声学波压电势对载流子的散射

1、声学波压电势对载流子的散射2目 录0、引言1、几种散射机制2、声学波压电势散射 2.1、压电极化的散射势 2.2、自由载流子的屏蔽效应 2.3、二维电子气情形3、总结【参考文献】30、引 言 在一定温度下，即使没有外加电场，半导体中的大量载流子也在永不停息的作着无规则的、杂乱无章的热运动。载流子在运动时，便会不断的与热振动着的晶格或半导体中电离了的杂质离子发生碰撞，使载流子速度的大小及方向发生改变，也就是说载流子在运动中受到了散射散射。 当有外电场作用时，一方面，载流子在电场力的作用下作定向运动；另一方面，载流子仍不断的遭到散射，使其运动方向不断的改变。载流子就是在外力和散射的双重影响下，以一

2、定的平均速度沿力的方向漂移。4 众所周知，在具有严格周期势场的晶体中，载流子不会遭到散射。载流子遭到散射的根本原因就是这种周期势场被破坏。在实际的晶体中，除了存在周期势场外还存在一个附加势场，从而使周期势场发生变化。由于附加势场的作用，就会使能带中的载流子发生在不同状态问的跃迁。例如，原来处于状态的载流子遭到散射后以一定的几率跃迁到各种其他的状态。51、几种散射机制1）电离杂质散射 电离杂质散射以其库仑势散射载流子，库仑势使载流子的运动轨道发生偏折。电离杂质散射是一种弹性散射，散射前后载流子能量不发生变化。在低温和低场下，电离杂质散射通常是重要的。2）声学波形变势散射 声学波形变势是由于纵声学

3、波引起晶体体积周期性的膨胀和压缩导致带边周期的移动引起的。散射是各向异性的。在各种材料和各种类型的能谷中声学波形变势散射都是重要的。3）声学波压电形变势散射 在没有对称中心的半导体中，声学波的压缩和伸张还可以导致压电极化，产生能引起散射的极化势。散射是各向异性的，声学波形变势的有关结论对它也适应。64）非极性光学波散射 在双原子晶体的长光学波中，原胞中的两个原子作相对运动，这种相对位移称为光学形变势，引起非极性光学波散射。散射使各向异性、非弹性的。对于高能量电子或高温下，这中散射的作用是很显著的。5）极性光学波散射 在极性晶体中，长光学纵波由于不同极性的原子作相对运动，伴随着极化，这种极化势引

4、起极性光学波散射。在极性晶体的谷内散射中，长光学波以其强的极化势，在包括室温在内的较高温度下常常是主要的散射机制 。6）谷间散射 格波也可以引起电子由一个能谷到另一个能谷的散射。散射可发生在等价能谷之间，也可发生在不等价能谷之间。散射是非弹性的，对这种散射问题的处理和谷内非极性光学波一样，电子被散射过程中，能量变化近似为常数 。7 在半导体材料中除以上分析的几种主要的散射机外，还有一些其它 的散射机制。比如：在由不同原子组成的混合晶体中，两种原子的性质上的差异导致的无规势可以引起的合金无序散射；界面不平整引起的表面粗糟散射等等。这里不再一一赘述。 本文主要针对声学波压电势散射作主要介绍。82、

5、声学波压电势散射 在没有反演中心的极性晶体中，如具有闪锌矿和纤锌矿结构的III-V化合物和II-VI化合物中，长声学波还可以通过压电效应产生的极化引起散射。在存在反演中心的晶体中，任何弹性形变都不会引起极化，处于中心对称位置的原子（离子）对极化的贡献总是抵消的。 但在没有对称中心的晶体（如闪锌矿和纤锌矿结构）中则存在压电效应。弹性波引起交替变化的极化，并以其所产生的静电势散射电子。晶体的对称性越低，极性越强，压电效应也越强。相对于形变势散射，压电散射通常在较低温度下才需要加以考虑。92.1、压电极化的散射势 非简并情形的迁移率为 （2.1.1）（2.1.2）10 图X CdS电子迁移率随温度的

6、变化11 （2.1.3）122.2、 自由载流子的屏蔽效应 （2.2.1）（2.2.2）（2.2.3）13 （2.2.4）14 图X 压电屏蔽势散射的散射率随电子能量的变化152.3、 二维电子气情形 相应的屏蔽势矩阵元平方为：（2.3.1）（2.3.2）16 式中被积函数反映了散射的角分布。（2.3.3）（2.3.4）173、总 结 本文简单介绍了几种半导体中载流子的散射机制，分别从压电极化的散射势、自由载流子的屏蔽效应、二维电子气情形三个方面详细介绍声学波压电势散射。在超深亚微米的器件的模拟中散射机制的选择和计算非常重要，适当的选择散射机制可以准确的模拟器件的特性，而且又可以节省计算量，避免不必要的计算时间的浪费。18【参考文献】张子砚, 吴广国. 半导体器件模拟中的散射机制J. 贵州大学学报: 自然科学版, 2005, 21(4): 360-364.刘恩科等，半导体物理学M. 国防工业出版社, 1995余家新. - 族化合物半导体输运性质的蒙特卡罗模拟D. 北京交通大学, 2007.王平, 杨银堂, 郭立新, 等. 不同种类散射机制对宽禁带碳化硅输运性质的影响J. 西北大学学报