Физика полупроводниковых наноструктур. Борисенко С.И. - 75 стр.

UptoLike

ВУЗ: 

ТПУ | Томск

Составители: 

Рубрика: 

– ток, создаваемый электроном подзоны с номером i и компонентой
волнового вектора k
z
. С учетом квазинепрерывности волнового вектора
расчет силы тока по формуле (5.57) приводит к следующему выраже-
нию
=
π
=
≤+≤
∞
∑
∫
1
2
z
2
i2
F*m2kEF
i
0
zz
dkk
*m
e
I
( ) ( ) ( ) ( ){ }
,UEFEFEFEF
e
i
i2i2i1i1
σ=−θ−−−θ−
π
=
∑
где
( )
x
θ
– функция Хевисайда (3.3). Если смещение невелико относи-
тельно промежутков энергии между подзонами, т. е. выполняется усло-
вие
2
22
i1i12
d*m2
~EEFFeU
π
−< <−=
±
,
где d – средний диаметр КН, формула для баллистической проводимо-
сти принимает простой вид
N
e
2
⋅
π
=σ
. (5.58)
В этой формуле N – число подзон, содержащих электроны, т.е. дно ко-
торых лежит ниже уровня Ферми F
2
. Полученная формула носит общий
характер и кроме мировых констант не зависит ни от характеристик
нити (за исключением числа заполненных подзон) ни от условий изме-
рений. Согласно этой формуле баллистическая проводимость КН может
принимать только определенные значения, кратные выражению из
мировых констант e и
, т.е. является квантованной величиной. Скач-
кообразный – квантованный характер зависимости баллистической про-
водимости как функции числа заполненных подзон можно наблюдать в
структурах с КН, изменяя концентрацию носителей заряда с помощью
напряжения, прикладываемого к затвору Шоттки (рис.5.5). По мере
уменьшения отрицательного потенциала на затворе концентрация элек-
тронов в ней возрастают. При этом растет число заполненных подзон
как за счет понижения дна этих подзон относительно уровня Ферми в
контактах, так и за счет уменьшения энергетического зазора между под-
зонами [1].
75

Страницы