Полупроводники, зонная модель

Рассмотренные зонные модели собственных и примесных полупроводников являются упрощенными, хотя в большинстве случаев они [c.54]

Качественное объяснение этих свойств графита было получено в результате расчетов, произведенных с помощью зонной модели [36, 37]. Установлено, что в направлении, параллельном слоям атомов углерода, вершина заполненной зоны электронных уровней касается дна проводящей зоны. Поэтому проводимость графита в этом направлении должна быть такой же, как и у полупроводника с собственной проводимостью при стремлении к нулю ширины запрещенной зоны. На основании расчетов, произведенных для чистого поликристаллического графита [36, 38], следует, что величина удельного сопротивления р изменяется при низких температурах пропорционально 1/Г. Присутствие химических загрязнений и физических неоднородностей приводит к появлению дополнительных уровней в месте соприкосновения заполненной валентной и пустой проводящей зон, в результате чего характер зависимости удельного сопротивления от температуры изменяется. Для графита с небольшим содержанием примеси величина удельного сопротивления должна возрастать при понижении температуры и принимать конечные значения при 0° К. Образцы очень загрязненного примесями графита должны обладать слабо выраженными. металлическими свойствами и иметь положительный температурный коэффициент даже при самых низких температурах. [c.172]

Другой идеализацией, применяемой для описания электронной структуры неупорядоченных материалов, является кристаллическая фаза полупроводника. Эта модель уже содержит зонную структуру с запрещенной зоной в качестве первого приближения. Природа беспорядка , накладываемого на кристалл, часто достаточно точно не определяется и зависит от типа неупорядоченного материала. Поэтому следствия, выводимые из модели такого типа, могут быть несколько неопределенными. [c.86]

Важнейшим параметром у полупроводников является эффективная масса, т. е. вторая производная энергии по Л-вектору. Поверхностей Ферми у полупроводников нет, так как энергия Ферми у них лежит в запрещенной зоне, между валентной зоной и зоной проводимости ). Для определения эффективных масс, как и в эффекте де Гааза —ван Аль на, используется орбита носителей тока в магнитном поле. При постоянной эффективной массе получаются круговые орбиты, частота обращения тогда есть циклотронная резонансная частота уравнения (8.7). Подробнее об этом можно найти в [95] и гл. IX. Наряду с этим, при изучении всех оптических переходов между занятыми и свободными состояниями зонной модели, интересна структура зоны проводи- [c.112]

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]

Рис. 12.7. Кривые N(e) для аморфных полупроводников а) и б) модели Мотта — Дэвиса без расщепления и с расщеплением зоны вблизи bf на подзоны, в) модель с дефектными состояниями

Вычисление е Р) но законам квантовой механики на основании сведений о характере взаимодействия между реальными частицами в общем случае безнадежно. Однако общий анализ, никак не связанный с предположениями о слабости взаимодействия частиц тела, позволяет выяснить характер зависимости г Р) для различных типов тел (металлов, диэлектриков, квантовых жидкостей и т. д.) и установить ряд универсальных ф-л для темн-рной зависимости термодинамич. потенциалов. См,, напр., Гелий, Дебая модель твердого тела. Зонная теория. Металлы, Полупроводники, Ферми жидкость, Экситон. [c.68]

Важным преимуществом модели молекулярных орбиталей является возможность использования полуэмпирических методов структурной химии для оценок энергии и электронных характеристик молекулярных орбиталей из этой информации можно вывести картину энергетических зон, используя модель сильной связи. Модель молекулярных орбиталей впервые была применена к жидким полупроводникам для сплавов Т1—Те [47, 48] этот пример удобен для описания метода. [c.88]

В результате взаимодействия электрона и дырки в кристалле возможно появление особых бестоковых связанных состояний электрона и дырки, получивших название экситонов Ванье — Мотта [192— 195]. В диэлектриках и полупроводниках с большой диэлектрической проницаемостью основные особенности таких экситонов могут быть найдены на основе простейшей модели. В этой модели электрон и дырка рассматриваются как квазичастицы с противоположными единичными зарядами с потенциальной энергией взаимодействия —е гг, где е —низкочастотная диэлектрическая проницаемость кристалла, и эффективными массами, соответствующими для электрона (mt) дну зоны проводимости и для дырки (т ) —потолку валентной зоны. [c.312]

Верхний край валентной зоны у многих полупроводников (полупроводники IV группы периодической системы и соединения III—V групп) лежит в точке Л = 0. Здесь, однако, две разные зоны имеют общий экстремум (рис. 39, средний внизу). Вблизи экстремума могут существовать дырки из обеих зон, которые, однако, в зависимости от зоны, будут иметь разные эффективные массы. Здесь, в рамках модели свободных носителей тока, надо одновременно учитывать два различных сорта дырок. Если экстремумы зоны лежат не в Л = 0, то из соображений симметрии (ср. со следующим параграфом) должно существовать некоторое число эквивалентных экстремумов. Поверхности постоянной энергии вблизи таких экстремумов, вообще говоря, должны быть эллипсоидами вращения. Такой случай, встречающийся в германии и кремнии, показан на рис. 39 снизу, слева и справа. [c.112]

Для того чтобы теснее привязаться к случаю свободного электронного газа, используем для описания полупроводника так называемую модель Пенна. Вспомним результаты модели почти свобод-вых электронов из ч. I., 19. Энергия свободного электрона вблизи поверхности зоны Бриллюэна следует из секулярного детерминанта [c.34]

Зонная теория твердого тела удовлетворительно объясняет специфические особенности полупроводникав. Эта теория является следствием применения квантовой механики к проблеме твердого тела, но зонная модель распространяется и на апериодическое поле, свойственное некристаллическим веществам. Наличие жидких и аморфных полупроводников свидетельствует о том, что полупроводниковые свойства в первую очередь определяются природой химической связи данного атома с его ближайшим окружением, т. е. ближний порядок является определяющим. Разумно под термином химическое строение понимать совокупность энергетических, геометрических и квантовохимических характеристик вещества (порядок, длина и энергия связи, рашределение и пространственная направленность электронных облаков, эффективные заряды и т. д.). Но главным в учении о химическом строении является природа химической связи всех атомов, входящих в состав данного вещества. [c.94]

Кристаллические структуры твердых тел обусловлены межатомными связями, возникающими в результате взаимодействия электронов с атомными остовами. Вывод металлических структур — ОЦК, ГЦК и ПГ — из электронного строения атомов представляет кардинальную проблему физики металлов [1, 21. В основе квантовой теории металлов лежит теория энергетических зон [3 —11]. Она рассматривает поведение электронов в периодическом поле решетки. Кристаллическая структура определяется дифракционными методами и вводится в зонную модель априори как экспериментальный факт, без объяснения ее происхождения. Разрывы непрерывности энергий электронов приводят к образованию зон Бриллюэна, ограниченных многогранниками, форма которых зависит от симметрии кристалла. Характер заполнения зон и вид поверхности Ферми различны для металлов, полупроводников и изоляторов. Расчеты позволяют получить з нергетическую модель, количественно описывающую энергетическое состояние электронов и физические свойства твердых тел. Однако из зонной модели нельзя вывести кристаллическую структуру, поскольку она вводится в основу построения зон как экспериментальный факт. Расчеты зонных структур и физических свойств металлов получили широкое развитие благодаря теории псевдопотенциала 112—19]. Они позволяют оценить стабильность структур металлов, но не вскрывают физическую природу конкретной геометрии решетки. [c.7]

Проведен расчет коэффициента дифференциальной термоЭДС в рамках зонной модели магнитного полупроводника, содержащего атомы переходных элементов. При этом использован ранее предложенный нами метод учета сильного кулоновского взапмодействия с1-электронов на одном узле. Дополнительно учтено сильное взаимодействие носителей с фононами. Оказалось, что в кристаллах типа Зд-окислов термоЭДС зависит от намагниченности кристалла и тем самым от температуры. [c.136]

Результаты (2.12) и (2.14) наводят иа мысль, что на (к)-диа-грамме зонной модели следовало бы представить донорные уровни, как дискретные состояния под минимумом зоны проводпмости. Ширина уровня [определяемая на основании (2.14)] также может быть показана на диаграмме, как мера концентрированности волнового пакета (2.7) в к-пространстве. Это показано на рис. 18 для рассматривавшегося до сих пор случая атома — донора в полупроводнике с изотропным параболическим минимумом зопы проводимости. [c.72]

В 4 приводятся выражения для коэффициента поглощения и скоростей спонтанного и вынужденного излучений в полупроводниках. Эти выражения требуют вычисления матричного элемента и плотности состояний в зоне проводимости и валентной зоне. Для обычно встречающихся концентраций примеси в ак- тивных областях полупроводниковых лазеров плотность состояний в зоне проводимости н валентной зоие зависит от концентрации примеси,.что приводит к образованию хвостов зон внутри запрещенной зоны. Представление хвостов зон моделями Кейна [4] и Гальперина и Лэкса [5] дано в 5 этой главы. [c.133]

Однако помимо мелких уровней, определяемых соотношением (2.69), в полупроводниках имеются локальные уровни, лежащие на значительно больших расстояниях от энергетических зон. Эти глубокие уровни нельзя объяснить водородоподобной моделью и приходится считать, что электроны в таких атомах примеси слабо В(Эаимодействуют с атомами основного вещества, а орбита электрона примесного атома имеет малый радиус. Глубокие примесные уровни играют больщую роль в протекании неравновесных процессов. [c.93]

Наглядное представление о возникновении поверхностных состояний можно получить 3 рзссмотрення связей, действующих между атомами в объеме и на поверхности кристалла. На рис. 8.27 изображена плоская модель решетки германия. Атом в объеме кристалла окружен четырьмя ближайшими соседями, связь с которыми, осуществляется путем попарного обобществления валентных элект-. ронов. У атомов, расположенных на свободной поверхности А А, одна валентная связь оказывается разорванной, а электронная пара неукомплектованной. Стремясь укомплектовать эту пару и заполнить свою внешнюю оболочку до устойчивой восьмиэлектронной конфигурации, поверхностные атомы ведут себя как типичные акцепторы, которым в запрещенной зоне соответствуют акцепторные уровни Eg (рис. 8.26, б). Электроны, попавшие на эти уровни из валентной зоны, не проникают в глубь кисталла и локализуются на расстоянии порядка постоянной решетки от поверхности. В валентной зоне возникают при этом дырки, а в поверхностном слое полупроводника — дырочная проводимость. [c.241]

Рис. 5.15. Физические модели автоэмиссии а — граница раздела металл—вакуум. С левой стороны рисунка представлен эскиз распределения Ферми—Дирака электронов в металле б — нанотрубка на вершине металлического острия моделируется как полупроводники. Электронная эмиссия может происходить с вершины валентной зоны или с дна зоны проводимости в — между нанотрубкой и металлическим острием имеется изолирующая граница раздела

Электронный спектр М. п. определяется 2 ра.чнород-ными подсистемами — подвижными носителями заряда (электронами проводимости и дырками) п более локализованными электронами атомов переходных (пли редкоземельных) металлов, содержащих недостроенные d- или /-оболочки. Ввиду этого электронный спектр М. п. ие может быть описан (даже в пулевом приближении) простейшей двухзонной моделью (см. Полупроводники) и включает в себя, как правило, третью, т. п. d- или /-зону (рис. 1). [c.679]

На основе модели Э. д. удаётся описать как полупроводниковое поведение больпюго числа кристаллич. систем, к-рые с точки зрения зонной теории невзаимодействующих электронов должны быть металлами, так и фазовые переходы многих полупроводников в металлич. состояние при изменении внеш. воздействий (темп-ры, давления, магн. и электрич. полей, хим. состава соединений). В полупроводниках же, являющихся таковыми и с зонной точки зрения, когерентное спаривание электронов и дырок тем не менее может служить причиной их полупроводникового поведения, поскольку кристаллич. или магн. структуры этих веществ сами являются следствием такого спаривания (см. ниже). [c.504]

Многие фазовые переходы полупроводник — металл сопровождаются изменением симме1рии кристаллич. решётки или изменением магн. симметрии (напр., полупроводниковое состояние часто оказывается антиферромагнит-ным). Эти явления находят естеств. объяснение в рамках модели Э. д., поскольку образование осн. состояния системы за счёт конденсата пар электрон—дырка соответствует суперпозиции блоховских ф-ций из электронных и дырочных зон (в отличие от суперпозиции блоховского состояния с его комплексно-сопряжённым в пределах одной зоны в случае сверхпроводимости). [c.504]

Заметим в заключение, что простая картина двух зон, разделенных щелью Д = onst, возникает только в одноэлектронном приближении. Если учесть взаимодействие электронов, то в следующем приближении ширина щели становится функцией плотности п. Это существенно меняет термодинамические свойства полупроводника и в некоторых моделях (см. задачу к 80) может привести к захлопыванию щели и к возникновению фазового перехода в металлическое состояние. [c.287]

Рассмотреть полупроводник со структурой сфалерита, в котором минимум наинизшей зоны проводимости расположен в окрестности ft = 0 (например, InP). Используя ft / -приближение гамильтониана для электронов [33] и двухзонную модель, разложить энергию электрона в зоне проводимости в ряд по степеням k ъ окрестности минимума ft = О (в двухзонной модели учитывается только ft / -взаимодействие между наинизшей зоной проводимости и верхней валентной зоной). Считать, что все другие состояния весьма удалены и не вносят существенного вклада в ft /7-взаимодействие. Состояние электрона в зоне проводимости при ft = 0 является состоянием s-типа (Г ), а состояние электрона в валентной зоне —состоянием р-типа (Г а), причем трехкратно вырожденным (пренебрегаем спин-орбитальным взаимоде11ствием). [c.88]

Первые попытки применения квантово-механической теории энергетического состояния электронов в диэлектриках и полупроводниках к интерпретации фотохимических и фотоэлектрических явлений в щелочно-галоидных кристаллах принадлежат П. С. Тар-таковскому [71]. На основе имевшихся в то время экспериментальных данных и общих соображений об энергетических уровнях в кристаллах Тартаковским впервые была построена схема энергетических уровней для ряда щелочно-галоидных соединений с учетом локальных электронных состояний различных центров окраски. Анализируя электронные переходы между различными уровнями энергии кристалла, можно было объяснить ряд оптических и фотоэлектрических свойств окрашенных кристаллов ще-лочно-галоидных соединений с единой точки зрения. Однако в отличие от полупроводников, для которых свет в области их фундаментального поглощения является фотоэлектрически активным, в щелочно-галоидных кристаллах не наблюдается внутреннего фотоэффекта под действием света в области первой полосы собственного поглощения. По этой причине попытки применения зонной теории к толкованию всей совокупности явлений, связанных с собственным поглощением, фотопроводимостью и люминесценцией щелочно-галоидных кристаллов наталкивались на существенные затруднения. Некоторые фундаментальные экспериментальные факты относительно свойств окрашенных щелочно-галоидных кристаллов не получили объяснения ни в энергетической схеме Тарта-ковского, ни в подобных более всеобъемлющих схемах, предлагавшихся позднее. В частности, оставалась совершенно непонятной сама возможность образования в кристалле столь устойчивой окраски под действием света или рентгеновых лучей, какая в действительности наблюдается у щелочно-галоидных кристаллов. В самом деле, при образовании в процессе фотохимического окрашивания свободных электронов, локализующихся затем на уровнях захвата, в верхней зоне заполненных уровней энергии должны образоваться свободные положительные дырки. Вследствие диффузии этих дырок в верхней зоне заполненных уровней вероятность их рекомбинации с электронами, локализованными в центрах окраски, должна быть достаточной, чтобы кристалл быстро обесцветился даже в темноте. Между тем, известно, что окраска кристалла весьма устойчива и сохраняется в темноте очень продолжительное время. Возможность локализации положительных дырок в предлагавшихся квантово-механических моделях не рассматривалась. [c.30]

Эти наиболее характерные особенности полупроводников легко объясняются с помощью широко известной вильсоновской модели энергетических зон. Для простоты рассмотрим эту модель на примере элементарного полупроводника, такого, как германий или кремний. В таком веществе имеется четыре валентных электрона на атом, и этого числа как раз достаточно для того, чтобы заполнить все возможные уровни в разрешенной зоне энергетических состояний электронов. Эта заполненная валентная зона отделена от более высоко расположенной пустой зоны разрешенных состояний ( зоны проводимости ) областью запрещенных энергий шириной АЕ —0,7 эв для германия), как показано на фиг. 2, а. До тех пор пока все электроны остаются в валентной зоне, вещество ведет себя как изолятор, так как по принципу Паули нет свободных уровней, на которые электроны могли бы быть переведены приложенным электрическим полем. Однако при некоторой конечной температуре отдельные электроны могут в результате возбуждния их тепловым движением перейти в зону проводимости, где они получат доступ к многочисленным свободным уровням и, таки.м образом, смогут участвовать в электропроводности. Аналогично и дырки, образующиеся при этом в валентной зоне, также смогут участвовать в электропроводности в качестве носителей тока. [c.160]

Модель энергетических зон, с помощью которой мы рассмотрели свойства элементарных полупроводников, пригодна также и для описания свойств полупроводящих смесей, таких, как ZnO, PbS, Si и др. В этих полупроводниках возникновение донорных или акцепторных уровней тесно связано с избыточным (по сравнению со стехиометрическим) составо.м атомов металла или неметалла, так же как и с присутствием атомов примесей. В остальном электрические свойства полупроводящих смесей очень похожи на электрические свойства германия и кремния. [c.164]

Все три модели ведут к плотности состояний Ы Е), имеющей провал вблизи энергии Ферми, как показано сплошной кривой на рис.- 5.1, а. Этот провал грубо соответствует щели между валентной зоной и зоной проводимости в кристаллическом полупроводнике или полуметалле. Этот провал в М Е) часто называют псевдощелью. Важной дополнительной характеристикой является пространственное поведение волновых функций. Состояния в псевдощели могут быть локализованными, а не распространенными по всему объему системы, и э.то обстоятельство важно при рассмотрении их вклада в явления переноса. Этот аспект электронной структуры обсуждается в последнем параграфе. [c.83]

Другая идеализированная модель жидких полупроводников состоит из отдельных молекул, которые расположены достаточно далеко друг от друга, так что электронные уровни остаются дискретными. В противоположность двум рассмотренным моделям в этом случае мы имеем энергетические щели, но не имеем зон. Когда молекулы сближаются, дискретные уровни расширяются в зоны, которые могут быть онисаны приближением сильно связанных электронов. Как и в модели искаженного кристалла, можно ожидать перекрытия хвостов плотности состояний в области энергий между зонами, что приводит к образованию псевдощели, как это показано штриховыми линиями на рис. 5.1, а. [c.87]

При изучении кристаллических материалов довольно рана было установлено, что флуктуации потенциала, вызываемые примесями в полупроводнике, приводят к образованию хвостов плотности состояний у краев зон. Это вполне очевидно, если рассмотреть частицу в ящике в качестве модели электронных состояний вблизи дна зоны, как это показано на риЬ. 5.7, и ввести флуктуации потенциала. Такая задача рассматривалась во многих работах в связи с проблемой примесных зон в сильно легированных полупроводниках. Развитая теория, по-видимому, в значительной мере применима и для аморфных материалов ввиду рассмотренных в предыдущем параграфе указаний на то, что отсутствие дальнего порядка само по себе не меняет края зон по сравнению с их видом в кристалле. Часто. используется теория хвостов плотности состояний, предложенная Г альпериным и Лэксом [121, 122]. Для плотности состояний в области низкоэнергетического хвоста они получили зависимость вида ехр[— ], где п может изменяться с в интервале от V2 ДО 2. [c.94]

В настоящее время разработаны изощренные методы компьютерного расчета квантовых состояний в наноструктурах, основанные на микроскопических моделях псевдопотенциала или сильной связи. Тем не менее эти методы пока не всесильны и не всемогущи, и, как подтверждает и история развития физики объемных полупроводников, при конкретной работе именно приближенные методы эффективной массы (в случае простых энергетических зон), эффективного гамильтониана (для вырожденных зон) и плавных огибающих (в многозонной модели, например в модели Кейна) оказываются более удобными и результативными. В приближенных подходах решение внутри каждого слоя многослойной структуры (или композиционной области меньшей размерности в квантовых проволоках или точках) записывается в виде линейной комбинации независимых объемных решений, а для сшивки на гетерограницах вводятся граничные условия для огибающих волновой функции электрона и их производных по нормальной координате. [c.12]

До сих пор дискуссионным является механизм воздействия флуктуационных полей заряженных ловушек диэлектрической пленки и ионов на спектр БС. Высказывается крайняя точка зрения, что кластеры зарядов в неупорядоченном диэлектрике могут создавать достаточно глубокие потенциальные ямы в полупроводнике, которые и выполняют функции БС (Сурис, Гергель). Все исследователи сходятся на том, что такая модель реальна для мелких уровней у краев разрешенных зон, но высказывают сомнения о возможности образования достаточно глубоких потенциальных ям в середине запрещенной зоны. Для этого необходимы большие амплитуды флуктуаций и, следовательно, наличие кластеров зарядов, образование которых считается маловероятным из-за отталкивания одноименных зарядов. Однако при этом забывают о корреляционных эффектах и предыстории образования структуры. [c.204]

Проще всего рассмотреть полупроводник. Примем, в частности, простую модель полупроводника, показанную на фиг. 69 в этом случае плотность состояний электронов является зеркальным отражением плотности состояний дырок. Тогда, как мы отмечали выше, энергия Ферми будет лежать посередине запрешенной зоны. Выберем начало отсчета энергии в этой средней точке. Тогда зона проводимости расположится, начиная с энергии Д, а край валентной [c.271]

Хорошо известно, что материальные уравнения линейной электродинамики, которая описывает гармонические волны, распространяюш иеся в среде без искажений, и где имеет место принцип суперпозиции, являются приближенными. Так, линейное соотношение между поляризацией и напряженностью электрического поля Р = хЕ получается при простейшем классическом расчете на основе идеализированной модели гармонического осциллятора при более общем квантовом рассмотрении линейная связь между поляризацией и полем соответствует первому приближению теории возмущений. Степень пригодности указанных приближений зависит в первую очередь от соотношения между амплитудой поля световой волны и характерным внутренним полем Во, определяющим силы связи, действующие на оптический электрон в среде. Поле Ео связано с потенциалом ионизации / и характерным расстоянием а (на котором поле обеспечивает связь) соотношением еЕоа = 1. Для атома водорода это поле 0 = 5 10 в см. Для конденсированных сред величина Ео меньше, и, в частности, для полупроводников с относительно небольшой шириной запрещенной зоны Ей 10 в СМ сравнимую с последней величиной напряженность поля нетрудно получить при фокусировке пучка современного мощного лазера. Поэтому для описания оптических эффектов в таких полях линейное материальное уравнение должно быть замене- [c.5]

Бор является полупроводником. Кристаллическая структура галлия (сложная ромбическая) дает в модели свободных электронов поверхность Ферми, простирающуюся до девято зоны. Индий имеет центрированную тетрагональную решетку, которую можно рассматривать как г. ц. к. решетку, слегка вытянутую вдоль одно 1 из осей куба по многим своим электронным свойствам он незначительно отличается от алюминия. Таллий — самы тяжелый г. п. у. металл, поэтому он обладает наиболее сильной спин-орбитальной связью. Его поверхность Ферми напоминает, видимо, поверхность свободных электронов, изображенную на фиг. 9.11, в которой сохранено расщепление на шестиугольных гранях (в отличие от самого легкого из г. п. у. металлов — бериллия). [c.300]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...