Кулоновское увлечение ( англ. Coulomb drag ) — процесс взаимодействия пространственно разделённых зарядов посредством кулоновского взаимодействия . Проявляется в двухслойных структурах с металлическими слоями, разделёнными туннельно непрозрачным изолятором, когда ток, протекающий в одном из слоёв, создаёт ток в другом слое при замкнутой электрической цепи в этом слое или напряжение при разомкнутой цепи . Эффект был теоретически предсказан в работе советского учёного М. Б. Погребинского .

Суть явления

Рассмотрим два проводника, разделённых непроводящим материалом. (В случае гетероструктуры , состоящей из GaAs — квантовых ям, разделённых барьером в виде AlAs ). Туннельный ток между квантовыми ямами при низких температурах отсутствует в такой структуре благодаря достаточно толстому слою изолятора (AlAs). Тем не менее, электрическое поле носителей заряда в одном слое может влиять на носители тока во втором слое. Оказывается, что при протекании тока в одном слое, называемом активным слоем , носители заряда из второго слоя — соответственно, пассивного , — испытывают увлечение . В этом случае импульс и энергия носителей активного слоя может переноситься в пассивный слой и создавать ток при замкнутой цепи или напряжение, препятствующее протеканию тока, при разомкнутой цепи. Это, в частности, приводит к дополнительному электрическому сопротивлению в активном слое из-за трения . Тогда кулоновское увлечение может дать информацию о деталях в разных слоях полупроводника.

Чтобы описать взаимодействие между слоями, вводят следующую характеристику ( сопротивление увлечения , англ. drag resistance )

${\displaystyle R_{D}=-{\frac {V_{2}}{I_{1}}}}$ ,

где V ₂ — напряжение, измеренное в пассивном слое, I ₁ — ток активного слоя.

Феноменологическая модель

Погребинский рассмотрел взаимодействие двух проводящих слоёв в модели Друде .

${\displaystyle {\frac {d{\textbf {v}}_{1}}{dt}}={\frac {e}{m_{1}}}{\textbf {E}}_{1}+{\frac {e}{m_{1}}}[{\textbf {v}}_{1}\times {\textbf {B}}]-{\frac {{\textbf {v}}_{1}}{\tau _{1}}}-{\frac {{\textbf {v}}_{1}-{\textbf {v}}_{2}}{\tau _{D}}}}$ ,

${\displaystyle {\frac {d{\textbf {v}}_{2}}{dt}}={\frac {e}{m_{2}}}{\textbf {E}}_{2}+{\frac {e}{m_{2}}}[{\textbf {v}}_{2}\times {\textbf {B}}]-{\frac {{\textbf {v}}_{2}}{\tau _{2}}}-{\frac {{\textbf {v}}_{2}-{\textbf {v}}_{1}}{\tau _{D}}}}$ ,

где e — заряд электрона, v _i , m _i , E _i , τ _i — дрейфовая скорость, эффективна масса, электрическое поле, время релаксации по импульсам для частиц в слое i, соответственно. Первое слагаемое описывает кулоновскую силу, второе — силу Лоренца, третье — затухание, и последнее отвечает за взаимодействие между слоями с соответствующим временем увлечения τ _D . При малом взаимодействии между слоями, когда τ _D >>τ _i , транспорт полностью независим в двух слоях и теория Друде даёт обычные выражения для тензора сопротивления (см. магнитосопротивление ). В другом предельном случае сильного взаимодействия или идеальных проводников, когда τ _D <<τ _i , тензор сопротивления определяется взаимодействием между слоями и создаётся ситуация идеального увлечения . В промежуточном случае нужно ввести обычный тензор ${\displaystyle \rho _{\alpha \beta }^{(ij)}}$ , где индексы i, j относятся к разным проводящим слоям, а греческие индексы α, β определяют пространственные компоненты. Тогда для компонент тензора сопротивлений

${\displaystyle \rho _{xx}^{(12)}=-{\frac {m_{2}}{e^{2}n_{1}\tau _{D}}}}$ ,

${\displaystyle \rho _{xx}^{(11)}={\frac {m_{1}}{e^{2}n_{1}}}\left({\frac {1}{\tau _{1}}}+{\frac {1}{\tau _{D}}}\right)}$ ,

${\displaystyle \rho _{yx}^{(11)}={\frac {B}{en_{1}}}}$ .

Заметим, что отсутствует холловское увлечение и вклад в кулоновское увлечение вносит только продольная компонента тензора сопротивлений и она в этой модели не зависит от магнитного поля.

Ссылки

Литература

• B. N. Narozhny, A. Levchenko. (англ.) // Rev. Mod. Phys.. — 2016. — Vol. 88 . — P. 025003 . — doi : .