ЭЛЕКТРОННЫЕ состояния Структура Зои

Нетрудно представить себе, насколько сложным оказывается расчет квантового выхода фотоэффекта. Во-первых, надо найти вероятность зарождения фотоэлектрона в определенном состоянии и на определенном расстоянии от поверхности. Во-вторых, надо найти вероятность того, что указанный фотоэлектрон достигнет поверхности и при этом будет иметь энергию над уровнем вакуума . В-третьих, надо обе вероятности перемножить и затем проинтегрировать по соответствующим начальным состояниям электрона, а также по расстоянию от места поглощения фотона до поверхности тела. Тогда мы и получим значение квантового выхода для данной энергии фотона. При решении этой задачи надо знать структуру электронных состояний и распределение электронов по состояниям, фононный спектр, характер примесей и их распределение. [c.169]

С учетом проведенного выше разбиения энергии молекулы можно записать волновое число для перехода между выделенными состояниями п и п" в виде x = E ,—En, = T +G +F —(T"e+G" + F ). Соответственно наблюдают спектры нескольких типов а) вращательные спектры, отвечающие переходам между вращательными уровнями в пределах неизменного колебательного и электронного состояния б) колебательно-вращательные спектры, возникающие при переходах между вращательными уровнями разных колебательных состояний при неизменном электронном состоянии в) электронные спектры, характеризующие переходы между колебательно-вращательными уровнями разных электронных состояний. Помимо того, в радиочастотной и микроволновой областях спектра наблюдают переходы между подуровнями тонкой структуры для данного электронно-колебательно-вращательного уровня молекулы, а также спектры электронно-спинового и ядерно-магнитного резонансов, соответствующих переходам между зеемановскими компонентами расщепленных в магнитном поле уровней молекулы. [c.849]

Исследование упругого рассеяния электронов ядрами, как мы видели в гл. II, 6, позволяет изучать структуру их основного состояния. Структура возбужденных состояний ядер может изучаться с помощью неупругого рассеяния электронов. [c.166]

Кремниевая МОП-структура. Наиб, распространена кремниевая МДП-с., в к-рой слоем диэлектрика служит 8104 МОП-структура, от металл — окисел — полупроводник). Её достоинства — малая концентрация связанных электронных состояний на границе 81 8102 [c.78]

Для О, 3. и, можно использовать изменение любого физ.-хим. свойства регистрирующей среды (электронного состояния, атомной структуры, намагниченности и т. д.). Однако в осн. используют изменение двух параметров комплексного показателя преломления п = [c.431]

М Отрицательный ион Структура верхней части электронной оболочки Электронное состояние EA, эВ Класс точ- ности [c.656]

В реальных структурах металл — полупроводник это соотношение не выполняется, т. к. в поверхности полупроводника или в тонкой диэлектрич. прослойке, часто возникающей между металлом и полупроводником, обычно есть локальные электронные состояния находящиеся в них электроны экранируют влияние металла так, что внутр. поле в полупроводнике определяется этими поверхностными состояниями и высота Ш. б. зависит от Ф менее резко, чем это может быть получено из приведённой выше ф-лы. Как правило, наибольшей высотой обладают Ш. б., получаемые нанесением на полупроводник и-типа плёнки Аи. На высоту Ш. б. оказывает также влияние сила электрич. изображения (см. Шоттки эффект). [c.467]

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]

Способность к аморфизации Термическая стабильность Электросопротивление (сверхпроводимость) Термическая стабильность Упругость Твердость, прочность Пластичность, вязкость Магнитная проницаемость Коррозионная стойкость Температура Давление Скорость охлаждения Деформация Атмосфера Атомные конфигурации Электронные состояния Химический состав Структура Диффузия Превращения [c.291]

Анализ токов ТСД и релаксации отрицательного заряда в изотермических условиях показали, что при туннельной инжекции электронов в сильных электрических полях отрицательный заряд, захватывающийся в пленке ФСС, можно разделить на две компоненты, одна из которых стекает при отжиге до 473 К, а другая — термостабильная часть заряда, которая начинает релаксировать, лишь при температурах выше 500 К. На наличие двух компонент отрицательного заряда указывает и присутствие в пленке ФСС электронных ловушек с двумя сечениями захвата [43]. Термостабильная часть отрицательного заряда в пленке ФСС наблюдалась также при ультрафиолетовом облучении структур. Это указывает на то, что для получения МДП-приборов с высокой температурной стабильностью после коррекции зарядового состояния структур их необходимо отжигать при температурах не ниже 473 К, а коррекцию параметров проводить с учетом стекания части заряда при отжиге. [c.145]

На рис. 6.14 приведены схемы энергетических уровней основных электронных состояний молекул СО2 и N2. Поскольку N2 — двухатомная молекула, она имеет лишь одну колебательную моду на рисунке показаны два нижних уровня (и = 0, v= )-Структура энергетических уровней молекулы СО2 более сложная, поскольку эта молекула является трехатомной. Здесь мы имеем три невырожденные колебательные моды (рис. 6.15), а именно 1) симметричную валентную моду, 2) деформационную моду и 3) асимметричную валентную моду. Поэтому колебания молекулы описываются тремя квантовыми числами П], П2 и пз, которые определяют число квантов в каждой колебательной моде. Таким образом, соответствующий уровень обозначается этими тремя квантовыми числами, записываемыми [c.361]

Диэлектрики и полупроводники качественно подобны и те и другие имеют энергетическую щель в спектре электронных состояний. Однако в полупроводниках эта щель (запрещенная зона) гораздо меньше. Поэтому проводимость полупроводников заключена в широком интервале, разделяющем проводимость металлов и диэлектриков. Например, для кремния при 300 К а=5-10 См/м, а для германия а=2,5 См/м, что в 10 —10 раз превышает проводимость диэлектриков и в то же время в 10 —10 раз уступает проводимости металлов. Зависимость о Т) полупроводников лишь в исключительных случаях и в небольшом температурном интервале может носить металлический характер как правило, и в полупроводниках, и в диэлектриках температурные зависимости проводимости подобны. Ширина энергетической щели в германии равна 0,72 эВ, а в кремнии 1,12 эВ, в то время как в алмазе — диэлектрике е такой же кристаллической структурой — запрещенная зона равна 7 эВ. Таким образом, с точки зрения зонной теории полупроводники принципиально отличаются от металлов наличием энергетической щели, в то время ак между полупроводниками и диэлектриками есть только количественное отличие. Считается, что при Д < 2—3 эВ кристалл можно отнести к полупроводникам, а при больших — к диэлектрикам. [c.16]

В заключение можно сказать, что при вычислении электронных состояний в жидких металлах нет такого основного подхода, используя который можно было бы предсказывать их свойства для непосредственного сравнения с экспериментальными данными, хотя качественно модель слабо упорядоченной жидкости имеет некоторый успех. В настоящее время лучших результатов добиваются, используя экспериментально определенную функцию радиального распределения и учитывая, как изменение температуры или строения повлияет на электронные свойства. Количественного успеха достигли при применении такого метода к жидким металлам группы /Л с простой структурой. [c.110]

Спектром испускания (флуоресценции) называется распределение интенсивности испускаемой веществом энергии по частотам (или длинам волн). Вид спектра флуоресценции определяется составом и строением флуоресцентного центра, а также влиянием растворителя. Как и длинноволновая полоса поглощения, спектр флуоресценции сложных молекул не имеет колебательной структуры и представляет собой одну довольно широкую бесструктурную полосу (рис. 34.4). Такое строение полос поглощения и флуоресценции свидетельствует о том, что колебательные уровни 1[ижнего и верхнего электронных состояний не дискретны, а образуют непрерывную последовательность. [c.251]

В качестве еще одного примера рассмотрим спектры поглощения и люминесценции молекулы красителя родамина 6G. Молекулярные оптические спектры обусловлены значительно более сложной картиной переходов, нежели спектры атомов или ионов. В этом случае начальное и конечное состояния представляют собой не отдельные электронные уровни, а совокупности колебательных и вращательных уровней, каждая из которых соответствует определенному электронному состоянию молекулы. Чем сложнее молекула, тем богаче указанная совокупность колебательно-вращательных состояний, тем плотнее расположены уровни в этой совокупности. Все это объясняет, почему спектры поглощения н люминесценции молекул красителей обычно не обнаруживают тонкой структуры и характеризуются большой шириной (порядка 0,1 мкм). Вид этих спектров для молекулы родамина 6G приведен на рис. 8.5, а (1—спектр поглощения, 2 — спектр люминесценции). Рисунок хорошо ИЛЛЮСТ- fy 1 [c.193]

Достаточно полно феноменологически магнитооптич. К. э. можно описать на основе классич. ур-ний Максвелла с учётом комплексного показателя преломления среды, характеризуемой приведёнными выше тензорами. Идентификация микроскопич. механизмов, объясняющих влияние намагниченности среды на её оптич. свойства, требует привлечения строгого квантовоме-хапич. подхода, учитывающего воздействие поля на энергетич. структуру и волновые функции зонных и локализованных электронных состояний магнетика. [c.350]

Исследование отклика вещества на приложенное переменное магн. поле позволяет получать пгтформациго о магн. восприимчивости среды, к-рая, в свою очередь, содержит сведения о динамике парамагн. релаксации системы, об энергетич. структуре осн. электронных состояний магнетика, о взаимодействии парамагн. центров друг с другом и со своим окружением в диапазоне энергий зеемановского расщепления. [c.703]

В каждой разрешённой энергетич. зоне состояния электронов заполняют полосу между и /макс- Зоны могут перекрываться, но их индивидуальность при этом сохраняется. Перекрытие зон, как правило, не сопровождается вырождением. Вырождение наступает при совпадении энергий (из разных зов) и квазиимпульсов. Вырождение накладывает ограничение на структуру иэоэнергетич. поверхности вблизи точки вырождения. С помощью законов дисперсии можно рассчитать плотность электронных состояний в зоне [c.115]

Колебательная ст ктура вырожденных электронных состояний М. Колеб ат. структура синглетных электронных состояний М. описывается ф-лами (13) — (15), в к-рых, однако, следует учесть зависимость частот колебаний и постоянных ангармоничности от электронного состояния. Они также описывают уровни невырожденных колебаний в вырожденных электронных состояниях или же уровни вырожденных колебаний в невырожденных электронных состояниях. Качественно новые эффекты возникают в вырожденных электронных состояниях при возбуждении вырожденных колебаний, в основном за счёт взаимодействия колебат. угловых моментов вырожденных колебаний с электронным орбитальным угл. моментом. [c.189]

Колебательная структура электронных спектров. Поверхности потенц, энергии и соответствующие им системы колебат. уровней разл. электронных состояний иогут существенно отличаться друг от друга, поэтому колебат. структура электронных переходов подчиняется довольно сложным правилам отбора и электронно-колебат. спектр сильно отличается от чисто колебательного. Тем не менее оси. особенности колебат. структуры поддаются не только качеств., но и количеств, анализу. Теоретич. основой этого анализа является Франка — Кондона принцип, позволяюпщй предсказывать распределение интенсивностей полос колебат. структуры, [c.203]

Т. к. величины молекулярных констант В, DJ и т. д.) в разл. электронных состояниях могут сильна отличаться друг от друга, структура Р-, Q-, й-ветвей электронных полос может сильно отличаться от структуры этих ветвей в чисто колебат. полосах. Именно этим обусловлена более сильная сходимость линий и образование кантов (резких краёв) полос в электронных спектрах, при В < В" образуется ВЧ-кант й-вет-вн (красное оттенение полосы), а при В > В" образуется НЧ-кант Р-ветви (фиолетовое оттенение полосы). Образование кантов лучше всего иллюстрируется диаграммой Фортра, т. е. зависимостью / от частоты перехода (рис. 5), к-рая оказывается полезной для идентификации отд. линий. [c.204]

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]

Переход П. т. т. в результате неустойчивости в состояние диссипативной пространственно-временной структуры может быть описан на языке неравновесного фазового перехода. Как правило, с изменением уровня возбуждения П. т. т. испытывает неск. неравновесных фазовых переходов, в результате к-рых одни диссипативные структуры заменяются другими. Примерами этих структур являются колебания концентрации носителей и (или) Т. Часто эти колебания сопровождаются изменением тока, проходящего через П. т. т. (в случае токовых неустойчивостей), так что П. т. т. в сочетании с внеш. электрич. цепью выступает как генератор электрич. колебаний. Др. примером служит инм-екционный лазер, где в результате инжекции электронов и дырок создаётся бинолярная плазма высокой плотности с инвертиров. заполнением электронных состояний в зоне проводимости по отношению к валентной зоне. Возникновение когерентного эл.-магн. излучения может быть описано как неравновесный фазовый переход. [c.604]

П. в амагничевных сред по существу представляет собой один из разделов магнитооптики, опирающийся на исследования Фарадея эффекта. П. и спектрополя-рнметрия намагниченных сред позволяют исследовать энергетич, структуру электронных состояний и магн. свойства вещества. [c.76]

Неравновесные термодинамические системы отличаются от равновесных наличием в них стохастически распределенных напряжений. Возрастание напряжений в металле сигнализирует об удалении системы от равновесного состояния. Структура металла может быть интерпретирована как взаимное расположение в нем субмикрообъемов, различно заряженных упругой энергией присутствующих там дефектов кристаллического строения. Различное взаимодействие этих зарядов упругой энергии с химическими реактивами или с ускоренными электронами формирует на экранах микроскопов картину, которую мы привычно называем структурой. [c.304]

Распределение электронов в атоме по оболочкам отфеделяет его электронтто конфигурацию, для указания которой пишут в ряд символы заполненных электронных состояний оболочек, начиная с самой близкой к ядру. Например, электронную структуру А (Z=13) можно записать s 2s 2p 3s 3p. [c.20]

В структурах алмаза, кремния, германия и алмазоподобных соединений сильным ковалентным <т-связям вдоль направлений <111> отвечают максимальные значения модулей упругости Еиь Однако, в отличие от металлов, для этого класса материалов наиболее важны не механические, а электрофизические свойства. Определение пoJ y пpoвoдникa трудно представить до рассмотрения электронной зонной теории кристаллических твердых тел. Можно сказать, что полупроводники - это изоляторы, в которых запрещенная зона между состояниями валентных электронов (валентная зона) и электронными состояниями, ответственными за электропроводность (зона проводи.мости), значительно меньше, чем в обычных изоляторах, и может быть преодолена при наличии определенных условий, например, с помощью теплового возбуждения. Поэтому, в отличие от металлов, электропроводность пoJTV пpoвoдникoв растет с температ рой. [c.46]

Рис. 3.1. Зависимость плотности электронных состояний от энергии для трехмерных (/), двухмерных (2), одномерных (7) и нульмерных 4) структур [29]

Полученные данные об электронных состояниях корунда были с успехом использованы для теоретической интерпретации экспериментов по оптическому отражению, спектроскопии энергетических потерь электронов, электронных и рентгеноэмиссионных измерений [19]. Были проведены также аналогичные расчеты для высокотемпературной фазы а-А120з, где использованы параметры структуры, установленные для нагретой до / 2000 °С а-фазы, когда происходит анизотропное расширение решетки параметры а, с возрастают на 1,83 и 1,86 %, отношение с/а уменьшается на 0,66 %. Наиболее короткая связь А1—О (1,857 А) увеличивается на 2,7 %, наиболее длинные (1,969 А) — всего на 0,1 % [40]. [c.122]

Характерным признаком электронной структуры аморфных сплавов типа металл — металл является расщепление rf-зоны, степень которого возрастает с увеличением числа rf-электронов. Результаты исследования аморфного сплава ueoZr o методом УФС указывают на то, что электронные состояния в нем и, следовательно, структура ближнего порядка близки к таковой в интерметаллиде Сиз2гз. Важные результаты получены при изучении комптоновского рассеяния. Так, оказалось, что представления о переходе части валентных электронов металлоида в 3d-30Hy атомов переходных металлов не оправдываются для сплавов системы Fe—В (В>15 /о). [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]

Основное состояние электронной конфигурации Ni имеет в молекулярных орбиталях п неспаренных 3( -электронов. Попытки вместить Зй-электроны в структуру замкнутых (заполненных) оболочек приводили к значительному увеличению энергии системы. В случае линейных кластеров Nig, Ni4 и кластера Nis, обладающего формой квадратной пирамиды, обнаружено обеднение электронами крайних атомов (Ni ,, Ni4) и атомов квадратного основания кластера N15. Авторы работы [400] признают, что повышенная стабильность геометрической формы более низкой размерности для кластера с заданным числом атомов (например, квадрат стабильнее тетраэдра) может быть искусственной, зависящей от используемого базиса. Вместе с тем они считают близкой к реальности тенденцию роста Е , по мере увеличения п (см. табл. 9), связывая ее спрогрессивным удлинениеммежъядер-ных расстояний в укрупняющихся кластерах. [c.238]

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]

Группа работ [429,732—738] посвящена исследованию электронной структуры металлических кластеров методом Ха, позволяющим рассчитать диаграммы энергетических уровней раздельно для электронов с противоположными направлениями спинов, что, безусловно, представляет интерес при рассмотрении магнитных свойств кластеров. Кроме того, этот метод в сочетании с концепцией Слэтера о переходном состоянии описывает возбужденные электронные состояния и зарядовые распределения многоатомной системы, включая эффекты релаксации орбиталей, которые пренебрегаются при использовании теоремы Купменса. [c.243]

Если молекула имеет единственную равновесную конфигурацию ядер, то мы можем определить точечную группу симмег-рии равновесной конфигурации молекулы. Например, ядра молекулы H3F в равновесной конфигурации основного электронного состояния образуют структуру с точечной группой симметрии sv С—F-связь совпадает с осью вращения 3-го порядка, плоскость Н—С—F— плоскостью отражения. Следовательно, молекула СНзР в основной электронном состоянии принадлежит к точечной группе симметрии Сзу. [c.44]

Альтернативным (взаимоисключающим) подходом к вычислению свойств переноса электронов в жидких металлах является вычисление электронных состояний, т. е. зонной структуры для разупорядоченной системы. Несмотря на то что в последние годы в этой области достигли значительного успеха, результаты теоретических расчетов пока невозможно сравнивать с экспериментальными данными. Более детально этим занимался Кьюзак [291]. Большая часть опубликованных работ была проделана с моделью одномерной цепочки жидкости, в которую разупорядочение вносили только, изменяя межатомный промежуток. Такие модели, не способные дать нужные результаты для сравнения с действительной жидкостью, могут помочь найти методы вычисления для использования в более точных аппроксимациях [298, 299, 323, 325]. Результаты, полученные Мейкинзоном и Робертсом [325], показывают, что энергетический разрыв может быть даже при нарушении дальнего и ближнего порядков, но он быстро закрывается, когда степень разупорядочения увеличивается. [c.109]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...