Квантовые точки, нити, ямы - файл n1.doc

Квантовые точки, нити, ямы
скачать (429 kb.)
Доступные файлы (1):
n1.doc429kb.03.11.2012 15:19скачать

n1.doc

Федеральное агентство по образованию Российской Федерации

ГОУ ВПО Уфимский государственный авиационный технический университет


Реферат

на тему:

Размерные эффекты.

Квантовые ямы, нити, точки

Выполнила: Ахатова А. Ф.

Проверил: Емалетдинов А.К.

2011 г.

Содержание

  1. Размерные эффекты.

  2. Квантовые размерные эффекты.

  3. Плотность электронных состояний.

  4. Явления, обусловленные квантовыми размерными эффектами.

  5. Как создаются квантовые структуры. Квантовая яма.

  6. Квантовые точки. Методы их получения. Применение.

  7. Квантовые нити. Методы изготовления. Применение.

  8. Заключение.

Размерные эффекты.

Размерные эффекты - явления в твердых телах, наблюдающиеся в условиях, когда размеры исследуемого образца сравнимы с одной из характерных длин — длиной свободного пробега носителей заряда, длиной волны де Бройля, диффузионной длиной и т. п. Различают классические и квантовые размерные эффекты. Классические размерные эффекты наблюдаются в поведении статической электропроводности тонких металлических и полупроводниковых плёнок и проволок, толщина d которых сравнима с длиной свободного пробега электронов. При уменьшении толщины удельное сопротивление r монотонно возрастает, что связано с дополнительным рассеянием электронов на границах образца. Величина r существенно зависит от характера рассеяния (зеркального или диффузного). Во внешнем сильном магнитном поле размерные эффекты могут возникать, когда d сравнимо с размерами орбиты электронов проводимости в магнитном поле Н, т. к. в зависимости от величины напряжённости поля Н орбита может укладываться либо не укладываться в образце. В последнем случае Р. э. проявляются в виде осцилляции электропроводности при изменении магнитного поля. Аналогичные эффекты возможны и на высоких частотах (радиочастотные размерные эффекты).

Квантовые размерные эффекты обнаруживаются в случае, когда толщина плёнки или диаметр проволоки сравнимы с де-бройлевской длиной волны l электрона. Размерные эффекты связаны с квантованием квазиимпульса электрона, вследствие чего энергетические зоны электронного спектра расщепляются на подзоны. Квантовые размерные эффекты проявляются в осцилляционной зависимости удельного сопротивления r и других характеристик от толщины образца d.

Анизотропные размерные эффекты наблюдаются в анизотропных проводниках (как при естественной анизотропии, так и наведённой магнитным полем, давлением и т. д.) с несколькими группами носителей заряда (электроны и дырки, электроны разных «долин» энергетического спектра и т. п.). Пропускание тока через образец сопровождается пространств. разделением носителей, относящихся к разным группам, в направлении, перпендикулярном к току. Если диффузионная длина носителей сравнима с поперечными размерами образца, такое разделение носителей приводит к существенной размерной зависимости электропроводности и других кинетических коэффициентов.

Квантовые размерные эффекты - изменение термодинамических и кинетических свойств кристалла, когда хотя бы один из его геометрических размеров становится соизмеримым с длиной волны де Бройля lБ электронов. Квантовые размерные эффекты обусловлены квантованием движения электрона в направлении, в котором размер кристалла сравним с lБ (размерное квантование). В массивном идеальном кристалле состояние электрона определяется заданием четырёх квантовых чисел - номера энергетич. зоны и трёх проекций его квазиимпульса р на координатные оси (рх, ру, рz), которые могут принимать любые значения. В кристаллической плёнке толщиной L, нормаль к которой направлена по оси z (рис. 1), движение электрона в плоскости плёнки остаётся свободным, т. е. рх и ру могут принимать любые значения. Величина же рг может принимать только дискретный ряд значений. Дискретность связана с тем, что волновая функция электрона на поверхностях плёнки должна обращаться в 0. Это означает, что на толщине L должно укладываться целое число n=1, 2, ... полуволн де Бройля lБ/2=ph/ | pz | . Отсюда следуют закон квантования проекции квазиимпульса рz
 
и закон квантования энергии поперечного движения (в приближении эффективной массы): 
 
Здесь m* - эффективная масса электрона в направлении z, En называем уровнями размерного квантования. Графически энергия электронов Eпх,pу)для разных значений рz представляет собой систему параболоидов, вставленных друг в друга так, что дно каждого последующего расположено выше предыдущего (рис. 2). Дно параболоида En(0)соответствует энергии движения электрона поперёк плёнки (размерный уровень). 
 
Рис. 1. Геометрия плёнки.

 
Рис. 2. Энергетический спектр электронов в массивном кристалле (а) и в плёнке (б).
Таким образом, энергетический спектр электронов состоит из набора двумерных размерных подзон, каждая из которых содержит значения энергии для всевозможных рх, ру при заданном рz. При уменьшении толщины L энергия размерных уровней En(0) растёт, увеличивается и расстояние между размерными подзонами.

Таким образом, из-за квантования рz энергетический спектр электронов имеет вид 
 
где р||х, pу) - компонента квазиимпульса, параллельная поверхности плёнки. Электроны в плёнке образуют двумерный электронный газ, когда они заполняют одну или неск. двумерных подзон (рис. 3, а, б; см. также Квазидвумерные соединения, Инверсионный слой). 
 
Рис. 3. Потенциальная энергия (а), энергетический спектр (б), плотность состояний (в) как функции энергии E и толщины L (г) для электрона в плёнке; EF- уровень Ферми, заштрихованы занятые состояния при Т=0 К.
Энергетический спектр всякой системы определяет ее отклик на внешнее электромагнитное возмущение. В частности, им определяются оптические спектры излучения и поглощения. В атомах и молекулах эти спектры состоят из резких линий, и совокупность этих линий является своеобразной визитной карточкой данного атома или молекулы. В твердых телах оптические спектры обычно представляют систему относительно слабых по интенсивности и широких полос; всякие особенности спектров (в виде, например, линейчатых компонент) если и проявляются, то при весьма низких (обычно гелиевых) температурах. В этом смысле наноструктуры, являясь безусловно макроскопическими объектами, уникальны, поскольку резкие линейчатые компоненты оптических спектров излучения и поглощения в них могут наблюдаться вплоть до комнатной температуры. Это обстоятельство позволяет использовать наноструктуры в качестве элементов для осуществления, например, лазерной генерации, что одновременно ведет к решению многих проблем, в частности таких, как миниатюризация, интенсивность излучения, величина мощности накачки, возможность плавной перестройки частоты излучения.

Электроны в твердых телах не могут обладать любыми энергиями - электронный энергетический спектр имеет характерную зонную структуру. Каждая энергетическая зона возникает из определенных энергетических уровней изолированных атомов, из которых построен кристалл. показана схема энергетических зон электронного спектра, типичного для многих полупроводников. Показана только часть спектра, которой фактически определяются все макроскопические свойства: зона проводимости (которая в основном состоянии, то есть в состоянии с наименьшей энергией, пуста) и две перекрывающиеся валентные зоны (которые в основном состоянии заполнены электронами). Между этими зонами располагается запрещенная зона, ширина которой Eg в полупроводниках по порядку величины составляет 1 эВ.

Обычно состояние свободной частицы определяется ее импульсом, являющимся сохраняющейся величиной. В кристалле импульс, конечно, не сохраняется, но благодаря высокой пространственной симметрии кристаллической решетки оказывается возможным ввести вектор, называемый квазиимпульсом, который во многих отношениях обладает свойствами настоящего импульса. Для дальнейшего различия между импульсом и квазиимпульсом несущественны. Одно из простейших возбужденных состояний кристалла можно представить как переход электрона из валентной зоны в зону проводимости. Электрон может переносить энергию возбуждения (и отрицательный электрический заряд), а оставшееся в валентной зоне вакантное место (дырка), также участвуя в переносе энергии возбуждения, переносит положительный заряд. Электрон и дырка могут в результате разного рода взаимодействий в системе изменять свои квазиимпульсы, то есть переходить из одного состояния в другое. Их поведение, например во внешнем электрическом поле, существенно зависит от взаимодействия между электронами и ионами всего кристалла, поэтому такая характеристика электрона или дырки, как масса, отнюдь не обязана совпадать с массой свободного электрона m0 . Можно ввести так называемые эффективные массы электрона и дырки. Обычно эффективная масса электрона mc приблизительно на два порядка меньше m0 . Структура валентной зоны, показанная на рис. 2, предполагает наличие двух сортов дырок - так называемых тяжелых дырок с эффективной массой mHH и легких дырок с эффективной массой mLH ; обычно mHH > mLH , что и определяет саму терминологию.

Следует особо подчеркнуть, что электроны проводимости и дырки представляют собой физические образы для описания возбужденных состояний кристалла в целом. Они обладают конечным временем жизни и являются квазичастицами. В результате взаимодействий в столь сложной системе, как кристалл, эти квазичастицы могут возникать и исчезать, переходя в другие состояния или превращаясь в другие квазичастицы. Переход электрона проводимости на вакантное место в валентной зоне (аннигиляция электрона и дырки) сопровождается излучением кванта света с частотой . Таким переходам в спектрах излучения и поглощения соответствуют широкие (и относительно слабые по интенсивности) полосы.
Плотность электронных состояний. Размерное квантование приводит к радикальной перестройке плотности электронных состоянийg(E)=dN/dE. В массивном кристалле g(E)имеет плавный монотонный характер, в простейшем случае  (пунктир, рис. 3, в). В соответствии с этим электронные свойства под влиянием внеш. воздействий изменяются преим. плавно. В тонкой плёнке размерная подзона даёт постоянный, не зависящий от энергии (для квадратичного закона дисперсии) вклад в dN/dE, равный (в расчёте на единицу площади плёнки)gm*/2ph2, где g - кратность спинового и долинного вырождения подзоны. Полная плотность состояний является ступенчатой функцией энергии E (рис.3, в), причём n-й скачок происходит при E=En(0)и отражает появление или исчезновение вклада n-й подзоны. При E=const плотность состояний (на единицу объёма плёнки) как ф-ция L испытывает скачки при L = nlБ/2, изменяясь как L-1 между ними (рис. 3, г). Период осцилляции по толщине DL = ph(2m*E)-1/2. (4) 
 
Рис. 4. Зависимость удельного сопротивления плёнок Вi от толщины L при разных температурах Т. С ростом L и Т осцилляции затухают.

Явления, обусловленные квантовыми размерными эффектами. Электронные свойства металлов, полуметаллов и вырожденных полупроводников определяются электронами с энергией, близкой к EF (см. Ферми-поверхность), поэтому термодинамич. и кинетич. характеристики этих веществ зависят от плотности состояний на уровне Ферми g(EF). Скачкообразное изменение g(EF)при изменении L должно приводить к осциллирующей зависимости от L уд. электросопротивления (рис. 4), константы Холла и магнетосопротивления (см. Гальваномагнитные явления), а также к особенностям туннельных характеристик плёнок, обнаруженных в Pb, Mg, Au, Ag. Туннелирование электронов - прямое доказательство существования уровней размерного квантования (и способ их исследования). Вероятность туннелирования электронов сквозь потенциальный барьер определяется параметрами, характеризующими барьер, а также плотностью начальных и конечных состояний. 
 
Рис. 5. Туннельная характеристика системы плёнка Bi (L=900 Е) - диэлектрик - металлический электрод (Рb). Стрелками показаны особенности, отвечающие уровням размерного квантования в плёнке.
Поэтому в системах плёнка - диэлектрик - металл особенности g(E)приведут к особенностям зависимости туннельного тока Iт от напряжения V. На рис. 5 показана зависимость 2-й производной, туннельного тока в плёнку Bi через тонкий (<100 Е) слой диэлектрика от напряжения V между массивным металлич. электродом и плёнкой. Напряжение смещает уровни Ферми в металле и плёнке на величину eV (e - заряд электрона). В идеальном случае на кривой должны появляться узкие пики всякий раз, когда EF в металле совпадает с En(0). Рассеяние уширяет эти пики. 
 
Рис. 6.  - Часть энергетической диаграммы гетероструктуры: Eg - ширины запрещенных зон GaAs и А10,2 Ga0,8As; б - Оптическое поглощение в многослойной гетероструктуре AlxArGa1_xAs- GaAs - AlxGa1_xAs, как функция энергии фотона hw при T=2К; L - толщина слоев GaAs.
Квантовые размерные эффекты могут существенно изменить свойства гетероструктур типа AlxGa1_xAs-GaAs-AlxGa1_xAs. Движение носителей заряда в них ограничено слоями GaAs, слои AlxGa1_xAs являются потенц. барьерами (рис. 6). Если толщина последних не очень мала, гетероструктуру можно рассматривать как набор не связанных между собой плёнок GaAs. Размерное квантование в достаточно тонких (10-7-10-6 см) слоях GaAs приводит, в частности, к существенному изменению оптич. характеристик. Так, оно обусловливает сдвиг дна Eс зон проводимости GaAs (и в противоположную сторону потолка валентной зоны) на величину E1(0). Это приводит к изменению ширины запрещённой зоны DEg, что, в свою очередь, сдвигает красную границу спектра поглощения в зависимости от L. Квантовые размерные эффекты, проявляется только в структурах с тонкими (140 Е, 210 Е) слоями GaAs. Пики поглощения обусловлены переходами из заполненной n-й подзоны в валентной зоне в пустую п-ю подзону в зоне проводимости GaAs с участием Ванье-Momma экситонов (рис. 6). Аналогичные особенности обнаружены в спектрах люминесценции. Зависимость оптич. свойств от L используется для создания лазеров с улучшенными характеристиками (коротковолновый сдвиг частот излучения, понижение пороговой мощности накачки (достигается в т. н. "гетеролазерах с квантовыми ямами"). Квантовые размерные эффекты наблюдаются только в достаточно совершенных и однородных по толщине плёнках. Количественно это означает, что уширение уровней dE размерного квантования из-за рассеяния носителей заряда на примесях, фононах и шероховатостях поверхностей плёнки должно быть мало по сравнению с энергетич. зазором DE между уровнями, а флуктуации толщины должны быть малы по сравнению с длиной волны электрона на уровне Ферми lF. Осцилляции, обусловленные квантовыми размерными эффектами, наиболее ярко проявляются в тонких плёнках (L~lF)при низких температурax, когда тепловое "размытие" g(E)меньше DE (kT<-6-10-5 см. В металлич. плёнках из-за малости lF труднее выполнить требование однородности плёнок по толщине. 
 
Рис. 7. Энергетическая диаграмма селективно-легированного гетероперехода. 
 
Рис. 8. Схема полевого транзистора: 1 - двумерный электронный газ; 2 - нелегированный GaAs; 3 - подложка из полуизолирующего GaAs; 4 - Al0,3Ga0,7As (концентрация доноров N=7.1017 см-9); 5 - сток и исток; 6 - затвор.
Плёнки и тонкие слои не единственные объекты исследования квантовых размерных эффектов. Электроны или дырки в инверсионных и обогащённых слоях МДП-структур и селективно (модуляционно) легированных гетероструктур, электроны на поверхности жидкого Не также обладают энергетическим спектром и плотностью состояний g(E)типа изображённых на рис. 3(б, в), хотя закон квантования pz и вид En(0) отличаются от плёночных. Важное преимущество этих систем по сравнению с плёнками - возможность управления концентрацией носителей в широких пределах. Селективно легированные гетероструктуры, состоящие из переходов GaAs-AlxGa1_xAs, выращиваются, как правило, методом молекулярно-пучковой эпитаксии. Слой или часть слоя AlxGa1_xAs легируется (концентрация доноров ~1018 см-3), а слой GaAs не легируется. Селективное легирование приводит к изгибу зон (рис. 7). Электроны, стремясь установить единый уровень Ферми в системе, переходят с доноров в потенц. яму, образованную изгибом зон, с одной стороны, и разрывом дна Eс зоны проводимости на гетеропереходе - с другой. Они могут свободно двигаться только вдоль границы гетероперехода. Квантование поперечного движения в яме (аналог размерного квантования в плёнке) приводит к образованию двумерного или квазидвумерного электронного газа с поверхностной концентрацией 1011-1012 см-2. В такой системе отсутствуют поверхностные состояния и дефекты (из-за соответствия решёток GaAs и AlxGa1_xAs). Рассеяние на примесях из-за пространств. разделения электронов и породивших их доноров мало. Подавление рассеяния приводят к высоким подвижностям электронов: m(4 К)>106 см2/В.с, m(77 К)~105см2/В.с, m(300 К)~104 см2/В.с. Высокие значения m необходимы для обнаружения таких тонких физ. эффектов, как дробный квантовый Холла эффект ,и важны для прикладных целей. Так, полевые транзисторы, основанные на селективно легированных гетероструктурах с двумерным электронным газом, обладают большим быстродействием (/10 пс при T=77 К-300 К). Прибор представляет собой гетероструктуру указанного типа, выращенную на полуизолирующей подложке GaAs (рис. 8). Напряжение VSD, приложенное к стоку и истоку, создаёт ток в двумерной системе, к-рым можно управлять с помощью напряжения Vg на затворе. Эти приборы перспективны для создания сверхбыстродействующих интегральных схем.
Как создаются квантовые структуры

Простейшая квантовая структура, в которой движение электрона ограничена в одном направлении,- это тонкая пленка или просто достаточно тонкий слой полупроводника. Именно на тонких пленках полуметалла висмута и полупроводника InSb впервые наблюдались эффекты размерного квантования. В настоящее время квантовые структуры изготавливают иначе. Познакомимся с основными приемами современной нанотехнологии, однако прежде необходимо рассмотреть структуру энергетического спектра полупроводников. Этот спектр состоит из разрешенных и запрещенных энергетических зон, которые сформированы из дискретных уровней атомов, образующих кристалл. Самая высокая энергетическая зона называется зоной проводимости. Ниже зоны проводимости расположена валентная зона, а между ними лежит запрещенная зона энергий. У одних полупроводников запрещенные зоны широкие, а у других более узкие. На рис. 9 мы видим такую границу узкозонного и широкозонного полупроводников. Для электронов, движущихся в узкозонном полупроводнике и имеющих энергию меньше Ec2, граница будет играть роль потенциального барьера. Два гетероперехода ограничивают движение электрона с двух сторон и как бы образуют потенциальную яму.



Рис. 9. Энергетические зоны на границе двух полупроводников - гетероструктуре. Ec и Eu - границы зоны проводимости и валентной зоны, Eg - ширина запрещенной зоны. Электрон с энергией меньше Ec2 может находиться только справа от границы

Квантовые ямы.

Таким способом и создают квантовые ямы, помещая тонкий слой полупроводника с узкой запрещенной зоной между двумя слоями материала с более широкой запрещенной зоной. В результате электрон оказывается запертым в одном направлении, что и приводит к квантованию энергии поперечного движения. В то же время в двух других направлениях движение электронов будет свободным, поэтому можно сказать, что электронный газ в квантовой яме становится двумерным. Таким же образом можно приготовить и структуру, содержащую квантовый барьер, для чего следует поместить тонкий слой полупроводника с широкой запрещенной зоной между двумя полупроводниками с узкой запрещенной зоной.

Рис. 10. Квантовая яма, сформированная в слое полупроводника с узкой запрещенной зоной, заключенном между двумя полупроводниками, обладающими более широкой запрещенной зоной
Для изготовления подобных структур разработано несколько совершенных технологических процессов, однако наилучшие результаты в приготовлении квантовых структур достигнуты с помощью метода молекулярно-лучевой эпитаксии. Для того чтобы с помощью этого метода вырастить тонкий слой полупроводника, нужно направить поток атомов или молекул на тщательно очищенную подложку. Несколько потоков атомов, которые получаются испарением вещества из отдельных нагретых источников, одновременно летят на подложку. Чтобы избежать загрязнения, выращивание структуры производят в глубоком вакууме. Весь процесс управляется компьютером, химический состав и кристаллическая структура выращиваемого слоя контролируются в процессе роста. Метод молекулярно-лучевой эпитаксии позволяет выращивать совершенные монокристаллические слои толщиной всего несколько периодов решетки.

Чрезвычайно важно, чтобы периоды кристаллических решеток двух соседних слоев, имеющих различный химический состав, были почти одинаковыми. Тогда слои будут точно следовать друг за другом и кристаллическая решетка выращенной структуры не будет содержать дефектов. С помощью метода молекулярно-лучевой эпитаксии можно получить очень резкую (с точностью до монослоя) границу между двумя соседними слоями, причем поверхность получается гладкой на атомном уровне. Квантовые структуры можно выращивать из различных материалов, однако наиболее удачной парой для выращивания квантовых ям являются полупроводник GaAs - арсенид галлия и твердый раствор AlxGa1-xAs, в котором часть атомов галлия замещена атомами алюминия. Величина x - это доля атомов галлия, замещенных атомами алюминия, обычно она изменяется в пределах от 0,15 до 0,35. Ширина запрещенной зоны в арсениде галлия составляет 1,5 эВ, а в твердом растворе AlxGa1-xAs она растет с ростом x. Так, при x = 1, то есть в соединении AlAs, ширина запрещенной зоны равна 2,2 эВ. Чтобы вырастить квантовую яму, необходимо во время роста менять химический состав атомов, летящих на растущий слой. Сначала нужно вырастить слой полупроводника с широкой запрещенной зоной, то есть AlxGa1-xAs, затем слой узкозонного материала GaAs и, наконец, снова слой AlxGa1-xAs. В ней находятся только два дискретных уровня, а волновые функции на границе ямы не обращаются в нуль. Значит, электрон можно обнаружить и за пределами ямы, в области, где полная энергия меньше потенциальной. Конечно, такого не может быть в классической физике, а в квантовой физике это возможно.

Квантовые точки. Квантовой точкой (КТ) может считаться любой кусочек полупроводника, ограниченный по всем трем пространственный координатам, размеры которого достаточно маленькие для того, чтобы проявления квантовых эффектов были существенными.

В большинстве случаев решающим фактором для создания квантовой точки является наличие трехмерной потенциальной ямы, в которой носители заряда оказываются заперты по всем трем пространственным координатам. На рис. 11 показаны квантовые точки, созданные на границе раздела арсенида галлия и арсенида алюминия-галлия. В процессе роста в полупроводник AlGaAs были введены дополнительные примесные атомы. Электроны с этих атомов уходят в полупроводник GaAs, то есть в область с меньшей энергией. Но они не могут уйти слишком далеко, так как притягиваются к покинутым ими атомам примеси, получившим положительный заряд. Практически все электроны сосредоточиваются у самой гетерограницы со стороны GaAs и образуют двумерный газ. Процесс формирования квантовых точек начинается с нанесения на поверхность AlGaAs ряда масок, каждая из которых имеет форму круга. После этого производится глубокое травление, при котором удаляется весь слой AlGaAs и частично слой GaAs (это видно на рис.11) В результате электроны оказываются запертыми в образовавшихся цилиндрах (на рис.11 область, где находятся электроны, окрашена в красный цвет). Диаметры цилиндров имеют порядок 500 нм.

В квантовой точке движение ограничено в трех направлениях и энергетический спектр полностью дискретный, как в атоме. Поэтому квантовые точки называют еще искусственными атомами, хотя каждая такая точка состоит из тысяч или даже сотен тысяч настоящих атомов. Размеры квантовых точек (можно говорить также о квантовых ящиках) порядка нескольких нанометров. Кроме простого нанесения рисунка на поверхность полупроводника и травления для создания квантовых точек можно использовать естественное свойство материала образовывать маленькие островки в процессе роста. Такие островки могут, например, самопроизвольно образоваться на поверхности растущего кристаллического слоя.

Кроме GaAs, в качестве материала для квантовых точек может использоваться огромное количество разнообразных веществ, в том числе CdSe, ZnSe, CdTe, CdS, ZnS, InAs, InP, Si и т. д.

Варьируя материал и условия техпроцессов, можно получать широкий спектр частиц, различающихся как размерами, так и физико-химическими свойствами. Внешний вид квантовых точек также существенно зависит от условий их получения.

На данный момент существуют несколько способов производства КТ.

Метод молекулярно-лучевой эпитаксии

Этот метод позволяет выращивать КТ на тщательно очищенных подложках. В условиях глубокого вакуума на подложку направляют поток атомов или молекул, получаемый испарением вещества со специально подготовленных источников. Если в качестве источников по очереди использовать вещества с различной шириной запрещенной зоны, можно вырастить на подложке ха. Этот метод был достаточно хорошо отработан еще при производстве полупроводниковых структур и на данный момент наиболее распространен. Особенно качественные КТ получаются при подборе исходных веществ с наиболее близкими периодами кристаллической решетки. Однако здесь следует отметить, что характерные «пирамидки» растут на подложке, только если периоды кристаллической решетки существенно различаются.

В этом случае на границе соприкосновения материалов появляются упругие напряжения, которые заставляют атомы осаждаемого вещества собираться в «капли» и «островки», поскольку такая конфигурация осаждаемого слоя становится более энергетически выгодной, чем равномерное распределение. Свойства получаемой структуры зависятот конкретных условий используемого техпроцесса: степени чистоты материалов, их физико-химических свойств, совершенства кристаллической структуры подложки, температуры, при которой проходит процесс, и т. д. В большинстве случаев все эти параметры подбираются экспериментальным путем. Для серийного производства КТ путем молекулярно-лучевой эпитаксии важно, чтобы геометрические размеры получаемых КТ были по возможности наиболее близкими. На данный момент разработаны техпроцессы, при которых получаемые КТ различаются по размерам всего в пределах 2–3%

Мосгидридная газофазная эпитаксия

При мосгидридной газофазной эпитаксии (МОСГЭ) гетероструктуры выращиваются в газофазном реакторе при атмосферном давлении. Газовой фазой в таких реакторах обычно является горячий поток водорода, смешанный с атомами осаждаемого вещества. В одном из экспериментов в качестве источников полупроводниковых молекул использовались арсин, а также триметилгаллий или триметилиндий. Для формирования КТ триметилгаллий и арсин подавались в реактор поочередно. Кроме того, в качестве легирующей примеси использовался хлорид углерода ССl4. В результате экспериментов было показано, что в диапазоне температур рабочей области 430…650 °С наиболее качественные гетероструктуры выращивались при рабочей температуре около 580 °С и легировании ССl4. Интенсивность фотолюминесценции таких КТ была на порядок выше, чем у контрольных образцов. Показано, что, изменяя различным образом параметры процесса роста квантовых точек InAs/GaAs, можно в широких пределах управлять параметрами получаемых КТ.

Метод коллоидного синтеза

Сборка КТ методом коллоидного синтеза осуществляется в жидкой фазе. Например, для коллоидного синтеза нанокристалов CdSe, диметил кадмия и селеновую пудру растворяют в триалкилфосфине, затем полученную смесь впрыскивают в разогретый до температуры 350 °С триоктилфосфин. Выращивание зародышей нанокристаллов происходит при температуре 280…300 °С. Управляя параметрами технологического процесса, можно менять условия роста и получать нанокристаллы различного диаметра и формы.

Увеличение концентрации исходных веществ и температуры приводит к формированию нанокристаллов более крупных размеров и с большей скоростью. Плавная подача в реактор компонентов исходной смеси и более низкая температура приводит к формированию мелких нанокристаллов сферической формы. При необходимости, подбором технологических параметров можно добиться роста нанокристаллов в определенных направлениях. Таким способом удается сформировать нанокристаллы в форме многоугольников и даже тетраподов. На заключительном этапе производства КТ полученные нанокристаллы сверху покрывают материалом с широкой запрещенной зоной, например ZnS или CdS. Для этого в реакционную смесь медленно добавляют раствор, содержащий диэтил цинка Zn(Et)2 и триметилсилансульфид (CH3)3Si-S-Si(CH3)3. На данный момент КТ можно получать и другими хорошо отработанными методами, например литографией. Кроме того, разработано много современных и даже в некоторой степени экзотических методов, например, формирование металлических КТ методом электрохимической кристаллизации или получение КТ методом электропорации везикул. Бесспорным преимуществом метода коллоидного синтеза является возможность массового производства квантовых точек в любых необходимых количествах. Возможность гибкого управления технологическими параметрами производственного процесса позволяет получать КТ с небольшим разбросом геометрических параметров и широким спектром поглощения. К недостаткам этого метода следует отнести относительную новизну и необходимость во многих случаях эмпирически подбирать параметры технологического процесса. В противоположность этому, литографические и эпитаксиальные методы исторически более отработаны, однако для получения КТ этими методами необходимы подложки и дорогостоящее вакуумное оборудование, что приводит к существенному удорожанию всего технологического процесса производства.

Применение квантовых точек

Наличие квантовой ямы и запертых в ней электронов делает КТ необычайно удобным объектом для целого ряда практических приложений. Прежде всего, здесь нужно упомянуть использование КТ в светоизлучающих конструкциях. Большинство современных полупроводниковых лазеров для генерации излучения используют двойную гетероструктуру, при которой слой полупроводника с узкой шириной запрещенной зоны помещается между двумя слоями с широкой запрещенной зоной. Движение электронов в них пространственно ничем не ограничено, кроме, разумеется, потенциальных барьеров, и, таким образом, основное влияние на эти системы оказывают квантовые размерные эффекты. Чем меньше геометрические размеры активной области, тем больший градиент плотности состояний можно создать. Лазеры с квантово-размерной активной областью позволяют получать генерацию в непрерывном режиме при комнатной температуре и уменьшить пороговый ток начала генерации до величин порядка 50 А/см2. Другая особенность КТ в том, что они не имеют состояний, которые не принимают участия в генерации излучения, но при этом содержат электроны. Это приводит к уменьшению потерь энергии накачки и позволяет уменьшить пороговый ток.

Частота генерации может легко меняться в зависимости от размера выращенных наночастиц. Таким образом, лазеры на КТ обладают бoльшим коэффициентом усиления, более высокой рабочей температурой, для них необходима меньшая пороговая плотность тока, ими легче управлять, чем традиционными полупроводниковыми лазерами.

Характерные особенности КТ — весьма широкий спектр поглощения и узкий спектр излучения, благодаря чему удается строить флюоресцирующие системы в широком диапазоне от УФ до ИК частей спектра. В настоящее время ведутся исследования по разработке газоразрядных источников света на основе кластеров тугоплавких металлов. Утверждается, что интенсивность излучения газоразрядных источников на основе вольфрамовых или молибденовых КТ намного больше, чем интенсивность излучения традиционных ртутных люминесцентных ламп. На основе КТ можно изготавливать светодиоды повышенной яркости, а также специальные покрытия для существующих источников света, корригирующие спектр излучения. Не секрет, что люминесцентные лампы обладают слишком «холодным» спектром излучения. Многочисленные попытки откорректировать спектр с помощью светофильтров и специальных отражателей серьезного успеха до сих пор не имели. В исследовании Майкла Бауэрса из университета Вандербильта показана возможность создания полимерного покрытия из смеси КТ с полиуретаном, которое позволяет сдвигать спектр излучения синего светодиода в желтую сторону, делая его похожим на спектр излучения традиционных ламп накаливания. КТ можно использовать практически во всех сферах, в которых нашли широкое применение современные полупроводники, например, в области производства высокопроизводительных солнечных батарей, светоизлучающих и фотодиодов, фотодетекторов и даже одноэлектронных транзисторов.Однако специфические особенности КТ значительно расширяют спектр их применения. Флюоресцирующие маркеры на основе КТ можно использовать для получения изображения глубоко залегающих тканей. Например, если ввести внутривенно взвесь квантовых точек с зеленым спектром излучения, то через кожу станет видна сеть кровеносных сосудов в виде характерного зеленого «деревца».Таким образом можно легко диагностировать поврежденные сосуды и аневризмы.


Рисунок 12. Схематическое изображение (слева вверху) квантовой точки (QD), к которой пришиты молекулы, способные прилипать только к поверхности определённого состава. Внизу показана суспензия квантовых точек разного диаметра.
В настоящее время разрабатываются методики снабжения КТ антителами, имеющими сродство к поверхностным антигенамопухолевых клеток. При этом возможно несколько вариантов использования данной технологии. Комплекс «КТ – антитело» можно использовать для обнаружения опухолевых клеток в организме и визуализации х. Благодаря узкому спектру излучения КТ, их люминесценцию легко отличить от естественных излучений человеческого тела.Если комплекс «КТ – антитело» снабдить магнитными или золотыми наночастицами, то, кроме визуализации опухолевых клеток, возможно безоперационное уничтожение их путем теплового нагрева. Если же комплекс «КТ – антитело – магнитная наночастица» снабдить молекулярными захватами , то такой наноманипулятор сможет эффективно захватывать опухолевые или бактериальные клетки в кровотоке и доставлять их к точке сбора, находящейся, например, на диализной мембране.

Комплексы «КТ – антитело» могут быть использованы в так называемых «лабораториях на чипе». На каждом квадратном миллиметре такого устройства размещаются сотни ячеек с комплексами «КТ – антитело» или комплексами «КТ – РНК». Каждый из таких комплексов специфичен для своего участка ДНК, если производится генная диагностика и используется комплекс «КТ – РНК», или для какого-нибудь антигена бактериального или вирусного происхождения, если микрочип используется для детектирования инфекции. После нанесения на чип капли исследуемой крови происходит избирательное связывание антигенов с наночастицами в тех ячейках, где нанокомплексы оказываются комплиментарны соответствующим антигенам. После этого микрочип просматривают под микроскопом. Поскольку цвет наночастиц существенно зависит от их размера, в тех ячейках, где произошло связывание, изменяется цвет. Процедура может быть автоматизирована с помощью колориметрических анализаторов. Процесс проведения такого анализа занимает считаные минуты. За это время можно будет протестировать весь геном человека на большинство известных генных аномалий или провести моментальную идентификацию какого-либо инфекционного агента, что особенно актуально в условиях массовых эпидемий.

В биологических исследованиях нанокомплексы на основе КТ могут использоваться для окрашивания и визуализации различных внутриклеточных структур, которые в норме прозрачны и под микроскопом не видны. Однако до широкого практического внедрения данных технологий необходимо решить еще много технологических проблем. Прежде всего, вопрос токсичности. На данный момент совершенно неясно, как поведут себя полупроводниковые КТ в организме в долгосрочной перспективе, поскольку большинство химических соединений, используемых для производства КТ, для человеческого

организма токсичны. Однозначных исследований на эту тему проведено очень мало. Кроме того, сложно подобрать хорошие линкеры, которые могли бы достаточно прочно связывать с КТ различные антитела или лекарственные препараты и освобождать их по мере надобности.

Активные исследования в этой области продолжаются. Поэтому на данном этапе наибольшее применение КТ находят в технике.Уже созданы прототипы ярких и гибких дисплеев на КТ. Благодаря высокому квантовомутвыходу (до 70%), по контрастности и яркости такие дисплеи будут значительно превосходить существующие жидкокристаллические.

Интересное применение КТ предложено учеными из Израиля. Они создали нанокомплексы из полупроводниковых КТ CdSe/ZnS, связанных с никотинамид аденин динуклеотидом (NAD+), который является универсальным акцептором электронов и обладает способностью гасить фотолюминесценцию КТ. Таким образом, возбужденный внешним излучением электрон в КТ, переходит на NAD и восстанавливает его, что не позволяет электрону вернуться на нижний уровень КТ с испусканием кванта света. Если нанокомплексыт присутствуют в растворе, где проходит реакция, сопровождающаяся процессами окисления, или присутствуют доноры электронов, то интенсивность свечения КТ увеличивается, так как связанные с нанокомплексами NAD+ перехватывают электроны, а восстановленный NADН фотолюминесценцию не гасит.

Авторы утверждают, что по изменению интенсивности фотолюминесценции можно с высокой степенью достоверности распозна- вать в смеси присутствие каких-либо опасных веществ, например гексогена. Пожалуй, наиболее многообещающим направлением исследования применения КТ следует считать возможность создания на их основе квантовых компьютеров. Как известно, квантовый компьютер является вычислительным устройством, которое в процессе своих вычислений использует преимущественно такие квантовомеханические эффекты, как квантовый параллелизм и запутанность. По аналогии с обычной информатикой за элементарную единицу информации в квантовых вычислениях принимается кубит. Квантовый кубит является квантовой системой, которая может принимать два состояния — 0 и 1. Это могут

быть, например, два электрона с противоположно направленными спинами. Несколько связанных между собой кубитов образуют элементарную вычислительную ячейку — регистр. Преимущество квантовых вычислительных систем заключается в том, что благодаря принципу запутанности, изменяя состояние

одного кубита в регистре, мы можем без дополнительных затрат энергии и тактов процессора изменить состояние всех других кубитов в регистре и тем самым получить возможность использовать всю мощь квантового параллелизма в вычислениях. Допустим, у нас есть квантовая система из L двухуровневых квантовых кубитов. Такая система может иметь 2L независимых состояний и, таким образом, за счет квантового параллелизма выполнять параллельно 2L операций. Так как все состояния являются запутанными, то есть квантовомеханически связанными, состояния всех кубитов в регистре меняются одновременно. Теоретически такой компьютер будет работать в экспоненциальное число раз производительнее, чем классический. За последние годы в качестве кандидатов на физическую реализацию предложено множество различных квантовых систем, в том числе спиновые состояния электронов, сверхпроводящие кольца с противоположно направленными токами, замысловатые полупроводниковые структуры. В некоторых последних разработках в качестве физической основы для реализации кубитовых регистров используют квантовые точки [12]. Подбирая размеры КТ и количество атомов в них, можно добиться состояния, когда КТ содержит всего один свободный электрон. Располагая на подложке такие КТ достаточно близко друг от друга, можно добиться того, что электроны в них начнут взаимодействовать своими спинами и окажутся квантовомеханически связанными. Тогда меняя с помощью лазерного импульса состояние одного из электронов, можно влиять на состояние спина электронов всех остальных КТ в квантовом регистре. Периодически на технических выставках даже демонстрируются вроде бы работающие прототипы, однако до массового производства квантовых чипов по-прежнему очень далеко, поскольку, несмотря на крайне заманчивые перспективы реализации квантовых компьютеров, их практическая реализация все еще остается трудно достижимой. Главным образом, это происходит из-за неустойчивости квантовых состояний и технологических трудностей.

Постепенно, с течением времени выяснилось, что КТ являются хорошей физической моделью для изучения поведения реальных атомов вещества. В некоторых случаях их даже называют искусственными атомами. В принципе, КТ можно попытаться собрать в некоторое подобие вещества, и такие эксперименты успешно проводятся [14]. Таким образом, потенциальная сфера применения КТ огромна и продолжает расширяться. Однако если говорить о практическом применении КТ, можно отметить, что существует ряд принципиальных трудностей, которые сильно ограничивают практические разработки. Прежде всего, это сложности технологического характера. Подбор состава материалов и параметров роста КТ в различных режимах пока в значительной степени остается эмпирическим. Не удается с уверенностью наладить производство упорядоченных массивов КТ на подложках. В стадии разработки находятся различные нелинейные элементы на КТ. Например, те же одноэлектронные транзисторы. Эти и многие другие технологические вопросы все еще ждут своего окончательного решения.

Лазеры на квантовых точках

Кроме слоев с обычными квантовыми ямами, для производства лазеров с продольными металлическими брэгговскими решетками используются структуры с квантовыми точками.

В них квантовая яма заменяется маленькими п/п островками размером порядка несколько нанометров, которые подчиняются квантово-механическим ограничениям. Такие материалы с квантовыми точками обеспечивают усиление в большем спектральном диапазоне. Это означает, что для производимых ОМ ЛД будет доступен более широкий спектральный диапазон [8].

Более того, лазеры на основе квантовых точек имеют более низкий порог плотности тока и меньшую температурную зависимость порогового тока по сравнению с лазерами на квантовых ямах. Эта особенность дает возможность таким приборам работать при более высокой рабочей температуре.

Лазеры с квантовыми каскадами

Одно из типичных приложений (указанных выше), где применяются сенсоры на основе DFB-лазеров, использует тот факт, что вращательно-колебательные переходы в любых важных(с точки зрения приложений) газах и жидкостях расположены в близком ИК-диапазоне, то есть в спектральном диапазоне излучения лазеров на квантовых ямах и квантовых точках. Однако множественность этих переходов ярко демонстрирует концентрацию поглощения в среднем ИК-диапазоне (то есть вращательно-колебательные переходы между основны- ми электронными состояниями), которые на порядок выше тех, что имеют место в близком ИК-диапазоне (и обусловлены вращательно-колебательными переходами между возбужденными электронными состояниями). Поэтому когерентный ОМ-источник света в среднем ИК-диапазоне может дать больше преимуществ для приложений, использующих его в качестве сенсора, особенно если требуются высокая чувствительность и широкие пределы детектирования.До сих пор этот спектральный диапазон был доступетолько лазерам на солях свинца, которые требуют дорогого и затратного по времени охлаждения жидким азотом. С появлением несколько лет назад так называемых лазеров на квантовых каскадах (QCL) стали доступны новые п/п источники света в среднем ИК-диапазоне, которые могут работать при комнатной температуре или чуть ниже ее. Лазеры QCL –однополярные приборы, то есть их световое излучение –результат внутризонных переходов электронов в зоне проводимости. Технологически приборы формируются как последовательность специально спроектированных эпитаксиальных слоев в процессе роста структуры. Лазеры типа QCL не имеют каких-то фундаментальных ограничений на верхнюю граничную длину волны излучения. Так, длины волн бо'льшие, чем 3,4 мкм, можно реализовать с помощью QCL на основе InP, а излучение в спектральном диапазоне выше 8 мкм становится возможным при использовании GaAs-подложек.

Можно получить ОМ-излучение, используя продольнуюметаллическую решетку в структуре QCL. Например, DFB-решетка может быть расположена на вершине гребня волно-вода, как это показано на рис.14.


Рис.14 структурная схема квантового каскадного лазера с

металлической решеткой, нанесенной на верхнюю

часть волновода
При такой конструкции структура решетки вытравливается в п/п материале, а ее штрихи (бороздки) заполняются затем металлом, который играет роль контакта при инжекции тока в прибор. Аналогично концепции продольной металлической решетки, описанной выше, эта структура решетки также обеспечивает пространс твенно-периодические изменения ПП для направляемой световой моды, которая (в свою очередь) создает излучение ОМ-лазера. Этот прибор может работать в импульсном режиме при комнатной температуре, излучая длину волны 10,8 мкм, которая, в частности, может использоваться для высокочувствительного детектирования NH3.

Новая концепция DFB-лазеров с продольной металлической решеткой позволяет осуществить экономичное производство ЛД, излучающих в широком спектральном диапазоне. В отличие от обычной технологии DFB-решеток она позволяет полностью исключить этапы сложного эпитаксиального наращивания. Вместо этого можно использовать более простой процесс, применимый ко всем установившимся полупроводниковым соединениям (А3В5) в оптоэлектронике и облегчить тем самым путь к созданию приборов, излучающих желаемую длину волны и дающих большой выход годных. Диапазон применений этих DFB-лазеров простирается от создания сенсоров (используемых для анализа окружающей среды, в медицине и системах обеспечения безопасности) до процессов управления, систем связи и других приложений.

Лазер на квантовой яме.

Для того, чтобы квантовую яму превратить в лазер, нужно ее подсоединить к двум контактам, через которые электроны могут непрерывно поступать в рабочую область. Пусть через один контакт электроны поступают в зону проводимости. Далее, совершая скачки из зоны проводимости в валентную зону, они будут излучать кванты. То есть порции электромагнитного излучения. Затем через валентную зону ноители тока должны уходить на другой контакт. Электромагнитное излучение, генерируемое лазером, нужно концентрировать в центральной, рабочей области прибора. Для этого показатель внутренних слоев должени быть больше, чем внешних. Можно еще сказать, что внутренняя область играет роль волновода. На границах этого волновода нанесены зеркала, которые образуют резонатор.

Лазеры на квантовых ямах обладают преимуществами по сравнению с обычными полкпроводниковыми лазерами. Очень важно, что эти приборы можно перестраиать, управляя параметрами энергетического спектра. Подбирая толщину квантовой ямы, можно добиться, чтобы затухание волны в оптической линии связи, в которую поступает излучение, было минимальным. Кроме того, в двумерном электронном газе легче создать инверсную населенность. Поэтому лазеры на квантовых структурах очень экономны, они питаются меньшим током, нежели другие полупроводниковые лазеры, и дают больше света на единицу потребляемой энергии – до 60% электрической мощности преобразуется в свет.
Квантовые нити.
В полупроводниковых структурах, где движение электронов по одной из координат ограничено, начинают проявляться эффекты квантования вдоль этой координаты. В результате свободное движение электронов из трехмерного становится двумерным, что кардинально меняет большинство электронных свойств и является причиной новых интересных эффектов, в том числе квантового эффекта Холла.

Вполне естественно сделать еще один шаг на этом пути и создать (или по крайней мере попытаться это сделать) одномерные электронные системы, часто называемые квантовыми нитями. Для этого необходимо иметь нечто действительно напоминающее тонкую нить, где движение электронов резко ограничено в двух направлениях из трех и лишь вдоль оси нити (будем называть ее осью х) остается свободным. При этом за счет малых поперечных размеров нити движение в плоскости yz квантуется, и его энергия может принимать лишь некоторые дискретные значения, так что полный закон дисперсии имеет вид



где m - эффективная масса электронов. Видно, что каждому дискретному уровню Ei соответствует целый набор возможных состояний, отличающихся импульсом px . При этом обычно говорят не об уровне, а о подзоне размерного квантования с номером i.

Как уже говорилось, переход от трех- к двумерным электронным системам раскрыл перед исследователями целую новую область с большим количеством принципиально новых физических явлений. Можно надеяться, что то же самое произойдет и при новом шаге в область одномерных систем.
Методы изготовления квантовых нитей.

К тому времени, когда экспериментальные исследования квантовых нитей начали разворачиваться во многих лабораториях мира (а произошло это буквально несколько лет назад), технология двумерных электронных систем уже достигла высокой степени совершенства и получение таких структур методом молекулярно-лучевой эпитаксии стало в достаточной степени рутинной процедурой. Поэтому большинство способов изготовления квантовых нитей основываются на том, что в системе с двумерным электронным газом (как правило, на основе гетероструктур) тем или иным способом ограничивается движение электронов еще в одном из направлений. Для этого есть несколько способов.

Наиболее очевидный из них - это непосредственное "вырезание" узкой полоски с помощью литографической техники (рис. 13).

При этом для получения электронных нитей шириной в сотни ангстрем, где квантование энергий электронов будет заметным, необязательно делать полоски именно такой ширины, что требует литографической техники сверхвысокого разрешения. Дело в том, что на боковых гранях вытравленной полоски, как и на свободной поверхности полупроводника, образуются поверхностные состояния, создающие, как правило, слой обеднения. Этот слой вызывает дополнительное сужение проводящего канала, в результате чего квантовые эффекты можно наблюдать и в полосках большей ширины - порядка десятой доли микрона.

Можно поступить и иначе. Поверхность полупроводниковой структуры покрывают металлическим электродом, создающим с полупроводником контакт Шоттки и имеющим узкую щель. Если гетерограница находится достаточно близко от поверхности, в слое обеднения, то двумерные электроны на границе будут отсутствовать всюду, кроме узкой области под щелью. Такой тип одномерной структуры обладает дополнительным преимуществом: меняя напряжение на затворе, мы можем управлять эффективной шириной квантовой нити и концентрацией носителей в ней.


Практическое применение квантовых нитей

Исследования квантовых нитей только разворачиваются, и возможности практического приборного применения подобных структур исследованы еще недостаточно. Четко просматривается пока одна такая область, связанная с полупроводниковыми лазерами.

Для работы лазера в режиме генерации необходимо, чтобы усиление света в резонаторе было больше полных потерь. При равенстве полных потерь в резонаторе для достижения порога генерации нужно инжектировать в активную область лазера тем меньше носителей, чем больше плотность состояний вблизи края зоны. Это означает, что для уменьшения порогового тока (важнейшей характеристики инжекционных лазеров, которую желательно делать как можно меньше) следует иметь структуру с высокой плотностью состояний. В свое время значительный прогресс в создании лазеров был связан с использованием полупроводниковых структур, содержащих квантовые ямы. Причина этого становится ясной после сравнения рис. 2, а и б, где видно, что плотность состояний вблизи края зоны в квантовых ямах имеет конечную величину, то есть значительно превосходит плотность состояний в массивном полупроводнике, обращающуюся в нуль на краю. Рисунок 2, в указывает на то, что в квантовых нитях можно ожидать еще большего улучшения характеристик лазеров из-за обращения плотности состояний в бесконечность. Разумеется, в реальных структурах из-за уширения квантовых уровней за счет рассеяния носителей плотность состояний будет иметь конечное значение, но тем не менее в квантовых нитях высокого качества можно рассчитывать на дальнейшее снижение порогового тока.

Будущие исследования квантовых нитей, безусловно, откроют и другие перспективы их приборного применения.
Заключение.

Прошло более 30 лет с тех пор, как началось изучение квантовых эффектов в полупроводниковых структурах. Были сделаны замечательные открытия в области физики низкоразмерного электронного газа, достигнуты поразительные успехи в технологии, построены новые электронные и оптоэлектронные приборы. И сегодня в физических лабораториях активно продолжаются работы, направленные на создание и иссследоание новых квантовых структур и приборов, которые станут элементами больших интегральных схем, способных с высокой скоростью перерабатывать и хранить огромные объемы информации. Возможно, что уже через несколько лет наступит эра квантовой полупроводниковой электроники.


Список используемой литературы:

  1. Квантовые ямы, нити, точки. Что это такое? Демиховский В.Я. Соровский образовательный журнал, №5, 1997

  2. Квантовые нити. А.Я. Шик. Соровский образовательный журнал, №5, 1997

  3. В.Я. Демиховский, Г.А. Вугальтер Физика квантовых низкоразмерных структур. М.: Логос, 2000.

  4. Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия. Главный редактор А. М. Прохоров. 1988.

  5. Методы получения и применения квантовых точек. Виталий Грибачев.

Й.Коэф, М.Фишер, М.Легге, Й.Сейферт, Р.Вернер. Лазеры с распределенными брэгговсками решетками на квантовых ямах, точках и с квантовыми каскадами.

  1. http://www.nanonewsnet.ru/news/2007/rnk-terapiya-s-pomoshchyu-samonavodyashchikhsya-kvantovykh-tochek

  2. http://kbogdanov1.narod.ru/nanotechnology/QD.htm

  3. http://www.pereplet.ru/obrazovanie/stsoros/327.html

  4. http://dic.academic.ru/dic.nsf/enc_physics/2399/%D0%A0%D0%90%D0%97%D0%9C%D0%95%D0%A0%D0%9D%D0%AB%D0%95\

  5. http://stud.ibi.spb.ru/162/kozeing/html_files/create_structure.html

  6. http://www.nanometer.ru/2009/02/18/kvantovanie_60223.html

  7. http://www.nanonewsnet.ru/news/2009/mikroskopicheskii-khirurg


Учебный материал
© bib.convdocs.org
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации