сек ) и рассеяние на её тепловых колебаниях (электрон-фононное взаимодействие). Последний процесс ограничивает область наблюдения Ц. р. низкими температурами (~ 1—10 К). Практически достижимые максимальные времена релаксации ограничивают снизу область частот (n = w/2p > 10⁹ гц ), в которой возможно наблюдение Ц. р. в твёрдых проводниках.

  Ц. р. можно наблюдать в различных проводниках: в газовой плазме (на электронах и ионах), в металлах (на электронах проводимости), в полупроводниках и диэлектриках (на неравновесных носителях, возбуждаемых светом, нагревом и т.д.), а также в двухмерных системах (см. ниже). Однако термин «Ц. р.» утвердился главным образом в физике твёрдого тела , когда излучение среды, обусловленное квантовыми переходами между уровнями Ландау, отсутствует.

  Ц. р. в полупроводниках предсказан Я. Г. Дорфманом (1951, СССР) и Р. Динглом (1951, Великобритания), обнаружен Д. Дресселхаусом, А. Ф. Киппом, Ч. Киттелом (1953, США). Наблюдается на частотах ~ 10¹⁰ —10¹¹ гц в полях 1—10 кэ. Т. к. концентрация свободных носителей тока, возбуждаемых светом, нагревом и др., обычно не превосходит 10¹⁴ —10¹⁵ см^-3 , то Ц. р. наблюдается на частотах w >>w_п = , где w_п — плазменная частота. Для волн таких частот среда практически прозрачна, и её коэффициент преломления близок к 1. Т. к. при указанных частотах длина волны l ~ 1 см, а диаметры орбит электронов порядка микрометров, то носители тока движутся в практически однородном электромагнитном поле. Ц. р., наблюдаемый в однородном электромагнитном поле, называют также диамагнитным резонансом, имея в виду, что циклотронное движение носителей тока приводит к диамагнетизму электронного газа (см. Ландау диамагнетизм ).

  Если для наблюдения Ц. р. использовать волну, циркулярно поляризованную в плоскости, перпендикулярной Н, то поглощать электромагнитную энергию будут заряженные частицы, вращающиеся в том же направлении, что и вектор поляризации. На этом явлении основано определение знака заряда носителей тока в полупроводниках.

  Ц. р. в металлах. Металлы, у которых концентрация носителей тока N » 10²² см^-3 , обладают высокой электропроводностью. В них Ц. р. наблюдался на частотах W << w_п . При этом электромагнитные волны почти полностью отражаются от поверхности образца, проникая в металл на небольшую глубину скин-слоя d » 10^-5 см (см. Скин-эффект ). В результате этого электроны проводимости движутся в сильно неоднородном электромагнитном поле (как правило, диаметр их орбиты D >> d). Если постоянное магнитное поле Н параллельно поверхности образца, то среди электронов есть такие, которые, хотя и движутся большую часть времени в глубине металла, где электрического поля нет, однако на короткое время возвращаются в скин-слой, где взаимодействуют с электромагнитной волной (рис. 1 , б). Механизм передачи энергии от волны к носителям тока в этом случае аналогичен работе циклотрона ; резонанс возникает, если электрон будет попадать в скин-слой каждый раз при одной и той же фазе электрического поля, что возможно при nW = w. Это условие отвечает резонансам, периодически повторяющимся при изменении величины 1/Н (рис. 2 ).

  Если Н направлено под углом к поверхности металла, то из-за невозможности многократного возвращения электрона в скин-слой и доплеровского сдвига частоты (см. Доплера эффект ), связанного с дрейфом электронов вдоль поля, резонансные линии уширяются, а их амплитуда падает, так что уже при малых углах наклона (10’’—100'') Ц. р., отвечающий условию n W = w, в общем случае перестаёт наблюдаться.

  В металлах в тех же условиях, что и Ц. р., может наблюдаться близкое к нему по природе явление — резонансное изменение поверхностной проводимости из-за квантовых переходов между магнитными поверхностными уровнями (обнаружено М. С. Хайкиным, 1960, СССР, теория разработана Ц. В. Ни и Р. С. Пранги, 1967, США). Эти уровни возникают, если электроны при движении в магнитном поле могут зеркально отражаться от поверхности образца, совершая тем самым периодическое движение по орбитам (рис. 1 , в). Периодическое движение квантовано, и разрешенными оказываются такие орбиты, для которых поток Ф магнитного поля через сегмент, образуемый дугой траектории и поверхностью образца (заштрихован на рис. 1 , в), равен: Ф = (n + ¹