Электрические функциональные свойства материалов

Теоретический подход для объяснения высокой электропроводности металлов впервые рассмотрел П. Друде в 1900 г. через три года после открытия электрона Дж. Дж. Томпсоном. Друде применил кинетическую теорию газов пытаясь электрические и тепловые свойства металлов. Основными предположениями его теории служили:

1. Приближение независимых и свободных электронов. Между столкновениями электронов друг с другом или ионами металла электроны не взаимодействуют между собой, двигаясь в соответствии с законами Ньютона при наличии электрического поля внутри металла. Это приближение удивительным образом очень хорошо выполняется на практике при объяснении большинства электрических или тепловых эффектов, связанных с электро- или теплопроводностью металлических образцов.

2. Рассеяние электронов является единственной причиной, вызывающей отклонение электронной подсистемы от равновесного распределения Максвелла-Больцмана. К сожалению, это предположение является ложным, особенно при рассмотрении эффектов теплопроводности металлов. Согласно модели вклад каждого электрона в теплопередачу должен быть равным (3/2)k_B, что не наблюдается в эксперименте. Коррекция теории была произведена через 25 лет, после рассмотрения явления с использованием квантово-механической теории.

Теория Друде-Зоммерфельда

В этой полуклассической теории вводится принцип исключения Паули для определения распределения скоростей электронов в металле; затем это распределение применяется к классической теории Друде.

Гамильтониан свободных электронов записывается в виде

, (64)

.

Решением (64) являются плоские волны Ψ_k соответствующие каждому собственному значению оператора импульса:

. (65)

Для ограниченного кристалла накладываются периодические граничные условия, так что

,

т.е. в k-пространстве одному состоянию соответствует объем (2π/L)³. Волновую функцию можно нормировать на этот объем

. (66)

При этом, применяются статистики Ферми, которые учитывают принцип Паули, который исключает существование двух электронов в одном квантовом состоянии. Электроны обладают спином ½ (в ћ-терминах) и антисимметричны, поэтому каждое k-состояние соответствует двум частицам с противоположными спинами. Состояния заполняются по мере увеличения энергии, так что при T=0 вплоть до уровня Ферми. Можно подсчитать объем в k-пространстве, который соответствует

. (67)

Обратная величина

дает типичное расстояние между электронами (k_F^-1≈ несколько Å). Зная k_F, можно найти энергию Ферми, E_F

. (68)

Можно подсчитать также скорость электронов, соответствующей энергии Ферми:

. (69)

Здесь предполагается, что все электронные состояния вплоть до энергии Ферми заполнены электронами. При конечных температурах электроны из более низких по отношению к энергии Ферми состояний могут переходить в более высокие состояния. Вероятность того, что состояние k заполнено электроном определяется функцией распределения Ферми, т.е. дает вероятность того, сколько электронов находится в состоянии k

, (69)

где μ=E_F.

В случае конечных температур μ определяется из соотношения

. (70)

Энергетические состояния электронов в разрешенных зонах кристалла

В идеальном кристалле атомы периодически расположены в пространстве. Такое расположение означает, что при смещении кристалла на вектор

, (71)

где a₁, a₂, a₃ – векторы периодов идентичности решетки по трем произвольным направлениям, а n₁, n₂, n₃ – произвольные целые числа, кристалл совмещается сам с собой. Из этого следует, что точка, имеющая радиус-вектор r и точка, имеющая радиус-вектор r+a_n физически эквивалентны между собой, поэтому потенциальное поле кристалла

(72)

также периодически повторяется в кристаллической решетке.

Соотношение (П2) выражает условие периодичности потенциального поля кристалла. В кристаллическом поле волновая функция электрона Ψ(r) (если она не вырождена) может отличаться от волновой функции в Ψ(r+a_n) только постоянным множителем

. (73)

Но из условия нормировки волновой функции следует, что

, (74)

поэтому можно положить, что

, (75)

т.к.

, (76)

откуда

, (77)

где

(78)

также периодическая функция.

Т.о., стационарная волновая функция электрона в периодическом поле кристалла зависит от волнового вектора k и имеет вид:

, (79)

где множитель e^ikr представляет собой плоскую волну, бегущую в направлении вектора k, а U_k(r) – некая периодическая координатная функция в выделенном направлении волнового числа.

Соответственно, решением уравнения Шредингера для электрона в периодическом поле кристалла является бегущая плоская волна в выделенном направлении, модулированная с периодичностью решетки, а энергия электрона зависит от волнового вектора k.

Граничные условия задачи накладывают дополнительные ограничения на возможные значения вектора k. Можно предполагать, что условия на границах кристалла с размерами, существенно превышающими размер элементарной ячейки, не отразятся на его физических свойствах. Наиболее удобным представлением в этом случае являются циклические условия Борна-Кармана.

Пусть кристалл имеет форму параллелепипеда с размерами по осям x, y, z соответствующими L_x, L_y, L_z. Для кубической решетки с параметром a соответствующие размеры равняются

, (80)

где N_x, N_y, N_z – число атомов, укладывающихся на соответствующих ребрах кристалла.

Потребуем, чтобы волновая функция Ψ имела на противоположных гранях параллелепипеда одно и то же значение

. (81)

Учитывая вид волновой функции для кристаллов, получаем:

. (82)

Для выполнения условия (П12) необходимо принять

. (83)

Это равенство выполняется, если показатель экспоненты есть целое число, умноженное на 2πi, т.е.

, (84)

где n₁=0, ±1, ±2, …; n₂=0, ±1, ±2, …; n₃=0, ±1, ±2 ….

Т.о. компоненты волнового вектора k изменяется не непрерывно, а принимают ряд дискретных значений. В соответствии с этим оказывается квантованной и энергия электронов в разрешенной зоне.

С учетом значений волнового вектора k можно записать волновую функцию электрона в периодическом потенциальном поле кристалла. В одномерном случае волновую функцию электрона можно записать в виде линейной комбинации атомных волновых функций Ψ_g

, (85)

где применяется теорема Блоха и ag=R, где R – радиус-вектор, g – номер атомного узла, т.е. целое число, а L_x=aN_x.

Из (П15) видно, что волновая функция при n₁=±N_x будет Ψ_g и совпадает с волновой функцией при n₁=±1 и т.д. Это означает, что компоненты k_x имеют N_x значений, соответствующие различным n₁. При этом n₁ могут принимать 0, 1, 2 … (N_x-1), т.к. E(k)=-E(k), т.е. n₁ меняется только в пределах

или . (86)

Аналогично

, (87)

где k_x, k_y, k_z принимают соответственно N_x, N_y, N_z различных значений.

Следовательно, в разрешенной зоне кристалла имеется всего N=N_xN_yN_z=(L_xL_yL_z)/a³ различных энергетических состояний (энергетических уровней), соответствующих различным k, равное числу элементарных ячеек в кристалле.

Состояние электрона в атоме характеризуется главным квантовым числом, азимутальным квантовым числом l, магнитным квантовым числом m и спиновой ориентацией s_z. Состояние электрона в кристалле согласно принципу Паули также должно описываться четырьмя квантовыми числами. Как следует из (П17), тремя квантовыми числами являются проекции волнового вектора k_x, k_y, k_z, а четвертым квантовым числом должно быть s_z, которое принимает только два значения: +1/2 и -1/2. Это означает, что в состоянии (k_x,k_y,k_z) может быть не более двух электронов. Но набор (k_x,k_y,k_z) определяет энергию электрона E(k) для рассматриваемой зоны. Следовательно, на каждом энергетическом уровне зоны, который определяется волновым вектором k в соответствии с принципом Паули может находится не более двух электронов с противоположно направленными спинами. Т.о., в простой энергетической зоне, возникшей из невырожденного атомного уровня, имеется 2N квантовых состояний, соответствующих N энергетическим уровням и в зоне может быть не более 2N электронов. Если зона g-кратно вырождена, то в ней может быть 2gN электронов. Число квантовых состояний в зоне равно общему числу мест на уровнях изолированных атомов, из которых образовались эти зоны, т.е. имеет место сохранение числа состояний при образовании кристалла из атомов.

Поэтому в энергетической зоне кристалла имеется N энергетических состояний, которым соответствуют значения компонент волнового вектора

(88)

и компонент квазиимпульса

, (89)

где i=x, y, z, а j=1, 2, 3.

Для кристалла с простой кубической решеткой изменение компонент волнового числа и импульса лежит в пределах

. (90)

Этим значениям квазиимпульса в системе координат (p_x, p_y, p_z) , будет соответствовать некоторая область, построенная вокруг начала координат и содержащая все возможные состояния электронов. Эта область называется первой, или основной, зоной Бриллюэна.

Для кристалла с простой кубической решеткой первая зона Бриллюэна для кристалла с кубической решеткой также является кубом, объем которого

. (91)

В k-пространстве первая зона Бриллюэна для кристалла с кубической решеткой также является кубом, объем которого

. (92)

Первую зону Бриллюэна можно разбить на элементарные кубические ячейки объемом

, (93)

где V=L³=a³N_xN_yN_z=a³N – объем кристалла, а N=N_xN_yN_z – полное число элементарных ячеек в кристалле.

Аоскольку объеи первой зоны Бриллюэнадля кристаллов с простой кубической решетки равен (h/a)³, а объем элементарной ячейки равен h³/a³N, то число элементарных ячеек в ней составляет N, т.е. равно количеству энергетических состояний в зоне. Но в энергетической зоне могут располагаться 2N электронов, а в ее каждой ячейке может находиться только два электрона с противоположно направленными спинами.

Пусть в кристалле единичного объема в интервале энергий от E до E+dE имеется dz квантовых состояний (с учетом спина). Можно обозначить через N(E) плотность состояний, т.е. число квантовых состояний в единичном интервале энергии для единичного объема кристалла как

. (94)

Если вероятность заполнения состояний с энергией E равна f(E,T), то число электронов dn, находящихся в состояниях dz составляет величину

. (95)

Соответственно полное число электронов, для которых возможный интервал энергии лежит в пределах от E₁ до E₂, будет равно:

. (96)

Энергия электронов у дна зоны проводимости может быть записана в виде

, (97)

где E_c=E(p₀) – энергия электронов у дна зоны проводимости, m^* - эффективная масса электрона.

Если выделить шаровой, заключенный между двумя изоэнергетическими поверхностями, соответствующими E(p)=const и E(p)+dE=const, то объем этого слоя составит величину

, (98)

где p=IpI – модуль импульса электрона.

Объем элементарной ячейки зоны Бриллюэна кристалла единичного объема в p-пространстве равен h³. В каждой ячейке могут находиться два электрона с противоположно направленными спинами. Поэтому число состояний в объеме dV_p равно:

. (99)

Используя равенство (П26) имеем:

(100)

и

. (101)

Подставив равенства (П27), (П29) и (П30) в (П23) получается выражение для плотности квантовых состояний у дна зоны проводимости, обладающей сферической симметрией:

. (102)

Совершенно аналогично, зависимость энергии дырок от их импульса вблизи потолка валентной зоны имеет вид

, (103)

где E_v – энергия дырки у потолка валентной зоны, m_p* - эффективная масса дырок.

Совершенно аналогично, плотность энергетических состояний дырок вблизи потолка валентной зоны имеет вид:

. (104)

Поглощение света в полупроводниках

рис.9. Представление энергетических зон в k-пространстве и координатном пространстве.