Спектры электронные

Спектр электронов внешнего пояса круто спадает по мере увеличения энергии электронов (примерно как Е- ). Спектр протонов внутреннего пояса также аппроксимируется степенной функцией Е с показателем степени п=1,4- 1,8. [c.265]

Интерпретация непрерывного характера энергетического спектра электронов р-распада в свое время вызвала очень большие трудности. Казалось, что подобно а-распаду, при котором испускающиеся а-части-цы имеют вполне определенную энергию, р-рашад также должен приводить к испусканию монохроматических электронов, энергия которых, согласно соотношению (10.1) будет определяться энергетическими со стояниями исходного и конечного ядер [c.142]

Выбор правильного варианта теории затрудняется тем, что при сравнении с экспериментом все варианты теории зачастую приводят к одинаковым результатам. Так, например, ожидаемая форма спектра электронов р-распада ядер для разрешенных переходов одинакова во всех вариантах теории. [c.157]

Для повышения статистической точности в камеру Вильсона может быть введена пластинка из легкого вещества. При облучении ее у-лучами возникает больше комптоновских электронов, чем в газе камеры. По верхней границе спектра электронов можно судить об энергии вызывающих их у-квантов. Разрешающая способность при этом также невысока (можно различать две монохроматические линии и с АЕ = Е — Е[ 150 кэв). Поэтому данный метод в настоящее время применяется также очень редко. [c.168]

В пользу различия v и v говорят результаты измерения энергетического спектра электронов [х — е распада, характер которого соответствует расчету, сделанному в предположении v ф v. [c.637]

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ СПЕКТР ЭЛЕКТРОНОВ В КРИСТАЛЛЕ. [c.222]

Для нахождения энергетического спектра электронов в кристалле необходимо решить одноэлектронное уравнение Шредингера (7.21) с периодическим потенциалом решетки У(г). Собственные функции ф (г) и собственные значения (г) этого уравнения [c.222]

Рис. 7.5. Энергетический спектр электрона в кристалле. Разрешенные зоны за- штрихованы, запрещенные не заштрихованы

Разрывы в энергетическом спектре электрона, как мы видим, появляются при достижении волновым вектором k значений пп/а, т. е. на границах зон Бриллюэна. Какова физическая природа этих разрывов Выразим волновой вектор через длину волны электрона X н запишем условие, при котором функция E k) терпит разрыв [c.228]

В заключение отметим некоторые особенности энергетического спектра электронов в трехмерном случае. Зонная структура здесь может быть значительно сложнее, чем в рассмотренной выше одномерной модели. Зависимость (к) в трехмерном кристалле может быть различна для разных направлений в зоне Бриллюэна. Это связано с тем, что трехмерный потенциал У(г), зависящий от структуры кристалла, в различных направлениях не одинаков. Следствием этого может быть перекрытие разрешенных зон. Так, например, запрещенная зона в одном направлении может совпадать с разрешенной зоной в другом направлении. Перекрытие разрешенных зон нельзя получить в одномерном случае. [c.229]

Чтобы продемонстрировать, как ограничение размеров кристалла влияет на энергетический спектр электронов, рассмотрим следующий наиболее простой пример. Предположим, что мы имеем дело с одномерной, ограниченной с одной стороны цепочкой атомов, для которой зависимость потенциальной энергии V электрона от расстояния х имеет вид, изображенный на рис. 7.14. Внутри кристалла (л >0) зависимость V(х) является периодической с периодом решетки, а вне (д <0) кристалла V x)=Vq. Плоскость д = =0 представляет собой поверхность кристалла. [c.240]

Чтобы получить среднее число электронов N (г)йе в интервале энергий от 8 до e+de, надо использовать наряду с v(e) также спектр электронных состояний G(e) [c.139]

Учебное пособие содержит те разделы физики твердого тела, знание которых необходимо для четкого представления об энергетическом спектре электронов в твердом теле, для понимания классификации веществ на металлы, полупроводники и изоляторы. Подробно рассматриваются тепловые свойства твердых тел — гармонические колебания, теплоемкость и теплопроводность кристаллической решетки. Уделяется внимание вопросам химической связи в твердом теле и возможности интерпретации ее с помощью магнитных исследований. [c.2]

Во второй главе — Элементы зонной теории твердого тела — читателю даются необходимые сведения об энергетическом спектре электронов в твердом теле, о разделении веществ на металлы, полупроводники и изоляторы. [c.3]

Энергетические зоны. Рассмотрим вопрос об энергетическом спектре электрона, движущегося в периодическом поле. Обращаясь, например, к уравнению (2. 43) или к такому [c.72]

Eg — ширина энергетической шели в спектре электронных возбуждений для веществ, обладающих свойствами полупроводников [c.653]

С учетом проведенного выше разбиения энергии молекулы можно записать волновое число для перехода между выделенными состояниями п и п" в виде x = E ,—En, = T +G +F —(T"e+G" + F ). Соответственно наблюдают спектры нескольких типов а) вращательные спектры, отвечающие переходам между вращательными уровнями в пределах неизменного колебательного и электронного состояния б) колебательно-вращательные спектры, возникающие при переходах между вращательными уровнями разных колебательных состояний при неизменном электронном состоянии в) электронные спектры, характеризующие переходы между колебательно-вращательными уровнями разных электронных состояний. Помимо того, в радиочастотной и микроволновой областях спектра наблюдают переходы между подуровнями тонкой структуры для данного электронно-колебательно-вращательного уровня молекулы, а также спектры электронно-спинового и ядерно-магнитного резонансов, соответствующих переходам между зеемановскими компонентами расщепленных в магнитном поле уровней молекулы. [c.849]

Энергетический спектр электронной компоненты КЛ [9. 10] [c.1174]

В соответствии с формулами (4.40) и (4.48) если электроны находятся в поле периодического потенциала, то на границе зоны Бриллюэна секулярное уравнение имеет два корня, и это соответствует тому, что электроны могут находиться в двух энергетических состояниях с расстоянием между ними 2Ug. Рассмотрим типичный случай с Ug<0. Для него ei = е = ,g/2—jt/gl, ej=e+ = = Ji,g/2 + t/gl- При уменьшении к ei будет убывать, начиная от Е-, а б2 будет расти, начиная от е+. Легко сообразить, что при малых к большие значения (g/2) могут встречаться только для одной из волн. Это видно из уравнения (4.34), поскольку если знаменатель обращается в нуль, скажем, при й = 0, то вблизи любого из k+g он будет достаточно большим. По этой причине при g = 0 (т. е. в начале координат), как и при всех других значениях g, существенной окажется только одна из волн, и энергетические состояния электронов будут аналогичны состояниям для свободных электронов. Общий вид закона дисперсии е(к) изображен на рис. 4.4, который показывает, что в энергетическом спектре электронов возникают зоны разрешенных и запрещенных энергий. Появление запрещенных зон (или, иначе, энергетических щелей) — прямое следствие воздействия на электрон периодического потенциала. [c.72]

Таким образом, важнейшие черты энергетического спектра электронов в кристалле оказываются сходными в приближениях, почти свободных электронов и сильной связи. [c.83]

КЛАССИФИКАЦИЯ ТВЕРДЫХ ТЕЛ ПО ТИПУ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО СПЕКТРА ЭЛЕКТРОНОВ И МЕЖАТОМНОЙ СВЯЗИ [c.95]

Для того чтобы вычислить энергию связи металла в приближении почти свободных электронов, необходимо, решив уравнение Шредингера с учетом электрон-ионных и электрон-электрон-ных взаимодействий, найти энергетический спектр электронов, а затем просуммировать энергии электронов по всем занятым энергетическим состояниям. В этом случае энергия, приходящаяся на один электрон, будет иметь вид [c.115]

Тем не менее решения уравнения Шредингера должны существовать, и поэтому оказалось возможным ввести, как и в теории кристаллов, понятие плотности состояний iV(e). При этом величина Ы ъ)йг — количество состояний электронов с заданным направлением спина в единице объема и в интервале энергий между е и е + Если электроны рассеиваются слабо, то достаточно хорошим оказывается приближение свободных электронов. В этом случае, как и ранее, можно ввести сферическую поверхность Ферми, и Ы г) будет определяться уже известной формулой (4.89). Подобная ситуация реализуется, например, для жидких металлов. В случае сильного рассеяния N(е) может значительно отличаться от (4.89), и поверхность Ферми, строго говоря, ввести нельзя. Экспериментальные исследования преимущественно оптических и электрических свойств некристаллических веществ и их теоретический анализ показали, что и для этих материалов в энергетическом спектре электронов можно выделить зоны разрешенных и запрещенных энергий. Об этом свидетельствует, в частности,, резкий обрыв рая поглощения видимого или инфракрасного излучения для материалов (кванты электромагнитного излучения энергии, меньшей некоторой критической, не могут возбуждать электроны [c.276]

Приведенные данные показывают, что электрические и оптические свойства аморфных полупроводников похожи на свойства кристаллических полупроводников, но не тождественны им. Это сходство, как показал специальный анализ, обусловлено тем, что энергетический спектр электронов и плотность состояний для ковалентных веществ, которым относятся полупроводники, определяются в значительной мере ближним порядком в расположении атомов, поскольку ковалентные связи короткодействующие. Поэтому кривые N (е) для кристаллических и аморфных веществ во многом схожи, хотя и не идентичны. Для обоих типов веществ обнаружены энергетические зоны валентная, запрещенная и проводимости. Близкими оказались и общие формы распределения состояний в валентных зонах и зонах проводимости. В то же время структура состояний в запрещенной зоне в некристаллических полупроводниках оказалась отличной от кристаллических. Вместо четко очерченной запрещенной зоны идеальных кристаллических полупроводников запрещенная зона аморфных полупроводников содержит обусловленные топологическим беспорядком локализованные состояния, формирующие хвосты плотности состояний выше и ниже обычных зон. Широко использующиеся модели кривых показаны на рис. 12.7 [68]. На рисунке 12.7, а показана кривая по модели (Мотта и Дэвиса, согласно которой хвосты локализованных состояний распространяются в запрещенную зону на несколько десятых эВ. Поэтому в этой модели кроме краев зон проводимости (бс) и валентной (ev) вводятся границы областей локализованных состояний (соответственно гл и ев). Помимо этого авторы модели предположили, что вблизи середины запрещенной зоны за счет дефектов в случайной сетке связей (вакансии, незанятые связи и т. п.) возникает дополнительная зона энергетических уровней. Расщепление этой зоны на донорную и акцепторную части (см. рис. 12.7, б) приводит к закреплению уровня Ферми (здесь донорная часть обусловлена лишними незанятыми связями, акцепторная — недостающими по аналогии с кристаллическими полупроводниками). Наконец, в последнее время было показано, что за счет некоторых дефектов могут существовать и отщепленные от зон локализованные состояния (см. рис. 12.7, в). Приведенный вид кривой Л (е) позволяет объяснить многие физические свойства. Так, например, в низкотемпературном пределе проводимость должна отсутствовать. При очень низких температурах проводимость может осуществляться туннелированием (с термической активацией) между состояниями на уровне Ферми, и проводимость будет описываться формулой (12.4). При более высоких температурах носители заряда будут возбуждаться в локализованные состояния в хвостах. При этом перенос заряда [c.285]

Моноэнергетичность вылетающих при внутренней конверсии электронов позволяет отличить их от (3-распадных электронов, спектр которых непрерывен. Например, спектр электронов, вылетающих из образца, содержащего 3"-активный изотоп ртути имеет [c.264]

Рис. 4. Энергетическая структура спектра электронов

В гл. 5 было показано, что энергетический спектр электрона, движущегося в строго периодическом поле неограниченного кристалла, имеет зонную структуру полосы разрешенных энергий отделены друг от друга зонами запрещенных энергий. Нарушение периодичности потенциала, вызванное дефектами решетки (примесными атомами, вакансиями и др.), приводит к возникновению в запрещенной зоне дискретных уровней. [c.240]

Причем продукты распада путем 3- п. а-раопадов превращаются в одно и то же конечное ядро ThDi(82Pb ). Очевидно, что суммарное энерговыделение по обеим ветвям перехода должно быть одинаковым. Это условие может быть выполнено, если предположить, что в р-распаде испускаются мо-нохроматические электроны с энергией, равной максимальной энергии р-спектра (Т е)макс =. Однако подобное предположение не согласуется с непрерывным характером экспериментального спектра электронов р-распада. [c.143]

Если уровней много, то в этом механизме должен получаться практически непрерывный спектр электронов и улучей. Однако опыт показал, что спектр у учей, сопровождающих р-лучи, имеет дискретный характер, а в некоторых случаях р-распад вообще не сопровождается испусканием улучей. [c.143]

Идея опыта заключается в сравнении энергетических спектров электронов и ядер отдачи, образующихся при р-раападе. Если процесс р-распада не сопровождается испусканием нейтрино, то импульсы электрона и ядра отдачи должны удовлетворять простому соотнощению [c.145]

Из предыдущих опытов с ц-мезонами было хорошо известно, что эти частицы нестабильные, распадающиеся через время х 2-10 сек с образованием электрона. Электроны распада [i-мезона хорошо заметны в чувствительных фотопластинках, где они видны в виде следа однозарядной частицы с минимальной плотностью зерен g Mmi и средним углом многократного рассеяния а, соответствующим быстрому электрону (след е+ на рис. 78). Энергия электрона оказалась различной для разных случаев распада и удовлетворяющей условию Те БО Мэе. Поэтому распад ji-мезона наряду с испусканием электрона должен сопровождаться вылетом еще по крайней мере двух нейтральных частиц. Анализ энергетического спектра электронов ( л,—е)-распада вблизи от его правой границы показывает, что этих частиц две и что они не могут быть тождественными (это He2v). Было предположено, что одна из них нейтрино, другая антинейтрино 2 [c.133]

Мы выяснили, что существование энергетических зон — важнейшая особенность энергетического спектра электронов в кристалле. Построение энергетических зон — сложная задача теории твердого тела и, например, изложение методов построения зон выходит за рамки данного курса. Полезно дать предсгавление о виде энергетических зон и связанных с ними ферми-поверхностей в простом приближении. В качестве такого мы выбрали модель пустой решетки, т. е. решетки, характеризующейся исчезающе малым по величине периодическим потенциалом. Ввиду предельной слабости потенциала энергетические зоны пустой решетки строятся на основе приближения свободных электронов. [c.83]

Специалисты полагают, что удешевление фотоэлементов за счет перехода к аморфному кремнию вместо монокристалличе-ского сделает метод прямого преобразования солнечной энергии в электрическую конкурентноспособным по сравнению с другими методами получения энергии. Подробное описание солнечных батарей на аморфном кремнии дано в i[68]. В настоящее время наиболее перспективным материалом считается определенным образом приготовленный аморфный сплав кремния с водородом, фотогаль-ванический эффект в котором был открыт в 1974 г. К 1978 г. КПД солнечных батарей на этом материале достиг 6%. Эта величина в 3—4 раза меньше достигнутой на кристаллических Si и GaAs, однако в последних максимальные значения КПД были получены через 20 лет после открытия соответствующего эффекта. Это подтверждает несомненную перспективность аморфных материалов для использования в солнечных батареях. Для успешной реализации этих батарей необходимо выполнение ряда условий, таких, как большой коэффициент оптического поглощения (в широкой области спектра), эффективный сбор носителей электричества на обеих сторонах полупроводникового материала (пленки), достаточно большой внутренний потенциал, определяющий ЭДС элемента. Эти условия определяются оптическими и электрическими свойствами аморфных полупроводников и в конечном счете энергетическим спектром электронов. Поэтому далее мы перечислим некоторые характерные свойства этих материалов, достаточно тесно связанные с картиной распределения состояний электронов по энергетическим зонам. [c.284]

Под электронными свойствами твердых тел понимают такие свойства, которые определяются энергетическим спектром электронов или существенно зависят от него. Поэтому главной теоретической и экпери-ментальной задачей при изучении электронных свойств твердых тел является определение энергетического спектра электронов и характеристик электронных состояний. [c.331]

Бета-спектрометр — это прибор для измерения энергетических спектров электронов, вылетаюш,их из ядер при р-распаде или при внутренней конверсии. Схема одного из типичных 3-спектрометров [c.526]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...