Электронные волны в конечном кристалле

ЭЛЕКТРОННЫЕ ВОЛНЫ В КОНЕЧНОМ КРИСТАЛЛЕ [c.48]

Необходимость учитывать наряду с движением электронов также движение ядер кристалла, вообще говоря, существенно усложняет проблему отыскания стационарных состояний в невозмущенной задаче (т. е. в задаче, в которой не учтено макроскопическое электрическое поле). Еще далеко не все аспекты теории этих состояний достаточно полно изучены и вся проблема, несомненно, нуждается в дальнейшем обсуждении. Однако в настоящей книге мы делать этого не имеем возможности, и в последующем изложении стационарные состояния в невозмущенной задаче считаются известными ). Эти состояния по самой постановке вопроса характеризуются лишь приближенными собственными функциями оператора энергии системы, поскольку всегда в действительности имеется такое взаимодействие (например, ангармонические члены в уравнениях колебаний решетки), которое приводит к переходам между указанными приближенными состояниями системы даже при отсутствии внешнего возмущения. Такие переходы делают время жизни возбужденных состояний кристалла и, в частности, время жизни нормальных электромагнитных волн, конечным ). Для того чтобы учесть эти переходы при [c.325]

Не менее интересной и перспективной представляется проблема усиления радиосигналов с помощью ультразвука. В Акустическом институте Академии наук СССР создан прибор, который работает на основе взаимодействия электронов с ультразвуковой волной. Если через пьезоэлектрический кристалл в одном и том же направлении пропустить ультразвуковую волну и электрический ток, то на выходе мы получим усиленный ультразвуковой сигнал. Один сантиметр длины пьезоэлектрического кристалла позволяет получить усиление в сотни миллиардов раз. Вот именно это явление и можно, оказывается, использовать для усиления высокочастотных радиосигналов. Для этого радиосигнал нужно сначала преобразовать в ультразвуковой, усилить его, а затем вновь преобразовать в радиосигнал. Конечно, на всех этапах преобразования какая-то часть мощности теряется, и тем е менее этот метод усиления превосходит по эффективности метод усиления с помощью вакуумных ламп. [c.137]

Естественно, конечно, что поверхностные эффекты будут существовать не только в области частот электронных переходов, но, как отмечалось и в области частот колебаний молекул и кристаллической решетки. Влияние поверхности на колебания решетки в оптической и акустической ветвях, роль поверхности как своеобразного дефекта кристалла рассмотрены, например, в работах [7—10] некоторые дополнительные эффекты указаны в работах [57, 58]. Подробности влияния этих явлений на отражение света исследованы мало. Возникновение поверхностных оптических колебаний проанализировано теоретически [101—103] и исследовано экспериментально [101] по отражению для ионных кристаллов. Показано существование таких колебаний (они проявляются оптически только под действием неоднородных световых волн, например, при полном внутреннем отражении) получены их дисперсионные кривые и во всяком случае доказано влияние поверхности. Отмечены 2 типа колебаний один развивается в слое тол- [c.222]

На основе данного подхода физической оптики в задачам дифракции Гудман и Муди [164, 169] (см. также работу Динча [294]) разработали программу расчета, позволяющую с любой заданной точностью вычислять интенсивности дифракционных картин или электронно-микроскопических изображений путем интегрирования элементарных эффектов, действующих на волну, прошедшую через кристалл. Конечно, невозможно аналитически рассмотреть предельный случай бесконечного числа слоев нулевой толщины. Вместо этого используют конечное число слоев и устанавливают четкий критерий проверки того, является ли толщина слоя достаточно малой, чтобы не привести к заметным ошибкам. [c.246]

Затухание электромагнитного поля в полубесконечном кристалле. Полученные в предыдущем разделе общие формулы (56v30) и (56.31) для напряженностей электрического и магнитного полей волны в кристалле конечной толщины, возникающей под влиянием внещнего поля с частотой со, очень громоздки. Для более простого выяснения роли пространственной дисперсии й процессов релаксации электронных возбуждений рассмотрим полубесконечный кристалл (ё = оо). В этом случае отсутствуют волны, отраженные от второй граничной плоскости 2 = 00 кристалла, и все выражения имеют простой вид. [c.464]

Исследования О. а. показали, что для её объяснения существен учёт изменения поля световой волны на расстояниях порядка размеров а молекулы (иона) в-ва (см. Пространственная дисперсия). (При описании многих других оптич. явлений таким изменением можно пренебречь, т. к. а/Х —Ю , но как раз этот параметр определяет различие между и п .) Теория О. а. мол. паров в рамках классической электронной теории была разработана в 1915 нем. физиком М. Борном и независимо от него швед, физиком К. В. Озееном, к-рые показали, что наряду с асимметрией молекул следует учитывать несинфазность микротоков, наведённых полем световой волны в разных участках молекул (при всей малости а/Х). Квант, теорию О. а. паров построил в 1928 бельг. учёный Л. Розенфельд. И в этой, более строгой с позиций совр. науки, теории рассматриваются процессы, связанные с конечным размером молекул (происходящие на расстояниях а). Для объяснения О. а. оказалось необходимым учитывать вз-ствие электрич. и магн. дипольных моментов, наведённых в молекуле полем проходящей волны. Теория О. а. мол. сред, активных лишь в крист, фазе, тесно связана с теорией экситонов, так как О. а. таких в-в определяется хар-ром волн поляризации в этих кристаллах. О теории наведённой О. а. см. Магнитооптика, Фарадея эффект. [c.495]

О невозможности непосредственной ионизации активаторных центров свидетельствует известный факт о фотоэлектрической не-активности возбуждающего света, соответствующего по длинам волн активаторным полосам в спектрах поглощения щелочно-галоидных фосфоров [257, 335, 336]. Но даже обнаружение слабых фототоков под действием света в активаторной полосе не может служить в качестве доказательства непосредственной ионизации центров свечения возбуждающим светом. Дело в том, что активаторные полосы перекрываются с длинноволновым отрогом собственного поглощения чистого кристалла. А как показал Смакула [35], в спектральной области длинноволнового спада собственного поглощения фотохимическое окрашивание происходит с квантовым выходом, близким к единице. Возникающие в этом процессе электроны, локализующиеся затем на/ -центрах, могут, конечно, быть источником слабых фототоков. [c.241]

На рис. 3.14 представлены результирующие кривые взаимодействия рэлеевской волны с электронами при отсутствии в кристалле дрейфового поля рассчитанные из уравнения (3.116) зависимости A r/ [1) и у (2) от электропроводности и частоты в полулогарифмическом масштабе. Кривые рассчитаны для трех режимов соц = = оо — диффузия электронов в кристалле отсутствует (рис. 3.14, а), Wo = w — умеренная диффузия (рис. 3.14, б), сол =0,1сос — большая диффузия (рис. 3.14, е). Как и в кристалле dS (см. разд. 3), при конечных значениях сол в высокочастотных областях кривых применимость теории начинает нарушаться. При со л = со с теория хорошо применима, когда Ig сос/со > О, а при со л = = 0,1сос область хорошей применимости теории определяется соотношением Ig сос/со > 0,50. [c.227]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...