Электронная теория неупорядоченных полупроводников - Бонч-Бруевич В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
Пр и этом VSCn ф 0 лишь для некоторого дискретного набора векторов q,
соответствующих векторам обратной решетки Ьп вспомогательной задачи с
периодическим полем (q = b")*)-Задача о вычислении параметров случайного
поля сводится теперь к усреднению величин s(q) и s(q)s(q') при значениях
q и q', не входящих в определение УВсп-
Заметим, что согласно (8.8) функция VBCn - также случайная. Однако, как
объяснялось в § 1.7, измеряемые на опыте параметры зонного спектра суть
величины не случайные. Легко убедиться также, что слагаемые V\ и Увсп
статистически независимы: <VBcnVi> = 0. По этой причине мы вправе
усреднять только Vi, не обращая внимания на VBcn.
В дальнейшем мы не будем делать различия между V\ и V, имея в виду
возможность не только указанной выше приближенной постановки задачи.
Обозначим через "ат(г) плотность числа частиц в физически бесконечно
малом объеме около точки г (среднее значение этой величины есть Ц^1). Как
известно ([17],§ 116),
где w есть бинарная корреляционная функция атомов. В пренебрежении
корреляцией в расположении атомов она равна единице. Такая аппроксимация
использовалась в предыдущем параграфе при рассмотрении случайного поля
атомов примеси. В данном случае она, однако, не оправдана.
*) Согласно (8.4) - (8.7)
v (q) = Facn + Vu
(8.8)
К (Ri) (R0> = Qo~2 (r) (Ri - R*) + Qo-'6 (R, - R2). (8.9)
N
Полагая r = r' + a", где a" - векторы прямой вспомогательной решетки,
видим, что V всп (г) = V'Bcn(r + ал).
S 8. СОБСТВЕННОЕ СЛУЧАЙНОЕ ПОЛЕ
91
В анизотропной системе функция w могла бы зависеть и от направления
вектора г. Для дальнейшего существенно лишь, что мы рассматриваем систему
без дальнего порядка. Отсюда следует, что корреляция между атомами,
достаточно далеко отстоящими друг от друга, должна исчезать, т. е. должно
иметь место условие w (г) - 1 -> 0 при г -> оо.
В силу (8.9) мы получаем
<s(q)> = Sq,o = -^6(q) (8.10)
и, далее,
(S(q)S(qO) = -^6(q + qO[S(q) + (2n)3Q0"16(q)]. (8.11)
Здесь
S(q)= 1+Й0-1 $ dr [да (г) - 1]е~^г. (8.12)
Функция 5 (так называемая функция интерференции) хорошо известна в теории
рассеяния рентгеновских лучей, электронов и нейтронов [31]. Она
определяет вероятность упругого рассеяния с изменением волнового вектора
на q. Значения ее для ряда волновых чисел получаются непосредственно из
опыта.
Для дальнейшего существенны два точных соотношения, которым удовлетворяет
функция S(q) при q->oo и q->0.
Во-первых, в соответствии с указанным выше свойством функции да (г),
S(q)->1 при q-> оо.
Во-вторых, для термодинамически равновесных систем [17]
lim S (q) = Qo1Tk, (8.13)
Q">0
где x - изотермическая сжимаемость.
В применении к стеклообразным и аморфным веществам, а также к
неупорядоченным твердым растворам справедливость равенства (8.13) не
очевидна, так как флуктуации концентрации атомов там могут носить и
нетермодинамический характер. Величину S(0) для этих систем следует
рассматривать как эмпирически определяемый параметр (он может и превышать
&о1Тк).
Комбинируя теперь формулы (8.3), (8.4), (8.6), (8.11) и (8.12), легко
находим
(8.14)
92
ГЛ. It. СПЕКТР НЕУПОРЯДОЧЕННОГО ПОЛУПРОВОДНИКА
или, при w(r) = w(r) и u(q) = u(<7),
оо
^ W = 2^7 \ q sin ' S ^ y2 d(t- (8-14^
0
Удобно ввести здесь безразмерные переменные, полагая q - 2kFx, kF =
(Зя2г?2(71)1/3, где z - число валентных электронов на атом. Тогда
f (г) = j x2v2 (х) S (х) sin (рх) с/х, (8.14")
о
где р = 2kFr.
В формулах (8.14) - (8.14") уже выполнен предельный переход от
суммирования к интегрированию по компонентам q. При этом можно не
заботиться об исключении конечного (в крайнем случае счетного) числа
слагаемых с q = b", ибо функция S(q) гладкая *).
Формулы (8.12) - (8.14) легко обобщаются на случай соединения. Пусть
индексы а, а' нумеруют типы атомов (или ионов). Тогда вместо одной
корреляционной функции w появляется на-бор waa,{г) и, соответственно,
вместо S(q) мы имеем дело с функ-циями
Saar (q) = baa' + (^а 'К'У* $ dT [waa' (г) - 1]^. (8.15)
Здесь Qa1 есть средняя концентрация атомов данного типа, а &аа- символ
Кронекера.
При q -* оо мы имеем Saa'->-daa'; далее (в термодинамически равновесной
системе),
lim Saa' (q) = Т% (QaQa')_1/2. (8.16)
q-> О
Для корреляционной функции случайного поля получаем те-перь
У (г) = ? (QA')1/2 \ dq Saa' (q) оа (q) ""' (- q) eiqr. (8.17)
a, a'
*) Заметим, однако, что при необходимости выполнять в дальнейшем
численное интегрирование это обстоятельство следует учитывать ибо тогда
интеграл заменяется конечной суммой.
§ 8. СОБСТВЕННОЕ СЛУЧАЙНОЕ ПОЛЕ
93
Формулы (8.14) и (8.17) выражают бинарную корреляционную функцию через
атомные псевдопотенциалы, характеризующие структуру данного материала, и
через функции 5 aa't непосредственно определяемые на опыте.
Заметим, что возможные эффекты ближнего порядка учитываются здесь
автоматически. Они характеризуются функциями (r)аа' (г)> т- е- в конечном
счете величинами Saa' (q).
Атомные псевдопотенциалы известны для многих элементов, и функции fa(q)
