Электромагнитные колебания периодически-неоднородной плазмы полупроводников во внешних полях

• Автор: Прохницкий, Леонид Афанасьевич
• Шифр специальности: 01.04.10
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1984
• Место защиты: Киев
• Количество страниц: 165 c. : ил

 _ 2 -
ОГЛАВЛЕНИЕ

ГЛАВА I. СОБСТВЕННЫЕ КОЛЕБАНИЯ ПЛАЗМЕННОЙ РЕШЕТКИ В ГРЕЮЩЕМ

ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ ,

§1. Обзор литературы

§2. Основные уравнения

§з. Высокочастотный ток в плазме без магнитного поля .

§4. ТЕ-волна в периодически-неоднородной плазме

§5. ТМ- и ТЕ-волны в плазменной решетке

§6. Продольные колебания периодически-неоднородной

плазмы
ГЛАВА II, . СОБСТВЕННЫЕ КОЛЕБАНИЯ МАГНИТОАКТИВНОЙ ПЛАЗМЕННОЙ
РЕШЕТКИ
§7. Функция распределения и высокочастотный ток
в магнитном поле
§8. Собственные колебания плазменной решетки
при 0 = 0 . 8?
§9. Геликон в периодически-неоднородной плазме
§ю. , Волны в магнитоактивной плазменной решетке
при 09^0
ГЛАВА III. ЭЛЕКТРОМАГНИТООПТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ В ПОЛУПРОВОДНИКЕ
С ПЛАЗМЕННОЙ РЕШЕТКОЙ
§П. , Плазма в периодически легированном
полупроводнике
§12. Распространение электромагнитной волны
в полупроводнике с плазменной решеткой в греющем
электрическом поле
§13. Магнитооптические эффекты в полупроводнике
с плазменной решеткой

§14. Влияние электрического поля на дифракционные
свойства решетки подвижных носителей
ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Данная диссертационная работа посвящена теоретическому исследованию электромагнитных свойств полупроводниковой периодически-неоднородной плазмы - плазменной решетки, образованной подвижными носителями в полупроводнике. Актуальность изучения плазменной решетки обусловлена тем, что она в качестве важнейшей подсистемы содержится в слоистых полупроводниках с малым периодом неоднородности - сверхрешетках, которые, как известно, благодаря ряду замечательных свойств сейчас интенсивно исследуются и внедряются при конструировании полупроводниковых приборов. Интерес к сверхрешеткам в значительной степени стимулируется совершенствованием технологии изготовления слоистых полупроводниковых структур. Достигнутый уровень теоретических и экспериментальных разработок указывает на формирование нового "сверхрешеточного" направления в полупроводниковой электронике. Еще одна область, имеющая прямое отношение к поставленной задаче, связана с методом создания плазменных решеток в динамическом режиме, получившем широкое распространение в акустооптике и голографии. В этом случае решетка носителей возникает в исходном однородном полупроводнике под действием периодического внешнего возмущения - акустического или оптического.
В отличие от плазмы так называемых "квантовых" сверхрешеток объектом исследования диссертации является "классическая" плазменная решетка, период которой много меньше линейных размеров образца, но все же превышает характерные кинетические длины. На языке кинетического формализма это означает, что рассматривается такая структура подвижных носителей в полупроводнике, стационарное состояние которой, в общем случае неравновесное, описывается функцией распределения, периодически зависящей от пространственЗакон дисперсии в окрестности брэгговского резонанса удобно
искать в виде o-n ,л. ,
C0 = U)o(l + 0) , |б|«1 . (4.26)
Частоту С0о определим с помощью дисперсионного уравнения для однородной плазмы (4.13), положив в последнем ^.= 0 . В результате для резонансной частоты С0о получаем выражение
(х>0-~j СОр + 00*OOS 207 , (4.27)
в которое введен угол 0 по формуле
1 (CU0 Чтобы найти Ь как функцию Д , следует подставить (4.22), (4.26) в дисперсионное уравнение (4.25) . Оставляя в левой части
(4.25) малые члены второго порядка по Д , $ , v^/Ci)0, получаем
ST-ltW . (4.29)
V 0бо 16 со0 2.ю0 Видно, что использованное при выводе формулы (4.29) условие |8|«1 действительно выполняется благодаря (4.16) . Выражения (4.22) ,
(4.26) совместно с (4.29) задают закон дисперсии ТЕ-волны в параметрической форме, причем параметром является Д
Выбор знака перед радикалом в (4.29) так же, как в теории зонного электрона, может быть осуществлен несколькими способами. Если пользоваться представлением расширенной зонной схемы /см., например, [79]/, то следует потребовать, чтобы в пределе $ = 0 формула (4.29) приводила к обычному закону дисперсии для однородной плазмы. Приращение §(Д) в случае однородной плазмы для той же области значений волнового вектора (4.22) мы найдем, подставив (4.22), (4.26) в (4.13) . В линейном приближении получаем
. (4.30)
Обо 2. со*
Сравнивая (4.29) , (4.30) , легко видеть, что в рамках расширенной зонной схемы