Наведённая проводимость

Вид материала

Документы

Содержание Нернста теорема Нернста — эттингсхаузена эф­фект Несамостоятельный разряд Нестатические процессы Несущая способность Нетер теорема Неупорядоченные системы Неупругое рассеяние С. С. Герштейн. Гелий жидкий). Технические применения Н. т. И. П. Крылов.

Подобный материал:

• Электрический ток в газах самостоятельная и несамостоятельная проводимость газов, 128.37kb.
• Полимерные системы в катализе и электрокатализе возможности и перспективы, 16.03kb.
• Ионная проводимость сложных фосфатов со структурой nasicon а 3-2 X Nb X m 2- X (po, 389.98kb.
• 1. Проводимость (проводник, полупроводник, изолятор, ток, напряжение, сопротивление,, 98.07kb.
• Лекция2 проводимость полупроводников виды проводимости, 502.09kb.
• Кристаллические и стеклообразные фазы в системах biF 3 Bi 2 o 3 BaF, 505.44kb.
• Квч терапии у больных стенокардией, 43.39kb.
• 1. Энергетические зоны и свободные носители заряда в твердых телах. Уровень Ферми, 21.7kb.

НЕРНСТА ТЕОРЕМА, установленная нем. физиком В. Нернстом (W. Nernst; 1906) теорема термодинамики, соглас­но к-рой изменение энтропии (S) при любых обратимых изотермич. процессах, совершаемых между двумя равновесными состояниями при темпе­ратурах, приближающихся к абс. нулю, стремится к нулю: lim_T0S=0.


Другая эквивалентная формулиров­ка Н. т.: при помощи конечной последовательности термодинамиче­ских процессов нельзя достичь темпе­ратуры, равной абсолютному нулю. Н. т. приводит к ряду важных термо­динамических следствий, поэтому её называют третьим началом термоди­намики.

• Клейн М., Законы термодинамики, в сб.: Термодинамика необратимых процессов, пер. с англ., М., 1962, с. 23—34.

НЕРНСТА — ЭТТИНГСХАУЗЕНА ЭФ­ФЕКТ, возникновение в тв. провод­никах при наличии градиента темп-ры T и перпендикулярного к нему магн. поля Н электрич. поля E_N (поля Н е р н с т а). Открыт в 1886 нем. физиком В. Нернстом (W. Nernst) и австр. физиком А. Эттингсхаузеном (A. Ettingshausen). Различают про­дольный Н.— Э. э., когда поле E_n возникает в направлении, параллель­ном градиенту темп-ры (изменение термоэдс с полем Н), и поперечный, когда поле e_n появляется в направле­нии, перпендикулярном Н и Т. Коли­честв. хар-кой поперечного Н.— Э. э. явл. коэфф. Нернста n=e_nt. Величина N пропорц. Н в случае сла­бых полей и H^-1 в случае сильных полей (см. Гальваномагнитиые явле­ния). Н.— Э. э., как и др. термогаль­ваномагнитные явления, обусловлен искривлением траектории носителей заряда в магн. поле.

НЕСАМОСТОЯТЕЛЬНЫЙ РАЗРЯД, электрич. ток в газах, существующий при заданной разности потенциалов лишь при наличии внеш. ионизатора (см. Электрический разряд в газах).

НЕСТАТИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ в термодинамике, физ. процессы, к-рые осуществляются с конечной скоро­стью (не бесконечно медленно, как квазистатические процессы) и явля­ются, следовательно, необратимыми (см. Необратимые процессы). При Н. п. каждое промежуточное состояние си­стемы неравновесно. К Н. п. отно­сятся все естественные (природные) процессы.

НЕСУЩАЯ СПОСОБНОСТЬ, понятие пластичности теории. Н. с. харак­теризуется предельной комбинацией нагрузок, при к-рых начинается не­ограниченное возрастание пластич. деформации конструкции из идеальнопластич. материала. Во многих слу­чаях имеет смысл рассматривать Н. с. жёстко-пластических тел. Использо­вание Н. с. для установления допу­стимых нагрузок приводит к умень­шению металлоёмкости конструкций.

НЕТЕР ТЕОРЕМА, фундаментальная теорема физики, устанавливающая связь между св-вамн симметрии физ. системы и сохранения законами. Сфор­мулирована нем. математиком Э. Нётер (Е. Noether) в 1918. Н. т. утверж­дает, что для физ. системы, ур-ния движения к-рой имеют форму си­стемы дифф. ур-ний и могут быть получены из вариационного принципа механики, каждому непрерывно за­висящему от одного параметра пре­образованию, оставляющему инвари­антным действие (S), соответствует закон сохранения. Из условия обра­щения в нуль вариации действия, S=0 (наименьшего действия прин­цип), получаются ур-ния движения системы. Каждому преобразованию, при к-ром действие не меняется, со­ответствует дифф. закон сохранения. Интегрирование ур-ния, выражающе­го такой закон, приводит к интеграль­ному закону сохранения. Н. т. даёт наиб. простой и универсальный метод получения законов сохранения в классич. и квант. механике, в теории полей и т. д.

Непрерывными преобразованиями в пространстве-времени, оставляющими инвариантным действие (а следова­тельно, и ур-ния движения), явля­ются: сдвиг во времени и в пр-ве, трёхмерное вращение, Лоренца пре­образования. Согласно Н. т., из ин­вариантности относительно сдвига во времени следует закон сохранения энергии, относительно пространств. сдвигов — закон сохранения импуль­са, относительно пространств. вра­щения — закон сохранения момента кол-ва движения, относительно пре­образований Лоренца — закон сохра­нения лоренцева момента, или обоб­щённый закон движения центра масс системы (центр масс релятив. системы движется равномерно и прямолинейно).

466


Н. т. относится не только к про­странственно-временным симметриям. Так, из независимости динамики заряж. ч-ц в эл.-магн. полях от калиб­ровочных преобразований (см. Ка­либровочная симметрия) следует закон сохранения заряда. Особенно важное значение Н. т. имеет в квант. теории поля, где законы сохранения, выте­кающие из наличия определённой группы симметрии, явл. существ. ис­точником информации о св-вах изу­чаемых объектов.

• П о л а к Л. С., Вариационные принци­пы механики, их развитие и применение в физике, М., 1960; Б о г о л ю б о в Н. Н., Ширков Д. В., Квантовые поля, М., 1980, § 2.

Д. Н. Зубарев.

НЕУПОРЯДОЧЕННЫЕ СИСТЕМЫ, вещества в конденсированном состоя­нии при отсутствии строгой упорядо­ченности в расположении их атомов и молекул (см. Дальний и ближний порядок). Н. с. явл. жидкие, аморф­ные и стеклообразные в-ва, а также тв. растворы. Особый класс Н. с. со­ставляют нек-рые высокотемператур­ные фазы халькогенидов благородных металлов, где упорядоченную струк­туру образуют лишь анионы. Легиро­ванные крист. полупроводники при низких темп-pax с точки зрения их электронных св-в также представ­ляют собой Н. с., образованные хао­тически расположенными примесными атомами (см. Сильнолегированный по­лупроводник).

Теор. описание разл. Н. с. содер­жит ряд общих идей: 1) хим. связи ближайших соседей не позволяют су­щественно нарушать ближний поря­док, вследствие чего зонная струк­тура Н. с. не очень сильно отличается от структуры кристаллов (см. Зон­ная теория). Однако многочисл. нару­шения идеальной решётки приводят к размытию краёв разрешённых зон и к образованию флуктуац. уровней в запрещённой зоне. В Н. с. при определённых условиях возникают строго локализованные эл. состояния, к-рые могут перемещаться только путём «прыжков», получая энергию от тепловых колебаний атомов. При темп-ре T=0К эти состояния вообще



не могут принимать участие в эле­ктропроводности. Локализованные со­стояния возникают в той области энергий, где плотность состояний g(ξ) мала (рис.). Энергии ξ_c и ξ_v, разделяющие локализованные и делокализованные состояния, играют роль границ разрешённых и запрещён­ных зон; их называют порогами подвижности.

В Н. с., как и в кристалле, вводят понятие ферми-уровня ξ_F. Элект­ропроводность а Н. с. зависит от рас­положения ξ_f относительно порогов подвижности. Если ξ_F находится вне полосы локализов. состояний, то а слабо зависит от Т (металлич. про­водимость). Если ξ_F лежит внутри полосы, то о экспоненциально зависит от Т (аморфный полупроводник). По совр. представлениям порог подвиж­ности существует лишь в трёхмерных Н. с. В одномерных и двухмерных Н. с. состояния локализованы при всех энергиях, так что при достаточно низких темп-pax электропроводность носит активационный характер. Низ­котемпературные термодинамич. св-ва Н. с. определяются не только длин­новолновыми фононами, но и локали­зованными двухуровневыми образо­ваниями, возбуждение к-рых проис­ходит за счёт туннелирования атома из одной позиции в другую. Этими возбуждениями объясняется наблю­даемая в нек-рых диэлектрич. стёклах линейная зависимость теплоёмкости от темп-ры и аномалии теплопровод­ности при очень низких темп-рах.

• Мотт Н., Электроны в неупорядочен­ных структурах, пер. с англ., М., 1969; Мотт Н., Д э в и с Э., Электронные про­цессы в некристаллических веществах, пер. с англ., 2 изд., т. 1—2, М., 1982; Садов­ский М. В., Локализация электронов в неупорядоченных системах, «УФН», 1981, т. 133, в. 2; 3 а й м а н Дж., Модели беспо­рядка, пер. с англ., М., 1982.

А. Л. Эфрос.

НЕУПРУГОЕ РАССЕЯНИЕ, столкно­вение ч-ц, сопровождающееся изме­нением их внутр. состояния, превра­щением в др. ч-цы или дополнит. рождением новых ч-ц. Н. р. являются, напр., возбуждение или ионизация атомов при их столкновениях, яд. реакции, превращения элем. ч-ц при соударениях или множеств. рождение ч-ц. Для каждого типа (канала) Н. р. существует своя наименьшая (поро­говая) энергия столкновения, начиная с к-рой возможно протекание данного процесса. Полная вероятность рас­сеяния при столкновении ч-ц (харак­теризуемая полным эффективным се­чением рассеяния) складывается из вероятностей упругого рассеяния и Н. р.; при этом между упругими и неупругими процессами существует связь, определяемая оптической тео­ремой.

С. С. Герштейн.

НИЗКИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ (криоген­ные температуры), обычно темп-ры, лежащие ниже точки кипения жид­кого воздуха (ок. 80 К). Согласно рекомендации, принятой 13-м кон­грессом Междунар. ин-та холода (1971), криогенными темп-рами сле­дует называть темп-ры ниже 120 К. Получение Н. т. Для получения и поддержания Н. т. обычно используют сжиженные газы (хладагенты). В со­суде Дьюара, содержащем сжиженный газ, испаряющийся под атм. давле­нием, достаточно хорошо поддержи­вается пост. темп-pa Т_н кипения хла­дагента. Практически применяют след. хладагенты: воздух (Т_н80 К),

азот (T_н=77,4 К), неон (T_н=27,1 К), водород (T_н=20,4 К), гелий (Т_н=4,2 К). Для получения жидких газов служат спец. установки — ожи­жители, в к-рых сильно сжатый газ при расширении до обычного давле­ния охлаждается и конденсируется (см. Джоуля — Томсона эффект).

Откачивая испаряющийся газ из герметизиров. сосуда, можно умень­шать давление над жидкостью и тем самым понижать темп-ру её кипения. Естеств. или принудит. конвекция и хорошая теплопроводность хладаген­та обеспечивают при этом однород­ность темп-ры во всём объёме жид­кости. Таким путём удаётся перекрыть широкий диапазон темп-р: от 77 до 63 К при помощи жидкого азота, от 27 до 24 К — жидкого неона, от 20 до 14 К — жидкого водорода, от 4,2 до 1 К — жидкого гелия. Методом откачки нельзя получить темп-ру ни­же тройной точки хладагента. При более низких темп-pax в-во затверде­вает и теряет свои качества хлад­агента. Промежуточные темп-ры, ле­жащие между указанными выше ин­тервалами, достигаются спец. мето­дами. Охлаждаемый объект теплоизолируют от хладагента, помещая его, напр., внутрь вакуумной ка­меры, погружённой в сжиженный газ. При небольшом контролируемом вы­делении теплоты в камере (в ней име­ется электрич. нагреватель) темп-ра исследуемого объекта повышается по сравнению с темп-рой кипения хлад­агента и может поддерживаться с высокой стабильностью на требуемом уровне. В др. способе получения промежуточных темп-р охлаждаемый образец помещают над поверхностью испаряющегося хладагента и регу­лируют скорость испарения жидкости нагревателем. Отвод теплоты от ис­следуемого объекта здесь осуществ­ляет поток испаряющегося газа. При­меняется также метод охлаждения, при к-ром холодный газ, получаемый при испарении хладагента, прого­няется через теплообменник, находя­щийся в тепловом контакте с охлаж­даемым объектом.

Гелий при атм. давлении остаётся жидким вплоть до абс. нуля темп-ры (см. Гелий жидкий). Однако при откачке паров жидкого ⁴Не (природ­ного изотопа гелия) обычно не уда­ётся получить темп-ру существенно ниже 1 К, даже применяя очень мощ­ные насосы (этому мешают чрезвы­чайно малая упругость насыщенных паров ⁴Не и его сверхтекучесть). Откачкой паров изотопа ³Не (T_N=3,2 К) удаётся достичь темп-р ~0,ЗК. Область темп-р ниже 0,3 К наз. сверхнизкими темпера­турами. Методом адиабатич. раз­магничивания парамагн. солей (см. Магнитное охлаждение) удаётся до­стичь темп-р ~10^-3 К. Тем же ме-


467


тодом с использованием яд. парамаг­нетизма в системе ат. ядер были до­стигнуты темп-ры ~10^-6 К. Прин­ципиальную проблему в методе адиабатич. размагничивания (как, впро­чем, и в др. методах получения Н. т.) составляет осуществление хорошего теплового контакта между объектом, к-рый охлаждают, и охлаждающей системой. Особенно это трудно до­стижимо в случае системы ат. ядер. Совокупность ядер атомов можно ох­ладить до сверхнизких темп-р, но добиться такой же степени охлажде­ния в-ва, содержащего эти ядра, не удаётся.

Для получения темп-р порядка неск. мК широко пользуются более удобным методом — растворением жидкого ³Не в жидком ⁴Не. Приме­няют для этой цели рефрижераторы



а. Схема действия рефрижератора раство­рения ³Не в ⁴Не: пары ³Не откачива­ются диффузионным насосом 1 и подают­ся затем ротац. насосом 2 к камере раство­рения 8; 3 и 4 — ванны с жидким азотом и жидким гелием. Перед капилляром 5 пары ³Не конденсируются. Жидкий ³Не, допол­нительно охлаждённый в теплообменнике 7, поступает в камеру 8. Отсюда атомы диф­фундируют сквозь раствор ³Не в ⁴Не в ка­меру испарения 6, и цикл повторяется. Обо­значения: Т — темп-pa, р — давление, v — концентрация ³Не,  — производитель­ность системы откачки, б. Осн. низко­температурная часть рефрижератора раство­рения: 1 и 2 — трубы откачки ³Не и ⁴Не; а — камера испарения; 4 — камера раство­рения; 5 — блоки теплообменников.


растворения (рис.). Их действие ос­новано на том, что ³Не сохраняет ко­нечную растворимость (ок. 6%) в жидком ⁴Не вплоть до абс. нуля темп-ры. Поэтому при соприкоснове­нии почти чистого жидкого ³Не с разбавленным раствором ³Не в ⁴Не атомы ³Не будут переходить в раст­вор. При этом поглощается теплота растворения и темп-pa раствора по­нижается. Растворение осуществля­ется в одном месте прибора (в камере растворения), а удаление атомов ³Не из раствора путём откачки — в дру­гом (в камере испарения). При непрерывной циркуляции ³Не, осуществ­ляемой системой насосов и теплооб­менников, можно поддерживать в ка­мере растворения темп-ру 10—30 мК неограниченно долго. Гелий ³Не мож­но охладить ещё сильнее, используя Померанчука эффект. Жидкий ³Не затвердевает при давлениях более 3•10⁶ Па. В области темп-р ниже 0,3 К увеличение давления (в пределе до 3,4•10⁶ Па) сопровождается погло­щением теплоты и понижением темп-ры равновесной смеси жидкой и тв. фаз (затвердевание идёт с поглощением теплоты). Этим методом были достиг­нуты темп-ры ~1—2 мК.

Измерение Н. т. Первичным термо­метрич. прибором для измерения термодинамич. темп-ры вплоть до 1 К служит газовый термометр. Др. ва­риантами первичного термометра явл. акустич. и шумовой термометры, дей­ствие к-рых основано на связи термодинамич. темп-ры соответственно со значением скорости звука в газе и интенсивностью тепловых флуктуа­ции напряжения в электрич. цепи. Первичные прецизионные термометры используются в осн. для определения темп-р легко воспроизводимых фазо­вых равновесий в однокомпонентных системах (т. н. р е п е р н ы х т о ч е к), к-рые служат опорными тем­пературными точками Международной практической температурной шкалы (МПТШ-68).

Для измерения темп-ры от 630,74°С до 13,81 К по МПТШ-68 с точностью ~0,001 К служит платиновый тер­мометр сопротивления. МПТШ-68 по­ка не продлена ниже 13,8 К ввиду отсутствия в этой области Н. т. вто­ричного термометра, не уступающего по чувствительности, точности и воспроизводимости показаний платино­вому термометру сопротивления при более высоких темп-pax. В диапазоне 0,3—5,2 К низкотемпературная тер­мометрия основана на зависимости давления насыщенных паров p_s гелия от темп-ры Т, устанавливаемой га­зовым термометром. Эта зависимость была принята в качестве междунар. температурной шкалы в области 1,5—5,2 К (шкала ⁴Не, 1958) и 0,3—3,3 К (шкала ³Не, 1962). Зависимость p_s(Т) в этих температурных диапазонах не может быть представлена простой аналитич. ф-лой и поэтому табули­руется; табличные данные обеспечи­вают точность определения темп-ры до тысячной доли Кельвина.

В области Н. т. для целей практич. термометрии применяют гл. обр. тер­мометры сопротивления (до 20 К — медный; в области водородных и ге­лиевых темп-р — вплоть до 1 мК — угольные, сопротивление к-рых воз­растает при понижении темп-ры). Для измерения темп-ры ниже 100 К применяют также термометры сопротив­ления из чистого германия.

Ниже 1 К газовым термометром пользоваться практически нельзя. Для определения термодинамич. темп-ры

в этой области используют методы магнитной термометрии и яд. ме­тоды. В основе яд. методов измерения Н. т. лежит принцип квант. статистич. физики, согласно к-рому равно­весная заселённость дискр. уровней энергии системы зависит от темп-ры. В одном из таких методов измеряются интенсивности линий ядерного маг­нитного резонанса, определяемые раз­ностью заселённостей уровней энер­гии ядер в магн. поле. В др. методе определяется зависящее от темп-ры отношение интенсивностей компонен­тов, на к-рые расщепляется линия резонансного гамма-излучения (см. Мёссбауэровская спектроскопия) во внутр. магн. поле ферромагнетика.

Аналогом термометрии по давлению насыщенных паров в области сверх­низких темп-р явл. измерение темп-ры в диапазоне 30—100 мК по осмотич. давлению ³Не в смеси ³Не — ⁴Не. Абс. точность измерений — ок. 2 мК при чувствительности осмотич. тер­мометра ~0,01 мК.

Физика Н. т. Применение Н. т. сы­грало важную роль в изучении конденсиров. состояния в-ва. Особенно много новых фактов и закономерно­стей было открыто при изучении св-в разл. в-в при гелиевых темп-pax. Это привело к развитию спец. раздела физики — физики Н. т. При пони­жении темп-ры в св-вах в-в начинают проявляться особенности, связанные с наличием вз-ствий, к-рые при обыч­ных темп-pax вуалируются тепловым движением атомов.

Благодаря значит. подавлению теп­лового движения атомов при Н. т. удалось обнаружить большое число макроскопич. явлений, имеющих квант. природу: существование гелия в жид­ком состоянии вплоть до абс. нуля темп-ры (0К), явления сверхтеку­чести, сверхпроводимости и др. При Н. т. состояние тв. тела можно рас­сматривать как упорядоченное со­стояние, соответствующее 0К, но с учётом влияния «газа» элем. возбуж­дений — квазичастиц. Введение разл. типов квазичастиц (фононы, дырки, магноны и др.) позволяет описать многообразие св-в в-в при Н. т. Тер­модинамич. св-ва газа квазичастиц определяют наблюдаемые макроско­пич. равновесные св-ва в-ва. В свою очередь, методы статистич. физики позволяют вычислить св-ва газа ква­зичастиц из характера связи их энер­гии и импульса (дисперсии закона), устанавливаемого на базе изучения теплоёмкости, теплопроводности и др. тепловых и кинетич. св-в тв. тел при Н. т. На основе закона дисперсии магнонов удалось объяснить темпера­турную зависимость намагниченности ферро- и антиферромагнетиков. Ус­тановление закона дисперсии эл-нов в металлах позволило объяснить ряд низкотемпературных св-в металлов (см. Гальваномагнитные явления, Де Хааза — ван Альфена эффект, Цик­лотронный резонанс). Н. т. широко

468


применяются при изучении разл. ви­дов магнитного резонанса, св-в по­лупроводников, мол. кристаллов и во мн. др. случаях.

Охлаждение до сверхнизких темп-р применяется в яд. физике, напр. для создания мишеней и источников с яоляризов. ядрами при изучении ани­зотропии рассеяния элементарных ча­стиц.

Технические применения Н. т. Одна из гл. областей применения Н. т. в технике — разделение газов. Произ­водство кислорода и азота в больших кол-вах основано на сжижении воз­духа с последующим разделением его в ректификац. колоннах. Н. т. ис­пользуют для получения высокого вакуума методом адсорбции на ак­тивированном угле или цеолите (ад­сорбционный насос) или непосред­ственно конденсации на металлич. стенках сосуда с хладагентом (крионасос). Охлаждение до темп-р жидкого воздуха или азота находит применение в медицине (лечение мозговых опухо­лей, кожных, урологич. и др. заболе­ваний, консервация живых тканей). Широко применяются Н. т. в элект­ронике и радиотехнике для подавле­ния аппаратурных шумов. Др. на­правление технич. применения Н. т. связано с использованием сверхпро­водимости. Здесь наиболее важную роль играет создание сильных магн. полей (~10² кЭ), необходимых для ускорителей заряженных частиц, тре­ковых приборов (пузырьковая камера и др.), магнитогидродинамических ге­нераторов и многообразных лабора­торных исследований (см. Магнит сверхпроводящий, Сверхпроводящий магнитометр).

• Физика низких температур, пер. с англ., под ред. А. И. Шальникова, М., 1959; Р о у з-И н с А., Техника низкотемпературного эксперимента, пер. с англ., М., 1966; Мен­дельсон К., На пути к абсолютному нулю, пер. с англ., М., 1971; Л и н т о н Э., Сверхпроводимость, пер. с англ., 2 изд., М., 1971; Справочник по физико-техническим основам криогеники, под ред. М. П. Малкова, 2 изд., М., 1973; Л о у н а с м а а О. В., Принципы и методы получения температур ниже 1К, пер. с англ., М., 1977.

И. П. Крылов.