Аномальный транспорт и спиновая динамика в двумерных полупроводниковых системах

• Автор: Качоровский, Валентин Юрьевич
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2006
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 253 с. : ил.

1 Влияние классических и квантовых эффектов памяти на транспортные свойства двумерных систем
1.1 Аномальное отрицательное магнитоспротивление, вызванное немарковскими процессами
1.2 Интерференционная поправка к проводимости, обусловленная когерентным рассеянием на произвольный угол
1.3 Выводы

2 Квазиклассическое описание спиновой динамики в двумерных системах

2.1 Релаксация спина по механизму Дьяконова-Переля в двумерных полупроводниковых системах

2.2 Замедление спиновой динамики, обусловленное немарковскими процессами

2.3 Выводы

3 Квантовые спин-зависимые эффекты в двумерных системах

3.1 Влияние квантовой интерференции на спиновую релаксацию

3.2 Квантовая аномалия в эффекте Хапле

3.3 Слабая локализация и статистика уровней в системе с сильным
спин-орбитальным взаимодействием

3.4 Выводы.

4 Электрон-фононное взаимодействие и туннельные эффекты в
квантующих магнитных полях
4.1 Подвижность электрона в квантующих полях, обусловленная электрон-фононным взаимодействием
4.2 Полярон в ультраквантовом пределе
4.3 Туннелирование в краевое состояние образца, находящегося в режиме дробного КЭХ
4.4 Выводы
5 Динамика плазменных волн в двумерных системах
5.1 Детектирование терагерцового излучения с помощью плазменных волн
5.2 Развитие плазменной неустойчивости в нелинейном режиме
5.3 Развитие плазменной неустойчивости в бесстолкновительном режиме
5.4 Кинетический механизм образования волны зарядовой плотности
5.5 Выводы
6 Подвижные двумерные островки в композитных системах на основе полупроводников и пироэлектриков
6.1 Двумерный электронный островок в полупроводниковой грануле п-типа, помещенной в пироэлектрическую матрицу
6.2 Электронные и дырочные островки в гранулированных системах на основе собственных полупроводников и пироэлектриков
6.3 Оптические свойства гранулированной среды с подвижными электронными островками
6.4 Выводы
Заключение

Список литературы

7 Приложения
7.1 Вывод неаналихической поправки к сопротивлению при В = 0 (к гл. 1)
7.2 Вычисление диаграмм на рис. 1.11а,Ь (к гл. 1)
7.3 Проектирование на состояния частиц с моментом 1/2 (к гл.З)
7.4 Вычисление вероятности возврата с заданным углом поворота спина при В/О (к гл.З)
7.5 Строгое вычисление коэффициента диффузии в температурном интервале Т;/а < Т /кто/а (к. гл.4)

вариациям всох координат {і, 1, N и /). В таких конфигурациях все точки оказываются на одной прямой, причем г и / лежат по одну сторону от участка 1-N (см рис. 1.13b). Из рисунка видно, что процесс, описываемый диаграммами (1.11а), можно интерпретировать как дополнительное рассеяние назад на одной примеси (примесь 1 для конфигурации, показанной на рис. 1.13b).
Подчеркнем, что существенно именно условие стационарности фазы, а не условие Аф = 0. В частности, существуют конфигурации, где Аф = 0, но условие стационарности фазы не выполняется (например, когда точки і и / лежат симметрично по отношению к линии 1 — N). Такие конфигурации не дают вклада в квантовую поправку. В то же время, для случая, показанного на рис. 1.13b, разность фаз стационарна и, кроме того, равна нулю.
Поправка к проводимости, связанная с когерентным рассеянием назад, выражается через классическую вероятность возврата в площадь порядка 1f (Af = 2n/kF) вокруг примеси 1 (см. Приложение 7.2):
Аста = -a0^-W. (1.73)

Здесь

W = Y, Wn(>0) (1.74)
N=З
- вероятность возврата с числом столкновений большим двух. В дальнейшем
мы будем называть эту функцию полной вероятностью возврата [34]. Используя
(1.71), легко увидеть, что
(1'75)
где величина Рк = (k2l2 + I)-1/2 есть Фурье образ -Р(г).
Несложно понять, почему электрону необходимо вернуться в площадь порядка A pi рядом с рассеивателем 1. Поскольку расстояние между 1 и IV порядка I, интерферируют только пути, проходящие на расстоянии меньшем, чем (Fl)lP от рассеивателя 1 (для таких путей Аф < 1, см. рис. 1.13b).