Ландау переход)

Теория Ландау—Гинзбурга п ее обобщения. Следуя общей теории фазовых переходов второго рода, развитой Ландау и Лифшицем [75] Гинзбург и Ландау предположили, что вблизи точки перехода Гкр. разность свободных энергий сверхпроводящей и нормальной фаз может быть разложена в ряд по степеням некоторого параметра упорядочения ш, определяемого таким образом, чтобы ш.= 0 в нормальной фазе и ш=1 в сверхпроводящей фазе при 7 = 0° К (см. п. 4) [c.732]

Непрерывные фазовые переходы обычно связаны с изменением симметрии системы, поэтому можно ввести характеризующий эту симметрию параметр порядка г, который равен нулю и более симметричной и отличен от нуля в менее симметричной фазе. Такой подход в теории непрерывных переходов был применен в работах Л. Д. Ландау. Вследствие нереалистического предположения о возможности разложения в степенной ряд энергии Гиббса в окрестности фазового перехода теория Ландау расходится с большинством экспериментов в этой области. По этой причине, а также потому, что теории Ландау посвящена обширная литература, мы не излагаем ее здесь . Физически последовательная теория непрерывных фазовых переходов была развита в работах В. К. Семенченко на основе представления [c.234]

Критический анализ теории фазовых переходов Ландау см. в кн. Стенли Г. Фазовые переходы и критические явления. М., 1973. [c.234]

Задачей теории критических показателей является определение числовых значений показателей исходя из модельных данных и установление различных соотношений между критическими показателями. Значения критических показателей характеризуют степень приближения к критической точке, а сравнение показателей различных моделей с экспериментальными данными позволяет судить о реалистичности рассматриваемой модели. Например, теория Ван-дер-Ваальса критической точки жидкость — пар и теория Кюри— Вейса для перехода ферромагнетик — парамагнетик приводят к следующим значениям показателей а = а = 0, 7=7 = 1, Р = 1/2, 6 = 3. Такие же не согласующиеся с опытом показатели дает теория Ландау фазовых переходов второго рода. Экспериментальные значения критических показателей для системы жидкость — газ аргона таковы а<0,4 а >0,25 7 = 0.6 . 7 = 1,1 р = 0,33 6 = 4,4. [c.177]

Основы теории фазовых переходов II рода были созданы Ландау (1937). Он представил термодинамический потенциал G в виде функции не только р и 7, но и некоторого параметра т), характеризующего степень отклонения расположения атомов в менее симметричной фазе по сравнению с более симметричной (этот параметр может описывать в зависимости от конкретной ситуации упорядоченное расположение атомов или спинов, смещение некоторых ионов и т. д.), а затем постулировал возможность представления G в виде ряда [c.258]

Оба эти аргумента не действуют при переходе от фотонов к нейтрино. Поэтому долгое время казалось, что в отношении нейтрино не удастся установить, имеет эта частица точно нулевую или же просто очень малую массу покоя. В конце пятидесятых годов была выдвинута гипотеза двухкомпонентного нейтрино (Ц. Ли и Ч. Янг, Л. Д. Ландау, А. Салам, 1957), согласно которой масса покоя этой частицы строго равна нулю. Поясним эту гипотезу. Допустим, что у какой-то частицы спин направлен точно по импульсу. Если масса покоя такой частицы не нуль, то ее скорость меньше скорости света. При этом в системе координат, движущейся быстрее частицы, импульс изменит свое направление и спин станет направленным не по импульсу, а против него. Поэтому у частицы со спином V2 и ненулевой массой должно быть два различных поляризационных состояния (спин по импульсу и против импульса). Если, однако, масса покоя частицы равна нулю, то знак проекции спина на импульс становится инвариантным (одинаковым во всех движущихся относительно друг друга системах координат). Действительно, частица с нулевой массой движется со скоростью света, так что ее нельзя обогнать. Знак проекции спина на импульс можно изменить с помощью зеркального отражения. В теории двухкомпонентного нейтрино делается возможное только при нулевой массе покоя допущение о том, что при зеркальном отражении нейтрино переходит в антинейтрино. Таким образом, согласно гипотезе двухкомпонентного нейтрино у нейтрино (как и у антинейтрино) имеется только одно поляризационное состояние. Экспериментальные данные указывают [c.251]

Современные представления о фазовых переходах второго рода основаны на высказанной Ландау точке зрения, что эти переходы связаны с изменениями симметрии внутренней структуры теля, происходящими так, что в самой точке перехода симметрия повсюду однозначна и совпадает с симметрией одной из фаз, а именно с наиболее симметричной. В случае фазового перехода первого рода также происходит изменение симметрии тела, однако симметрии обеих фаз не связаны подобным условием. [c.242]

Согласно теории фазовых переходов второго рода Ландау вблизи точки фазового перехода р, Т термодинамические величины не имеют математических особенностей, которые препятствовали бы разложению этих величин в ряд по степеням разностей давлений р — р, темпера-тур Т — 7 и параметра порядка т) (так как ij = О, то т] —т) = т)). Энергия Гиббса (р (р, Т, т]) тела в окрестности точки фазового перехода р, Т при отсутствии внешних полей должна быть равна [c.243]

Устойчивое состояние отвечает минимуму ф (р,Т,ц). Следовательно, в точке фазового перехода, где т) обращается в нуль (йф/дт1)р т- = О, как это и следует из приведенного выражения для ф. Согласно Ландау в точке перехода второго рода коэффициент А (р. Г ) равен нулю, а коэффициент В (р, 7 ) имеет положительное значение.. Линия фазовых переходов второго рода определяется уравнением А (р, Г ) =0. [c.243]

Выражение для энергни Гиббса в теории Ландау обладает следующей особенностью. Для симметричной фазы точка фазового перехода второго рода г = О является точкой, в которой дифференциалы ф первого, второго и третьего порядка обращаются в нуль. Для несимметричной фазы точка т = О — точка максимума ф. [c.244]

В теории Ландау флуктуации не учитывается, и вследствие этого температурные зависимости термодинамических величин в близлежащей к точке фазового перехода области не могут быть установлены. [c.245]

Это условие определяет также область применимости теории Ландау фазовых переходов второго рода там где левая часть меньше еди- [c.253]

Приближение среднего поля описывает поведение системы тем хуже, чем сильнее флуктуации, так как в теории среднего поля коррелированные флуктуации параметра порядка не учитываются. Соответственно этому набор критических показателей, вообще неодинаков для различных фазовых переходов. Поэтому универсальность фазовых переходов второго рода надо понимать в том смысле, что для группы определенных фазовых переходов критические показатели одни и те же, причем таких групп может быть несколько. В тех случаях, когда в силу внутренних особенностей системы флуктуации в ней оказываются слабыми, справедлива теория Ландау, и критические показатели будут иметь значения, вытекающие из этой теории. Последнее справедливо очевидно для сверхпроводящих переходов и для фазовых переходов в некоторых сегнетоэлектриках. [c.254]

Энтропия фазы 1 вблизи температуры Тс — точки Кюри фазы 1 может быть представлена в соответствии с теорией фазовых переходов второго рода Ландау [270] в виде [c.160]

С математической точки зрения условиям (55,1—2) отвечают полюсы, которые в этих точках имеют различные члены разложения функции распределения в ряд Фурье (53,14 — 16). Анти-эрмитовы части тензора возникают от вычетов при обходе этих полюсов в интеграле (54,1) по правилу Ландау. Переход [c.275]

Отсюда видно, что W растет со временем. При этом амплитуда Ьо может расти без изменения а, и, а. С ростом амплитуды образуется плато и затухание Ландау переходит в слабостолкновительную диссипацию [0.7]. Это несколько замедляет рост вихрей. [c.151]

Адамс 162] рассмотрел восприимчивость Ландау — Пайорлса в случае большого диамагнетизма, являющегося следствием малой аффективной массы в теории Блока. Он пришел к заключению, что недиагональные члены, соответствующие переходам между зонами, которыми обычно пренебрегают, в действительности велики, в силу чего результат станет неоцределенным. [c.720]

Важным параметром в теории Ландау является величина поверхностной энергии на границе между нормальной и сверхпроводящей фазами. Эта энергия определяется как разность между энергией реальной границы и энергией некоторой идеальной границы, на которой происходит резкий переход между двумя областями нолеЯ=Якр, в нормальной и Н=0 в сверхпроводящей областях. Идеальная граница располагается таким образом, чтобы полный магнитный поток был равен потоку в случае реальной границы. Существующие экспериментальные данные показывают, что в действительности переход от одной области к другой происходит постепенно, т. е. существует некоторая размытая переходная область. Энергия на единицу поверхности границы раздела может быть записана в виде [c.730]

Еще до своего ознакомления с теорпей Ландау и Гинзбурга автор [76] независимо вычислил граничную энергию, основываясь на модели электронов малой эффективной массы, кратко рассмотренной в п. 23. Он предположил, что если каждую медленно меняющуюся одночастичную функцию, описывающую сверхпроводящие электроны, умножить на функцию U (г), которая при переходе через границу меняется в пределах от [c.733]

Позднее автор использовал двухжидкостную модель Гортера и Казимира и получил выражение для разности свободных энергий, справедливое во всем интервале температур. Вблизи Т = Гкр. эта теория переходит в теорию Гинзбурга и Ландау, а вблизи Г = 0° К—в раннюю теорию автора, описанную вьипе. Если параметр а равен то из (4.2) —(4.4) для разности свободных энергий получается выражение [c.733]

Яцр . Поскольку трудно представить себе факторы, препятствующие переходу таких областей в сверхпроводящее состояние, Ландау в дальнейшем предложил разветвленную модель (фиг. 10,6) с непрерывным ветвлением, таким, чтобы всюду на поверхности среднее поле равнялось Н. Ландау получил следующее выражение для свободной энергии в модели с такими многократно разветвленными слоями [c.747]

При подстановке известного из измерений значения скорости звука выражение (23.1) переходит в зависимость 0,021 джоуль1 г- град). Возникновение дополнительных возбуждений выше 0,7°К соответствует в теории Ландау появлению ротонов, а в двухжидкостной модели Тисса—испарению конденсата Бозе—Эйнштейна в пространстве скоростей. Вид ожидаемой зависимости теплоемкости от температуры в этих двух теориях оказывается одинаковым, однако, как уже указывалось в разделе 1, роль вклада обеих компонент в теплоемкость оказывается совершенно различной с точки зрения проблемы сверхтекучести. В теории Ландау сверхтекучая компонента не обладает не только ротонной, но и фононпой энтропией, тогда как, по Тисса, эта компонента должна сохранять свою фононную энтропию. На основании одних только измерений теплоемкости нельзя, таким образом, решить вопрос, имеет ли сверхтекучая компонента фононную энтропию или пет для этого необходимо определить энтропию нормальной компоненты. Такие данные можно получить при достаточно низких температурах, измеряя тепло-перенос и термомеханический эффект в гелии. [c.824]

В. Л. Гинзбургом и Л. Д. Ландау [21] на основании полуфеноменологп-ческих соображений. Для лондоновских сверхпроводников критерием применимости этих уравнений является А<А(0), а для пиппардовскпх —условие (5. 24) перехода в лондоновскую область. Интересно, что роль волновой функции сверхпроводящих электронов , введенной в [21], играет величина щели в данной точке Д (г), а заряд сверхпроводящих носителей тока м азался равным 2 е, что соответствует связанной паре электронов. [c.916]

Лазарева и Кикоина наблюдение нерепоса гелия по пленке 794 Ландау—Гинзбурга теория сверхпроводящего перехода 731, 732, 739, 741, 743 Ландау теория для диамагнитной восприимчивости электронного газа 783 [c.929]

Однако электроны проводнИ ОСти обладают не только па-Р Вмагнетизмом но и д и а м ад нет и з мо м (Л. Д. Ландау). Воздействие магнитного поля ра электронный газ сводится к тому, что из-за искривления траекторий электронов в поле проекция их движения на плоскость перпендикулярную магнитному полю, имеет вид замкнутых окружностей, т. е. носит периодический характер. При переходе к квантовой механике всякое классическое периодическое движение квантуется, поэтому при включенном магнитчЮ поле свободные электроны будут менять свою энергию и в. результате будет иметь место отличный от нуля диамагнитнйЙУЗ< ект [c.146]

Рис. 7.47. Частотная зависимость поглощения 5S,10-волны в я-кремнии. Излом оответствует переходу от затухания Ахиезера к затуханию Ландау-Румера [328]

Нарушение закона сохранения четности порождает целый ряд вопросов и ведет к некоторым очень общим и непривычным следствиям. Прежде всего, раз в изображенной на рис. 6.21 установке Р-электроны испускаются несимметрично относительно плоскости тока, то, значит, и сама установка должна обладать такой асимметрией. Возникает вопрос, что же является носителем этой асимметрии. Крайнее допущение состоит в том, что несимметричным является само пространство. Но предполагать асимметрию пространства вовсе не обязательно. Еще за несколько лет до опыта By в статье Г. Вика, А. Уайтмана и Е. Вигнера (I95I) было указано, что асимметрией относительно правого и левого могут обладать все заряженные элементарные частицы, так что положительный заряд, если смотреть на него через зеркало, превращается в отрицательный и наоборот. С этой точки зрения человек видит в зеркале не себя, а существо, составленное из античастиц — антипротонов, антинейтронов и позитронов. Зеркальное отражение такого типа Л. Д. Ландау (1957) назвал комбинированной инверсией. При таком взгляде на зеркальное отражение опыт By объясняется естественно при отражении в зеркале установка переходит не сама в себя, а в антиустановку , состоящую из образца антикобальта-60, окруженного позитронным круговым током. Тем самым установка не является зеркально симметричной, так что Р-электроны могут вылетать вправо и влево с разными интенсивностями. [c.250]

Теория Ландау относится к близлежащей к точке фазового перехода области, по не к непосредственной окрестности этой точкн, где развиваются большие флуктуации, поэтому эту окрестность называют также флуктуациониои областью, или областью подобия, [c.245]

Перефразируя известные слова Пуанкаре о периодических решениях, можно сказать, что бифуркации, как факелы, освещают путь от исследованных динамических систем к неисследованным. Эту роль теории бифуркаций использовали Л. Д. Ландау и позже Э. Хопф, предложившие эвристическое описание перехода от ламинарного течения к турбулентному при возрастании числа Рейнольдса. В сценарии Ландау этот переход осуществлялся через бифуркации торов все возрастающей размерности. После того, как зоопарк динамических систем и их бифуркаций необозримо разросся, появилась масса работ, описывающих, в основном на физическом уровне строгости, переход от регулярного (ламинарного) движения к хаотическому (турбулентному). С помощью исследования цепочки бифуркаций объяснено хаотическое поведение трехмодовой модели Лоренца конвективного движения это объяснение не вошло в настоящий обзор, поскольку в него, по соображениям объема, [c.9]

Теория сверхпроводимости исключительно сложна В создание этой теории основной вклад внесли советские ученые — Л. Д. Ландау, Н. Н. Боголюбов, В. Л. Гинзбург, А. А. Абрикосов, Л. П. Горьков II другие, а также ученые зарубежных стран —Д. Бардин, Л. Купер, Д. Шрпффер и другие. По современным представлениям в основе явления сверхпроводимости лежит образование связанных пар электронов ( куперовских пар ) такая пара не может сыде/пять энергию малыми дозами, так что обычные джоулевы потери мощности, которые наблюдаются в металлах при нормальных условиях, здесь уже не имеют места. Разъединение ассоциированных в куперов-скую пару электронов при повышении температуры или магнитной индукции представляет собой нарушение сверхпроводимости, т. е. фазовый переход сверхпроводника из сверхпроводящего состояния в нормальное. Огмечается глубокая аналогия в физической сущности явления сверхпроводимости и явления сверхтекучести, открытого П. Л. Капицей у жидкого гелия-П и теоретически обоснованного Л. Д. Ландау. [c.211]

Наиб, общее феноменологич. описание перехода в антиферромагн. состояние даёт теория фазовых переходов Л. Д. Ландау (1937), В этой теории термодинамич. потенциал Ф раскладывается в ряд по параметрам порядка, к-рыми в случае АФМ являются компоненты векторов Mi. Удобнее пользоваться линейными комбинациями этих векторов. Для двухподрешёточного АФМ таковыми являются вектор антиферромагнетизма L—. l/i—и вектор намагниченности М— Вид разложения определяется симметрией кристалла — все члены разложения должны быть инвариантны относительно преобразований симметрии кристалла в парамагн. состоянии. Напр., для одноосного двухподрешёточного АФМ [c.109]

Модель БКШ даёт описанпо перехода и сверхпроводящее состояние как фазового перехода второго рода в рамка.х теории. Ландау. Роль параметра порядка в теории слерхнроводимости Гинзбурга — Ла1гдау — Абрикосова — Горькова (ГЛАГ-теории) играет энергетич. пц ль Д. [c.177]

ГЙНЗБУРГА — ЛАНДАУ ТЕОРИЯ — феноменологич. теория сверхпроводимости, основанная на теории Л. Д. Ландау фазовых переходов второго рода. [c.475]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...