Лекций Полякова для второго потока (1115565), страница 10

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 10)

обьъема, имеющие время между столкновениями ti .Энергия приобретаемая этими частицами за время ti равна 22 2 2 2 m( vi 0  vi ) mvi20  ni  m  2mveE tim2i0  ni( v i 0  2vi 0  vi  v i ) 222  i 1  222mi 1 0eEti / mniЭта энергия в результате столкновения с ионами переходит в тепло. За ед. времени числостолкновений с ионами таких частиц равно 1/ti .

Следовательно, энергия приобретенная niчастицами за 1с равнаni mvi2 m e 2 E 2 ni ti e 2 E 2ni ti .2ti 22 m2mЭнергия приобретаемая от электрического полявсеми электронами в единице объема за 1с ипереходящая в тепло в результате столкновенийс ионами будет равнаe2 E 2ne 2 E 2 1ne 2 E 22Qni ti ntEi i2m2m 2mniiзакон Джоуля-Ленца.Закон Видемана – Франца в классической теории.В 1853 году Видеман и Франц установили, что для металлов / =aT , где постоянная a не зависит от рода металла. То естьметаллы, иемющие большую электропроводность, имеют и большуютеплопроводность.

Классическая электронная теория Друде-Лоренцаобъясняет этот феномелогический закон.J Q  T ,где   ncv vТ  l  /3, где  l  vТ , cv  3k Б / 2 теплоемкость, приходящая на один электрон. nс v  / 3 2 mvkБ3k Б T2 3 2 T  aT .сV  vT  ne  / 2m 3 eme2V T22T22aТрудности классической электронной теории.12m 1 2m vT2m 21)  =  2  2 ne  ne  l  neа не  T (    0 (1   T )).3k Б T / m2n T,kБTkБU2) U  iN , Сv  i N , где i  nпос  nвр  2nкол .22TkБkБkБCv  Cv ионов  Cv электронов  2  3 N  3 N  4,5 N .222Эксперементальное значение:Cv  3k Б N .3)Экспериментальные значения для средняя длинасвободного пробега  l  составляет десятки перидовкристаллической решетки.4) Значение эффективной массы электрона проводимости вметалле, полученное на основании данных циклотронногорезонанса оказалось меньше массы свободного электрона.2qc  * B, где m*  meTmПоведение электронов в металлах подчиняются законам квантовой или волновоймеханики. Движение электронов подобно волновому движению материи иописывается волновой функцией, определяемой квантовомеханическимуравнением Шредингера.

Рассмотрим основные особенностиквантовомеханических систем.Энергетический спектр атома водорода.Wn , где n  1, 2,3,.Pn    n 2 dV . n ( x, y , z, t )   n ,l ,m ,s .Энергетический спектрмолекул.Понятие о зонной теории твердых тел.Энергетические уровни и формированиеэнергетических зон.Принцип Паули. Статистика Ферми-Дирака.Число частиц в ед. объема, имеющих импульс в интервалеp x , px  dpx ; p y , p y  dp y ; pz , pz  dpz ,равно dn  f (W )dp x dp y dpz , гдеWkБTf (W )  Aе плотность распределениячастиц по импульсам.

В квантовойстатистике число микросостояной конечноdpx dp y dpzdZ  2;  dn  f (W )dZ ,3hгде для ферьми частиц1f (W ) 1  exp[(W  F ) / k Б T ] распределение Ферми-ДиракаFkБTЕсли (W  F ) / k Б T  1, то f (W )  е еAWkБTВеличина F называется энергия Ферми.С точки зрения термодинамики имеетсмысл химического потенциала U =  N  S ,VВ металлах F  (1  6) эВ.При комнатной температуреk Б Т  0,03эВ.kБТДля меди 0,004.FЧисло электронов участвующих в тепловом движении мало,1 2m vTпоэтому Cv  3k Б N .=; vT  vF , где F  mvF2 / 2, ne 2  l 111 1 ; T , lпр  const;     0   T . l  lфл lпр lфлОсобенности зонной структуры диэлектриков,полупроводников и металлов.

Объяснениепроводимости твердых тел с помощью зонной теории.Происхождение эффективноймассы электронов.1222( p x  p y  pz )  W ( p ).W U 2mВ металле вблизи дна зоны проводимости(p отсчитывается от рс )1  2W 2 1  2W 2 1  2W 2W  W ( p )  W ( 0 ) px py pz  222 2! p x2! p y2! pzp  рс1/ m*x1/ m*y1/ m*zОбъяснение закона Видемана-Франца в рамкахквантовых представлений. 2 mvmv12 k Б T F , сV  k БсV , где 3 e25F22 4 mvT / 24 F 12 k Б T 16 k БсV kБT.222 3 e3e 5F5e2T22TaЛекция 23.Полупроводники. Собственная и примеснаяпроводимость полупроводников. Полупроводники ри n-типа .р – n-переход.

Применениеполупроводников: полупроводниковые диоды,транзисторы, фотодиоды, фоторезисторы.•Контактные явления. Контактная разностьпотенциалов. Термоэлектричество. Термодвижущаясила. Термопары. Эффект Пельтье. ЯвлениеТомсона.• Сверхпроводимость. Основные свойствасверхпроводников. Магнитная индукция внутрисверхпроводника. Эффект Мейснера. Критическоеполе. Высокотемпературная сверхпроводимость.Применение сверхпроводников.•23.1Полупроводники. Собственная и примеснаяпроводимость полупроводников.f (W ) 1eF ) / kБT ]1  exp[(W  WkБT.WF  0eWkБT.Собственнаяпроводимостьполупроводников23.2Примесеая проводимость полупроводников.Полупроводники p- и n-типа.23.3р – n-переход.23.4Применение полупроводников.

Полупроводниковый диод.i  is ( eeUkБT 1)23.5Применение полупроводников.Биполярные и полевые транзисторы.I К  I К 0   IЭ   IЭIКI ЭБ1- коэффициентусиления по току  0,98  0,99.23.6Устройство полевого транзистора суправляющим p-n переходомУстройство полевого транзистора с изолированным затвором.23.7Топология полупроводниковых запоминающих устройств:а) МНОП-транзистор; б) МОП ПТ с плавающим затворомЗарядка плавающегозатвора осуществляетсяза 0.1мкс, разрядка –более 100 лет прикомнатной температуре23.8фотодиоды, фоторезисторы.Структурная схема фотодиода. 1 —кристалл полупроводника; 2 —контакты; 3 — выводы; Ф — потокэлектромагнитного излучения; Е —источник постоянного тока; Rн —нагрузка.23.9Контактные явления. Контактная разность потенциалов.[2,§198]U12  U1  U 2 , eU12  1   2 ,где 1 и  2 - работы выхода.23.10Здесь W0  энергия покоящегося электрона в вакууме, 1  W0  Ec1 и  2  W0  Ec 2 глубина потенциальных ям (электронное сродство данного вещества), F  Ec   химический потенциал электронов.1  W0  F1  1  1 ,  2  W0  F2   2  2 ,eU1  ( eU 2 )  ( 1  1 )  (  2   2 )  1   2 .eU12i  e(1   2 )  1   2 .23.11Термоэлектричество (явление Зеебека 1821г.).Термодвижущая сила.

[2,§199].E  (1   2 ) T .E i   i T  термо-ЭДС каждого проводника. =d E / dT  дифференциальная термо-ЭДС, (коэффициент термо-ЭДС).T2E   (1   2 )dT ;  E  (1   2 )(T2  T1 ).T123.12Термопары. [2,§202].23.13Эффект Пельтье. [2,§200], гдеДля невырожденного электронногогаза WK 1  WK 2 ;  П12  (1   2 )  U12i .23.14Для вырожденного электронногогаза при T  0 WK 1  F  Ec1  1 ,WK 2  F  Ec 2   2 . Но e(1   2 )  1  2 ,поэтому П12  e 1[(2  1 )  (1   2 )]  0.Если T  0, то П12  0.23.15Явление Томсона.QTdTJ  дифф. форма закона, QT  Tit  интегр. форма закона,dxVtQTP ( x )  P( x  dx )dP( x ) J dWKdJ.dxdxe dxdxVtdWK dWK dTQJ dWK dT; T  JE.dxdT dxVt e dT dx23.16Сверхпроводимость.

Основные свойства сверхпроводников.Высокотемпературная сверхпроводимость.Явление сверхпроводимости было открыто Камерлинг-Оннесом в 1911 году.Переход вещества в сверхпроводящее состояние в отсутствии внешнегомагнитного поля является фазовым переходом 2-го рода, в присутствии поля –- 1-го рода. Наибольше значении критической температуры (до 1986 года)было у соединений ниобия и германия 23,2 К.23.17Магнитная индукция внутри сверхпроводника.Эффект Мейсснера. Критическое поле.d ~ 105 см23.18Если фактор формы   0, то образец сверхпроводникапервого рода переходит в нормальное состояние частями(доменами).

Сверхпроводники 1-го рода с положительнойповерхностной энергией, 2-го рода - с отрицательной.23.19.

Характеристики

Список файлов лекций