Термоэдс осцилляции – осцилляции коэффициента термоэдс как функции магнитного поля в вырожденных полупроводниках при низких температурах в квантующих магнитных полях. В магнитных полях движение носителей заряда в плоскости, перпендикулярной Н, квантуется и спектр носителей распадается на ряд подзон Ландау, разделенных энергетическим интервалом ћω_c, где ω_c=eH/mc – циклотронная частота (для изотропного параболического закона дисперсии носителей), m – эффективная масса, e – заряд носителей. Плотность состояний (суммированная по всем подзонам) как функция энергии ξ носителей носит резко немонотонный характер, осциллируя при изменении поля Н с периодом ћω_c и обращаясь в бесконечность у дна каждой подзоны (на уровне Ландау). При изменении магнитного поля уровни Ландау перемещаются относительно уровня Ферми ξ_F, который последовательно пересекает различные уровни Ландау, вызывая осцилляции величин, зависящих от плотности состояний вблизи уровня Ферми, в том числе термоэдс. Для наблюдения термоэдс осцилляции необходимо, чтобы тепловое размытие уровня Ферми и размытие энергетического спектра за счет столкновений было меньше расстояния между уровнями Ландау: ћω_c>kT, ћω_c>ћτ^-1 (τ – время релаксации энергии), а химический потенциал (уровень Ферми) был достаточно велик ξ_F>=3ћω_c/2.

В общем случае термоэдс α в поперечном магнитном поле через компоненты тензоров σ_ik и β_ik выражается по формуле

где

при этом ν=Ωτ, а << >> обозначает интеграл вида

В сильных магнитных полях (v=eH/mcτ>>1) недиагональные компоненты (σ₁₂ и β₁₂) отличны от нуля в нулевом приближении по рассеянию, в то время как диагональные компоненты (σ₁₂ и β₁₂) отличны от нуля только в первом приближении по рассеянию. Следовательно, в сильном магнитной поле (v » 1) имеют место неравенства

Тогда для термоэдс в нулевом приближении по рассеянию получим

Эта формула, связывающая энтропию электронного газа S (которая зависит от магнитного поля H) с термоэдс, для параболической зоны впервые была получена Образцовым. Термоэдс в поперечном квантующем магнитном поле в полупроводниках с произвольной изотропной зоной определяется выражением

где

магнитная длина.

 

 

 

Осцилляции термоэдс используется в физических исследованиях для измерения эффективной массы носителей заряда, параметров сложной зонной структуры и g-факторов. Преимущество осцилляции термоэдс перед Шубникова – де Хаза эффектом состоит в том, что коэффициент термоэдс значительно слабее, чем электросопротивление, зависит от качества образца (неоднородностей вещества, микротрещин).

В последние годы появилось значительное число работ, посвященных экспериментальному и теоретическому исследованию термоэдс в низкоразмерных системах (пленках, нанопроволоках, квантовых точках). Здесь вычисляется термоэдс в пленке с параболическим потенциалом и магнитным полем, расположенным в плоскости пленки. Мы рассматривали случай слабого заполнения зоны, поэтому не учитывали непараболичности зоны легких носителей заряда.
Поперечную термоэдс в пленке можно вычислить по формуле

Для термоэдс в пленке

Исследованы особенности квантовых осцилляции термоэдс в полуметаллических сплавах Sb с Bi и As в стационарных магнитных полях до 15 Т и при температурах 1.9-30 К. При ориентации продольного или поперечного магнитного поля вдоль бинарной С₂ или биссекторной С₁ осей, а также при вращении поперечного поля в интервале углов до [+55°, —55°] вблизи них наблюдались квантовые осцилляции с гигантской амплитудой.