Физика полупроводниковых наноструктур. Борисенко С.И. - 68 стр.

UptoLike

ВУЗ: 

ТПУ | Томск

Составители: 

Рубрика: 

( )
( )
( )
II
0
z
Efkf
kf
k
F
q
τ
−
−=
∂
∂
, (5.40)
с граничными условиями периодичности по векторам обратной СР
( ) ( )
π
+==
⊥⊥
l
d
2
k,kfk,kfkf
zz
, (5.41)
где l - целое число. Согласно аналитическому решению этого уравнения
[19]
( )
2
p
p
pd
F/F1
F/F
v2v
+
=
. (5.42)
Из этой формулы следует, что в сильных классических электрических
полях, удовлетворяющих условию
F F
p
>
, дифференциальная проводи-
мость становится отрицательной. При этом дрейфовая скорость, в от-
личие от элементарной теории (см. (5.37)), всегда остаётся положитель-
ной. В случае слабых классических полей
( )
F F
p
< <
из формул (5.37) и
(5.42) в согласии с законом Ома получаем линейную зависимость дрей-
фовой скорости от поля (см. (5.25))
F
Tk8
de
F
F
v
2Fv
2
o
22
II
p
p
IId
∆τ
==µ=
. (5.43)
Для вырожденного электронного газа в согласии с (5.28) формула
для максимальной дрейфовой скорости принимает вид
ξ
∆
=µ=
16
d
F
2
1
v
2
pIIp
(5.44)
Из сравнения формул (5.38) и (5.44) следует, что с ростом вырождения
электронного газа максимальное значение продольной дрейфовой ско-
рости уменьшается.
На рис. 5.1 представлена зависимость продольной дрейфовой скоро-
сти от напряжённости электрического поля, описываемая формулой
(5.42).
Из анализа формулы (5.42) вытекает критерий слабого классическо-
го
II
eFd0
τ<<
(5.45)
и сильного классического электрического поля
68

Страницы