WWW.DISS.SELUK.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА
(Авторефераты, диссертации, методички, учебные программы, монографии)

 

Pages:     | 1 | 2 ||

«А.Н.Петров, ТВЕРДЫЕ МАТЕРИАЛЫ. ХИМИЯ ДЕФЕКТОВ. СТРУКТУРА И СВОЙСТВА ТВЕРДЫХ ТЕЛ. Учебное пособие Екатеринбург 2008 ОГЛАВЛЕНИЕ ОГЛАВЛЕНИЕ ВВЕДЕНИЕ ГЛАВА 1. ИДЕАЛЬНЫЕ КРИСТАЛЛЫ. МОДЕЛЬНЫЕ ...»

-- [ Страница 3 ] --

Если проводник, в котором имеются свободные электронные (дырочные) носители поместить в температурное поле, то в нем возникает разность потенциалов, или термо- ЭДС () (см. раздел 3.2.3). Это явление называется эффектом Зеебека. Для малых температурных градиентов термо- ЭДС пропорциональна разности температур на измерительных контактах. Температурный коэффициент термо-ЭДС. называют также коэффициентом Зеебека (=d/dТ). При наличии градиента температуры основные носители заряда диффундируют к «холодному» контакту, т.е. в сторону меньшего химического потенциала основного носителя. Таким образом, по знаку «холодного» конца можно судить о знаке основного носителя.

Согласно уравнениям (3.57) в кристалле, находящемся в температурном поле, возникают конечные потоки всех подвижных частиц, приводящие к разделению зарядов в твердом теле и, следовательно, к установлению конечной разности потенциалов на эего концах.

Ограничимся для простоты наиболее распространенным случаем, когда в каждой из подрешеток кристалла твердого неорганического соединения движется не более одного сорта ионов или электроны (дырки).

При этом условии корреляционные эффекты отсутствуют и при описании процесса переноса уравнение (3.151) можно представить в виде Согласно уравнению Гиббса-Гельмгольца энтальпия i-той частицы. Учтем, что разность между энергией, переносимой движущимися частицами, и их средней энтальпией в состоянии покоя Q*i=ui–hi есть избыточная теплота, переносимая через кристалл (Q*i – теплота переноса). Тогда выражение для плотности тока будет При измерении термо-ЭДС (разомкнутая цепь) ток через твердое тело не идет je=0, отсюда можно выразить значение электрического потенциала в объеме твердого тела, приходящееся на изменение температуры _в 1 °С.

С величиной - коэффициентом Зеебека, мы уже встречались (см.раздел 3.2.3); иногда называют коэффициентом гомогенной термоЭДС. В используемой системе знак коэффициента Зеебека () соответствует знаку холодного конца проводника.

Понятия гомогенной и гетерогенной термо-ЭДС требует разъяснения. На рисунке 3.15 представлена измерительная ячейка состоящая из твердого вещества и двух металлических электродов, выполненных из одинакового материала и находящихся при температурах Т и Т+Т, то измеряемая разность потенциалов на электродах равна тродами и веществом. Соотношение (3.155) можно преобразовать Рис.3. 15. Схема измерения термо-ЭДС.

Видно, что измеряемый экспериментально коэффициент Зеебека содержит две составляющие: коэффициенты гомогенной и гетерогенной термо-ЭДС. Коэффициент гетерогенной термо-ЭДС существенно зависит от характера межфазного равновесия, устанавливающегося в различных ячейках на границах электрод – электролит.





Проанализируем последовательно термо-ЭДС возникающую в кристаллах с ионной и электронной разупорядоченностью.

Ионные кристаллы – твердые электролиты. Рассмотрим ячейку проводящим (М+) электролитом. К твердым электролитам такого рода относятся многочисленные системы, например, производные от -AgI. Поскольку в таких системах число переноса катионов равно единице, а концентрации ионов серебра и вакансий в металлической подрешетке определяются структурными факторами и не зависят от температуры, все производные по концентрациям в (3.154) обращаются в нуль, и эта формула упрощается до вида (zi=1) Гетерогенную составляющую термо-ЭДС () определим из условия, что па границах электролита с электродами существует равновесие Равновесие будет нарушаться, если контактная разница потенциалов не равна нулю, т.е. e V = µM• + µe µM 0. Учтем, что µi = µio + kT ln[i ] и dµM• = dµe, тогда для гетерогенной составляющей можно записать Рис.3. 16. Термо-ЭДС иодистого серебра [24] Измеряемая термо-ЭДС катион-проводящего проводника будет положительна (по холодному концу образца) и будет равна сумме гет и гом Для йодистого серебра температурная зависимость коэффициента Зеебека представлена на рисунке 3.16. Из тангенса угла наклона зависимости рассчитана теплота переноса, которая для высокотемпературной фазы -AgJ составила 0.05–0.12 эВ.

Собственные полупроводники. Рассмотрим термоячейку, состоящую из материала с электронной проводимостью (tион=0), одинаковых металлических электродов, проводников из того же металла и гальванометра (см.рис.3.15).

Если электропроводность полупроводника n или р - типа зависит от температуры, то на более горячем конце полупроводника концентрация носителей или будет выше, чем на холодном. Вследствие этого ноh• сители будут диффундировать от горячего к холодному концу, заряжая его положительно или отрицательно. В состоянии равновесия возникшее таким образом электрическое поле уравновешивает диффузионный поток зарядов. В случае же вырожденных полупроводников, а также металлов, концентрация носителей электронов в которых не зависит от температуры, диффузионный поток также возникает. Причиной его является не разность концентраций, а различная энергия носителей на горячем и холодном концах материала. В результате, как и в собственных полупроводниках, возникает термо-ЭДС, но значительно меньшая по величине.

Рассмотрим сначала чисто электронный полупроводник n-типа. Поскольку равновесие между электронным проводником и металлическим электродом поддерживается за счет обмена между ними электронами, из условия равенства электрохимических потенциалов электронов между обеими фазами получаем для контактной разности потенциалов:

где µ e( M ) и µ e значения химического потенциала электронов соответственно в металле (электроде) и в полупроводнике. Будем пренебрегать изменением потенциала эв металлических токоподводах вследствие сильного вырождения электронной жидкости, а также считать одинаковыми химические потенциалы электронов в обоих электродах, поддерживаемых при различных температурах. Тогда Гомогенная составляющая термо-ЭДС будет Тогда измеряемая термо-ЭДС полупроводника n-типа запишется Для полупроводника р-типа, после аналогичных рассуждений можно получить соотношение для коэффициента термо-ЭДС В общем случае электропроводность собственного полупроводника осуществляется совместным переносом электронов и дырок. В этом случае измеряемая термо-ЭДС будет определяться соотношением В зависимости от механизма переноса электронов в полупроводнике температурные зависимости химических потенциалов носителей будут определяться по-разному.





1. Модель локализованных электронных дефектов (поляронов малого радиуса). В этом случае химические потенциалы электронов проводимости и дырок связаны с их концентрациями соотношениями:

здесь [i] все возможные позиции, на которых может быть локализован носитель.

Подставив производные химического потенциала по температуре в (3.166) находим выражение для термо-ЭДС:

смешенный электронно-дырочный проводник Поскольку движение локализованных электронных дефектов по кристаллу происходит по прыжковому механизму и требует энергии активации, теплоты переноса Q*h и Q*e являются параметрами, постоянными для данного вещества. Концентрации электронов и дырок зависят от внешних термодинамических параметров (Т и Р).

2. Модель квазисвободных электронных дефектов. В этом случае, при отсутствии вырождения электронного газа, химические потенциалы электронов проводимости и дырок связаны с их концентрациями соотношениями где N* эффективное число состояний электронов (дырок) (см. раздел 2.1.6) Движение квазисвободных электронных носителей происходит по туннельному механизму, не связанному с энергией активации. В этом случае теплота переноса определяется как избыточная кинетическая энергия движущихся электронов или дырок по сравнению со средней тепловой энергией 3/2kT. В случае невырожденного электронного газа статистическая теория полупроводников дает для теплоты переноса электронов (дырок) выражение где r — параметр, характеризующий зависимость длины свободного пробега носителей от их энергии; значение этого параметра зависит от механизма рассеяния электронов и обычно лежит в интервале от 0 до 2.

Подставляя (3.171) в (3.164) и (3.165), получаем для парциальных коэффициентов термо-ЭДС:

Для нестехиометрических оксидов путем вариации температуры и давления кислорода удается в достаточно широких диапазонах изменять концентрации электронов и дырок. Согласно рассмотренному в разделе 2.2.2 анализу дефектов в оксиде МО1– концентрации электронов и дырок в нестехиометрическом кристалле в зависимости от температуры и давлении неметалла в газовой фазе описываются уравнениями (см. ур.2.72, 2. и рисунки 2.15 и 3.9) Подставляя это выражение в (3.175) находим:

Изотермическая зависимость электропровоности и коэффициента Зеебека от парциального давления кислорода для оксида МО1– с преоюладающей электронной разупорядоченность представлен на рисунке 3. (см. также рис.3.9).

Рис.3. 17. Изотермические зависимости коэффициента Зеебека (а), электропроводности (б) и концентраций заряженных дефектов (в) в оксиде MO1– от давления кислорода в газовой фазе.

Определенный интерес представляет совместный анализ изотермических зависимостей электронной проводимости и коэффициента Зеебека от давления кислорода. В ряде случаев это позволяет рассчитать концентрации, а затем и подвижность носителей заряда.

Из ур.(3.38) концентрации доминирующих электронных носителей ных термо-ЭДС (3.175) получим связь с удельной электропроводностью (или удельным сопротивлением =1/) Суммарный коэффициент Зеебека и удельная электропроводность собственного полупроводника связаны соотношением Совместный анализ термо-ЭДС и удельного сопротивления некоторых оксидов 3d-переходных металлов представлено на рисунке 3.18 и 3.19.

Рис.3. 18. Взаимосвязь между коэффициентом Зеебека и удельной электропроводностью собственного электронно-дырочного полупроводника.

Продолжение прямолинейных участков р-типа и n-типа отсекают от вертикальной линии lne=lnh=ln(0.5)+ln парциальные значения коэффициентов термо-ЭДС. В областях чисто электронной или чисто дырочной проводимости численными методами, путем решения систем уравнений типа можно рассчитать подвижности носителей/ 3.4.4. Эффект Холла.

Концентрацию и подвижность носителей можно определить с помощью эффекта Холла. Эксперимент заключается в измерении электропроводности образца, который помещен одновременно в м а г нитное (Н) и электрическое (Е) поля, направленные взаимоперпендикулярно.

(см.рис.3.20).

Электрическое поле задается приложением к образцу электрического напряжения от батареи. Через образец течет электрический ток в направлении оси z. Под влиянием магнитного поля возникает сила Лоренца и траектория электронов отклоняется от прямолинейной, что приводит к появлению токовой составляющей в направлении оси у. На противоположных гранях в этом направлении появится ЭДС называемая холловской.

Рис.3. 20. Схема возникновения эффекта Холла.

Легко видеть, что если ток переносится электронами в направлении стрелки, указанной на рис.3.19, то по правилу "левой руки" электроны будут приходить на дальнюю боковую грань и заряжать ее отрицательно.

Передняя грань будет соответственно заряжаться положительно. Если же ток будет переноситься положительными дырками, то при тех же направлениях электрического и магнитного полей, знаки на клеммах Ех поменяются на противоположные.

Холловская электропроводность Н определяется соотношением где поперечная ЭДС вызванная плотностью перпендикулярного потока электричества приложенному внешнему магнитному полю Н. С другой стороны Холловское удельное сопротивление Н пропорционально величине магнитного поля Здесь - постоянная (или коэффициент) Холла, измеряемая эксRH периментально. Постоянная Холла RH для твердого тела с единственным типом носителя заряда определяется:

где Сr1 (3/8Cr315/512)/ Если R и Cr известны, то их произведение является мерой дрейфовой подвижности Согласно теоретическим представлениям в перенос электронов (дырок) в магнитном поле описывается понятием Холовской подвижностью, которая определяется определяться выражением В=(1+4)·Н=µ·Н. Здесь - магнитная восприимчивость, µ - магнитная проницаемость.

Холовская и дрейфовая подвижности, в зависимости от магнитной природы проводника могут отличаться друг от друга.

3.4.5. Сверхпроводимость.

В 1911 году нидерландский физик Камерлинг Оннес обнаружил эффект полного исчезновения электрического сопротивления ртути, охлажденной жидким гелием до температуры 4,15 K. В короткое время после этого открытия сверхпроводимость обнаружили не только в ртути, но и в целом ряде других металлов.

Температура при которой вещество теряет сопротивление электрическому току Тс называется температурой перехода в сверхпроводящее состояние. На рис. 3.14 схематически показаны два возможных типа перехода; резкий скачок в удельном сопротивлении наблюдается в чистых однофазных материалах и широкий переход – в негомогенных материалах. В сверхпроводящем состоянии сопротивление образца электрическому току равно нулю не приблизительно, а строго. Поэтому по сверхпроводящей замкнутой цепи ток может сколь угодно долго циркулировать не затухая.

: Рис.3. 21. Температурная зависимость удельного сопротивления сверхпроводника.

В сверхпроводящем состоянии вещество является одновременно идеальным диамагнетиком, то есть полностью выталкивает любое магнитное поле ниже критического поля из объема СП (эффект Мейсснера – Охзенфельда. 1933 г.). Эффект Мейсснера – Охзенфельда является фундаментальным свойством сверхпроводящего состояния и часто используется как способ обнаружения сверхпроводящих переходов.

Перспективы практического применения явления сверхпроводимости казались безграничными: линии передачи электроэнергии без потерь, сверхмощные магниты, электромоторы и трансформаторы новых типов и так далее. Однако два препятствия встали на пути реализации этих планов. Первое - это чрезвычайно низкие температуры, при которых явление сверхпроводимости наблюдалось во всех известных материалах. Для охлаждения сверхпроводников до столь низких температур приходилось пользоваться остродефицитным гелием. Это обстоятельство делало многие заманчивые проекты использования сверхпроводимости попросту нерентабельными. Второе препятствие связано с тем фактом, что сверхпроводимость оказалась весьма "капризной" по отношению к магнитному полю (а следовательно, и к предельной величине протекающего тока): в сильных полях она разрушалась. Когда НHc, сверхпроводимость разрушается и материал переходит в нормальное состояние. Сверхпроводящий переход в нулевом магнитном поле является фазовым переходом второго рода, поскольку наблюдается скачок в удельной теплоемкости, а не изменение энтальпии.

На основе накопленного экспериментального материала и развития теоретических представлений о физике твердого тела, основанных на применении квантовой механики и статистической физики, в 1950 году была создана феноменологическая теория Гинзбурга - Ландау. Затем, в 1957 году,- и последовательная микроскопическая теория сверхпроводимости Бардина - Купера - Шриффера (теория БКШ) Явление сверхпроводимости оказалось связанным с возникновением в металлах своеобразного притяжения между электронами. Природа этого притяжения носит сугубо квантовый характер. В основе этого механизма лежит спаривание электронов по Куперу, смысл которого заключается в том, что спаренные электроны с противоположно направленным спином практически перестают испытывать сопротивление со стороны проводника, в отличие от одиночных электронов, обеспечивающих электропроводность в обычных условиях. Размеры таких пар в атомном масштабе весьма велики - они могут достигать сотен и тысяч межатомных расстояний.

Создание теории сверхпроводимости послужило мощным импульсом ее целенаправленным исследованиям. Огромный прогресс был достигнут в эти годы в получении новых сверхпроводящих материалов. Важную роль сыграло тут открытие А. А. Абрикосовым весьма необычного сверхпроводящего состояния в магнитном поле. Если раньше считалось, что магнитное поле не может проникнуть в сверхпроводящую фазу, не разрушив ее (и это действительно верно для большинства чистых металлов), то Абрикосов теоретически показал, что существует и другая возможность - магнитное поле может проникать при определенных условиях в сверхпроводник в виде вихрей тока, сердцевина которых переходит в нормальную фазу, периферия же остается сверхпроводящей. Согласно поведению сверхпроводников в магнитном поле их стали делить на два типа.

Материалы, в которых сверхпроводимость при критическом поле Нс резко разрушается, известны как сверхпроводники I рода (см. рис. 3.21, а). Нс является функцией температуры. Такое поведение имеют чистые материалы. В сверхпроводниках II рода (предсказанные Абрикосовым) магнитный поток начинает проходить сквозь материал при поле Нс1, которое ниже термодинамического критического поля. Затем с увеличением силы поля намагниченность постепенно уменьшается до тех пор, пока при Н=Нс2 сверхпроводящее состояние полностью разрушается (см. рис. 3. б). Считается, что между Нс1 и Нс2 материал находится в вихревом состоянии (стержнеподобные области с нормальной проводимостью внутри объема сверхпроводящего вещества). Важно, что сверхпроводник первого рода можно перевести во второй, "испортив" его примесями или другими дефектами.

Рис.3. 22. Магнитные свойства сверхпроводников: а) температурная зависимость удельного сопротивления; а) намагниченность как функция внешнего поля для сверхпроводника I типа; б) кривая намагниченности для сверхпроводника II типа, Теория БКШ послужила толчком еще одного выдающегося открытия. В 1962 году Брайан Джозефсон (будучи тогда всего лишь студентом – старшекурсником) сообразил, что два сверхпроводящих слоя, разделенные ничтожно тонкой прослойкой изолятора всего в несколько атомов толщиной, будут вести себя как единая система. Применив к такой системе принципы квантовой механики, он показал, что куперовские пары будут преодолевать этот барьер (теперь его принято называть переходом Джозефсона) даже при отсутствии приложенного к ним напряжения. Существование электрического тока подобного рода вскоре было подтверждено экспериментально, а сам эффект также получил название стационарного эффекта Джозефсона.

Если же приложить постоянное напряжение то куперовские пары электронов начнут перемещаться через барьер сначала в одном направлении, а затем в обратном. В результате возникнет переменный ток, частота которого увеличивается по мере роста напряжения. Этот эффект получил название нестационарного эффекта Джозефсона. Поскольку частоту тока можно измерить с большой точностью, эффект переменного тока теперь используется для высокоточной калибровки напряжений.

Пожалуй, самое распространенное практическое применение эффекта Джозефсона вытекает из другого прогноза, даваемого квантовой механикой. Если сделать небольшой сверхпроводящий контур с двумя встроенными переходами Джозефсона на каждом конце, а затем пропустить по нему ток, мы получим прибор под названием «сверхпроводниковый квантовый интерферометр», или СКВИД (от английского SQUID – Superconducting Quantum Interference Device). В зависимости от интенсивности внешнего электромагнитного поля ток в его цепи может изменяться от нуля (когда токи, идущие от двух переходов, взаимно гасятся) до максимума (когда они однонаправлены и усиливают друг друга).

Сверхпроводниковый квантовый интерферометр – самый точный на сегодняшний день прибор для измерения магнитных полей, и при этом весьма компактный. Он находит самое широкое практическое применение в самых разных областях, начиная с предсказания землетрясений и заканчивая медицинской диагностикой (магнитная томография).

Возможность необычных технических приложений сверхпроводимости обусловила ее широкое исследование; при этом число сверхпроводящих материалов непрерывно растет. Однако, теория БКШ не дает ответ на вопрос, какие вещества могут стать сверхпроводящими, а какие — не могут. Поэтому поиски новых сверхпроводников велись и ведутся исходя из структурных и химических аналогий. Среди открытых сверхпроводников чистые металлы, сплавы, интерметаллические соединения и полупроводники. Среди важных структурных типов сверхпроводящих материалов можно назвать следующие: структуры типа -W, каменной соли, вольфрамовых бронз, перовскиты, шпинель и фазы Шевреля.

К семидесятым годам ХХ века удалось найти соединения, способные нести токи большой плотности и выдерживать гигантские магнитные поля. Интерметаллические сплавы ниобия со структурой -W (например, Nb3Ge, Nb3Sn) имеют температуру перехода Тс в области 20-23 К. И хотя для их практического использования пришлось решить ряд непростых технологических проблем (эти вещества были хрупкими, большие токи оказывались неустойчивыми), факт оставался фактом - одно из двух основных препятствий на пути широкого использования сверхпроводников в технике было преодолено.

Хуже обстояло дело с повышением критической температуры. Если критические магнитные поля к шестидесятым годам удалось увеличить по сравнению с первыми опытами Камерлинг-Оннеса в тысячи раз, то рост критической температуры не вселял особого оптимизма – за 60 лет поисков она достигала лишь 20 градусов Кельвина. Таким образом, для нормальной работы сверхпроводящих устройств все так же требовался дорогой жидкий гелий.

Проблема повышения критической температуры встала необычайно остро. Теоретические оценки предельно возможных ее значений показывали: в рамках обычной, фононной сверхпроводимости (то есть сверхпроводимости, обусловленной притяжением электронов друг к другу посредством взаимодействия с решеткой) эта температура не должна была превышать 40 К. Однако и обнаружение сверхпроводника с такой критической температурой стало бы огромным достижением, так как можно было бы перейти на охлаждение сравнительно дешевым и доступным жидким водородом (его температура кипения 20 градусов Кельвина). Это открыло бы весьма важную эпоху "среднетемпературной" сверхпроводимости, и здесь велись активные поиски обработки существующих и создания новых сверхпроводящих сплавов традиционными материаловедческими методами. Голубой же мечтой оставалось создание сверхпроводника с критической температурой 100 градусов Кельвина (а еще лучше - выше комнатной), который можно было бы охлаждать дешевым и широко используемым в технике жидким азотом.

Лучшим результатом этих поисков стал сплав ниобия Nb3Ge с критической температурой 23,2 K - рекорд был достигнут в 1973 году и продержался долгие тринадцать лет. Вплоть до 1986 года критическую температуру не удалось повысить ни на один градус. Складывалось впечатление, что фононный механизм сверхпроводимости исчерпал свои возможности.

Начало новому захватывающему этапу в развитии сверхпроводимости положила работа А. Мюллера и Г. Беднорца. На рубеже 1985-1986 годов эти ученые сообщили [26], что оксидная керамика на основе La-ВаСu-О переходит в сверхпроводящее состояние при рекордно высокой по тем временам температуре в 30 К1. Огромной заслугой Мюллера и Беднорца стало то, что их первоначальный и сравнительно скромный успех разрушил все теоретические, технологические и даже психологические барьеры и позволил в течение короткого времени создать новые, еще более совершенные поколения оксидных сверхпроводников.

Рис.3. 23. Эволюция в создании новых поколений сверхпроводников [27].

В начале 1987 года весь мир охватила лихорадка поиска новых и исследования свойств уже обнаруженных сверхпроводников. Критическая La1.85Sr0.15CuO4-x она составила уже 40, для La2-xBaxCuO4 (под давлением) поднялась до 50 и, наконец, в феврале 1987 года, для YBa2Cu3O7-x, перевалила через заветный "азотный рубеж", достигнув 93 K.

В 1988 года были синтезированы висмутсодержащие купраты состава Bi2Sr2Can-1CunO2n+4, среди которых фаза с п = 3 имеет Tc=110K. В этом же году был синтезирован купрат состава Tl2Sr2Ca2Cu3O10 c темпераСтатья под осторожным названием "Возможность высокотемпературной сверхпроводимости в системе La-Ва-Сu-О" была отклонена ведущим американским физическим журналом "Physical Review Letters" Научное сообщество за последние двадцать лет "устало" от многочисленных ложных сенсаций по поводу открытия то в одном, то в другом месте мифического высокотемпературного сверхпроводника и таким образом ограждало себя от очередного бума. Мюллер и Беднорц отослали ее в немецкий журнал "Zeitschrift fur Physik".

турой перехода в сверхпроводящее состояние Тс=125К. В 1993 году были синтезированы ртутьсодержащие купраты состава HgBa2Can-1CunO2n+2+ (n=1-6)/ Температура перехода в сверхпроводящее состояние состояние возрастает от первого члена семейства (п = 1) до третьего (п = 3), а затем уменьшается. Рекордсменом является HgBa2Ca2Cu3O8+, имеющий критическую температуру Тс=135 К.

Теория явления ВТСП в купратах пока не создана. Доказано лишь, что и в ВТСП-керамиках сверхпроводимость обеспечивается куперовскими электронными парами, но природа сил межэлектронного притяжения еще остается загадкой. Фононное притяжение в купратах LnBa2Cu3O7, аналогичное низкотемпературной сверхпроводимости, наблюдается у лантанного соединения, но отсутствует у иттриевого, хотя критические температуры (90 К) у них одинаковы. Отсюда ясно, что помимо фононного существует и другой, пока не выясненный, механизм взаимного притяжения электронов.

Открытие Мюллера и Беднорца казалось гениальной, но случайной находкой для специалистов в области физики сверхпроводимости, по существу было закономерным результатом развития неорганической химии, химии твердого тела на стыке с физикой твердого тела. Химия твердого тела оксидов металлов приобрела важное значение из-за этих высокотемпературных сверхпроводников. Сегодня уже становится понятно, что в поисках стабильных материалов с высокими температурами перехода специалисты в области химии твердых оксидных материалов будут играть решающую роль.

ЛИТЕРАТУРА.

Основная 1. Хауфе К. Реакции в твердых телах и на их поверхности.т.1,2.М. Мир. 2. Крегер Ф.Химия несовершенных кристалолов.-М. Мир. 1969, 654 с.

3. Хенней Н. Химия твердого тела..-М. Мир. 1971.

4. Жуковский В.М., Петров А.Н. Введение в химию твердого тела. Уч.пособие, Изд-во УрГУ, Свердловск, 1987, 112 с.

5. Ч.Н.Р.Рао, Дж.Гопалакришнан Новые направления в химии твердого тела. –«Наука» Новосибирск СО, 1990, 519 с.

6. Вест А. Химия твердого тела. Теория и практика. ч.1, 555 с., ч.2.334 с. М. Мир. 1988.

7. Фистуль В.И. Физика и химия твердого тела. – М. Металлургия, т.1, 2, 8. Бокий Г.Б. Еристаллохимия., Изд-во «Наука» М. 1971, 309 с.

9. Ормонт Б.Ф. Введение в физическую химию и кристаллохимию полупроводников. –М. Высшая школа. 1982, 528 с.

10. Петров А.Н., Черепанов В.А. «Кристаллохимия твердого состояния», Уч.пособие, Изд-во УрГУ, Свердловск, 1987, 94 с..

11. Еремин Е.Н. Основы химической термодинамики. М.: Высшая школа. 1974? 341 c/.

12. Жуковский В.М. Избранные главы статистической термодинамики. Свердловск. УрГУ. 1978, 92 c..

13. Смирнова Н.А. Методы статистической термодинамики в физической химии. М.: Высшая школа. 1982, 321 с.

14. Жуковский В.М., Петров А.Н. «Термодинамика и кинетика реакций в твердых телах» 1987, Часть I. 168 с. Часть 2. 135 с., Уч.пособие, Изд-во УрГУ, Свердловск.

15. Пригожин И., Кондепуди Д. Современная термодинамика.

Изд-во Мир. 2002, 461 с.

16. Кофстад П. Отклонение от стехиометрии, диффузия и электропроводность в простых оксидах.-М. Мир. 1975, 396 с.

17. Жуковский В.М., Петров А.Н., Нейман А.Я. Вводный курс в электрохимию дефектных кристаллов. Уч.пособие, Изд-во УрГУ, Свердловск, 1979, 104 с.

18. Чеботин В.Н. Физическая химия твердого тела. –М. Химия.

1982, 319 с.

19. J.Maier, Physical Chemistry of Ionic Materials, Wiley, 2004, 20. Бокштейн Б.С. Диффузия в металлах. М. Металлургия. 1978.

215 с..

Дополнительная 21. Mac Donald D.K.C., J.Chem. Phys. 1953, V.2,P.201.

22. J.Corish, P.W.M/Jacobs, J.Phys.Chem. Solid. 1972, V.33, P.1799.

23. Teltow J., Ann.Phys., 1949, V.5. 63- 24. Kvist A., Tarnneberg R. //Z.Naturforsch. 1970 Bd25a. S. 25. A.J.Bosman, H.J. van Daal. Small-polaron versus Band Cjnduction in some Transition Oxides///Advances in Physics, 1970, V.19, N.77, P. 26. J.G.Bednorz, K.A.Muller. //Z.Phys. 1986. B.64. P.187.

27. Ю.Д.Третьяков, Химические сверхпроводники – спустя десять лет после открытия//Сорос.Образ.Журнал,1999, №3,75- 28. Третьяков Ю.Д. Твердофазные реакции. М.: Химия. 1978. 29. Ковтуненко П.В. Физическая химия твердого тела. М.

Высш.шк. 1993. 352 с.

30. Киотько А.В., Пресняков Е.А., Третьяков Ю.Д. Химия твердого тела. Academaю М. 2006, 301 с.



Pages:     | 1 | 2 ||
 
Похожие работы:

«Министерство образования и науки Российской Федерации Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего профессионального образования Северный (Арктический) федеральный университет имени М.В. Ломоносова А.А. Елепов РАЗВИТИЕ И СОВРЕМЕННОЕ СОСТОЯНИЕ МИРОВОЙ АВТОМОБИЛИЗАЦИИ Учебное пособие Архангельск ИПЦ САФУ 2012 УДК 629.33 ББК 39.33я7 Е50 Рекомендовано к изданию редакционно-издательским советом Северного (Арктического) федерального университета имени М.В. Ломоносова...»

«ОТКРЫТОЕ АКЦИОНЕРНОЕ ОБЩЕСТВО ФЕДЕРАЛЬНАЯ СЕТЕВАЯ КОМПАНИЯ ЕДИНОЙ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ СТАНДАРТ ОРГАНИЗАЦИИ СТО 56947007ОАО ФСК ЕЭС МЕТОДИЧЕСКИЕ УКАЗАНИЯ по обеспечению электромагнитной совместимости на объектах электросетевого хозяйства Стандарт организации Дата введения: 21.04.2010 ОАО ФСК ЕЭС 2010 Предисловие Цели и принципы стандартизации в Российской Федерации установлены Федеральным законом от 27 декабря 2002 г. № 184-ФЗ О техническом регулировании, объекты стандартизации и общие...»

«Пилипенко Н.В., Сиваков И.А. Энергосбережение и повышение энергетической эффективности инженерных систем и сетей Учебное пособие Санкт-Петербург 2013 МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ ИНФОРМАЦИОННЫХ ТЕХНОЛОГИЙ, МЕХАНИКИ И ОПТИКИ Пилипенко Н.В., Сиваков И.А. Энергосбережение и повышение энергетической эффективности инженерных систем и сетей Учебное пособие Санкт-Петербург Пилипенко Н.В., Сиваков И.А....»

«1 МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ ФЕДЕРАЛЬНОЕ ГОСУДАРСТВЕННОЕ БЮДЖЕТНОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ЭКОНОМИКИ И ФИНАНСОВ КАФЕДРА ЭКОНОМИЧЕСКОЙ ИСТОРИИ ЭНЕРГИЯ И ЭНЕРГОРЕСУРСЫ В ГЛОБАЛЬНОЙ ЭКОНОМИКЕ УЧЕБНОЕ ПОСОБИЕ ИЗДАТЕЛЬСТВО САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКОГО ГОСУДАРСТВЕННОГО УНИВЕРСИТЕТА ЭКОНОМИКИ И ФИНАНСОВ ББК 65.304. Э...»






 
© 2013 www.diss.seluk.ru - «Бесплатная электронная библиотека - Авторефераты, Диссертации, Монографии, Методички, учебные программы»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.