В
и
ш
X
г
I
о
ас
кости до уровня, определяемого действием сил поверхностного натяжения. Поддержание уровня жидкости в капилляре требует меньших (в 5≈10 раз) затрат акустич. энергии, чем в процессе подъ╦ма, т. к* при этом уже не нужно преодолевать силы вязкого трения жидкости о стенки капилляра,
3. э. используется в разл, технол. процессах: он применяется при пропитке катушек трансформаторов и др. моточных изделий клеями и лаками, при дублении кож, при окрашивании толстых тканей, при заполнении щелей в разл, конструкциях, при пайке сложных изделий, при топкой фильтрации расплава через многослойные сетчатые фильтры, в большинстве процессов УЗ-обработки тв╦рдых тел в жидкости с
участием кавитации.
Лига..- Ультразвуковая технология, М., 1974; Кита и г о-р о д с к и и Ю. И., Д р о ж а л о в а В, И., Расчет яысоты и скорости подъема жидкости по капиллярам при воздействии ультразвуковых колебаний, «Науч. груды Моск. ин-та стали и сплавав», 1977, ╧ 90, с. 12; G га f f К., Масговошсэ in industry: ultrasonic soldering, «Ultrasonics», 1977, v, 15, N 2, p. 75; Основы фгтзики и техники ультразвука, М,, 1987. Г. И. Эскип.
ЗВУКОЛЮМИНЕСЦ╗НЦИЯ ≈ свечение в жидкости при акустич. кавитации. Световое излучение ири 3. очень слабое и становится видимым только при значит. усилении или в полной темноте. Спектр 3. в основном непрерывный. Гл. причина свечения ≈ сильное нагревание газа и пара в кавитац. пузырьке, происходящее в результате адиабатич, сжатия при его .чахло-пывании: темп-pa внутри пузырька может достигать Ю4 К, что вызывает термич. возбуждение атомое газа и пара и свечение пузырька.
Лит.: К и э п п Р., Д е и л и Д ж,, X е м м я т Ф-, Навигация, пер. с англ., М., 1974.
З╗ЕБЕКА ЭФФЕКТ ≈ возникновение эдс (термоэдс) в электрич. контуре, состоящем из двух проводников А и В, контакты между к-рыми поддерживаются при разных темп-pax 7\ и Т'2. Открыт в 1821 Т, И. Зеебе-ком (Th. J. Seebeck). 3. э, используется для прямого преобразования тепловой энергии в электрическую (тер мо электрогенераторы) и в термометрии,,
Термоэдс контура определяется ф-лой:
76
где Зд и Sft паз. абсолютными термоэдс (д и ф-ф е р е н ц. термоэдс, коэф. термоэдс) проводников А и В. Абс. термоэдс ≈ характеристика проводника, равная S=du/dT, где и ≈ эдс, возникающая в проводнике при наличии в н╦м градиента темн-р. 3. э, связан с др. термоэлектрическими явлениями (Пелътъе эффектом и Томсона эффектом) соотношениями Кельвина:
1-ГГГ
(1)
(2)
где р и П ≈ коэф. Томсона и Пельтье.
Градиент темп-ры созда╦т в ироводнико градиент концентраций «холодных» и «горячих* носителей заряда. В результате этого возникают два диффузион-н-ых потока носителей ≈ вдоль и против градиента темп-ры, Т. к. скорости диффузии и концентрации «горячих» и «холодных» носителей заряда различны, то на одном конце проводника созда╦тся избыточный положит, заряд, а на другом ≈ отрицательный. Поле этих зарядов приводит к установлению стационарного состояния: число носителей, проходящих через поперечное сечение образца в обоих направлениях, одинаково. Возникающая диффузионная термоэдс определяется температурной зависимостью концентрации носителей заряда и их подвижностью ц, обусловленной характером их. взаимодействия с фононами, примесями и т. д.
В металлах электронный газ вырожден и термоэдс только различием подвнжностей «горячих* и «холодных» электронов. В полупроводниках тормоэдс обусловлена зависимостью от Т как подвижности, так и концентрации электронов и дырок. Обычно вклад в термоэдс, связанный с температурной зависимостью концентрации носителей, превышает вклад, обусловленный различием в \\(Т), хотя послодшш ь полупроводниках (вследствие Вольцмана распределения носителей) на неск. порядков больше, чем в металлах. Именно поэтому термоэдс в полупроводниках значительно выше, чем в металлах,
Теоретическое описание. Выражение для термоэдс может быть получено из кинетич. ур-ния Больцмааа:
(3)
где величины Кг и К0 определяются ф-лой:
(£)(£- т,)"
(«-О, 1).
Здесь г* ≈ скорость носителей (£, j=x< у, г), т ≈ время их релаксации, т] ≈ химический потенциал, /0 ≈ ф-ция распределения Ферми, е ≈ заряд носителей, & ≈ их энергия, k ≈ волновой вектор.
Для металлов выражение (3) принимает вид:
S -
где о(<?) ≈ проводимость при Т~К. С помощью (4) может быть описана термоэдс кристаллич., аморфных и жидких металлов. Для металлов величина S порядка kT/ц, т. к., с одной стороны, электронный газ вырожден и только малая часть электронов (порядка kТ/ц) участвует в диффузионном токе, с др. стороны, для большинства механизмов рассеяния зависимость проводимости от энергии слабая:
О 1 n S
Однако существуют механизмы релаксации, для к-рых термоэдс в металлах порядка kje. К ним относятся процессы асимметричного упругого и неупругого рассеяния электронов в ферромагнетиках с немагнитными примесями; процессы интерференции рассеяния, независящего от спинового взаимодействия электронов с примесью в кондо-реш╦тках. В этих случаях [din а(£Ш1п6"1└ ~\\jkT. В приближении t≈ TO£TT
а ≈ ||
где г ≈ параметр, зависящий от природы процессов рассеяния, из (3) следует:
(5)
Для полупроводников в случае квадратичного изотропного дисперсии закона носителей из (3) следует:
(6)
Знак термоэдс определяется знаком носителей заряда. Первый член сумл!ы в (6) связан с изменением подвижности, а второй ≈ с изменением концентрации носителей. Аналогичный вид имеет зависимость S(Т) для аморфных и стеклообразных полупроводников.
Влияние «увлечения» электронов фононами и маг-нонами* Диффузионная термоэдс рассматривалась выше в предположении» что фононная система находится в равновесии. В действительности наличие градиента теми-ры вызывает отклонение фоыонной системы от равновесия ≈ возникает поток фонопов от «горячего* конца проводника к «холодному». Взаимодействуя с электронной системой, они передают им свой избыточный импульс, в результате чего возникает дополнит. т. н, термоэдс фононного увлечения 6тф (см. Увлечение электронов фононами^ [4]). Она определяется харак-
