Электрон-фононное рассеяние

Расчеты механизмов электрон-фононного рассеяния в низ­коразмерных полупроводниковых структурах показывают, что они во многом схожи с процессами в объемных полупроводни­ках, например, такое рассеяние является преобладающим при температурах выше 50 K и т.п. Однако существует и значи­тельное различие по сравнению с трехмерными структурами, обусловленное тем, что при очень малой ширине квантовых ям а возрастает роль акустических фононов. Это различие обуслов­лено отсутствием инвариантности при движении в перпендику­лярном направлении, например, для двумерных квантовых ям, где неопределенность в перпендикулярной компоненте момента должно быть ³ h/а. Поэтому значение момента акустических фо­нонов в очень узких квантовых ямах не сохраняется, в отличие от объемных систем, где они обладают хорошо определенным импульсом. Возрастание неопределенности в значении импуль­са приводит к увеличению числа разнообразных механизмов электрон-фононного рассеяния, а затем и к возрастанию роли таких процессов в низкоразмерных полупроводниках.

Процессы рассеяния на оптических фононах в низкоразмер­ных структурах также существенно отличаются от аналогичных процессов в трехмерных полупроводниках, особенно в случае сильно полярных материалов типа соединения A_IIIВ_V. Взаимо­действие проявляется с особой силой в квантовых ямах, где нет перекрытия энергетических зон оптических фононов полупроводниковой ямы (например, GаАs) и полупроводнико­вого барьера (например, АlGaAs). В таких системах вклад в фононное рассеяние локальных оптических мод и мод, связанных с поверхностями раздела, становится гораздо более существен­ным, чем вклад от обычных объемных оптических фононов.

2. Рассеяние на примесных атомах.

При низких температурах в полупроводниках с понижен­ной размерностью основной вклад в процессы рассеяния (как и в объемных системах) возникает из-за рассеяния на ионизиро­ванных или нейтральных примесных атомах. Основное разли­чие между процессами рассеяния в дву- и трехмерных системах возникает из-за наличия продольного переноса, при котором рассеивающие атомы примеси часто пространственно разделе­ны с двумерной плоскостью, в которой движутся электроны. В модулированно-легированных полупроводниках (рис. 5.4, 5.6) заряженные доноры располагаются в барьере АlGаАs, а дви­жение самих электронов происходит в яме GаАs, параллельно поверхности раздела полупроводников. Аналогично в МОП-структуре (рис. 5.1) электроны двигаются внутри инверсного канала, отделенного от атомов примеси, расположенных в тонком слое подзатворного окисла.

Для расчета рассеяния на атомах примесей в квантовой гетероструктуре полевого МОП-транзистора необходимо использовать некоторые упрощающие предположения, например, использовать представление о так называемом d-ле­гировании, при котором предполагается, что все ионизирован­ные примесные атомы лежат в двумерной области (плоскости) на расстоянии d от электронного канала, а энергия всех элект­ронов, участвующих в процессах рассеяния, близка к значению уровня Ферми. Далее следует предположить, что концентрация примесных атомов не очень велика, т. е. все заряженные при­меси взаимодействуют с носителями независимо друг от друга. Исходя из этих предполо­жений, можно легко показать, что подвижность носителей воз­растает как ~d ³. С другой стороны, при очень больших значени­ях d концентрация электронов в канале должна стремительно уменьшаться из-за уменьшения напряженности электрического поля, что приводит к уменьшению крутизны полевого МОП-транзистора. Поэтому для каждой такой структуры должно существовать некое оптимальное значение d.