структурах. Электроны в квантовых пленках обычно называют двумерным электронным газом.

Квантовые проволоки (иначе называемые квантовыми нитями или кван­товыми шнурами) - это одномерные (1D) структуры, в которых квантовое ограничение действует в двух направлениях. Соответственно, носители заря­да могут свободно двигаться в квантовой проволоке только в одном направ­лении - вдоль оси проволоки. Таким образом, кинетическая составляющая только вдоль одного направления и квантованные значения энергии вносят вклад в общую энергию носителя заряда. Как следствие этого, плотность со-

Т-.1/2

стояний имеет зависимость от энергии вида Е для каждой дискретной пары состояний в направлении квантового ограничения.

Квантовые точки - это нуль-мерные (0D) структуры, в которых движе­ние носителей заряда ограничено во всех трех направлениях. Энергетические состояния при этом оказываются также квантованными во всех трех направ­лениях, а плотность состояний представляет собой серию острых пиков, на­подобие того, как это имеет место у атомов. Благодаря такому сходству с атомами квантовые точки иногда называют искусственными атомами.

Квантовые пленки, квантовые проволоки и квантовые точки являются элементарными низкоразмерными наноструктурами, которые следует рас­сматривать в определенном смысле как идеализированные объекты, пред­ставляющие фундаментальные следствия проявления эффекта квантового ог­раничения. Очевидно, что наноструктуры, имеющие практический интерес, должны располагаться на какой-либо подложке и иметь контакт с другими структурами и функциональными элементами. Более того, приборные при­менения требуют комбинации элементарных структур. Вместе с этим, не­смотря на значительное расширение гаммы квантово-механических эффек­тов, проявляющихся в сложных комбинированных структурах, отмеченные закономерности квантового ограничения остаются доминирующими.

1.3.2. Баллистический транспорт носителей заряда

Баллистический транспорт в наноструктурах заключается в переносе элек­тронов без рассеяния. В противоположность этому в макроструктурах элек­троны могут подвергаться весьма существенному рассеянию на колебаниях кристаллической решетки, на структурных дефектах либо на границе раздела фаз, а также при взаимных столкновениях.

Электрон, сталкивающийся с другим электроном или испытывающий рассеяние на колебаниях решетки, на дефектах либо на границе раздела, не­избежно изменяет свое энергетическое состояние. Среднее расстояние, кото­рое электрон проходит между двумя ближайшими актами рассеяния, назы­вают средней длиной свободного пробега.

В макроскопических системах средняя длина свободного пробега элек­тронов всегда намного меньше размера этих систем. Для них справедливы следующие допущения: 1) процессы рассеяния носителей заряда локальны, т. е. происходят в определенных точках пространства; 2) рассеяние непрерывно во времени; 3) и рассеяние, и поля, инициирующие движение носителей за­ряда, малы настолько, что оба эти фактора вызывают независимые отклоне­ния в равновесии всей системы; 4) масштаб времени для наблюдения за сис­темой выбран таким образом, что регистрируются только события, которые являются медленными по отношению к среднему времени между двумя бли­жайшими актами рассеяния. Такие допущения позволяют использовать кине­тическое уравнение Больцмана для описания транспорта носителей заряда в макроскопических системах.

В наноструктурах условия для транспорта носителей заряда существен­но отличаются от таковых в макросистемах. В структурах с размером менее длины свободного пробега носителей перенос носителей заряда происходит без их рассеяния. Такой перенос называют баллистическим транспортом. При этом допущения, позволяющие описывать транспорт носителей заряда с использованием кинетического уравнения Больцмана, теряют свою силу. Ос­новные эффекты, относящиеся к баллистическому транспорту, зависят от со­отношения между размерами структуры, в которой рассматривается перенос носителей заряда, и характерными длинами свободного пробега. Ключевыми являются длины свободного пробега, характеризующие упругое и неупругое рассеяние носителей заряда.

Средняя длина свободного пробега при упругом рассеянии - это среднее

расстояние, которое проходит носитель заряда между двумя ближайшими ак-

1/2

тами упругого рассеяния. Она определяется скоростью Ферми v_F = (2E_F/m) (где E_F - энергия Ферми) и временем рассеяния x_sc = Ddlv²_p (где D - коэффи­циент диффузии носителей и d - размерность структуры) как l_e = v_Fz_sc, когда электронная система вырождена при низкой температуре.

Средняя длина свободного пробега при неупругом рассеянии - это рас­стояние, на протяжении которого электронная волна изменяет свою фазу вследствие рассеяния. Численно это l_in = v_Fi₉ где т_ф - время релаксации фазы

(или энергии). Имеется другой параметр, характеризующий неупругое рас-

1/2

сеяние носителей заряда. Длина фазовой когерентности 1_Ф = (Dt_ф) - это рас­стояние, на протяжении которого электронная волна сохраняет свою фазу, или, как еще говорят, подвижный носитель сохраняет свою фазовую память. Следует иметь в виду, что средняя длина свободного пробега при неупругом рассеянии и длина фазовой когерентности представляют собой различные характеристики. Длина фазовой когерентности меньше, чем средняя длина свободного пробега при неупругом рассеянии. Оба приведенных характери­стических параметра важны при анализе условий фазовой интерференции электронных волн.

В твердых телах средняя длина свободного пробега для неупругого рас­сеяния больше, чем для упругого. Транспорт носителей заряда в структурах с размером между этими двумя характеристиками происходит квазибаллисти- чески, т. е. со слабым рассеянием.

Одной из важных размерных характеристик для наноструктур является длина волны Ферми X_F = 2n/k_F, где k_F - волновой вектор, соответствующий энергии Ферми. При температуре абсолютного нуля электроны находятся в состояниях, определяемых соотношением |k| < k_F, что эквивалентно элек­тронным волнам с длиной волны X > X_F.

Сравнивая размер наноструктуры со средней длиной свободного пробега электронов и длиной волны Ферми, характеризующих материал, из которого данная структура изготовлена, можно оценить основные особенности движе­ния носителей заряда в этой наноструктуре. В металлах средняя длина сво­бодного пробега электронов даже при низких температурах обычно не пре­вышает 10 нм. Эта величина сравнима или меньше размеров типичных нано­структур. Вследствие этого баллистический транспорт в металлических на­ноструктурах реализуется с трудом. Более того, длина волны Ферми в них тоже очень мала - 0,1-0,2 нм. В результате квантование энергетических уровней в металлах не является существенным фактором, за исключением очень низких температур, когда расстояние между двумя соседними энерге­тическими уровнями становится сравнимым с тепловой энергией (k_BT). По­этому наиболее существенное разделение энергетических уровней в кванто­вых точках из металлов связано с кулоновским взаимодействием.

Транспорт носителей заряда в полупроводниках характеризуется сред­ней длиной свободного пробега электронов, которая может доходить до не­скольких микрометров. Баллистический транспорт довольно легко реализу­ется в наноструктурах из полупроводников. Так, при комнатной температуре

средняя длина свободного пробега электронов при неупругом рассеянии дос- тигает 50-100 нм в Si и около 120 нм в GaAs. Более того, длина волн Ферми в полупроводниках достигает 30-50 нм. Когда размер структур становится сравнимым с этими величинами, квантование энергии, связанное с эффектом квантового ограничения, становится существенным фактором, определяю- щим электронные свойства и транспорт носителей заряда в них.

Идеальный баллистический транспорт носителей заряда в нанострукту- рах характеризуется универсальной баллистической проводимостью, которая

не зависит от материала и определяется лишь фундаментальными константами. Наиболее простым прибором для иллюстра- ции этого является проводник с двумя кон- тактами. Такой проводник схематически по- казан на рис. 1.5, где сужение между двумя резервуарами с электронами действует как проводящая квантовая проволока. Предпо- лагается, что в этом канале нет никаких не- однородностей, приводящих к рассеянию носителей. Кроме того, полагается, что связь

этого совершенного проводящего канала с резервуарами для электронов осуществляется посредствам безотражательных проводников, что предпола- гает неизбежное попадание в резервуар всех электронов, вышедших из кана- ла.

Будем считать, что вся структура находится при температуре абсолют- ного нуля и резервуары заполнены электронами до уровней, характеризуе- мых электрохимическими потенциалами и /₂, причем /₁ > /₂. Если элек- тронные состояния между и /₂ полностью заняты, между резервуарами протекает ток

I = (л₁ - /₂)ev(dn/d/), (1.7)

где е - заряд электрона; v - составляющая скорости электронов на поверхно- сти Ферми вдоль оси канала; dn/d/ - плотность электронных состояний в ка- нале с учетом вырождения по спину. В квантовом шнуре dn/d/ = 1/п% v. Под- ставляя (л₁ - /₂) = e(V₁ - V₂), где V₁ и V₂ - электрические потенциалы, вызы- вающие разность электрохимических потенциалов в резервуарах, проводи- мость квантового шнура получаем в виде

G = I/( V - V2) = е²/ п% = 2е²/к. (1.8)

Рис. 1.5. Два резервуара с электронами, соединенные совершенным проводящим каналом [2]

Это проводимость идеального одномерного проводника, который функ­ционирует в баллистическом режиме. Она определяется только фундамен­тальными константами - зарядом электрона и постоянной Планка. Величину

л

e /h = 38,740 мкСм называют единицей квантовой проводимости. Соответст­вующее сопротивление h/e² = 25812,807 Ом.

Приведенные рассуждения могут быть обобщены на случай, когда про­водящий канал имеет более одного энергетического состояния ниже уровня Ферми. Для канала с N разрешенными состояниями, или, что то же самое, с N передающими модами, получаем

G = N(2e²/h). (1.9)

Проводимость канала с переменным числом передающих мод должна квантоваться в единицах 2e²/h. Это наблюдается в квантовых точечных кон­тактах, которые представляют собой узкие двумерные каналы, соединяющие широкие резервуары с электронами.

Как только движение электрона становится когерентным, в том смысле, что электрон проходит через всю структуру без рассеяния, его волновая функция будет сохранять определенную фазу. При этом электрон способен продемонстрировать разнообразные интерференционные эффекты.

Рассмотрим интерференцию двух волн, представленных волновыми функциями в общем виде у = Аехр(ф). Когда две таких волны складываются, вероятность появления новой волны определяется соотношением [2]

W = |у1 + у2|² = A1I² + | A2I² + 4A A2|²cos(^1 - Ф2). (1.10)

Эта вероятность может изменяться в пределах от суммы амплитуд двух взаимодействующих волн до их разности, в зависимости от соотношения их фаз (ф₁ и ф₂). В отличие от наноструктур для макроскопических систем не важно сохранять какую-либо информацию относительно фаз взаимодейст­вующих электронных волн, по крайней мере, по двум причинам. Во-первых, их размеры больше и длины фазовой когерентности, и средней длины сво­бодного пробега носителей заряда при неупругом рассеивании. Во-вторых, усреднение по большому количеству парных взаимодействий полностью сглаживает эффект от интерференции отдельных электронных волн, потому что все они объединяются случайным образом. Этого не происходит в нано­структурах, где усреднение сведено к минимуму, что и позволяет наблюдать квантовые интерференционные эффекты.