Решеточный вклад

Cтраница 1

Решеточный вклад в теплоемкость остается таким же, как и для нормального металла, а вклад электронного газа существенно изменяется. Отсюда следует, что сверхпроводность связана с какими-то коренными изменениями поведения электронов проводимости. [1]

В случае кубической симметрии решеточный вклад отсутствует, а квадрупольное взаимодействие, обусловленное 4 / - элек-тронами, имеет более сложную форму; этот вопрос обсуждается в § 7 гл. [2]

Эдмондс [33] непосредственно измерил величину решеточного вклада методом ядерного магнитного резонанса в трех солях лантана, где ион La3 не имеет 4 / - электронов. С использованием расчетных значений Al и Q 0 27 барн для 139La было найдено, что множитель ( 1 - ух) равен примерно 20 и имеет, по-видимому, положительный знак. Большие факторы антиэкранирования для решеточного вклада означают, что он может превалировать над градиентом от 4 /: - электронов в тех случаях, когда последний исключительно мал ( для Nd3 см. § 8 гл. [3]

При этом условии в пределах мономорфного состояния пластичность, обусловленная только решеточным вкладом, должна монотонно возрастать с температурой и снижаться с увеличением скорости деформации. [4]

Сверхтонкие взаимодействия приводят к расщеплению уровней ( см. гл. Имеются два источника возникновения градиента электрического поля на ядре: иесферическое расположение валентных электронов атома и решеточный вклад при симметрии ионов ( зарядов), окружающих мессбауэ-ровский атом, ниже ( кубической. [5]

Отклик электронов на воздействие электромагнитного поля так тесно связан со структурой энергетических зон, что имеет смысл начать рассмотрение именно с этого вопроса. Когда на ионный полупроводник действует постоянное или медленно меняющееся электрическое поле, то оба сорта атомов в решетке смещаются относительно друг друга, Это определяет решеточный вклад в диэлектрическую проницаемость вдобавок к электронному вкладу. Мы отложим рассмотрение этого вопроса до гл. [7]

Как показал Тэйлор [32, 33], карбиды обладают необычной высокотемпературной теплопроводностью. При температуре выше 500 С фононный и электронный вклады в общую проводимость в TiC почти одинаковы. Электронный вклад оценивается по закону Видемана - Франца Ке - Ь0Т / р, а фононный - по разности Kg / ( - Ке. Согласно теории [34], решеточный вклад должен уменьшаться пропорционально Т-1, поскольку проводимость ограничивается процессами переброса. Однако проведенные эксперименты показали, что Kg почти не зависит от температуры. Вильяме [36], а также Радосевич и Вильяме [37] проанализировали эти результаты и пришли к выводу, что наблюдаемое изменение вызвано сильным взаимодействием фононов с точечными дефектами. Последнее ослабляет температурную зависимость Kg. Это фононное рассеяние связано главным образом с изменением силовых констант, а не средней массы частиц при возникновении вакансий в решетке. [8]

Удельная теплоемкость С наночастиц серебра диаметром 10 нм при Т 10 К сплошная линия - теплоемкость массивного серебра. [9]

Резкий спад Су ( г) при Т 2 К обусловлен низкочастотным обрезанием фононного спектра, благодаря размерному эффекту. Результаты [110,111] были объяснены в [102] с помощью формулы (3.21) и с использованием в теоретических расчетах модельной наночастицы размером 2 2 нм, состоящей из 184 атомов. Теплоемкость частиц V при Т 10 К определяется, в основном, электронным вкладом, и величина АС, обусловленная размерным эффектом решеточной теплоемкости, сравнительно мала. Увеличение Т К теплоемкости наночастиц Pd по сравнения с массивным палладием при 1 4 Т 30 0 К ( рис. 3.11) полностью обусловлено дополнительным решеточным вкладом, так как электронная теплоемкость независимо от размера частиц описывалась обычным линейным законом еТ, причем коэффициент электронной теплоемкости 7е был такой же, как для массивного палладия. [10]

Страницы: 1