ГАЛЬВАНОМАГНИ́ТНЫЕ ЯВЛЕ́НИЯ

ГАЛЬВАНОМАГНИ́ТНЫЕ ЯВЛЕ́НИЯ, яв­ле­ния, воз­ни­каю­щие в ре­зуль­та­те дей­ст­вия маг­нит­но­го по­ля на элек­трич. свой­ст­ва ма­те­риа­лов (ме­тал­лов, по­лу­про­вод­ни­ков), по ко­то­рым про­те­ка­ет элек­трич. ток. При при­ло­же­нии маг­нит­но­го по­ля на­пря­жён­ностью $\boldsymbol H $ к ма­те­риа­лу в нём из­ме­ня­ет­ся элек­трич. со­про­тив­ле­ние ли­бо воз­ни­ка­ет до­пол­нит. элек­трич. по­ле при про­те­ка­нии элек­трич. то­ка плот­но­стью $\boldsymbol j$. Раз­ли­ча­ют сим­мет­рич­ные и ан­ти­сим­мет­рич­ные Г. я., ко­то­рые со­от­вет­ст­вен­но не ме­ня­ют или ме­ня­ют знак при из­ме­не­нии на­прав­ле­ния маг­нит­но­го по­ля. Важ­ный при­мер ан­ти­сим­мет­рич­ных Г. я. – Хол­ла эф­фект, т. е. воз­ник­но­ве­ние на­пря­жён­но­сти элек­трич. по­ля $E_y $ в на­прав­ле­нии, пер­пен­ди­ку­ляр­ном маг­нит­но­му по­лю $H_z $ и то­ку $j_x: E_y=j_xρ_{xy}$. При­мер сим­мет­рич. Г. я. – маг­ни­то­со­про­тив­ле­ние (МС), т. е. за­ви­си­мость удель­но­го со­про­тив­ле­ния $ρ$ ма­те­риа­лов от маг­нит­но­го по­ля: $ρ=ρ(H)$.

По фи­зич. ме­ха­низ­му Г. я. раз­де­ля­ют на клас­сич., ква­зи­клас­сич. и кван­то­вые. В кван­то­вых Г. я. маг­нит­ное по­ле влия­ет на вол­но­вые свой­ст­ва элек­тро­нов (фа­зу) и, т. о., на ре­зуль­ти­рую­щую ин­тер­фе­рен­цию элек­трон­ных волн. В чис­тых про­вод­ни­ках при низ­ких темп-рах элек­тро­ны рас­про­стра­ня­ют­ся ко­ге­рент­но на боль­шие рас­стоя­ния $l_ф$, на не­сколь­ко по­ряд­ков ве­ли­чи­ны пре­вы­шаю­щие дли­ну сво­бод­но­го про­бе­га $l$. Маг­нит­ное по­ле, пер­пен­ди­ку­ляр­ное плос­ко­сти их дви­же­ния, из­ме­ня­ет фа­зу элек­трон­ной вол­ны на ве­ли­чи­ну $2πНd^2/Φ_0$, свя­зан­ную с маг­нит­ным по­то­ком че­рез пло­щадь тра­ек­то­рий с са­мо­пе­ре­се­че­ни­ем, где $Φ_0$ – квант маг­нит­но­го по­то­ка, $d$ – ха­рак­терный раз­мер пет­ли са­мо­пе­ре­се­че­ния ($l_ф>d>l)$. Вви­ду ма­ло­сти $Φ_0$≈ 2,068 Вб в са­мых сла­бых по­лях пер­вым про­яв­ля­ет­ся МС кван­то­вой при­ро­ды, свя­зан­ное с раз­ру­ше­ни­ем в ин­тер­фе­рен­ции элек­трон­ных волн и ис­чез­но­ве­ни­ем со­от­вет­ст­вую­щей кван­то­вой по­прав­ки к про­во­ди­мо­сти. Ин­тер­фе­рен­ци­он­ные Г. я. осо­бо важ­ны в ме­зо­ско­пич. про­во­дя­щих коль­цах с раз­ме­ра­ми $L$, мень­ши­ми $l_ф$ (см. Ме­зо­ско­пи­ка).

При уве­ли­че­нии на­пря­жён­но­сти маг­нит­но­го по­ля, ко­гда $Н≫Φ_0/l^2$, кван­то­вые ин­тер­фе­рен­ци­он­ные эф­фек­ты ис­чеза­ют и в Г. я. пре­об­ла­да­ют клас­сич. и ква­зи­клас­сич. эф­фек­ты. В клас­сич. Г. я. роль маг­нит­но­го по­ля за­клю­ча­ет­ся в ис­крив­ле­нии тра­ек­то­рий дви­же­ния элек­тро­нов в ве­ще­ст­ве под дей­ст­ви­ем маг­нит­но­го по­ля (см. Лар­мо­ра пре­цес­сия). Наи­бо­лее важ­ные при­ме­ры – мо­но­тон­ное МС ме­тал­лов и по­лу­ме­тал­лов, а так­же эф­фект Хол­ла. При дос­та­точ­но сла­бых плот­но­стях то­ка в ма­те­риа­ле спра­вед­ли­ва ли­ней­ная связь ме­ж­ду на­пря­жён­но­стью элек­трич. по­ля $E$ и плот­но­стьюто­ка $j: E_i=\sum_k p_{ik}j_k$; удель­ное со­про­тивле­ние $p_{ik}=p_{ik}(H)$ за­ви­сит от маг­нит­но­го по­ля и в об­щем слу­чае яв­ля­ет­ся ани­зо­троп­ным. При даль­ней­шем уве­ли­че­нии маг­нит­но­го по­ля пре­об­ла­да­ют ква­зи­клас­сич. эф­фек­ты. Наи­бо­лее важ­ные при­ме­ры – Шуб­ни­ко­ва – де Хаа­за эф­фект, цик­ло­трон­ный ре­зо­нанс.

В ещё боль­шем маг­нит­ном по­ле уров­ни Лан­дау раз­де­ля­ют­ся, ме­ж­ду ни­ми воз­ни­ка­ет энер­ге­тич. щель; в дву­мер­ных и слои­стых про­вод­ни­ках, в ко­то­рых дви­же­ние вдоль на­прав­ле­ния маг­нит­но­го по­ля ог­ра­ни­че­но тол­щи­ной про­вод­ни­ка, щель в спек­тре при­во­дит к кван­то­во­му эф­фек­ту Хол­ла (кван­то­ва­нию $ρ_{xy}$). В ква­зи­од­но­мер­ных про­вод­ни­ках в силь­ном маг­нит­ном по­ле воз­ни­ка­ет кас­кад фа­зо­вых пе­ре­хо­дов, свя­зан­ный с пе­рио­ди­че­ской пе­ре­строй­кой Фер­ми-по­верх­но­сти маг­нит­ным по­лем, так­же со­про­во­ж­даю­щий­ся кван­то­ва­ни­ем $ρ_{xy}$.

В по­лу­про­вод­ни­ках маг­нит­ное по­ле влия­ет не толь­ко на энер­ге­тич. спектр элек­тро­нов в зо­не про­во­ди­мо­сти, но и на при­мес­ные со­стоя­ния. Это при­во­дит к зна­чит. вкла­ду в МС – т. н. маг­нит­но­му вы­мо­ра­жи­ва­нию (умень­ше­нию кон­цен­тра­ции но­си­те­лей в зо­не про­во­ди­мо­сти) и к силь­но­му, экс­по­нен­ци­аль­но зави­ся­ще­му от $H$, MC в ре­жи­ме прыж­ко­вой про­во­ди­мо­сти.

Пе­ре­чис­лен­ные Г. я. свя­за­ны с ор­би­таль­ным дви­же­ни­ем элек­тро­нов. По­ми­мо это­го, су­ще­ст­ву­ют Г. я., свя­зан­ные с влия­ни­ем маг­нит­но­го по­ля на спин элек­тро­нов вслед­ст­вие зее­ма­нов­ской энер­гии спи­на в маг­нит­ном по­ле (см. Зее­ма­на эф­фект). Спи­но­вые Г. я. про­яв­ля­ют­ся, напр., при рас­про­стра­не­нии элек­тро­нов че­рез кон­такт двух фер­ро­маг­не­ти­ков с раз­ны­ми на­прав­ле­ния­ми век­то­ра на­маг­ни­чен­но­сти или че­рез кон­такт фер­ро­маг­нит­но­го и не­маг­нит­но­го ма­те­риа­лов. По­след­ние яв­ле­ния при­во­дят, в ча­ст­но­сти, к ги­гант­ско­му $МС$ в слои­стых струк­турах, ко­то­рое ис­поль­зу­ет­ся в уст­рой­ст­вах счи­ты­ва­ния ин­фор­ма­ции с маг­нит­ных дис­ков. Др. при­ме­ром спи­но­вых Г. я. яв­ля­ет­ся $МС$ тон­ких плё­нок или сло­ёв про­вод­ни­ка и по­лу­про­вод­ни­ка с тол­щи­ной по­ряд­ка фер­ми­ев­ской дли­ны вол­ны элек­тро­на в маг­нит­ном по­ле, па­рал­лель­ном плос­ко­сти плён­ки (ор­би­таль­ные Г. я. в них по­дав­ле­ны из-за ма­лой тол­щи­ны плён­ки). Г. я. спи­но­вой при­ро­ды в не­маг­нит­ных про­вод­ни­ках свя­за­ны с воз­ни­каю­щим в маг­нит­ном по­ле раз­ли­чи­ем ха­рак­тер­ной ки­не­тич. энер­гии и ха­рак­тер­но­го им­пуль­са элек­тро­нов в двух спи­но­вых под­зо­нах (с про­ек­ци­ей спи­нов вдоль и про­тив на­прав­ле­ния маг­нит­но­го по­ля); это раз­ли­чие при­во­дит к из­ме­не­нию ме­жэ­лек­трон­но­го взаи­мо­дей­ст­вия и, как след­ст­вие, к из­ме­не­нию элек­трич. про­во­ди­мо­сти.