А   Б  В  Г  Д  Е  Є  Ж  З  І  Ї  Й  К  Л  М  Н  О  П  Р  С  Т  У  Ф  Х  Ц  Ч  Ш  Щ  Ю  Я 


Теплова енергія - електрон

Теплова енергія електронів при кімнатній температурі становить 4 - Ю 2 еВ, тому дискретна структура дозволених зон себе не проявляє, а електрон може змінювати свою енергію в межах зони практично безперервно.

Якщо теплова енергія електронів буде одного порядку з енергією Eg, то навіть речовини зі структурою діелектриків, яка показана на рис. 5 - 1 - 2 а, матиме електрони, які при температурі, близькій до звичайної, можуть переходити з заповненою зони в зону провідності, обумовлюючи електропровідність. При цьому в заповненій енергетичної зоні внаслідок виходу з неї електрона виникає так звана позитивна дірка, яка також вносить свій внесок в електропровідність речовини.

Тут S - середня теплова енергія електронів в подовжньому напрямку, яка може вважатися по порядку дорівнює початковій.

При зниженні температури середня теплова енергія електронів падає пропорційно температурі, а довжина вільного пробігу зазвичай зростає з пониженням температури. Тому критичне поле, як правило, досить різко падає з пониженням температури. Так, в досить чистому германии відступ від закону Ома (/- Е) при гелієвих температурах починається при полях порядку 1 В /см. В неоднорідних напівпровідниках (див. Гл. Частотні характеристики газових фотоелементів. При зміні температури збільшується теплова енергія електронів і у деяких з них значення енергії може перевищити роботу виходу з поверхні катода. Це призводить до збільшення фотоструму і зміни спектральної характеристики фотоелементів.

Фермі, 2kT - середня теплова енергія електронів в напівпровіднику, що беруть участь в перенесенні електрики (k - постійна Больцмана, Т - абсолютна температура), е 0 - заряд електрона.

Фермі, 2kT - середня теплова енергія електронів в напівпровіднику, що беруть участь в перенесенні електрики (k - постійна Больцмана, Т - абсолютна температура), е - заряд електрона.

Ми бачимо, що з ростом теплової енергії електрона коефіцієнт фоторекомбінаціі зменшується. Слід, однак, зауважити, що при nzT 1 наближення Крамерса, взагалі кажучи, стає непридатним. Тут більш адекватні формули Борновскі наближення для перетину фоторекомбінаціі.

Зміна максимальних ординат функцій енергетичних розподілів електронів уздовж поверхні L-катода. напруженість прискорює поля 218 - 102 В /см. У табл. 9.1 наведені локальні значення середньої теплової енергії електронів W, обчисленої за кривими без урахування прискорює напруги.

Глибина пастки визначається для окремих зразків, а теплова енергія електронів залежить від температури. При підвищенні температури підвищується теплова енергія електронів і пастки спустошуються швидше. Це означає, що фосфоресцентних випромінювання при більш високій інтенсивності виникає на більш короткий період часу. Шляхом охолодження светосостава теплова енергія може бути знижена до такої міри, що можливість ускользания електронів з пасток майже зведеться до нуля.

З аналізу експериментальних даних випливає, що основною причиною зменшення відносного розкиду теплових енергій електронів є опір оксидного покриття. Воно, мабуть, також викликає розширення енергетичного спектра електронів.

Якщо ширина забороненої зони відносно велика (більше 3 еВ), то теплової енергії електронів недостатньо, щоб перейти їм з валентної зони в зону провідності.

Питання про те, з якого дрейфу починає діяти механізм наростання коливань, якщо теплова енергія електронів порівнянна з спрямованої енергією, розглядався Бунеманом на основі кінетичних рівнянні і рівняння Пуассона.

Ця енергія досягається тим більшою кількістю електронів, чим вище температура, так як теплова енергія електронів збільшується з температурою.

Слід підкреслити, що е -, яке фігурує в формулах (8.6) - (8.8) - не середня теплова енергія електронів, що дорівнює a /zkT, a середня енергія електронів, що беруть участь в перенесенні електричного струму.

Завдання 238. Визначити функцію розподілу електронів по енергіях в області енергій збудження атомів, якщо енергія збудження атомів е значно перевищує теплову енергію електронів. Вважати, що частота зіткнення електронів з атомами газу, що призводить до зміни енергії електронів, значно менше частоти межелектронного зіткнень.

Різниця даного розподілу в порівнянні з розподілом Саха в тому, що при іонізаційному рівновазі практично всі атоми знаходилися в основному стані, бо теплова енергія електронів була мала в порівнянні з енергією збудження атома. Тепер виконується зворотне співвідношення, так що молекулярний іон з близької ймовірністю може знаходитися в багатьох обертальних, а можливо, і в багатьох коливальних станах. Тому g - 2 /- середнє число станів, в яких може перебувати молекулярний іон.

Однак це справедливо не завжди, а лише при не дуже сильних нолях, що не наміняти характеру руху електронів. Середня теплова енергія електронів раина hT, а їх середня швидкість г становить при кімнатній температурі близько 107 см /сек.

Провідність металів обумовлена тим, що валентні електрони завдяки слабкий зв'язок з ядром можуть бути легко відділені від атома. Теплової енергії електрона при кімнатній температурі вже досить, щоб практично всі атоми металу виявилися іонізованими. У цьому випадку говорять про електронний газі електронів, квазівільні пересуваються в решітці металу. Незначна величина енергії іонізації металевих атомів відображена в зонної моделі в тому, що зона провідності межує з валентною зоною або навіть перекривається з нею.

До поясненню ефекту Пельтьє. Вона не дорівнює середньої теплової енергії електронів 3/2 kT, як може здатися з першого погляду, так як відносна роль швидких електронів у формуванні електричного струму вище, ніж повільних.

Глибина пастки визначається для окремих зразків, а теплова енергія електронів залежить від температури. При підвищенні температури підвищується теплова енергія електронів і пастки спустошуються швидше. Це означає, що фосфоресцентних випромінювання при більш високій інтенсивності виникає на більш короткий період часу. Шляхом охолодження светосостава теплова енергія може бути знижена до такої міри, що можливість ускользания електронів з пасток майже зведеться до нуля.

Завдання 237. Частота електрон-електронних зіткнень в слабоіонізованная газі значно перевищує частоту пружних зіткнень електрона з атомами. Енергія збудження електронного рівня е значно більше теплової енергії електронів. Перетин порушення цієї рівня досить велике, так що всякий раз, коли енергія електрона перевищує ес, він збуджує атом. Визначити частоту збудження атомів окремим електроном, вважаючи, що гасіння цього збудження протікає без участі електронів.

Коли глибина потенційних ям - еф перевищує теплову енергію електронів kT, носії застряють в ямах і роблять менший вплив на хвилю. В результаті електронне посилення (поглинання) звуку падає з ростом його інтенсивності, а форма хвилі істотно відрізняється від синусоїдальної.

Фермі електронів і розганяють їх до потрібної енергії. При високих температурах нейтронізаціі йде за рахунок збільшення теплової енергії електронів і пов'язана зі звичайним механізмом хімічної рівноваги. Однак багато що відносяться сюди питання ще потребують свого кількісного рішення внаслідок недосконалості існуючих методів опису многонуклонних і, особливо, що містять ще більш обмежимося декількома зауваженнями і невеликим числом кількісних оцінок. Останні, за небагатьма винятками, носять вельми орієнтовний характер.

Довжина вільного шляху електрона в металі має значення порядку 10 - - 10 - см. Напруга поля при щільності струму 10а /см2 і питомої електропровідності з 105 ом 1 см-1 становить 10 - 4 в /см; накопичена на довжині вільного шляху енергія дорівнює 10 - 10 ел. Таким чином, зміна енергії за час одного вільного пробігу істотно не змінює теплової енергії електронів металу. Взаємодіючи з основною гратами, електрони віддають їй зайве накопичену енергію або отримують її в кількостях, відповідних власним коливанням решітки у вигляді порцій енергії Av порядку сотих часток електроновольта.

Постійна сак не залежить від довжини хвилі збуджуючого світла. Така залежність як від До справедлива для квантів світла, енергія яких значно більше теплової енергії електрона.

Функція розподілу електронів за швидкостями максвеллівська, потенціал іонізації атомів в основному стані /верб збудженому /багато менше теплової енергії електронів.

Завдання 447. Показати, що час розпаду вільної неідеальної плазми порівняно з характерними атомними часом. Плазму вважати неквантовой (Меа 1 де Ne - щільність електронів, а 0 - радіус Бора), теплова енергія електронів значно менше потенціалу іонізації атомів.

Так як кінетичне рівняння засноване на квазікласичному описі стану електронів, при якому електрону одночасно приписується певна координата г і квазіімпульс р - bk, то при виконанні умови (433), коли теплова енергія електрона порівнянна або мала в порівнянні з дискретністю рівнів його енергії, кінетичне рівняння не застосовується.

Такий характер зв'язку між Ті і параметрами розряду неважко пояснити принаймні з якісної сторони. Теплова енергія електрона визначається балансом між роботою сил електричного поля і енергетичними втратами, які викликаються зіткненнями між електронами і атомами речовини. Очевидно, що чим вище напруженість поля, тим більшу енергію буде набирати електрон в проміжку між двома зіткненнями. З іншого боку, зі збільшенням тиску зростають втрати енергії, викликані зіткненнями, і тому при великій величині р0 температура електронів повинна знижуватися.

Температурна зн-залежність млгнітной сприйнятливості парамагнітних (а, феромагнітних (б н Апті-Феррі 1гннтни. (в речовин. У будь-яких матеріалах зростання температури призводить до збільшення теплової енергії іонів і електронів. Тому, природно, існує тенденція до збільшення структурного розупорядкування з підвищенням температури. В парамагнітних матеріалах теплова енергія електронів та іонів сприяє часткової компенсації упорядкування, що виникає під дією зовнішнього магнітного поля. Дійсно, як тільки зовнішнє магнітне поле зникає, орієнтація електронних спінів стає безладною. Отже, в парамагнітних матеріалах магнітна сприйнятливість X зменшується з ростом температури за законом Кюрі або за законом Кюрі - - Вейсса.

Схема оптичного квантового генератора на суміші газів гелію і неону з зовнішніми дзеркалами. | Залежність потужності випромінювання гелій-неонового ОКГ від струму накачування. Підвищення загального тиску газової суміші до 130 - 260 Па супроводжується збільшенням потужності генерації. Цей процес обумовлюється підвищенням концентрації активних частинок і ростом населеності збуджених станів. При високому тиску суміші кінетична теплова енергія електронів падає, що призводить до зменшення числа активних електронів.

Подібним же чином певна кількість основних носіїв дірок з матеріалу типу р долає потенційний бар'єр v Vv, рухаючись вниз, внаслідок чого також генерується енергія. Генерування енергії відбувається в збідненим шарі, так як там розташовуються градієнти подоланих зусиль. Вироблення електроенергії виробляється за рахунок теплової енергії електронів і дірок, отже, має місце охолодження (важливе для вторинних підсистем), що дорівнює за своєю ступеня потужності електроенергії, вироблюваної в збідненим шарі.

На рис. 21.1 показані профілі внутрішнього потенціалу і потенційної енергії для пари з термоелектричним переходом за умови холостого ходу, що представляють термоелектричний електрорушійну силу при холостому ході. коли схема підключається до корисного навантаження, теплові енергії електронів і дірок достатні для подолання ланцюга потенційних переходів, внаслідок чого за схемою тече генерований струм. Неосновні носії можуть створювати струм великої щільності тільки останнім способом.

Крім того, між розсіюванням електронів в металах і напівпровідниках існує інше суттєва відмінність. У той час як електрони провідності в металі мають енергіями близько 5 ел. X близько 510 - 8 см, середня теплова енергія електронів напівпровідника дорівнює всього 003 ел.

Крім того, між розсіюванням електронів в металах і напівпровідниках існує інше суттєва відмінність. У той час як електрони провідності в металі мають енергіями близько 5 ел. X близько 5 - 10 - 8 см, середня теплова енергія електронів напівпровідника дорівнює всього 003 ел.

Структурні ф-ли нек-яких оргаппч. ПП. Ця складова теплопровідності ПП може досягати значень, порівнянних з Хф, і навіть перевищувати їх при наявності високої темп-ри, значною рухливості і концентрації носіїв другого знаку. При цьому тепло переноситься парами електрон - дірка, що утворюються на гарячому спае, дифундують до холодного спаю і рекомбінують з виділенням сумарною теплової енергії, яка дорівнює теплової енергії електрона і дірки плюс енергія, відповідна ширині запрещ.

Для досягнення в цьому методі дуже високою роздільною сили сітчасті електроди ВС і DE виготовляються з паралельно натягнутих, зволікань і встановлюються в одній площині. Зволікання сіток по черзі приєднуються до клем джерела високочастотної напруги, і, таким чином, між тяганиною створюється поперечне електричне поле. Електрони можуть пройти через затвор тільки в тому випадку, якщо це електричне поле близько до нуля. Точніше, затвор відкритий тільки тоді, коли миттєве значення високочастотної різниці потенціалів того ж порядку, що і еквівалентне напруження, відповідне теплової енергії електронів; в іншому випадку електрони притягуються до однієї з двох систем зволікань. Різниця потенціалів між ними становить близько ЮО в, частота лежить між Ю4 - 107 гц. Як зазначалося вище, в цьому методі використовується однорідне поле.

Нехай плазма із заданою щільністю і температурою перебуває в області простору, де магнітне поле відсутнє. Припустимо, що з деякого обсягу всередині плазми пішла частина електронів, а масивні іони залишилися на місці. Квазіней-тральност' порушиться, виникне об'ємний, заряд, під дією якого електрони кинуться в початкове положення, набираючи кінетичну енергію. Подальше очевидно: виникнуть електронні коливання біля положення рівноваги. Визначимо частоту цих коливань, припускаючи спочатку, що температура низька і тепловою енергією електронів можна знехтувати.

Якщо щільність енергії, запасені в плазмових коливаннях, досить велика, W (г]/Ті 6 /- д & 2 то коливання з даної частотою не, можуть піти на нескінченність, бо коливання з такою частотою там не можуть існувати. Тому при великій щільності енергії плазмові коливання можуть зосередитися в обмеженій області простору і опинитися пов'язаними. Зауважимо, що оскільки rDk, то солітони можуть утворюватися у разі, коли щільність енергії коливань багато менше щільності теплової енергії електронів.

Перший член в цьому рівнянні описує зміна енергії дрейфового руху електронів в часі. Останній член характеризує швидкість, з якою енергія дрейфового руху електронів розсіюється в результаті зіткнень в теплову енергію хаотичного руху. в роботах з термоядерного синтезу для початку реакції необхідно нагрівання іонів газу до досить високих температур. Метод джоулева нагрівання полягає в розігріванні іонів в результаті зіткнень з електронами і перетворення енергії дрейфового руху електронів в теплову енергію іонів. Рівняння (7102) обмежує можливість підвищення температури іонів таким методом. Дійсно, велика частина діссіпіруемой енергії нагромаджується у вигляді теплової енергії електронів, а не іонів, так як член, який враховує віддачу іонів, зазвичай дуже малий.

Типові діаграми енергетичних рівнів. Розглянемо принцип управління провідністю стосовно германію, хоча те ж саме в рівній мірі відноситься і до кремнію. Якщо до кристалічному германію додати певну кількість миш'яку чи сурми, які відносяться до пятивалентного елементам, то їх атоми утворюють ковалентен зв'язкі з атомами германію. Так як тільки чотири валентних електрони можуть утворити ковалептние зв'язку з оточуючими атомами германію, то п'ятий валентний електрон залишається вільним. Енергія, необхідна для відриву цього п'ятого електрона від атома, становить приблизною 01 ев для германію (005ев для кремнію) при низьких рівнях концентрації. Таким чином, при кімнатній температурі теплова енергія електрона достатня, щоб він міг перейти на рівень провідності. Відрив одного валентного електрона залишає атом миш'яку чи сурми з позитивним зарядом, рівним по величині заряду електрона.