Билет №4 (Ответы на экзамен 2)
Описание файла
Файл "Билет №4" внутри архива находится в папке "otvety_v2". Документ из архива "Ответы на экзамен 2", который расположен в категории "". Всё это находится в предмете "материалы и элементы электронной техники" из 5 семестр, которые можно найти в файловом архиве НИУ «МЭИ» . Не смотря на прямую связь этого архива с НИУ «МЭИ» , его также можно найти и в других разделах. Архив можно найти в разделе "к экзамену/зачёту", в предмете "материалы и элементы электронный техники" в общих файлах.
Онлайн просмотр документа "Билет №4"
Текст из документа "Билет №4"
3
Билет №4
АТОМНАЯ ПОЛЯРИЗУЕМОСТЬ
Пусть локальное поле, действующее на интересующий нас ион, является периодическая функцией времени:
Eлок = Re(Eоeхр(─ i ω t )), (27.36)
где Еo не зависит от координат. В простейшей классической теории атомной поляризуемости принимается, что ион состоит из электронной оболочки с зарядом Z e и массой Z m, соединенной с тяжелой, неподвижной и недеформируемой ионной сердцевиной с помощью гармонической «пружинки» с жесткостью К = Z m ωo2 (фиг. 27.4).
Если смещение оболочки от ее равновесного положения описывается функцией
r= Re(rоeхр(─iωt )), (27.37)
то из уравнения движения оболочки
Z m r// = ─ K r ─ Z e E локZ (производная по t ) (27.38)
получаем
rо = ─ Z e / (m(ωo2 ─ ω2 )) (27.39)
Поскольку наведенный дипольный момент равен р = ─ Z er, имеем
pо = Z e 2 Eo / (m(ωo2 ─ ω2 )) (27.41)
Определяя зависящую от частоты атомную поляризуемость соотношением
pо = α ат (ω ) Eo (27.42)
находим
α ат (ω ) = Z e 2 / (m(ωo2 ─ ω2 )) (27.43)
Модель, с помощью которой получен результат (27.43), является, конечно, очень грубой. Однако особенно важный для нас сейчас вывод заключается в том, что, когда частота ω мала по сравнению с ωo, поляризуемость не зависит от частоты и равна своему статическому значению.
Рис.27.4. Грубая классическая модель, используемая при расчете атомной поляризуемости.
ПОЛЯРИЗУЕМОСТЬ СМЕЩЕНИЯ
В ионных кристаллах помимо атомной поляризуемости, возникающей за счет деформации электронных оболочек в электрическом поле, необходимо учитывать также дипольный момент, обусловленный смещением заряженных ионов под действием поля. Вначале мы будем пренебрегать атомной поляризацией (приближение жестких ионов). Чтобы упростить анализ, будем также рассматривать лишь кристаллы с двумя ионами в примитивной ячейке, имеющими заряды е и —е. Если ионы недеформируемы, дипольный момент примитивной ячейки есть
р = ew, w = u+ — u─, (27.46)
где u± — смещение положительного или отрицательного иона из положения равновесия.
Чтобы определить w (r), заметим, что дальнодействующие электростатические силы между ионами уже содержатся в поле Е . Остающиеся короткодействующие межионные силы (например, отвечающие электростатическому взаимодействию между мультиполями более высоких порядков или отталкиванию между сердцевинами ионов) очень быстро спадают с расстоянием, поэтому можно считать, что создаваемая ими возвращающая сила, действующая на ион в точке г, зависит лишь от смещений ионов в окрестности точки r. Поскольку мы рассматриваем лишь возмущения, которые по атомным масштабам плавно меняются в пространстве, все ионы с одним знаком заряда в окрестности точки r движутся как единое целое и имеют одинаковые смещения u (r)─ или u (r)+. Поэтому короткодействующая часть возвращающей силы, испытываемой ионом в точке r, пропорциональна просто относительному смещению w(r) = u+(r) — u─(r) двух противоположно заряженных подрешеток вблизи точки r.
Следовательно, если деформация кристалла характеризуется плавным по микроскопическим масштабам изменением в пространстве, то смещения положительных и отрицательных ионов удовлетворяют уравнениям вида
M+ r+// = ─ k (u+ — u─ ) + e E лок (27.47)
M─ r─// = ─ k (u─ — u+ ) ─ e E лок
которые можно записать также как
w// = e / M E лок ─ kw / M (27.48)
где М — приведенная ионная масса: М─1 = (М+)─1 + (М_)─1. Полагая, что E лок представляет собой переменное поле вида (27.36),по аналогии с (27.44) находим
α смещ (ω ) = e 2 / (М(ω 2 ─ ω2 )) , (27.51)
где ω = k/M (27.50)
Заметим, что поляризуемость смещения (27.51) имеет ту же форму, что и атомная поляризуемость (27.43). Однако резонансная частота ω представляет собой теперь характерную частоту колебаний решетки, поэтому ћω ≈ ћωD ≈ 10-1 —10-2 эВ. Она может быть в 102 —103 раз меньше атомной частоты ωo; следовательно, поляризуемость смещения в отличие от атомной поляризуемости характеризуется существенной зависимостью от частоты в инфракрасном и оптическом диапазонах.
Заметим также, что, поскольку ионная масса М примерно в 104 раз больше массы электрона m, в статическом случае (ω = 0) ионная поляризуемость и поляризуемость смещения вполне могут оказаться близкими друг другу. Это означает, что использованная нами модель жестких ионов не применима и результат (27.51) необходимо исправить, учитывая также атомную поляризуемость ионов. Проще всего было бы сложить вклады двух типов в поляризуемость:
α = (α+ + α─) + e2 / [M ( ω2 ─ ω 2 )], (27.52)
где α+ и α─ - атомные поляризуемости положительных и отрицательных ионов. Такой наивный подход в действительности совершенно не обоснован, поскольку первое слагаемое в (27.52) было рассчитано в предположении, что все ионы являются неподвижными, но поляризуемыми, а второе рассчитывалось для ионов, которые способны смещаться, но не деформируются. Очевидно, более разумный подход должен соединять модели, приводящие к формулам (27.43) и (27.51), и заключаться в расчете отклика на локальное поле для ионов, которые способны не только смещаться, но и деформироваться. Подобные теории существуют и носят название модели деформируемых ионов. Обычно они приводят к результатам, которые в численном отношении значительно отличаются от предсказываемых формулой (27.52), полученной самым примитивным путем, но дают тем не менее близкую качественную картину. Поэтому мы займемся сейчас обсуждением выводов, вытекающих из формулы (27.52), а позднее покажем, как они видоизменяются в более реалистической модели.
В сочетании с соотношениями Клаузиуса — Моссотти (27.35) приближенная формула (27.52) приводит к следующему выражению для диэлектрической проницаемости ε(ω) ионного кристалла:
[ ε (ω)─1 ] / [ ε(ω) +2 ] = (4π/3v) (α+ + α─ + e2 / [M ( ω2 ─ ω 2 )]) (27. 53)
В частности, статическая диэлектрическая проницаемость определяется выражением
[ εo -1 ] / [ εo+2 ] = (4π/3v) (α+ + α─ + e2 / [M ( ω2 ─ ω 2 )]) (27. 54)
а при высоких частотах диэлектрическая проницаемость удовлетворяет соотношению
[ ε ∞─1 ] / [ ε∞ +2 ] = (4π/3v) (α+ + α─ ) ( ω << ω << ωo ) (27. 55)
Удобно выразить ε (ω ) через εo и ε∞ , поскольку эти два предельных значения допускают простое экспериментальное определение: εo есть статическая диэлектрическая проницаемость кристалла, а ε∞ — диэлектрическая проницаемость на оптических частотах и связана поэтому с показателем преломления n соотношением n2 == ε∞
Справедливо уравнение
ε (ω ) = ε∞ + (ε∞ ─ εo) / [ (ω2 / ωT 2─1 ] (27.57)
Эта зависимость представлена на фиг. 27.5. Заметим, что между ωT и ωL проницаемость ε отрицательна, следовательно,
Рис. 27.5. Зависимость диэлектрической проницаемости от частоты для двухатомного ионного кристалла.
Никакое излучение не может распространяться по кристаллу при частоте, лежащей между частотами продольной и поперечной оптических мод.
Поскольку колебания решетки в какой-то мере ангармоничны (а следовательно, затухают), величина ε имеет также мнимую составляющую.
Это приводит к уширению резонансной линии, соответствующей остаточным лучам.
КОВАЛЕНТНЫЕ ДИЭЛЕКТРИКИ
Проведенное рассмотрение ионных и молекулярных кристаллов основывалось на возможности выделить в распределении заряда в кристалле вклады от отдельных ионов (атомов, молекул), как это было сделано в разложении (27.9). В ковалентных кристаллах, однако, значительная часть электронного заряда располагается между ионами (образуя так называемые ковалентные связи). Наличие такой составляющей полного заряда представляет собой уникальное свойство конденсированного состояния и не имеет аналогов в распределении заряда в отдельных изолированных ионах (атомах, молекулах). Более того, поскольку эта составляющая обусловлена наиболее слабо связанными атомными электронами, она дает очень важный вклад в поляризуемость кристалла. Поэтому при расчете диэлектрических свойств ковалентных кристаллов необходимо рассматривать поляризуемость кристалла как единого целого, прибегая для этого с самого начала к зонной теории или пользуясь феноменологическим подходом, основанным на представлении о «поляризуемости связей ».
Мы не станем проводить здесь дальнейшее обсуждение этого вопроса, заметим лишь, что ковалентные кристаллы могут обладать очень большими диэлектрическими проницаемостями, в чем отражается относительно делокализованное распределение их электронного заряда. больших диэлектрических проницаемостей весьма существенно для теории примесных уровней в полупроводниках Статические диэлектрические проницаемости для ряда ковалентных кристаллов приведены в табл. 27.3.
Таблица 27.3
Статические диэлектрические проницаемости ряда ковалентных и ковалентно-ионных кристаллов со структурами алмаза (а), цинковой обманки (ц)
и вюрицита (в)
Кристалл | Структура | ε о | Кристалл | Структура | εо |
С | a | 5,7 | ZnO | в | 4,6 |
Si | a | 12,0 | ZnS | в | 5,1 |
Ge | a | 16,0 | ZnSe | ц | 5,8 |
Sn | a | 23,8 | ZnTe | ц | 8,3 |
SiC | ц | 6,7 | CdS | в | 5,2 |
GaP | ц | 8,4 | CdSe | в | 7,0 |
GaAs | ц | 10,9 | CdTe | ц | 7,1 |
GaSb | ц | 14,4 | BeO | в | 3,0 |
InP | ц | 9,6 | MgO | ц | 3,0 |
ц | 12,2 | ||||
InSb | ц | 15,7 |