Электронная структура и плотность состояний

ЭЛЕКТРОННАЯ СТРУКТУРА И ПЛОТНОСТЬ СОСТОЯНИЙ [c.178]

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. 7.25. Электронная структура примесных акцепторных состояний, образуемых разорванными связями, о — низкие концентрации дырок. Пространственная зависимость зонного потенциала показана слева, а результирующая плотность состояний — справа. Дискретные акцепторные состояния образуются выше края зоны 1.0 (штриховая линия). 6 — высокие плотности дырок. Распределение заряда и потенциала аппроксимируется моделью Томаса-Ферми и показано слева, а примесное состояние представляет собой виртуальный уровень в зоне, что показано справа, в — качественное поведение кинетической (Г) и потенциальной энергий и их суммы в зависимости от Го.

Рассмотрим, наконец, структуру полупроводников, для которых ширина зон в кристаллическом состоянии сравнима или больше расстояния между зонами. В действительности большинство полупроводников при плавлении становятся металлическими. Таковы, например, жидкие кремний и германий, которые вполне можно рассматривать как простые металлы. Вместе с тем, некоторые полупроводники, как, например, германий, можно получить в аморфном стеклообразном состоянии при осаждении пленок при низких температурах. В этом случае, хотя плотность низкая, как и в полупроводниковой фазе, дальнего порядка в структуре не возникает. Вероятно, отсутствие порядка приводит к высокой плотности ловушек, распределенных в запрещенной зоне. Однако, несмотря на присутствие этих многочисленных ловушек, свойства таких аморфных полупроводников весьма похожи на свойства собственного кристаллического полупроводника. После общего обсуждения электронных свойств в гл. П1 мы рассмотрим более подробно соответствующую электронную структуру и разберем следствия, вытекающие из нее. [c.243]

Использование метода ЭПА позволило фиксировать тонкое электронно-структурное состояние дефектов, развивающееся при циклической деформации материала. Наблюдающиеся изменения в электронной структуре дефектов коррелируют с параметрами усталости, характеризующими разрушение материала. Каждому значению пара.метра живучести металла, определяемой действующим напряжением и числом циклов до разрушения, отвечает определенное значение измеряемых параметров ЭПА, характеризующих распределение электронной плотности в дефектах. Метод ЭПА, позволяя оценивать эффективный размер дефектов, образующихся при циклической деформации, дает возможность установить их закономерную связь с коэффициентом живучести материала. [c.425]

Проведенные электронно-микроскопические исследования показали, что исходная дислокационная структура стали в состоянии отжига (до сварки) характеризуется низкой плотностью дислокаций и наличием типичных двойников отжига больших размеров (рис. 1). После сварки со сплавом АМгЗ при 400° С плотность дислокаций на контактной поверхности стальной детали с углом [c.101]

Плотность состояний в кристаллических сплавах с позиций волнового движения валентных электронов и потенциалов кристаллических структур изучена достаточно подробно. Что касается аморфных металлов, то, как указывалось в главе 3, атомные конфигурации в них отличаются от таковых в кристаллах полным отсутствием дальнего порядка, а локальная структура ближнего порядка описывается мозаичным распределением групп полиэдров, не встречающихся в кристаллическом состоянии. Одновременно в аморфных металлах наблюдается значительное отличие в поведении валентных электронов d-элементов, что играет главную роль в явлениях электронного переноса, например в электропроводности. Этим же обусловливается также и то, ч то методы, разработанные для изучения электронных состояний (например, основанные на [c.177]

Измерение параметров ЯГР-спектров позволяет находить эффективные магнитные поля, градиенты электрических полей, действующих на ядра, электронную плотность на ядре. Эти величины полезны для обсуждения вопросов об электронной структуре атомов в чистых веществах, твердых растворах и соединениях, о зарядовом состоянии и характере связей резонансного атома. Поскольку мессбауэров-ские ядра можно вводить в большое число различных матриц с различным хи.мическим окружением, удалось накопить значительный экспериментальный материал о величине и направленности связей, соотношении в них ионной и ковалентной составляющих, образовании гибридных связей и т. д. [c.166]

В недавних работах методом ЕН рассчитана размерная зависимость плотности состояний для кластеров Ag (п = 2 --н 43), Gu п =1- 17) [728], Аи , Ru , Rh и Pd (д =. 2 79) [729]. Результаты вычислений оказались сходными в случае Аи, Ag и Си, но отличались от похожих друг на друга результатов для Ru, Rh и Pd. Рисунки 107 и 108 иллюстрируют поведение этих двух групп металлов на примерах кластеров Ag и Ru . Предполагалось, что все исследуемые кластеры с числом атомов д = 13, 19, 43, 55 и 79 вырезаются последовательными координационными сферами из ГЦК-решетки массивного металла. Ради сравнения кривые плотности состояний массивного металла вычислялись тем же методом и при тех же параметрах, какие использовались в расчетах электронной структуры кластеров. [c.240]

Вид функции плотности для электронов в ГЦК решетке показан на рис. 11.15.1. Зонная структура приводит к наличию пика на кривой плотности состояний. Пик есть и в случае ОЦК решетки, но при несколько большей энергии. Функция плотности состояний в неупорядоченной структуре будет ближе к кривой с надписью свободные электроны на том же рисунке. [c.290]

В фазе М. д. на центре имеются локализов. электроны, т. е. локализов. магн. моменты. Соответственно подобные вещества обычно обладают магн. упорядочением, как правило, они — антиферромагнетики. Магн. упорядочение в этом случае обусловлено т. н, косвенным обменным взаимодействием оно возникает при частичной делокализации электронов — виртуальных переходах их на соседние (занятые) центры. Так описываются электронная структура и магн. свойства мн. соединений иереходных металлов типа NiO. В непрерывной среде (без учёта периодич. потенциала решётки) состоянием, родственным М. д., является т. н. вигне-ровский кристалл, в к-ром электроны при малой плотности локализуются и образуют кристаллич. структуру с периодом, определяемым их плотностью. [c.214]

О.-э. происходит не только в изолиров. атомах, но и в молекулах (число оже-линий значительно возрастает), а также в твёрдых телах. В последнем случае наряду с переходами между внутр. уровнями энергии наблюдаются переходы с участием электронов валентной зоны, причём ширина зоны и плотность состояний в ней влияют на форму оже-линий. Изучение эперготич. структуры и осуществление хым. анализа вещества — предмет оже-спектроскопии. [c.401]

Влияние внешних полей. Структура края фуидам. Поглощения изменяется под влиянием электрик, и магн. полей. Электрич. попе наклоняет зоны и делает возможным туннельный переход при йш < Sg (си. Келдыша — Франца эффект). Магн. иоле вызывает квантование энергии электронов и дырок, т. е. возникновение эквидистантных Ландау уровней, расстояние между к-рыми равно кеШт, где т — эфф. масса электрона или дырки. Плотность состояний носителей заряда вблизи уровней Ландау возрастает, вследствие чего появляются осцилляции коэф. поглощения как ф-цни частоты света. Максимум поглощения соответствует переходам между уровнями Ландау. Изучение осцилляций позволяет расшифровать спектр электронов и дырок (см. Квантовые осцилляции в магнитном поле). [c.42]

Тоскольку взаимное расположение атомов и расстояний между ними после П. у ряда веществ в основном сохраняются, многие физич. свойства таких веществ, обусловленные плотностью упаковки атомов, их тепловыми колебаниями, электронной структурой (папр., плотность, теплоемкость, электропроводность, теплопроводность и др.), при П. изменяются сравнительно мало. Однако, если П. сопровождается изменением электронного строения и типа связи, как, папр., у 81, Ое, В , свойства изменяются более радикально. Напр., многие полупроводники при П. переходят в металлич. состояние, ( войства кристаллич. [c.14]

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]

Нарушения кристаллич. структуры приводят в определённой части энергетич. спектра к локализации электронных и фононных состояний. В аморфных полупроводниках локализованными оказываются электронные состояния, лежащие в запрещённой зоне там, где плотность состояний относительно мала. Электроны, находящиеся в локализов. состояниях, могут переносить ток лишь путём прыжков из оДного состояния в другое (см. Прыжковал проводимость). Т. к. состояния имеют разную энергию, прыжки осуществляются лишь с поглощением или испусканием фононов. При Г О К этот механизм ее работает и локализов. состояния вообще не могут переносить электрич. ток. Энергетич. граница между локализов. и делокализов. состояниями наз. порогом подвижности. Хим, потенциал (уровень Ферми jr) в аморфных полупроводниках находится глубоко в запрещённой зоне, и при не очень низкой Т электропроводность осуществляется с помощью теплового заброса электронов в состояния, лежащие Bbinie порога подвижности. Т. о., порог подвижности играет роль электрич. границы разрешённой зоны. При самых низких темп-рах электропроводность становится прыжковой. [c.342]

Перенос излучения наружу носит диффузионный характер, при к-ром фотоны многократно поглощаются и переизлучаются. Величина потока лучистой энергии внутри С. прямо пропорциональна градиенту темп-ры и обратно пропорциональна коэф. непрозрачности V, = 1/рЯ (р — плотность вещества), характеризующему способность газа поглощать и рассеивать излучение. Однако не на всём пути от центра к поверхности солнечная энергия переносится излучением. На расстоянии примерно 0,7 Дд от центра вещество становится конвективно неустойчивым, и выше этого уровня энергия переносится преим. турбулентными потоками вещества. В конвективной зоне темп-ра невелика по сравнению с темп-рой ядра. В результате увеличивается число электронов, находяпщхся в связанных состояниях в атомах водорода и др. элементов. Это ведёт к увеличению непрозрачности газа, большему сопротивлению диффузии излучения и возрастанию градиента темп-ры. Конвективная неустойчивость наступает, если аос. значение градиента темп-ры станет больше нек-рой критич. величины, называемой адиабатич. градиентом. Скорости конвективных потоков возрастают номере продвижения к поверхности от 10 см/с до 10 см/с. Вблизи поверхности С. на расстоянии 0,999 Л эффективность конвективного теплопереноса резко падает вследствие низкой плотности вещества. Здесь энергия вновь переносится излучением. Вероятно, этот верх, слой конвективной зоны ответствен за наблюдаемую грануляц. структуру поверхности С. [c.590]

Пример зависимости формирования DX-центров от некоторых из упомянутых условий — структуры кристалла, зарядового состояния примеси и внешнего гидростатического давления демонстрируют расчеты [63] примесей О, Si в вюртцитоподобной (в) и сфалеритоподобной (с) полиморфных модификациях A1N, GaN. Вычисления проведены в рамках теории функционала электронной плотности самосогласованным методом неэмпирического псевдопотенциала в моделях 32- и 72-атомных сверхячеек. На конфигурационной диаграмме (рис. 2.8) четко прослеживается образование глубокого DX-цент-ра при сдвиге атома кислорода в анионном состоянии (О ) вдоль направления [0001] в e-AlN. Корреляционная энергия DX-конфи-гураций, в соответствии с (2.1), рассчитывалась как U = Е + Е -- 2Е , где Е > — энергия образования дефекта в зарядовом состоянии q. Видно (см. табл. 2.4), что для О 1/ < 0 при значительном релаксационном смещении примеси, тогда как для нейтрального (и катионного) состояний дефектов дополнительные (метаста-бильные) минимумы Е > отсутствуют, и их наиболее устойчивой позицией является узел замещаемого элемента (азота). Любопытно, что для -A1N DX-состояний для примесного кислорода не возникает. Этот факт объясняют [63] различиями во взаимодействиях 0 с атомами матрицы, составляющими третью координационную сферу дефекта. В e-AlN третью сферу О" в направлении [0001] образуют атомы А1, рис. 2.9. Значительный релаксационный сдвиг 0 ( 0,9 А) уменьшает дистанцию О—А1 от 3,1 A (в нерелаксированной решетке) до -2,06 A, что лишь на -0,2 A больше равновесного состояния А1—О (1,89 А) в оксидах алюминия. Это указывает на причину формирования стабильного DX-центра в e-AlN как следствие образования сильной ковалентной связи А1—О. Наоборот, в -AlN ближайший атом А1 в [c.48]

В книге приведены и обсуждены данные расчетов плотности состояния (ПС) электронов, основанных на различных моделях СПУ. Эти данные позволяют сделать ряд предположений об особенностях электронной структуры аморфных сплавов. Так, подчеркнуто, что количественный беспорядок (непостоянство направлений межатомных связей и межатомных расстояний) имеет существенное влияние на ПС. Интересно и то, что ПС Зй-электронов железа, никеля и кобаль- [c.18]

Наибольший интерес представляют экспериментальные данные исследования электронной структуры аморфных сплавов, полученные с использованием спектроскопических методов. С помощью метода РФЭ было обнаружено, что плотность состояний на уровне Ферми N Er) в аморфных сплавах Pd — Си — Si и Pd — Si значительно ниже, чем N(Er) кристаллического Pd и что их РФС-спектры значительно отличаются, особенно в области Ег. Эти закономерности электронной структуры стали основой для формулирования известного критерия стабилизации аморфной структуры Нагеля-Тауца. Однако расчеты ПС электронов на основе моделей СПУ, как для чистых металлов, так и для сплавов (Fe — В) показали, что энергия Ферми Ef попадает в область максимума ПС. Детальный анализ парциальных плотностей состояний, отвечающих различным зонам, позволяет, по мнению авторов, сделать вывод, что данные спектроскопии (сплав Pd—Si) также не подтверждают электронный критерий стабилизации аморфной структуры, подразумевающий положение псевдощели в области Ег. Спектроскопические данные позволяют также предположить, что по крайней мере в сплавах Pd — Si перенос электронов от атомов Si к атомам Pd отсутствует, происходит перенос электронов только внутри атомов Pd. [c.19]

В настоящей главе приводятся результаты расчетов плотности состояния электронов, основанные главным образом на моделях структуры аморфных твердых тел (см. 6.2.1). Далее (6.2.2 и 6.2.3) обсуждаются наиболее типичные экспериментальные результаты, полученные методами рентгеновской и ультрафиолетовой фотоэлектронной спектроскопии (РФС и УФС), позволяющими непосредственно наблюдать уровни энергии электронов, а также результаты анализа спектров испускания мягкого рентгеновского излучения (МРС). Кроме того, рассмотрены результаты экспериментов по комптоновскому рассеянию для определен1Ия волновых фунвдий элек1 ронов, находящихся в различ1ных электронных состояниях (см. 6.3.1) и результаты некоторых экспериментов по аннигиляции позитронов (см. 6.3.2). [c.178]

В кристаллической решетке локальные атомные конфигурации ближнего порядка, состоящие из элементарных ячеек, одинаковы во B teM кристалле. Локальные атомные конфигурации в аморфных структурах, напротив, могут заметно различаться. Следовательно, функция ПС аморфных металлов должна представлять собой усредненную функцию локальных плотностей состояния (ЛПС), соответствующих локальным атомным конфигурациям. Фудзивара установил, что если в модели аморфной структуры, составленной приблизительно из 100 атомов, произвольно выбрать область, содержащую около 20 атомов, и расчетным путем получить ЛПС электронов в этой области, то она воспроизведет полную функцию ПС, рассчитанную для модели целиком. [c.180]

ЛОВ меди в напряженном состоянии на поверхности и в глубине кристалла дали совершенно другие результаты. В работе [153] для исследования дислокационной структуры, соответствующей напряженному состоянию кристалла, образцы деформировали растяжением при 78 К и, не разгружая, подвергали нейтронному облучению при 4—20 К, что позволило надежно фиксировать дислокации. Изучение дислокационной структуры с помощью электронной микроскопии показало, что для Си (99,999%) поверхностная дислокационная структура соответствует более низким напряжениям, чем глубинная, а плотность дислокаций существенно ниже. Кроме того, рентгенографическими исследованиями в [153] установлено, что в процессе деформации первичные плоскости скольжения изд ибаются вблизи поверхности образца в направлении вектора скольжения. [c.21]

В работе [730] методом моментов в рамках приближения сильной связи изучалась электронная структура кубооктаэдрических (ГЦК) кластеров Pt (w = 13-г-923). Конкретно вычислялась локальная ллотность электронных состояний (LDS) и оценивалось влияние спин-орбитальной связи. Вкратце идея метода заключается в вычислении моментов fX функции плотности электронных состояний. Эти моменты связаны с одноэ.лектронным гамильтонианом Н соот-лошением [c.242]

Таким образом, согласно расчетам методом Ха основные черты электронной и магнитной структуры даже очень малых кластеров железа существенно подобны таковым для массивного металла. Некоторые другие характеристики (ширина d- и />-зон, детали плотности состояний) по мере увеличения размера кластера сходятся к соответствующим характеристикам для массивной решетки более медленно. В целом можно сказать, что уже кластер Fej5 достаточно хорошо моделирует свойства массивного металла, и это позволило авторам работы [737] использовать полученные результаты в трактовке некоторых общих проблелМ магнетизма, бегло затронутых ниже. [c.250]

Нельзя игнорировать также расхождение кривых плотности состояний, вычисленных методами ЕН и Ха для N113 (см. рис. ИЗ). ]Иессмер и др. [732] объяснили это расхождение данных произвольностью параметризации в методе ЕН. Вычисления электронной структуры кластеров Gu методом аЬ initio привели к выводу, что линейные цепи стабильнее двух- и трехмерных конфигураций только для малых [c.258]

В условиях высокой плотности дислокаций и формирования ячеистой структуры приобретают значение новые механизмы развития деформаций поворотные моды [103], термически активируемые процессы [57 ], переползание дислокаций. Определяющим становится взаимодействие не отдельных дислокаций, а дислокационных ансамблей. Недислокационные процессы деформации и разрушения доминируют также при низких гомологических температурах. Естественно, пластичность материалов в таких условиях мала. К примеру, в карбиде и нитриде титана заметную подвижность дислокации приобретают при температурах около 1000° С и важным параметром, определяющим прочностные свойства материалов, оказывается прочность границ зерен и их насыщенность дефектами строения. Большое влияние на подвижность дислокаций оказывает наличие примесей, стехиометрия соединений, число электронов в связных и антисвязных состояниях. [c.6]

Этими двумя приближениями будут модель еаза свободных электронов и зонная модель почти свободных электронов. Первая модель позволит нам с помощью статистики Ферми вычислить основные величины, характеризующие электроны проводимости (например, теплоемкость или плотность состояний) на ее основе нам будет легко понять смысл тех модификаций, к которым приводит использование более реалистичных приближений. Из второй модели мы увидим, что спектр разрешенных состояний не является непрерывным, а существуют запрещенные энергетические зоны. Это приводит к понятию зонной структуры, весьма важной для детального понимания теории металлов. Кроме этих моделей, мы кратко опишем еще два приблингения (будут указаны лишь физические допущения, лежащие в их основе) метод ячеек и метод ортогонализованных плоских волн. Эти последние методы включены потому, что они позволяют точнее рассчитывать более тонкие свойства кристаллической решетки — соответственно сжимаемость и детали зонной структуры данного кристалла. [c.67]

Было замечено (см. гл. П1), что благородные металлы группы Ш — медь, серебро и золото, которые обладают гранецентрирован-ной кубической структурой, при выполнении некоторых условий образуют широкие области твердых растворов с элементами подгрупп В. Оказалось, что процесс образования твердого раствора заканчивается появлением объемноцентрированной кубической фазы и что границе между фазами соответствует число электронов на атом е/а, равное 1,4. Джонс [42] впервые установил, что плотность состояний на единицу объема к-пространства в случае гранецентрированной кубической структуры начинает уменьшаться, когда kf = 2я/ац,, другими словами, когда поверхность Ферми касается границы зоны Бриллюэна в направлении [111] (фиг. 41,а). При дальнейшем увеличении энергии и отношения ela свободные состояния остаются только в углах зоны. Поскольку плотность состояний в данном направлении пропорциональна dE/dk) , пик плотности состояний (фиг. 42) является следствием наличия запрещенной полосы энергий у границы зоны Бриллюэна, возникающей из-за периодического потенциала решетки. [c.117]

Смотреть страницы где упоминается термин Электронная структура и плотность состояний : [c.94] [c.326] [c.519] [c.182] [c.75] [c.175] [c.252] [c.156] [c.66] [c.439] [c.468] [c.551] [c.393] [c.75] [c.11] [c.45] [c.296] [c.324] [c.244] [c.220] [c.30]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...