Квантово-размерный эффект

Ква́нтовый разме́рный эффе́кт (квантово-размерный эффект, КРЭ) — размерный эффект, изменение термодинамических и кинетических свойств кристалла, когда хотя бы один из его геометрических размеров становится соизмеримым с длиной  электронов. Этот эффект связан с квантованием энергии носителей заряда, движение которых ограничено в одном, двух или трёх направлениях.

При ограничении бесконечного кристалла потенциальными барьерами или при создании границ возникают дискретные уровни квантования. Дискретный спектр возникает в любом ограниченном потенциальными стенками объёме, но практически наблюдается только при достаточно малом размере тела, поскольку эффекты (декогеренции) приводят к уширению энергетических уровней и, поэтому (энергетический спектр) воспринимается как (непрерывный). Наблюдение квантового размерного эффекта возможно только, если хотя бы один из размеров кристалла достаточно мал.

История открытия

Физическая основа существования квантового (размерного эффекта) — квантование энергии ограниченного движения частицы в (потенциальной яме). Простейшей, точно решаемой моделью, является модель (прямоугольной потенциальной ямы с бесконечными стенками). Дискретные уровни энергии частицы

${\displaystyle E_{n}={\frac {\pi ^{2}\hbar ^{2}n^{2}}{2mL^{2}}}}$

находятся из решения уравнения Шрёдингера и зависят от ширины ямы L (m — масса частицы, n=1,2,3…). Движение (электронов проводимости) в кристалле ограничено поверхностью образца которая, в силу большой величины работы выхода, может быть аппроксимирована потенциальной ямой с бесконечными стенками. В теоретических работах(И. М. Лифшиц) и (А. М. Косевич) впервые заметили, что изменение геометрических размеров проводника приводит к изменению числа заполненных дискретных уровней ниже (энергии Ферми) ${\displaystyle \varepsilon _{F}}$, что должно проявиться в осциллирующей зависимости термодинамических величин и кинетических коэффициентов от размеров образца или ${\displaystyle \varepsilon _{F}}$(химического потенциала). Условиями наблюдения КРЭ являются низкие температуры эксперимента (чтобы избежать температурного уширения квантовых уровней), чистые образцы с малым рассеянием на дефектах и соизмеримость размеров кристалла с (дебройлевской длиной волны) носителей заряда ${\displaystyle \lambda _{D}}$. В типичном металле ${\displaystyle \lambda _{D}}$ порядка межатомного расстояния (≤10Å) и при макроскопических размерах кристалла электронные состояния сливаются в непрерывный спектр. Поэтому впервые КРЭ был наблюден (В. Н. Луцкий, В. Б. Сандомирский, Ю. Ф. Огрин) в полупроводниках и полуметалле висмуте, в которых ${\displaystyle \lambda _{D}}$~100Å. Теоретическое предсказание и экспериментальное наблюдение КРЭ были внесены в (Государственный реестр открытий СССР.) Впоследствии КРЭ был наблюден в металлических пленках, и были обнаружены квантово-размерные осцилляции (критической температуры сверхпроводимости) пленок олова.

В тонких плёнках

Квантовый размерный эффект в тонких плёнках обусловлен тем, что поперечное движение электронов квантовано: проекция (квазиимпульса) на направление малого размера L (по оси z) может принимать лишь дискретный набор значений: ${\displaystyle |p_{z}|=(\pi h/L)n}$, ${\displaystyle n=1,2,3...}$. Это соотношение справедливо для квазичастиц с квадратичным законом дисперсии в прямоугольной яме с бесконечно высокими потенциальными стенками, но оно достаточно для понимания физической природы эффекта. Размерное квантование квазиимпульса приводит к преобразованию спектра и возникновению «двумерных» подзон: энергия электронов определяется непрерывными компонентами квазиимпульса, параллельными поверхности плёнки, и квантовым числом ${\displaystyle n}$. Квазидискретный характер спектра приводит к скачкам (ступенькам для (двумерного электронного газа)) в плотности состояний при значениях энергии, отвечающих минимальным энергиям в подзонах ${\displaystyle E_{n}}$. С другой стороны, при увеличении толщины плёнки при некоторых значениях ${\displaystyle L_{n}}$ меняется число подзон в пределах фермиевской энергии ${\displaystyle \varepsilon _{F}}$. Появление новых подзон происходит в окрестности точек пересечения экстремальной хорды ${\displaystyle \Delta P_{z}^{extr}}$(Рис.${\displaystyle a}$) с поверхностью Ферми. Вследствие этого термодинамические и кинетические характеристики осциллируют с периодом ${\displaystyle \Delta L=2\pi \hbar /\Delta P_{z}^{extr}}$. В случае, когда ${\displaystyle E_{1}<\varepsilon _{F}<E_{2}}$, заполнена лишь одна зона размерного квантования, и (электронный газ становится (квази) двумерным). Полупроводниковые (гетероструктуры) с (двумерным электронным газом) широко используются в физических исследованиях и современной наноэлектронике.

Квазиклассическая теория. Общий случай

Рис. Изменение импульса электрона ΔP_z на изоэнергетической поверхности при столкновении с границами (a). Периодическая траектория электрона в тонкой пластине (b).

Рассмотрим металлическую пластину толщиной ${\displaystyle L}$. При зеркальном отражении от границ электрона со сложным (законом дисперсии) ${\displaystyle \varepsilon =\varepsilon \left(\mathbf {p} \right)}$, сохраняется энергия ${\displaystyle \varepsilon }$ и ${\displaystyle {{\mathbf {p} }_{\bot }}}$ — проекция импульса на поверхность металла. Проекция импульса ${\displaystyle p_{z}}$ вдоль нормали к поверхности (ось ${\displaystyle z}$) до (${\displaystyle p_{z}^{(1)}}$) и после (${\displaystyle p_{z}^{(2)}}$) соударения удовлетворяют соотношению

${\displaystyle \varepsilon \left({{\mathbf {p} }_{\bot }},p_{z}^{\left(1,2\right)}\right)=\varepsilon \,.\quad \quad (1)}$

Решениям уравнения (1) ${\displaystyle p_{z}^{(1,2)}\left(\varepsilon ,{{\mathbf {p} }_{\bot }}\right)}$ соответствуют противоположные знаки скорости электрона ${\displaystyle v_{z}^{(1,2)}}$. Уравнение (1) может иметь больше двух корней. В этом случае корни должны быть разделены на пары таким образом, чтобы при переходе от ${\displaystyle p_{z}^{(1)}}$ к ${\displaystyle p_{z}^{(2)}}$кинетическая энергия все время была меньше фиксированной величины ${\displaystyle \varepsilon }$.

Возникновение размерного квантования иллюстрирует рисунок. В реальном пространстве электроны совершают движение по периодической траектории (Рис. ${\displaystyle b}$), состоящей из повторяющихся участков, каждый из которых состоит из двух прямолинейных частей с противоположным направлением скорости вдоль нормали к поверхностям пластины, ${\displaystyle \operatorname {sgn} \left(v_{z}^{(1)}\right)=-\operatorname {sgn} \left(v_{z}^{(2)}\right)}$. В импульсном пространстве при каждом отражении от границы электрон совершает скачки между точками ${\displaystyle A\left(p_{z}^{(1)},{{\mathbf {p} }_{\bot }}\right)}$ и ${\displaystyle B\left(p_{z}^{(2)},{{\mathbf {p} }_{\bot }}\right)}$ (${\displaystyle AB\to BA\to AB\to ...}$), которые связаны между собой параллельной оси ${\displaystyle p_{z}}$ хордой изоэнергетической поверхности (Рис.${\displaystyle a}$). Согласно общим принципам квантовой механики такому периодическому движению соответствует дискретный энергетический спектр.

(Квазиклассические уровни энергии) находятся из условия (квантования адиабатического инварианта)

${\displaystyle I={\frac {1}{2\pi }}\oint {{{p}_{z}}dz=}{\frac {1}{2\pi }}\left|p_{z}^{(1)}-p_{z}^{(2)}\right|L=n\hbar \,,\quad \quad (2)}$

где ${\displaystyle n=1,2,3...}$ . Из уравнения (2) находим

${\displaystyle \Delta {{P}_{z}}=\left|p_{z}^{(1)}-p_{z}^{(2)}\right|={\frac {2\pi n\hbar }{L}}\,.\quad \quad (3)}$

Равенство (3) следует рассматривать, как уравнение относительно энергии при фиксированном значении ${\displaystyle {{\mathbf {p} }_{\bot }}}$, решая которое находим систему квантовых уровней ${\displaystyle {{\varepsilon }_{n}}\left({{\mathbf {p} }_{\bot }}\right)}$. Если уравнение (1) имеет несколько пар корней, то существует несколько систем уровней.

В случае сферического закона дисперсии электронов, ${\displaystyle \varepsilon ={{\mathbf {p} }^{2}}/2{{m}^{*}}}$ (${\displaystyle m^{*}}$ — эффективная масса), хорда изоэнергетической поверхности ${\displaystyle \Delta {{P}_{z}}=2{\sqrt {2{{m}^{*}}\varepsilon -p_{\bot }^{2}}}}$, и квантованные значения энергии равны

${\displaystyle {{\varepsilon }_{n}}\left({{p}_{\bot }}\right)={\frac {{{\pi }^{2}}{{\hbar }^{2}}{{n}^{2}}}{2{{m}^{*}}{{L}^{2}}}}+{\frac {p_{\bot }^{2}}{2{{m}^{*}}}}\,.}$

Квантовый размерный эффект в гетероструктурах

Типичным примером системы, в которой проявляется квантовый размерный эффект, может служить двойная (гетероструктура) (AlGaAs)/(GaAs)/AlGaAs с (двумерным электронным газом), где электроны находящиеся в слое GaAs ограничены высокими потенциальными барьерами AlGaAs, то есть для электронов формируется (потенциальная яма), описываемая дном (зон проводимости) двух материалов, малого размера (обычно порядка 10 нм) и возникают дискретные уровни, которые соответствуют движению электронов поперёк слоя GaAs, хотя продольное движение остаётся свободным. Эти (уровни) эффективно сдвигают зону проводимости вверх по энергии. В результате изменяется ширина запрещённой зоны GaAs и, соответственно, происходит (сдвиг в синюю область) (края межзонного поглощения). Аналогично, но с большим изменением запрещённой зоны квантовый размерный эффект наблюдается в (квантовых точках), где электрон ограничен по всем трём координатам.

Кондактанс квантового контакта

Примером проявления КРЭ является размерное квантование кондактанса (кондактанс — величина, обратная электрическому сопротивлению) квантовых контактов (микросужений, тонких проволок и т. п., соединяющих массивные проводники), диаметр ${\displaystyle d}$ которых намного меньше длины свободного пробега носителей заряда и сравним с ${\displaystyle \lambda _{D}}$.

В 1957 году (Ландауер) показал, что проводимость одномерной проволочки, подсоединенной к массивным металлическим берегам, не зависит от величины (энергии Ферми) ${\displaystyle \varepsilon _{F}}$ и при нуле температуры и малых напряжениях равна кванту кондактанса ${\displaystyle G_{0}=2e^{2}/h}$, где ${\displaystyle e}$ — заряд электрона, ${\displaystyle h}$ — постоянная Планка. Если диаметр проволочки сравним с ${\displaystyle \lambda _{D}\lesssim d}$, энергетический спектр внутри неё дискретен за счет КРЭ, и существует конечное число квантовых уровней ${\displaystyle N}$, с энергиями ${\displaystyle E_{n}<\varepsilon _{F}}$ (${\displaystyle n\leqslant N}$). Кондактанс ${\displaystyle G}$ при нуле температур определяется числом ${\displaystyle N}$ (или, как часто говорят, числом квантовых проводящих мод). Каждая из мод вносит вклад в ${\displaystyle G}$, равный ${\displaystyle G_{0}}$, так что полный кондактанс равен ${\displaystyle G=NG_{0}}$. При фиксированном ${\displaystyle N}$ величина ${\displaystyle G}$ не зависит от диаметра проволочки. Энергии ${\displaystyle E_{n}}$ уменьшаются с увеличением диаметра ${\displaystyle d}$. С ростом ${\displaystyle d}$ в какой-то момент новая квантовая мода становится разрешенной (пересекает уровень Ферми), дает вклад в проводимость, а кондактанс скачком увеличивается на величину ${\displaystyle G_{0}}$.

Эффект квантования кондактанса (ступенчатая зависимость ${\displaystyle G(d)}$ с шагом, равным одному кванту ${\displaystyle G_{0}}$) был обнаружен в сужениях, созданных на основе (двумерного электронного газа) в GaAs-AlGaAs (гетероструктурах). Строго говоря, квантование уровней энергии возникает лишь в пределе бесконечно длинного канала, в то время как квантование кондактанса экспериментально наблюдается в сужениях, диаметр которых существенно увеличивается при удалении от их центра. Этот эффект был объяснен в работах, в которых было показано, что если форма 2D контакта (адиабатически) плавно меняется в масштабе ${\displaystyle \lambda _{D}}$, то его кондактанс квантуется, а положение ступеней на зависимости ${\displaystyle G(d)}$ определяется минимальным диаметром сужения.

Эффект квантования кондактанса наблюдается и в трехмерных металлических контактах, создаваемых с помощью сканирующего туннельного микроскопа и методом «разломных контактов» (break-junction). Теоретические исследования показали, что если контакт обладает цилиндрической симметрией, то вследствие вырождения уровней энергии по орбитальному квантовому числу, наряду со ступенями ${\displaystyle G_{0}}$ должны возникать ступени ${\displaystyle 3G_{0}}$, ${\displaystyle 5G_{0}}$….

Принцип неопределённости

Изменение энергии носителей заряда и появление размерного квантования упрощённо объясняется в квантовой механике и (принципом неопределённости). Если частица ограничена в пространстве в пределах расстояния L (допустим ограничен вдоль направления z), неопределённость z-компоненты её импульса возрастает на величину порядка ${\displaystyle \hbar /L}$. Соответствующее увеличение кинетической энергии частицы даётся выражением ${\displaystyle \Delta E=\hbar ^{2}/2m^{*}L^{2}}$, где ${\displaystyle m^{*}}$ — (эффективная масса) частицы. Кроме увеличения минимальной энергии частицы, квантовый размерный эффект приводит также к квантованию энергии её возбуждённых состояний. Энергии возбуждённых состояний для бесконечного одномерного потенциала прямоугольной ямы выражаются как ${\displaystyle E_{n}=\Delta En^{2}}$, где n = 1, 2, 3,…

Ссылки

1. (Лифшиц И. М.) К теории магнитной восприимчивости тонких слоев металлов при низких температурах / И. М. Лифшиц, А. М. Косевич // ДАН СССР. — 1953. — № 91 — C. 795.
2. (Лифшиц И. М.) Об осцилляциях термодинамических величин для вырожденного ферми-газа при низких температурах / И. М. Лифшиц, А. М. Косевич // Изв. АН СССР. Сер. физ. — 1955. — № 19. — C. 395.
3. Сандомирский В. Б. К теории квантовых эффектов в электропроводности полупроводниковых пленок / В. Б. Сандомирский // Радиотехника и электроника. — 1962. — № 7. — C. 1971.
4. Огрин Ю. Ф. О наблюдении квантовых размерных эффектов в пленках Вi / Ю. Ф. Огрин, В. Н. Луцкий, М. И. Елинсон // Письма в ЖЭТФ. — 1966. — № 3. — С.114 — 118.
5. Государственный реестр открытий СССР «Явление осцилляций термодинамических и кинетических свойств плёнок твердых тел». В. Н. Луцкий, В. Б. Сандомирский, Ю. Ф. Огрин, (И. М. Лифшиц), А. М. Косевич. № 182 с приоритетом от 21 мая 1953 г.
6. Квантовые размерные эффекты  (неопр.). Энциклопедия физики и техники. Дата обращения: 2 ноября 2020. 11 апреля 2021 года.
7. Сандомирский Владимир. Записки советского научного работника  (рус.) (2015). Дата обращения: 1 мая 2024. 1 мая 2024 года.
8. (Комник Ю. Ф.) Квантовые размерные эффекты в тонких пленках олова / Ю. Ф. Комник, (Е. И. Бухштаб) // Письма в ЖЭТФ. — 1968. — № 8. — С. 9 — 13.
9. (Комник Ю. Ф.), (Бухштаб Е. И.), Маньковский К. К., Квантовый размерный эффект в сверхпроводящих пленках олова // ЖЭТФ, 57, 1495—1504 (1969)
10. (Лифшиц, И. М.); (Азбель, М. Я.); (Каганов, М. И.) «Электронная теория металлов». Издательство: М.: Наука. Главная редакция Физико-математической литературы, 416 страниц; 1971 г.
11. Д. А. Усанов, А. В. Скрипаль. Физические основы наноэлектроники. — Электронное издание. — Саратов, 2013. — 128 с. — . 14 апреля 2021 года.
12. Surface Effects in the Thermodynamics of Conduction Electrons S.S. Nedorezov JETP,1967 г., Том 24, Вып. 3, стр. 578
13. Landauer R. Spatial variation of currents and fields due to localized scatterers in metallic conduction // IBM J. Res. Dev. −1957. -Vol. 1, № 3. — P. 223—231.
14. Buttiker M. Four-Terminal Phase-Coherent Conductance // Phys. Rev. Lett. −1986. — Vol.57, No. 14. — P.1761-1764.
15. van Wees B.J., van Houten H., Beenakker C.W.J., Williamson J.G., Kouwenhoven L.P., van der Marel D., Foxon C.T. Quantized conductance of point contact in two-dimensional electron gas // Phys. Rev. Lett. — 1988. — Vol. 60, No. 9. — P. 848—850.
16. Wharam D.A., Thornton T.J., Newbury R., Pepper M., Ahmed H., Frost E.F., Hasko D.G., Peacock D.C., Ritchie D.A., Jones G.A.C. One-dimensional transport and the quantization of the ballistic resistance // J. Phys. C. — 1988. — Vol.21, No. 8. — P. L209-L214.
17. Глазман Л. И., Лесовик Г. Б., Хмельницкий Д. Е., Шехтер Р. И. Безотражательный квантовый транспорт и фундаментальные ступени баллистического сопротивления в микросужениях // Письма в ЖЭТФ. −1988. — T. 48, вып. 4. — С. 218—220.
18. Isawa Y. Quantized conductance of metallic narrow channels in ballistic regime // J. Phys. Soc. Jpn. — 1988. — Vol.57. — P. 3457-3462.
19. Agrait N., Yeyati A.L., van Ruitenbeek J.M. Quantum properties of atomic-sized conductors // Phys. Rep. — 2003. — Vol.377. — P. 81.
20. Krans J.M., van Ruitenbeek J.M., Fisun V.V., Yanson I.K., de Jongh L.J. The signature of conductance quantization in metallic point contacts // Nature. — 1995. — Vol.375. — P. 767—768.
21. Богачек Е. Н., Загоскин А. М., Кулик И. О. Скачки кондактанса и квантование магнитного потока в баллистических точечных контактах // ФНТ- 1990. — Т.16, № 11. — С. 1404—1411.
22. Torres J.A., Pascual J.I., Sáenz J.J. Theory of conduction through narrow constrictions in a three-dimensional electron gas // Phys. Rev. B. — 1994. — Vol.49, No. 23. — P. 16581-16584.

Литература

• Davies, John H. The Physics of Low-Dimensional Semiconductors: An Introduction (англ.). — 6th reprint. — Cambridge University Press, 2006. — .
• Размерные эффекты // Пустырник — Румчерод. — М. : Большая российская энциклопедия, 2015. — С. 172—173. — (Большая российская энциклопедия : [в 35 т.] / гл. ред. Ю. С. Осипов ; 2004—2017, т. 28). — .
• Комник, Ю. Ф. Физика металлических пленок : Размерные и структурные эффекты. — М. : Атомиздат, 1979. — 363 с.
• Луцкий В. Н., Пинскер Т. Н. Размерное квантование. — М.: Знание, 1983. — 64 с.
• Андо Т., Фаулер А, Стерн Ф. Электронные свойства двумерных систем. Пер. с англ. — М.: Мир, 1985. — 416 с.
• Демиховский В. Я., Вугальтер Г. А. Физика квантовых низкоразмерных структур. — М.: Логос, 2000. — 250 с.

См. также

• (Квантово-размерный эффект Штарка)