няться законы сохранения энергии и проекции квази-импульса на направление Н:
Подставляя р'н из (2), преобразуя (3) и считая q до-
статочно малым (чтобы пренебречь членом д^), получаем:
Q(n' ≈ n)-\\-pHqH/m = (u. (4)
В достаточно сильных полях Н, когда Q > p^q^/m = ~ q v f (v ≈ Ферми скорость), условие (4) может вы-
полняться только при п' = п. Это означает, что возможны энергетич. переходы электронов только с сохранением числа п. При этом условие (4) имеет вид
,
f
откуда следует, что в переходах могут участвовать только электроны с квазиимпульсом, удовлетворяю-
щим соотношению
р*н = mo>/qH = ms/cos О, (6)
где 0 ≈ угол между направлением распространения ввука и магн. полем Н. Поскольку скорость звука s
гораздо меньше скорости Ферми vp, то /»J, гораздо
меньше квазиимпульса Ферми рр (если угол ∙& достаточно отличается от прямого).
Если изобразить энергии ╦п электронов как ф-ции р , то получим систему парабол (рис.). Изменяя угол
О, можно изменять р
электронов, участвующих в поглощении звука. С др, стороны, ес-ли h&<kT (Т ≈ темп-ра), то в поглощении звука могут участвовать только электроны, находящиеся в интервале размытия распределения Ферми, т, е. в интервале энергий шириной kT вблизи фер ми- энергии Вр. Поэтому кривые зависимости энергии электрона от р^ для разных п пересекаются р полосой ширины kT, середина к- рой совпа-дает с уровнем Ферми S p. Ширина полосы меньше расстояния между кривыми, что соответствует условию UQ>Ar. Проецируя участки кривых, пересекаемые полосой, на ось абсцисс, видим, что в области размытия распределения Ферми существуют интервалы разреш╦нных и запрещ╦нных значений рн (первые отмечены жирными отрезками). Положения этих отрезков зависят от -ff, поскольку с изменением вменяются расстояния между кривыми. Когда при изменении Я р°И периодически попадает в интервал разреш╦нных значений р , имеет место сильное поглощение звука;
в противном случае поглощение мало. Г. к, о. имеют место при условии [11;
звука металлами в магнитном поле, «ЖЭТФ», 1961, т. 40, с. 786; 2) К о р о л ю к А. П., II р у щ а к Т. А., Новый тип квантовых осцилляции коэффициента поглощения ультразвука в цинке, таи же, т. 41, с. 1689; 3) Гальперин Ю. М., Ганце-ь и ч С. В., Гуре в и ч В- Л., Гигантские осцилляции поглощения звука металлами в случае открытых траекторий, там же, 1969, т. 56, с. 1728; 4) Гальперин Ю. М,, К о з у б Б, И,, Нелинейное затухание коротковолнового звука в проводнике в магнитном поле, гам же, 1972,т.бЗ, с. 1083; 5) Ш с н б с р г Д., Магнитные осцилляции в металлах, пер. с англ., М., 1986.
В. Л. Гуревич.
ГИГАНТСКИЕ РЕЗОНАНСЫ (гигантские мультиполъ-
пые резонаисы) ≈ высоковозбужд╦нные состояния атомных ядер, к-рые интерпретируются как коллективные когерентные колебания с участием большого кол-ва нуклонов (см. Колебательные возбуждения ядер}, Известны Г. р., соответствующие колебаниям объема ядра, ядерной поверхности, протонов относительно нейтронов, колебания, связанные с переворотом спина нуклонов и с обменом зарядом (см, ниже). Экспериментально Г. р. проявляются как широкие максимумы в
-27 3
о ∙ 10 , см
80 D
600
Рис. i. Зависимость полного сечения а поглоще- 400 ния v-квантов ядром *ОЯРЬ от энергии v-квантов. 200
эе и
При меньших полях Н Г. к. о. могут иметь место также за сч╦т переходов с изменением квантового числа п. Г. к. о. могут иметь место и в том случае, если траектории электронов в магн. поле открытые. Однако в этом случае осцилляц. максимумы расширяются, а интервалы между ними сужаются. Уширение осцилляц. максимумов, как правило, происходит и при возрастании
интенсивности звука [3≈5].
Лит.: 1) Г у р е в и ч В. Л., С к о б о Б В. Г. Т Ф и р-с о в Ю. А., Гигантские квантовые осцилляции поглощения
зависимости сечения о" ядерных реакций от энергии налетающей частицы (рис. 1) или в спектре вылетающих частиц.
Г. р., являясь коллективными возбуждениями ядра A (./V, Z) (N ≈ число нейтронов, Z ≈ протонов), могут принадлежать либо к состояниям того же ядра (нейтральная по заряду ветвь возбуждения), либо к состояниям соседних ядер ≈ изобар A (N^i, Z±i) [заряж. ветви возбуждений ядра A (TV, Z)], наз. зарядов о-обменными или изобарич. состояниями (заряд ядра изменяется на Л<2=±1). В первом случае Г. р. могут быть возбуждены в реакциях без передачи заряда, папр. (е, е')т (р, р'), во втором ≈ в реакциях перезарядки типа (р, п) для Д(>≈ + 1 п (п, р) для Д(?≈≈1.
Классификация и основные особенности. Классификация Г. р. как состояний колебат. типа производится по квантовым числам вибрац. возбуждений ≈ по
полному угл. моменту / и ч╦тности л (обозначается /д). Полный момент / складывается из орбитального L и спинового S угл. моментов возбужд╦нного ядра, прич╦м я= {≈I)1, S≈О, 1 (см. ниже). Для нейтральной ветви возбуждений Г. р, можно классифицировать характеристиками у-кванта, испускаемого при снятии возбуждения данного типа. Поэтому Г. р. с S~Q,1; I=i>t я= (≈l)i наз. электрическими 2£-польными (обозначается EL], а с 5 = 1,/=£±1, я= =(≈I)7+1 наз. магнитными 2^-польными (ML]. Т. о.,
_ тт
Г. р. £0 соответствует возбужд╦нному состоянию / =
=0+ (электрич. монопольный Г. p.), Ei ≈ состоянию 1" (электрич. диполъный Г. p.), E2 ≈ состоянию 2 + (электрич. квадрупольный Г. p.), Mi ≈ состоянию 1+ (магн. дипольныи Г. р.)т Л/2 ≈ состоянию 2~ (магн. квадрупольный Г. р.) и т. д. (см. Мулътиполъное излучение, Гамма-излучение).
Для заряж. ветвей возбуждения установившейся
терминологии нет, указывают /л, отмечая случай 5≈1 дополнит, словом «спин» (напр., спин-дипольныи Г. р,) и указывая ветвь возбуждения (Д(?= ± 1). Существуют спец, названия лишь для простейших Г. р, этого типа *.. с Д^≈+ 1: для 0+ ≈ аналоговый резонанс (или изоба- 455
")
}
