к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

РЕАЛЬНАЯ ФИЗИКА

Глоссарий по физике

А   Б   В   Г   Д   Е   Ж   З   И   К   Л   М   Н   О   П   Р   С   Т   У   Ф   Х   Ц   Ч   Ш   Э   Ю   Я  

Гальваномагнитные явления

  1. Феноменологическое рассмотрение гальваномагнитных явлений
  2. Природа гальваномагнитных явлений. Слабые и сильные поля
  3. Квантующие поля в гальваномагнитных явлениях
  4. Слабые поля в гальваномагнитных явлениях
  5. Правило Колера в гальваномагнитных явлениях
  6. Гальваномагнитные явления в сильных магнитных полях
  7. Полуметаллы в гальваномагнитных явлениях
  8. Полупроводники в гальваномагнитных явлениях
Гальваномагнитные явления - совокупность явлений, связанных с действием магнитного поля 1119920-159.jpg на электрические свойства проводников (металлов, полупроводников, полуметаллов), по которым протекает электрический ток (плотностью 1119920-160.jpg).

Различают нечётные гальваномагнитные явления, характеристики которых меняют знак при изменении направления 1119920-161.jpg на обратное, и чётные (не меняют знак), а также продольные (1119920-162.jpg) и поперечные (1119920-163.jpg _ ). Наиболее важные гальваномагнитные явления из нечётных - Холла эффект - возникновение разности потенциалов в направлении, перпендикулярном 1119920-164.jpg; из чётных - изменение удельного сопротивления р при 1119920-165.jpg (поперечное магнетосопротивление). При сравнительно небольших плотностях тока, когда справедлив закон Ома, т. е. между напряжённостью электрич. поля 1119920-166.jpg есть линейная связь (в общем случае анизотропная),

1119920-167.jpg

Гальваномагнитные явления определяются зависимостью от 1119920-168.jpgкомпонент тензора удельных сопротивлений 1119920-169.jpg.

Феноменологическое рассмотрение гальваномагнитных явлений

Влияние магн. поля приводит к изменению джоулева тепла Q, выделяющегося в кристалле, и к появлению добавочного, отсутствующего при 1119920-170.jpg электрич. поля (поля Xолла) 1119920-171.jpg. Величины 1119920-172.jpgопределяются соответственно симметричной и антисимметричной частями тензора 1119920-173.jpg

1119920-174.jpg

Разность1119920-175.jpg , где 1119920-176.jpg при Н=0, наз. тензором магнетосопротивлений, а скалярная величина 1119920-177.jpg- магнетосопротивлением, причём в качестве характеристики изменения сопротивления в магн. поле принимают отношение

1119920-178.jpg

Оно зависит от величины и направления 1119920-179.jpg, а также от направления 1119920-180.jpg. Согласно принципу симметрии, кинетич. коэф. Онсагера (см. Онсагера теорема)1119920-181.jpg 1119920-182.jpg , из-за чего компоненты тензора 1119920-183.jpg-чётные функции 1119920-184.jpg, а компоненты вектора 1119920-185.jpg-нечётные, т. е. тензор 1119920-186.jpg описывает чётные гальваномагнитные явления, а вектор 1119920-187.jpg- нечётные.

Природа гальваномагнитных явлений. Слабые и сильные поля

Зависимость 1119920-188.jpg обусловлена влиянием магн. поля на траектории носителей заряда (для определённости электронов). При H=0 электрон между столкновениями с фононами или дефектами кристаллич. решётки движется прямолинейно, при 1119920-189.jpg его путь искривляется. Грубой оценкой кривизны траектории может служить Ларморовский радиус 1119920-190.jpg, где р - импульс, е -заряд электрона. При этом мерой влияния H должно служить отношение длины свободного пробега l электрона к 1119920-191.jpg, а 1119920-192.jpg должно быть функцией 1119920-193.jpg. Величина 1119920-194.jpg, при к-рой 1119920-195.jpg, разделяет все магн. поля на слабые 1119920-196.jpg и сильные 1119920-197.jpg. Для полупроводников принято выражать 1119920-198.jpg через подвижность носителей заряда 1119920-199.jpg (1119920-200.jpg-транспортное время свободного пробега, 1119920-201.jpg-скорость электрона, 1119920-202.jpg - его эффективная масса:)1119920-203.jpg

Величина H0 зависит от температуры T: с понижением T 1119920-204.jpg возрастают, а 1119920-205.jpg уменьшается. Если при Т~300 К для разл. металлов и хорошо проводящих полупроводников Н0~105-107 Э (для Bi Н0~104 Э), а для плохо проводящих полупроводников H0 ~108-109 Э, то при низких темп-pax ограничение для H0 , как правило, накладывает чистота образца. Для предельно чистых образцов (Bi, W,Sn) при Т~4 К Н0~102 О. Уменьшение H0 с температурой позволяет, используя обычные поля ~104- 105 Э, осуществить условия, соответствующие сильному полю.

Квантующие поля в гальваномагнитных явлениях

Если в плоскости, перпендикулярной 1119920-206.jpg, электрон совершает периодическое (финитное) движение, то его энергия квантуется, причём расстояние между уровнями энергии равно 1119920-207.jpg, где 1119920-208.jpg - циклотронная частота. Квантование движения электронов проявляется в гальваномагнитных явлениях только в том случае, если 1119920-209.jpg. Магнитные поля, удовлетворяющие условию 1119920-210.jpg , наз. квантующими. Обычно при Т~300 К 1119920-211.jpg и В 1119920-212.jpg полупроводниках и полуметаллах концентрация носителей мала, и при низких темп-pax удаётся реализовать случай, когда заполнен лишь один магн. уровень (т. н. квантовый предел: 1119920-213.jpg , где 1119920-214.jpg-энергия Ферми вырожденного проводника при H=0).

Слабые поля в гальваномагнитных явлениях

В слабых магнитных полях 1119920-215.jpg можно воспользоваться разложением 1119920-216.jpg и аi по степеням 1119920-217.jpg Учитывай чётность 1119920-218.jpg и нечётность аi, имеем:

1119920-219.jpg

Здесь 1119920-220.jpg -тензор 4-го ранга, симметричный как по индексам i и k, так и по l и т (1119920-221.jpg) (принцип Онсагера не требует симметрии тензора bik)). Порядок величины компонент тензоров 1119920-222.jpg и 1119920-223.jpg определяется значением удельного сопротивления r0 при H=0 (1119920-224.jpg). Т.о., при 1119920-225.jpg магнетосопротивление (а значит, и Q)квадратично зависит от H, а поле Холла 1119920-226.jpg-линейно. Численные значения компонент 1119920-227.jpg определяются параметрами рассеяния электронов и могут быть вычислены только с использованием конкретных предположений о рассеянии носителей заряда в твёрдом теле. Однако число независимых компонент этих тензоров (анизотропия гальваномагнитных явлений в слабых полях) не зависит от механизмов рассеяния, а только от симметрии кристалла.

Для изотропных проводников (поликристаллов) тензор удельных сопротивлений изотропен: 1119920-228.jpg (1119920-229.jpg-символ Кронекера),

1119920-230.jpg

При 1119920-231.jpg:

1119920-232.jpg

При 1119920-233.jpg эффект Холла отсутствует, а

1119920-234.jpg

Величина R носит назв. коэф. Холла, для её оценки использована Друде формула 1119920-235.jpg , где N - концентрация электронов, 1119920-236.jpg (дальше просто 1119920-237.jpg). При T1119920-238.jpg300 К обычно 1119920-239.jpg и можно пользоваться ф-лами (5) и (6). Исключение составляет Bi, у к-рого при Н1119920-240.jpg3*104 Э 1119920-241.jpg велико (~2). Это дает возможность использовать Bi для измерения магнитных полей.

Правило Колера в гальваномагнитных явлениях

Анализ эксперим зависимости 1119920-242.jpg металлов от Н у разл проводников разной степени чистоты при разл. T привел к обнаружению правила Колера, согласно к-рому 1119920-243.jpg металла - функция 1119920-244.jpg, где 1119920-245.jpg - сопротивление (при Н=0) данного металла при Дебая температуре 1119920-246.jpg - сопротивление (при H=O)определ. образца при температуре T. Величина 1119920-254.jpg практически не изменяется при переходе от образца к образцу данного металла, т. к. определяется рассеянием электронов на фононах, 1119920-255.jpg при 1119920-256.jpg существенно зависит от состояния образца - от его чистоты, наличия или отсутствия дефектов, в т. ч. дислокаций (рис. 1).

1119920-247.jpg

Рис. 1. Магнетосопротивление поликристаллического In в поперечном магнитном поле для трех образцов при различной температуре 1) Т=14К, 1119920-248.jpg (273) = 0,24 2) Т=14 К, 1119920-249.jpg = 0,0086 3) Т = 4,2 К, 1119920-250.jpg=0,0012 4) T=4,2К, 1119920-251.jpg= 0,00007, 5) Т=2К,1119920-252.jpg=0,00003 (1119920-253.jpg=120К)


Правило Колера, сформулированное для поликристаллич. образцов металлов, подтверждает представление о том, что гальваномагнитные явления обусловлены искривлением траектории электронов в магн поле, т. к Нэф отличается от 1119920-257.jpg постоянным для данного металла множителем

1119920-258.jpg

Гальваномагнитные явления в сильных магнитных полях

Металлы. Исследования при низких темп-pax монокристаллич. образцов металлов в 1940-50-е гг. [E. Юсти (E. Justi), E. С. Боровик, H. E. Алексеевский, Ю. П. Гайдуков], позволившие осуществить условие 1119920-259.jpg , обнаружили разнообразные зависимости 1119920-260.jpg от величины и направления H у разл. металлов. При 1119920-261.jpg гальваномагнитные явления зависят от электронной энергетич. структуры металлов, в частности от формы ферми-поверхности (напр., открытая или замкнутая, рис 2).

1119920-262.jpg

Рис. 2. Схематическое изображение зависимости поперечного магнетосопротнвления 1119920-263.jpg от величины и направления магнитного поля H для металлов с разной геометрией поверхности Ферми: 1119920-264.jpg- угол, задающий направление H относительно кристаллографич. осей, 1 - направления, для к-рых существуют открытые траектории электронов 2 - направления где все траектории - замкнутые линии NЭ - концентрация электронов проводимости, NД - дырок

Вырождение электронного газа выделяет среди всех электронов металла электроны с энергией, равной энергии Ферми, т. е. расположенные в пространстве квазиимпульсов на поверхности Ферми. T. к. при движении в магн. поле сохраняются энергия электрона и проекция его квазиимпульса на Н, то под действием силы Лоренца электроны движутся по поверхности Ферми. Траектория электрона на поверхности Ферми - кривая, расположенная на плоскости, перпендикулярной Н. В зависимости от топологии поверхности Ферми траектория может быть замкнутой, а может уходить в бесконечность (рис. 3). Траектория электрона в реальном пространстве (в плоскости, перпендикулярной Н)подобна его траектории на поверхности Ферми. Поэтому зависимость поперечных (относительно H) компонент тензора 1119920-265.jpg определяется топологией поверхности Ферми. Эта зависимость, естественно, проявляется тем четче, чем больше H отличается от Н0, т. е. чем больше времени до столкновения электрон движется по определ. траектории (при 1119920-266.jpg он вовсе не успевает "выписать" траекторию и его движение между столкновениями можно считать прямолинейным). Если поверхность Ферми замкнута, то траектории всех электронов тоже замкнуты. При 1119920-267.jpg перемещение электронов в плоскости, перпендикулярной H, осуществляется за счет столкновений, в результате которых электрон "перепрыгивает" с орбиты на орбиту; его поперечная проводимость при этом 1119920-268.jpg . Если поверхность Ферми открытая, то характер траектории зависит от направления H; есть направления, при к-рых траектория открыта, а перемещение электрона вдоль них, как и при Н=0, ограничено длиной свободного пробега (проводимость в этом направлении 1119920-270.jpg ). Это - причина резкой анизотропии сопротивления у металлов с открытыми поверхностями Ферми.

1119920-269.jpg

Рис. 3. Примеры траекторий электронов в пространстве квазиимпульсов: а- на замкнутой поверхности Ферми траектории при любом направлении Н замкнуты; б - на открытой поверхности Ферми при одних направлениях Н они замкнуты, при других - открыты.

Различие в поведении скомпенсированных (концентрации электронов проводимости N3 и дырок NД равны) и нескомпенсированных 1119920-271.jpg металлов объясняется разл. ролью холловских компонент тензора проводимости 1119920-272.jpg. Рассмотрим для примера модельный (воображаемый) металл с двумя группами носителей: электроны и дырки заполняют сферич. поверхности Ферми. Связь между 1119920-273.jpg задаётся в этой модели уравнениями:

1119920-274.jpg

где 1119920-275.jpg (е > 0, 1119920-276.jpg > 0; знак эффективной массы дырки учтён в ур-нии для 1119920-277.jpg). Из ур-ний (7) можно определить компоненты тензора электропроводности металла (ось 1119920-278.jpg):

1119920-279.jpg

С ростом Н все поперечные компоненты1119920-280.jpg . Однако асимптотика поперечных компонент тензора 1119920-281.jpg зависит от соотношения между диссипативными ( sxx,1119920-282.jpg ) и холловскими 1119920-283.jpg компонентами. Действительно,

1119920-284.jpg

При одном сорте носителей зависимость 1119920-285.jpg от H полностью компенсируется холловским множителем1119920-286.jpg1119920-287.jpg и 1119920-288.jpg. При этом коэф. Холла

1119920-289.jpg

Причина независимости сопротивления от Н 1119920-290.jpg и универсального характера ф-лы (9) - в отсутствие дисперсии носителей заряда. Учет неполного вырождения носителей и зависимости t от энергии приводит к отличию R от (9) и 1119920-291.jpg от r.

1119920-292.jpg

Рис. 4. Зависимость 1119920-293.jpg монокристалла Au от угла1119920-294.jpg, задающего направление H, при Т = 4,2К. 1119920-295.jpg=1650, H0=1,5 кЭ, Н = 23,5 кЭ.

В случае двух сортов носителей, согласно (8), при больших полях (1119920-296.jpg 1, 1119920-297.jpg1):

1119920-298.jpg

и

1119920-299.jpg

Постоянная Холла 1119920-300.jpg ; при1119920-301.jpg в сильных полях:

1119920-302.jpg

Ф-ла (12), зависимость от Н и оценка порядка величины в ф-ле (11), полученные для простой модели, сохраняются для металлов с замкнутыми поверхностями Ферми произвольной формы. Кроме того, результаты не зависят от характера диссипативных процессов.

1119920-303.jpg

Рис. 5. Зависимость магнетосопротивления монокристалла Sn от угла j, задающего Н, при Т = 4,2К,1119920-304.jpg= 10,4, Н = 23,5 кЭ; ток течёт вдоль оси [001], поле вращается в плоскости (001).

У большинства металлов поверхности Ферми сложны (имеют открытые и замкнутые полости), разные группы электронов имеют разные l. Это усложняет зависимость от Н в полях и даёт возможность использовать гальваномагнитные явления как метод исследования электронного спектра и процессов рассеяния. Эффекты, обусловленные формой траекторий электронов, практически не проявляются в продольном сопротивлении; для всех металлов, как правило, 1119920-305.jpg , даже при 1119920-306.jpg

1119920-307.jpg

Рис. 6. Контуры открытой поверхности Ферми Sn, восстановленные по набору кривых, подобных рис. 5.

Чувствительность характеристик гальваномагнитных явлений при 1119920-308.jpg к структуре электронного спектра позволила использовать эксперим. зависимости поперечного сопротивления металлич. монокристаллов от величины и направления H (рис. 4, 5) для определения их поверхностей Ферми. При этом оказалось, что большинство металлов имеет открытые поверхности Ферми (Au, Ag, Cu, Sn, Pb; рис. 6), a Na, К, Rb, Al, In, а также полуметаллы (Bi, Sb) - замкнутые. Одновременно выяснилось, что Капицы закон - следствие усреднения 1119920-309.jpg (Н)по кристаллитам для металлов с открытыми поверхностями Ферми и переходная область от 1119920-310.jpg к 1119920-311.jpg для металлов с замкнутыми поверхностями Ферми.

В гальваномагнитных явлениях важную роль играет рассеяние электронов поверхностью образца: если траектория электронов замкнута, то поперечная проводимость осуществляется путём столкновений. Поэтому поверхностное рассеяние приводит к увеличению проводимости в приповерхностном слое, что находит отражение в зависимости 1119920-312.jpg от Н для образцов конечных размеров (статический скин-эффект, см. также Размерные эффекты).

Квантовые эффекты в гальваномагнитных явлениях

В сильных (квантующих) магнитных полях проявляет себя квантование энергии электронов, движущихся по замкнутым орбитам (см. выше). В металлах и вырожденных полупроводниках наблюдаются осцилляции магнетосопротивления в зависимости от поля Н (Шубникова - де Гааза эффект). Так же как и де Гааза - ван Альфена эффект, он обусловлен осцилляциями в зависимости от 1/H плотности состояний электронов на границе Ферми (см. Квантовые осцилля-ии в магнитном поле). Для типичных металлов осцилляционная зависимость обычно имеет малую амплитуду и "накладывается" на плавную "классическую", существенно не деформируя последнюю (рис. 7).

1119920-313.jpg

Рис. 7. Осцилляции Шубникова - де Гааза малой амплитуды на фоне слабого монотонного роста магнетосопротивления монокристалла Со при Т=4,2 К.


Изменение (по сравнению с классическими) зависимостей 1119920-314.jpg и 1119920-315.jpg от Н может быть обязано также магнитному пробою (туннельному проникновению электронов с одной траектории на другую при определённых направлениях Н). В частности, магнитный пробой может быть источником осцилляции 1119920-316.jpg большой амплитуды (рис. 8).

Своеобразные квантовые эффекты, обусловленные интерференцией электронных волн, прошедших разные пути, приводят к аномальному магнетосопротивлению, проявляющемуся в слабых магн. полях. Аномальное магнетосопротивление подавляется неупругим рассеянием, рассеянием с переворотом спина и др.

1119920-317.jpg

Рис. 8. Магнетопробойные осцилляции в монокристалле Be при Т = 2 К.


Ферро- и антиферромагн. металлы обладают аномальными гальваномагн. свойствами в полях 1119920-318.jpg (см. Ферромагнетизм, Антиферромагнетизм). При 1119920-319.jpg их поведение такое, как и поведение других металлов. Гальваномагнитные явления. в сплавах и интерметаллических соединениях не отличаются существенно от гальваномагнитных явлений в простых металлах.

Полуметаллы в гальваномагнитных явлениях

Гальваномагнитные явления - один из осн. источников сведений об электронной энергетич. структуре полуметаллов. Гальваномагнитные явления в полуметаллах осложнены влиянием магн. поля на число носителей в зонах, на положение краёв зон и т.п. Квантовые осцилляции в полуметаллах выражены значительно резче, т. к. расстояние между уровнями при не слишком больших полях достигает значений порядка энергии Ферми полуметалла. Из-за этого, в частности из-за энергетического перекрытия зон, в квантующих полях полностью "разрушается" плавная зависимость 1119920-321.jpg от H, обязанная классич. движению электронов в магнитном поле (рис. 9).

1119920-320.jpg

Рис. 9. Осцилляции Шубникова - де Гааза в монокристалле Bi при Г=1,5 К.

Характеристики гальваномагнитных явлений в полупроводниках при некоторых механизмах рассеяния


Механизм рассеяния

Неквантующее магнитное поле

Квантовый предел

1119920-323.jpg

1119920-324.jpg

1119920-325.jpg

1119920-326.jpg

1119920-327.jpg (H, T)

1119920-328.jpg (H, T)

невырожденный полупроводник

вырожденный полупроводник

невырожденный полупроводник

вырожденный полупроводник

Ионизированные примеси

1,5

1,93

2,15

0,706

H0T3/2

H3

H0T3/2

Н3Т

Акустические фононы (деформационное взаимодействие)

-0,5

1, 18

0,38

0,116

H2T-1/2

H5T

HT1/2

H2T

Акустические фононы (пьезоэлектрическое взаимодействие)

0,5

1,10

0,89

0,116

HT-1/2

Н4Т

H0T1/2

HT

Полупроводники в гальваномагнитных явлениях

Гальваномагнитные явления в полупроводниках обладают рядом особенностей, обусловленных прежде всего малой концентрацией носителей заряда. Электронно-дырочный газ полупроводников при T~300 K невырожден, и характеристики гальваномагнитных явлений существенно зависят от механизма рассеяния носителей (табл.). Выяснение роли разл. механизмов рассеяния - одна из осн. задач исследования гальваномагнитных явлений в полупроводниках. Эффективные массы носителей в полупроводниках 1119920-322.jpg, как правило, меньше массы свободного электрона m0 (в металле ~m0), благодаря чему значение H0 и Нкв для полупроводников меньше, чем для металлов. Для ряда полупроводников Н0~(0,1-1)*104Э, а условие Н>НКВ может быть достигнуто при T~10K. На гальваномагнитных явлениях в полупроводниках существ. влияние оказывает наличие неск. сортов носителей. Вклад разл. групп носителей в магнетосопротивление не аддитивен (в отличие от вклада в электропроводность). У полупроводников, имеющих один сорт носителей (для определённости - электронов с изотропным квадратичным законом дисперсии), при 1119920-329.jpg постоянная Холла равна:

1119920-330.jpg

где 1119920-331.jpg - холл-фактор, величина к-рого определяется зависимостью времени t релаксации носителей от энергии 1119920-332.jpg(табл.). Для характеристики эффекта Холла часто используют т. н. холловскую подвижность 1119920-333.jpg , где 1119920-334.jpg- электропроводность при H=0. С дрейфовой подвижностью 1119920-335.jpg она связана соотношением1119920-336.jpg (на опыте обычно измеряется именно 1119920-337.jpg, а по ней судят о величине 1119920-338.jpg). Поперечное магнетосопротивление определяется выражением (1119920-339.jpg, где 1119920-340.jpg зависит от механизма рассеяния (табл.).

При 1119920-341.jpg , как и в металлах, 1119920-342.jpg и не зависит от механизма рассеяния. Это обстоятельство используется для определения концентрации носителей 1119920-343.jpg. Для поперечного магнетосопротивления теория предсказывает насыщение: 1119920-344.jpg, где 1119920-345.jpg не зависит от H (табл.). Однако на опыте насыщения часто не наблюдается. Причины этого - в искривлении линий тока в магн. поле; искривление обусловлено наличием в образце неоднородностей, а также конечными размерами образца. Наиб. ярко явление выражено в полупроводниках с большой подвижностью носителей. Магнетосопротивление очень чувствительно к анизотропии энергетич. спектра носителей. Так 1119920-346.jpg (отсутствующее в случае изотропного спектра) определяется гофрировкой изоэнергетич. поверхностей в импульсном пространстве (напр., в p-Ge и р-Si).

Если полупроводник имеет и электроны и дырки с подвижностями 1119920-347.jpg , то при 1119920-348.jpg, согласно (7) и (8):

1119920-349.jpg

откуда R =0 при (NЭ/NД) -1119920-350.jpg , а не при N3 =NД ( mД/mЭ, как правило, мало).

При 1119920-351.jpg величина R зависит от соотношения между (Н/Н0)2 и 1119920-352.jpg. Если1119920-353.jpg1119920-354.jpg, то 1119920-355.jpg [см. (12)]. Если1119920-356.jpg1119920-357.jpg, то

1119920-358.jpg

Измерения температурных зависимостей постоянной Холла и магнетосопротивления при 1119920-359.jpg и 1119920-360.jpg дают информацию об отношении концентраций носителей и их подвижностей при разл. температурах.

В Ge, Si и InSb р-типа есть 2 сорта дырок, и следует учесть, что в области собств. проводимости имеется 3 типа носителей, а в области примесной проводимости - 2. В последнем случае осн. вклад в электропроводность при H=0 дают тяжёлые дырки, несмотря на то, что их 1119920-361.jpg больше. Времена релаксации обеих групп дырок практически равны; отношение их концентраций пропорционально отношению плотностей состояний, т. е. 1119920-362.jpg , а отношение подвижностей - 1119920-363.jpg. В итоге отношение вкладов в электропроводность порядка 1119920-364.jpg. Вклад же в R при 1119920-365.jpg определяется отношением 1119920-366.jpg1119920-367.jpg . T. о., постоянную Холла в слабых полях определяют лёгкие дырки, несмотря на то, что концентрация их меньше.

В полупроводниках относительно слабые электрич. поля вызывают неравномерность распределения носителей по энергиям - возникают "горячие" носители заряда, наблюдается нарушение закона Ома (1). Сила Лоренца отклоняет носители от направления дрейфа в электрич. поле. В итоге передача энергии от электрич. поля носителям уменьшается - магн. поле "охлаждает" носители. Соответственно возникают дополнит. изменения кинетич. коэффициентов. Наиб. ярко это проявляется в многодолинных полупроводниках, где под действием электрич. поля E существенно изменяются заселённости долин. Поэтому и R и 1119920-368.jpg в многодолинных полупроводниках существенно зависят от Е. Магн. поле изменяет неравновесную заселённость долин. В итоге оказывается, что в электрич. поле возникает нечётная по H часть магнетосопротивления. Эта часть 1119920-369.jpg в достаточно сильном электрич. поле может быть больше чётной, так что при соответствующих направлениях H 1119920-370.jpgстановится отрицательным (наблюдалось в n-Ge и n-Si). Изучение гальваномагнитных явлений в такой ситуации - метод исследования характеристик горячих носителей (см. Горячие электроны).

В квантующих магн. полях в вырожденных полупроводниках, как и в металлах, возникают осцилляции продольного и поперечного магнетосопротивления. Амплитуда осцилляционных пиков зависит от температуры носителей; измерения этих величин использовались для изучения зависимости температуры электронов от приложенного электрич. поля, причём по кинетике этого процесса удаётся оценить время релаксации энергии электронов. В сильных магн. полях, когда заполнено мало уровней, осцилляции выражены гораздо ярче, чем в типичных металлах. В случае невырожденных носителей зависимости 1119920-371.jpg и 1119920-372.jpg от H и T характеризуются степенными функциями, причём показатели степени зависят от механизма рассеяния (табл.). Постоянная Холла при 1119920-373.jpg не зависит от механизма рассеяния и определяется тем же выражением, что и в классич. области.

Осцилляции поперечного и продольного магнето-сопротивления, а также постоянной Холла (со значительно меньшей амплитудой при не слишком низкой температуре) наблюдаются в нек-рых полупроводниках (GaSb, HgTe) за счёт магнитофононного резонанса и его аналогов.

Сильное магн. поле влияет не только на энергетич. спектр электронов в зоне проводимости, но и на примесные состояния: волновая функция примесного состояния "сжимается" в плоскости, перпендикулярной H. В результате энергия ионизации примесного атома возрастает, что, в свою очередь, приводит к уменьшению концентрации носителей в зоне проводимости (мат. "вымораживание" носителей). В большинстве случаев, однако, волновые функции примесных атомов перекрываются с образованием примесной зоны. В такой ситуации осн. роль в электропроводности играют "прыжки" носителей по примесям без активации в зону проводимости (прыжковая проводимость). Деформация волновых функций примесей в магн. поле, приводящая к уменьшению их перекрытия, существенно влияет на электросопротивление. Характерной особенностью прыжкового механизма является гигантское положит. магнетосопротивление, зависящее от H по закону expF(H). Вид функции F(H)определяется соотношением между H и нек-рым характерным значением 1119920-374.jpg , где аВ- эфф. боровский радиус примесного состояния. При 1119920-375.jpg ; при1119920-376.jpg 1119920-377.jpg Экспоненциальная зависимость магнетосопротивления от H измерялась экспериментально (в n=InAs сопротивление увеличивалось в 105 раз при изменении Н от 2,8*104 до 14*104 T). Наблюдение гигантского магнетосопротивления - один из способов идентификации механизма прыжковой проводимости в полупроводниках.

к библиотеке   к оглавлению   FAQ по эфирной физике   ТОЭЭ   ТЭЦ   ТПОИ   ТИ  

(время поиска примерно 20 секунд)

Знаете ли Вы, что, как и всякая идолопоклонническая религия, релятивизм ложен в своей основе. Он противоречит фактам. Среди них такие:

1. Электромагнитная волна (в религиозной терминологии релятивизма - "свет") имеет строго постоянную скорость 300 тыс.км/с, абсурдно не отсчитываемую ни от чего. Реально ЭМ-волны имеют разную скорость в веществе (например, ~200 тыс км/с в стекле и ~3 млн. км/с в поверхностных слоях металлов, разную скорость в эфире (см. статью "Температура эфира и красные смещения"), разную скорость для разных частот (см. статью "О скорости ЭМ-волн")

2. В релятивизме "свет" есть мифическое явление само по себе, а не физическая волна, являющаяся волнением определенной физической среды. Релятивистский "свет" - это волнение ничего в ничем. У него нет среды-носителя колебаний.

3. В релятивизме возможны манипуляции со временем (замедление), поэтому там нарушаются основополагающие для любой науки принцип причинности и принцип строгой логичности. В релятивизме при скорости света время останавливается (поэтому в нем абсурдно говорить о частоте фотона). В релятивизме возможны такие насилия над разумом, как утверждение о взаимном превышении возраста близнецов, движущихся с субсветовой скоростью, и прочие издевательства над логикой, присущие любой религии.

4. В гравитационном релятивизме (ОТО) вопреки наблюдаемым фактам утверждается об угловом отклонении ЭМ-волн в пустом пространстве под действием гравитации. Однако астрономам известно, что свет от затменных двойных звезд не подвержен такому отклонению, а те "подтверждающие теорию Эйнштейна факты", которые якобы наблюдались А. Эддингтоном в 1919 году в отношении Солнца, являются фальсификацией. Подробнее читайте в FAQ по эфирной физике.

НОВОСТИ ФОРУМАФорум Рыцари теории эфира
Рыцари теории эфира
 13.06.2019 - 05:11: ЭКОЛОГИЯ - Ecology -> ПРОБЛЕМА ГЛОБАЛЬНОЙ ГИБЕЛИ ПЧЁЛ И ДРУГИХ ОПЫЛИТЕЛЕЙ РАСТЕНИЙ - Карим_Хайдаров.
12.06.2019 - 09:05: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> Проблема государственного терроризма - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 18:05: ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ФИЗИКА - Experimental Physics -> Эксперименты Сёрла и его последователей с магнитами - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 18:03: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Андрея Маклакова - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 13:23: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Вячеслава Осиевского - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 13:18: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Светланы Вислобоковой - Карим_Хайдаров.
11.06.2019 - 06:28: АСТРОФИЗИКА - Astrophysics -> К 110 летию Тунгуской катастрофы - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 21:23: ВОСПИТАНИЕ, ПРОСВЕЩЕНИЕ, ОБРАЗОВАНИЕ - Upbringing, Inlightening, Education -> Просвещение от Владимира Васильевича Квачкова - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 19:27: СОВЕСТЬ - Conscience -> Высший разум - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 19:24: ВОЙНА, ПОЛИТИКА И НАУКА - War, Politics and Science -> ЗА НАМИ БЛЮДЯТ - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 19:14: СОВЕСТЬ - Conscience -> РУССКИЙ МИР - Карим_Хайдаров.
10.06.2019 - 08:40: ЭКОНОМИКА И ФИНАНСЫ - Economy and Finances -> КОЛЛАПС МИРОВОЙ ФИНАНСОВОЙ СИСТЕМЫ - Карим_Хайдаров.
Bourabai Research Institution home page

Боровское исследовательское учреждение - Bourabai Research Bourabai Research Institution