Ферми константа связи

Как будет показано ниже, для натрия его потенциал будет иметь точки пересечения с горизонтальной осью в отличие 1/прост, который по равенству (146) для точечных ионов всегда отрицателен. Эти точки пересечения, как следствие конечности ядра, могут оказывать большое влияние на удельное электрическое сопротивление, особенно это влияние проявляется в окрестности точки 2 / для натрия. Соображения, приведенные ниже, не оставляют никаких сомнений в том, что необходимо вычислить компоненты Ферми для 7 (К) с невероятно высокой точностью для того, чтобы создать полностью количественную теорию. Следует отметить, что для С/(К) можно также использовать приближение парного потенциала, обобщающего модель точечных ионов гл. II [64]. Так как различие между колебательным и экспоненциально спадающим потенциалами приводит только к малой количественной разности в /(-пространстве (см. рис. 10), то возможно свойства парного потенциала зависят очень тонко также от и К). Однако это предположение не всегда верно, потому, что если форма (57) применяется для диэлектрической константы экранированного потенциала простого иона, то для больших и К) возникнут колебания с длиной волны Интересно проследить, не может ли быть развита количественная связь между и К) и прямой корреляционной функцией (умноженной на —квТ) в /(-пространстве, которая, конечно, является наблюдаемой величиной (сравни рис. 4 и 7). На этой стадии развития теории целесообразно обсудить специальные методы, которые используют пока для определения и (К). Можно указать три приближения. [c.66]

Изучение разнообразных характеристик в нормальном состоянии свидетельствует о том, что в таких веществах плотность состояний имеет узкий и большой пик у самого уровня Ферми (напомним, что плотность состояний v = Pom /(n A )). Происхождение этого пика, возможно, связано с электронной экранировкой спина магнитных атомов редкоземельных металлов или актинидов. Если магнитные атомы являются малыми примесями, то это приводит к эффекту Кондо в проводимости ( 4.6), но не влияет заметным образом на энергетический спектр и термодинамические свойства. Однако если магнитные атомы становятся регулярным элементом структуры и константа обменного [c.331]

Теория атомных свойств полупроводников имеет еще более зыбкую основу. Опять проблема состоит не в отыскании самой энергии связи. Даже если мы пренебрежем полупроводниковой природой кремния и будем рассматривать его как простой металл в приближении Вигнера — Зейтца, то мы получим примерно правильные энергию связи и даже равновесный атомный объем (23). Это не позволяет определить ту конфигурационную зависимость энергии, которая возникает целиком из-за небольших изменений энергии при переходе электронов из металлического состояния в сильно связанное. Однако удача с энергией связи наводит на мысль, что в данном случае мы могли бы воспользоваться методом псевдопотенциалов, как мы это делали для простых металлов (241. Подобный подход, очевидно, совершенно неприменим к электронным свойствам, когда главным является исчезновение ферми-поверхности. Кроме того, при рассмотрении экранирования возникает принципиальная ошибка в области длинных волн диэлектрическая функция расходится в области длинных волн вместо того, чтобы стремиться к некоторой константе, как это должно было бы быть. Однако если интересующие нас свойства характеризуются фурье-компонентами потенциала с длинами волн порядка периода решетки, описанный подход может оказаться разумным. Таким образом, в частности, можно получить распределение электронной плотности в кремнии, показанное на фиг. 6, которое, по крайней мере полуколичественно, согласуется с экспериментом. Вместе с тем, определяя наиболее устойчивую структуру, мы не можем [c.499]

Замечание. Как показывает выражение (5 ), поле точечного заряда ге экранируется электронами системы. Входящая в это выражение обратная длина, характеризующая экранирование, называется константой экранирования. Величина х, определяемая соотношением (4), называется константой дебаев-ского экранирования, а величина д [см. соотношение (10) ] —константой экранирования Томаса — Ферми, поскольку метод, использованный нами при выводе выражения (10), принадлежит Томасу и Ферми. Правда, фактически выражение (10) впервые было получено Моттом, в связи - с чем было бы правильнее называть д константой экранирования Мотта. Мотт использовал описанный метод при изучении поведения электрического поля вблизи примесного атома в металле. Если металл одновалентен, как, скажем, Си, Ag или Аи, а примесный атом двухвалентен, как, например, Zn, или трехвалентен, как А1, то следует положить соответственно г = 1 или г = 2. Численное значение 1/д в этих примерах оказывается порядка 0,6 А (см. книгу Мотта и Джонса [7]). Неоднократно отмечалось, что поведение многих сплавов недостаточно хорошо описывается теорией Томаса — Ферми. По-видимому, это обусловлено тем, что нельзя пренебрегать волновой природой электронов в металле. [c.378]

Фактор ЛанОе 117 Фейнмана диаграммы 59 Ферми константа связи 68 [c.332]

Итак, фазы рассеяния оказались выраженными через две константы а и ф. В действительности эти константы связаны между собой благодаря тому, что кондовская особенность привязана к уровню Ферми. Если в формуле (13.60) сделать одинаковый сдвиг I и ц, то б ( ) не должно измениться. Благодаря этому имеем [c.250]

Справедливость модели большого иолярона ограничена не только порядком величины константы связи, но также тем фактом, что неопределенность энергии полярона Л должна быть мала по сравнению с энергией электрона. Для свободных электронов это — энергия Ферми. В энергетической зоне она не превышает ширины зоны. Следовательно, когда мы рассматриваем узкие зоны в твердом теле, мои.ет быть необходимой также коррекция моделп полярона с этой точки зрения. [c.61]

Отметим, что дырке приписывается отрицательная энергия, так как энергию мы измеряем относительно уровня Ферми. Функция ЦЕа — Яц) называется функцией распространения (пропа-гатором), а величина—/n/[ + (Pi — Рг)-ч]—энергетическим знаменателем. Произведение двух констант связи дает (2яе / /Т ) X X lq ) lq ). Таким образом, для заданных Р,, Ра и q амплитуда процесса, показанного на фиг. 9.8, равна [c.296]

М. 11. справедливо, если процессы решёточного и примесного рассеяний независимы и изотопны. В действительности необходимо учитывать корреляцию между ними. Значит, отклонение от М. п. связано с зависимостью Poi ) в области низких темп-р. Такие отклонения происходят по неск. причинам 1) примесь вносит локальное искажение решетки, что приводит к неупру-гому рассеянию электронов на квазилокальных н локальных колебаниях решётки 2) примесь часто влияет на упругие константы, соответственно меняется 11 колебат, спектр решётки 3) примесь действует на зонную структуру, сдвигая уровень Ферми, изменяя плотность состояний и эффективную массу носителей заряда 4) нек-рые дефекты, напр. дислокации, рассеивают анизотропно 5) неупругость столкновений электронов особенно существенна в металлах с разбавленными магБ. примесями, т. к, обусловливает Копдо эффект. Это приводит к минимуму в зависимости p(iT) при низких темп-рах. [c.74]

Теплоемкость при постоянном объеме Ср характеризуется суммой теплоемкости решетки и теплоемкости электронов и равна v — 0 ,Т - -уТ. Коэффициент а, является константой, которая связана с дебаевской характеристической температурой. Коэффициент у также представляет собой константу. При низких температурах преобладает электронная составляющая теплоемкости уТ. Электронная теплоемкость пропорциональна спиновой магнитной восприимчивости и плотности состояний на поверхности Ферми. Для большей части элементов, включая сверхпроводяш ие металлы в нормальном состоянии при низких температурах, величина коэффициента у не превышает 20 10 кал моль [c.246]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...