Глава 11

РАСПРОСТРАНЕНИЕ В КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ РЕШЕТКЕ



§ 1. Состояния электрона в одномерной решетке

§ 2. Состояния определенной энергии

§ 3. Состояния, зависящие от времени

§ 4. Электрон в трехмерной решетке

§ 5. Другие состояния в решетке

§ 6. Рассеяние на нерегулярностях решетки

§ 7. Захват нерегулярностями решетки

§ 8. Амплитуды рассеяния и связанные состояния



§ 1. Состояния электрона в одномерной решетке

На первый взгляд вам может показаться, что обладающий небольшой энергией электрон с превеликим трудом протискивается через твердый кристалл. Атомы в нем уложены так, что их центры отстоят один от другого лишь на несколько ангстрем, а эффективный диаметр атома при рассеянии электронов составляет примерно 1Е или около этого. Иначе говоря, атомы, если их сравнивать с промежутками между ними, очень велики, так что можно ожидать, что средний свободный пробег между столкновениями будет порядка нескольких анг­стрем, а это практически равно нулю. Следует ожидать, что электрон почти тотчас же влетит в тот или иной атом. Тем не менее перед нами самое обычное явление природы: когда решетка идеальна, электрону ничего не стоит плавно пронестись сквозь кристалл, почти как сквозь вакуум. Странный этот факт — причина того, что металлы так легко проводят электричество; кроме того, он позволил изобрести множество весьма полезных устройств. Например, благо­даря ему транзистор способен имитировать радиолампу. В радиолампе электроны движутся свободно через вакуум, в транзисторе они тоже движутся свободно, но только через кристал­лическую решетку. Механизм того, что проис­ходит в транзисторе, будет описан в этой главе; следующая глава посвящена применениям этих принципов в различных практических уст­ройствах.

Проводимость электронов в кристалле — один из примеров очень общего явления. Через кристаллы могут странствовать не только электроны, но и другие «объекты». Так, атомные возбуждения тоже могут путешествовать аналогичным способом. Явление, о котором мы сейчас будем говорить, то и дело возникает при изучении физики твердого состояния.

Мы уже неоднократно разбирали примеры систем с двумя состояниями. Представим себе на этот раз электрон, который может находиться в одном из двух положений, причем в каждом из них он оказывается в одинаковом окружении. Предположим также, что имеется определенная амплитуда перехода электрона из одного положения в другое и, естественно, такая же ампли­туда перехода обратно, в точности, как в гл. 8, § 1 (вып. 8) для молекулярного иона водорода. Тогда законы квантовой механики приводят к следующим результатам. У электрона возникнет два возможных состояния с определенной энергией, причем каждое состояние может быть описано амплитудой того, что электрон пребывает в одном из двух базисных положений. В каждом из состояний определенной энергии величины этих двух амплитуд постоянны во времени, а фазы меняются во вре­мени с одинаковой частотой. С другой стороны, если электрон сперва был в одном положении, то со временем он перейдет в другое, а еще позже вернется в первое положение. Изменения амплитуды похожи на движение двух связанных маятников.

Рассмотрим теперь идеальную кристаллическую решетку и вообразим, что в ней электрон может расположиться в неко­торой «ямке» возле определенного атома, имея определенную энергию. Допустим также, что у электрона имеется некоторая амплитуда того, что он перескочит в другую ямку, которая на­ходится неподалеку, возле другого атома. Это чем-то напоминает систему с двумя состояниями, но с добавочными осложнениями. После того как электрон достигает соседнего атома, он может перейти в совершенно новое место или вернуться в исходную позицию. Все это похоже не столько на пару связанных маят­ников, сколько на бесконечное множество маятников, связанных между собой. Это чем-то напоминает одну из тех машин (со­ставленных из длинного ряда стержней, прикрепленных к за­крученной проволоке), с помощью которых на первом курсе демонстрировалось распространение волн.

Если у вас имеется гармонический осциллятор, связанный с другим гармоническим осциллятором, который в свою оче­редь связан со следующим осциллятором, который и т.д..., и если вы создадите в одном месте какую-то нерегулярность, то она начнет распространяться, как волна по проволоке. То же самое возникает и в том случае, если вы поместите электрон возле одного из атомов в длинной их цепочке.

Как правило, задачи по механике легче всего решать на языке установившихся волн; это проще, чем анализировать послед­ствия отдельного толчка. Тогда появляется какая-то картина смещений, которая распространяется по кристаллу, как волна с заданной, фиксированной частотой. То же самое происходит с электроном, и по той же причине, потому что электрон описывается в квантовой механике похожими уравнениями.

Но нужно помнить одну вещь: амплитуда для электрона быть в данном месте это амплитуда, а не вероятность. Если бы электрон просто просачивался из одного места в другое, как вода через дырочку, то его поведение было бы совсем иным. Если бы, скажем, мы соединили два бачка с водой тоненькой трубоч­кой, по которой вода из одного бачка по капле перетекала в другой, то уровни воды выравнивались бы по экспоненте. С электроном же происходит просачивание амплитуды, а не монотонное переливание вероятностей. А одно из свойств мнимого члена (множителя i в дифференциальных уравнениях квантовой механики) — что он меняет экспоненциальное реше­ние на колебательное. И то, что после этого происходит, ничуть не походит на то, как вода перетекает из одного бачка в другой.

Теперь мы хотим квантовомеханический случай проанали­зировать количественно. Пусть имеется одномерная система, состоящая из длинной цепи атомов (фиг. 11.1,а).



Фиг. 11.1. Базисные состояния электрона в одномерной решетке.

(Кристалл, конечно, трехмерен, но физика в обоих случаях очень близка; если вы разберетесь в одномерном случае, то сможете разоб­раться и в том, что бывает в трех измерениях.) Мы хотим знать, что случится, если в эту линию атомов поместить отдельный электрон. Конечно, в реальном кристалле таких электронов мириады. Но большинство их (в непроводящем кристалле почти все) занимает в общей картине движения свое место, каждый вертится вокруг своего атома, и все оказывается совершенно установившимся. А мы хотим рассуждать о том, что будет, если внутрь поместить лишний электрон. Мы не будем думать о том, что делают прочие электроны, потому что будем считать, что на то, чтобы изменить их энергию, потребуется очень много энергии возбуждения. Мы собираемся добавить электрон и соз­дать как бы новый слабо связанный отрицательный ион. Следя за тем, что поделывает этот лишний электрон, мы делаем при­ближение, пренебрегая при этом внутренним механизмом атомов.

Ясно, что этот электрон сможет перейти к другому атому, перенося в новое место отрицательный ион. Мы предположим, что (в точности, как и в случае электрона, «прыгавшего» от протона к протону) электрон может с какой-то амплитудой «прыгать» от атома к его соседям с любой стороны.

Как же описывать такую систему? Что считать разумными базисными состояниями? Если вы вспомните, что мы делали, когда у электрона было только две возможные позиции, вы сможете догадаться. Пусть в нашей цепочке все расстояния между атомами одинаковы, и пусть мы их пронумеруем по по­рядку, как на фиг. 11.1,а. Одно базисное состояние — когда электрон находится возле атома № 6; другое базисное состоя­ние — когда электрон находится возле № 7, или возле № 8, и т. д.; n-е базисное состояние можно описать, сказав, что элект­рон находится возле атома № п. Обозначим это базисное со­стояние |n>. Из фиг. 11.1 ясно, что подразумевается под тремя базисными состояниями:



С помощью этих наших базисных состояний можно описать любое состояние |j> нашего одномерного кристалла, задав все амплитуды <n|j> того, что состояние |j> находится в одном из базисных состояний, т. е. амплитуду того, что электрон распо­ложен близ данного частного атома. Тогда состояние |j> можно записать в виде суперпозиции базисных состояний:



Кроме того, мы хотим еще предположить, что когда электрон находится близ одного из атомов, то имеется некоторая ампли­туда того, что он просочится к тому атому, что слева, или к тому, что справа. Возьмем простейший случай, когда счи­тается, что он может просочиться только к ближайшим соседям, а к следующему соседу он сможет дойти в два приема. Примем, что амплитуды того, что электрон перепрыгнет от одного атома к соседнему, равны iA/h (за единицу времени).

Изменим на время обозначения, и амплитуду <n|j>, свя­занную с n-м атомом, обозначим через С_n. Тогда (11.1) будет иметь вид



Если бы вы знали каждую из амплитуд С_n в данный момент, то, взяв квадраты их модулей, можно было бы получить вероят­ность того, что вы увидите электрон, взглянув в этот момент на атом п.

Но что сталось бы чуть позже? По аналогии с изученными нами системами с двумя состояниями мы предлагаем составить гамильтоновы уравнения для этой системы в виде уравнений такого типа:



Первый справа коэффициент Е₀ физически означает энергию, которую имел бы электрон, если бы он не мог просачиваться от одного атома к другим. (Совершенно неважно, что мы назовем , Е₀; мы неоднократно видели, что реально это не означает ничего, кроме выбора нуля энергии.) Следующий член представляет амплитуду в единицу времени того, что электрон из (n+1)-й ямки просочится в n-ю ямку, а последний член означает ампли­туду просачивания из (n-1)-й ямки. Как обычно, А считается постоянным (не зависящим от t).

Для полного описания поведения любого состояния |j> надо для каждой из амплитуд С_n иметь по одному уравнению типа (11.3). Поскольку мы намерены рассмотреть кристалл с очень большим количеством атомов, то допустим, что состоя­ний имеется бесконечно много, атомы тянутся без конца в обе стороны. (При конечном числе атомов придется специально обращать внимание на то, что случается на концах.) А если ко­личество N наших базисных состояний бесконечно велико, то и вся система наших гамильтоновых уравнений бесконечна! Мы напишем только часть ее:



§ 2. Состояния определенной энергии

Об электроне в решетке мы теперь уже можем узнать очень многое. Для начала попробуем отыскать состояния определен­ной энергии. Как мы видели в предыдущих главах, это означает, что надо отыскать такой случай, когда все амплитуды меняются с одной частотой, если только они вообще меняются. Мы ищем решение в виде



Комплексное число а_n говорит нам о том, какова не зависящая от времени часть амплитуды того, что электроны будут об­наружены возле n-го атома. Если это пробное решение подставить для проверки в уравнения (11.4), то получим



Перед нами бесконечное число уравнений для бесконечного количества неизвестных а_n! Ситуация тяжелая!

Но мы знаем, что надо только взять детерминант... нет, по­годите! Детерминанты хороши, когда уравнений два, три или четыре. Но здесь их очень много, даже бесконечно много, и вряд ли от детерминантов будет толк. Нет, лучше попробовать решать эти уравнения прямо. Во-первых, пронумеруем положения атомов; будем считать, что n-й атом находится в х_n, а (n+1)-й— в х_n+1. Если расстояние между атомами равно b (как на фиг. 11.1), то х_n+1=х_n+b. Взяв начало координат в атоме номер нуль, можно даже получить х_n=nb. Уравнение (11.5) можно тогда переписать в виде



а уравнение (11.6) превратится в



Пользуясь тем, что x_n+1=x_n+b, это выражение можно также записать в виде



Это уравнение немного походит на дифференциальное. Оно говорит, что величина а(х) в точке х_n связана с той же физиче­ской величиной в соседних точках х_n±b. (Дифференциальное уравнение связывает значения функции в точке с ее значениями в бесконечно близких точках.) Может быть, здесь подойдут методы, которыми мы обычно пользуемся для решения диффе­ренциальных уравнений? Попробуем.

Решения линейных дифференциальных уравнений с по­стоянными коэффициентами всегда могут быть выражены через экспоненты. Попробуем и здесь то же самое; в качестве пробного решения выберем



Тогда (11.9) обратится в



Сократим на общий множитель; получим



Два последних члена равняются 2Аcoskb, так что

E=E₀-2Acoskb. (11.13)

Мы обнаружили, что при любом выборе постоянной k имеется решение, энергия которого дается этим уравнением. В зависи­мости от k получаются различные возможные энергии, и каж­дая k соответствует отдельному решению. Решений бесконечно много, но это и не удивительно, ведь мы исходим из беско­нечного числа базисных состояний.

Посмотрим, каков смысл этих решений. Для каждой k уравнение (11.10) дает свои а. Тогда амплитуды обращаются в



причем нужно помнить, что энергия Е также зависит от k в сог­ласии с уравнением (11.13). Множитель дает пространст­венную зависимость амплитуд. Амплитуды при переходе от атома к атому колеблются.

При этом имейте в виду, что колебания амплитуды в прост­ранстве комплексны, модуль ее вблизи любого атома один и тот же, а фаза (в данный момент) от атома к атому сдвигается на ikb. Чтобы можно было видеть, что происходит, поставим у каж­дого атома вертикальную черточку, равную вещественной части амплитуды (фиг. 11.2).



Фиг. 11.2. Изменение вещественной части С_n с х_n.

Огибающая этих вертикалей (по­казанная штрихованной линией) является, конечно, косинусо­идой. Мнимая часть С_n — это тоже колеблющаяся функция, но она сдвинута по фазе на 90° , так что квадрат модуля (сумма квадратов вещественной и мнимой частей) у всех С один и тот же.

Итак, выбирая k, мы получаем стационарное состояние с определенной энергией Е. И в каждом таком состоянии элект­рону одинаково вероятно оказаться около любого из атомов, никаких преимуществ у одного атома перед другим нет. От атома к атому меняется только фаза. Фазы меняются еще и со време­нем. Из (11.14) следует, что вещественная и мнимая части распространяются по кристаллу, как волны, как веществен­ная и мнимая части выражения



Волна может двигаться либо к положительным, либо к отрица­тельным х, смотря по тому, какой знак выбран для k.

Заметьте, что мы предположили, что поставленное в нашем пробном решении (11.10) число k есть число вещественное. Теперь видно, почему в бесконечной цепочке атомов так и долж­но быть. Пусть k было бы мнимым числом —ik\'. Тогда амплитуды а_n менялись бы, как , что означало бы, что амплитуда растет все выше и выше, когда х возрастает, или при k\' отрицательном, когда х становится большим отрицательным числом. Такой вид решения был бы вполне хорош, если бы цепочка атомов на чем-то кончалась, но в бесконечной цепи атомов это не может быть фи­зическим решением. Оно привело бы к бесконечным амплиту­дам и, стало быть, к бесконечным вероятностям, которые не могут отражать действительного положения вещей. Позже мы встретимся с примером, когда и у мнимых k есть смысл.

Соотношение (11.13) между энергией Е и волновым числом k изображено на фиг. 11.3.



Фиг. 11.3. Энергия стационарных состояний как функция параметра k.

Как следует из этого рисунка, энергия может меняться от Е₀-2А при k=0 до Е₀ + 2А при k=±p//b. График начерчен для положительных А, при отрица­тельных А кривую пришлось бы перевернуть, но область изменения осталась бы прежней. Существенно то, что в некоторой области, или «полосе» энергий допустимы любые значения энергии; вне полосы энергии быть не может. Из наших пред­положений следует, что если электрон в кристалле находится в стационарном состоянии, энергия его не сможет оказаться вне этой полосы.

Согласно (11.10), меньшие k отвечают более низким энергети­ческим состояниям Е»Е₀-2А. Когда k по величине растет (все равно, в положительную или отрицательную сторону), то энергия сперва растет, а потом при k=±p//b достигает ма­ксимума, как показано на фиг. 11.3. Для k, больших, чем p//b, энергия опять начала бы убывать. Но такие k рассматривать не стоит, они не приведут к каким-либо новым состояниям, а просто повторяют те состояния, которые уже появлялись при меньших k. Вот как в этом можно убедиться. Рассмотрим со­стояние наинизшей энергии, для которого k=0. Тогда при всех х_n коэффициент а (х_n) будет один и тот же [см. (11.10)1. Та же самая энергия получилась бы и при k= 2p//b. Тогда из

(11.10) следовало бы



Но, считая, что начало координат приходится на х₀, можно по­ложить х_n= nb, и тогда а (х_n) превратится в



т. е. состояние, описываемое этими а (х_n), физически ничем не будет отличаться от состояний при k=0. Оно не представляет особого решения.

В качестве другого примера возьмем k=p/4b. Веществен­ная часть а (х_n) изображена на фиг. 11.4 кривой 1.



Фиг. 11.4. Пара значений к, представляющих одну и ту же физическую ситуацию. Кривая 1—для k=p/4b, кривая 2 —для k=7p/4b.

Если бы k было в семь раз больше (k=7p//4b), то вещественная часть а (х_n) менялась бы так, как показано на кривой 2. (Сама коси­нусоида смысла не имеет, важны только ее значения в точках х_n.

Кривые нужны просто для того, чтобы было видно, как все меняется.) Вы видите, что оба значения k во всех х_n дают одинаковые амплитуды.

Вывод из всего этого состоит в том, что все возможные реше­ния нашей задачи получатся, если взять k только из некоторой ограниченной области. Мы выберем область от -p/b до +p/b (она показана на фиг. 11.3). В этой области энергия стационар­ных состояний с ростом абсолютной величины k возрастает.

Еще одно побочное замечание о том, с чем было бы забавно повозиться. Представьте, что электрон может не только пере­прыгивать к ближайшим соседям с амплитудой iA/h, но имеет еще возможность одним махом перепрыгивать и к следующим за ними соседям с некоторой другой амплитудой iB/h. Вы опять обнаружите, что решение можно искать в форме а_п=e^ikx, этот тип решений является универсальным. Вы также увидите, что стационарные состояния с волновым числом k имеют энер­гию E₀-2Acos kb-2Bcos2kb. Это означает, что форма кривой Е как функции k не универсальна, а зависит от тех частных до­пущений, при которых решается задача. Это не обязательно косинусоида, и она даже не обязательно симметрична относи­тельно горизонтальной оси. Но зато всегда верно, что кривая вне интервала (-p/b, p/b) повторяется, так что заботиться о других значениях k не нужно.

Посмотрим еще внимательнее на то, что происходит при малых k, когда вариации амплитуд между одним х_n и соседним очень маленькие. Будем отсчитывать энергию от такого уровня, чтобы было Е₀=2А; тогда минимум кривой фиг. 11.3 придется на нуль энергии. Для достаточно малых k можно написать



и энергия (11.13) превратится в



Получается, что энергия состояния пропорциональна квадрату волнового числа, описывающего пространственные вариации

амплитуд С_n.

§ 3. Состояния, зависящие от времени

В этом параграфе мы хотим подробнее обсудить поведение состояний в одномерной решетке. Если для электрона амплитуда того, что он окажется в х_n, равна С_n, то вероятность найти его там будет |С_n|². Для стационарных состояний, описанных уравнением (11.12), эта вероятность при всех х_n одна и та же и со временем не меняется. Как же отобразить такое положение вещей, кото­рое грубо можно было бы описать, сказав, что электрон определенной энергии сосредоточен в определенной области, так что более вероятно найти его в каком-то одном месте, чем в другом? Этого можно добиться суперпозицией нескольких решений, похожих на (11.12), но со слегка различными значениями k и, следовательно, с различными энергиями. Тогда, по крайней мере при t=0, амплитуда С_n вследствие интерференции раз­личных слагаемых будет зависеть от местоположения, в точности так же, как получаются биения, когда имеется смесь волн раз­ной длины [см. гл. 48 (вып. 4)]. Значит, можно составить такой «волновой пакет», что в нем будет преобладать волновое число k₀, но будут присутствовать и другие волновые числа, близкие к k₀.

В нашей суперпозиции стационарных состояний амплитуды с разными k будут представлять состояния со слегка различ­ными энергиями и, стало быть, со слегка различными частотами; интерференционная картина суммарного С_n поэтому тоже будет меняться во времени, возникнет картина «биений». Как мы ви­дели в гл. 48 (вып. 4), пики биений [места, где |С(x_n)|² наи­большие] с течением времени начнут двигаться по х; скорость их движения мы назвали «групповой». Мы нашли, что эта груп­повая скорость связана с зависимостью k от частоты формулой



все это в равной мере относится и к нашему случаю. Состояние электрона, имеющее вид «скопления», т. е. состояние, для кото­рого С_n меняется в пространстве так, как у волнового пакета на фиг. 11.5, будет двигаться вдоль нашего одномерного «кристалла» с быстротой v, рапной dw/dk, где w=E/h.



Фиг. 11.5. Вещественная часть С(х_n) как функция х для суперпозиции нескольких состояний с близкими энергиями.

Подстав­ляя (11.16) вместо Е, получаем



Иными словами, электроны движутся по кристаллу с быстротой, пропорциональной самому характерному k. Тогда, согласно (11.16), энергия такого электрона пропорциональна квадрату его скорости, он ведет себя подобно классической частице. Пока мы рассматриваем все в столь крупном масштабе, что никаких тонкостей строения разглядеть не можем, наша квантовомеханическая картина приводит к тем же результатам, что и клас­сическая физика.

В самом деле, если из (11.18) найти k и подставить его в (11.16), то получится



где m_эфф — постоянная. Избыточная «энергия движения» элект­рона в пакете зависит от скорости в точности так же, как и у классической частицы. Постоянная m_эфф, именуемая «эффектив­ной массой», дается выражением



Заметьте еще, что можно написать



Если мы решим назвать m_эффv «импульсом», то этот импульс будет связан с волновым числом k так же, как и у свободной частицы.

Не забывайте, что m_эфф ничего общего не имеет с реальной массой электрона. Она может быть совсем другой, хотя следует сказать, что в реальных кристаллах часто случается, что ее порядок величины оказывается примерно таким же (в 2 или, скажем, в 20 раз больше, чем масса электрона в пустом про­странстве).

Мы только что с вами раскрыли поразительную тайну — как это электрон в кристалле (например, пущенный в германий добавочный электрон) может пронестись через весь кристалл, может лететь по нему совершенно свободно, даже если ему при­ходится сталкиваться со всеми атомами. Это получается оттого, что его амплитуды, перетекая с одного атома на другой, прокладывают ему путь через кристалл. Вот отчего твердое тело может проводить электричество.

§ 4. Электрон в трехмерной решетке

Еще немного о том, как можно применить те же идеи, чтобы понять, что происходит с электроном в трех измерениях. Резуль­таты оказываются очень похожими. Пусть имеется прямоуголь­ная решетка атомов с расстояниями а, b, с в трех направлениях. (Если вам больше по душе кубическая решетка, примите все расстояния равными друг другу.) Предположим также, что ам­плитуда прыжка к соседу в направлении х есть iA_x/h; ампли­туда прыжка в направлении у есть iA_y/h, а амплитуда прыжка в направлении z есть iA_z/h. Как же описать базисные состоя­ния? Как и в одномерном случае, одно базисное состояние — это когда электрон находится близ атома с координатами х, у, z, где (х, у, z) — одна из точек решетки. Если выбрать начало координат в одном из атомов, то все эти точки придутся на

х=n_ха, y=n_yb и z=n_zс,

где n_х, n_y, n_z —три целых числа. Вместо того чтобы ставить при х, у и z их номера, будем просто писать х, у, z, имея в виду, что они принимают лишь такие значения, которые бывают у то­чек решетки. Итак, базисное состояние изображается символом | электрон в х, у, z>, а амплитуда того, что электрон в неко­тором состоянии |y> окажется в этом базисном состоянии, есть

С (х, у, z)=< электрон в х, у, z |y>.

Как и прежде, амплитуды С (х, у, z) могут меняться во вре­мени. При наших предположениях гамильтоновы уравнения обязаны выглядеть следующим образом:



Хоть это и выглядит громоздко, но вы сразу, конечно, поймете, откуда взялось каждое слагаемое.

Опять попробуем найти стационарное состояние, в котором все С меняются со временем одинаково. И снова решение есть экспонента



Если вы подставите это в (11.22), то увидите, что оно вполне подойдет, если только энергия Е будет связана с k_x, k_y и k_z следующим образом:



Теперь энергия зависит от трех волновых чисел k_x, k_y, k_z, которые, кстати, есть компоненты трехмерного вектора k.

И действительно, (11.23) можно переписать в векторных обо­значениях:



Амплитуда меняется как комплексная плоская волна, которая движется в трехмерном пространстве в направлении k с волно­вым числом k=(k²_x+k²_y+ k²_z)^1/2.

Энергия, связываемая с этими стационарными состояниями, зависит от трех компонент k сложным образом, подчиняясь уравнению (11.24). Характер изменения Е зависит от относи­тельных знаков и величин А_х,А_у и А_z. Если вся эта тройка положительна и если нас интересуют лишь маленькие k, то зависимость оказывается сравнительно простой.

Разлагая косинус, как и раньше [см. (11.16)], мы теперь придем к



В простой кубической решетке с расстоянием а между узлами следует ожидать, что и А_х, и А_y, и А_г будут все равны друг другу (скажем, равны А), так что получилось бы



или



А это как раз совпадает с (11.16). Повторяя те же рассуждения, что и тогда, мы пришли бы к заключению, что электронный пакет в трех измерениях (составленный путем суперпозиции множества состояний с почти одинаковыми энергиями) также движется на манер классической частицы, обладающей некото­рой эффективной массой.

В кристалле не с кубической, а с более низкой симметрией (или даже в кубическом кристалле, но таком, в котором состоя­ние электрона около атома несимметрично) три коэффициента А_х, А_y и A_z различны. Тогда «эффективная масса» элект­рона, сосредоточенного в узкой области, зависит от направле­ния его движения. Может, например, оказаться, что у него раз­ная инерция при движении в направлении х и при движении в направлении у. (Детали такого положения вещей иногда описываются с помощью «тензора эффективной массы».)

§ 5. Другие состояния в решетке

Согласно (11.24), состояния электрона, о которых мы гово­рили, могут обладать энергиями только в некоторой энергети­ческой «полосе», простирающейся от наименьшей энергии

Е₀-2(А_я+А_у+А_г)

до наибольшей

E₀+2(A_x+A_y+A_z).

Другие энергии тоже возможны, но они принадлежат к другому классу состояний электрона. Для тех состояний, о которых говорилось раньше, мы выбирали такие базисные состояния, когда электрон в атоме кристалла находился в некотором определенном состоянии, скажем в состоянии наинизшей энергии.

Если у вас есть атом в пустом пространстве и вы добавляете к нему электрон, чтобы получился ион, то этот ион можно обра­зовать многими способами. Электрон может расположиться так, чтобы образовать состояние наинизшей энергии, или так, чтобы образовать то или иное из многих возможных «возбуж­денных состояний» иона, каждое с определенной энергией, ко­торая превосходит наинизшее значение. То же может случиться и в кристалле. Допустим, что энергия Е₀, которой мы пользо­вались выше, соответствует базисным состояниям, представляю­щим собой ионы с наинизшей возможной энергией. Но можно также вообразить новую совокупность базисных состояний, в которых электрон по-иному располагается возле n-го атома: он образует одно из возбужденных состояний иона, так что энергия Е₀ теперь уже становится чуть повыше. Как и раньше, имеется некоторая амплитуда А (отличная от прежней) того, что электрон перепрыгнет из своего возбужденного состояния близ одного атома в такое же возбужденное состояние подле сосед­него атома. И весь анализ проходит, как раньше; мы обнаружим полосу возможных энергий, сосредоточенных вокруг некото­рой высшей энергии. Вообще говоря, таких полос может быть много и каждая будет отвечать своему уровню возбуждения.

Мыслимы и другие возможности. Может существовать неко­торая амплитуда того, что электрон перепрыгнет из возбужден­ного положения возле одного атома в невозбужденное положе­ние близ следующего атома. (Это называется взаимодействием между полосами.) Математическая теория становится все слож­нее и сложнее по мере того, как вы принимаете во внимание все больше и больше полос и добавляете все больше и больше коэф­фициентов просачивания между различными состояниями. Ни­каких новых идей не нужно; но уравнения, как мы видели из нашего простого примера, сильно разрастаются.

Следует еще заметить, что о различных коэффициентах, та­ких, как появляющаяся в теории амплитуда А, сказать можно лишь немногое. Их, как правило, очень трудно подсчитать, и в практических случаях об этих параметрах теоретически бывает очень мало известно; в тех или иных реальных случаях приходится их значения брать из опыта.

Бывают и другие случаи, в которых вся физика и вся мате­матика почти в точности совпадают с тем, что мы обнаружили для электрона, движущегося по кристаллу, но в которых дви­жущийся «объект» совсем не тот. Представим, например, что нашим исходным кристаллом (или, лучше сказать, линейной решеткой) была цепочка нейтральных атомов, у каждого из которых связь с внешним электроном очень слаба. Теперь во­образим, что мы убрали один электрон. У какого из атомов? Пусть С_n есть амплитуда того, что электрон исчез у атома, стоящего в точке х_n. Вообще говоря, имеется какая-то ампли­туда А того, что электрон от соседнего атома, скажем от (n-1)-го, перепрыгнет к n-му, оставив свой (n-1)-й атом без электрона. Это все равно, что сказать, что у «нехватки электро­на» имеется амплитуда А того, что она переберется от n-го атома к (n-1)-му. Легко видеть, что уравнения окажутся такими же, как и раньше, но, конечно, сами А не обязательно останутся прежними. Мы опять придем к тем же формулам для уровней энергии, для «волн» вероятности, которые бегут по кристаллу с групповой скоростью (11.18), для эффективной массы и т. д. Только теперь эти волны описывают поведение недостающего электрона или, как его называют, «дырки». Можно убедиться, что заряд этой частицы будет казаться положительным. В сле­дующей главе мы немного подробнее расскажем об этих дырках. Другой пример. Представим себе цепочку нейтральных атомов, один из которых был приведен в возбужденное состояние, т. е. с более высокой, чем у нормального основного состояния, энергией. Пусть С_n — амплитуда того, что n-й атом возбужден. Он может взаимодействовать с соседним атомом, передавая ему свой избыток энергии и возвращаясь в основное состояние. Обозначим амплитуду этого процесса iA/h. Вы видите, что опять повторяется та же математика. Но теперь то, что движется, называется экситоном. Оно ведет себя как нейтральная «части­ца», которая движется через кристалл и несет с собой энергию возбуждения. Существование такого движения можно предпо­лагать в некоторых биологических процессах, таких, как зре­ние или фотосинтез. Была высказана догадка, что поглощение света в сетчатке создает «экситон», который движется через некоторую периодическую структуру [такую, как слои палочек, описанные в гл. 36 (вып. 3); см. там фиг. 36.5] и аккумулирует­ся на некоторых специальных станциях, где эта энергия ис­пользуется для возбуждения химической реакции.

§ 6. Рассеяние па нерегулярностях решетки

Теперь мы хотим рассмотреть одиночный электрон в не­идеальном кристалле. Наш первоначальный анализ привел к выводу, что у идеальных кристаллов и проводимость идеальна, что электроны могут скользить по кристаллу, как по вакууму, без трения. Одной из самых важных причин, способных прекратить вечное движение электрона, является несовершенство кристалла, какая-то нерегулярность в нем. Допустим, что где-то в кристалле не хватает одного атома, или предположим, что кто-то поставил на место, предназначенное для какого-то атома, совсем не тот атом, какой положено, так что в этом месте все совсем не так, как в прочих местах. Скажем, другая энергия Е₀ или другая амплитуда А. Как тогда можно будет описать все происходящее?

Для определенности вернемся к одномерному случаю и до­пустим, что атом номер «нуль» — это атом «загрязнения», «примеси» и у него совсем не такая энергия Е₀, как у других атомов. Обозначим эту энергию Е₀+F. Что же происходит? Для электрона, который достиг атома «нуль», есть какая-то вероятность того, что он рассеется назад. Если волновой пакет, мчась по кристаллу, достигает места, где все немного иначе, то часть его будет продолжать лететь вперед, а другая отскочит назад. Анализировать такой случай, пользуясь вол­новым пакетом, очень трудно, потому что все меняется во вре­мени. С решениями в виде установившихся состояний работать много легче. Мы обратимся поэтому к стационарным состоя­ниям; мы увидим, что их можно составить из непрерывных волн, состоящих из двух частей — пробегающей и отраженной. В случае трех измерений мы бы назвали отраженную часть рас­сеянной волной, потому что она разбегалась бы во все стороны.

Исходим из системы уравнений, похожей на (11.6), за одним исключением: уравнение при n=0 не похоже на остальные. Пятерка уравнений при n=-2,-1, 0, +1 и +2 выглядит так:



Конечно, будут и другие уравнения при |n|>2. Они будут выгля­деть так же, как (11.6).

Нам полагалось бы на самом деле для общности писать разные А, в зависимости от того, прыгает ли электрон к атому «нуль» или же от атома «нуль», но главные черты того, что происходит, вы увидите уже из упрощенного примера, когда все А равны.

Уравнение (11.10) по-прежнему будет служить решением Для всех уравнений, кроме уравнения для атома «нуль» (для него оно не годится). Нам нужно другое решение; соорудим его так. Уравнение (11.10) представляет волну, бегущую в поло­жительном направлении х. Волна, бегущая в отрицательном направлении х, тоже подошла бы в качестве решения. Мы бы написали



Самое общее решение уравнения (11.6) представляло бы собой сочетание волны вперед и волны назад:



Это решение представляет комплексную волну с амплитудой а, бегущую в направлении +х, и волну с амплитудой b, бегущую в направлении -х.

Теперь бросим взгляд на систему уравнений нашей новой задачи: на (11.28) плюс такие же уравнения для остальных атомов. Уравнения, куда входят а_n с nЈ-1, решаются форму­лой (11.29) при условии, что k оказывается связанным с Е и постоянной решетки b соотношением

E=E₀-2Acoskb. (11.30)

Физический смысл этого таков: «падающая» волна с амплитудой a приближается к атому «нуль» (или «рассеивателю») слева, а «рассеянная» или «отраженная» волна с амплитудой b бежит обратно, т. е. налево. Не теряя общности, можно положить амплитуду a падающей волны равной единице. Тогда ампли­туда b будет, вообще говоря, комплексным числом.

То же самое можно сказать и о решениях а_n при nі1. Коэф­фициенты могут стать иными, так что следовало бы писать



Здесь g — амплитуда волны, бегущей направо, а d — амплитуда волны, приходящей справа. Мы хотим рассмотреть такой физический случай, когда вначале волна бежит только слева, и за рассеивателем (или атомом загрязнения) имеется только «прошедшая» волна. Будем поэтому искать решение, в котором d=0. Стало быть, мы попытаемся удовлетворить всем уравне­ниям для а_n, кроме средней тройки в (11.28), с помощью сле­дующих пробных решений:



Положение, о котором идет речь, иллюстрируется фиг. 11.6.



Фиг. 11.6. Волны в одномерной решетке а одним «примесным» атомом в n=0.

Используя формулы (11.32) для а_-1 и а₊₁, можно из сред­ней тройки уравнений (11.28) найти а₀ и два коэффициента b и g. Таким образом, мы найдем полное решение. Надо решить три уравнения (полагая x_n=nb):



Вспомните, что (11.30) выражает E через k. Подставьте это значение Е в уравнения и учтите, что



тогда из первого уравнения получится

a₀=1+b, (11.34)

а из третьего

a₀=g, (11.35)

что согласуется друг с другом только тогда, когда

g=1+b. (11.36)

Это уравнение сообщает нам, что прошедшая волна (g) — это просто исходная падающая волна (1) плюс добавочная волна (b), равная отраженной. Это не всегда так, но при рассеянии на одном только атоме оказывается, что это так. Если бы у вас была целая группа атомов примеси, то величина, добавляемая к волне, бегущей вперед, не обязательно вышла бы такой же, как у отраженной волны.

Амплитуду b отраженной волны мы можем получить из среднего из уравнений (11.33); окажется, что



Мы получили полное решение для решетки с одним необычным

атомом.

Вас могло удивить, отчего это проходящая волна оказа­лась «выше», чем падавшая, если судить по уравнению (11.34). Но вспомните, что b и g — числа комплексные и что число частиц в волне (или, лучше сказать, вероятность обнаружить частицу) пропорционально квадрату модуля амплитуды. В дей­ствительности «сохранение числа электронов» будет выполнено лишь при условии

|b|²+|g|²=1. (11.38)

Попробуйте показать, что в нашем решении так оно и есть.

§ 7. Захват нерегулярностями решетки

Бывает и другой интересный случай. Он может возникнуть, когда F число отрицательное. Если энергия электрона в атоме примеси (при n=0) ниже, чем где-либо в другом месте, то электрон может оказаться захваченным этим атомом. Иначе говоря, если Е₀+F ниже самого низа полосы (меньше, чем Е₀-2А), тогда электрон может оказаться «пойманным» в со­стояние с Е<Е₀-2А. Из всего того, что мы делали до сих пор, такое решение не могло получиться. Но это решение можно получить, если в пробном решении (11.15) разрешить k прини­мать мнимые значения. Положим k = ix. Для n<0 и для n>0 у нас опять будут разные решения. Для n>0 допустимое решение могло бы иметь вид



В экспоненте мы выбрали плюс; иначе амплитуда при больших отрицательных n стала бы бесконечно большой. Точно так же допустимое решение для n>0 имело бы вид



Если подставить эти пробные решения в (11.28), то они удов­летворят всем уравнениям, кроме средней тройки, при условии, что



А раз сумма этих двух экспонент всегда больше 2, то эта энергия оказывается за пределами (ниже) обычной полосы. Это-то мы и искали. Оставшейся тройке уравнений (11.28) удастся удовлетворить, если взять с = с\' и если к выбрать так, чтобы



Сопоставив это уравнение с (11.41), найдем энергию захвачен­ного электрона



Захваченный электрон обладает одной-единственной энергией (а не целой полосой); она расположена несколько ниже полосы проводимости.

Заметьте, что амплитуды (11.39) и (11.40) не утверждают, что пойманный электрон сидит прямо в атоме примеси. Вероят­ность обнаружить его у одного из соседних атомов дается квад­ратом этих амплитуд. Изменение ее показано столбиками на фиг. 11.7 (при каком-то наборе параметров).



Фиг. 11.7. Относительные вероятности обнаружить захваченный электрон в атом­ных узлах поблизости от примесного ато­ма — ловушки.

С наибольшей вероятностью электрон можно встретить близ атома примеси. Для соседних атомов вероятность спадает экспоненциально по мере удаления от атома примеси. Это новый пример «проникно­вения через барьер». С точки зрения классической физики элек­трону не хватило бы энергии, чтобы удалиться от энергетиче­ской «дырки» близ центра захвата. Но квантовомеханически он может куда-то недалеко просочиться.

§ 8. Амплитуды рассеяния и связанные состояния

Наш последний пример может быть использован, чтобы проиллюстрировать одну вещь, которая в наши дни очень полезна для физики частиц высокой энергии. Речь идет о связи между амплитудами рассеяния и связанными состояниями. Положим, мы открыли (при помощи опытов и теоретического анализа), как пионы рассеиваются на протонах. Затем откры­вается новая частица и кому-то хочется узнать, не является ли она просто комбинацией из пиона и протона, объединенных в одно связанное состояние (по аналогии с тем, как электрон, будучи связан с протоном, образует атом водорода)? Под связанным состоянием мы подразумеваем комбинацию, энергия которой ниже, чем у пары свободных частиц.

Существует общая теория, согласно которой, если ампли­туду рассеяния проэкстраполировать (или, на математическом языке, «аналитически продолжить») на энергии вне разрешен­ной зоны, то при такой энергии, при которой амплитуда стано­вится бесконечной, возникнет связанное состояние. Физическая причина этого такова. Связанное состояние — это когда имеют­ся только волны, стоящие близ некоторой точки; это состояние не порождается никакой начальной волной, оно просто сущест­вует само по себе. Относительная пропорция между так называе­мыми «рассеянными», или созданными, волнами и волнами, «посылаемыми внутрь», равна бесконечности. Эту идею мы мо­жем проверить на нашем примере. Выразим нашу рассеянную амплитуду (11.37) прямо через энергию Е рассеявшейся частицы (а не через k). Уравнение (11.30) можно переписать в виде



поэтому рассеянная амплитуда равна



Из вывода формулы следует, что применять ее можно только для реальных состояний — для тех, энергия которых попадает в энергетическую полосу, Е=Е₀+2А. Но представьте, что мы об этом забыли и расширили нашу формулу на «нефизические» области энергии, где | Е-Е₀|>2A. Для этих нефизических областей можно написать



Тогда «амплитуда рассеяния» (что бы это выражение ни зна­чило) равна



Теперь задаем вопрос: существует ли такая энергия Е, при которой b становится бесконечным (т. е. при которой выраже­ние для b имеет «полюс»)? Да, существует, если только F отри­цательно; тогда знаменатель (11.45) обратится в нуль при



т. е. при



При знаке минус получается как раз то, что мы получили в (11.43) для энергии захваченного электрона.

А как быть со знаком плюс? Он приводит к энергии выше разрешенной полосы энергий. И действительно, существует другое связанное состояние, которое мы пропустили, решая (11.28). Найти энергию и амплитуды а_n для этого связанного состояния вам предоставляется самим.

Одним из ключей (причем самых надежных) к разгадке экспе­риментальных наблюдений над новыми странными частицами служит это соотношение между законом рассеяния и связан­ными состояниями.

* Знак корня, который здесь следовало поставить, это технический вопрос, связанный с допустимыми знаками к в (11.39) и (11.40). Мы не будем здесь вдаваться в подробности.

* Только не старайтесь сделать пакет чересчур узким.



Г л а в a 12 ПОЛУПРОВОДНИКИ

§ 1. Электроны и дырки в полупроводниках

§ 2. Примесные полупроводники

§ 3. Эффект Холла

§ 4. Переходы между полупроводни­ками

§ 5. Выпрямление на полупровод­никовом переходе

§ 6. Транзистор

§ 1. Электроны и дырки в полупроводниках

Одним из самых замечательных и волную­щих открытий последних лет явилось приме­нение физики твердого тела к технической разработке ряда электрических устройств, таких, как транзисторы. Изучение полупро­водников привело к открытию их полезных свойств и ко множеству практических приме­нений. В этой области все меняется так быстро, что рассказанное вам сегодня может через год оказаться уже неверным или, во всяком случае, неполным. И совершенно ясно, что, подробнее изучив такие вещества, мы со временем сумеем осуществить куда более удивительные вещи. Материал этой главы вам не понадобится для понимания следующих глав, но вам, вероятно, будет интересно убедиться, что по крайней мере кое-что из того, что вы изучили, как-то все же связано с практическим делом.

Полупроводников известно немало, но мы ограничимся теми, которые больше всего при­меняются сегодня в технике. К тому же они и изучены лучше других, так что разобравшись в них, мы до какой-то степени поймем и многие другие. Наиболее широко применяемые в на­стоящее время полупроводниковые вещества это кремний и германий. Эти элементы кристал­лизуются в решетке алмазного типа — в такой кубической структуре, в которой атомы обла­дают четверной (тетраэдральной) связью со своими ближайшими соседями. При очень низ­ких температурах (вблизи абсолютного нуля) они являются изоляторами, хотя при комнатной температуре они немного проводят электричество. Это не металлы; их называют полупроводниками.

Если каким-то образом в кристалл кремния или германия при низкой температуре мы введем добавочный электрон, то возникнет то, что описано в предыдущей главе. Такой электрон начнет блуждать по кристаллу, перепрыгивая с места, где стоит один атом, на место, где стоит другой. Мы рассмотрели только поведение атома в прямоугольной решетке, а для реаль­ной решетки кремния или германия уравнения были бы дру­гими. Но все существенное может стать ясным уже из резуль­татов для прямоугольной решетки.

Как мы видели в гл. И, у этих электронов энергии могут находиться только в определенной полосе значений, называемой зоной проводимости. В этой зоне энергия связана с волновым числом k амплитуды вероятности С [см. (11.24)1 формулой



Разные A — это амплитуды прыжков в направлениях х, у и z, а а, b, с — это постоянные решетки (интервалы между узлами) в этих направлениях.

Для энергий возле дна зоны формулу (12.1) можно прибли­зительно записать так:



(см. гл. 11, § 4).

Если нас интересует движение электрона в некотором опре­деленном направлении, так что отношение компонент k все время одно и то же, то энергия есть квадратичная функция волнового числа и, значит, импульса электрона. Можно напи­сать



где a — некоторая постоянная, и начертить график зависимости Е от k (фиг. 12.1).



Фиг. 12.1. Энергетическая диаг­рамма для электрона в кристалле изолятора.

Такой график мы будем называть «энергетиче­ской диаграммой». Электрон в определенном состоянии энергии и импульса можно на таком графике изобразить точкой (S на рисунке).

Мы уже упоминали в гл. 11, что такое же положение вещей возникнет, если мы уберем электрон из нейтрального изолятора. Тогда на это место сможет перепрыгнуть электрон от соседнего атома. Он заполнит «дырку», а сам оставит на том месте, где стоял, новую «дырку». Такое поведение мы можем описать, задав амплитуду того, что дырка окажется возле данного опре­деленного атома, и говоря, что дырка может прыгать от атома к атому. (Причем ясно, что амплитуда А того, что дырка пере­прыгивает от атома а к атому b, в точности равна амплитуде того, что электрон от атома b прыгает в дырку от атома а.)

Математика для дырки такая же, как для добавочного элект­рона, и мы опять обнаруживаем, что энергия дырки связана с ее волновым числом уравнением, в точности совпадающим с (12.1) и (12.2), но, конечно, с другими численными значениями амплитуд А_х, A_y и А_z. У дырки тоже есть энергия, связанная с волновым числом ее амплитуд вероятности. Энергия ее лежит в некоторой ограниченной зоне и близ дна зоны квадратично меняется с ростом волнового числа (или импульса) так же, как на фиг. 12.1. Повторяя наши рассуждения гл. 11, § 3, мы обна­ружим, что дырка тоже ведет себя как классическая частица с какой-то определенной эффективной массой, с той только раз­ницей, что в некубических кристаллах масса зависит от направ­ления движения. Итак, дырка напоминает частицу с положи­тельным зарядом, движущуюся сквозь кристалл. Заряд ча­стицы-дырки положителен, потому что она сосредоточена в том месте, где нет электрона; и когда она движется в какую-то сто­рону, то на самом деле это в обратную сторону движутся электроны.

Если в нейтральный кристалл поместить несколько электро­нов, то их движение будет очень похоже на движение атомов в газе, находящемся под низким давлением. Если их не слишком много, их взаимодействием можно будет пренебречь. Если затем приложить к кристаллу электрическое поле, то электроны нач­нут двигаться и потечет электрический ток. В принципе они должны очутиться на краю кристалла и, если там имеется ме­таллический электрод, перейти на него, оставив кристалл нейт­ральным.

Точно так же в кристалл можно было бы ввести множество дырок. Они бы начали повсюду бродить как попало. Если при­ложить электрическое поле, то они потекут к отрицательному электроду и затем их можно было бы «снять» с него, что и про­исходит, когда их нейтрализуют электроны с металлического электрода.

Электроны и дырки могут оказаться в кристалле одновре­менно. Если их опять не очень много, то странствовать они будут независимо. В электрическом поле все они будут давать свой вклад в общий ток. По очевидной причине электроны назы­вают отрицательными носителями, а дырки — положитель­ными носителями.

До сих пор мы считали, что электроны внесены в кристалл извне или (для образования дырки) удалены из него. Но можно также «создать» пару электрон—дырка, удалив из нейтрального атома связанный электрон и поместив его в том же кристалле на некотором расстоянии. Тогда у нас получатся свободный электрон и свободная дырка, и движение их будет таким, как мы описали.

Энергия, необходимая для того, чтобы поместить электрон в состояние S (мы говорим: чтобы «создать» состояние S),— это энергия Е^-, показанная на фиг. 12.2.



Фиг. 12.2, Энергия Е, требуемая для «рождения» свободного

электрона.

Это некоторая энергия,

превышающая Е^-_мин. Энергия, необходимая для того, чтобы «создать» дырку в каком-то состоянии S\',— это энергия Е⁺ (фиг. 12.3), которая на какую-то долю выше, чем Е (=Е⁺_мин).



Фиг. 12.3. Энергия Е⁺ , тре­буемая для «рождения» дырки в состоянии S\'.

А чтобы создать пару в со­стояниях S и S\', потребуется просто энергия Е^-+Е⁺.

Образование пар — это, как мы увидим позже, очень частый процесс, и многие люди предпочитают поме­щать фиг. 12.2 и 12.3 на один чертеж, причем энергию дырок откладывают вниз, хотя, конечно, эта энергия положительна. На фиг. 12.4 мы объединили эти два гра­фика.



Фиг. 12.4. Энергетические диаграммы для электрона и дырки.

Преимущества такого графика в том, что энергия E_пары=Е^-+Е⁺ , требуемая для образования пары (электрона в S и дырки в S’ ), дается попросту расстоянием по вертикали между S и S\', как показано на фиг. 12.4. Наименьшая энергия, требуемая для образования пары, называется энерге­тической шириной, или шириной щели, и равняется

е^-_мин+E⁺_мин.

Иногда вам может встретиться и диаграмма попроще. Ее рисуют те, кому не интересна переменная k, называя ее диа­граммой энергетических уровней. Эта диаграмма (она показана на фиг. 12.5) просто указывает допустимые энергии у электро­нов и дырок.



Фиг. 12.5. Диаграмма энер­гетических уровней для электронов и дырок.