Miks nimetatakse neid mitokondriteks? Miks vajavad mitokondrid oma geene?
Põhisätted bänditeooria tahke
Aatomis olevate elektronide energiaspektri diskreetset struktuuri täheldatakse ka aatomite kogumi puhul, kui nendevahelised kaugused on üle 1 nm.
Kaugustel, mille aatomid kristallis hõivavad, st alla 1 nm, toimub nende vahel interaktsioon. Ühe aatomi elektrone tõmbab ligi naaberaatomi tuum. Interaktsiooni tulemusena väheneb elektronide potentsiaalbarjääri kõrgus ja potentsiaalväli omandab joonisel 3.1 näidatud kuju. Potentsiaalsete barjääride kõrgus Na kristallis muutub väiksemaks kui nivooelektronide energia 3s(valentselektronid). Need elektronid on võimelised kogu kristallis kiirusega vabalt liikuma v» 10 5 -10 6 m/s. Elektronid alla lamamistaseme tänu tunneli efekt võib liikuda ka kristallis, kuid palju väiksema kiirusega.
Elektronide liikumisvabadus kristallis viib selleni, et elektrone peab olema suur hulk samad väärtused energiat. Kuid see on vastuolus Pauli põhimõttega. Seetõttu jagunevad aatomite ja elektronide interaktsiooni tulemusena isoleeritud aatomite diskreetsed energiatasemed kristallis suureks hulgaks erineva energiaväärtusega tasemeteks (joonis 3.2). Ja igal sellisel tasemel ei saa olla rohkem kui kaks vastandliku spinniga elektroni. Tasemete arv võrdub aatomite arvuga kristallis - N. Pauli printsiip on sel juhul täidetud ka kristallis.
Seega jagunevad isoleeritud aatomi elektronide diskreetsed energiatasemed kristalli moodustumisel lubatud energiaribadeks, mis on eraldatud keelatud ribadega (joonis 3.3). Ribavahe sees ei saa elektronil energiat olla.
Energiariba laius on maksimaalne valentselektronide moodustatud ribas. Allpool olevate ribade laius on oleku 1 elektronide jaoks väiksem ja minimaalne s.
Energiaribade laiust saab hinnata Heisenbergi määramatuse seoste põhjal:
Siin: Dt = A/v– elektroni ühes aatomis viibimise aeg, A- aatomitevaheline kaugus (Na kristallis A= 4,3 å), v» 10 6 m/s (vt eespool); DE on elektronide energiaväärtuse määramatus, st energiaväärtuste vahemik, mida elektron võib vastu võtta. Siis 3. tasemelt moodustunud Na-kristalli energiaribale s, saame:
» 2,45*10-19 J või DE ³ 1,5 eV,
see tähendab, et energiariba laius on umbes 1,5 eV.
Iga lubatud energiariba moodustab N energiatasemed, tahkete ainete puhul N » 10 22 cm -3. Energiariba laius » 1,5 eV. Seetõttu on lubatud energiariba tasandite vaheline kaugus äärmiselt väike (»10 -22 eV). Sel juhul võime öelda, et tsooni sees võib elektron omandada peaaegu igasuguse energiaväärtuse.
Juhid, dielektrikud, pooljuhid
Efektiivne elektronmass
Elektronide interaktsioon kristallvõrega on nii keeruline, et selle interaktsiooni otsene arvessevõtmine tekitab tõsiseid raskusi. Nendest saab aga mööda minna, sisestades elektroni nn efektiivse massi m*.
Massi omistamine kristallis asuvale elektronile m*, võime seda tasuta pidada. Sel juhul saab selle liikumist kristallis kirjeldada sarnaselt vaba elektroni liikumisega. Erinevus vahel m* Ja m on põhjustatud elektroni vastasmõjust kristallvõre perioodilise väljaga. Määrates elektronile efektiivse massi, võtame seda interaktsiooni arvesse.
Viime läbi elektroni käitumise graafilis-analüütilise analüüsi ühemõõtmelise kristalli paaritu lubatud energiaribas.
Joonisel fig. dispersiooni sõltuvus on antud ( E=f(k)) elektroni jaoks. Vaadeldaval juhul saab seda esitada funktsiooniga, mis on sarnane . Joonisel fig. näitab elektroni kiiruse sõltuvust lainearvust ( v~dE/dk ). Selle graafikut on lihtne koostada, kui mäletate esimese tuletise geomeetrilist tähendust. Punktides -lk/A, 0, lk/A kiirust v = 0. Punktides - lk/2a Ja lk/2a kiirus on esimesel juhul maksimaalne v <0 во втором v >0. Saame ajakava kätte v~dE / dk , mis sarnaneb sinusoidi segmendiga. Graafik joonisel fig. w ~ d 2 E / dk 2 on konstrueeritud sarnasel viisil, kuna see kujutab endast joonisel fig.
Nüüd on joonisel kujutatud graafik, mis näitab elektroni efektiivset massi:
Kell k= 0 väärtus d 2 E / dk 2 on maksimaalne ja positiivne, seega efektiivne mass m* minimaalne ja >0. Kui absoluutväärtus suureneb k efektiivne mass suureneb, jäädes positiivseks. Lähenedes k punktideni -lk/2a Ja lk/2a suurusjärk d 2 E/dk 2 on positiivne ja väheneb nullini. Seega efektiivne mass m* kipub +¥ ja punktides -lk/2a Ja lk/2a läbib rebenemise.
Punktides -lk/A Ja lk/A suurusjärk d 2 E / dk 2 Kõrval absoluutväärtus maksimaalne ja negatiivne. Seetõttu on Brillouini tsooni servades, vaadeldaval juhul energiatsooni ülaosas elektroni efektiivne mass m* minimaalne ja negatiivne. Kui absoluutväärtus väheneb k suurusjärk m* absoluutväärtus suureneb, jäädes negatiivseks. Lähenedes k punktideni -lk/2a Ja lk/2a funktsiooni m* = f( k) kipub -¥, see tähendab, et see läbib katkestuse.
Saadud graafik näitab, et elektroni efektiivne mass on energiariba alumises osas m* minimaalne ja positiivne. Sellised elektronid reageerivad sobivatel tingimustel välisele elektriväljale ja kiirendavad väljatugevuse vektorile vastupidises suunas (joonis 3.10). Kui elektroni energia suureneb ja see liigub lubatud energiariba keskkoha poole, siis väärtus m* suureneb ja selle reaktsioon elektriväljale nõrgeneb. Kui elektron asub energiariba keskel, kipub tema efektiivne mass lõpmatuseni, selline elektron ei reageeri välisele elektriväljale.
Tsooni ülaosas on elektroni efektiivne mass negatiivne. Seetõttu, hoolimata asjaolust, et väljalt mõjuv jõud on suunatud väljaga vastupidises suunas, toimub elektroni kiirendus selles suunas. elektriväli.
Kuid positiivse laengu ja positiivse efektiivse massiga osake reageerib elektriväljale täpselt samamoodi.
Seetõttu võime öelda, et lubatud energiariba ülaosas olev elektron on sarnane positiivse laenguga osakesele, mis on arvuliselt võrdne elektroni laenguga ja positiivse massiga, mis on arvuliselt võrdne negatiivsega. efektiivne mass elektron.
Patenteeritud pooljuhid
Keemiliselt puhtaid pooljuhte, st ilma lisanditeta pooljuhte, nimetatakse sisemisteks pooljuhtideks.
Absoluutsel nulltemperatuuril T=0K on sisemise pooljuhi valentsriba täielikult elektronidega täidetud. Juhtivusriba on tühi. Seetõttu on T = 0K korral sisemise pooljuhi juhtivus nagu dielektrikul null s = 1/r , Kus r - takistus.
Temperatuuri tõustes tekivad pooljuhi kristallvõre aatomite termilised vibratsioonid. Valentsriba elektron võib saada energiat kristallvõre termilistest vibratsioonidest (neelates fononi) ³ Nt. Sel juhul saab elektron liikuda valentsribalt juhtivusribale. Selles tsoonis on palju vaba energia tasemeid. Seetõttu võivad juhtivusriba elektronid elektrivälja mõjul energiat muuta ja loomises osaleda elektrivool. Sellest ka nende nimi – juhtivuselektronid.
Valentsribas, mida nimetatakse auguks, tekib täitmata olek. Välise elektrivälja olemasolul siseneb augule lähim valentsriba elektron, jättes uue augu, mille täidab järgmine elektron jne. Seega võimaldab augu olemasolu valentsriba elektronidel muuta oma energiaolekut ehk osaleda elektrivoolu tekkes.Auk liigub elektroni liikumisele vastupidises suunas (joon. 3.12). ). Järelikult käitub see positiivse laengu kandjana, mis on absoluutväärtuselt võrdne elektroni laenguga. Pidage meeles küsimust elektroni käitumise ja selle efektiivse massi kohta energiariba ülaosas. "Auku" mõistet kasutatakse valentsriba elektroni käitumise kirjeldamiseks. Juhtivuselektronid ja augud on pooljuhis vabad laengukandjad ja tagavad selles elektrivoolu liikumise.
Koos vaadeldava elektronide ja aukude termilise genereerimise protsessiga - elektron-augu paarid - tekib vastupidine protsess: elektronide ja aukude rekombinatsioon. Juhtivusriba elektron, liikudes pooljuhi mahus, satub auku ja liigub oma kohale, täites valentsribas vaba oleku. Sel juhul vabaneb üleliigne energia fonoonide või footonite kujul. Generatsiooni- ja rekombinatsiooniprotsesside samaaegne toimimine viib pooljuhis laengukandjate tasakaalukontsentratsiooni loomiseni. Sisemises pooljuhis on elektronide tasakaalukontsentratsioonid n 0 ja augud p 0 on võrdsed: n 0=p 0=n i; n i– seda suurust nimetatakse laengukandjate sisemiseks kontsentratsiooniks. Selge see, et töö
n 0 р 0 = n i 2
See oluline võrdsus kehtib pooljuhi kohta, mis on termodünaamilises tasakaalus, st kui see ei allu ühelegi füüsilisele mõjule. See kehtib mitte ainult sisemise pooljuhi, vaid ka mis tahes lisandi kohta. . Võrdsust kasutatakse pooljuhtide teoorias laialdaselt ja seda nimetatakse pooljuhtide võrrandiks või massimõju seaduseks analoogselt keemilise termodünaamika terminoloogiaga.
Ülaltoodust saab teha kaks olulist järeldust:
1. Pooljuhtide juhtivus on ergastatud juhtivus. Ta ilmub mõju all väline tegur, mis on võimeline andma valentsriba elektronidele suuremat energiat Nt– piisav nende üleminekuks valentsribalt juhtivusribale. See võib olla pooljuhi kuumutamine, valgusega kiiritamine jne.
2. Kehade jagunemine pooljuhtideks ja dielektrikuteks on suuresti tinglik. Teemant, mis on toatemperatuuril suurepärane dielektrik, näitab märgatavat juhtivust temperatuuril kõrged temperatuurid ja käitub nagu pooljuht.
Lisandite pooljuhid
Pooljuhile vajalike elektriliste omaduste andmiseks sisestatakse sellesse lisandid. Lisandite aatomeid on kahte tüüpi.
Olgu mõned algse pooljuhi Si aatomid asendatud viietavalentse arseeni As aatomitega (joonis 3.13). Arseeniaatom kasutab selleks nelja oma valentselektroni uued kovalentsed sidemed nelja naaber Si aatomiga. Viies elektron ei osale sideme tekkes. Selle seostumisenergia As-aatomi tuumaga väheneb ligikaudu e 2 korda kus e- dielektriline konstant Si (e » 12). See elektron moodustab energiataseme E D, mis asub juhtivusriba allosas ribapilus E S(joonis 3.14). Suurusjärk DE D=E S-E D» 0,049 eV. Sellistele elektronidele energia edastamisel ³ DE D nad lahkuvad As-aatomist ja liiguvad juhtivusriba, kus neist saavad vabad laengukandjad. Sel juhul moodustunud positiivsed As ioonid ei osale elektrijuhtivuses, kuna need on Si kristallvõrega ühendatud kovalentsete sidemetega.
Lisandeid, mis annavad juhtivusribale elektrone, nimetatakse doonorlisanditeks või lihtsalt doonoriteks. Ja nende lisandite elektronide energiatasemeid nimetatakse doonoritasemeteks ja need on määratud E D.
Asendagem nüüd osa pooljuhtide aatomeid kolmevalentse boori B aatomitega (joonis 3.15). Sideme loomiseks nelja lähima naaber Si aatomiga puudub aatomil B üks elektron. Puuduva elektroni saab kinni püüda B-aatom naaber Si aatomist. Selleks tuleb valentsriba elektronile anda energia ≥0,045 eV. Si aatomi juures tekkiv katkendlik kovalentne side tähistab valentsribas tekkinud auku – vaba laengukandjat. Aatomi B poolt püütud elektron moodustab energiataseme E A, mis asub valentsriba ülaosa lähedal asuvas ribavahes (joonis 3.16). Suurusjärk DE A=E A-E V»0,045 eV on võrdne energiaga, mida elektron peab saama, et aatom B teda kinni haaraks.
Lisandeid, mis haaravad elektrone pooljuhi valentsribalt, nimetatakse aktseptorlisanditeks või lihtsalt aktseptoriteks. Nende lisandite tasemeid nimetatakse aktseptori tasemeteks ja need on tähistatud E A.
Sisemiste ja lisanditega pooljuhtide erinevuse määrab lisandite mõju määr juhtivusele. Kui doonori kontsentratsioon N D>>n i, siis põhilise panuse elektrijuhtivusse annavad juhtivusriba elektronid, kuna n 0>>p 0. Antud juhul on tegemist n-tüüpi pooljuhiga või elektroonilise pooljuhiga. N-tüüpi pooljuhtides on elektronid enamuslaengukandjad ja augud vähemuslaengukandjad.
Näiteks kaaluge Si-pooljuhti, millel on n i=10 10 cm -3. Olgu N A » 10 13 cm -3 . Sel juhul aukude kontsentratsioon, nagu allpool näidatud, p 0» 10 13 cm -3 . Elektronide kontsentratsioon vastavalt pooljuhtide võrrandile (3.7) n 0 = n 2 i/lk 0 = 10 7 cm -3 ja p 0>>n 0, p-tüüpi pooljuht. Sama kehtib ka doonorlisandi puhul.
pn-siirde paksus
Paksus р-n-üleminek määratakse ruumilaengute välispiiride järgi (joon. 6.2c). Arvutused näitavad, et ruumi laengukihi paksus piirkonnas р-n-üleminek määratakse avaldisega:
d = = ; ; d n + d p = d . (6.4)
Siin: d n n- piirkonnad, dr– ruumilaengu kihi paksus sisse R- piirkonnad Ruumilaengukihi paksus on seda suurem, mida väiksem on peamiste laengukandjate kontsentratsioon, mis võrdub vastava lisandi kontsentratsiooniga. Sellisel juhul on kihi paksus suurem piirkonnas, kus lisandite kontsentratsioon on väiksem. Näiteks millal N D << N A peaaegu kõik р-n- üleminek on lokaliseeritud n- piirkonnad
Nii et Si jaoks kl N D=10 14 cm -3, N A=10 16 cm -3, V K=0,59 V, d= 2,8 µm, d n= 2,77 µm, d lk=0,028 um. Vastavalt sellele paikneb kontaktpotentsiaali erinevuse väli piirkonnas, kus ruumilaengukihi paksus on suurem.
Huvitav on hinnata väljatugevust р-n- üleminek: E k = V k/d= 2,1*10 5 V/m – väga suur väärtus.
Termoemissioon
Teatavasti on elektroni ülekandmiseks tahkest ainest vaakumisse vaja kulutada veidi energiat. Joonisel on kujutatud metalli energiadiagrammi, kus nullenergiaga nivoo on vaakumi tase E VAK. See on võrdlustase, kuna sellel tasemel olev elektron ei suhtle metalliga.
Elektronide jaotuse metallis määrab Fermi energia E FM.. Elektroni ülekandmiseks tahkest ainest vaakumi on vaja energiat E VAK – E FM., Seda energiat nimetatakse metalli termiooniliseks tööfunktsiooniks ja seda tähistatakse F M. . On selge, et metallist saavad lahkuda ainult need elektronid, mille energia on ³ F M. Ilmselt, mida kõrgem on metalli temperatuur, seda rohkem on elektronidel võimalik saada energiat, mis on piisav vaakumi liikumiseks.
Nähtust, kus elektronid lahkuvad tahkest kehast nende termilise ergastuse tõttu, nimetatakse termoemissiooniks.
Termoemissiooni voolutihedus määratakse järgmise avaldise abil:
j TE = T 2 = AT 2 , (6.14)
Kus A– Richardsoni konstant, kõigi metallide puhul sama. Suurus F M saab määrata eksperimentaalselt, mõõtes termioonilist emissioonivoolu erinevatel temperatuuridel.
Pooljuhis iseloomustab elektroni vabanemist vaakumisse elektronide afiinsusenergia c P– energia, mis tuleb anda elektronile, et see liiguks juhtivusriba alt vaakumisse. Iga pooljuhi puhul on kogus c P erinevalt tööfunktsioonist F P = E VAK – E F P ei sõltu lisandiga dopingu määrast.
Pooljuhi termiline emissioonivool määratakse sama seosega (6.14) mis metalli puhul, võttes arvesse asendust F M peal F P. Kuna pooljuhis on Fermi taseme asend E F P sõltub temperatuurist, lisandi olemusest ja kontsentratsioonist, siis määravad need parameetrid ka termilise tööfunktsiooni. Nii metallidele kui ka pooljuhtidele F ulatub mitme elektronvoldini.
Valguse lisandite neeldumine
Lisandite pooljuhtides võivad elektronid valguse mõjul kanduda doonoritasanditelt juhtivusribale või valentsribalt aktseptoritasemetele. Selleks peab valguskvandil olema energia hn phot ³ DE D, DE A (joonis....). Sellist valguse neeldumist nimetatakse lisandite neeldumiseks. Mida väiksem on vastava lisandi ionisatsioonienergia, seda tugevamalt nihkub selle neeldumise piir valguse pikemate lainepikkuste suunas.
Tuleb meeles pidada, et kui lisandi aatomid on juba ioniseeritud, siis lisandi neeldumist ei täheldata. Kuna lisandi täieliku ionisatsiooni temperatuur väheneb energia DE D või DE A vähenemisega, on lisandi pikalainelise neeldumise jälgimiseks vaja pooljuht jahutada piisavalt madalale temperatuurile. Näiteks Au kullaga legeeritud Ge lisandite neeldumisspektrit, mille DE PR = 0,08 eV neeldumispiiriga l = 9 μm, täheldatakse vedela lämmastiku temperatuuril T = 77 K. Lisandite neeldumistegur sõltub lisandite kontsentratsioonist ja jääb a PR » 1…10 cm -1 .
Radiatiivne rekombinatsioon.
Eristatakse mittekiirguslikku ja kiirguslikku rekombinatsiooni (vt.....). Kiirgusrekombinatsioon jaguneb omakorda veel spontaanseks (spontaanseks) ja indutseeritud (sunnitud).
Spontaanse rekombinatsiooni käigus liigub elektron oma piiratud eluea tõttu spontaanselt juhtivusribalt vabadele tasemetele (augu asemel) valentsribas, vabastades osa oma energiast valguskvanti, footoni kujul energia E phot = hν = E n -E p , kus h on Plancki konstant; ν – valguse sagedus; E n ja E p – elektroni ja augu rekombinatsiooni energia.
Indutseeritud rekombinatsioon toimub valguse mõjul. Juhtivusriba elektron ei liigu spontaanselt valentsribale, vaid on sunnitud, kui seda “tõukab” footon energiaga hν. üsna lähedal erinevusele E n -E p . Sel juhul eraldub sekundaarne footon, mis põhimõtteliselt ei erine rekombinatsiooni põhjustanud footonist. Neil on sama sagedus, faas, polarisatsioon ja levimissuund. See tähendab, et valguse võimendamine on pooljuhis teatud tingimustel võimalik. Pooljuht puutub kokku ühe footoniga ja indutseeritud rekombinatsiooni tulemusena tekivad kaks identset footoni: esimene, mis põhjustas rekombinatsiooni ja teine, mis tekkis rekombinatsiooni tulemusena (joonis....).
Valgusdiood.
Ühes pooljuhtkristallis on väga raske tekitada samaaegset elektronide ja aukude degeneratsiooni. Seda on palju lihtsam saavutada, kui kasutada kahte lisandiga pooljuhti, millest üks on elektronides degenereerunud, teine aukudes. Kahe sellise pooljuhi kokkupuude viib p-n-siirde moodustumiseni. Selleks, et tingimus oleks üleminekupiirkonnas täidetud
on vaja rakendada edasisuunas pinget, mis on suurem kui Eg/q V. Sel juhul toimub p-n-siirde piirkonnas samaaegne elektronide ja aukude degeneratsioon. Kui ristmik on ettepoole kallutatud, voolab seda läbi elektrivool, mis koosneb kahest komponendist: elektronidest ja üksteise poole liikuvatest aukudest. Laadimiskandurid süstitakse ristmikusse. Sellest ka selle pooljuhtseadmete klassi nimi. Need kaks osakeste voogu kohtuvad õhukeses ühenduskihis ja ühinevad uuesti, kiirgades valgust. See on valgusdioodi toimimise alus. Kui p-n ristmik asetada optilisse õõnsusse, saame laserkiirguse.
Valgust kiirgavate pooljuhtseadmete valmistamiseks kasutatakse otsevahega pooljuhte. Üks levinumaid GaA-sid.
Injektsioonivalgusdioodi (LED) struktuur on näidatud joonisel..... n-tüüpi GaAs substraadile kantakse p-tüüpi GaAs epitaksiaalne kiht. Tekib p-n ristmik. Optilise kiirguse neeldumise vähendamiseks p-tüüpi GaA-des söövitatakse auk, mille põhi ulatub peaaegu ristmikuni. Toitepinge tarnimiseks kasutatakse konstruktsioonil metallelektroode. Kui LED-ile rakendatakse edasisuunalist nihkumist, süstitakse laengukandjad pn-ristmikusse ja need läbivad spontaanse kiirgusrekombinatsiooni. Üleminek helendab ja dioodilt väljub kiirgus üleminekutasandiga risti. Väikese võimsusega LED-ide töösissepritsevoolud on suurusjärgus kümneid milliampreid, mille optilise kiirguse võimsus on mitu millivatti.
Pooljuhtide kvantostsillaatori (SQO) struktuur on näidatud joonisel...... See sarnaneb LED-i struktuuriga. Otsapinnad saadakse pooljuhtkristalli tükeldamisel mööda teatud kristallograafilisi tasapindu. Seetõttu esindavad need ideaalseid tasaseid pindu, mis on rangelt üksteisega paralleelsed ja on optilise resonaatori peeglid. Peeglite peegelduskoefitsient määratakse Fresneli valguse peegelduse järgi kahe meediumi vahelisel liidesel:
,
kus n 1 = 1 on õhu murdumisnäitaja, n 2 = 3,4 on GaAs murdumisnäitaja ja R jaoks saame väärtuse, mis on võrdne 0,3-ga, mis on piisav laserlaseerimise saamiseks. Optiline kiirgus levib pn-siirdes piki konstruktsiooni. Ühepoolse kiirguse väljundi korraldamiseks kantakse kristalli ühele otsale peegeldav kate, näiteks alumiiniumkile peegeldusteguriga ≈ 1. Optilise genereerimise pärssimiseks külgsuunas on kristalli küljed kas kergelt kaldus või kare. Üks toitepinge andmiseks mõeldud metallelektroodidest on valmistatud ribast, mis lokaliseerib laseri genereerimise piirkonna külgsuunas.
Laserdioodide töövoolud ulatuvad sadade milliampriteni, mis reeglina nõuab ülekuumenemise vältimiseks kristalli paigaldamist radiaatorile.
Emissioonispekter.
LED-kiirguse spektri laiuse määrab pooljuhi laengukandjate degeneratsiooni määr (joonis...) ja see jääb sagedusvahemikku:
< < .
PKG-s on emissioonispekter oluliselt kitsam. Selle põhjuseks on asjaolu, et võimendus sagedusribas Δν ei ole sama (joonis... LED optiline emissioon). Maksimaalse kiirguse sagedusel ν 0 "Sündib" rohkem footoneid ja iga kord, kui selle sagedusega valguslaine pooljuhti läbib, võimendub see rohkem kui teiste sagedustega valgus. Seetõttu on optilise resonaatori suure hulga paranemiskäikude korral suhteliselt lühikese aja pärast valdav arv footoneid väga lähedased energiaväärtused, mis vastavad maksimaalsele võimendussagedusele. ν 0 . PKG stimuleeritud emissiooni spekter on kitsenenud (joonis...). Praktikas joonistatakse spektraalgraafikud sõltuvalt kiirguse lainepikkusest. Üleminek sageduselt lainepikkusele toimub seose abil λ = s/ν, Kus Koos- valguse kiirus.
Kiirgusdivergents.
Kiirgusmuster on kiirguse intensiivsuse või võimsuse nurkjaotus selle maksimaalsele väärtusele vastava suuna suhtes. Graafikutel on kiirgusmuster kujutatud polaar- või ristkoordinaatides. Kiirgusmustrit iseloomustab lahknemine – nurk, mille piires on kiirgusvõimsus vähemalt 0,5 maksimumist.
PCG kiirguse lahknevuse minimaalne väärtus määratakse valguse difraktsiooniga ja seda hinnatakse seosega:
kus λ on PCG kiirguse lainepikkus (GaAs PCG puhul λ ≈ 1 μm); d on kiirgava piirkonna iseloomulik suurus. Kuna kiirgava piirkonna suurus ribaliini PCG p-n-siirde tasapinnal (joonis....) on ligikaudu 10 μm, on kiirguse divergents sellel tasapinnal ligikaudu 10 0. Kiirguse lahknemine p-n-siirde tasapinnaga risti asetseval tasapinnal on suurem ja on ligikaudu 60 0, kuna p-n-siirde paksus on ≈ 1 μm (joonis....).
LED-ides on spontaanne emissioon suunatud erinevatesse suundadesse, seega võib seda pidada isotroopseks ja järgib Lamberti seadust:
, (-90 0 < <90 0).
LED-kiirguse lahknevus ilma spetsiaalse teravustamisoptika kasutamiseta tasemel 0,5 on ligikaudu 60 0 ja ei sõltu LED-i orientatsioonist ruumis.
TEE füüsikalised põhimõtted
Termoemissioon (TEE) on elektronide emissioon kuumutatud juhtivate kehade pinnalt. Termioonilise emissiooni nähtus avastati esmakordselt TA katses. Edison (1883).
Lihtsaim seade TEE (termiline elektrondiood) vaatlemiseks koosneb kahest metallelektroodist, mis on asetatud jääkgaaside madala rõhuga ruumalasse (joonis 3.1a). Elektroone, mis kiirgab elektrone, nimetatakse tavaliselt katoodiks, kuigi sõltuvalt emissiooni tüübist kasutatakse ka teisi termineid (termiline emitter, fotoemitter, välja emitter). Elektroodi, mis elektrone vastu võtab, nimetatakse tavaliselt anoodiks või kollektoriks. Sõltumata kasutatavast nimest ja potentsiaali märgist, millele rakendatakse
a) termodioodi skemaatiline diagramm;
b) Ideaalse dioodi IV-karakteristikud eeldusel, et elektronide tööfunktsioonid katoodi ja anoodi materjalide jaoks on võrdsed: 1. sektsioon - ruumilaengu voolupiirangu piirkond, 2. osa - küllastusvool
elektroodide puhul tähistatakse katoodelektronide tööfunktsiooni φ k ja anoodi elektronide tööfunktsiooni - φ A.
Rakendades katoodi ja anoodi vahel potentsiaalide erinevust V A ning mõõtes elektroodide vahel voolavat voolu, saame dioodi voolu-pinge karakteristiku (CV), s.o. anoodivoolu sõltuvus anoodi pingest
Juhtivuselektronide jaoks on tahket keha kujutatud lameda põhjaga energiapotentsiaali süvendina ja liideses (tahke keha-vaakum) on potentsiaalse barjäär - ristkülikukujuline samm. Jooniselt on näha, et nullist erineval temperatuuril on tahkes kehas juhtivuselektronide hulgas neid, mille energia on vaakumi tasemest kõrgem. Need elektronid võivad siseneda vaakumisse, liikudes üle piiril oleva potentsiaalse barjääri.
Potentsiaalset barjääri iseloomustavad kaks parameetrit:
1) kaugus piki energiatelge Fermi tasemest kristallis vaakumtasemeni - seda suurust nimetatakse termotööfunktsiooniks φ;
a) tahke keha kujutamine ristkülikukujulise potentsiaalikaevu kujul, millel on lame põhi ja potentsiaalsed tõkked keha piiril;
b) elektronide energiajaotuse tihedus metallis
2) katoodilt vaakumisse pääsevate elektronide ülebarjääri peegeldusteguri R keskmine väärtus.
Richardson-Deshmani valem
Ristkülikukujulise potentsiaalibarjääri jaoks arvutasid Richardson ja Dashman (1928) termioonilise emissiooni maksimaalse voolutiheduse (küllastusvoolu), mida saab temperatuuril T tagada termioonkatoodiga elektronide tööfunktsiooniga cp (Richardson-Dashmani valem) küllastus TEE
kus A 0 = Apmek 2 /h 3 = 120,4 A/cm 2 K 2 - Sommerfeldi termokonstant; T on katoodi temperatuur absoluutsel Kelvini skaalal (K); R on elektronide peegelduskoefitsient keha-vaakumi liidesel (tavaliselt ei ületa 0,07 ja selle võib hinnangulistes arvutustes tähelepanuta jätta); φ - katoodilt lahkuvate elektronide tööfunktsioon; k - Boltzmanni konstant, k = 1,38-10 -23 J/K = (11600) - 1 eV/K.
Arvutamiseks kasutatakse võrrandit (3.1) kõige sagedamini järgmisel kujul:
j = 120,4 T 2 exp (A/cm 2),
kus tööfunktsioon φ on väljendatud elektronvoltides. TEE voolutugevus määratakse avaldisega: I=jS, kus S on katoodi kiirgava pinna pindala.
Kuna R täpne väärtus on üldiselt teadmata, siis valemistes esineva tõelise elektroni tööfunktsiooni φ ist asemel võetakse kasutusele efektiivne tööfunktsioon φ eFF nii, et
See toob kaasa asjaolu, et efektiivne tööfunktsioon sr e on tegelikust tööfunktsioonist veidi kõrgem<р ист, а именно:
Üldjuhul sõltub tööfunktsioon temperatuurist, mistõttu ülaltoodud võrrandid ei kirjelda otseselt TEE voolutiheduse sõltuvust temperatuurist.
Tõelise ja efektiivse töö ning Richardsoni elektronide saagise töö vahelise seose annab avaldis
Pildi moodustamine
Kasutades Mo-pertuis' põhimõtet
Hamiltoni vähima tegevuse põhimõte(ka lihtsalt Hamiltoni põhimõte), täpsemalt statsionaarse tegevuse põhimõte- meetod füüsilise süsteemi liikumisvõrrandite saamiseks, otsides spetsiaalse funktsionaalsuse - tegevuse statsionaarset (sageli äärmuslikku, tavaliselt tegevuse märgi määramise väljakujunenud traditsiooni tõttu kõige väiksemat) väärtust. Nimetatud William Hamiltoni järgi, kes kasutas seda põhimõtet nn Hamiltoni formalismi konstrueerimiseks klassikalises mehaanikas.
Põhimõtte esimese sõnastuse andis P. Maupertuis 1744. aastal, tuues kohe välja selle universaalse olemuse, pidades seda kohaldatavaks optika ja mehaanika puhul. Sellest põhimõttest tuletas ta valguse peegelduse ja murdumise seadused.
saab illustreerida elektronkiire murdumise näitega.
Oletame, et konstantse kiirusega v läbi potentsiaaliga V ruumi lendav elektron satub teise ühtlase potentsiaaliga V' ruumi, nii et elektroni trajektoori suund järsku muutub. Kui potentsiaal V>V’, suureneb elektronikiiruse normaalkomponent v y, samas kui tangentsiaalne komponent v x jääb muutumatuks
Kui telgsümmeetrilises optilises süsteemis
Magnetläätsed
milles rõngasmagneti abil luuakse aksiaalselt sümmeetriline magnetväli. Magnetläätsi on kahte tüüpi – pikki ja lühikesi.
Pika magnetläätse näide on pikk solenoid. Magnetväljas olevale elektronile mõjub Lorentzi jõud, tema toimesuund on risti nii elektroni kiiruse suuna kui ka magnetvälja tugevuse vektoriga. Tänu sellele liigub elektron pika solenoidi sees spiraalselt, kirjeldades sinusoidi Z-telge läbival tasapinnal (joonis).
Tahkete ainete ribateooria- kvantmehaaniline teooria elektronide liikumisest tahkis.
Kvantmehaanika järgi võib vabadel elektronidel olla igasugune energia – nende energiaspekter on pidev. Eraldatud aatomitesse kuuluvatel elektronidel on teatud diskreetsed energiaväärtused. Tahkis on elektronide energiaspekter oluliselt erinev, see koosneb eraldi lubatud energiatsoonidest, mida eraldavad keelatud energiate tsoonid.
Vastavalt Bohri postulaadid, isoleeritud aatomis võib elektroni energia omandada rangelt diskreetseid väärtusi (nad ütlevad ka, et elektron on ühel orbitaalil).
Mitme keemilise sidemega ühendatud aatomi puhul (näiteks in molekul), elektronide orbitaalid jagunevad proportsionaalses koguses aatomite arvuga, moodustades nn molekulaarorbitaalid. Süsteemi edasise suurenemisega makroskoopiliseks kristall(aatomite arv on üle 10 20), orbitaalide arv muutub väga suureks ja naaberorbitaalidel paiknevate elektronide energiate erinevus on vastavalt väga väike, energiatasemed jagunevad peaaegu pidevateks diskreetseteks kogumiteks - energiatsoonideks. . Suurim lubatud energiariba pooljuhid Ja dielektrikud, milles kl temperatuur 0 K kõik energiaseisundid on hõivatud elektronidega, nn valentsriba, järgides seda - juhtivustsoon. IN metallid Juhtivusriba on kõrgeim lubatud riba, milles elektronid asuvad temperatuuril 0 K.
Erinevatest materjalidest riba struktuur
Erinevates ainetes, nagu ka sama aine erinevates vormides, paiknevad energiatsoonid erinevalt. Nende tsoonide suhtelise asukoha alusel jagatakse ained kolme suurde rühma (vt joonist):
metallid – juhtivusriba ja valentsriba kattuvad, moodustades ühe riba, mida nimetatakse juhtivusribaks, mistõttu elektron saab nende vahel vabalt liikuda, saades mis tahes lubatult madala energia. Seega, kui tahkele ainele rakendatakse erinevaid potentsiaale, saavad elektronid vabalt liikuda madalama potentsiaaliga punktist kõrgema potentsiaaliga punkti, moodustades elektrivoolu. Kõiki metalle peetakse juhtideks.
pooljuhtide ribad ei kattu ja nende vaheline kaugus on väiksem kui 3,5 eV Elektroni valentsribast juhtivusriba ülekandmiseks kulub vähem energiat kui dielektrikul, seega puhtad (sisemised, legeerimata) pooljuhid nõrgalt edastada voolu.
dielektrilised tsoonid ei kattu ja nende vaheline kaugus on üle 3,5 eV. Seega on elektroni valentsribalt juhtivusribale ülekandmiseks vaja märkimisväärset energiat, mistõttu dielektrikud voolu praktiliselt ei juhi.
Ribateooria on kaasaegse tahkete ainete teooria aluseks. See võimaldas mõista juhtide, pooljuhtide ja dielektrikute olemust ning selgitada nende olulisemaid omadusi. Valents- ja juhtivusribade vahelise ribalaiuse suurus on ribateoorias võtmetähtsusega suurus; see määrab materjali optilised ja elektrilised omadused.
Kuna üks peamisi mehhanisme energia ülekandmiseks elektronile on termiline, on pooljuhtide juhtivus väga sõltuv temperatuurist. Juhtivust saab suurendada ka, luues dopinguga lubatud energiataseme ribavahes (lisades materjalid lisandid muutmiseks (parandamiseks) füüsiline ja/või keemiline alusmaterjali omadused). Nii sünnivad kõik pooljuhtseadmed: päikesepatareid (valgus-elektri muundurid), dioodid, transistorid, pooljuhtlaserid ja muud.
Elektroni üleminekut valentsribalt juhtivusribale nimetatakse laengukandjate (negatiivne - elektron ja positiivne - auk) genereerimise protsessiks, vastupidine üleminek on rekombinatsiooniprotsess.
See artikkel selgitab, mis on tahkete ainete ribateooria. Näidatakse, mis selle konkreetse idee tingib.Antud on metallide ning dielektrikute ja pooljuhtide erinevused.
Pistikupesa ja nupp
Mitu korda päevas vajutame erinevaid nuppe? Keegi ei suuda seda isegi mõelda – see tegevus on nii tuttavaks saanud. Ja inimesed ei arva, et see kõik on võimalik ainult tänu sellele, kui kergesti elektrivool metallides voolab. Tulede sisselülitamine, veekeetja keetmine, pesumasina käivitamine, rääkimata tegevustest nutitelefonides, tähendab vooluringi sulgemist ja juhtmetes olevate elektronide inimeste asemel tööle laskmist. Sellisele nähtusele nagu juhtivus on palju seletusi. Kõige ilmsem on ehk tahkete ainete ribateooria.
Aatom ja teekannud
Kõik, kes on koolis õppinud, omavad aimu aatomi ehitusest. Tuletagem meelde, et kerged väikesed elektronid pöörlevad ümber positiivselt laetud raske tuuma (koosneb prootonitest ja neutronitest). Arv on täpselt võrdne positiivsete arvuga. Et lugejaid mitte tüüdata, selgitame seda stiilis "mannekeenide kvantmehaanika". Igal elektronil on rangelt piiratud orbiit, millel ta saab antud keemilises elemendis tiirleda ümber tuuma. Igal aatomitüübil on omakorda ainulaadne selliste orbiitide muster. Nii eristavad spektroskoopid boori seleenist ja arseeni naatriumist. Looduses leidub aga lisaks puhastele ainetele lugematul hulgal erinevaid kombinatsioone. Kvantmehaanika (mannekeenide puhul, nagu lugeja peaks meeles pidama) väidab, et keerulistes ühendites orbiidid ristuvad, ühinevad, teisenduvad, venivad, luues sidemeid. Nende kvaliteet sõltub tüübist: kovalentne ja ioonne on tugevamad, vesinik näiteks nõrgem.
Kristalli struktuur
Tahkes kehas on kõik keerulisem. Tahkete ainete ribateoorias kasutatava mudeli jaoks võetakse tavaliselt ideaalne kristall. See tähendab, et see on lõpmatu ja patuta – iga aatom on talle määratud kohas, kogulaeng on null. Tuumad vibreerivad kindla tasakaaluasendi ümber, kuid elektronid, võib öelda, on tavalised. Sõltuvalt sellest, kui "lihtsalt" üks aatom oma negatiivseid osakesi naabritele loovutab, saadakse dielektrikute rangelt määratletud struktuur või metallide elektronpilv. Tasub lisada, et kaalumisel eeldatakse, et kõik elektronid hõivavad neile eraldatud minimaalse energia, mis tähendab, et keha on null kelvini juures. Kõrgematel temperatuuridel on nii tuumad kui ka elektronid tugevamad, mis tähendab, et viimased on võimelised hõivama kõrgemat energiataset. Negatiivsete osakeste jaotus muutub “lahtimaks”. Mõne probleemi puhul on see oluline, kuid selle nähtuse kui sellise kirjeldamiseks pole temperatuur nii oluline.
Pauli põhimõte ja laadur
Tahke aine ribateooria kontseptsiooni saab omandada vaid siis, kui mäletame põhjalikult, mis on Pauli põhimõte. Kui kujutame ette, et elektronid on suhkrukotid, siis kui neid kotte on palju, siis tinglik laadur kuhjab need üksteise peale. Iga "kott" võtab ruumis oma koha. Elektronide puhul tähendab see, et ühes süsteemis saab antud olekus olla ainult üks. See on Pauli põhimõte. Pange tähele, et me räägime ideaalsetest tingimustest, see tähendab, et temperatuur on null kelvinit ja kristall on lõpmatu. Kogu süsteem on samadel tingimustel: temperatuur ja defektid on terviku kõikides osades samad.
Kristallide elektroonilised tsoonid
Kristall sisaldab palju sama tüüpi aatomeid. Üks mool ainet sisaldab kümmet elementi kahekümne kolmanda astmeni. Mitu mooli on kilogrammis, näiteks soolas? Seega võime isegi öelda, et isegi väikseim kristall sisaldab kujuteldamatult palju aatomeid. Igal keemilisel elemendil on oma elektronide orbiidi muster, kuid mida teha, kui neid on ühes kehas mitu? Lõppude lõpuks peaksid nad kõik Pauli põhimõtte kohaselt asuma erinevates osariikides. Tahkete ainete ribateooria pakub välja järgmise lahenduse – elektronide orbiidid omandavad erineva energia. Pealegi on nende erinevus nii väike, et need on kokku surutud, üksteisega väga tihedalt kattuvad ja moodustavad pideva tsooni. Seega muutub iga elektroni tase ühes aatomis massikristalli tsooniks. Tahkete ainete ribateooria elemendid aitavad selgitada erinevust dielektrikute ja juhtide vahel.
Elektron riba sees
Oleme juba arutanud, mis juhtub paljude elektronidega, mis paiknevad aatomis samal orbiidil, kui moodustub kristall. Kuid nende käitumine tsoonis jääb meie poolt uurimata. Sellest on oluline rääkida lihtsalt seetõttu, et see määrab metallide ja mittemetallide erinevuse. Nagu eespool mainitud, viitab tahkete ainete ribateooria sellele, et riba sees erinevad üksikute aatomite erinevate orbiitide energiatasemed nii vähe, et moodustavad peaaegu pideva spektri. Seega ei ole elektronil raske ületada nendevahelist potentsiaalset barjääri - ta liigub mööda neid vabalt, selleks piisab isegi soojusenergiast. Igal lubatud tsoonil on aga piirid. Alati on energiatase, mis on kõrgem või madalam kui kõik teised.
Valents, keelatud, juhtivus
Nende tsoonide vahel on energiapiirkond, milles pole ühtki taset, millel elektron võiks paikneda. Graafikutel paistab see valge tühimikuna. Ja seda nimetatakse bändivaheks. Elektron saab sellest barjäärist üle vaid jõnksatusega. See tähendab, et ta peab saama selleks vastava energia. Suurima energiaga tsooni, milles elektronide olemasolu antud aatomitüübi jaoks on lubatud, nimetatakse valentsiks ja järgmist nimetatakse juhtivuseks.
Metall, dielektrik
Tahkete ainete juhtivuse ribateooria väidab, et elektronide olemasolu või puudumine juhtivusribas näitab, kui kergesti voolab vool antud aines. Nii erinevad metallid ja dielektrikud. Esimesel juhul sisaldab juhtivusriba juba elektrone, kuna see kattub valentsribaga. See tähendab, et negatiivsed osakesed võivad elektromagnetvälja mõjul vabalt liikuda ilma täiendava energiakuluta. Seetõttu tekib metallides elektrivool nii lihtsalt, tegelikult koheselt, niipea, kui väli ilmub. Ja samal põhjusel on juhtmed valmistatud terasest, vasest, alumiiniumist.
Materjale, milles juhtivus- ja valentsribad on üksteisest energeetiliselt eraldatud, nimetatakse dielektrikuteks. Nende elektronid on lukustatud madalaimale lubatud tasemele. Keelatud tsoon eraldab negatiivsed osakesed tasemest, kus nad saaksid vabalt liikuda. Ja energia, mis tuleb elektronidele edastada, et sellest üle saada, hävitab materjali. Või muudab see tundmatuseni oma omadusi. Seetõttu sulab ja põleb juhtmete plastikümbris, kuid ei juhi elektrit.
Pooljuhid
Kuid on olemas ka vahepealne materjalide klass, millel on ribalaius, kuid mis teatud tingimustel on võimelised juhtima elektrivoolu. Neid nimetatakse pooljuhtideks. Nagu dielektrikutel, on ka neil juhtivuse ja valentsi riba vahel energiavahe. See on aga väiksem ja sellest saab teatud pingutusega üle. Klassikaline pooljuht on räni (ladina keeles - silicium). Kuulus on kuulus oma tehnoloogiate poolest, mis põhinevad selle konkreetse aine kristallide kasutamisel elektroonikaseadmete loomiseks.
Bänditeooria füüsilised alused
- Tahke aine on täiesti perioodiline kristall.
- Kristallvõre sõlmede tasakaaluasendid on fikseeritud, see tähendab, et aatomituumid loetakse liikumatuks (adiabaatiline lähendus). Aatomite väikesed vibratsioonid tasakaaluasendite ümber, mida võib kirjeldada kui fonoonid, lisatakse seejärel elektroonilise energia spektri häirena.
- Paljude elektronide probleem taandatakse üheelektrooniliseks: kõigi teiste mõju antud elektronile kirjeldab mingi keskmistatud perioodiline väli.
Ribateooria raames ei saa järjekindlalt käsitleda mitmeid sisuliselt multielektronseid nähtusi, nagu ferromagnetism, ülijuhtivus ja need, kus eksitonid mängivad rolli. Samas selgus tahkete ainete teooria konstrueerimisele üldisemalt lähenedes, et paljud ribateooria tulemused on laiemad kui selle esialgsed eeldused.
Erinevatest materjalidest riba struktuur
Erinevates ainetes, nagu ka sama aine erinevates vormides, paiknevad energiatsoonid erinevalt. Nende tsoonide suhtelise asukoha alusel jagatakse ained kolme suurde rühma (vt joonis 1):
- metallid - juhtivusriba ja valentsiriba kattuvad, moodustades ühe riba, mida nimetatakse juhtivusribaks, nii et elektron saab nende vahel vabalt liikuda, saades mis tahes lubatavalt madala energia. Seega, kui tahkele ainele rakendatakse potentsiaalide erinevust, saavad elektronid vabalt liikuda madalama potentsiaaliga punktist kõrgema potentsiaaliga punkti, moodustades elektrivoolu. Kõiki metalle peetakse juhtideks.
- pooljuhid - tsoonid ei kattu ja nende vaheline kaugus on väiksem kui 3,5 eV [ allikas?] . Elektroni ülekandmiseks valentsribalt juhtivusribale kulub vähem energiat kui dielektrikul, mistõttu puhtad (sisemised, legeerimata) pooljuhid edastavad nõrgalt voolu.
- dielektrikud - tsoonid ei kattu ja nende vaheline kaugus on üle 3,5 eV. Seega on elektroni valentsribalt juhtivusribale ülekandmiseks vaja märkimisväärset energiat, mistõttu dielektrikud voolu praktiliselt ei juhi.
Ribateooria on kaasaegse tahkete ainete teooria aluseks. See võimaldas mõista juhtide, pooljuhtide ja dielektrikute olemust ning selgitada nende olulisemaid omadusi. Valents- ja juhtivusribade vahelise ribalaiuse suurus on ribateoorias võtmetähtsusega suurus; see määrab materjali optilised ja elektrilised omadused.
Kuna üks peamisi mehhanisme energia ülekandmiseks elektronile on termiline, sõltub pooljuhtide juhtivus väga palju temperatuurist. Juhtivust saab suurendada ka, luues dopingu abil ribavahemikus lubatud energiataseme. Nii sünnivad kõik pooljuhtseadmed: päikesepatareid (valgus-elektri muundurid), dioodid, transistorid, pooljuhtlaserid ja muud.
Elektroni üleminekut valentsribalt juhtivusribale nimetatakse laengukandjate (negatiivne - elektron ja positiivne - auk) genereerimise protsessiks, vastupidine üleminek on rekombinatsiooniprotsess.
Ribastruktuuri arvutamise meetodid
Elektronide energiaspektrit kristallis üheelektronilises lähenduses kirjeldab Schrödingeri võrrand:
kus on kristalli perioodiline potentsiaal.
Schrödingeri võrrandi omafunktsioonide ja väärtuste leidmine koosneb sisuliselt kahest osast. Esimene osa on perioodilise potentsiaali definitsioon, teine taandub antud potentsiaali võrrandi lahendamisele. Konkreetsete pooljuhtide ribastruktuuri arvutamine on mitmel põhjusel äärmiselt keeruline ja eelkõige seetõttu, et analüütiline avaldis puudub. Seetõttu sisaldavad valemid kõigis arvutustes mõningaid parameetreid, mille väärtus määratakse katseandmetega võrdlemise põhjal. Näiteks ribalaiuse laius määratakse ainult eksperimentaalselt.
Ribastruktuuri spetsiifilistes arvutustes kasutatakse kõige laialdasemalt järgmisi meetodeid:
Vaata ka
Kirjandus
Gurtov V. A. Tahkiselektroonika
Tsidilkovski I. M. Elektronid ja augud pooljuhtides. Energiaspekter ja dünaamika. M.: "Teadus" 1972
Kireev P.S. Pooljuhtide füüsika. M.: "Kõrgkool" 1975
Märkmed
Wikimedia sihtasutus. 2010. aasta.
- Riiklik Kaug-Ida ülikool
- Keelatud ala
Vaadake, mis on "tsooniteooria" teistes sõnaraamatutes:
TSOONITEOORIA- tahked ained, energia kvantteooria. elektronide spekter kristallis, lõike järgi koosneb see spekter lubatud ja keelatud energiate vahelduvatest tsoonidest (ribadest). Z. t. selgitab mitmeid valgust ja nähtusi kristallis, eelkõige lagunemist. har r... ... Füüsiline entsüklopeedia
TSOONITEOORIA Kaasaegne entsüklopeedia
TSOONITEOORIA- kvantteooria, mis selgitab elektronide käitumist tahkistes. Ribateooria peamine tulemus: tahkes elektronenergia lubatud väärtused moodustavad teatud lubatud ribade intervalle, mida saab üksteisest eraldada... ... Suur entsüklopeediline sõnaraamat
Tsooniteooria- BANDTEOORIA, kvantteooria, mis selgitab elektronidest põhjustatud tahkete ainete omadusi (elektrijuhtivus, metallide soojusjuhtivus, optilised omadused jm). Tahkes olekus elektronidel ei saa olla energiat. Energiaväärtused...... Illustreeritud entsüklopeediline sõnaraamat
bänditeooria- kvantteooria, mis selgitab elektronide käitumist tahkistes. Ribateooria põhitulemus: tahkes elektronide energia lubatud väärtused moodustavad teatud lubatud ribade intervalle, mida saab eraldada... ... entsüklopeediline sõnaraamat
TSOONITEOORIA- üks peamisi tahkete ainete kvantteooria osad, mis on ligikaudne teooria elektronide liikumisest perioodilistes perioodides. kristallvõre väli. Vastavalt 3. t.-le aatomite lähenemise tõttu kristallis endi suurusjärgus vahemaadele... ... Suur entsüklopeediline polütehniline sõnaraamat
bänditeooria- juostinė teorija statusas T valdkond fizika vastavusmenys: engl. bänditeooria vok. Bandteooria, f; Bändertheorie, f rus. bänditeooria, f pranc. théorie des bandes, f … Fizikos terminų žodynas
Tsooniteooria- tahke keha, kvantmehaanika haru (vt Kvantmehaanika), mis käsitleb elektronide liikumist tahkes kehas. Vabadel elektronidel võib olla mis tahes energiat, nende energiaspekter on pidev. Elektronid, mis kuuluvad ...... Suur Nõukogude entsüklopeedia
Adamsi bänditeooria- Tsoonisüsteem, Adamsi tsooniteooria, Ansel Adamsi ja Fred Archeri poolt aastatel 1939-1940 sõnastatud meetod fotofilmi optimaalse särituse ja saadud kujutise arendusparameetrite määramiseks. Tsoonisüsteem võimaldab fotograafidel... ... Wikipedia
tahkete ainete ribateooria- juostinė kietojo kūno teorija statusas T ala fizika vastavusmenys: engl. tahkete ainete ribateooria vok. Festkörper Zonentheorie, f rus. tahkete ainete ribateooria, f pranc. théorie des bandes du corps solide, f … Fizikos terminų žodynas
Tahke aine elektronide energiaspekter erineb oluliselt vabade elektronide energiaspektrist (mis on pidev) või üksikutesse isoleeritud aatomitesse kuuluvate elektronide spektrist (diskreetne kindla hulga saadaolevate tasemetega) - see koosneb üksikutest lubatud energiaribadest. eraldatud keelatud energiate ribadega.
Bohri kvantmehaaniliste postulaatide kohaselt võib isoleeritud aatomis elektroni energia võtta rangelt diskreetseid väärtusi (elektron asub ühel orbitaalil). Mitmest aatomist koosneva süsteemi korral, mida ühendab keemiline side, jagunevad elektroniorbitaalid proportsionaalses koguses aatomite arvuga, moodustades nn molekulaarorbitaalid. Süsteemi edasisel suurenemisel makroskoopilisele tasemele muutub orbitaalide arv väga suureks ja naaberorbitaalidel paiknevate elektronide energiate erinevus on vastavalt väga väike - energiatasemed jagunevad kaheks peaaegu pidevaks diskreetseks hulgaks - energia tsoonid.
Pooljuhtide ja dielektrikute lubatud energiaribadest kõrgeimat, milles temperatuuril 0 K on kõik energiaolekud hõivatud elektronidega, nimetatakse valentsribaks, järgmist on juhtivusriba. Juhtides on juhtivusriba kõrgeim lubatud riba, milles elektronid asuvad temperatuuril 0 K. Nende ribade suhtelise asukoha põhimõttel jagatakse kõik tahked ained kolme suurde rühma (vt joonist):
- juhid - materjalid, milles juhtivusriba ja valentsriba kattuvad (pole energiavahe), moodustades ühe tsooni, mida nimetatakse juhtivusribaks (seega saab elektron nende vahel vabalt liikuda, saades vastu mistahes lubatud madala energia);
- dielektrikud - materjalid, mille tsoonid ei kattu ja nende vaheline kaugus on suurem kui 3 eV (elektroni ülekandmiseks valentsribast juhtivusribale on vaja märkimisväärset energiat, seega dielektrikud voolu praktiliselt ei juhi);
- pooljuhid - materjalid, mille ribad ei kattu ja nende vaheline kaugus (ribavahe) jääb vahemikku 0,1–3 eV (elektroni ülekandmiseks valentsribast juhtivusriba on vaja vähem energiat kui dielektrik, seetõttu on puhtad pooljuhid nõrgalt juhtivad).
Ribateooria on kaasaegse tahkete ainete teooria aluseks. See võimaldas mõista metallide, pooljuhtide ja dielektrikute olemust ning selgitada nende olulisemaid omadusi. Ribavahe (energiavahe valents- ja juhtivusribade vahel) on ribateoorias võtmetähtsusega suurus ja määrab materjali optilised ja elektrilised omadused. Näiteks pooljuhtides saab juhtivust suurendada, luues dopingu abil ribavahes lubatud energiataseme – lisades algse alusmaterjali koostisesse lisandeid, et muuta selle füüsikalisi ja keemilisi omadusi. Sel juhul öeldakse, et pooljuht on lisand. Nii luuakse kõik pooljuhtseadmed: päikesepatareid, dioodid, tahkis jne. Elektroni üleminekut valentsribalt juhtivusribale nimetatakse laengukandjate (negatiivne - elektron ja positiivne - auk) genereerimise protsessiks. ) ja vastupidist üleminekut nimetatakse rekombinatsiooniprotsessiks.
Ribateoorial on rakendatavuse piirid, mis põhinevad kolmel põhieeldusel: a) kristallvõre potentsiaal on rangelt perioodiline; b) vabade elektronide vastastikmõju saab taandada üheelektroni isekonsistentseks potentsiaaliks (ja ülejäänud osa arvestatakse häiritusteooria meetodil); c) interaktsioon fononitega on nõrk (ja seda võib käsitleda häirete teooriat kasutades).
Illustratsioonid
Autor
- Razumovski Aleksei Sergejevitš
Muudatused rakendatud
- Naimushina Daria Anatoljevna
Allikad
- Füüsiline entsüklopeediline sõnastik. T. 2. - M.: Suur Vene Entsüklopeedia, 1995. - 89 lk.
- Gurov V. A. Tahkiselektroonika. - M.: Tehnosfäär, 2008. - 19 lk.