Енергетичний спектр електронів в твердому тілі..

Спочатку цей розподіл було знайдено чисто експериментально Фермі та Діраком. Задача полягає в тому, щоб знайти число електронів, що мають енергії в інтервалі Е, Е+ dE, тобто знайти функцію(закон) розподілу електронів за енергіями .

Ми вже знаємо, що електрони в твердому тілі не можуть мати довільні значення енергії, а повинні займати лише певні дозволені квантові стани. Густина цих станів згідно теоретичним висновкам Фермі та Дірака пропорційна електронів:

(1)

Тобто ця залежність має вигляд параболи:

- функція розподілу густини

станів

Маємо метал, при Т=0 К, тобто при температурі абсолютного нуля. На межі із зовнішнім середовищем у нього, як ми вже знаємо, є потенціальний бар’єр (домовимось, що нуль потенціальної енергії електронів співпадає з дном потенційної ями). Згідно принципу заборони – на дно потенційної ями можна розмістити лише два електрони з кінетичною енергією, що дорівнює нулю. Будь-які наступні пари електронів можна розмістити в потенціальній ямі лише тоді, коли їх кінетична енергія буде мати зростаючі значення.

Таким чином, при температурі абсолютного нуля ймовірність ω заповнення електронами кожного енергетичного рівня (стану) однакова й дорівнює 1. Коли всі електрони розподілені, ймовірність знайти їх на ще більш високих рівнях енергіях при Т=0 дорівнює 1. Отже, залежність ω від Е має вигляд прямокутника (див. рис.).

Фермі – Дірак дають таку формулу для ω(Е):

(2),

де С – деяка стала.

Через те, що , а dN= ω(E)*dZ (випливає з (2)); то .

Тобто для знаходження функції розподілу електронів за енергіями треба густину станів помножити на ймовірність заповнення. Це можна зробити, наприклад, геометрично, множачи ординати 2-х перших графіків. Одержана крива копіює криву (див. рис.2а) по формі. Математично функція розподілу f(E) має вигляд

(3)

Вид функції розподілу за Максвеллом - Больцманом такий

(4),

де k – стала.

Тобто крива розподілу частинок за енергіями в статистиці Максвелла – Больцмана й Фермі – Дірака зовсім не схожі (див. рис.). Кількість вільних електронів в металі дуже велика (якщо атом має лише один валентний електрон).

Але ці електрони заповнюють в металі вдвічі меншу кількість енергетичних рівнів (тому що на одному рівні можна мати 2 електрони). Причому остання пара електронів (вона має саму високу енергію) утворює енергетичну межу на рівні (див. рис.). Вище цього рівня при Т=0 (а ми розглядаємо саме цей випадок) немає жодного електрону. Ось ця максимальна енергія електронів в металі при температурі абсолютного нуля є енергією Фермі, або рівнем Фермі. Згідно з Фермі – Діраком, маємо також формулу:

(5)

це формула для Т=0. В цій формулі ступінь виродження g атомного рівня дорівнює 2.

(6)

Це і є остаточний вигляд функції розподілу електронів за енергіями в металі, що одержана Фермі – Діраком.

Якщо Т>0, то, як видно з формули (6), крива f(E) повинна спадати по експоненційному закону. Але через те, що f(E) одержано за участю ω(Е), то при Т>0 і ω(Е) повинна вести себе так само. При дуже великих температурах ці криві будуть схожі на аналогічні криві для газових частинок. Але при температурах, що у фізиці твердого тіла вважаються за високі (2000÷3000 К), різниця між суцільними й розривними кривими не така вже й велика. Наприклад, при Т=2500 К приріст до складе всього лише десяті долі еВ (кТ=8.625*10^-5 *2500=0.21 еВ).

Залежність енергії Фермі від температури дається такою формулою:

, (7)

де

(8)

Температура є критичною температурою виродження газу. Це температура при якій стан електронного газу починає підпорядковуватись статистиці Максвелла – Больцмана. Це Т>50000 К. Якщо Т< , то газ є сильно виродженим. Це означає, що для даного газу хоча б в певному інтервалі енергій число частинок dN приблизно дорівнює числу можливих станів dZ. А бо по іншому: газ називається невиродженим, якщо кількість електронів dN для будь-якого енергетичного інтервалу dE набагато менша числа можливих станів dZ, тобто dN<<dZ, або ω(Е)<<1.

Електронний газ в звичайних умовах є сильно виродженим, бо для нього =70 000 К. А ось протонний газ не є виродженим, бо для нього ~1 К (підставити в формулу (8) дані для m_p та n_p з довідки).

Аналіз рис. 1 дозволяє зробити такі висновки:

3. в твердому тілі високоенергетичних електронів більше, ніж низькоенергетичних;

4. при підвищенні температури концентрація електронів, що мають малу енергію, не змінюється, так само, як не змінюється їх енергія, а ось високоенергетичні електрони набувають ще більш високої енергії;

Висновок (2) на перший погляд викликає подив: збільшення температури (нагрівання металу) не впливає на електрони з низькою енергією, але збуджує електрони з енергією, що близька до максимальної, тобто до . Відповідь на це питання пов’язана з принципом заборони: підвищувати енергію електронів на невелику величину неможна, бо всі більш високоенергетичні рівні зайняті. Отже, електрони з низькою енергією можна перевести на рівень, що більш високий ніж . Але тоді місце, яке звільнилось на низькому рівні, миттєво буде зайнято електроном з високою (саме з високою) енергією. Ймовірність цього найбільша, бо кількість електронів з енергією, що близька до , є максимальною. Тобто, при надавані металу енергії в будь-якій формі, її завжди асимілюють лише електрони з енергією, що дорівнює .

Як бачимо, поняття енергії Фермі (рівня Фермі, рівня електрохімічного потенціалу) дуже важливе й використовується при всіх фізико – хімічних процесах. Наприклад, визначення роботи виходу електрона з металу: це енергія, яку необхідно надати електрону для того, щоб він з рівня Фермі вийшов у вакуум (був емітований у вакуум). На рис. 2 роботу виходу позначено еφ.

ЕКЗАМЕНАЦІЙНИЙ БІЛЕТ № 13

Рух зарядів в неоднорідних магнітних полях.

Термоемісіний перетворювач енергії.

Оже процес. Оже-електронна спектроскопія. ЇЇ можливості та недоліки.

Вихід оже – електронів у вакуум є результатом іонізації внутрішніх атомних оболонок (строго кажучи – вибивання електронів з цих оболонок).

При бомбардуванні поверхні матеріалу електронами з енергією Е_Р, яка достатня, наприклад, для іонізації К-оболонки, на цій оболонці з'являється вакансія. За дуже короткий час (за 10^-14÷10^-16 с) ця вакансія заповнюється електроном з однієї із зовнішніх оболонок. Нехай це буде L₃ оболонка. Завдяки цьому виникає вторинна вакансія. Зрозуміло, що при такому переході виникає надлишкова енергія. Вона може бути витрачена або на випромінювання кванта (характеристичного рентгенівського), або може передатися електрону іншої оболонки чи зони. Хай це буде, наприклад, валентна зона, як на рисунку. Якщо енергія останнього звільненого електрона помітна, то він вийде у вакуум. Це є оже – електрон.

Досліди показують, що ймовірність випромінювання рентгенівського кванта (радіаційний перехід) пропорційна Z⁴. Наприклад, починаючи з Z>70 оже – переходи відбуваються не більше аніж на 10%.

Оже - електрони записуються таким чином: KLL, LMM, N00 і т. п. Можуть бути і такі оже – переходи: M₁M₄ M₄, L₁L₃V, N₅N₆O₃. Тобто переходи, в яких приймають участь електрони однієї оболонки. Енергія оже – електронів визначається таким чином: . Це грубе визначення енергії.

Справа в тому, що коли на рівні L₃ є вакансія електрона, енергія зв'язку електронів на інших рівнях збільшується. Крім того необхідно враховувати роботу виходу матеріалу спектрометра тому, що енергія зв'язку електронів відраховується від рівня фермі матеріалу, з якого зроблено спектрометр. Ймовірність оже – переходу зростає зі зростанням E_P=(3÷5)E_K. Тому маємо більш точний підрахунок:

Δ в залежності від матеріалу має значення між ½ та ¾.

ЕОС найбільш чутливий метод контролю за елементним та хімічним складом поверхні металів, н/п – ків та діелектриків. Цей метод не є руйнівним для багатьох зразків. Чутливість ЕОС –(10^-2÷10^-3) моношара, тобто 10¹¹÷10¹² ат.см^-2. ЕОС використовується для дослідження електронної зонної структури речовини, для вимірів товщини плівок, для вимірів розподілу елементів по товщині зразка і т. п.

- забруднення поверхні вносить суттєву помилку в результати тому необхідний глибокий вакуум у спектрометрі.