Волновые функции электронов в металле

Волновые функции электронов в металле 87 [c.364]

Этот метод принадлежит к группе методов, в которых при вычислении волновых функций электронов проводимости за основу берутся волновые функции электронов в свободном атоме. Обоснование этих методов состоит в том, что для внешних орбиталей волновые функции в большей части атомного объема почти постоянны и ведут себя аналогично плоским волнам. Это, однако, справедливо только для так называемых рыхлых металлов (например, щелочных металлов), в которых атомные волновые функции не перекрываются. [c.83]

Ясно, что лучше всего было бы определить точную волновую функцию электронов, движущихся в металле с беспорядочно распределенными примесными центрами, и вычислить среднее значение -Ь (г )ф(г) по поверхности постоянной энергии. Однако решение такой задачи сопряжено с непреодолимыми трудностями. Можно ожидать, что когерентность волновой функции возбужденного состояния (для основного состояния это не обязательно так) будет нарушаться на расстоянии порядка средней длины свободного пробега. Поэтому введение предложенного Пиппардом множителя является разумным. Необходимость такого множителя вытекает из следующих рассуждений. Предположим, что центры рассеяния беспорядочно распределены в перпендикулярном к оси х слов шириной w и что вне этого слоя примеси отсутствуют, как это показано на фиг. 9. Тогда решения уравнения Шредингера вне слоя имеют вид плоских волн. Если предположить, что рассеяние некогерентно, то можно с помощью общей теории рассеяния точно вычислить (ф (г ) ф (г)) при условии, что гиг лежат вне слоя. [c.717]

До сих пор мы рассматривали металлы с обеих сторон контакта изолированно, считая, что когерентные электронные состояния формируются с обеих сторон независимо. В действительности само прохождение электронов через барьер является результатом распространения волновой функции электрона через контакт, а поэтому последовательная теория должна рассматривать формирование когерентного состояния во всей электронной системе в целом. Можно сказать, что в контакте двух сверхпроводников возможно образование куперовских пар из электронов, принадлежащих разным металлам. [c.457]

Эффект Соколова интересен тем, что он позволяет по-новому взглянуть на вопрос о возможности или невозможности передачи информации посредством квантовых корреляций. Ранее обсуждение этой возможности (точнее, невозможности) проводилось на основе использования так называемых ЭПР-пар коррелированных квантовых частиц (ЭПР — сокращенное название парадокса Эйнштейна-Подольского-Розена [8]). Но одиночные пары для этого не подходят, так как закон р ф исключает возможность управления корреляциями ЭПР-пар на расстоянии. В отличие от одиночных корреляционных пар частиц эффект Соколова представляет собой результат когерентной суперпозиции ЭПР-взаимодействий, когда одному из партнеров ЭПР-взаимодействий, т.е. возбужденному атому, соответствует огромное число вторых партнеров-электронов проводимости металла. В эффекте Соколова ограничение р / р, выраженное в терминах одиночных волновых функций электронов, слабо нарушается, так что возможность передачи корреляционных сигналов на небольшие расстояния не исключена. Речь идет фактиче- [c.11]

Любые попытки объяснить эффект Соколова силовым взаимодействием атома с флуктуационными электрическими полями или с полем изображения в металле не приводят к успеху, давая вклад на порядки величины меньше нужного значения. Но оказывается [86], что эффект можно объяснить на основе представлений о коллапсах волновых функций электронов металла. [c.245]

Как мы видим, согласно соотнощению (409) состояниям 2S и 2Р атома соответствуют кардинально различные волновые функции электронов металла пока в игру не вступили необратимые механизмы релаксации, металл "запоминает" всю историю предыдущего взаимодействия. [c.377]

Согласно (409) волновая функция F соответствует запутанному состоянию функция W не может быть представлена в виде простого произведения волновой функции атома на волновую функцию электронов металла. Если функции Фо, ф считать нормированными на единицу, то величину запутывания (в битах) согласно [125] можно представить в виде [c.377]

Рис. 10,22. Во многих металлах суммарный объем ионных остовов составляет лишь небольшую часть объема металла. Например, в натрии объем, занимаемый одним ионным остовом, равен приблизительно 4,0 а объем атома равен 38 А . Потенциал вне ионного остова более слабый и плавный, чем внутри него, и волновые функции электронов проводимости вие остова являются более гладки.ми.

Здесь следует отметить, что, хотя волновые функции электронов сердцевины в металле и свободном атоме предполагаются одинаковыми, энергии соответствующих состояний, вообще говоря, не совпадают. Потенциалы, создаваемые соседними атомами, перекрываются с потенциалами сердцевины данного атома. Однако поскольку сами сердцевины очень малы, эти потенциалы в пределах сердцевины почти не меняются. Таким образом, появляется [c.112]

Матричный элемент Hih-h без множителя S называется силой осциллятора для перехода из 1 )л в Использование волновой функции грА в общем виде позволяет нам рассматривать как изоляторы и реальные металлы, так и газ свободных электронов. Уравнение (3.49) годится и здесь и дает поправку первого порядка к матрице плотности [c.356]

С фундаментальной точки зрения точное описание электронов в металле с помощью такого простого уравнения, как (17.1), нельзя получить ) ни при каком самом изобретательном выборе V (г) ввиду огромных усложнений, вносимых взаимодействием между электронами. Более строгий расчет электронных свойств металлов должен базироваться на уравнении Шредингера для Ж-частичной волновой функции Р (тхЗ , Г23 ,. . ., для всех N электронов [c.329]

Оба эффекта должны приводить к росту равновесного значения rja с увеличением радиуса иона (задача 4). Это согласуется с наблюдаемым поведением плотностей щелочных металлов. Очевидно, даже не слишком строгий расчет такого существенного эффекта должен быть весьма тонким и требует хорошей оценки как волновых функций электронов проводимости, так и кристаллического потенциала, входящего в одноэлектронное уравнение Шредингера. [c.42]

Ряд результатов, связанных с исследованием энергетического спектра электронов в металлах и в полупроводниках (в частности, с исследованием плазменной ветви спектра), был получен в последние годы с помощью так называемого метода дополнительных переменных [10] — [17]. Однако, в отличие от случая статистики Бозе [18], в применении к ферми-системам этот метод встречается с известными — именно для него специфическими — трудностями. Во-первых, дополнительное условие, появляющееся в связи с введением лишних переменных, осложняет исследование кинетических процессов с участием плазменных квантов. Во-вторых, связь бозе- и ферми-возбуждений, предполагаемая малой в работах [12] и [16], [17], фактически, по-видимому, таковой не является. Наконец, в третьих, логически не вполне удовлетворительным представляется искусственное введение предельного импульса плазменного кванта Ограничение возможных значений волнового вектора плазмона должно было бы не навязываться, а получаться само собой. В следующих параграфах мы увидим, что при решении задачи методом функций Грина естественные границы плазменного спектра действительно определяются из самой теории. [c.160]

Задав расположение атомов, мы должны определить другие существенные параметры модели. Например, для изучения динамики решетки одномерного стекла (гл. 8) мы постулируем, что межатомные силы должны изменяться в зависимости от расстояния между соседними атомами. Далее, учет изменений интегралов перекрытия, содержащих волновые функции электронов, локализованных на соседних атомах, приводит к модели сильно связанных электронов в неупорядоченных системах ( 8.1 и 9.1). Точно так же, варьируя обменные параметры в гамильтониане Гейзенберга (1.15), мы приходим к моделям спиновой диффузии. В теории двин ения электронов в жидких металлах часто исходят из неупорядоченной модели Кронига — Пенни, в которой потенциальная энергия электрона в поле отдельного атома описывается дельта-функцией. Соответственно [c.57]

С точки зрения физических процессов внутри телеграфов вида, изображенного на рис. 27, этот процесс можно пояснить следующим образом. Согласно (304) отклик ар получается вследствие модуляции темпа релаксации волновых функций электронов внутри металла. Строго говоря, у каждого отдельного электрона нельзя определить момент коллапсирования с точностью, большей, чем Д/ т. Соотношение (304), по нашей логике, относится только к очень большому количеству электронов, коллапсы которых распределены по времени таким образом, что они дают запаздывание вида (298). При объединении двух телеграфов в единую систему сами коллапсы немного изменяются достаточно небольшого воздействия внешнего окружения на коллапсы, чтобы сигнал (304) исчез. Принцип 3 как раз устанавливает то ограничение на коллапсы, которое не дает возможности для нарушения принципа причинности. [c.291]

Зонная структура твердого тела является результатом взаимодействия волновой функции электрона с рещеткой. Зонная структура позволяет найти частоты и направления, для которых волновая функция электрона может или не может проходить через решетку. Отражение электронной волны под углами Брэгга от кристаллографических плоскостей является идеально упругим и не вносит вклада в электрическое сопротивление. Для каждого кристалла и каждой электронной конфигурации условия Брэгга налагают определенные ограничения на направление волнового вектора и значения энергий, которые может принимать электронная волна. Эти ограничения в направлениях и значениях энергий приводят к появлению щелей в почти непрерывном спектре энергий и направлений. Именно эти щели (порядка 1 эВ для полупроводников и 5 эВ или больше для хороших диэлектриков) обусловливают сильнейшие различия между металлами, полупроводниками и диэлектриками (рис. 5.2). Для металлов характерно, что уровень Ферми оказывается внутри зоны, имеющей вакантные энергетические уровни. Полупроводники имеют полностью заполненную разрешенную зону. Ширина запрещенной зоны у них невелика, н поэтому ие большое число электронов при тепловом возбуждении может перейти в расположенную выше разрешенную зону. Диэлектрик отличается от полупроводника тем, что его запрещенная зона очень велика, и практически ни один возбужденный электрон не может ее преодолеть. [c.190]

Названные специфические свойства, по-существу, обусловлены наличием в металлах свободных электронов. Металлическая связь возникает при взаимодействии атомов электрополоэ/сительных элементов, внешние валентные электроны которых связаны с ядром относительно слабо. При образовании твердого состояния в результате перекрытия волновых функций металлических атомов (например, атомов Na) движение электронов, как и в случае ковалентной связи, претерпевает радикальное изменение, и электроны обобществляются. При этом каждая соседняя пара электронов предпочла бы образовать молекулу, с тем чтобы поделить себя между двумя атомами. Но у кал<дого атома Na в твердом состоянии имеется в среднем восемь соседей и только один валентный электрон,, который должен быть поделен с каждым из этих соседей. В отличие от случая ковалентной связи, когда пара электронов, в основном, курсирует между двумя соседними атомами, коллективизированному электрону в металле приходится совершать довольно сложный путь, посещая по очереди каждый атом (положительный ион) твердого тела. В описанной ситуации все ионы обладают всеми электронами вместе, а электроны могут свободно перемещаться от одного иона к- другому. [c.82]

Изотонический эффект свидетельствует о том, что сверхпроводимость обусловлена взаимодействием между электронами и колебаниями решетки, а теория показывает, что, когда взаимодействие электрон—решетка велико, можно ожидать заметного изменения электронных волновых функций. Для рассмотрения сильных взаимодействий необходимы более точные математические методы. Теория промежуточттой связи Томонага с успехом применялась к задаче нолярона [150—152] (электрона, движущегося в ионном кристалле), п можно надеяться, что такие методы могут быть применимы к электронам в металле. [c.777]

Для определения разрешенных состояний валентных электронов внутри металла необходимо решить уравнение движения этих электронов. Поскольку волновые функции этих электронов представляют собой комбинации различных волновых функций, онисываюш,их электроны в свободных атомах, можно ожидать, что электроны в металле подчиняются тем же законам квантовой механики, которые описывают их движение в свободном атоме, но с иными граничными условиями. Это означает, что [c.64]

Этот метод является одним из наиболее эффективных, и с его помощью может быть проведен детальный расчет спектра разрешенных энергетических состояний в металлах. Если для описания валентной зоны и зоны проводимости пользоваться линейными комбинациями плоских волн, то будет нелегко учесть быстрые колебания волновой функции электрона вблизи ионов, поскольку должны учитываться высокие частоты, и, следовательно, ряд Фурье в этом случае будет сходиться медленно. Херринг [151 показал, как можно обойти эту трудность. Для описания электронов ионных остовов он взял набор функций Блоха (Ть, к), где к — обычный волновой вектор, а индекс Ъ указывает энергетическую зону (Is, 2р и т. д.). При этом энергетические состояния свободного атома предполагаются уже известными. Затем берется обычная плоская волна ( р, к), после чего ортогонализованная плоская волна (ОПВ) определяется следующим образом [c.86]

Следовательно, плоские волны исключаются из области, где отличны от нуля волновые функции электронов ионных остовов. Таким образом, для электронов, не принадлежащих ионным остовам, ортогонализованные плоские волны образуют полную систему, в результате чего сходимость оказывается быстрой. Если выбрать теперь такое число плоских волн, чтобы оно было достаточным для надлежащего описания точек симметрии в зоне Бриллюэна, то приближение оказывается неожиданно хорошим даже для двухвалентных металлов. На фиг. 16 показана зависимость энергии от волнового вектора к для меди, найденная методом ортогонализованных плоских волн. [c.86]

Необходимо учесть, что электроны проводимости в реальных жидких металлах экранированы от ядра другими электронами, в связи с чем реальный потенциал нельзя представлять как простой ионный (чисто куло-ноБСкий) потенциал в форме (146), поскольку он значительно слабее. Это следует из ортогональности волновых функций электронов проводимости и экранирующих электронов. [c.66]

Теперь представим себе, что речь идет об электронах в металле, содержащем примеси. Под действием примесей электронные волновые функции меняются. Если, например, взять образец в виде большой сферы радиуса L и подставить на границе граничное условие = О, то это приведет к квантованию юлнового вектора в асимптотической формуле [c.249]

Авторы начинают с определения самосопряжённого поля Хартри Д.1Я валентных электронов в металле, пользуясь хартриевскнм полем атома Л1Я (15) -оболочки. Следует отметить, что все вычисления были проделаны для значеннй г , т. е, радиуса атомной сферы, большего, меньшего и равного экспериментальному значению [2,Ъ7а . После этого былн вычислены волновые-функции для некоторых точек в й-про-странстве. Для точек, близких к середине зоны, волновые функцнн были вычислены методом, использованным при вычислении фд в случае щелочных металлов для точек, близких к границам зон, — методом возмущений, исходящим из метода свободных электронов ( 73). Из значений энергии, соответствующих полученным функциям, были найдены кривая плотности уровней н средняя фермнезская энергия. Вычисления осложнялись необходимостью учёта обменного взаимодействия валентных электронов с электронами остова, как в случае калия. На рнс. 175 кривая распределения сравнивается с распределением для совершенно свободных электронов и для свободных электронов с эффективной массой т, определённой из кривизны графика s(ft) вблизи точки й = 0 ). Вертикальные линии обозначают границу области заполненных уровней для каждого из трёх случаев. Из рис. 175 можно видеть, что действительное распределение плотности уровней имеет режий минимум для значения е, близкого к верхнему краю заполнен- [c.391]

В нашем случае поле Е,фЕкО появляется из-за корреляции в эволюции волновой функции атома и коллапсирующих волновых функций электронов проводимости. Мы встречаемся здесь с эффектом типа ЭПР-корреляции, но не в варианте одиночных ЭПР-пар, а в условиях, когда атом является одним единственным первичным партнером при взаимодействии с огромным числом вторичных партнеров — электронов проводимости. После взаимодействия с атомом в слое проводимости электроны улетают в глубь металла, чтобы там в процессе коллапсов породить корреляционные отклики. Из-за небольшой асимметрии коллапсов корреляционные отклики накапливаются у атома в виде сдвига амплитуды Дар. В конечном счете именно коллапсы приводят к дипольной деформации атома и к постепенному появлению 2Р-амплитуды из исходной 28-амплитуды. Эффект Соколова — это совершенно новый тип необратимого взаимодействия в микромире. Он основан на понятных в принципе микропроцессах, но в варианте тонких корреляций ЭПР-пар он наблюдался первый раз. Более точная теория этого эффекта изложена в следующем разделе. [c.250]

Итак, приближенная теория эффекта Соколова основана на гипотезе о том, что атом водорода образует коррелированные ЭПР-пары со свободными электронами металла. Последующие необратимые коллапсы волновых функций электронов металла приводят к совместной релаксации сложной квантовой системы атом - электроны металла. Оказывается, что электроны и дырки (в подходе Ландау к ферми-жидкости) приводят к несколько различным вкладам в эффект, как это видно из соотношений (274), (278). Вклады, связанные с неравномерным движением волновых пакетов, из-за столкновений оказываются разного знака для электронов и дырок, так что они в значительной мере компенсируют друг друга. Поскольку вклад от электронов оказывается несколько больше вклада от дырок, то знак эффекта определяется электронами. По своей физической сущности эффект Соколова обязан своим происхождением когерентной суперпозиции взаимодействий Энштейна-Подольского-Розена. [c.262]

Рнс. 27. Схема квантового телеграфа, основанного на использовании эффекта Соколова, Электроны проводимости образца М из чистого металла или полупроводника после взаимодействия с возбужденным атомом А пролетают от поверхности в глубь образца. Там их волновые функции коллапсируют, и одновременно у атома А на расстоянии С -Уот от образца появляется 2Р-амплитуда, Квант Нсо, излучаемый при 2Р —> 18-переходе, измеряется детектором О, "Фантомы" М , М". .. соответствуют запаздывающим по времени копиям образца М и описывают процесс релаксации электронов в металле. [c.275]

Вернемся теперь к квантовому телеграфу, изображенному на рис. 27. Рассмотрим сначала элементарный акт возбужденный атом А пролетает над образцом с электронами проводимости, затем электроны улетают в глубь металла и там участвуют в коллапсах, а у атома А появляется 2Р-амплитуда, которая может породить квант. Если этот квант детектируется, то мы осуществляем "измерение", в котором осуществляется коллапс атома в 2Р-состояние с последующим переходом в 18-состояние и одновременно в области К образца М подтверждается факт многочисленных коллапсов волновых функций электронов проводимости. На первый взгляд — это единый случайный процесс коллапса в детекторе лайман-альфа-излучения регистрируется фотон, а внутри металла коллапсируют многочисленные волновые функции электронов. У такого процесса нет внешней причины это просто естественно развивающийся процесс диссипации. Поэтому корреляции коллапсов между электронами и атомом могут передаваться с бесконечной скоростью, а движущиеся внешние наблюдатели будут наблюдать эти коллапсы в разной последовательности во времени. [c.289]

Как мы видим, волновые функции электрона а х) и атома а р оказываются запутанными амплитуда а р атома является функцией координаты электрона, отсчитываемой от центра волнового пакета, запрятанного глубоко внутрь металла. Функция а х)а р является совместной функцией атома и электрона, и ее можно на столь же законных основаниях представить в виде ха х) ар, где ар = onst (см. рис. 49в, г). [c.376]

При этом коллапсы волновых функций электронов металла ("самоизмерения") происходят сами собой в силу естественной необратимости квантовых процессов в металле. Тогда у атома должна сначала появиться амплитуда др и только вслед за этим детектор может зафиксировать факт распада этого состояния. [c.377]

Нетрудно видеть, что процесс последовательного коллапсирования волновых функций электронов неизбежно приводит к эффекту запаздывания. Пусть о — соответствует моменту (отсчитываемого от момента I = О предшествующего коллапса) отражения волнового пакета от границы металла. Именно на волновом пакете ф х,1о) и записывается информация ар(х), изображенная на рис. 496). Чтобы коллапс, последующий за этим взаимодействием, смог дать отличный от нуля несимметричный вклад в (/>,, должно пройти некоторое время. Отсчитываемая от / = о несимметрия коллапса (х), - (х), , должна накопиться. Характерное время этого накопления составляет величину порядка т. Именно на величину порядка т должен быть сдвинут [c.378]

Р.П) будет большой. Перекрытие волновых функций соседних атомов мало для электронов внутренних оболочек атома. Например, у редкоземельных металлов волновые функции электронов 4/-оболочки почти не перекрываются. Интеграл перекрыт 1я определяет быстроту квантового туннелирования электрона от одного иона к другому. Если эффективная масса электрона велика, то он туннелирует медленно от данного иона к соседнему. Очень узкие зоны, связанные с 1х-, 2х- и 2р-уровнями натрия, описаны в обзоре Слэтера [4], [c.352]

Волновые функции электронов проводимости в металле являются простыми и достаточно гладкими в области между ионными остовами, однако, как уже отмечалось выше при рассмотрении основного состояния электрона в натрии в связи с рис. 10.17, структура этой функции в узлах решетки, где находятся ионные остовы, становится сложной. Большую часть объема большинства металлических кристаллов занимают именно межионные области (см. рис. 10.22). В этой внешней по отношению к ионам области объема потенциальная энергия электрона проводимости относительно мала это кулоповскнй потенциал положительных зарядов ионов, уменьшенный электростатическим экранированием, обусловленным другими электронами проводимости. Во внешней области волновые функции несколько похожи на плоские волны здесь отсутствует влияние как сильных и резких изменений потенциала вблизи атомных ядер, так и влияние требования ортогональности ) волновых функций электронов самих ионных остовов. Существование узлов (нулей) волновой функции в области ионного остова связано с требованием ортогональности например, волновые функции 35-зоны натрия имеют два узла и в силу этого не могут быть [c.358]

Если мы действительно переходим к приближению свободных электронов, мы пренебрегаем различием между гладкими псевдо-волновыми функциями и истинными волновыми функциями, которое в области сердцевины атома весьма существенно. Однако объем, занимаемый сердцевиной атома, в простых металлах мал (порядка 10% от атомного объема), и для большинства физических процессов важны именно те области пространства, где псевдоволновая и истинная волновая функции одинаковы. В некоторых случаях — особенно заметно это проявляется при описании оптических свойств — мы должны будем все-таки вернуться к истинной волновой функции. Мы будем активно пользоваться приближением свободных электронов, изучая экранирование и явления переноса в этих случаях использование гладкой псевдоволновой функции оправдано. Сейчас мы сосредоточим внимание на собственных значениях энергии здесь нам удобно будет пользоваться псевдоволно-выми функциями. Затем найдем отклонение полученных собственных значений энергии от значений в приближении свободных электронов. [c.124]

Поскольку сверхпроводящая волновая функция квадратична по волновой функции электронов, константа — четвертого порядка по величине электронной функции в области туннелирования. Рассмотрение туннелирования нормальных электронов показывает, что туннельный матричный элемент квадратичен по электронным волновым функциям в области барьера. Следовательно, сверхпроводящий туннельный ток квадратичен по туннельному матричному элементу так же, как и туннельный ток обычных электронов. Можно поэтому ожидать, что этот сверхпроводящий ток — ток Джозефеона — сравним с обычным туннельным током между металлами в той же конфигурации. Это заключение не представляется сразу же очевидным, поскольку можно было бы ожидать, что сверхпроводящая волновая функция спадает быстрее, чем электронная плотность. Однако сделанный вывод оказывается довольно близким к истине. Подробные вычисления показывают, что параметр Ji равен тому току, который шел бы через систему, если бы оба сверхпроводника перешли в нормальное состояние, а к переходу было бы приложено напряжение, равное величине А, умноженной на л/2. Постоянный сверхпроводящий ток, задаваемый выражением (5.77), описывает стационарный эффект Докозефсона. [c.583]

Сдвиг, обусловленный этим полем, называется сдвигом Найта его можно определить по разности частот ядерного магнитного резонанса для атома металла, находящегося, например, в составе иепарамагнитной соли и непосредственно в металле. К сожалению, сдвиг Найта пропорционален не только парамагнитной восприимчивости Паули, но и квадрату модуля волновой функции электрона проводимости на ядре. Поэтому необходимо иметь оценку этой величины (которую обычно находят путем вычислений), чтобы выделить восприим- чивость Паули из измеренного сдвига Найта. [c.282]

Модель сильной связи для сплавов ( 9.1), в самом названии которой фигурирует слово сплавы , лишь в ограниченной мере пригодна для описания электронных свойств металла. Характерное металлическое поведение обширного класса упорядоченных и неупорядоченных материалов определяется электронами проводимости, которые невозможно удовлетворительно описать с помо-щ,ью волновых функций метода сильной связи. Неверно было бы полагать, что, например, волновую функцию электрона с заданной энергией можно выразить в виде линейной комбинации небольшого числа атомных функций [как в формуле (8.10)]. Мы должны вернуться к исходному одноэлектронному уравнению Шредингера (8.9), т. е. [c.453]

В общем случае следует ожидать, что значение S достигает верхнего предела Vil, установленного Пиппардом, если спин-орбитальное расщепление в спектре атома для состояний, соответствующих волновой функции электронов проводимости, много больше энергетической щели в зонной структуре металла. Это именно так в случае Bi, для которого расщепление уровней атома равно примерно 2 эВ, а энергетическая щель составляет всего лишь примерно 0,02 эВ. Для Zn атомное расщепление равно 0,07 эВ, а энергетическая цель—примерно 0,02 эВ, так что в этом случае ситуация выглядит еще не очень близкой к предельной. Не располагая более детальной информацией о зонной структуре Оа, чем имеется в настоящее время, трудно настаивать на применимости рассмотрения Пиппарда при обсуждении спинового расщепления ГКО, но можно отметить, что 5 = 2 — Sq (одно из возможных значений, отмеченных в п. 9.5.1) соответствует оценке (9.21) при четырех брэгговских отражениях. Однко маловероятно, что спин-орбитальное взаимодействие для Ga столь экстремально велико, и более вероятным представляется значение S = Sq (т.е. g 1). Критерий Пиппарда был использован в работе [172] для ограничения возможных значений -фактора, удовлетворяющих эксперименту для 7-осцилляций в свинце. Из двух значений g = 0,70 или 6,44, согласно этому критерию, следует предпочесть меньшее. [c.540]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...