Эффекты Эттингсгаузена и Нернста

В выражении для силы Лоренца мы пренебрегли тепловой составляющей скорости и считали, что все электроны обладают одинаковой средней скоростью. В этом предположении выведено условие равенства сил электрического и магнитного полей (1.1). Однако реальный электронный газ в кристалле имеет некоторое распределение по скоростям и условие (1.1) выполняется лишь для небольшой части электронов. На более быстрые электроны действует большая отклоняющая сила магнитного поля, и они могут преодолеть силы поперечного электрического поля Холла. Медленные же электроны, на которые действует меньшая отклоняющая сила Лоренца, не могут преодолеть силу еεн и смещаются к противоположной стенке образца. В результате происходит разделение электронов в поперечном направлении в зависимости от значения их скорости, и вследствие обмена энергией электронов с решеткой (быстрые электроны отдают энергию, а медленные увеличивают ее за счет решетки) в поперечном направлении появляется градиент температуры (аффект Эттингсгаузена) VT = P[IВ0], где
Р — коэффициент Эттингсгаузена. Поперечный перепад температур невелик— обычно он не превышает долей градуса.

Распределение электронов по скоростям сказывается на степени их смещения магнитным полем. Медленные электроны сильнее «закручиваются» и не могут пройти вдоль всего образца в отличие от более быстрых электронов, тем самым создается продольный градиент температуры ∂Т/∂х ~ В20y Ix (эффект Нернста).

Изменение электро­проводности проводников в магнитном поле

То, что в магнитном поле превышающем некоторое пороговое или критическое значение, сверхпроводимость исчезает, совершенно бесспорно. Даже, если бы какой-то металл лишился бы сопротивления при охлаждении, то он не может снова вернуться в нормальное состояние, попав во внешнее магнитное поле. При этом у металла восстанавливается примерно тоже сопротивление, которое было у него при температуре, превышающей температуру Тк сверхпроводящего перехода. Само критическое поле с магнитной индукцией Вк зависит от температуры: индукция равна нулю при температуре Т = Тк и возрастает при температуре стремящейся к нулю. Для многих металлов зависимость индукции Вк от температуры подобна, как видно из рисунка 8,а.

Рисунок 8,б можно рассматривать как диаграмму, где линия зависимости В(Т) для каждого металла разграничивает области разных фаз. Области ниже этой линии соответствуют сверхпроводящему состоянию, выше – нормальному.

Рассмотрим теперь поведение идеального проводника (т.е.проводника лишенного сопротивления, в различных условиях). У такого проводника при охлаждении ниже критической температуры электропроводность становиться бесконечной. Именно это свойство позволило считать сверхпроводник идеальным проводником.

Магнитные свойства идеального проводника вытекли из закона индукции – Фарадея и условия бесконечной электропроводности. Предположим, что переход металла в сверхпроводящее состояние происходит в отсутствии магнитного поля и внешнее магнитное поле прикладывается лишь после исчезновения сопротивления. Здесь не надо никаких тонких экспериментов, чтобы убедиться в том, что магнитное поле внутрь проводника не проникает. Действительно, когда металл попадает в магнитное поле, то на его поверхности вследствие электромагнитной индукции возникают не затухающие замкнутые токи (их число называют экранирующим), создающие свое магнитное поле индукция которого по модулю равна, индукции внешнего магнитного поля, а направление векторов магнитной индукции этих полей противоположны. В результате индукция суммарного магнитного поля равна нулю.

Возникает ситуация, при которой металл как бы препятствует проникновения в него магнитного поля, то есть ведет себя как диамагнетик. Если теперь внешнее магнитное поле убрать, то образец окажется в своем не намагниченном состоянии.

Теперь поместим в магнитное поле металл находящийся в нормальном состоянии, и затем охладить его для того, чтобы он перешел в сверхпроводящее состояние. Исчезновение электрического сопротивления не должно оказывать влияние на не намагниченность образца, и поэтому распределение магнитного потока в нем не измениться. Если теперь приложенное магнитное поле убрать, то изменение потока внешнего магнитного поля через объем образца приведет (по закону индукции) к появлению незатухающих потоков, магнитное поле которых точно скомпенсирует изменение внешнего магнитного поля. В результате захваченное поле не сможет уйти: оно окажется «замороженным» в объеме образца и останется там как в своеобразной ловушке (рис.10).

Как видно магнитные свойства идеального проводника зависят от того каким он попадает в магнитное поле. В самом деле, в конце этих двух операций – приложение и снижение поля – металл оказывается в одних и тех же условиях – при одинаковой температуре и нулевом внешнем магнитном поле. Но магнитная индукция металла-образца в обоих случаях совершенно различна – нулевая в первом случае и конечная, зависящая от исходного поля во втором.

55.Работа выхода. Влияние на работу выхода адсорбционных слоев. Термоэлектронная эмиссия.

Работа выхода

Работа выхода - энергия, к-рая затрачивается твёрдым или жидким телом при тепловом возбуждении электрона этого тела в вакуум (в состояние с равной нулю кинетич. энергией). Р. в. равна разности двух энергий: 1) энергии покоящегося электрона, находящегося в такой точке вне тела, к-рая, с одной стороны, удалена от поверхности тела на расстояние, во много раз превышающее межатомные расстояния, а с др. стороны, гораздо ближе к рассматриваемой поверхности тела, чем к др. телам и к краю этой поверхности (в частности, эта точка должна быть далека от края рассматриваемой кристаллич. грани); 2) эл.-хим. потенциала электронов в рассматриваемом теле, к-рый в состоянии термодинамич. равновесия одинаков во всех точках тела.