Физика твердого тела. Полупроводники, диэлектрики, магнетики. Морозов А.И. - 17 стр.

                               16

     Следовательно, при Т>>θ D , когда рассеяние на фононах
играет определяющую роль, подвижность НЗ
                          γ ∝ T − 3/ 2.                    (1.30)
     При низкой температуре (Т<<θ D ) междолинные процессы
“вымерзают”,
           r поскольку вероятность найти фонон с волновым
вектором k , соединяющим “долины” в зоне Бриллюэна,
величина которого порядка k B , экспоненциально мала. Это ведет
к экспоненциальному росту времени свободного пробега НЗ
между двумя процессами переброса τ U   е, ph , и основную роль в
процессах рассеяния НЗ начинает играть примесное рассеяние.

     1.6. Рассеяние носителей заряда на заряженных дефектах

     Поскольку      мы         рассматриваем  невырожденный
полупроводник, рассеяние носителя заряда на заряженном
точечном дефекте можно описать в рамках классической теории
рассеяния. Согласно этой теории, обратная транспортная длина
свободного пробега НЗ le−, 1imp равна

            −  1            π              dσ (Θ)
           le, imp = 2π nimp ∫ (1 − cos Θ)        sin ΘdΘ , (1.31)
                             0               do
где nimp - концентрация заряженных дефектов, Θ -угол
рассеяния, то есть угол между направлениями движения частицы
до и после взаимодействия с дефектом (на очень большом
расстоянии от дефекта). Дифференциальное сечение рассеяния
dσ ( Θ) есть отношение числа частиц, рассеянных в единицу
времени в телесный угол do к числу частиц, проходящих в
единицу времени через единицу площади поперечного сечения
подающего пучка (рис.1.3).
      Потенциал взаимодействия НЗ с дефектом, заряд которого
равен Ze, имеет вид (сравни с II, (4.12))