Электрон-фононные взаимодействия электроны примесных

Электрон-фононное взаимодействие и обусловленный различием локального окружения разброс молекул по электронным частотам, приводящие к низкому разрешению спектра поглощения, являются главным объектом исследования в селективной спектроскопии молекулярных ансамблей и спектроскопии одиночных молекул, превращаясь в поставщиков уникальной информации о локальной динамике примесного центра. Каким образом можно получить такую информацию Этот вопрос является одним из основных, обсуждаемых в данной книге. [c.9]

В предыдущей главе мы рассмотрели принципиальные вопросы, возникающие при изучении единственного атома, взаимодействующего с монохроматической световой волной и излучающего спонтанно и вынужденно фотоны. При этом остался в тени важный для практики вопрос о том, каким образом может быть приготовлена система, состоящая только из одного атома. Если атомы исследуемого вещества находятся в газовой фазе, то задача уединения единственного атома является решаемой, но достаточно сложной технической проблемой. Однако исследования в газовой фазе становятся даже в принципе невозможными для сложных органических молекул, так как многие из них уже при небольшом нагревании, предшествующем испарению, распадаются. Поэтому в последние несколько лет успешно развиваются методы исследования единичных молекул, внедренных в твердые матрицы, охлажденные до гелиевых и более низких температур [18-20]. В этом случае перед нами стоит проблема исследования поглощения и излучения света единственным примесным центром. Однако оптические электроны примесной молекулы или атома взаимодействуют не только с электромагнитным полем, но и с колебаниями атомов матрицы (фононами). Это электрон-фононное взаимодействие приводит к рождению и уничтожению фононов в процессе оптического перехода в примеси. Оно актуально даже при сверхнизких температурах, потому что процессы рождения фононов имеют место даже при абсолютном нуле. Поэтому в теорию, изложенную в предыдущей главе, необходимо включить взаимодействие оптических электронов примесного центра с фононами. Фононы и другие низкочастотные возбуждения твердой матрицы рассматриваются в данной главе. [c.53]

Уравнения для матрицы плотности примесного центра, взаимодействующего с классическим электромагнитным полем. В основу нашего вывода положим результаты пункта 16.1, где уже обсуждался атом, взаимодействующий с классическим электромагнитным полем. Фазовую релаксацию, обусловленную электрон-фононным взаимодействием, удается учесть лишь перейдя от уравнений для амплитуд вероятности к уравнениям для элементов матрицы плотности. Это остается справедливым и при классическом электромагнитном поле (см. гл. 3). Приступим к выводу уравнений для элементов матрицы плотности примесного центра, взаимодействующего с классическим электромагнитным полем. [c.206]

Прежде чем приступить к математическим выкладкам, имеет смысл хотя бы кратко обсудить физическую сторону задачи. Важная особенность нелинейного процесса переноса заряда состоит в том, что он характеризуется несколькими временами релаксации. Электрон-электронное взаимодействие, описываемое оператором Я, приводит к термализации электронов за некоторое время релаксации Заметим, что это взаимодействие не меняет суммарный импульс электронов и их полную энергию. Поэтому, если не учитывать других взаимодействий, на достаточно грубой шкале времени состояние электронной подсистемы можно характеризовать средним значением полного импульса (Ре) и средней энергией HJK Релаксация импульса электронов обусловлена их взаимодействием с фононами и примесными атомами. Если температура не слишком велика, то в реальных полупроводниках характерное время релаксации импульса электронов г определяется, в основном, их упругим рассеянием на примесных атомах ). С повышением температуры возрастает роль электрон-фононного взаимодействия, которое приводит к релаксации как среднего импульса электронной подсистемы, так и средней энергии. Тогда вместо и г нужно использовать другие значения времен релаксации с учетом вклада электрон-фононного взаимодействия. В главе 5 первого тома (см. приложение 5Б) было показано, что следует различать изотермические (Tgg С г) и адиабатические (г > г) условия. В первом случае для описания состояния электронной подсистемы достаточно задать средние значения полного импульса и энергии, а во втором требуется более детальное описание, скажем, с помощью функции распределения электронов. [c.100]

В идеальном полупроводнике с собственной проводимостью подвижность определяется рассеянием на решетке, т. е. столкновениями электронов с фононами (электрон-фононным взаимодействием). В реальных полупроводниках с собственной проводимостью всегда имеется некоторое количество примесных атомов, которые и обусловливают в основном рассеяние электронов при низких температурах, когда фононы отсутствуют, однако при высоких температурах преобладает рассеяние на колебаниях решетки. [c.391]

Установление равновесия электронного газа происходит в результате взаимодействия электронов с дефектами решетки, которое сопровождается обменом энергией и импульсом. Такими дефектами являются прежде всего тепловые колебания решетки (фононы) и примесные атомы. Взаимодействие приводит к рассеянию электронов и установлению беспорядочного движения их в проводнике. [c.179]

Так как примесные атомы взаимодействуют с фононами и электронами проводимости, нам нужно построить соответствующие гамильтонианы взаимодействия. Пусть [c.412]

Основные механизмы, приводящие к появлению конечного сопротивления металлов, таковы 1) взаимодействие электронов с фононами 2) столкновения электронов друг с другом 3) взаимодействие электронов с примесными атомами и другими статическими дефектами кристаллической решетки. В магнитных металлах воз- [c.304]

Вообще говоря, обычные кинетические уравнения можно обосновать в двух случаях во-первых, когда возмущение слабо, во-вторых, когда возмущение имеет локальный характер. Например, рассеяние электронов на фононах можно отнести к явлениям первой группы. По крайней мере в пределе можно представить очень слабое рассеяние электронов на фононах и обосновать использование обычных вычислений по теории возмущения. В этом случае можно использовать теорию ван Хова. К явлениям второй группы можно отнести примесную проводимость. Взаимодействие электрона [c.419]

Спектроскопия сложных органических молекул практически всегда имеет дело с молекулами, растворенными в твердых или жидких матрицах, т. е. с примесными центрами, поскольку многие сложные органические молекулы, например, хлорофилл, белки и др., не выдерживают нагревания и не могут исследоваться в газовой фазе, как атомы и простые молекулы. В таких условиях электронное возбуждение молекул всегда взаимодействует с внутри- и межмолекулярными колебаниями, т е. фононами. [c.8]

Поглощение фотона свободным электроном возможно только при обязательном участии какой-либо третьей частицы (квазичастицы), в качестве которой могут выступать различные несовершенства кристаллической решетки фононы, примесные атомы, вакансии и т. д. Вклад импульса третьей частицы позволяет выполнить закон сохранения импульса. Такой оптический переход называют непрямым. Коэффициент поглощения при непрямых переходах значительно меньше, чем при прямых, так как, вообще говоря, вероятность одновременного взаимодействия трех частиц меньше, чем вероятность двухчастичного взаимодействия. [c.42]

Фононы проявляются в оптическом спектре примесного центра благодаря электрон-фононному взаимодействию. Туннелоны тоже могут проявляться в оптическом спектре примеси, так как существует электрон-туннелонное взаимодействие. Как же возникает это взаимодействие [c.84]

Дополнительный учет электрон-фононного и электрон-туннелонного взаимодействия привел от системы уравнений (3.12) для атома к системе уравнений (7.29) для матрицы плотности примесного центра (см. 7). Очевидно, что этот вывод не зависит от того является поле лазера классическим или квантовым. Поэтому в случае классического лазерного поля вместо (7.29) придем к следующей системе уравнений [c.207]

В разделе 4.2.3 первого тома уже рассматривалась простейшая модель электроннопримесной системы. В этой модели не учитываются взаимодействие электронов друг с другом и электрон-фононное взаимодействие, поэтому динамика электронов проводимости может быть описана одночастичной матрицей плотности, усредненной по конфигурациям примесных атомов ) [c.112]

Последние четыре параграфа этой главы посвящены влиянию дефектов на оптические свойства твердых тел и характеристики переноса в них. Наряду с центрами рекомбинации и ловушками обсуждаются люлшнесцен1ц1я, ушнрение спектров поглощения и ис-нусканпя за счет ллектрон-фононного взаимодействия прп оптических переходах, а также влияние связанных экситонов на спектры испускания. В заключение кратко рассматривается роль дефектов в явлениях переноса. Здесь мы будем интересоваться в основном рассеянием электронов на дефектах (примесное рассеяние) как механизмом, существующим одновременно с электрон-фононным взаимодействием II конкурирующим с ним. [c.68]

Франк-кондоновское взаимодействие может быть очень большим для электрически заряженных примесных центров, так как в этом случае примесь сильно поляризует окружение, приводя к большим сдвигам положений равновесия. Примером таких примесных центров могут служить F-центры в щелочно-галлоидных матрицах, чьи оптические полосы состоят сплошь из электрон-фононных фотопереходов. [c.56]

Гамильтониан системы представим в виде суммы Н = + Н где оператор описывает электроны проводимости в кристалле, включая, вообще говоря, их взаимодействие с фононами и внешним полем. Оператор Н описывает взаимодействие электронов со случайно распределенными атомами примеси и параметрически зависит от их координат R = R ,R2,..., КдгД, где Ni — полное число примесных атомов в кристалле. [c.110]

Стационарное решение. Практические результаты могут быть получены в модели локальных или так называемых псевдолокали-зованных фононов, когда задача сводится фактически к четырёхуровневой схеме. Псевдолокализованные фононы — это кванты комбинированного колебательного движения, образованные низкочастотными оптическими либрациями анизотропных примесных молекул, которые модулируют постоянную электрон-фотонного взаимодействия, и резонансными по отношению к ним акустическими фононами основного кристалла. Мы будем говорить о них как о резонансных фононах. Они характеризуются повышенной спектральной плотностью в узком спектральном диапазоне и проявляют себя как узкие пики в длинноволновом крыле линии поглощения. [c.92]

Неадиабатическое электронно-колебательное взаимодействие. Неадиабатическое электронно-колебательное взаимодействие также приводит к температурному сдвигу и температурному уменьшению времени жизни электронного уровня, тем самым и к уширению чисто-электрон-ной линии и ее колебательных повторений. Неадиабатическое уширение может иметь ярко избирательный характер в случае совпадения энергий некоторых колебательных подуровней двух (и более )электронных состояний, когда возникает ситуация, близкая к состоянию преддиссоциации в молекулах. Расчет для мелких электронных ловушек в полупроводниках, глубина которых сравнима с энергиями предельных оптических фононов и где, следовательно, учесть неадиабатичность необходимо, проведен в работе [130]. Аналогичное рассмотрение выполнено также Кривоглазом [131]. Однако и в случае глубоких локальных состояний электронов в примесных центрах ионных кристаллов неадиабатичность, являющаяся здесь обьпсно малой поправкой, может ярко проявляться из-за чрезвычайной чувствительности чисто-электронной линии в случае малого изменения упругих постоянных при электронном переходе она может играть роль основной причины температурного уширения чисто-электронной линии. Это в особенности существенно в тех случаях, когда поблизости от возбужденного электронного уровня имеются другие электронные состояния, например, если соответствующий электронный уровень расщеплен на компоненты, расстояния между которыми порядка 10" эв. В работе Б. 3. Малкина [93] показано, что, исходя из предположения о неадиабатической связи между возбужденными уровнями Сг , как причине температурного сдвига и уширения / -линии рубина, можно прийти к согласующимся с экспериментом выводам. [c.38]

АЭВ приводит к ряду нелинейных акустич. эффектов, к-рые особенно заметны в пьезополупроводниках к генерации акустич. гармоник и встречному вз-ствию УЗ волн, к-рое позволяет осуществлять свёртку, корреляцию и обращение во времени УЗ импульсов, что находит применение в устройствах акустоэлектроники. АЭВ объясняет эффект акустоэлектрического (фононного) эха и акустич. памяти . Неоднородное электрич. поле с частотой =0, возникающее прп встречном вз-ствии УЗ волн, приводит к перераспределению зарядов на примесных центрах, что позволяет записать и запомнить УЗ сигнал. Электрич. или УЗ импульс, приложенный к кристаллу, через нек-рое время считывает записанную информацию. Подобные эффекты для ПАВ наблюдаются в слоистых структурах пьезоэлектрик — ПП и находят применение в акустоэлектронике. фПустовойт в. и.. Взаимодействие электронных потоков с упругими волнами решетки, УФН , 1969, т. 97, в. 2, с. 257 Тру ЭЛ л р., ЭльбаумЧ., Ч и к Б., Ультразвуковые методы в физике твердого тела, пер. с англ., М., 1972 Г у р е вичВ.Л., Теория акустических свойств пьезоэлектрических полупроводников, ФТП , 1968, т. 2, Ха 11, с. 1557 Гуляев Ю. В.,К нелинейной теории усиления ультразвука в полупроводниках, ФТТ , 1970, т. 12, Гв. 2, с. 415. В. Е. Лямов. [c.18]

Двухфотонный коррелятор для двухуровневого примесного центра. Как мы установили в предьщущем параграфе, релаксационная константа 1 /Т2, обусловленная взаимодействием с фононами и туннелона-ми, определяет скорость релаксации недиагональных элементов матрицы плотности. При рассмотрении в последующих главах когерентных оптических эффектов, таких, например, как фотонное эхо, убедимся, что эти недиагональные элементы хранят информацию о фазе электронного возбуждения. Поэтому Т2 называется временем фазовой релаксации или временем оптической дефазировки. [c.98]

Оптические полосы примесных центров могут состоять из набора как отдельных спектральных линий, разрешенных друг относительно друга, так и линий, которые не могут быть разрешены спектрально и, перекрываясь, выглядят как широкие спектральные полосы. Все детали таких оптических полос обусловлены взаимодействием оптических электронов примесного центра с фононами и туннельными возбуждениями, т. е. туннелонами. [c.111]

Бесфононные линии и фононные крылья. Основные закономерности формирования электронно-колебательных спектров поглощения и флуоресценции, а также простые формулы (10.17)и(10.18), позволяющие найти из эксперимента силу линейного франк-кондоновского взаимодействия, сохраняют свою силу и в более реальном случае, когда примесный центр взаимодействует с бесконечным числом колебательных мод и температура образца не равна нулю. В этом случае расчет оптических спектров по формулам (10.10) является более сложной задачей. Тем не менее она может быть решена точно, если применить технику упорядоченных операторов, использованную впервые в такого рода задачах Лэксом [43]. [c.126]

Возвращаясь теперь к выражению (5Д.60) для коэффициента диффузии, мы обнаруживаем, что сходимость интеграла по времени обеспечивает лишь учет взаимодействия примесных атомов с электронами. Если рассматривать только однофононные процессы, то коэффициент диффузии, вычисленный по формуле (5Д.60), будет иметь бесконечное значение. С физической точки зрения это означает, что поглощение и испускание виртуальных фононов не может привести к локализации примесного атома. Окруженный облаком виртуальных фононов, он движется в кристалле как свободная квазичастица — примесон . Таким образом, для правильного описания квантовой диффузии в диэлектриках, где примеси взаимодействуют лишь с колебаниями решетки, необходимо учитывать многофононные процессы ). Однако для металлов рассмотренная нами модель кажется вполне разумной, если температура значительно меньше температуры Дебая и, следовательно, тепловые фононы практически отсутствуют. Сравнение значений коэффициента диффузии, вычисленных по формуле (5Д.60), с экспериментальными данными по диффузии мюонов в кристаллах меди было проведено Кондо [107]. Согласие между предсказаниями теории и экспериментом оказалось удивительно хорошим при температурах Т < 60К, причем квантовый (туннельный) механизм естественным образом объясняет наблюдаемый рост коэффициента диффузии с понижением температуры ). [c.423]

Так, для случая, когда посторонними частицами являются атомы изотопа Не , имеет место спектр типа (24.1) с эффективной массой т Л) 2,8т ,. По-видимому, спектр (24.1) имеет место также для случая электронов и ионов. До тех пор, пока скорость примесных частиц р т меньше скорости звука в сверхтекучем гелии, такая частица не способна излучать фононы. Излучение ротона также невозможно, если энергия примеси р 12т не превосходит энергию ротона А. Таким образом, примесные частицы, движущиеся с дозвуковыми скоростями, не будут взаимодействовать со сверхтекучей частью жидкости. Однако примесные частицы будут сталкиваться и взаимодействовать с фононами и ротонами и, естественно, будут увлекаться их движением. Поэтому в условиях слабого раствора примесные частицы увлекаются нормальным движением жидкости. Следует подчеркнуть, что полученный вывод об участий примесей в нормальном движении нисколько не связан с тем сверхтекучи или несверхтекучи атомы примеси сами по себе. Так, атомы маложивущего изотопа Не , способные сами по себе образовывать сверхтекучую жидкость, в слабом растворе в Не будут участвовать только в нормальном движении. Распределение атомов примеси по энергиям определится в области не очень [c.137]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...