Плотность состояний в зонной модели

Плотность состояний в ЗОННОЙ МОДЕЛИ 99 [c.99]

Плотность состояний в зонной модели [c.99]

Закон дисперсии А, (д) можно, например, задать формулой (8.15), справедливой в однозонном приближении в рамках модели сильной связи. Можно показать, что в этом случае формула (9.7) воспроизводит обычное выражение для плотности состояний в зоне, записанное в виде интеграла по тонкому изоэнергетическому слою в д-пространстве. [c.379]

Рис. 9.9. Результаты расчета плотности состояний в трехмерной модели сильной связи для различных концентраций. Рассмотрен предельный случай расщепленных зон [26].

С помощью моделей кривых N(e) на рис. 12.7 можно объяснить также роль дефектов и легирования в формировании физических свойств. Например, легирование водородом приведет к уменьшению вклада отщепленных энергетических состояний, поскольку водород может закреплять свободные связи, и к понижению плотности состояний в запрещенной зоне. В то же время легирование примесями, которые не могут закреплять такие связи, будет слабо влиять на свойства вещества. [c.286]

В конце 20 мы видели, что и в зонной модели плотность состояний (на зону) в А-пространстве задается выражением [c.99]

Если раскрыть скобки, первое слагаемое даст блоховский член, уже рассмотренный нами. Второе слагаемое дает долю сопротивления, вызванную s- переходами. По оценке Займана [22] эта часть сопротивления больше первой примерно в отношении плотностей состояний в и 5-зонах. Таким образом, данная модель объясняет повышенное сопротивление переходных металлов по сравнению с нормальными. [c.26]

Здесь Я,оо— потолок данной зоны для среднего (по всей цепочке) межатомного расстояния 1<х>, а коэффициент а определяется конкретными параметрами модели. Подставляя соотношения (8.83) — (8.85) в формулу (8.82), мы получаем выражение для интегральной плотности состояний в неупорядоченной цепочке. Например, достаточно далеко в запрещенной области энергии (выше Яоо) мы обнаруживаем экспоненциально затухающий хвост плотности состояний, описываемый выражением вида [c.366]

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]

Вообще говоря, явление антиферромагнетизма трудно объяснить с позиции простой зонной теории, основанной на периодичности решетки. И в этом отношении кластерные модели, принимающие во внимание локальное магнитное упорядочение, более предпочтительны. Вместе с тем сама концепция ферромагнетизма применительно к кластерам требует уточнения. Речь идет о сильной зависимости спонтанной намагниченности от параметра решетки а (см. [355]). Когда атомы массивного тела удаляются друг от друга, то ширина -зоны уменьшается и плотность состояний на уровне Ферми возрастает, вследствие чего при определенном критическом значении параметра решетки устанавливается ферромагнитное состояние. Это состояние, разумеется, исчезает, если а<С а . [c.247]

Цель этой главы — изложить электронную теорию металлов с квантовомеханической точки зрения. В разд. 2 будет показано, как из отдельных свободных атомов образуется твердый металл при этом особое внимание уделяется тому факту, что валентные электроны свободного атома при образовании металлического состояния становятся нелокализованными. В разд. 3 и 4 рассматриваются свойства нелокализованных электронов (электронов проводимости) и модели, применяемые для описания их поведения в твердом теле. Подробно обсуждаются две модели 1) модель свободных электронов, из которой можно получить основные выражения для плотности состояний, теплоемкости, магнитной восприимчивости ИТ. д., и 2) модель почти свободных электронов, с помощью которой можно найти величины, определяющие ширину запрещенной зоны. В разд. 5 вводится понятие поверхности Ферми, а в разд. 6 излагаются наиболее эффективные методы определения параметров, характеризующих эту поверхность. Последние три раздела этой главы посвящены анализу роли электронов проводимости в сплавах (разд. 7), ферромагнетизму (разд. 8) и сверхпроводимости (разд. 9). [c.55]

Оценка несущей способности элементов конструкций при малоцикловом нагружении требует, с одной стороны, решения соответствующих краевых задач о полях упругопластических деформаций в зонах концентрации напряжений и с другой — разработки соответствующих критериев разрушения. Реш ение такого рода задач обусловливает также изучение связи напряжений и деформаций с числом циклов нагружения в пластической области. В ряде случаев для описания уравнений состояния применяются статистические структурные модели [1—5], основанные на использовании функций плотности распределения механических свойств микроструктурных составляющих, причем, сами структуры оказываются в значительной мере схематизированными. [c.22]

Рис. 7.8. Двухзонная модель плотности состояний для положительной (а) и отрицательной (б) запрещенной зоны. Локализованные состояния показаны штриховкой. Соответствующие кривые для а( ) показаны на рисунках виг. Часть кривой над штрихованной линией на рисунке г связана со смешанным членом в [/У( )Р [51].

Техника наблюдения была разработана Скиннером [39]. В первом приближении вероятность перехода электрона проводимости в связанное состояние пропорциональна плотности состояний. Поэтому форма рентгеновской L- (или М-) линии должна воспроизводить вид кривой, изображающей плотность состояний в зоне проводимости, а полная ширина линии должна давать энергетическую ширину зоны проводимости. На фиг. 39 показан вид кривой, полученной Скиннером для лития (или натрия). Как видно из графика, возникает трудность в определении того места, где исчезает хвост плотности состояний. Полученные таким путем значения ширины полосы заполненных состояний в зоне проводимости ( - - 0,4 эв) находятся в хорошем согласии со значениями, вычисленными на основе модели свободных электронов. [c.114]

В 4 приводятся выражения для коэффициента поглощения и скоростей спонтанного и вынужденного излучений в полупроводниках. Эти выражения требуют вычисления матричного элемента и плотности состояний в зоне проводимости и валентной зоне. Для обычно встречающихся концентраций примеси в ак- тивных областях полупроводниковых лазеров плотность состояний в зоне проводимости н валентной зоие зависит от концентрации примеси,.что приводит к образованию хвостов зон внутри запрещенной зоны. Представление хвостов зон моделями Кейна [4] и Гальперина и Лэкса [5] дано в 5 этой главы. [c.133]

Для объяснения явления ферромагнетизма в квантовой теории используются два основных подхода. Один из них основан на предложенной Френкелем модели коллективизированных электронов, подчиняющихся статистике Ферми — Дирака. Эта модель учитывает обменное взаимодействие. В теории показано, что при некоторой плотности электронного газа возможно появление самопроизвольного намагниченного состояния вне зависимости от того, что кинетическая энергия электронов при этом увеличивается. Напомним еще раз, что увеличение кинетической энергии связано с тем, что, в силу принципа Паули, электроны с параллельной ориентацией спина не могут з нимать один энергетический уровень. Поэтому при перевороте спина электрон вынужден занять состояние с большей энергией. В настоящее время, однако, существует мнение, что газ электронов проводимости, по-видимому, не является )ерромагнитным ни при каких условиях. Строгое доказательство этого пока отсутствует. В то же время ни в одном эксперименте не было обнаружено ферромагнетизма металлов, не содержащих атомов или ионов с недостроенными d- или /-оболочками. Появление ферромагнетизма в системе d- или /-электронов связано с аномально высокой (по сравнению с s-электронами) плотностью состояний в - и /-зонах. [c.337]

Другая идеализированная модель жидких полупроводников состоит из отдельных молекул, которые расположены достаточно далеко друг от друга, так что электронные уровни остаются дискретными. В противоположность двум рассмотренным моделям в этом случае мы имеем энергетические щели, но не имеем зон. Когда молекулы сближаются, дискретные уровни расширяются в зоны, которые могут быть онисаны приближением сильно связанных электронов. Как и в модели искаженного кристалла, можно ожидать перекрытия хвостов плотности состояний в области энергий между зонами, что приводит к образованию псевдощели, как это показано штриховыми линиями на рис. 5.1, а. [c.87]

При изучении кристаллических материалов довольно рана было установлено, что флуктуации потенциала, вызываемые примесями в полупроводнике, приводят к образованию хвостов плотности состояний у краев зон. Это вполне очевидно, если рассмотреть частицу в ящике в качестве модели электронных состояний вблизи дна зоны, как это показано на риЬ. 5.7, и ввести флуктуации потенциала. Такая задача рассматривалась во многих работах в связи с проблемой примесных зон в сильно легированных полупроводниках. Развитая теория, по-видимому, в значительной мере применима и для аморфных материалов ввиду рассмотренных в предыдущем параграфе указаний на то, что отсутствие дальнего порядка само по себе не меняет края зон по сравнению с их видом в кристалле. Часто. используется теория хвостов плотности состояний, предложенная Г альпериным и Лэксом [121, 122]. Для плотности состояний в области низкоэнергетического хвоста они получили зависимость вида ехр[— ], где п может изменяться с в интервале от V2 ДО 2. [c.94]

До сих пор мы рассматривали данные, относящиеся лишь к одной температуре 800 К. Если предположить, что п то же самое, что По в (7.7), то уравнения (7.3), (7.4) и (7.5) описывают влияние температуры Г на 5 и а. Теоретические и экспериментальные кривые сравниваются на рис. 7.5 и 7.6. Видно, что имеются небольшие расхождения, которые возрастают с температурой и при х- 2/3. Этого и следовало ожидать из качественных соображений в результате возбуждения электрон-дыроч-ны-х пар через запрещенную зону. Если вкладом дырок в явления переноса можно пренебречь (вследствие захвата дырок в локализованных состояниях между краем валентной зоны о и порогом подвижности Evi в ней), то а и S по-прежнему будут связаны соотношениями (7.4) и (7.5), но вместо зависимости для о нужно строить зависимость для 800а/Г. Оказывается, что это действительно так, за исключением области Т 1000 К. Поэтому оказалось возможным определить концентрацию дырок р = = п — о как функцию Т с помощью уравнений (7.3) и (7.4), и эта зависимость была проанализирована в рамках простой двухзонной модели с псевдощелью. Предполагая несколько произвольно, что край валентной зоны имеет параболическую форму, так что плотность состояний в валентной зоне — [c.128]

Мы думаем, что некоторые полезные сведения могут быть йо-лучены и с другой точки зрения. Вопрос, который мы поставили вначале, состоял в том, может ли зона проводимости смеси Т1—ТЬТе быть аппроксимирована моделью жесткой зоны. В этой модели подразумевается, что число состояний в зоне пропорционально полному числу атомов, а не количеству одной из компонент. Решив, что модель жесткой зоны неудовлетворительна, мы перешли к другому предельному случаю, основанному на рассмотрении зон приближения сильной связи. С этой точки зрения занятая часть состояний зоны проводимости остается неизменной при уменьшении концентрации с (до тех пор, пока другая зона не перекроется с Ef), тогда как в модели жесткой зоны она уменьшается. Это преувеличение может быть частично исправлено, если учесть межзонное смешивание, как в ПКП. Приближенный способ определения части состояний в зоне с энергиями ниже / дается теорией фазовых сдвигов для парциальных волн, вызванных рассеивающими центрами [98]. В такой картине молекулы ТЬТе действуют как рассеивающие центры в электронном газе от атомов Т1, как показано на диаграмме потенциалов на рис. 7.15. Если плотность рассеивающих центров мала, то изменение плотности состояний при заданной энергии Е дается выражением [c.144]

При прессовании плоской колодкой (рис. 66) вначале уплотняется смесь в зоне / над моделью, и по достижении состояния предельного равновесия начинается ее перетекание в стороны к стенкам опоки, в зоны II. По достижении предельного равновесия в этих зонах смесь начинает перетекать в зоны III. Течение смеси продолжается до окончания приложения давления к прессовой колодке. Однако вследствие различия условий течения смеси плотность ее в зонах /, II, III будет неодинаковой. Наибольшая плотность смеси будет в зоне /, над моделью а в зонах //и особенно III плотность будет меньше. Это может привести к браку отливки вследствие переуплотнения и снижения газопроницаемости в зоне I в отливке могут образоваться газовые раковины, в зонах /// — деформации формы металлом — подутне формы, размывы металлом. Следовательно, важной задачей уплотнения фэрм на машинах является получение формы с равномерной плотностью. [c.121]

Для иллюстрации модели хвостов зон Кейпа [4] была вычислена зависящая от концентрации плотность состояний в [c.162]

Рис. 3-5.5. Плотность состояний в хвостах зон GaAs, полученная из модели Кейна для указанных концентраций дырок при Г = 297 К.

На конкретном примере сравнение форм хвостов зон, рассчитанных по моделям Кейна [4] и Гальперина и Лэкса [5], было проведено Хуанем [49]. На рис. 3.5.7 приведены результаты его расчетов для образца 0-типа. Этот пример показывает, что модель Кейна, в которой пренебрегается кинетической энергией локализации носителей, дает завышенные значения плотности состояний в хвостб зоны. Однако гауссову форму [c.165]

Для вычисления параметров к и волновой функции 3.6.20), соответствующей состоянию с энергией Е в возмущенной зоне проводимости, вводится другая энергия Она определяется так, что число состояний с энергиями, меиьшнми при невозмущенной плотности состояний равно числу состояний с энергиями, меньшими Е при реальной плотности состояний. В этом случае для описания хвоста зоны используется модель Кейна [4] с параметром гауссиана т), выбранным так, чтобы, как это уже было описано в 5 настоящей главы, плотность состояний для энергии, при которой b v) ЮГ, получа- [c.175]

При получении другой кривой использовались постоянный мат-. ричиый элемент и плотность состояний, рассчитанная по модели, ГЛГ с параметрами хвостов зон, указанными в табл. 3.7.1. Это часто встречающееся предположение о постоянстве матричного [c.180]

Кроме локализованных состояний флук-туационного происхождения в аморфных твердых телах могут возникнуть также локализованные состояния, связанные с при-месными атомами и дефектами структуры f, типа оборванных связей и т. п. При наличии таких состояний плотность состояний N E) оказывается немонотонной функцией энергии. Пик локализованных состояний, связанных с дефектами структуры, располагается обычно вблизи центра щели подвижности (рис. 11.6). При высокой плотности локализованных состояний в щели подвижности уровень Ферми располагается в зоне дефектных состояний. Такая модель плотно сти состояний была предложена Моттом и Дэвисом. [c.359]

Различный подход к вопросу о причинах, контролирующих процесс укрупнения дислокационных петель в сс-уране при облучении осколками деления, обусловливает принципиальную разницу в микроскопических моделях радиационного роста а-урана, предложенных соответственно Бакли и Летертром. Если модель роста Бакли допускает возможность установления стационарного состояния, характеризующегося постоянством коэффициента радиационного роста, в момент достижения максимальной плотности дислокационных петель, то из модели Летертра следует, что стационарное состояние радиационного роста, по-видимому, никогда не достигается. С увеличением дозы облучения коэффициент радиационного роста а-урана должен стремиться к некоторой асимптотической величине, не зависящей от температуры облучения, которая ниже температурной границы начала заметной самодиффузии (300— 400° С). Последнее обстоятельство прямо связано с предложением о зарождении дислокационных петель в пиках смещения и последующим изменением их размеров при взаимодействии с новыми пиками. Влияние температуры облучения может быть существен ным лишь для начальной стадии радиационного роста за счет ухудшения при увеличении тепловых колебаний решетки условий фокусировки столкновений и каналирования. В результате уменьшения степени пространственного разделения точечных дефектов различного знака, а также увеличения их подвижности возрастает вероятность взаимной аннигиляции дефектов в зоне пика смещения, что может привести к уменьшению начального коэффициента радиационного роста, обусловленного зарождением дислокационных петель [c.207]

Наиб, существенным обстоятельство.ч для появления магн. порядка в переходных металлах является то, что энергия и в этих металлах больше ширины d-зоны где W i эВ ширина d-зоны). В этом случае кулоновское межзлектронное взаимодействие существенно влияет на движение d-алектропов и в силу этого радикально меняет их плотность состояний. Как будет показано ниже, именно это взаимодействие приводит к раздвижке энергетич. зон электронов с разными направлениями спина и возникновению спонтанной намагниченности [7]. Простейшим образом, не учитывая орбитального вырождения и пренебрегая взаимодействиями, проявляющими себя па болыггих расстояниях, гамильтониан 3. м. можно записать в след, виде (см. Хаббарда модель), [c.93]

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]

Заметим в заключение, что простая картина двух зон, разделенных щелью Д = onst, возникает только в одноэлектронном приближении. Если учесть взаимодействие электронов, то в следующем приближении ширина щели становится функцией плотности п. Это существенно меняет термодинамические свойства полупроводника и в некоторых моделях (см. задачу к 80) может привести к захлопыванию щели и к возникновению фазового перехода в металлическое состояние. [c.287]

Не объяснены аномалии при постоянной концентрации валентных электронов. Форма аномалии приблизительно такая же, какая была предсказана для кривой EjK с резким изгибом этой характеристики вместо разрыва, как и для твердого состояния, так как рь является функцией энергии Ферми. Эта изогнутая кривая предложена Эдвардсом [328] на основе теоретических расчетов (см. рис. 14). Такие изменения dEldK будут коррелировать с кривой плотности состояний, которая имеет один минимум и два максимума величины Е это произойдет при значении Е, соответствующем примерно двум электронам на атом по аналогии с твердым состоянием. Кривая N(E) такого вида была вычислена Ватанобе и Танака [322] для жидкого цинка из кривых EjK, полученных на основании модели почти свободных электронов Эдвардсом [328]. Кривая плотности состояний для жидкости, конечно, не возвращается к значению NE=0 при более высоких значениях Е, а продолжается вплоть до второй энергетической зоны, т. е. кривая приближается к параболической зависимости для состояния свободных электронов. Аномалии в рь могут получиться при значении концентрации валентных электронов на атом 2,3 скорее, чем при 2, из-за уменьшения резкого определения как поверхности Ферми, так и краев энергетических зон в жидком состоянии. [c.124]

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]

Основные допущения в модели Джонса сводятся к следующему 1) модель, основанную на представлении о почти свободных-электронах, развитую первоначально для чистых металлов, можно распространить на неупорядоченные твердые растворы 2) модель. жесткой зоны пржыеяяма к сплавам (т. е. форма кривых плотности состояний N Е) для чистого растворителя остается [c.158]

В дальнейшем благодаря главным образом работам Джонса 160—63] стабильность электронных фаз при помощи простой электронной теории металлов была связана с взаимодействием между поверхностью Ферми и зонами Бриллюэна при этом особо подчеркивалось влияние такого взаимодействия на плотность состояний N Е) у поверхности Ферми. у- и е-латуни обладают соответственно кубической объемноцентрированной, сложной кубической и гексагональной плотноупакованной структурами , для которых в момент соприкосновения поверхности Ферми для свободных электронов с основными гранями соответствующих зон Бриллюэна последние оказываются в значительной мере заполненными. Моменту соприкосновения поверхности Ферми с границей зоны Бриллюэна отвечают критические значения электронной концентрации так, для р-латуни в момент контакта е/а = 1,48, для улатуни при соприкосновении поверхности Ферми с гранями 330 и 411 большой зоны Бриллюэна электронная концентрация е а — 1,54 и, наконец, для е-латуни внутренняя зона оказывается в основном заполненной при ela = 1,75. Эти значения отношений числа валентных электронов к числу атомов, полученные на основе модели зон Бриллюэна, очень близки к первоначальным значениям е/а, полученным из химических формул (ср. 1,5 1,62 и 1,75 с 1,48, 1,54 и 1,75), однако необходимо помнить, что в обоих случаях указанные значения выведены на основе определенных моделей, развитых специально для интерпретации стабильности электронных фаз. В настоящее время известно, что химические формулы применять нельзя, а при использовании простой модели зон Бриллюэна возникает следующее ограничение, о котором уже упоминалось выше для приведенных значений е/а необходимо было бы допустить, что энергетический разрыв на границе зоны Бриллюэна равен или близок к нулю. [c.179]

Рошер и Фридель [94] предложили модель электронной структуры для целого ряда сложных кристаллических веществ, включая фазы со структурой -вольфрама и сг-фазы (см. следующий раздел). Эта модель предполагает высокую электронную плотность вблизи уровня Ферми для (i-зоны, заполненной более чем на одну треть. Авторы считают, что сверхпроводимость многих соединений с такой структурой обусловлена высокой плотностью электронных состояний в соответствии с предположением, высказанным Клогстоуном и Шаккарино. [c.246]

Все три модели ведут к плотности состояний Ы Е), имеющей провал вблизи энергии Ферми, как показано сплошной кривой на рис.- 5.1, а. Этот провал грубо соответствует щели между валентной зоной и зоной проводимости в кристаллическом полупроводнике или полуметалле. Этот провал в М Е) часто называют псевдощелью. Важной дополнительной характеристикой является пространственное поведение волновых функций. Состояния в псевдощели могут быть локализованными, а не распространенными по всему объему системы, и э.то обстоятельство важно при рассмотрении их вклада в явления переноса. Этот аспект электронной структуры обсуждается в последнем параграфе. [c.83]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...