Нестационарные и нелинейные кинетические явления в баллистических квазиодномерных наноструктурах

2.2 Кинетическое уравнение .68.

2.3 Функция распределения.71.

2.4 Распределение поля.73.

2.5 Флуктуации тока и поля.75.

——2.5−1 —Время-релаксации не зависит от энергии. .76.

2.5.2 Флуктуации поля .78.

2.5.3 Время релаксации зависит от энергии .82.

2.6 Заключение.84.

3 Дробовой шум при кулоновском увлечении 87.

3.1 Введение .87.

3.2 Корреляторы случайных сил.88.

3.3 Мощность шума увлечения .92.

3.4 Заключение.97.

4 Кулоновское увлечение в квантовых проволоках 99.

4.1 Введение. 99.

4.2 Законы сохранения .100.

4.3 Линейный отклик.104.

4.4 Нелинейный случай.107.

4.4.1 Идентичные проводники.109.

4.4.2 Общий случай.110.

4.5 Оценки .111.

4.6 Сравнение с экспериментом .113.

4.7 Заключение.117.

5 Фононное увлечение в квантовых проволоках 119.

5.1 Введение .119.

5.2 Распределение фононов.121.

5.3 Ток при фононном увлечении .124.

5.4 Диаграммный вывод.129.

5.5 Заключение.135.

6 Кулоновское увлечение в квантовых ямах в магнитном поле 138.

6.1 Введение .138.

6.2 Кинетическое уравнение .140.

6.3 Линейный отклик.144.

6.4 Нелинейный (неомический) случай.149.

6.5 Спиновый эффект.149.

6.6 Заключение.150.

7 Нелокальный динамический отклик баллистического наномостика 152.

7.1 Введение .152.

7.2 Одноканальный кондактанс. Случай сильного экранирования.156.

7.3 Кондактанс при слабом экранировании.159.

7.4 Количественный анализ нелокального отклика.160.

7.5 Многоканальный случай. Сильное экранирование.166.

7.6 Заключение.169.

8 Выделение джоулева тепла при прохождении тока в наноструктурах 171.

8.1 Введение.Т. .г .-.-.-.-. 1−71.

8.2 Кинетическое уравнение. Трехмерный случай.174.

8.3 Сохранение энергии.174.

8.4 Производство энтропии.176.

8.5 Диссипация механической энергии .177.

8.6 Производство энтропии в объеме .178.

8.6.1 Столкновения электронов с примесями.178.

8.6.2 Электрон-электронные столкновения.179.

8.6.3 Электрон-фононные столкновения .180.

8.6.4 Фонон-фононные столкновения .180.

8.6.5 Столкновения фононов с дефектами решетки.181.

8.7 Закон Ома .181.

8.8 Примеры.184.

8.8.1 Остаточное сопротивление.184.

8.8.2 Электрон-фононное рассеяние.185.

8.8.3 Взаимное электрон-фононное увлечение.186.

8.9 Перенос в квантовой наноструктуре.186.

8.10 Производство энтропии в наноструктуре.188.

8.11 Генерация джоулева тепла током в наноструктуре.190.

8.11.1 Бесстолкновительный случай .190.

8.11.2 Учет столкновений с фононами в наноструктуре.193.

8.11.3 Электрон-дырочная симметрия для вырожденных проводников. .. 201.

8.11.4 Нестационарный случай .202.

8.11.5 Качественное обсуждение случая резкого контакта.206.

8.12 Заключение.212.

9 Спин-магнетофононное расщепление уровней в полумагнитных квантовых ямах 214.

9.1 Введение .214.

9.2 Расщепление уровня.217.

9.3 Глубокая квантовая яма в поперечном магнитном поле .221.

9.4 Валентная зона.226.

9.5 Резонансное отражение и прохождение света .231.

9.6 Обоснование учета простейшей диаграммы .237.

9.7 Заключение.242.

Приложения 250.

А Релаксационные операторы 250.

В Дополнительные члены в источнике 252.

С Ток увлечения 255.

D Экранирование в одномерных наноструктурах 259.

Е Функция распределения в берегах 262.

F Поляризационные операторы 268.

Краткая характеристика работы.

Актуальность проблемы.

Постоянный прогресс в изготовлении и литографии полупроводниковых структур достиг такого совершенства, что мезоскопическая физика, появившаяся как раздел физики конденсированного состояния, обогатила физику целым рядом новых физических явлений (см., например, [1, 2, 3, 4, 5, 6, 7]). Она имеет дело со структурами, которые по размерам уже являются пограничными между единичными структурными элементами решетки и макроскопическими объектами. Классический подход к описанию явлений на таких масштабах не всегда адекватен, с другой стороны, полное квантово-механическое описание, основанное на микроскопическом уровне, часто оказывается не столь успешным, главным образом из-за того, что в рассматриваемые явления оказываются вовлеченными слишком много степеней свободы. Иногда оказывается возможным квантово-механически учесть только ограниченное количество степеней свободы, рассматривая остальные обычными классическими методами.

Одним из таких важных явлений является квантование кондактанса в квантовых проволоках в баллистическом (бесстолкновительном) режиме и в точечных контактах [8, 9]. Этот эффект является квантово-механическим аналогом явлений в классических точечных контактах, таких как проводимость Шарвина [10]. В неупорядоченных проволоках такой кондактанс проявляет флуктуации от образца к образцу универсальной величины е2/21т% [11, 12], равной половине кванта кондактанса.

Не менее интересен динамический отклик на осциллирующее внешнее поле квантового мостика, соединяющего два классических резервуара, т. е. изучение временной дисперсии кондактанса. Возникает вопрос не только о том, как себя ведет диссипативная часть кондактанса, но и каков характер (индуктивный или емкостной) его реактивной части при разных частотах внешнего поля.

Возникает также следующий вопрос. С одной стороны, при бесстолкновительном переносе кондактанс наноструктуры не зависит от скорости релаксационных процессов. Причем эта независимость имеет место как в статическом, так и в динамическом случае. Иными словами, это означает, что сопротивление (диссипативная часть), а значит, и полное генерируемое тепло, не зависят от скорости релаксации. С другой стороны, скорость генерации джоулева тепла определяется скоростью релаксации рассматриваемой системы.

Кроме изучения линейного отклика и соответствующих кинетических коэффициентов, большой интерес вызывает также исследование флуктуаций в структурах с размерами порядка нанометров около неравновесного стационарного состояния. Этот интерес опять же возобновился с появлением новых низкоразмерных объектов для исследования (см., например, [13]). Оказалось, что благодаря принципу Паули в вырожденных по Ферми системах в диффузионном режиме упругих столкновений имеет место подавление мощности дробового шума в три раза по сравнению с его классическим Пуассоновским значением РРЫ850П = 2eJ [14, 15]. Возникает естественный вопрос, может ли похожее подавление мощности шумов иметь место в системах, описываемых статистикой Больцмана. Мы покажем, что даже при невырожденной статистике учет самосогласованного поля ведет к подавлению мощности дробового шума до значений меньших, чем Пуассоновский предел. Наиболее ярко это подавление шума проявляется в режиме токов, ограниченных пространственным зарядом. При этом оказывается, что в трехмерных образцах (в случае, когда время релаксации носителей не зависит от энергии) это подавление может быть близким к тому подавлению, которое получается с учетом принципа Паули в вырожденных системах.

Многие явления в твердых телах можно объяснить, оставаясь в рамках невзаимодействующего электронного газа (см., например, [16, 17]). Система взаимодействующих фер-мионов хорошо описывается теорией Ферми жидкости Ландау (см. [18]), которая утверждает, что фермионные элементарные возбуждения являются одночастичными с очень большим временем жизни вблизи уровня Ферми и имеют спектр, похожий на спектр частиц в невзаимодействующем электронном газе, за исключением перенормировок (например, масса электрона заменяется на эффективную массу).

Большая часть явлений переноса в наноструктурах успешно объясняется в духе подхода Ландауэра-Буттикера-Имри [19, 6, 2, 3, 4]. Этот формализм сводит задачу вычисления кинетических коэффициентов к вычислению коэффициентов прохождения (отражения) электронных волн через наноструктуру. По существу, этот подход основан на теории Ферми жидкости.

В строго одномерном случае электронный газ описывается в терминах теории жидкости Томонага-Латтинжера (Латтинжеровской жидкости) [20, 21, 22, 23, 24]. Элементарные возбуждения здесь оказываются коллективными модами бозонного типа. Теория Латтинжеровской жидкости стала привлекательна как за счет того, что на основе этой теории можно продвинуться далеко вперед в аналитических вычислениях, так и за счет того, что существует убеждение, что многие структуры (например, углеродные (одностен-ные) нанотрубки (см. [25, 26])) можно рассматривать как одномерные проводники. Экспериментальная ситуация оказывается, однако, не столь однозначной и в многих случаях дискуссионна. Во всяком случае, существует убеждение, что для не слишком длинных структур и при относительно высоких температурах Ферми жидкостное поведение должно восстанавливаться благодаря близости резервуаров (описываемых всегда в терминах Ферми жидкости), хотя ситуация опять же в литературе дискутируется [27, 28, 29]. В связи с этим, появилась надежда наблюдения свойств жидкости Томонага-Латтинжера в более сложных структурах, одним из таких структур может служить структура с двумя проволоками.

Эффект кулоновского увлечения в двух близлежащих проволоках позволяет совместно исследовать и влияние малых размеров структуры, и кулоновского взаимодействия. Убывание тока кулоновского увлечения с температурой, обнаруженное на эксперименте, указывает, казалось бы, на проявление электронной системой квантовых проволок свойств жидкости Томонага-Латтинжера. В связи с этим возникает проблема: может ли ток увлечения оказаться убывающей функцией температуры и в рамках теории Ферми жидкости.

Надо отметить, что на практике мы почти всегда имеем дело с комбинированным взаимодействием (электрон-электронным кулоновским и электрон-электронным взаимодействием через фононы). Поэтому важен учет и фононного вклада в ток увлечения. Не менее информативным может оказаться и изучение дробового шума тока увлечения.

В структурах малых размеров области набора энергии частицами в поле и области диссипации этой механической энергии пространственно разделены. В связи с этим возникает вопрос о пространственном распределении необратимого джоулева тепла в наноструктурах как в стационарном, так и в нестационарном случаях.

Из перечисленного выше следует, что тема диссертационной работы, несомненно, актуальна.

Основная цель работы.

Работы, по которым написана данная диссертация, направлены на развитие методов описания перечисленных проблем и имеют своей целью разработку нового направления-кинетики баллистических квазиодномерных наноструктур конечной длины с учетом межчастичного взаимодействия. Для достижения этой цели было проведено теоретическое исследование флуктуационных, нелинейных, нестационарных и тепловых явлений в различных баллистических одномерных структурах. При этом использовались и существующие, и развитые и обобщенные нами новые методы физики конденсированного состояния. Основное внимание уделялось квазиодномерным наноструктурам и рассмотрению явлений как переноса заряда в стационарном и нестационарном режиме, так и различным видам увлечения одних носителей другими в нелинейном режиме.

Научная новизна.

Все основные теоретические результаты получены впервые. Здесь мы упомянем только несколько результатов.

В общей теории флуктуаций нами открыт новый квантовый механизм межчастичной корреляции, до сих пор остававшийся незамеченным. Выяснен физический смысл и происхождение квантовых добавок к источнику корреляции. Смысл этих дополнительных членов оставался до сих пор непонятным, также как и их странный вид, казавшийся противоречащим основным физическим принципам — причинности, принципу Паули, закону сохранения числа частиц. Даже в отсутствие межчастичного взаимодействия механизм квантовой корреляции остается работающим, и в неравновесных условиях дает вклад во флуктуации. Указана также важность дополнительных членов в источнике корреляций в вырожденном случае для соблюдения свойств корреляционных функций случайных сил, накладываемых требованием сохранения числа частиц.

Мы предсказали пороги для возникновения тока кулоновского увлечения и фононного вклада в ток увлечения в нелинейном режиме. Мы выяснили, что убывание тока кулоновского увлечения с температурой можно объяснить, оставаясь в рамках теории Ферми жидкости. Впервые предсказан также ступенчатый характер фононного вклада в ток увлечения в зависимости от приложенного напряжения.

При изучении динамического отклика квантового наномостика мы впервые продемонстрировали, что появление временной дисперсии в кондактансе всецело объясняется классическим описанием продольного движения носителей в наномостике. Мы воспользовались при этом понятием кинетической индуктивности наноструктур.

Новым является и четкое разделение областей в резервуарах, соединенных проволокой, основанное на физических явлениях в этих областях. Мы показали, что учет столкновений с фононами в самой наноструктуре не нарушает симметрии тепловыделения в резервуарах. Мы выяснили также вопрос о том, почему диссипативная часть кондактан-са наноструктур (или полное генерируемое тепло) не зависит от релаксационных свойств системы.

Практическая значимость работы.

Научная и практическая ценность работы заключается, в основном, в формировании направления-кинетики баллистических квазиодномерных наноструктур. Выяснены многие физические свойства таких наноструктур на конкретных примерах и предложены методы адекватного описания кинетических явлений в таких структурах на основе методов физики твердого тела.

Кроме этого, данная работа может представлять несомненный интерес и в целях понимания свойств наноприборов. Как конкретные примеры мы укажем только некоторые выводы. Так, например, при рассмотрении кулоновского и фононного увлечения мы пришли к выводу, что для уменьшения взаимного влияния нанопроволок нужно избегать выстраивания начал отсчета энергий подзон в этих проволоках (что можно достигнуть, изменяя параметры этих проволок). Кроме того, изучая динамический отклик квантового наномостика, мы использовали концепцию кинетической индуктивности. Для создания аналоговых наноэлементов принципиально важно иметь возможность управления фазой сигнала. Как известно, создание как емкостных, так и индуктивных наноэлементов встречает заметные трудности. Предлагаемая нами модель кинетической индуктивности, развитая для реальных устройств (наномостиков) позволяет решать указанные задачи, так как обеспечивает возможность создания фазовращателя. Мы указали также, что величиной этой индуктивности можно манипулировать, создавая нужные фазовые соотношения между током и напряжением.

Важным практическим следствием нашей работы является также и то, что, например, эффект кулоновского увлечения можно использовать как один из методов самой физики конденсированного состояния при изучении как структуры подзон (спектра) в системах малых размеров (так как эффект весьма чувствителен к выстраиванию подзон в двух структурах, вовлеченных в увлечение), так и кулоновского взаимодействия в наноструктурах.

Не менее важное практическое применение может иметь рассмотренное нами подробно выделение джоулева тепла при протекании тока в наноструктурах. Как известно, именно выделение тепла иногда может ограничивать плотность наноприборов на одной подложке. Особенно важным при этом может оказаться пространственное распределение выделяемого тепла в наноструктурах, что важно для организации эффективного отвода тепла от соответствующих областей.

Апробация работы.

Результаты исследований опубликованы в 17 работах в реферируемых отечественных (4 статьи и один обзор) и международных (12 статей) журналах, и, кроме того, в 3 работах в сборниках трудов конференций и тематических сборниках. Результаты также были представлены в качестве докладов на международных и отечественных конференциях и симпозиумах, в частности, за последние четыре года на Fundamentals of electronic nanosystems, СПбна Noise and Fluctuations 20th International Conference, Пиза, Италияна международном симпозиуме «Оптические явления в магнитных наноструктурах «памяти Б. П. Захарчени.

По материалам работ проведены семинары в ФТИ им. А. Ф. Иоффе РАН, ПИЯФ им. Б. П. Константинова.

Общее введение.

Здесь мы дадим анализ современного состояния исследований в каждой из рассматриваемых нами областей и приведем обзор основных полученных нами результатов.

Интерес к исследованию флуктуаций около неравновесного стационарного или медленно меняющегося состояния возобновился с появлением новых объектов для исследования, а именно мезоскопических структур и структур с размерами порядка нанометров (см., например, [13]). Исследование флуктуационных явлений имеет давнюю историю. Уравнения как для разновременных, так и одновременных корреляционных функций флуктуирующих физических величин были получены Лэксом в работах [30, 31, 32]. В этих работах предполагалось, что основным стохастическим процессом является случайность одноча-стичных переходов и, соответственно, были получены результаты для случая одночастич-ных столкновений.

Флуктуации микроскопической функции распределения рассматривались в работе [33], где впервые флуктуации были добавлены в кинетическое уравнение. При дальнейшем развитии кинетического подхода к описанию флуктуаций в неравновесном состоянии было замечено, что ни соотношение Найквиста, ни соотношение Эйнштейна между подвижностью и коэффициентом диффузии не сохраняются, хотя существует простое соотношение между коэффициентом диффузии и спектральной плотностью флуктуаций тока [34, 35].

Учет двухчастичных столкновений при флуктуациях в неравновесном стационарном состоянии был проведен Ганцевичем, Гуревичем и Катилюсом [36, 37, 38] и Коганом и Шульманом [39] для невырожденного электронного газа. Результаты были обобщены на случай вырожденной статистики в [40]. Влияние многочастичного динамического экранирования на процесс столкновений между заряженными частицами было включено в теорию флуктуаций в [41] и [40]. Теория флуктуаций с учетом эффектов генерации и рекомбинации между одной зоной и центрами захвата в полупроводниках была построена в [42] для случая Больцмановской статистики.

Метод Лэкса исторически предшествует методу Ганцевича и др. (последний известен еще как метод моментов) и применялся многими авторами в исследованиях шума [43, 44]. Мы, однако, все же будем следовать методу моментов при построении нашей теории флуктуаций с учетом межзонных переходов, так как основные уравнения этого подхода очень легко получить в диаграммном формализме Келдыша [45, 46].

Результаты в формулировке Лэкса далеко непросто использовать для приложений, например, для исследования шумов в полупроводниковых усилителях и лазерах. Некоторые авторы поэтому предпочитают «обобщать» теорию флуктуаций около равновесного состояния на неравновесный случай, используя флуктуационно-диссипационную теорему или соотношения Каллена-Вельтона [47] при изучении шума интенсивности и фазы в полупроводниковых оптических активных элементах (см., например, [43, 44, 48]). С другой стороны, Ганцевич и др. интересовались обычно только токовыми шумами, когда можно ограничиться рассмотрением только одной зоны.

Мы пришли к интересному выводу, что взаимодействия, не приводящие к межзонным переходам, дают вклад в источник случайных сил и коррелятор случайных Ланжевенов-ских сил для недиагональной компоненты матрицы плотности (поляризации). В однозон-ной модели для вырожденного случая мы получили, что только учет дополнительного (не имеющего аналога в невырожденном случае) члена в источнике приводит к правильным корреляторам Ланжевеновских сил. Последнее обстоятельство не было замечено в работах [36, 40], так как для невырожденного случая этот дополнительный член учитывать не нужно (так как он второго порядка по функциям распределения). Для наиболее простого случая примесного рассеяния этот квантовый механизм межчастичной корреляции приводит к такому дополнительному члену в источнике флуктуаций.

Ьш = ~Ркк'(пк — пк/)2, (1) где Ркк' вероятность рассеяния электрона, функция распределения. Этот член включает в себя в том числе произведение функций распределения с одинаковыми квазиимпульсами. При этом возникает естественный вопрос о нарушении принципа Паули такими членами. Казалось бы, в соответствии с этим принципом, два фермиона с одними и теми же квантовыми числами не должны давать вклад в источник корреляции. Дело в том, что при определении флуктуаций из начальной двухчастичной функции распределения < прПр, > выделяется произведение некоррелированных (или лучше сказать, усредненных независимо) функций распределения прпр/. Но в < прпр, > некоторые члены, необходимые для возникновения полностью независимых < пр > и < пр, >, отсутствуют из-за принципа Паули. Отсутствие таких членов и проявляется в возникновении дополнительных членов в источнике корреляций. Выяснение физического смысла и происхождения квантовой корреляции позволило нам указать простой алгоритм получения дополнительных членов в источнике, исходя только из вида интеграла столкновений.

Возросший интерес к изучению шумов обусловлен новыми эффектами в системах малых размеров. Было обнаружено, что в вырожденных системах в диффузионном режиме упругих столкновений имеет место подавление мощности дробового шума в три раза по сравнению с его классическим Пуассоновским значением Ррсавзоп = 2е</ [14, 15]. При учете электрон-электронных столкновений и электронного разогрева дробовой шум оказывается равным (^/4)Рро133оп [49], что и в этом случае меньше Пуассоновского предела. Эти результаты нашли подтверждение в экспериментах с металлическими или полупроводниковыми проволоками с длинами порядка микрометра [50, 51, 52] (см. также обзор [13]). Это подавление дробового шума связывалось с принципом Паули. При уменьшении концентрации носителей принцип Паули можно не принимать во внимание (невырожденный случай) и, казалось бы, такое подавление шума не имеет места. Однако при рассмотрении невырожденного случая методом Монте-Карло симуляции авторы работы [53] обнаружили, что в трехмерном образце, когда время релаксации носителей не зависит от энергии в режиме упругих столкновений, имеет место такое же соотношение Р/РРо155оп = 1/3.

Используя теорию флуктуаций, построенную нами в первой главе, мы рассмотрим теорию неравновесного дробового шума в невырожденном диффузионном проводнике в режиме токов, ограниченных пространственным зарядом. Токовые шумы именно в таком режиме и были изучены в численном эксперименте в работе [53] методом компьютерной симуляции. Аналитически шумы при тех же условиях изучались в [54]. В теории флуктуаций стационарное неравновесное состояние само описывается кинетическим уравнением, в упомянутом режиме это уравнение оказывается нелинейным. Иногда метод линеаризации такого уравнения может казаться неоднозначным. Мы покажем, что на самом деле существует однозначный путь получения линейного уравнения для флуктуаций. Наш подход мы сравним с подходом [54]. Мы обсудим возможную причину различия результатов. Мы считаем это различие важным, так как оно касается основ теории флуктуаций в неравновесном состоянии.

Общий результат [53, 54] состоял в том, что дробовой шум оказывался меньше классического Пуассоновского значения и фактор, указывающий на это уменьшение, близок к 1/3.

Мы подтвердим результаты [53, 54], что подавление шума в невырожденных диффузионных проводниках может быть близким 1/3 для трехмерного случая. Однако мы обнаружили различие в подходе, использованном в [54], и нашим подходом. Так как это различие оказывается очень тонким, потребовался детальный анализ, который мы и провели.

Кроме того, что уравнения кинетики флуктуаций при нашем подходе оказываются математически более простыми, выяснится, что численный фактор, указывающий на уменьшение мощности шума, следующий из нашей теории, ближе к величине, полученной в численном эксперименте [53]. Так, например, для различных размерностей образца (1 мы получим в случае не зависящего от энергии времени релаксации.

P/Pi.

Poisson.

0.3188 для d = 3,.

0.4512 для d = 2, (2).

0.682 для d = 1.

Существенная часть диссертации посвящена исследованию кулоновского и фононного увлечения в квантовых проволоках. Увлечение как физическое явление в твердых телах можно описать следующим образом: пусть у нас есть твердое тело с двумя различными типами квазичастиц (эти типы квазичастиц могут быть даже одинаковыми, но выделены каким-то свойством, например, электроны со спином вниз и вверх). Эти квазичастицы могут различаться качественно или быть однотипными, но разделенными пространственно. Можно создать поток квазичастиц одного типа и выяснить, каким образом этот поток увлекает другие квазичастицы (т.е. порождает поток других квазичастиц).

Видимо, первой работой, в которой рассматривалось явление такого сорта, явилась работа Л. Э. Гуревича по увлечению электронов фононами [55, 46]. Понятно, что увлекаться электроны могут и бегущими электромагнитными волнами (фотонами) [56] (см. также [57, 58]), что с принципиальной точки зрения мало отличается от увлечения фононами. Можно вообразить и другие случаи, как, например, увлечение посредством взаимодействия Ван дер Ваальса [59], или усиленное плазмонами увлечение [60, 61].

Кулоновское увлечение было изучено впервые Погребинским в работе [62] и, видимо, независимо Прайсом в работе [63]. Была рассмотрена ситуация, когда две полупроводниковые пленки разделены пленкой изолятора, и исследовалось увлечение носителей (возникновение тока или разности потенциалов вдоль одной из них) в первой пленке за счет прямого кулоновского взаимодействия при пропускании тока по второй. В связи с появлением новых возможностей техники литографии полупроводников интерес к изучению кулоновского увлечения возродился (см. обзор [64]).

Если две квантовые проволоки (т. е. проводники, у которых поперечные размеры порядка длины волны де Бройля электронов проводимости) с длинами, меньшими длины свободного пробега электрона (обычно это несколько /хм), расположены параллельно и в одной из этих проволок течет ток, то благодаря кулоновскому взаимодействию носителей в этих проволоках в смежной проволоке (изначально бестоковой) возникнет ток кулоновского увлечения. Такие системы нано масштабов характеризуются малыми плотностями электронов, причем плотность электронов можно изменять напряжением на затворе. В рассматриваемом нами баллистическом (бесстолкновительном) случае число электронов и в токопроводящей проволоке, и в проволоке, где индуцируется ток увлечения, обычно мало. Это означает, что можно ожидать относительно большие флуктуации тока увлечения, как, например, дробовой шум. Изучение такого шума тоже может дать полезную информацию о поведении электронов в квантовой проволоке. Мы покажем, что мощность этих шумов достигает максимума каждый раз, когда уровни поперечного квантования в двух проволоках совпадают. Такое совпадение может быть обеспечено, например, изменением напряжения на затворе или химического потенциала электронов. Исследование зависимости от напряжения V, приложенного к активной проволоке, приводит к выводу, что для относительно больших величин V спектральная плотность низкочастотного шума (мощность шума) оказывается пропорциональной V2, в то время как при малых величинах V она не зависит от V. В последнем случае, как мы покажем, в мощности шумов в пассивной проволоке кроме Найквистовского вклада Рдг = 4С? Т (где С кондактанс проволоки, Т температура) возникает еще вклад шумов увлечения. В линейном режиме по приложенному к активной проволоке напряжению возникает вклад.

Р = е1.

2 Т.. 2Т).

3) обязанный своим появлением присутствию близлежащей активной проволоки и существенно зависящий от энергетического сдвига еП1 уровней поперечного квантования в двух проволоках. Здесь 8е5т3ЬТ2 дп1(2рп) ае27г2⁴ ' рз ' ^ где ае диэлектрическая проницаемость, Ь длина проволоки, пг = е^(0)-ег (2)(0), рп = у/2т[^-е?)], (5) квадрат матричного элемента.

9пп'(д) = (/агх Iс1г'±фп (г±)2К0 — гЦ) |0-(г'х)|2)2 (б) описывает модифицированное кулоновское взаимодействие между распределениями зарядов в поперечном направлении |0тг (г^)|2 и |</>п'(г'1)|2 в двух проволоках, а К0(х) функция Бесселя мнимого аргумента.

Перенос электронов в системах наномасштабов оказывается баллистическим (бесстолк-новительным) и является квантово-механическим аналогом явлений в классических точечных контактах, таких как проводимость Шарвина [10]. Мы сосредоточимся на изучении кулоновского увлечения именно в этом баллистическом режиме в нанопроволоках. Мы имеем при этом в виду ситуацию, схематически показанную на Рис. 1. Двумерный газ обычно получается на гетероструктуре, т. е. на контакте полупроводников с различной шириной запрещенной зоны (см., например, [65]). На Рис. 2 изображена типичная зонная диаграмма идеально резкого гетероперехода. Широкозонный полупроводник (обычно это АЮаАэ) п-типа (допированный 5г) отделен от узкозонного полупроводника слоем полупроводника без легирования (спейсер), что позволяет добиться высоких подвижностей носителей в двумерном газе, так как рассеивающие центры оказываются удалены от двумерного газа, образующегося на границе в узкозонном полупроводнике (обычно А1Аз).

Рис. 1: К верхней активной (2) проволоке приложено напряжение. Вычисляется ток увлечения в нижней (1) пассивной. Внизу приведено расположение затворов В, Я, С (вид сверху), формирующих две нанопроволоки из двумерного (2Б) газа.

Создается примерно треугольная потенциальная яма для электронов. Границой ямы служит с одной стороны разрыв зон, а с другой электростатический потенциал. Такая яма квантует движение электронов, на рисунке показаны несколько таких уровней размерного квантования. Нанесение затвора с узкой щелью на широкозонный полупроводник с подачей на него отрицательного потенциала позволяет выдавить электроны из-под затворов, и под щелью мы получим тогда квазиодномерную проволоку или нить (см. Рис. 3). Для изготовления двух параллельных квантовых проволок достаточно нанести затвор с двумя щелями. Описанное нами формирование нанопроволок с использованием расщепленного затвора можно назвать планарной геометрией. Существуют и другие способы изготовления квантовых проволок, можно, например, сформировать две нити из двух близких гетеропереходов, такой метод расположения проволок называется вертикальной геометрией.

Возможность эффекта кулоновского увлечения в баллистическом режиме в квазиодсУ.

Рис. 2: Типичная зонная диаграмма резкого гетероперехода. Здесь 2 (хО означает электронное сродство для узкозонного (широкозонного) полупроводника.

Рис. 3: Возможная физическая реализация квантовой проволоки. Кривые схематично изображают эквипотенциальные поверхности. номерном случае была продемонстрирована Гуревичем и др. [66] для омического случая и Гуревичем и автором [67] для неомического случая.

Исследование увлечения важно в следующем отношении. Дело в том, что обычно в одиночном проводнике электрон-электронное взаимодействие мало влияет на полный ток, т.к. последний пропорционален полному квазиимпульсу электронов, полный квазиимпульс же сохраняется при межэлектронном кулоновском взаимодействии, если не учитывать процессы переброса.

Одномерные структуры представляют особый интерес и в другом отношении. Понимание квантовых свойств таких структур далеко от совершенства. Электроны, движущиеся в таких структурах, испытывают сильные межчастичные взаимодействия, по крайней мере при низких температурах. Основное состояние такой системы перестраивается и элементарные возбуждения не описывается больше в терминах Ферми жидкости. Такое состояние называется жидкостью Томонага-Латтинжера [20, 21] (см. также обзор [23]). Тем не менее, проявление свойств жидкости Томонага-Латтинжера в одномерной квантовой про.

Затвор волоке до сих пор надежно не установлено. В большинстве экспериментов на одиночных одномерных структурах сильное взаимодействие не проявляется. Для надежного наблюдения свойств жидкости Томонага-Латтинжера необходимо использовать более сложные структуры, одной из таких структур может служить структура с двумя проволоками (ожидается, что эти свойства проявят себя в эффекте кулоновского увлечения в такой структуре).

Важно также то, что кроме улучшения нашего понимания свойств таких низкоразмерных структур, результаты могут иметь и чисто прикладной характер, так как эти свойства могут оказаться важными для работы низкоразмерных приборов.

В предположении, что для наивысшей заполненной подзоны п энергия Ферми р/2т МНОГО больше, чем Т ~ £п1, ток увлечения в омическом случае равен.

2e5m3LT2 еУ™ gni (2pn) f? ni2 Г, /£ы1 ~2 гр, I nrp I sn I 0гр I) (').

7<1гав аз2тг2П4 Т ^ р1 2Т) Г" 2Т) где Ь длина проводника, дП1(2рп) квадрат матричного элемента кулоновского взаимодействия (эта функция экспоненциально убывает с увеличением переданного при столкновениях импульса 2рп и с увеличением расстояния между проволоками). Ток увлечения зависит от температуры линейно при выстроенных уровнях поперечного квантования £п- = 0. Такая температурная зависимость привела авторов экспериментальных работ [68, 69] к выводу, что обнаруженное ими убывание тока увлечения с температурой указывает на проявление свойств жидкости Томонага-Латтинжера квантовыми проволоками.

При тех же условиях, но в неомическом случае, ток увлечения, как мы показали, существует лишь при еУ/2 > еП1 и определяется выражением 2e5m3L ^ gnt (2pn).

JdragaeW^ Pl т) 2 nl.

8).

Кроме рассмотренного случая р¹/2гп ~ К2/2тсР Т, может осуществиться и другой случай, когда /г2/2тсР <С р¹/2т ~ Т. Мы указали, что тогда ток увлечения описывается формулой.

Зй сЬ2 р2п/4тТ] сЬ [{р1 — теУ)/АгпТ] сЬ {(р2п + теУ)/АтпТ]' V '.

Зависимость от температуры тока увлечения при этом весьма похожа на обнаруженную экспериментально Х1−0-77 [68, 69], т. е. мы нашли, что ток увлечения может оказаться убывающей функцией температуры и в рамках теории Ферми жидкости.

Кроме кулоновского вклада возможен и фононный вклад в ток увлечения в режиме баллистического переноса в двух параллельно расположенных квантовых нанопрово-локах. Эффект фононного увлечения состоит в следующем: электроны, вступающие в активную проволоку из двух резервуаров (двух берегов), характеризуются различными химическими потенциалами. Ситуация в проволоке сильно неравновесна, и электроны в активной проволоке испускают фононы. Эти фононы, в свою очередь, могут поглотиться электронами в пассивной проволоке, вызывая соответствующий фононный вклад в ток увлечения.

Фононное увлечение между двумя пространственно разделенными слоями двумерных электронных газов изучалось как экспериментально (см., например, [70]), так и теоретически (см. [71, 72]). В баллистических квантовых проволоках эффект изучался в [73] только в линейном режиме еУС Т, где У это приложенное вдоль активной проволоки напряжение. Мы же сосредоточимся на нелинейном случае еУ Т и проведем рассмотрение сначала в рамках кинетической теории. Затем мы применим и квантовомеханиче-ский подход, основанный на диаграммном методе, который приводит, как мы покажем, к идентичным результатам.

В нелинейным режиме, когда приложенное вдоль активной проволоки напряжение еУ гораздо больше температуры Т, нами предсказан порог для возникновения фононного вклада в ток увлечения как функции напряжения еУ или напряжения на затворе. Фононный вклад в ток увлечения возникает, когда еУ/2 больше и зрп (здесь 5 скорость звука), и e-niФононный вклад от любых двух выстроившихся по энергии поперечных подзон в активной и пассивной проволоках насыщается при больших приложенных к активной проволоке напряжениях. Отметим здесь также слабую зависимость ~ 1 /?> фононного вклада в ток увлечения от расстояния Б между проволоками. Фононный вклад оказывается очень мал по величине по сравнению с кулоновским вкладом из-за слабости электрон-фононного взаимодействия. Отметим однако, что этот вклад может сравниться с кулоновским при больших расстояниях между проволоками благодаря различным законом спада в зависимости от этого расстояния.

Мы установили, что для ½ < а < 1 (а = еУ/4зрп) фононный вклад в ток увлечения определяется формулой.

3 = Л) Е (7)!2 87ГА* /2а — I2, (10) где.

2 Ьт5А4, ч — (11).

Здесь Л константа деформационного потенциала, р плотность, Д* = 2рпО/Ть. При о- < 1 ?>я (и-) имеет вид.

Н = (12) где Ко (х) функция Бесселя мнимого аргумента. Для ш > 1 Пя (и>) сводится к «^е (Дсг)2(Ш21)| +, (13) где </о (ж) функция Бесселя и Л^о (х) функция Неймана. Мы ввели безразмерный параметр = 2рпа'./К, где, а толщина проволоки. Для еУ/4зрп > 1 мы получим р? и{2а-ш)^Он{и)2. (14).

Таким образом, ток является линейной функцией от напряжения в промежутке 2врп < еУ < 4эрп и насыщается на уровне.

Зависимость тока фононного увлечения может оказаться ступенчатой функцией приложенного к активной проволоке напряжения при определенном соотношении между двумя близкими значениями импульсов Ферми.

Интересно проследить каким образом уменьшается ток при условии еУ <С врп (мы рассматриваем еУ Т). При этом оказывается, что вклад в ток от члена, включающего функцию Бесселя мнимого аргумента оказывается пропорционален (Т/зрп)ье" 20*, в то время как оставшийся вклад (он возникает от суммы квадратов функций Бесселя) пропорционален е-2^/т. При увеличении еУ второй член быстро возрастает и дает основной вклад в ток фононного увлечения.

До сих пор мы считали, что реализуется сильно вырожденный случай р^/2т еУ Т. При кулоновском увлечении мы обсуждали и случай малых импульсов Ферми рп, при этом мы показали, что ток кулоновского увлечения есть убывающая функция температуры. Для фононного вклада такая ситуация не реализуется, так как передаваемые импульсы в этом случае ограничены снизу импульсом 2те.

Влияние магнитного поля на кулоновское увлечение между двумя квантовыми ямами в сильном магнитном поле, перпендикулярном плоскости ям и в присутствии беспорядка исследовалось в [74, 75]. При этом может появиться и напряжение Холла, индуцируемое в пассивной (изначально бестоковой) яме в направлении, перпендикулярном как магнитному полю, так и току в активной (токопроводящей) яме [76], [77]. Эти две геометрии можно назвать поперечными.

Если приложить сильное магнитное поле параллельно двум ямам, то такое поле, квантуя движение в поперечном направлении, сведет задачу о кулоновском увлечении в двух ямах к рассмотренному нами [67] случаю кулоновского увлечения в одномерных параллельных проволоках. Мы рассмотрим случай таких больших магнитных полей, что магнитная длина, а в меньше ширины квантовой ямы. Более того, мы рассмотрим предельный квантовый случай, когда только основной уровень осцилляторных состояний (состояний Ландау) заполнен электронами в двух ямах, так что.

Кшв > Ц- (16).

Здесь ив циклотронная частота, ц химпотенциал. И в омическом, и в неомическом случае мы предсказываем резкие осцилляции тока увлечения как функции напряжения на затворе (или химического потенциала). Квантуя поперечное движение электронов в ямах, сильное магнитное поле приводит к тому, что электронные состояния можно рассматривать как «трубки» или «проволоки». Кулоновское увлечение в этой ситуации по существу сводится к кулоновскому увлечению между двумя параллельными нанопроволоками.

Учет спина при кулоновском увлечении в магнитном поле между двумя квантовыми ямами приводит к тому, что Зеемановское расщепление Йш^А (Д = дт/2то включает отношение эффективной электронной массы т к массе свободного электрона то) входит наряду со сдвигом двух подзон ?12 в окончательный результат для тока увлечения. Ток увлечения, таким образом, оказывается чувствительным также и к спиновому расщеплению (и, соответственно, к величине эффективного р-фактора в плоскости ям).

Достижения в изготовлении гетероструктур ферромагнетик-полупроводник и инжек-ции спина в полупроводники [78] привели к интересу к явлениям переноса в спин поляризованных системах. Электрон-электронные взаимодействия для таких систем очень важны, так как они приводят к установлению равновесия по импульсу двух спин поляризованных подсистем. При этом спиновый ток в системе будет уменьшаться, так как произойдет передача импульса между носителями со спином вверх и вниз. Именно такой эффект понимается под спиновым увлечением [79], в этом эффекте электроны со спином вверх и вниз в одной и той же структуре играют роль электронов в двух слоях или проволоках, разделенных пространственно. Эффект получил экспериментальное подтверждение в [80]. Отличие от обычной ситуации кулоновского увлечения заключается в том, что спиновое увлечение имеет место в одиночной структуре, носители с различными спинами играют роль увлекающих (активных) и увлекаемых (пассивных) носителей.

Как известно, кондактанс классического точечного контакта, для которого, А <С (1 ?, где, А длина волны электрона, (1 поперечный размер контакта,? длина пробега, определяется формулой Шарвина, получаемой при замене длины проводника Ь в формуле С = сг на длину пробега так что пе25 г — (V рР (2тг/г)3' гдер^ импульс Ферми, 5 площадь сечения проводника, площадь Ферми сферы. Кондактанс С баллистического квантового канала, для которого с1 ~ А, определяется из.

J ~ еьр{еУ)—г- = = С0У,.

7 Г п, где V? скорость Ферми, еУ полоса энергий электронов, участвующих в переносе заряда, 1 /УрттН плотность состояний. В общем случае, когда в переносе участвуют несколько подзон поперечного квантования, С = Ж? о, где N число активных каналов (заполненных подзон), а квант сопротивления 1/С?о = пН/е2 ~ 13 кОм. Такое квантование кондактанса было обнаружено в экспериментах [9, 8] и обычно обьясняется в духе работ [81, 82], где вычисление кондактанса сводится к вычислению коэффициента прохождения электронной волны через рассматриваемую структуру. Из соображений, похожих на использованные при вычислении кондактанса, следует, что имеет место не только квантование кондактан-са, но и других кинетических коэффициентов, например, теплопроводности [83, 84].

В случае классического баллистического точечного контакта между двумя металлическим берегами динамический отклик был впервые рассмотрен Куликом и др. [85]. Было показано, что кроме активной части импеданса существует и реактивная добавка индуктивного характера, названная кинетической индуктивностью. Мы исследуем такую индуктивность в одномерной баллистической структуре, где важную роль играет поперечное квантование, а именно, в баллистическом мостике, т. е. мы вычислим нелокальный динамический отклик баллистического квантового наномостика на приложенный потенциал, осциллирующий с частотой и. Кроме активной части кондактанса при этом в отклике на такой потенциал возникает также и реактивная часть. Эта реактивная часть оказывается индуктивной при относительно малых частотах и>. Для больших частот токовый отклик может быть и индуктивного, и емкостного характера, в зависимости от отношения ouL/vp, где L длина мостика, vp скорость Ферми. Таким образом, манипулирование параметрами наномостика позволяет изменять фазу отклика. Мы рассмотрим как одноканальный (в переносе заряда участвуют электроны, принадлежащие только одной зоне поперечного квантования в наномостике), так и многоканальный случаи. Для наиболее простого случая, когда в перенос заряда вовлечен только один канал, в случае электронейтральности канала мы получаем с<" > - <17> где L длина мостика, Go = е2/тгН квант кондактанса, vp скорость Ферми. Соответственно, для ujL vp мы имеем чисто индуктивный отклик.

Для многоканального случая в условиях электронейтральности (сильное экранирование) мы получим.

М = 1 п8ч.

Go ?ll-zfcnL/2' V 1.

Соответственно, для kL 1 мы имеем чисто индуктивный отклик, полная индуктивность есть при этом сумма индуктивностей каналов.

В обратном предельном случае слабого экранирования в полном токе доминирует ток смещения, который связан с скачками поля на контактах. Для полного тока мы получим.

Импеданс при этом оказывается емкостного характера. Первые два члена в последнем уравнении больше, чем третий. Тем не менее, этот третий член может быть выделен, так как он осциллирует как функция внешних параметров. Более того, именно осциллирующий член описывает диссипацию (приводит к вещественной части отклика тока). При этом т. е. при условии кЬ = 2пп, где п целое число, или, когда время пролета Ь/ър равно целому числу периодов ПОЛЯ 27г/и, джоулевых потерь не наблюдается, вполне понятный с классической точки зрения результат.

В течение последних десятилетий исследовались теоретически и экспериментально различные явления в квантовых проволоках: ступенчатое изменение кондактанса, дробовой шум, термоэлектрические свойства, кулоновское увлечение и целый ряд других кинетических явлений. Полное тепло, выделяемое при прохождении тока через квантовую проволоку, определяется из простых энергетических соображений, коль скоро известен кондактанс С проводника. Такие соображения, однако, ничего не говорят о пространственном распределении джоулева тепла. Между тем, знать соответствующие закономерности необходимо при конструировании устройств, использующих наноструктуры, чтобы уменьшить их перегрев. Обычно именно большое тепловыделение затрудняют работу подобных устройств.

Мы обсудим генерацию джоулева тепла при бесстолкновительном прохождении постоянного (случай статической проводимости) и переменного тока (случай высокочастотной проводимости) в полупроводниковых квантовых проволоках, соединяющих два классических резервуара. Оказывается, что тепло генерируется не в квантовой проволоке, а в резервуарах. Таким образом области, где частицы набирают энергию (область поля), и области, где происходит диссипация этой энергии, пространственно разделены. В прилегающих к проволоке резервуарах мы разделим пространство на следующие области: область, простирающаяся на длины порядка длины свободного пробега, где происходит диссипация.

19).

20) механической энергииобласть, находящаяся на расстояниях, больших, чем длина свободного пробега, но меньших, чем длина пробега по отношению к электрон-электронным столкновениямна расстояниях, больших, чем последняя длина, можно говорить об электронной температуре, и только на расстояниях еще больших можно использовать понятие температуры в общепринятом смысле.

Что касается полного количества тепла, то в каждом из двух резервуаров тепловыделение оказывается одинаковым. Учет столкновений электронов с фононами в самой проволоке, приводящий к вкладу, А С в кондактанс, не изменяет этой симметрии тепловыделения.

Отметим, что при нашем энтропийном подходе достаточно решать кинетическое уравнение с точностью до первого порядка по полю для вычисления тепловыделения. Отметим также, что расчет джоулевых потерь может служить альтернативным методом определения диссипативной (реальной) части кондактанса наноструктур.

Мы сумеем разрешить следующий парадокс. С одной стороны, скорость генерации джоулева тепла определяется скоростью релаксации рассматриваемой системы. С другой стороны, при бесстолкновительном переносе кондактанс С наноструктуры не зависит от скорости релаксационных процессов. Иными словами, это означает, что сопротивление, а значит, и полное генерируемое тепло, не зависит от скорости релаксации. Мы покажем, как можно примирить эти два обстоятельства.

Возможность переходов электронов, взаимодействующих с оптическими фононами, между уровнями Ландау с противоположной ориентацией спинов можно назвать спин-магнетофононным резонансом (СМФР). Такому явлению уделялось внимание во многих работах (см. [86, 87, 88, 89]). Мы обсудим особенности СМФР в полумагнитных полупроводниках, где из-за большого эффективного^{-фактора} условия для СМФР легко достижимы. Условие спинового резонанса имеет следующий вид д/лвВ = Ншьо. (21).

Здесь ¿-¿-в ~ магнетон Бора, д — эффективный р-фактор носителей, а В — внешнее магнитное поле. Этот резонанс приводит к расщеплению уровней, которое зависит от величины и электрон-фононного взаимодействия, и спин-орбитального взаимодействия в данной структуре. Считая, что квантовая яма не обладает симметрией инверсии, мы примем модель Рашбы для описания спин-орбитального взаимодействия, оператор соответствующего взаимодействия.

Ни = ^[егр]п, где п единичный вектор, перпендикулярный плоскости квантовой ямы, сгг матрицы Паули, р оператор импульса, а я константа. Это взаимодействие связано с инверсионной асимметрией структуры. Для расщепления уровней энергии электрона получается оценка Д ~ ац^/а/1с, где, а константа электрон-фононной связи, ответственная за поляронный сдвиг массы электрона, 1С = ^Тьс/еВ магнитная длина.

Для наблюдения такого расщепления неопределенность уровня должна быть меньше самого расщепления уровня Д ~ 5 • Ю-4 эВ. Для этого требуются времена релаксации большие, чем Ю-12 с. С другой стороны, минимальное значение г, позволяющее нам оставаться в рамках теории возмущений при Нш^о — 0.02 эВ, В = 3 Т, тс = 0.1ш0, ад = Ю-9 эВ-см, а = 0.39 оказывается короче чем т0 = 5 • Ю-10 с. Таким образом, мы убеждаемся, что существует область времен релаксаций ~ Ю-11 е., где теория возмущений применима и расщепление все еще наблюдаемо.

Упомянутое расщепление уровней может быть зарегистрировано, например, в оптических экспериментах на резонансное прохождение света через такую квантовую яму (или отражение от такой ямы). Мы рассчитали соответствующие коэффициенты для такого оптического эксперимента и указали, что изменением магнитного поля можно добиться условий магнетофононного резонанса, при этих условиях одиночная линия отражения должна расщепиться на две.

Заключение

.

Представленная работа посвящена изучению кинетики баллистических квазиодномерных наноструктур. Одной из основных целей работы являлось создание и развитие новых методов описания кинетики структур с пониженной размерностью. Основные результаты работы состоят в следующем.

1. Построена кинетическая теория флуктуаций в вырожденном случае с учетом межзонных переходов в полупроводниках в неравновесных условиях. Учтена неравновесность как за счет приложенного к образцу напряжения, так и за счет внешнего оптического поля.

Открыт новый квантовый механизм межчастичной корреляции, до сих пор остававшийся незамеченным. Указано, что такая межчастичная корреляция существует даже без прямого межчастичного взаимодействия. Выяснен физический смысл и происхождение квантовых добавок к источнику корреляции. Установлены явные выражения для дополнительных членов в источнике флуктуаций для электрон-примесного, электрон-фотонного, электрон-фононного, электрон-электронного взаимодействий. Получены явные микроскопические выражения для корреляторов Лан-жевеновских случайных сил для всех рассмотренных взаимодействий. Указана важность учета дополнительных членов в источнике, не имеющих аналогов в невырожденном случае.

2. Построена теория дробового шума в режиме токов, ограниченных пространственным зарядом. Установлено, что благодаря самосогласованному полю мощность неравновесного дробового шума может быть подавлена и оказаться меньше классического Пуассоновского значения. Вычислен множитель подавления для различных механизмов рассеяния и для различных размерностей пространства.

3. Предсказаны острые осцилляции мощности шумов тока кулоновского увлечения в баллистическом режиме как функции напряжения на затворе. Мощность шумов как функция напряжения на затворе (изменяющем положение уровней энергии) составляет систему пиков, каждый из которых определяется совпадением уровней поперечного квантования в обеих проволоках. Указана важность этого эффекта как в исследовании межпроволочного кулоновского взаимодействия, так и для выяснения однозонной структуры поперечного квантования в нанопроволоках.

4. Построена теория кулоновского увлечения между параллельными квантовыми проволоками в нелинейном режиме. Установлено, что в случае относительно больших приложенных напряжений к активной проволоке ток кулоновского увлечения в пассивной проволоке имеет порог появления, при напряжениях больше этого порога ток увлечения оказывается квадратичной функцией напряжения. Выяснено, что наблюдаемая на эксперименте температурная зависимость сопротивления увлечения может быть объяснена в рамках теории Ферми жидкости и не может служить решающим аргументом, указывающим на проявление структурой свойств Латтинжеров-ской жидкости.

5. В нелинейном режиме для фононного вклада в ток увлечения между двумя нано-проволоками установлено пороговое условие, что приложенное к активной проволоке напряжение должно быть больше параметра Блоха-Грюнайзена врп (оно должно быть больше и сдвига уровней поперечного квантования в двух проволоках, как и в случае кулоновского увлечения). Фононный вклад в ток увлечения как функция приложенного напряжения состоит из ступенек, каждая новая ступенька появляется, когда для соответствующей подзоны начинает выполняться пороговое условие.

6. Показано, что сильное магнитное поле, приложенное вдоль двух параллельных ям, квантуя поперечное движение электронов, приводит к тому, что можно рассматривать сами электронные состояния как «трубки» или «проволоки». Кулоновское увлечение в этой ситуации имеет много общего с кулоновским увлечением между двумя параллельными нанопроволоками. Ток увлечения между квантовыми ямами оказывается быстро растущей функцией магнитного поля, так как магнитное поле и увеличивает плотность электронных состояний, и уменьшает передаваемый импульс (что также ведет к усилению эффекта увлечения) при столкновениях электронов, принадлежащих двум разным ямам.

7. Выяснено, что динамический отклик наномостика при относительно малых частотах приложенного осциллирующего напряжения имеет индуктивный характер. С увеличением частоты комплексный кондактанс наномостика приобретает емкостной характер. Установлено, что при определенных частотах внешнего поля реальная часть кондактанса обращается в нуль, т. е. мостик не приводит к джоулевым потерям. Предсказанную кинетическую индуктивность (в общем случае кинетическое комплексное сопротивление) можно зарегистрировать стандартными методами фазовых измерений, в частности измеряя импеданс контура, состоящего из мостика и емкости. Этой индуктивностью можно манипулировать, изменяя параметры самого мостика (например, напряжением на затворе). Рассмотренная нами кинетическая индуктивность позволяет ввести индуктивные элементы в наноэлектронные приборы.

8. Сделан вывод, что при протекании тока через квантовую наноструктуру в режиме бесстолкновительного омического переноса заряда генерация энтропии происходит на длине свободного пробега в резервуарах. В резервуарах выделены области пространства в соответствии с физическими явлениями, происходящими в этих областях. В области резервуара, непосредственно примыкающей к наноструктуре и характеризуемой длиной свободного пробега, происходит генерация энтропии и диссипация механической энергии. Дальше можно выделить диффузионную область, где все еще функция распределения сильно неравновесна по энергии. За ней располагается область, где можно ввести понятие электронной температуры. И только еще дальше область, где можно ввести понятие температуры (и тепла) в общепринятом смысле.

Указано, что для подсчета джоулевых потерь для этого случая (как и во всех случаях омической проводимости) достаточно решать кинетическое уравнение с точностью до первого порядка по падению потенциала (или электрическому полю) вдоль наноструктуры. Мы нашли, что даже в случае различных длин свободного пробега в двух резервуарах производство тепла одно и то же в обоих резервуарах. Указано, что это является следствием особой симметрии, типичной для проводников с сильно вырожденными по Ферми носителями. Отмечено также, что вычисление производства энтропии обеспечивает альтернативный метод вычисления бесстолкновительно-го кондактанса.

9. Выяснено, что спиновый магнетофононный резонанс в квантовых ямах на основе полу магнитных полупроводников приводит к расщеплению уровней. Предложен и рассчитан оптический эксперимент, где такое расщепление может быть зарегистрировано. Указано, что резонансная линия отражения и прохождения света, определяемая межзонными переходами, расщепляется на две линии. Расстояние между линиями определяется как силой электрон-фононной связи, так и спин-орбитальным взаимодействием.

В заключение считаю своим приятным долгом выразить благодарность за полезное сотрудничество соавторам по работам, вошедшим в материалы диссертации: В. Л. Гуре-вичу, С. В. Ганцевичу, В. И. Козубу, Д. А. Паршину, В. Д. Кагану, Р. Катил юсу, В. В. Афонину.

Я также благодарен всем участникам семинаров сектора Физической кинетики ФТИ им. А. Ф. Иоффе. Обсуждения моих работ на этих семинарах принесли несомненную пользу.

Автор выражает благодарность В. Б. Халфину и К. Овстхусу, по чьей инициативе была начата работа, вошедшая в первую главу. Автор благодарен также В. Д. Кагану, С. В. Ганцевичу за обсуждения и В. JI. Гуревичу за критический просмотр этой главы. Работа, вошедшая в эту главу, частично была поддержана Research Council of Norway через Cultural Exchange Program (KAS)h Российским фондом фундаментальных исследований (Гр. 97−02−18 286).

Автор благодарен Нагаеву К. Е. за обсуждение вопросов, затронутых во второй главе. Работа, вошедшая в эту главу, была выполнена при поддержке РФФИ (Гр. 00−15−96 748).

Выражаю также благодарность П. Дебрейю за присылку препринта работы [68] до публикации. Автор благодарен за поддержку РФФИ (Гр. 97−02−18 286-а) работ, вошедших в третью, четвертую и пятую главы.

Работа, вошедшая в шестую главу, была поддержана РФФИ, Гр. 03−02−17 638.

Автор благодарен В. В. Афонину за ценные дискуссии при подготовке работы, вошедшей в седьмую главу.

Автор с благодарностью признает поддержку Российского Фонда Фундаментальных Исследований (грант N 95−02−4 109-а) при написании обзора, частично вошедшего в восьмую главу.

Автор благодарит Ю. Г. Кусраева за интересную дискуссию, в ходе которой и возникла тема исследования работы, вошедшей в девятую главу.

Особую признательность я хотел бы выразить В. JT. Гуревичу, чье постоянное внимание к работе и постоянная поддержка ощущалась не только при совместной работе, но и на всех этапах подготовки диссертации.