
100nm. Quá trình phát triển được giám sát ngay tại chỗ nhờ hệ tán xạ electron phản
xạ năng lượng cao (RHEED - reflection high energy electron diffraction).
Cấu trúc Fe-FET được xác định đặc điểm bởi một phép đo magneto-transport
DC theo các nhiệt độ (1.4 – 300K) trong từ trường lên đến 9 T. Phép đo Hall sử dụng
phép đo Hall sáu tiếp xúc dạng thanh. Tiếp xúc Ohmic được tạo thành bởi mối hàn
Indium trên đỉnh của mẫu, sau đó được nung ở 200ºC trong vài giây. Sau sáu điểm
tiếp xúc trên, một tiếp xúc khác được thêm vào bởi một lớp bạc mềm trên lớp sắt điện
Cd
0.96
Zn
0.04
Te, được chỉ ra ở hình 3b. Cổng sắt điện này được phân cực nhờ áp điện
thế DC khoảng 50V giữa tiếp xúc cổng và tiếp xúc kênh dẫn 2D. Phép đo Hall và độ
dẫn sử dụng kỹ thuật DC như một hàm của từ trường theo nhiệt độ.
II.3 Kết quả và thảo luận:
Giai đoạn đầu tiên của mô tả đặc điểm của cấu trúc Fe-FET, chúng ta kiểm tra

điện trở của vật thể quy chiếu - một lớp Cd0.96 Zn0.04 Te dày 5 μm phát triển trực
tiếp trên một chất bán điện môi GaAs. Điện trở của lớp quy chế là rất cao ở nhiệt độ
thấp (không đo được dưới nhiệt độ Nitrogen lỏng) và tất cả những cố gắng để chuyển
trạng thái dẫn của lớp sắt điện điều không thành công. Kết quả này hoàn toàn chỉ ra
rằng giếng lượng tử được pha tạp điều biến là kênh dẫn duy nhất trong cấu trúc đang
được khảo sát. Hơn nữa, nó chỉ ra điện trường xuất hiện trong lớp sắt điện là thông số
riêng lẻ, có thể thay đổi, khi phân cực điện được áp vào cấu trúc.
Hình 6: Mặt cắt của Fe-FET được phát triển bởi MBE (a). Phức họa
của Fe-FET với Hall sáu tiếp xúc dạng thanh và tiếp xúc được thêm
vào cổng sắt điện (b).
Sự xuất hiện của một điện trường trực giao, mức năng lượng của điện tử hai
chiều tách ra như một kết quả của Landau và spin lượng tử trong mức gián đoạn
Landau bị tách biệt bởi cyclotron và các năng lượng spin. Sự tán xạ mở rộng các mức
Landau và làm tăng magneto-transport 2D được mô tả bởi lý thuyết Ando-Uemura.
Hình 7a xuất hiện kết quả hiệu ứng Hall thu được trên mẫu Fe-FET ở 1.4K. Mẫu này
đã được đo 2 lần: sau khi phân cực cổng sắt từ bởi một thế âm và dương với sự chú ý
đến kênh điện tử 2D. Cho cả hai trường hợp phân cực trực tiếp, chúng ta đã mô tả
đường bao điển hình của số nguyên trong hiệu ứng Hall lượng tử, ví dụ những đoạn
bằng Hall được lượng tử hóa ở các giá trị nguyên của hệ số lấp đầy mức Landau, ν
(hình 7a). Tuy nhiên, độ dốc của tín hiệu Hall thay đổi chống lại định hướng của sự
phân cực chứng tỏ nồng độ electron 2D trong kênh dẫn đã được thay đổi. Hiệu ứng
này hoàn toàn có thể thấy được khi nó so sánh với vị trí từ trường của "đoạn bằng"
IQHE với cùng hệ số lấp đầy. Ví dụ, "đoạn bằng" ν = 3 xuất hiện ở khoảng 8 T đối
với phân cực cổng dương và dịch chuyển đến khoảng 6 T đối với phân cực cổng âm.
Hình 7: Điện trở Hall ρ
xy
(a) và điện trở suất theo chiều dọc ρ
xy
(b,c) của Fe-FET sau khi áp
vào một thế DC âm hoặc dương giữa cổng sắt điện và kênh dẫn 2D.

Sự dịch chuyển này chứng tỏ có sự thay đổi nồng độ hạt tải. Thêm nữa, "đoạn bằng"
IQHE của sự phân cực cổng âm trở nên hẹp đi có thể là một tín hiệu của độ linh động
hạt tải thấp hơn trong trường hợp của sự phân cực cổng dương. Nồng độ hạt tải được
xác định từ độ dốc của tính hiệu hiệu ứng Hall là n = 4.11 × 1011 cm−2 and n = 5.94
× 1011 cm−2 cho sự phân cực cổng âm và dương tương ứng.
Ảnh hưởng của phân cực các cổng vào nồng độ electron và độ linh động trong
kênh dẫn 2D được xác định bởi điện trở theo chiều dọc như đề cập ở hình 7b và 7c.
Cực tiểu và cực đại của dao động Shubnikov–de Haas (SdH) có thể cho thấy điện trở
song song, ρxx, là sự dịch chuyển rõ ràng cho hai trạng thái phân cực. Thêm vào đó,
dao động của phân cực cổng âm ít kiên quyết với một tín hiệu của độ linh động thấp
hơn. Phép phân tích của vị trí từ trường trong dao động SdH, trong hình 3, cho nồng
độ electron 4.11 × 1011 cm−2 and 6.07 × 1011 cm−2 tương ứng của sự phân cực âm
và dương. Những giá trị này có một trung bình rất tốt về độ lớn, bao hàm từ phép đo
hiệu ứng Hall.

Bởi vì tồn tại điện thế vốn có sẵn trong cổng sắt từ xác định giá trị tuyệt đối của
độ linh động điện tử trong Fe-FET của cấu trúc đang được nguyên cứu khá khó khăn.
Thế tĩnh điện làm tăng tín hiệu song song trong phép đo độ linh động là không thể,
chúng ta có thể so sánh sự thay đổi của độ linh động theo sự phân cực. Phân tích
cường độ dao động SdH trong cấu trúc Fe-FET cho thấy độ linh động điện tử giảm
2.5 lần theo sự phân cực âm của cổng với sự chú ý tới độ linh động của electron đã
được phân cực của thế dương.

II.4 Kết luận:
Kết quả quan sát được từ sự thay đổi nồng độ electron và độ linh động của nó
dựa trên sự phân cực của cổng sắt từ Cd0.96 Zn0.04 Te được lắng đọng trên đỉnh của
nền CdTe điều biến được pha tạp cấu trúc giếng lượng tử xác nhận sự tồn tại của
trường tĩnh điện sẵn có trong vật liệu sắt điện có thể điều khiển bởi một trường nội.
Trường tĩnh điện, phụ thuộc vào sự điều khiển chính nó, bởi vì sự suy yếu của sự tích
tụ của electron trong kênh 2D, ví dụ nó là một nguồn của hiệu ứng trường.