Кинетическая индуктивность

Кинетическую индуктивность проволоки можно получить, приравнивая кинетическую энергию электрона и эквивалентую индуктивную энергию:

${\displaystyle ({\frac {1}{2}})(mv^{2})(n_{s}lA)={\frac {1}{2}}L_{K}I^{2}}$  ,

что даёт^[3]

${\displaystyle L_{K}={\frac {ml}{n_{s}e^{2}A}}}$  ,

где A и l — площадь поперечного сечения проволоки и её длина, n_s — концентрация зарядов (электронов), m и e — масса и заряд электрона. Эта формула справедлива для случая, когда диаметр проволоки значительно меньше глубины проникновения, то есть для проводящих нанопроволок диаметром ~10 нм^[4][5][6].

Кинетическую индуктивность сверхпроводника можно получить с учётом того, что носителями заряда в этом случае являются куперовские пары с величиной заряда ${\displaystyle q=2e}$ . Поэтому для сверхпроводников кинетическая индуктивность определяется выражением^[7]:

${\displaystyle L_{K}={\frac {ml}{2n_{s}e^{2}A}}}$ .

Так как концентрация ${\displaystyle n_{s}}$  куперовских пар зависит от температуры (T), то в рамках теории Гинзбурга — Ландау кинетическая индуктивность будет зависеть от температуры L_K(T)=L_K(0)(1-T/T_c)⁻¹, где T_c — критическая температура перехода в нормальное состояние^[7].

Проводимость двумерного электронного газа при частоте ω в модели Друде записывается в виде

${\displaystyle \sigma ={\frac {\sigma _{0}}{1+j\omega \tau }},}$ 

где j — мнимая единица, ${\displaystyle \sigma _{0}=ne\mu }$  — низкочастотная проводимость, τ — время релаксации по импульсам, n — концентрация ДЭГ, e — элементарный электрический заряд, μ — подвижность носителей тока. При рассмотрении импеданса ДЭГ с шириной W и длиной L

${\displaystyle Z={\frac {L}{W\sigma }}=R+j\omega L_{K}.}$ 

Коэффициент в мнимой части импеданса при частоте называют кинетической индуктивностью, по аналогии с магнитной частью, которая также входит в виде множителя к частоте. Кинетическая индуктивность для ДЭГ равна

${\displaystyle L_{K}={\frac {\tau }{\sigma _{0}}}{\frac {L}{W}}={\frac {m^{*}}{ne^{2}}}{\frac {L}{W}}}$ 

и зависит от концентрации и эффективной массы (m^*) носителей. Здесь предполагается, что μ=eτ/m^*. Эта часть индуктивности соединена последовательно с геометрической индуктивностью, поэтому при достаточно малой концентрации электронов может превышать последнюю. Эквивалентная схема полевого транзистора при высоких частотах представленная в виде передающей линии с потерями должна учитывать именно эту часть индуктивности, что было продемонстрировано в эксперименте на высокоподвижных ДЭГ^[8].

• Теория Друде
• Удельное электрическое сопротивление
• Подвижность носителей заряда
• Индуктивность
• Сверхпроводимость

• Champlin, K. S., Armstrong D. B., Gunderson P. D. Инерция носителя заряда в полупроводниках (англ.) = Charge carrier inertia in semiconductors // Proceedings of the IEEE. — 1964. — Vol. 52. — P. 677—685. — doi:10.1109/PROC.1964.3049.
• Burke P. J., Spielman I. B., Eisenstein J. P., Pfeiffer L. N., West K. W. Проводимость высокоподвижного двумерного электронного газапри высоких частотах (англ.) = High frequency conductivity of the high-mobility two-dimensional electron gas // Appl. Phys. Lett.. — 2000. — Vol. 76. — P. 745—747. — doi:10.1063/1.125881. — arXiv:http://core.kmi.open.ac.uk/display/4870668. (недоступная ссылка)
• С. Гордюнин. Идеальные проводники и кинетическая индуктивность // Квант. — М.: Бюро «Квантум», 1996. — № 4. — С. 40—41. (недоступная ссылка)