Неравновесные эффекты в туннельных структурах с сильным межчастичным взаимодействием

• Автор: Маслова, Наталья Сергеевна
• Шифр специальности: 01.04.09
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 143 с. : ил

Содержание
Содержание
Введение
1 Основы самосогласованного описания неравновесной кинетики в туннельных структурах
1.1 Определение туннельных характеристик с помощью диаграммной техники для неравновесных процессов
1.2 Туннелирование между металлическими электродами с учетом релаксации ■
1.3 Локализованные состояния в туннельных структурах
1.4 Нестационарные характеристики туннельного тока для некоторых механизмов релаксации
2 Особенности туннельных процессов в структурах пониженной размерности
2.1 Описание основной модели
2.2 Связанные состояния отщепленные от границ исходного спектра за счет туннельного взаимодействия (...;
2.3 Появление индуцированной туннельной проводимости
2.4 Возможные обобщения исследуемой модели
3 Неравновесные зарядовые эффекты при туннельной спектроскопии поверхности полупроводников
3.1 Аномалии туннельных СТС характеристик при низких температурах .
3.2 Теоретическое обоснование возникновения неравновесных зарядов
3.3 Численное исследование возможных особенностей тунельной проводимости за счет зарядовых эффектов
4 Туннелирование через взаимодействующие примесные состояния в модели Андерсона
4.1 Взаимодействующие примесные атомы: результаты
СТМ/СТС экспериментов
4.2 Основная модель неравновесного туннелирования через взаимодействующие примеси
4.3 Исследование возможных состояний примесных атомов и анализ особенностей туннельных характеристик
4.4 Обобщения модели
5 Туннельная спектроскопия сверхпроводящих структур нанометро-вых размеров
5.1 Предварительные замечания
5.2 Основная модель для описания 5 — / — N контакта и общее выражение
для туннельной проводимости

5.3 Структура туннельной проводимости в щели сверхпроводника при различных реализациях эксперимента
6 Плотность состояний сильно корелированных электронных систем: диаграммная техника с использованием вспомогательных псевдоча-

6.1 Введение
6.2 Диаграммная техника при [/ -> оо
6.3 Замкнутая форма производящего функционала и приближение среднего поля
6.4 Система из двух узлов
6.5 Самосогласованный подход
6.6 Заключительные замечания
7 Заключение
Литература 13(5"

Введение
Туннельные явление в твердотельных структурах являются объектом интенсивных экспериментальных и теоретических исследований на протяжении многих десятилетий [1]. В последнее время, в связи с уменьшением размеров туннельных структур и базовых элементов твердотельной электроники, особо остро встает фундаментальная проблема влияния электронных корреляций и межчастичных взаимодействий на туннельные процессы [2], Здесь необходимо отметить, что исследования спектра и плотности состояний системы с сильным межчастичным взаимодействием и многочастичными корреляциями является самостоятельной проблемой, изучению которой посвящено большое количество теоретических и экспериментальных работ [3-13].
Основная сложность при анализе сильно коррелированных систем связана с неприменимостью теории возмущений поскольку взаимодействие является самым большим параметром. Именно эта ситуация возникает при исследовании глубоких примесных состояний, взаимодействующих с состояниями непрерывного спектра исходного материала (модель Андерсона с учетом кулоновского отталкивания, локализованных на примеси электронов), или же при анализе рассеяния зонных электронов на магнитных примесях (проблема Кондо) [3,6].
С уменьшением размеров и понижением размерности системы влияние электронных корреляций и межчастичных взаимодействий на свойства спектра и плотности состояний становится определяющим. Это подтверждается современными экспериментами по сканирующей туннельной микроскопии и спектроскопии (СТМ/СТС) различных твердотельных структур [8,11,14,15]. СТМ/СТС являются в настоящее время наиболее совершенным методом для исследования свойств различных материалов, изучения свойств единичных локализованных состояний и их взаимодействия на поверхности. Эти методы дают принципиальную возможность идентифицировать изолированную атомную примесь по особенностям в спектре туннельной проводимости и СТМ изображению [16-22]. Вместе с тем, особенности туннелирования в СТМ. контактах, масштабы которых сопоставимы с межатомными, приводят к существенно неравновесным процессам, что вызывает появление эффектов, связанных с искажением равновесного распределения туннелирующих частиц [23]. Кроме того, даже в равновесном случае, влияние локализованных состояний на формирование туннельных характеристик в ряде случаев является определяющим, поскольку размеры туннельного контакта сравнимы, с радиусом локализации отдельного состояния и с периодом атомной решетки [24,25]. В результате, из-за наличия в области контакта локализованных состояний и из-за их взаимодействия с состояниями непрерывного спектра в берегах контакта, происходит сильное искажение невозмущенной плотности состояний исследуемой системы.
В связи с этим стандартный подход к описанию туннельных процессов, развитый в работах [26-30], становится неприменимым. Об этом свидетельствует большое количество СТМ/СТС экспериментальных результатов по исследованию различных твердотельных структур [31-48]. Одним из наиболее ярких экспериментов по СТМ/СТС исследованию локальной плотности состояний вблизи атомных дефектов и примесных атомов является наблюдение зарядовых эффектов при низкотемпературной сканирующей туннельной микроскопии поверхности полупроводников [49-62]. Авторы многих работ [55-64] наблюдали увеличение ширины измеряемой запрещен-

Для самосогласованного описания туннелирования в такой системе воспользуемся диаграммной техникой для неравновесных процессов [93]. В качестве возмущения будем рассматривать
УГ = нт + Нш. (2.3)
Напомним, что в этой технике функции Грина являются матрицами по временным индексам. Уравнения для Ск дадут перенормированный спектр и плотность состояний системы, а уравнения для &~+ - систему кинетических уравнений, из которых можно определить туннельный ток. Взаимодействие IV не перемешивает спиновые индексы, поэтому их можно опустить. После стандартного преобразования Фурье по быстрым переменным соответствующие уравнения имеют следующий вид:
/нЯ гчОН | /^ОЯтрчЯ , /^0Я/'^ЯЯгЯ
^кк' — {^кк' + икк1и4к'^икк{Ь Ь )кк'
г*Я /чОЯгр Л рчЯ , рчОЯой ЯгЯ
^йк' 7с14 / у ^~*кк' ' ^йЯ^ёк'

пД /~10ЯгррчЯ , /оОЯ/-»Я/оЯ
« + + Ж (2-4)

Для £) получим систему кинетических уравнений:

' ^ = ТЕ № - + (С(МЕ(М)<

^Скк' + (е* ~ £'к)(*кк' = Т(@Мс' ~ См) + (^)кк' + (СЕ)ыс-
4
4ОД + (£„-£* )с?7 = Т(^С'7-С7) + (6Е)7 + (ЕС)7 (2.5)

В этих уравнениях Е - собственно-энергетическая часть, обусловленная взаимодействием с термостатом, Д2 также как и С, является матрицей по временным индексам (Е может включать и другие межчастичные взаимодействия)
^ху ~ ( Е+~ Е++ ) (2-6)
Я& = Е^ - р'М*' - ЮОДИ

^=Е1т'1Ч“г и.'«/* = -.+

Ци = *ПЧ'М = Я,И,