К теории кинетических явлений в двумерных анизотропных системах

• Автор: Воробьев, Павел Алексеевич
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 113 c. : ил

ГЛАВА I. ОБЗОР ЛИТЕРАТУРЫ
§ I.I. Электронные фазовые переходы в сильно анизотропных системах
§ 1.2. Классические (больцмановские) кинетические
коэффициенты двумерных систем
§ 1.3. Проблема локализации носителей в двумерных
неупорядоченных системах
§ 1.4. Теоретическое и экспериментальное изучение квантовых эффектов в проводимости двумерных систем
Глава II. ЭЛЕКТРОННЫЕ ФАЗОВЫЕ ПЕРЕХОДЫ В СИЛЬНО
АНИЗОТРОПНЫХ ДВУМЕРНЫХ СИСТЕМАХ
§ 2.1. Корреляционная энергия сильно анизотропных
двумерных систем
§ 2.2. Электронные фазовые переходы
§ 2.3. Диэлектрическая щель в спектре сильно анизотропных систем
Выводы к главе П
Глава III. ОСОБЕННОСТИ БОЛЬЦМАНОВСКОЙ ПРОВОДИМОСТИ
ДВУМЕРНЫХ СИСТЕМ, СВЯЗАННЫЕ С АНИЗОТРОПИЕЙ
СПЕКТРА И СИНГУЛЯРНОСТЯМИ ВАН ХОВА
§ 3.1. Больцмановская проводимость двумерных анизотропных систем
§ 3.2. Влияние анизотропии на гальваномагнитные
коэффициенты двумерных систем

§ 3.3. Особенности квантовомеханического рассеяния двумерных частиц вблизи сингулярностей
Ван Хова
§ 3.4. Боль'цмановская проводимость двумерных систем с низкоэнергетическими носителями
§ 3.5. Больцмановская проводимость двумерных систем в окрестности седловых особых точек
Выводы к главе Ш
ГЛАВА ІУ. КВАНТОВЫЕ ЭФФЕКТЫ В ПРОВОДИМОСТИ ДВУМЕРНЫХ НЕУПОРЯДОЧЕННЫХ СИСТЕМ
§ 4.1. Вычисление суммы веерных диаграмм с учетом анизотропии системы и конечного радиуса
действия рассеивающих потенциалов
§ 4.2. Локализационные поправки к проводимости
анизотропных двумерных систем
§ 4.3. Температурная зависимость корреляционных
поправок к проводимости двумерных систем
§ 4.4. Влияние анизотропии закона дисперсии на корреляционные поправки к двумерной проводимости
§ 4.5. Особенности локализации в двумерных системах вблизи сингулярностей Ван Хова
Выводы к главе ІУ
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Приложение I
Приложение П
Приложение Ш
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

В последнее время в физике твердого тела большое внимание уделяется изучению двумерных систем. Первой теоретической работой в этой области была статья И.Лифшица и Косевича /I/'. В этой ра -боте отмечалось, что в пленках, толщина которых сравнима с длиной волны электрона, движение носителей строго двумерно из-за квантования поперечной компоненты импульса; при этом характеристики системы могут осциллирующим образом зависеть от толщины пленки.
Такая зависимость, получившая название квантового равномерного

эффекта, была обнаружена экспериментально впленках висмута?; теория эффекта была разработана в /3/. Были опубликованы также первые сообщения об измерении магнетосопротивления двумерного электронного газа в инверсионных слоях на поверхностях полупроводников /4,5/ и началась разработка теории кинетических свойств та -ких систем /6/.
В настоящее время физика двумерных систем превратилась в самостоятельную область физики твердого тела. Для исследования свойств двумерного электронного газа используются тонкие пленки металлов^ полуметаллов и полупроводников, инверсионные слои на границе раздела полупроводник-металл (ВДП-структуры) и гетеро -переходы.
Развитие физики двумерных оистем постоянно стимулируется потребностями микроэлектроники3. Одним из первых практических достижений в этой области явилось создание ВДЦ1-транзиоторов /6/.
К числу последних важных достижений в физике двумерных систем можно отнести создание гетероструктур на основе й&Дь - Оа Аб Аб , двумерный газ электронов в которых обладает исключительно высокой подвижностью (см3.обзор /1/У. Такие гетероструктуры, обладающие
Поскольку нас интересуют энергии носителей, близкие ко дну зоны, будем считать закон дисперсии £(р) параболическим. При этом, как и в рассмотренном выше уравнении (3.24), вещественная часть интеграла в (З’.Зб) логарифмически расходится на нижнем пределе. Эффективное обрезание интеграла в области больших р , в которой нарушается приближение короткодействующих потенциалов, происходит при р ~ а”1.
Мы будем рассматривать случай, когда величина массового оператора мала по сравнению с характерной энергией носителей £ ,
т.е.
Ё Т. , £ » Г . (3.36)
При выполнении этих неравенств уравнение (3.35) приводится к виду
а;, и.
Г+1Г= 7 ;: — ■
1+1ир0(£|г— + (. — ]
откуда для затухания Г следует выражение

2 1п + ~— Г + ^г ка ь
- ( 1 1п -=— + 1

При условии ир0 1 из (3.37) следует результат
(з;з7)
первого борновского приближения Г = ти р0 п-с и
Однако, при достаточно малой величине к условие применимости этого приближения перестает выполняться,и в случае
ГГ ^ i «;38)
и Р» 1п. —— i
мы получаем
р = к п1
Ч ро Р-п“1 (1 /ка)
При этом неравенство £ 2Г эквивалентно условию