Cap. 11 - Strutture a buche quantiche. I notevoli risultati raggiunti nella messa a punto di tecnologie di crescita e di nuove metodologie, hanno permesso la realizzazione di strutture controllate su scala microscopica. La tecnica della epitassia da fasci molecolari (MBE, molecular beam epitaxy) o della deposizione chimica da fase vapore di metallorganici (MOCVD) ha fornito la possibilità di depositare un materiale controllandolo strato per strato. Si sono potute realizzare così, eterogiunzioni ed omogiunzioni con drogaggio calcolato, interfacce nette, purezza elevata. Depositando strati di dimensioni di pochi nanometri o di pochi angstroms, sono stati osservati tutta una serie di fenomeni connessi col fatto che la lunghezza d'onda di De Broglie degli elettroni nel materiale risulta essere confrontabile con le dimensioni della * 1/ 2 struttura, almeno in una certa direzione, ( λ = h ( 2 m E ) ); ciò dà luogo ad effetti quantistici (quantum size effects) non osservabili nelle normali strutture a semiconduttore. La prima struttura che ha permesso di osservare il confinamento quantistico dei portatori in una buca di potenziale, era costituita da una successione di strati di GaAs alternati a strati di AlGaAs (superreticolo). Si realizza così una periodica modulazione delle bande di valenza e di conduzione e una periodicità spaziale più piccola della lunghezza d'onda di de Broglie (25 nm nel GaAs). La periodicità artificialmente creata nel potenziale aggiunta a quella del potenziale cristallino dà luogo alla formazione di minibande per gli elettroni e le buche che portano a nuove proprietà elettriche ed ottiche. I portatori perdono un grado di libertà nella direzione di crescita e il sistema assume un comportamento bidimensionale. V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 1 La opportuna progettazione delle eterostrutture ha reso possibile il confinamento in due dimensioni, realizzando così strutture monodimensionali o fili quantici (quantum wire), e in tre dimensioni, realizzando così strutture zerodimensionali o punti quantici (quantum dot). Se uno strato di semiconduttore di data gap è depositato tra due strati di un semiconduttore di gap maggiore, per esempio il GaAs tra strati di GaAlAs, si parla di buca quantica (quantum well). L'idea di esaminare il comportamento di un superreticolo viene ad Esaki verso la fine degli anni 60 per poter osservare il tunneling risonante attraverso una doppia barriera o barriere multiple. Una successione di buche quantiche si chiama superreticolo (SL) o buche quantiche multiple (multi quantum wells, MQW) a seconda che i portatori possono o no attraversare facilmente per tunneling le barriere. In figura sono rappresentati due tipi di superreticoli a seconda che i portatori siano confinati spazialmente nello stesso strato (tipo I) o gli elettroni siano nel semiconduttore A e le buche in B (tipo II). V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 2 Se la variazione periodica del potenziale è realizzata alternando materiali diversi si parla di 'compositional superlattice'; se, invece, tale variazione è realizzata cambiando il tipo di impurezza drogante per cui si hanno strati alternati di materiale n e p, si parla di 'doping superlattice'. Epitassia da fasci molecolari. L'epitassia è il processo di crescita di strati di spessore compreso tra 10 −1 ÷ 10 5 nm su un substrato orientato. L'epitassia da fasci molecolari permette di controllare la deposizione strato per strato. In figura è illustrato il principio per la deposizione di semiconduttori III-V, GaAs, AlxGa1-xAs, GaxIn1xAs, AlxIn1-xAs. Il processo di crescita si basa sulla interazione di fasci atomici o molecolari ad energia termica con un substrato monocristallino tenuto ad una opportuna temperatura (per es., 500-600 °C). I fasci molecolari sono generati per evaporazione degli elementi Ga, Al, In, As in piccole celle di volume 10-100 cm3; celle separate contengono atomi di Be o Si per drogare il materiale. La condizione di ultravuoto(>10-11 torr) è necessaria per eliminare eventuali V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 3 contaminanti. Schermi mobili meccanici (shutter) consentono, in un tempo dell'ordine di 0.1 s, di interrompere il fascio. La caratteristica principale della tecnica MBE è la sua bassa velocità di deposizione (circa 0.3 nm/s); ciò permette di depositare un insieme di atomi altamente ordinato. Il sistema consiste di una camera di ultra alto vuoto dotata di celle di evaporazione isolate termicamente l'una dall'altra, un manipolatore per posizionare e riscaldare il substrato, una camera per preparare e scambiare substrati, sistemi di controllo della qualità e dei parametri della crescita. In ogni camera, il vuoto è fatto in modo indipendente; per misurare i flussi si usa uno spettrometro di massa e per controllare la qualità dello strato che si cresce si usa la tecnica RHEED (reflection high energy electron diffraction). La temperatura dei crogioli può essere di 1400 °C usando una elica di tantalio e la temperatura è misurata con una termocoppia al W/Re. Mentre l'evaporazione di elementi del gruppo III produce specie atomiche, quella di elementi del gruppo V produce molecole con quattro atomi (P4, As4, ecc.). Livelli energetici in una struttura a buca quantica. Se in un cristallo finito vi sono due barriere infinite di potenziale, distanti L nella direzione z, le onde di Bloch si riflettono e risultano spazialmente confinate così come accade in una corda fissa agli estremi. I modi normali di vibrazione V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 4 sono onde stazionarie la cui lunghezza d'onda assume valori discreti dati da λ n = 2 L / n , con n=1,2,.. Nel caso di una particella di massa m* confinata tra le due barriere di potenziale i vettori d'onda permessi delle onde di Bloch sono dati da: k zn = 2π / λ n = nπ / L (1) e l'energia dello stato fondamentale risulta aumentata rispetto a quella dello stato non confinato di: h 2 k 2z1 ⎛ h 2 ⎞ ⎛ π 2 ⎞ ∆E = =⎜ ⎟⎜ ⎟ 2 m * ⎝ 2 m * ⎠ ⎝ L2 ⎠ (2) ∆E è l'energia di confinamento ed è una conseguenza del principio di indeterminazione di Heisenberg. Se la particella è confinata in L, l'incertezza sull'impulso aumenta di una quantità dell'ordine di h / L e quindi l'energia cinetica aumenta di ∆E . Il confinamento oltre a dar luogo alla quantizzazione dei livelli eccitati, modifica anche la densità degli stati. L’ multi quantum well (MQW) L<< L’ In un superreticolo, L' è sufficientemente sottile da permettere ad un elettrone di attraversare le barriere per effetto tunnel cosicché l'elettrone vede, oltre al potenziale cristallino, il potenziale periodico degli strati alternati. Sia A la buca e B la barriera e sia E gB > E gA in una singola QW. Gli spigoli di banda non sono allineati per cui nasce una differenza tra i livelli corrispondentemente, tra i livelli Ec dei due materiali e, E v ; tale differenza è nota come "band offset" e questa determina il confinamento nella buca. V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 5 Consideriamo una singola QW e sia la gap di A minore di quella di B (esempi sono: GaAs/GaAlAs, GaInAsP/InP, GaInAs/AlInAs, GaSb/AlSb,..) E' noto che una particella classica, se non ha energia sufficiente per superare una barriera, sarà da questa riflessa. Decisamente diverso è il comportamento di una particella quantistica: essa ha una probabilità diversa da zero di penetrare la barriera anche se la sua energia è minore dell'altezza della barriera (effetto tunnel). V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 6 L'energia e la funzione d'onda dell'elettrone nella QW possono essere calcolate con l'approssimazione della massa effettiva. Poichè il potenziale di confinamento dipende solo da z, la funzione d’onda può essere scritta come prodotto di una funzione dipendente da z e un’altra dipendente da x e y: C ( A o B) (x, y, z) = φ ( A o B) (x, y )ψ (A o B) (z) L'equazione per φ ( A o B) (x, y ) è quella di una particella libera, per cui la soluzione è un'onda piana del tipo [ ] φ ( A o B) (x, y) ∝ exp ± i (k x x + k y y ) essendo kx e k y le componenti del vettore d'onda parallele alla buca. Le condizioni al contorno che la funzione d'onda dev'essere continua attraverso l'interfaccia della QW richiedono che le componenti k x e k y siano le stesse dentro e fuori la buca. Le equazioni per ψ ( A o B) (z) portano a soluzioni che, in generale, sono di due tipi a seconda che risulti: {E − [h {E − [h 2 oppure 2 } )}< V . / 2m *B ](k 2x + k 2y ) > V o ( / 2m *B ] k 2x + k 2y o Nel primo caso le soluzioni sono onde piane e lo spettro energetico è continuo essendo la particella non confinata nella buca (la particella ha energia cinetica sufficiente da superare la barriera e quindi non è confinata); nel secondo, le soluzioni sono della forma ψ B (z) = α 1 e τz + α 2 e −τz con τ reale positivo dato da: ⎡ ⎤ ⎛ h2 ⎞ 2 2 2 ⎢E − ⎜ ⎟ kx + ky − τ ⎥ = Vo * ⎢⎣ ⎥⎦ ⎝ 2mB ⎠ ( ) V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 7 ψ B (z) z → ± ∞ deve aversi: ⎧⎪ α 1 e τz per z < (− L / 2) ψ B (z) = ⎨ ⎪⎩ α 2 e − τz per z > (L / 2) La funzione d'onda φ B (x, y)ψ B (z) descrive un'onda viaggiante parallelamente Affinchè sia finita a alla buca e esponenzialmente decrescente nelle barriere dalle interfacce. Tali onde sono note come onde evanescenti. La componente z del vettore d'onda è ± iτ e quindi è immaginaria. Le soluzioni nella buca possono essere espresse come combinazioni lineari di funzioni d'onda simmetrizzate, rispetto al piano di simmetria per riflessione in z=0, tali come la funzione coseno (simmetrica) e seno (antisimmetrica): ψ A ( z) = β1 cos( k z z) o ψ A ( z) = β 2 sin( k z z) per (-L/2)<z<L/2 I coefficienti α 1 , α 2 , β1 , β 2 si ricavano imponendo le condizioni di continuità della funzione d'onda e della sua derivata alle due interfacce. Se il potenziale è infinito, i valori di k z sono dati dall'espressione classica per le k z = nπ / L e gli autovalori dell'energia sono dati da: ⎛ h 2 ⎞ ⎡⎛ nπ ⎞ 2 ⎤ 2 2 E n (k x , k y ) = ⎜ ⎟ ⎢⎜ ⎟ + k x + k y ⎥ n=1,2,... * ⎝ 2m A ⎠ ⎣⎝ L ⎠ ⎦ onde stazionarie: La spaziatura tra i livelli è quindi proporzionale a 1/L2. In definitiva, l'energia dell'elettrone sarà la somma dell'energia del fondo della banda di conduzione, Ec, dell'energia di confinamento En, e dell'energia cinetica nel piano xy dove si può muovere come una particella libera: E (k ) = E c + E n + h 2 k 2xy 2m *A V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 8 Se il potenziale è finito, le subbande non hanno una espressione analitica. * * Inoltre, se m A ≠ m B , la condizione sulle derivate è: 1 ∂ψ A 1 ∂ψ B = m *A ∂z m *B ∂z per z= ± L/2 Calcolando il numero di stati legati nella buca, si trova che esso decresce al diminuire di L, larghezza della buca. Il numero di stati legati di una QW di spessore L risulta essere: ⎡ 2 m * V L2 o n (L ) = 1 + Int ⎢ 2 2 ⎢⎣ π h ⎤ ⎥ ⎥⎦ Il problema della quantizzazione delle buche è più complesso: nel GaAs la degenerazione è 4 a k=0 e corrisponde a bande la cui funzione d'onda ha un momento angolare J=3/2. Il confinamento diminuisce la degenerazione dando luogo a due minibande, una associata alla buca pesante (heavy hole) con J z = ±3 / 2 e una associata alla buca leggera (light hole) con J z = ±1 / 2 , la denominazione essendo in relazione con la massa effettiva delle buche. Per energie positive, lo spettro degli stati permessi è continuo, ma un elettrone ad una interfaccia viene parzialmente riflesso e parzialmente trasmesso. Nel caso di superreticoli, l'effetto tunnel tra barriere è importante per cui si determina una sovrapposizione di funzioni d'onda che dà luogo alla formazione di minibande invece che di livelli discreti allo stesso modo per cui livelli discreti di atomi isolati determinano bande di energie quando tali atomi costituiscono un cristallo. Ma, mentre le normali bande hanno larghezza tra 1 e 10 eV, le minibande hanno larghezza dell'ordine dei 10 meV. Usando nell'equazione di Schroedinger per la funzione ψ un potenziale del tipo Kronig-Penney si ottiene la seguente relazione di dispersione che fornisce le bande permesse imponendo che −1 ≤ cos( kd ) ≤ 1 : cos (kd) = cos (k A L A )cos (k BL B ) − per E > V o, trova essendo d = LA + LB e 1⎛ ⎜ξ+ 2⎝ ξ = k A m *B / k B m *A ; per E < V o * 2 2 * k 2A 2 , si −κ sin( kA L A )sinh (κL B ) ; 2k A κ 2 2 * per E > V o , V o − E = h κ / 2m A per cos(kd) = cos(k A L A )cosh(κL B ) − 2 2 1⎞ ⎟ sin( kA L A )sin (k BL B ) ξ⎠ E = h k A / 2m A , E − Vo = h k B / 2m A E < V o . Tali equazioni risolte numericamente, danno luogo a delle minibande. V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 9 Densità degli stati. Essendo il moto lungo l'asse z quantizzato, l'elettrone ha due gradi di libertà nel piano xy. Mentre per un semiconduttore tridimensionale la densità degli stati è 1/2 proporzionale a E , in una MQW ideale essa è data da: ρ 2D m* = ∑ 2 Y (E − En ) n πh L w essendo Y una funzione gradino che incrementa di 1 in corrispondenza delle energie En = (hπ n )2 2 m * L2w . L'andamento della densità degli stati è quindi tipo scala. Nel caso dei superreticoli, ρ essendo Γn ρ 2D 2D SL è data da: m* =∑ 2 n πh L w ⎡π ⎛ E − En ⎢ + arctan⎜ ⎢⎣ 2 ⎝ Γn ⎞⎤ ⎟⎥ ⎠ ⎥⎦ un parametro di allargamento. Se, tramite una ulteriore barriera di potenziale, si limita la conduzione dei portatori in una ulteriore direzione, per esempio x, si ottiene una struttura unidimensionale (quantum wire) in cui i livelli energetici discreti hanno una energia: E n,k h2π 2 = 2m * ⎡⎛ n ⎞ 2 ⎛ k ⎞ 2 ⎤ ⎢⎜ ⎟ ⎥ = En + Ek ⎟ +⎜ ⎢⎣⎝ L w ⎠ L ⎝ x ⎠ ⎥⎦ essendo n e k, interi. Nel caso dei fili quantici, la densità degli stati è data da: ρ1D = ∑ [E − (E k + E n )] −1/ 2 k ,n m* hL x L w Nel caso di confinamento in tutte le direzioni (struttura zerodimensionale), l'energia è data da: E n,k ,l h2π 2 = 2m * 2 ⎡⎛ ⎞2 ⎛ k ⎞2 ⎛ l ⎞ ⎤ n ⎢⎜ ⎟ ⎥ = E n + Ek + E l ⎟ +⎜ ⎟ + ⎜⎜ ⎟ ⎢⎝ L w ⎠ ⎝ Lx ⎠ ⎝ L y ⎠ ⎥⎦ ⎣ con n, k, l, interi. V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 10 E' da notare che al diminuire delle dimensioni spaziali dell'eterostruttura i livelli energetici si spostano verso le energie più alte (blue shift). La densità degli stati, nel caso di punti quantici, è costituita da una serie di stati discreti forniti dalla relazione: ρ 0D = ∑ δ [E − (E k + E n + E l )] n,k ,l 1 L xLwL y V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 11 Proprietà ottiche. In figura è schematicamente mostrato il meccanismo di creazione di una coppia a causa dell'assorbimento di un fotone e la ricombinazione radiativa della stessa. Poichè gli stati di conduzione ad energia più bassa, sono localizzati nel pozzo, gli elettroni in eccesso tenderanno a rilassare negli stati ad energia più bassa. Poichè questo processo di rilassamento è più rapido del processo di ricombinazione radiativa, questa coinvolge elettroni e buche che occupano i livelli o le minibande più basse in energia e una misura di luminescenza permette di risalire alla distanza energetica tra la minibanda n=1 degli elettroni e quella n=1 delle buche pesanti a meno dell'energia di legame dell'eccitone, ovvero: ( h ω ) PL = E g + E 1e + E 1hh − E ex Per misurare l'energia delle minibande più alte si ricorre a misure di assorbimento o di spettroscopia di eccitazione. In figura sono riportati due spettri di assorbimento del superreticolo GaInAs/AlInAs a 4 K e 300 K. V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 12 Come si può vedere a bassa temperatura, l'andamento ricalca quello della densità degli stati di un sistema 2D e distinti picchi eccitonici compaiono. E' importante notare che i sistemi a ridotta dimensionalità mostrano nuove regole di selezione; per esempio, le transizioni ottiche interbanda sono tali che ∆ n = 0 , ovvero esse avvengono tra stati aventi lo stesso numero quantico di banda. Per le misure di assorbimento è necessario che il substrato sia trasparente nel range investigato, altrimenti è necessario asportarlo con attacco chimico, ma questa operazione non è esente da rischi. La tecnica della fotoluminescenza di eccitazione consiste nell'eccitare il campione con radiazione di energia variabile con continuità nell'intervallo d'interesse e misurando la luminescenza a quella energia. Si ottiene così uno spettro simile a quello di assorbimento potendo usare substrati non trasparenti. Un'altra caratteristica importante che si manifesta nei sistemi a dimensionalità ridotta riguarda l'aumento dell'energia di legame dell'eccitone. Nei cristalli 3D, l'energia di legame dell'eccitone è di circa 5 meV per cui esso può essere osservato solo a temperature molto basse. Essendo, nei sistemi a più bassa dimensionalità, l'energia di legame dell'eccitone inversamente proporzionale al quadrato della larghezza della barriera di potenziale, stati eccitonici sono osservabili anche a temperatura ambiente. L'aumento dell'energia di legame deriva dall'aumentata interazione tra elettrone e buca a causa del confinamento dell'eccitone in un pozzo quantico di larghezza confrontabile con il raggio di Bohr dell'eccitone. V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 13 Proprietà elettriche. Molto interessante è il caso in cui si voglia studiare il trasporto perpendicolare agli strati. Le r equazioni semiclassiche del moto degli elettroni in una banda di E ( k ) , come già visto in precedrenza, sonor: r r 1 ∂E( k ) dk v( k ) = = eF ; h dt rh ∂k Se il campo elettrico applicator, F , non r varia nelr tempo, k ( t) = k (0 ) − eFt / h r r E ( k ) che varia linearmente nel tempo e quindi varieranno nel tempo sia cioè, k r v( k ). Una volta che k ha raggiunto il valore k ZB , al bordo della zona di Brillouin, ci sarà la riflessione di Bragg, cioè l'elettrone prenderà il valore - k ZB . Il tempo energia necessario perchè k assuma i valori compresi nella zona di Brillouin è T= (2 π / d )(eF / h ) −1 essendo d la periodicità del reticolo. V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 14 Nello spazio reale il moto sarà oscillatorio (oscillazioni di Bloch), ma esso non sarà osservabile nei cristalli 3D in quando il periodo è più lungo del tempo di collisione; ma, nei superreticoli, la costante reticolare può essere anche 50 volte maggiore e l'esistenza delle oscillazioni di Bloch potrebbe essere evidenziata. L'incremento di velocità nel tempo dt è: eF ∂ 2 E dv z = 2 2 dt ; h ∂k z detto τ il tempo medio tra collisioni, la velocità di drift media sarà: ∞ ∞ eF ∂ 2 E dt v d = ∫ e dv z = ∫ e 2 2 ∂ k h 0 0 z Assumendo che la dipendenza di E da k sia E = E o + 2E 1 cos kd , si ha: ς2 πh vd = m SL d 1 + π 2 ς 2 − t/ τ −t / τ V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 15 dove ς = eFτd / π h e 1 / m SL = (1 / h 2 )( ∂ 2 E / ∂ k 2 ) ; la velocità ha un comportamento oscillatorio sebbene il campo elettrico sia statico. Poichè, a causa della riflessione, gli elettroni vanno in una regione di massa negativa, una conducibilità negativa è stata osservata, ma essa non è attribuibile alle oscillazioni di Bloch quanto, piuttosto, ad un fenomeno di tunneling risonante di elettroni tra quantum wells adiacenti. Nel caso di una doppia barriera, gli elettroni possono attraversare la barriera quando, con un opportuno potenziale esterno, il livello di Fermi del lato di sinistra coincide con l'energia del primo livello E 1e . La trasmissione risonante dà luogo ad un massimo nella caratteristica corrente-tensione alla tensione esterna di 2E 1 / e (su ciascuna barriera si ha la stessa caduta di tensione). Successivamente si ha il tratto con conducibilità differenziale negativa perchè aumentando la tensione applicata si va fuori risonanza. Trasporto quantistico. Consideriamo un gas elettronico bidimensionale in un intenso campo magnetico lungo z e un debole campo elettrico statico (regime di risposta lineare), F, nel piano perpendicolare a z. La densità di corrente può scriversi come: J x = σ xx F x + σ xy F y In materiali aventi J y = σ yx F x + σ yy F y struttura cubica σ xx = σ yy e σ xy = − σ yx ; tensore resistività possiamo scrivere: ρ xx = ρ yy σ = 2 xx 2 σ xx + σ xy , ρ yx = − ρ xy = d ⎛ ⎛ a b ⎞ ⎜ ad − bc 1 La matrice inversa di ⎜ ⎟ è⎜ ⎝ c d ⎠ ⎜⎜ − c ⎝ ad − bc σ xy σ xx2 + σ xy2 in termini di 1 b ⎞ ad − bc ⎟⎟ a ⎟⎟ ad − bc ⎠ − V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 16 Consideriamo un campione dotato di sei contatti come in figura. Nella configurazione adottata, J y =0, per cui: F x = ρ xx Jx e F y = ρ yx Jx ; assumiamo che la corrente che misuriamo sia uniforme nella direzione x. Le altre quantità che misuriamo sono le differenze di potenziale tra A e B, V L , e tra A e C, V H. Essendo il moto dei portatori in un piano, la densità di corrente potrà scriversi Jx = I / W (W è la larghezza del campione) e le tensioni, longitudinale V L = F x L e V H = F y W . Possiamo quindi scrivere: ρ = xx LI = R xx I , V H = ρ yx I = R yx I W e Hall, rispettivamente, VL dove R xx e R yx sono le resistenze espresse in ohm. Dalle precedenti relazioni si ottiene: R xx = σ xx L W σ xx2 + σ xy2 , R yx = σ xy σ xx2 + σ xy2 Come si può osservare, mentre la resistenza longitudinale dipende dalle dimensioni del campione, la resistenza Hall ne è indipendente e per questo essa diventa interessante da un punto di vista metrologico per la definizione dell'unità di misura della resistenza elettrica. In figura è riportato l'inverso della resistenza Hall normalizzata in funzione della densità degli stati normalizzata. Come si può vedere, invece di un andamento rettilineo (infatti la resistività Hall nei cristalli tridimensionali è ρ= Bz , N V ec essendo NV la densità volumetrica di elettroni), si trova un andamento a gradini e dove la resistenza Hall è piatta, la resistenza longitudinale è praticamente nulla, mentre è finita tra i gradini. Si può dimostrare che la resistenza di Hall, R yx = R H = V H / I , è data da: V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 17 RH = Bz h = 2 N s ec ne (*) essendo n il numero intero di livelli (di Landau) totalmente occupati dagli elettroni. Pertanto, la resistenza Hall risulta non dipendere dai parametri del cristallo, ma solo da costanti fondamentali. In corrispondenza della condizione (*), si verifica una seconda conseguenza, frutto del fatto che siamo nel limite quantistico (kT<< h ω c ), e cioè che, poichè non ci possono essere collisioni che fanno passare un elettrone da un livello all'altro, la resistività nella direzione del moto risulta essere nulla: ρ xx = 0 e quindi V L = 0 . Ma a ρ xx = 0 non corrisponde una conducibilità infinita nella direzione del moto delle cariche, ma anche questa è nulla perchè l'assenza di meccanismi di scattering implica assenza di dissipazione. Nel 1985, Klaus von Klitzing ricevette il premio Nobel per aver osservato l'effetto Hall quantistico utilizzando una struttura MOSFET (metal-oxidesemiconductor field effect transistor) del tipo in figura. La tensione V g applicata al metallo (Al, gate) incurva le bande del silicio p vicino la superficie dell'ossido (SiO2) in modo tale che la banda di conduzione vada sotto al livello di Fermi e si crei uno strato sottile popolato da elettroni (inversion layer). Il substrato, p-Si, l'ossido, SiO2, e l'elettrodo metallico di Al, costituiscono un condensatore la cui carica è proporzionale alla tensione di gate e quindi la densità areale di carica può variare con Vg. L'applicazione del campo magnetico lungo z e di una corrente costante lungo x permise l'osservazione dell'effetto Hall misurando una tensione longitudinale, Vxx, lungo x e una trasversa, Vxy, proporzionale al coefficiente Hall, lungo y. La V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 18 misura fu effettuata alla temperatura di 1.5 K, un campo di 18 T e una corrente costante lungo x di 1 µA . Ciò che si notava era che Vxx si annullava regolarmente per certi valori della Vg. Inoltre, in corrispondenza dei valori nulli di Vxx, Vxy risultava essere costante. La resistenza Hall misurata in corrispondenza di questi plateau risultava essere uguale a 25813 Ω diviso un numero intero n relativo al livello di Landau occupato. Il 'quanto di resistenza' è definito come h/e2 ed è oggi usato come standard in metrologia. V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 19 Una importante implicazione della scoperta dell'effetto Hall quantistico è che esso permette una misura più accurata della costante di struttura fine α = e 2 / hc (incertezza sperimentale di 10 −8 ). V.Augelli- Fisica degli Stati Condensati – Cap. 11 - Strutture a buche quantiche 20