Циклотронная частота в полупроводниках

Циклотронный резонанс в полупроводниках и металлах. Циклотронная частота электронов, движущихся в кристалле, находящемся в однородном постоянном внешнем магнитном поле, может быть измерена путем исследования поглощения и отражения циркулярно поляризованной электромагнитной волны соответствующей частоты, распространяющейся вдоль магнитного поля. При совпадении частоты волны с циклотронной частотой наступает циклотронный резонанс, проявляющийся в резком усилении поглощения и отражения волны от поверхности кристалла. Этот резонанс был независимо предсказан Дорфманом [61] и Динглом [62]. [c.170]

Измерения циклотронного резонанса в полупроводниках важно для определения частоты и, следовательно, эффективной массы носителей заряда. В металлах наблюдению такого резонанса препятствует ряд трудностей электромагнитные волны частоты [c.299]

При выводе выражения для постоянной Холла мы задавались некоторыми значениями эффективной массы и времени релаксации, хотя мы не конкретизировали, относится ли все рассмотрение к металлам или полупроводникам. В простых металлах (при небольших полях) измерения дают значения постоянной Холла, близкие к тем, которые мы получили бы, принимая для валентных электронов приближение почти свободных электронов. В полупроводниках п- или р-типа эта величина дает разумное число электронов и дырок соответственно. Одновременные измерения постоянной Холла и электропроводности позволяют найти как число носителей, так и отношение времени релаксации к эффективной массе. Последняя величина непосредственно определяет подвижность, т. е. отношение средней скорости дрейфа к электрическому полю. Оказывается, что конечная формула для постоянной Холла остается справедливой и тогда, когда мы рассматриваем более сложные и анизотропные зонные структуры. Однако при этом интерпретация величины N несколько усложняется. Если мы рассматриваем, например, кристалл, содержащий носители в двух зонах, то N будет некоторой взвешенной суммой числа носителей в каждой зоне, причем веса зависят от эффективной массы и времени рассеяния носителей в каждой из зон. Оказывается также, что поперечное электрическое поле теперь уже не зависит линейно от магнитного поля. В сильных и слабых полях поведение носителей существенно различно. Сильное поле или слабое зависит от того, будет ли произведение циклотронной частоты и времени рассеяния для разных носителей, т. е. [c.293]

Циклотронная масса I 236, 243 в металлах I 278 в полупроводниках II 193 См. также Эффективная масса Циклотронная частота I 31 в полупроводниках II 193 численные формулы I 31, 372 Циклотронный резонанс в металлах I 278—280 в полупроводниках I 278 (с), II 193, 194 [c.414]

Важнейшим параметром у полупроводников является эффективная масса, т. е. вторая производная энергии по Л-вектору. Поверхностей Ферми у полупроводников нет, так как энергия Ферми у них лежит в запрещенной зоне, между валентной зоной и зоной проводимости ). Для определения эффективных масс, как и в эффекте де Гааза —ван Аль на, используется орбита носителей тока в магнитном поле. При постоянной эффективной массе получаются круговые орбиты, частота обращения тогда есть циклотронная резонансная частота уравнения (8.7). Подробнее об этом можно найти в [95] и гл. IX. Наряду с этим, при изучении всех оптических переходов между занятыми и свободными состояниями зонной модели, интересна структура зоны проводи- [c.112]

У полупроводников анизотропия зонной структуры означает, что эффективная масса зависит от направления и возможные эквивалентные экстремумы лежат в разных точках зоны Бриллюэна (при всех ife-векторах звезды, ср. с рис. 40). Следствия этой анизотропии подробно рассмотрены в уже цитированной книге [95]. В металлах анизотропия означает отступление формы поверхности Ферми от сферической, как, например, рассмотренная нами на рис. 33. Один из наиболее важных результатов влияния этой анизотропии наблюдается в гальваномагнитных эффектах у металлов при сильных магнитных полях. Очевидно, что при слабых магнитных полях электрон между двумя столкновениями пробегает только небольшие участки поверхности Ферми, тогда как при сильных магнитных полях описывает замкнутые траектории на поверхности Ферми. Время пробега по порядку величины равно обратной частоте циклотронного резонанса. Граница между сильными и слабыми магнитными полями лежит, следовательно, при о) т=1 или, так как (о = еВ/ст и [х ет/т, при (1/с) fiS=l. [c.244]

В 1956 г. харьковскими физиками [63] был предложен новый метод наблюдения циклотронного резонанса в металлах. При исследовании циклотронного резонанса в полупроводниках кристаллическую пластинку помещают перпендикулярно магнитному полю и электромагнитная волна падает вдоль поля. Было предложено при исследовании циклотронного резонанса в металлах направлять магнитное поле вдоль металлической пластинки (рис. 34). В этом случае оси спиральных траекторий электронов находятся в плоскости пластинки. При поле 10 —10 э радиус орбиты электрона 10 .см и циклотронная частота лежит в области сантиметрового диапазона радиоволн. Если скин-слой имеет толщину порядка 10 см, то большую часть своего пути электрон будет находиться вне воздействия электромагнитного поля волны. Однако если период радиоволны окажется равным или кратным периоду обращения электрона, то электрон, влетая в скин-слой, будет ускоряться (или замедляться). Это ускорение аналогично ускорению заряженной частицы в дуантах циклотрона, поэтому явление резонансного взаимодействия электронов, движущихся [c.171]

Специально в связи с проблемой создания перестраиваемых лазеров были проведены исследования вынужденного комбинационного рассеяния на свободных носителях заряда в полупроводниках. Энергетические состояния носителей заряда вырождены при воздействии (квази)статического магнитного поля на твердое тело происходят расщепления на уровни Ландау, разность энергий которых соответствует циклотронной частоте, и на подуровни, соответствующие ориентациям спинов электронов. При излучательных процессах могут иметь место переходы между уровнями с различной ориентацией спинов, т. е. явления переворачивания спинов (spin-flip). Исследования этих процессов переворачивания спинов внесли важные вклады как в лучшее понимание свойств полупроводников, так и в их практические применения [3.16-12 — 3.16-14]. [c.396]

В полупроводниках с экстремумами зон при й = 0, помещенных в сильное магнитное поле, можно наблюдать непрямые переходы при частотах (л>h Eg с участием третьей квазичастицы (электрона или дырки), обладающей дискретными (квантованными) уровнями энергии Ландау (см. 42.2). При этом правила отбора квантовых переходов между уровнями Ландау без третьей квазичастицы Ап = 0 дополняются правилом отбора Ал = 2, 4,... В связи с этим дополнительные максимумы отстоят от главного на удвоенные циклотронные частоты электронов (или дырок). Теория таких магнитонереходов в области развивалась [c.310]

Осцилляции коэф. поглощения полупроводника, находящегося в магн. поле, возможны также при непрямых переходах электронов (с участием поглощённого или излучённого фонона, необходимого для сохранения квазиимпульса при переходе), а также при запрещённых переходах, к-рые возникают при расщеплении валентных зон вследствие спин-орбитальпого взаимодействия. Эти эффекты используются для точного определения частот циклотронного резонанса электронов и дырок, для определения параметров зонной структуры полупроводников. [c.702]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...