Cтраница 3
Диаграмма в нижней части рис. 2.3 построена для кристалла кремния; удивительным является, однако, то, что она иллюстрирует структуру и всех других гомеополярных полупроводников того же типа, например С, Si, Ge и Sn. Наименьшее расстояние между ядрами ( и соответственно, как видно из рис. 2.3, наибольшая ширина запрещенной зоны) наблюдается в кристалле алмаза. У каждого следующего элемента ряда расстояние между ядрами увеличивается ( что на рис. 2.3 соответствует движению справа налево), и, наконец, для олова расстояние между ядрами таково, что ширина запрещенной зоны обращается в нуль. Заметим, что, как следует из зонной картины, показанной на рис. 2.2, ширина запрещенной зоны может меняться при изменении волнового вектора. В кристалле олова она обращается в нуль только при одном значении волнового вектора, как будет показано в гл. Тем не менее мы должны рассматривать каждый из этих полупроводников, даже олово, как кристалл с ковалентной связью, в котором основной вклад в энергию дает энергия расщепления на связывающие и антисвязывающие состояния. [31]
На рис. 15 поперечное магнитное сопротивление образцов R-7 и R-7, измеренное при 2500 гс, отложено как функция обратной температуры. Осажденный образец имеет положительное значение Др / ро выше 90 К и отрицательное - при более низких температурах. После термообработки Ар / ро остается положительным во всем температурном интервале, увеличиваясь до одного процента ниже 50 К. Переход от положительного к отрицательному магнетосопротивлению, наблюдаемый в ПГ р-типа, требует детального изучения, хотя мало надежды, что в настоящее время можно дать полное объяснение. Рисунок 15 наводит на мысль, что явление отрицательного магнетосопротивления обусловлено некоторыми особыми свойствами зонной структуры беспорядочно упакованных графитных слоев и что при графитизации полная зонная картина радикально меняется. [32]
Оператор Й ъ может рассматриваться в рамках теории малых возмущений лишь в случае слабой экситон-фононной связи, о которой уже речь шла раньше. Однако еще Я. И. Френкелем [15], наряду с обсуждавшимся выше случаем, была указана другая предельная ситуация, отвечающая случаю сильной экситон-фононной связи. В этом пределе время т перехода возбуждения от одной молекулы к соседней ( т / г / Д /, где Д э - ширина экситонной зоны) велико по сравнению с тем временем t, в течение которого происходит смещение молекул в новые равновесные положения. Еъ д Ев) волновой вектор уже не всегда является хорошим квантовым числом. Если ширина экситонной зоны из-за сильного экситон-фононного взаимодействия сужается настолько, что становится меньше или порядка Й / тэ, где тэ - время свободного пробега экситона, зонная картина спектра для экси-тона перестает быть пригодной. В этом случае движение экситона ( локализованного по терминологии Я. И. Френкеля; в настоящее время чаще употребляется термин некогерентный экситон) носит характер случайных блужданий по узлам решетки и во многом подобно движению носителей тока в полупроводниках с малой подвижностью. Более подробно вопрос о подвижности экситонов в молекулярных кристаллах обсуждается в гл. [33]