Электрические и оптические свойства низкоразмерных полупроводниковых сверхструктур в условиях воздействия сильных внешних полей

• Автор: Кухарь, Егор Иванович
• Шифр специальности: 01.04.04
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2007
• Место защиты: Волгоград
• Количество страниц: 148 с. : ил.

ГЛАВА 1. Влияние внешних электрических и магнитных полей на оптические и электрические свойства полупроводниковых сверхрешеток
(литературный обзор)
§1.1. Квазиклассическое описание эффектов, вызванных воздействием на электронный транспорт в сверхрешетке электрических полей и
электромагнитных волн
§ 1.2. Влияние квантующих электрических и магнитных полей на электронный
транспорт в сверхрешетке
ГЛАВА 2. Поперечная проводимость полупроводниковой сверхрешетки во
внешнем магнитном поле
§2.1. Вывод формулы для поперечной магнитопроводимости в условиях
штарковского квантования
§2.2. Поперечная магнитопроводимость полупроводниковой сверхрешетки в
условиях штарковского квантования
§2.3. Магнитопроводимость полупроводниковой сверхрешетки в поперечном
по отношению к оси сверхрешетки магнитном поле
ГЛАВА 3. Влияние внешнего постоянного электрического поля на
радиоэлектрический эффект в полупроводниковой сверхрешетке
§3.1. Влияние постоянного электрического поля и поля электромагнитной
волны на скорость электронов в сверхрешетке
§3.2. Радиоэлектрический эффект в бесстолкновительном режиме
§3.3. Учет столкновений электронов с нерегулярностями решетки
§3.4. Разогрев электронов, вызванный совместным действием
электромагнитной волны и внешнего электрического поля
§3.5. Плотность тока в линейном приближении по интенсивности электромагнитной волны

ГЛАВА 4. Взаимное выпрямление электромагнитных волн, распространяющихся в полупроводниковой сверхрешетке
§4.1. Продольный ток проводимости, вызванный совместным действием
кноидальной и синусоидальной волн в сверхрешетке
§4.2. Взаимное выпрямление кноидальной и синусоидальной волн в
сверхрешетке
§4.3. Взаимное выпрямление электромагнитных волн в бесстолкновительном
режиме
Заключение
Список литературы
Приложение

Актуальность темы
Последние достижения в оптоэлектронике [1] стимулируют исследования оптических и электрических свойств низкоразмерных полупроводниковых структур и полупроводниковых сверхрешеток (СР) - искусственных периодических структур с вертикальным переносом. Такие электронные системы получают на основе гетероструктур, которые с успехом используются в микроэлектронике. Внимание инженеров и исследователей к квантоворазмерным структурам вызвано интенсивным развитием технологии изготовления таких полупроводниковых структур - молекулярно-лучевой эпитаксии, газофазной эпитаксии, нанолитографии, открытием явления самооргаизации наноструктур. Это дает возможность создания низкоразмерных структур любого профиля с точностью до одного атомного слоя. Современная технология позволяет создавать полупроводниковые СР квантовых ям, нитей и точек различной размерности.
Кристаллы со СР имеют ряд преимуществ по сравнению с естественными однородными кристаллами. В отличие от объемного полупроводника, параметры полупроводника со СР могут быть заданы в процессе изготовления таких структур, что позволяет изготавливать кристаллы с наперед известными зонными характеристиками. Это определяет преимущества электронных приборов, изготовленных на основе таких структур.
Во-первых, размеры элементов таких приборов, достигают нескольких долей микрона, что способствует объединению большего числа элементов на одной интегральной схеме. Этот факт является причиной того, что описание динамики носителей тока в низкоразмерных структурах опирается на аппарат квантовой механики.
Во-вторых, внимание к наноструктурам вызвано возможностью устранения недостатков, свойственных приборам на основе объемных полупроводников.

где обозначено А/ = /{ей)~ /(єп,). Аналогично для п' = п-1:
(л уку |£>(о)| п - Ыу) и £ [п уку у п'уЦ )(л' у'к'у |к| л -1 уку} х
А/ +
,_р еЕХк'у~куУи ~ ь0
х [£(йщс (л - л')+ Тга)$( (у - и'))+ £(йщс (л -1 - л')+ ЬсоА (у - и'))]. (2.24)
Подставляя (2.23) и (2.24) в выражение для плотности тока (2.7), получим:
Л=~|к/Е еЕх(к;-ку)аіпукуугіуГу)(п'у'к'уУх
пиіу я>і; V оь ь - ь0 )
х (л/2(п + і)| п+уку )[<7(йй>с (л - л')+Й<у5( (и - у'))+8(їісос (л +1 - л')+ксог1 {у - и'))]+
+ л/2л | л -1^ )[8(Нсос (л - л')+Йй>51 (у - у'))+8(Тшс (л -1 - л')+Йй>5, (к - и'))]). (2.25)
Разложим потенциал рассеяния в ряд Фурье К(г) = ]Г Уц ехр(щ • г), где Уц

четная функция волнового вектора фонона. Аналогично тому, как показано в [166] выражение (2.25) можно привести к виду:
ТК VI V“1 V—>
А/+

£ = £,
еЕХК~ку)ан
*я,ан
(л уку у^г | л' у'к'у)г 8(П(0С (л - л')+{у - и')) (2.26)

7ЇЄСІ
ЕЕ ЕД/4 кч2 К« Уку |е'чг |)|2 ^(й (л - л')+7г (и - и'))
Я пукуп'ук
-*.=^11 I |г_£ (*;-*АлгКИ",л;}
'* ч ткуп'ук'у ОС о
х б(Нсос (л - л')+Йй>5( (и - и')). (2.27)
Сумма по я в первом слагаемом (2.27) дает ноль. Как будет показано, правило отбора для волнового числа ку имеет вид: к'у-ку--qy. Так как Л = аххЕх’то Для проводимости получаем следующее выражение: