《半导体光电子学课件》中文翻译

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1、C电声散射电子-声子的散射决定内在载流子寿命。我们将定义它为超晶格。量子将是这种情形：在无限大的屏蔽浓度中捕获到有限的收获。我们写电子态与声子极化向量的超晶格结构，是对相应的重要情况和偏振向量而言。由此产生的电子-声子耦合也可以归入相应的大多数的电声了耦合常数中。详细讨论散装电声子耦合，可以在［21］找到。C1形变潜在的机制在刚性离子模型，电子-声子相互作用，由于形变的电势所造成的品格振动在［22］H十玄侖爭严7以一7）⑴这儿S是指超晶格个体单元（sues）,N是指超晶格个体单元的采样总数，。是指在一个超品格个体单元中的不同离子，Mz和人密表示"离子的数量和位置，创）（Ra）表

2、示偏振化向量j型声子模式Ra的位置，和匕描述前在相互影响的电子与离子Q。•则是正常模式,协调的方式j,其中以第二量化形式，Q0=、/(a+a)2①@q」qjGe〃•是指频率的模式j。我们扩大了超晶格的电子态（波矢k）在布洛赫情形下如,心（厂）是个例子，V表示和大部分相关。瓦（厂）=工心（“也）％”（厂）由<約Hel_ph

3、k>=-———s2叫NMcellqHx这儿心定义为在大多数情况下保持不变。这里g.,・指的是z组成的超晶格倒数矢量。矩阵元的H"之间的两个电子态与波向量k和F是njEg，3s7nD九lq+g②这儿%⑷三J〃3厂％（沪/,2）0心心）这儿匕皿指的是°邙口离子或阴

4、离子）的组成部分，偏振波矢量q的大部分模式V和Mg〃总质量的绝大多数晶胞都在相应的大部分材料中。当中的+（-）符号表示上述方程的声子吸收（释放）过程。注意,在EQN（3）中的Dv,v（q）仅仅是对于大多数材料的电声了耦合常数而言。为光学声子中心附近区域D（q）的q近似为独立的。而对于声学模式，D（q）是成正比的q,与相称常数被称为形变机制。C2极性光散射对于iii-v型半导体，光学声子促进了材料中的大多数单元的离子间的相互运动，从而导致了偶级子震荡。交感电子与偶极子场是所谓的极性光散射(或弗罗利什散射)见［23］.电子-声子相互作用，在这种情况下，又假定EQN(2)与耦合常数D

5、(q)来替代⑷=%工Pg•0/qaa这儿e是自市电子电荷，e*a是大量个体单元晶体中的有效的动态电荷的a离子。乂时大部分个体单元晶体得值，而乓是高频率的电介质常数。利用偶极子超品格模型，黄和朱在［24］有简单的解析表达式，表述了电子-声了耦合潜在极性光散射，也涉及了受限光学声了一类。一旦电子-声子耦合常数合适，整个载波的存在期间，是根据费密定律计算出来的，按照相关方法，对大多数半导体进行描述在［21］o黄和朱模型［24］已经被频繁使用，阐述液态氢声子散射率在量子理论中［25-28］o采用电子-声了的散射率，拉曼光谱的III-V型半导体超晶格也被计算出［27-30］。计算散射

6、率与无磁场的界面声子报导，亦在［25,31-33］oD隧道共振效应对正交与超晶格的电子传递，隧道共振效应发挥了重要的作用。隧道共振效应的大多数研究都集中在双势垒结构(BBS)上，是因为他们有能力生产大量负微分电阻。非常大的峰谷当前比值研究，做出了具有双势垒隧道效应的1II-V型半导体，许多III-V双势垒结构半导体的理论计算在［34-48］o转移矩阵方法，是用在大多数理论计算与各种模型中，作为拥有传输系数功能的TgE),是对平面波矢勺和能量E而言的。隧道效应电流是有关T(k“E)在［49］J=盘JT(^,£)［/(£)-f(E+eV)］dEd2k,这里V是指横跨异质结构，和f(

7、E)的电压区别是载体的费密分布函数。依赖时间是隧道共振效应的特点，量子运输理论是在［36-38］o电子隧道工程在宽隙异质结构，有效质量模型通常是在［34,35］o然而，这种模式有时可以给一个极小的估计传输系数，由于电子的衰变时间长度在绝缘材料中是和EMA有很大的不同的，这时候电子能量是在很远的能带边缘。两波段k.p或者紧束模型［39-41］是需要给予正确的结果。对于用k・p模型［42］或者有效结合轨道效应模型［43］来描述窄隙异质结构的洞型隧道效应或者电子隧道效应，需要考虑混合的作用。当一个重质子波段和光质子波段在隧道效应［47］中结合时，会存在有趣的干涉作用。对于间接异质结构

8、中的电子隧道效应(例如：GaP,Si,或者Ge)邛卩有全带模型［44.45］,Wannier轨道模型［46］,也有反键模型［48］要考虑到谷底的相互混合作用。声子效果和界面粗糙对电流隧道效应时间的影响已经记录在［50,51,57］O类似双异质结的跃迁时间情形的理论学习可以在［53-57］找到。E结论我们回顾了声子、电子-声子结合的理论方面，还有III-V超晶格半导体的隧道共振效应。它们在载波传输和传送工具中扮演了重要的角色。