Состояния валентные

С помощью выражения (2-64) можно отыскать Тн для любого (й/)-состояния атома водорода, а затем с учетом экранирования определить величину а для валентного электрона рассматриваемого атома согласно (2-63). Заметим, что (Я/)-состояния валентного электрона атома исследуемого и водорода должны быть одинаковыми. Зная г, можно определить кинетическую энергию валентных электронов атомов, составляющих данную молекулу, после чего вычислить энергию связи по выражению (2-53), а затем квазиупругую постоянную, используя (2-55). Далее составляется система уравнений типа (2-30), в результате решения которой находится собственная частота колебаний. [c.58]

Всякая химическая реакция атомов связана с поведением так называемых валентных (оптических) электронов. Поглощение световой энергии атомами может изменить состояние валентных электронов или оторвать их от атома, следовательно, изменить реакционную способность атомов. [c.355]

Разработанные в 1950 г. термодинамические направления О.А. Есиным и П.В. Гельдом, возникающие в жидких расплавах, характеризуют действием ионной теории металлов и расплавов. Их взаимосвязь определяется тепловой энергией АН и состоянием валентных электронов. Высшая валентность у элементов IV - VI периодов нарастают с 4 для хрома до 6 для вольфрама. Электронное строение и кристаллические структуры тугоплавких металлов приведены в табл. 106. Максимальные значения термодинамических показателей (Г,ц,, ДЯ, S, d) имеют тугоплавкие металлы VI группы (Сг, Мо, W). [c.414]

Для соответствия с опытными данными необходимо допустить, что двойными являются лишь термы Р, D, F и т, д., в то время как термы S остаются простыми. Это обстоятельство может быть объяснено, если положить, что среди стационарных состояний валентного электрона осуществляются и такие, для которых орбитальный момент количества движения р =0. В 5 предполагалось, что эти состояния не осуществляются, так как им соответствует движение электрона по прямой, проходящей через ядро. Однако мы уже указывали, что модельное представление о движении электрона внутри атома по определенным орбитам не может быть сохранено, в результате чего отпадают и соображения, заставлявшие исключить из числа стационарных состояний состояния с моментом —0. В дальнейшем мы увидим, что и численные значения моментов р отличаются рт величин целых кратных от Ь, а именно, орбитальные моменты электрона (которые мы теперь будем обозначать через p ) принимают значения [c.60]

В полупроводниках возбужденные электроны могут переходить из заполненных состояний валентной зоны в первоначально пустые состояния зоны проводимости с образованием дырок. Этот процесс, рассматриваемый как образование пар электрон — дырка, создает неравновесные состояния, исчезающие при рекомбинации избыточных дырок и электронов. [c.284]

Плотность энергетических состояний валентных электронов или просто плотность состояний (ПС) является фундаментальной физической характеристикой, определяющей не только электросопротивление и электронную теплоемкость аморфных металлов и сплавов, но и такие их термодинамические свойства, как способность к аморфизации, стабильность и т. п. [c.177]

Предполагаемые изменения состояния валентных электронов [c.87]

Для нормального состояния атомов этой группы элементов характерным распределением электронов является Два 5-электрона образуют пару-, а два р-электрона не спарены. В этом состоянии атом может образовать только две ковалентные связи. При образовании кристалла получается более устойчивая связь вследствие перераспределения электронов, при котором один из электронов пары переходит в р-состояние. В валентной оболочке атомов не остается неиспользованных орбит. Поэтому вещества являются типичными полупроводниками с совершенно заполненной в невозбужденном состоянии валентной зоной. [c.239]

Расчет многофотонных сечений в рамках теории возмущений. Принципиальным отличием расчетов много фотонных сечений прямого процесса ионизации щелочных атомов от расчетов для атома водорода является необходимость в конструировании приближенного выражения для потенциала атомного остова (или для волновой функции валентного электрона). При этом необходимо удовлетворить двум противоречивым требованиям — приближенное выражение должно быть достаточно простым и в то же время достаточно точно описывать состояние валентного электрона. [c.126]

Приближения сильной связи. При концентрации со зоны, образованные состояниями валентных электронов, очень широки. Зоны 5, р и более высокие зоны сливаются в одну зону почти свободных электронов. По мере уменьшения концентрации с зоны сужаются [c.136]

Ограничимся сначала рассмотрением межзонного поглощения в квантовых ямах с простой зонной структурой. Будем считать состояния валентной зоны полностью заполненными, а состояния зоны проводимости — пустыми. Тогда выражение для коэффициента поглощения (3.2) может быть записано следующим образом [c.89]

До сих пор мы ограничивали свое внимание мелкими донорами. Соответствующее уравнение эффективной массы (2.11) может быть сформулировано для мелких акцепторов (замена электронов в зоне проводимости дырками в валентной зоне). Тогда F(г) —огибающая функция волнового пакета, построенного из состояний валентной зоны. Кулоновский спектр (2.12) состоит из серии энергетических уровней, которые лежат над валентной зоной. [c.74]

В рамках представленного здесь изложения мы можем рассматривать полуметаллы просто как полупроводники, край зоны проводимости которых лежит несколько ниже края валентной зоны. Поэтому некоторые из состояний зоны проводимости окажутся занятыми, а некоторые состояния валентной зоны — пустыми даже [c.156]

Понять динамическое поведение дырок в полупроводниках сложнее. Хорошо известно, и это ясно интуитивно, что незанятые состояния валентной зоны ведут себя подобно положительно заряженным частицам. Однако не вполне очевидно, что они должны вести себя подобно положительным частицам с положительной массой. Поэтому мы рассмотрим такие системы более внимательно. [c.167]

Мы видели, что путем аналитического продолжения можно рассматривать наряду с состояниями, лежащими вблизи края зоны, и состояния, лежащие глубоко в запрещенной зоне. Функции поверхностных состояний, лежащих вблизи края разрешенной зоны, спадают по мере удаления от поверхности очень медленно. При углублении в запрещенную зону скорость спадания становится все больше и больше, а состояние соответственно все более и более локализованным. По мере дальнейшего понижения энергии при приближении к краю валентной зоны это спадание опять становится более плавным и в большей мере соответствует состояниям валентной зоны. При заданной форме энергетических зон мы можем покрыть всю область энергий запрещенной зоны. Для простейшего случая, когда = К А + ак, это показано в задаче 22 гл. П. [c.196]

Легче всего найти I в пределе низких температур. Когда температура приближается к нулю, /о( ) стремится к ступенчатой функции, равной единице при < и нулю при > . Таким образом, в металлах энергия Ферми как раз равна, как мы уже отмечали ранее, той энергии, ниже которой все состояния заняты, а выше — свободны. Мы смогли непосредственно вычислить энергию Ферми для случая свободных, электронов, выбрав сферу в обратном пространстве достаточно большой, чтобы уместить все состояния валентных электронов. Низкотемпературная энергия Ферми в металле, отсчитанная от энергии состояния с k = О, обычно обозначается Ер. При конечных температурах распределение Ферми несколько размывается, и вероятность заполнения состояний падает от единицы до нуля в интервале энергий порядка КТ, как это видно из фиг. 68. [c.269]

В первом хметоде, иредложеином Блохом, для построения волновых функций системы электронов в кристалле исходят из функций для отдельных атомов (приближение сильно связанных электронов). Перекрытие волновых функций, соответствующих двум соседним ионам, приводит к тому, что в кристалле дискретные энергетические уровни отдельных атомов размываются в широкие полосы, ширина которых зависит от того, в какой степени перекрываются волновые функции соседних ионов. Так, полосы или зоны, соответствующие внутренним электронам атома, размыты очень слабо, тогда как зоны, соответствующие основным и возбужденным состояниям валентных электронов, имеют такую ширину, что могут даже перекрываться. В случае неперекрывающихся соседних зон между ними имеется зона запрещенных значений энергии. [c.324]

В качестве характерного элемента с дублетной структурой термов может быть рассмотрен цезий (рис. 75). Как было сказано в 10, наиболее глубокие состояния валентного электрона цезия имеют следующие квантовые числа л = 6 для состояний s и р, л = 5 для состояний d и л = 4 для состояний f. Для однозначности мы будем выписывать перед символами термов символы состояний валентного электрона, например писать 6s2Si/ . 6p2pi/ и т. д. [c.137]

В структурах алмаза, кремния, германия и алмазоподобных соединений сильным ковалентным <т-связям вдоль направлений <111> отвечают максимальные значения модулей упругости Еиь Однако, в отличие от металлов, для этого класса материалов наиболее важны не механические, а электрофизические свойства. Определение пoJ y пpoвoдникa трудно представить до рассмотрения электронной зонной теории кристаллических твердых тел. Можно сказать, что полупроводники - это изоляторы, в которых запрещенная зона между состояниями валентных электронов (валентная зона) и электронными состояниями, ответственными за электропроводность (зона проводи.мости), значительно меньше, чем в обычных изоляторах, и может быть преодолена при наличии определенных условий, например, с помощью теплового возбуждения. Поэтому, в отличие от металлов, электропроводность пoJTV пpoвoдникoв растет с температ рой. [c.46]

Структура всех этих нитридов обусловлена переходом трех электронов от металла к азоту с образованием валентных связей электронами расщепленных / -оболочек азота и соответствующего металла. Марганец, железо, кобальт, никель и медь, проявляющие в металлическом состоянии валентности менее трех, нитридов типа Na l не образуют. Нитрид со структурой каменной соли известен у технеция (T N). [c.106]

Для определения разрешенных состояний валентных электронов внутри металла необходимо решить уравнение движения этих электронов. Поскольку волновые функции этих электронов представляют собой комбинации различных волновых функций, онисываюш,их электроны в свободных атомах, можно ожидать, что электроны в металле подчиняются тем же законам квантовой механики, которые описывают их движение в свободном атоме, но с иными граничными условиями. Это означает, что [c.64]

Полную диаграмму состояния системы СоО—SiOj построили Масс и Муан [9] методом отжига и закалки . Подтверждено только одно соединение GogSiOj со структурой оливина (рис. 107), плавящееся конгруэнтно при 1415+5°. Установлена большая область несмешиваемости расплавов в районе, богатом кремнеземом. Отмечается, что система не может рассматриваться как строго бинарная, но содержание кобальта в состоянии -валентности, превышающем 2, незначительно. [c.123]

Ф. в. в полупроводниках и диэлектриках связан с прямыми (вертикальными) и непрямыми (невертикальными) оптич. переходами электронов из связанных состояний (валентной зоны или примесных уровней) в свободные (в зоны проводимости, см. Оптические яв.чения в полупроводниках). В чистых и слабо легированных полупроводниковых материалах основную роль играют можзонные переходы (рис. 3). Прямые оптич. переходы определяют основную часть спектральной характеристики Ф. в. в полупроводниках (рис. 4) и могут происходить при энергиях фотонов к ку . Непрямые (с участпом фононов) переходы менее вероятны они формируют длинноволновой участок спектральной характеристики и имеют граничную частоту V,,. На рис. 4 хорошо различаются области, соответствующие непрямым (/гvJ =5,15 эв) и прямым (ку = 5,45 эе) переходам. [c.364]

Взаимное отталкивание молекул гораздо быстрее убывает с расстоянием (11 г 1 ) и определяется взаимным нроникновением электронных оболочек мол( кул оно связано с нринципом Паули, запрещающим нескольким электронам находиться в одном и том же состоянии. Валентно ие связанные атомы испытывают обменное и кулоповское отталкивание на малых расстояниях. [c.171]

Следует отметить, что в последующих разделах пспользуются некоторые постулаты п предположения, содержание которых пе излагается и которые часто вообще не указываются. Ниже в ряде мест эти молчаливо принимаемые предположения по возможности будут сформулированы и пояснены. Здесь отметпм только, что в разд. 1 и 2 ( Корреляция электронных состояний и Электронные конфигурации ) предполагается, что точечная группа симметрии, к которой принадлежит равновесная конфигурация ядер молекулы, известна. Следовательно, в этих разделах теоретические соображения (теория групп и квантовая механика) не используются для установления равновесной геометрической конфигурации ядер молекулы и ее элементов симметрии. Если рассматривается реальная молекула, то предполагается, что данные по геометрии равновесной конфигурации ядер (по меньшей мере точечная группа симметрии равновесной конфигурации) известны из эксперимента. Если рассматривается какая-либо пробная модель молекулы, то указанные данные задаются как исходные прп рассмотрении возможных электронных состояний этой модели. В отличие от этого в разд. 3 ( Стабильность молекулярных электронных состояний. Валентность ) ставится вопрос об определении равновесной геометрической конфигурации ядер или ее отдельных параметров пли, наконец, только точечной группы симметрии, к которой относится равновесная конфигурация, исходя не из экснеримента, а на основании теоретических положений квантовой механики. [c.276]

Модель перекрывающихся зон полностью пренебрегает эффектами амбиполярности, т. е. вкладом в процессы переноса от состояний валентной зоны с энергиями ниже Есо- Поэтому неудивительно, что имеется возрастающее расхождение с экспериментальными кривыми при составах, приближающихся к ТЬТе. Кривая А на рис. 7.11—теоретическая зависимость (rir) при Л = 0,6667 — отличается примерно на 20 % от экспериментальной кривой. Эта последняя кривая, полученная Казанд-жаном и др. [153], отличается необычной точностью, и на ней имеется интересный перегиб, который настолько мал, что обычно его игнорируют. Однако сравнение с кривой А (на которой перегиб выделен штриховыми продолжениями линейных участков при низких и высоких температурах) показывает, что этот перегиб связан с исчезновением запрещенной зоны. На рис. 7.12 соответствующая теоретическая кривая А для S (Т) при составе ТЬТе сравнивается с экспериментальными данными. Экспериментальные зависимости при низких температурах имеют, некоторую неопределенность, обусловленную большой чувствительностью к малым отклонениям от стехиометрии, что видно из поведения [c.133]

Работа Брауна и др. [29] посвящена в основном измерениям ЯМР на Т1жТе1 ж. Они привели результаты измерений сдвига Найта /Сте на теллуре и времени спин-рещеточной релаксации в области составов х<0,69. Было обнаружено, что для ряда составов /<Сте (т /2 в согласии с (6.33). Ввиду очень высокой точности последних измерений % можно провести более прямое рассмотрение соотношения между /Сте и Х = Хсг + Хр> которое следует из (6.33), путем построения зависимости /Сте от х с использованием данных Брауна и др. для /Сте и данных Гарднера и Катлера для X- На рис. 7.36 показаны результаты для х<2/3. Точки имеют тенденцию ложиться на отрезки прямых, наклоны которых указывают на то, что Pf dK dx) уменьшается при переходе к энергиям, которые лежат глубже в валентной зоне. Это наводит на мысль, что с уменьшением энергии -составляющая волновых функций электронов уменьшается. Этого и следовало ожидать, если -составляющая обусловлена примесью 65-орбиталей Те с более высокими энергиями к состояниям валентной зоны, которые, как обсуждалось в гл. 5, 3, происходят в основном от 5р-состояний Те. [c.172]

Важно, что Кси и Кте в области II имеют существенно различное поведение. Зависимость сдвига Найта от N Ef) в уравнении (6.35) оказывается одинаковой для обоих ядер. Поэтому тот факт, что с увеличением у величина Кте возрастает более быстро, чем /Сси, подтверждает, что для теллура -компонента волновой функции (при Ef является возрастающей. Мы считаем, что это представляет собой результат увеличения примеси более высокой атомной орбитали Те(6х) вследствие увеличения электростатического потенциала около атомов теллура. Это может быть вызвано потенциалом Маделунга ионов меди, если соединение СиТе является ионным, или положительным зарядом на атомах теллура, если имеет место тройная связь. Как отмечалось выше, Уоррен и Эндерби пришли к выводу, что связь в СиТе имеет ионный характер, а Уоррен нашел доказательство, что более высокая ковалентность имеет место в СигТе. Это, по-видимому, согласуется с моделью, по которой СиТе представляет собой смесь вида СигТе-ЬТе -, и требуемый положительный заряд создают дырки в состояниях валентной зоны, которую образуют З -орбитали меди. [c.200]

Сернистый кадмий (Сс15). Кристалл сернистого кадмия относится к гексагональной сингонии. Группа симметрии С ,с. Пространственная группа кристалла имеет симметрию Схема зонной структуры в окрестности центра зоны Бриллюэна (точка Г), предложенная Томасом и Хопфильдом [167, 168], изображена на рис. 52. Одноэлектронные состояния валентной зоны и зоны проводимости классифицируются при к = 0 (точки Г) [c.294]

Рис. 10.20. Схе.ма, иллюстрирующая происхождение энергии связи в кристалле металлического натрия. Видно, что энергия связи равна разности между средней энергией электрона в металле (—6,3 эВ) и энергией основного состояния валентного Зх-электро-на в свободном атоме (—5,15эВ).

Рпс. П.2. Схедга энергетических зон. поясняющая явление собственной проводимости в полупроводнике. При абсолютном нуле проводимосгь отсутствует, поскольку все состояния валентной зоны заполнены, а все состояния зоны проводимости свободны. При повышении температуры электроны под действием теплового возбуждения переходят в зону проводи.мости, где они приобретают подвижность. [c.382]

В п. 6 4 мы отмечали, что для полупроводников характерно наличие полностью заполненных зон, называемых валентными зонами, и совершенно пустых зон, называемыхзо ал<и проводимости. Такое полное заполнение сушествует лишь при нулевой температуре, когда система находится в основном состоянии. При конечной же температуре некоторые из состояний зоны проводимости окажутся занятыми и соответственно некоторые из состояний валентной зоны — пустыми. Поэтому при конечной температуре некоторые электроны смогут принять участие в процессе проводимости — отсюда и название полупроводник. Мы увидим, каким образом примеси приводят к появлению электрической проводимости. [c.156]

К счастью, в теории полупроводников, как правило, не возникает необходимости рассматривать все эти сложные зоны. Так же как и в металлах, здесь электронные свойства будут определяться теми состояниями, которые лежат вблизи энергии Ферми. В металлах это состояния на ферми-поверхности, в полупроводникахэто высшие состояния валентных зон и низшие состояния зоны проводимости. [c.158]

Теперь мы видим, как именно следует вычислять А в рамках теории возмущений. Напомним, что—ЬУ (г) включает в себя потенциал, создаваемый состояниями валентной зоны, а также возмущением состояний -типа. В низшем порядке это просто потенциал,, созданный валентными состояниями нулевого порядка, т. е. фактически плоскими волнами, так как ортогонализационные члены, соответствуют более высоким порядкам. Учет низшего порядка достаточен для вычисления Д хотя мы увидим, что при расчете-экранирования необходимы члены более высокого порядка. Потен- [c.233]

Теперь, когда мы вычислили с помощью теории возмущений как состояния валентной зоны, так и состояния -типа, можно непосредственно перейти к расчету свойств. Как было показано выше, чтобы получить самосогласованную плотность заряда, мы должны просуммировать по всем состояниям. Действительно, это было необходимо для нахождения потенциала, который входит в формфактор, показанный на фиг. 65. Такой ( рмфактор можно затем использовать в расчетах большого числа электронных свойств. [c.238]

В полупроводниках при абсолютном нуле следует ожидать, что все состояния валентной зоны заняты, а все состояния зоны проводимости свободны. Поэтому можно сказать, что энергия Ферми лежит где-то внутри энергетической шели, разделяюшей обе разрешенные зоны. При конечной температуре вероятность заполнения не есть точно единица или точно нуль это означает, что некоторое малое число электронов оказывается возбужденным в зону проводимости, а в валентной зоне возникает небольшое число дырок. Для чистого (собственного) полупроводника оба числа должны быть равны, и это требование определяет энергию Ферми. В частности, если плотность состояний вблизи дна зоны проводимости такая же, как и вблизи края валентной зоны, то энергия Ферми должна лежать точно посередине шели между зонами. Если, с другой стороны, плотность состояний валентной зоны выше, тогда энергия Ферми должна лежать ближе к зоне проводимости. Обычно приходится определять энергию Ферми при тех температурах, которые нас интересуют, и в этом случае энергия Ферми сама оказывается зависящей от температуры (см. задачу 1 настоящей главы). [c.270]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...