гдо
S(T)=
hv/h Т
-г- 1
- 1
/БЛ н 7фк ≈ интенсивности П. л. и фононного крыла сооткетстирнно, Т ≈ абс. темн-ра, /(v) ≈ т. п, взвешенная плотность фоношшх состояний частоты v, представляющая собой произведение плотности фонон-HJ.iv состоянии на ф-цию эликтрон-фоионнон связи (квадрат смещения положения равиолесшг кристаллич. осцилляторов при электронном переходе в прпмсспом
Схпма ургшлг¹!! (вверху) и ой-
1ДКЙ ЛИД С1К'1;Т|РЯ.ГГТ>7К)Й ПОЛОСЫ
(внину) иримпсного Ц(!нтря (5₀ и Si≈ основное и побужд╦нное 9.:н'](тр<Л1Нъи> сосгонни>[); ^о, i^;i, ^s≈ ко.:н'бат. подуровни примгекогп црнтра: 1>ФЛ ≈ -Сгсфононнял лтиння, ФК ≈ фо-лоли(Н' крыло. Фопиппые уровни на рис. но изображены.
. "a
БФЛ
центре). Чем прочнее алсктроп-фононпая связь, тем слабо-Б. л. Повышение темп-ры приводит к ослаблению Б. л. и шерокачке» ляоргии в фононноо крыло (суммарная интенсивность практически не зависит от тпмн-ры). В области темн-р, отвечающих условию £Г» >^v_M5KC (\\'макс макс, частота фоноков, участвующих в электрон-фонотюм взаммодеистншО, интенсивность Б. л. с повышенном темп-ры -падает :)ксиогшициально. Олектроп-фоношше взаимодействие приводит также к температурному уширснию и сдвигу Б. л.
При низких темп-pax Б. л. наблюдаются в спектрах кристаллов с ионами редкоземельных и переходных элементом, примесных щолочно-галоидных кристаллов, нек-pux молекулярных кристаллов с примесными молекулами и др. Ширина наблюдаемых Б. л. даже при гелиевых темп-pax обычно на 3 порядка превышает радиационную ширину, что в основном обусловлено неоднородностью кристаллич. матрицы. .Методы селективной лазерной спектроскопии, позволяют выявлять узкие Б. л. (шириной менее 10~³ см-¹) в спектрах сложных соединений.
Лит.: Р е и а н « К. К., Элементарна» теории колебательной структуры спектров примесных центров кристаллов, М., 19(38: М а р а л у д и и А., Дефекты и колебательный спектр кристалл он, ш:р. с англ., М., 1Ш!8; II е р л и н Ю, Е., Ц у-нерблат Б. С,., Эффекты «лектронно-ко^ебательнпго пзаи-мо действ ил в оптических спектрах примесных парамагнитных иошш, Ниш., 1974; Р era on о v К. I,, Site sekection spect-roscopy of Complex Molecules in Solutions and Its Applications, n сб.: Spectroscupy and Excitation Dynamlca of Condensed Molecular Sysmens, pt. 10, ed. by V. M. Agronovich and И. М, Hoch-strasser, JH83. P. И. Персиков. БЕСЩЕЛЕВЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКИ ≈ вещества с тождественно равной нулю шириной запрещенной зоны. В Б. п. дно зоны проводимости #_с и вершина валентной зоны S_v касаются друг друга. Б. п. образуют естеств. границу между металлами {металлы с точечной ферм-и-поверхностью) и полупроводниками. От типичных полупроводников их отличает отсутствие аноргстич. порога для рождения электронно-дырочных пар, от металлов ≈ существенно меньшая плотность электронного газа. Впервые босщслевоо состояние обнаружено в 1957 Ml. Обращение в нуль ширины запрещ╦нной зоны £g может быть обусловлено симметрией кристаллич. реш╦тки, а может носить и случайный характер. Это позволяет разделить Б, п. на 2 группы. К 1-й относятся
ct≈Sn (серое олово), р≈Hg.S¹, HgSe и IlgTe, у к-рых дну зоны проводимости и вершине валентной зоны соответствуют волновые функции, принадлежащие одному и тому же неприводимому представлению пространственной группы симметрии кристаллов, Бесщелевой электронный спектр этих веществ достаточно устойчив и исчезает лить при внеш. воздействиях, понижающих симметрию кристалла (напр., при одноосном сжатии). Ко 2-й группе В, и. можно отнести тв╦рдые растворы РЬ,_ vSn-Де. РЬ, ..JSnJSe, В1_]__Д._ЬЧЬ,_С. у к-рых при онрс-
J- Л .Л - L ,V _V > J Л -Л f v ± J. ±
дел. соотношениях компонент возникает случайное вырождение уровней, соответствующих дну зоны проводимости и вершине валентной зоны. В этих веществах бесщелевое состояние может быть разрушено под действием любого возмущения, в т. ч. такого, к-рое не изменяет симметрии кристалла.
Все известные Б. п. 1-й группы имеют т. н. н и и с р с-н у ю зонную структуру, к-рую предложили С. X. Гровс и В. Поль н 1963 для объяснения свойстн а ≈ Sn. Для этой структуры характерно обратное расположение энергии s- к ^-подобных электронных зон кристалла по сравнению с знерготич. структурой таких типичных полупроводников, как Go и InSb, обладающих той жо кубич. симметрией. У InSb зона проводимости, отдел╦нная от валентной зоны запрещ╦нной зоной шириной <?£, описывается в окрестности «дна» 8_с волновыми ф-циями L?-симметрии. Две валонтныо зоны вблизи своего потолка £_v описываются ьолно-выми ф-циями -Р-симметрич (зоны легких и тяж╦лых дырок; рис., а), В Б. п. (напр., HgTe) зона с 5-сим-митриеи: расположена ниже зол с /'-симметрией и имеет отрицат. кривизну. Кривизна одно)! из зон с Р-сим-метрией оказывается положительной, а другой ≈ отрицательной (рис., 6J. Эффективные массы Электронов т* в Б. п. заметно меньше эффективных масс дырок
^тд (^mVⁿⁱfl, ~ Ю~²). Возникновение инверсной структуры зон связано с релятивистскими аффектами [1]. Отсутствие тцоли в электронном c-j сект ре П. п, обусловливает целый ряд их особенностей. Концентрация п электронов как носителей заряда в чистых не легированных Б. тг. степенным (а не экспоненциальным) образом зависит от тимц-ры Т:
п - Т*'^!*.
Концентрация п может заметно возрастать при пропускании через Б. п. электрич. тока, что обусловливает нелинейность вольт-амперной характеристики.
Элоктронпыр энерге-
онер г и я
р≈ I'1'O
ny,nijc):
водника
нечной
киагшим-
п≈тголупро-InSb с ко-шириной аа-
лрощ╦пно зоны
6 ≈ Оссшелспог» лупроЕодника.
L1U-
0
Значит. роль в Г», тт. при низких темп-pax играет э л с к т р о н - э л с к т р о н п о е взаимодействие, приводящее, во-первых, к неаналитич. зависимости энергии электронов и дырок от квазиимпульса р в области p^h^vjm^e¹ (е ≈ заряд электрона, Р_О ≈ статическая диэлектрическая проницаемость)', во-вто-рьтх, к сингулярному поведению диэлектрич. проницаемости кристалла как ф-ции Т_у фе.рми-эпергии 8^^
частоты и волнового числа при малых значениях этих параметров.
В отличие от обычных полупроводников, в Б. п. нэ-возможно существование истинно дискретных примесных уровней, однако акцепторные примеси в Б. п. образуют узкие резонансные состояния в зоне проводи-
UI
ш
^
ш