Физический энциклопедический словарь - рода

При абс. нуле темп-ры и фиксиров. объёме термодинамически равновесной явл. фаза с наинизшим значением энергии. Ф. п. I рода в этом случае происходит при тех же значениях плотности и внеш. полей, при к-рых энергии двух разных фаз сравниваются. Если зафиксировать не объём тела V, а давление р, то в состоянии термодинамич. равновесия минимальной явл. Гиббса энергия G, а в точке перехода в фазовом равновесии находятся фазы с одинаковыми значениями G.

Мн. в-ва при малых давлениях кристаллизуются в неплотноупакованные структуры. Напр., крист. водород состоит из молекул, находящихся на сравнительно больших расстояниях друг от друга; структура графита представляет собой ряд далеко отстоящих слоев атомов углерода. При достаточно высоких давлениях таким рыхлым структурам соответствуют большие значения энергии Гиббса. Меньшим значениям G в этих условиях отвечают равновесные плотноупакованные фазы. Поэтому при больших давлениях графит переходит в алмаз, а мол. крист. водород должен перейти в атомарный (металлический). Кван-

800

товые жидкости ³Не и ⁴Не при норм. давлении остаются жидкими вплоть до самых низких из достигнутых темп-р (T-0,001 К). Причина этого в слабом вз-ствии ч-ц и большой амплитуде их колебаний при темп-рах, близких к абс. нулю (т. н. нулевых колебаний; см. Нулевая энергия). Однако повышение давления (до ~20 атм при T0 К) приводит к затвердеванию жидкого гелия.

Для Ф. п. I рода характерно существование области метастабильного равновесия вблизи кривой Ф. п. I рода (напр., жидкость можно нагреть до темп-ры выше точки кипения или переохладить ниже точки замерзания; см. Метастабильное состояние).

К Ф. п. II рода относятся: переход парамагнетик — ферромагнетик, сопровождаемый появлением макроскопич. магн. момента; переход парамагнетик — антиферромагнетик, сопровождаемый появлением антиферромагн. упорядочения; переход параэлектрик — сегнетоэлектрик с появлением самопроизвольной (спонтанной) поляризации в-ва; переход металлов и сплавов из норм. в сверхпроводящее состояние, переход ³Не и ⁴Не в сверхтекучее состояние и т. д.

Л. Д. Ландау предложил (1937) общую трактовку всех Ф. п. II рода как точек изменения симметрии: выше точки перехода система, как правило, обладает более высокой симметрией, чем ниже точки перехода. Напр., в магнетике выше точки перехода направления спиновых магн. моментов (см. Спин) ч-ц распределены хаотически, поэтому одноврем. вращение всех спинов вокруг одной и той же оси на одинаковой для всех спинов угол не меняет физ. св-ва системы. Ниже точки перехода спины имеют преимуществ. ориентацию, и одновременный их поворот в указанном выше смысле изменяет направление магн. момента системы. Др. пример: в двухкомпонентном сплаве, атомы к-рого А и Б расположены в узлах простой кубической крист. решётки, неупорядоченное состояние характеризуется хаотич. распределением атомов А и В по узлам решётки, так что сдвиг решётки на один период не меняет её св-в. Ниже точки перехода атомы сплава располагаются упорядоченно: ...АВАВ... Сдвиг такой решётки на период приводит к замене всех атомов А на В и наоборот. В результате установления порядка в расположении атомов симметрия решётки уменьшается, т. к. подрешётки становятся неэквивалентными.

Симметрия появляется и исчезает скачком, однако величина, характеризующая нарушение симметрии (параметр порядка), может изменяться непрерывно. При Ф. п. II рода параметр порядка равен нулю выше точки перехода и в самой точке перехода. Подобным образом ведёт себя, напр., намагниченность ферромагнетика, электрич. поляризация сегнетоэлектрика, плотность сверхтекучей компоненты в жидком ⁴Не, вероятность обнаружения атома А в соответствующем узле крист. решётки двухкомпонентного сплава и т. д.

Для Ф. п. II рода характерно отсутствие скачков плотности в-ва, концентрации компонентов, теплоты перехода. Но точно такая же картина наблюдается и в критич. точке на кривой Ф. п. I рода (см. Критические явления). Сходство оказывается очень глубоким. Ок. критич. точки состояние в-ва можно характеризовать величиной, играющей роль параметра порядка. Напр., в случае критич. точки на кривой равновесия жидкость—пар — это отклонение плотности от ср. значения. При движении по критич. изохоре со стороны высоких темп-р газ однороден, и отклонение плотности от среднего значения равно нулю. Ниже критической температуры в-во расслаивается на две фазы, в каждой из к-рых отклонение плотности от критической не равно нулю. Поскольку вблизи точки Ф. п. II рода фазы мало отличаются друг от друга, возможно образование зародышей большого размера одной фазы в другой фазе (флуктуация), точно так же, как вблизи критич. точки. С этим связаны многие критич. явления при Ф.п. II рода: бесконечный рост магнитной восприимчивости ферромагнетиков и диэлектрической восприимчивости сегнетоэлектриков (аналогом явл. рост сжимаемости вблизи критич. точки жидкость—пар), бесконечный рост теплоёмкости, аномальное рассеяние эл.-магн. волн [световых в системе жидкость—пар (см. Опалесценция критическая), рентгеновских в тв. телах], нейтронов в ферромагнетиках. Существенно меняются и динамич. явления, что связано с очень медленным рассасыванием образовавшихся флуктуации. Напр., вблизи критич. точки жидкость—пар сужается линия рэлеевского рассеяния света, вблизи Кюри течки ферромагнетиков и Нееля точки антиферромагнетиков замедляется спиновая диффузия (происходящее по законам диффузии распространение избыточной намагниченности) и т. д. Ср. размер флуктуации (радиус корреляций) R растёт по мере приближения к точке Ф. п. II рода и становится в этой точке бесконечно большим.

Совр. достижения теории Ф. п. II рода и критич. явлений основаны на гипотезе подобия. Предполагается, что если принять R за единицу измерения длины, а ср. величину параметра порядка в кубике с ребром R — за единицу измерения параметра порядка, то вся картина флуктуации не будет зависеть ни от близости к точке перехода, ни от конкретного в-ва. Все термодинамич. величины, определяющие Ф. п. II рода, оказываются степенными функциями Л. Показатели степеней наз. критическими размерностями (индексами). Они не зависят от конкретного в-ва и

определяются лишь хар-ром параметра порядка. Напр., размерности в точке Кюри изотропного материала, параметром порядка к-рого явл. намагниченность, отличаются от размерностей в критич. точке жидкость—пар или в точке Кюри одноосного магнетика, где параметр порядка — скалярная величина.

Ок. точки перехода уравнение состояния имеет характерный вид закона соответственных состояний. Напр., вблизи критич. точки жидкость—

пар отношение (-к)/(ж-г) зависит только

от [(p-pк)/(ж-г)] •Кт. Здесь  — плотность,

к — критич. плотность, ж — плотность жидкости, г — плотность газа, р — давление, рк — критич. давление, Кт — изотермич. сжимаемость, причём вид зависимости при подходящем выборе масштаба один и тот же для всех жидкостей.

Достигнуты большие успехи в теор. вычислении критич. размерностей и ур-ний состояния в хорошем согласии с эксперим. данными. Приближённые значения критич. размерностей приведены в табл.:

КРИТИЧЕСКИЕ РАЗМЕРНОСТИ ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИХ И КИНЕТИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН

^ITк —критич. темп-ра. ² Производная плотности по давлению, намагниченности по напряжённости магн. поля и др.

Дальнейшее развитие теории Ф. п. II рода связано с применением методов квант. теории поля, в особенности метода ренормализац. группы. Метод ренормгруппы состоит в последоват. суммировании по всевозможным флуктуациям с масштабами, меньшими нек-рого l, при фиксиров. флуктуациях с размерами, большими l. Изменяя затем масштабы измерения длин, возвращаемся к системе с первонач. линейными параметрами, но с несколько изменённой энергией. Такое преобразование энергии носит назв. преобразования ренормировки. Условие неизменности энергии при преобразовании ренормировки, когда масштаб l стремится к бесконечности, определяет критич. точку. Законы изменения энергии при малых отклонениях от критич. точки определяют критич.

801

индексы. Этот метод позволяет в принципе найти критич. индексы с любой требуемой точностью.

Деление Ф. п. на два рода несколько условно, т. к. бывают Ф. п. I рода с малыми скачками теплоёмкости и др. величин и малыми теплотами перехода при сильно развитых флуктуациях. Ф. п.— коллективное явление, происходящее при строго определённых значениях темп-ры и др. величин только в системе, имеющей в пределе сколь угодно большое число частиц.

• Ландау Л. Д., Лифшиц М., Статистическая физика, 3 изд., ч. 1, М., 1976 (Теоретическая физика, т. 5); Стенли Г., Фазовые переходы и критические явления, пер. с англ., М., 1973; А н и с и м о в М. А., Исследования критических явлений в жидкостях, «УФН», 1974, т. 114, в. 2; П а т а ш и н с к и й А. 3., Покровский В. Л., Флуктуационная теория фазовых переходов, М., 1975; Квантовая теория поля и физика фазовых переходов. Сб. статей, пер. с англ., М., 1975; Вильсон К., Когут Дж., Ренормализационная группа и -разложение, пер. с англ., М-, 1975.

В. Л. Покровский.