Фононы в металлах

Для акустич. фононов в металлах и вырожденных полупроводниках при высоких темп-рах (Г >/ырр) Тр определяется ф-лой [c.275]

Фиг. 11.4. Зависимость отношения средней длины свободного пробега продольных фононов в металле с примесями к средней длине свободного пробега продольных фононов в чистом металле от величины — произведения волнового числа

При температурах выше характеристической тепловое сопротивление диэлектриков, так же как тепловое и электрическое сопротивление металлов, в основном обусловлено рассеянием фононов и электронов на фононах. По аналогии с электронами, которые являются носителями тепла и электричества, фононы являются как бы носителями теплового сопротивления. Так же как факт одновременного переноса электронами тепла и электричества нашел свое выражение в существовании закона Видемана — Франца — Лоренца, должен, очевидно, существовать простой закон, отражающий тот факт, что фононы в металлах являются носителями теплового сопротивления. Этот закон можно сформулировать следую- [c.378]

Закон дисперсии фононов в металлах [c.47]

Взаимодействие электронов с фононами в металлах [c.293]

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ С ФОНОНАМИ В МЕТАЛЛАХ 295 [c.295]

ВЗАИМОДЕИСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ С ФОНОНАМИ В МЕТАЛЛАХ 303 [c.303]

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ С ФОНОНАМИ В МЕТАЛЛАХ 331 состояние с импульсом йр [c.331]

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОНОВ С ФОНОНАМИ в МЕТАЛЛАХ 351 [c.351]

Чтобы обосновать необходимость изучения колебаний решетки (читатель может заняться им в любой момент после гл. 5), мы перечисляем (21) те свойства твердых тел, которые не могут быть поняты без такого рассмотрения. ДанО элементарное введение в динамику кристаллической решетки, причем классические (22) и квантовые (23) свойства гармонического кристалла рассматриваются раздельно. Способы измерения фононного спектра (24), следствия ангармоничности (25) и особые задачи, связанные с фононами в металлах (26) и ионными кристаллами (27), обсуждаются на элементарном уровне, хотя отдельные части последних четырех перечисленных глав вполне могут быть отнесены к более серьезному курсу. В главах, посвященных колебаниям решетки, нигде не использованы операторы рождения и уничтожения нормальных мод они описаны лишь в нескольких приложениях, предназначенных для читателей, желающих глубже ознакомиться с предметом. [c.12]

Вывод гамильтониана. Чтобы сформулировать задачу расчета взаимодействия между электронами и фононами в металле, мы выведем здесь выражение для гамильтониана в форме, где с самого начала включено куло-новское взаимодействие между электронами и движениями ионов, но в то же время сделаны некоторые приближения для упрощения уравнений. Например, можно пренебречь анизотропией, которая, по-видимому, не очень существенна для проблемы сверхпроводимости. Предполагается, что колебания решетки можно разделить на продольные и поперечные и что электроны взаимодействуют только с продольными компонентами. Это приближение справедливо для волн с большой длиной волны, но неправильно для коротких волн (исключая некоторые напрапления распространения). Предположим также, как это часто делается в теории Блоха, что матричные элементы для электронно-фононного и кулоновского взаимодействий зависят лишь от разности волновых векторов в начальном и конечном состояниях. При вычислении кулоновских взаимодействий сделаны предположения, которые равнозначны рассмотрению валентных электронов как газа свободных электронов. [c.757]

Исследования на сверхпроводниках показали, что дислокации, на которых рассеиваются фононы в металлах, не обязательно являются сидячими. Теплопроводность сверхпроводника при достаточно низкой температуре пёрехода в основном обусловлена фононами (см. следующий параграф). Андерсон и др. [7, 178, 179] исследовали влияние дислокаций на теплопроводность ниобия, алюминия, свинца и тантала в сверхпроводящем состоянии при температурах до 0,04 К. Во всех случаях рассеяние фононов оказалось намного большим (до раз), чем оно могло бы быть на сидячих дислокациях они объяснили это увеличение резонансным рассеянием на колеблющихся дислокациях. Для свинца и тантала средняя длина свободного пробега фононов при рассеянии на дислокациях имеет минимум, который смещается по температуре при изменении напряжения, в то время как для алюминия и ниобия этого сдвига не происходит. Отсюда следовало, что в первых двух металлах колеблющиеся дислокации можно описать с помощью модели упругой струны [75] для двух других металлов лучшее описание получается, если считать, что дислокация колеблется в потенциале Пайерлса. [c.245]

В этом параграфе на примере изотропной модели будет рассмотрено взаимодействие электронов с фононами в металле. При этом мы будем предполагать, что металл не является сверхпроводником. Такое предположение, строго говоря, лишает эту д одель физического смысла. Как будет показано в гл. Vil, в модели, где взаимодействие электронов обусловлено только обменом фононами, при 7=0 обязательно имеется сверхпроводимость. Однако условие 7=0 не следует понимать слишком буквально. По сути дела, речь идет о температурах, заметно более низких, чем температура вырождения электронов и дебаевская температура фононов. Если характер электронно-фононного взаимодействия таков, что температура сверхпроводящего перехода заметно ниже [c.236]

Для рассматриваемой системы можно ввести, однако, и другую диэлектрическую проницаемость еэфф(кш), характеризующую эффективное взаимодействие меЖду любыми двумя электронами в системе. Она отличается от проницаемости, определяемой равенством (5.34), ибо, как мы уже видели, взаимодействие между флуктуациями концентрации электронов и фононами в металлах описывается членами в гамильтониане типа [c.311]

Методы гриновских функций (в квантовой теории поля) 1331 и сверхпроводимость II342 и теория ферми-жидкости 1349 и фононы в металлах II145 (с) и экранированное обменное взаимодействие 1344 Механический эквивалент теплоты II56 (с) [c.421]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...