Циклотронний резонанс, виборче поглинання електромагнітної енергії носіями заряду в провідниках, поміщених в магнітне поле при частотах, рівних або кратних їх циклотронній частоті . При Ц. р. спостерігається різке зростання електропровідності провідників. У постійних електричному Е і магнітному Н полях носії струму — заряджені частки — рухаються під дією Лоренца сили по спіралях, осі яких направлені уздовж магнітного поля ( мал. 1 , а). У плоскості, перпендикулярній магнітному полю, рух є періодичним з циклотронною частотою W ; якщо при цьому на частку діє однорідне періодичне електричне поле Е частоти w, те енергія, що поглинається нею, також виявляється періодичною функцією часу t з кутовою частотою, рівній різниці частот: W — w. Тому середня енергія, що поглинається за великий час, різко зростає в разі w = W. Збільшення енергії частки приводить до зростання діаметру орбіти і до появи додаткової середньої швидкості часток Dv, тобто до зростання електропровідності, пропорційної Nev/e ( N — концентрація носіїв струму).
Періодичному руху носіїв в магнітному полі відповідає поява дискретних дозволених станів (рівнів Ландау) з умовою квантування: Ф = ( n + 1 / 2 ) Ф 0 , де Ф — потік магнітного поля, що охоплюється рухомим зарядом, Ф 0 = ch/2e — квант магнітного потоку ( h — Планка постійна), n — ціле число. Частота квантових переходів між сусідніми еквідистантними рівнями і є циклотронна частота. Т. о., Ц. р. можна трактувати як збудження зовнішнім змінним полем переходів носіїв струму між рівнями Ландау.
Ц. р. може спостерігатися, якщо носії струму здійснюють багато зворотів, перш ніж випробують зіткнення з ін. частками і розсіються. Ця умова має вигляд: Wt > 1, де t — середній час між зіткненнями (час релаксації ) , визначуване фізичними властивостями провідника. Наприклад, в газовій плазмі — це час між зіткненнями вільних електронів з ін. електронами, з іонами або нейтральними частками. У твердому провіднику визначальну роль грають зіткнення електронів провідника з дефектами кристалічної решітки (t » 10 -9 —10 -11 сік ) і розсіяння на її теплових коливаннях (фононна для електрона взаємодія). Останній процес обмежує область спостереження Ц. р. низькими температурами (~ 1—10 До). Практично досяжні максимальні часи релаксації обмежують знизу область частот (n = w/2p > 10 9 гц ) , в якій можливе спостереження Ц. р. в твердих провідниках.
Ц. р. можна спостерігати в різних провідниках: у газовій плазмі (на електронах і іонах), в металах (на електронах провідності), у напівпровідниках і діелектриках (на нерівноважних носіях, що збуджуються світлом, нагрівом і т.д.), а також в двомірних системах (див. нижчий). Проте термін «Ц. р.» затвердився головним чином у фізиці твердого тіла, коли випромінювання середовища, обумовлене квантовими переходами між рівнями Ландау, відсутній.
Ц. р. в напівпровідниках передбачений Я. Г. Дорфманом (1951, СРСР) і Р. Дінглом (1951, Великобританія), виявлений Д. Дресселхаусом, А. Ф. Киппом, Ч. Киттелом (1953, США). Спостерігається на частотах ~ 10 10 —10 11 гц в полях 1—10 ке. Т. до. концентрація вільних носіїв струму, що збуджуються світлом, нагрівом і ін., зазвичай не перевершує 10 14 —10 15 см -3 , те Ц. р. спостерігається на частотах w >>w п =, де w п — плазмова частота. Для хвиль таких частот середовище практично прозоре, і її коефіцієнт заломлення близький до 1. Т. до. при вказаних частотах довжина хвилі l ~ 1 см, а діаметри орбіт електронів порядку мікрометрів, то носії струму рухаються в практично однорідному електромагнітному полі. Ц. р., спостережуваний в однорідному електромагнітному полі, називають також діамагнітним резонансом, маючи на увазі, що циклотронний рух носіїв струму приводить до діамагнетизму електронного газу (див. Ландау діамагнетизм ) .
Якщо для спостереження Ц. р. використовувати хвилю, циркулярно поляризовану в плоскості, перпендикулярній Н, те поглинати електромагнітну енергію будуть заряджені частки, що обертаються в тому ж напрямі, що і вектор поляризації. На цьому явищі засновано визначення знаку заряду носіїв струму в напівпровідниках.
Ц. р. в металах. Метали, в яких концентрація носіїв струму N » 10 22 см -3 , володіють високою електропровідністю. У них Ц. р. спостерігався на частотах W << w п . При цьому електромагнітні хвилі майже повністю відбиваються від поверхні зразка, проникаючи в метал на невелику глибину ськин-шаруючи d » 10 -5 см (див. Ськин-ефект ) . В результаті цього електрони провідності рухаються в сильно неоднорідному електромагнітному полі (як правило, діаметр їх орбіти D >> d). Якщо постійне магнітне поле Н паралельно поверхні зразка, то серед електронів є такі які, хоча і рухаються велику частину часу в глибині металу, де електричного поля немає, проте на короткий час повертаються в ськин-шар, де взаємодіють з електромагнітною хвилею ( мал. 1 , би). Механізм передачі енергії від хвилі до носіїв струму в цьому випадку аналогічний роботі циклотрона ; резонанс виникає, якщо електрон потраплятиме в ськин-шар кожного разу при одній і тій же фазі електричного поля, що можливо при nw = w. Ця умова відповідає резонансам, що періодично повторюються при зміні величини 1/ Н ( мал. 2 ).
Еслі Н направлене під кутом до поверхні металу, то із-за неможливості багатократного повернення електрона в ськин-шар і доплеровського зрушення частоти (див. Доплера ефект ) , пов'язаного з дрейфом електронів уздовж поля, резонансні лінії розширюються, а їх амплітуда падає, так що вже при малих кутах нахилу (10’’—100'''') Ц. р., що відповідає умові n W = w, в загальному випадку перестає спостерігатися.
В металах в тих же умовах, що і Ц. р., може спостерігатися близьке до нього за природою явище — резонансна зміна поверхневій провідності із-за квантових переходів між магнітними поверхневими рівнями (виявлено М. С. Хайкиним, 1960, СРСР, теорія розроблена Ц. В. Ні і Р. С. Пранги, 1967, США). Ці рівні виникають, якщо електрони при русі в магнітному полі можуть дзеркально відбиватися від поверхні зразка, здійснюючи тим самим періодичний рух по орбітах ( мал. 1 , в). Періодичний рух квантований, і дозволеними виявляються такі орбіти, для яких потік Ф магнітного поля через сегмент, що утворюється дугою траєкторії і поверхнею зразка (заштрихований на мал. 1 , в), рівний: Ф = ( n + 1 / 4 ) Ф 0 .
Ц. р. в двомірних системах. Якщо до напівпровідника прикласти постійне електричне поле, перпендикулярне поверхні, то в поверхневому шарі (завтовшки ~ 10—100 ) виникає надлишкова концентрація носіїв струму, які можуть вільно рухатися лише уздовж поверхні. Аналогічно може утворитися провідний шар електронів над поверхнею діелектрика (у вакуумі) при опроміненні його потоком електронів. У магнітному полі в таких двомірних системах спостерігається резонансне поглинання енергії електромагнітної хвилі з частотою w = еН/mc. Спостерігається також Ц. р. електронів, локалізованих над поверхнею рідкого гелію на частоті ~ 10 10 гц (Т. Р. Браун, С. С. Граймс, 1972, США) і в поверхні напівпровідників на частоті ~ 10 12 гц.
Ц. р. зазвичай вивчається методами радіоспектроскопії і інфрачервоної оптики.
Ц. р. широко застосовується у фізиці твердого тіла при вивченні енергетичного спектру електронів провідності, в першу чергу для точного виміру їх ефективної маси m*. Шляхом дослідження Ц. р. було встановлено, що ефективна маса анізотропна і її характерні значення складають ~ (10 -3 —10 -1 ) m 0 ( m 0 — маса вільного електрона) в напівпровідниках і напівметалах; (10 -1 —10) m 0 в хороших металах і більше 10 m 0 в діелектриках. За допомогою Ц. р. можливе визначення знаку заряду носіїв, вивчення процесів їх розсіяння і фононної для електрона взаємодії в металах. Змінюючи орієнтацію постійного магнітного поля відносно кристалографічних осей, можна визначити компоненти тензора ефективних мас. Можливе вживання Ц. р. в техніці СВЧ(надвисокі частоти) для генерації і посилення електромагнітних коливань (мазер на Ц. р.).
Літ.: Займан Дж. М., Електрони і фонони, пер.(переведення) з англ.(англійський), М., 1962; Абрикос А. А., Введення в теорію нормальних металів, М., 1972; Хайкин М. С., Магнітні поверхневі рівні, «Успіхи фізичних наук», 1968, т. 96, ст 3.
