Электронные свойства полупроводников с областями нарушений

• Автор: Шпинар, Людмила Ивановна
• Шифр специальности: 01.04.07
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Киев
• Количество страниц: 141 c. : ил

Глава I. Виды неоднородностей и методы описания их влияния
на свойства полупроводников
§1. Основные виды неоднородностей
§2. Теоретические методы описания свойств неоднородных полупроводников
Глава 2. Основные уравнения
§1. Уравнения переноса в неоднородных полупроводниках в диффузионном приближении
§2. Уравнения переноса в приближении слабых внешних
полей
Глава 3. Гальваномагнитные эффекты в неоднородных
полупроводниках ...'
§1. Подвижность носителей тока и эффект Холла
в неоднородных полупроводниках
§2. Анизотропия магнетосопротивления в неоднородных . многодолинных полупроводниках
§3. Анизотропия гадьваномагнитных явлений в полупроводниках со слоистым распределением легирующей примеси
§4. Подвижность носителей тока и магнетосопротивление в полупроводниках в случае сильного (негреющего) электрического ПОЛЯ
Глава 4. Термомагнитные эффекты.в неоднородных
полупроводниках
§1. Вычисление потоков тепла и электричества

§2. Теплопроводность и термоэдс неоднородного
полупроводника в отсутствие магнитного поля
§3. Эффект Нернста - Эттингсгаузена
Глава 5. Электрические свойства полупроводников с
областями нарушений
§1. Анализ модели области нарушений
§2. Подвижность и скорость удаления носителей тока
в полупроводниках, облученных нейтронами
§3. Электрофизические свойства облученного р - 5
с примесью гадолиния
Выводы
Литература

С развитием экспериментальной техники исследований полупроводников были обнаружены расхождения между экспериментально полученными и теоретически предсказанными значениями параметров кристаллов. В первую очередь это касается температурных зависимостей подвижности носителей тока, отсутствия насыщения в полевой зависимости поперечного магнитосопротивленяя, относительно большого продольного магнетосопротивления и др. / I /.
В начале 60-х годов стало понятным, что упомянутые аномалии не могут быть отнесены за счет каких-либо квантовых эффектов, а имеют классическую основу и обусловлены наличием крупномасштабных дефектов - областей нарушения в кристалле. Под областью нарушений (ОН) обычно понимается часть объема кристалла, содержащая достаточно большую концентрацию различного рода точечных дефектов, причем характерные размеры ее значительно меньше размеров образца. Протяженность электрических полей ^ , обусловленных ОН, может превышать длину свободного пробега носителей тока Л :
^ > - (АЛ)
Кристаллы с такими ОН в литературе часто называются неоднородными.
Физические свойства полупроводников с ОН и полупроводников, содержащих то же количество точечных дефектов, размещенных равномерно по объему, качественно отличаются. Физической причиной этого обстоятельства является то, что при выполнении условия (АЛ) для описания влияния ОН на кинетические явления нельзя ввести соответствующее время релаксации. В этом случае движение носителей тока в поле крупномасштабных флуктуаций электрического потенциала, связанного с ОН, носит не консервативный харак-

Выбирая направление среднего тока < У У в качестве оси X ,
в случае слабых магнитных полей (si- ~r ) , найдем, что
4 уг
омическая рс и холловскаяподвижности равны ц — iu° ——>3 ^£. #/ ~ /и0
ri-JUt . V / Рн Рн , ^ > (3.26)
2 ~ 3 2 __ “
где р° - е Ijp ’ р°= ^ постоянной Холла
получаем : ^1о
О — - /2 __ JpL
ec '
Как видно, в пределе малых Ег , зависимостирс (iz) zjuH(Q совпадают и переходят в известный результат Херринга [37} (ptlju°=phljlu ~{-j; t2) ♦ а в дебаевском приближении £z-(é/£Tf <(Цгу> ( Ч ~ электрический потенциал, обусловленный неоднородностями) в результат Пекара [2]
Если неоднородности имеют двумерный характер, причем корреляция флуктуаций убывает вдоль осей X и ( вдоль оси г-корреляция не ослабевает), то в фурье-представлении корреляционная функция имеет вид: К(Р) - 2.4CZ£Z $(Ре) ехр (~ (р*+)J
После вычислений получим (SÏ?V2/):
u -ц,о 4- £г ». = l/° jLzJtli (3.27)
А А рч Ми{ _£г ■
Наконец, в случае.одномерных неоднородностей типа слоев считая, что корреляция флуктуаций убывает лишь в направлении тока,
5/2
К(Р) = W 4 <%; 6(Pi) *хр(-£а%г)
получаем