Хвост - плотность - состояние
Cтраница 3
Уменьшение энергии активации при увеличении содержания NH3 обусловлено накоплением в пленках незначительных количеств атомов азота с координационным числом 4 или азотосодержащих дефектных комплексов, проявляющих донорные свойства [81] и отчасти изменением распределения в запрещенной зоне локализованных состояний атомов азота. Одновременно с увеличением в пленках a - SixNi x: H оптической ширины запрещенной зоны по мере возрастания содержания азота максимум люминесценции смещается в сторону больших энергий. Однако ширина полосы фотолюминесценции a - SixNi x: H оказывается не связанной прямо с уширением хвостов плотности состояний. Интенсивность же люминесценции с ростом в газовой смеси мрдержания NH3 незначительно увеличивается. [31]
В вырожденных полупроводниках р-типа уровень Ферми может находиться в валентной зоне ниже хвоста плотности состояний. Наоборот, в полупроводниках - типа уровень Ферми заходит в зону проводимости. Полностью заполненный электронами хвост плотности состояний зоны проводимости тоже не будет участвовать в оптических переходах. Таким образом, имеется возможность по отдельности исследовать форму хвостов зон и по наклону графиков А1пк ( сй) / АЙш определить значение параметра Е0 для обеих зон. [32]
Всюду, за исключением этих областей, величина Г является хорошей аппроксимацией как для TN, так и для дисперсии. Этот достаточно удивительный результат справедлив в широкой области изменения параметров, соответствующей реальным значениям подвижности. На рис. 117 представлены пиковые значения а и Ьаху и наряду с ними - результаты для случая короткодействующих рассеивателей, соответствующего той же самой подвижности в отсутствие магнитного поля. Эти значения становятся очень малыми, когда Ер лежит в области хвостов плотности состояний, поскольку рассеивающие потенциалы при этом становятся дальнодействующими. Однако в других случаях модель короткодействующих рассеивателей является хорошим приближением. В более слабых магнитных полях модель становится менее пригодной и конечность радиуса действия рассеивателей начинает играть важную роль, в особенности при малых N Во всяком случае, можно утверждать, что модель короткодействующих рассеивателей, часто используемая ввиду своей простоты, достаточно хороша для описания качественных особенностей проводимости инверсионных слоев в сильных магнитных полях. Правда, в некоторых случаях эта простая модель неприменима. [34]
Один из возможных механизмов рекомбинации в полупроводниковом лазере связан с межзонными переходами. При расчетах обычно используют модель параболических зон. Такое приближение оказывается, по-видимому, достаточно хорошим при высоких температурах и большой величине коэффициента потерь / сп, когда роль хвостов плотности состояний, образующихся при сильном легировании, незначительна. [35]
Вследствие этого происходит перераспределение электронов и появляются заполненные, отрицательно заряженные состояния в хвосте, прилегающем к зоне проводимости, и свободные, положительно заряженные состояния - в хвосте, связанном с валентной зоной. Эти процессы вызывают самокомпенсацию материала, в результате чего уровень Ферми занимает фиксированное положение вблизи середины запрещенной зоны. Данная модель позволяет объяснить электрические свойства халькогенидных стекол. Однако аморфные халькогениды обладают высокой оптической прозрачностью за краем поглощения, имеющим резкую границу, что не согласуется с предположением о глубоком проникновении хвостов плотности состояний в запрещенную зону. Рассматриваемая модель в большей степени подходит для описания свойств аморфного кремния, в котором свет поглощается значительна сильнее, чем в соответствующих кристаллических образцах. [36]
Использование выражения для диэлектрической проницаемости (2.35) в длинноволновом пределе, т.е. при малых значениях д, приводит к результатам, уже полученным в этом параграфе другим методом. Необходимо подчеркнуть, что при q 2kF экранирование ослабевает значительно быстрее. Дело в том, что параметр экранирования (2.28) не зависит от концентрации электронов, что дает нефизическнй результат - электронный газ как низкой, так и высокой плотности экранирует точечный заряд одинаково эффективно. Анализ выражения (2.35) устраняет противоречие - при уменьшении плотности электронного газа уменьшается kF, тем самым сужается область значений волновых векторов q 2kF, при которых экранирование наиболее эффективно. Кроме того, экранирование в реальных системах низкой плотности ограничивают эффекты, обусловленные образованием хвостов плотности состояний н отличием температуры от абсолютного нуля. [37]
 |
Температурная зависимость дисперсионных параметров электронного переноса в пленках PP-a - Si. H. [38] |
В работе [126] напротив, отмечена недисперсионность электронного переноса. Дисперсионный характер переноса в PP-a - Si: H объясняется высокой концентрацией в этом материале ловушек носителей заряда. В работах [124-125] измерена температурная зависимость дисперсионного параметра для электронов. Богее точной аппроксимацией оказывается выражение а Т / Т0 С, где С - постоянная, отрицательная по величине. Авторы [124] получили для высоких температур неравенство аа ah, причем обнаружили, что при температурах, выше 300 К, величина аь становится температур-но независимой. Таким образом, заметное несоответствие между экспериментальными наблюдениями и теорией [120, 135] здесь также обусловлено некорректностью упрощающих допущений, касающихся распределения ловушек по энергиям и сечений захвата носителей. Как впервые замечено в [125], плотность состояний может спадать по направлению к середине запрещенной зоны медленнее, чем по экспоненциальному закону. Такое поведение хвоста плотности состояний и может быть причиной расхождения теории и эксперимента. [39]
 |
Температурная зависимость дисперсионных параметров электронного переноса в пленках PP-a - Si. H. [40] |
В работе [126] напротив, отмечена недисперсионность электронного переноса. Дисперсионный характер переноса в PP-a - Si: H объясняется высокой концентрацией в этом материале ловушек носителей заряда. В работах [124-125] измерена температурная зависимость дисперсионного параметра для электронов. Богее точной аппроксимацией оказывается выражение а Т / Т0 С, где С - постоянная, отрицательная по величине. К, величина аь становится температур-но независимой. Таким образом, заметное несоответствие между экспериментальными наблюдениями и теорией [120, 135] здесь также обусловлено некорректностью упрощающих допущений, касающихся распределения ловушек по энергиям и сечений захвата носителей. Как впервые замечено в [125], плотность состояний может спадать по направлению к середине запрещенной зоны медленнее, чем по экспоненциальному закону. Такое поведение хвоста плотности состояний и может быть причиной расхождения теории и эксперимента. [41]
Страницы: 1 2 3