металлы

МЕТАЛЛЫ - традиционно определяются как конденсированное состояние вещества (твёрдое тело, жидкость), построенного из атомов M. в хим. понимании, т. е. легко отдающих электроны в процессе хим. реакций. Характерные признаки M.: высокие электро- и теплопроводность, причём электропроводность повышается с понижением темн-ры T, а также пластичность.

Металлическое состояние. Основанием для выделения M. в отд. класс веществ служит деление всех веществ по электрич. свойствам на проводники и изоляторы (полупроводники и полуметаллы занимают промежуточное положение). M.- проводники. Однако нек-рые элементы в зависимости от кристаллич. структуры могут быть проводниками (M.), изоляторами (диэлектриками), полупроводниками или полуметаллами. Примеры: Sn (белое олово - M., серое - полупроводник); С (графит - полуметалл, алмаз - диэлектрик, см. Полиморфизм ).В результате можно говорить о металлич. состоянии вещества, понимая под этим такое состояние, при к-ром в теле есть достаточно большое кол-во коллективизиров. подвижных электронов (электронов проводимости или свободных электронов), причём их подвижность не есть результат термич. возбуждения; если тело в данном состоянии существует вплоть до T = 0 К, то и при T = 0 К в нём есть электроны проводимости. Наличие электронов проводимости - обязат. признак структуры M. Представление о M. как о веществе, состоящем из положит, ионов и свободных электронов, достаточно точно отражает строение реальных M. Электроны компенсируют силы отталкивания, действующие между положительно заряженными ионами, и тем самым связывают их в твёрдое тело или жидкость. Электроны проводимости определяют не только электрич., магн., оптич. и др. типично электронные свойства, но и их теплопроводность, а при низких темп-pax - теплоёмкость. Значительна роль электронов в сжимаемости M. и др. механич. характеристиках, их наличие делает M. пластичным.

Фазовые переходы в M. сопровождаются изменением свойств электронной системы. Иногда причиной перехода служит изменение электронного спектра, а изменение кристаллич. структуры носит вторичный характер [напр., переход из нормального состояния M. в сверхпроводящее или из парамагнитного в ферро-или антиферромагнитное (ФМ, АФМ, табл. 1)], В твёрдом состоянии M.- кристаллы (в парообразном - одноатомные газы). Темп-ры плавления T_пл всех M. выше 300 К (кроме Hg с, так что в обычных условиях M.- твёрдые тела. При плавлении M. сохраняет металлич. свойства (см. Жидкие металлы ).Искусственно созданы аморфные твёрдые M. (см. Аморфные металлы, Металлические стёкла).

В металлич. состоянии могут находиться сильно ле-гиров. полупроводники (электроны проводимости в них существуют при T = 0 К), а также вещества, состоящие из неметаллич. атомов, напр, полимерный кристалл Металлич. свойствами обладают нек-рые хим. соединения, напр, кристаллы окислов типа халькогенидов и более сложных соединений (AuTe₂, Br и др., кристаллы, содержащие органич. комплексы, см. Органические проводники), а также многокомпонентные материалы со структурой типа перовскита (напр., или со слоистой структурой (напр.,, являющиеся высокотемпературными сверхпроводниками (напр., темп-ра сверхпроводящего перехода К).

К M. относят интерметаллические соединения типа , AgZn и др., к-рые от обычных M. отличаются лишь более сложной кристаллич. структурой.

Большинство M. кристаллизуется в структуры, отвечающие плотной упаковке атомов с гранецентриров. кубической (ГЦК) и гексагональной (гекс) решётками (обе имеют макс, координационное число - 12). Др. решётки M. тоже достаточно просты: объёмноцентри-рованная кубическая (ОЦК) у щелочных M., тетрагональная (тетр) с 1-2 атомами в элементарной ячейке. Лишь небольшое число M. имеют более сложное строение (слож.), напр. Mn, в элементарной ячейке к-рого 58 атомов (табл. 1).

За исключением Au, Ag, Pt, Cu, встречающихся в самородном состоянии, остальные M. в природе существуют в составе хим. соединений - окислов, сульфидов и др., образующих руды. Относит, распространённость нек-рых M. в земной коре приведена в табл. 2.

Табл. 2.

Промышл. использование M. прямо не связано с их распространённостью в земной коре, а зависит от развития способов извлечения M. из руд, очистки, потребностей техники и т. п. Широкое применение самого распространённого на Земле M.- Al началось лишь в 20 в. По-видимому, первый M., использованный человеком,- Cu.

Обычно анизотропия свойств M., напр, анизотропия электропроводности, выражена слабо. Однако в ряде случаев особенности структуры, напр, слоистое строение графита, графита, интеркалированного примесями (см. Интеркалированные соединения), дихалькогени-дов, приводят к различию s вдоль и поперёк слоев на неск. порядков. В комплексных соединениях, обладающих металлич. свойствами, таких, как

, или в соединениях, молекулы к-рых содержат комплекс тетрацианохинодиметана (TCNQ), проводимость осуществляется по цепочкам металлич. атомов. Вдоль этих цепочек она на много порядков выше, чем проводимость в поперечном направлении (см. Квазиодномерные соединения). Двумерные M. создаются искусственно, напр, в тонких плёнках (см. Квазидвумерные соединения).

Число электронов проводимости в 1 см³ (или их число на элементарную ячейку кристалла либо на 1 атом) h - важнейшая характеристика металлич. состояния. Как правило, из всех атомарных электронов "освобождаются" (коллективизируются) только валентные. Это даёт возможность по хим. свойствам атомов, из к-рых состоит кристалл, и по его геом. структуре определить h как , где Z - число валентных электронов в элементарной ячейке объёма v₀ (табл. 3).

Табл. 3. Плотность электронов проводимости h и энергия Ферми ряда металлов

Природа металлического состояния. MH. характерные свойства M. можно понять, считая, что электроны проводимости - идеальный вырожденный газ фермионое ,а роль ионов сводится к созданию потенциальной ямы, в к-рой движутся электроны (модель Друде - Лоренца - Зоммерфельда; см. Друде теория металлов, Зом-мерфельда теория металлов). Темп-pa вырождения Tp электронного газа в этой модели определяется энергией Ферми :

(т - масса электрона). Тсмп-ра К.

Поэтому практически при любой темп-ре T, при к-рой вещество существует в конденсиров. состоянии, электронный газ в M. вырожден(см. Вырождения температура, Вырожденный газ).

Более полное и строгое объяснение свойств M. даёт зонная теория твёрдого тела. Зонная теория исходит из рассмотрения движения отд. электрона в периодич. поле сил , создаваемых ионами кристаллич. решётки и остальными электронами (одноэлектронное приближение):

где r - пространств, координата точки, a - период решётки (см. Блоховские электроны ).Хотя энергия взаимодействия электронов друг с другом не меньше, чем энергия взаимодействия с ионами, одноэлектронное приближение имеет обоснование. Во-первых, включает совокупное действие всех остальных электронов, кроме рассматриваемого, причём для качеств, выводов потенциал U(r)можно не конкретизировать, используя только его свойства симметрии (прежде всего периодичность). Во-вторых, построив одноэлектронное приближение, можно обобщить его, учтя взаимодействие между электронами проводимости (на основании теории ферма-жидкости).

Периодичность U(r)позволяет характеризовать стационарное состояние электрона проводимости квазиимпульсом(- квазиволновой вектор), аналогичным импульсу частицы в свободном пространстве. Волновая ф-ция электрона в стационарном состоянии - решение Шрёдингера уравнения для электрона, отвечающая собств. значению энергии электрона. И волновая ф-ция и собств. значение энергии (в отличие от случая свободного электрона) - периодич. ф-ции квазиимпульса. Периодичность в импульсном пространстве - следствие полной физ. эквивалентности состояний с квазиволновыми векторами, отличающимися на. Это означает, что для полного описания всех состояний достаточно использоватьиз одной ячейки обратного пространства. Как правило, её выбирают в виде первой Бриллюэна зоны. Индекс s, нумерующий решения ур-ния Шрёдингера, наз. номером зоны, - законом дисперсии электронов или электронным спектром кристалла, соответствующим полю В каждой разрешённой эноргетич. зоне состояния электронов заполняют полосу междуи. Зоны могут перекрываться, но их индивидуальность при этом сохраняется. Перекрытие зон, как правило, не сопровождается вырождением. Вырождение наступает при совпадении энергий (из разных зон) и квазиимпульсов. Вырождение накладывает ограничение на структуру изоэнергетич. поверхности вблизи точки вырождения. С помощью законов дисперсии можно рассчитать плотность электронных состоянии в зоне

Сходство и различие между свободными электронами и электронами проводимости иллюстрируется табл. 4.

Табл. 4.

Рис. 1. Схема заполнения зон диэлектрика или полупроводника (а), металла (б), полуметалла (в). Жирные линии /(P)- заполненные состояния, тонкие - пустые; пунктир - уровень химического потенциала, совпадающий в металлах с энергией Фермипри - максимальный квазиимпульс, соответствующий границе зоны Бриллюэна.

Зонный характер спектра и Паули принцип позволяют сформулировать принципиальное отличие M. от диэлектрика. T. к. в каждую зону может «поместиться» не более 2N электронов (N - число ячеек в кристалле), то в зависимости от числа электронов, приходящихся на ячейку, и взаимного расположения зон могут осуществляться 2 случая: либо в осн. состоянии (при T = 0 K) имеются только целиком заполненные зоны и пустые (рис. 1, а), либо есть зоны, частично заполненные электронами (рис. 1, б, в). В первом случае кристалл - диэлектрик (или полупроводник), во втором - M. (рис. 1, в соответствует полуметаллу).

Поверхность Ферми. В M. граница заполнения уровней электронами попадает в разрешённую зону и наз. энергией ФермиСоответствующая ей изоэнергетич. поверхность

наз. поверхностью Ферми. Поверхность Ферми отделяет область занятых электронами состояний в импульсном пространстве от свободных.

Поверхность Ферми - обязат. атрибут металлич. состояния кристаллов. Если поверхность Ферми пересекает границы зоны Бриллюэна (напр., у Cu), то удобно использовать расширенное -пространство. В этом случае отчётливо видна его периодичность. У щелочных металлов (Li, Na, К, Pb, Cs) поверхности Ферми - почти идеальные сферы. Это не означает, что электроны этих металлов не испытывают влияния ионов. Их эффективные массы отличаются от массы свободного электрона т₀ (табл. 4), напр, у

. У всех M., кроме перечисленных, а также у Au, Ag, Cu поверхности Ферми состоят из неск. полостей-листов и имеют сложную форму (рис. 2).

Из-за столкновений электронов с дефектами решётки, друг с другом, а также с фононами состояние электрона проводимости имеет конечное время жизни Это означает, что мнимая часть ф-ции отлична от 0: . Это не лишает поверхность

a

Рис. 2. Поверхности Ферми W (ОЦК, a), Gd (гексагональная решётка, б).

Ферми строго определённого смысла, т. к. обязанная неупругим столкновениям (электронов с фононами или друг о другом), для электронов на поверхности Ферми равна О. Упругие столкновения со статич. дефектами приводят к "перемещению" электронов по поверхности Ферми. Если время жизни (т) электрона мало (много дефектов, высокая темп-pa), то строгое описание его движения с помощью закона дисперсии теряет смысл. При этом лишается смысла и т. н. тонкая структура поверхности Ферми (отклонение от сферичности), хотя подвижность электрона сохраняется - электроны проводимости остаются делокализован-ными (их длина пробега существенно превышает межатомное расстояние). Приближённое описание электронов в таких условиях возможно лишь с помощью модели Друде - Лоренца - Зоммерфельда.

Нек-рые свойства M. (гл. обр. в сильном магн. поле) очень чувствительны к форме поверхности Ферми (де Хааза - вот Альфена эффект, Циклотронный резонанс, геом. резонанс и др.). Они позволили восстановить поверхность Ферми практически для всех моноатомных M. и MH. интерметаллич. соединений (AuAl₂, AuGa₂, CuZn, AuTe₂I и др.). а также в большом числе случаев определить скорости фермиевских электронов Vp (щелочные, благородные M., Bi, Sb и др.).

Методы зонной теории (с использованием ЭВМ) позволили определить законы дисперсии с большой точностью. Все вычислит, методы основаны на приближении почти свободных электронов (модель Гаррисона, или метод псевдопотенциала) и (или) на т. н. приближении сильной связи. Они дают возможность выяснить происхождение отд. характерных деталей электронного спектра M.: наличие или отсутствие тех или др. листов поверхности Ферми, величину и зависимость плотности состояний от энергии (рис. 3); значение скоростей электронов, а также величину эфф. потенциала (или псевдопотенциала), определяющего электронный энергетич. спектр конкретного M.

При всей сложности законов дисперсии представление об электронах M. как лёгких (по сравнению с ионами) заряженных частицах качественно правильно. Оно, возвращая нас к модели Друде - Лоренца - Зоммер-фельда, даёт возможность оценивать порядок величины осн. характеристик M.- электронную теплоёмкость, эл.- и теплопроводность, толщину скин-слоя (см. Скин-эффект)и т. д. Правда, нек-рые соединения (CeAl₃, CeCu₆, CeCu₂Si₂, UB₁₃ и др.) обнаруживают необычные свойства (напр., гигантскую электронную теплоёмкость), заставляющие сделать вывод, что в них есть электроны, обладающие аномально большой эфф. массой тЭти электроны получили назв. тяжёлых фермионов.

Привсе электроны проводимости находятся на и внутри поверхности Ферми. Элементарные возбуждения электронной подсистемы M.- электроны с энергией и дырки - свободные состояния с энергиейT. к. обычно,то осн. роль в процессах переноса играют электроны и дырки с энергиямиИх закон дисперсии можно считать линейным:

(up - скорость на поверхности Ферми). Энергию электронаи дырки принято отсчитывать от (скорость дырки -). Спектр электронов и дырок демонстрирует наличие разрешённых значений энергии над поверхностью Ферми (рис. 4, а).

При фазовом переходе электронный спектр M. (в частности, поверхность Ферми) изменяется. Если это переход 1-го рода, то новая поверхность не связана со старой. Если же это переход 2-го рода, то обе поверхности Ферми в момент перехода совпадают и можно проследить, как трансформируется поверхность. На рис. 5 показано снятие вырождения по спину и изменение поверхности Ферми при переходе M. из парамагн. состояния в ферромагнитное (поверхность Ферми - сфера). При переходе M. в сверхпроводящее состояние в спектре электронов возникает щель- область запрещённых значений энергии (рис. 4, б), к-рая обеспечивает недиссипативный характер сверхпроводящего тока (см. Сверхпроводимость ).Внеш. воздействие на M. (напр., давление) может привести к изменению связности поверхности Ферми: либо образуется новый лист, либо рвётся перемычка между листами. Это сопровождается аномалиями электронных характеристик. При такой переход следует считать фазовым переходом -го рода (см. Ван Хова особенности). Нек-рые фазовые переходы в M. связаны с межэлектронными взаимодействиями, к-рые приводят к возникновению волн зарядовой плотности или волн спиновой плотности, а также к вигнеровской кристаллизации.

Рис. 4. Спектр электронных возбужденийa - в нормальном металле; б - в сверхпроводнике.

Рис. 5. Изменение спектра электронов (а) и трансформация поверхности Ферми (б) при переходе металла в ферромагнитное состояние.

Исследования поверхности твёрдых тел привели к понятию двумерного электронного газа - искусств, двумерного M., обладающего рядом особенностей; напр., поверхность Ферми двумерного M.- линия, и все особенности, обусловленные её изменением в двумерном M., выражены отчётливее, чем в трёхмерном.

При достаточно высоких давлениях, когда объём, приходящийся на 1 атом, становится меньше обычных атомных размеров, атомы теряют свою индивидуальность и любое вещество превращается в сильно сжатую электронно-ядерную плазму, т. е. в своеобразный M. Металлизация любого вещества происходит при плотностигде Z - ат. номер вещества. При таких плотностях большинство свойств вещества определяется вырожденным электронным газом.

Электрические свойства. Характерное свойство M. как проводников электрич. тока в нормальном (несверхпроводящем) состоянии - линейная зависимость между плотностью тока j и напряжённостью приложенного эле-ктрич. поля E (Ома закон):

Тензор уд. электропроводности s_ik (или тензор сопротивления r_ik) - важнейшая характеристика M. Число независимых компонент тензора s_ik (или r_ik), а значит и тип анизотропии сопротивления, зависит от симметрии кристалла. Для кубич. кристаллов и нетекстуриров. поликристаллов тензор превращается в скаляр (табл.2).

Носители заряда в M.- электроны проводимости с энергией, близкой кПричиной сопротивления служит рассеяние электронов на любых нарушениях периодичности кристаллич. решётки. Это тепловые колебания ионов (фононы), сами электроны (см. Межэлектронное рассеяние ),а также разл. дефекты - примесные атомы, вакансии (сечение рассеяния 10^-16-10^-15 см^-2), дислокации, (сечение 10^-8-10^-7 см^-1), границы кристаллов и образца (см. Рассеяние носителей заряда).

Мерой проводимости служит длина свободного пробега (l) электронов:

где- площадь поверхности Ферми. Для сферич. поверхности Ферми

(v_F - скорость фермиевских электронов). При T = см, с понижением T пробег l растёт, достигая (для специально очищенных образцов) 0,1-1 см. Соответственно возрастает проводимость. Отношение проводимости при T = 0K (s₀) к проводимости при 300 К (s₃₀₀) характеризует совершенство и хим. чистоту M. Достигнутые значения

Отсутствие корреляции между разл. механизмами рассеяния приводит к приближённому соотношению где - длина свободного пробега относительно определённого механизма рассеяния. Этим объясняется эмпирич. Маттиссена правило ,согласно к-рому сопротивление конкретного образца M. есть сумма остаточного сопротивления р₀, обусловленного рассеянием на дефектах решётки (совпадает с r при T = 0 K), и сопротивления идеального кристалла РИД, обязанного рассеянию на фононах и др. квазичастицах. Гл. причина температурной зависимости - рассеяние электронов на фононах. При - Девая температура)причём типичное значениепри T = 300 К равно При фононная часть быстро стремится к О, что позволяет в ряде случаев выделить в зависимости r_ид(Т)вклад рассеяния на электронах, к-рый пропорц, (рис. 6).

Сопротивление сплавов и M. типа керамик значительно выше, чем у чистых M. Причина этого в нарушении идеальности решётки (разл. атомы в узлах решётки) и в её дефектности. Предельное уд. сопротивление M., достигаемое при Рис. в. Зависимость удельного сопротивления r от T. Точки - измеренные значения за вычетом остаточного сопротивления 8,8*10^-10 Ом*см; сплошная линия - зависимость вида АТ ² + BT ⁵, представляет сумму электрон-электронного и электрон-фононного вкладов.

равно (в трёхмерном случае) и (в двумерном). В веществах с большим r возникает локализация электронных состояний - проводимость исчезает (см. Андерсоновская локализация ).При этом исчезновение проводимости происходит не за счёт "связывания" электронов ионами - электроны остаются коллективизированными (в том смысле, что их волновая ф-ция "размазана" на расстояния, много большие атомных).

При плавлении подвижные электроны в M. сохраняются, поэтому сохраняется большая электропроводность, хотя разрушение дальнего порядка приводит к скачкообразному росту r (табл. 5; см. также Жидкие металлы). Исключение составляют Sb, Ga, Bi, у к-рых при плавлении r уменьшается (для этих M. плавление сопровождается увеличением плотности).

Табл. 5.- Отношение удельных сопротивлений в твёрдой (r_т) и жидкой (r_ж) фазах при температуре плавления

Большинство M. приК теряют сопротивление - переходят в сверхпроводящее состояние. Для таких M. зависимость r(Т)приопределяют, разрушив сверхпроводящее состояние магн. полем (см. Сверхпроводимость).

Теплоёмкость. Существование в M. вырожденного электронного газа большой плотности приводит к линейной зависимости теплоёмкости M. от Г при низкой темп-ре (рис. 7). Вклад электронов в теплоёмкость M.

где g_F - суммарная (по всем частично заполненным зонам) плотность электронных состояний при Измерение C_э - один из осн. методов определения (табл. 6).

Рис. 7. Низкотемпературная теплоёмкость нормального (С_н) и сверхпроводящего (С_св) Al (при T < T_c значения С_н измерены на образцах, в которых сверхпроводимость была разрушена магнитным полем).

Табл. 6. - Значения постоянной а, определённые по электронной теплоёмкости C₃

Электроны проводимости вносят линейный по T вклад не только в теплоёмкость M., но и в его коэф. теплового расширения. Из-за этого в M. нарушается Грюнайзена закон: при низких темп-рах константа в законе Грюнайзена определяется электронной подсистемой, а при высоких- фононной (колебаниями решетки).

Теплопроводность, термоэлектрические явления. Электроны проводимости принимают участие не только в переносе электрич. заряда, но и в переносе тепла. Вследствие большой подвижности электронов теплопроводность M. велика. Величины электропроводности и электронной части теплопроводности M. l связаны соотношением (Видемана - Франца закон):

Оно выполняется тем лучше, чем строже столкновения электронов можно считать упругими (при а также и при T = 0 K, когда осн. причина сопротивления - столкновения с дефектами кристалла). При наличии градиента темп-ры в M. возникает электрич. ток, или связанная с разность потенциалов (термоэдс ).Из-за вырождения электронного газа коэф., описывающие термоэдс и др. термоэлектрич. эффекты, малы, однако их исследование позволяет обнаружить увлечение электронов тепловыми фононами. Взаимодействия внеш. возбуждённых в M. акустич. волн с электронами проводимости приводят к возникновению тока либо разности потенциалов, пропорц. интенсивности потока фононов (см. Акустоэлектрический эффект ).Теплопроводность сплавов ниже теплопроводности чистых M.

Диамагнетизм и парамагнетизм M. Электроны проводимости обладают как парамагнитными (из-за наличия у каждого электрона собств. магн. момента), так и диамат, свойствами, обязанными квантованию движения электронов в плоскости, перпендикулярной магн. полю (см. Диамагнетизм ).В теории Друде - Лоренца - Зоммерфельда (с эфф. массой т электрона вместо т₀) магнитная восприимчивость электронного газа равна:

(m_Б - магнетон Бора). Из ф-лы (3) видно, что электронный газ в зависимости от соотношения между т и т_а может быть как диамагнитным, так и парамагнитным. Более строгое рассмотрение не изменяет этого вывода и оценкипо порядку величины, табл. 7.

Табл. 7.- Магнитная восприимчивость c поликристаллических металлов при T = 300 К

В магн. восприимчивость M. вносят вклад и ионы: у непереходных M. ионы диамагнитны, а у переходных, как правило, парамагнитны (см. Магнетизм ).Из-за вырождения электронного газапарамагн. восприимчивость электронного газа слабо зависит от T (см. Паули парамагнетизм ).В сильном магн. поле металлич. монокристаллов осциллирует как ф-ция 1/H с частотами, пропорц. площадям экстремальных сечений поверхности Ферми (эффект де Хааза - ван Альфена, см. Квантовые осцилляции в магнитном поле).

Нек-рые M. при понижении T переходят в магнито-упорядоченное состояние: в ферромагнитное (напр., Fe, Со, Ni), в антиферромагнитное (Ce, Mn) или в состояние с геликоидальной магнитной атомной структурой (напр., Cr, табл. 1). При этом электроны проводимости играют существ, роль в формировании магн. структур (см. Ферромагнетизм, Антиферромагнетизм). Упорядочение магн. моментов при понижении темп-ры - необязат. свойство осн. состояния M.; большинство непереходных металлов остаются парамагнетиками или диамагнетиками вплоть до T = 0 K.

Переход кристаллич. M. в сверхпроводящее состояние сопровождается изменением его магн. свойств: в сверхпроводящем состоянии M. в слабых нолях проявляет себя как диамагнетик. Из-за Мейснера эффекта ср. значение магн. поля в сверхпроводнике равно 0. В сверхпроводниках 1-го рода (Sn, Pb, In и др.) это выполняется вплоть до полей, разрушающих сверхпроводимость. В сверхпроводниках 2-го рода (Nb₃Sn, NbTi и др.) в широком диапазоне H поле, не разрушая сверхпроводимости, проникает в объём в виде вихрей, что эффективно ослабляет диамагнетизм.

Эмиссия электронов. При нагревании M. до высоких темп-р наблюдается "испарение" электронов с поверхности M. (см. Термоэлектронная эмиссия ).Число электронов, вылетающих из M. в единицу времени, пропорц. ехр (-W/kT), где W - работа выхода электрона из M. Величина W (2-5 эВ) у разл. M. (и даже на разных кристаллич. гранях одного M.) различна; W зависит от состояния поверхности. Приложив к M. сильное электрич. поле (~10⁷ В/см), можно существенно увеличить эмиссию электронов за счёт того, что электроны покидают M. в результате туннельного прохождения (см. Автоэлектронная эмиссия ).Различия в W обусловливают контактную разность потенциалов между разными M.

Гальваномагнитные и термомагнитные явления. Магн. полеискривляя траекторию электронов в плоскости, перпендикулярной влияет на все кинетич. коэф. (эл.- и теплопроводностей, термоэлектрические и др.) и приводит к ряду новых явлений: к Холла эффекту, маг-нетосопротивлению и др. Различают классич. и квантовые (осцилляционные) гальванотермомагнитные явления. При рассмотрении последних надо учитывать квантование движения электронов проводимости в плоскости, перпендикулярнойДля оценки классич. эффектов надо сравнивать ср. радиус орбиты электрона в магн. поле с длиной пробега l, а для оценки квантовых - расстояние между уровнями энергии с kT - циклотронная частота, т - эфф. масса в магн. поле; табл. 4). На зависимость кинетич. коэф. от влияют особенности электронного энергетич. спектра M., в частности то, какой формой (топологией) обладает поверхность Ферми (см. Галъвано.чагнитные явления, Термогалъваномаг-нитные явления). Даже не слишком большое магн. поле при низких темп-pax (~1 К) может изменить кинетич. свойства M., напр, в десятки тысяч раз увеличить поперечное (относительно H)сопротивление (Bi) или практически полностью "выключить" поперечную электронную теплопроводность M. (таким путём "выделяют" решёточную- фононную часть теплопроводности M.).

M. в переменном электромагнитном поле. При прохождении переменного тока частоты w в M. наблюдается неоднородное распределение тока по образцу: ток сосредоточен вблизи поверхности образца на расстоянии порядка(см. Скин-эффект ).Для Cu глу-

бина скин-слоясм при

(см. Высокочастотная проводимость).

При падении эл--магн. волны на поверхность M. скин-эффект проявляется как в том, что эл--магн. поле затухает на глубинетак и в том, что оно почти полностью отражается от поверхности M.: коэф. отражения

Приведённые оценки справедливы в случае нормального скин-эффекта, когдаПри T = 300 К эти условия выполняются вплоть до оптич. частот

см при

При низких темп-pax и для чистых образцов M. условие l << d часто не выполняется (даже если). При этом имеет место аномальный скин-эффект, при к-ром d и R не зависят от l, и тем самым от T.

При низкой темп-ре M., помещённый в достаточно сильное магн. поле, обладает MH. свойствами, характерными для плазмы: в нём могут распространяться разнообразные слабозатухающие волны (геликоны, магнитоплазменные волны, допплероны и др.). Коэф. R "ощущает" циклотронный резонанс (при равенстве частоты поляцелому кратному циклотронной частоты (см. Плазма твёрдых тел). В нек-рых M. (напр., в щелочных) удаётся наблюдать электронный парамагнитный резонанс на электронах проводимости и спиновые волны.

Оптические свойства. Для эл--магн. волн оптич. диапазона M., как правило, непрозрачны. Характерный блеск - следствие практически полного отражения света поверхностью M., обусловленного тем, что диэлектрическая проницаемость электронного газа e при оптич. частотах отрицательна. Диэлектрич. проницаемость M. где- диэлектрич. проницаемость ионного остова,- плазменная (ленгмюровская) частота электронов. Плазменные частоты могут быть экспериментально определены по характеристич. потерям энергии быстрых электронов (с энергиейпри прохождении через металлич. плёнку. Они теряют энергию на возбуждение плазмонов - квантов колебаний электронной жидкости с частотой(табл. 8).

Табл. 8.- Энергия плазмонадля некоторых металлов

Наличием электронов проводимости обусловлено также экранирование в M. зарядов (напр., заряженных примесей) на характерном расстоянии (Дебая - Хюккеля радиус), имеющем атомный масштаб. При взаимодействии света с электронами M. важную роль играет т. н. внутр. фотоэффект, т. е. вынужденные (за счёт поглощения фотонов) переходы электронов из зоны в зону. Как правило, именно внутр. фотоэффект определяет коэф. поглощения излучения видимого и УФ-диапазонов и изменение проводимости M. под воздействием света (см. Фотопроводимость). Чем вышетем меньшую роль во взаимодействии света с M. играют электроны проводимости: для УФ- и рентг. диапазонов M. мало отличается от диэлектрика. Отражение плоскополяризов. света от поверхности M. сопровождается поворотом плоскости поляризации и появлением эллиптич. поляризации. Это явление используется для техн. целей и для определения оптич. констант M. (см. Металлооптика, Отражение света, Поляризация света).

Лит.: Крэкнелл А.,Квей Чонг Уонг, Поверхность Ферми, пер. с англ., M., 1978; Абрикосов А. А., Основы теории металлов, M., 1987.

M. И. Каганов, В. С. Эдельман.

Механические свойства. Многие M. и сплавы обладают одновременно высокой механич. прочностью и высокой пластичностью, что обусловливает их широкое применение в качестве конструкц. материалов. Изменение линейных размеров M. в результате пластич. деформации при T = 300 К достигает десятков, а иногда сотен % (сверхпластичность).

Механич. свойства исследуют, измеряя зависимость механич. напряжение - деформация (рис. 8). Изменение формы образца в процессе деформации показано для трёх характерных участков диаграммы. Участок OA соответствует прямой пропорциональности между нагрузкой и удлинением и обратимости деформации (упругая область; см. Гука закон ).На нелинейном участке AB нагрузка продолжает увеличиваться с меньшей скоростью, деформация необратима, но распределена равномерно по длине образца. На участке BC нагрузка уменьшается вследствие локального уменьшения поперечного сечения образца в его центр, части. Образование "шейки" характерно для пластичных M. В конце этого участка наступает разрушение (точка С).

Сопротивление M. воздействию внеш. механич. сил описывается модулями упругости. Характерный порядок их величины для M.(10¹¹ Н/м²), различные компоненты тензора модулей упругости одного M. отличаются в неск. раз, а у разных M. могут отличаться в десятки раз. Поликристаллы при отсутствии текстуры в упругом отношении изотропны, и для описания их механич. свойств достаточно двух модулей, напр, модуля Юнга E и модуля сдвига G (табл. 9).

Табл. 9.- Модули упругости E и модули сдвига G (в Н/м²) для металлических монокристаллов и поликристаллов

Величина упругих модулей определяется межатомными взаимодействиями и потому коррелирует с энергией связи U, необходимой для разделения твёрдого тела на отд. нейтральные атомы при T = OK. Так, у VV энергия связи на 1 атом равна

у Cs энергия связи(у Cs - наименьший среди M. модуль сдвига). При увеличении темп-ры T модули упругости монотонно убывают, изменение модуля в интервале от 0 К до Т_пл составляет ок. 50% исходного значения. В области упругого поведения в M. возможно проявление внутреннего трения. M. с низким уровнем внутр. трения, слабо рассеивающие энергию колебаний, используются при изготовлении акустич. резонаторов музыкальных инструментов.

Пластич. деформация M. осуществляется относит, сдвигом (скольжением) параллельных атомных плоскостей и двойникованием (см. Пластичность ).Предел текучести в монокристаллах анизотропен и зависит от плоскости и направления, вдоль к-рых происходит скольжение. Совокупность плоскости и направления скольжения образует систему скольжения. В каждом кристалле существует система скольжения, в к-рой критич. величина внеш. напряжения для начала скольжения минимальна (напряжение лёгкого скольжения табл. 10).

Табл. 10.- Напряжение лёгкого скольжения при 300 К

В случае механич. двойникования происходит сдвиг области кристалла в положение, зеркальное относительно области, не испытавшей сдвиг. Механич. напряжение, необходимое для возникновения двойника, больше, чем для обычного скольжения. Время образования двойника составляет неск. мкс.

Теоретически сопротивление M. пластич. деформации и разрушению составляет Экспериментально пластич. деформации и разрушение наблюдаются при напряженияхЭто различие обусловлено существованием дислокаций. Движение дислокаций вдоль определ. плоскостей в кристалле обеспечивает сдвиг одной части кристалла относительно другой. Сопротивление решётки движению дислокаций (сила Пайерлса - Набарро) составляет Силы Пайерлса - Набарро в M. с чисто металлич. связью малы, т. к. эта связь не является направленной и слабо меняется при изменении атомной конфигурации вблизи дислокации. В M. с компонентой ковалентной связи, имеющих объёмноцентриров. решётку, сопротивление скольжению несколько больше, однако всё же мало по сравнению с чисто ковалентными кристаллами (отсюда высокая пластичность).

Прочность и пластичность M. обусловлены также взаимодействием дислокаций между собой и с др. дефектами, примесями и их скоплениями, границами раздела фаз, включениями др. фаз. Величина этих взаимодействий пропорциональна G. В процессе развития пластич. деформации происходит "размножение" дислокации, к-рое приводит к затруднению их движения, т. е. к увеличению сопротивления металла пластич. деформации (деформационное упрочнение, или наклёп). Сопротивление M. пластич. деформации возрастает с увеличением степени деформации как где- плотность дислокаций. В отожжённых (недеформированных) металлич. кристаллах плотность дислокаций, сильная пластич. деформация приводит к её увеличению до 10¹¹-10¹² см^-2.

Прив пластич. деформации начинают играть существ, роль точечные дефекты, в первую очередь вакансии, к-рые, оседая на дислокациях, приводят к их выходу из плоскостей скольжения. Если этот процесс достаточно интенсивен, то деформация не сопровождается упрочнением: M. "течёт" с пост, скоростью при неизменной нагрузке (ползучесть). Релаксация напряжений и разрядка дислокац. структуры обеспечивают высокую пластичность M. при их горячей обработке. Отжиг сильно деформиров. металлич. монокристаллов нередко приводит к образованию поликристаллов с малой плотностью дислокаций внутри зёрен.

При увеличении плотности дислокаций образуются их скопления, являющиеся концентраторами внутр. напряжений. Вследствие этого в области скопления дислокаций могут образоваться микротрещины, рост к-рых приводит к разрушению. В отличие от др. твёрдых тел в M. достаточные для образования трещин внутр. напряжения развиваются при больших степенях пластич. деформации. В M. до разрушения в большинстве случаев происходит заметное развитие пластич. деформации, приводящее к ослаблению концентрации напряжений и торможению роста трещины (вязкое разрушение). Если движение дислокаций вблизи вершины трещины затруднено, концентрация напряжений ослабляется незначительно, происходит хрупкое разрушение.

Механич. характеристики M. можно изменять в широких пределах термич. и механич. обработкой, а также введением примесей (легированием). Улучшение механич. свойств M. основано на изменении условий движения, размножения и торможения дислокаций. В качестве материалов для изготовления конструкций чистые M. непригодны из-за их малой прочности. Напр., предел прочности Fe (техн. чистоты) 0,35 ГПа, тогда как высокопрочные легиров. стали (сплавы Fe с С и др. M.) имеют предел прочности от 1,5 до 4,5 ГПа (см. Механические свойства материалов).

Лит.: Бернштейн M. Л., Займовский В. А., Механические свойства металлов, 2 изд., M., 1979; Физическое металловедение, под ред. P. Кана, П. Хаазена, пер. с англ., 3 изд., т. 3, M., 1987. В. С. Крапошин.

   <<      Предметный указатель      >>