Фононное рассеяние

Cтраница 1

Фононное рассеяние начинает сказываться, когда средняя длина свободного пробега становится сравнимой со средней величиной кристаллитов в плоскости. [1]

Таким образом, состояние теории фононного рассеяния следует признать неудовлетворительным. Вычисленная подвижность, ограниченная фононным рассеянием, не только значительно превосходит экспериментальную величину, но и не отвечает зависимости ц - N - A. Разногласие в абсолютных значениях легко устранить, предположив, что вблизи границы деформационный потенциал Е имеет большее значение. Однако если учесть то обстоятельство, что по атомным масштабам электроны находятся далеко от границы, отличие деформационного потенциала от объемной величины становится маловероятным. Концентрационная зависимость подвижности может стать более резкой при учете влияния многочастичных эффектов на структуру подзон. Обмен и корреляция увеличивают энергетическое расстояние между подзонами и заселенность электронами основной подзоны. Кроме того, при понижении концентрации электронов этот эффект возрастает. Это означает, что электрический квантовый предел может еще оставаться хорошим приближением и снижает роль межподзонного рассеяния. Поэтому зависимость подвижности от концентрации электронов становится более резкой, хотя ее абсолютное значение и приближается к результату для электрического квантового предела. Вычисления показали [1270, 1271], что квазичастичная энергия электрона при высокой температуре имеет большую мнимую часть, обусловленную электрон-электронным рассеянием. Предварительные исследования эффектов, связанных со столь малыми временами жизни [1272], позволяют предположить возрастание подвижности электронов в основной подзоне. Причина в том, что большая мнимая компонента собственно-энергетической части приводит к появлению низкоэиергетического хвоста в плотности состояний и потому уменьшает интенсивность рассеяния за счет понижения плотности конечных состояний. [2]

Индексы 1, 2 и 3 относятся соответственно к фононному рассеянию, к рассеянию на границе кристалла и к рассеянию на границе частицы. [3]

В последнее время Каваджи и др. [429] более детально рассмотрели фононное рассеяние в квантовых подзонах - рассеяние электронов на объемных фононах ( рассмотрено выше), фононах релеев-ских волн ( качественно рассмотренных также Ченгом [270, 271]) и сурфонах. [4]

Предположим, что в пределах каждой группы, при наличии также и фононного рассеяния, вероятности столкновений аддитивны. [5]

Используя результаты табл. 5.21.1, разделить вклады в электронное тепловое, сопротивление от фононного рассеяния и от дефектов. [6]

Полевая зависимость подвижности электронов при 4 2 К. Параметром кривых является концентрация электронов Ns. 1 - 2 1. 2 - 3 35. 3 - 4 2. 4 - 5 10 см 2.| Температурная зависимость подвижности в нулевом поле для тех же самых образцов и плотностей электронов, что и на 68. Эти результаты вместе с данными 68 могут быть использованы для вывода зависимости электронной температуры от тянущего поля. Кривые соответствуют следующим значениям Ns. 1 - 3 76 Ю11. 2 - 5 0 - 10. 5 - 5 85 - 10. 4 - 6 7 - 10. 5 - 7 95 - 10. 6 - 1 0 Ю12. 7 - 1 21 Ю12. 8 - 1 42 Ю12. 9 - 1 83 1012. / 0 - 2 26 1012см - 2. [7]

Как уже говорилось в § § 3 и 4 данной главы, первые два случая изучены уже достаточно подробно, чего нельзя сказать о фононном рассеянии, где обработка результатов носит в значительной степени эмпирический характер. [8]

Очередным важным этапом в развитии теории кинетических эффектов, несомненно, является учет тензорного характера времени релаксации [244, 990] наряду с учетом анизотропии эффективных масс. Результатом этого явилось построение теории, количественно описывающей гальваномагнитные явления и другие кинетические эффекты в области чисто фононного рассеяния, хотя области смешанного и преимущественно примесного рассеяния выпали при этом из рассмотрения. [9]

Соотношения между холловскими подвижностями, обусловленными решеточным и примеханизмами рассеяния электронов в сильно легированном германии ( / - 100 К. 2 - 300 К. 3 - 500 К. [10]

Экстраполируя гипотетически кривые 2 и Зна рис. 3.19 к еще большим концентрациям, можно предположить, что в районе п Ю20 ( что невозможно реализовать из-за ограниченной растворимости примесей в Ge) наклон этих кривых мог бы уменьшиться до нуля и, вероятно, даже поменять знак, что в пределе привело бы к преобладанию фононного рассеяния. [11]

Теоретически фононное рассеяние будет рассмотрено в § 4 данной главы. [12]

Подвижность электронов в гете-роструктуре GaAs - Gao Alo. ai AS с модулированным легированием. На приведенной на врезке схеме слоев буквы в скобках означают легирующую примесь, черта - нелегированный материал. Легированный слой GaAlAs отделен от электронов в нелегирован-иом GaAs слоем нелегированного материала толщиной 100 А. Нижняя кривая ( Ns 3 6 I0 [ i см-2 соответствует неосвещенному образцу, верхняя кривая - образцу с повышенной концентрацией ( Ns 6 5 х х 10 см-2 созданных светом долгоживущих электронов. Стрелка отмечает температуру жидкого азота. [14]

Одно из важных отличий связано с полярным характером большинства материалов, используемых в сверхрешетках, что усиливает рассеяние на фононах. Формальные выражения для подвижности при фононном рассеянии иные, чем в трехмерных системах, но, согласно Прайсу ( Price P. J., неопубликованные результаты), численные значении подвижности и ее температурная зависимость для сиерхрешеток или гетеропереходов на основе GaAs с типичными параметрами сЛоев при Т - 100 К сравнимы с характеристиками массивного GaAs, если кон. [15]

Страницы: 1 2 3