Гигантские осцилляции

Рис. 7. Гигантские осцилляция поля Холла в 6е.

Используя полученные асимптотические выражения, обсудим теперь гигантские осцилляции. Заметим, прежде всего, что эти осцил- [c.161]

Разность Ашп между двумя последовательными узлами, то есть протяжённость п-й гигантской осцилляции, имеет вид [c.162]

Следовательно, с ростом ср, то есть при уменьшении д, длина Ашп увеличивается и становится бесконечной при д = 0. Для заданного смещения а оптимальный угол находится из условия, что в диапазоне представленных на рисунке значений т происходило только несколько гигантских осцилляций. Для случая рис. 4.15, б это означает, что Ашп=1 должно быть порядка 10. Действительно, из (4.54) находим 2 [c.162]

Заметим, что это условие не зависит от параметра сжатия 5. Однако, из этого не следует, что появление гигантских осцилляций не зависит от 5. Согласно формуле (4.52), эти осцилляции проявляют себя только в случае, когда первое слагаемое в (4.52) порядка второго, то [c.163]

Гигантские осцилляции. Обратимся теперь к случаю сжатого состояния, повёрнутого на угол ср относительно оси импульсов. Как было показано в разделе 4.3.2, энергетическое распределение гармонического осциллятора в сжатом состоянии может содержать быстрые осцилляции с медленно меняющейся огибающей (рис. 4.15, б). В данном разделе мы используем понятие интерференции в фазовом пространстве, чтобы лучше понять происхождение этих гигантских осцилляций и вывести явное асимптотическое выражение для энергетического распределения. [c.248]

Гигантские осцилляции 161-163 Гильбертово пространство усечённое 259 [c.750]

В настоящее время эффект гигантских осцилляций обнаружен в целом ряде веществ, например в галлии (рис. 12.11) [109]. [c.228]

Геометрический резонанс 210, 212 Гигантские осцилляции поглощения звука 223 [c.518]

Гигантские осцилляции коэффициента поглощения звука в сильных магнитных полях. В сильных магнитных полях энергия электронов проводимости в металле квантуется [c.215]

Эффект гигантских осцилляций обнаружен в целом ряде веществ (см., например, [ИЗ]). Если поверхность Ферми открытая, то при определенных значениях и направлениях магнитного поля коэффициент поглощения звука резко уменьшается, а для промежуточных значений слабо зависит от магнитного поля.- Теория этого явления рассмотрена в работе [114]. [c.218]

До СИХ пор МЫ пренебрегали влиянием спина если рассматривать область истинно гигантских осцилляций, когда для всех параметров X выполняется соотношение X < 2тг, наличие спина электрона приводит к раздвоению каждого пика. Таким образом, формула (4.52) должна быть заменена следующей [c.213]

Рис. i- Гигантские квантовые осцилляции коэффициента поглощения ультразвука в цинке на частоте 220 МГц при r=i,2K.

При достаточно больших полях и частотах это отношение может превысить единицу, т. е. осцилляции станут гигантскими. По сути [c.178]

Осцилляции поглощения ультразвука гигантские квантовые осцилляции [c.202]

Роль запрета на отдельные области значений В при сильном МВ должна стать еще значительней в случае гигантских квантовых осцилляций, хотя до сих пор подобный эффект не наблюдался. Как говорилось в разд. 4.6, в идеальных условиях ГКО должны проявляться в виде 0-образных пиков в затухании ультразвука, которые возникают, когда трубки Ландау проходят через ПФ очень близко от экстремального сечения, т.е. когда [c.391]

Рис. 6.26. Иллюстрация того, как сильное МВ может практически полностью уничтожить гигантские квантовые осцилляции. Реализуемые значения В отмечены прямоугольными рамками при а = 2 и заштрихованы для а - 10. Для максимального сечения эти области отвечают значениям внутри интервалов п л- 1/в т 1/г(1 -Ь а) (во избежание недоразумений области разрешенных значений в случае минимального сечения не показаны). Видно, что даже при значительном уширении пики ГКО, расположенные вблизи значений Г/В = л -Ь 1/г, почти целиком оказываются внутри запрещенных областей даже при а - 2. Чтобы получить зависимость истинной формы линии от для малых участков кривых, попадающих в разрешенные области, следует перестроить шкалу таким образом, чтобы перейти от В к аналогично тому, как разъяснено в подписи к рис. 6.24.

Рис. 7.1. Экстремальное сечение сети круговых орбит ПФ свободных электронов гексагонального металла, нормальное к гексагональной оси. В слабых полях поведение электронов отличается от свободных электронов, сеть разбивается на большие дырочные орбиты вида а (но амплитуда осцилляций, связанных с этими орбитами, мала) и малые орбиты треугольной формы вида б (орбиты на иглах в 7п или сигарах в Mg). В больших полях, когда возникает магнитный пробой, становится возможным движение по гигантским круговым орбитам в с вероятностью, возрастающей с полем.

Яркое проявление интерференц. природы П. м.— т. я. гигантские осцилляции кинетич. коэф. Они возникают в случае конфигураций, к-рые состоят из квааикласенч. орбит размерами связанных между собой аномально малыми орбитами. Последние являются квантовы-, ми затворами , прозрачность к-рых благодаря интерференции квазиклассич. волк, отражённых от центров П. м. на малой орбите, периодична с частотой, равной сП /ей, где — площадь малой орбиты. Осцилляции прозрачности, управляя движением электронов, приводят к гигантским осцилляциям, наиб, изученным для гальваномагн. характеристик металлов (рис. 6, 7), тер-моэдс и резонансного поглощения звука (рис. 5). Гигантские осцилляции кинетич. коэф. оказываются особо чувствительными к явлению анизотропии II. м. [c.130]

Знак g-фактора тоже неопред ел ен, однако естественно считать его положительным, т.е. полагать, что энергия электронов со спином, направленным по полю, меньше, чем у электронов со спином против поля, и в дальнейшем мы будем предполагать, что это действительно так. Как уже упоминалось, в благоприятных условиях спиновое расщепление непосредственно проявляется в виде расщепления осцилляций. В идеальных условиях (совершенный образец и Т = 0) значения поля, определяемые формулой (9.2), соответствуют скачкам осцилляций магнитного момента Л/, острым пикам при наблюдении гигантских осцилляций затухания ультразвука или пикам сопротивления при магнитном пробое. [c.508]

Для объяснения /-распада рассматривают возбуждение ядра, затрагивающее только часть нуклонов вблизи его поверхности это колебания формы ядра в оси. состоянии (нулевые колебания). В ядерных реакциях возбуждение таких колебаний приводит к появлению т. н. гигантских резонансов (см. Гигантские кван-товые осцилляции). Если в процессе таких колебаний ядро достигает грушевидной формы, то могут образоваться фрагмент и остаточное ядро, удерживаемое нек-рое время, как и при а-распаде. Время жизни ядра относительно /-распада определяется вероятностью W распадной конфигурации п прозрачностью барьера. Т. к. W убывает с ростом амплитуды колебаний, то для деформиров. ядер в осн. состоянии (см. Деформированные ядра) вероятность /-распада велика. Действительно, ядра Ra имеют квадрупольвую деформацию (эллипсоид) и октуиольную (грушевиднаяформа), к-рые приближают осн, состояние к /-распаду. Проницаемость барьера определяется его высотой, массой фрагментов и гл. обр. энергией распада Qf. Действительно, в качестве остаточного конечного продукта при /-распаде практически всегда наблюдается ядро РЬ с А = 208 (Z = 82, JV = 126) /-распад с образованием такого дважды магического ядра характеризуется большой величиной Qj. [c.211]

Размерные магнитоакустич, явления также более информативны, чем их аналоги в массивных образцах, т. н. геометрические осцилляции, гигантские квантовые осцилляции, магнитоакустич. резонансы (см. Акусто-алектронное взаимодействие). [c.247]

Поскольку I не зависит от k,, то условие (33.40) выполняется для всех сечений, перпендикулярных магнитному полю, а не только для эктремальных сечений, как в случае замкнутых поверхностей в fe-пространстве. Поэтому перед осциллирующим слагаемым в (33.39) нет малого множителя Y2 nqD, имеющегося в выражении (33.34). Следовательно, осцилляции поглощения звуковых волн с волновым вектором, параллельным оси открытой поверхности Ферми, ярко выражены, их часто называют гигантским геометрическим резонансом. [c.212]

Осцилляционная зависимость магнитного момента и/или магнитной восприимчивости металла от магнитного поля — тонкий низкотемпературный эффект, характерный для тщательно подготовленных образцов металла. Это перечисление показывает, что, несмотря на всю его информативность и важность для спектроскопии металла, эффект дГвА в каком-то смысле представляет собой камерное явление. Если посмотреть, что конкретно исследуют специалисты по физике металлов, то выяснится, что эффектом дГвА занимается весьма малая часть из них. Но, во-первых, имеется много родственных осцилляционных эффектов, частично описанных в монографии (эффект Шубникова — де Гааза или гигантские квантовые осцилляции в поглощении ультразвука), а частично только упомянутых (магнитооптические осцилляции и др.). Все они родственны не только по существу, но и (в большой мере) по методам исследования (включая обработку экспериментальных данных). Поэтому изучение монографии Д. Шенберга, несомненно, будет полезно широкому кругу физиков, занятых низкотемпературными исследованиями металлов. Во-вторых (и это очень важно), книга Магнитные осцилляции в металлах учит, как ставить эксперимент, как из эксперимента извлекать надежные данные, учит самой сути деятельности физика-экспериментатора. Давно замечено, что лучше учить не логике, а геометрии. Обучающийся при этом учится мыслить логически. Лучший [c.6]

В гл. 3 описаны экспериментальные методы изучения эффекта дГвА, т.е. в данном случае осцилляций намагниченности Л/ и ее производных по полю. Другие виды магнитных осцилляций будут рассмотрены в гл. 4 сначала осцилляции термодинамических величин (кроме намагниченности), которые могут быть получены из свободной энергии (тепловые и механические свойства), а затем осцилляции других величин, в частности эффект Шубникова—де Гааза и гигантские квантовые осцилляции ультразвукового поглощения. Для каждого эффекта будут приведены соответствующая теория, методика эксперимента и иногда некоторые экспериментальные результаты. В гл. 5 обсуждается, как можно определить размеры и форму поверхности Ферми, зависимость от механического [c.44]

Ко второй категории относятся неравновесные свойства, которые нельзя получить, используя только термодинамический потенциал. Однако их осцилляторные зависимости от поля Н обусловлены той же основной причиной, а именно прохождением трубок Ландау через поверхность Ферми, и поэтому они имеют существенно тот же период, что и осцилляции термодинамических свойств. Поскольку теория этих неравновесных свойств неизбежно оказывается более сложной, чем для термодинамических величин, мы ограничимся только достаточно упрощенным анализом и обсудим более подробно лишь два эффекта — осцилляции электрического сопротивления (эффект Шубникова — де Гааза) и осцилляции поглощения ультразвуковых волн (включая так называемые гигантские квантовые осцилляции ). Осцилляции других свойств, например оптических, и ядерный магнитный резонанс будут только кратко упомянуты. [c.173]

Можно видеть, что при понижении поля, хотя 1X4 остается значительно больше, чем X,, наступает момент, когда становится меньше, чем (7 1X4 ) . Однако для 1X4 /Х3 - 25(Ю это происходит только при 1X4 > 12 000 (для/7 = 1), когда амплитуда осцилляций поглощения составляет, несомненно, менее 1% от среднего значения Го, так что осцилляции едва заметны. В любом случае, вероятно, существуют другие механизмы, приводящие к слабому осциллирующему поглощению, помимо механизма, дающего гигантские квантовые осцилляции, так что формула (4.64), скорее всего, не будет точно справедливой в той области, где решающее значение имеет фактор Дингла Если подставить выражения для параметров X и для ф в явном виде, то формула (4.64) принимает вид [c.212]

До сих пор обсуждалось влияние МВ только на осцилляции, которые связаны термодинамическими соотношениями с осцилляциями свободной энергии и намагниченности. Однако нетрудно распространить рассмотрение на другие осцилляторные эффекты, имеющие ту же периодичность, т.е. на эффект Шубникова — де Гааза и гигантские квантовые осцилляции (ГКО) поглощения звука, если допустить, что МВ проявляется только в одном в необходимости рассматривать осцилляции как функцию поля В, гие Н (или Н , если существенна форма образца). Исходя из уже построенной теории, описывающей связь В с в условиях МВ, на следующем этапе можно получить форму осцилляций как функцию //g. Существенным обстоятельством при сильном МВ является то, что при изменении //g ббльшая часть значений В оказывается исключенной (см. рис. 6.6,6) и вследствие этого (как и при эффекте дГвА) выживает только малая часть осцилляций. [c.387]

Способ использования метода поясняет рис. 7.7, где показаны некоторые важные орбиты из сети, включая альтернативные версии асимметричных орбит Массы на различных орбитах и значения величин Лр 2 и С приведены в табл. 7.1. Зависимость п( М Н ) от 1/Ну т.е. по существу график Дингла , представлена на рис. 7.8 для дГвА-осцилляций с несколькими частотами при Г = 0. В отсутствие МП эти зависимости должны описываться горизонтальной линией. При этом, конечно, только для орбиты L амплитуда будет иметь конечное значение. Наиболее важное обстоятельство, вытекающее из этих графиков, состоит в том, что L-осцилляции подавляются, а осцилляции от гигантской орбиты [c.413]

X 10 т/т Т/Н], в котором принято Г = 1 К, так что амплитуды осцилляций, соответствующих орбитам с большей массой, спадают при уменьшении поля быстрее, чем при малых массах (подчеркнем, однако, что при расчетах не учитывались спиновое расщепление и фактор Дингла, так что реальные амплитуды должны быть меньше предсказанных). Видно, что амплитуда для гигантской орбиты становится большой лишь в полях, превышающих примерно 5//о> так что необходимы довольно сильные поля, [c.417]

При Н < имеется равное число электронов (орбиты на иглах и внутренние круговые орбиты на монстре ) и дырок (на гексагональных орбитах). Все эти орбиты замкнуты, и в отсутствие МП сопротивление возрастает пропорционально Однако при включении МП точная компенсация нарушается, но орбиты остаются замкнутыми. При Н > все носители тока, т.е. те, которые движутся по гигантским орбитам, и те, которые движутся по внутреннему поясу монстра , носят электронный характер, и поэтому магнетосопротивление насыщается. Осцилляции имеют частоту, соответствующую малой орбите треугольной формы (на игле в 2п или на сигаре в Mg и Ве). Именно эти орбиты можно рассматривать как переключатели (см. рис. П14.1), несколько более сложные, чем линзы на рис. 7.13. Вероятность переключения на них осциллирует в соответствии с фазой дГвА, если имеется достаточно явно выраженная когерентность при движении электронов по малой орбите. Представляется правдоподобным, что свойства такой модели, более близкой к реальной ситуации, качественно должны быть подобны свойствам простой одномерной модели, хотя имеются различия в деталях и даже упрощенный метод расчета для двумерной гексагональной сети траекторий оказывается значительно более сложным. [c.430]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...