ПЛА́ЗМА ТВЁРДЫХ ТЕЛ

ПЛА́ЗМА ТВЁРДЫХ ТЕЛ, со­во­куп­ность под­виж­ных но­си­те­лей за­ря­да (элек­тро­нов про­во­ди­мо­сти в ме­тал­лах или элек­тро­нов и ды­рок в по­лу­про­вод­ни­ках), кол­лек­тив­ный ха­рак­тер дви­же­ния ко­то­рых обу­слов­лен ку­ло­нов­ским взаи­мо­дей­ст­ви­ем ме­ж­ду ни­ми. В от­ли­чие от га­зо­вой плаз­мы, ко­то­рую рас­смат­ри­ва­ют как отд. аг­ре­гат­ное со­стоя­ние, П. т. т. – од­на из под­сис­тем твёр­дых тел, взаи­мо­дей­ст­вую­щая с де­фек­та­ми и ко­ле­ба­ния­ми кри­стал­лич. ре­шёт­ки (фо­но­на­ми), что при­во­дит к эф­фек­тив­ной ре­лак­са­ции про­стран­ст­вен­но-вре­менны́х ко­ле­ба­ний кон­цен­тра­ции но­си­те­лей за­ря­да при их от­кло­не­ни­ях от рав­но­вес­но­го (элек­тро­ней­траль­но­го) со­стоя­ния. Др. от­ли­чие П. т. т. – зна­чи­тель­но бóльшая по срав­не­нию с га­зо­вой плаз­мой кон­цен­тра­ция $n$ но­си­те­лей за­ря­да, дос­ти­гаю­щая 10²²– 10²³ см^–3 в ме­тал­лах и 10¹⁵–10¹⁷ см^–3 в по­лу­про­вод­ни­ках. Это при­во­дит к рос­ту час­то­ты $ω_p$ собств. ко­ле­ба­ний П. т. т., ко­то­рая про­пор­цио­наль­на $n^{1/2}$. Кро­ме то­го, мас­штаб про­стран­ст­вен­ных не­од­но­род­но­стей, воз­ни­каю­щих в П. т. т., оп­ре­де­ля­ет­ся дли­ной эк­ра­ни­ро­ва­ния $L=v/ω_p$ ($v$ – ср. ско­рость но­си­те­лей за­ря­да), ко­то­рая су­ще­ст­вен­но мень­ше, чем в га­зо­вой плаз­ме. Плаз­мен­ные ко­ле­ба­ния яв­ля­ют­ся про­доль­ны­ми вол­на­ми, в ко­то­рых са­мо­со­гла­со­ван­ное элек­трич. по­ле ори­ен­ти­ро­ва­но вдоль на­прав­ле­ния рас­про­стра­не­ния воз­му­ще­ния. Для опи­са­ния плаз­мен­ных ко­ле­ба­ний элек­тро­нов вво­дят ква­зи­ча­сти­цу, на­зы­вае­мую плаз­мо­ном.

Плаз­ма в ме­тал­лах – силь­но вы­ро­ж­ден­ная фер­ми-жид­кость, в ко­то­рой ки­не­тич. энер­гия срав­ни­ма с энер­ги­ей меж­час­тич­но­го взаи­мо­дей­ст­вия. Эта энер­гия рав­на 5–25 эВ для про­стых ме­тал­лов, а для ти­пич­ных по­лу­про­вод­ни­ков энер­гия ко­ле­ба­ний ва­лент­ных элек­тро­нов от­но­ситель­но ва­лент­но­го ос­то­ва рав­на 14–17 эВ, что су­ще­ст­вен­но пре­вос­хо­дит ши­ри­ну за­пре­щён­ной зо­ны (по­ряд­ка 1 эВ). Та­кие ко­ле­ба­ния ис­сле­ду­ют по ха­рак­тери­стич. по­те­рям бы­ст­рых элек­тро­нов (с энер­гия­ми св. 1 кэВ), про­хо­дя­щих сквозь тон­кие об­раз­цы. Кро­ме то­го, в ле­ги­ро­ван­ных по­лу­про­вод­ни­ках воз­ни­ка­ют низ­ко­час­тот­ные ко­ле­ба­ния элек­тро­нов и ды­рок, энер­гия ко­то­рых по­ряд­ка 0,1 эВ. Та­кие плаз­мен­ные ко­ле­ба­ния мо­гут на­блю­дать­ся с по­мо­щью ИК-спек­тро­ско­пии или ком­би­на­ци­он­но­го рас­сея­ния све­та, ес­ли их час­то­та пре­вы­ша­ет час­то­ту ре­лак­са­ции из-за рас­сея­ния но­си­те­лей на де­фек­тах или фо­но­нах. Ес­ли же $ω_p$ мень­ше час­то­ты ре­лак­са­ции (ко­гда кон­цен­тра­ция но­си­те­лей за­ря­да низ­ка), то ко­ле­ба­ния апе­рио­ди­че­ски за­ту­ха­ют. Обыч­но плаз­мен­ные яв­ле­ния опи­сы­ва­ют­ся Мак­свел­ла урав­не­ния­ми для са­мо­со­гла­со­ван­ных элек­тро­маг­нит­ных по­лей и ки­не­тич. урав­не­ни­ем, учи­ты­ваю­щим про­цес­сы ре­лак­са­ции, те­п­ло­вое дви­же­ние но­си­те­лей за­ря­да, а так­же кван­то­вые эф­фек­ты.

Бо­лее слож­ное мно­го­час­тич­ное рас­смот­ре­ние не­об­хо­ди­мо при силь­ном взаи­мо­дей­ст­вии но­си­те­лей за­ря­да, а уп­ро­щён­ный гид­ро­ди­на­мич. под­ход при­ме­ним при опи­са­нии плав­ных и низ­ко­час­тот­ных воз­му­ще­ний. В силь­ном маг­нит­ном по­ле ха­рак­тер собств. ко­ле­ба­ний П. т. т. из­ме­ня­ет­ся из-за кру­го­во­го дви­же­ния но­си­те­лей за­ря­да пер­пен­ди­ку­ляр­но маг­нит­но­му по­лю с цик­ло­трон­ной час­то­той $ω_c$. При этом час­то­та маг­ни­то­плаз­мон­но­го ко­ле­ба­ния по­ни­жа­ет­ся, и оно не яв­ля­ет­ся чис­то про­доль­ной вол­ной, а со­дер­жит и по­пе­реч­ную со­став­ляю­щую. Ес­ли $ω_c=0$, то по­пе­реч­ные элек­тро­маг­нит­ные вол­ны час­то­ты $ω$ рас­про­стра­ня­ют­ся в П. т. т. лишь при $ω\gt ω_p$, а при $ω\lt ω_p$ име­ет ме­сто от­ра­же­ние от гра­ни­цы плаз­мы. При рас­про­стра­не­нии волн $ω_p$ за­висит от их цир­ку­ляр­ной по­ля­ри­за­ции (на­прав­ле­ния вра­ще­ния век­то­ра на­пря­жён­но­сти элек­трич. по­ля). Кро­ме то­го, воз­ни­ка­ют бо­лее слож­ные ко­ле­ба­ния (напр., ге­ли­ко­ны, цик­ло­трон­ные вол­ны), как ана­ло­гич­ные вол­нам в га­зо­вой плаз­ме, так и реа­ли­зую­щие­ся толь­ко в за­маг­ни­чен­ной плаз­ме твёр­дых тел.

Плаз­мен­ные ко­ле­ба­ния в низ­ко­раз­мер­ных сис­те­мах (по­лу­про­вод­ни­ко­вых или ме­тал­лич. ге­те­ро­ст­рук­ту­рах и на­но­ст­рук­ту­рах) из­ме­ня­ют­ся из-за на­ли­чия ге­те­ро­пе­ре­хо­дов, ко­то­рые ог­ра­ни­чи­ва­ют дви­же­ние но­си­те­лей за­ря­да. Так, у гра­ни­цы про­вод­ник–ва­ку­ум воз­ни­ка­ет по­верх­но­ст­ный плаз­мон – ко­ле­ба­ние с час­то­той $ω_p/\sqrt{2}$, за­ту­хаю­щее в глубь про­вод­ни­ка. В дву­мер­ных струк­ту­рах ко­ле­ба­ния за­ря­дов про­ис­хо­дят вдоль тон­ко­го про­во­дя­ще­го слоя, а са­мо­со­гла­со­ван­ное элек­тро­маг­нит­ное по­ле за­ту­ха­ет вне слоя. В ре­зуль­та­те час­то­та длин­но­вол­но­вых дву­мер­ных плаз­мо­нов умень­ша­ет­ся про­пор­цио­наль­но $q^{1/2}_{||}$ ($\boldsymbol q_{||}$ – вол­но­вой век­тор, ле­жа­щий в плос­ко­сти по­верх­но­сти) и длин­но­вол­но­вые ко­ле­ба­ния эф­фек­тив­но за­ту­ха­ют. Собств. ко­ле­ба­ния плаз­мы в разл. ти­пах на­но­ст­рук­тур оп­ре­де­ля­ют­ся фор­мой этих струк­тур и свой­ст­ва­ми об­ра­зую­щих их ма­те­риа­лов. По­сколь­ку раз­ме­ры на­но­ст­рук­тур ма­лы, ха­рак­тер их кол­лек­тив­но­го от­кли­ка оп­ре­де­ля­ет­ся гео­мет­ри­ей об­ра­зо­ван­ной ими пе­рио­дич. струк­ту­ры. Та­кие струк­ту­ры (плаз­мон­ные ме­та­ма­те­риа­лы) об­ла­да­ют не­обыч­ны­ми оп­тич. свой­ст­ва­ми, напр. от­ри­ца­тель­ным по­ка­за­те­лем пре­лом­ле­ния.

Свой­ст­ва П. т. т. су­ще­ст­вен­но из­ме­ня­ют­ся вда­ли от тер­мо­ди­на­мич. рав­но­ве­сия, напр. при ра­зо­гре­ве но­си­те­лей по­сто­ян­ным элек­трич. по­лем или при оп­тич. на­кач­ке. При плот­но­сти то­ка, пре­вы­шаю­щей кри­тич. зна­че­ние, ста­цио­нар­ное со­стоя­ние П. т. т. пе­ре­ста­ёт быть ус­той­чи­вым, т. е. не­ко­то­рые элек­трич. флук­туа­ции не за­ту­ха­ют, а на­рас­та­ют со вре­ме­нем. Ре­зуль­та­том не­ус­той­чи­во­сти яв­ля­ет­ся ли­бо раз­ру­ше­ние об­раз­ца, ли­бо об­ра­зо­ва­ние про­стран­ст­вен­но-вре­мен­ны́х элек­трон­ных струк­тур. Мо­жет про­ис­хо­дить рас­слое­ние П. т. т. с об­ра­зо­ва­ни­ем до­ме­нов силь­но­го и сла­бо­го по­лей, дви­жу­щих­ся ме­ж­ду кон­так­та­ми, или «шну­ро­ва­ние» то­ка при сжа­тии П. т. т. в не­ко­то­рой час­ти по­пе­реч­но­го се­че­ния об­раз­ца. В би­по­ляр­ной плаз­ме по­лу­про­вод­ни­ков, ко­гда кон­цен­тра­цию элек­трон-ды­роч­ных пар мож­но из­ме­нять оп­тич. на­кач­кой или их ин­жек­ци­ей из кон­так­тов, воз­мо­жен ре­жим ин­верс­но­го за­пол­не­ния элек­трон­ных со­стоя­ний зо­ны про­во­ди­мо­сти по от­но­ше­нию к ва­лент­ной зо­не. Сти­му­ли­ро­ван­ное элек­тро­маг­нит­ное из­лу­че­ние та­кой плаз­мы (см. По­лу­про­вод­ни­ко­вый ла­зер) опи­сы­ва­ют как не­рав­но­вес­ный фа­зо­вый пе­ре­ход. Ряд др. эф­фек­тов в не­рав­но­вес­ной П. т. т. (осо­бен­но в по­лу­про­вод­ни­ках и разл. на­но­ма­те­риа­лах) ис­поль­зу­ют при соз­да­нии оп­то­элек­трон­ных при­бо­ров вы­со­ко­час­тот­но­го, ин­фра­крас­но­го и ви­ди­мо­го спек­траль­ных диа­па­зо­нов.