Rastertunnelmikroskopie

Ladung und elektrische Felder auf atomarer Skala

  • Abb. 1: Modellsystem für Ladungsdynamik in einem Halbleiter auf atomarer Skala. Die Spitze eines Rastertunnelmikroskops induziert ein Potential in die Oberfläche, das unter Dunkelbedingungen von ionisierten Donatoren erzeugt wird. Laserbestrahlung generiert freie Ladung in Form von Elektron-Loch-Paaren, welche die Ladungskonfiguration im System beeinflussen (orientiert an [1]).Abb. 1: Modellsystem für Ladungsdynamik in einem Halbleiter auf atomarer Skala. Die Spitze eines Rastertunnelmikroskops induziert ein Potential in die Oberfläche, das unter Dunkelbedingungen von ionisierten Donatoren erzeugt wird. Laserbestrahlung generiert freie Ladung in Form von Elektron-Loch-Paaren, welche die Ladungskonfiguration im System beeinflussen (orientiert an [1]).
  • Abb. 1: Modellsystem für Ladungsdynamik in einem Halbleiter auf atomarer Skala. Die Spitze eines Rastertunnelmikroskops induziert ein Potential in die Oberfläche, das unter Dunkelbedingungen von ionisierten Donatoren erzeugt wird. Laserbestrahlung generiert freie Ladung in Form von Elektron-Loch-Paaren, welche die Ladungskonfiguration im System beeinflussen (orientiert an [1]).
  • Abb. 2: (a) Konstantstromtopographie der optisch-angeregten GaAs(110) Oberfläche für 0.3 V und 0.7 V Probenspannung. (b) Bandschema für beide Probenspannungen. Für kleine Spannungen dominiert der Tunnelprozess in die angeregten Löcher. Dies ist in der Topographie bei 0.3 V als die charakteristische atomare Korrugation für Valenzband-Tunneln sichtbar (orientiert an [1]).
  • Abb. 3: (a) Vergleich von I(z) Spektren mit (rot) und ohne (schwarz) optische Anregung. Im Falle optischer Anregung erscheint ab einem gewissen Strom ein plateauartiger Verlauf (Regime II). Dieser verschiebt sich zu höheren Strömen bei stärkerer optischer Anregung (b). In Regime I und II ist der erwartete exponentielle Verlauf sichtbar. (c-e) Bandschemata für verschiedene Tunnelraten und damit einhergehend verschiedene Ladungskonfigurationen an der Oberfläche. (f) Rauschcharakteristik mit und ohne optische Anregung. Auch hier ist eine Unterteilung in drei Regime möglich. (g) Vergleich des Rauschlevels, stromabhängig, mit (rot) und ohne (schwarz) optische Anregung. In Regime II und III gibt es maßgebliche Unterschiede im Rauschverhalten (orientiert an  [1]).
Das Verständnis von Ladungs- und Felddynamiken innerhalb von Halbleitermaterialien ist von essentieller Bedeutung bei der Entwicklung neuer elektronischer Bauteile. Im Zuge des heutigen Miniaturisierungsprozesses findet in vielen Anwendungen die entscheidende Physik auf nahezu atomarer Skala statt. 
 
Dabei ist das Zusammenspiel aus örtlich festen Dotieratomen mit freien Ladungsträgern, wie zum Beispiel Elektron-Loch-Paaren, von großer Bedeutung. Die vielversprechende Kombination aus optischer Anregung und Rastertunnelmikroskopie ermöglicht es, solche Systeme auf atomarer Skala zu charakterisieren.
In vielen Halbleiteranwendungen, wie z.B. in feldgetriebenen Transistoren oder auch in der Solartechnik, ist es wichtig, lokale Felder zu verstehen und zu kontrollieren. Ohne äußere Anregung ist die Abschirmung dieser Felder durch lokal fixierte, geladene Dotieratome bestimmt. Je nach Dotierkonzentration kann die Abschirmlänge dieser Felder zwischen Nanometern und Mikrometern variieren. Wird nun zusätzlich Ladung in das System injiziert, ändert sich die Ladungskonfiguration maßgeblich.
 
Modellsystem
Wir haben ein Modellsystem untersucht [1], welches uns erlaubt, das Wechselspiel zwischen Dotieratomen und freien Ladungsträgern auf atomarer Skala zu charakterisieren. Ausgangspunkt ist das induzierte Potential einer scharfen, metallischen Spitze, die weniger als ein Nanometer an eine Gallium-Arsenid (GaAs) Oberfläche angenähert wird (Abb. 1). Als Folge ionisieren innerhalb eines kleinen Volumens oberflächennahe Dotieratome, indem sie ihr bei tiefen Temperaturen gebundenes Elektron emittieren. Die eigentliche Größe dieses Volumens ist stark an die Dotierkonzentration des Halbleiters und an die Geometrie der Spitze gekoppelt.
 
Um nun das Wechselspiel mit freier Ladung zu untersuchen, wird zusätzlich zur Rastertunnelmikroskopie eine Laserquelle zur lokalen Generation von Elektron-Loch-Paaren verwendet. Die Anwesenheit dieser Ladungen bringt das System aus dem Gleichgewicht. Die positiv geladenen Löcher driften zur Oberfläche und akkumulieren dort in einem kleinen Bereich unter der Spitze.

Das spitzeninduzierte Feld wird von den Löchern auf kleiner Längenskala abgeschirmt. Die vorher geladenen, oberflächennahen Dotieratome fangen ein Elektron ein und sind damit neutral. Die resultierende Änderung in dem Oberflächenpotential wird i. A. als Oberflächenfotospannung bezeichnet [2].

 
Lochkonzentration
Das Gleichgewicht aus freien Ladungsträgern und geladenen Donatoren ist sehr sensitiv auf die Anzahl der Löcher, die sich unterhalb der Spitze akkumuliert haben. In bisherigen Experimenten ließ sich die Konzentration von freier Ladung nur mit der Variation der optischen Anregung durch den Laser verändern [3]. In unserem Experiment ist es möglich, die Lochkonzentration an der Oberfläche unabhängig von der Anregungsdichte zusätzlich durch den Tunnelstrom einzustellen. Konstantstromtopographien unter Laseranregung und verschiedenen Probenspannungen der GaAs Oberfläche (Abb. 2 a, b) zeigt, dass die optisch generierten Ladungsträger aktiv am Tunnelprozess teilnehmen. Dies geht aus der beobachteten atomaren Korrugation hervor, die beschreibt, ob Tunneln in das Leitungsband (LB) oder aus dem Valenzband (VB) vorliegt. Für 0.7 V ist die Korrugation für das übliche Tunneln in das LB des Halbleiters sichtbar (Fig. 2 b, d). Wird nun die Spannung auf 0.3 V erniedrigt, ändert sich das atomare Muster. Für diese Konfiguration sind die Oberflächenzustände, die energetisch im VB positioniert sind, verantwortlich (Fig. 2 a, c). Ohne optische Anregung gibt es keine unbesetzten und damit adressierbaren Zustände im VB. Bei optischer Anregung ermöglicht die Anwesenheit der Löcher an der Oberfläche das Tunneln in diese und resultiert in der Sichtbarkeit der entsprechenden atomaren Korrugation bei positiven Probenspannungen.
 
Tunnelstrom
Wir nutzen diesen zusätzlichen Transportkanal in die optisch generierten Löcher, um die Konzentration der freien Ladungsträger zu verändern und damit das Abschirmverhalten des Halbleiters bewusst in unterschiedliche Konfigurationen zu lenken. Eine Möglichkeit den Tunnelstrom kontinuierlich einzustellen, ist die sogenannte I(z) Spektroskopie. Hierbei wird für einen festen Probe-Spitze Abstand (bedeutet: feste Probenspannung und fester Setzstrom) der Regelkreis des Tunnelmikroskops unterbrochen und dann bei kontrolliertem Vorfahren der Spitze der resultierende Tunnelstrom aufgezeichnet.
 
Ohne optische Anregung ist die Abhängigkeit zwischen Spitzenhöhe über der Oberfläche z zum Tunnelstrom I i. A. exponentiell (schwarz gestrichelte Linie Abb. 3 a). Dies ändert sich unter Laseranregung. Hier bildet die zugehörige Kurve (rote Linie Abb. 3 a) ab einem gewissen Tunnelstrom I(z1) eine plateauartige Region (Regime II). Wird die Laserleistung erhöht, verschiebt sich dieser Bereich zu größeren Strömen (Abb. 3 b).
 
Dieses Verhalten im Strom lässt sich mit dem Tunnelprozess in die akkumulierten Löcher unterhalb der Spitze erklären. Die Anzahl der Löcher an der Oberfläche ist unmittelbar mit der Laserleistung, aber auch mit dem spitzeninduzierten Potential, verknüpft. Übersteigt der Tunnelstrom I(z1) die Generationsrate der Ladungsträger, so kann die Konzentration der Löcher kontrolliert eingestellt werden. Als Folge ändert sich das induzierte Potential und damit die Tunnelcharakteristik beim Vorfahren der Spitze was letztendlich zu dem Plateaubereich in der I(z) Kurve führt.
 
Wir können die I(z) Kurven mit optischer Anregung in drei unterschiedliche Regime unterteilen (Abb. 3 c-e). In Regime I ist die Tunnelrate in die Löcher klein, so dass die Konzentration der freien Ladungsträger unverändert bleibt. Als Folge wird das induzierte Potential im Halbleiter auf sehr kurzer Längenskala abgeschirmt. Bei Erhöhung des Tunnelstromes wird Regime II bei I(z1) erreicht. Hier ist die Tunnelrate größer als die Lochgeneration und die Konzentration an freien Ladungsträgern nimmt ab. Im Gegenzug müssen oberflächennahe, neutrale Donatoren ionisieren. Die Abklinglänge des Feldes nimmt zu, was zu einer Erniedrigung des Gesamttunnelstromes führt. Wird nun die Tunnelrate durch Vorfahren der Spitze noch weiter erhöht, so werden alle oberflächennahen Löcher unmittelbar von Elektronen besetzt (Regime III). Das spitzen-induzierte Potential wird allein von ionisierten Dotieratomen abgeschirmt und die Ladungskonfiguration ist identisch zu den Bedingungen ohne Laseranregung.
 
Dynamik
Um die Dynamik des Systems in den drei verschiedenen Regimen zu diskutieren, analysieren wir die strom- und laseranregungsabhängige Rauschcharakteristik des Tunnelstromes (Abb. 3 f). Im Vergleich zu den Rauschwerten unter Dunkelbedingungen zeigen die Werte mit optischer Anregung eine Unterteilung in die drei bereits besprochenen Regime. Während im ersten Regime das Rauschen in beiden Kurven identisch ist, ändert sich im zweiten Regime die Charakteristik deutlich. Hier beobachtet man bei optischer Anregung eine Erhöhung des Rauschlevels. Deutlicher wird dies, wenn man das Rauschlevel explizit gegen den Tunnelstrom aufträgt (Abb. 3 g). Man erkennt eine Überhöhung des Rauschens in Regime zwei im Vergleich zu den Rauschwerten ohne optische Anregung. Wir interpretieren diese Erhöhung als vermehrte Instabilitäten des Systems auf Grund von gleichzeitiger Anwesenheit von freien und örtlich festen Ladungsträgern in der Raumladungszone. Beim Übergang in das dritte Regime sättigt das Rauschen im Vergleich zum Rauschen unter Dunkelbedingungen. Nichtsdestotrotz erwartet man in diesem Regime identische Ladungskonfigurationen. Wir erklären die Unterdrückung des Rauschlevels für den optisch angeregten Fall durch die Anwesenheit von Elektron-Loch-Paaren auch jenseits der Oberfläche. Diese sind dann in der Lage Ladungsfluktuationen von Donatoren [4] zu unterdrücken und damit das System insgesamt zu stabilisieren.
 
Fazit
Zusammenfassend haben wir ein Modellsystem gefunden, dass es erlaubt, die Ladungsdynamik und das Abschirmverhalten von Feldern auf atomarer Skala zu charakterisieren und zu verstehen. Diese Ergebnisse stehen exemplarisch für Entwicklungen im Sonderforschungsbereich (SFB) 1073, der sich speziell mit der Kontrolle von Energieumwandlungen auf atomarer Skala befasst. In Zukunft soll die Lichtanregung auf Oberflächen gezielt dazu eingesetzt werden, chemische Prozesse einzelner Moleküle auszulösen und mit dem Rastertunnelmikroskop zu charakterisieren. 
 
Dieses Projekt wird von der DFG im Rahmen des SFB 1073 TP C4 gefördert. .

Literatur
[1] P. Kloth, K. Kaiser, and M. Wenderoth: 
Controlling the screening process of a nanoscaled space charge region by minority carriers, Nature Communications 7, 10108 (2016), DOI: 10.1038/ncomms10108.

[2] W. Brattain and C. Garrett, Bell Syst. Tech. J. (1956).
[3] D. Cahill and R. Hamers, Journal of Vacuum Science and Technology 564, (1991).
[4] K. Teichmann, M. Wenderoth, S. Loth, J. K. Garleff, A. P. Wijnheijmer, P. M. Koenraad, and R. G. Ulbrich: Bistable Charge Configuration of Donor Systems near the GaAs(110) Surfaces, Nano Letters 11, 3538 (2011), DOI: 10.1021/nl201024b.

Kontakt
Dr. Martin Wenderoth
Physikalisches Institut 
Universität Göttingen
wenderoth@ph4.physik.uni-goettingen.de
 
Chemgapedia-Lerneinheit STM: http://www.chemgapedia.de/
Webcast zur STM: https://www.youtube.com/watch?v=X8QJYS2Ngu0

 

Autor(en)

Jetzt registrieren!

Die neusten Informationen direkt per Newsletter.

To prevent automated spam submissions leave this field empty.