Перенос заряда в системе квантовых точек германия в кремнии

• Автор: Коптев, Евгений Сергеевич
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2012
• Место защиты: Новосибирск
• Количество страниц: 133 с. : ил.

Список основных обозначений
EXAFS — растянутая тонкая структура рентгеновского спектра поглощения
p-Si — кремний р-типа
ВАХ — вольтамперная характеристика
ИК — инфракрасное излучение
КТ — квантовая точка
МС — магнетосопротивление
WI — слабый изолятор (weak isolator)
WL — слабая локализация (weal localization)
Аг, А2, А — амплитуды волновых функций
А — векторный потенциал магнитного поля
а — длина проводящего канала
В — магнитное поле
В0 = cft?c3/2(0)/(s1/2e?2)
b — толщина пленки или диаметр проволоки
с — скорость света с = 3 х 108 м/с
d — размерность пространства
Е — электрическое поле
Eg1 — ширина запрещенной зоны в кремнии
Ehv — энергия фотона
е — заряд электрона е = 1,6 х 10-19 Кл
F0 — начальное напряжение
Fx — величина напряжения в импульсе возбуждения F(r) — огибающая волновой функции
f(ln G) — распределение проводимости мезоскопических образцов

/(р) — релаксационная функция фотопроводимости (см. 4.2.3. Модель фотопроводимости для энергии фотона больше Ед')
С — удельная проводимость (в 4.3. «Мезоскопические флуктуации фотопроводимости в системе Ое/Б! КТ» обозначает полную проводимость)
С — предэскпоненциальный фактор прыжковой проводимости д{е) — плотность состояний
— постоянная Планка Н = 2пН = 6,63 х 10-34 Дж с I — интенсивность излучения
у — плотность тока
к — постоянная Больцмана к = 1,38 х 1023 Дж/К кР — фермиевский волновой вектор Ьф — длина фазовой когерентности
Цф — эффективная длина фазовой когерентности, получаемая из аппроксимации магнетосопротивления
1К — корреляционный радиус перколяционного кластера I — длина релаксации импульса М — количество проводящих цепочек т — эффективная масса носителя заряда
— плотность квантовых точек
Л/(ш) — функция распределения скоростей релаксации п — концентрация узлов в прыжковой проводимости О — закачанная в образец энергия ф = ]Е р — импульс частицы р — концентрация дырок
р(г, С) -— плотность вероятности обнаружения частицы в данной точке пространства в данный момент времени Я — сопротивление
Я0 — предэкспоненциальный префактор в прыжковой проводимости

— величина сопротивления из сетки Абрахамса-Миллера
Гд — расстояние между начальной и конечной точками прыжка 5 — площадь, приходящаяся на одну проводящую цепочку 50 — площадь одного прокола
— безразмерное расстояние до узла перколяционной сетки 5у = Щ-Т — температура
Т0 — температурный масштаб для построения скейлинговых кривых Т0

7 — константа размерности температуры в законе Мотта Тг = 'кд(~
Т2— константа размерности температуры в законе Эфроса-Шкловского
т - 6|2е2
12 ~ Ж ’
Те — температура электронной подсистемы Г( — температура кристаллической решетки Т0 — температура отжига структур t — время
и (г) — добавка к потенциалу, обусловленная магнитным полем, II (г)
Ь2 г
вттгЯ,
и —показатель экспоненты для сопротивлений из сетки Абрахамса-Миллера
V — напряжение
ур — фермиевская скорость ур — Нкр/тп Шд — вероятность прыжка и/ — ширина образца
м(Т) — безразмерная энергия активации у(Т)
а — коэффициент в формуле Хиками-Ларкина-Нагаоки (21), обусловленный поправками высоких порядков

Исследованию перехода от режима сильной к режиму слабой локализации в двумерных системах, посвящено большое количество работ [33], [34], [35], [36], [37]. При этом область «промежуточной» проводимости, где транспорт плохо описывается как прыжковой, так и диффузионной моделью, у разных авторов имеет разные значения и критерий Иоффе-Рейгеля не выполняется [12]. Более того, Миньков и др [36], анализируя полевую зависимость компонент тензора проводимости в низких и высоких магнитных полях, пришли к выводу, что транспортные явления в их системе можно адекватно описать в рамках теории квантовых поправок даже при проводимостях, много меньших е2/И. При исследовании неомического транспорта, они определили область изменения диффузионной проводимости вплоть до 102е2//г. Однако, Гершенсон [33] показал, что в системах с прыжковой проводимостью и большим радиусом локализации, режим нелинейной проводимости и магнетосопротивления подобны тому, что наблюдается в режиме диффузионной проводимости со слабой локализацией. Большой разброс значений кондактанса, определяющего переход к сильно-локализованному режиму, подразумевает так же, как и в случае перехода металл-диэлектрик, существование дополнительного параметра, влияющего на поведение системы и, по-видимому, определяющегося взаимодействием.
1.6. Анализ нелинейных вольт-амперных характеристик
Авторы [35], [36] предлагают метод исследования вольт-амперных характеристик в неомическом режиме как способ определения механизма проводимости: прыжковый или диффузионный.
При низких температурах изменение проводимости в диффузионном режиме при возрастании электрического поля (или «закачанной» мощности ф = ]Е) связано с «нагревом» электронной подсистемы. «Нагрев» приводит к росту проводимости за счет уменьшения квантовых поправок, которые зависят от электронной температуры.