Особенности электронного транспорта в баллистических полупроводниковых квантовых нитях тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

г б оа

> 6 СЕН

Московский фи.шко-технпческпй институт

На правах рукописи

Федичкин Леонид Евгеньевич

ОСОБЕННОСТИ ЭЛЕКТРОННОГО ТРАНСПОРТА В БАЛЛИСТИЧЕСКИХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КВАНТОВЫХ НИТЯХ

01.04.10

физика полупроводников п диэлектриков

Автореферат диссертации на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук

Москва - 1994

Работа выполнена, в Московском физпко-техвпческом институте.

Научные руководители: член-корреспондент РАН, профессор, доктор физнко-математппескпх наук В.И. Рыжий;

кандидат физико-математических наук В.В. Вьюрков.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук В.А. Волков;

кандидат физико-математических наук A.A. Захарова.

Ведущая организация - Физический институт Российской Академии наук.

Защита диссертации состоите! " " К. £-<5-0 к. ь/1" 1994 г в

часов на заседании Специализированного Совета К . 063 . 91. 01. при Московском фпзпк<»-техническом институте по адресу: 141700, г. Долгопрудный, Московской области, Институтский переулок, 9, МФТИ, ауд. 204 НК. '

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке МФТИ. Автореферат разослан

» 9оР » • 1994 г

Учёный секретарь

Специализированного Совета

( '

i '■.

■. :».

;

'■! V

т:

Коновалов Н.Д.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

В диссертации представлены результаты теоретического исследования электронного транспорта в полупроводниковых квантовых нитях, выполненные автором на кафедре физических и технологических проблем микроэлектроники Московского физико-технического института в период с 1991 по 1994 годы.

АКТУАЛЬНОСТЬ ПРОБЛЕМЫ. Дальнейший прогресс в развнтШ-микроэлектроники связан с миниатюризацией её элементов и использованием структур с новыми физическими свойствами. В настоящее время успехи в данной области во многом определяются применением полупроводниковых структур с гетеропереходами. Закономерной тенденцией совершенствования этих систем, обусловленной необходимостью повышения быстродействия и улучшения других свойств приборов, стало уменьшение геометрических размеров создаваемых объектов как в плоскости слоев, так и в других направлениях. В частности, большой интерес представляют "квантовые нити'', называемые также "'квантовыми баллистическими каналами" или "'структурами с одномерным электронным газом", в которых электрон ограничен по двум направлениям в области с характерными размерами, соизмеримыми с длиной волны де-Бропля. Данные структуры интенсивно изучаются с конца 80-х годов, когда в них удалось наблюдать движение электронов практически в отсутствие рассеяния, что позволи-

е2

ло исследовать фундаментальные-ступени проводимости — . Ряд их

7Г/1

свойств, таких как баллнстичность электронного транспорта, квантово-размерные эффекты позволяют надеяться на применение квантовых нитей в различных устройствах микроэлектроники. В связи с вышеизложенным изучение процессов транспорта заряда в полупроводниковых квантовых нитях представляется весьма актуальным.

ЦЕЛЬ И ЗАДАЧИ РАБОТЫ. Целью настоящей диссертационной работы является изучение особенностей электронного. транспорта в полупроводниковых квантовых нитях в СВЧ-поле, а также в неоднородных квантовых нитях. Для достижения этой цели были поставлены следующие задачи:

1: Исследование высокочастотного импеданса квантовой нити.

Ч

2. Изучение процессов квантовой интерференции п межмодового смешивания в неоднородных квантовых каналах.

3. Исследование эффекта фотопроводимости неоднородной квантовой нити.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА.

В работе впервые получено выражение для дифференциального импеданса квантовой нптц, находящейся под постоянным электрическим смещением.

Также впервые было изучено межмодовое спешивание в изогнутой квантовой нити с параболическим ограничивающим потенциалом.

Исследован эффект квантовой интерференции в квантовом канале с внутренним потенциальным барьером.

Впервые найдена величина фотовольтаического эффекта в неоднородном квантовом баллистическом канале. г

ПРАКТИЧЕСКОЕ ЗНАЧЕНИЕ.' Практическое значение настоящей работы состоит в том, что экспериментальное обнаружение обсуждаемых в ней эффектов и пх изучение на основе полученных в диссертации результатов могут быть использованы для нахождения важнейших характеристик одномерного электронного газа, и открывает возможности использования структур с одномерным электронным газом в технике. Так, на основе смещённой квантовой нити предложен СВЧ-генератор на частоте до 1ТГц. Применение эффектов квантовой интерференции позполпт создавать новые элементы микроэлектроники, в частности, логические, обладающие сложными, но воспроизводимыми ВАХ. На основе неоднородной квантовой нитп предложен селективный, настраиваемый

А

ИК-фотопрпёмнпк с чувствительностью порядка 0.2 —.

АПРОБАЦИЯ РАБОТЫ. Результаты диссертационной работы докладывались на семинарах лаб. ФММП ФТИ РАН (руководитель — член-корр. РАН Рыжпй В.И.), лаб. МССП ФТИ РДН (руководитель — д.т.н. Орликовскпй A.A.), на VIII конференции по сверхбыстрым процессам в полупроводниках UFPS-S (Вильнюс, Литва, 1992 г.), на IV конференции по физике п технологии тонких плёнок PTTF-4 (Ивано-Франковск, Украина, 1993 г.), на VI конференции по модулированным полупроводниковым структурам MSS-6 (Гармпш-Партенкпрхен,

ФРГ, 1993 г.), па I российской конфс!>енщш по фнзпке полупроводников (Нижний Новго]>од, 1993 г.). По материалам диссертационной 1>аботы имеется 8 публикаций.

СТРУКТУРА ДИССЕРТАЦИИ. Диссертационная работа состоит из четырёх глав, заключения и списка цитируемой литературы. Общий объём диссертации — 93 страницы, включая 8 рисунков. Список литературы содержит 111 наименований.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

В первой главе диссертационной работы обоснована актуальность исследований, кратко изложено содержание материала по главам, приведён обзор ряда публикаций, связанных темой диссертации. Дапа общая характеристика работы.

Во второй главе изучается влияние объёмногЬ заряда в квантовой нп-тп, выводится выражение для дифференциального импеданса квантового баллистического канала при большом приложенном напряжении смещения. Рассматривается однородный квантовый баллистический канал с плавными устьями, показанный на рис. 1, параметры которого слабо изменяются на длинах порядка фермиевской длпны волны электрона А/.

Изучается дифференциальный импеданс канала, находящегося под на-

Ег

пряжением смещения Vo большим, чем —, где Е; - - фермпевская энер-

е

гпя двумерного электронного газа. Для определенности рассматривается случай одной заполненной подзоны (нижнего уровня поперечного квантования), при этом канал считается смещённым так, что он становится проницаемым для электронов этой подзоны, влетающих в него слева, и закрытым — для всех остальных. Расположим ось х вдоль канала, как показано на рпс. 1, ось у также оставим в плоскости гетероструктуры, начало координат поместим в начало квантовой нити. Обозначим длину квантовой нитп через L, диэлектрическую проницаемость полупроводника через к, эффективную массу электрона через т. Важное значение в таких структурах имеет вопрос о распределении приложенного потенциала. Первый раздел второй главы посвящен изучению влияния пространственного заряда , на распределение потенциала как в несмещённой, так и в

2БЕС

О Квантовый канал Ь Ч--.-1-- X

2БЕС

Рис. 1. Квантовый баллистический канал

смещённой квантовой нити. Исследуется экранирование внешнего поля в одномерном электронном газе а следующей модельной задаче. Рассматривается равновесный, неограниченный по осп х электронный газ, параметры которого вдоль осп х не изменяются. Изучается отклик системы на малое возмущение кулоновского вида при температуре, близкой к абсолютному нулю, если заполнена только одна подзона поперечного квантования. Сразу заметим, что соответствующие уравнения с чисто" кулоновскнм потенциалом, не вызывающие проблем в дву- и трёхмерном случаях, в одномерном этектрондом газе расходятся при г вблизи 0. Данную точку следует учитывать особо. Чтсбы избежать бесконечного роста потенциала на малых расстояниях, кот ый приводит к значительным принципиальным вычислительным трудностям, рассчитаем экранирование потенциала, обрезанного на расстояниях а порядка боровского радиуса:

где £ —» 0 — малый заряд. Тогда данный потенциал всюду можно считать малым. Для определения асимптотического поведения экранированного потенциала вдоль оси х необходимо знать ход потенциала на расстояниях,

много больших вышеперечисленных, поэтому под <р(х) будем понимать потенциал, усредненный вокруг х по длине, много больше фермиевской. Получено, что при больших х

—тт &

„л*®

где А — безразмерная величина, равная

.При х ~ 0.5 /пи ослабление потенциала будет значительно меньше, чем в двумерном газе. При ненулевом напряжении сток-исток слои двумерного газа будут оставаться практически эквипотенциальными из-за их высокой проводимости, по сравнению с проводимостью канала. Поэтому падение напряжения почти полностью будет происходить на длине канала. Поле в канале может быть оценено как поле полоскового конденсатора, образованного двумя областями двумерного электронного газа.

Ео(х) = - ^ (4)

п^х(Ь - X)

Пространственный заряд в канале, конечно же, искажает это поле, однако, в случае сильно

смешённого канала это искажение может быть слабым. В работе показано, что при больших напряжениях сток-исток относительное влияние пространственного заряда на распределение потенциала в квантовой нити характеризуется следующим параметром:

•у/ёт

а — -1——1п

яЬк \а/ у

о

В частности, в арсенпде галлия при типичных значениях параметров Ь = 0.5 /Ш1, а — 10 пт, = 5 теУ и при Уц = 30 тУ

а ~ 0.12

Следовательно, влияние пространственного заряда в сильно смещённой квантовой нити слабое, что физически вызвано тем, что

при смещениях порядка фсрмпевской энергии по мере роста напряжения сток-нсток происходит падение плотности носителей заряда в канале.

Во втором разделе второй главы рассматривается" движение электронов в переменном поле. Для описания данной системы в области канала удобно использовать представление Вигнера по продольной координате х и представление размерного квантования в поперечном направлении /,(/), а;, где i — номер соответствующей подзоны. Поскольку потенциал в канале изменяется вдоль осп х плавно на расстояниях порядка длины волны электрона, а рассеяние весьма мало (обычно длина свободного пробега значительно превышает длину квантовой нити), то переходы между подзонами исключаются, н для функций /¡(р,х,1) справедливо бесстолк-новптельное одномерное кинетическое уравнение:

ои рди (01Чх) , \ои

{— + + еЕ(*'У ^ = ° (б)

где 2?(.г,<) — переменное электрическое поле в канале,

г г \

постоянное электрическое поле в канале, при напряжении сток-псток \'0. причем

■ <¿>(0) = о =

е = |е| — заряд электрона,

¿7,-(х) — смещение дна ¿-той подзоны от его уровня в двумерном газе вследствие поперечного квантования. Данный метод удобен при постановке граничных условий. В нашем случае квантовый канал, соединяющий два резервуара двумерного электронного газа, слабо возмущает равновесное распределение в резервуарах, поскольку его поперечный размер Л значительно меньше длину свободного пробега С, электрона в двумерном газе. В силу того, что устья канала в рассматриваемом случае плавные, что обычно справедливо, дифракция электронов на устьях подавлена, и представляется оправданным считать, что у электронов, входящих в канал, распределение близко к фермпевскоп "ступеньке" (при температуре, близкой к абсолютному нулю), то есть

п вШР/~Р) т

где р/ — фермиевскпй пмпульс. Разумеется, что касается выходящих из канала электронов, их распределение может значительно отличаться от равновесного. Считая переменное электрическое ноле малым возмущением,

Е(хЛ)<Е0(х). (8)

можно наптп решенне уравнения (С) с условием (7) с точностью до членов первого порядка по

Ёъ

+ > (9)

где

<ЩР, я, *) = = — / /¡(«¡(х, у,;;) - г-ц(у))-——--^-<1у -

п "Д-Ч !М

с /"е.. л......л ... |

е , . . , ^¿'(.'Л* - Ъ(х,у,р)) ' --_/ ¿(«.(^АР) - „■(,))--—-¡—¿у

(10)

где

1Ч(*,У,Р) = ^ + ~ - + I11

Г 1 _

г,(г,УУ,р) = / ——-—- (12

ь'л.-(у) = «¡(0, у,;)/) (13)

адЫ = «,(0,7/,0) (14)

Определив /,(;;, г, ¿) из выражения (10) можно наптн поток заряда через сечение канала в т. х.

Для нахождения тока в цепи введём функцию, имеющую размерность обратной длины, которая бух т содержать информацию о геомотрнп структуры:

Конкретный её впд не записи * от приложенного напряжения и определяется геометрической формой контактов и их взаимным расположением.

Чтобы найти дифференциальный импеданс структуры, рассмотрим случай, когда Напряжение сток-исток имеет следующую временную зависимость:

У„К<) = Ко + УсозИ) (16)

где

Уо > V

п частота ы српв'мша с обратным пролётным временем

V

е!о т

I

Для нахождения тока в цепи при движении зарядов в неоднородно!? поле используется формула Шоклп:

щ = с^ + 1 / ЕоЩх, О аг ' (17)

где С — ёмкость сток-исток, которая вычисляется при нулевом заряде в канале, Ь — длина канала.

Это позвэляст найти активную и реактивную части проводимости какала

С(ш) = вТ{и) + ¿С,-(о;) = ^ £ / 9(х) & У д(у) соз(шп(х, у, 1/л,(у)))-

по о

-С08(ит{(х,у,ьцг>/)))<1у (13)

с2 н н

= ыС + — } 9(*)<1х ] 5(.'/)вт(и;п(а:,у,«к(у)))-

. -Бт(ыъ(х,у,уы{у)))(1у (19)

Анализ выражений (18) п (19) показыв'гг, что при малых частотах <?г > 0, поэтому квантовый баллистический канал отбирает энергию у колебаний О таких частотах. Однако прй пролётных частотах наблюдаются области отрицательного дифференциального сопротивления.

Аналогичный эффект изучался в 30-е годы в плоских вакуумных диодах,-Однако, .зависимость й^ь;) принципиально различается в этих случаях. У обычного вакуумного диода она монотонно растёт с частотой, не пересекая 0, поэтому его импеданс не имеет полюсов в верхней части комплексной плоскости и. Следовательно, при работе от источника постоянного тока невозможно самовозбуждение, то есть при использовании его в качестве генератора необходимо соединять диод с достаточно большой индуктивностью. Это обусловлено большой ёмкостью между катодом и анодом. В нашем случае при другой геометрии контактов в силу копланарного расположения стока и истока контактная ёмкость значительно меньше и определяется их геометрическими размерами, причём ёмкостное сопротивление сравнимо с реактивным сопротивлением движущихся электронов, поэтому может изменять знак на пролётных частотах, когда Сг{и) < 0. Это значит, что смещённый квантовый баллистический канал может быть СВЧ-генератором (па частотах порядка 1 ТНг) без дополнительных элементов.

В первом разделе третьей главы рассмотрнвается прохождение электрона в изогнутом квантовом баллистическом канале. Для анализа меж-модового смешивания при прохождении электронной волной изгиба используется метод, предложенный независимо в работах Хаценеленбаума и Щелкуновп для изучения распространения электромагнитных воли в нерегулярных волноводах. В нём производится переход к криволинейным координатам, таким, что ограничивающий потенциал (в волноводах — прямоугольный) в этих координатах имеет регулярный вид. Будем считать в квантовых нитях ограничивающий потенциал параболическим, справедливость чего при малом числе заполненных подзон показана в многих работах,

где р, д — криволинейные координаты, причём ось р совпадает с осью квантовой нити, а (/'определяется как расстояние до р. В работе получено, что в первом порядке по кривизне изгиба происходит смешивание только соседних мод, причём амп~чтуда межмодового перехода даётся выражением

(20)

'л.п-1 =

N .2 Тх Щр)

г_ тш0(п - 1) +г°е~"!°-'Г-п(р) Ар

(21)

—00

где R(p) — радиус изгиба в т. р, сп — амплитуда п-ной моды, — волновой вектор n-1-oü моды. Это следствие иараболпчности ограничивающего потенциала, так как в случае прямоугольной формы стенок изгиб пппводпт к смешиванию с бесконечным числом мод. Данные результаты могут быть полезны при оценке влияния изгиба на сопротивление таких систем, а также используются в следующей главе.

Во втором разделе третьей главы изучается электронный транспорт в кв.иггопой нити с внутренним потенциальным барьером и резкими устья. ш. Такая структура недавно была создана на основе полевого транзистора с расщепленным затвором с добавлением узкого металлического мостика, соединяющего две части затвора. В. данном разделе показано, что квантово-интерференционные эффекты приводят к появлению ряда до: альных максимумов па зависимости проводимости канала сток-исток от затворпого потенциала. Показало также, что период осцилляции должен расти при повышении потенциала на затворе. Оценено количество пиков проводимости. Формально число максимумов G в структуре с абсолютно резкими устьями не ограничено. Однако, при больших энергиях уменьшается де-бройлевская длина волны электрона, и вход в канал нельзя считать резким. В пределе Аг> —» 0 движение электрона становится классическим и эффект квантового отражения исчезает. Ширина сту-пенькп на входе в канал определяется - шириной щелн затвора d. При уменьшении де-бройлевской длины волны электрона ниже ширины сту-пенькп интерференция должна пропадать, поэтому число наблюдаемых интерференционных максимумов N должно быть порядка

• (22)

Данные выводы соыасуются с экспериментальными наблюдениями. Вышеизложенный подход будет полезен "фп исследовании квантовых интерференционных эффектов и разработка ®а основе воспроизводимых особенностей ВАХ новых приборов квантоп ш микроэлектроники.

В третьей главе исследуется — роонансное межподзонное фотопоглощение, вызывающее протекание электрического заряда в квантовом баллистическом кана-ie. Рассмотривалв1Ъ фотоиндуцнрованные переходы в длинно». ■ квантовой нити. Пусть па-еиощий свет (дальнего ИК-диапазона) монохроматичен и обладает энергией фотонов %ы, близкой к величине i жподзонного расстояния Tiuiq в квантовом баллистическом

канале. Для определения числа фотоиндуцпрованных межподзонных переходов в единицу времени попользуем общепринятую теорию возмущений, так как реально значимые мощности падающего электромагнитного излучения можно считать малыми. Поскольку мсжподзонное расстояние существующих квантовых баллистических каналов соответствует длинам волн порядка 50-250 /ип, а пх геометрические размеры-не прегосходят велпчлны порядка одного микрометра, то можно использовать длинноволновое приближение. Для структур с расщеплённым затвором следует особо оговорить роль затворных контактов и пх влияние на распространение электромагнитного поля. Действительно, если счптать электроды расщеплённого затвора идеально проводящими, то необходимо учитывать дифракцию электромагнитных волн на щели затвора. Но обычно используемые в качестве затворных контактов золотые слоп толщиной 8-10 пт почти полностью прозрачны в рассматриваемом диапазоне длин волн благодаря екпн-эффекту.

При этом вероятность перехода отлична от нуля только для переходов в соседнюю подзону с сохранением волнового числа к и только для света, поляризованного в перпендпкулярно осп канала.

Для реального канала необходимо принять во внимание уншренпе резонансной линии. Оно вызывается, в основном, тремя причинами: неоднородностью ограничивающего потенциала, конечностью длппы квантовой нити и рассеянием носителей заряда. Первый фактор ушпренпя резонанса определяется технологическими причинами и в силу того, что неоднородности щели затвора сглаживаются в районе канала, может быть довольно малым. Естественно, технология позволяет пзготовпть п короткий существенно неоднородный квантовый баллистический канал, в котором ушп-ренпе велико, но в данной работе наше рассмотрение ограничивается только каналом с длинной однородной частью.

Учёт конечной длины канала приводит к уширенпю резонанса порядка обратного пролётного времени:

= й (23)

где г;'— фермиевская скорость в канале.

Рассеяние также вызывает частотное ушпренпе которое можно

оценить по длпне (импульсной) свободного пробега

Ы. = ^ (24)

Обычно эта длина значительно больше длины квантовой нити, поэтому основной вклад в ушпренпс даёт ограниченность канала.

' Для наблюдения фотовольтапческого эффекта предлагается использовать межподзонные электронные переходы в неоднородной квантовой нити. Существенным в предлагаемой конфигурации квантового баллистического канала является сочетание длинной однородной части с резким изгибом и последующим потенциальным барьером. Качественный профиль дна двух низших подзон вдоль осп канала в этом случае показан на рис. 2.

Е

Рис. 2. Профиль дна двух нижних подзон вдоль осп канала

Другими словами, энергетические уровни квантования поперечного движения должны соответственно изменяться вдоль канала. Следует отмстить, что предложенный вариант неоднородной квантовой нити может быть изготовлен по различным существующим сегодня технологиям, в

половин которого в конце щели должен быть добавлен выступ.

Основная физическая идея состоит в следующем. Для упрощения рассмотрим случай, когда электронами заполнена только нижняя подзона, то есть только одна подзона находится под уровнем Ферми резервуара двумерного электронного газа. Но и для электронов нижней подзоны на краю квантовой нити есть толстый и высокий потенциальный барьер. Вследствие этого обстоятельства темновое сопротивление предлагемон структуры велико, так как и туннельный, и тепловой вклады б ток уменьшены почти до нуля. Если осветить полупроводник ИК-пзлучением с энергией фотонов Ли/, близкой к величине подзонного расщепления п квантовой нити, электроны смогут поглощать фотоны и переходить по вторую подзону. По Еышсизложенным причин«^! во второй подзоне они также встретят барьер. Однако, если до бярьера канал достаточно сильно возмущен, например, изогнут, благодаря межмодовому смешиванию волновая функция электрона перед барьером является суперпозицией волновых функций электрона первой и второй подзоны, поэтому электрон имеет конечную вероятность пройти над барьером. Во-всяком случае, это возможно, если высота барьера Еь больше, чем энергия Ферми Е[, и меньше, чем междодзонное расстояние йщ, то есть при

где энергии отсчитываются от дна нижней подзоны.

Для определения величины рассматриваемого эффекта используются результаты первого раздела третьей главы. Как следует из полученных выше выражений, а также из экспериментальных данных, амплитуда межмодового смешивания может быть при резком изгибе порядка единицы.

Считая основным ушпреннем резонансного ппка ушпрение из-за конечной длины канала получаем выражение для пиковой ватт-амперной чувствительности детектора на основе вышеописанной структуры

частности, на основе структуры с расщепленным затвором, на одну из

Е/ < Еь< Ьы о

(25) •

Яа =

ар

(26)

где

• T„ = yJjn{k)dk (27)

Полагая

S «1} Ef = hwo = 5meV и T„ ~ I

получаем чувствительность на уровне 0.2 что сравнимо с другими приборами такого рода. Однако, большим преимуществом является селективность и удобная настройка посредством изменения затворного напряжения. Быстродействие определяется только пролётным временем, то есть может быть менее 10 ps. •

В заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы

• Впервые исследован дифференциальный импеданс квантовой нити, находящейся под постоянным электрическим смещнпем. Показана возможность усиления СВЧ-колебаний в такой системе.

• Исследовано влияние процессов квантовой интерференции и ыежмо-дового смешивания в неоднородных квантовых нитях с параболическим ограничивающим потенциалом на электронный транспорт. .

• Определен.-' величина фотовольтаического эффекта в неоднородной квантовой нити при частоте электромагнитного излучения, соответствующей межподзонным переходам.

• На основе результатов теоретического исследования фотовольтаического эффекта в неоднородной квантовой нити предложен селективный, настраиваемый ИК-детектор, с чувствительностью, сравнимой в данном диапазоне длин волн с чувствительностью существующих фотоприёмников.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Fedichkin L., Fedirko V., and V'yurkov V. Quantum ballistic channel current instability // Lithuanian J. Phys. 1992. V. 32. No. 5. P. 53-56. « 2. Fedichkin I,.,-Fedirko V., and V'yurkov V. Current instability of a narrow constriction in a two-dimensional electron gas // Materials of the Fourth International Conference on Physics and Technology of Thin Films. Ivano-Frankovsk, Ukraine. 1993. Part I. P. 57.

3. Fedichkiu Leonid E., Ryzhii Victor I., and V'yurkoy Vladimir V. Effect of mode coupling on dc and photocurrent in quantum wires // Materials Research Society 1993 Fall Meeting. The abstracts book. ь Boston, USA. 1993. P. M3.24.

4. Вьюрков B.B., Рыжпн В.И., Федпчкпй Л.Е. Фотовольтаиче-ский эффект в неоднородном квантовом баллистическом канале // 1 Российская конференция по фпзпке полупроводников. Тезпсы докладов. Нижний Новгород. 1993. Том 1. С. 63.

5. Fedichkin L.E., Ryzhii V.I., and V'yurkov V.V. A novel tunable infrared detector based on a quantum ballistic-channel // Infrared Phys. 1993. V. 34. No. 5. P. 477-480.

, 6. Fedichkin L., Ryzhii V., and V'yurkov V. The photovoltaic effect in non-uniform quantum wires // J. Phys.: Condeus. Matter. 1993. V. 5. No. 33. P. 6091-6098.

7. Fedichkin L., Ryzhii V., and V'yurkov V. Novel far infrared detector based on a quantum ballistic channel // Solid-State Electronics. 1994. V. 37. No. 4-6. P. 1211-1212.

8. Fedichkin L. and V'yurkov V. Quantum ballistic channel as an ultrahigh frequency generator // Appl. Phys. Lett. 1994. V. 64. No. 19. P. 2535-2536.