ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Кинетические коэффициенты в приближении времени релаксации из "Теория твёрдого тела " Возмущение функции распределения 6Ф мы уже вычислили в рамках приближения времени релаксации. Выражение (53.13) ограничено следующими приближениями упругое рассеяние, изотропность вероятности рассеяния, свободный электронный газ с эффективной массой т. Эти приближения мы сохраним и в настоящем параграфе. [c.239] Этот случай подробно рассмотрен в ряде книг по основам физики полупроводников, например [95]. Поэтому мы здесь не будем на нем больше останавливаться. [c.240] Далее мы рассмотрим только два случая явлений переноса, которые показывают некоторые характерные черты приближения времени релаксации. Для рассмотрения всех явлений переноса мы отсылаем к имеющейся литературе. [c.240] Разделив одно выражение на другое, получаем для правой части закона Видемана —Франца 1 = (л /3) (кд1е) . Часто I называют числом Лоренца. В приближении времени релаксации этот закон должен всегда выполняться. [c.241] При низких температурах в металлах наблюдается отклонение от этого закона, т. е. приближение оказывается недостаточным. [c.241] Так же как для электропроводности, введем в этом температурном интервале некоторое формальное время релаксации и для теплопроводности. Тогда предыдущий результат надо помножить на зависящие от температуры коэффициенты обоих времен релаксации. На это накладывается дальнейшая температурная зависимость числа Лоренца, появляющаяся из-за добавки других механизмов рассеяния. [c.241] На рис. 63 в качестве примера приведены электропроводность, теплопроводность и число Лоренца для меди в широком интервале температур. [c.241] Уравнение (61.11) описывает движение электрона в среде с трением, с коэффициентом трения 1/т( ), под действием силы Лорентца в скрещенных электрическом и магнитном полях. В этом граничном случае, следовательно, для явлений переноса можно принять простую, классическую модель, которая тесно связана с рассмотренной ранее теорией Друде —Лорентца —Зоммерфельда. [c.242] Из сравнения с выражениями (61.13) видно, что электропроводность а = еп 1, т. е. не изменяется магнитным полем. Отклонение электронов силой Лорентца точно компенсируется действующей навстречу силой поля Холла. Для этого приближения существенно предположение, что все электроны, участвующие в электропроводности, имеют энергию Е = и, следовательно, ведут себя одинаково под действием (зависящей от скорости) силы Лорентца. Учет распределения электронов по скоростям (полупроводники) приводит только к компенсации в среднем и, таким образом, к изменению сопротивления в магнитном поле. В металлах наблюдаемое магнетосопротивление является результатом анизотропии металла. Для учета анизотропии наше приближение уже непригодно. [c.243] Вернуться к основной статье