Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Порохов А.М. -> "Физическая энциклопедия Том 4" -> 318

Физическая энциклопедия Том 4 - Порохов А.М.

Порохов А.М. Физическая энциклопедия Том 4 — М.: Большая российская энциклопедия, 1994. — 701 c.
Скачать (прямая ссылка): fizenciklopedt41994.djvu
Предыдущая << 1 .. 312 313 314 315 316 317 < 318 > 319 320 321 322 323 324 .. 818 >> Следующая


T-=^H 1тг)”; "(°0)-1/? °(РО)=з/2. (10)

&

Рассеяние на примесных атомах. При рассеянии иа примесных атомах возмущение бV обусловлено электрич. полем (если примесь заряжена) и деформацией решётки в окрестности примеси. Иногда нужно учитывать обменные силы и магн. момент примеси. В случае заряж. примесей (примесных ионов) в полупроводниках вклад в ЙГ от деформации решётки несуществен. Т. к. в полупроводнике р « й0, то изменение импульса электрона при упругом рассеянии мало, а это значит, что рассеяние иа больших расстояниях (г » O0) определяется сглаженным потенциалом б V(r). Такой потенциал не зависит от микроструктуры примеси и имеет кулоновский вид:

SV=Ze2Ier, (11)

где Ze — заряд иона. Поэтому время релаксации импульса Tp можно вычислить, пользуясь Резерфорда формулой для сечения рассеяния заряж. частиц. Согласно этой ф-ле, дифференц. сечение рассеянии электрона под углом О в телесном угле dQ:

do(d)dQ=-~ Да cosec4 (д/2)(Ш; R=Ze2IAnemvi, (12)

где V — скорость электрона. Для вычисления тр необходимо усреднить о по всем 0. При интегрировании (12) по 0 получают расходящийси интеграл, т. е. бесконечно большое сечение рассеяния. В действительности сечение рассеяния иа примесном ионе конечно, т. к. кулоновский характер поля бV иа больших расстояниях от примеси искажается полем др. примесных ионов и экранирующим полем электронов. Если учитывать первый фактор и «обрезать» кулоновский потенциал на xI2 расстояния между примесными центрами, равного дг-і/з(/у — концентрация примесей), то это приводит к ф-ле

—=4лФ22(^Б/h)Np-3. (13)

Tp

Здесь = MeiIZhe — боровская энергия, Ф =

= In SBlZe2N1'3.

Ф-ла (13) носит иазв. Конуэлл — Вайскопфа формулы.

Если учитывать также экранирование кулоновского поли примесного иона свободными носителями заряда, то обрезание потенциала осуществляется его умножением на ехр(—гД), где X — длина экранирования. При этом в ф-ле (13) Ф = 1п(1— я) — X2j(i 4- X2), где х = 2рД (Брукса — Херринга формула).

Рассе иние иа нейтральных примесях в полупроводниках обусловлено кулоновскими и обменными силами, действующими между рассеивающимся электроном и атомом примееи. Используя аналогию с рассеянием на атоме водорода, обычно пользуются т. н. ф-лой Эр-гинсоя:

—=С{?в!ЩНа , (14)

Tp ь

где а„ = H2Bfmet — боровский радиус, С = 20.

В металлах возмущение бV оильно зависит от сочетания атомов примеси и матрицы, поэтому к.-л. общие ф-лы для Tp получить не удаётся. Обычно сечение рассеяния ст =? а*0, одиако оно сильно возрастает при резонансном рассеянии электронов на примесных атомах с незаполненными d- и /-оболочками, когда на примеси существуют виртуальные уровни энергии (см. Кондо аффект).

Экспериментальные методы. Сказанное выше относилось к рассеянию носителей внутри одной зоны (долины) с эиергетич. спектром носителей, вырожденным только по ориентации спина. В более сложных ситуациях (вырожденные зоны, многодолинные полупроводники) трудно определить теоретическя, какой механизм рассеяния доминирует в той или иной областн темп-p и энергий носителей. Поэтому осн. источником сведений о механизме Р. и. з. является эксперимент. Механизм рассеяния импульса обычно определяют по измерению подвижности носителей заряда ц — = (е!т)Тр н по ширине линии циклотронного резонанса Дшс = 1/Тр. Входящее сюда тр усреднено по энергии. Для невырожденного полупроводника усреднение сводится к замене / на 7”. Поэтому, изучая температурные зависимости jui или Дшс, можно отличить рассеяние на примесях, когда ц оо Г3/2, от рассеяния на акустич. фононах, когда ц оо Т~1/2 для деформационного или ]Li оо T^t2 для поляризационного рассеяний.

Механизм релаксации энергии раскрывается в экспериментах с горячими электронами по зависимости ц нли Дыс от сильного электрич. поля или по спектрам горячей люминесценции.

JIum.: Конуэлл Э., Кинетические свойства полупроводников в сильных электрических полях, пер. с англ., М., 1970; Бир Г. Д., Пик ус Г. Б., Симметрия и деформационные эффекты в полупроводниках, М., 1972; Wiley J. D., Mobility of holes in III—V Compounds, в кн.: Semiconductors and semimetals, v. 10, N. Y., 1975. p. 91; Гантмахер В. Ф., Левинсон И. Б., Рассеяние носителей тока в металлах и полупроводниках. М., 1984. И. Б. Левинсон.

РАССЕЯНИЕ РАДИОВОЛН — образование вторичного излучения, источниками и-рого являются неоднородности вещества, возбуждаемые полем первичной волны. Степень когерентности излучения таких вторичных источников определяется корреляц. связями поля неоднородностей среды. Интерференция вторичных воли вызывает образование сложной дифракц. картины распределения рассеянного поля, зависящей от структуры неоднородностей. Динамика и эволюция поля неоднородностей приводят к соответствующей изменчивости его дифракц. картины, к флуктуациям параметров волиы. Для матем. описания рассеяния эл.-магн. волн иа случайных неоднородностях в макроскопич. теории используются Максвелла уравнения, в к-рых диэлектрич. проницаемость среды e(r, t) является случайной ф-цией координат и времени. Коррелиц. ф-ции случайного поля флуктуаций Де(г, і) определяют угловой и частотный спектры рассеянного поля, колебания его интенсивности, амплитуды, фазы, поляризации. Так, при распространении плоской волны ср. интенсивность рассеянной в заданном направлении волны характеризу-
Предыдущая << 1 .. 312 313 314 315 316 317 < 318 > 319 320 321 322 323 324 .. 818 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed