
- •1.1. Описание структуры кристаллов
- •1.2. Физические механизмы образования кристаллов.
- •1.3. Дифракция излучения и частиц на кристаллической решетке
- •3.1. Методы экспериментального изучения фононов
- •3.2.Колебания атомов в кристаллической решетке.
- •3.3.Теплоемкость кристаллов
- •3.4. Ангармоническое приближение
- •4.1. Электронные состояния в твердых телах
- •4.2. Диэлектрики полупроводники и проводники
- •4.3. Электропроводность проводников
- •4.4. Электропроводность полупроводников.
- •4.5. Полупроводниковый p-n- переход.
- •5.1.Природа магнитного упорядочения
- •5.2.Типы магнитного упорядочения.
- •5.3. Температура Кюри. Теория среднего поля
- •5.4. Спиновые волны и магнитный вклад в теплоемкость.
- •5.5. Домены, механизмы перемагничивания и магнитные свойства
4.3. Электропроводность проводников
Электропроводность проводников следовало бы рассматривать с позиций квантовой механики, однако, это - сложная для вводного курса задача. Поэтому воспользуемся полуклассическим подходом для вычисления электропроводности проводников.
Рассмотрим проводник, у которого при отсутствии внешнего электрического поля занятые состояния электронов в -пространстве будут ограничены поверхностью Ферми, которую для простоты будем считать сферой, не пересекающей границы первой зоны Бриллюэна (см. рис. 4.9).
|
Рис. 4.9. Изменение распределения электронов по состояниям при воздействии на проводник внешней силой со стороны электрического поля |
При
появлении внешнего поля
на
электроны будет действовать сила
.
Они начнут ускоряться в соответствии
со вторым законом Ньютона:
|
(4.16) |
Электроны
через время
приобретут
дополнительную скорость:
|
(4.17) |
Можно считать, что распределение электронов по состояниям, изображенное на рис. 4.9, как бы сместиться на некоторое расстояние. Очевидно, что через достаточно большое время скорость электронов и смещение распределения электронов на рис. 4.9 могут стать очень большими. Однако, необходимо учитывать столкновения электронов как друг с другом, так и с различными препятствиями.
Совершенная кристаллическая решетка, согласно разд.4.1, не может быть препятствием для движения электронов с волновыми векторами, не попадающими на границы зон Бриллюэна. Электрон может сталкиваться лишь с другими электронами и с различными несовершенствами (дефектами) кристаллической решетки, которые принято разделять на динамические и статические.
К динамическим дефектам относятся, например, фононы и магноны; взаимодействие электрона с ними напоминает столкновение с движущейся частицей, отсюда и их название. На самом же деле движущийся фонон искажает кристаллическую решетку (см. разд. 3.1), и электрон отклоняется искаженным ее участком.
К статическим дефектам относятся все дефекты кристаллической решетки, рассмотренные в главе 2; взаимодействие электрона с ними напоминает столкновение с покоящейся (статической) частицей, отсюда и такое название. Концентрация динамических дефектов возрастает при увеличении температуры, а статических дефектов - приблизительно остается постоянной.
Из-за столкновений электрон будет ускоряться какое-то среднее время , называемое временем релаксации, после чего произойдет столкновение, скорость электрона изменится и примет случайное, в среднем равное нулю значение. За время до столкновения электрон приобретет среднюю скорость направленного движения, называемую дрейфовой скоростью, равную:
|
(4.18) |
Это обеспечит протекание тока плотности:
|
(4.19) |
Вспомнив
закон Ома:
,
получаем для коэффициента электропроводности
выражение:
|
(4.20) |
Для удельного сопротивления получается выражение:
|
(4.21) |
Через
обозначена
средняя частота столкновений электрона.
Для
анализа зависимости
необходимо
рассмотреть зависимость
от
температуры и концентрации дефектов.
Можно считать, что динамические и статические дефекты при не слишком больших их концентрациях воздействуют на движущиеся электроны независимо друг от друга. Тогда можно считать частоту столкновений электрона с дефектами состоящей из двух слагаемых:
|
(4.22) |
Первое слагаемое не зависит от температуры. Второе слагаемое зависит: во-первых, от концентрации фононов и от механизмов столкновений электронов с фононами, во-вторых, от столкновений электронов друг с другом.
|
Рис. 4.10a. Схема столкновений двух электронов друг с другом. Стрелками обозначены волновые векторы двух электронов до (1 и 2) и после (3 и 4) столкновения друг с другом |
|
Рис. 4.10б. Схема столкновений двух электронов друг с другом. Стрелками обозначены волновые векторы двух электронов до (1 и 2) и после (3 и 4) столкновения друг с другом |
При столкновениях электронов друг с другом необходимо учитывать законы сохранения энергии, импульса и принцип Паули. Принцип Паули приводит к дополнительным значительным ограничениям на волновые векторы электронов после столкновения: электрон должен оказаться в состоянии, не занятом другими электронами. Как уже отмечалось выше, при всех температурах до температур плавления в проводниках заняты (с вероятностью очень близкой к единице) практически все состояния с энергией меньшей энергии Ферми на величину порядка нескольких . Таких занятых состояний, находящихся на рис. 4.10 внутри самой малой сферы, - значительное большинство, и именно в них не может оказаться электрон после столкновения; из-за чего столкновения не происходят, даже если они разрешены законами сохранения энергии и импульса.
Процессы, изображенные на рис. 4.10а (слева), возможны, так как для них выполнены закон сохранения энергии и импульса и обеспечено выполнение принципа Паули). Процессы, изображенные на рис. 4.10а (справа), - невозможны, поскольку состояние 4 занято и электрон после столкновения не может в нем оказаться. Крайне маловероятны и процессы изображенные на рис. 4.10б (слева), хотя состояния 3 и 4 свободны; для их осуществления потребуется дополнительная энергия намного превосходящая (суммарная энергия электронов в состояниях 3 и 4 значительно превосходит суммарную энергию электронов в состояниях 1 и 2). Поэтому в процессах столкновений участвуют только электроны, волновые векторы которых находятся только в очень тонком слое вблизи поверхности Ферми (см. рис. 4.10а (слева)). И из этой малой доли электронов не все смогут сталкиваться из-за ограничений, налагаемых законом сохранения импульса. Например, столкновения электронов с волновыми векторами, отмеченными на рис. 4.10б (справа), невозможны из-за невыполнения закона сохранения импульса. По этим причинам электроны, находящиеся в металле на малых расстояниях порядка межатомных и быстро двигающиеся, сталкиваются тем не менее сравнительно редко. Результатом этого является очень большая длина свободного пробега электронов, достигающая (см. задачу 4.3) иногда десятков и сотен тысяч межатомных расстояний. Как показывают расчеты и анализ опытных данных, столкновения электронов с фононами - более частые, чем электронов с электронами.
Рассмотрим поэтому подробнее столкновения электронов с фононами, поскольку они более частые и обеспечивают главный вклад в электросопротивление. Число фононов при температурах порядка комнатной пропорционально температуре (см. разд. 3.3); поэтому считают, что частота столкновений электронов с фононами пропорциональна температуре. Согласно
вклад в электросопротивление от динамических дефектов окажется также пропорциональным температуре. Экспериментальные данные (см. рис. 4.11) хорошо подтверждают этот вывод.
Зависимость
удельного сопротивления от температуры
характеризуют величиной температурного
коэффициента сопротивления:
.
Заметим, что при одной и той же температуре
величина
,
вычисленная по данным рис. 4.11 для сплавов
разного состава, оказывается различной,
поскольку
равна
отношению тангенса наклона кривой
(они
приблизительно одинаковы для всех
кривых) к величине
,
разной для сплавов разного состава (см.
задачу 4.2). По этой причине для сплавов
с большим вкладом статических дефектов
в удельное сопротивление величина
оказывается
очень малой.
|
Рис. 4.11. Температурные зависимости удельного сопротивления меди и сплавов медь-никель |
По кривым, изображенным на рис. 4.11, видно, что вклады в удельное сопротивление проводника от динамических и статических дефектов можно считать аддитивными. Концентрация статических дефектов и связанное с ней удельное сопротивление проводника при температуре вблизи абсолютного нуля пропорциональны концентрации атомов примеси.
В
технике особо широко используются
материалы с наименьшими и наибольшими
значениями
.
Первые необходимы для создания наиболее
компактных и экономичных проводов и
электротехнических изделий, а вторые
- для различных нагревателей и датчиков.
Проводники с наименьшим сопротивлением. Для создания таких материалов обеспечивают минимальное количество дефектов. Для уменьшения концентрации статических дефектов используют наиболее чистые металлы, и их дополнительный отжиг, способствующий уменьшению концентрации - "залечиванию" дефектов и уменьшению (см. рис. 4.11). Для уменьшения концентрации динамических дефектов желательно применять охлаждение проводников, однако это обычно не выгодно экономически; поэтому ограничиваются обычно борьбой с перегревом изделия, например с помощью обдува воздухом, циркуляции жидкости вокруг или внутри проводов.
В качестве наиболее эффективных проводников чаще всего используют хорошо очищенные медь, алюминий или серебро.
Проводники с наибольшим сопротивлением. Для создания таких проводников обеспечивают максимальное количество дефектов в материале. Для этого используют сплавы атомов сильно различающихся строением электронных оболочек, но хорошо смешиваемые друг с другом. В таком случае кристаллическая решетка состоит из беспорядочно чередующихся атомов, которые затрудняют движение электронов, сильно рассеивая их.
Наиболее часто как материал с наибольшим сопротивлением используют сплав никеля с хромом (так называемый нихром), который обладает еще и хорошими антикоррозионными свойствами до температур порядка 1400 К.