1tom - 0516.htm

563
Табл. 3,


Модель	Определение параметра X	а	»	U = v	б
Изинга	V,		V-	1
Бакстера	cos (А,л) =	г>		1
	2 (аб≈ Ы)	Я	16Х	2Я
	_C2_+[f2__,_t2__ha
	(при a + b + d = c)
ЖГ [, II		V,	V.	V.
ЖГ 1 1 i			³/эз	^ь/₄
ЖГ IV		-¹/2	^1/4
А 'Р _v ^ └ П А ∙, -Л n ≈≈ Л -\| ,	cos (Лл)- 1 ≈	₀ i ≈ гк	1 1-х
^\|=ж+хГ^й+	^2xl	"³~^а	4 3 ≈ 4Х	^3-4А
Поттса	2c-o_B(ln/2)-V-	2 1 ≈ 2А,	1+Я	1 2-^Я	3-Я
	* ^А *
	0 < X < '/2.	О 1 "^~ ^		3 1≈ Л
	0 < q < 4				1 + А

с другом силой трения и эл.-магв. полями. Система ур-ний, описывающих модель, да╦т для газа частиц каждого со рта а (е или i) изменение во времени след, мак-роскопич. параметров: п{*, г] ≈ число частиц в единице объ╦ма, v_a (I* г} ≈ ср. скорость, Т_а (t, г] ≈ темп-pa, где г ≈ радиус-вектор. Эти ур-ния выражают для газа соответственно сохранение числа частиц, баланс импульса и тепловой баланс и имеют вид
d n
а а л.
-5Г- = -^dlv
≈ ≈ _a div
плотности к темп-рс перехода, равного укивере, постоянной 2т²/л7г², где m ≈ масса атома ⁴Не. Связь критических показателей с параметрами взаимодействия установлена точно для модели Бакстера, модели AT, модели Поттса при <^4, а также для модели ЖГ
(табл. 3).
Лит.; Наташинский А. 3-, Покровский В. Л., Флуктуационнан теория фазовых переходов, 2 изд., М., 1982; Б э к с 7 с р Р., Точно решаемые модели н статистической механике, пер. с англ., М., 1985, W u F. Y., The Potts model, «Kevs. Mod. Piiys.», 1£Ж2, v. 54, p. 235. С. В. Покровский.
ДВУМЕРНЫЙ ЭЛЕКТРОННЫЙ ГАЗ ≈ система электронов, эисргетич. состояния к-рых соответствуют свободному движению только вдоль определ. плоскости, В поперечном направлении потепц. энергия такова, что частицы находятся в потепц. яме и их движение финитно, а соответствующие энергетич. уровни дискретны. При низких темп-pax, когда все частицы находятся на нашшзгаем из этих уровней, система является чисто днумерной. При повышении темп-ры постепенно начинают заполняться вс╦ более высокие уровни энергии и система теряет двумерный характер.
Д. э. г. реализуется в неоднородных полупроводниках (МДП-структуры, р ≈ п-переходы, гетеропереходы, инверсионные слои, поверхностные электронные уровни на сколах монокристаллов Ge), для электронов над поверхностью жидкого Не, в сверхтонких (толщиной неск. атомных слоев) проводящих пл╦нках. Многообразие наблюдаемых свойств Д. э. г. в значит, мере обусловлено возможностью регулировать и легко менять в широких пределах плотность электронов под действием прижимающего (поперечного) электрич. поля (полупроводники, электроны над жидким Не), причем в зависимости от плотности Д. э. г. может оказаться как невырожденным, так и вырожденным (см. Двумерные проводники). Осн. интерес к Д. э. г. связан с особенностями фановых переходов, эффектов локализации, флуктуации и кипстич. явлений в двумерных системах. Для электронов на поверхности жидкого Не впервые была экспериментально обнаружена вигпо-
ровская кристаллизация (см. Вигнеровский кристалл].
А. Э, Мейероаич,
ДВУОСНЫ╗ КРИСТАЛЛЫ≈ кристаллы, в к-рых происходит двойное лучепреломление при всех направлениях падающего на них луча света, кроме двух направлений (каждое из них паи. оптич. осью кристалла), Подробнее см. Кристаллооптика.
ДВУХЖЙДКОСТНАЯ ГИДРОДИНАМИКА ПЛАЗМЫ≈ матем. модель, в к-рой полностью ионизованная плазма представляется в виде смеси двух газов заряж. частиц ≈ электронов (е) и ионов (i), связанных друг
/ Т
9LL^adt
d_aгде -jf = d/dt-\\
тич, давление, зор негидростатич ток тепла частиц
(2)
(3)
!_и ≈гпдроста-
≈ симмотрич ны ii т ен-наирлжонин,
газа a, Ra
≈ по-
и ≈
и
о
ас
5
X х
изменение импульса и выделение тепла в газе а в результате столкновений с частицами газа др. сорта, т_а, ^_а ≈ масса и заряд частиц а, .К, // ≈ электрич. и магн. поля. Если в системе действуют иные силы (напр,, гравитационные) и имеются источники тепла, то добавляются соответствующие члены. Ур-ния (1), (2), (3) получаются формально как нулевой, первый и второй моменты кинетических уравнений для плазмы. Ими можно пользоваться для отыскания макроскопич. параметров плазмы, если с помощью приближ╦нного решения кинетич. ур-ний найти локальные ф-ции распределения частиц се и выразить величины q_a, я_а, ^?а, Qa. через макроскопич. параметры и их производные, тем самым замкнув ур-ния,
Ур-ния Д. г, п. применимы, если времена между столкновениями электронов с электронами т^ и ионов с ионами iff малы по сравнению со всеми остальными характерными временами. При этом ф-ции распределения электронов и понов близки К Максвелла распределениям, к-рые полностью определяются параметрами я_а, v_a, Т_Г4. Градиенты этих параметров, если они достаточно малы, определяют малые локальные поправки к максвелловским ф-циям. Для этого в отсутствие магн. поля параметры должны мало изменяться на длине свободного пробега частиц, но в сильном магн. поле условия применимости Д, г. п. усложняются (смягчаются для градиентов попер╦к поля). Характерное время обмена энергией при столкновениях между электронами и ионами много больше, чем t_ee и т//_гтак что тепловое равновесие внутри каждого из газов устанавливается быстрее, чем между ними. Полому условия применимости Д. г. п. допускают большое различие между электронной и ионной темп-рами. Часто Д. г. п. используется вне строгих границ е╦ примешь мости (обычно при этом без тензора эт_а) как удобная грубая модель полностью ионизованной плазмы. Иногда при этом используют упрощенное выражение Kf = (m_en_fT/T_fl-)('V_e ≈ v;), ему соответствует *?/ = =^(3m_en_e/mft_ei) (Т_е ≈ Т,-}. Законы сохранения импульса и энергии при столкновениях дают R_e = ≈ K^ Q_e~
Лит.: Брагинский С- И., Явления переноса в плазме, в сб.: Вопросы теории плазмы, в. 1, М., 1963.
С. И, Брагинский.
ДВУХЖЙДКОСТНАЯ МОДЕЛЬ ГЕЛИЯ II ≈ физ. модель сверхтекучего гелия ⁴Ие, основанная на представлении о двухкомпошштиостп ⁴Не в сверхтекучем состоянии: при понижении темп-ры ниже Я-точки (см. Гелий жидкий) в ⁴Не возникает сверхтекучий компо- _г** цент, существующий наряду С нормальным (вязким) "9
") }