Материал: Фейнмановские лекции по физике. Вып. 7 Физика сплошных сред

равно весу одного литра, поделенному на грамм-молекулу. А вес литра равен произведению плотности (умноженной на 1000, чтобы получить граммы) на весовую долю либо сахарозы, либо воды. Таким путем получаем N t/N0 и NJN», записанные в столб­

можем заполнить остальную часть колонки G, поскольку для каждой строки отношение G/E должно быть одной и той же ве­

равными, но довольно близкими друг к другу. Отсюда можно заключить, что наши идеи правильны. Более того, мы нашли, что поляризуемость молекул сахара, по-видимому, не зависит сильно от ее окружения: их поляризуемость приблизительно одна и та же как в разбавленном растворе, так и в кристалле.

§ 6. Волны а металлах

Теорию, которая в этой главе развивалась для твердых мате­ риалов, после очень небольшой модификации вполне можно применить и к хорошим проводникам типа металлов. На неко­ торые из электронов в металлах не действует сила, привязы­ вающая их к какому-то частному атому; это так называемые «свободные» электроны, ответственные за проводимость. Там есть и другие электроны, которые связаны в атомах, и изложен­ ная выше теория непосредственно приложима именно к ним. Однако их влияние обычно «забивается» эффектами электронов проводимости. Поэтому сейчас мы рассмотрим только эффекты свободных элетронов.

Если на электрон не действует никакая восстанавливающая сила, но сопротивление его движению все же остается, то-урав­ нение движения электрона отличается от (32.1) только отсутст­ вием члена со\х. Так что единственное, что нам нужно сделать,—

это положить coj}=0 во всей остальной части наших выводов. Но есть еще одно отличие. В диэлектриках мы должны различать среднее и локальное поля и вот почему: в изоляторе каждый из

проводимости движутся и меняют свое место, поле, действующее

62

на них, в среднем как раз равно среднему полю Е. Так что по­

правка, которую мы сделали к формуле (32.5), не годится, т. е.

применение формулы (32.28) для электронов проводимости недопустимо. Следовательно, выражение для показателя пре­

ломления в металле должно выглядеть подобно выражению (32.27), в котором следует положить со0= 0 , именно:

Это только вклад от электронов проводимости, которые, как мы думаем, играют в металлах главную роль.

Но теперь мы даже знаем, какой нам взять величину у, ибо она связана с проводимостью металла. В гл. 43 (вып. 4) мы об­ судили связь проводимости металлов с диффузией свободных электронов в кристалле. Электроны движутся по ломаному пути от одного соударения до другого, а между этими толчками они летят свободно, за исключением ускорения из-за какого-то среднего электрического поля (фиг. 32.2). Там же, в гл. 43 (вып. 4), мы нашли, что средняя скорость дрейфа равна просто произве­ дению ускорения на среднее время между соударениями т. Ускорение равно qeE/m, так что

(32.39)

В этой формуле поле Е считается постоянным, так что скорость

удрепФ тоже постоянна. Поскольку в среднем ускорение отсут­ ствует, сила торможения равна приложенной силе. Мы опреде­ лили у через силу торможения, равную ymv [см. (32.1)], или qeE, поэтому получается, что

Несмотря на то, что мы не можем с легкостью измерять не­ посредственно т, можно определять его, измеряя проводимость металла. Экспериментально обнаружено, что электрическое поле Е порождает в металлах ток с плотностью j, пропорцио­ нальной Е (для изотропного материала, конечно):

Ф и г . 32.21 Движение свободного электрона.

причем постоянная пропорциональности а называется прово-

димостыо.

В точности то же самое мы ожидаем из выражения (32.39), если положить

j = Л'^Удрейф!

тогда

(32.41)

Таким образом, т, а следовательно, и у могут быть связаны

с наблюдаемой электрической проводимостью. Используя (32.40) и (32.41), можно переписать нашу формулу (32.38) для показа­ теля преломления в виде

1Ю(1 +1<|Л)

где

1 та

(32.43)

Т~ У ~ Nql

Это и есть известная формула для показателя преломления в ме­ таллах.

§ 7. Низкочастотное и высокочастотное приближения; глубина скин-слоя и плазменная частота

Наш результат для показателя преломления в металлах — формула (32.42) — предсказывает для распространения волн с разными частотами совершенно различные характеристики. Прежде всего давайте посмотрим, что получается при низких

частотах. Если величина ю достаточно мала, то (32.42) можно приближенно записать в виде

( 3 2 -4 4 >

Возведением в квадрат * можно проверить, что

V ~ i = 1—L .

Уf 2 ’

таким образом, для низких частот

64

Ф и г. 32.3. Амплитуда попе­ речной электромагнитной вол­ ны в металле как функция расстояния.

очень быстро. В соответствии с выражением (32.36) амплитуда

Запишем это в виде

где 6 — это то расстояние, на котором амплитуда волны умень­ шается в £=2,72 раза, т. е. приблизительно в 3 раза. Ампли­ туда такой волны, как функция от z, показана на фиг. 32.3.

Поскольку электромагнитные волны проникают в глубь металла только на это расстояние, величина б называется глубиной скин*

слоя и определяется выражением

«-/IF-

Но что все-таки мы понимаем под «низкими» частотами? Взглянув на уравнение (32.42), мы видим, что его можно приб­ лиженно заменить уравнением (32.44), только когда сот много меньше единицы и когда (ое0/ст также много меньше единицы, т. е. наше низкочастотное приближение применимо при

и

(32.49)

Давайте посмотрим, какие частоты соответствуют этому приближению для такого типичного металла, как медь. Для вычисления т воспользуемся уравнением (32.43), а для вычис­ ления а/е0— известными значениями а и е0. Справочник дает

G5