Фононы спектр возбуждения

В твёрдых телах часть спектра испускания и поглощения соответствует процессам с отдачей, т, е. с возбуждением или поглощением фононов. Эта часть распределена по интервалу энергий = ЙШф, где Шф — характерная частота фононного спектра. Т. к. к<Оф Г, то измерения деталей этого распределения невозможны. Исключения составляют случаи, когда в г(() сильно представлены гармоники с НЧ. Если, напр., возбудить У 3-колебания достаточно большой интенсивности с частотой 12, то в спектрах поглощения и [c.101]

Интерес к процессам рассеяния тепловой энергии при фазовых переходах (ФП) в диэлектрических и полупроводниковых кристаллах вызван в первую очередь возможностью получения информации о состоянии фононного спектра и характере взаимодействия трансляционных колебаний с другими типами возбуждений. Вместе с тем можно использовать это явление в технике, в частности эффект повышения температуры внутри тела при охлаждении его из стационарного состояния при условии наличия гистерезиса у теплопроводности, вызванного образованием и распадом твердых растворов [1, 2]. [c.44]

Возможность распространения звуковых волн при Г = О означает, что в спектре возбуждений жидкости имеются бозевские фононные ветви с линейной зависимостью энергии от импульса — ,./7. Однако поправки в термодинамических величинах, происходящие от фононов, содержат более высокие степени Т (теплоемкость — Г ), не учитываемые в рассматриваемом приближении. [c.43]

Те же результаты справедливы и по отношению к фононам. Из формулы (7.29) нетрудно увидеть, что в этом случае каждому полюсу функции Dp (А, ш) в нижней полуплоскости будет соответствовать расположенный симметрично относительно точки ш = О полюс функции Од (ш. к) в верхней полуплоскости. Таким образом, оба способа определения спектра возбуждений дадут один и тот же результат. [c.88]

Свойства спектра вблизи порога рождения фонона. Рассмотрим свойства спектра возбуждений вблизи точки, где скорость возбуждений делается равной скорости звука. Начиная с этой точки возбуждение может рождать фонон. Законы сохранения (26.1) в этом случае принимают вид [c.309]

В гл. I в связи с вопросом о сверхтекучести гелия мы подробно останавливались на свойствах энергетического спектра возбуждений, необходимых для возникновения сверхтекучести. Надо, однако, сразу отметить, что при малых импульсах спектр сверхпроводника не может иметь того вида, который следует сопоставить жидкому гелию. Действительно, гелий в качестве начального участка спектра имеет фононную звуковую ветвь. Распространение звука, как хорошо известно, связано с длинноволновыми колебаниями плотности. Но для электронной жидкости в металле изменение ее плотности связано с довольно значительной затратой энергии, поскольку этому препятствуют кулоновские силы, действующие между электронами и решеткой и между самими электронами. Изменение плотности электронной жидкости нарушает условие электронейтральности, поэтому соответствующий спектр длинноволновых колебаний, подобно тому как это имеет место в плазме, начинается с некоторой конечной частоты. Фактически в металле эта частота очень велика ( 1 5в 10 °К). Указанные соображения не относятся, конечно, к коротковолновым возбуждениям с волновым вектором порядка обратных межатомных расстояний. Как мы знаем, именно такие электронные возбуждения играют основную роль в нормальном металле. Для существования сверхтекучести достаточно, в соответствии с результатами гл. I, чтобы такие возбуждения [c.363]

Л. Купер [55] в 1957 г. показал, что эффективное притяжение между электронами вблизи поверхности Ферми, возникающее в результате электрон-фононного взаимодействия, сколь слабо оно бы ни было, обязательно приводит к образованию связанных пар электронов. Поскольку спаривание является энергетически выгодным, при включении взаимодействия произойдет перестройка основного состояния системы. Для возбуждения такой системы необходимо затратить некоторую конечную энергию, равную энергии связи пары, которая и будет играть роль щели в спектре возбуждений. На основе этой идеи оказалось возможным построить полную теорию сверхпроводимости, объясняющую огромную совокупность фактов, накопленных за несколько десятков лет интенсивного изучения явления. [c.365]

При малых q энергия возбуждений стремится к нулю как JSq a в отличие от энергии, необходимой для переворота отдельного спина и равной 2JS. При приближении q к границе зоны Бриллюэна она стремится к константе. Существование возбуждений со сколь угодно низкой энергией столь же важно для многих свойств ферромагнетика, как и различия между эйнштейновским и дебаевским приближениями для фононных спектров. [c.536]

Чтобы объяснить характер кривой между Х-точкой и 1 К, необходимо предположить, что, помимо фононов, существуют и другие возбуждения. Ландау эмпирически построил спектр возбуждений, показанный на фиг. 11.7 позднее этот спектр был получен и теоретически При очень низких температурах средняя длина свободного пробега фононов становится большой, [c.360]

Спектр возбуждения фононов и ротонов. [c.361]

Однако в 1941 г. Ландау предложил как будто бы другое объяснение перехода. Пользуясь квантованием уравнений гидродинамики, Ландау вывел систему коммутационных соотношений для операторов плотности и тока, из которых, как казалось, следовало существование энергетической щели, фононов, ротонов и т. д. Эти величины Ландау не вычислял. Если, однако, предположить, что квантовая гидродинамика дает спектр возбуждений, то вполне правдоподобным представляется допущение, что и всю сверхтекучесть, включая фазовый переход, можно объяснить на основе квантовой гидродинамики. Более того, поскольку квантовая гидродинамика совсем не учитывает статистики (в том виде, в каком ее развивал Ландау), то из справедливости метода Ландау следовало бы, что He как и Не, испытывает фазовый переход, и поэтому конденсация Бозе — Эйнштейна не является причиной перехода. [c.364]

При Г=0 связаны в пары все эл-ны проводимости. Энергия связи эл-нов в паре весьма мала она равна примерно 3,5 /еГк, При разрыве пары, происходящем, напр., при поглощении кванта эл.-магн. поля (фотона) или кванта звука (фонона), в системе возникают возбуждения. При отличной от нуля темп-ре имеется определённая равновесная концентрация элем. возбуждений квазичастиц), она возрастает с темп-рой, а концентрация пар соответственно уменьшается. Энергия связи пары определяет т. н. щель в энергетич. спектре возбуждений, т. е. миним. энергию, необходимую для создания отд. возбуждения. Природа сил притяжения между эл-нами, приводящих к образованию пар, вообще говоря, может быть различной, хотя у всех известных сверхпроводников эти силы определяются вз-ствием эл-нов с фононами. Тем не менее развитие теории С. стимулировало поиски др. механизмов С. В этом плане особое внимание уделяется т. н, нитевидным (одномерным) и слоистым (двумерным) структурам, обладающим достаточно большой проводимостью, в к-рых можно ожидать более интенсивного притяжения между эл-нами, чем в обычных сверхпроводниках, а следовательно, и более высокой темп-ры [c.659]

Эффект Мёссбауэра и обнаружение гравитационного смещения частоты фотонов. Область применений эффекта Мёссбауэра весьма обширна. Он широко используется в ядерной физике и физике твердого тела. В частности, этот эффект позволяет измерять времена жизни возбужденных состояний атомных ядер и выявлять фононные спектры кристаллов. Мы не будем останавливаться на всех этих применениях, а рассмотрим лишь применение, имеющее непосредственное отношение к физике фотона,— для обнаружения гравитационного смещения частоты фотона. [c.210]

Из-за взаимодействия фопонов с автолокалвзов. электроном вблизи П. изменяется фононный спектр, т. е.обраауются локальные фононные моды с частотами <0 < (1)(. Их возбуждение соответствует образованию связанных состояний П. с фононами [4]. Три частоты фононов обращаются в нуль, что означает возникновение 3 трансляционных степеней свободы П. Энергия П. [c.81]

Проявление фононной подсистемы рассматривалось выше только как фактор, определяющий уширение спектральных полос электронных переходов, или как источник линий фононных повторений электронных переходов, сопровождаемых поглощением или рождением оптич. фононов. Если при возбуждении фононов наводится дипольный момент, то эти колебания проявляются в спектрах ИК-поглощеняя (оптич. ветви). Колебания, меняющие поляризуемость, проявляются в спектрах комбинац. рассеяния. В кристаллах, обладающих центром инверсии, существует т. н. альтернативный запрет — одно и то же колебание может проявиться либо в ИК-спектре, либо в спектре комбинац. рассеяния света. По законам сохранения энергии и импульса в спектре поглощения проявляется не вся ветвь оптич. колебаний решётки, а узкий интервал вблизи критич. частоты. Если при поглощении света рождается один оптич. фонон, то частоты ИК-полос лежат в далёкой ИК-области. В молекулярных кристаллах частоты колебаний соответствуют внутримолекулярным колебаниям и имеют частоты от - 3500 см и ниже, т. е. полосы поглощения расположены в области от 2,7 мкм я ниже. Кроме того, имеются более слабые полосы, соответствующие возбуждению двух или более фононов или возбуждению неск. фононов одной частоты, полосы поглощения к-рых лежат в ближней ИК-области. [c.628]

Опубликовано несколько исследований малых частиц с помощью лазерной рамановской спектроскопии, позволяющей сделать некоторые заключения о размерной зависимости оптически активных составляющих фононных спектров [122—125, 1002]. Рцепка и др. [123, 124] изучали рамановское рассеяние света коллоидами Na, Ag в щелочных галогенидах (Na l, NaBr, Nal). Результаты для частиц Ag диаметром 50 и 400 А в Nal показаны на рис. 138.. Изучение интенсивности стоксовых и антистоксовых рамановских пиков показало, что за рассеяние света ответственны однофононные возбуждения. [c.310]

Присутствие щели частот в спектрах NaBr Ag и Nal Ag находится в согласии с ожидаемой щелью частот для кристаллов NaBr и Nal, вычисленной из плотности фононных состояний. Поэтому предполагается, что граница между кристаллом и коллоидной частицей каким-то, пока неизвестным, образом включается в процесс рассеяния света. На эти возмущенные фононы налагаются локализованные моды, особенно в Nal Ag, где наблюдаются пики при частотах выше частоты oi обрезания фононного спектра Nal. Не исключено, что зти пики обусловлены химической связью атомов Ag и анионов поверхности кристалла. Увеличение интенсивности рамановских линий, когда длина волны лазерного излучения совпадает с пиком поглощения частиц, показывает, что в процессе рассеяния света принимают участие поверхностные плазмоны, которые осуществляют перенос возбуждения от металла к ионам поверхности кристалла. [c.310]

Спектроскопия фотолюминесценции твердых тел методически основана на измерении спектра вторичного свечения при фиксированном спектральном составе возбуждающего света и на измерении спектра возбуждения фотолюминесценции, когда приемник регистрирует вторичное излучение в узком спектральном интервале и измеряется зависимость сигнала от частоты возбуждающего света. В первом методе измеряемый спектр определяется главным образом силой осциллятора и временем жизни излучающих состояний, энергетически расположенных вблизи края фундаментального поглощения, и косвенно процессами энергетической релаксации горячих возбужденных состояний. Во втором методе в первую очередь получается информация о спектре и силе осциллятора (но не о времени жизни) электронных возбуждений в энергетической области выше края поглощения. Вклад в фотолюминесценцию полупроводников могут вносить различные механизмы излучательной рекомбинации, такие как зона—зона , зона—примесь , донор—акцептор , с участием фонона, излучение свободных, связанных или локализованных экситонов, а также экситон-поляритонная и биэкситонная рекомбинации. Фотолюминесценция структур с квантовыми ямами имеет свои характерные особенности. В частности, низкотемпературная люминесценция нелегированных квантовых ям обычно связывается с излучательной рекомбинацией экситонов, локализованных на шероховатостях интерфейсов и флуктуациях состава. Дело в том, что в реальности интер- [c.134]

Спектр элементарных возбуждений указанного типа теоретически впервые был получен Н. Н. Боголюбовым (20] для модели слабо неидеального бозе-газа, откуда следовал вывод о единстве спектра фонон-ротонных возбуждений.— Прим. перев. [c.360]

Неупругое некогерентное яд. рассеяние в моно- и поликристаллах позволяет исследовать фононный спектр и динамику отд. некогерентно рассеивающих центров, напр, протонов в металлах, небольших молекул и мол. групп (NH3 H3 и др.) в сложных водородсодержащих кристаллах и т. п. Неупругое некогерентное магн. рассеяние применяется при исследовании структуры электронных уровней осн. мультиплетов парамагн. ионов в металлах и металлидах. Некогерентный неупругий процесс даёт информацию сразу о всех возможных возбуждениях, т. е. о плотности состояний квазичастиц. [c.457]

Заметим, что в переходах, сопровождающихся рождением фононов, будут возбуждаться фононы с энергиями, близкими к максимальной энергии АО ахфононного спектра данного кристалла. Длина волны таких фононов минимальна она равна удвоенному межатомному расстоянию (в этом случае соседние атомные ядра движутся в противо-фазе см. 6.1). Последнее как раз и наблюдается, когда ядро, испустившее Y-квант, приобретает всю энергию отдачи и ударяет в соседнее ядро. Для возбуждения колебаний, соответствующих более длинным волнам (иначе говоря, для рождения фононов с энергиями меньше надо, чтобы испускание 7-кванта приводило в движение сразу несколько атомных ядер, что маловероятно. Таким образом, в ядерном резонансном поглощении могут участвовать практически лишь фононы с энергиями, близкими к ниже температура кристалла, тем меньше [c.210]

Теплоемкость жидкости в этой модели состоит из двух частей, соответствующих энергетическим спектрам фононов и ротонов. При достаточно низких температурах возбуждаются только фононы они приводят к появлению члена с в законе теплоемкости. При повышении температуры в теплоемкость начинают вносить вклад и ротоны, поэтому подъем у кривой теплоемкости становится более крутым. Единственными измерениями теплоемкости гелия ниже 1 К, доступными в то время, были некоторые предварительные измерения Симона и Пикара. Как оказалось, значения теплоемкости, полученные при этих измерениях, намного превышали пстинные значения, по-.лученные впоследствии различными авторами. Это заставило Ландау высказать сомнения о возможности возникновения ротонных возбуждений при очень низких температурах. Как выяснилось в дальнейшем, использованные им данные по фононной энтропии гелия (полученные в 1940 г. А. Мигда-лом) находятся в прекрасном согласии с измеренными значениями. [c.807]

Теория Ландау. Б раннем варианте своей теории Ландау рассматривал спектр фононных возбуждений, отделенный от ротонных возбуждений, т. е. от элементарных возбуждений вихревого движения, энергетической щелью Д, равной по порядку кТх- Хотя Ландау критиковал аргументы Бпйла, он постулировал соотношение между импульсом и энергией ротона, аналогичное предложенному Бийлом, де-Буром и Михельсом для всех возбуждений [см. формулу (43.1)]. Таким образом, при допущении, что ротоны подчиняются статистике Бозе — Эйнштейна, термодинамические соотношения будут здесь подобны соотношениям, приведенным в п. 43. [c.877]

Он отмечал, что при этом уже недопустимо де.тать качественное разделение между фононными и ротонными возбуждениями, и предложил взамен различать возбуждения с большими длинами волн (малые р) и с короткими длинами волн р р . Он подчеркивал, что в новой модели свойство сверхтекучести является необходимым следствием энергетического спектра (вместе с развитой на его основе макроскопической гидродинамикой). [c.877]

Наконец, остановимся вкратце еще на одном вопросе. В литературе иногда возникает вопрос о возможности существования в сверхпроводниках возбуждений бозевского типа [3]. Рассмотренные выше возбуждения фермиевского типа имели характерный спектр с энергетической щелью. Наличие, например, звуковых колебаний типа фононов (со спектром без щели) не помешало бы существованию сверхпроводимости, подобно тому как фононы но мешают сверхтекучести. Но если бы в спектре имелась такая ветвь, это существенным образом отразилось бы на температурной зависимости всех термодинамических величии. Нетрудно, однако, видеть, что вопрос о бозевских колебаниях рассматриваемой системы ферми-частиц не является сколько-нибудь важным для теории сверхпроводимости. Дело в том, что такие колебания будут связаны с колебаниями плотности электрического заряда, которые благодаря большому кулоновскому взаимодействию будут находиться в онтическо11 области частот. Для их возбуждения понадобятся энергии порядка 1 эв. Таким образом, весь вопрос о бозевской ветви в спектре ферми-частиц имеет лишь академический характер. [c.917]

Не при темп-рах ниже т.н. .-перехода (7 - =2,17 К при давлении насыщенных наров гелия). Сверхтекучесть Не II (его способность без трения протекать сквозь узкие капилляры и щели) Ландау связал со свойствами спектра элемеитарпых возбуждений Не П. При Т = 0 жидкий Не находится в осн. состоянии. При темп-рах 7 >0 К, но близких к абс. нулю жидкость переходит в одно из возбужденных состояний, к-рые можно представить как совокунность элементарных возбуждений квазичастщ). Простейшими элементарными возбуждениями жидкости являются колебания её плотности — фононы. Закон дисперсии фононов, т. е. зависимость их энергии от импульса р, имеет вид [c.573]

Из внутримолекулярных колебат. возбуждений в кристалле возникают оптич. фононы, к-рые по своим свойствам сходны с электронными экситонами. Их называют колебательными экситонами [3]. Из электронно-колебат. (вибронных) возбуждений молекул возникают т. н. вибронные возбуждения кристалла, имеющие более сложный энергетич. спектр, чем электронные возбуждения. Он содержит связанные состояния электронного и колебат. экситонов и диссоциированные состояния этой пары квааичастиц (одночастичные и двухчастичные возбуждения [4J). Взаимодействие М. э. с фононами, отвечающими колебаниям молекул как целого, обычно можно рассматривать как слабое. Однако в ряде кристаллов (напр., в пирене) наблюдается автолокализация экситонов с образованием эксимеров. [c.205]

Доля жидкости, принимающая участие в сверхтекучей движении, наа. сверхтекучей компонентой. Плотность сверхтекучей компоненты в жидком Не при Т = о совпадает с полной плотностью жидкости р и уменьшается с повышением темп-ры до нуля пря Т = 7 с. Значение р, отлично от нуля только в сверхтекучем состоянии, поэтому часто комплексный параметр порядка ф выбирают так, чтобы ф = р,. Остальная часть жидкости с плотностью Рп = Р Р образует нормальную компоненту, ирн низких темп-рах представляющую собой совокупность элементарных возбуждений (квааичастиц) двух типов — фононов и ротонов (см. Ландау теория сверхтекучести). Величина р при низких Т определяется спектром элементарных возбуждений е(р) [c.454]

С. разделяют также по методам возбуждения и наблюдения спектров. Широкое применение получили акустооптпческая С., когерентная С., G. насыщения, С, гетеродинирования, модуляционная С., много тонная С., фемто-и пикосекундная С., С. фононного эха, квантовых биений и др. методы лазерной спектроскопии. Существ. развитие получила фурье-С. с использованием фурье-спектрометров высокого разрешения. [c.625]

Ф. э. может быть представлена как результат трёх после-доват. процессов поглощение фотона и появление электрона с высокой по сравнению со средней) энергией движение этого электрона к поверхности, при к-ром часть его энергии может рассеяться за счёт взаимодействия с др. электронами или дефектами и колебаниями кристаллич. решётки (фононами) выход электрона в вакуум или др. среду через потенц. барьер на границе раздела. В металлах Ф. э. в видимой и УФ-областях спектра связана с поглощением фотонов электронами проводимости. В полупроводниках и диэлектриках Ф. э. в этой области спектра определяется в осн. возбуждением электронов из валентной зоны. Важной количеств, характеристикой Ф. э. является квантовый выход Y—число эмитированных электронов в расчёте на один фотон, падающий на поверхность тела. Вели-тана Y определяется свойствами вещества, состоянием его поверхности и энергией фотонов. [c.365]

Поскольку это взаимодействие содержит элементы, недиагональные по индексам нормальных мод, приходим к важному выводу о том, что при электронном возбуждении примеси изменяется система нормальных координат твердого раствора. Поэтол1у многомерные франк-кондоновские интегралы перекрьтания не являются произведением одномерных, как это было в случае линейного F -взаимодействия. 1Свадратичное F -взаимодействие приводит не только к изменению нормальных координат, но и к изменению спектра фононных частот. Спектр фононных частот в основном и возбужденном электронном состоянии оказывается разным. Это резко усложняет расчеты по сравнению со случаем линейного F -взаимодействия, которое не изменяет ни того ни другого. [c.138]

Эксперименты подобного рода открывают возможность проследить в реальном времени физику процессов лазерно-индуцированных фазовых превращений в твердых телах. В КАРС-спектрохронографии были зарегистрированы [59] с пикосекундным временным разрешением спектры оптического фонона в кристаллическом кремнии при разных уровнях возбуждения (вплоть до плавления). Блок-схема экспериментальной установки представлена.нарис. 3.24. Источниками пи -косекундных импульсов с перестраиваемыми частотами oi и сог служили два лазера на растворах органического красителя, синхронно накачиваемые цугами импульсов второй гармоники YAG Nd + лазера с пассивной синхронизацией мод. Излучение с частотой oi служило и для возбуждения кристалла. [c.150]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...