Зона проводимости в металлах

Рассмотрим контакт металл - электронный полупроводник (рис. 3.21). Если напряженность внешнего электрического поля направлена так, как изображено на рис. 3.21, то прохождение электрического тока через контакт будет связано с переходом электронов из полупроводника в металл. Однако энергия электронов в зоне проводимости полупроводника больше, чем у электронов проводимости в металле. Поэтому электроны, переходя из полупроводника в металл, избыток энергии передадут кристаллической решетке в области контакта. В результате этого переход электронов из полупроводника в металл будет сопровождаться выделением тепла на контакте и его нагревом. [c.74]

В отличие ОТ металлов в кристаллах неметаллов (ковалентных и молекулярных) валентные зоны полностью укомплектованы и отделены от зоны проводимости, в которой есть свободные подуровни, широкой зоной запрещенных энергий (см. рис. 18.2). При нагреве происходит термическое возбуждение электронов. В некоторых кристаллах часть валентных электронов, преодолев зону запрещенных энергий, попадает в свободную зону, и появляется проводимость их называют полупроводниками. [c.570]

Различают два класса твердотельных люминофоров а) материалы, в которых люминесценция не связана с попаданием электронов в зону проводимости (в этом случае электрон и дырка, возникшие одновременно при поглощении светового кванта, рекомбинируют друг с другом), и б) фотопроводники, в которых после поглощения возбуждающего кванта света электрон попадает в зону проводимости (при этом отсутствует парная корреляция между электронами и дырками, возникшими одновременно). Металлы не люминесцируют, поскольку не имеют дискретного электронного спектра. [c.55]

Представляют интерес также кристаллы, имеющие свойства, промежуточные между свойствами металлов и полупроводников. Такие кристаллы называются полуметаллами. В полуметаллах зона проводимости и валентная зона частично перекрываются (см. рис. 27). Поэтому даже при температуре абсолютного нуля часть электронов из валентной зоны (образуя дырки) переходит в зону проводимости. В результате полуметаллы имеют дырки [c.147]

В валентной зоне и такое же число электронов в зоне проводимости. В отличие от металлов проводимость полуметаллов возрастает при повышении температуры вследствие возрастания числа электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне. В металлах число электронов в зоне проводимости не зависит от температуры. С повышением температуры увеличиваются потери энергии электронами из-за более интенсивного взаимодействия с фононами. [c.148]

Превращение полуметалла в полупроводник и полупроводника в полуметалл в сильном магнитном поле. Б предыдущих параграфах рассматривалось влияние магнитного поля на одноэлектронные состояния электронов проводимости в металлах. При этом предполагалось, что ширина энергетической щели = Е е — Е н >0) между дном зоны проводимости Ее и потолком валентной зоны Е н и энергия Ферми практически не изменяются в магнитном поле. Это предположение оправдывается тем, что энергия взаимодействия магнитного момента с полем В (порядка 10 эв на эрстед) значительно меньше энергии Ферми и ig, т. е. [c.184]

Следует особо отметить одну новую черту правила сумм (4.7). Поскольку мы рассматриваем все одно-Электронные состояния, соответствующие данному периодическому потенциалу, суммирование в формуле (4.7) должно производиться по всем возможным переходам электронов, находящихся в рассматриваемой зоне. Поэтому наряду с переходами в более высокие зоны необходимо рассматривать и переходы в зоны, лежащие ниже. Последним переходам соответствуют отрицательные силы осцилляторов, так как отрицательны фигурирующие в них частоты возбуждения. Рассмотрим, например, правило сумм для электронов проводимости в металле. Согласно соотношениям (4.7) и (4.11), его можно записать в виде [c.224]

Ширина зоны проводимости в некоторых металлах [c.91]

Заряд ионов ш елочных металлов равен единице. Электроны ионной сердцевины образуют атомную конфигурацию инертных газов и сильно связаны с ядром, поэтому они дают низколежащие зоны, которые очень узки, полностью заполнены и описываются приближением сильной связи. Вне ионной сердцевины находится один электрон проводимости. Если бы мы считали электроны проводимости в металле совершенно свободными, поверхность Ферми представляла бы собой сферу радиусом кр, который определяется соотношением [см. формулу (2.21)] [c.284]

В благородных металлах ситуация совершенно иная, что связано с наличием -зон. На фиг. 15.11 приведена рассчитанная зонная структура меди, включая наинизшие совсем пустые зоны. Обратите внимание, что они также напоминают изображенные ниже на той же фигуре зоны свободных электронов, хотя и несколько искаженные. Порог возбуждения электронов из зоны проводимости в верхние зоны достигается в точке Ъ [где шейка поверхности Ферми пересекает шестиугольную грань зоны Бриллюэна (фиг. 15.5, а)]. Пороговая энергия пропорциональна длине верхней вертикальной стрелки на фиг. 15.11 и составляет примерно 4 эВ. [c.296]

Подобные явления были окружены атмосферой тайны, пока значительно позднее не была создана зонная теория. В рамках зонной теории они нашли простое объяснение. Например, фотопроводимость (увеличение проводимости вещества под действием света) есть следствие того факта, что при малой ширине щели между зонами видимый свет может вызвать переход электронов через щель в зону проводимости, в результате чего эти электроны и оставшиеся после них дырки могут переносить ток. В качестве другого примера рассмотрим дифференциальную термо-э. д. с., которая в полупроводнике примерно в 100 раз больше, чем в металле. Такое различие объясняется тем, что в полупроводнике концентрация носителей тока столь мала, что они, как мы увидим ниже, хорошо описываются статистикой Максвелла — Больцмана. Ранние теории металлов, существовавшие до того, как Зоммерфельд использовал статистику Ферми— Дирака, завышали термо-э. д. с. именно в 100 раз (см. т. 1, стр. 40). [c.186]

Времена жизни т и Хр обычно значительно больше времени между столкновениями для электронов и дырок и так как рекомбинация (или генерация) электрона и дырки связана с межзонными переходами (при генерации электрон переходит из валентной зоны в зону проводимости, а при рекомбинации — из зоны проводимости в валентную зону). Обычные столкновения, которые сохраняют число носителей, приводят к внутризонным переходам. В соответствии с этим времена жизни обычно лежат в интервале 10 —10" с, а времена между столкновениями практически имеют такую же величину, как в металлах, т. е. 10 или 10 с. [c.223]

Проводимости, очень мало. Уровень Ферми для полупроводников принято отсчитывать от верхней границы валентной зоны, а не от нижней, как для металлов, и обозначать р. Поскольку Eg—р) велико по сравнению с кТ, число электронов, которые могут перейти в зону проводимости, дается выражением [c.197]

В зависимости от концентрации свободных носителей, которая связана со способом взаимодействия атомов в решетке, изменяется значение энергетического зазора между валентной зоной и зоной проводимости. Соответственно меняется характер электропроводимости кристаллов (рис. 2.3), которые в связи с этим можно разделить на три класса проводники (металлы), полупроводники и изоляторы (диэлектрики). [c.32]

В отличие от металлов в полупроводниках и диэлектриках также возникает так называемый внутренний фотоэффект, состояш,ий в возбуждении электронов из валентной зоны в зону проводимости. Для внутреннего фотоэффекта энергия поглощенного светового кванта не должна быть меньше ширины запрещенной зоны (разность энергии между нижней границей зоны проводимости и верхней границей валентной зоны). [c.345]

Металлы, диэлектрики, полупроводники. Металлы и диэлектрики существенно различаются характером заполнения энергетических зон электронами. На рис. 6.11 заполненным электронным состояниям отвечает двойная штриховка, а свободным — однократная. Случай а относится к металлу, б—к диэлектрику. В последнем случае свободная зона — это зона проводимости, а полностью заполненная — валентная зона. Хотя обобществленные электроны и перемещаются по кристаллу, однако для электропроводимости этого мало надо, чтобы носители заряда обладали также некоторой свободой перемещения по шкале энергии. Ведь для направленного переноса заряда нужна соответствующая составляющая скорости электронов, что связано с приращением энергии. Ясно, что в полностью заполненной зоне приращение энергии невозможно, поэтому в случае б на рисунке мы имеем диэлектрик. [c.143]

Для объяснения спектральной зависимости фотоэлектронной эмиссии металлов обратимся к энергетической диаграмме на рис 7.4, а. В левой половине рисунка (слева от вертикали АА) представлены энергетические состояния электрона в металле штриховкой показаны состояния в зоне проводимости, заполненные электронами. В правой половине рисунка показан так называемый уровень вакуума [c.162]

Из сказанного следует, что энергия A oi, при которой Y достигает максимума, должна соответствовать энергии определяющей ширину зоны проводимости в металле. Именно это и наблюдается на опыте. У щелочных металлов 3—5 эВ, тогда как у большинства остальных 10—15 эВ. [c.164]

В отношении ППС дольней зоны возможны хорошо описанные в литературе механизмы интерференции поля наведенных ЭМ волв проводимости в металле с полем лазерного излучения. Тем не менее возникновение самого поля лазерного Излучения на удалениях от линии гравировки В несколько раз превышающих размеры фокильною пятна связывается с рассеянием на фронте УВ, описанной выше. Ссы-падение же периодов этих ППС с периодами ближней зоны позволяет предполагать, что и в этих условиях действует автоколебательный процесс рассеяния. Но рассеянию подвергается более интёнсивыяк часть пучка излучения, а само рассеяние имеет более простую кольцевую геометрию. Таким образом ППС становятся более регулярными и теряют какую-либо корреляцию с трещинообразованием. [c.97]

Во многих многозонныл металлах в сильном магнитном поле становится возможным переход электронов на ПФ из одной зоны проводимости в соседнюю — так называемый магнитный пробой. Это приводит к новым траекториям и, таким образом, существенно влияет на гальваномагнитные эффекты. [c.738]

При высоких давлениях за ударными волнами может произойти закрытие разрыва между валентной зоной и зоной проводимости в диэлектриках и полупроводниках. Рассмотрим упрощенную схему перехода диэлектрика в металл под действием ударных нагрузок. Если под действием ударной нагрузки атомы сближаются, дискретные энергетические уровни уширяются и превращаются в зоны разреженных энергетических состояний. В момент, когда верхняя граница высшей заполненной зоны перекроется с дном нижней незаполненной, в диэлектрике образуется металлическая фаза. На рис. 1.11 показана энерге" тическая диаграмма сжатия ксенона, рассчитанная Россом [17]. На начальном этапе наинизшей зоной проводимости является зона 6s, которая в дальнейшем замещается зоной 5d. При удельном объеме 12 см моль зона 5d перекрывается с валентной зоной и ксенон должен превратиться в металл. [c.41]

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

Рис. 1. Переворот спина магнитной примеси (/-иона) с участием фермиевских электронов. Внутренней оболочке парамагнитного иона соответствует узкий энергетический уровень, попадающи в зону проводимости немагнитного металла f— энергия /-электронов. Sf энергия Ферми k — нвазиим-пупьс) g(S l плотность состояний.

Теперь становится ясным смысл зон Бриллюэна в металле на границах зон имеется полоса энергий 2Fn, в которой нет разрешенных энергетических состояний. Существование такой запрещенной полосы энергий имеет решающее значение в частности, число электронов проводимости, приходящихся в кристалле-на один атом, в нашей простой изотропной модели будет определять, чем окажется кристалл — диэлектриком или проводником. Если число электронов проводимости окажется достаточным как раз для того, чтобы заполнить все доступные состояния в первой зоне Бриллюэна (2 электрона на атом) или в первой и во второй зонах (4 электрона на атом), то из-за наличия запрещенной полосы энергий не будет разрешенных состояний, в которые электрои мог бы перейти под влиянием внешнего поля. При этом протека- [c.82]

Волновые функции электронов проводимости в металле являются простыми и достаточно гладкими в области между ионными остовами, однако, как уже отмечалось выше при рассмотрении основного состояния электрона в натрии в связи с рис. 10.17, структура этой функции в узлах решетки, где находятся ионные остовы, становится сложной. Большую часть объема большинства металлических кристаллов занимают именно межионные области (см. рис. 10.22). В этой внешней по отношению к ионам области объема потенциальная энергия электрона проводимости относительно мала это кулоповскнй потенциал положительных зарядов ионов, уменьшенный электростатическим экранированием, обусловленным другими электронами проводимости. Во внешней области волновые функции несколько похожи на плоские волны здесь отсутствует влияние как сильных и резких изменений потенциала вблизи атомных ядер, так и влияние требования ортогональности ) волновых функций электронов самих ионных остовов. Существование узлов (нулей) волновой функции в области ионного остова связано с требованием ортогональности например, волновые функции 35-зоны натрия имеют два узла и в силу этого не могут быть [c.358]

Автор работы [481 предположил, что в литии при удалении одного электрона из -состояния возникает резонансное р-состояние. Оно должно было бы привести к существенному изменению рентгеновского излучения, возникающего при переходе электрона из зоны проводимости в это незаполненное состояние. Вообще говоря, трудно ожидать, что такие резонансы могут возникнуть в простых металлах по причинам, очень близким к тем, которыми мы о ясня-ли отсутствие связанных состояний в сплавах простых металлов. Можно вычислить сдвиги фаз с помощью полученного в п. I 5 псевдопотеициала [соотношение (2.23)1 [c.217]

Псевдопотенциал (4.33), (4.34) может быть использован для расчета полной энергии непереходных металлов, у которых энергия резонанса (е<г) лежит далеко от зоны проводимости (в противном случае ряд теории возмущений будет расходиться). Трактовка как потенциала гибридизации позволяет говорить об эпергпп гибрпдизацпп. Из рассмотрения рассеяния в гл. 2 [c.154]

Основные свойства П. хорошо объясняются зонной теорией. На основании этой теории энергетич. спектр электронов в твёрдом теле разделяется на зоны разрешённых и запрещённых энергий (рис. 1). Все электроны, расположенные на оболочках атомов, составляющих кристаллич. решётку, занимают разрешённые зоны энергии, причём верхняя разрешённая зона в П. полностью заполнена и наз. валентной зоной. Следующая разрешённая зона, полностью пустая при темп-ре абсолютного нуля, наз. зоной проводимости она отделена от валентной зоны запрещённой зоной шириной Ед, являющейся важнод характеристикой П. В разных П. Ед составляет величину — 0,1 —1,3 эВ. В металлах запрещённой зоны нет, и валентная зона перекрывается с зоной проводимости. В диэлектриках обычно Ед 5 эВ. В чистом П. удельное электрич. сопротивление р = ехр (Ед/2к Т), где А — константа, слабо зависящая от темп-ры, Т — темп-ра в кельвинах, к — Болъцмана постоянная. Такой тип проводимости, наз. собственной проводимостью, имеет место обычно в чистых П. при высокой темп-ре при низких темп-рах эти вещества практически ведут себя как диэлектрики. [c.264]

Так как обычно теория экситонов Френкеля строится в представлении ЛКАО, то при рассмотрении этих экситонов в неупорядоченных системах мы придем к уравнениям такого же типа. Однако для экситонов Ваннье, в которых расстояние между электроном и дыркой велико, такое локальное представление не подходит. В особенности это относится к обыкновенным электронам проводимости в металлах, так как поведение этих электронов нельзя корректно описать при помощи лишь конечного числа атомных орбиталей. Известно, что блоховские состояния в идеальном кристалле всегда можно представить в виде линейной комбинации локализованных функций Ваннье, аналогичных атомным орбиталям гp(f) в разложении (8.10) соответствующие коэффициенты удовлетворяют уравнениям типа (8.11). Так как каждая блохов-ская зона дает лишь одну функцию Ваннье для каждого узла решетки, то могло бы создаться впечатление, что зону проводимости металлического сплава можно описать, слегка модифицировав модель сплава с сильной связью. Однако представление Ваннье справедливо лишь для идеальных кристаллов, обладающих решеткой с трансляционной симметрией нет априорного рецепта, по которому можно было бы выбрать локализованные функции двух типов, приписав их двум компонентам бинарного сплава, причем так, чтобы система (8.11) разумным образом аппроксимировала уравнение Шредингера (8.9). Во всех таких системах влияние беспорядка на электронные состояния приводит к необходимости воспользоваться несколько иным способом аппроксимации, основанным на теории рассеяния (гл. 10). [c.338]

В некоторых случаях эффект, достигаемый сплавлением, оказывается гораздо более радикальным, чем по приведенным формулам, вплоть до того, что система может попасть в условия, близкие к возникновению жидкого полупроводника. На основании всего того, что мы выяснили о влиянии геометрических эффектов на электронный спектр жидких металлов ( 10.5), представляется невероятным, чтобы указанное явление вызывалось некоторой весьма специальной перестройкой взаимного расположения ионов (ср. с 11.5). Обычно такое радикальное изменение свойств системы связывают с переходом электронов из зоны проводимости в локализованные состояния на атомах одной из компонент сплава с образованием компактных отрицательных ионов. Хотя исследование роли электронного сродства в неупорядоченных конденси- [c.512]

Смысл зон Бриллюэна в металле на границах зон имеется полоса энергий 2Уп, в которой нет разрешенных энергетических состояний. Существование такой запрещенной полосы энергий имеет решающее значение, в частности, число электронов проводимости, приходящихся в кристалле на один атом, в нашей модели будет определять, чем окажется кристалл -диэлектриком или проводником. Если число электронов проводимости окажется достаточным для того, чтобы заполнить все доступные состоянрм в первой зоне Бриллюэна (2электрона на атом) или в первой и во второй зонах (4 электрона на атом), то из-за наличия запрещенной полосы энергий не будет разрешенных состояний, в которые электрон мог бы перейти под влиянием внешнего поля. При этом протекание электрического тока окажется невозможным и кристалл будет вести себя как диэлектрик, если величина поля недостаточна для того, чтобы перебрость электрон в разрешенное состояние в следующей зоне Бриллюэна (рис.4.2). [c.16]

Проводимость в металлах. Роль активных носителей заряда могут играть лишь электроны, энергрм которых очень близка к энергии Ферми, так как удаление электронов из нижних уровней энергетической зоны требует слишком большой энергии. Но даже в этом случае число электронов в верхних энергетических состоянрмх оказывается достаточно большим для обеспечения проводимости. Поэтому проводимость металлов ограничивается не количеством электронов, а их подвижностью. [c.26]

Если принять для перехода ионов металла из точки Р (рис. 26) в междоузлия решетки окисла полупроводника п-типа, что W н — энергия, соответствующая этому переходу, Ф — энергия, необходимая для перехода электрона из металла в зону проводимости окисной пленки (рис. 27), а Е — энергия сиязи электрон—ион в междоузлии, то величина — Е будет энергией раство- [c.50]

Существует класс полупроводниковых приборов, выполненных на основе смешанных окислов переходных металлов, которые известны под общим названием термисторов. Термин термистор происходит от слов термочувствительный резистор . Толчком к разработке термисторов послужила необходимость компенсировать изменение параметров электронных схем под влиянием колебаний температуры. Первые термисторы изготавливались на основе двуокиси урана ПОг, но затем в начале 30-х годов стали использовать шпинель MgTiOз. Оказалось, что удельное сопротивление MgTiOз и его температурный коэффициент сопротивления (ТКС) легко варьируются путем контролируемого восстановления в водороде и путем изменений концентрации MgO по сравнению со стехиометрической. Использовалась также окись меди СиО. Современные термисторы [60, 61] почти всегда представляют собой нестехиометрические смеси окислов и изготавливаются путем спекания микронных частиц компонентов в контролируемой атмосфере. В зависимости от того, в какой атмосфере происходит спекание (окислительной или восстановительной), может получиться, например, полупроводник п-типа на поверхности зерна, переходящий в полупроводник р-типа в глубине зерна, со всеми вытекающими отсюда последствиями для процессов проводимости. Помимо характера проводимости в отдельном зерне, на проводимость материала оказывают существенное влияние также процессы на границах между спеченными зернами. Высокочастотная дисперсия у термисторов, например, возникает вследствие того, что они представляют собой сложную структуру, образованную зонами плохой проводимости на границах зерен и зонами относительно высокой проводимости внутри зерен. [c.243]

Поскольку свойства электронов с отрицательной эффективной массой очень сильно отличаются от свойств нормальных электронов, их удобнее описывать, пользуясь представлением о некоторых квазичастицах, имеющих заряд - -е, но положительную эффективную массу. Такая квазичастица получила название дырка. Предположим, что в зоне все состояния, кроме одного, заняты электронами. Вакантное состояние вблизи потолка зоны и называют дыркой. Если внешнее поле равно нулю, дырка занимает самое верхнее состояние. Под действием поля < Г на это вакантное состояние перейдет электрон с более низкого энергетического уровня. Дырка при этом опустится. Далее дырочное состояние займет следующий ьаектрон и т. д. При- этом дырка сместится вниз по шкале энергий. Таким образом, ток в кристаллах может переноситься не только электронами в зоне проводимости, но и дырками в валентной зоне. Дырочная проводимость наиболее характерна для полупроводников. Однако есть и некоторые металлы, которые обладают дырочной проводимостью. [c.235]

Однако указанное возрастание Y не может происходить неограниченно. Когда энергия фотона, постепенно увеличиваясь, достигнет значения для данного металла, наступит своеобразное насьвдение — теперь все электроны в зоне проводимости могут, в принципе, участвовать во внешнем фотоэффекте, так что дополнительное увеличение энергии фотона уже не приводит к возрастанию числа электронов, которые могут покинуть металл. В рассматриваемой ситуации зависимость У(1га>) начинает определяться другими факторами, которые п обусловливают некоторое уменьшение У по мере дальнейшего роста 1ш. К таким факторам относится, в частности, изменение с частотой коэффициента отражения света металлом и степени прозрачности металла, а также увеличение с частотой вероятности поглощения фотонов электронами, находящимися на более глубоких энергетических уровнях. [c.164]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...