ŠVIETIMO IR MOKSLO MINISTERIJA

RUSIJOS FEDERACIJA

NACIONALINIŲ TYRIMŲ UNIVERSITETAS MPEI

____________________________________________________

V.S. SOLDATOVAS, I.N. MIROŠNIKOVA

Kurso metodinis vadovas

Kondensuotų medžiagų fizika

Laboratoriniai darbai

Maskvos leidykla MPEI 2013

Patvirtino MPEI švietimo skyrius

Parengta Puslaidininkių elektronikos katedroje

Recenzentai: technikos mokslų daktaras, profesorius A.M. Guliajevas.

Iš kondensuotųjų medžiagų fizikos. Laboratorinis darbas: metodinis vadovas V.S. Soldatovas, I. N. Mirošnikova.  M.: MPEI leidykla, 2013.  57 p.

Pateikiama teorinė informacija ir puslaidininkinių konstrukcijų elektros reiškinių tyrimo laboratorinių darbų ciklo atlikimo metodai bei jų charakteristikų tyrimo metodai.

Gairės skirtos ugdymo procesui užtikrinti rengiant daugiapakopį specialistų rengimą išplėstoje specialybių ir mokymo sričių grupėje 210100 „Elektronika ir nanoelektronika“, taip pat techninės ir pedagoginės krypties ugdymo programoms.

© Nacionalinis tyrimų universitetas Mei, 2013 m

Kareiviai Valerijus Sergejevičius

Mirošnikova Irina Nikolaevna

Kurso metodinis vadovas

"Kondensuotos medžiagos fizika"

kryptyje besimokantiems studentams

„Elektronika ir nanoelektronika“

Leidybos redaktorius

____________________________________________________________

Templan leidinys MPEI 2013, metodas. Pasirašyta antspaudu

Ofsetinė spauda

Formatas 60×84/16 Fizinis orkaitę l. 3 Tiražas 200 egz. Red. Nr. Užsakymas _________________________________________________________________

Laboratorinis darbas Nr.1

Puslaidininkių elektrinių savybių tyrimas Holo efekto metodu.

Darbo tikslas: puslaidininkinių medžiagų elektrofizinių charakteristikų tyrimas – laisvųjų krūvininkų koncentracija ir judrumas – jungtiniai Holo efekto ir elektros laidumo matavimai.

1. Salės efektas

Holo efekto tyrimai kartu su elektros laidumo matavimais leidžia nustatyti pagrindinius puslaidininkių elektrofizinius parametrus – pagrindinių krūvininkų koncentraciją ir judrumą bei jų ženklą, dominuojantį krūvininkų sklaidos mechanizmą.

Vadinami kinetiniai efektai, atsirandantys, kai laidininką vienu metu veikia elektrinis ir magnetinis laukai galvanomagnetinis poveikis. Hall efektas yra vienas iš tokių efektų. Šį reiškinį 1879 metais plonose aukso plokštelėse atrado amerikiečių mokslininkas Edvinas Holas. Jo esmė ta, kad srovę nešančiame laidininke, pastatytame į magnetinį lauką, statmeną srovės krypčiai, elektros laukas atsiranda statmena srovės ir magnetinio lauko kryptimis.

Panagrinėkime šį efektą naudodami donorinio puslaidininkio, turinčio gretasienio formą, pavyzdį (1 pav.).

Apsvarstysime Holo efektą esant silpnam magnetiniam laukui. Mažo magnetinio lauko kriterijus bus pagrįstas toliau.

Tegul elektros srovė su tankiu
teka išilgai ašies JAUTIS. Statmena elektros srovės krypčiai išilgai ašies OZ magnetinio lauko kryptis. Veikiamas elektrinio lauko elektronas įgyja dreifo greitį
, Kur – laisvojo krūvininko (mūsų atveju elektrono) judrumas, apibrėžiamas kaip vertė, skaitinė lygi nešiklio greičiui vienetinio stiprumo elektriniame lauke, kurio matmenys cm 2 /V∙s. Judumas nustatomas pagal krūvininkų sklaidos procesus esant bet kokiems kristalinės gardelės lauko periodiškumo pažeidimams ir kiekybiškai apibūdinamas atsipalaidavimo laiku. τ , vertė, pagal dydį palyginama su vidutine laisvos krūvininko kelionės trukme tarp dviejų nuoseklių susidūrimų su sklaidos centrais:

μ= qτ/ m * (1)

Kur m * – efektyvioji laisvojo krūvininko masė, laikoma izotropiniu (nuo krypties nepriklausomu) kiekiu.

Už apmokestinimą - q, kuris juda greičiu magnetiniame lauke su indukcija z , veikia Lorenco jėga , lygus

, (2)

ir nukreiptas statmenai vektoriams Ir z. Kadangi kampas tarp vektorių Ir z yra lygus 90°, tada pagal vektorinės sandaugos taisyklę Lorenco jėgos lygtis transformuojama į formą
o Lorenco jėga nukreipta išilgai ašies Y.

Jėgų įtakoje
Ir elektronas juda trajektorija, susidariusia pridedant dviejų tipų judesius: judėjimą išilgai mėginio ir sukimosi dėl Lorenco jėgos veikimo (1 pav. Elektrono sukimosi dažnis veikiant a). magnetinis laukas su indukcija IN(ciklotrono rezonanso dažnis) statmenoje plokštumoje IN z ,, yra lygus:

, (3)

Kur T Su sukimosi žiedine orbita periodas Magnetinis laukas laikomas mažu, jei sąlyga yra įvykdyta τ/T Su <<1 т.е. период обращения носителя заряда по круговой орбите много больше времени релаксации. Это позволяет представить траекторию движения носителя заряда при совместном действии
Ir kaip parodyta 1 paveiksle.

Atsižvelgiant į (1) ir (3), mažo magnetinio lauko kriterijus gali būti išreikštas:

μV/2π << 1 (4)

Elektronai nukreipiami Y ašies kryptimi į viršutinį mėginio paviršių (1 pav.), dėl to jis įkraunamas neigiamai, o priešingoje pusėje atsiranda nekompensuotas teigiamas jonizuotų donorų krūvis. Tai sukels stiprio elektrinio lauko susidarymą
, nukreiptas išilgai ašies OY. Jėga , veikiantis iš šio lauko pagal mokestį q, yra lygus
. Jis nukreiptas priešinga Lorenco jėgos krypčiai.

Krūvio atsiskyrimas vyksta tol, kol jėga, veikianti elektronus iš susidarančio elektrinio lauko ,nekompensuos Lorenco jėgos. Laukas gavo Vardas Salės laukai, ir pats reiškinys, atsirandantis mėginyje, kai juo teka skersinės emf srovė. U H veikiant magnetiniam laukui vadinama Salės efektas.

Esant e.m.f matavimo sąlygoms. Salė (t. y. tuščiosios eigos sąlygomis, aš y = 0) stacionarioje būsenoje Lorenco jėga lygi jėgai, veikiančiai iš Holo elektrinio lauko,
, t.y.
. Padalijus dešinę ir kairę šios lygties puses iš elektronų krūvio ( q), gauname elektros įtampos dydį Salės laukai :

(5)

Jei imties dydis Y ašies kryptimi yra b, tada emf. Salę gauname:

(6)

Išreiškęs iš srovės tankio išraiškos
, ir pakeičiant jį į emf išraišką. Salė, mes gauname

(7)

Proporcingumo koeficientas R H vadinamas salės konstanta

. (8a)

Ryšys (7) susieja emf. Holo, srovės stiprumo ir magnetinio lauko indukcija B.

Jei krūvininkai yra skylės, tai juos veikianti Lorenco jėga nukreipia juos ta pačia kryptimi kaip ir elektronus. Šiuo atveju salės konstanta

.

(8b)

(9)

Iš (7) išraiškos galime gauti:

Tai yra, norint rasti salės konstantą, būtina išmatuoti emf. Salėje esant žinomoms srovės per mėginį vertėms, magnetinei indukcijai ir mėginio dydžiui magnetinio lauko kryptimi.
Žinant salės konstantos reikšmę

, galime nustatyti laisvųjų krūvininkų koncentraciją: -Dėl‑ n

, galime nustatyti laisvųjų krūvininkų koncentraciją: puslaidininkis, (10)‑ p

Kur -Dėl puslaidininkis. puslaidininkis, (10)(11)
<0, для дырочного
>0.

- elektronų koncentracija, – skylių koncentracija. Halės konstantos ženklas sutampa su daugumos krūvininkų ženklu: donoriniam puslaidininkiui Išvedant emf lygtį. Hallas padarė prielaidą, kad veikiant elektriniam laukui visi elektronai įgyja vienodą dreifo greitį. Tiesą sakant, dėl elektronų pasiskirstymo pagal energiją (pagal šiluminio judėjimo greitį), elektronų sklaidos intensyvumas (taigi ir judrumo reikšmės) skirsis skirtingų energijos būsenų elektronams ir dėl to elektronams. įgis skirtingą dreifo greitį ir bus paveiktas skirtingo dydžio Lorenco jėgos. Didesnis indėlis į emf vertę. Holo elektronus prisidės tie elektronai, kuriuos veikia didelė Lorenco jėga. Todėl griežtesnė salės konstantos išraiška yra tokia:

, (12)

Kur A– pastovus, priklausomai nuo krūvininkų sklaidos mechanizmo. Kai elektronai yra išsklaidomi dėl akustinių, optinių gardelės virpesių arba priemaišų jonų, vertė A atitinkamai paima šias vertes: 1,17; 1,11; 1.93.

Holo efekto tyrimai kartu su elektros laidumo matavimais leidžia išmatuoti ne tik laisvųjų krūvininkų koncentraciją, bet ir jų mobilumą.

Turint omenyje tai =qn galite gauti:

| R|=(A/ qn) qn = A =  H (13)

Kur  H Yra - Salės mobilumas.

Iš išmatavimų nustatytas B=0 pagal formulę:

, (14)

Kur U – įtampos kritimas bandinyje, kurį sukelia srovė aš; l – mėginio ilgis (mėginio dydis ašies kryptimi X.)

Žinodami kiekius
ir kelioms temperatūroms galima sukonstruoti krūvininkų Holo judrumo priklausomybę nuo temperatūros, kurios grafikas pavaizduotas koordinatėmis

. (15)

Paprastai vyraujantys laisvųjų krūvininkų sklaidos mechanizmai yra sklaida kristalinės gardelės virpesiais (fononais) ir sklaida priemaišų jonais. Sklaidant fononais, judrumo priklausomybė nuo temperatūros yra proporcinga T -3/2 ; kai yra išsklaidytas priemaišų jonų T 3/2 .

Jei sklaidos mechanizmai veikia vienu metu ir nepriklausomai, mobilumas apskaičiuojamas pagal Matthiesseno taisyklę, naudojant tokį ryšį:

1/ =1/ f +1/ Ir (16)

Kur  f Ir  Ir mobilumas, nustatomas atitinkamai išsklaidant fononus ir priemaišų jonus. Taigi iš krūvininkų judrumo priklausomybės nuo temperatūros pobūdžio galime daryti išvadą, kad dominuojantis jų sklaidos mechanizmas yra.

Dauguma fizinių medžiagų pagrindinėje būsenoje turi išskirtinai kristalinę struktūrą, kuriai būdinga transliacijos asimetrija, taip pat simetrija atspindžių ir sukimų atžvilgiu. Jei kietosios medžiagos neturi savo formos kristalų, jie susideda iš šių junginių, kurie atsitiktinai išsidėstę vienas prie kito. Kristalų struktūrą galima nustatyti tinkamai išsklaidant rentgeno spindulius, elektronus ar neutronus.

Aukštos temperatūros superlaidininkai, atrasti prieš 22 metus, paskatino didesnį susidomėjimą kondensuotųjų medžiagų fizika. Šie prietaisai suteikė galimybę vėsinimui naudoti nebrangų skystą azotą, taip pat kėlė viltis pasiekti superlaidumą įprastoje kambario temperatūroje.

1 apibrėžimas

Kondensuotųjų medžiagų fizika yra viena įdomiausių fizikos sričių matematinių modelių ir įvairių pritaikymų tikrovei požiūriu.

Įvairių savybių kondensuotų erdvių galima rasti absoliučiai visur: amorfinius kūnus ir kristalus, paprastus skysčius, sudėtingos daugialypės struktūros medžiagas, kvantinius skysčius (superskysčius, elektronų skystį metaluose, neutronų daleles, atomų branduolius), magnetinius momentus, sukimosi grandines ir kompleksą. tinklai .

Įvadas į kondensuotųjų medžiagų teoriją

Medžiaga natūraliomis sąlygomis gali būti keturių pagrindinių agregacijos būsenų:

• plazma;
• skystis;
• kietas kūnas, susidedantis iš branduolių ir elektronų.

Tiesą sakant, materijos įvairovę lemia fizinės jėgos, kurios suriša mikrodaleles savo šiluminiu judėjimu, kuris linkęs ištrūkti iš šio ryšio. Todėl, didėjant temperatūrai ir vidutinei šiluminio judėjimo kinetinei galiai, medžiaga palaipsniui virsta skysta būsena, o vėliau į plazminę arba dujinę būseną.

Plazmoje tokio judėjimo prisotinimas sunaikina visus atomų elektronų apvalkalus, o medžiagoje lieka tik elektronai ir jonai, kurie esant aukštai temperatūrai praranda apvalkalus. Šiuo atveju plazma vadinama karšta.

Norint susidaryti supratimą apie temperatūrą, kurioje kūnas bus plazmos būsenoje, būtina įvertinti temperatūrą, kurią viršijus vandenilis atsiranda plazmos pavidalu. Tai įmanoma, jei vidutinė dalelių kinetinė energija ($~kT$) yra didesnė už vandenilio jonizacijos energiją $Ei$.

Dujose branduoliai ir elektronai susijungia ir sudaro atomus ir molekules, kurios praktiškai nėra sujungtos viena su kita. Esant žemesnei nei virimo laipsnių temperatūrai, šiluminis medžiagų judėjimas negali savarankiškai nutraukti ryšių tarp pagrindinių konstrukcinių elementų. Dėl to dalelės yra kondensuotos: kietos ir skystos. Esant tokiam slėgiui, nurodytų būsenų medžiagų tankis yra beveik vienodas.

Kondensuotos būsenos kūnų prigimtis

Šiandien fizikai skiria amorfines ir kristalines kietąsias medžiagas. Kristaluose lygiavertės atomų padėtys sudaro sistemingai pasikartojančią struktūrą, kuri vadinama kristaline (ilgojo nuotolio tvarka). Amorfinėse kietosiose medžiagose centrinių struktūros elementų pakartojamumas gali apimti tik tam tikras atomų grupes (trumpojo nuotolio tvarka). Verta paminėti, kad amorfinėse dalelėse tolimosios tvarkos visiškai nėra, todėl šios medžiagos buvo ištirtos daug prasčiau nei kristalinės.

Atsižvelgiant į jonus ir atomus tarpusavyje jungiančio intensyvumo pobūdį, kietąsias medžiagas galima suskirstyti į:

• joninis;
• kovalentinis;
• metalas;
• molekuliniai kristalai.

1 pastaba

Tarp jų nėra aiškios ir nustatytos ribos, tačiau toks skirstymas padeda mokslininkams atspindėti vyraujantį intensyvumo tipą tarp pagrindinių konkrečios medžiagos struktūrinių elementų.

Tarpatominių jėgų prisotinimas grindžiamas surišimo energija, reikalinga visiškam kietosios dalelės atskyrimui į atskiras molekules, atomus ir jonus.

Kondensuotų medžiagų fizikoje pagrindinį vaidmenį atlieka vandenilio ryšiai, kurie atliekami naudojant vandenilio atomo branduolį - protoną. Visų kondensuotų medžiagų skirstymas pagal jungties tipą laikomas iš esmės savavališku.

Šį reiškinį galima pastebėti paprastos kietos anglies pavyzdyje. Kristalinėje deimanto formoje anglis veikia kaip idealus dielektrikas ir atskiras kovalentinis kristalas. Grafito pavidalo anglis, lygiagrečiai su kovalentiniais ryšiais tarp sluoksnių, dažnai pasižymi pačių sluoksnių metalinėmis savybėmis. Todėl grafitas turi gerą elektros laidumą.

Kondensuotųjų medžiagų fizikos objektai ir metodai

Medžiagos kondensuotos būsenos tyrimo metodologinis pagrindas yra tiek makroskopinės fizikos, tiek mechanikos, elektrodinamikos, termodinamikos, kvantinės teorijos ir statistinės fizikos su nuolatinių terpių dinamika fizikinių dėsnių įvairovė.

Pagal nusistovėjusią tradiciją, pradedant nuo Niutono ir Galilėjaus laikų (XVII a.), fizinių objektų atskyrimas ir kondensuotųjų medžiagų fizikos tyrimas vykdomas pagal jų struktūrines savybes, atskirtas į skysčius ir kietas medžiagas. Pažintis su tokiais objektais vyksta fenomenologinio aprašymo lygmeniu ir prasidėjo dar gerokai prieš fizikos, kaip visavertės, atsiradimą. Šios medžiagos sudaro mus supančio pasaulio pagrindą mūsų planetos litosferos, atmosferos ir hidrosferos pavidalu, todėl jas galima natūraliai suvokti pojūčiais.

Tą patį galima taikyti ir kūnų skirstymui pagal optinius parametrus į skaidrius ir nepermatomus prieinamame dažnių bangų elektromagnetinės skalės diapazone. Maždaug nuo XX amžiaus pradžios susiformavo dvi pagrindinės kondensuotųjų medžiagų fizikos kryptys – dalelių „kietų“ ir „minkštųjų“ būsenų fizika; Prie pastarųjų mokslininkai priskiria įvairius didelės molekulinės masės junginių – biopolimerų – chemijos objektus, taip pat fizikinės chemijos elementus – gelius, aerozolius ir fullerenus.

Didelė dalis sėkmingo kondensuotųjų medžiagų fizikos panaudojimo buvo paremta prieš 60 metų pasiekimais „kietosios“ medžiagos srityje, kurių dėka atsirado unikalios lazerinės technologijos, puslaidininkinė įranga, medžiagų superlaidumas. Šiandien kompiuterinėse ir kitose naujoviškose technologijose pagrindinis vaidmuo tenka „minkštajai“ medžiagai.

Sparti kondensuotųjų medžiagų fizikos raida parodė, kad elementų superlaidumas gali atsirasti per visiškai kitokį mechanizmą ne metalo apvalkaluose, o stiprioje oksidinėje keramikoje su įvairių elementų priemaišomis; Svarbu, kad tai būtų įmanoma tik esant labai aukštai temperatūrai.

2 pastaba

Pagrindinė kondensuotųjų medžiagų teorijos pažangos kryptis per pastaruosius kelerius metus buvo vis plačiau naudojama, atsižvelgiant į tikrų ir neidealių kietųjų medžiagų su defektais struktūrines ypatybes, sudėtingas izotropines medžiagas, taip pat unikalios kvantinių „sluoksnių“ ir „gijų“ savybės, kur ypatingas vaidmuo tenka matomam tunelio efektui, kuris yra išskirtinai kvantinės prigimties.

Nauji kondensuotųjų medžiagų fizikos pasiekimai kiekvieną dieną suteikia dar daugiau unikalių galimybių. Visų pirma, jau plačiai paplito naujos kartos magnetinės atminties dalelės, kurios savo darbe naudoja milžiniška magnetine varža pagrįstus spintronikos principus.

Vadovėlis „Fizikinė medžiagų mokslas“ – tai 6 tomų mokomoji medžiaga apie visas pagrindinio medžiagotyros mokymo akademines disciplinas, vedama Maskvos inžinerinės fizikos Medžiagotyros fizinių problemų katedros studentų rengimo 5–8 semestre. institutas (Valstybinis universitetas).
3 tome yra mokomoji medžiaga temomis: „Medžiagų tyrimo difrakcijos metodai“, „Medžiagų tyrimo elektroniniai ir jonų metodai“, „Branduoliniai fizikiniai medžiagų tyrimo metodai“,
Vadovėlis skirtas studentams, studijuojantiems pagal specialybę „Kondensuotųjų medžiagų fizika“ ir magistrantams, besispecializuojantiems kondensuotųjų medžiagų fizikos ir medžiagotyros kryptyje, ir gali būti naudingas jauniems metalų, kietųjų kūnų ir medžiagų fizikos srities specialistams. mokslas.
Vadovėlis parengtas vykdant Inovatyvaus ugdymo programą.

Būdingosios spinduliuotės sužadinimo metodai.
Pirminis būdingos rentgeno spinduliuotės sužadinimas vyksta veikiant pagreitintam elektronų pluoštui. Antrinis sužadinimas atliekamas rentgeno kvantais, kai atsiranda fluorescencinė rentgeno spinduliuotė. Antrinio sužadinimo metu nenutrūkstamas spektras nesusidaro. nes kai medžiaga apšvitinama rentgeno kvantais, fotonai nepatiria laipsniško energijos praradimo.

Pirminio sužadinimo metu rentgeno spindulių spektrai su didėjančiu sužadinimo potencialu generuojami nuosekliai mažėjančio storio. Antrinio sužadinimo būdinga spinduliuote metu visi spektrai atsiranda visame gylyje, o sužadinant ištisiniu spektru rentgeno spindulių spektrai su didėjančiu sužadinimo potencialu atsiranda paeiliui gilesniuose sluoksniuose, nes kietesni tolydžio spektro komponentai prasiskverbia giliau į mėginį. (8.19 pav.).

TURINYS
Pagrindinės sutartinės ir santrumpos
3 tomo įžanga
8 skyrius. DIFRAKCIJOS TYRIMO METODAI
8.1. Rentgeno spindulių fizika
8.1.1. Banginės ir korpuskulinės savybės
8.1.2. Rentgeno spindulių priėmimas
8.1.3. Wolfe-Bragg formulė
8.1.4. Sinchrotroniniai rentgeno spinduliai
8.1.5. Nuolatinis rentgeno spindulių spektras (bremsstrahlung rentgeno spinduliai)
8.1.6. Būdingas rentgeno spektras
8.2. Rentgeno spindulių sąveika su medžiaga
8.2.1. Rentgeno spindulių slopinimo koeficientai
8.2.2. Fotoelektrinė (arba tikroji atominė) absorbcija
8.2.3. Rentgeno spindulių sklaida
8.2.4. Elektronų sklaidos ypatybės
8.2.5. Neutronų sklaidos ypatybės
8.3. Rentgeno spinduliuotės technologija ir rentgeno spinduliuotės registravimo metodai
8.3.1. Rentgeno vamzdeliai
8.3.2. Monochromatoriai, rentgeno optika
8.3.3. Rentgeno įrašymo metodai
8.4. Rentgeno spindulių trukdžiai
8.4.1. Struktūrinė analizė kaip Furjė transformacija
8.4.2. Trukdžių funkcija
8.4.3. Trikdžių funkcijų analizė
8.4.4. Interferencinė lygtis
8.4.5. Krištolo formos faktorius
8.4.6. Geometrinis trukdžių lygties aiškinimas
8.4.7. Difrakcijos linijų išplėtimas
8.4.8. Struktūrinis daugiklis
8.4.9. Lorentz daugiklis mono- ir polikristalams
8.4.10. Temperatūros daugiklis
8.4.11. Absorbcijos daugiklis
8.4.12. Pakartojamumo daugiklis
8.4.13. Difrakcijos maksimumų integralinio intensyvumo apibendrintos formulės
8.4.14. Pirminis ir antrinis išnykimas kristaluose
8.5. Rentgeno spindulių difrakcinės analizės metodai
8.5.1. Laue metodas
8.5.2. Vieno kristalo sukimosi metodas
8.5.3. Atominės sandaros iššifravimo etapai
8.5.4. Labai skiriasi spindulių metodas (Kosselio metodas)
8.5.5. Miltelinis (polikristalinis) metodas
8.5.6. Polikristalų rentgeno difraktometrija
8.5.7. Tikslieji gardelės periodų nustatymo metodai
8.6. Makroįtempių nustatymas rentgenu
8.6.1. Vidinių įtempių klasifikacija
8.6.2. Liekamųjų įtempių matavimo rentgeno metodo principai
8.6.3. Makroįtempių skaičiavimo metodai
8.6.4. Atsižvelgiant į polikristalo elastinių savybių struktūrą ir anizotropiją
8.7. Difrakcijos linijos išsiplėtimo rentgeno analizė
8.7.1. Aproksimacijos metodas
8.7.2. Stokso metodas
8.7.3. Difrakcijos linijos formos harmoninės analizės metodas
8.8. Tekstūros analizės pagrindai
8.8.1. Neribotos tekstūros ašies apibrėžimas
8.8.2. Riedėjimo faktūrų difraktometrija naudojant tiesias polių figūras
8.8.3. Atvirkštinis polių figūros metodas
8.8.4. Orientavimo paskirstymo funkcija
8.9. Rentgeno fazės analizė
8.9.1. Kokybinė fazių analizė
8.9.2. Kiekybinė fazių analizė
8.10. Kietųjų tirpalų rentgeno analizė
8.10.1. Kietojo tirpalo tipo nustatymas
8.10.2. Kietųjų tirpalų užsakymo tyrimas
8.11. Elektronų difrakcijos taikymas
8.11.1. Difrakcijos modelio geometrija
8.11.2. Pagrindinės elektronų difrakcijos taikymo sritys
8.11.3. Maža elektronų difrakcija
8.12. Neutronų difrakcijos taikymas
8.12.1. Neutronografijos taikymas
8.12.2. Skrydžio laiko neutronografija
8.13. EXAFS – spektroskopija medžiagų moksle
8.13.1. Eksperimentinio EXAFS spektroskopijos metodo pagrindai
8.13.2. Eksperimentinių spektrų apdorojimas
8.16.3. Kai kurios EXAFS spektroskopijos taikymo sritys medžiagų moksle
8.14. Eksperimentinių duomenų apdorojimas
Testo klausimai, užduotys ir pratimai
9 skyrius. ELEKTRONINĖS IR JONINĖS MEDŽIAGŲ ANALIZĖS METODAI
9.1. Elektronų ir jonų optikos pagrindai, įkrautų dalelių parametrų registravimas
9.1.1. Įkrautos dalelės judėjimas elektromagnetiniame lauke
9.1.2. Elektronų ir jonų šaltiniai
9.1.3. Įkrautų dalelių pluošto pagreitis ir parametrai
9.1.4. Įkrautų dalelių aptikimo metodai
9.1.5. Fokusavimo sistemos
9.2. Automobilinis projektorius
9.2.1. Lauko emisijos mechanizmas
9.2.2. Galutinės skiriamosios gebos teorija elektroniniame projektoriuje
9.2.3. Tyrimo metodai naudojant lauko emisiją
9.2.4. Įrenginiai, naudojantys lauko emisiją
9.3. Lauko jonų mikroskopija
9.3.1. Vaizdo formavimo lauko jonų mikroskopu mechanizmas
9.3.2. Lauko jonų mikroskopo dizainas
9.3.3. AIM taikymas medžiagų moksle
9.4. Tunelio skenavimo mikroskopija
9.4.1. Pagrindiniai signalų formavimo tuneliniuose mikroskopuose principai
9.4.2. Skenuojančio tunelinio mikroskopo projektavimas
9.4.3. Skenuojančios tunelinės mikroskopijos galimybės ir pritaikymai
9.5. Skenuojanti elektroninė mikroskopija
9.5.1. Pagrindiniai fiziniai principai
9.5.2. Skenuojančio elektroninio mikroskopo konstrukcija
9.5.3. Skenuojančios elektroninės mikroskopijos taikymas medžiagų moksle
9.6. Perdavimo elektronų mikroskopija
9.6.1. Elektronų sklaidos kietosiose medžiagose teorijos pagrindai
9.6.2. Transmisinio elektroninio mikroskopo konstrukcija
9.6.3. Transmisijos elektronų mikroskopijos metodų taikymas tiriant medžiagų struktūrą
9.7. Auger spektroskopija
9.7.1. Augerio elektronų susidarymo mechanizmas ir pagrindiniai analizės principai
9.7.2. Auger analizės įranga ir Auger spektrų apdorojimo metodai
9.7.3. EOS metodo taikymas medžiagų moksle
9.8. Rentgeno spindulių spektrinės analizės metodas
9.8.1. Fizinis metodo pagrindas
9.8.2. Rentgeno spektrometrų projektavimas
9.8.3. Spektrometrų kalibravimo metodai
9.9. Antrinės jonų masės spektrometrijos metodas
9.9.1. Fizinis metodo pagrindas
9.9.2. Metodo aparatinė įranga
9.9.3. Matavimo rezultatų apdorojimo pagrindai
9.9.4. Metodo galimybės ir taikymo sritis tiriant medžiagų savybes
Saugumo klausimai
Naudotos literatūros sąrašas
10 skyrius. BRANDUOLINIAI FIZIKAI MEDŽIAGŲ TYRIMO METODAI
10.1. Branduolinis magnetinis rezonansas (BMR)
10.1.1. BMR metodo fizinis pagrindas
10.1.2. Stacionarus BMR stebėjimo metodas, kai vyksta rezonansinės sąlygos
10.1.3. Impulsinio BMR stebėjimo metodai
10.1.4. BMR taikymas magnetinio lauko reikšmėms ir atsipalaidavimo laikams matuoti
10.1.5. BMR taikymas kietojo kūno tyrimams
10.2. Mössbauer efektas (branduolinis gama rezonansas)
10.2.1. Mössbauer efekto fiziniai principai
10.2.2. Mössbauer spektroskopijos eksperimentiniai ir teoriniai pagrindai
10.2.3. Mössbauer spektrų parametrai ir jų ryšys su kietųjų kūnų parametrais
10.2.4. Būdingos rentgeno spinduliuotės ir konversijos elektronų registravimo technikos ypatybės
10.2.5. NGR metodo taikymas fizikinėje medžiagų moksle
10.2.6. Kietųjų tirpalų rikiuotės ir skilimo reiškinių tyrimas
10.2.7. Mössbauer efekto taikymas korozijos procesams tirti
10.2.8. Neįprasti Mössbauer efekto pritaikymai
10.3. Pozitronų anihiliacijos spektroskopija
10.3.1. Pozitronų sąveika su kietosiomis medžiagomis
10.3.2. Fenomenologinė pozitronų anihiliacijos teorija
10.3.3. Pozitronų gyvavimo trukmės matavimo metodas
10.3.4. Kampinės koreliacijos metodas ir spektrometras fotonų kampiniam pasiskirstymui matuoti
10.3.5. Pozitronų anihiliacijos metodų taikymas medžiagų defektų struktūriniams tyrimams
10.3.6. Pozitronų anihiliacijos metodo taikymas fizikinėje medžiagų moksle
10.4. Aktyvinimo analizė
10.4.1. Aktyvinimo analizės fizinis pagrindas
10.4.2. Kiekybiniai koncentracijos nustatymo metodai
10.4.3. Neutronų aktyvacijos analizė
10.4.4. Įkrautų dalelių aktyvinimo analizė
10.4.5. Gama aktyvinimo būdas
10.4.6. Aktyvinimo analizės taikymo fizinėje medžiagų moksle pavyzdžiai
10.5. Analitinės autoradiografijos metodas
10.5.1. Fizinis metodo pagrindas
10.5.2. Jonizuojančiosios spinduliuotės detektoriai autoradiografijoje
10.5.3. Analitinės autoradiografijos teorija ir prigimtis
10.5.4. Autoradiografijos metodo skiriamoji geba
10.5.5. Autoradiografijos taikymas fizikinėje medžiagų moksle
10.6. Rutherfordo atgalinė sklaida
10.6.1. Fizinis POP metodo pagrindas
10.6.2. Metodo instrumentavimas
10.6.3. Medžiagų būklės tyrimo naudojant Rutherfordo atgalinės sklaidos metodą pavyzdžiai
10.6.4. Rekomendacijos eksperimentinių rezultatų apdorojimui
Saugumo klausimai
Naudotos literatūros sąrašas
Dalyko rodyklė.

Atsisiųskite elektroninę knygą nemokamai patogiu formatu, žiūrėkite ir skaitykite:
Atsisiųskite knygą Fizinių medžiagų mokslas, 3 tomas, Medžiagų konstrukcinės fazės būklės tyrimo metodai, Kalin B.A., 2008 - fileskachat.com, greitai ir nemokamai atsisiųskite.

Parsisiųsti pdf
Žemiau galite įsigyti šią knygą geriausia kaina su nuolaida su pristatymu visoje Rusijoje.

- (skystosios medžiagos būsenos fizika) fizikos šaka, kurioje tiriamos skysčių mechaninės ir fizikinės savybės. Statistinė skysčių teorija yra statistinės fizikos šaka. Svarbiausias rezultatas yra lygčių išvedimas... ... Vikipedija

Hiperbranduolinė fizika – branduolinės fizikos ir elementariųjų dalelių fizikos sankirtoje esanti fizikos šaka, kurioje tiriama į branduolį panašios sistemos, kuriose, be protonų ir neutronų, yra ir kitų elementariųjų dalelių – hiperonų. Taip pat... ... Vikipedija

Fizikos šaka, tirianti dalelių dinamiką greitintuvuose, taip pat daugybę techninių problemų, susijusių su dalelių greitintuvų konstrukcija ir veikimu. Greitintuvo fizika apima klausimus, susijusius su dalelių gamyba ir kaupimu... Vikipedija

Kristalų fizika Kristalų kristalografija Kristalų gardelė Kristalų gardelių tipai Difrakcija kristaluose Reciprokinė gardelė Wigner Seitz ląstelė Brillouin zona Bazinės struktūros faktorius Atominės sklaidos faktorius Ryšių rūšys ... ... Vikipedija

Kietojo kūno fizika – kondensuotųjų medžiagų fizikos šaka, kurios uždavinys – apibūdinti kietųjų kūnų fizikines savybes jų atominės sandaros požiūriu. Jis intensyviai vystėsi XX amžiuje po kvantinės mechanikos atradimo.... ... Wikipedia

Įvairių fizinių reiškinių pavyzdžiai Fizika (iš senovės graikų φύσις ... Vikipedija

- (PHP), dažnai dar vadinama didelės energijos fizika arba subbranduoline fizika, fizikos šaka, tirianti elementariųjų dalelių struktūrą ir savybes bei jų sąveiką. Turinys 1 Teorinis FEF ... Vikipedija

Atomų ir molekulių fizika yra fizikos šaka, tirianti atomų, molekulių ir sudėtingesnių jų asociacijų (spiečių), įskaitant jų sužadintas, jonizuotas, eksimerines ir kitas silpnai surištas formas, vidinę struktūrą ir fizines savybes, tokias kaip... .. Vikipedija

Plazmos fizika yra fizikos šaka, tirianti plazmos savybes ir elgesį, ypač magnetiniuose laukuose. Tiesa, tiriant tankią plazmą, ją galima laikyti kontinuumo fizikos polaukiu, nes tiriant tankią... ... Vikipedija

Fizikos šaka, tirianti makroskopines sistemų, susidedančių iš labai daug dalelių, savybes. Skirtingai nuo statistinės fizikos ir termodinamikos, kurios tiria vidinę kūnų sandarą, kontinuumo fizika, kaip taisyklė, domisi tik... ... Vikipedija

Knygos

• Kondensuotų medžiagų fizika. , Yu A. Baykovas, V. M. Kuznecovas.. 296 p. Be tradicinių kietojo kūno fizikos skyrių, vadovėlyje atsispindi kai kurios šiuolaikinės mokslo sritys, pavyzdžiui, fotoninių kristalų fizika, nanomastel...
• Kondensuotų medžiagų fizika. Vadovėlis, Jurijus Aleksejevičius Baykovas, Vadimas Michailovičius Kuznecovas. Be tradicinių kietojo kūno fizikos skyrių, vadovėlyje atsispindi kai kurios šiuolaikinės mokslo sritys, tokios kaip fotoninių kristalų fizika, nanoskalės fizika,…

„Kondensuotųjų medžiagų eksperimentinės fizikos metodai A. A. Šalajevas FIZIKINIŲ MEDŽIAGŲ MOKSLO PAGRINDAI Dviejose dalyse 1 dalis Mokomoji...“

-- [ 1 puslapis ] --

Rusijos Federacijos švietimo ir mokslo ministerija

Švietimas iš federalinio valstybės biudžeto

aukštojo profesinio mokymo įstaiga

"Irkutsko valstybinis universitetas"

Federalinė valstybės biudžetinė mokslo įstaiga

pavadintas Geochemijos institutas. A. P. Vinogradova

Rusijos mokslų akademijos Sibiro skyrius

Eksperimentinės fizikos metodai

kondensuotos medžiagos

A. A. Šalajevas

FIZIKOS PAGRINDAI

MEDŽIAGŲ MOKSLAS

Serialo redaktorius yra nusipelnęs Rusijos mokslininkas, fizikos ir matematikos mokslų daktaras. mokslai, prof. A. I. Nepomnyashchikh Leidinys parengtas iš dalies remiant ISU 2013–2016 m. strateginės plėtros programos projektą R132-OU-002, vykdant mokslo ir edukacinį centrą „Fizikinių medžiagų mokslo ir kondensuotųjų medžiagų spektroskopijos REC“

Recenzentai:

Dr. Chem. Mokslai V.V. Akimovas fizikos ir matematikos daktaras. Mokslai A. A. Gavrilyukas Šalajevas A. A.

Ш18 Fizinių medžiagų mokslo pagrindai: vadovėlis. pašalpa / A. A. Šalajevas. Irkutskas: ISU leidykla, 2013. – 159 p. – (Eksperimentinės kondensuotųjų medžiagų fizikos metodai).

ISBN 978-5-9624-0883-5 ISBN 978-5-9624-0931-3 (1 dalis) Vadove nagrinėjamos puslaidininkinių ir dielektrinių medžiagų savybės taikomosios medžiagų mokslo požiūriu.

Vadovas skirtas 3-4 kurso Fizikos fakulteto bakalaurams, magistrantams ir magistrantams, studijuojantiems „Elektronikos ir nanoelektronikos“, „Fizikos“ kryptyse.

Bibliografija 22 pavadinimai Lentelė 10. Ligos. 81 UDC 544.2 BBK 24.5 ISBN 978-5-9624-0883-5 © Shalaev A. A., 2013 ISBN 978-5-9624-0931-3 (1 dalis) © FSBEI HPE "ISU "ISU"

1 skyrius. Cheminiai ryšiai, atomų sandara ir periodinis dėsnis D.

I. Mendelejevas

§ 1. Cheminės jungtys. Cheminių jungčių tipai

§ 3. Periodinė teisė ir D. I. Mendelejevo periodinė elementų sistema

§ 4. Valentinių elektronų energijos juostos

§ 5. Cheminių ryšių stiprumas

Saugumo klausimai

2 skyrius. Pagrindinės dielektrikų, puslaidininkių ir metalų savybės

§ 1. Bendrosios nuostatos

§ 2. Elektrinės savybės

§ 3. Šiluminės savybės

§ 4. Optinės savybės

§ 5. Akustinės savybės

§ 6. Magnetinės savybės

§ 7. Mechaninės savybės

Saugumo klausimai

3 skyrius. Fiziniai medžiagų analizės metodai……………………….

114 § 1. Atominės emisijos spektroskopija. Atomų sužadinimo šaltiniai, dispersijos ir įrašymo įrenginiai

§ 2. Atominės sugerties spektrometrijos metodas

§ 3. Pagrindiniai masių spektrometrijos metodai

§ 4. Rentgeno fluorescencinė analizė. Pirminiai spinduliuotės šaltiniai ir rentgeno detektoriai

§ 5. Rentgeno struktūrinė analizė

Saugumo klausimai

Pratarmė Vadovėlis „Fizikinių medžiagų mokslo pagrindai“

yra serijos „Eksperimentinės kondensuotųjų medžiagų fizikos metodai“ dalis ir susideda iš dviejų dalių.

Pirmoje dalyje parodyta cheminių ryšių prigimties įtaka, nagrinėjama atomų elektroninė struktūra ir analizuojama periodinė D. I. Mendelejevo elementų sistema ir periodinis įstatymas, kaip vienas iš pagrindinių gamtos mokslų dėsnių. Medžiagų elektrinės, šiluminės, optinės, akustinės, magnetinės ir mechaninės savybės išsamiai aptariamos iš taikomosios medžiagotyros perspektyvos. Skyrius apie ypatybes parašytas taip, kad studentas, eidamas kurso į priekį, turi jį pakartotinai remtis. Siūloma medžiaga prisideda prie šios savybės fizinės esmės įsisavinimo. Trečiame pirmosios vadovo dalies skyriuje išdėstyti šiuolaikinių materijos elementinės analizės metodų principai ir ypatumai. Rašydami šį skyrių naudojome paskaitų, skirtų magistrantams, medžiagą iš Cheminės chemijos instituto SB RAS mokslo bendradarbių dr. Mokslai I. E. Vasiljeva, inžinerijos mokslų daktarė. Mokslai A.L. Finkelshtein ir Ph.D. geol.-mineralinis.

Mokslai A. N. Sapožnikovas.

Antroje dalyje bus nagrinėjami pagrindiniai fazių pusiausvyrų termodinamikos apibrėžimai, fazių diagramų sudarymo principai ir jų atmainos; cheminės ir fazinės sudėties, atominės struktūros ir struktūrinių netobulumų įtaka medžiagų savybėms; pagrindiniai pavienių kristalų auginimo būdai ir šių metodų ypatybės.

Prie kiekvieno vadovėlio skyriaus pateikiami testo klausimai, o vadovo pabaigoje – rekomenduojamos literatūros sąrašas.

Vadovėlis skirtas fizikos specialybių studentams, studijuojantiems „Kondensuotųjų medžiagų fizikos“ kryptimi.

1 skyrius Cheminiai ryšiai, atomų sandara ir periodinis D. I. Mendelejevo dėsnis § 1. Cheminiai ryšiai. Cheminių jungčių tipai

1.1. Cheminių ryšių jėgos ir energijos Kiekviena amorfinė arba kristalinė kieta medžiaga turi tam tikrą tarpmolekulinių ir intramolekulinių sąveikų tarp subvienetų rinkinį, kuris lemia jos makroskopines savybes. Parodytų fizinių, optinių ir elektroninių savybių įvairovė priklauso nuo šių sąveikų pobūdžio. Šis derinys turi įtakos medžiagos elgsenai ne tik kietoje, bet ir mažiau tvarkingoje skystoje būsenoje.

Gamtoje žinomi trijų tipų jėgos laukai, galintys paveikti medžiagų daleles: elektrinis, magnetinis ir gravitacinis. Paskutiniai du tipai yra gana silpni ir negali būti atsakingi už eksperimentiškai nustatytą didelį tarpatominių ryšių stiprumą. Todėl apskritai ryšį tarp atomų gali sukelti tik teigiamų ir neigiamų krūvių elektrinės sąveikos jėgos, dėl kurių mažėja jungtyje dalyvaujančių elektronų (valentinių elektronų) energija ir potenciali visas kietosios medžiagos atomų ansamblis.

Atomai, nutolę vienas nuo kito (dujinė būsena), nepatiria abipusės įtakos jėgų. Kai jie artėja prie nanometrų eilės atstumų, pradeda ryškėti elektrinės sąveikos jėgos: pirmiausia tarp valentinių elektronų, pašalintų iš branduolio ir svetimų branduolių, o vėliau tarp vis gilesnių elektronų, taip pat tarp artėjančių atomų branduolių.

Priešingi krūviai (elektronai ir branduoliai) sukelia patrauklias jėgas, o to paties pavadinimo krūviai – atstumiančias jėgas. Iš pradžių vyrauja traukos jėgos, o artėjant atstumui didėja atstumiamųjų jėgų vaidmuo (1.1 pav.).

Konkreti šių jėgų reikšmė ir atsirandantis poveikis priklauso nuo artėjančių atomų pobūdžio ir tarp jų atsirandančio cheminio ryšio tipo.

Bendriausia forma, „poros aproksimacija“, apibendrinta sistemos Up potencinės energijos išraiška, kaip atstumo tarp atomų funkcija, susideda iš dviejų terminų sumos:

Ryžiai. 1.1. Elektrinių = +, n traukos ir atstūmimo tarp dviejų atomų jėgų priklausomybė nuo atstumo tarp jų r kur ir yra konstantos, atitinkamai apibūdinančios traukos jėgas tarp skirtingai įkrautų ir atstūmimo jėgas tarp panašiai įkrautų dalelių; n, m – kiekvieno ryšio tipo konstantos.

Minimali potenciali energija Upmin atitinka pusiausvyros atstumą r0 tarp artimiausių atomų (jonų) kristalinėje gardelėje. Tai atstumas, per kurį traukiančios ir atstumiančios jėgos yra subalansuotos ir sistema turi minimalią potencialią energiją.

Potencialios energijos didėjimo intensyvumas faktiniam atstumui r tolstant nuo r0 apibūdinamas parametru m. Stipriems ryšiams, įskaitant kovalentinius, joninius ir metalinius, m svyruoja nuo m = 2–3;

silpniems (van der Waals) ryšiams – m = 6–9. Atitinkamai, Upmin svyruoja nuo 7,0–8,0 iki 0,01 eV.

Bendra ryšio tipo charakteristika yra elektronų tankis (matmenys – el/nm3), nusakantis valentinių elektronų pasiskirstymo kristalinės gardelės erdvėje pobūdį – tikimybę, kad elektronai pasiliks tam tikrame šios erdvės taške. . Jis proporcingas bangos funkcijos kvadratui 2. Todėl elektronų tankis dažnai vadinamas tikimybių tankiu.

Kokybinis skirtingų tipų ryšių elektronų tankio pobūdžio skirtumas parodytas Fig. 1.2. Reikėtų pažymėti, kad jis yra anizotropinis tik kovalentiniams ryšiams.

Ryžiai. 1.2. Elektronų tankio pasiskirstymo tarp gretimų atomų schema skirtingų tipų cheminiams ryšiams: a – joninė; b, c – kovalentinis; g – metalas; d – van der Waals Medžiagų, turinčių vieno tipo cheminį ryšį, praktiškai nėra.

Cheminiuose elementuose, o juo labiau junginiuose, sutampa kelių tipų ryšiai, todėl keičiasi elektronų tankio pobūdis. Kai kuriais atvejais šis pokytis yra mikroskopiškai vienalytis, tai yra, tikimybė, kad valentiniai elektronai bus skirtinguose gardelės mikrotūriuose, yra vidutinė vertė, tarpinė tarp tikimybių, būdingų atskiriems ryšių tipams. Vadinasi, elektronų tankis skirtinguose mikrotūriuose statistiškai yra vienodas. Šiuo atveju ryšiai vadinami homodesminiais.

Kitais atvejais kai kurių mikrotūrių viduje (plokštumose, kryptimis) realizuojamas vieno tipo ryšys, o šie mikrotūriai yra tarpusavyje sujungti skirtingo tipo jungtimis. Tada elektronų tankio pasiskirstymo pobūdis nurodytomis kryptimis ir kryptimis tarp jų skirsis.

Pavyzdžiui, grafite bazinėse plokštumose esantys atomai yra sujungti kovalentiniais ryšiais, kuriems kiekvienas atomas atiduoda tris iš keturių elektronų, o bazinės plokštumos tarpusavyje yra metalinės arba, kai kurių autorių nuomone, van der Waals.

Tokiais atvejais ryšiai vadinami heterodesminiais. Iš to išplaukia du svarbūs dėsningumai: medžiagų su heterodesminiu ryšiu gardelės turi tik mažą arba vidutinę simetriją, o tokių medžiagų savybės yra anizotropinės.

Atkreipkite dėmesį, kad iš keturių galimų ryšių tipų – van der Waals, kovalentinio, metalinio ir joninio – tik pirmieji trys galimi elementariose medžiagose, o visi keturi galimi junginiuose.

Konkretus elektrinės sąveikos mechanizmas priklauso nuo tam tikros kietosios medžiagos atomų struktūros, tai yra nuo jų padėties periodinėje lentelėje. Išskiriami šie elektrinės sąveikos tipai ir atitinkamai cheminių jungčių tipai.

1.2. Kulono sąveika

Kulono sąveika gali būti tokio pobūdžio:

1) statinė sąveika tarp skirtingų ženklų jonų arba tarp pasislinkusių skirtingų ženklų krūvių svorio centrų vieno atomo ar molekulės viduje (statinė poliarizacija) – tai joninės (heteropolinės) jungties atvejis (1.3 pav.). Joninių jungčių energijos yra didelės ir siekia 100–800 kJ/mol;

2) skirtingų ženklų interatominių (tarpmolekulinių) krūvių dinaminė sąveika, sukelta dinaminės poliarizacijos reiškinio – van der Waals jungties atvejis (1.4 pav.).

Joninis ryšys atsiranda tada, kai yra didelis susijungusių atomų elektronegatyvumo skirtumas (2), kai mažiau elektronegatyvus atomas beveik visiškai atsisako savo valentinių elektronų ir virsta katijonu, o kitas, labiau elektronegatyvus atomas prideda šiuos elektronus ir tampa anijonas.

Pavyzdžiui, natrio chlorido NaCl atomų elektronegatyvumo skirtumas yra:

–  –  –

Na atomas (1 elektronas išoriniame lygyje) ir Cl atomas (7 išoriniai elektronai) paverčiami Na+ ir Cl– jonais su užbaigtais išoriniais elektronų apvalkalais (po 8 elektronus), tarp kurių atsiranda elektrostatinė trauka, t.y. joninis ryšys.

Joninis ryšys neturi erdvinės krypties, nes kiekvienas jonas yra susietas su tam tikru skaičiumi priešionių, kurių stiprumas priklauso nuo atstumo (Kulono dėsnis).

Todėl joniniais ryšiais sujungti junginiai neturi molekulinės struktūros ir yra kietos medžiagos, sudarančios jonines kristalines gardeles, turinčios aukštą lydymosi ir virimo temperatūrą, jos yra labai polinės, dažnai panašios į druską, o vandeniniuose tirpaluose laidūs elektrai.

Van der Waals jungtis reiškia sąveiką tarp dipolių (nuolatinių ir indukuotų). Tarpmolekulinės sąveikos stiprumas yra 0,8–8,16 kJ/mol energijos diapazone.

Šis terminas iš pradžių reiškė visas panašios energijos jėgas, tačiau dabar šis terminas dažniausiai taikomas jėgoms, atsirandančioms dėl molekulių poliarizacijos ir dipolių susidarymo.

Iš esmės elektrinis dipolis susidaro, kai yra tam tikras atskyrimas tarp teigiamų ir neigiamų atomo ar molekulės komponentų. Sujungimas atsiranda dėl Kulono traukos tarp teigiamo vieno dipolio galo ir neigiamo gretimo dipolio galo, kaip parodyta Fig. 1.4, 1.

Ryžiai. 1.4. Van der Waals ryšio susidarymo schemos: tarp dviejų dipolių (1); elektronų simetriškas atomas (2a); indukuotas atominis dipolis (2b); poliarinė vandenilio chlorido molekulė (3a) ir vandenilio jungtis vandenilio fluorido molekulėje HF (3b) Dipolį gali sudaryti (sukelti) atomas arba molekulė, kuri paprastai yra elektriškai simetriška, t.y., erdvinis elektronų pasiskirstymas yra simetriškas teigiamai įkrauto branduolio atžvilgiu (1.4 pav., 2a). Visi atomai patiria nuolatinius svyravimus, kurie gali sukelti momentinį ir trumpalaikį tokios elektroninės simetrijos iškraipymą ir susidaryti elektrinį dipolį (1.4 pav., 3b). Toks dipolis savo ruožtu gali sukelti gretimos molekulės ar atomo elektronų pasiskirstymą, kuris sukels antrąjį dipolį, kuris vėliau silpnai traukia arba jungiasi prie pirmojo. Šis indukuotas dipolis yra vieno tipo van der Waals jungties pavyzdys.

Nuolatinis dipolio momentas kai kuriose molekulėse stebimas ir dėl asimetriško teigiamo ir neigiamo krūvio sričių išsidėstymo – tokios molekulės vadinamos polinėmis molekulėmis. Fig. 1.4, 3a schematiškai pavaizduota vandenilio chlorido molekulė – nuolatinis dipolio momentas atsiranda dėl susijusių teigiamų ir neigiamų vandenilio ir chloro atomų krūvių HCl molekulėje.

Poliarinės molekulės taip pat gali sukelti dipolius gretimose nepolinėse molekulėse, o toks ryšys susidaro dėl traukos jėgos tarp dviejų molekulių.

Prie specialių tipų van der Waals jungčių priskiriami vandeniliniai ryšiai, atsirandantys tarp molekulių, kurių vienas iš komponentų yra vandenilis (1.4 pav., 3b).

1.3. Judančių valentinių elektronų sąveika su branduoliais Šio tipo sąveika taip pat yra dvejopa. Pirmuoju atveju, kai atomai artėja vienas prie kito, sutampa valentinių elektronų poros su priešingais sukiniais orbitalės, kurių kiekviena prieš priartėjimą priklausė vienam iš gretimų atomų. Tokios poros yra beasmenės: jos nuolat juda, juda iš vieno kaimyninio atomo į kitą. Tačiau perėjimas vyksta tik palei „tiltus“, jungiančius netoliese esančius atomus (deimantų pavidalo kristaluose 111 krypčių). Kiekvienu laiko momentu kiekvieną atomą supa statistiškai skirtingas valentinių elektronų skaičius su priešingais sukiniais. Taigi elektronų tankis yra sutelktas šiomis kryptimis. Todėl valentiniai elektronai yra lokalizuoti. Šis mechanizmas vadinamas kovalentiniu (homeopoliniu) ryšiu.

Antruoju atveju vyksta viso kristalinės gardelės atominio ansamblio delokalizuotų (kolektyvizuotų) valentinių elektronų sąveika su jo jonine šerdimi. Vienas iš galimų delokalizacijos mechanizmų yra daugkartinis valentinių orbitų sutapimas. Šis mechanizmas atitinka metalinę jungtį.

Kovalentinis ryšys yra labiausiai paplitęs cheminių ryšių tipas, atsirandantis dėl elektronų poros pasidalijimo per mainų mechanizmą, kai kiekvienas iš sąveikaujančių atomų tiekia vieną elektroną arba per donoro-akceptoriaus mechanizmą, jei elektronų pora dalijasi vienas atomas (donoras) kitam atomui (akceptorius). Valentiniai elektronai yra lokalizuoti (1.5 pav.).

Ryžiai. 1.5. Kovalentinio ryšio susidarymo mechanizmai

Kovalentinis ryšys yra stiprus ryšys; pavyzdžiui, ryšys tarp dviejų anglies atomų deimante turi 7,3 eV jungimosi energiją, jei atsižvelgiama į atskirus neutralius atomus. Ši vertė yra palyginama su ryšio stiprumu joniniuose kristaluose, nepaisant to, kad kovalentinis ryšys yra ryšys tarp neutralių atomų.

Metalinius ryšius sudaro elementai, kurių atomai turi mažai valentinių elektronų išoriniame lygyje. Dėl mažos jonizacijos energijos šie elektronai laisvai juda visame metale ir sudaro „elektronines dujas“.

(1.6 pav.). Jie tampa bendri visiems metalo atomams.

Viename atome paprastai yra vienas arba du laisvieji elektronai. Elektronai, kurie gali dalyvauti laidumo reiškinyje, vadinami laidumo elektronais.

Metalai apima dvi dideles medžiagų grupes: paprastus ir pereinamuosius metalus.

Paprastų metalų metalinis ryšys yra silpnesnis nei kovalentinis ryšys.

Metalų valentiniai elektronai dėl daugelio priežasčių (branduolių ekranavimas gilesnių lygių elektronais ir kt.) pav. 1.6. Metaliniai ryšiai yra silpniau prijungti prie branduolio, lengviau atsiskiria nuo branduolių, sudarydami savotiškas keliaujančias elektronų dujas ir laisvai juda iš branduolio į branduolį.

Pagrindinis metalų elektroninės posistemės skirtumas nuo kitų kietųjų kūnų yra tas, kad metaluose valentinę juostą tik iš dalies užima elektronai. Todėl metalo elektrinis laidumas yra susijęs su elektronų judėjimu valentinėje juostoje, o krūvininkų koncentracija labai mažai priklauso nuo temperatūros.

§ 2. Elektroninė atomų sandara

2.1. Schrödenger lygtis Kaip jau minėta, cheminių ryšių tipai, lemiantys medžiagų struktūrą ir savybes, yra labai įvairūs.

To priežastis – skirtingų medžiagų atomų elektroninės struktūros skirtumai, elektronų energijos pasiskirstymo pobūdis ir jų judėjimas kristalinėje gardelėje (veikiant sąveikai su branduoliais). Įvairių medžiagų atomų elektroninės struktūros dėsniai yra D. I. Mendelejevo periodinės lentelės pagrindas.

Gilų supratimą apie elektroninę atomų sandarą ir elektronų elgseną suteikia kvantinė mechanika (Schrödingerio lygtis, 1926), kuri remiasi elektronų banginėmis funkcijomis ||. Šių funkcijų kvadratas parodo tikimybę rasti valentinį elektroną tam tikrame gardelės erdvės taške su koordinatėmis (x, y, z) tam tikru laiko momentu, t.y. jis apibūdina elektronų tankį.

Jei bangos funkcija yra žinoma pradiniu momentu, tada išsprendus Schrödingerio lygtį, reikšmę galima rasti bet kuriuo vėlesniu metu. M masės dalelei, kuri juda veikiant jėgai, kurią sukuria potencialas V(x, y, z,), Šriodingerio lygtis yra + (,), =

–  –  –

2.2. Kvantiniai skaičiai Elektrono būsena izoliuotame atome apibūdinama keturiais kvantiniais skaičiais n, l, ml ir sukimosi kvantiniu skaičiumi ms. Kvantiniai skaičiai apibrėžia elektronų būseną laisvajame atome, elektronų pasiskirstymą apvalkaluose, posluoksniuose (orbitalėse) ir orbitalėse bei kvantuotos (diskrečiosios) energijos reikšmes.

Pagrindinis kvantinis skaičius n daugiausia lemia elektronų energiją E (E ~ 1/n2) ir elektronų apvalkalo dydį izoliuotame atome, kurį sudaro elektronai, kurių skaičius n. Kai jie tolsta nuo branduolio, elektronų apvalkalai žymimi raidėmis K, L, M, N, O, P ir atitinkamai skaičiais 1, 2, 3, 4, 5, 6.

Orbitinis kvantinis skaičius l nustato orbitos formą ir elektrono kampinio impulso dydį branduolio atžvilgiu (vadinamasis orbitos momentas) ir gali būti sveikųjų skaičių nuo 0 iki (n – 1). Elektronai, turintys tą patį kvantinį skaičių l, priklauso tam pačiam posluoksniui.

Įvairūs subapvalkalai, žymimi raidėmis s, p, d, f, savo ruožtu susideda iš 1, 3, 5 ir 7 elektroninių lygių (orbitalių) atitinkamai. Kiekviena orbita gali tilpti ne daugiau kaip du elektronus su skirtingais sukiniais.

Pateikti orbitos simboliai yra pirmosios angliškų žodžių raidės, atspindinčios spektroskopinių linijų, susijusių su intraatominiais elektronų perėjimais iš aukštesnių lygių į tam tikrą orbitą, formą: aštrus, pagrindinis, difuzinis ir smulkus.

Magnetinis kvantinis skaičius me rodo elektronų orbitos plokštumos orientaciją erdvėje. M reikšmės svyruoja nuo -l iki +l (įskaitant 0), ty iš viso (2l + 1) reikšmės.

Sukimosi kvantinis skaičius ms apibūdina paties elektrono kampinio impulso orientaciją aplink savo ašį, ty paties elektrono kampinio momento projekciją į orbitos kampinį momentą.

Tai gali turėti dvi reikšmes:

ms = +1/2 ir ms = -1/2 ir neturi įtakos elektronų energijai. Paties elektrono kampinis impulsas (sukimosi momentas) lygus 1h. (1.2) s= 2 2p Šis momentas orientuotas lygiagrečiai arba antilygiagrečiai orbitiniam momentui.

Remiantis kvantine teorija, visas orbitos kampinis momentas gali būti pavaizduotas kaip M orb = h l (l + 1). (1.3) Galimos l reikšmės pateiktos aukščiau. Taigi laisvojo atomo elektrono kampinis impulsas gali turėti tik atskiras reikšmes. Vadinasi, elektrono kampinio impulso būsena lemia bangos funkcijos kampinę priklausomybę ir tikimybės tankį ||. Atsižvelgiant į kvantinį skaičių ms, didžiausias elektronų skaičius orbitoje s yra 2, orbitoje p - 6, d - 10, f - 14.

Diskretinės atomų spektro linijos paskatino Bohrą postuluoti savo vandenilio atomo modelį, iš kurio išplaukia, kad elektronų energijos lygiai atome paklūsta priklausomybei me 4 1, (1.4) En = p e 0 h n 2 kur m, e yra atitinkamai elektrono masė ir krūvis; 0 – vakuumo dielektrinė konstanta.

Vadinamųjų stacionarių orbitų spinduliai nustatomi naudojant lygtį (= 1,2,3, ...), = (1.5), kur z – elemento eilės numeris.

Pakeitę skaitines SI reikšmes į (1.4) ir (1.5), gauname elektronų energijos reikšmes skirtinguose stacionariuose apvalkaluose: = 2,1799 10 / J ir atitinkamus šių apvalkalų spindulius, m:

an = (5,291810-11) n2.

Vadinasi, pagrindinės vandenilio atomo būsenos, atitinkančios n = 1, energija yra 2,1810-18 J, o Boro spindulys a0 = 5,291810-11 m.

Dėl mažos energijos vertės SI vienetais, fizikoje jie naudoja nesisteminius atominius vienetus, kuriuose energijos vienetu imamas Rydbergas (1 Ry = 13,6 eV). Vienas Rydbergas reiškia vandenilio atomo pagrindinės būsenos energiją, o vienas atominis vienetas yra lygus pirmajam Boro spinduliui a0. Tada atominiais vienetais = ; = ; = 1.

Atominio vandenilio elektronų energijos lygiai, apskaičiuoti pagal stebimą spektrą, parodyti Fig. 1.7. Jie natūraliai mažėja, be galo kondensuojasi ir artėja link jonizacijos ribos. Atstumas tarp žemiausio energijos lygio ir jonizacijos ribos yra lygus jonizacijos energijai. Savo orbita besisukančio elektrono kinetinės energijos išraiška yra = = =, iš kur p = (2mE)1/2 yra elektrono impulsas, kuris niekada negali būti k - motina tik diskrečios reikšmės, kartotiniai bangos skaičius, kurio reikšmės yra diskrečios ir kartotinės; – elektronų bangos ilgis, kurio sveikieji kartotiniai telpa ant orbitos apskritimo.

Elektronų pasiskirstymas tarp orbitų paklūsta Pauli principui ir eksperimentiškai nustatytai Hundo taisyklei. Pagal Pauli principą atomas negali turėti dviejų elektronų su keturiais vienodais kvantiniais skaičiais, t.y.

E. kiekvienoje orbitoje gali būti ne daugiau kaip du elektronai su skirtingais sukiniais (suporuoti elektronai). Kaip minėta aukščiau, maksimalus elektronų skaičius s, p, d ir f posluoksniuose yra atitinkamai 2, 6, 10 ir 14. 1.7. Santykinė padėtis yra energinga. Elektronų pora iš atominio vandens elektronų atominių lygių su priešingais sukiniais neturi cheminio aktyvumo nesužadintoje atomo būsenoje, t.y. negali dalyvauti ryšiuose.

Pagal Hundo taisyklę (didžiausio daugialypumo taisyklę), tam tikra elektroninė konfigūracija nesužadintos būsenos atomo išorinėje orbitoje turi mažiausią energiją su didžiausiu nesuporuotų elektronų skaičiumi (po vieną fazinės erdvės ląstelėje). Kaip pavyzdys pav. 1.8 paveiksle parodytas valentinių 2s ir 2p elektronų pasiskirstymas izoliuotame deimantų atome nesužadintoje ir sužadintoje būsenoje. Nesužadintoje būsenoje du s-orbitalės elektronai su priešingais sukiniais užima vieną fazinės erdvės ląstelę, o išorinėje p-orbitoje 2p elektronai yra po vieną dviejose fazinės erdvės ląstelėse (iš trijų). . Sužadintoje būsenoje vienas s-elektronas patenka į laisvą p-orbitalės ląstelę, visas keturias ląsteles (s + p) užima vienas elektronas ir visi elektronai gali dalyvauti ryšiuose.

–  –  –

§ 3. Periodinis dėsnis ir periodinė elementų lentelė, D.I. Mendelejevas. Įvairių apvalkalų ir orbitalių užpildymo elektronais seka cheminių elementų atomuose, elektronų energijos pasiskirstymas ir šio pasiskirstymo periodiškumas valentingiems elektronams, taip pat atitinkama. elementų savybių, jų atominių dydžių ir struktūros priklausomybės, atsispindinčios periodinėje elementų lentelėje. Šio periodiškumo idėją ir patį terminą pirmą kartą pasiūlė D. I. Mendelejevas 1869 m. Periodinis įstatymas yra vienas iš pagrindinių gamtos mokslų dėsnių. Elementus į periodinę lentelę įtraukė D.I. Mendelejevas, atsižvelgdamas į jų atominės masės vertę. Mendelejevo įstatymas prisidėjo prie tikslinės naujų elementų paieškos. Jei dėsnio atradimo metu buvo žinomos 63 elementarios medžiagos, tai šiuo metu jų yra daugiau nei 110. Vėliau, atsiradus eksperimentiniams duomenims apie rentgeno spindulių spektrus, atomo apvalkalo modelį, o vėliau ir kvantinį mechaninį modelį. , branduolio krūvis ir izotopijos fenomenas, Mendelejevo sistema gavo gilesnį mokslinį pagrindimą ir plėtrą.

Remiantis šiuolaikinėmis idėjomis apie periodinę sistemą, elementai joje yra išdėstyti didėjančio branduolio krūvio ze tvarka (kur z yra elemento atominis skaičius, lygus protonų skaičiui branduolyje; e yra branduolio krūvis elektronas).

Protonų skaičius branduolyje yra lygus elektronų skaičiui atome, o tai užtikrina jo elektrinį neutralumą. Tačiau atomo masė yra didesnė už bendrą protonų masę branduolyje. Atomo masės (neatsižvelgiant į elektronų masę, kuri yra 1836 kartus mažesnė už protono masę) ir vieno protono masės santykis nėra sveikas skaičius. Taip yra dėl to, kad branduolyje, be teigiamai įkrautų protonų, yra tam tikras skaičius elektriškai neutralių neutronų. Vieno neutrono masė beveik lygi protono masei, tačiau neutronų skaičius skirtinguose to paties cheminio elemento atomuose nėra vienodas. Tam tikro cheminio elemento atomai, kurių branduolyje yra tiek pat neutronų, vadinami to elemento izotopu. Kadangi vieno cheminio elemento atomų vidutinės masės ir protono masės santykis nėra lygus sveikajam skaičiui, vadinasi, kiekvienas cheminis elementas susideda iš skirtingų izotopų rinkinio. Tačiau akcentuokime pagrindinį dalyką – chemines elemento savybes lemia branduolio krūvis ir elektronų pasiskirstymo pobūdis.

Periodinė lentelė skirstoma vertikaliai į grupes ir pogrupius, o horizontaliai – į periodus. Vienai grupei priklauso elementai, kurių valentinėse orbitose yra tiek pat elektronų. Grupės viduje periodo skaičiui didėjant (t.y. iš viršaus į apačią) didėja elektronų apvalkalų skaičius, atitinkamai didėja atomo dydis (žr. (1.5) lygtį) ir silpsta valentinių elektronų ryšys su branduoliu. Dėl to palengvėja išorinių elektronų delokalizacija, jų atskyrimas nuo branduolio ir perėjimas į elektronų dujas, todėl didėja metalinių ryšių dalis.

Į vieną periodą įeina medžiagos, kurių valentinės s- ir p-orbitalės priklauso tam pačiam apvalkalui (turi tą patį pagrindinį kvantinį skaičių). Per tam tikrą laikotarpį, didėjant grupės skaičiui, elementai išdėstomi taip, kad elektronų skaičius orbitose iš eilės didėja.

Didžiausias elektronų skaičius periodais nuo pirmojo iki septintojo yra atitinkamai 2, 8, 8, 18, 18, 32, 24 (septintasis periodas nebaigtas).

Orbitalių užpildymo seka didėjant atitinkamų elektronų energijos lygiams yra tokia:

|1s | 2s 2р | 3s 3р | 4s 3d10 4р6|

–  –  –

Ryšium su tuo, kas išdėstyta aukščiau, periodinė lentelė dažniausiai vaizduojama trumpa arba išplėstine forma (1.10 pav.).

Taigi, pirmieji trys laikotarpiai yra trumpi, o periodai, kuriuose dalyvauja pereinamosios grupės metalai, yra ilgi. Apskritai per laikotarpį (iš kairės į dešinę) cheminio ryšio tipas kinta taip: metalinis, metalinis - kovalentinis, kovalentinis, kovalentinis - van der Waalsas, van der Waalsas. Trumpa forma (1.10 pav., b) elementai, kurių bendras potencialių valentinių elektronų skaičius užpildytose s-, p-, d- ir f orbitalėse yra vienodas, patenka į vieną grupę. Be to, grupėje elementai, kuriuose yra tik (s + p)- arba (s + d10)-valentinių elektronų, yra pasislinkę (dažniausiai į dešinę), palyginti su elementais, kurie turi tik s- arba (s + d)- arba (ir ) f elektronų (valentinių elektronų nėra). Grupė suskirstyta į du pogrupius A ir B.

Pirmasis (kairėje) priklauso B pogrupiui, antrasis – A.

–  –  –

Ryžiai. 1.10. Periodinė sistema išplėstine (a) ir trumpąja (b) forma Periodinės lentelės išplėstinė forma konstruojama skirtingai (1.10 pav., a). A pogrupis apima visus elementus, kuriuose d apvalkalas vis dar tuščias arba kuriamas. Svarbu, kad juose nebūtų p elektronų. B pogrupis apima visus elementus, kurie turi visiškai užpildytą d-apvalkalą (iki 10 elektronų) ir kuriuose yra s- ir p-elektronų.

Fig. 1.11 paveiksle parodyta periodinės lentelės elementų lydymosi temperatūros Tmel priklausomybė nuo elemento pogrupio skaičiaus ir atominio skaičiaus. Palyginimas pav. 1.11 ir periodinė lentelė (1.10 pav.) patvirtina šios priklausomybės periodiškumą. Tai gerai paaiškinta remiantis Hundo taisykle.

Kiekvienas periodas prasideda nuo kito apvalkalo užpildymo valentiniais elektronais. Kiekviena fazinės erdvės ląstelė iki posluoksnio vidurio užpildyta vienu nesuporuotu elektronu, kuris gali dalyvauti cheminiame ryšyje. Nuo antrosios posluoksnio pusės fazinės erdvės ląstelės pradeda pildytis antruoju elektronu su priešingu sukiniu. Pradeda mažėti valentinių elektronų, galinčių dalyvauti ryšiuose, skaičius, dėl to susilpnėja cheminio ryšio stiprumas ir mažėja Tm.

Ryžiai. 1.11. Lydymosi temperatūros priklausomybė nuo elementų išsidėstymo D. I. Mendelejevo periodinėje lentelėje Elektroninė atomų struktūra, ant kurios pastatyta periodinė sistema, taip pat yra cheminių elementų atominės sandaros dėsnių pagrindas, be žinios apie tai, kokių medžiagų mokslas neįsivaizduojamas.

Fig. 1.12 paveiksle parodytas ryšys tarp elementų atominės sandaros ir jų padėties Mendelejevo periodinėje lentelėje (kambario temperatūroje). Atominės struktūros žymėjimai pav. 1.12 pateikiami neseniai pasiūlyta ir vis dažniau naudojama forma.

Ryžiai. 1.12. Elementų atominės sandaros ir pogrupio skaičiaus ryšys Lentelės

Mendelejevas kambario temperatūroje:

A1 – HCC; A2 – bcc; A3 – GPU; A4 – deimantinio tipo kubinė gardelė; A5 – į kūną orientuotas tetragonalas; A6 – į veidą orientuotas tetragonalas; A7 – romboedras; A8 – trikampis; H – šešiakampė (dažniausiai uždara (ABAC...); R – romboedrinė; C – kompleksinė kubinė; M – monoklininė;

O – ortorombinis; T – tetragonalinis; a – žemos temperatūros § 4. Valentinių elektronų energijos juostos Svarbiausia izoliuotų atomų artėjimo prie atominio ansamblio susidarymo pasekmė yra izoliuotų atomų, pirmiausia valentinių elektronų, elektronų energijos lygių padalijimas į polygius ( „perturbacijos“ efektas), taip pat leidžiamų ir draudžiamų energetinių verčių energijos juostų susidarymas.

Pirmiausia tai panagrinėkime paprasčiausiu dviatominės vandenilio molekulės, kurios kiekvienas atomas turi po vieną s-elektroną, pavyzdį (1.13 pav.). Izoliuotų vandenilio atomų valentiniai elektronai yra 1s orbitoje. H2 molekulėje monatominis 1 lygis yra padalintas į du polygius, kurių kiekviename gali būti 2 elektronai. Apatinis iš šių lygių, kuriame yra abu elektronai, vadinamas surišimu, o viršutinis, neužimtas lygis – antibondingu (arba antibondingu). Šiuos polygius skiria energijos tarpas W = 2h, tai yra draudžiamų energijos verčių intervalas.

Ryžiai. 1.13. Valentinių elektronų energijos lygių išdėstymas naudojant vandenilio molekulės pavyzdį.

Apatinis lygis jungiasi; viršutinė – antijungimas (atsilaisvinimas) Iš banginių funkcijų formos (1.13 pav.), kurių kvadratas apibūdina tikimybių tankį, aišku, kad elektrono tikimybė atsidurti ryšio linijoje jungties būsenose yra didesnė už nulį, t. o antijungimo būsenose jis yra mažesnis už nulį. Jei susijungia ne du, o N atomai, tai atitinkamai kiekvienas laisvo atomo lygis yra padalintas į N polygius. Šiuo atveju išsaugomas bendras leidžiamų elektroninių būsenų skaičius (2N).

Tai taip pat galioja ir kitų (išskyrus s) orbitalių valentiniams elektronams - p, d ir f. Kiekvienai orbitalei surišantys ir surišantys suborbitalai sudaro leistinos energijos zonas, atskirtas draudžiamų verčių zonomis.

Kadangi 1 cm3 kietos medžiagos yra apytiksliai 1023 atomai, jungimosi ir antijungimo zonos (kurių plotis yra keli elektronvoltai) gali būti laikomos energetiškai ištisinėmis. Būsenų skaičius šiose zonose energijos diapazone nuo E iki E±E, neatsižvelgiant į tai, ar jas užima elektronas, ar ne, yra būsenų tankis (1.14 pav., a) / / () = = (2 ), (1.6 ) čia N' yra bendras būsenų, kurių energija mažesnė už E, skaičius; V – vienetinio elemento tūris; m* – efektyvioji elektronų masė; E – elektronų energija.

Ryžiai. 1.14. Valentinių elektronų būsenų tankis N(E) (a) ir energijos pasiskirstymo funkcija f(E) (b), esant T = 0 K. N(E) parodyta neatsižvelgiant į draudžiamų energijų juostas Būsenų skaičius yra proporcingas didžiausiam elektronų skaičiui kiekviename orbitos izoliuotame atome.

Orbitalių forma atitinka izoliuoto atomo orbitalių formą (s-orbitalė yra sferinė ir pan.).

Kiekvienoje orbitoje, esant absoliučiam nuliui, elektronai užima žemiausią energijos lygį. Elektronų energija yra kvantuota. Didžiausias metalų energijos lygis, kai T = 0, žymimas Fermio lygiu Ef (1.14 pav., b). Kylant temperatūrai, kT dydžio šiluminių virpesių energiją gali suvokti tik šalia Fermio lygio esantys elektronai. Funkcija, apibūdinanti šį modelį (funkcija

Fermi), rodo tikimybę, kad tam tikras lygis bus užimtas:

()= ; (1.7) f 1 + exp čia E – bendra elektrono energija; k – Boltzmanno konstanta;

T – temperatūra.

Dalelės, kurių energijos pasiskirstymas aprašytas (1.7) lygtimi, sudaro sferą. Kuo didesnis rutulio spindulys, tuo daugiau mazgų jos paviršiuje. Esant absoliučiam nuliui, visi lygiai žemiau Eph yra užimti elektronų.

Elektrono kф Fermi bangos vektorius yra susietas su bendru valentinių elektronų skaičiumi N, tenkančiu Fermi sferos tūriui k erdvėje (bangų skaičiaus erdvėje) santykiu = 2 (2), (1.8) 3ф, kur V yra k-erdvės tūrio vienetas, kuriame yra V /(2)3 būsenos, kurių kiekviena gali turėti du elektronus su priešingais sukiniais. Vadinasi /)/ Ф = (3 (1.9) ir atitinkama Fermi energija / Ф = 3. (1.10) Judančio elektrono kinetinė energija ir jo impulsas p yra susiję su priklausomybe = (1.11) Tuo pačiu metu elektrono bangos ilgis = h(2mE)1 /2, o bangos skaičius k = 2/, nuo kurio elektrono impulsas p ir bangos skaičius 1 yra susiję priklausomybe ~ ~.

Pagal (1.11) lygtį valentinių elektronų energijos priklausomybė impulsų erdvėje turėtų būti parabolinė (1.15 pav., a). Tačiau tai galioja tik „beveik laisviesiems elektronams“, ty neatsižvelgiant į judančių elektronų sąveiką su gardelės jonine šerdimi.

Tačiau banginis elektronų pobūdis lemia jų sąveiką su gardelės vidinių apvalkalų elektronais, kurie yra tvarkingai išdėstyti erdvėje. Šiai sąveikai taikomi griežti įstatymai. Joninės šerdies elektronai, veikiami elektromagnetinio lauko (pavyzdžiui, rentgeno spindulių), pradeda svyruoti tuo pačiu dažniu.

Šių elektronų bangos trukdo ir yra susilpnintos visomis kryptimis, išskyrus tas, kur jos yra toje pačioje fazėje išilgai bangos fronto.

Šia kryptimi įvykdyta krintančių spindulių (šiuo atveju elektronų) „atspindėjimo“ sąlyga - Wulff-Bragg atspindžio dėsnis:

2 nuodėmė. (1.12) Čia n yra vadinamoji atspindžio tvarka, lygi bangų ilgių, kurie telpa į kelio skirtumą tarp pirmojo ir n-ojo atspindžio, skaičiui; d – plokštumų, į kurias krinta spinduliuotė, tarpplaninis atstumas; – šios spinduliuotės kritimo ir atspindžio kampas (Bragg kampas).

Vadinasi, valentiniai elektronai, turintys tokią energiją ir atitinkamą bangos ilgį, negali judėti gardelėje, ty jų nėra. Tai reiškia, kad didėjant elektronų energijai ir atitinkamai mažėjant bangos ilgiui, turi ateiti momentas, kai valentinių elektronų bangos ilgis ir atominių plokštumų, į kurias šie elektronai krenta kampu, tarpplaniniai atstumai atitiks Wulff-Bragg atspindžio dėsnį. . Šiuo atveju turėtų įvykti parabolinės elektronų energijos priklausomybės nuo bangos skaičiaus lūžis (1.15 pav., b).

Kadangi kiekvienai begalinei kristalinei gardelei būdingas diskrečiųjų tarpplaninių atstumų nuo dmax iki d 0 rinkinys, o atspindžio sąlygos pirmiausia susidaro min = 2dmax, tai kiekvienam gardelės tipui galima numatyti pirmojo netolydumo atsiradimo momentą. parabolinė kreivė E = f(k). Kitų krypčių ir skirtingos energijos (bangos ilgio) valentinių elektronų atveju toks tarpas atsiras atsispindėjus iš kitų plokštumų ir esant kitai bangos vektoriaus vertei (impulsui).

Ryžiai. 1.15. Kietosios medžiagos valentinių elektronų energijos priklausomybės nuo bangos skaičiaus, neatsižvelgiant į (a) ir (b) draudžiamas energijos vertes (tamsesnius plotus). E (k) kreivės atsiranda E reikšmių diapazone, o iš tikrųjų kreivė E = f (k) bus tokia, kaip parodyta Fig. 1.15, gim.

„Uždraustuose“ banginio pobūdžio elektronų energijos intervaluose nėra Schrödingerio lygties sprendimų. Regionų ribos trimatėje erdvėje, atitinkančios elektronus, turinčius didžiausią leistiną energiją tam tikrai zonai, turi daugiakampių paviršių formą. Leidžiamų energijų zonos vadinamos Brillouin zonomis.

Taigi, valentinių elektronų energijos pasiskirstymas medžiagose su metaliniais ryšiais yra leistinų energijų (Brillouin zonos) ir draudžiamų energijų zonų kaita. Brillouino zonose elektronų energijos pasiskirstymas yra beveik nepertraukiamas.

Gretutinių impulsų p intervalas nuo pi iki pi±1 yra 10-22-10-23 eV. Mažiausios energijos Brillouino zona valentiniams elektronams (prieš pirmąjį E = f(p) kreivės lūžį) vadinama pirmąja Brillouino zona ir tt Šie energijos tarpai atlieka lemiamą vaidmenį nustatant, ar tam tikra medžiaga yra metalas, ar izoliatorius (puslaidininkis) . Kristalas elgiasi kaip metalas, jei viena ar dvi apatinės Brillouin zonos nėra visiškai užpildytos šalia 0 K, priešingai nei dielektrikas ar puslaidininkis, kuriame laidumo elektronų skaičius yra toks, kad leidžiamos zonos yra visiškai užpildytos arba tuščios.

Pirmųjų trimačių Brillouin zonų pavyzdžiai svarbiausioms paprastoms grotelėms parodyti Fig. 1.16. Jie vaizduoja šiuos daugiakampius: fcc ir deimantui tai yra kuboktaedras, briaunuotas (111) ir (100) plokštumų, o bcc – rombinis dodekaedras, briaunuotas abipusės erdvės (110) plokštumomis.

–  –  –

Paviršiai, ribojantys Brillouin zonas didelės energijos pusėje, vadinami zonos lubomis. Ties zonos lubomis parabolinė priklausomybė nutrūksta.

Tuo atveju, kai valentinių elektronų koncentracija Nb/Nat (kur Nb, Nat yra atitinkamai valentinių elektronų skaičius ir bendras elektronų skaičius atome) yra mažesnė už būsenų tankį pirmoje Brillouin zonoje, Fermio paviršius. yra sferinis. Tais atvejais, kai Nb/Nat yra proporcinga N(E), Fermio paviršių deformuoja Brillouin zonos viršus (1.17 pav.).

–  –  –

Reciprokinė gardelė paprastai suprantama kaip gardelė, standžiai sujungta su tiesiogine gardele, kurioje plokštumos pakeičiamos joms normaliomis, dydžiu ir kryptimi atvirkštinėmis tiesioginės gardelės normaliosioms.

Abipusėms ir tiesioginėms gardelėms kristalografijoje stebimos lygybės a*a = b*b = c*c = 2 ir a*b = b*a = c*a = a*c =... = 0, kur a , b, с – pagrindiniai kristalinės gardelės vektoriai; a*, b*, c* yra pagrindiniai reciprokinės gardelės vektoriai.

Abipusė gardelė fizikoje, pirma, konstruojama bangų skaičių, o ne atomų erdvėje, skirtingų tipų gardelėms skiriasi vektorių „kryptis“, skaičius ir ilgis. Antra, koeficientas 2 yra praleistas, ir trečia, kiekvienas grįžtamosios gardelės taškas turi savo bangos vektorių.

K erdvėje galioja tie patys difrakcijos dėsniai kaip ir rentgeno spinduliams. Brillouin zonų susidarymas lengvai paaiškinamas naudojant abipusės gardelės sąvoką.

Esant rentgeno spindulių difrakcijai nuo tiesios gardelės, atsiranda 1, 2, 3 ir tt eilės atspindžiai, tarp kurių nevyksta elektronų „atspindys“.

Bangų vektorių difrakcijos atveju taip pat atsiranda 1-oji, 2-oji, 3-ioji ir tt leistinos Brilouino zonos, kurias formuoja veidai, ribojantys tūrines Brillouin zonas, o kitomis kryptimis bangų vektoriai nekyla ir atitinkamos draudžiamos zonos. susidariusios elektronų energijos.

§ 5. Cheminių ryšių stiprumas Didžiausią įtaką medžiagų struktūrai ir savybėms daro cheminio ryšio pobūdis, kuris turi įtakos įvairiems medžiagos parametrams. Priklausomai nuo konkrečios medžiagos paskirties, reikėtų naudoti vieną ar kitą iš šių parametrų. Vienas iš svarbiausių parametrų yra cheminės jungties stiprumas. Jis apskaičiuojamas pagal energiją, kurią reikia išleisti perkeliant atomus iš jų būsenos kietame (kristaliniame) kūne į laisvų (nesąveikaujančių) atomų sistemą.

Tikslus cheminės jungties stiprumo išvedimas yra labai sudėtingas ir skirtingas, kai medžiagos turi skirtingų tipų jungtis, o tai nepatenka į šio vadovo taikymo sritį. Praktiniais tikslais pakanka naudoti (su tam tikromis prielaidomis) įvairius gana paprastus parametrus, kurie gerai koreliuoja su cheminių ryšių stiprumu. Reikia tik įvertinti padarytas prielaidas ir jų indėlį.

Panagrinėkime kai kuriuos bendruosius apytikslius cheminės jungties stiprumo įvertinimo parametrus.

Sublimacijos šiluma. Daroma prielaida, kad kristalinės gardelės Er, susidedančios iš N atomų, kurių koordinavimo skaičius Zk, susidarymo energija, esant poros jungties nutraukimui, gali būti išreikšta kaip cb (1.13) = čia Esb yra ryšio energija tarp dviejų atomų . Kristalinės gardelės koordinacinis skaičius yra charakteristika, nusakanti artimiausių vienodo atstumo dalelių (jonų arba atomų) skaičių kristale.

Tuo pačiu metu gardelės energija yra lygi Er = HsublN (Hsubl yra sublimacijos energija), iš kur subl (1.14) = st

–  –  –

Ryšio energijos susilpnėjimas po maksimalios jos vertės laikotarpio viduryje ypač ryškus trumpais laikotarpiais. Ilgais laikotarpiais pereinamųjų metalų nuosmukis yra daug ne toks ryškus.

Nuorodos ilgis. Svarbios ir vizualios ryšio stiprumo charakteristikos yra atomo spindulys R ir jo dviguba reikšmė – jungties ilgis l, lygus atstumui tarp artimiausių atomų branduolių. Kuo stipresnis ryšys, tuo trumpesnis šis ilgis.

Tačiau būtina atsižvelgti į tai, kad jungties ilgis, savo ruožtu, priklauso nuo daugelio veiksnių. Pirma, palyginimas (nustatymas) turėtų būti atliekamas tik toms medžiagoms, kurių cheminė jungtis yra tokia pati ir kurios yra stabilios pusiausvyros būsenos, ypač temperatūros ir slėgio požiūriu. Griežtai kalbant, duomenys apie jungties ilgį turėtų būti lyginami esant temperatūrai, kuri yra santykinai lygi lydymosi temperatūros Tm daliai. Tačiau praktikoje dažnai naudojami duomenys, gauti kambario temperatūroje.

Antra, būtina atsižvelgti į jungties ilgio priklausomybę nuo dažnai pasitaikančios elektronų debesies, supančio tam tikro atomo branduolį, formos anizotropijos. Šis debesis turi anizotropinę formą medžiagose, kurių gardelės simetrija yra mažesnė nei kubinė. Ši anizotropija ypač ryškiai pasireiškia medžiagose, turinčiose heterodesminį jungčių pobūdį. Pavyzdžiui, grafito gardelėje bazinėje plokštumoje a = 0,2456 nm, o išilgai jos normalios c = 0,6696 nm.

Fig. 1.18 paveiksle pavaizduoti V. Grigorovičiaus duomenys apie artimiausius tarpatominius atstumus (ryšio ilgius) ir elementų padėtį periodinės lentelės laikotarpiais. Jie gerai koreliuoja su duomenimis apie Tm (1.11 pav.) ir fazinės erdvės elementų užpildymo valentiniais elektronais pobūdį (žr. 1.18 pav.).

Ryžiai. 1.18. Artimiausi tarpatominiai atstumai (ryšio ilgis) skirtingais laikotarpiais

Joniniuose kristaluose, nepaisant to, kad debesies forma yra artima sferinei, jungties ilgis negali būti laikomas dvigubu spinduliu, nes katijono ir anijono elektronų debesų dydžiai labai skiriasi. Iš to išplaukia, kad skirtingų tipų jungčių atominiai spinduliai ir jungties ilgiai turi būti vertinami atskirai. Medžiagų, pagamintų iš to paties tipo atomų, tačiau turinčių skirtingas polimorfines modifikacijas, atomo spindulys keičiasi pasikeitus koordinaciniam skaičiui, o ryšys tarp jungties ilgio ir tarpatominių ryšių stiprumo tampa dviprasmiškas.

Žemiau pateikiami perėjimo koeficientai (RZ1/RZ2 =12) atominių spindulių R reikšmėms su skirtingais koordinavimo skaičiais Zk:

–  –  –

Elementariųjų puslaidininkių kristaluose elemento kovalentinis spindulys Rcov suprantamas kaip pusė tarpatominio atstumo tarp artimiausių atomų, sujungtų viena kovalentine jungtimi. Kovalentinių spindulių ypatybė yra jų apytikslis pastovumas skirtingose ​​kovalentinėse struktūrose, turinčiose tą patį Zk. Pavyzdžiui, atstumai pavieniuose C – C ryšiuose deimantuose ir sočiuosiuose angliavandeniliuose yra beveik vienodi ir lygūs 0,154 nm. Tai leidžia nežinomus kovalentinius elementų spindulius įvertinti taip. Tegul elementas A (kurio kovalentinis spindulys nežinomas) sudaro junginį AB su kovalentiniais ryšiais, kuriame žinomas Rkov. Tada elemento A kovalentinis spindulys lygus RkovA = RA-B – RkovB.

–  –  –

kur Z ir e yra atitinkamai jono ir elektrono krūvis; – konstanta, kuri atsižvelgia į konkrečią kristalų struktūrą (fcc – 1,7387, bcc – 1,7919); rе yra vertė, artima metalo joniniam spinduliui joniniuose kristaluose.

Pereinamieji metalai turi stipresnius ryšius nei paprasti metalai. Ryšys realizuojamas dėl metalo jonų sąveikos su cns- ir (n – 1)d-elektronais, kurie įneša pagrindinį indėlį. Pereinamuose metaluose (n – 1) zona yra siauresnė nei ns zona, kurią ji persidengia, o būsenų tankis yra žymiai didesnis. Elektronų skaičius šalia Fermio lygio Eph yra didesnis nei tuo atveju, kai Eph yra ns zonoje. Kiekybinis šio reiškinio vertinimas išsamiai aptartas J. Friedelio darbuose.

Šiluminių virpesių dažnis. Ryšio stiprumas koreliuoja su atomų šiluminių virpesių dažniu. Stipresnės jungtys taip pat atitinka didesnį šių virpesių dažnį. Maksimalus šiluminių virpesių dažnis yra susijęs su Debye temperatūra D ir atomų mase m Tarpatominių ryšių stiprumą galima gana patikimai apibūdinti gaminiu.

Atomų virpesių dažnis skirtingose ​​medžiagose skiriasi nežymiai, 1012–1013 Hz diapazone (1 Hz lygus vienam virpesiui per sekundę). Tačiau kuo didesnis ryšio stiprumas ir kuo lengvesnis atomas (kuo mažesnis ZK), tuo jis didesnis. Analogija tarp atominių virpesių dažnio ir spyruoklės virpesių yra labai aiški. Kuo stipresnė spyruoklė (tuo didesnė jėga, reikalinga jai suspausti) ir kuo lengvesnė medžiaga, iš kurios ji pagaminta, tuo didesnis jos virpesių dažnis.

Suspaudimo ir tiesinio plėtimosi koeficientai. Tai yra patikimiausios lyginamosios tarpatominių ryšių stiprumo charakteristikos, kurios gaunamos iš atominių virpesių dažnio ir amplitudės.

Vibracijos amplitudės kitimo asimetrija su temperatūros pokyčiais yra mėginio linijinių matmenų ir tūrio kitimo priežastis. Šį pokytį apibūdinantis parametras yra linijinis šiluminio plėtimosi koeficientas (LKTP), lygus bandinio pailgėjimui (suspaudimui), kai jis kaitinamas (aušinamas) vienu laipsniu.

Pagal dydį = n10-6 K-1. Kuo n reikšmė didesnė, tuo ryšys silpnesnis, ir svyruoja nuo 3 iki 10 skirtingoms medžiagoms.

Gniuždomumo koeficientas apibūdina santykinį tūrio sumažėjimą, padidėjus hidrostatiniam slėgiui vienu vienetu (1.19 pav.), taip pat atvirkščiai proporcingas rišimo jėgoms. Abiem atvejais tarpatominis atstumas, lyginant su tarpatominiu atstumu, kai T = 0 K, keičiasi, tačiau santykinė atomų padėtis nekinta. Nekubiniuose kristaluose būtina atsižvelgti į anizotropiją ir.

Lydymosi temperatūra. Vienas iš dydžių, dažniausiai naudojamų praktikoje cheminės jungties stiprumui įvertinti, yra medžiagos lydymosi temperatūra Tlydymasis. Tačiau reikia atsižvelgti į tai, kad Tm apibūdina ne pačią kietąją būseną, o pusiausvyrą tarp kietosios ir skystosios būsenos.

Todėl panašaus pobūdžio medžiagoms santykiniam ryšių stiprumui įvertinti galima naudoti Tm. Tai tam tikru mastu taikoma ir sublimacijos temperatūrai, nes ji taip pat yra susijusi su dviejų fazių pusiausvyra.

Ryžiai. 1.19. Elementų suspaudžiamumo priklausomybė nuo pogrupio skaičiaus periodinėje lentelėje. Cheminio ryšio stiprumas taip pat koreliuoja su mechaniniais parametrais, tamprumo moduliais ir, visų pirma, su Youngo moduliu E, kurio fizikinė reikšmė aiški iš Huko dėsnio: E = /, kur įtempis; – elastinė deformacija. Vadinasi, Youngo modulis yra sąlyginė tamprumo įtempio vertė, kurią reikėtų taikyti, kad tamprioji deformacija būtų lygi vienetui. Tarp mechaninių charakteristikų tam pačiam tikslui kartais naudojamos mikrokietumo vertės (įtraukimo į įdubimo mėginį gylis).

Mechaninių savybių, ypač kietumo, charakteristikos yra labai jautrios konstrukcinių defektų buvimui:

dislokacijos, dislokacijos subribos, grūdų ribos, antrosios fazės dalelės ir kiti nehomogeniškumas. Todėl kietumo (net mikrokietumo) vertė apytiksliai leidžia įvertinti jungčių stiprumą tobuluose pavieniuose kristaluose. Tačiau palyginti elastingumo modulius, siekiant įvertinti santykinį jungties stiprumą, yra patikimiau.

§ 6. Cheminių jungčių kryptingumas ir prisotinimas. Norint suprasti daugelį skirtingų cheminių jungčių tipų medžiagų elgsenos ypatybių, labai svarbios dvi savybės: ryšių prisotinimas ir kryptingumas.

Ryšių prisotinimas apibūdina medžiagų gebėjimą sudaryti skirtingų tipų ir skirtingų koncentracijų kietus tirpalus. Šio gebėjimo įgyvendinimas daugiausia priklauso nuo dviejų veiksnių: cheminio ir matmenų (atomų spindulių skirtumo).

Cheminis veiksnys daugiausia lemia medžiagos – bazės – gebėjimą įvairiais būdais ištirpinti savyje esančias priemaišas.

Metaluose, kuriuose ryšiai nėra prisotinti, tai įtakoja, kaip priemaišos keičia jungtyse dalyvaujančių valentinių elektronų skaičių. Todėl pakaitinių tirpalų susidarymo metaluose ir daugelyje metalų junginių riba yra Brillouin zonos užpildymas valentiniais elektronais (pasiekiant maksimalią elektronų koncentraciją). Savo ruožtu tai priklauso nuo pagrindinės medžiagos ir priemaišos valentingumo skirtumo.

Medžiagose, turinčiose kovalentinį (porinį) ryšį, pastarasis yra prisotintas. Kiekviena jungtis savo kryptimi gali apimti tik 2 elektronus su priešingais sukiniais.

Todėl tirpumas juose, kaip taisyklė, yra mažas, o idealių kovalentinių ryšių atveju esant T 0 jis turėtų artėti prie nulio. Iš tikrųjų, kylant temperatūrai, tirpumas šiek tiek padidėja dėl dviejų veiksnių: entropijos padidėjimo ir nedidelės elektronų dalies perkėlimo iš valentinės juostos į juostos tarpą ir atitinkamo Fermio lygio bei būsenų tankio poslinkio šalia valentinės juostos viršuje. Dėl to kambario temperatūroje neizovalentinių priemaišų tirpumas tampa įmanomas, priklausomai nuo daugelio veiksnių, iki 1014–1020 at.cm-3. Izovalentinių priemaišų, kurios nekeičia valentinių elektronų skaičiaus, tirpumas daugiausia priklauso nuo dydžio koeficiento. Todėl Ge tirpumas Si yra artimas 100%, o C tirpumas Si neviršija ~ 1018–1019 atcm-3 kambario temperatūroje.

Ryšių kryptis lemia kristalinės gardelės tipą (vienetinės ląstelės formą), gardelės simetriją ir kompaktiškumą (vienetinėje ląstelėje esančių atomų tūrio ir pačios vienetinės ląstelės tūrio santykį). Pagrindinį vaidmenį šiuo atveju atlieka cheminės jungties pobūdis.

Jei medžiagoje esantys ryšiai yra homodesminiai, o elektronų tankis yra izotropinis, tada kiekvienas atomas yra linkęs apsupti didžiausią panašių atomų skaičių. Šias savybes turi, pavyzdžiui, fcc gardelė, kurios koordinacinis skaičius ZK = 12. Tokios gardelės kompaktiškumas yra maksimalus tokio pat dydžio rutuliams – 0,74. Jei ryšys homodesminis, bet elektronų tankis anizotropinis, kaip yra deimantinėje gardelėje, kurioje didžiausias elektronų tankis atitinka tik kryptį, bet prasiskverbia per visą gardelę (tetraedrinis ryšys), tai gardelė lieka kubinė, tačiau koordinacinis skaičius bus 4, o ne 12 , kaip fcc grotelėje, o kompaktiškumo koeficientas bus daug mažesnis nei fcc grotelėje: 0,34 vietoj 0,74.

Deimantinio tipo grotelėse ryšiai yra porinio pobūdžio. Be to, kiekviena atomų pora atiduoda tik vieną elektroną, kad sudarytų ryšį, o ši elektronų pora priklauso tik vienai iš keturių galimų krypčių, t.y. ryšiai yra griežtai kryptingi. Taigi deimantinio tipo grotelės (silicis, germanis) bus laisvos: maždaug 2/3 vienetinio elemento tūrio yra laisva.

Šešiakampės kompaktinės (HC) grotelės turi tokį patį kompaktiškumą ir koordinavimo skaičių kaip ir fcc grotelės. Kai kurios medžiagos, turinčios homodesminius ryšius, turi ne fcc gardelę, o mažesnio kompaktiškumo bcc gardelę (0,68 vietoj 0,74).

BCC gardelės ypač paplitusios aukštos temperatūros metalų modifikacijoms, kurioms būdinga alotropija.

Joninių junginių, turinčių homodesminius ryšius, gardelės tipui taip pat turi įtakos dydžio faktorius. Medžiagos (daugiausia su fcc grotelėmis) su van der Waals jungtimis taip pat turi izotropinius kompaktiškus ryšius.

Ryšio kryptis ypač ryškiai pasireiškia medžiagose, turinčiose heterodesminius ryšius IVB–VIB pogrupiuose.

Jie įgyvendina 2 tipų ryšius: kovalentinius (sp2, sp1) ir van der Waals. Grafito gardelėje (IVB) kovalentinis ryšys realizuojamas bazinėje plokštumoje (kiekvienas atomas jo susidarymui paaukoja po 3 elektronus), o 4-asis elektronas dalyvauja van der Waals ryšyje normalia bazinei kryptimi. Dėl to realizuojama šešiakampė gardelė, kurioje tarpatominis atstumas išilgai 0001 yra daug didesnis nei išilgai 1002. VB pogrupio medžiagos turi tetragoninę gardelę, sudarytą iš dviejų sluoksnių plokščių. Tarp vienos plokštės sluoksnių yra kovalentiniai ryšiai, o tarp plokščių – van der Waals (VdW) ryšiai. Dėl to RkovRVdV. VIB pogrupių medžiagose (sp-jungtis) gardelė yra šešiakampė, išilgai c ašies yra grandininiai kovalentiniai ryšiai, o tarp grandinių - van der Waals ryšiai. Grotelės smarkiai pailgos išilgai Z ašies.

Saugumo klausimai

1. Kuo skiriasi amorfinės ir kristalinės medžiagos? Pateikite kiekvieno iš jų pavyzdžius.

2. Kuo skiriasi joninio tipo ryšys nuo kovalentinio?

3. Nurodykite dvi pagrindines kvantinės mechanikos sąvokas Bohro atominiame modelyje.

4. Kokie parametrai lemia elektrono būseną izoliuotame atome?

5. Parodykite, kad vienmatės gardelės atveju energijos nenutrūkstamumas ties Brilouino zonos riba yra lygiavertis elektroninių bangų Braggo atspindžio sąlygai.

6. Gauti Fermio energijos išraišką metalo laisvųjų elektronų modeliui esant 0 K.

7. Kokiu principu yra išdėstyti elementai D.I. Mendelejevo periodinėje lentelėje?

8. Kas yra izotopas?

9. Kas yra Pauli principas?

10. Kokie parametrai turi įtakos kietųjų medžiagų cheminių ryšių stiprumui?

Pagrindinės dielektrikų, puslaidininkių ir metalų savybės

§ 1. Bendrosios nuostatos Šis skyrius skirtas padėti suprasti įvairių veiksnių, aptartų tolesniuose vadovėlio skyriuose, įtakos medžiagų savybėms modelius. Tai būtina moksliškai pagrįstai optimalios sudėties ir technologijos, skirtos nurodytų savybių medžiagų gavimo ir apdorojimo, bei jomis paremtų prietaisų (prietaisų) sukūrimui.

Tai svarbu ir kitu požiūriu. Medžiagos savybių pokyčių, veikiančių tam tikrą įtaką, analizė gali būti naudojama diagnostikos tikslais ir suteikti vertingų „grįžtamąjį ryšį“.

informacija apie medžiagos pobūdį ir būklę, joje esančių priemaišų ir defektų elgesį.

Praktiškai svarbių medžiagų savybės yra tokios įvairios, kad net trumpai jas aptarti viename vadovėlyje vargu ar įmanoma. Todėl čia analizuojamos tik tos savybės, kurios yra svarbiausios įvairių tipų medžiagoms, naudojamoms kietojo kūno elektronikoje (2.1 lentelė).

Apskritai medžiagų savybės priklauso nuo trijų charakteristikų: 1) cheminių ryšių pobūdžio; 2) cheminė sudėtis ir fazinė būsena; 3) atominės sandaros tobulumo laipsnis (struktūrinių defektų tipas ir koncentracija).

Pirmosios dvi charakteristikos yra vienodai reikšmingos visoms savybėms, ir pagal konstrukcinių defektų įtakos laipsnį visos savybės turėtų būti suskirstytos į dvi grupes:

a) struktūriškai nejautrus, kurio priklausomybė nuo konstrukcinių defektų yra labai maža arba jos praktiškai nėra (šias savybes lemia cheminių jungčių pobūdis ir stiprumas);

–  –  –

b) jautri struktūrai, kuri, priklausomai nuo konstrukcinių defektų tipo ir koncentracijos, gali labai smarkiai pasikeisti: metalams dešimtimis ir net šimtais procentų, puslaidininkiams ir dalinai dielektrikams keliomis eilėmis. Visoms struktūrai jautrioms savybėms būdinga tai, kad šios savybės yra susijusios su dalelių arba kvazidalelių – atomų, elektronų, fononų ir visų rūšių ribomis – judėjimu atstumu, viršijančiu tarpatominius:

mažo ir didelio kampo grūdelių ribos (kristalitai), magnetinių ar elektrinių sričių ribos ir kt.

§ 2. Elektrinės savybės Krūvio nešikliai yra elektronai, skylės, jonai ir elektriškai aktyvūs defektai.

Panagrinėkime svarbiausias kietųjų kūnų elektrines savybes.

–  –  –

Fizikinis kietųjų medžiagų elektroninio laidumo pobūdis kiekybiniu lygmeniu paaiškinamas juostos teorija (2.2 pav.). Laidininkuose išoriniai atomo elektronai laisvai juda į laidumo juostą, t.y., tampa laisvaisiais krūvininkais. Puslaidininkiai turi juostos tarpą, kuriam įveikti reikia tiekti tam tikrą energijos kiekį (pavyzdžiui, šildyti).

Dielektrikuose juostos tarpas yra toks didelis, kad kaitinant iki reikiamos temperatūros sunaikinama pati medžiaga.

Ryžiai. 2.2. Energijos juostų sandara laidininkuose (a), puslaidininkiuose (b) ir dielektrikuose (c) Pagal Omo dėsnį elektros srovės tankis kūne nustatomas pagal lygtį =. (2.1) Jeigu kondensuotoje fazėje yra tik vieno ženklo krūvininkų (pvz., elektronai metaluose), tai elektros srovės tankis gali būti išreikštas = ; (2.2) čia e yra elektrono krūvis C; n – elektronų koncentracija, cm-3;

vd – vidutinis tvarkingo krūvininkų judėjimo greitis.

Savo ruožtu vd apibūdinama formule =, (2.3) kur krūvininkų judrumas, lygus krūvininkų kryptingo judėjimo greičiui vienetinio stiprumo lauke (E = 1 V/cm). Judrumo vienetas yra cm2/(Vs).

Palyginus (2.2) ir (2.3) formules aišku, kad sąlygomis, kai yra tik vieno ženklo krūvininkai - elektronai, =, (2.4) kur n elektronų judrumas.

Pasikeitus krūvininkų ženklui, keičiasi ir judrumo ženklas, todėl reikšmė nuo krūvininkų ženklo nepriklauso. Bendruoju atveju, jei medžiagoje yra įvairių tipų krūvininkų (elektronų, skylių, jonų), savitojo elektrinio laidumo išraiška yra = = (2.5), iš kurios matyti, kad indėlis į nešėjų elektrinį laidumą šio tipo priklauso nuo jų koncentracijos ni ir mobilumo i.

Izotropinėse medžiagose ir yra skaliariniai dydžiai, o vektoriniai dydžiai ir E sutampa kryptimi.

Anizotropinėse medžiagose, kurios, kaip taisyklė, yra medžiagos, turinčios heterodesminius ryšius, vektorių ir E santykis yra sudėtingesnis: jis apibūdinamas antrojo rango tenzoriumi.

Tačiau šio klausimo svarstymas nepatenka į vadovo taikymo sritį.

Izotropiniame kietajame kūne, kai krūvininkai yra elektronai ir skylės (puslaidininkiai), savitasis elektrinis laidumas yra = + (2,6) čia n ir p – elektronų ir skylių koncentracija; p – skylės mobilumas.

Įvairių medžiagų (nuo metalų iki dielektrikų) savitojo elektrinio laidumo verčių diapazonas yra didžiulis: beveik 30 dydžių (2.3 pav.).

Ryžiai. 2.3. Dielektrikų (I), puslaidininkių (II) ir metalų (III) elektros laidumo verčių pokyčių diapazonai Iš pradžių medžiagų skirstymas į metalus, puslaidininkius ir dielektrikus buvo pagrįstas dydžio (arba) skirtumais. Tačiau šios taisyklės nustatytos ribos tarp šių medžiagų grupių pasirodė neryškios. Tolesni tyrimai parodė, kad esminis skirtumas tarp metalų, viena vertus, ir puslaidininkių bei dielektrikų, iš kitos pusės, yra susijęs ne su absoliučia verte, o su jo temperatūros priklausomybės pobūdžiu.

Puslaidininkių ir dielektrikų elektros laidumo pobūdį pirmiausia lemia cheminio ryšio tipas.

Dėl dielektrikuose vyraujančių joninių ryšių krūvininkai, kaip taisyklė, nejuda dideliais atstumais, tačiau veikiami įvairių poveikių jie pasislenka vienas kito atžvilgiu šiek tiek mažesniais nei tarpatominiais atstumais, todėl žymiai. keičiant dielektrikų savybes.

2.2. Puslaidininkių savitasis elektrinis laidumas Kaip buvo parodyta aukščiau, puslaidininkių priklausomybę nuo temperatūros T turėtų lemti krūvininkų (elektronų, skylių) koncentracijos ir judrumo priklausomybės nuo temperatūros. Panagrinėkime šias priklausomybes, susijusias su neišsigimusių (kurių krūvininkai paklūsta Fermi-Dirac statistikai) puslaidininkiams ir metalams, nes funkcija = f(T) jiems iš esmės skiriasi nuo išsigimusių puslaidininkių funkcijos formos.

Skirtingų ženklų krūvininkų koncentracijos vidiniame puslaidininkyje (kuriame nėra elektroaktyvių priemaišų) yra vienodos (ni = pi) ir eksponentiškai priklauso nuo temperatūros:

Р = с exp, (2.7) čia ni ir рi yra elektronų ir skylių koncentracijos vidiniame puslaidininkyje, cm-3; Nc ir Nv – būsenų tankiai laidumo juostoje ir valentinėje juostoje, cm-3; Pvz. – juostos tarpas, eV; k – Boltzmanno konstanta lygi 8,6210-5 eV/K.

Krūvininkų (pavyzdžiui, elektronų) mobilumas nustatomas pagal šią formulę:

= =, (2.8) čia m* efektyvioji elektrono masė; v yra elektronų judėjimo terminis greitis; l – kelias be elektronų (nuo susidūrimo iki susidūrimo); – kelionės laikas be elektronų.

n ir p reikšmės priklauso nuo temperatūros ir priemaišų buvimo. Esant žemai temperatūrai, vyrauja nešiklių (pavyzdžiui, elektronų) sklaida priemaišų jonais, o esant aukštai temperatūrai - dėl gardelės šiluminių virpesių. Tokio tipo priklausomybė galioja ir skylėms.

Taigi, kaip ir puslaidininkiams, jam būdinga kompleksinė temperatūros priklausomybė, tačiau lemianti yra temperatūros priklausomybė nuo elektronų (skylių) koncentracijos, todėl apskritai neišsigimusio puslaidininkio savitasis elektrinis laidumas didėja didėjanti temperatūra pagal dėsnį, artimą eksponentiniam.

Be elektroninio laidumo, kuriame dalyvauja elektronai ir skylės, reikėtų išskirti ir joninį laidumą, kurį atlieka jonų dreifas. Esminis joninio elektrinio laidumo bruožas yra tas, kad jį lydi medžiagos pernešimas.

1.3. Savitasis dielektrikų elektrinis laidumas Dielektrikuose elektroninis laidumas stebimas tik esant labai aukštai įtampai. Daugumoje dielektrikų pagrindinis jungties tipas yra joninis, todėl elektros laidumas paprastai yra joninis. Kai kurių medžiagų, turinčių joninių ryšių, elektroninis laidumas šokinėja. Šokinėjančio laidumo prasmė, ypač stebima ferituose (dielektriniuose magnetiniuose junginiuose), gali būti paaiškinta naudojant šį pavyzdį. Ferite FeOFe203, turinčiame Fe2+ ir Fe3+ jonų, tekant elektros srovei, vystosi Fe2+ Fe3+ + e tipo šokinėjimo procesai.

Skysti elektrolitai ir joniniai kristalai turi joninį elektrinį laidumą.

1.4. Kai kurios metalų elektrinio laidumo ypatybės Metaluose elektronų koncentracija bendruoju atveju nepriklauso (arba priklauso labai silpnai) nuo temperatūros ir yra artima atomų koncentracijai 1 cm3 (t.y. ~1023 cm-). 3).

Elektros laidumo priklausomybės nuo temperatūros pobūdžiui įtakos turi tik krūvininkų judrumo priklausomybė nuo temperatūros; vidutiniame temperatūrų diapazone pastarąjį daugiausia lemia fononų sklaida.

Esant labai žemai temperatūrai, krūvininkų sklaidos procesuose svarbiausią reikšmę turi priemaišų atomų sklaida ir struktūriniai defektai (dislokacijos).

Bendruoju atveju metalo savitoji varža visada didėja didėjant temperatūrai ir apibūdinama formule (Mathiesseno taisyklė) = + f (), (2.9) kur 0 yra liekamoji varža, kuri nustatoma ekstrapoliuojant grafiką (T ) metalų iki T = 0 K ir kuris, kaip minėta aukščiau, yra susijęs su priemaišų atomų sklaida ir struktūriniais defektais; f(T) – atsparumas, pasižymintis sklaida tik fononais (šilumos virpesiais) ir didėjant temperatūrai.

Skirtingos medžiagų prigimties vaidmuo pasireiškia ir iš esmės skirtinga ištirpusių priemaišų įtaka vertei. Iš priklausomybės (2.6) išplaukia, kad kitimo galimybės siejamos su dviejų charakteristikų - krūvininkų koncentracijos ir jų judrumo - keitimo galimybėmis.

Metaluose ir jų pagrindu pagamintuose lydiniuose priemaišos pakeičia krūvininkų koncentraciją vienos eilės ribose (1022–1023 cm-3).

Įvedant priemaišas, dėl gardelės iškraipymų, atsirandančių dėl pagrindo ir priemaišos atominių spindulių skirtumo (statiniai iškraipymai), krūvininkų judrumas gali sumažėti 2–3 dydžiais. Todėl priemaišos visada (bet kokioje temperatūroje) padidina metalo kiekį.

Kitokia situacija yra puslaidininkiuose ir dielektrikuose (kovalentiniuose joniniuose ryšiuose). Šiuo atveju, pirma, būtina atsižvelgti į priemaišos valentiškumą: ji yra lygi (lygiavalentė) arba nelygi (nelyvalentinė) bazės valentiškumui, ir, antra, į jos pobūdį. tirpumas. Izovalentinės priemaišos, sudarančios pakaitinį tirpalą, praktiškai nekeičia nešiklių koncentracijos, o neizovalentinės priemaišos, priklausomai nuo jų koncentracijos, labai stipriai (iki 5–5) padidina elektronų (donorinės priemaišos) arba skylių (akceptoriaus priemaišos) koncentraciją. 7 dydžio eilės). Kalbant apie krūvininkų mobilumą, puslaidininkių priemaišos šią charakteristiką veikia taip pat, kaip ir metaluose, tai yra, sumažina ją nepriklausomai nuo priemaišos valentingumo.

Esant labai mažoms priemaišų koncentracijoms, kai cheminių metodų jautrumo nebepakanka, metalo grynumo nuo priemaišų laipsnį galima labai efektyviai įvertinti pagal tam tikro metalo santykį kambario temperatūroje (300 K) ir 4 K temperatūroje. .

Skirtumas tarp metalų 300 ir 4 K temperatūroje atsiranda dėl to, kad 300 K temperatūroje metalų savitąją varžą veikia atomų šiluminių virpesių (dinaminių iškraipymų) ir priemaišų sukeltų statinių iškraipymų elektronų sklaidos suma, o esant 4 K – tik išsklaidant ant statinių iškraipymų. Todėl metalų santykis 300/4 yra didesnis, tuo mažiau priemaišų ir, Fig. 2.4. Taigi santykinės elektrinės varžos priklausomybės nuo temperatūros, tuo grynesnis įvairaus grynumo volframas: 1 – voltmetalas. Labai švariems techninio grynumo rėmams (300/4= 3,2310-3);

metalai, pvz., volframas - 2 - volframas, išgrynintas zoniniu lydymu (300/4 = 810-8) rėmo (2.4 pav.), šis santykis yra (4-5)103. Šis priklausomybės nuo temperatūros metodas netaikomas puslaidininkiams, nes temperatūrai mažėjant, mobilumo padidėjimo rezultatas yra uždengtas krūvininkų koncentracijos sumažėjimo poveikiu.

1.5. Dielektrinė konstanta ir poliarizacija Pagal Kulono dėsnį du laisvieji taškiniai e1 ir e2 dydžio krūviai, esantys vakuume atstumu r vienas nuo kito, sąveikauja vienas su kitu jėga, lygia =, (2.10), kur k yra proporcingumas koeficientas.

Jei tie patys du krūviai sąveikauja ne vakuume, o vienalyčiame dielektrike, tada F reikšmė sumažėja tokiu koeficientu:

=, (2.14) kur yra dielektrinė konstanta, parodanti, kiek kartų sąveikos jėga tarp dviejų laisvųjų krūvių dielektrike yra silpnesnė nei vakuume.

Kadangi sąveika susilpnėja dėl laisvųjų krūvių tikrinimo surištaisiais, dielektrinė konstanta apibūdina dielektriko poliarizaciją, veikiant E intensyvumo elektriniam laukui.

Prisiminkime, kad poliarizacija – tai elektriškai neutralios sistemos pavertimas sistema, kurioje nesutampa teigiamų ir neigiamų krūvių svorio centrai.

Dėl to atsiranda dipolio momentas, kuris yra poliarizacijos požymis. Dipolio momento vektorius dielektriko tūrio vienetui vadinamas poliarizacijos vektoriumi P.

Ryšys tarp poliarizacijos vektoriaus, elektrinio lauko stiprumo vektorių vakuume E ir dielektrikoje D (elektrinės indukcijos vektorius) yra = + =, (2.16), kur 0 yra vakuumo dielektrinė konstanta arba elektrinė konstanta.

Dielektrinė konstanta yra susijusi su poliarizacijos prigimtimi, kuri savo ruožtu priklauso nuo sistemos cheminių ryšių pobūdžio. Kietosiose medžiagose išskiriamos elektroninės elastinės, elektroninės šiluminės, joninės elastinės ir spontaninės poliarizacijos. Poliarizacija vyksta ne tik dielektrikuose, bet juose ji yra labiausiai paplitusi ir turi lemiamos įtakos jų savybėms.

Įvairus dielektrikų naudojimas grindžiamas reiškiniais, susijusiais su dielektrine konstanta ir poliarizacija apskritai. Taigi, stipri priklausomybė nuo elektrinio lauko stiprumo yra pagrindas dielektrikų naudojimui netiesiniuose kondensatoriuose (varikonduose).

Ryšys tarp elektroninės poliarizacijos ir elastinės deformacijos naudojamas atitinkamuose dielektrikuose pjezotechnikoje ir akustoelektronikoje. Dielektrinės konstantos poveikis elektromagnetinių bangų lūžio rodikliui (=) naudojamas elektrooptiniuose įrenginiuose ir kt. 2.2 lentelėje parodytas kai kurių kietųjų dielektrikų dielektrinių konstantų verčių diapazonas.

2.2 lentelė.

Kai kurių kietųjų dielektrikų dielektrinės konstantos vertės Dielektrikas Poliarizacijos tipas Stiklas 3–20 Elektroniniai ir joniniai elastingi Joniniai kristalai 4–300 Tie patys joniniai kristalai su defektu 600–3000 Ta pati pliusinės struktūros šiluminė feroelektra 300–50 000 Savaiminis baris 15 ti00 tas pats Bario titanatas – kalcio titanatas 1180 Tas pats § 3. Šiluminės savybės

3.1. Šilumos laidumas Šilumos laidumas yra šilumos pasiskirstymas iš labiau šildomų kūno dalių į mažiau įkaitusias, todėl kūno temperatūra išlyginama.

Pagrindinis šilumos laidumo dėsnis (Furjė dėsnis) teigia, kad šilumos srauto tankis Q yra proporcingas temperatūros gradientui:

=, (2.17) čia yra šilumos laidumo koeficientas. SI sistemoje matmuo yra W/(mK). Minuso ženklas (2.17) reiškia, kad šilumos plitimas eina temperatūrinio gradiento išlyginimo kryptimi (nuo labiau įkaitusio iki mažiau įkaito).

Bendruoju atveju šilumos laidumas kietose medžiagose vyksta dviem mechanizmais: šilumos perdavimu krūvininkų (daugiausia elektronų) ir gardelės atomų (fononų) šiluminių virpesių. Taigi = E + F, (2.18) čia e ir f yra šilumos laidumo elektroninės ir fononinės (gardelės) komponentai.

Šių komponentų indėlis dielektrikuose, puslaidininkiuose ir metaluose skiriasi dėl labai skirtingų elektronų koncentracijų šiose medžiagose ir jų temperatūros priklausomybės.

Indėlis φ yra lemiamas mažo indėlio ε sąlygomis, tačiau jis labai sudėtingai priklauso nuo temperatūros, fononų skaičiaus ir jų šilumos išsklaidymo pobūdžio.

Dielektrikuose, kuriuose laisvųjų elektronų praktiškai nėra, šilumos perdavimą atlieka tik fononai. Jiems =, (2.19) čia C yra fononų „dujų“ šiluminė talpa; v – vidutinis fononų greitis, maždaug lygus garso greičiui; l yra vidutinis laisvas fononų kelias, priklausomai nuo to, kur fononai yra išsibarstę: ant kitų fononų, ant struktūrinių defektų arba ant mėginio išorinių paviršių.

Dėl to dielektrikų priklausomybė nuo temperatūros turi kreivės formą su maksimumu (2.5 pav., a); kairioji kylanti šaka yra dėl fononų skaičiaus padidėjimo ir l(ф = Т3) reikšmės esant temperatūrai, dešinioji besileidžianti šaka yra susijusi su fononų susilpnėjimu ir kitomis sklaidos rūšimis (ф = Т–5).

Metaluose (2.5 pav., b) esant labai žemai temperatūrai, nepaisant didelės elektronų koncentracijos ir didelio elektros laidumo, eff dėl elektronų-fononų sklaidos. Kaip ir dielektrikuose, m didėja proporcingai T. Temperatūrai padidėjus iki ~300 K, dėl šilumos perdavimo elektronais m mažėja, bet ne taip smarkiai nei (~T–2 vietoj T–5). Dar aukštesnėje (darbinėje) temperatūroje eff ir φ indėlio galima nepaisyti.

Šilumos laidumo ir elektros laidumo santykis plačiame santykinai aukštų temperatūrų diapazone yra proporcingas T (Wiedemann-Franz dėsnis):

M E = =. (2.20) M čia m – metalų šilumos laidumo koeficientas, e – elektronų krūvis, k – Boltzmanno koeficientas. Iš minėtos priklausomybės išplaukia, kad kadangi metalams 1/T ir T, esant santykinai aukštai temperatūrai, jis praktiškai nesikeičia su temperatūra.

–  –  –

Puslaidininkiuose laidumo elektronų koncentracija yra daug mažesnė nei metaluose. Todėl lemiamas vaidmuo priklauso gardelės komponentui.

Tačiau būtina atskirti du atvejus:

1. Mikroelektronikoje naudojamuose puslaidininkiuose krūvininkų koncentracija n 1018 cm-3. Šiose medžiagose žemoje ir vidutinėje temperatūroje jis artėja prie f.

2. Puslaidininkiuose, naudojamuose termoelektriniuose keitikliuose, saulės energijos įrenginiuose ir kt., krūvininkų koncentracija yra 2–3 eilėmis didesnė. Tokiais atvejais e dydis yra panašus į f. Vadinasi, kuo didesnė nešėjų koncentracija puslaidininkiuose, tuo silpnesnis f vaidmuo.

3.2. Šiluminė talpa Šiluminė talpa apibūdina kūno jautrumą įkaitimui tam tikromis termodinaminėmis sąlygomis (temperatūra, slėgis) ir apibrėžiama kaip šilumos kiekio Q santykis, perduodamas kūnui esant tam tikram temperatūros padidėjimui T. Tiksliau, tai yra Kūno sugeriamos šilumos kiekio, kai jo temperatūra be galo maža, ir šio pokyčio santykis:

Lim, esant 0. (2.21) Šilumos talpa visada yra teigiama, o žemoje temperatūroje (T 0 K) linkusi į nulį.

Kūno šiluminė talpa priklauso nuo šildymo sąlygų. Dažniausiai reikia naudoti šiluminę galią kaitinant esant pastoviam slėgiui Cp, taip pat šiluminę galią šildant išlaikant pastovų tūrį CV. Šildant esant pastoviam slėgiui, dalis šilumos skiriama darbui, skirta kūnui plėsti, o dalis – vidinei energijai didinti. Kaitinamas pastoviu tūriu, visa šiluma išleidžiama vidinei energijai padidinti. Todėl Cp visada didesnis nei CV. Jie susieti ryšiu 2TV, (2.22) C p - CV = g čia tūrinio plėtimosi temperatūros koeficientas; g – medžiagos izoterminis suspaudžiamumas.

Šiluminės talpos apibrėžimas, tinkamas bet kuriai sistemai ir procesui, yra išraiška =, (2.23), kur S yra sistemos entropija.

Kai reikia keisti medžiagos masės vieneto temperatūrą, šiluminė talpa vadinama specifine, vienas molis – moliniu, o tūrio vienetas – tūriniu. Šilumos talpos vienetai yra atitinkamai J/(kgK), J/(molK) ir J/(m3K).

Kietuose kristaliniuose kūnuose atomų šiluminis judėjimas reiškia mažas vibracijas (mažesniais nei tarpatominiais atstumais) aplink kristalinės gardelės mazgus; su juo siejama šiluminės talpos gardelės dedamoji. Esant žemai temperatūrai, šis komponentas yra proporcingas absoliučios temperatūros kubui. Kuo aukštesnė kūno temperatūra, tuo didesnė virpesių amplitudė, tačiau tarpatominiai atstumai visada mažesni. Kai amplitudė viršija tam tikrą kritinę reikšmę, gardelė sunaikinama ir prasideda lydymasis. Esant T = 0 K, atomai atlieka tik mažos energijos nulinio taško virpesius.

Jėgos, linkusios išlaikyti atomus pusiausvyros padėtyje, yra atvirkščiai proporcingos jų santykiniam poslinkiui. Kristalas laikomas dalelių (atomų), sujungtų tamprumo jėgomis, rinkiniu. Šis vaizdavimas vadinamas harmonine aproksimacija, o vibracijos vadinamos harmoninėmis, tarpusavyje suderintomis. Šioje būsenoje kristale gali sklisti skirtingo ilgio elastinės bangos. Ilgi bangos ilgiai atitinka mažus dažnius. Tai atsitinka esant aukštai temperatūrai. Vibracijos tampa anharmoninės.

Esant aukštiems dažniams (žemai temperatūrai), kristalo atominės struktūros diskretiškumas pradeda veikti pats save ir ima ryškėti kvantiniai efektai. Šiluminių virpesių energija tampa kvantuota. Šiluminių elastinių virpesių energijos kvantai vadinami fononais. Fonono (kvazidalelės) energija lygi (– virpesių dažniui). Todėl kristalinės gardelės šiluminiai virpesiai turėtų būti laikomi fononų terminio sužadinimo rezultatu.

Didžiausias energijos kvantas d, galintis sukelti gardelės virpesius, yra lygus D = D, (2.24), kur D yra Debye (charakteristinė) temperatūra, priklausomai nuo gardelės tamprių konstantų; (d – gardelės tampriųjų virpesių ribinis dažnis (Debye dažnis), nustatomas pagal formulę D = c(6), (2.25), kurioje c – vidutinis garso greitis kietajame kūne; n – atomų skaičius tūrio vienetui.

Esant TD šiluminė talpa apibūdinama statistinės mechanikos dėsniais, o ties TD – kvantinės statistikos dėsniais.

Metaluose laidumo elektronai taip pat daro tam tikrą indėlį į šilumos talpą. Paprastiems metalams jų indėlis tampa reikšmingas esant labai žemai temperatūrai, kai gardelės komponento indėlis yra labai mažas. Pereinamuose metaluose ir jų junginiuose, ypač tuose, kurių ns-, (n – l)d- ir (n – 2)f-elektronų energijos mažai skiriasi (pavyzdžiui, Fe, Co, Ni, CoFe2), esant aukštesnei temperatūrai, artima feromagnetinei pereinant, ryšiuose dalyvaujančių laidumo elektronų skaičius smarkiai išauga, jų indėlis tampa reikšmingas. 2.6. Šilumos priklausomybė nuo temperatūros (2.6 pav.).

COF2 talpos netoli antiferomagnetinio perėjimo

3.3. Šiluminis plėtimasis Šiluminis plėtimasis yra kūno dydžio pokytis kaitinimo proceso metu, atsirandantis dėl atomų šiluminių virpesių neharmoniškumo.

Paprastai kietųjų kūnų šiluminis plėtimasis apibūdinamas naudojant izobarinį (esant pastoviam slėgiui P) tūrinio arba linijinio šiluminio plėtimosi koeficientą (CTE).

Apskritai kietose medžiagose CTE priklauso nuo cheminės jungties stiprumo: tuo didesnė jo vertė, tuo ryšys silpnesnis.

Todėl CTE gali būti naudojamas šiems santykiams įvertinti santykiniu būdu.

Vidurinės ir apatinės sistemos kristalams, ypač kūnams su heterodesminiais ryšiais (pavyzdžiui, grafitu), CTE yra anizotropinis dydis. Jis didesnis ta kryptimi, kur sukabinimo jėgos yra silpnesnės, ir mažesnės toje kryptyje, kur jos stipresnės.

Ypač svarbų vaidmenį atlieka skirtingų medžiagų CTE vertės skirtumai daugiasluoksnėse plonasluoksnėse kompozicijose, kurios iš esmės yra visi mikroelektroniniai prietaisai. Didelį skirtingų sluoksnių CTE verčių skirtumą gali sukelti makroįtempimai, kurie, savo ruožtu, gali lemti visos kompozicijos lenkimą ir defektų (išnirimų, įtrūkimų) susidarymą joje.

Dideli temperatūrų gradientai monokristaliniuose luituose jų aušinimo metu, didėjant aušinimo greičiui, luito skersmeniui ir pan., sukelia skirtingus tūrio pokyčius skirtinguose luitų makrotūriuose. Tai taip pat sukelia įtempių atsiradimą, dėl kurių gali susidaryti luitų defektai ir net sunykti.

–  –  –

Tomsono efektas (2.12 pav.) yra tas, kad jei yra temperatūrų skirtumas laidininke, tekančiame srovę, tai be šilumos, išsiskiriančios pagal Džaulio-Lenco dėsnį, papildomai išsiskiria arba absorbuojama Topsono šiluma. dirigentas. Thomson šilumos kiekis yra proporcingas srovės stiprumui, laikui ir temperatūrų skirtumui, priklausomai nuo srovės krypties. Poveikį atrado W. Thomson 1856 m. Poveikio paaiškinimas pirmuoju aproksimavimu yra toks. Esant sąlygoms, kai išilgai laidininko, kuriuo teka srovė, yra temperatūros gradientas, o srovės kryptis atitinka elektronų judėjimą iš karšto galo į šaltą, kai pereina iš karštesnės dalies į šaltesnę, elektronai perduoda energijos perteklių aplinkiniams atomams (išsiskiria šiluma), o srovę nukreipus priešinga kryptimi, pereinant iš šaltesnio ruožo į karštesnį, jie papildo savo energiją aplinkinių atomų sąskaita (šiluma absorbuojama) .

Ryžiai. 2.12. Elektroterminis Tomsono efektas. Kai srovė praeina per laidininką, įkaitintą jo viduryje, vienas jo galas šiek tiek įkaista, o kiti galai šiek tiek atšaldomi. Kuris šildomas, o kuris aušinamas, priklauso nuo srovės krypties grandinėje § 4. Optinės savybės Optinės savybės apima savybes, susijusias su optinės spinduliuotės sąveika su terpe. Optinė spinduliuotė susideda iš elektromagnetinių bangų ultravioletinių, matomų ir infraraudonųjų spindulių diapazonuose. Ši sąveika yra optinės spinduliuotės generavimo ir aptikimo, taip pat įvairių jos pritaikymų svarbiose mokslo ir praktikos srityse, ypač šiuolaikinėje elektronikoje, pagrindas.

Skirtingi bangų ilgių ir vibracijos dažnių diapazonai spektre atitinka skirtingas fotonų energijas h, kurios apibrėžiamos kaip h = 1 – 2, kur 1 ir 2 yra sistemos lygių, tarp kurių vyksta perėjimas, energijos.

Lentelėje 2.4 lentelėje pateikiami nurodytų trijų optinės spinduliuotės tipų fotonų energijos charakteristikų diapazonai (h = kT).

2.4 lentelė Optinės spinduliuotės tipų charakteristikos, s-1 Spinduliuotė, µm h, eV T, K 3 11 14 -3 14 2,0104 Infraraudonieji spinduliai 10 –0,74 3,010 –4,010 1,2510 –1,404 0,104 0104–3,6107 1.7 –3,1 Matomas ultravioletinis 0,40–10–3 7,51014–3,01016 3,6107–1,01010 3,1–125,0 iš viso Optinės spinduliuotės srautui sklindant bet kurioje terpėje gali atsirasti šie kiekybiniai pokyčiai (1 pav.).

1) dalies srauto išsibarstymas dėl atspindžio nuo dalelių, kurių lūžio rodiklis skiriasi nuo terpės lūžio rodiklio;

2) dalies spinduliuotės srauto absorbcija terpėje, paverčiant kitomis energijos rūšimis (šiluma, srovės nešėjų susidarymas, elektronų ir jonų emisija);

3) dalies srauto praleidimas per terpę;

4) dalies spinduliuotės srauto sugertis terpėje, paverčiant skirtingos spektrinės sudėties spinduliuotę (liuminescencija);

5) spinduliuotės spektrinės sudėties pokytis dėl selektyvios aplinkos spinduliuotės energijos sugerties;

6) atspindėto ir perduodamo srauto poliarizacija, sklidimo krypties pokytis.

Diagrama, iliustruojanti optinius procesus, vykstančius terpės paviršiuje ir jos viduje. Nesant terpės (optiškai vienalytės terpės) spinduliuotės sklaidos, išlaikoma pusiausvyra tarp srauto I0, patenkančio į terpę, atsispindinčio nuo paviršiaus Iref. , absorbuojamas terpėje srauto Iabs, ir srautą, perduodamą per terpę Ipr:

I0 = Iref + Iab + Iin. (2.27)

Balanso lygtį (2.27) galima parašyti taip:

1 = Iref /I0 + Iab /I0+ Ipr /I0 = ++, (2.28) čia, - apibūdinančios atspindėtos, sugertos ir perduodamos spinduliuotės srautų santykines dalis, vadinamos atitinkamai atspindžio, sugerties ir perdavimo koeficientais.

Toliau aptariami svarbiausi optiniai reiškiniai.

4.1. Sugertis Kai optinė spinduliuotė praeina per terpę, ji sugeriama – sumažėja intensyvumas (sumažėja fotonų skaičius). Šį poveikį kiekybiškai apibūdina Bouguer–Lambert įstatymas:

Exp(), (2.29) čia I ir I0 yra spindulių, perduodamų per terpę ir krintančių, intensyvumas; l – sugeriančios terpės storis, cm; k yra sugerties koeficientas, cm-1, kuris priklauso nuo terpės pobūdžio.

Optinis tankis yra skaidrių objektų šviesos pralaidumo ir nepermatomų objektų atspindžio matas.

Kiekybiškai apibrėžiamas kaip pralaidumo (atspindėjimo) atvirkštinės reikšmės dešimtainis logaritmas:

D = кl = ln(1/). (2.30) K priklausomybė nuo bendruoju atveju lemia terpės spinduliavimo spektrą ir yra susijusi su jos prigimtimi bei energijos kitimo ženklu. Yra emisijos ir sugerties spektrai. Emisijos spektrai atsiranda dalelių kvantinių perėjimų metu iš aukštos energijos lygių į žemesnius energijos lygius, sugerties spektrai – atvirkščiai.

Kai spinduliuotė praeina per terpę, susidedančią iš izoliuotų atomų, spinduliuotės energija išleidžiama atomų sužadinimui - elektronų perkėlimui iš apvalkalų ar orbitų, esančių arti branduolio, į tolimesnius. Skirtumas tarp šių energijų yra griežtai atskiras ir skirtingas skirtingoms medžiagoms. Todėl absorbcijos spektrai yra tiesiniai. K priklausomybė turi siaurų linijų formą, ty ji patenka į siaurą bangos ilgių diapazoną (nuo šimtų iki tūkstantųjų nanometrų).

Molekulių sugerties spektrą nulemia elektronų perėjimai, taip pat molekulinių virpesių dažnis ir pobūdis ir patenka į platesnį bangos ilgių diapazoną (nanometro dešimtąsias dalis), todėl yra juostuotas. Jei absorbciją sukelia praktiškai nesugeriančioje terpėje ištirpusios priemaišos, tai k reikšmė priklauso nuo priemaišos koncentracijos.

Kietųjų ir skysčių sugerties spektras yra ištisinis (nepertraukiamas) ir platus (šimtai ir tūkstančiai nanometrų) dėl to, kad vienai dalelei spinduliuotės perduodama energija labai greitai kietoje medžiagoje perduodama visai dalelių grupei. Emisijos spektrai atrodo panašiai.

Kietųjų ir skystųjų kūnų šiluminės spinduliuotės spinduliuotės spektras taip pat yra ištisinis. Tokio spektro maksimumo padėtis atsiranda esant trumpesniam bangos ilgiui, tuo aukštesnė temperatūra.

Puslaidininkių ir matomo spektro dažnių (bangos ilgių) koeficientas yra 105 cm-1. Didėjant bangos ilgiui, ji mažėja, o infraraudonojoje spektro srityje plonos (kelių mikrometrų eilės) puslaidininkinės plokštelės tampa skaidrios.

Infraraudonosios spinduliuotės sugertį puslaidininkiuose lemia viena ar kelios priežastys: 1) elektronų „įmetimas“ pav. 2.14. Fotoelektrinio efekto reiškinio – valentinės juostos elektros galios padidėjimo į puslaidininkio laidumo juostą demonstravimas; 2) intrazoninės sandūros arba dielektrikai po aklavietėmis; 3) gardelių virpesiai; 4) šviesos poveikis priemaišoms.

Priklausomai nuo puslaidininkio tipo, kiekvienas iš aukščiau paminėtų mechanizmų pasireiškia skirtingu efektyvumu skirtinguose bangų ilgių diapazonuose.

Kaip pavyzdį apsvarstykite p tipo silicio k() esant 300 K. Didžiausias k 1 μm srityje yra susijęs su vidine absorbcija, maži maksimumai 6–8 μm diapazone yra susiję su gardelės virpesių sužadinimu ir didelis maksimumas = 9 μm yra susijęs su silicyje ištirpusio deguonies virpesių sužadinimu. Pastarasis faktas yra gerai žinomas ir plačiai naudojamas nustatant silicyje ištirpusio deguonies koncentraciją.

Jei šviesa, krintanti į puslaidininkį, sukelia savąją arba priemaišų absorbciją, susijusią su priemaišos jonizacija ir elektronų įpurškimu, tai abiem atvejais laidumo juostoje padidėja elektros laidumo nešėjų skaičius. Šis reiškinys vadinamas fotoelektriniu efektu.

Vidinis arba puslaidininkinis fotoelektrinis efektas – tai puslaidininkių ar dielektrikų elektrinio laidumo padidėjimas veikiant šviesai. Fotolaidumo priežastis yra krūvininkų (elektronų) koncentracijos padidėjimas laidumo juostoje ir skylės valentinėje juostoje. Šiam reiškiniui būdinga tokia sąvoka kaip fotolaidumas – papildomas puslaidininkių elektrinis laidumas dėl šviesos veikimo.

Užtvaras (barjeras) fotoelektrinis efektas atsiranda puslaidininkiuose, kurie yra nevienalyčiai (cheminė sudėtis arba nevienodai legiruoti priemaišomis). Nehomogeniškumo srityje yra vidinis elektrinis laukas, kuris pagreitina radiacijos generuojamus mažumos nepusiausvyros nešiklius. Dėl to skirtingų ženklų nuotraukų nešėjai yra erdviškai atskirti. Vožtuvo fotoEMF gali atsirasti veikiant Fig. 2.15. Saulės šviesą generuojančio ne elemento projektavimas.

pagrindinė žiniasklaida. Ypač mažame gylyje nuo p tipo silicio plokštelės paviršiaus susidaro vartų fotoEMF p-sujungtoje p-n sandūroje su plona men-jungtimi (2.15 pav.), t.y., metaliniame kontakte. Ant dviejų skirtingų plokštės pusių galinio kontakto uždedama ištisinė metalinė puslaidininkių kontaktinė medžiaga.

Kai saulės elementas yra apšviestas, sugerti fotonai sukuria nepusiausvyras elektronų skylių poras. Elektronai, susidarę p sluoksnyje šalia p-n sandūros, priartėja prie p-n sandūros ir joje esančio elektrinio lauko pernešami į n sritį. Panašiai perteklinės skylės, sukurtos n sluoksnyje, iš dalies perkeliamos į p sluoksnį (2.16 pav., a).

Dėl to n sluoksnis įgyja papildomą neigiamą krūvį, o p sluoksnis – teigiamą. Pradinis kontaktinio potencialo skirtumas tarp puslaidininkio p ir n sluoksnių mažėja, o išorinėje grandinėje atsiranda įtampa (2.16 pav., b). Neigiamas srovės šaltinio polius atitinka n-sluoksnį, o p-sluoksnį - teigiamą.

Mažo intensyvumo I0 šviesos pluoštuose koeficientas k nepriklauso nuo I0. Jei pradinis intensyvumas yra labai didelis, tada didelė dalis sugeriančių dalelių, perėjusių į sužadinimo būseną, gali išlikti joje gana ilgą laiką. Tada jie praranda galimybę toliau sugerti spinduliuotę. Šiuo atveju k tampa intensyvumo funkcija, o šviesos sugertis tampa netiesinė.

Ryžiai. 2.16. Atviros p-n sandūros juostos modelis: a) pradiniu apšvietimo momentu; b) juostos modelio pokytis veikiant nuolatiniam apšvietimui ir fotoEMF atsiradimas Optinių reiškinių netiesiškumas, veikiant didelio intensyvumo spinduliuotei, įgijo svarbią praktinę reikšmę. Tai paskatino sukurti optinius kvantinės spinduliuotės generatorius (lazerius) ir paskatino naujos optikos šakos – galios optikos – atsiradimą, skirtą intensyvių galios spinduliuotės srautų poveikiui kietosioms medžiagoms tirti ir naudoti: spinduliuotės atsparumui ir apdorojimui. medžiagos (virinimas, pjovimas, mikro skylių gamyba, mikroelektroninių elementų gamyba ir kt.).

4.2. Liuminescencija Po to, kai atomai ir molekulės, veikiami tam tikros įtakos, perkeliami į sužadintą būseną, vyksta atvirkštinis perėjimo į nesužadintą būseną procesas. Vienas iš tokio atvirkštinio perėjimo variantų yra liuminescencijos procesas, kuris suprantamas kaip optinės spinduliuotės atsiradimas, kurio bangos ilgis yra diskretiškas, viršijantis šiluminę spinduliuotę ir trunkantis laiką, žymiai viršijantį šviesos svyravimų periodą.

Liuminescencija negali atsirasti terpėje, kuri anksčiau buvo paveikta labai stiprių išorinių poveikių (pavyzdžiui, kaitinama iki aukštos temperatūros) arba neturi atskiro energijos spektro. Todėl metalai, kurių valentiniai elektronai pasižymi beveik nenutrūkstamu energijos spektru, nešviečia. Kietieji ir skystieji kūnai, galintys švytintis įvairių rūšių sužadinimo įtakoje, vadinami fosforais.

Kad medžiaga galėtų šviesti, jos spektrai turi būti diskretiško pobūdžio, tai yra, jos lygiai turi būti atskirti draudžiamų energijų zonomis. Todėl kietosios ir skystosios fazėse esantys metalai, turintys nenutrūkstamą energijos spektrą, nesukuria liuminescencijos: metaluose esanti sužadinimo energija nuolat virsta šiluma.

Liuminescencija gali būti klasifikuojama pagal sužadinimo tipą, energijos konversijos mechanizmą ir laikinąsias švytėjimo charakteristikas. Pagal sužadinimo tipą išskiriama fotoliuminescencija (sužadinimas šviesa); radioliuminescencija (sužadinimas prasiskverbiančia spinduliuote), kurios ypatingi atvejai yra rentgeno liuminescencija (sužadinimas rentgeno spinduliais), katodoliuminescencija (sužadinimas elektronų pluoštu), jonoliuminescencija (sužadinimas pagreitintais jonais), alfa liuminescencija (sužadinimas alfa dalelėmis) ir kt.; elektroliuminescencija (sužadinimas elektriniu lauku); triboliuminescencija (sužadinimas mechaninėmis deformacijomis); chemiliuminescencija (sužadinimas dėl cheminių reakcijų); kandoliuminescencija (sužadinimas dėl radikalų rekombinacijos paviršiuje).

Pagal švytėjimo trukmę skiriama fluorescencija (greitai nykstanti liuminescencija – gyvavimo trukmė 109–106 s) ir fosforescencija (švytėjimo laikas 103–10 s). Šis skirstymas yra sąlyginis, nes neįmanoma nurodyti griežtai apibrėžto laiko limito: jis priklauso nuo įrašymo priemonių laiko raiškos.

Pagal elementariųjų procesų kietose medžiagose mechanizmą išskiriami trys liuminescencijos tipai:

1) monomolekulinė liuminescencija – sužadinimo ir šviesos spinduliavimo aktai vyksta viename atome ar molekulėje;

2) metastabili liuminescencija - šviesos sužadinimo ir emisijos aktai vyksta viename atome ar molekulėje, tačiau dalyvaujant metastabiliai būsenai;

3) rekombinacinė liuminescencija – skirtingose ​​vietose vyksta sužadinimo ir šviesos spinduliavimo aktai.

Elementarus liuminescencijos veiksmas susideda iš energijos sugerties atomui (molekulei) pereinant iš pagrindinės būsenos 1 į sužadintą būseną 3, nespinduliuojantis perėjimas į 2 lygį ir spinduliuojantis perėjimas į pagrindinę būseną 1 (pav. 2.17). Konkrečiu atveju liuminescencija gali atsirasti, kai atomas (molekulė) pereina iš 3 lygio į 1 lygį. Šiuo atveju liuminescencija vadinama rezonansine.

2 spinduliuotės lygis gali priklausyti arba tam pačiam atomui (molekulei), kuris sugėrė sužadinimo energiją (šiuo atveju atomas vadinamas liuminescencijos centru, o perėjimas yra intracentrinis), arba kitiems atomams. Paprasčiausiu atveju, kai sužadinimo energija išlieka tame pačiame atome, liuminescencija vadinama Fig. 2.17. Elementario schema atrodo spontaniška.

Svarbios liuminescencijos charakteristikos: 1,3 – atitinkamai žemės ir sužadinimo energijos lygiai; 2 – eliu- liuminescencijos lygis yra: 1) kvantavimas. Perėjimas 3-1, parodyta išvestis yra atitinkamų išspinduliuotų kvantų su punktyrine rodykle skaičiaus santykis su rezonansinės liuminescencijos skaičiumi, perėjimas 2-1 – spontaniškai sugertas šviesas; 2) liuminescencijos kinetika, t.y., nesceninės liuminescencijos priklausomybė nuo laiko; 3) jaudinančios spinduliuotės intensyvumo ir sužadintos spinduliuotės intensyvumo santykis.

Rezonansinės liuminescencijos skilimo kinetika esant mažam sužadinimo intensyvumui yra eksponentinė:

Exp, (2.31) kur I yra švytėjimo intensyvumas momentu t; I0 – švytėjimo intensyvumas sužadinimo nutraukimo momentu; – švytėjimo trukmė.

Esant dideliam sužadinimo intensyvumui, stebimas nukrypimas nuo eksponentinio skilimo dėsnio, kurį sukelia stimuliuojami emisijos procesai (superliuminescencija).

Pastarasis atsiranda tada, kai naudojant specialius metodus sužadintų dalelių skaičius viršutiniame lygyje pasirodo didesnis nei žemesniame lygyje – vadinamoji populiacijos inversija. Tada kiekvienas krintančios spinduliuotės fotonas turi didesnę tikimybę sukelti lygiai to paties fotono emisiją nei pats sugerti.

Šis liuminescencijos atvejis yra lazerių (optinių kvantinių generatorių) veikimo pagrindas. Viena iš labiausiai paplitusių kietojo kūno lazerių terpių yra rubinas (korundas A12O3), turintis 0,05% chromo jonų Cr3+ kaip aktyvioji priemaiša, ištirpinta pagal pakeitimo principą.

Šio tipo lazeris priskiriamas puslaidininkiniams lazeriams. Šio tipo lazeriuose naudojami perėjimai tarp leistinų energijos lygių, kuriuos sukuria priemaišų jonai pagrindinės terpės juostos tarpo viduje.

Tokioje medžiagoje šviesos sugertis (jos spektro mėlynos ir žalios sritys: ~ 0,7 μm) perkelia Cr3+ jonus iš pagrindinės būsenos E1 į sužadintą būseną E3 (žr. 2.18 pav., b).

Šis siurbimas atliekamas naudojant impulsines neonines lempas. E3 būsena sudaro dvi plačias juostas. Per ~10-8 s įvyksta nespinduliuojantis jonų perėjimas iš E3 lygio į E2 lygį. Energijos perteklius perduodamas gardelės virpesiams. Kai daugiau nei pusė chromo jonų pereina iš E3 lygio į būseną, atitinkančią E2 lygį (laikas ~10-3 s), pasiekiama slenkstinė inversijos reikšmė ir atsiranda stimuliuojamos optinės koherentinės emisijos generavimo režimas, kuriuo grindžiamas lazerių veikimas.

Ryžiai. 2.18. Tiesioginių tarpų perėjimų schemos (a) ir kvantinių optinių generatorių veiksmai (b) Siekiant padidinti stimuliuojamos šviesos spinduliuotės galią (ryškumą), grįžtamasis ryšys naudojamas naudojant atšvaitų derinį (pavyzdžiui, veidrodžius). . Dėl to apverstos terpės dalelių skleidžiama elektromagnetinė banga šioje terpėje pakartotinai sukelia naujus lygiai tokio paties bangos ilgio stimuliuojamus spinduliavimo aktus. Dėl to padidėja spinduliuotės ryškumas, siaurėja spektras, šiek tiek padidėja koherencija. Tai užtikrina didelį atomų skaičiaus perteklių viršutiniame lygyje, palyginti su žemesniu lygiu, t.y., vadinamąja atvirkštine populiacija (žr. aukščiau).

Kai kuriais atvejais atomas, prieš pereidamas į 2 radiacijos lygį, atsiduria tarpiniame metastabiliame 4 lygyje, o norint pereiti į radiacijos lygį, jam reikia suteikti papildomos energijos, pavyzdžiui, šiluminio judėjimo ar infraraudonųjų spindulių energijos. šviesa (2.19 pav.). Tokių procesų metu atsirandanti liuminescencija vadinama metastabilia (stimuliuota).

Įvairių medžiagų liuminescencijos procesas daugiausia skiriasi dalelės perėjimo iš 3 absorbcijos lygio į 2 emisijos lygį mechanizmu.

Energijos perdavimą kitiems atomams atlieka elektronai elektronų jonų smūgių metu ir jonizacijos bei rekombinacijos procesų metu arba keitimosi būdu tiesioginio sužadinto atomo susidūrimo su nesužadintu atomu metu. Dėl mažos atomų koncentracijos dujose rezonanso ir mainų energijos perdavimo procesai vaidina nedidelį vaidmenį. Jie tampa reikšmingi kondensuotoje terpėje. Juose sužadinimo energija gali būti perduodama ir naudojant branduolines vibracijas. Ryžiai. 2.19. Kvantinių transformacijų schemą ir galiausiai kristaluose lemia metastabili (vėluoto) liuminescencija tampa stimuliuojanti. Norėdamas pereiti nuo metastabilios energijos lygio elektronų nya 4 pagalba į spinduliuojantį 2 laidumo lygį, skyles ir elektronus, atomas turi sugerti komplementariųjų skylių poras (eksitonus). Natūrali energija; 1 – bazinis sužadinimo lygis; 3 – ar galutinis energijos perdavimo veiksmas yra rekombinacija (dalelių, pvz., elektronų ir jonų, ar elektronų ir skylių redukcija), tai šį procesą lydinti liuminescencija vadinama rekombinacija.

Būtina liuminescencijos sąlyga yra ta, kad spinduliavimo perėjimų tikimybė viršytų nespinduliuojančių perėjimų tikimybę. Neradiacinių perėjimų tikimybės padidėjimas reiškia liuminescencijos gesinimą. Nespinduliuojančių perėjimų tikimybė priklauso nuo daugelio veiksnių, pavyzdžiui, ji didėja didėjant temperatūrai (temperatūrinis gesinimas), liuminescencinių molekulių koncentracijai (koncentracijos gesinimas) arba priemaišoms (priemaišų gesinimas). Toks liuminescencijos gesinimas siejamas su žadinimo energijos perdavimu gesinimo molekulėms arba jos praradimu liuminescencinėms molekulėms sąveikaujant tarpusavyje bei su terpės šiluminiais virpesiais. Vadinasi, liuminescencijos gebėjimas priklauso tiek nuo liuminescencinės medžiagos prigimties ir jos fazės būsenos, tiek nuo išorinių sąlygų. Esant žemam slėgiui, metalo garai ir tauriosios dujos šviečia (šis reiškinys naudojamas dujų išlydžio šviesos šaltiniuose, fluorescencinėse lempose ir dujų lazeriuose). Skystųjų terpių liuminescencija daugiausia būdinga organinių medžiagų tirpalams.

Kristalų liuminescencija priklauso nuo juose esančių priemaišų (vadinamųjų aktyvatorių), kurių energijos lygiai gali tarnauti kaip sugerties lygiai, tarpiniai arba emisijos lygiai. Šių lygių vaidmenį taip pat gali atlikti energijos juostos (valencija ir laidumas).

Kristaliniuose fosforuose, sužadinant šviesa, elektros srove ar dalelių pluoštu, susidaro laisvieji elektronai, skylės ir eksitonai (2.20 pav.). Elektronai gali migruoti išilgai gardelės, nusėsdami ant spąstų 4. Liuminescencija, atsirandanti laisvųjų elektronų su skylėmis rekombinacijos metu, vadinama tarpjuosta (a). Jei elektronas rekombinuojasi su liuminescencinio centro užfiksuota skyle (priemaišos atomu arba gardelės defektu), įvyksta centro liuminescencija (b). Eksitonų rekombinacija suteikia eksitoninę liuminescenciją (c). Kristalinių fosforų liuminescencijos spektrą sudaro tarpjuostinės, eksitoninės ir priemaišų juostos.

Ryžiai. 2.20. Energijos perėjimų schema kristalų fosforų liuminescencijos metu: 1 – valentinė juosta, 3 – laidumo juosta. 1-3 perėjimas atitinka energijos sugėrimą, 3-4 ir 4-3 perėjimai atitinka elektrono pagavimą ir išlaisvinimą metastabiliu lygiu (4 spąstai). Perėjimas (a) atitinka tarpjuostinę liuminescenciją, (b) – centrinę liuminescenciją, (c) – eksitono liuminescenciją (2 – eksitono energijos lygis) Pagrindinės fizikinės liuminescencijos charakteristikos yra: žadinimo metodas (fotoliuminescencijai – sužadinimo spektras); emisijos spektras (liuminescencijos emisijos spektrų tyrimas yra spektroskopijos dalis); spinduliuotės poliarizacijos būsena; spinduliuotės išeiga, t.y. sugertos energijos ir skleidžiamos energijos santykis (fotoliuminescencijai įvedama kvantinės liuminescencijos derliaus sąvoka - išspinduliuotų kvantų skaičiaus ir sugertųjų skaičiaus santykis). Liuminescencijos poliarizacija siejama su spinduliuojančių ir sugeriančių atominių sistemų orientacija ir daugiapoliškumu.

Šviesos sugerties ir liuminescencijos fizikinių parametrų tyrimas leidžia gauti informacijos apie puslaidininkių juostų sandarą, priemaišų energetinę būseną ir kt.

Spinduliuotės sugerties ir sužadintos būsenos susidarymo reiškiniai yra susiję su įvairių rūšių spinduliuotės energijos pavertimo kitomis energijos rūšimis būdais. Ypač svarbūs yra įvairūs fotodetektoriai ir fotokonverteriai, kuriuose spinduliuotė (ultravioletinė – UV, matoma, infraraudonoji – IR) sukelia srovės ar įtampos atsiradimą.

Plačiai naudojami fotoelektriniai imtuvai, fiksuojantys griežtai apibrėžto bangos ilgio spinduliuotę.

4.3. Šviesos poliarizacija Kiekviename atskirai paimto elementariojo spinduliuotojo spinduliavimo veiksme skleidžiama šviesa yra poliarizuojama, t.y.

turi skersinę anizotropiją, susijusią su pasirinktomis kryptimis - viena kitai statmenais elektrinio E ir magnetinio H laukų vektoriais. Šie vektoriai yra plokštumoje, statmenoje šviesos krypčiai. Kadangi E ir H yra vienas kitą statmenos, poliarizacijai apibūdinti pakanka žinoti vieno iš jų (dažniausiai E) elgesį. Atomo skleidžiamas šviesos kvantas visada yra poliarizuotas.

Makroskopiniams šviesos šaltiniams, susidedantiems iš daugybės spindulių, atskirų dalelių vektoriai E pasiskirsto atsitiktinai kiekvienu laiko momentu. Tokia spinduliuotė vadinama nepoliarizuota.

Jei, veikiant bet kokiam poveikiui, dvi viena kitai statmenos E komponentės (Ex ir Ey) laikui bėgant svyruoja su pastoviu fazių skirtumu, tada šviesa bus visiškai poliarizuota.

Kvantiniu požiūriu šviesos poliarizacija yra susijusi su ta pačia visų fotonų, sudarančių šviesos srautą, sukimosi būsena. Yra daug pilnos ir dalinės poliarizacijos tipų.

Jie atsiranda veikiant įvairiems fiziniams poveikiams: praeinant per anizotropinę terpę, dvigubas lūžis, difrakcija ultragarsu, veikiami stiprių magnetinių ir elektrinių laukų. Dauguma lazerio spinduliuotės tipų yra poliarizuoti.

Įvairių tipų įtakos šviesos poliarizacijai naudojimas yra pagrindas optiškai anizotropinių kristalų ir terpių diagnostikai, baltos šviesos poliarizuoto pluošto spalvinimui, kietųjų medžiagų kristalinės cheminės ir magnetinės struktūros, taip pat įtempių tyrimams. skaidriose žiniasklaidos priemonėse.

Norint aptikti griežtai apibrėžto bangos ilgio spinduliuotę iš plataus spektro spinduliuotės nuo IR iki UV, reikalingos puslaidininkinės medžiagos ir priedai, kurie tiksliai atitinka daugybę reikalavimų. Vienas iš pagrindinių reikalavimų yra tai, kad juostos tarpas turi būti tam tikro plataus verčių diapazono ribose. Šis reikalavimas gali būti patenkintas tik formuojant kietus puslaidininkių tirpalus su skirtingais juostų tarpais, kurie gerai tirpsta vienas kitame. Taigi dėl Si–Ge kietų tirpalų, kurie be galo tirpsta vienas kitame, iš esmės galima gauti medžiagą, kurios bet koks Eg svyruoja nuo 0,68 (Ge) iki 1,1 eV (Si). Ypač domina kietieji puslaidininkinių junginių tirpalai. Pavyzdžiui, dviejų GaSb – InAs junginių sistema leidžia sukurti seriją Ga1-xIn1-ySbxAsy kietų tirpalų, kurių Eg = 0,6096–0,5662 eV. Šios galimybės labai išplečiamos, jei naudojami keturių ar daugiau junginių tirpalai. Svarbu, kad tokiu būdu būtų galima gauti medžiagas ne tik su duotu Pvz., bet ir su kitais reikalingais parametrais: gardelės periodu, CTE ir kt.

Pastaruoju metu medžiagų mokslininkų dėmesį patraukė AIIIBV klasės junginiai, kurių pagrindą sudaro plataus tarpo nitridai (GaN, A1N,...), kietieji tirpalai ir heterokompozicijos. III-V nitridiniai junginiai kristalizuojasi į vurcito tipo gardelę, priešingai nei daugumos III-V junginių (GaAs, InAs, GaP ir...) deimantinės gardelės. Remiantis šių nitridų heterokompozicija, pastaraisiais metais sparčiai plečiasi mėlynos ir žalios spalvos šviesos diodų, pasižyminčių dideliu ryškumu, galia ir ilgaamžiškumu, gamyba ir naudojimas.

4.4. Atspindys ir lūžis Optinės spinduliuotės sąveika su terpe taip pat siejama su spindulių atspindžio ir lūžio reiškiniais. Spinduliuotės atspindžio pobūdžiui didelę įtaką turi nelygybių dydis sąsajoje ir šių nelygumų išdėstymo tvarkos laipsnis. Jei nelygumai yra maži, palyginti su bangos ilgiu (šiurkštus paviršius) ir yra atsitiktinai, tada atspindys yra difuzinis (išsklaidytas). Jei nelygumai išdėstyti tvarkingai, tada atspindžio pobūdis yra artimas atspindžiui iš difrakcijos gardelės.

1621 m. Snellas atrado lūžio dėsnį (1 pav.).

2.21), pagal kurią kritimo ir lūžio kampai yra susieti santykiu:

sin = sin, (2.32) čia n1 ir n2 yra dviejų terpių lūžio rodikliai.

Pagrindinė optinės medžiagos charakteristika yra lūžio rodiklis n, išmatuotas esant skirtingiems šviesos bangos ilgiams. Lūžio rodiklio reikšmė nuolat ir sklandžiai kinta keičiantis bangos ilgiui. Violetinėje spektro dalyje lūžio rodiklis yra didesnis nei raudonojoje. Šis reiškinys vadinamas šviesos dispersija. Ryžiai. 2.21. Šviesos pluošto kelias dviejų terpių sąsajoje Medžiagos lūžio rodiklis didėja didėjant šviesos bangos virpesių dažniui. Todėl, jei baltas spindulys, kuriame yra „sumaišytos“ skirtingų virpesių dažnių šviesos bangos, perleistas per stiklinę prizmę, tai didesnio virpesių dažnio šviesos spinduliai nukryps nuo pradinės krypties didesniu kampu nei spinduliai, kurių virpesių dažnis yra didesnis. mažesnis virpesių dažnis. Dėl to baltas spindulys suskaidys į spalvotus.

Elektromagnetinė banga, patekusi į vienalytį dielektriką, sukelia jame priverstinius susijusių elektros krūvių virpesius, kurie tampa antrinių elektromagnetinių bangų šaltiniu. Šios bangos, trukdančios pirminei bangai, sukuria lūžusią bangą, kuri terpėje sklinda n kartų mažesniu fazės greičiu nei šviesos greitis vakuume (n – absoliutus terpės lūžio rodiklis). Antrinės bangos iš paviršinio sluoksnio taip pat išeina už mėginio ribų. Sulenkus jie sudaro atspindėtą bangą.

Atspindžio koeficiento apskaičiavimą, priklausomai nuo gretimų plokščiųjų dielektrikų lūžio rodiklio, pirmiausia atliko Fresnelis, o po to papildė Maksvelo lygtis, skirtas sąsajai tarp dviejų terpių su skirtingomis dielektrinėmis konstantomis.

Jei elektromagnetinė banga krinta statmenai sąsajai tarp dviejų terpių, tada atspindžio koeficientas φ apskaičiuojamas pagal formulę (1) φ = (2,33) (+ 1), kur n yra santykinis lūžio rodiklis.

Apskritai atspindys priklauso nuo kritimo kampo ir išlieka minimalus esant normaliam šviesos kritimui.

Metalai nuo dielektrikų skiriasi tiek dideliu atspindžio, tiek sugerties koeficientu. Taip yra dėl jose esančios didelės laisvųjų elektronų koncentracijos, kurias lengvai supurto krintanti spinduliuotė. Dėl to atsiranda labai galinga atsispindėjusi banga, o laisvieji elektronai, susidūrę su kristalinės gardelės jonais, krintančios spinduliuotės energiją paverčia šiluma.

Kai šviesa iš optiškai tankesnės terpės pereina į optiškai mažiau tankią terpę (n1 n2), didėjant kritimo kampui, lūžusio spindulio kryptis artėja prie sąsajos. Kai kritimo kampas viršija tam tikrą ribinę reikšmę, lūžusio spindulio nėra – į sąsają krintanti šviesa visiškai atsispindi (2.21 pav.).

Praktikoje plačiai naudojamas visiško vidinio atspindžio optinėse medžiagose reiškinys. Visiško vidinio atspindžio bruožas yra didelis atspindžio koeficientas, siekiantis 99,99%. Bendrojo vidinio atspindžio kampas nustatomas pagal ryšį:

sin = 1. (2.34) Frenelio lęšių, susidedančių iš daugybės žiedinių prizmių, esančių vidinėje arba išorinėje lęšio pusėje, poveikis pagrįstas visiško vidinio atspindžio reiškiniu. Frenelio lęšiai leidžia surinkti visą iš šaltinio patenkančią šviesą į lygiagretų pluoštą su nedideliu sklaidos kampu (3-7°), kurio intensyvumas yra 600-1000 kartų didesnis nei tada, kai ta pati šviesa praeina per plokščią stiklą. Frenelio lęšiai naudojami šviesos šaltiniuose (įskaitant šviesos diodus) kaip antrinė optika.

Optiniuose prietaisuose dažnai naudojama viso atspindžio stiklo prizmė, kurios pagrindas yra lygiašonis stačiakampis trikampis. Jo naudojimas pagrįstas tuo, kad ribinis viso stiklo vidinio atspindžio kampas yra mažesnis nei 45°. Tokia prizmė naudojama rubino lazerio grįžtamojo ryšio sistemoje.

Visiško vidinio atspindžio reiškinys yra skaidulinės optikos pagrindas, kai vaizdas perduodamas dėl daugybinių atspindžių nuo pluošto sienelių, išlaikant iki 99% krintančios šviesos intensyvumo. Skaiduliniai šviesos kreiptuvai naudojami informacijai perduoti. Perduodant informaciją, problema Nr.1 ​​yra eismas. Interneto vartotojų skaičius auga, todėl auga ir informacijos kiekis. O štai optika jau visiškai ir galutinai nugalėjo „klasikinę“

elektronika. Dabar ne tik visa informacija perduodama optiniu kabeliu, bet ir sekimo sistemos tapo optinėmis: elektronika negali užtikrinti tokio informacijos perdavimo ir apdorojimo greičio. Optinių sistemų pajėgumai didėja, o augimo galimybės didžiulės.

4.5. Skaidrumas Praktiškai svarbi terpės, naudojamos daugelio medžiagų, įskaitant puslaidininkius, diagnostikoje savybė yra jos skaidrumas, kuris suprantamas kaip spinduliuotės srauto, praėjusio per terpę nekeičiant krypties, santykis, kelias, kuriuo imamasi vienetą, į srautą, kuris lygiagrečio pluošto pavidalu pateko į šią terpę. Skaidrumas priklauso nuo spinduliuotės bangos ilgio.

Skaidrumo mechanizmas yra tas, kad elektromagnetinė banga paveikia medžiagos atomų ir molekulių krūvius taip, kad jie pradeda savo vibracijas ir iš naujo ją išspinduliuoja, atspindėdamos arba lauždamos bangos frontą.

Atomai sugeria ir skleidžia elektromagnetinę spinduliuotę tam tikru bangos ilgiu – spektro linijomis. Absorbcija ir vėlesnė pakartotinė emisija atomų šiluminio judėjimo metu dėl Doplerio efekto sukelia spektro linijų poslinkį ir „susiliejimą“.

Skylių, kurių skersmuo yra lygus bangos ilgiui, skaidrumo koeficientas gali būti didesnis nei vienetas, tikriausiai dėl skaidrumo rezonanso.

Daugelis medžiagų, kurios yra skaidrios matomai šviesai, yra nepermatomos infraraudoniesiems spinduliams ir atvirkščiai. Pavyzdžiui, germanis ir silicis, kurie matomo bangos ilgio yra nepermatomi, yra skaidrūs infraraudoniesiems spinduliams.

4.6. Šviesos moduliavimas Įvairios optinės spinduliuotės charakteristikos – intensyvumas, fazės dažnis, poliarizacija ir kt. – gali būti moduliuojamos (keičiamos) laike. Kai šviesa moduliuojama, keičiasi šviesos virpesių amplitudė (taigi ir intensyvumas), fazė, dažnis arba poliarizacija. Bet kuriuo iš šių atvejų dažnių rinkinys, apibūdinantis spinduliuotę ir jos harmoninę sudėtį, galiausiai pasikeičia.

Šviesos moduliacija leidžia „pakrauti“ šviesos srautą informacija, kurią neša šviesa ir kurią vėliau galima išgauti ir panaudoti.

Šviesos moduliavimą galima atlikti įvairiais būdais. Paprasčiausias iš jų – įvairių tipų mechaninių pertraukiklių naudojimas. Bet didžiausias galimybes suteikia fizikinių efektų panaudojimas: elektrooptiniai, magnetooptiniai, elastiniai-optiniai, kurie lydi šviesos srautų sklidimą skirtingomis sąlygomis ir aplinkoje.

Šviesos moduliacija plačiai naudojama optinių ryšių ir informacijos perdavimo technikoje naudojant optinius signalus, kompiuterinėje technikoje, tam tikrų šviesos parametrų šviesos srautams formuoti.

Didelę reikšmę įgijo koherentinės spinduliuotės valdymas keičiant lazerio parametrus.

§ 5. Akustinės savybės Akustinės savybės apima savybes, susijusias su tampriųjų virpesių (bangų) generavimu, aptikimu ir įvairių tipų sąveika su terpe nuo hercų dalių iki 1011–1013 Hz dažnių.

Dažnių diapazonas nuo 16 iki 20 kHz reiškia bangas, gautas žmogaus klausos organų, diapazonas žemiau 16 Hz yra infragarsas, didesnis nei 20 kHz yra ultragarsas, aukštų dažnių diapazonas 1012-1013 Hz yra hipergarsas.

Ryžiai. 2.22. Tampriųjų virpesių diapazonai medžiaginėse terpėse Akustinių savybių ir reiškinių, susijusių su tampriosiomis vibracijomis, tyrimai pradėti apie VI a. pr. Kr e. kaip garso (žmogaus ausimi suvokiamos elastinės bangos) doktrina, vėliau išplėtota kaip elastingumo teorijos mechanikos šaka.

Tobulėjant technologijoms, plečiantis priimamų ir naudojamų bangų ilgių diapazonui bei tampriųjų virpesių intensyvumui, iškilo ir tapo aktualios naujos problemos: garso sklidimo greičio įvairiose terpėse, garso signalų pavertimo elektromagnetiniais mechanizmų ir dėsningumų tyrimas, panaudojimas. garso nustatymas vietos ir įgarsinimo tikslams ir tt Didelio intensyvumo bangų (sprogstamųjų bangų ir kt.) atsiradimas paskatino netiesinės akustikos, kurioje atsižvelgiama į laidžiosios terpės pokyčius akustinėje įtakoje, vystymąsi. Tokiomis sąlygomis bangų difrakcija ir garso sklaida tampa priklausomi ne tik nuo garso bangos dažnio ir greičio, kaip tiesinėje akustikoje, bet ir nuo bangų amplitudės (panašiai kaip netiesinėje optikoje): iškraipoma sinusinė bangos forma, garsas. atsiranda radiacijos slėgis ir kavitacijos reiškinys.

Ypatingas akustinių bangų atvejis, kuris buvo svarbus elektronikos pritaikymui, yra paviršinės akustinės bangos (SAW). Tai bangos, sklindančios laisvu kieto kūno paviršiumi arba išilgai kieto kūno ribos su kitomis terpėmis. Tolstant nuo ribos šios bangos susilpnėja.

Paviršinio aktyvumo medžiagos yra dviejų tipų: 1) su vertikalia poliarizacija, kai terpės dalelių tampriosios vibracijos atsiranda plokštumoje, statmenoje ribai; 2) su horizontalia poliarizacija, kai šie svyravimai yra lygiagretūs ribai ir statmeni bangos sklidimo krypčiai.

Paviršinio aktyvumo medžiagų pagrindu veikiančių technologijų naudojimo pavyzdys yra spartus „jutiklinio ekrano“ technologijų (iš anglų kalbos jutiklinis ekranas, ekranas – ekranas) vystymasis.

Paviršinio aktyvumo medžiagų pagrindu veikiantis jutiklinis skydelis yra stiklinė plokštė, pritvirtinta priešais ekraną su nedideliu tarpu. Plokštelės kampuose sumontuoti pjezoelektriniai keitikliai (PET) ir priėmimo jutikliai, o kraštuose – reflektoriai (2.23 pav.). Veikimo metu valdiklis tiekia aukšto dažnio elektrinį signalą pjezoelektriniams keitikliams, kurie savo ruožtu sužadina paviršines akustines bangas ultragarso diapazone (kelių megahercų dažniu) stiklo plokštėje.

Šios bangos tolygiai paskirstomos atšvaitais per visą plokštės storį, o vėliau jas fiksuoja priimantys jutikliai, kurie jas paverčia valdiklio nuskaitytu elektriniu signalu. Palietus liečiamą paviršių, dalis paviršinių akustinių bangų energijos sugeria (pirštas ar kitas objektas šiuo atveju veikia kaip slopintuvas, neleidžiantis laisvai sklisti bangoms). Keisdamas priimančių jutiklių skaitomus signalus, valdiklis nustato prisilietimo taško koordinates.

Paviršinio aktyvumo medžiagų technologija paremtos jutiklinės plokštės išsiskiria patikimumu (viename taške gali atlaikyti dešimtis milijonų paspaudimų), dideliu šviesos pralaidumu (daugiau nei 90%) ir reagavimu į prisilietimus tiek pirštais, tiek įvairiais objektais. Kai kuriuose įgyvendinimuose ši technologija leidžia nustatyti ne tik koordinates, bet ir spaudimo jėgą.

Ryžiai. 2.23. Jutiklinio skydelio schema, pagrįsta aktyviųjų paviršiaus medžiagų technologija

Tarp tokio tipo jutiklinių plokščių trūkumų būtina atkreipti dėmesį į darbinio paviršiaus jautrumą užteršimui (nešvarumai turi įtakos akustinių bangų sklidimui) ir ne itin aukštą spaudimo taško koordinačių nustatymo tikslumą. Taip pat gali sutrikti jutiklinio skydelio veikimas esant stipriam triukšmui ir vibracijai, o tai labai apriboja galimybę naudoti tokio tipo įrenginius lauke.

Yra keletas paviršinio aktyvumo medžiagų pagrindu veikiančių jutiklinių skydelių diegimo parinkčių – „IntelliTouch“, „SecureTouch“, „iTouch“ ir kt.

Pagrindinės paviršinio aktyvumo technologijų pagrindu veikiančių jutiklinių skydelių pritaikymo sritys šiuo metu yra informaciniai kioskai, terminalai ir kt. Dėl techninių šio sprendimo ypatybių jį patartina naudoti ekranuose su dideliu ekranu (19 colių ir daugiau).

Elastines akustines bangas sukuria bet koks reiškinys, sukeliantis vietinį slėgio pokytį arba mechaninį įtempį. Skirtingi šaltiniai generuoja skirtingo dažnio akustines bangas.

Aukšto dažnio virpesiai gaunami naudojant įvairius elektroakustinius keitiklius, iš kurių ypač svarbūs ultragarso bangų generatoriai: plokštės ir strypai iš pjezokeraminių ir magnetostrikcinių medžiagų.

Daugelio tipų elektroakustiniai keitikliai gali būti naudojami tiek kaip akustinių bangų skleidėjai, tiek imtuvai.

XX amžiaus antroje pusėje. Itin svarbus tapo ultragarsinių ir hipergarsinių bangų sąveikos su laidumo elektronais metaluose ir puslaidininkiuose bei su elektromagnetinėmis (optinėmis) bangomis tyrimas. Atsirado akustoelektronika ir akusto-optika.

Akustinių bangų sklidimui būdingas garso greitis c, kuris yra labai mažas, palyginti su optinės spinduliuotės (šviesos) greičiu. Tai priklauso nuo agregacijos būsenos ir medžiagos pobūdžio: garso greitis c dujose yra mažesnis nei skysčiuose, o skysčiuose, kaip taisyklė, mažesnis nei kietose medžiagose.

Izotropinėse kietosiose medžiagose garso greitis c priklauso nuo tamprumo modulių. Taigi, garso greitis išilginei bangai lygus (1) + (43) с= =, (2.35) (1 +)(1 2), o šlyties bangai с= =, (2.36) 2 (1) +) kur E, G, k yra atitinkamai Youngo, šlyties ir tūrio moduliai; – Puasono koeficientas; – tankis. Youngo modulis yra koeficientas, apibūdinantis medžiagos atsparumą įtempimui / gniuždymui elastinės deformacijos metu. Puasono koeficientas parodo, kiek kartų keičiasi deformuojamo kūno skerspjūvis jį tempiant ar suspaudžiant.

Anizotropinėse kietosiose medžiagose garso greitis taip pat yra anizotropinis. Pjezo ir feroelektrikoje garso greitis c priklauso ne tik nuo tamprumo modulių, bet ir nuo pjezomodulių bei elektrinio lauko stiprumo feromagnetuose, nuo magnetinio lauko stiprumo.

Garso greičio c matavimai naudojami daugeliui tikslų, įskaitant kietųjų kūnų tamprumo modulių nustatymą, Debye temperatūrą, puslaidininkių juostos struktūros, Fermio paviršiaus struktūros metaluose tyrimą ir kt.

Garso bangai sklindant, atsiranda garso sugertis, kuri yra daug silpnesnė nei optinės spinduliuotės sugertis. Šis sugertis yra susijęs su garso bangos energijos pavertimu kitomis energijos formomis, daugiausia šiluma. Tokios sugerties pasekmė yra garso slopinimas, t.y. jo intensyvumo ir amplitudės sumažėjimas.

Iš įvairių akustinių bangų sąveikos tipų ypač svarbią elektroniką turi jų sąveika su elektronais (AEB akustinė-elektroninė sąveika) ir su elektroninėmis-magnetinėmis bangomis (AOB akustinė-optinė sąveika).

AEV pasireiškia ultragarsinių (US) ir hipergarsinių virpesių metu, kurių dažnis yra 107–1013 Hz, kai, veikiant sklindančiai akustinei bangai, kristalinės gardelės tamprioji deformacija ir jos intrakristalinio lauko pasikeitimas. Šiuo atveju ultragarsinių ir hipergarsinių bangų energija ir impulsas perduodami laidumo elektronams (ypatingas elektronų ir fononų sąveikos atvejis).

Energijos perdavimas sukelia papildomą elektroninę garso sugertį ir elektronų dujų kaitinimą, o impulso h/c (kur yra garso dažnis) perdavimas lemia srovės arba emf atsiradimą metale ar puslaidininkyje - akustoelektroje. efektas (2.24 pav.) - garso sklidimo kryptimi ( entrainment effect ). Be to, kad keičiasi elektros laidumas, AEV keičia šilumos talpą ir šilumos laidumą.

AEW mechanizmas yra susijęs su kristalų prigimtimi. Joniniuose kristaluose vyksta joninė sąveika: akustinė banga išstumia jonus iš pusiausvyros padėties, atsiranda joninė srovė ir laukas, kuris veikia laidumo elektronus.

Daugelyje puslaidininkių (Ge, Si) ir pusmetalių (Bi, Sb, 2.24 pav. Scheminis vaizdavimas) realizuojamas potencialas, paaiškinantis akustoelektrinio efekto atsiradimo mechanizmą: deformacijos tarpdeukristalinis CdS;

renginys. Ultragarsinių metalinių elektrodų įtakoje;

bangos, keičiasi akustinio kanalo plotis;

4 – spinduliavimo keitikliai; draudžiama zona, atsiranda 5 priėmimo keitikliai;

sumažinto ir padidinto krūvio tankio sritys, veikiančios laidumo elektronus.

Pjezoelektriniuose puslaidininkiniuose junginiuose AIIBVI (CdS, CdSe, ZnS, ZnO), AIIIBV (InSb, GaAs) ir kituose vyksta pjezoelektrinė sąveika – šių kristalų deformaciją lydi elektrinio lauko atsiradimas ir atvirkščiai.

Joniniuose kristaluose dėl teigiamų ir neigiamų jonų centrų nesutapimo atsiranda elektrinis momentas net ir nesant išorinio elektrinio lauko. Tačiau ši poliarizacija paprastai neatsiranda, nes ją kompensuoja krūviai ant paviršiaus.

Kristalui deformuojant teigiami ir neigiami gardelės jonai pasislenka vienas kito atžvilgiu, todėl kinta kristalo elektrinis momentas. Šis elektrinio sukimo momento pokytis pasireiškia pjezoelektriniu efektu (2.25 pav.). Ryžiai. 2.25. AEW efekto pjezoelektrinio mechanizmo atsiradimas kvarce.

Čia projekcijos schematiškai parodo elektronų teigiamų Si jonų (ultragarso apskritimo šešėliuota absorbcija) ir neigiamų O jonų (šviesos bangų) reikšmę. Didžiausia yra pjezoelektrikų plokštumoje optinei Z ašiai, statmenai apskritimui. Metaluose ir paprastuose puslaidininkiuose elektroninė absorbcija tampa pastebima tik esant žemai (helio) temperatūrai.

Ultragarso bangos impulso perkėlimas į laidumo elektronus sukelia vadinamosios akustoelektrinės srovės atsiradimą. Jei kristalui taip pat taikomas nuolatinis E intensyvumo elektrinis laukas, sukuriantis poslinkį ultragarso bangos kryptimi, tai AEF labai priklauso nuo dreifo greičių dr ir garso sklidimo c. Kitose s ultragarso bangą sugeria elektronų dujos, elektronai atiduoda savo kinetinę energiją ultragarso bangai, ir ji sustiprėja (amplitudė didėja). Šis stiprinimas yra praktiškai naudingas paviršiaus akustinėms bangoms.

"Fizikiniai ir cheminiai gaminių kokybės kontrolės metodai ir instrumentai" Minsko BSTU 2006 Mokymo įstaiga "BALTARUSIJOS VALSTYBINIS TECHNOLOGIJOS UNIVERSITETAS" ...» gamyba Cheminės analizės metodai Cementai ir medžiagos cemento gamybai. Cheminės analizės metodai OKSTU 5709 Įvedimo data 1991-...“ KURIŲ VISOS SUTAIKOS YRA VIDINĖS Anotacija. Automato A kongruencija vadinama... "JO EFEKTYVUMAS APDOROJANT MATAVIMUS SU ĮVAIRUS PASKIRSTYMO KLAIDOS1 Darbe pateikiami rezultatai..." - lazerių fizika Fizinių ir matematikos mokslų kandidato mokslinio laipsnio disertacijos SANTRAUKA. .. "Valstybinė priešgaisrinė tarnyba S.A. BOBKOV, A.V. BABURIN, P.V. KOMRAKOV, A.V. SMIRNOV LABORATORIJOS PRAKTIKA APIE DISCIPLINĄ "FIZIKINIAI IR CHEMINĖS PAGRINDAI..."

„TSRS VISOS SĄJUNGOS GEOLOGIJA MINERALINIŲ ŽALIŲ RUGIŲ MOKSLO IR TYRIMŲ INSTITUTAS (VIMS) Moksliniai patarimai DĖL ANALITINIŲ METODŲ Cheminiai-analizės metodai Instrukcijos N* 2 6 X MOUSE...“

2017 www.svetainė – „Nemokama elektroninė biblioteka – elektroninė medžiaga“

Šioje svetainėje esanti medžiaga skelbiama tik informaciniais tikslais, visos teisės priklauso jų autoriams.
Jei nesutinkate, kad jūsų medžiaga būtų patalpinta šioje svetainėje, parašykite mums, mes ją pašalinsime per 1-2 darbo dienas.