1.1.7. Эффективная масса электрона

Рассмотрим
движение электрона под действием
внешнего электрического поля. Предположим
сначала, что мы имеем дело со свободным
электроном, помещенным в однородное
электрическое поле
.
Со стороны поля на электрон действует
сила.
Под действием этой силы он приобретает
ускорение

Здесь
m
– масса электрона. Вектор ускорения
направлен против поля
.

Теперь
получим уравнение движения электрона,
находящегося в периодическом поле
кристалла. Внешнее поле
действует на электрон в кристалле также,
как на свободный электрон, с силой,
направленной против поля. В случае
свободного электрона силабыла
единственной силой, определяющей
характер движения частицы. На электрон
же, находящийся в кристалле, кроме силыдействуют значительные внутренние
силы, создаваемые периодическим полем
решетки. Поэтому движение этого электрона
является более сложным, чем движение
свободного электрона.

Движение электрона
в кристалле можно описать с помощью
волнового пакета, составленного из
блоховских функций. Средняя скорость
движения электрона равна групповой
скорости волнового пакета:
.
Учитывая, чтодля групповой скорости получаем

(1.1.19)

где
- квазиимпульс. Видим, что средняя
скорость электрона в твердом теле
определяется законом дисперсииE().
Продифференцируем (1.1.19) по времени:

(1.1.20)

За
время
электрическое полесовершит работу,
которая идет на приращение энергии
электрона:. Учитывая,
чтополучаем,
или

(1.1. 21)

Последнее
выражение представляет собой уравнение
движения электрона в кристалле. В этом
случае произведение
(dk/dt)
равно силе
,
действующей на электрон со стороны
внешнего электрического поля. Для
свободного электрона внешняя сила равна
произведению
.
Toт факт, что для электрона в кристалле
уравнение движения не имеет привычной
формы второго закона Ньютона, не означает,
что закон Ньютона здесь не выполняется.
Все дело в том, что уравнение движения
мы записали только с учетом внешних
сил, действующих на электрон, и не учли
силы, действующие со стороны периодического
поля кристалла. Поэтому уравнение
движения не имеет обычного вида.

Подставим
теперь dk/dt,
найденное из (1.1.21), в выражение для
ускорения (4.20):

(1.1.22)

Уравнение
(1.1.22) связывает ускорение электронас внешней си­лой -
е.
Если
предположить, что величина
2(d2E/dk2)
имеет
смысл массы, то (1.1.22) приобретает вид
второго закона Ньютона:
где-эффективная
масса электрона. Она отражает влияние
периодического потенциала решетки на
движение электрона в кристалле под
действием внешней силы. Электрон в
периодическом поле кристаллической
решетки движется под действием внешней
силы

в среднем так, как двигался бы свободный
электрон под действием этой силы, если
бы он обладал массой m*.
Таким образом, если электрону в кристалле
вместо массы m
приписать эффективную массу m*,
то его можно считать свободным и движение
этого электрона описывать так, как
описывается движение свободного
электрона, помещенного во внешнем поле.
Разница между m*
и m
обусловлена взаимодействием электрона
с периодическим полем решетки, и,
приписывая электрону эффективную массу,
мы учитываем это взаимодействие.

Пользуясь
понятием эффективной массы, задачу о
движении электрона в периодическом
поле решетки

можно свести
к задаче о движении свободного электрона
с массой m*.
Это значит, что вместо уравнения
Шредингера с периодическим потенциалом

нужно
решать уравнение
.
Если, например, энергия является
квадратичной функцией от
,
то её можно записать так

(1.1.23)

(как
для свободного электрона).

Легко
видеть, что для свободного электрона
эффективная масса равна его обычной
массе. В этом случае связь между Е
и

,

откуда
получаем
.

В
общем случае эффективная масса является
анизотропной величиной и для разных
направлений волнового вектора

различна. Она представляет собой тензор
второго ранга

.

Эффективная
масса в отличие от обычной массы не
определяет ни инерционных, ни гравитационных
свойств частицы. Она является лишь
коэффициентом в уравнении движения и
отражает меру взаимодействия электрона
с кристаллической решеткой. Эффективная
масса может быть как больше, так и меньше
обычной массы электрона. Более того, m*
может быть и отрицательной величиной.
Чтобы проиллюстрировать это, рассмотрим
следующий пример.

Пусть
зависимость E()
в одной из зон имеет вид, показанный на
рис.1.1.9,а). Минимум энергии соответствует
центру зоны Бриллюэна (k=0),
а максимумы — ее границам (k/а).
Часто зоны с такой зависимостью Е()
называют стандартными.
Эффективная масса определяется кривизной
кривой Е().
Вблизи значений k,
соответствующих экстремумам функции
E(),
закон дисперсии можно представить
параболической зависимостью, аналогичной
зависимости Е()
для свободного электрона. Покажем это.
Если экстремум достигается в точке
,
то разложивE(k)
в ряд по степеням
),
получим

.

Учитывая,
что в точке экстремума
=0
и опуская ввиду малости члены с множителем,
гдеп>2,
получаем

Если
отсчет энергии вести от экстремального
значения, то для центра зоны Бриллюэна
(=0)
получаем соотношение (1.1.23), которое
совпадает с законом дисперсии для
свободного электрона с той лишь разницей,
что m
заменено на m*.
Дифференцируя E(k)
по k,
находим зависимости,

и

изображенные
на рис.1.1.9,6, в).

Видно,
что эффективная масса электронов,
располагающихся у дна зоны, положительна
и близка к массе свободного электрона.
В середине зоны, там, где наблюдается
перегиб кривой E(k),
эффективная масса становится
неопределенной. У потолка зоны электроны
обладают отрицательной эффективной
массой.

Отрицательная
эффективная масса означает, что ускорение
электрона направлено против действия
внешней силы. Это видно из рис.1.1. 9,б).
При k,
близких к границе зоны Бриллюэна,
несмотря на увеличение k,
скорость электрона уменьшается. Данный
результат является следствием брэгговского
отражения. В точке k=
электрон
описывается уже не бегущей, а стоячей
волной и.

Поскольку
свойства электронов с отрицательной
эффективной массой очень сильно
отличаются от свойств «нормальных»
электронов, их удобнее описывать,
пользуясь представлением о некоторых
квазичастицах, имеющих заряд +е,
но положительную эффективную массу.
Такая квазичастица получила название
дырки. Предположим, что в зоне все
состояния, кроме одного, заняты
электронами. Вакантное состояние вблизи
потолка зоны и называют дыркой. Если
внешнее поле равно нулю, дырка занимает
самое верхнее состояние. Под действием
поля
на это вакантное состояние перейдет
электрон с более низкого энергетического
уровня. Дырка при этом опустится. Далее
дырочное состояние займет следующий
электрон и т. д. При этом дырка сместится
вниз по шкале энергий. Таким образом,
ток в кристаллах может переноситься не
только электронами в зоне проводимости,
но и дырками в валентной зоне. Дырочная
проводимость наиболее характерна для
полупроводников. Однако есть и некоторые
металлы, которые обладают дырочной
проводимостью.

Возвращаясь
к рис.1.1.9,в отметим, что описывать движение
электронов в кристалле, пользуясь
понятием эффективной массы, можно только
тогда, когда они находятся либо у дна,
либо у потолка энергетической зоны. В
центре зоны m*
теряет смысл. На практике почти всегда
приходится иметь дело с электронами,
располагающимися или у дна, или у потолка
зоны. Поэтому использование эффективной
массы в этих случаях вполне оправдано.

Добавить комментарий

Ваш e-mail не будет опубликован. Обязательные поля помечены *

3 + 6 =