三维Al掺ZnO薄膜的低温电子散射机制

本文系统研究了厚度约1μm的Al掺ZnO(AZO)薄膜的低温电子散射机制.研究发现,薄膜在较高温区的电阻温度系数为正值,且载流子浓度在2~300K范围内不随温度而改变,表明薄膜具有简并半导体的电输运性质.通过测量薄膜在4~35K范围不同温度下的磁电阻,获得了低温下退相干散射率与温度的关系.与现有非弹性散射理论比较发现,仅由电子-声子散射并不能解释AZO薄膜低温下非弹性散射率与温度的依赖关系,除电子-声子散射外,必须同时考虑小能量转移电子-电子散射的贡献,这与薄膜较低的载流子浓度相关(我们的薄膜载流子浓度低于8×1020 cm~(-3)).我们的结果一方面表明电子-声子散射和电子-电子散射可以在三维无序导体中并存,另一方面从实验上定量地验证了关于电子-声子散射率与小能量转移电子-电子散射率的理论.     

三维a-IGZO薄膜中的电子—电子散射

本文利用射频磁控溅射法制备了一系列厚度约800 nm的非晶铟镓锌氧化物(a-IGZO)薄膜,并对其电输运性质和低温的电子退相干机理进行了系统的研究.研究发现,所有a-IGZO薄膜中,载流子浓度均不随温度变化,高温区的电阻-温度系数为正,说明样品具有类金属导电特性.通过对薄膜低温磁电阻的测量,获得了电子退相干散射率与温度的关系.分析表明,薄膜中电子-声子散射率远小于小能量转移电子-电子散射率,小能量转移电子-电子散射率主导电子退相干散射率与温度的依赖关系.     

Al0.22Ga0.78N/GaN二维电子气中的弱局域和反弱局域效应

通过磁输运测量研究了Al_0.22Ga_0.78N/GaN二维电子气的电子相干散射中的弱局域和反弱局域化现象.在外加弱磁场的情况下，该系统表现出正-负磁阻的变化，说明在Al_0.22Ga_0.78N/GaN异质结中存在晶体场引起的电子自旋-轨道散射.同时讨论了二维电子气中不同的散射时间对温度的依赖关系，实验得到的非弹性散射时间与温度成反比，表明非弹性散射机理主要来源于小能量转移的电子-电子散射. 关键词： 二维电子气 弱局域 磁阻     

锰酸钇薄膜中Mn3+离子d-d跃迁的超快光谱学研究

本文利用时间分辨光谱技术,系统研究了飞秒激光诱导YMnO₃薄膜中Mn³⁺离子3d轨道跃迁的 载流子动力学过程.当抽运光子能量为1.7 eV,对应于Mn³⁺离子的3d轨道跃迁, 抽运-探测零延迟时间处的透射率变化随着温度的降低逐渐减小. 这起源于低温下短程反铁磁有序诱导Mn³⁺离子d-d能级发生"蓝移". 载流子弛豫过程由快、慢两个过程组成,分别对应于电子-声子相互作用和自旋-声子相互作用. 实验发现,当温度低于80 K,电子-声子热化时间显著增加,表明低温下电子-声子的 耦合强度受长程反铁磁有序的影响.     

铜铌稀合金超薄膜的弱局域电性

在 4.2到 2 5K范围内测量了 2 0纳米稀掺杂铜铌超薄膜 (Cu99Nb1 ,Cu95 Nb5 )的电阻及磁导随温度的变化 ,没有观察到超导的迹象 ,而且样品的磁导都表现出典型的弱局域性质 .通过与理论的拟合 ,得到描述弹性散射 ,非弹性散射 ,自旋 轨道散射和磁散射的特征磁场和特征迟豫时间 .Cu95 Nb5 的各种特征迟豫时间均比Cu99Nb1 的小 .铌的加入不仅很大地影响了杂质引起的电子 电子散射 ,同时也是导致样品的弹性散射时间与自旋 轨道散射时间之比τ0 /τso偏离Abrikosov Gorkov关系的主要原因     

In_(0.82)Ga_(0.18)As材料的低温电学性质研究

利用低压-金属有机化学气相沉积(LP-MOCVD)设备,采用两步生长及缓冲层热退火处理在InP衬底上制备了高质量的In0.82Ga0.18As外延材料.研究了缓冲层退火前后In0.82Ga0.18As外延材料的低温电学性质,通过变温霍尔效应测试得到了载流子的浓度和迁移率随温度变化的关系,并利用位错散射、极化光学声子散射等对实验数据进行了拟合.结果表明,实验值与理论值符合较好,在较低温度下(150K),位错散射起主要作用,而在较高的温度下(250K),极化光学声子散射占主要地位.     

调制掺杂高迁移率晶体管

为了提高场效应晶体管的响应速度,在设计中希望采用迁移率高的材料.材料迁移率的大小决定于载流子的散射.一般在高温下,载流子主要被晶格振动所散射,即声子散射; 而在低温下电离杂质的散射起主导作用.对于高掺杂的样品,即使降低温度也不能使迁移率提高.掺杂浓度为 1017- 1018cm-3的 n型GaAs 中的电子迁移率大约是 3000—4000 cm2/V·s左右.而P型GaAs中的空穴迁移率将更低.掺杂浓度降低会使迁移率升高.当掺杂浓度为 1013-1014cm-3时,GaAs中的电子迁移率按照 Brooks-Herring-Dingle理论的计算,在300K时约为104cm2/V·s[1,2].而在十分高…     

n-Hg_(0.80)Mg_(0.20)Te界面积累层中二维电子气的输运特性研究

通过变磁场霍耳测量研究了MBE生长的Hg0 .80 Mg0 .2 0 Te薄膜在 1 5— 2 5 0K温度范围内的输运特性 .采用迁移率谱 (MS)和多载流子拟合过程 (MCF)相结合的方法对实验数据进行了分析 ,由该方法获得的结果和ShubnikovdeHass(SdH)振荡测量的结果都证明材料中存在二维 (2D)电子和三维 (3D)电子 .其中 2D电子主要来自于Hg1-xMgxTe CdTe的界面积累层或Hg1-xMgxTe与真空界面附近的积累层 .3D电子迁移率随温度的变化关系表明了Hg1-xMgxTe中的电子散射机理与Hg1-xCdxTe中的非常相似 :在低温下电离杂质散射 (考虑了屏蔽效应 )起主导地位 ,而温度在 10 0K以上时 ,晶格散射占主导地位 .     

La0.82Te0.18MnO3薄膜的输运特性和光诱导效应

用脉冲激光沉积法制备了非金属Te掺杂的钙钛矿锰氧化物La0.82Te0.18MnO3单晶薄膜.该薄膜从83 K升温至373 K过程中发生金属-绝缘体相变,转变点温度为283 K.其电阻率在 T相似文献   

巨磁电阻锰氧化物材料的低温电阻率行为的研究

对巨磁电阻锰氧化物材料La2/3Ca1/3MnO3/YSZ(钇稳定氧化锆)(LCMO/YSZ)系列样品低温下电阻率行为进行研究,低温下电阻率行为一般是ρ=ρ0 ATa BTb的形式,其中ρ0为剩余电阻率,a=2或3/2,b=5或9/2.T2代表电子-电子散射项,T3/2代表被无序自旋玻璃散射的电子项,T6代表电子.声子散射项,Tθ/2们代表电子-双磁子散射项.在此指出b=5是合理的,代表电子-声子散射项.     

AlGaN/GaN高电子迁移率晶体管中二维电子气的极化光学声子散射

Al Ga N/Ga N界面处的二维电子气迁移率是描述高电子迁移率晶体管特性的一个重要参数,极化光学声子散射是高温时限制二维电子气迁移率的主要散射机制.本文对极化光学声子散射进行计算,结果表明在二维电子气浓度为6×10~(11)—1×10~(13) cm~(–2),温度为200—400 K范围内,极化光学声子散射因素决定的迁移率随温度的变化近似为μPO=AT-α(α=3.5);由于Ga N中光学声子能量较大,吸收声子对迁移率的影响远大于发射声子的影响.进一步讨论了极化光学声子散射因素决定的迁移率随光学声子能量变化的趋势,表明增加极化光学声子能量可提高二维电子气的室温迁移率.     

多量子阱结构中热载流子弛豫过程中的非平衡声子效应

在多量子阱结构中的热载流子弛豫过程中考虑非平衡声子的存在,在求解载流子能量损失率方程中同时计入声子的发射和吸收,并联立解出非平衡声子的波耳兹曼方程,从而证明,在稳态和准平衡态条件下,由载流子能量损失率方程解出的弛豫时间τ_avg,实际上是电子-声子散射时间常数与非平衡声子寿命之和,而不是以往所认为的仅为电子-声子散射时间常数。     

Ag缓冲层对ZnO:Al薄膜结构与光电性能的改善

在室温条件下,采用射频磁控溅射法在玻璃基底上制备出了一系列高质量的AZO薄膜和不同Ag缓冲层厚度的AZO/Ag/AZO复合薄膜.利用x射线衍射和原子力显微镜分别对薄膜的物相和表面形貌进行了表征;利用霍尔效应测试仪和紫外一可见光分光光度计等实验技术对薄膜的光电性能进行了研究.实验结果表明,Ag缓冲层厚度对AZO薄膜的晶体结构和光电性能影响较大.当Ag层厚度为10 nm时,AZO(30nm)/Ag(10 nm)/AZO(30 nm)薄膜拥有最优品质因子,为1.59×10~(-1)Ω~(-1),方块电阻为0.75Ω/□,可见光区平均透过率为84.2%.另外,薄膜电阻随温度的变化趋势呈现金属电阻随温度的变化特性,光电热稳定性较好.     

介观体系和介观物理

20世纪80年代初中期开始兴起的介观物理是凝聚态物理中人们十分关注的研究领域,“介观”一词大家已听得很多了.一段时间以来,常读到介观尺度是由电子非弹性散射平均自由程决定的说法,觉得不太确切.想到这一说法可能和我早先发表在《物理》杂志的文章 ［1］,以及我们主编的《介观物理》一书第一版的前言 ［2］有关,特写此短文说明.这里的说明也许仍有不妥之处,请读者指正. 1 介观尺度 介观体系的大小是由介观尺度来刻划的.介观尺度是载流子保持相位记忆的长度,一般记为Lφ,称为退相位长度.相位记忆的丢失源于载流子的非弹性散射,因此Lφ必定是与非弹性散射有关的尺寸.电子和声子的散射,电子吸收或放出一个声子,能量发生改变,是电子最常碰到的非弹性散射.如果把介观尺度理解为非弹性散射的平均自由程,又把后者理解为vFτφ,其中vF是电子的费米速度,τφ是非弹性散射(例如电子和声子散射)的弛豫时间,那么当温度下降,体系中声子数越来越少,τφ越来越长时,介观尺度就变得很大了.对于普通金属,如果τφ取为10-9s,因为vF≈108 cm/s,介观尺度可以达到0.1cm左右,显然这个尺寸过大了. 实际上,在液体氦的温度下,如果普通金属的剩余电阻率ρ≈1 μΩcm,则弹性散射的弛豫时间τ0≈10-13s,电子在两次非弹性散射之间会经受上万次弹性散射,走无规行走的路径,以扩散的方式运动,Lφ是相继两次非弹性散射间电子扩散运动的距离.由于扩散系数D=(vFl)／3,其中l为弹性散射的平均自由程,在τφ时间内的扩散距离为(Dτφ)1／2,约10μm,远小于上述的“平均自由程”长度.这一简单的对扩散距离的估算,给出了介观体系大小正确的数量级.     

新型超导体MgB_2的热电势和电阻率研究

测量了MgB-2的热电势和电阻率与温度的依赖关系.在100K—300K区间,热电势呈近似线性温度依赖关系,其斜率为正,表明载流子为空穴型且与能带贡献的图像相一致.与此对应,在此温区电阻率呈T2依赖关系.在100K以下,热电势和电阻率各自转变了其高温区的温度依赖关系.热电势在超导转变温度Te(零电阻36.6K)到100K间有一宽峰,具有声子曳引峰的特征,表明电子-声子相互作用很强.估算了一些重要的参数,如带米能EF、能带宽度等.     

飞秒激光抽运探测热反射法对金属纳米薄膜超快非平衡传热的研究

随着微电子器件尺寸的减小、 工作频率的提高, 金属薄膜中电子与声子将处于非平衡状态, 这将导致微电子器件的热阻增大. 为准确地对这些微电子器件进行热管理, 电子-声子耦合系数的测量变得越来越重要. 本文采用飞秒激光抽运-探测热 反射法研究了不同厚度的金属纳米薄膜的非平衡传热过程. 通过抛物两步模型对实验数据进行拟合, 在拟合过程中引入电子温度与声子温度对反射率影响的比例关系, 从而优化了拟合结果. 通过对不同厚度的Ni膜与Al膜的电子-声子耦合系数的研究, 表明金属薄膜中的电子-声子耦合系数并不随薄膜厚度的改变发生变化. 实验结果还验证了探测光的反射率同时受到电子温度和声子温度的影响, 并通过数据分析量化了电子温度和声子温度对反射率的影响系数.     

掺少量La、Ce薄铜膜的弱局域性及磁电导

本文报道了100(?)铜膜及加少量 La,Ce 后在1.5K 和40K 之间的电阻随温度的变化以及在固定温度4.2K 和1.5K 的磁电导.铜膜结果和文献一致.La,Ce 的加入对电子的自旋轨道散射有相近的影响.少量 Ce 的加入明显影响到电子的非弹性散射.加 Ce 样品电导随温度关系中的对数反常及磁散射行为难于用现有的弱局域理论解释.     

从正常态电阻探讨MgB_2的超导机制

采用化学气相沉积先驱B薄膜两步异位退火法在不同条件下制备了6个MgB2超导薄膜样品,测量了样品的电阻随温度变化关系;结合描述正常态电阻的Bloch-Gruneisen公式,研究了正常态电阻的特性;正常态电阻的测量结果与电子-声子相互作用的描述相符,认为MgB2的超导机制是以声子为媒介的电子-声子相互作用为主。     

四方和正交YBa2Cu3O7-x体系的输运性质

测量了一系列在不同淬火温度下制得的单相YBa₂Cu₃O_7-x样品的电阻和热电势率。热电势率与温度的关系表明,在正交结构的超导体中,存在声子曳引峰,而在四方结构的样品中,声子曳引峰消失,说明电-声子相互作用对超导电性有影响。根据热电势率数据,估算了样品的费密能和载流子浓度。 关键词：     

低温生长砷化镓的超快光抽运-太赫兹探测光谱

本文采用光抽运-太赫兹探测技术系统研究了低温生长砷化镓(LT-GaAs)中光生载流子的超快动力学过程.光激发LT-GaAs薄层电导率峰值随抽运光强增加而增加,最后达到饱和,其饱和功率为54μJ/cm~2.当载流子浓度增大时,电子间的库仑相互作用将部分屏蔽缺陷对电子的俘获概率,从而导致LT-GaAs的快速载流子俘获时间随抽运光强增加而变长.光激发薄层电导率的色散关系可以用Cole-Cole Drude模型很好地拟合,结果表明LT-GaAs内部载流子的散射时间随抽运光强增加和延迟时间(产生光和抽运光)变长而增加,主要来源于电子-电子散射以及电子-杂质缺陷散射共同贡献,其中电子-杂质缺陷散射的强度与光激发薄层载流子浓度密切相关,并可由散射时间分布函数α来描述.通过对光激发载流子动力学、光激发薄层电导率以及迁移率变化的研究,我们提出适当增加缺陷浓度,可以进一步降低载流子迁移率和寿命,为研制和设计优良的THz发射器提供了实验依据.