73
тером электронно-фононного взаимодействия и зависит от др. механизмов рассеяния фононов. Если фононная система полностью релаксирует на электронах (эффект «насыщения»), го при 2Ч<0£) (6^≈ Дебая температура] Sfc~T~l. £ф~ У3 как для металлов, так и для полупроводников. Если же фононы взаимодействуют не только с электронами, но и друг с другом, зависимость S$(T) иная. В металлах при Г»6д. В полупроводниках электроны взаимодействуют только с длинноволновыми фононами (см. Рассеяние носителей заряда в полупроводниках), D 5ф определяется их взаимодействием с коротковолновыми фононами, к-рым длинноволновые фононы передают свой импульс;
∙Уф ≈ Т , и ≈ 1, 2. (7)
Два значения п соответствуют двум механизмам фонон-фононной релаксации, в к-pux либо учитывается (к = 1), либо не учитывается (л = 2) затухание тепловых фононов. При низких темп-pax гл. роль играют процессы
рассеяния па границах образца: S$~DT'/2Т где D ≈ характерный размер образца.
В магнстиках существует эффект «увлечения» электронов магнонамп, к-рый также вносит вклад в термоэдс (см. Спиновые волны).
Для металлов с многолистной ферми-поверхностью и полупроводников с многозонным характером проводимости выражения для диффузионной термоэдс и термоэдс увлечения обобщаются:
т/. (8)
Здесь а/ и 5/ ≈ парциальные вклады в проводимость и термоэдс г-го листа поверхности Ферми или i-й энергетич. зоны.
3. э. в сверхпроводниках. Под действием градиента
темп-ры в сверхпроводниках появляется объ╦мный ток нормальных возбуждений по природе такой же, как и в обычных проводниках. Этот ток обусловливает объ╦мный ток куперовских пар, к-рый компенсирует ток нормальных возбуждений. Т. к. полный объ╦мный ток равен 0, а электрич. поле в сверхпроводниках отсутствует, исследовать термоэдс, связанную с нормальными возбуждениями в сверхпроводниках, можно, измеряя сверхпроводящую компоненту тока.
Лит.: Ландау Л. Д., Л и ф ш и п Е. М,, Электродинамика сплошных сред, 2 изд., М., 1982; Цидильков-с к и и И. М., Термомагнитные явления в полупроводниках, М., 1960; Зырянов П. С., К л и н г е р М. И., Квантовая теория явления электронного переноса в кристаллыЧРСКИХ полупроводниках, М., 1976; Термоэлектродвижущая сила металлов, пер, с англ., М., 1980; Абрикосов А. А-, Основы теории металлов, м., 1987.
И, М. Цидиликовский, В. А. Матвеев.
З╗ЕМАНА ЭФФЕКТ ≈ расщепление спектральных линий и уровней энергии атомов, молекул и кристаллов в магн. поле. Наблюдается на спектральных линиях испускания и поглощения; 3. э. на линиях
П
П
Рис- 1. Схема наблюдении эффекта Зеемана: М ≈ магнит; И ≈ источник линейчатого спектра; пластинка и,/4, Л ≈линза, П ≈ поляриметры: служат для определения характера поляризации; С ≈ спектральный гтри-Гюр.
поглощения часто наз. обратным. Впервые обнаружен П. Зеоманом (P. Zeeraan) в 1896 при исследовании спектров испускания натрия. В 1897 X. Лоренц (Н. A. Lorentz) разработал первую теорию
3. э. на основе классич. электродинамики, полное объяснение 3. э. да╦т квантовал механика.
В результате 3. э. спектральная линия, испускаемая веществом, в магн. поле расщепляется на неск. зеемановских компонент (зеемановское расщепление). Характер расщепления и поляризации компонент зависят от направления наблюдения. В случае т. н. п р о с т о г о (или нормального) 3. я. при наблюдении в направлении, перпендикулярном маги, полю (рис. 1), получаются три линейно поляризованные компоненты ≈ несмещ╦нная я-компонента, поляризованная вдоль поля, и две симметрично от не╦ расположенные а-компоненты, поляризованные перпендикулярно полю (зеемановский триплет;
Рис. 2. Расщепление спектральных линий при простом аффекте Зеемана: вверху≈без поля; в середине ≈ при поперечном наблюдении в магнитном поле≈ триплет с частотами vft≈Av, vn, Vn-f-Av, линии линейно поляризованы (направление указано стрелками); внизу≈продольное наблюдение в магн. поле≈дублет с частотами v<>≈ Av и VO-T Av, линии поляризованы по кругу в плоскости, перпендикулярной направлению поля.
i
V(
о
рис. 2). При наблюдении вдоль поля получается дублет ≈ две компоненты с круговой поляризацией, направленной в противоположные стороны. В общем случае сложного (или аномального) 3. у. вместо каждой из компонент наблюдаются группы равноотстоящих линий, прич╦м в целом картина расщепления оста╦тся симметричной относительно первоначальной несмещ╦нной линии. Число линий сложного зеемановского расщепления может достигать неск. десятков.
При исследовании 3. э. применяют спектральные приборы с высокой разрешающей способностью, т. к. величина расщепления мала: для магн. полей с напряженностью Я~2-104 Э она составляет сотые им.
Энергия атома, находящегося в магн. поле Н и имеющего магн. момент ju, равна:
где 0 ≈ энергия этого атома в отсутствие поля, uw ≈ проекция магн. момента атома на направление поля, ≈ М-//^ ≈ дополнит, энергия, к-рую приобретает атом в магн, поле. Полный мат. момент атома связан с его механич. моментом М:
где g ≈ Ланде множитель, е и те ≈ заряд и масса электрона. Проекция М ^ на направление Я квантована, т. е. может принимать лишь дискретные значения MH=mfi/2n, где m=J, J ≈ 1, ..., ≈ J, a 3 ≈ квантовое число, определяющее полный механич. момент атома. При данном 3 возможны 25 + 1 разл. значений т. В результате энергия атома в магн. поле равна:
величина и. Б≈ * i /2тес наз* магнетоном Бора. Т. о., уровень энергии атома с данным J в магн. поле расщепляется на 2#-г-1 компонент, отстоящих друг от друга на расстоянии g^H. Расщепление спектральных линий определяется расщеплением комбинирующих уровней энергии в магн. поле и отбора правилом для магн. квантового числа т: Дт≈ 0, ± 1, прич╦м при квантовых переходах, соответствующих Дт=0, получаются л-кошншеыты, а при Дт≈ ±1 ≈ о-ком-шшснгы (рис. 3).
ш ш
PI
77
