Электроны тепловые

Полагаем, что движение электрона, как частицы с массой Ше и зарядом е, под действием поля Е и ускоряющей силы еЕ происходит в течение времени т = "к/, где v — средняя квадратичная скорость электрона (тепловая, так как скоростью дрейфа пренебрегаем из-за сравнительной малости), а "к — средняя длина свободного пробега электрона (пробег). Движение с ускорением еЕ/т за время т разгонит электрон до скорости дрейфа [c.33]

Важным отличием тепловой поляризации от упругой является сильная зависимость поляризуемости от температуры. Из изложенного выше следует, что при тепловом характере поляризации индуцированный внешним полем дипольный момент определяется не только напряженностью электрического поля, но и интенсивностью теплового движения частиц, участвующих в поляризации. Такими частицами являются диполи, ионы и электроны. В соответствии с этим различают дипольную тепловую, ионную тепловую и электронную тепловую поляризации. [c.283]

S.8. ЭЛЕКТРОННАЯ ТЕПЛОВАЯ ПОЛЯРИЗАЦИЯ [c.288]

Если к диэлектрику внешнее поле не приложено, то в различных анионных вакансиях эти переходы происходят хаотически и поляризация не возникает. Приложение электрического поля приводит к тому, что перескоки становятся в значительной степени согласованными. При этом возникает преимущественная направленность перескоков и, таким образом, появляется результирующий дипольный момент. Время релаксации электронной тепловой поляризации достаточно велико 10 —10 с. [c.288]

Если для расчета электронной тепловой поляризации пользоваться классическими представлениями, то результаты будут примерно такими же, как в случае ионной тепловой поляризации. Ясно, однако, что при описании движения электронов в кристаллах пренебрегать квантовыми эффектами нельзя. Необходимо учитывать, что эффективная масса электронов в кристалле сильно отличается от массы свободного электрона, что электроны в твердом теле подчиняются статистике Ферми —Дирака и т. д. Точные расчеты поляризуемости в этом случае достаточно сложны. [c.288]

В рассмотренной в первых главах модели кристалла полагалось, что атомы неподвижны. В этом приближении удалось объяснить ряд характеристик и свойств кристаллов и в отдельных случаях оценить их величины, например энергию связи, электропроводность (при низких температурах), электронную теплоемкость, существование наряду с атомно-кристаллической структурой электронной структуры и т. д. Тем не менее хорошо известны многие характеристики кристаллов, объяснение которых в рамках такой статической модели оказывается несостоятельным. К ним относятся, например, атомная теплоемкость кристалла (т. е. теплоемкость, связанная с движением ядер, а не электронов), тепловое расширение, электросопротивление при высоких температурах и т. д. [c.208]

Современные достижения в области физических исследований металлов свидетельствуют о перспективности использования не только световой, но и электронной тепловой микроскопии, когда контраст изображения обусловлен не геометрическим профилем поверхности образца, а определенными характеристиками исследуемого материала, например, работой выхода электрона при термоэлектронной или фотоэмиссии кроме того, в качестве такой характеристики может быть использован коэффициент вторичной электронной эмиссии при бомбардировке первичными электронами. Эти характеристики существенно зависят от состава, фазового состояния, ориентации и температуры изучаемого объекта, поэтому, например, эмиссионная высокотемпературная микроскопия вследствие более высокой разрешающей способности обеспечивает получение большего объема информации по сравнению со световой тепловой микроскопией. При микроструктурном изучении процессов деформирования и разрушения принципиально новые результаты могут быть получены при использовании эффекта экзоэлектронной эмиссии, позволяющего количественно характеризовать определенное энергетическое состояние локальных участков исследуемого образца, что является весьма ценным дополнением к наблюдаемым в металлографический микроскоп качественным структурным изменениям, связанным с накоплением дефектов в поверхностных слоях материала. [c.6]

Наряду со световой тепловой микроскопией интенсивно развивается аппаратурно-методическое обеспечение электронной тепловой микроскопии, в которой контраст изображения обусловлен не геометрическим профилем поверхности образца, а такими характеристиками материала, как работа выхода электронов при термоэлектронной или фотоэмиссии, коэффициент вторичной электронной эмиссии и т. д. Эти характеристики существенно зависят от состава, фазового состояния, ориентации и температуры изучаемого объекта. Высокая разрешающая способность этих методов обеспечит получение большого объема информации по сравнению с тепловой микроскопией. [c.493]

Для большинства чистых металлов распространение тепла, обусловленное колебаниями решетки, можно считать пренебрежимо малым по сравнению с переносом за счет движения свободных электронов. Тепловая скорость движения этих электронов очень велика. Поэтому металлы являются лучшими проводниками тепла по сравнению с другими телами. Различные металлы различно проводят тепло. [c.7]

Электросопротивление объясняется рассеянием электронов тепловыми колебаниями решетки (на классическом языке — столкновениями электронов с ионами ). Поскольку амплитуда тепловых колебаний атомов растет с температурой, то растет и вероятность рассеяния, а следовательно, и электросопротивление-(приблизительно пропорционально температуре). Аналогичным образом влияют примеси и дефекты структуры. Эффект от примесей больше, чем от рассеяния на тепловых колебаниях, поэтому проводимость сплавов зависит от температуры меньше, чем у чистых металлов. Так, электропроводность твердого раствора Fe — Сг — Ni (нихром), существенно меньше, чем каждого компонента сплава в отдельности, а при повышении температуры от комнатной до 1000° С меняется всего на 90%. Соответственно процесс упорядочения в твёрдых растворах сопровождается заметным увеличением проводимости. [c.30]

Три члена в выражении для электронного теплового сопротивления соответствуют следующим трем эффектам а) рассеянию на большие углы, которое дает также вклад в электрическое сопротивление, что отражается в законе ВФЛ, б) рассеянию на малые углы, которое не влияет на электрическое сопротивление, в) поправке , учитывающей то обстоятельство, что при малых изменениях энергии рассеяние на большой угол может изменить направление импульса и поэтому не способствует восстановлению равновесного распределения. Такое положение возникает, когда электрон испытывает переход между областями, расположенными по разные стороны от ферми-поверх-ности, но характеризующимися одинаковыми, отклонениями от равновесных населенностей (на фиг. 10.5, б такие области, расположенные слева и справа, обозначены знаком + ). [c.200]

Эти и-процессы увеличивают вероятность рассеяния электронов и тем самым увеличивают электрическое сопротивление и электронное тепловое сопротивление. Хотя числовые оценки дают несовпадающие результаты, можно считать, что для простых металлов указанный эффект приводит к увеличению сопротивления примерно в 2 раза, а иногда и больше. Еще [c.203]

Электронное тепловое сопротивление Wp, описываемое выражением (11.3), должно иметь заметный максимум, который, однако, никогда не наблюдался экспериментально (наблюдавшийся небольшой максимум обсуждается в п. 2а 1 гл. 12). Максимум должен возникать, когда второй член в выражении [c.204]

В ранних расчетах Бардина [13], в которых учитывались и-процессы, было получено выражение для электронного теплового сопротивления, практически не имеющее максимума [260]. Необходимо лишь слегка модифицировать это выражение, чтобы устранить максимум совсем. [c.205]

При выводе формул для электрического сопротивления и электронного теплового сопротивления не учитывалось электрон-электронное рассеяние. При взаимодействии между электронами имеется 4 возможных электронных состояния (два начальных и два конечных). Как и в случае фононов, Ы-процессы, пр-види-мому, не должны давать вклада в сопротивление, которое обусловливается и-процессами, сопровождающимися изменением волнового вектора электрона на величину вектора обратной решетки. Имеются, однако, две причины, в силу которых вероятность таких процессов мала. [c.205]

В простых металлах длина волны электронов, участвующих в процессах переноса, мала (несколько десятых нм). Эти состояния находятся в узкой области вблизи ферми-поверхности, и их энергия слабо зависит от температуры. Для электронов в отличие от фононов эффективное сечение рассеяния на статических решеточных дефектах практически одинаково для всех электронов. Зто означает, что электрическое сопротивление, обусловленное дефектами, не зависит от температуры, а электронное тепловое сопротивление обратно пропорционально температуре (рассеяние обычно является упругим и приводит к достаточно заметному изменению волнового вектора электрона, которое в равной мере влияет как на электропроводность, так и на теплопроводность).. Расчеты сечений рассеяния на различных типах дефектов применимы для нахождения как электронной теплопроводности, так и электропроводности. Соответствующий вклад в электронное тепловое сопротивление можно найти по электрическому сопротивлению, используя закон ВФЛ эти вычисления здесь, обсуждаться не будут. [c.210]

При данной температуре величину (идеальное электронное тепловое сопротивление) трудно определить из эксперимента. [c.216]

Уайт и Вудс [245] приводят перечень степеней Т, которые приведены в соответствие с значениями идеального теплового сопротивления при низких температурах для переходных металлов, а также для натрия и благородных металлов. Для пяти из 22 металлов, по-видимому, требуется ввести степень зависимости теплового сопротивления от температуры, большую чем 2,6, а для двух металлов — меньшую чем 2,0. Из формул (11.3а) и (11.36), казалось бы, можно сделать вывод, что в области (ниже 0,10), где. зависимость Т , пожалуй, справедлива, при простых допущениях модели Блоха и для сферических ферми-по-верхностей зоны Бриллюэна имеет место следующее соотношение между низкотемпературным идеальным электронным тепловым сопротивлением и предельным высокотемпературным значением [c.220]

Другой способ представить себе, до какой степени точно основная теория может объяснять результаты наблюдений, вытекает из (11.26) и (11.36) для электрического сопротивления и электронного теплового сопротивления при низких температурах. Если мы снова учтем поправку Клеменса, 0,68, к стандартному [c.221]

Каковы бы ни были причины изменения этих двух отношений, разумная оценка идеального низкотемпературного электронного теплового сопротивления, по всей видимости, может быть сделана по предельному высокотемпературному значению с помощью простой теории с использованием числового коэффициента 15 в соотношении (12.1). [c.222]

Отношение низкотемпературного электронного теплового сопротивления к высокотемпературному электронному тепловому сопротивлению и к низкотемпературному электрическому сопротивлению [c.223]

Хотя этот эффект чрезвычайно важен при попытке найти решеточную теплопроводность разбавленных сплавов, в цитированных случаях добавочное электронное тепловое сопротивление составляло самое большее только 10% его полной величины. [c.231]

Заключение, к которому пришли Пайне и Бом, по существу восстанавливает статус-кво, и поэтому поведение электронов можно с полным основанием рассматривать па основе одноэлектронной модели, предполагая, что взаимодействие электрон—электрон распространяется только на близкое расстояние. Это позволяет определить поперечное сечение соударений (Абрагамс [163]) (напомним, что если пользоваться неэкранированным куло-новским потенциалом, то такое определение невозможно произвести аналитическими методами). Оказывается, что это сечение имеет порядок тсГс, т. е. соответствует сечению рассеяния на отдельном ионе. Однако следует иметь в виду, что, в то время как соударение электрона с ионом может сопровождаться только очень малым обменом энергии, в случае соударения двух одинаковых частиц этого утверждать нельзя. Принцип Паули ограничивает соударения электрон—электрон по существу теми электронами, тепловая энер- [c.216]

Система записи циклограмм процесса упругопластического деформирования лри циклически, меняющейся температуре включает электронный тепловой прибор, который является регулятором процесса нагрева и охлаждения и одновременно задатчиком сигнала, пропорционального температуре нагрева следящую систему, выполненную на базе электронного прибора ЭПП 0 9 М, двухкоординатный прибор ПДС-021М, предназначенный для записи собственно циклограмм упругопластического деформирования, экстензометр поперечной деформации. [c.33]

Современные достижения в области физических исследований металлов свидетельствуют о перспективности использования не только световой, но и электронной тепловой микроскопии, когда контраст изображения обус-словлен не геометрическим профилем поверхности образца, а определенными характеристиками материала, например работой выхода электрона при термоэлектронной эмиссии или фотоэмиссии кроме того, в качестве такой характеристики может быть использован коэффициент вторичной электронной эмиссии при бомбардировке первичными электронами. Эти характеристики существенно зависят от состава, фазового состояния, ориентации и темпера-10 туры изучаемого объекта, поэтому, например, эмиссионная высокотемпера- [c.10]

Оно выполняется тем лучше, чем строже сголкнонення1 электронов можно считать упругими (при Т а также и при Т — ОК, когда оси. причина сопротивле- ния — столкновения с дефектами кристалла). При наличии градиента темп-ры у " в М. возникает электрич. ток, или связанная с уГ разность потенциалов термо эдс). Из-за вырождения электронного газа коэф., описы- вающие термоэдс н др. термоэлектрич. эффекты, ма- лы, однако их исследование позволяет обнаружить ув- лечение электронов тепловыми фононами. Взаимодей-] ствия внеш. возбуждённых в М. акустич. волн с элект-] ронами проводимости приводят к возникновению тока либо разности потенциалов, пропорц. интенсивности) потока фононов (см. Акустоэлектрический эффект). Теплопроводность сплавов ниже теплопроводности чис-( тых М, [c.118]

ЮШ.ИМ отрицательный потенциал. Ионизация газа и образование плазмы происходит за счет эмиссии электронов тепловым катодом, т. е. за счет тепловых электронов. Дополнительно вводится стабилизирующий электрод, поэтому данный метод является четырех-, а не трехэлектродным. Вакуум поддерживается в пределах 0,1 Па, поэтому количество газа в получаемой пленке малО. Метод обеспечивает достаточно высокую скорость распыления. Однако при этом ельзя избежать нагрева подложки, а охлаждать ее довольно трудно. Этого удается избежать в методе магнетрона, где благодаря матетронному разряду в перпендикулярных электрическом и магнитном полях достигаются значительные скорости распыления при малом нагреве подложки. [c.36]

В случае электропроводности могут возникать некоторые отклонения от правила Маттисена, т. е. от простой аддитивности сопротивлений, обусловленные тем, что эффективность рассеяния электронов па фононах зависит от энергии. При нахождении электронного теплового сопротивления при низких температурах нужно учитывать малые изменения волнового вектора вблизи ферми-поверхности, и зависимость скорости релаксации от энергии для электрон-фонон-ного рассеяния может приводить к отклонениям от правила Маттисена. Для электрического сопротивления отклонения от правила Маттисена значительно меньшие, так как сопротивление мало чувствительно к небольшим изменениям волнового вектора электрона. [c.211]

При очень низких температурах, когда рассеяние электронов происходит в основном на дефектах решетки, теплопроводность становится пропорциональной температуре и отношение y joT действительно равно Lo. Если предположить, что электронные тепловые сопротивления аддитивны (тепловой аналог правила Маттисена), то для нахождения идеального теплового сопротивления при низких температурах из измеряемого сопротивления нужно вычесть величину po/LoT, чтобы исключить вклад дефектов решетки. Если тепло- и электропроводности измеряются не на одном и том же образце, но с использованием тех же контактов, то несовпадение точных размеров образца в этих двух экспериментах может сделать такой метод несколько неточным, особенно при температурах, [c.219]

Более трудно выделить электронное тепловое сопротивление, обусловленное электрон-электронным рассеянием, поскольку его вклад пропорционален Т и не очень сильно отличается от зависимости типа для вклада, обусловленного рассеянием на фононах. Однако при достаточно низких температурах его можно было бы отделить от примесного сопротивления, пропорционального Г . Уайт и Тейнш [244] при анализе результатов измерений на никеле при температурах ниже 20 К пользовались формулами [c.224]

Херринг [97] показал, что при определенных предположениях число Лоренца, связывающее электрическое сопротивление и электронное тепловое сопротивление, обусловленные злектрон-электронным рассеянием, будет несколько меньше стандартного значения Lo, и получил величину 1,58-10 . Значение Уайта и Тейнша составляет 2/3 этой величины. [c.225]

Эти методы можно продемонстрировать на примере предсказания электронного теплового сопротивления для сплава Си—10%2п, измерения для которого проводили Кемп и др. [115]. Они нашли, что р90к = 2,ЗЫО- Ом-м и ро= 1,94-10- Ом-м. Для меди известно, что тепловое сопротивление очень чистых образцов при 90 К равно 1 = 1,8 10 м К/Вт. Первый метод оценки электронной теплопроводности сплава при 90 К дает [c.229]

Поскольку расчетное значение электронной теплопроводности оказывается меньше измеренного, то сразу не очевидно, какие из этих расчетов верны. Отличие можно приписать как раз решеточной теплопроводности. Во многих практических случаях такое суммирование двух главных компонент электронного теплового сопротивления будет обеспечивать достаточную точность. Однако в экспериментах на разбавленных олово-кадмиевых сплавах (с содержанием кадмия меньше 1%) Карамаргин и др. [ИЗ] обнаружили весьма сложное поведение решеточной теплопроводности, определяемой по разности между полной измеренной теплопроводностью и рассчитанной электронной компонентой. Решеточная теплопроводность сначала росла с температурой от самой низкой температуры эксперимента (4,2 К), но затем она начинала быстро падать при какой-то определенной температуре для каждого образца. Таким образом, величина решеточной теплопроводности имела сильно различающиеся значения как раз там, где можно было ожидать, что она слабо зависит от концентрации примесей и определяется главным образом фонон-фонон-ными взаимодействиями. Те же авторы ранее [112] обнаружили в этом сплаве отклонения электрического сопротивления от правила Маттисена. Они определили для каждого образца при заданной температуре величину Арг, на которую измеренное электрическое сопротивление отличалось от суммы идеального сопротивления, находимого по измерениям на чистом олове, и остаточного сопротивления. Аналогичные отклонения от правила аддитивности, по предположению авторов, должны были происходить и для теплового сопротивления добавочное тепловое сопротивление находилось по формуле [c.230]

Пределе низких температур, когда идеальным электронным тепловым сопротивлением можно пренебречь, а решеточная теплопроводность также дает пренебре- жимо малый вклад в измеренную теплопроводность. [c.234]

Экстраполяция решеточного теплового сопротивления к нулевой концентрации примесей, по-видимому, должна дать значение решеточного, теплового сопротивления в чистом металле. Пр и низких температурах как для палладиевого, так и для кадмиевого сплавов такая экстраполяция приводит к решеточному тепловому сопротивлению Ц7рР 5 м К /Вт. Эту величину нельзя прямо сравнивать с идеальным электронным тепловым сопротивлением, поскольку последнее пропорционально а не Р. Однако можно провести сравнение этих величин при 10 К, когда наблюдаемое значение = 5-10 , в то время как определяемое по формуле (12.2) W , = 3 10 м К/Вт (если предположить, что электроны одинаково взаимодействуют с фононами всех поляризаций). Это предположение отчасти оправдывается довольно хо- [c.234]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...