Электроны проводимости энергетическое представление

Скорость электронов. Проводимость в полупроводнике обусловлена движением электронов в валентной зоне и зоне проводимости. Энергетический спектр для этих зон представлен на рис. 117. Для удобства энергия на рис. 117 нормирована на нуль не на бесконечности, как, например, на рис. 110, а на дне валентной зоны. На рис. 117 ширина запрещенной зоны обозначена Ai . [c.352]

В случае слабого периодического потенциала удается составить достаточно полное представление о структуре электронных энергетических уровней. Раньше такой подход можно было рассматривать как упражнение, хотя и поучительное, но представляющее лишь чисто академический интерес. Сегодня, однако, мы знаем, что во многих случаях это явно нереалистическое допущение дает тем не менее поразительно точные результаты. Современные теоретические и экспериментальные исследования металлов, относящихся к I—IV группам периодической таблицы (это металлы, у которых в атомной конфигурации имеются 8- и /5-электроны, расположенные над конфигурацией заполненных оболочек инертных газов), показывают, что в них для описания движения электронов проводимости можно использовать почти постоянный потенциал. Такие элементы часто называют металлами с почти свободными электронами. Отправной точкой при их описании служит газ свободных электронов Зоммерфельда, свойства которого изменены из-за присутствия слабого периодического потенциала. В настоящей главе в рамках модели почти свободных электронов будут исследованы общие черты зонной структуры. Примеры применения к конкретным металлам рассмотрены в гл. 15. [c.157]

Ответ. Этот случа представлен на рис. 5-2-6. После образования контакта свободные электроны перемещаются от металла к полупроводнику. При этом энергетический уровень зоны проводимости полупроводника ими не достигается, и отрицательный пространственный заряд не формируется, а образуется только повер.х-ностный заряд. Оба уровня Ферми совпадают, и в области граничного слоя образуется не потенциальный барьер, а потенциальная яма. [c.326]

Мы тем не менее будем описывать как электроны, так и дырки в изоляторах на основе зонных представлений, а в п. 3—5 настоящего параграфа увидим, как следует изменить эту картину для достаточно узких валентных зон.Начнем с описания метода нахождения зонной структуры на основе приближения сильной связи. Об этом методе применительно к одномерному случаю мы кратко говорили в п. 3 5 гл. I. Тогда же мы упоминали, что, если состояния можно приближенно описывать исходя из атомных волновых функций, локализованных на отдельных атомах, соответствующие энергетические зоны окажутся очень узкими. Поэтому очень большими окажутся эффективные массы. Такое поведение свойственно вычисленным валентным зонам ионных кристаллов, в то время как их зоны проводимости оказываются довольно широкими. [c.171]

Ясно, ЧТО энергетическая диаграмма на фиг. 78 согласуется с нашими представлениями о распределении поля. Если рассмотреть, к примеру, полупроводник с постоянной концентрацией акцепторов при дс > О и доноров при дс < О, то можно построить диаграмму, представленную на фиг. 79. При обычных температурах доноры и акцепторы полностью ионизованы. В глубине области п-типа электронов должно быть ровно столько же, сколько и доноров. Отрицательный заряд первых в точности компенсируется положительным зарядом последних. Эта область нейтральна, и в ней нет электрического поля. Вблизи перехода, однако, где зоны изображены поднимающимися вверх, край зоны проводимости уходит далеко от энергии Ферми, концентрация электронов резко падает и имеющиеся там доноры оказываются нескомпенсированными. Возникает положительный заряд и электростатический потенциал для электронов возрастает, изгибаясь вверх, что и представлено перегибом на зонной схеме. Подобным же образом в начале р-области нескомпенсированными оказываются акцепторы и кривизна становится отрицательной, что и показано на фиг. 79. Глубоко в р-области, наконец, кристалл нейтрален и потенциал опять постоянен. Таким образом, указанная деформация зон возникает просто вследствие действия электростатического потенциала, наводимого нескомпенсированными донорами и акцепторами. [c.307]

Электроны проводимости в сверхпроводнике и нормальном металле, находящихся в близком контакте, т. е. разделенных только тонким слоем диэлектрика ), могут находиться в термодинамическом равновесии друг с другом. При этом электроны могут проходить через слой диэлектрика благодаря квантовомеханическому туннелированию. При термодинамическом равновесии из одного металла в другой переходит достаточное число электронов, чтобы химические потенциалы электронов в обоих металлах были одинаковыми ). Когда оба металла находятся в нормальном состоянии, приложенное напряжение повышает химический потенциал одного металла по сравнению с другим и через слой диэлектрика туннелирует еще некоторое число электронов. Такие туннельные токи , наблюдаемые при контакте нормальных металлов, подчиняются закону Ома. Однако, когда один из металлов является сверхпроводником и находится при температуре значительно ниже критической, ток не наблюдается до тех пор, пока потенциал V не достигнет порогового значения eV = А (фиг. 34.7). Значение А хорошо согласуется со значением, которое получается из низкотемпературных измерений теплоемкости. Это подтверждает представление о существовании энергетической щели в плотности одноэлектронных уровней сверхпроводника. При приближении температуры к Гс пороговое напряжение уменьшается ), что указывает на уменьшение энергетической щели при повышении температуры. [c.349]

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]

Достаточно наглядное представление о причинах, определяющих различия в электрической проводимости в проводниках, полупроводниках и диэлектриках, дает так называемая зонная теория электропроводности. В металлах — проводниках с электронной электропроводностью — наиболее удаленные от ядра (валентные) электроны имеют возможность достаточно свободно переходить от одного атома к другому, что и соответствует большой электрической проводимости, т. е. появлению болвдого тока при сравнительно мадом напряжении. Для осуществления такого перемещения внутри тела электроны должны возбуждаться, т. е. приобретать некоторую добавочную энергию по сравнению с той, которую они имели в атомах до выхода из них. Согласно современным физическим представлениям увеличение энергии электронов может происходить только определенными порциями — квантами . В нормальном невозбужденном состоянии электроны в совокупности атомов, образующих данное тело, могут иметь только определенные значения энергии (занимать определенные энергетические уровни). Эти уровни образуют полосу — зону, которая при температуре абсолютного нуля (О К) заполнена электронами. Если для данного тела не существовало бы других дозволенных уровней энергии, то электроны не могли бы перемещаться от одного атома к другому, так как они не могли бы менять своего энергетического состояния и вынуждены были бы оставаться в заполненной зоне. Из-за возможных, но не занятых при низких температурах более высоких энергетических уровней электроны могут, возбуждаясь, например, при повышении температуры, перемещаться от одних атомов к другим. [c.7]

Закономерности электронного переноса в неупорядоченных системах определяются особенностями их энергетического спектра, которые мы еще будем обсуждать в разделе 3.9. Здесь же отметим только, что некоторые представления зонной теории можно использовать и для неупорядоченных систем (Андерсон, Мотт, Бонч-Бруевич, Эфрос, Шкловский, Звягин). В частности, под зоной проводимости и валентной зоной аморфного полупроводника понимают свободную и заполненную энергетические зоны делокализованных состояний с высокой плотностью (приблизительно такой же, как в кристаллах). Отсутствие дальнего порядка приводит к появлению дополнительных разрешенных электронных состояний, плотность которых р( ) спадает по мере удаления от зон делокализованных состояний, образуя "хвосты" плотности состояний — рис.2.16, а — в. Если электрон находится в состояниях "хвоста", его волновая функция локализована в области, размер которой Ь называется длиной (или радиусом) локализации. В одномерной неупорядоченной системе все электронные состояния локализованы, каким бы слабым ни был случайный потенциал радиус локализации по порядку величины равен длине свободного [c.74]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...