В.Кинетические Свойства

§ 6. Кинетическое уравнение

Носители заряда в металле или полупроводнике могут подвергаться действию внешних полей и градиентов температуры. Они также испытывают рассеяние на примесях, колебаниях решетки и т. д. Эти эффекты должны быть сбалансированы — нас интересуют такие ситуации, в которых электрон ускоряется полем, но при рассеянии теряет избыточные энергию и импульс. В этой главе мы рассмотрим “обычные” кинетические свойства, наблюдаемые при наложении постоянных полей.

Общий метод решения этой задачи основан на кинетическом уравнении, или уравнении Болъцмана. Мы рассматриваем функцию f k (r) — локальную концентрацию носителей заряда в состоянии k в окрестности точки r. Строго говоря, эту величину можно определить только в терминах мелкозернистых распределений, средних по ансамблю, матриц плотности и т. д. Имеется обширная литература по этому вопросу, но она относится скорее к формальному аппарату квантовой статистической механики, чем к теории твердого тела.

Посмотрим теперь, какими способами функция f k (r) может изменяться во времени. Возможны процессы трех типов:

1. Носители заряда приходят в область пространства вблизи точки r и уходят из нее. Пусть v k — скорость носителя в состоянии k. Тогда в течение интервала времени t носители заряда в этом состоянии пройдут путь t v k . Следовательно, на основании теоремы Лиувилля об инвариантности фазового объема системы число носителей в окрестности точки r в момент времени t равно числу их в окрестности точки r – t v k в момент времени 0:

f k (r, t ) = f k (r – t v k , 0). (35)

Это означает, что скорость изменения функции распределения из-за диффузии есть

f k / t ] diff = – v k × f k / r = – v k × Ñ f k . (36)

2. Внешние поля вызывают изменение волнового вектора k каждого носителя, согласно равенству

(37)

Величину можно рассматривать как “скорость” носителя заряда в k-пространстве, так что по аналогии с равенством (35) имеем

(38)

следовательно, под действием полей функция распределения меняется со скоростью

(39)

(мы использовали здесь обозначение f k / k для градиента в k-пространстве — оператора Ñ k ).

3. Влияние процессов рассеяния оказывается более сложным. Мы ограничимся здесь в основном упругим рассеянием. При этом функция f k меняется со скоростью

f k / t ] scatt = ∫{ f k' (1 – f k ) – f k (l – f k' )}Q(k, k') dk'. (40)

Процесс рассеяния из состояния k в состояние k' приводит к уменьшению f k . Вероятность этого процесса зависит от величины f k — числа носителей в состоянии k, и от разности (1 – f k' ) — числа свободных мест в конечном состоянии. Имеется также обратный процесс, переход из k' в k, который ведет к увеличению функции f k ; он пропорционален величине f k' (1 – f k ). Очевидно, надо просуммировать по всевозможным состояниям k'. Для каждой пары значений k и k' существует, однако, “собственная” вероятность перехода Q (k, k'), равная скорости перехода в случае, когда состояние k полностью заполнено, а состояние k' вакантно. Согласно принципу микроскопической обратимости, та же функция дает и скорость перехода из k' в k, поэтому под интегралом появляется общий множитель.

Кинетическое уравнение выражает следующее: для любой точки r и для любого значения k полная скорость изменения функции f k (r) равна нулю, т. е.

f k / t ] scatt + f k / t ] field + f k / t ] diff = 0. (41)

Отметим, что здесь рассматривается стационарное, но не обязательно равновесное состояние. Для последнего функция распределения обозначается через f 0 k , оно осуществляется только в отсутствие полей и градиентов температуры.

Допустим, однако, что рассматриваемое стационарное распределение не слишком сильно отличается от равновесного.
Положим

g k = f k – f 0 k . (42)


где

f 0 k = 1/{exp[( E k – z )/kT] + 1} (43)

Здесь нужно проявить некоторую осторожность. Именно, как определить функцию f 0 k в случае, когда температура зависит от координат? Будем считать, что в каждой точке можно корректно определить локальную температуру T(r) , и положим

gk(r)=f k (r) – f 0 k {3T(r)}. (44)

Если введение локальной температуры вызывает затруднения, можно потребовать, чтобы окончательное решение удовлетворяло какому-либо дополнительному условию, например

ò g k (r)dk = 0. (45)

Подставляя выражение (42) в кинетическое уравнение (41) и используя равенства (7.2) и (7.5), получаем

– v k × f k / r – e /ħ(E + 1/c[v k ´ H]) × f k / k = – f k / t] scatt , (46)

или


– v k × f k / T Ñ T – e /ħ(E + 1/c[v k ´ H]) × f 0 k / k = – f k / t] scatt + v k × g k / r + e /ħ(E + 1/c[v k ´ H]) × g k / k. (47)

С помощью формулы (43) это уравнение можно переписать в виде

( f 0 / E )v k × {( E (k) – z ) / T × Ñ T + e (E – 1/e × Ñ z )} = – f k / t] scatt + v k × g k / r + e /ħc[v k ´ H] × g k / k. (48)

Это — линеаризованное уравнение Больцмана. В нем опущен член (E × g k / k) порядка E 2 , соответствующий отклонениям от закона Ома. Отброшен также член v k [v k ´ H], тождественно равный нулю; в левую часть уравнения магнитное поле явно не входит.

Подставляя выражение (40) в уравнение (48), можно убедиться, что мы получили линейное интегро-дифференциальное уравнение относительно “добавки” g k (r) к функции распределения. Функция g k (r) определяется интенсивностью электрического поля и величиной градиента температуры, входящими
в неоднородный член в левой части. Далее в этой главе мы будем отыскивать решения кинетического уравнения для различных случаев в порядке увеличения сложности.

§ 7. Электропроводность

Пусть на систему наложено только электрическое поле E, и в “бесконечной” среде поддерживается постоянная температура. С учетом выражения (40) получаем

(– f 0 / E )v k × eE = – ( f 0 / t)] scatt = ò (f k – f k ¢ )Q(k,k ¢ )dk ¢ = ò (g k – g k ¢ )Q(k,k ¢ )dk ¢ (49)

Это есть простое интегральное уравнение для неизвестной функции g k .

Вместо того чтобы, непосредственно решать его, сделаем феноменологическое предположение:

– f k / t] scatt = g k / t (50)

Тем самым мы вводим время релаксации t . При выключении поля любое отклонение g k от равновесного распределения будет затухать по закону

– g k / t = g k / t , (51)

или

g k (t) = g k (0)e – t / t . (52)

Подставляя определение (50) в уравнение (49), находим

g k = (– f 0 / E ) t v k × eE (53)

Чтобы найти электропроводность, вычислим соответствующую плотность тока

(54)

Здесь при переходе от первой строки ко второй принято во внимание, что

ò f 0 k ev k (r)dk º 0,

использованы также формулы для преобразования объемного интеграла в k-пространстве в интеграл по изоэнергетическим поверхностям и по энергии.

В металле функция (– f 0 / E ) ведет себя как d -функция от ( E – z ), поэтому остается только проинтегрировать по поверхности Ферми. Таким образом,

(55)

Сравним это выражение с обычной макроскопической формулой

J = s × E, (56)


где s – тензор. Получим

(57)

Обычно имеют дело с кристаллами кубической симметрии,при этом тензор электропроводности сводится к скаляру, помноженному на единичный тензор. В случае, когда оба вектора E и J направлены по оси х, подынтегральное выражение в (55) есть

(v k v k × E) = v 2 x E, (58)


что дает 1/3 вклада от квадрата скорости, v 2 E . Поэтому

(59)

 

где мы ввели длину свободного пробега

L = t v. (60)

Это есть основная формула для электропроводности.

Интересно посмотреть (фиг. 97), как выглядит функция распределения f k , заданная выражением (7.8). Как видно из равенства (53), функция g k велика только вблизи поверхности Ферми.

Фиг.97. а – смещенная поверхность Ферми; б – смещенное распределение Ферми.

 

 

Небольшая добавка появляется с той стороны, где v k × eE>0, т. е. там, где электроны ускоряются полем. Та же величина вычитается с противоположной стороны.

Фактически по теореме Тейлора можно написать

(61)

Это выглядит так, как будто вся сфера Ферми сдвинулась в k-пpoстранстве на величину (e t /ħ)E. Это несколько неверная интерпретация. В действительности поле не действует на состояния вблизи дна зоны, в глубине сферы Ферми. Из-за принципа Паули поле не может придать ускорения электронам в таких состояниях; по этой же причине они не рассеиваются примесью.

Отметим, однако, что электропроводность не зависит от температуры (если не считать возможной температурной зависимости t ). Эта же формула справедлива при T = 0, когда распределение Ферми имеет совершенно четкую границу. Можно сказать, что электропроводность выражается через смещение жесткой поверхности Ферми.

Заметим также, что выражение (61) можно представить в виде

f k = f 0 ( E k + e t v k E), (62)

как будто к энергии электрона в состоянии k добавилась величина

d E k = e t v k E. (63)

Это в точности соответствует классической ситуации, которая имела бы место, если бы электрон со скоростью v k двигался в поле E в течение интервала времени t . Это замечание лежит в основе кинетического метода решения подобных задач. Добавочная энергия, приобретаемая в промежутках между столкновениями с примесями, соответствует наличию дрейфовой скорости d v в направлении поля; именно

d v( E / v) = evE t , (64)


или для классической частицы массы m

d v( E / v) = evE t / mv. (65)

Пусть концентрация частиц есть n, тогда полная плотность тока равна

J = ne d v, (66)

и, сравнивая формулы (65), (66) и (56), находим

s = ne 2 t /m. (7.33)

Легко показать, что в случае свободного электронного газа формулы (67) и (59) эквивалентны; в металле последняя формула принципиально значительно лучше. Она показывает, что электропроводность зависит только от свойств электронов на уровне Ферми, а не от полной концентрации их. Большую электропроводность металлов следует объяснять скорее наличием небольшой группы очень быстрых электронов на вершине распределения Ферми, а не высоким значением полной концентрации свободных электронов, которым можно придать небольшую дрейфовую скорость.

Основная формула (59) показывает также, что происходит, когда площадь свободной поверхности Ферми уменьшается в результате взаимодействия с границами зоны, и учитывает влияние решетки, ограничивающее эффективную скорость электронов на поверхности Ферми. Такие эффекты действительно можно наблюдать в металлах типа Bi.

С другой стороны, формула кинетической теории (67) удобна для полупроводников. При этом под п следует понимать концентрацию свободных носителей заряда. Обычно пишут

s = n|е| m (68)


где

m = |e| t /m (69)

есть подвижность носителей. В более общем случае считают, что электроны и дырки вносят независимые вклады в полный ток и определяют их подвижности равенством

s = n h |е| m h + n e |е| m e . (70)

Нетрудно вывести формулу (68), скажем, из (54), принимая в качестве f° классическую функцию распределения. При этом мы допускаем, что время релаксации t может зависеть от энергии; в формулу (69) надо подставить его среднее значение

(71)

где N( E ) есть плотность состояний в рассматриваемой зоне. Таким образом,

m e = |e| t e /m e (7.38)

где т е — эффективная масса электронов. Аналогичная формула справедлива и для дырок. Из этих формул видно, что подвижность может зависеть от температуры. С ростом T распределение размазывается и среднее время релаксации изменяется. В случае металла то обстоятельство, что т зависит от энергии, не играет большой роли, ибо существенно только значение t ( E F ) .

Сайт управляется системой uCoz