Словарь (стр. 4 )

Разл. типы движения ч-ц Т. т. обычно почти независимы, но иногда имеет место резонансное вз-ствие меж­ду разнородными волн. процессами, когда их частоты и длины волн сов­падают. Это приводит к «перепутыванию» движений; напр., колебания атомов (звук) можно возбудить «рас­качивая» магн. моменты атомов перем. магн. полем, а звук. волна может самопроизвольно превратиться в спи­новую (см. Магнитоупругие волны). Как и ч-цы, все квазичастицы делятся на бозоны и фермионы. Фермионы — эл-ны и дырки в ПП и эл-ны прово­димости в металлах.

г) При низких темп-рах (вблизи T=0 К) многие металлы переходят в сверхпроводящее состояние (см. Сверх­проводимость). Эл-ны в сверхпровод­никах совершают движение, кван­товое по своей природе, но макроско­пич. по масштабу. Характерная черта такого движения — строгая согласо­ванность в движении отд. эл-нов. Она обусловлена вз-ствием между эл-нами через фононы: эл-ны притягиваются друг к другу, обмениваясь фононами, и создают своеобразный конденсат. Выход из конденсата требует затраты нек-рой энергии (преодоление энер­гетич. щели). Существование энер­гетич. щели делает сверхпроводящее движение устойчивым, т. е. незатуха­ющим. Переход в сверхпроводящее состояние проявляется в полной по­тере сопротивления и в аномальных магн. св-вах.

6) Для описания разл. явлений и св-в Т. т. используют представление о квант. газах квазичастиц. Напр., тепловое движение атомов крист. ре­шётки описывается с помощью газа фононов, электропроводность — с по­мощью газа эл-нов проводимости и дырок. Электрич. сопротивление ме­таллов и ПП обусловлено рассеянием эл-нов проводимости и дырок на фо­нонах и дефектах решётки. Все ква­зичастицы (прежде всего фононы) пе­реносят теплоту, причём, согласно кинетич. теории газов, вклад каждого из газов квазичастиц в теплопро­водность можно записать в виде: χ=βCl<v>, где β — численный множи­тель, С, <v> и  l— теплоёмкость, ср. тепловая скорость и длина свободного пробега квазичастиц (l — мера рас­сеяния квазичастиц). Магноны про­являют себя в магн. и тепловых св-вах магнетиков, температурная зависи­мость намагниченности ферромагне­тиков и магн. восприимчивости ан­тиферромагнетиков при T<Тc — ре­зультат «вымерзания» спиновых волн с понижением темп-ры. Для понимания нек-рых особенностей поглощения све­та в ПП и диэлектриках используют представление об экситонах Ванье — Мотта.

7) При определ. темп-ре все степени свободы ат. ч-ц в Т. т. в большинстве случаев можно разделить на две группы. Для одних энергия их вз-ствия Uвз мала по сравнению с Т, для дру­гих велика. Если Uвз<<kT, то соот­ветствующие степени свободы ведут себя как совокупность ч-ц газа, а если Uвх>>kT, то соответствующие степени свободы упорядочиваются, а их движение может быть описано системой квазичастиц, слабо взаимо­действующих друг с другом. Т. о., в обоих предельных случаях спра­ведливо «газовое приближение» (яр­кий пример — магн. моменты ато­мов: при Т>>Тc — газ магн. стрелок, закреплённых в узлах крист. решётки, при Т<<Тc — газ магнонов). Вблизи фазового перехода второго рода «га­зовое приближение» неприменимо. Т. т. ведёт себя как система сильно взаи­модействующих ч-ц или квазичастиц: движение ат. ч-ц Т. т. скоррелировано. Корреляция носит особый (не силовой) характер: вероятность кол­лективных движений столь же велика, сколь и индивидуальных. Это про­является в росте флуктуации и в ано­малиях теплоёмкости, магн. воспри­имчивости и др. В результате раз­нообразия движений, присущих ч-цам Т. т., температурная зависимость боль­шинства хар-к Т. т. очень сложна и дополнительно осложняется фазовыми переходами, к-рые сопровождаются резкими изменениями мн. величин (напр., теплоёмкости).

Роль атомных ядер в св-вах Т. т. не ограничивается тем, что в них со­средоточена масса тела. Квант. «замо­раживание» большинства движений в Т. т. при Т →0 К даёт возможность выявить вклад ядерных магн. уров­ней, если ядра обладают магн. момен­тами. При достаточно низкой темп-ре их вклад в парамагн. восприимчивость становится ощутимым (см. Ядерный парамагнетизм). Ядерные магн. уров­ни проявляются в резонансном погло­щении эл.-магн. энергии (см. Ядерный магнитный резонанс — ЯМР). ЯМР — один из распространённых методов изучения Т. т., т. к. структура ядер­ных магн. уровней существенно за­висит от св-в яд. окружения, в частности от электронной оболочки

атома. Многие яд. процессы в Т. т. приобретают специфич. черты, по­зволяющие использовать их для изу­чения св-в Т. т.; напр., изучение электронно-позитронной аннигиляции позволяет исследовать св-ва электрон­ной системы Т. т.; резонансное по­глощение γ-квантов ядрами Т. т.— локальные внутрикрист. поля (см. Мёссбауэра эффект) и т. д.

Взаимодействие быстрых заряжен­ных частиц с твёрдым телом. Упо­рядоченное расположение атомов на­кладывает существенный отпечаток на передачу энергии от быстрой частицы атомам Т. т. Например, на­блюдается резкая зависимость дли­ны пробега быстрой ч-цы от направ­ления относительно кристаллогра­фических осей (см. Каналирование заряженных частиц, Теней эффект). С др. стороны, облучение Т. т. бы­стрыми ч-цами и фотонами изменяет свойства Т. т.

Роль поверхности. т. обладает поверхностью, к-рой оно соприкасается с окружающей средой. т. играет определяю­щую роль в таких явлениях, как катализ, коррозия, рост кристаллов (см. Кристаллизация) и т. п. Обычно микроструктура поверхности крайне нерегулярна, и её исследование на­талкивается на большие трудности. Однако наметился прогресс в выяв­лении свойств атомов и электронов, расположенных на поверхности Т. т. (см. Адсорбция, Поверхностные со­стояния).

•, , Вехи истории физики твердого тела, М., 1981; Введение в фи­зику твердого тела, пер. с англ., М., 1978; 3 а й м а н Дж., Электроны и фотоны, пер. с англ., М., 1962; Квантовая теория твердых тел, пер. с англ., М., 1956; , Введение в теорию металлов, 4 изд., Л., 1972; Физика твердого тела. Электронные свойства твердых тел, пер. с англ., М., 1972. См. также лит. при ст. Металлы, Полупроводники, Диэлект­рики, Кристаллы.  .

ТВЁРДОСТЬ, характеристика мате­риала, отражающая его прочность и пластичность. Наиболее часто Т. оп­ределяется методом вдавливания ша­рика или призмы в испытуемый об­разец или царапания. В методе Виккерса алмазная пирамида стандарт­ных размеров вдавливается остриём в тело с шлифованной поверхностью и Т. определяется как отношение нек-рой стандартной силы вдавли­вания к 1 мм2 площади отпечатка. Т. по Бринеллю — отношение силы, вдавливающей стандартный стальной шарик, к площади отпечатка. Т. по Роквеллу — отношение силы вдавли­вания к глубине внедрения шарика или призмы.

Получает распространение метод из­мерения Т. с помощью УЗ колебаний, в основе к-рого лежит измерение реакции колебат. системы (изменения её собств. частоты) на Т. испыту­емого материала.

ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ЛАЗЕРЫ, оптич. квантовые  генераторы  (лазеры),  в

738

к-рых активным веществом являются диэлектрич. кристаллы и стёкла, со­держащие ионы редкоземельных или переходных элементов, энергетич. уров­ни к-рых используются для создания инверсии населённостей. Полупроводниковые лазеры, являясь также твер­дотельными, выделяются в особую группу, т. к. в них используются не квант. переходы между энергетич. уровнями «рабочих» ионов, а квант. переходы между разрешёнными энергетич. зонами полупроводников (см. Зонная теория). Т. л. находит ши­рокое применение как в фундам. науч. исследованиях, так и в пром-сти и медицине, что обусловлено гл. обр. возможностью достижения большой уд. энергии и импульсной мощности генерации благодаря высокой кон­центрации активных ч-ц.

Рубиновый лазер (Т. Мейман, США, 1960). Рубин представляет собой кри­сталл корунда Аl2О3 с примесью (~0,05%) ионов Cr3+, заменяющих в крист. решётке атомы Аl. Погло­щение света, соответствующего синей и зелёной областям спектра, пере­водит ионы Cr3+ с осн. уровня о1 на возбуждённые уровни о3, образу­ющие две широкие полосы 1 и 2

(рис.). Затем за сравнительно малое время (~10-8 с) осуществляется безызлучат. переход этих ионов на метастабильные уровни о2 и о'2. Избыток энергии при этом передаётся колеба­ниям крист. решётки. Время жизни ионов Cr3+ на уровнях о'2 и о2 порядка 10-3 с. При освещении кри­сталла светом, соответствующим синей и зелёной областям спектра (полосы накачки), происходит «накопление» ионов Cr3+ на уровнях о2 и о'2, а при достаточной мощности накачки возникает инверсия населённостей от­носительно уровня о1. Для достиже­ния инверсии необходимо перевести более 1/2 ионов на уровни о2, о'2 за время порядка 10-3 с. Источниками на­качки служат обычно импульсные ксеноновые лампы (длительность импульса ~10-3 с). За это время в каждом см3 кристалла поглощается энергия ~ неск. Дж. Если инверсия населён­ностей достигает порогового значе­ния, при к-ром усиление за счёт вы­нужденного испускания превышает потери энергии в резонаторе, то воз­никает режим генерации (см. ниже). Рубиновый лазер генерирует на длине волны ~ 0,7 мкм.

Отношение энергии лазерного им­пульса к электрич. энергии питания лампы накачки — кпд рубинового Т. л. мал (неск. %) вследствие потерь на

преобразование электрич. энергии в световую в лампах и в схеме питания, неполного поглощения энергии излу­чения ламп активным элементом (~15%) и в результате безызлучательных потерь энергии в активном веще­стве. Уд. энергия импульса генерации от каждого см3 в-ва рубинового лазера достигает неск. Дж; примерно столько же энергии передаётся решётке кри­сталла вследствие безызлучательных потерь. Выделение энергии ~1 Дж/см3 нагревает кристалл на десятки град. Выделение теплоты происходит не­одинаково по сечению активного в-ва, нарушая его оптич. однородность. Это приводит к искажению фронта ге­нерируемых волн и к расходимости луча Т. л. При чрезмерном выделении теплоты кристалл разрушается.