Локализация и баллистический транспорт носителей тока в кремниевых наноструктурах

• Автор: Буравлев, Алексей Дмитриевич
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2002
• Место защиты: Санкт-Петербург
• Количество страниц: 227 с. : ил

Оглавление.
Введение

Глава 1. Локализация и баллистичекий транспорт носителей тока

в полупроводниковых наноструктурах

§1.1. Низкоразмерные полупроводниковые структуры

§1.2. Локализация и транспорт баллистических носителей тока

в квантовых ямах

§1.3. Квантованная проводимость полупроводниковых квантовых проволок

§1.4. Одноэлектронная перезарядка квантовых точек

1.4.1. Многоэлектронные “искусственные атомы”

1.4.2 Малоэлектронные “искусственные атомы”

1.4.3. Эффект Кондо в квантовых точках
1.4.4. Эффект Фано в квантовых точках
Постановка задачи
Глава 2. Электрические и магнитные свойства еамоупорядоченных
кремниевых квантовых ям
§2.1. Сверхмелкие диффузионные профили бора
на поверхности кремния (100)
§2.2. Идентификация еамоупорядоченных кремниевых квантовых ям
2.2.1. Циклотронный резонанс в монокристаллическом кремнии
2.2.2. Методика исследования ЦР в сверхмелких профилях бора
на поверхности 81(100)
2.2.3. Угловые зависимости циклотронного резонанса электронов и дырок
в сверхмелких профилях бора на поверхности 81(100)
§2.3. Сильнолегированные двумерные барьеры
2.3.1. Методика измерения статической магнитной восприимчивости
2.3.2. Магнитные свойства поверхности 81(100)
2.3.3. Магнитные свойства границы раздела ЗьБЮг
2.3.4. Магнитные свойства 8 - барьеров

§2.4. Локализация и переход металл-диэлектрик
в двумерном дырочном газе в кремниевых квантовых ямах
§2.5. Слабая локализация в двумерном дырочном газе
в кремниевых квантовых ямах
Выводы
Глава 3. Квантованная проводимость кремниевых наноструктур
§3.1. Квантованная проводимость
в кремниевых квантовых проволоках п - типа
§3.2. Квантованная проводимость
в кремниевых квантовых проволоках р -типа
§3.3. Квантованная проводимость при конечных температурах
§3.4. Тушение квантовых ступенек в продольном электрическом поле
§3.5. Квантованная проводимость при разогреве баллистических носителей тока
в продольном электрическом поле
§3.6. Квантованная проводимость в условиях интерференции
носителей тока в модулированных квантовых проволоках
Выводы
Глава 4. Локальная туннельная спектроскопия квантовых точек
§4.1. Локальная туннельная спектроскопия многодырочных
кремниевых квантовых точек в режиме кулоновской блокады
§4.2. Локальные туннельные ВАХ малоэлектронных
кремниевых квантовых точек
§4.3. Кремниевый транзистор на одиночных дырках
§4.4. Ячейка памяти на одиночных дырках
Выводы
Глава 5. Самоупорядоченные микрорезонаторы, встроенные в сверхмелкие
диффузионные профили бора в кремнии
§5.1. Сканирующая туннельная микроскопия кремниевых нанопреципитатов на поверхности сверхмелких диффузионных профилей бора в кремнии (100)

§5.2. Оптические свойства самоупорядоченных нанопреципитатов
на поверхности кремния (100)
Выводы
Заключение
Литература
Список публикаций автора по теме работы

концентрации носителей тока, пс, “всплытия” делокализованных состояний не происходит (см. Рис. 10, где изображено поведение пс, которая разделяет диэлектрическую фазу и фазу КЭХ) [Пудалов, 1998]. Неоднородное уширение уровней Ландау вследствие наличия случайного потенциала при уменьшении перпендикулярного магнитного поля приводит к неравномерному перекрытию областей делокализованных и локализованных состояний, которое при определенном значении концентрации носителей тока может остаться в конечном диапазоне энергий даже в нулевом магнитном поле, являясь прямым свидетельством существования металлического состояния двумерного газа носителей тока [Пудалов, 1998]. Таким образом, переход металл-диэлектрик может наблюдаться в нулевых магнитных полях не только в трехмерных [Abrahams, 1979], но и в двумерных системах.
Еще одним доказательством существования перехода металл-диэлектрик в двумерных системах является экспоненциальный спад сопротивления вышеупомянутых кремниевых МДП-структур при уменьшении температуры ниже приблизительно 2К (Рис. 11). Если концентрация носителей тока в квантовой яме п больше кристического значения пс, то зависимость сопротивления двумерных структур от температуры носит ярко выраженный металлический характер (Рис. 11), который может быть описан согласно эмпирическому закону [Prinz et al, 2000]:
где второй член связан с корреляционной энергетической щелью А. В том случае, когда п<пс (диэлектрическое состояние), поведение сопротивления при изменении температуры подчиняется следующему закону:
Магнитное поле в плоскости квантовой ямы, также как и увеличение температуры, разрушает металлическое состояние и восстанавливает режим слабой или сильной локализации [Пудалов, 1998]. Так как увеличение продольного магнитного поля влияет только на величину энергии зеемановского расщепления, ИЦвВ, рост
(1.13)
(1.14)