Низкоразмерные плазменные возбуждения в полупроводниковых туннельных структурах

• Автор: Фейгинов, Михаил Наумович
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1999
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 95 с. : ил.

Оглавление
1 Введение
1.1 Общая характеристика работы
1.2 Краткое описание работы
2 Скин-эффект и отклик полупроводниковых барьерных структур
2.1 Введение
2.2 Спектр ВПП
2.3 Динамический импеданс
2.4 Малосигнальный нелинейный отклик
2.5 Выводы
' 3 Линейные и нелинейные 2П плазменные возбуждения в резонанснотуннельных диодах
3.1 Введение
3.2 Описание модели
3.3 Общая нелинейная система уравнений для РТД и внешней цепи
3.4 Однородное статическое решение
3.5 2Т> плазмоны в РТД
3.5.1 Спектр 2Б плазмонов
3.5.2 Оценки
3.5.3 Неустойчивость 2Б плазмонов и ВАХ
3.6 Нелинейные статические и бегущие решения
3.6.1 Основные уравнения

3.6.2 Механическая аналогия
3.6.3 Различные типы решений. Качественный анализ
3.6.4 Статические домены и особенности на ВАХ
3.6.5 Аналитические выражения для оценок
3.7 Устойчивость 2-х доменных решений
3.7.1 Описание подхода
3.7.2 Оценки
3.8 Выводы
4 Влияние кулоновского взаимодействия на динамические свойства резонансно-туннельных диодов
4.1 Введение
4.2 Времена отклика
4.3 Импеданс РТД
4.4 Обсуждение результатов
4.4.1 Область спада резонансно-туннельного тока
4.4.2 Область нарастания резонансно-туннельного тока
4.5 Сравнение с экспериментом
4.5.1 Низкочастотная емкость в области ПДП. работа [15]
4.5.2 Низкочастотная емкость в области ОДП, работа [16]
4.5.3 Измерения высокочастотного импеданса, работа [3]
4.6 Выводы
5 Заключение

Глава
Введение
1.1 Общая характеристика работы
Актуальность темы. В настоящее время продолжает интенсивно развиваться физика полупроводниковых гетероструктур, особенно низкоразмерных. В немалой степени это продиктовано практическими применениями (и потенциальными возможностями таковых), которые находят структуры указанного типа. Есть ряд проблем при рассмотрении электронного транспорта в таких структурах, решение которых связано с учетом межэлектронных кулоновских эффектов, включая плазменные. В диссертации рассмотрены три такие теоретические проблемы, а) Влияние плазменных эффектов на отклик однобарьерных структур в режиме скин-эффекта.
Рассматривается структура конечного сечения типа проводник - плохо проводящий барьер - проводник, когда ток течет поперек барьера. Очевидно, что на высоких частотах далеко от барьера ток сосредоточен в боковом скин-слое проводника. Однако даже качественно непонятно, каково пространственное распределение тока вблизи барьера, в частности, потечет ли ток вдоль барьера или нет. Эта проблема возникает, например, при исследовании импеданса и нелинейного отклика полупроводниковых однобарьерных структур на частотах 100 ГГц и выше. Поэтому задача о скин-эффекте в барьерных структурах является актуальной как с точки зрения физики, так и ввиду ее практической ценности. Решение этой задачи связано с учетом возбуждения особой бесщелевой моды поверхност-
ной плазменной частотой, которая лежит в районе 10 ТГц для типичных параметров структур) в эмиттере и коллекторе.
Рассмотрим теперь несколько способов вывода уравнения для тока эмиттер-яма (Jew) (3-4). Сначала рассмотрим вывод в рамках часто используемой модели (а) в пределах низких и высоких температур, а затем в случае 2D эмиттера (б).
а) Будем исходить из часто постулируемого уравнения (см., например, [29, 28]) для тока:
Jew = Е Е ¥ TeW2 F (Uw ~ Щ) [fe (El + Д") - fw (El + Д")] (3.15)
x у kll
где kll - компонента импульса электрона параллельная барьерам, Lx и Ьу есть размеры РТД в плоскости барьеров, kze - z-компонента импульса в эмиттере, Tew -туннельный матричный элемент для переходов эмиттер-яма, F (Uw — El) - формфактор, качественно описывающий уширение уровня в КЯ за счет сбоя фазы (см., например, [29]), он имеет колоколообразный вид вблизи Uw, причем / FdEl = 1, ширину F будем обозначать Г; ЕИ = ?i2jkll[2/2m*, /е и fw - функции распределения электронов в эмиттере и яме, соответственно. Предполагается, что туннелирование происходит с сохранением энергии. Видимо, это уравнение справедливо, когда вклад в ток неупругих переходов (например, с испусканием оптических фононов) между эмиттером и КЯ пренебрежимо мал, а также флуктуации энергии дна подзоны размерного квантования в КЯ являются плавными на масштабах фермиевской длины волны электрона. Перейдем в (3.15) от суммирования к интегрированию:
к« “

Е -+ / Рю(ЕЖ, (3.17)
** J0