Рассеяние на ионах

В трактовке Лоренца закон рассеяния на ионах решетки может быть обобщен (см. Ричардсон [5] или Вильсон [1]) распределение скоростей вводится посредством функции распределения. Рассматривая решетку, состоящую из твердых шаров, и применяя классическую статистику, Лоренц нашел, что [c.154]

Член, учитывающий соударения, вычисляется на основании вероятности W (к, к ) того, что электрон при рассеянии на ионной решетке перейдет из состояния к в состояние к. В этом случае, если принять во [c.217]

Подвижность электрона Т . Следовательно, при низких температурах, когда основным механизмом является рассеяние на ионах примесей, подвижность носителей заряда пропорциональна Т в невырожденных полупроводниках. Качественно этот результат иллюстрируется рис. 3.12, б. Чем выше температура, тем быстрее движутся носители заряда и тем меньше они изменяют траекторию своего движения при взаимодействии с ионами примеси. [c.61]

При рассеянии на ионах примеси для электронного и дырочного полупроводников соответственно [c.76]

Некоторые особенности теплопроводности полупроводников заслуживают специального рассмотрения. В чистых полупроводниках теплопроводность при нормальных и низких температурах определяется главным образом решеткой и поэтому обнаруживает такое же поведение, как и в неметаллах, которое уже описывалось ранее. Введение небольшого количества примесей прежде всего уменьшает фононную теплопроводность, поскольку фононы начинают испытывать рассеяние на ионах примеси, а во многих случаях также и на электронах, появляющихся из-за наличия примесей. Последний тип рассеяния во многом отличается от рассеяния на электронах, образующих вырожденную систему, когда в рассеянии участвуют только электроны с энергиями, близкими к энергии Ферми. При достаточно сильном легировании полупроводника может стать существенной и электронная теплопроводность, но, если система электронов остается невырожденной, соотношение между электропроводностью и электронной теплопроводностью имеет иной вид, чем в обычном металле. Существует еще один дополнительный механизм переноса тепла в полупроводниках. Электрон-дырочные пары, образующиеся на горячем конце сносятся в направлении градиента температуры и рекомбинируют на холодном, конце. При этом происходит перенос по полупроводнику энергии ионизации пары. [c.253]

Повышение удельной проводимости кремния с увеличением Т в области низких температур обусловлено увеличением концентрации свободных носителей заряда — электронов за счет ионизации донорной примеси. При дальнейшем повышении температуры наступает истощение примеси — полная ее ионизация. Собственная же электропроводность кремния заметно еще не проявляется. В этих условиях концентрация свободных носителей практически от температуры не зависит и температурная зависимость удельной проводимости полупроводника определяется зависимостью подвижности носителей от температуры. Наблюдаемое в этой области температур уменьшение удельной проводимости кремния с увеличением температуры происходит за счет рассеяния свободных носителей заряда на тепловых колебаниях решетки. Однако возможен и такой случай, когда область истощения примеси оказывается в интервале температур, где основным механизмом рассеяния является рассеяние на ионах примеси. Тогда удельная проводимость полупроводника [c.67]

Рис. 7.21. Механизм рассеяния электронов на ионах примеси

Подвижность. В примесных полупроводниках носители заряда рассеиваются не только на фононах, но и на ионизованных атомах примесей. Например, в донорном полупроводнике свободные электроны, движущиеся вблизи иона примеси, заряженного положительно, изменяют свою траекторию так, как показано на рис. 7.21. Ясно, что чем выше скорость электрона, тем меньше его отклонение. Расчеты показывают, что подвижность, обусловленная рассеянием на ионизованной примеси, в случае невырожденного электронного газа [c.253]

Классическая теория не объясняет большой величины длины свободного пробега электронов в металлических кристаллах и не отвечает на вопрос почему электроны проводимости ведут себя подобно газу невзаимодействующих частиц Поскольку ионы расположены в правильной периодической решетке, то электронные волны, как и во всякой периодической структуре, распространяются свободно. Второй важный момент, а именно то, что электроны проводимости лишь редко испытывают рассеяние на других электронах (свободных), обусловлен действием принципа Паули. [c.104]

Рис. 3.12.Рассеяние носителей заряда на тепловых колебаниях решетки (а) и на ионах примеси (б) при различных температурах (Т)>7 / А / иА, амплитуды колебаний узлов решетки при температурах Г/ и Г )

В качестве примера возможного механизма электрического пробоя ниже приведены основные положения теоретических работ А. А. Воробьева и Е. К. Завадовской. Изучая пробой щелочно-галогенных кристаллов, эти ученые обнаружили прямую пропорциональность между электрической прочностью и энергией решетки. Под энергией кристаллической решетки понимают количество энергии, необходимое для полного разрушения одного моля данного вещества, т. е. разделения ее на ионы и рассеяния их на бесконечно большие расстояния. [c.78]

Основным механизмом взаимодействия быстрых нейтронов с веществом является упругое рассеяние на ядрах атомов. В среднем нейтрон передает атому мишени энергию, равную Е/А. Атомы средних или тяжелых элементов, получив энергию от быстрого нейтрона, движутся со скоростью, значительно меньшей скорости внешних орбитальных электронов, поэтому должна происходить не ионизация их, а потеря энергии в основном за счет упругих столкновений с другими атомами твердого тела. В результате только небольшая часть энергии нейтрона теряется на иони- [c.281]

Задача о рассеянии заряженных частиц заряженными центрами была впервые решена Резерфордом при исследовании рассеяния а-частиц ядрами химических элементов. Формула, полученная Резерфордом для X, при рассеянии электронов на ионах примеси имеет следующий вид [c.185]

В кристаллах с ионной или частично ионной связью, например в полупроводниках типа А преобладающим является рассеяние на оптических колебаниях решетки, так как эти колебания приводят к появлению сильного электрического поля при смещении подрешетки положительных ионов относительно подрешетки отрицательных ионов. Как показывает теория, для такого рассеяния подвижность свободных носителей заряда растет с ростом <у). Это означает, что с увеличением <и> взаимодействие электронов с решеткой ослабляется. Поэтому с ростом поля электронный газ сильно разогревается. При этом в арсениде галлия, фосфиде индия и некоторых других полупроводниках наблюдается эфс )ект дрейфовой нелинейности нового типа. Впервые он был открыт Ганном в арсениде галлия и назван эффектом Ганна. [c.195]

Согласно теории диффузии, в процессе электропереноса существенное значение имеют лишь те ионы, которые находятся на вершине потенциального барьера решетки, так называемые активированные ионы. Сечения рассеяния этих ионов намного больше таковых для ионов, находяш,ихся в регулярных местах решетки. Поэтому такие факторы, как температурные колебания и концентрация вносят малый вклад в изменение сечений рассеяния активированных ионов. Следовательно, в интервале состава, где истинные заряды ионов не изменяются с концентрацией сплава, величины а и а+ можно считать постоянными. В случае же изменения [c.203]

Поскольку при нахождении величины электропроводности имеется некоторая неопределенность, в настоящей работе принята ориентация па теоретические методы, получившие удовлетворительное экспериментальное подтверждение. Заслуживает пристального внимания методика, изложенная в работе Фроста [98] и неоднократно подтвержденная в результате тщательно выполненных измерений (см., например, [107]). Согласно модифицированной методике [98] при расчете электропроводности однокомпонентной присадки (калий) учитываются степень ионизации атомов калия (уравнение Саха) уменьшение концентрации атомов калия при образовании КОН в равновесных условиях прилипание электронов к ионам ОН стабилизирующее влияние на ионы калия со стороны окружающих электронов при расчете диффузионного сечения рассеяния электронов — соударения как с нейтральными атомами и молекулами, так и с ионами калия энергия частиц, зависящая от распределения по скоростям при расчете диффузионного сечения рассеяния электронов. [c.112]

Верхняя диаграмма II порядка изображает кулоновское столкновение двух частиц, упомянутое ранее, а нижняя диаграмма указывает, что частица вначале поглощает один квант (или взаимодействует с полем), а затем испускает другой квант-волну. Эта диаграмма условно изображает сразу 4 важных процесса рассеяние лазерного луча в плазме (метод диагностики) тормозное излучение электронов при их рассеянии на кулоновских полях ионов поглощение циклотронной волны частицей в магн. поле (циклотронный нагрев П.) циклотронное излучение частиц, закручиваемых магн. полем. [c.598]

Рассеяние на примесных атомах. При рассеянии на примесных атомах возмущение 67 обусловлено элект-рич. полем (если примесь заряжена) и деформацией решётки в окрестности примеси. Иногда нужно учитывать обменные силы и магн. момент примеси. В случае заряж, примесей (примесных ионов) в полупроводниках вклад в 67 от деформации решётки несуществен. Т. к. в полупроводнике р Ь(,1 изменение импульса электрона при упругом рассеянии мало, а это значит, что рассеяние на больших расстояниях (г оц) определяется сглаженным потенциалом 67(г). Такой потенциал не зависит от микроструктуры примеси и имеет кулоновский вид [c.276]

КОНУЭЛЛ—ВАЙСКОПФА ФОРМУЛА — определяет время т релаксации импульса носителе) заряда в полупроводниках с энергией ё при их рассеянии на ионах примеси. Получена Э. Конуэлл п В. Вайскопфом в 1950. К. В. ф. имеет вид [c.451]

Хаустон отмечает, что Блох [0] первый указал на существенное значение учета принципа Паули в процессе рассеяния электронов на ионах. [c.160]

Заключение, к которому пришли Пайне и Бом, по существу восстанавливает статус-кво, и поэтому поведение электронов можно с полным основанием рассматривать па основе одноэлектронной модели, предполагая, что взаимодействие электрон—электрон распространяется только на близкое расстояние. Это позволяет определить поперечное сечение соударений (Абрагамс [163]) (напомним, что если пользоваться неэкранированным куло-новским потенциалом, то такое определение невозможно произвести аналитическими методами). Оказывается, что это сечение имеет порядок тсГс, т. е. соответствует сечению рассеяния на отдельном ионе. Однако следует иметь в виду, что, в то время как соударение электрона с ионом может сопровождаться только очень малым обменом энергии, в случае соударения двух одинаковых частиц этого утверждать нельзя. Принцип Паули ограничивает соударения электрон—электрон по существу теми электронами, тепловая энер- [c.216]

Наиболее распространенные процессы излучения и поглощения света в среде атомных и молекулярных частиц обусловлены переходами между их электронными состояниями и могут быть подразделены на три типа 1) свободно-свободные переходы (тормозное излучение и поглощение света при рассеяние электронов на атомах и ионах, сплошной спектр) 2) связанно-свободные переходы (фотоионизация атомов и молекул и фоторекомбинация электронов на ионах и нейтральных частицах, сплошной спектр) и 3) связанно-связанные (дискретные) переходы (линейчатый спектр атомов и полосатый спектр молекул). [c.794]

Многократные процессы (многократное рассеяние частиц на атомах остаточного газа, рост разброса частиц по продольному импульсу из-за флуктуаций иони-аац. noTepii на атомах остаточного газа, MH0J 0K]iaTjr0e внутр. рассеяние и многократное рассеяние на В. п.) вызывают увеличение размеров пучков и, согласно [c.353]

Д. п. по к о л л с к т и в н о м у (к о г е р о н т н о м у) рассеянию. В плотной плазме при Д/сгд < 1 нре-обладающим оказывается рассеяние на крупномасштабных (по сравнению с Г >) тепловых и нетснловых колебаниях и флуктуациях плотности плазмы (зарядов Z). В случае тепловых флуктуаций интенсивность рассеяния может превысить томсоновскую в Z раз, в контуре линии возникает острый пик. На этом основываются предложения по измерению ионной темп-ры. В плазме с высоким уровнем надтепловых флуктуаций рассеяние определяется этими колебаниями. Исследование зависимости Дсо (ДА ) позволяет определить амплитуды и дисперсионные характеристики нетепловых колебаний в плазме. [c.608]

Траектория иона представляет собой сложнуи) ломаную линию, состоящую из отрезков пути между эле- ментарными актами рассеяния на большие углы. В первом приближении траекторный пробег для частицы с пач. энергией равен [c.198]

МЕТЕОРНАЯ РАДИОСВЯЗЬ вид радиосвязи, при к-рой используется рассеяние радиоволн метеорными следами. М. р. применяют для передачи гл. обр. цифровой информации и для сверки территориально разнесённых устройств точного времени. Метеорные частицы с космич. скоростями вторгаются в атмосферу и испаряются на высотах 80—100 км. Испарившиеся молекулы метеорной частицы ионизируются при соударениях с молекулами воздуха, образуя протяжённый (цилинд-рич. формы) след электронно-ионной плазмы (диам. 1 м, длина 10 км), способный эффективно рассеивать радиоволны метрового и декаметрового диапазонов. Из-за большой вытянутости этих образований энергия рассеянных на них радиоволн сосредоточена вблизи конуса, определяемого условием зеркальности рассеяния по отношению к оси цилиндра. По мере диффузии следа уменьшается его плотность и увеличиваются размеры, что приводит к уменьшению амплитуды рассеянного сигнала, Метеорные следы позволяют осуществить М. р. при помощи передатчиков с мощностью 1 кВт и антенн [c.124]

Некогерентное Н. р. н. часто используется для исследования динамики решётки водородсодержащих кристаллов, т. к. в этом случае оси. вклад в сечение рассеяния дают протоны (о и велико, М протона мала). Напр., в зависимости плотности фононных состояний ф от энергии фононов Йш для поликристаллич. СзН304 пики а, б, в обусловлены рассеянием на протонах (рис. 2). При Т = 414 К этот кристалл испытывает структурный фазовый переход в состояние с высокой ионной проводимостью (см. Ионные суперпроводники), к-рый сопровождается разупорядочением протонов в решётке. Рис. 2 показывает, что это приводит к изменению спектра фононных частот. [c.344]

К большому дополнит, уменьшению времени жизни ионов приводит их рассеяние на надтепловых флуктуациях электрич. поля, к-рые могут возникать вследствие аеиаотропин ионной ф-ции распределения (анизотропия связана с отсутствием ионов в конусе по- терь). Относительно малое время жизни в пробкотро-490 не делает перспективы применения таких систем [c.490]

Осн. механизмом, ограничивающим П. н. в слабо-турбулентной плазме, является индуциров. рассеяние ленгмюровских волн на ионах, к-рое приводит к перекачке колебаний из резонансной с пучком области в область больших фазовых скоростей. В сильнотурбу-левтной плазме существ, влияние на развитие П. н. оказывает модуляционная неустойчивость, к-рая возникает при достаточно высоком уровне энергии возбуждаемых волн и приводит к перекачке энергии возбуждаемых волн в область малых фазовых скоростей, где происходит их диссипация в результате затухания Ландау. Откачка колебаний из резонансной области может либо вообще сорвать П. н., либо существенно снизить уровень энергии возбуждаемых волн. [c.184]

В 1980-х гг. появилась гипотеза о круговороте плазмы в. магнитосфере Земли. Эксперим. подтверждение этой гипотезы получено при измерениях ионного состава Р. п.— среди энергичных частиц зарегистрирована значит, доля ионосферных ионов (ионов кислорода и молекулярных ионов). Хотя мн. аспекты процессов ускорения и переноса частиц в магнитосфере недостаточно ясны, в первом приближении Р. п. можно считать промежуточным резервуаром накопления энергичных частиц, перемещающихся по энергетич. шкале в процессе круговорота . Предполагается, что круговорот плазмы в магнитосфере Земли происходит по следующей схеме. В полярных областях вдоль открытых силовых линий геомагн. поля, уходящих в удалённые области магнитосферы, ионосферные ионы и электроны с энергией неск. эВ (превышающей их тепловую энергию) испаряются из плотных слоёв атмосферы, преодолевая гравитац. притяжение Земли (т, и. полярный ветер). Попадая в плазменный слой хвоста магнитосферы, эти частицы ускоряются до энергий порядка неск, кэВ и вовлекаются в конвективное движение плазмы к Земле, На внеш. границе Р. п. (на геоцентрич. расстояниях 6—10 На, Нд — радиус Земли) большие квазистационарные электрич. поля и сильно неоднородные магн. поля увеличивают энергию частиц ещё на один-два порядка. Далее, перемещаясь ближе к Земле, в район максимума потоков частиц Р, п. (2—5 На), в результате, рассеяния на колебаниях электрич. и магн. полей, частицы попадают в область всё более сильного магн. поля, испытывая индукд, ускорение вплоть до энергий в сотни МэВ. Те же процессы рассеяния, к-рые приводят к радиальному перемещению частиц к Земле, обусловливают их попадание в конус потерь (см. Магнитные ловушки). Он определяется соотношением между полем в вершине силовой линии (в экваториальной плоскости) и нолем вблизи торца геомагн. ловушки (в верх, слоях атмосферы). Частицы, у к-рых достаточно велика продольная (по отношению к магн. полю) компонента скорости при движении вдоль силовой линии, попадают в плотные слои атмосферы. Здесь они сталкиваются с ионами или нейтральными атомами и тормозятся, теряясь среди тепловых ионов. После переноса в полярные области заряж. частицы готовы вновь стать полярным ветром и начать новый цикл, Помимо высыпания в верх, атмосферу др. механизмом потерь является перезарядка энергичных частиц (см. Перезарядка ионов) на нейтральных атомах экзосферы. Этот процесс особенно важен для долгоживущих энергичных частиц. В целом различия в механизмах ускорения и потерь разных составляющих Р. п.— электронов, протонов и др. частиц — настолько [c.208]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...