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正文摘录:

《现代电子技术》2006年第21期总第236期》电子技术应用司的电子态密度N(O)及电子所经受的有效原子势V。，但是在测量上有困难。比热测量可以通过电子比热系数定出态密度，但是样品太小和非晶态比热本身的复杂性和一些未知因素使得比热测量及分析也相当困难，磁化率数据当然也与～(0)有关，但是太不准确。对于晶态情况来说。只有与比热测量配合起来才能得到较好的结果，同时磁化率测量本身，也因非晶态样品太小，而难于获得较高的准确性。Rainer和BeI。gmann从测量超导态第二临界磁场H。对温度T的梯度间接地得到N(0)值“’，第二临界场梯度与N(O)关系如下：jUf桨1—7(4是，；旦)N’(o)10＼a』，7’‘其中N‘(O)一(1+A)N(o)，P为正常态电阻率，叩为增强因子，其数值大约为1，A值可由实验测出。按照H。i～丁曲线的初始斜率，可以求出N。(O)，进而求出N(O)。在表2中，把态密度的比值N’(O)／N(O)和(1+A)做了比较，考虑到天的测量有lO～20％的误差，由表2可看出，N‘(0)／N(O)确实和(1+天)相接近。这里应该指出，对于N(0)值，我们取的是自由电子模型的态密度值，因此上述这种接近表明，在处理非晶态简单金属及其合金时，自由电子模型的近似程度还是比较高的，故可以采用。表2Ⅳ”(01／Ⅳ(0)与l+A的比较2非晶态中的声子上面考虑了非晶态简单金属及其合金的电子行为和超导理论中的重要参量N(0)。根据大量的实验数据而选择近自由电子模型来描述是允许的，而且是比较合理的。然而在超导理论中，声子谱也是很重要的参量，在从晶态过渡到非晶态时，声子谱发生了怎样的变化，又如何产生影响的，这些也必须予以考虑。在非晶态中，对声子的描述远比对电子的描述要困难得多，可以说这个问题目前还远没有解决。因此这里只讨论两个方面的问题.即长波声子和非晶结构对声子谱的影响。对于纵声波来说，我们可以期望其频率与波数的关系相对于晶态情况有很大变化，因为这些波主要是被导电电子屏蔽的正离子的等离子振荡。如果晶态也有类似于非晶态的短程有序的话，其离子的正电荷和电子性质都不会发生很大变化，这样纵声子的声速也很难发生改变，然而对横声子情况则完全不同，而且也很难给出明确的预言。目前，人们已经用了非常简单的模型对非晶态的总声子涪进行了计算。比如Heimandahl等人”0计算了800个原子团的声子谱，其中有两个明显的声子峰，这与相应晶态情况类似，同时在低能部分还有另外一个小峰，这个小峰的极值相应于表面振荡，这是由于有限的原子团尺寸造成的。在实验上，通过比热实验和M6ssbauer。效应的研究，对于非晶态金属的声子谱也给出了一些结果。当然必须指出，非晶态金属比热的本身，其规律还不清楚，其电子比热和晶格比热随温度的关系究竟发生了怎样的变化，是否仍然象晶态时一样分别遵从T和T。的规律?是否所有的非晶态金属的比热的行为都是相同的，这些问题都没有解决。因此，比热所能提供的数据在非晶态金属的研究中还不能充分地发挥象他在晶态金属研究中所能发挥的作用，但无论如何，他在非晶态金属研究中还是能提供一些信息。例如对In。Sb。的比热测量告诉我们，低能区声子态密度的增加，这是由横声子声速降低造成的。总之，对于非晶态金属声子的分析，我们可以得出结论的是低能声子态密度增加，但是这种声子谱的变化看来还不能说明在非晶态时临界温度的上升或电子声子相互作用的增加就是来源于声子谱低频的升高或软化。从测量非晶态和晶态的Eliashber’g函数(即有效声子谱)可以看到，电子声子相互作用常数A，A／2=rIa。F(叫)dm／甜，非晶态值比晶态值要大。借助于JM6ssbauer效应可对德拜一韦勒因子进行测量，可以看出，A的变化不光全是来自于裸声子谱F(m)的变化。从rMOssbauei。效应可以得到IF(m)幽／“的积分值。从非晶J态和晶态Sn数据，我们可以看出，从晶态到非晶态，rrlF(∞)dw／w没有太大变化，但是la?F(m)dm／鲫则变化了J√2.6倍，见表3。表3非晶态和晶态sn的f口zF(∞)dm／m和fF(m)d∞／国的比较从上面的比较可知，尽管从晶态到非晶态时，其低频声子增加了，裸声子谱也发生了一些变化，但是这种变化还不足以说明从晶态到非晶态时超导性的变化，而从有效声子谱的比较中却可看出，这些变化主要是来自于电子声子相互作用的结果。3非晶态电子声子的相互作用从微观理论的角度来看，严格地处理非晶态电子声子的相互作用目前还没有完成，这主要是由于非晶态的哈密顿量没有平移不变性，因此要重新研究电子和声子的本征函数，本征值等一系列问题。基于上述对非晶态金属电子】】3