Wykład 28. Teoria elektronowa przewodnictwa elektrycznego.
|
|
- Bogna Sikora
- 5 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz Wykład 8 Teoria elektronowa przewodnictwa elektrycznego. W wykładzie tym zajmiemy się szczegółowo mikroskopowym modelem przewodnictwa elektrycznego. Jak już było omawiane wcześniej, model ten jest podobny do modelu gazu doskonałego, w którym to modelu przedstawiony jest związek między ciśnieniem wywieranym przez cząsteczki gazu na ścianki naczynia, a ich energią, którą z kolei, można powiązać z temperaturą bezwzględną gazu. Pierwszy mikroskopowy model przewodnictwa elektrycznego zaproponował przez P. Drude'a w 900 roku i następnie rozwinął go H. A. Lorentz około 909 roku. Model ten z powodzeniem przewiduje prawo Ohma i wiąże opór przewodnika ze średnią prędkością v śr i średnią drogą swobodną λ elektronów w przewodniku. Jeżeli, jednak v śr i λ traktować klasycznie, to pojawia się niezgodność między obliczonymi i zmierzonymi wartościami oporu, jak również nie pokrywają się zależności oporu od temperatury. W rezultacie klasyczne traktowanie oporu prowadzi do błędów. Poza tym, teoria klasyczna nie jest w stanie wytłumaczyć podstawowego faktu dlaczego niektóre materiały są przewodnikami, inne izolatorami, a jeszcze inne półprzewodnikami. W wykładzie 7 rozpatrywaliśmy metal mający formę trójwymiarowej siatki krystalicznej, w którym znajduje się ogromna ilość swobodnych elektronów (z doświadczenia wiemy, że na jeden atom przypada od do 4 elektronów) mogących poruszać się w całej objętości przewodnika.. Jeżeli do przewodnika nie jest przyłożone pole, to elektrony poruszają się całkowicie chaotycznie, podobnie jak gaz w zbiorniku. Średnia droga swobodna elektronów λ zależy tylko od gęstości i rozmiarów jonów, nie zależy od wielkości pola elektrycznego przyłożonego do metalu, a zatem, zgodnie ze wzorem.4 opór właściwy nie zależy od E, co jest zgodne z prawem Ohma. Jednak teoria klasyczna nie sprawdza się, kiedy analizuje się zależność oporu od temperatury. Przewidywana przez teorię klasyczną zależność powinna mieć postać: T. Jednak pomiary pokazują, że zależność ta jest liniowa. Poza tym, jeżeli zastosować rozkład Maxwella do elektronów w temperaturze T = 300K, to okazuje się, że wielkość oporu przewidziana przez teorię jest sześć razy większa niż rzeczywista. Teoria klasyczna nie sprawdza się, ponieważ elektrony nie są klasycznymi cząstkami. Należy uwzględnić ich naturę falową. Z powodu natury falowej i zakazu Pauliego elektrony w metalu nie mogą podlegać rozkładowi Maxwella. Oprócz tego samo zderzenie elektronu z jonem w siatce krystalicznej nie może być traktowane jako sprężyste, ponieważ fala związana z elektronem ulega rozproszeniu. Aby zrozumieć kwantową teorię przewodzenia, musimy znać rzeczywisty rozkład
2 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz energii swobodnych elektronów w metalu. Znajomość takiego rozkładu pomoże nam zrozumieć powstawanie kontaktowej różnicy potencjałów na granicy styku dwu różnych metali, jak również wkład swobodnych elektronów do pojemności cieplnej metali. 8. Model mikroskopowy przewodnictwa. Używaliśmy określenia gaz elektronowy do opisania swobodnych elektronów w metalu. Podczas gdy cząsteczki w zwykłym gazie podlegają rozkładowi Maxwella, swobodne elektrony nie podlegają temu rozkładowi. Zamiast tego podlegają one rozkładowi zwanemu rozkładem ermi Diraca. Ponieważ zachowanie gazu elektronowego jest inne niż cząsteczek gazu, gaz taki nazywa się elektronowym gazem ermiego. Główne własności takiego gazu można zrozumieć rozpatrując elektron jako cząstkę umieszczoną w trójwymiarowym pudle. W tym celu skorzystamy z rozważań z poprzedniego wykładu. Kwantowanie energii elektronu w pudle. Wcześniej stwierdziliśmy, że długość fali związanej z elektronem wyraża się związkiem: h λ 8. p gdzie p pęd elektronu, h stała Plancka. Jeżeli cząstka znajduje się w określonej skończonej przestrzeni, takiej jak pudło, to dozwolone są tylko określone długości fal λ n, dane przez warunek dla fal stojących. Dla jednowymiarowego pudła o długości L warunek ten przybiera postać: n n Ten wynik prowadzi do kwantowania energii: lub E n L pn m h 8mL h / n m h m n h m L/ n 8. E n n 8-3 unkcja falowa dla n-tego stanu ma postać: ψ n x nx sin 8-4 L L Liczba kwantowa n charakteryzuje funkcję falową dla określonego stanu i energię tego stanu. W przypadku trójwymiarowym potrzebne są trzy liczby kwantowe po jednej dla każdego wymiaru. Zakaz Pauliego. Rozkład elektronów między poszczególne stany zdeterminowany jest zakazem Pauliego:
3 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 3 Żadne dwa elektrony w atomie nie mogą mieć tego samego stanu kwantowego; tzn., że nie mogą mieć one takiego samego zestawu liczb kwantowych. Zakaz Pauliego dotyczy wszystkich cząstek mających spin połówkowy tzn. elektronów, protonów i neutronów. Cząstki te mają magnetyczną liczbę kwantową m s, która może przybierać dwie dozwolone wartości i. Stan kwantowy cząstki jest scharakteryzowany przez liczbę m s, plus liczby kwantowe związane z przestrzenną częścią funkcji falowej. Ponieważ spinowe liczby kwantowe posiadają dwie możliwe wartości, to regułę wyboru (zakaz Pauliego) można sformułować następująco: Mogą istnieć najwyżej dwa elektrony posiadające ten sam zestaw wartości przestrzennych liczb kwantowych. Jeżeli istnieją więcej niż dwa elektrony w układzie, jak to ma miejsce w przypadku atomu metalu, tylko dwa z nich mogą mieć najniższą energię. Cząstki spełniające warunek Pauliego nazywają się fermionami. Energia ermiego. Jeżeli mamy dużo elektronów w pudle w temperaturze T = 0, to elektrony będą zajmować możliwe dopuszczalne poziomy, dopuszczalne przez regułę wyboru. Jeżeli mamy N elektronów, to możemy umieścić dwa elektrony w najniższym stanie energetycznym, dwa w następnym itd. W ten sposób elektrony zapełnią N/ najniższych poziomów energetycznych (Rysunek 8.). Energia ostatniego zapełnionego poziomu (lub w połowie zapełnionego) w temperaturze T = 0K nazywa się energią ermiego E. Jeżeli elektrony poruszają się w jednowymiarowym pudle, energia ermiego być zapisana dana równaniem 8.3 dla n = N/: N h h N E 8.5 8mL 3me L Rysunek 8. W jednowymiarowym pudle energia ermiego zależy od ilości swobodnych elektronów na jednostkę długości. Ćwiczenie. Załóżmy, że na 0,nm jednowymiarowego pudła przypada jeden jon i tym samym jeden elektron. Oblicz energię ermiego. Przepisz równanie 8.5 w postaci: E hc N 40eV nm L 30,5MeV 3m c e N L 9,4eV W trójwymiarowym modelu obliczenie energii ermiego jest trochę bardziej skomplikowane. W tym wypadku wzór 8.5 przybiera postać:
4 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 4 E h 8m e 3N V / 3 Energia ermiego zależy od ilości elektronów przypadających na jednostkę objętości (gęstości elektronów) N/V. Podstawiając wartości otrzymamy: / 3 N 0,365eV nm 8.6 E 8.7 V Tabela przedstawia gęstość swobodnych elektronów i wartości energii ermiego w temperaturze T = 0K dla wybranych metali. Gęstość swobodnych elektronów i energia ermiego w temperaturze T = 0K Pierwiastek N/V Elektrony/cm 3 E, ev Al Aluminium 8, x 0,7 Ag Srebro 5,86 x 0 5,50 Au Złoto 5,90 x 0 5,53 Cu Miedź 8,47 x 0 7,04 e Żelazo 7,0 x 0, K Potas,4 x 0, Li Lit 4,70 x 0 4,75 Mg Magnes 8,60 x 0 7, Mn Mangan 6,5 x 0,0 Na Sód,65 x 0 3,4 Sn Cyna 4,8 x 0 0, Zn Cynk 3, x 0 9,46 Średnią energię swobodnego elektronu można policzyć z całkowitego rozkładu energii elektronów, który będzie przytoczony dalej. W temperaturze T = 0K energia ta wynosi: 3 Eśr E 8.8 5
5 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 5 Dla miedzi E wynosi około 4eV. Taka wielkość średniej energii jest ogromna w porównaniu z typowymi energiami cieplnymi kt 0,06eV dla temperatury T = 300K. Wynik ten różni się bardzo od klasycznego wyniku otrzymanego z rozkładu Maxwella, z którego wynika, że dla T = 0K E = 0 i w temperaturze T energia jest rzędu kt. unkcja rozkładu ermiego dla T = 0. Prawdopodobieństwo tego, że stan o energii E jest zajęty nazywa się funkcją rozkładu ermiego f(e). Dla temperatury T = 0 wszystkie stany poniżej energii E są zajęte, a wszystkie powyżej tej energii są nieobsadzone (Rysunek 8.). W związku z tym funkcję rozkładu ermiego możemy zapisać w postaci: f (E), E E Rysunek 8. f (E) 0, E E 8.9 unkcja rozkładu ermiego dla T > 0. W temperaturach wyższych niż T = 0 część elektronów będzie zajmować wyższe poziomy energetyczne z powodu pochłonięcia energii cieplnej podczas zderzeń z jonami siatki krystalicznej. Jednak elektron nie jest w stanie przenieść się do wyższego lub niższego stanu dopóki jest on zajęty. Ponieważ energia kinetyczna jonów w siatce krystalicznej jest rzędu kt, elektrony nie są w Rysunek 8.3 stanie uzyskać dużo większej energii niż kt podczas zderzeń z jonami siatki. Dlatego też, tylko te elektrony, które mają energię kt rzędu energii ermiego są w stanie pochłonąć energię podczas wzrostu temperatury. W temperaturze T= 300K kt jest równe tylko 0,06eV, dlatego też zasada Pauliego zabrania prawie wszystkim elektronom oprócz niewielu w pobliżu górnej granicy rozkładu pochłonięcia energii podczas przypadkowych zderzeń. Rysunek 8.3 przedstawia postać funkcji rozkładu ermiego dla danej temperatury T. Ponieważ dla T > 0 nie ma wyraźnej energii, która oddziela stany zapełnione od niezapełnionych, a zatem definicja energii ermiego musi być trochę zmodyfikowana. W temperaturze T energia ermiego jest zdefiniowana jako energia, dla której prawdopodobieństwo obsadzenia wynosi ½. Dla wszystkich temperatur poza ekstremalnie wysokimi, różnica pomiędzy energią ermiego w temperaturze T i temperaturze T = 0 jest bardzo mała. Temperatura ermiego jest zdefiniowana jako:
6 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 6 kt E 8.0 Dla temperatur znacznie niższych niż temperatura ermiego średnia energia jonów siatki będzie znacznie mniejsza niż energia ermiego i rozkład energii elektronów będzie niewiele różnił się od rozkładu przy temperaturze T = 0. Przykład. Znajdź temperaturę ermiego dla miedzi. Z tabeli znajdujemy, że E =7,04eV, a zatem E k 7.04eV 8700K 8,60 ev / K T 5 Uwaga. Z przykładu tego jasno widać, że temperatura ermiego jest znacznie większa od wszystkich temperatur dla, których miedź pozostaje ciałem stałym. Ponieważ pole elektryczne w przewodniku przyspiesza wszystkie elektrony przewodnictwa, to zakaz Pauliego nie przeszkadza aby wszystkie elektrony ze stanów obsadzonych uczestniczyły w procesie przewodzenia. Rysunek 8.4 przedstawia funkcję rozkładu ermiego dla przypadku jednowymiarowego w zależności od prędkości dla zwykłych temperatur. unkcja ta przyjmuje wartość przybliżeniu równą dla prędkości v x z przedziału u < v x < u gdzie prędkość ermiego u związana jest z energią ermiego E związkiem E Przykład. Oblicz prędkość ermiego dla miedzi. E mv Bez pola elektrycznego. Wtedy u 8. me Korzystając z równania 8.9 i E = 7,04eV otrzymujemy: Przerywana linia na rysunku 8.4 pokazuje funkcję rozkładu ermiego po czasie t, podczas którego było przyłożone pole elektryczne. Mimo, iż w tym wypadku wszystkie elektrony zostają przesunięte w kierunku wyższych prędkości, to u 7,04eV, , 0 kg ev wypadkowy efekt jest równoważny przesunięciu tylko elektronów w pobliżu energii ermiego. 9 J,570 6 m/s. Rysunek 8.4 Z polem elektrycznym
7 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 7 Kontaktowa różnica potencjałów. Jeżeli dwa różne metale zostaną zetknięte ze sobą, to powstaje między nimi tzw. kontaktowa różnica potencjałów. Ta kontaktowa różnica potencjałów zależy od pracy wyjścia obu metali Φ, Φ i energii ermiego obu metali. Kiedy metale znajdują w kontakcie ze sobą, całkowita energia układu Dozwolone Zajęte Swobodne elektrony Rysunek 8.5 Zetknięcie (b) będzie się zmniejszać, gdy elektrony w pobliżu granicy będą się przemieszczać z metalu posiadającego wyższą energie ermiego do metalu o niższej energii ermiego aż obie energie nie zrównają się (Rysunek 8.5). Kiedy zostanie osiągnięty stan równowagi metal o niższej energii ermiego naładuje się ujemnie, a drugi naładuje się dodatnio. W rezultacie wytworzy się między nimi kontaktowa różnica potencjałów V kon dana wzorem: 8. e Vkon PRACE WYJŚCIA DLA NIEKTÓRYCH METALI: Metal Φ, ev Ag Srebro 4,7 Au Złoto 4,8 Ca Wapno 3, Cu Miedź 4, K Potas, Mn Mangan 3,8 Na Sód,3 Ni Nikiel 5, Pojemność cieplna wywołana obecnością elektronów w metalu.
8 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 8 Kwantowo-mechaniczna modyfikacja rozkładu elektronowego w metalach pozwala nam zrozumieć dlaczego wkład gazu elektronowego do pojemności cieplnej jest znacznie mniejszy niż jonów. Zgodnie z klasyczną zasadą ekwipartycji energii energia jonów siatki krystalicznej wynosi dla n moli 3nRT, i w związku z tym pojemność cieplna jednego mola jest równa C = 3R, gdzie R jest uniwersalną stałą gazową. W metalu znajdują się swobodne elektrony, których ilość jest rzędu ilości jonów. Gdyby elektrony podlegały klasycznej zasadzie ekwipartycji, to powinny mieć energię równą 3 nrt i ciepło molowe 3 R. Jednak zmierzone ciepło molowe metali jest zaledwie trochę większe niż izolatorów. Możemy to wyjaśnić tym, że w temperaturze T tylko te elektrony, które posiadają energię w pobliżu energii ermiego mogą brać udział w zderzeniach z jonami siatki. Liczba takich elektronów jest rzędu kt / E N, gdzie N jest całkowitą ilością elektronów. Energia tych elektronów zwiększa się od energii przy T = 0K do energii rzędu kt. W rezultacie całkowity wzrost energii cieplnej jest rzędu / E N kt temperaturze T w postaci: kt. Możemy zatem wyrazić energię N elektronów w kt E NEśr αn kt 8.3 E gdzie α jest stałą, która powinna być rzędu, jeżeli nasze rozumowanie jest prawidłowe. Obliczenie α jest dość skomplikowane. Po obliczeniach otrzymujemy / 4. Wykorzystując ten wynik i zapisując energię ermiego za pomocą temperatury ermiego - E = kt otrzymujemy następujący wkład do pojemności cieplnej pochodzącej od gazu elektronowego: C ' V Skorzystaliśmy z faktu, że Nk = NR. du Nk dt Ciepło molowe przy stałej objętości wyniesie: kt E π nr T T C V T R 8.4 T Widać, że z powodu dużej wartości T wkład gazu elektronowego jest małym ułamkiem R w temperaturach pokojowych. Ponieważ dla miedzi T = 8700K, to ciepło molowe w temperaturze T = 300K wynosi C V 300K R 0,0R co dobrze zgadza się z rezultatem eksperymentalnym. 8. Teoria kwantowa przewodnictwa elektrycznego.
9 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 9 Równanie na opór właściwy możemy przepisać zastępując v śr prędkością ermiego: meu 8.6 ne Pojawiają się w tym momencie dwa problemy. Po pierwsze, ponieważ prędkość ermiego jest niezależna od temperatury, to opór właściwy dany równaniem 8.5 jest również niezależny od temperatury, chyba że średnia droga swobodna jest od niej zależna. Drugi problem dotyczy obliczanych wartości. Jak było wspomniane wcześniej, klasyczne wyrażenie na opór właściwy z użyciem v śr wyliczonego z klasycznego rozkładu Maxwella daje wartości, które są 6 razy większe w temperaturze T = 300K. Ponieważ prędkość ermiego u jest około 6 razy większa od średniej maxwellowskiej prędkości, to wartość ρ otrzymywana z równania 8.5 jest około 00 razy większa od wartości otrzymywanych eksperymentalnie. Rozwiązanie tych dwóch problemów leży w prawidłowym policzeniu średniej drogi swobodnej. Rozproszenie fal elektronowych. W równaniu na klasyczną drogę swobodną - n A jon wartość A r jest powierzchnią jonu siatki widzianą przez elektron. Przy kwantowym podejściu średnia droga swobodna zależy od rozproszenia fal elektronowych przez jony siatki kryształu. Szczegółowe obliczenia pokazują, że dla idealnie uporządkowanego kryształu λ =, co oznacza, że fale nie ulegają rozproszeniu. Rozproszenie fal pojawia się tylko w wyniku niedoskonałości w siatce krystalicznej i nie ma to nic wspólnego z rzeczywistą powierzchnią jonów siatki krystalicznej. Zgodnie z kwantową teorią rozpraszania A zależy jedynie od nieprawidłowości w idealnie uporządkowanym układzie jonów w siatce krystalicznej. Najbardziej powszechnymi takimi niedoskonałościami są drgania cieplne jonów siatki i domieszki w krysztale. Możemy posłużyć się wzorem na średnią drogę swobodną, jeżeli zmienimy interpretację n A jon powierzchni A. Na rysunku 8.6 przedstawione jest porównanie klasycznego i kwantowego obrazu powierzchni. W obrazie kwantowym jony siatki są punktami materialnymi nie mającymi rozmiarów jednak tworzą obszar Rysunek 8.6 A r 0, gdzie r 0 jest amplitudą drgań. Z analizy ruchu drgającego wiemy, że
10 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 0 energia drgań jest proporcjonalna do amplitudy drgań r 0. Tak więc powierzchnia efektywna jonów jest proporcjonalna do energii drgań jonów. Z zasady ekwipartycji wiemy, że średnia energia drgań jest proporcjonalna do kt. W rezultacie A jest proporcjonalne do T, a λ jest proporcjonalne do /T. Wtedy doświadczeniem. opór właściwy dany wzorem mevśr jest proporcjonalny do T, co pokrywa się z n e e Pole efektywnej powierzchni A wywołanej przez drgania można policzyć i wyniki dają dużą zgodność z eksperymentalnymi danymi. Na przykład w temperaturze T = 300K powierzchnia efektywna jest sto razy mniejsza od rzeczywistej powierzchni jonów. Tak więc model metalu z swobodnymi elektronami daje dobre wyniki oporności właściwej, jeżeli klasyczną średnią prędkość v śr zastąpimy przez prędkość ermiego u i jeżeli zderzenia między elektronami i jonami siatki będziemy traktować w kategoriach rozpraszania fal elektronowych, dla którego znaczenie mają tylko niedoskonałości w idealnie uporządkowanej siatce krystalicznej. Obecność domieszek metalu również powoduje niedoskonałości w strukturze krystalicznej. Wpływ domieszek na opór właściwy jest praktycznie niezależny od temperatury. Oporność właściwą metalu można zapisać jako t, gdzie ρ t jest opornością d właściwą wywołaną drganiami jonów, a ρ d jest opornością spowodowaną przez domieszki. Rysunek 8.7 przedstawia typowe krzywe zależności oporu od temperatury dla sodu z różnymi zawartościami domieszek. Jeżeli temperatura zbliża się do zera, to ρ t dązy do zera, a ρ d dąży do stałej wartości charakterystycznej dla danej koncentracji domieszki. Rysunek Teoria pasmowa ciał stałych. Oporności właściwe zmieniają się bardzo w zależności czy mamy do czynienia z przewodnikiem czy izolatorem. Dla typowych izolatorów takich jak np. kwarc 0 6 m, podczas gdy dla typowych przewodników 0 8 m. Powodem tak dużych różnic jest ogromna różnica koncentracji swobodnych elektronów n e w tych materiałach. Aby zrozumieć tak duże różnice w oporze przeanalizujemy wpływ siatki na poziomy energetyczne elektronów.
11 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz Zacznijmy od analizy poziomów energetycznych oddzielnych atomów w procesie ich zbliżania do siebie. Dozwolone poziomy w izolowanym atomie znajdują się często daleko od siebie. Na przykład dla wodoru najniższa dozwolona energia (E = -3,6eV) znajduje się o 0,eV poniżej następnego najniższego poziomu (E = -3,6eV/4 = -3,4eV). Rozważmy dwa identyczne atomy wodoru i skupmy naszą uwagę na jednym wydzielonym poziomie energetycznym. Kiedy atomy znajdują się daleko od siebie energia tego wydzielonego poziomu jest w obu atomach jednakowa. Jeżeli atomy są zbliżane do siebie, wtedy poziom energetyczny każdego atomu będzie się zmieniał z powodu wpływu jaki wywierają na siebie oba atomy. W rezultacie każdy z tych poziomów ulegnie rozszczepieniu na dwa poziomy o trochę innych energiach. Jeżeli zbliżymy do siebie trzy oddzielne atomy, rozpatrywany poziom ulegnie rozszczepieniu na trzy oddzielne podpoziomy o nieznacznie różnych energiach. Rysunek 8.8 przedstawia energię rozszczepionych dwu Energia Poziom Dozwolone pasma energetyczne Poziom Odległość między atomami Rysunek 8.8 poziomów energetycznych podczas zbliżania sześciu atomów w funkcji odległości między atomami. Jeżeli mamy N identycznych atomów, to dany poziom energetyczny w izolowanym atomie ulega rozszczepieniu na N różnych, blisko siebie leżących podpoziomów, jeżeli atomy zostaną zbliżone do siebie. W ciele stałym o makroskopowych rozmiarach N jest bardzo duże rzędu 0 3 w rezultacie każdy poziom ulegnie rozszczepieniu na ogromną liczbę podpoziomów zwaną pasmem. Te podpoziomy są praktycznie rozlokowane w sposób ciągły w całym paśmie. Istnieje wydzielone pasmo podpoziomów odpowiadające poziomowi energetycznemu izolowanego atomu. Odległość między pasmami może być duża, mogą one być położone blisko od siebie lub wręcz mogą na siebie zachodzić. Zależy to od rodzaju atomów i typu wiązań w ciele stałym. Najniższe pasma energetyczne odpowiadające najniższym poziomom atomu w siatce krystalicznej są zapełnione elektronami związanymi z atomem. Elektrony, które mogą brać udział w przewodzeniu zajmują wyższe pasma energetyczne. Najwyższe pasmo energetyczne, które zawiera elektrony nazywa się pasmem walencyjnym. Pasmo walencyjne może być całkowicie zapełnione elektronami, lub częściowo. Możemy teraz zrozumieć dlaczego niektóre ciała są przewodnikami, a niektóre izolatorami. Jeżeli pasmo walencyjne jest tylko częściowo zapełnione, to istnieje duża ilość dostępnych pustych stanów w paśmie i elektrony w tym paśmie mogą łatwo dostawać się do tych stanów dzięki polu elektrycznemu. W związku z tym materiał jest w tym wypadku dobrym przewodnikiem. Jeżeli
12 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz pasmo walencyjne jest całkowicie zapełnione, to istnieje duża przerwa energetyczna miedzy nią a następnym dostępnym pasmem i typowe pole elektryczne będzie za słabe, aby przenieść elektron z najwyższego zapełnionego poziomu pasma przez przerwę do poziomu energetycznego pasma pustego i w rezultacie materiał będzie izolatorem. Najniższe pasmo, w którym znajdują się stany nieobsadzone nazywa się pasmem przewodnictwa. W przewodnikach pasmo walencyjne jest tylko częściowo zapełnione, dlatego jest ono również pasmem przewodnictwa. Przerwę energetyczną między pasmami dozwolonymi nazywamy pasmem wzbronionym. Układ pasm w przewodniku jak takim miedź przedstawiony jest na rysunku Najniższe (niepokazane rysunku) zapełnione 8.9a. pasmo na jest przez wewnętrzne elektrony atomu. Pasmo walencyjne jest zapełnione tylko w połowie. Jeżeli przyłożyć pole zewnętrzne do przewodnika, to elektrony w paśmie przewodnictwa są przyspieszane, co oznacza, że energia ich rośnie. Nie podważa to zakazu Pauliego, ponieważ istnieje duża ilość stanów nieobsadzonych powyżej stanów zajętych w paśmie. Elektrony te są zatem elektronami przewodnictwa. Zabronione Dozwolone, puste Dozwolone, zajęte Rysunek 8.9b pokazuje strukturę pasmową magnezu, który również jest przewodnikiem. W tym przypadku najwyższe obsadzone pasmo jest pełne, jednak powyżej znajduje się pasmo, które częściowo zachodzi na nie. W rezultacie te dwa pasma tworzą pasmo walencyjno przewodzące, które jest tylko częściowo zapełnione. Przewodnik (a) Nałożenie Przewodnik (b) Izolator (c) Rysunek 8.9 Półprzewodnik (d) Ciasno ułożone poziomy poziomy wewnątrz pasma Rysunek 8.9c pokazuje budowę pasmową dla typowego izolatora. W temperaturze T = 0K pasmo walencyjne jest całkowicie zapełnione. Następne pasmo energetyczne zawierające stany nieobsadzone - pasmo przewodnictwa jest oddzielone od pasma walencyjnego szeroką przerwą. W temperaturze T = 0K pasmo to jest puste. Dla zwykłych temperatur tylko niewiele elektronów jest w stanie znaleźć się w jednym ze stanów tego pasma, dla większości jest to niemożliwe ze względu na to, że przerwa energetyczna jest znacznie większa niż energia, jaką mogą uzyskać elektrony podczas termicznych wzbudzeń. Tylko niewielka ilość elektronów może być wzbudzonych termicznie do prawie pustego pasma przewodnictwa nawet dla dość wysokich temperatur. Jeżeli przyłożyć do ciała stałego pole elektryczne o typowych wartościach, to elektrony nie mogą być przyspieszane, ponieważ nie ma pustych stanów o zbliżonych energiach. Opisujemy taką sytuację
13 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 3 mówiąc, że nie ma elektronów swobodnych. Niewielkie przewodnictwo, które występuje w takiej sytuacji jest spowodowane znikomo małą ilością elektronów wzbudzonych termicznie do pasma przewodzenia. Jeżeli przyłożone pole elektryczne do izolatora jest dostatecznie silne aby wzbudzić elektrony do pasma przewodnictwa, to następuje wtedy przebicie dielektryka. W niektórych materiałach przerwa energetyczna między zapełnionym pasmem walencyjnym, a pustym pasmem przewodnictwa jest bardzo mała, jak zostało to pokazane na rysunku 8.9d. W temperaturze T = 0 nie ma elektronów w paśmie przewodnictwa i materiał jest izolatorem. Jednak w temperaturach pokojowych istnieje dość znaczna ilość elektronów, które przeszły do pasma przewodnictwa dzięki zderzeniom cieplnym. Takie materiały nazywają się półprzewodnikami samoistnymi. Dla typowych półprzewodników takich jak krzem, czy german przerwa energetyczna jest rzędu tylko ev. Po przyłożeniu pola elektrycznego elektrony są przyspieszane w paśmie przewodnictwa, ponieważ istnieją puste stany w tym paśmie. Oprócz tego każdemu elektronowi w paśmie przewodnictwa odpowiada puste miejsce dziura w paśmie walencyjnym. Pod wpływem pola elektrycznego elektrony w paśmie walencyjnym również mogą być wzbudzane do pustych miejsc. Daje to wkład do całkowitego prądu i najprościej można taką sytuację opisać przyjmując, że dziury poruszają się zgodnie z kierunkiem pola, a tym samym przeciwnie do ruchu elektronów. Tym sposobem dziury zachowują się jak ładunki dodatnie. Aby zobrazować przewodnictwo dziurawe wyobraźmy sobie dwupasmową jednokierunkową drogę, na której jeden pas jest pełny zaparkowanych samochodów, a drugi pusty. Jeżeli jeden z samochodów przesunie się z pełnego pasa na pusty pas, wtedy może poruszać się swobodnie do przodu. Na pełnym pasie samochody przesuną się do przodu, aby zająć zwolnione miejsce i wolne miejsce będzie przemieszczać się w kierunku przeciwnym do ruchu aut. Zarówno ruch do przodu samochodu po prawie pustym pasie, jak i przesuwanie się pustego miejsca na pasie wypełnionym samochodami składa się na wypadkowy ruch wszystkich samochodów. Ważną cechą charakterystyczną półprzewodników jest to, że opór tych materiałów maleje wraz ze wzrostem temperatury, a nie wzrasta tak jak to ma miejsce w przypadku przewodników. Powodem tego jest wzrost elektronów swobodnych w paśmie przewodnictwa wraz ze wzrostem temperatury. Oczywiście ilość dziur w paśmie walencyjnym również wzrasta. W półprzewodnikach zjawisko wzrostu liczby nośników ładunku, zarówno elektronów jak i dziur, przeważa nad zjawiskiem wzrostu oporu z powodu wzrostu rozproszenia elektronów na jonach siatki w wyniku drgań cieplnych. Dlatego też, półprzewodniki posiadają ujemny temperaturowy współczynnik oporu. 8.4 Nadprzewodnictwo. Istnieją pewne materiały, dla których oporność gwałtownie spada do zera poniżej pewnej temperatury T C, zwanej temperaturą krytyczną. To zadziwiające zjawisko, zwane
14 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 4 nadprzewodnictwem, zostało odkryte w 9roku przez duńskiego fizyka H. Kamerlingh Onnesa, który rozwinął technikę skraplania helu (temperatura wrzenia 4,K) i zastosował ją do badania własności materiałów w ekstremalnie niskich temperaturach. Rysunek 8.0 pokazuje wykres oporności rtęci w funkcji temperatury. Temperatury krytyczne dla innych materiałów zawierają się w przedziale od 0,K dla irydu do 9,K dla niobu. Istnieje szereg związków chemicznych, dla których temperatury krytyczne są znacznie wyższe. Na przykład, nadprzewodzący stop Nb 3 Ge posiada temperaturę krytyczną 3,K. Obecnie odkryto związki, w których występuje nadprzewodnictwo w temperaturach nawet 64K. Oporność nadprzewodników wynosi zero. W nadprzewodnikach może płynąć prąd nawet gdy nie przyłożymy zewnętrznego pola. Rysunek 8.0 Rzeczywiści w pierścieniach z nadprzewodników, do których nie przyłożono zewnętrznego pola, obserwowano przepływ prądu, który utrzymywał się latami bez widocznych ubytków. Pomimo niewygody i wysokich kosztów chłodzenia za pomocą drogiego helu, buduje się nadprzewodnikowe magnesy z nadprzewodników, ponieważ takie magnesy nie wymagają zużycia energii do utrzymania dużego prądu wytwarzającego pole magnetyczne. Odkrycie wysokotemperaturowych nadprzewodników zrewolucjonizowało badanie nadprzewodnictwa z powodu stosunkowo niedrogiego ciekłego azotu, który wrze w 77K i który w związku z tym może być użyty jako medium chłodzące. Jednak szereg problemów takich jak kruchość, toksyczność tych nadprzewodników, powoduje że trudno je zastosować w praktyce. Prowadzone są ciągle badania nad otrzymaniem nadprzewodników z jeszcze wyższymi temperaturami krytycznymi. Teoria BCS. Stwierdzono, że nadprzewodnictwo powstaje w wyniku uzgodnionego działania elektronów przewodnictwa. W 957 roku John Bardeen, Leon Cooper i Robert Schriffer opublikowali teorię nadprzewodnictwa, obecnie znaną pod nazwą BCS (od pierwszych liter ich nazwisk). Zgodnie z tą teorią elektrony w nadprzewodniku są połączone w pary przy niskich temperaturach. Parowanie zachodzi z powodu oddziaływania elektronów z jonami siatki. Pojedynczy elektron oddziałuje z siatką i zaburza ją. Zaburzona siatka oddziaływa z innym elektronem w taki sposób, że powstaje oddziaływanie między tymi dwoma elektronami, które w niskich temperaturach może przewyższać kulombowskie odpychanie między nimi. Elektrony te tworzą wiązanie zwane parą Coopera. Elektrony w parze Coopera mają równe i przeciwne spiny przez co wytwarzają układ o spinie zerowym. Każda para Coopera zachowuje się jak pojedyncza cząstka o zerowym spinie innymi
15 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 5 słowy jak bozon. Zatem dowolna ilość par Coopera może być w tym samym stanie kwantowym o takiej samej energii. W stanie podstawowym nadprzewodnika (w T = 0) wszystkie elektrony tworzą pary i znajdują się w tym samym stanie energetycznym. W stanie nadprzewodnictwa pary zależą od siebie, tak aby działały jednakowo. Prąd elektryczny może powstać w nadprzewodniku, ponieważ wszystkie elektrony zaczynają poruszać się razem. Jednak energia nie może ulegać rozproszeniu w wyniku pojedynczych zderzeń jonami siatki, chyba że energia jest na tyle wysoka, że możliwe jest rozbicie wiązań elektronów w parach. Energia potrzebna do rozerwania tych wiązań jest zbliżona do energii potrzebnej do rozbicia cząsteczki na poszczególne atomy. Energia ta nazywa się przerwą energetyczną nadprzewodnictwa E g. W teorii BCS, energia ta powiązana jest z temperaturą krytyczną poprzez: E g = 3,5kT C 8.7 Przerwę energetyczną można określić poprzez pomiar prądu płynącego przez granicę między zwykłym metalem, a nadprzewodnikiem w funkcji napięcia. Rozważmy dwa metale rozdzielone warstwą izolującego materiału, na przykład tlenku aluminium, który ma grubość kilku nanometrów. Izolujący materiał między metalami tworzy barierę, która zapobiega przedostawaniu się większości elektronów przez połączenie. Jednak dzięki efektowi tunelowemu fale mogą przenikać przez barierę nawet, jeżeli energia fali jest mniejsza niż energia bariery. Kiedy jeden metal jest zwykłym metalem, a drugi nadprzewodnikiem, to prąd nie płynie tak długo, aż przyłożone napięcie osiągnie wartość większą niż V C = E g /e, gdzie E g jest nadprzewodzącą przerwą energetyczną. Sytuację taką obrazuje rysunek8.b. Prąd wzrasta gwałtownie kiedy energia ev C zaabsorbowana przez parę Coopera jest na tyle duża, że jest w Rysunek 8. a) oba metale są zwykłymi metalami, b) jeden z metali jest nadprzewodnikiem. stanie rozerwać wiązanie tej pary. Nadprzewodzącą przerwę energetyczną można zatem mierzyć poprzez pomiar napięcia krytycznego V C. Zwróćmy uwagę, że dla typowych nadprzewodników przerwa energetyczna jest znacznie mniejsza niż przerwa energetyczna pasma wzbronionego dla półprzewodników, która wynosi około V. 8.5 Rozkład ermi Diraca. Przypomnijmy, że klasyczny rozkład Maxwella Boltzmanna określa ilość molekuł o energii E w przedziale E, E+dE. Ma on postać:
16 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 6 E = π kt 3/ E / e E/kT 8.7 Rozkład ten jest iloczynem g(e) i de, gdzie g(e) jest gęstością stanów (ilość stanów energii w zakresie de) i czynnikiem Boltzmanna e E/kT, który określa prawdopodobieństwo tego, iż stan jest zajęty. unkcja rozkładu dla swobodnych elektronów w metalu nazywa się funkcją ermi Diraca. unkcja ta może być zapisana w podobnej postaci jak rozkład Maxwella Boltzmanna z gęstością stanów obliczoną z teorii kwantowej i gdy zastąpimy czynnik Boltzmanna przez czynnik ermiego. Niech n(e)de będzie ilością elektronów w przedziale energii E, E+dE. Ilość tę możemy zapisać w postaci: n E = g E def(e) 8.8 unkcja rozkładu energii. Gdzie g(e)de jest ilością stanów między E, a E+dE i nazywana jest gęstością stanów, a f(e) jest prawdopodobieństwem tego, ze stan jest zajęty i nazywa się czynnikiem ermiego. Gęstość stanów w przypadku trójwymiarowym jest stosunkowo trudne do wyliczenia, tak więc podamy gotowy wynik. Dla elektronów w metalu o objętości V gęstość stanów wynosi: g E = 8π m 3/ e V E / Gęstość stanów. Tak samo jak w klasycznym rozkładzie Maxwella Boltzmanna gęstość stanów jest proporcjonalna do E /. Dla T = 0 czynnik ermiego dany jest równaniem 8.9: (E) = (E) = 0 E < E E > E Całka z n(e)de po wszystkich energiach daje ogólną ilość elektronów N. Możemy wyprowadzić równanie 8.7 dla energii ermiego w T = 0 poprzez scałkowanie n(e)de od E = 0 do E =. Otrzymujemy: N = 0 E 0 n(e)de = g(e)de = 8π m 3/ e V E E / = 6π m e / V 3/ E 8.0 Stąd obliczamy E przy T = 0: E = 8m e 3N πv /3 8. Jest to wzór 8.7. Gęstość stanów (równanie 8.9) w funkcji energii ermiego możemy zapisać: g E = 8π m 3/ e V E / = 3N E 3/ 3 E / 8. Gęstość stanów w funkcji E. Średnia energia dla T = 0 jest liczona ze wzoru:
17 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 7 E śr = E 0 Eg(E)dE E g(e)de 0 = N E 0 Eg(E)dE, gdzie N = E 0 równanie 8.8: g(e)de jest całkowitą ilością elektronów. Wykonując całkowanie otrzymujemy E śr = 3/5E. 8.3 Średnia energia. Dla temperatur T > 0 czynnik ermiego jest bardziej skomplikowany. Można pokazać, że jego postać jest następująca: f E = e (E E )/kt + Czynnik ermiego. 8.4 Widać również z tego równania, że dla E większych od E, /exp(e-e )/kt staje się bardzo duże dla T dążącego do zera, tak więc, gdy T = 0 czynnik ermiego jest równy zero dla wszystkich E > E. Z drugiej strony, dla wszystkich E < E, exp(e-e )/kt dąży do zera, gdy temperatura dąży do zera, w rezultacie dla T = 0, f(e) = dla E < E. Widać zatem, że czynnik ermiego dany równaniem 8.4 przedstawia sytuację dla wszystkich temperatur. Zwróćmy również uwagę, że dla dowolnej nie zerowej wartości temperatury T, f(e) = ½ dla E = E. Pełna postać rozkładu ermiego Diraca ma postać: n E de = 8π m 3/ e V E / de e (E E )/kt + Rozkład ermiego Diraca. Widzimy również, że dla tych niewielu elektronów o energiach znacznie większych niż energia ermiego, czynnik /exp(e-e )/kt = exp(e -E)/kT = expe exp(-e/kt) jest proporcjonalny do exp(-e/kt). Tak więc wysokich energetyczny ogon rozkładu ermi Diraca zmniejsza się jak exp(-e/kt), dokładnie tak samo jak w klasycznym rozkładzie energii Maxwella Boltzmanna. Powodem tego jest to, iż dla obszarów o wysokiej energii istnieje dużo niezajętych stanów energetycznych, a mało elektronów, w rezultacie czego zakaz Pauliego nie jest ważny i rozkład zbliża się do rozkładu klasycznego. Wynik ten ma istotne praktyczne znaczenie, ponieważ daje się zastosować do elektronów przewodnictwa w półprzewodnikach. Ćwiczenie. Dla jakiej energii czynnik ermiego jest równy 0, dla miedzi w temperaturze T = 0K, E = 7,04eV. Rozwiązanie.. Rozwiąż równanie 8.4 f E = e (E E )/kt + = 0, e (E E )/kt = f(e) = 0, = 9
18 Wykład z fizyki Piotr Posmykiewicz 8. Zlogarytmuj obustronnie E E kt = ln9 =,0 3. Wylicz E E E E =,0kT =,0 8, ev K 300K = 0,057eV 4. Znajdź E znając E E = 7,04eV + 0,057eV = 7,0eV Uwaga Czynnik ermiego maleje od do 0, już przy energii 0,06eV powyżej energii ermiego. Ćwiczenie. Znajdź prawdopodobieństwo, że stan energetyczny w miedzi powyżej energii ermiego o 0,eV jest zajęty w temperaturze T = 300K. Rozwiązanie. Prawdopodobieństwem jest czynnik ermiego dany równaniem 8.4. Prawdopodobieństwo, że stan jest Zajęty dane jest równaniem 8.4 P = f E = e (E E )/kt +. Podstawiając do wzoru odpowiednie wielkości: P =,04% Uwaga Prawdopodobieństwo, że elektron ma energię o 0,eV większą niż energia ermiego w temperaturze 300K wynosi tylko,04%.
Elektryczne własności ciał stałych
Elektryczne własności ciał stałych Do sklasyfikowania różnych materiałów ze względu na ich własności elektryczne trzeba zdefiniować kilka wielkości Oporność właściwa (albo przewodność) ładunek [C] = 1/
Bardziej szczegółowoPrzewodność elektryczna ciał stałych. Elektryczne własności ciał stałych Izolatory, metale i półprzewodniki
Przewodność elektryczna ciał stałych Elektryczne własności ciał stałych Izolatory, metale i półprzewodniki Elektryczne własności ciał stałych Do sklasyfikowania różnych materiałów ze względu na ich własności
Bardziej szczegółowoElektryczne własności ciał stałych
Elektryczne własności ciał stałych Izolatory (w temperaturze pokojowej) w praktyce - nie przewodzą prądu elektrycznego. Ich oporność jest b. duża. Np. diament ma oporność większą od miedzi 1024 razy Metale
Bardziej szczegółowoZaburzenia periodyczności sieci krystalicznej
Zaburzenia periodyczności sieci krystalicznej Defekty liniowe dyslokacja krawędziowa dyslokacja śrubowa dyslokacja mieszana Defekty punktowe obcy atom w węźle luka w sieci (defekt Schottky ego) obcy atom
Bardziej szczegółowoCzym jest prąd elektryczny
Prąd elektryczny Ruch elektronów w przewodniku Wektor gęstości prądu Przewodność elektryczna Prawo Ohma Klasyczny model przewodnictwa w metalach Zależność przewodności/oporności od temperatury dla metali,
Bardziej szczegółowoTEORIA PASMOWA CIAŁ STAŁYCH
TEORIA PASMOWA CIAŁ STAŁYCH Skolektywizowane elektrony w metalu Weźmy pod uwagę pewną ilość atomów jakiegoś metalu, np. sodu. Pojedynczy atom sodu zawiera 11 elektronów o konfiguracji 1s 2 2s 2 2p 6 3s
Bardziej szczegółowoSTRUKTURA PASM ENERGETYCZNYCH
PODSTAWY TEORII PASMOWEJ Struktura pasm energetycznych Teoria wa Struktura wa stałych Półprzewodniki i ich rodzaje Półprzewodniki domieszkowane Rozkład Fermiego - Diraca Złącze p-n (dioda) Politechnika
Bardziej szczegółowoFunkcja rozkładu Fermiego-Diraca w różnych temperaturach
Funkcja rozkładu Fermiego-Diraca w różnych temperaturach 1 f FD ( E) = E E F exp + 1 kbt Styczna do krzywej w punkcie f FD (E F )=0,5 przecina oś energii i prostą f FD (E)=1 w punktach odległych o k B
Bardziej szczegółowoPrzerwa energetyczna w germanie
Ćwiczenie 1 Przerwa energetyczna w germanie Cel ćwiczenia Wyznaczenie szerokości przerwy energetycznej przez pomiar zależności oporu monokryształu germanu od temperatury. Wprowadzenie Eksperymentalne badania
Bardziej szczegółowoNadprzewodniki. W takich materiałach kiedy nastąpi przepływ prądu może on płynąć nawet bez przyłożonego napięcia przez długi czas! )Ba 2. Tl 0.2.
Nadprzewodniki Pewna klasa materiałów wykazuje prawie zerową oporność (R=0) poniżej pewnej temperatury zwanej temperaturą krytyczną T c Większość przewodników wykazuje nadprzewodnictwo dopiero w temperaturze
Bardziej szczegółowoWykład III. Teoria pasmowa ciał stałych
Wykład III Teoria pasmowa ciał stałych Energia elektronu (ev) Powstawanie pasm w krysztale sodu pasmo walencyjne (zapełnione częściowo) Konfiguracja w izolowanym atomie Na: 1s 2 2s 2 2p 6 3s 1 Ne Położenie
Bardziej szczegółowoPasmowa teoria przewodnictwa. Anna Pietnoczka
Pasmowa teoria przewodnictwa elektrycznego Anna Pietnoczka Wpływ rodzaju wiązań na przewodność próbki: Wiązanie jonowe - izolatory Wiązanie metaliczne - przewodniki Wiązanie kowalencyjne - półprzewodniki
Bardziej szczegółowoWykład VI. Teoria pasmowa ciał stałych
Wykład VI Teoria pasmowa ciał stałych Energia elektronu (ev) Powstawanie pasm w krysztale sodu pasmo walencyjne (zapełnione częściowo) Konfiguracja w izolowanym atomie Na: 1s 2 2s 2 2p 6 3s 1 Ne Położenie
Bardziej szczegółowoP R A C O W N I A
P R A C O W N I A www.tremolo.pl M E T O D Y B A D A Ń M A T E R I A Ł Ó W (WŁAŚCIWOŚCI ELEKTRYCZNE, MAGNETYCZNE I AKUSTYCZNE) Ewelina Broda Robert Gabor ĆWICZENIE NR 3 WYZNACZANIE ENERGII AKTYWACJI I
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki ciała stałego półprzewodniki domieszkowane
Podstawy fizyki ciała stałego półprzewodniki domieszkowane Półprzewodnik typu n IV-Ge V-As Jeżeli pięciowartościowy atom V-As zastąpi w sieci atom IV-Ge to cztery elektrony biorą udział w wiązaniu kowalentnym,
Bardziej szczegółowoStruktura pasmowa ciał stałych
Struktura pasmowa ciał stałych dr inż. Ireneusz Owczarek CMF PŁ ireneusz.owczarek@p.lodz.pl http://cmf.p.lodz.pl/iowczarek 2012/13 Spis treści 1. Pasmowa teoria ciała stałego 2 1.1. Wstęp do teorii..............................................
Bardziej szczegółowoTeoria pasmowa ciał stałych
Teoria pasmowa ciał stałych Poziomy elektronowe atomów w cząsteczkach ulegają rozszczepieniu. W kryształach zjawisko to prowadzi do wytworzenia się pasm. Klasyfikacja ciał stałych na podstawie struktury
Bardziej szczegółowoRóżne dziwne przewodniki
Różne dziwne przewodniki czyli trzy po trzy o mechanizmach przewodzenia prądu elektrycznego Przewodniki elektronowe Metale Metale (zwane również przewodnikami) charakteryzują się tym, że elektrony ich
Bardziej szczegółowoModel elektronów swobodnych w metalu
Model elektronów swobodnych w metalu Stany elektronu w nieskończonej trójwymiarowej studni potencjału - dozwolone wartości wektora falowego k Fale stojące - warunki brzegowe znikanie funkcji falowej na
Bardziej szczegółowoZjawiska zachodzące w półprzewodnikach Przewodniki samoistne i niesamoistne
Zjawiska zachodzące w półprzewodnikach Przewodniki samoistne i niesamoistne Materiały dydaktyczne dla kierunku Technik Optyk (W12) Kwalifikacyjnego kursu zawodowego. Zadania elektroniki: Urządzenia elektroniczne
Bardziej szczegółowoRepeta z wykładu nr 3. Detekcja światła. Struktura krystaliczna. Plan na dzisiaj
Repeta z wykładu nr 3 Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje:
Bardziej szczegółowoWykład FIZYKA I. 15. Termodynamika statystyczna. Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak
Wykład FIZYKA I 15. Termodynamika statystyczna Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak Instytut Fizyki Politechniki Wrocławskiej http://www.if.pwr.wroc.pl/~wozniak/fizyka1.html TERMODYNAMIKA KLASYCZNA I TEORIA
Bardziej szczegółowoGAZ ELEKTRONÓW SWOBODNYCH POWYŻEJ ZERA BEZWZGLĘDNEGO.
GAZ ELEKTRONÓW SWOBODNYCH POWYŻEJ ZERA BEZWZGLĘDNEGO. Funkcja rozkładu Fermiego-Diraca T=0K T>0K 1 f ( E ) = 0 dla dla E E F E > EF f ( E, T ) 1 = E E F kt e + 1 1 T>0K Funkcja rozkładu Fermiego-Diraca
Bardziej szczegółowoElementy teorii powierzchni metali
prof. dr hab. Adam Kiejna Elementy teorii powierzchni metali Wykład 4 v.16 Wiązanie metaliczne Wiązanie metaliczne Zajmujemy się tylko metalami dlatego w zasadzie interesuje nas tylko wiązanie metaliczne.
Bardziej szczegółowoTeoria pasmowa. Anna Pietnoczka
Teoria pasmowa Anna Pietnoczka Opis struktury pasmowej we współrzędnych r, E Zmiana stanu elektronów przy zbliżeniu się atomów: (a) schemat energetyczny dla atomów sodu znajdujących się w odległościach
Bardziej szczegółowoS. Baran - Podstawy fizyki materii skondensowanej Pasma energetyczne. Pasma energetyczne
Pasma energetyczne Niedostatki modelu gazu Fermiego elektronów swobodnych Pomimo wielu sukcesów model nie jest w stanie wyjaśnić następujących zagadnień: 1. różnica między metalami, półmetalami, półprzewodnikami
Bardziej szczegółowo26 Okresowy układ pierwiastków
26 Okresowy układ pierwiastków Przyjmując procedurę Hartree ego otrzymujemy poziomy numerowane, jak w atomie wodoru, liczbami kwantowymi (n, l, m) z tym, że degeneracja ze względu na l na ogół już nie
Bardziej szczegółowoZALEŻNOŚĆ OPORU ELEKTRYCZNEGO 57 METALU I PÓŁPRZEWODNIKA OD TEMPERATURY
ZALEŻNOŚĆ OPORU ELEKTRYCZNEGO 57 METALU I PÓŁPRZEWODNIKA OD TEMPERATURY I.. Prąd elektryczny Dla dużej grupy przewodników prądu elektrycznego (metale, półprzewodniki i inne) spełnione jest prawo Ohma,
Bardziej szczegółowoRozszczepienie poziomów atomowych
Rozszczepienie poziomów atomowych Poziomy energetyczne w pojedynczym atomie Gdy zbliżamy atomy chmury elektronowe nachodzą na siebie (inaczej: funkcje falowe elektronów zaczynają się przekrywać) Na skutek
Bardziej szczegółowoS. Baran - Podstawy fizyki materii skondensowanej Półprzewodniki. Półprzewodniki
Półprzewodniki Definicja i własności Półprzewodnik materiał, którego przewodnictwo rośnie z temperaturą (opór maleje) i w temperaturze pokojowej wykazuje wartości pośrednie między przewodnictwem metali,
Bardziej szczegółowoLiczby kwantowe elektronu w atomie wodoru
Liczby kwantowe elektronu w atomie wodoru Efekt Zeemana Atom wodoru wg mechaniki kwantowej ms = magnetyczna liczba spinowa ms = -1/2, do pełnego opisu stanu elektronu potrzebna jest ta liczba własność
Bardziej szczegółowoNatężenie prądu elektrycznego
Natężenie prądu elektrycznego Wymuszenie w przewodniku różnicy potencjałów powoduje przepływ ładunków elektrycznych. Powszechnie przyjmuje się, że przepływający prąd ma taki sam kierunek jak przepływ ładunków
Bardziej szczegółowoWykład IV. Półprzewodniki samoistne i domieszkowe
Wykład IV Półprzewodniki samoistne i domieszkowe Półprzewodniki (Si, Ge, GaAs) Konfiguracja elektronowa Si : 1s 2 2s 2 2p 6 3s 2 3p 2 = [Ne] 3s 2 3p 2 4 elektrony walencyjne Półprzewodnik samoistny Talent
Bardziej szczegółowoCiała stałe. Literatura: Halliday, Resnick, Walker, t. 5, rozdz. 42 Orear, t. 2, rozdz. 28 Young, Friedman, rozdz
Ciała stałe Podstawowe własności ciał stałych Struktura ciał stałych Przewodnictwo elektryczne teoria Drudego Poziomy energetyczne w krysztale: struktura pasmowa Metale: poziom Fermiego, potencjał kontaktowy
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki wykład 8
Podstawy fizyki wykład 8 Dr Piotr Sitarek Instytut Fizyki, Politechnika Wrocławska Ładunek elektryczny Grecy ok. 600 r p.n.e. odkryli, że bursztyn potarty o wełnę przyciąga inne (drobne) przedmioty. słowo
Bardziej szczegółowoWŁASNOŚCI CIAŁ STAŁYCH I CIECZY
WŁASNOŚCI CIAŁ STAŁYCH I CIECZY Polimery Sieć krystaliczna Napięcie powierzchniowe Dyfuzja 2 BUDOWA CIAŁ STAŁYCH Ciała krystaliczne (kryształy): monokryształy, polikryształy Ciała amorficzne (bezpostaciowe)
Bardziej szczegółowoKwantowe własności promieniowania, ciało doskonale czarne, zjawisko fotoelektryczne zewnętrzne.
Kwantowe własności promieniowania, ciało doskonale czarne, zjawisko fotoelektryczne zewnętrzne. DUALIZM ŚWIATŁA fala interferencja, dyfrakcja, polaryzacja,... kwant, foton promieniowanie ciała doskonale
Bardziej szczegółowoPOLITECHNIKA GDAŃSKA NADPRZEWODNICTWO I EFEKT MEISSNERA
POLITECHNIKA GDAŃSKA WYDZIAŁ MECHANICZNY KATEDRA ENERGETYKI I APARATURY PRZEMYSŁOWEJ NADPRZEWODNICTWO I EFEKT MEISSNERA Katarzyna Mazur Inżynieria Mechaniczno-Medyczna Sem. 9 1. Przypomnienie istotnych
Bardziej szczegółowoE3. Badanie temperaturowej zależności oporu elektrycznego ciał stałych 1/5
1/5 Celem ćwiczenia jest poznanie temperaturowej zależności przepływu prądu elektrycznego przez przewodnik i półprzewodnik oraz doświadczalne wyznaczenie energii aktywacji przewodnictwa dla półprzewodnika
Bardziej szczegółowoRepeta z wykładu nr 5. Detekcja światła. Plan na dzisiaj. Złącze p-n. złącze p-n
Repeta z wykładu nr 5 Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje:
Bardziej szczegółowoStany skupienia materii
Stany skupienia materii Ciała stałe - ustalony kształt i objętość - uporządkowanie dalekiego zasięgu - oddziaływania harmoniczne Ciecze -słabo ściśliwe - uporządkowanie bliskiego zasięgu -tworzą powierzchnię
Bardziej szczegółowoQ t lub precyzyjniej w postaci różniczkowej. dq dt Jednostką natężenia prądu jest amper oznaczany przez A.
Prąd elektryczny Dotychczas zajmowaliśmy się zjawiskami związanymi z ładunkami spoczywającymi. Obecnie zajmiemy się zjawiskami zachodzącymi podczas uporządkowanego ruchu ładunków, który często nazywamy
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 15. Gęstość stanów Zastosowanie: oscylatory kwantowe (ª bosony bezmasowe) Formalizm dla nieoddziaływujących cząstek Bosego lub Fermiego
WYKŁAD 15 Gęstość stanów Zastosowanie: oscylatory kwantowe (ª bosony bezmasowe) Formalizm dla nieoddziaływujących cząstek Bosego lub Fermiego 1 Statystyka nieoddziaływujących gazów Bosego i Fermiego Bosony
Bardziej szczegółowoFizyka 3.3 WYKŁAD II
Fizyka 3.3 WYKŁAD II Promieniowanie elektromagnetyczne Dualizm korpuskularno-falowy światła Fala elektromagnetyczna Strumień fotonów o energii E F : E F = hc λ c = 3 10 8 m/s h = 6. 63 10 34 J s Światło
Bardziej szczegółowoEfekt Comptona. Efektem Comptona nazywamy zmianę długości fali elektromagnetycznej w wyniku rozpraszania jej na swobodnych elektronach
Efekt Comptona. Efektem Comptona nazywamy zmianę długości fali elektromagnetycznej w wyniku rozpraszania jej na swobodnych elektronach Efekt Comptona. p f Θ foton elektron p f p e 0 p e Zderzenia fotonów
Bardziej szczegółowoĆwiczenie 243 4.2. Badanie zależności temperaturowej oporu elektrycznego metalu i półprzewodnika
Nazwisko... Data... Nr na liście... Imię... Wydział... Dzień tyg.... Godzina... Ćwiczenie 243 4.2. Badanie zależności temperaturowej oporu elektrycznego metalu i półprzewodnika Tabela I. Metal Nazwa próbki:
Bardziej szczegółowoCel ćwiczenia: Wyznaczenie szerokości przerwy energetycznej przez pomiar zależności oporności elektrycznej monokryształu germanu od temperatury.
WFiIS PRACOWNIA FIZYCZNA I i II Imię i nazwisko: 1. 2. TEMAT: ROK GRUPA ZESPÓŁ NR ĆWICZENIA Data wykonania: Data oddania: Zwrot do poprawy: Data oddania: Data zliczenia: OCENA Cel ćwiczenia: Wyznaczenie
Bardziej szczegółowoBadanie charakterystyki diody
Badanie charakterystyki diody Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest poznanie charakterystyk prądowo napięciowych różnych diod półprzewodnikowych. Wstęp Dioda jest jednym z podstawowych elementów elektronicznych,
Bardziej szczegółowoWykład 3 Zjawiska transportu Dyfuzja w gazie, przewodnictwo cieplne, lepkość gazu, przewodnictwo elektryczne
Wykład 3 Zjawiska transportu Dyfuzja w gazie, przewodnictwo cieplne, lepkość gazu, przewodnictwo elektryczne W3. Zjawiska transportu Zjawiska transportu zachodzą gdy układ dąży do stanu równowagi. W zjawiskach
Bardziej szczegółowoWłaściwości chemiczne i fizyczne pierwiastków powtarzają się w pewnym cyklu (zebrane w grupy 2, 8, 8, 18, 18, 32 pierwiastków).
Właściwości chemiczne i fizyczne pierwiastków powtarzają się w pewnym cyklu (zebrane w grupy 2, 8, 8, 18, 18, 32 pierwiastków). 1925r. postulat Pauliego: Na jednej orbicie może znajdować się nie więcej
Bardziej szczegółowo2. Półprzewodniki. Istnieje duża jakościowa różnica między właściwościami elektrofizycznymi półprzewodników, przewodników i dielektryków.
2. Półprzewodniki 1 Półprzewodniki to materiały, których rezystywność jest większa niż rezystywność przewodników (metali) oraz mniejsza niż rezystywność izolatorów (dielektryków). Przykłady: miedź - doskonały
Bardziej szczegółowogęstością prawdopodobieństwa
Funkcja falowa Zgodnie z hipotezą de Broglie'a, cząstki takie jak elektron czy proton, mają własności falowe. Własności falowe cząstki (lub innego obiektu) w mechanice kwantowej opisuje tzw. funkcja falowa(,t)
Bardziej szczegółowoAtomy wieloelektronowe
Wiązania atomowe Atomy wieloelektronowe, obsadzanie stanów elektronowych, układ poziomów energii. Przykładowe konfiguracje elektronów, gazy szlachetne, litowce, chlorowce, układ okresowy pierwiastków,
Bardziej szczegółowoElektryczne własności ciał stałych
Elektryczne własności ciał stałych Izolatory (w temperaturze pokojowej) w praktyce - nie przewodzą prądu elektrycznego. Ich oporność jest b. duża. Np. diament ma oporność większą od miedzi 1024 razy Metale
Bardziej szczegółowoWstęp do astrofizyki I
Wstęp do astrofizyki I Wykład 13 Tomasz Kwiatkowski Uniwersytet im. Adama Mickiewicza w Poznaniu Wydział Fizyki Instytut Obserwatorium Astronomiczne Tomasz Kwiatkowski, OA UAM Wstęp do astrofizyki I, Wykład
Bardziej szczegółowoPółprzewodniki samoistne. Struktura krystaliczna
Półprzewodniki samoistne Struktura krystaliczna Si a5.43 A GaAs a5.63 A ajczęściej: struktura diamentu i blendy cynkowej (ZnS) 1 Wiązania chemiczne Wiązania kowalencyjne i kowalencyjno-jonowe 0K wszystkie
Bardziej szczegółowoW1. Właściwości elektryczne ciał stałych
W1. Właściwości elektryczne ciał stałych Względna zmiana oporu właściwego przy wzroście temperatury o 1 0 C Materiał Opór właściwy [m] miedź 1.68*10-8 0.0061 żelazo 9.61*10-8 0.0065 węgiel (grafit) 3-60*10-3
Bardziej szczegółowoStara i nowa teoria kwantowa
Stara i nowa teoria kwantowa Braki teorii Bohra: - podane jedynie położenia linii, brak natężeń -nie tłumaczy ilości elektronów na poszczególnych orbitach - model działa gorzej dla atomów z więcej niż
Bardziej szczegółowoWykład 5 Widmo rotacyjne dwuatomowego rotatora sztywnego
Wykład 5 Widmo rotacyjne dwuatomowego rotatora sztywnego W5. Energia molekuł Przemieszczanie się całych molekuł w przestrzeni - Ruch translacyjny - Odbywa się w fazie gazowej i ciekłej, w fazie stałej
Bardziej szczegółowoAbsorpcja związana z defektami kryształu
W rzeczywistych materiałach sieć krystaliczna nie jest idealna występują różnego rodzaju defekty. Podział najważniejszych defektów ze względu na właściwości optyczne: - inny atom w węźle sieci: C A atom
Bardziej szczegółowoIII.4 Gaz Fermiego. Struktura pasmowa ciał stałych
III.4 Gaz Fermiego. Struktura pasmowa ciał stałych Jan Królikowski Fizyka IVBC 1 Gaz Fermiego Gaz Fermiego to gaz swobodnych, nie oddziałujących, identycznych fermionów w objętości V=a 3. Poszukujemy N(E)dE
Bardziej szczegółowoWykład V Wiązanie kowalencyjne. Półprzewodniki
Wykład V Wiązanie kowalencyjne. Półprzewodniki Wiązanie kowalencyjne molekuła H 2 Tworzenie wiązania kowalencyjnego w molekule H 2 : elektron w jednym atomie przyciągany jest przez jądro drugiego. Wiązanie
Bardziej szczegółowoS. Baran - Podstawy fizyki materii skondensowanej Gaz Fermiego elektronów swobodnych. Gaz Fermiego elektronów swobodnych
Gaz Fermiego elektronów swobodnych charakter idea Teoria metali Paula Drudego Teoria metali Arnolda (1900 r.) Sommerfelda (1927 r.) klasyczna kwantowa elektrony przewodnictwa elektrony przewodnictwa w
Bardziej szczegółowoPrzejścia kwantowe w półprzewodnikach (kryształach)
Przejścia kwantowe w półprzewodnikach (kryształach) Rozpraszanie na nieruchomej sieci krystalicznej (elektronów, neutronów, fotonów) zwykłe odbicie Bragga (płaszczyzny krystaliczne odgrywają rolę rys siatki
Bardziej szczegółowoWykład Budowa atomu 3
Wykład 14. 12.2016 Budowa atomu 3 Model atomu według mechaniki kwantowej Równanie Schrödingera dla atomu wodoru i jego rozwiązania Liczby kwantowe n, l, m l : - Kwantowanie energii i liczba kwantowa n
Bardziej szczegółowoWłaściwości kryształów
Właściwości kryształów Związek pomiędzy właściwościami, strukturą, defektami struktury i wiązaniami chemicznymi Skład i struktura Skład materiału wpływa na wszystko, ale głównie na: właściwości fizyczne
Bardziej szczegółowoPodstawowe prawa opisujące właściwości gazów zostały wyprowadzone dla gazu modelowego, nazywanego gazem doskonałym (idealnym).
Spis treści 1 Stan gazowy 2 Gaz doskonały 21 Definicja mikroskopowa 22 Definicja makroskopowa (termodynamiczna) 3 Prawa gazowe 31 Prawo Boyle a-mariotte a 32 Prawo Gay-Lussaca 33 Prawo Charlesa 34 Prawo
Bardziej szczegółowoS ścianki naczynia w jednostce czasu przekazywany
FIZYKA STATYSTYCZNA W ramach fizyki statystycznej przyjmuje się, że każde ciało składa się z dużej liczby bardzo małych cząstek, nazywanych cząsteczkami. Cząsteczki te znajdują się w ciągłym chaotycznym
Bardziej szczegółowoVI. POMIAR ZALEŻNOŚCI OPORNOŚCI METALI I PÓŁPRZEWODNIKÓW OD TEMPERATURY
Oporność właściwa (Ωm) 1 VI. POMIAR ZALEŻNOŚCI OPORNOŚCI METALI I PÓŁPRZEWODNIKÓW OD TEMPERATURY Cel ćwiczenia: pomiar zależności oporności elektrycznej (rezystancji) metalu i półprzewodnika od temperatury,
Bardziej szczegółowoDielektryki polaryzację dielektryka Dipole trwałe Dipole indukowane Polaryzacja kryształów jonowych
Dielektryki Dielektryk- ciało gazowe, ciekłe lub stałe niebędące przewodnikiem prądu elektrycznego (ładunki elektryczne wchodzące w skład każdego ciała są w dielektryku związane ze sobą) Jeżeli do dielektryka
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki wykład 4
D. Halliday, R. Resnick, J.Walker: Podstawy Fizyki, tom 5, PWN, Warszawa 2003. H. D. Young, R. A. Freedman, Sear s & Zemansky s University Physics with Modern Physics, Addison-Wesley Publishing Company,
Bardziej szczegółowoTemat 1: Budowa atomu zadania
Budowa atomu Zadanie 1. (0-1) Dany jest atom sodu Temat 1: Budowa atomu zadania 23 11 Na. Uzupełnij poniższą tabelkę. Liczba masowa Liczba powłok elektronowych Ładunek jądra Liczba nukleonów Zadanie 2.
Bardziej szczegółowoĆwiczenie 5 BADANIE ZALEŻNOŚCI PRZEWODNICTWA ELEKTRYCZNEGO PÓŁPRZEWODNIKA OD TEMPERATURY 1.WIADOMOŚCI OGÓLNE
Laboratorium z Fizyki Materiałów 00 Ćwiczenie 5 BADANIE ZALEŻNOŚCI PRZEWODNICTWA ELEKTRYCZNEGO PÓŁPRZEWODNIKA OD TEMPERATURY.WIADOMOŚCI OGÓLNE Przewodnictwo elektryczne ciał stałych można opisać korzystając
Bardziej szczegółowoPrzyrządy i układy półprzewodnikowe
Przyrządy i układy półprzewodnikowe Prof. dr hab. Ewa Popko ewa.popko@pwr.edu.pl www.if.pwr.wroc.pl/~popko p.231a A-1 Zawartość wykładu Wy1, Wy2 Wy3 Wy4 Wy5 Wy6 Wy7 Wy8 Wy9 Wy10 Wy11 Wy12 Wy13 Wy14 Wy15
Bardziej szczegółowoStatystyka nieoddziaływujących gazów Bosego i Fermiego
Statystyka nieoddziaływujących gazów Bosego i Fermiego Bozony: fotony (kwanty pola elektromagnetycznego, których liczba nie jest zachowana mogą być pojedynczo pochłaniane lub tworzone. W konsekwencji,
Bardziej szczegółowoStany skupienia materii
Stany skupienia materii Ciała stałe Ciecze Płyny Gazy Plazma 1 Stany skupienia materii Ciała stałe - ustalony kształt i objętość - uporządkowanie dalekiego zasięgu - oddziaływania harmoniczne Ciecze -
Bardziej szczegółowoBudowa atomów. Atomy wieloelektronowe Układ okresowy pierwiastków
Budowa atomów Atomy wieloelektronowe Układ okresowy pierwiastków Model atomu Bohra atom zjonizowany (ciągłe wartości energii) stany wzbudzone jądro Energia (ev) elektron orbita stan podstawowy Poziomy
Bardziej szczegółowoKonwersatorium 1. Zagadnienia na konwersatorium
Konwersatorium 1 Zagadnienia na konwersatorium 1. Omów reguły zapełniania powłok elektronowych. 2. Podaj konfiguracje elektronowe dla atomów Cu, Ag, Au, Pd, Pt, Cr, Mo, W. 3. Wyjaśnij dlaczego występują
Bardziej szczegółowoi elementy z półprzewodników homogenicznych część II
Półprzewodniki i elementy z półprzewodników homogenicznych część II Ryszard J. Barczyński, 2016 Politechnika Gdańska, Wydział FTiMS, Katedra Fizyki Ciała Stałego Materiały dydaktyczne do użytku wewnętrznego
Bardziej szczegółowoZALEŻNOŚĆ OPORU ELEKTRYCZNEGO METALU I PÓŁPRZEWODNIKA OD TEMPERATURY
Uniwersytet Wrocławski, Instytut Fizyki Doświadczalnej, I Pracownia Ćwiczenie nr 57 ZALEŻNOŚĆ OPORU ELEKTRYCZNEGO METALU I PÓŁPRZEWODNIKA OD TEMPERATURY I WSTĘP I.1. Prąd elektryczny Dla dużej grupy przewodników
Bardziej szczegółowoWykład 1 i 2. Termodynamika klasyczna, gaz doskonały
Wykład 1 i 2 Termodynamika klasyczna, gaz doskonały dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 1 stycznia 2017 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki
Bardziej szczegółowoBadanie własności hallotronu, wyznaczenie stałej Halla (E2)
Badanie własności hallotronu, wyznaczenie stałej Halla (E2) 1. Wymagane zagadnienia - ruch ładunku w polu magnetycznym, siła Lorentza, pole elektryczne - omówić zjawisko Halla, wyprowadzić wzór na napięcie
Bardziej szczegółowoProjekt Inżynier mechanik zawód z przyszłością współfinansowany ze środków Unii Europejskiej w ramach Europejskiego Funduszu Społecznego
Zajęcia wyrównawcze z fizyki -Zestaw 4 -eoria ermodynamika Równanie stanu gazu doskonałego Izoprzemiany gazowe Energia wewnętrzna gazu doskonałego Praca i ciepło w przemianach gazowych Silniki cieplne
Bardziej szczegółowoTermodynamiczny opis układu
ELEMENTY FIZYKI STATYSTYCZNEJ Przedmiot badań fizyki statystycznej układy składające się z olbrzymiej ilości cząstek (ujawniają się specyficzne prawa statystyczne). Termodynamiczny opis układu Opis termodynamiczny
Bardziej szczegółowoZJAWISKA TERMOELEKTRYCZNE
Wstęp W ZJAWISKA ERMOELEKRYCZNE W.1. Wstęp Do zjawisk termoelektrycznych zaliczamy: zjawisko Seebecka - efekt powstawania różnicy potencjałów elektrycznych na styku metali lub półprzewodników, zjawisko
Bardziej szczegółowoTeoria pasmowa ciał stałych Zastosowanie półprzewodników
Teoria pasmowa ciał stałych Zastosowanie półprzewodników Model atomu Bohra Niels Bohr - 1915 elektrony krążą wokół jądra jądro jest zbudowane z: i) dodatnich protonów ii) neutralnych neutronów Liczba atomowa
Bardziej szczegółowoPrzejścia promieniste
Przejście promieniste proces rekombinacji elektronu i dziury (przejście ze stanu o większej energii do stanu o energii mniejszej), w wyniku którego następuje emisja promieniowania. E Długość wyemitowanej
Bardziej szczegółowoMETALE. Cu 8.50 1.35 1.56 7.0 8.2 Ag 5.76 1.19 1.38 5.5 6.4 Au 5.90 1.2 1.39 5.5 6.4
MAL Zestawienie właściwości gazu elektronowego dla niektórych metali: n cm -3 k cm -1 v cm/s ε e ε /k Li 4.6 10 1.1 10 8 1.3 10 8 4.7 5.5 10 4 a.5 0.9 1.1 3.1 3.7 K 1.34 0.73 0.85.1.4 Rb 1.08 0.68 0.79
Bardziej szczegółowoF = e(v B) (2) F = evb (3)
Sprawozdanie z fizyki współczesnej 1 1 Część teoretyczna Umieśćmy płytkę o szerokości a, grubości d i długości l, przez którą płynie prąd o natężeniu I, w poprzecznym polu magnetycznym o indukcji B. Wówczas
Bardziej szczegółowoFizyka 2. Janusz Andrzejewski
Fizyka 2 wykład 13 Janusz Andrzejewski Scaledlugości Janusz Andrzejewski 2 Scaledługości Simple molecules
Bardziej szczegółowoMomentem dipolowym ładunków +q i q oddalonych o 2a (dipola) nazwamy wektor skierowany od q do +q i o wartości:
1 W stanie równowagi elektrostatycznej (nośniki ładunku są w spoczynku) wewnątrz przewodnika natężenie pola wynosi zero. Cały ładunek jest zgromadzony na powierzchni przewodnika. Tuż przy powierzchni przewodnika
Bardziej szczegółowoWykład 14. Termodynamika gazu fotnonowego
Wykład 14 Termodynamika gazu fotnonowego dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 16 stycznia 217 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki statystycznej
Bardziej szczegółowoZamiast przewodnika z miedzi o bardzo dużych rozmiarach możemy zastosowad niewielki nadprzewodnik niobowo-tytanowy
Nadprzewodniki Nadprzewodnictwo Nadprzewodnictwo stan materiału polegający na zerowej rezystancji, jest osiągany w niektórych materiałach w niskiej temperaturze. Nadprzewodnictwo zostało wykryte w 1911
Bardziej szczegółowoFizyka statystyczna Zwyrodniały gaz Fermiego. P. F. Góra
Fizyka statystyczna Zwyrodniały gaz Fermiego P. F. Góra http://th-www.if.uj.edu.pl/zfs/gora/ 2016 Fermiony w niskich temperaturach Wychodzimy ze znanego już wtrażenia na wielka sumę statystyczna: Ξ = i=0
Bardziej szczegółowoEFEKT HALLA W PÓŁPRZEWODNIKACH.
Politechnika Warszawska Wydział Fizyki Laboratorium Fizyki I P Andrzej Kubiaczyk 30 EFEKT HALLA W PÓŁPRZEWODNIKACH. 1. Podstawy fizyczne 1.1. Ruch ładunku w polu elektrycznym i magnetycznym Na ładunek
Bardziej szczegółowoFIZYKA STATYSTYCZNA. d dp. jest sumaryczną zmianą pędu cząsteczek zachodzącą na powierzchni S w
FIZYKA STATYSTYCZNA W ramach fizyki statystycznej przyjmuje się, że każde ciało składa się z dużej liczby bardzo małych cząstek, nazywanych cząsteczkami. Cząsteczki te znajdują się w ciągłym chaotycznym
Bardziej szczegółowoDr inż. Zbigniew Szklarski
Wykład 1: Ciało stałe Dr inż. Zbigniew Szklarski Katedra Elektroniki, paw. C-1, pok.31 szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ Struktura kryształu Ciała stałe o budowie bezpostaciowej
Bardziej szczegółowo3. ZŁĄCZE p-n 3.1. BUDOWA ZŁĄCZA
3. ZŁĄCZE p-n 3.1. BUDOWA ZŁĄCZA Złącze p-n jest to obszar półprzewodnika monokrystalicznego utworzony przez dwie graniczące ze sobą warstwy jedną typu p i drugą typu n. Na rysunku 3.1 przedstawiono uproszczony
Bardziej szczegółowoI. PROMIENIOWANIE CIEPLNE
I. PROMIENIOWANIE CIEPLNE - lata '90 XIX wieku WSTĘP Widmo promieniowania elektromagnetycznego zakres "pokrycia" różnymi rodzajami fal elektromagnetycznych promieniowania zawartego w danej wiązce. rys.i.1.
Bardziej szczegółowoAtom wodoru w mechanice kwantowej. Równanie Schrödingera
Fizyka atomowa Atom wodoru w mechanice kwantowej Moment pędu Funkcje falowe atomu wodoru Spin Liczby kwantowe Poprawki do równania Schrödingera: struktura subtelna i nadsubtelna; przesunięcie Lamba Zakaz
Bardziej szczegółowo