Различия

Показаны различия между двумя версиями страницы.

--- lab4:движение_носителей [2019/04/04 17:23] – root_s
+++ lab4:движение_носителей [2026/09/04 06:04] (текущий) – внешнее изменение 127.0.0.1
@@ Строка 38: / Строка 38: @@
 {\vec v}_{д}= \frac{c}{B^2}\cdot [\vec E\times \vec B].
 $$
-Амплитуда периодического движения совпадает с Ларморовским радиусом  $\rho _{L} =\frac{v_{\bot } }{\omega _{c} }$. Отметим, что это справедливо для свободной частицы, которая не сталкивается с другими частицами и с какими-либо другими объектами.
+Амплитуда периодического движения совпадает с Ларморовским радиусом  $\rho _{L} =\frac{v_{\bot }}{\omega _{c} }$. Отметим, что это справедливо для свободной частицы, которая не сталкивается с другими частицами и с какими-либо другими объектами.
-Рассмотрим поведение частицы //с учётом столкновений// частиц. Из курса молекулярной физики известно, что все частицы совершают хаотическое тепловое движение. Важной характеристикой такого движения является средняя длина свободного пролёта --- $\langle l\rangle $. Зная среднюю (по модулю) тепловую скорость, можно определить среднее время между столкновениями частиц $\tau =\frac{\langle l\rangle}{\langle | v | \rangle $. Если на частицы не действует внешняя сила, то средняя проекция тепловой скорости на любое направление равна нулю. При наложении внешнего постоянного электрического поля на частицу будет действовать постоянная сила. Следовательно, в промежутках между столкновениями её движение является равноускоренным, и она приобретает дополнительный импульс и, следовательно, дополнительную скорость в направлении действия силы. Если //добавка// к скорости, которую частица приобретает вследствие действия электрического поля, за время $\tau $ // много меньше // её средней по модулю тепловой скорости, то такое поле называется //слабым//. После столкновения частица равновероятно рассеивается в любом направлении, значит в среднем, проекция её скорости на любое направление равна нулю. Двигаясь далее, она опять испытывает ускорение, приобретает дополнительную скорость и так далее. Таким образом, частица, кроме хаотического теплового движения, совершает дрейф с некоторой средней скоростью $v_{d}.$
+Рассмотрим поведение частицы //с учётом столкновений// частиц. Из курса молекулярной физики известно, что все частицы совершают хаотическое тепловое движение. Важной характеристикой такого движения является средняя длина свободного пролёта --- $\langle l\rangle $. Зная среднюю (по модулю) тепловую скорость, можно определить среднее время между столкновениями частиц $\tau =\frac{\langle l\rangle}{\langle | v | \rangle }$. Если на частицы не действует внешняя сила, то средняя проекция тепловой скорости на любое направление равна нулю. При наложении внешнего постоянного электрического поля на частицу будет действовать постоянная сила. Следовательно, в промежутках между столкновениями её движение является равноускоренным, и она приобретает дополнительный импульс и, следовательно, дополнительную скорость в направлении действия силы. Если //добавка// к скорости, которую частица приобретает вследствие действия электрического поля, за время $\tau $ //много меньше// её средней по модулю тепловой скорости, то такое поле называется //слабым//. После столкновения частица равновероятно рассеивается в любом направлении, значит в среднем, проекция её скорости на любое направление равна нулю. Двигаясь далее, она опять испытывает ускорение, приобретает дополнительную скорость и так далее. Таким образом, частица, кроме хаотического теплового движения, совершает дрейф с некоторой средней скоростью $v_{d}.$
 В //приближении слабого поля// дрейфовая скорость $v_{d} $ много меньше средней по модулю тепловой скорости и время $\tau $ не зависит от дрейфовой скорости и, соответственно, от внешней силы. Приобретаемый частицей дополнительный импульс и скорость пропорциональны как внешней силе $F_{E} $, так и времени действия этой силы $\tau $. Таким образом, в слабом электрическом поле дрейфовая скорость пропорциональна напряжённости электрического поля ${\vec v}_{d}=u\cdot \vec E$, где коэффициент  пропорциональности $u$ называется **подвижностью** носителей заряда, в СИ подвижность имеет размерность $\frac{м^2}{В\cdot с}$, но часто измеряется в несистемных единицах $\frac{см^2}{В\cdot с}$.
@@ Строка 48: / Строка 48: @@
 Контакты 1 и 2 будем называть токовыми контактами, контакты 3 и 4 --- потенциальными контактами. В отсутствие магнитного поля, если образец однороден и изотропен, контакты 3 и 4 находятся на эквипотенциальной поверхности и при пропускании тока через образец, падение напряжения между контактами 3 и 4 равно нулю. Поместим наш образец в однородное магнитное поле, вектор магнитного поля $\vec В$ перпендикулярен вектору $\vec j$. Скорость движения заряженных частиц состоит из хаотической (тепловой) и дрейфовой составляющих. Дрейфовая скорость возникает вследствие действия на заряженную частицу внешних сил (в нашем случае из-за приложенных внешних электрического и магнитного полей $\vec E$ и $\vec B$). В силу линейности зависимости силы Лоренца от скорости имеем:
 $$
-\vec F = q\vec E + \frac{q}{c} [\vec v_T \times \vec B]+\frac{q}{c} [\vec v}_d \times \vec B],
+\vec F = q\vec E + \frac{q}{c} [{\vec v}_T \times \vec B]+\frac{q}{c} [{\vec v}_d \times \vec B],
 $$
 Так как средняя проекция тепловой скорости на любую ось равна нулю, то при усреднении второе слагаемое в последней формуле становится равным нулю, и средняя сила зависит только от дрейфовой скорости. Видно, что магнитная составляющая силы Лоренца отклоняет как положительно, так и отрицательно заряженные частицы в одну и ту же сторону, поскольку изменение знака заряда компенсируется изменением направления дрейфовой скорости на противоположную.
-Предположим, что ток в образце определяется движением заряженных частиц одного типа, например, электронов (иначе придётся учитывать вклад в ток движение заряженных частиц всех типов). В отсутствие магнитного поля ток течёт слева направо. После включения магнитного поля, на электроны начинает действовать магнитная составляющая силы Лоренца, которая отклоняет их в направлении к грани 3. Таким образом, некоторое время после включения магнитного поля происходит движение электронов от грани 4 к грани 3. Электроны, создают на грани 3 отрицательный, а на грани 4 положительный заряды, то есть между этими гранями возникнет дополнительное электрическое поле ${\rm E}_{{\rm H}} $. Заряд на гранях 3 и 4 будет расти до тех пор, пока магнитная составляющая силы Лоренца не уравновесится этим дополнительным электрическим полем:
+Предположим, что ток в образце определяется движением заряженных частиц одного типа, например, электронов (иначе придётся учитывать вклад в ток движение заряженных частиц всех типов). В отсутствие магнитного поля ток течёт слева направо. После включения магнитного поля, на электроны начинает действовать магнитная составляющая силы Лоренца, которая отклоняет их в направлении к грани 3. Таким образом, некоторое время после включения магнитного поля происходит движение электронов от грани 4 к грани 3. Электроны, создают на грани 3 отрицательный, а на грани 4 положительный заряды, то есть между этими гранями возникнет дополнительное электрическое поле ${\vec E}_H$. Заряд на гранях 3 и 4 будет расти до тех пор, пока магнитная составляющая силы Лоренца не уравновесится этим дополнительным электрическим полем:
+$$
+e\cdot {\vec E}_y +\frac ec [{\vec v}_d \times \vec B] = 0.
+$$
+В этой ситуации имеем:
+$
+E_{y} =\frac{v_{d}}{c} B.
+$
+Так как мы рассматриваем движение электрона за время свободного пробега, то ясно, что в формуле стоит средняя скорость дрейфа, определяемая средним по ансамблю электронов временем свободного пробега  $\langle \tau \rangle$ (средним временем релаксации). Поскольку
+$$
+j_{x} =-env_{d},
+$$ то
+$$
+E_{y} =E_{H} =-\frac{j_{x} B}{en}.
+$$
-$e\cdot {\bf E}_{{\bf y}} {\rm +\; }e\left[{\bf v}_{{\bf d}} {\rm \times \; B}\right]{\rm \; =\; 0}$ (СИ).   \eqref{GrindEQ__31_}
+Величина $E_H$ называется **полем Холла**. Таким образом, электрическое поле (для нашей ориентации векторов) имеет компоненты $E_x$ и $E_y$, следовательно, полный вектор электрического поля $\vec E = \vec i E_{x} + \vec k E_{y}$ не будет совпадать по величине и направлению с первоначальным, (когда $\vec{В}= 0$) между ними будет угол $\varphi _H$, получивший название **угол Холла**. Для тангенса этого угла можно записать:
+$$
-\noindent В этой ситуации имеем:
+tg (\varphi _{H}) =\frac{E_y}{E_x}
-\begin{equation} \label{GrindEQ__32_}
+$$
-E_{y} =v_{d} B.
+или
-\end{equation}
+$$
-Так как мы рассматриваем движение электрона за время свободного пробега, то ясно, что в \eqref{GrindEQ__32_} стоит средняя скорость дрейфа, определяемая средним по ансамблю электронов временем свободного пробега  $\mathrm{<}$ $\tau$ $\mathrm{>}$ (средним временем релаксации). Поскольку
+tg (\varphi _{H}) =-\frac{\sigma B}{en}=-u_{n} B.
+$$
-$j_{x} =-env_{d} $, то
-\begin{equation} \label{GrindEQ__33_}
-E_{y} =E_{H} =-j_{x} B/en.
-\end{equation}
-Величина ${\rm E}_{{\rm H}} $${}_{\ }$называется полем Холла. Таким образом, электрическое поле (для нашей ориентации векторов) имеет компоненты ${\rm E}_{{\rm x}} $ и ${\rm E}_{{\rm y}} $, следовательно, полный вектор электрического поля ${\bf E\; }{\rm =\; i}E_{x} {\rm +\; k}E_{y} $ не будет совпадать по величине и направлению с первоначальным, (когда \textbf{В }= 0) между ними будет угол \textit{$\varphi$${}_{H}$}, получивший название «угол Холла». Для тангенса этого угла можно записать:
-$tg{\rm \; }\varphi _{H} {\rm \; }={\rm \; }E_{y} /E_{x} {\rm \; \; \; }$или
+На практике удобнее измерять не напряженность электрического поля, а соответствующую разность потенциалов (между гранями 3 и 4 на рисунке), которая называется **ЭДС Холла**:
-\begin{equation} \label{GrindEQ__34_}
+$$
-tg{\rm \; }\varphi _{H} =-\sigma {\rm \; }B/(e{\rm \; }n)=-u_{n} {\rm \; }B{\rm \; }
+U_{H} =E_{H} \cdot d=-\frac{j_{x} Bd}{en}.
-\end{equation}
+$$
-На практике удобнее измерять не напряженность электрического поля, а соответствующую разность потенциалов (между гранями 3 и 4 на рис. 6), которая называется эдс Холла:
-\begin{equation} \label{GrindEQ__35_}
-U_{H} =E_{H} \cdot d=-j_{x} Bd/(en)
-\end{equation}
 Если выразить полный ток через плотность тока,
+$I=j_{x} d\cdot h$, то
+$$
+U_{H} =-\frac{IB}{enh}=\frac{R_{H} IB}{h},
+$$
+где $R_{H} =-(en)^{-1}$ --- постоянная Холла.
-$I=j_{x} d\cdot h$, то $U_{H} =-IB/(enh)=R_{H} IB/h$,  \eqref{GrindEQ__36_}
+В случае полупроводника р--типа проводимости в уравнении ($E_{y} =E_{H} =-\frac{j_{x} B}{en}$) следует изменить знак носителей заряда с $-е$ на $+е$. Тогда будем иметь:
+$$
+E_{H}=\frac{j_{x} B}{ep}=j_{x} R_{H} B,
+$$
+$$
+tg (\varphi _{H})=-\frac{\sigma B}{ep}=-u_{p} B,
+$$
+$$U_{H} =-\frac{IB}{eph}=\frac{R_{H} IB}{h},
+$$
+где р --- концентрация дырок, $u_p$ --- их подвижность, $R_H = (e p)^{-1}$ --- постоянная Холла для дырочного полупроводника. Сопоставляя последние формулы, можно видеть, что по знаку эдс Холла можно определить в эксперименте тип носителей заряда, а по величине $R_H$ --- их концентрацию. Кроме того, если возможно измерение и проводимости, и постоянной Холла, то по ним определяют подвижность носителей:
+$$
+u_{n(p)} =\sigma R_{H} .
+$$
-\noindent где $R_{H} =-1/(en)$ -- постоянная Холла.
+Исследование эффекта Холла в полупроводниках осложняется тем, что в них существует несколько типов носителей зарядов. Проводимость, обусловленная движением одинакового количества электронов и дырок, называется собственной. Обычно полупроводники обладают примесной проводимостью. В полупроводниках такого типа некоторые атомы основного кристалла заменены атомами другой валентности. Если валентность атомов примеси больше, чем у основного кристалла, то у атома примеси есть "лишний" электрон, слабо связанный с атомным остовом, который он может легко отдать в зону проводимости. В таком полупроводнике больше электронов, чем дырок, он называется полупроводником n--типа, и обладает электронной проводимостью. При обратном соотношении валентностей основных и примесных атомов реализуется проводимость p--типа (дырочная). В полупроводниках могут также присутствовать оба типа носителей заряда.
-В случае полупроводника р-типа проводимости в уравнении \eqref{GrindEQ__33_} следует изменить знак носителей заряда с «-е» на «+е». Тогда будем иметь:
-\[E_{H} {\rm \; }={\rm \; }j_{x} {\rm \; }B/(e{\rm \; }p){\rm \; }={\rm \; }j_{x} {\rm \; }R_{H} {\rm \; }B,   \]
-\begin{equation} \label{GrindEQ__37_}
-tg{\rm \; }\varphi _{H} {\rm \; }={\rm \; }-\sigma {\rm \; \; }B/(e{\rm \; }p){\rm \; }={\rm \; }-u_{p} {\rm \; }B,
-\end{equation}
-\[U_{H} =-IB/(eph)=R_{H} IB/h,   \]
-где \textit{р} -- концентрация дырок, \textit{u${}_{p}$} -- их подвижность, \textit{R${}_{H}$ = 1/ (e p )} -- постоянная Холла для дырочного полупроводника. Сопоставляя \eqref{GrindEQ__35_} и \eqref{GrindEQ__37_}, можно видеть, что по знаку эдс Холла можно определить в эксперименте тип носителей заряда, а по величине \textit{R${}_{H}$}${}_{\ \ }$-- их${}_{\ }$ концентрацию. Кроме того, если возможно измерение и проводимости, и постоянной Холла, то по ним определяют подвижность носителей:
-\begin{equation} \label{GrindEQ__38_}
-{\rm \; }u_{n(p)} {\rm \; }={\rm \; \; }\sigma R_{H} .
-\end{equation}
-Исследование эффекта Холла в полупроводниках осложняется тем, что в них существует несколько типов носителей зарядов. Проводимость, обусловленная движением одинакового количества электронов и дырок, называется собственной. Обычно полупроводники обладают примесной проводимостью. В полупроводниках такого типа некоторые атомы основного кристалла заменены атомами другой валентности. Если валентность атомов примеси больше, чем у основного кристалла, то у атома примеси есть «лишний» электрон, слабо связанный с атомным остовом, который он может легко отдать в зону проводимости. В таком полупроводнике больше электронов, чем дырок, он называется полупроводником n-типа, и обладает электронной проводимостью. При обратном соотношении валентностей основных и примесных атомов реализуется проводимость p - типа (дырочная). В полупроводниках могут также присутствовать оба типа носителей заряда.
 Теперь рассмотрим ситуацию, когда в полупроводнике есть и электроны, и дырки. Запишем общий вид уравнений движения для электронов и дырок в электрическом и магнитном полях:
+$$
-$m{\rm \; d}{\bf v}_{n} {\rm /}dt{\rm \; =\; }-e{\rm \; E}-e{\rm \; [v}_{n} {\bf B}{\rm ]}$ -- для электронов,
+m \frac{d{\vec v}_n}{dt} =-e\vec E- \frac{e}{c}[{\vec v}_n \vec B] \mbox{ - для электронов, } \ \
+m \frac{d{\vec v}_p}{dt} =-e\vec E- \frac{e}{c}[{\vec v}_p \vec B] \mbox{ - для дырок.}
-$m{\rm \; d}{\bf v}_{p} {\rm /}dt{\rm \; =\; }-e{\rm \; E}-e{\rm \; [v}_{p} {\bf B}{\rm ]}$ -- для дырок.        \eqref{GrindEQ__39_}
+$$
+Проинтегрировав эти уравнения, и используя соотношение для подвижности $u_n =\frac{e \langle \tau \rangle}{m_n}$, получим:
-Проинтегрировав уравнения \eqref{GrindEQ__39_}, и используя соотношение для подвижности \textit{u${}_{n}$ =e $<$ $\tau$ $>$/m${}_{n}$} , получим:
+$$
-\[{\bf v}_{n} {\rm \; =\; }-u_{n} {\bf E\; }-u_{n}^{2} {\rm \; [E\; B]},    \]
+\vec v_{n(p)} =-u_{n(p)} \vec E-\frac{u_{n(p)}^2}{c} [\vec E \times \vec B],
-\begin{equation} \label{GrindEQ__40_}
+$$
-{\bf v}_{p} {\rm \; =\; }-u_{p} {\bf E\; }-u_{p}^{2} {\rm \; [E\; B]}.
+Помножив первое уравнение на $en$, а второе на $ep$, получим уравнения для электронного и дырочного токов:
-\end{equation}
+$$
+\vec j_{n(p)} =-en(p)u_{n(p)} \vec E-en(p)\frac{u_{n(p)}^2}{c} [\vec E \times \vec B].
+$$
-\noindent Помножив первое уравнение на «en», а второе на «ep», получим уравнения для электронного и дырочного токов:
-\[{\bf j}_{n} {\rm \; =\; }-enu_{n} {\bf E}{\rm \; }-enu_{n}^{2} {\rm \; [E\; B]},   \]
-\begin{equation} \label{GrindEQ__41_}
-{\bf j}_{p} {\rm \; =\; }-epu_{p} {\bf E}-epu_{p}^{2} {\rm \; [E\; B]}.
-\end{equation}
 Таким образом, полный ток:
-\begin{equation} \label{GrindEQ__42_}
+$$
-{\bf j}{\rm \; =\; }e(nu_{n} +pu_{p} ){\bf \; E}{\rm \; +}e(pu_{p}^{2} +nu_{n}^{2} ){\rm [E\; B]}
+\vec j =e(nu_n + pu_p) \vec E+e\frac{nu_n^2+pu_p^2}{c} [\vec E \times \vec B]
-\end{equation}
+$$
 или в скалярной форме:
-\[j_{x} {\rm \; }={\rm \; }e(nu_{n} +pu_{p} )E_{x} {\rm \; }+e(pu_{p}^{2} +nu_{n}^{2} )E_{y} B_{z} =j,\]
+$$
-\begin{equation} \label{GrindEQ__43_}
+j_x =e(nu_n + pu_p) E_x+e\frac{nu_n^2+pu_p^2}{c} E_y B_z=j,
-j_{y} {\rm \; }={\rm \; }e(nu_{n} +pu_{p} )E_{y} {\rm \; }+e(pu_{p}^{2} +nu_{n}^{2} )E_{x} B_{z} =0.
+$$
-\end{equation}
+$$
-Поскольку магнитное поле слабое, то второе слагаемое в первом уравнении системы \eqref{GrindEQ__43_} много меньше первого. С учетом этого, решив систему \eqref{GrindEQ__43_} относительно E${}_{y}$ , получим
+j_y =e(nu_n + pu_p) E_y+e\frac{nu_n^2+pu_p^2}{c} E_x B_z=0.
-\[E_{H} {\rm \; }={\rm \; \; \; }R_{H} jB,\]
+$$
-\begin{equation} \label{GrindEQ__44_}
+Поскольку магнитное поле слабое, то второе слагаемое в первом уравнении системы много меньше первого. С учетом этого, решив систему относительно $E_y$ , получим
-R_{H} {\rm \; }={\rm \; }(1/e)(pu_{p}^{2} -nu_{n}^{2} )/(nu_{n} +pu_{p} )^{2} .
+$$
-\end{equation}
+E_{H}=R_{H} jB,
-Из \eqref{GrindEQ__44_} видно, что при \textit{n$>$$>$p  R${}_{H}$ = 1/ (en)}, а при \textit{p$>$$>$n R${}_{H}$ = 1/ (ep)}. В случае собственного полупроводника, где \textit{n = p = n${}_{i}$} ,
+$$
-\begin{equation} \label{GrindEQ__45_}
+$$
-R_{H} {\rm \; }={\rm \; }(1/en_{i} ){\rm \; }(u_{p} -u_{n} )/(u_{n} +u_{p} )=(1/en_{i} )\cdot (1-b)/(1+b),
+R_{H} =\frac{pu_{p}^{2} -nu_{n}^{2}}{e(nu_{n} +pu_{p})^2}.
-\end{equation}
+$$
-где \textit{b = u${}_{n}$/u${}_{p}$}. Согласно \eqref{GrindEQ__45_} \textit{R${}_{H}$${}_{\ }$${}_{\ }$}$\mathrm{<}$ 0 при \textit{b} $\mathrm{>}$  1 (т. е. \textit{u${}_{n}$ $>$ u${}_{p}$}) и \textit{R${}_{H}$${}_{\ }$}${}_{\ }$$\mathrm{>}$  0 при \textit{b}  $\mathrm{<}$ 1 (т. е. \textit{u${}_{n}$ $<$ u${}_{p}$}).
+Из этого выражения видно, что при $n \gg p$:  $R_H = -(en)^{-1}$, а при $p\gg n$: $R_H = (ep)^{-1}$. В случае собственного полупроводника, где $n = p = n_i$,
+$$
+R_{H}=\frac{u_{p} -u_{n}}{en_{i}(u_{n} +u_{p} )}=\frac{1-b}{en_{i}(1+b)},
+$$
+где $b = \frac{u_n}{u_p}$. Согласно последней формуле $R_H<0$ при $b>1$ (т.е. $u_n>u_p$) и $R_H>0$ при $b<1$ (т.е. $u_n<u_p$).
-Выше мы полагали, что все носители заряда имеют одно и то же время релаксации, иными словами -- мы считали вероятность рассеяния независящей от скорости движения. При строгом рассмотрении необходимо учитывать распределение носителей по скоростям; следствием этого будет зависимость времени релаксации электронов (дырок) от их кинетической энергии. Описание кинетических явлений в ансамбле частиц при учете их распределения по энергии обычно выполняют с помощью кинетического уравнения Больцмана. Следствием рассмотрения эффекта Холла с помощью этого уравнения будет появление множителя \textit{r}
+Выше мы полагали, что все носители заряда имеют одно и то же время релаксации, иными словами --- мы считали вероятность рассеяния независящей от скорости движения. При строгом рассмотрении необходимо учитывать распределение носителей по скоростям; следствием этого будет зависимость времени релаксации электронов (дырок) от их кинетической энергии. Описание кинетических явлений в ансамбле частиц при учете их распределения по энергии обычно выполняют с помощью кинетического уравнения Больцмана. Следствием рассмотрения эффекта Холла с помощью этого уравнения будет появление множителя $r$
-\begin{equation} \label{GrindEQ__46_}
+$$
-r{\rm \; }={\rm \; }<\tau ^{2} >/<\tau >^{2}
+r=\frac{\langle \tau ^{2} \rangle}{{\langle \tau  \rangle}^{2}}
-\end{equation}
+$$
 в выражении для постоянной Холла:
-\noindent $R_{H} =-\, r/(en)$ -- для электронов,   $R_{H} =-r/(ep)$ -- для дырок,
+$$
+R_{H} =-r(en)^{-1} \mbox{ - для электронов, }   R_{H} =-r(ep)^{-1} \mbox{ - для дырок,}
-\noindent $R_{H} {\rm \; }={\rm \; }(r/e)(pu_{p}^{2} -nu_{n}^{2} )/(nu_{n} +pu_{p} )^{2} $-- для биполярной проводимости.
+$$
+$$
+R_{H}=\frac re \frac{pu_{p}^{2} -nu_{n}^{2} }{(nu_{n} +pu_{p})^{2}} \mbox{ - для биполярной проводимости.}
+$$
-\noindent Здесь $\mathrm{<}$\textit{$\tau$} $\mathrm{>}$ -- среднее время релаксации, $\mathrm{<}$\textit{$\tau$${}^{2} $}$\mathrm{>}$ -- средний квадрат времени релаксации. Соответственно все полученные выше формулы, где есть множители 1/\textit{(en)} или  1/(\textit{ep}), верны с точностью до множителя r; в частности, для подвижности:
+Здесь $\langle \tau \rangle$ --- среднее время релаксации, $\langle \tau ^{2} \rangle$ --- средний квадрат времени релаксации. Соответственно все полученные выше формулы, где есть множители $(en)^{-1}$ или  $(ep)^{-1}$, верны с точностью до множителя $r$; в частности, для подвижности:
-\[{\rm \; }u_{n}^{H} {\rm \; }={\rm \; }r\sigma /en=ru_{n} {\rm ,}{\rm \; }\]
+$$
-\begin{equation} \label{GrindEQ__47_}
+u_{n}^{H} =\frac{r\sigma}{en}=ru_{n}; \ \ \ \
-{\rm \; }u_{p}^{H} {\rm \; }={\rm \; }r\sigma /en=ru_{p} .
+u_{p}^{H} = \frac{r\sigma}{ep}=ru_{p} .
-\end{equation}
+$$
 Поэтому подвижность, определяемую с помощью эффекта Холла, называют холловской, в отличие от истинной (дрейфовой). Множитель r получил название фактора Холла.
-Поскольку \textit{r} определяется временем релаксации \textit{$\tau$}, то его величина будет зависеть от механизмов рассеяния носителей заряда. Подсчитано, что при рассеянии на акустических колебаниях кристаллической решетки \textit{r }= 3$\pi$/8=1,18, а при рассеянии на примесных ионах \textit{r }= 1,93. При низких температурах (для Ge T $\mathrm{<}$ 250 K, для Si T~$\mathrm{<}$~100~K) обычно доминирует рассеяние носителей на ионах примесей, а при высоких температурах (для Ge и Si -- в том числе и при комнатной температуре) преобладает рассеяние на колебаниях решетки.
+Поскольку $r$ определяется временем релаксации $\tau$, то его величина будет зависеть от механизмов рассеяния носителей заряда. Подсчитано, что при рассеянии на акустических колебаниях кристаллической решетки $r= \frac 38 \pi \approx 1,18,$ а при рассеянии на примесных ионах $r = 1,93.$ При низких температурах (для Ge $T < 250$ K, для Si $T < 100$ K) обычно доминирует рассеяние носителей на ионах примесей, а при высоких температурах (для Ge и Si --- в том числе и при комнатной температуре) преобладает рассеяние на колебаниях решетки.
-Как отмечалось выше, полученные нами результаты справедливы для случая слабого магнитного поля. Поскольку \textit{$\tau$ = $<$$\lambda$$>$/$<$v$>$}, то соотношение между длиной свободного пробега $\mathrm{<}$\textit{$\lambda$}$\mathrm{>}$ носителя заряда и радиусом его круговой орбиты в магнитном поле можно заменить на следующее:
+Как отмечалось выше, полученные нами результаты справедливы для случая слабого магнитного поля. Поскольку $\tau = \frac{\langle \lambda \rangle}{\langle v\rangle}$, то соотношение между длиной свободного пробега $\langle \lambda \rangle$ носителя заряда и радиусом его круговой орбиты в магнитном поле можно заменить на следующее:
-$\tau <<T=2\pi /\omega _{c} $ -- для слабого поля,
+$$
+\tau \ll T=\frac{2\pi}{\omega _{c}} \mbox{ - для слабого поля,}
-$\tau >>T=2\pi /\omega _{c} $ -- для сильного поля,    \eqref{GrindEQ__48_}
+$$
+$$
-\noindent где \textit{T }-- период вращения частицы,  \textit{$\omega$${}_{c}$} -- циклотронная частота (частота вращения носителя заряда по круговой траектории в магнитном поле с индукцией \textbf{В}). Поскольку $\omega \; \, =\, \; \frac{q\cdot B}{m^{*} } $, подставив \textit{$\omega$${}_{c}$} в \eqref{GrindEQ__48_}, получим:
+\tau \gg T=\frac{2\pi}{\omega _{c}}$ \mbox{ - для сильного поля,}
+$$
-\noindent $\tau \omega _{c} /2\pi =uB/2\pi <<1$-- для слабого поля,
+где $T$ --- период вращения частицы,  $\omega _{c}$ --- циклотронная частота (частота вращения носителя заряда по круговой траектории в магнитном поле с индукцией $\vec В$). Поскольку $\omega = \frac{q\cdot B}{m^{*}}$, то подставив $\omega _{c}$ в выражение выше, получим:
+$$
-$\tau \omega _{c} /2\pi =uB/2\pi >>1$-- для сильного поля.   \eqref{GrindEQ__49_}
+\frac{\tau \omega _{c}}{2\pi} = \frac{uB}{2\pi} \ll 1 \mbox{ - для слабого поля, }$$
+$$
+\frac{\tau \omega _{c}}{2\pi} =\frac{uB}{2\pi} \gg 1 \mbox{ - для сильного поля. }$$
 Приведенное определение сильного и слабого полей является классическим. Здесь не учитывается изменение энергетического спектра электрона в магнитном поле.
+Назад к [[:lab4:подвижность|Подвижность и коэффициент диффузии носителей заряда  в полупроводниках]], далее  [[:lab4:приложение_41|Приложение 1. Эффект Холла в сильном магнитном поле (для дополнительного чтения)]]