ПЛА́ЗМА ТВЁРДЫХ ТЕЛ
-
Рубрика: Физика
-
Скопировать библиографическую ссылку:
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.