Когерентные явления в полупроводниковых квантовых проволоках

• Автор: Шелых, Иван Андреевич
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 182 с. : ил

ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ
Глава 1. ПОЛУЧЕНИЕ И СВОЙСТВА НИЗКОРАЗМЕРНЫХ СИСТЕМ
1.1 Получение полупроводниковых наноструктур
1.2 Плотность состояний в системах различной размерности
1.3 Кондактанс идеальной квантовой проволоки
1.4 Отклонения от формулы Буттикера- Ландауэра
Выводы и постановка задачи
Глава 2. ПРОВОДИМОСТЬ ОДИНОЧНОЙ КВАНТОВОЙ ПРОВОЛОКИ В ОДНОЧАСТИЧНОМ ПРИБЛИЖЕНИИ
2.1 Проводимость гладкой квантовой проволоки при конечной температуре
2.2 Проводимость гладкой квантовой проволоки при конечных тянущих напряжениях
2.3 Квантовая проволока, содержащая потенциальные барьеры. Кулоновские осцилляции и квантовая интерференция
2.3.1 Зависимость фермиевского волнового вектора от придольного и поперечного электрического полей
2.3.2 Туннелирование через единичный потенциальный барьер и систему из нескольких барьеров
2.3.3 Кулоновские осцилляции
2.3.4 Квантовая интерференция при упругом рассеянии на системе потенциальных барьеров
2.3.5 Разграничение квантовой интерференции и кулоновских осцилляций .56 Выводы
Глава 3. МЕТОД МАТРИЦЫ ПЕРЕНОСА
3.1 Метод матрицы переноса. Общая теория
3.1.1. Вычисление матрицы переноса через потенциальный барьер произвольной формы
3.1.2 Дифференциальное уравнение для матрицы переноса
3.1.3 Матрица переноса через систему регулярно расположенных барьеров.
3.1.4 Квазиуровни системы из регулярно расположенных барьеров

3.1.5 Применение матрицы переноса для расчета энергетического спектра регулярной бесконечной последовательности барьеров
3.1.6 Рекуррентные соотношения для амплитуд прохождения и отражения..
3.1.7 Применение метода матрицы переноса для определения уровней энергии дискретного спектра
3.2 Дельта-потенциальная модель
3.2.1 Расчет энергетической зависимости коэффициента прохождения через систему дельтаобразных барьеров в пренебрежении продольным электрическим полем
3.2.2 Роль квантовой интерференции
3.2.3 Квазиуровни в системе дельта- барьеров
3.2.4 Осцилляции проводимости при конечной температуре
3.2.5 Учет межбарьерного падения потенциала в дельта- потенциальной
модели
3.3 Метод матрицы переноса для проволоки с меняющейся поперечной
шириной
3.3.1 Переходы носителей между различными подзонами размерного квантования
3.3.2 Фано- резонансы проводимости в проволоках с притягивающей примесью
3.3.3 Расчет задачи рассеяния в проволоке с изменяющимся поперечным сечением
Выводы
Глава 4. СПИНОВАЯ ПОЛЯРИЗАЦИЯ НОСИТЕЛЕЙ В КВАНТОВЫХ ПРОВОЛОКАХ
4.1 Одиночная квантовая проволока в однородном магнитном поле
4.1.1 Гамильтониан заряда в квантовой проволоке, помещенной во внешнее магнитное поле
4.1.2 Гладкая квантовая проволока в продольном магнитном поле
4.1.3 Гладкая квантовая проволока в поперечном магнитном поле
4.1.4 Модулированная квантовая проволока в поперечном магнитном поле
4.2 Спин- орбитальное расщепление в квантовых проволоках
4.3 Поляризация за счет обменного взаимодействия и образование «0.
структуры»

4.3.1 Феноменологическая теория образования спонтанно- поляризованного
состояния в квантовой проволоке
4.3.2 Температурная зависимость параметров расщепления первой ступеньки квантовой лестницы проводимости
4.3.3 Синглетное и триплетное состояния двухэлектронной системы в квантовой проволоке
4.3.4 Квазиодномерный электронный газ в приближена Хартри- Фока.
Спонтанная спиновая поляризация за счет обменного взаимодействия
4.3.5 Сравнительный анализ поляризации за счет обменного взаимодействия в системах различной размерности
Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

г еУ > ( я-*/ Л
+ е кт ект « 1п + ект(1 + е¥1кт) е кт
м,-Щ И:.Е/
[ 1+е J [ 1 + е «' J 1 + е кт

(2.12)
Проводимость, таким образом, равна

к Іс* 1 + е кт
(2.13)
Квантовая лестница проводимости, наблюдаемая при 7 =0 «размывается» с повышением температуры и и исчезает, когда кТ становится по порядку величины равным расстоянию между уровнями размерного квантования.
Рассмотрим несколько предельных случаев
II-Е,
А). Заполненные подзоны с низко расположенным дном -------------»1. В этом случае

можно в формуле пренебречь экспонентой в знаменателе и проводимость, таким образом, не отличается от своего значения при нулевой температуре

(2.14)

0 Такая ситуация имеет место вблизи областей скачкообразного изменения
проводимости. Раскладывая экспоненты в ряд, имеем
ц - Е

(2.15)
Отсюда видно, что когда химический потенциал совпадает с дном подзоны, ее вклад в проводимость вдвое меньше, чем от заполненной подзоны при Т - 0.