350
ш
i
10'
10'
Рис. 2.
354
ройному рассеянию в области <?гс>1 дают для Fe Дш=2,7±0,3, для Ni А<»=2,46±0,25.
Кинетич. явления в жидкости вблизи критич, точки имеют существ, особенности, связанные с взаимодействием диффуз. движения с вязкостным. В этом случае
у коэф. диффузии D появляется сингулярность: D^re1* Экспериментально замедление флуктуации вблизи критич. точки наблюдается по сужению центрального (рэлеевского) пика при рассеянии света с заданной передачей импульса д. Согласно гипотезе динамич, масштабной инвариантности, ширина линии y~Dq*f(qrc}~
~q*rclf(qre), где/(0) ≈1,
*^3 f(x)~x при х>1. Эксперимент согласуется с этим выводом (см. рис. 2, где представлены данные для критич, пэохоры Хе).
Наиболее последоват. теория критич. динамики основана на приме-
]Qi _ jf- нении метода ренормали-
зационной группы к релаксац. ур-ниям для параметра порядка. В
IQCI_____[_____i_____L случае иесохраняющего-Юн 10° Ш1 Ю2 ся параметра порядка
(<7гсИ такой анализ показывает, что кинетич. коэф. Г имеет при т-*-0 слабую
аномалию: Г~]т|СТ|} где Т|<1 ≈ критич. показатель корреляц. ф-ции, с~1. Для сохраняющегося параметра порядка (напр., числа частиц в газе или спонтанного момента изотропного ферромагнетика) релаксац. ур-ние имеет др. вид: dq>/dt= Г(-\72(б/г/6ф). В этом случае анализ методом ренормалнзац. группы подтверждает гипотезу динамич. масштабной инвариантности.
Лит.; Наташинский А, 3,, Покровский В. Л., Флунтуационная теория фазовых переходов, 2 изд., М., 1 9S2; Л и ф ш к ц Е. М., Питаевский Л. П., Фи-зичргкан кинетика, М,, 1979, гл, 12; Ф о л ь м е р М., Кинетики образования новой фазы, пер. с нем., М., 1986.
А. 3. Наташинский, М. В. Фейгельмап.
КИНЕТИКА ФИЗИЧЕСКАЯ ≈ микроскопия, теория процессов в неравновесных средах. В К. ф. методами квантовой или класснч. статистической физики изучают процессы переноса энергии, импульса, заряда и вещества вразл. физ. системах (газах, плазме, жидкостях, тв╦рдых телах) и влияние на них внеш. полей,
В отличие от термодинамики неравновеспых процессов и электродинамики сплошных сред, К. ф. исходит из представления о молекулярном строении рассматриваемых сред, что позволяет вычислить из первых принципов кинетические коэффициенты, диэлектрич. и маги. проницаемости и др. характеристики сплошных сред.
К. ф. включает в себя кинетическую теорию газов из нейтральных атомов или молекул, статистич. теорию неравновесных процессов в плазме, теорию явлений переноса в тв╦рдых телах (диэлектриках, металлах IT полупроводниках) и жидкостях, кинетику магн. процессов и теорию кинетич. явлений, связанных с прохождением быстрых частиц через вещество, К ней же относятся теория процессов переноса в квантовых жидкостях и сверхпроводниках И кинетика фазовых переходов.
Если известна ф-ция распределения всех частиц системы по их координатам и импульсам в зависимости от времени (в квантовом случае ≈ статистич. оператор), то можно вычислить все характеристики неравновесной системы. Вычисление полной ф-ции распределения является практически неразрешимой задачей, но для определения мн. свойств физ. систем, напр, потока энергии или импульса, достаточно знать ф-цню распределения небольшого числа частиц, а для газов малой плотности ≈ одной частицы. :
В К. ф. используется существ, различие врем╦н релаксации в неравновесных процессах (иерархия врем╦н релаксации), напр. для газа из частиц или квазичастиц время свободного пробега значительно больше времени столкновения между частицами. Это позволяет перейти от полного описания неравновесного состояния ф-цией распределения во всем координатам и импульсам к сокращ╦нному описанию пра помощи ф-ции распределения одной частицы по е╦ координатам и импульсам.
Кинетическое уравнение. Осн. метод К. ф- ≈ решение кинетического уравнения Больцмана для одночастичной ф-ции распределения /(ж, jo, t) молекул в фазовом пространстве их координат зс и импульсов р. Ф-ция распределения удовлетворяет кинетич* ур-иию
где St/ ≈ интеграл столкновений, определяющий разность числа частиц, приходящих в элемент объ╦ма вследствие прямых столкновений и убывающих из него вследствие обратных столкновений. Для одноатомных молекул или для многоатомных, но без уч╦та их внутр, степеней свободы
St / =
w
i dp' dp[,
где ш ≈ вероятность столкновения, связанная с диф-ференц. эфф сечением рассеяния
w dp* dp^ = \ V ≈ V\
где р, pi ≈ импульсы молекул до столкновения, tVi ≈ соответств. скорости, р' , р[ ≈ их импульсы после столкновения, /, /t ≈ ф-ции распределения молекул
до столкновения, /', /i ≈ их ф-ции распределения после столкновения. Для газа из сложных молекул, обладающих внутр. степенями свободы, их следует учитывать в ф-ции распределения. Напр., для двухатомных молекул с собств. моментом вращения М ф-ции распределения будут зависеть также от М.
Из кинетич. ур-ния следует Больцмана Н-теорема ≈ убывание со временем Я-функции Больцмана (ср. логарифма ф-ции распределения) или возрастание энтропии, т, к. она равна Я-функции Больцмана с обратным знаком.
Уравнения переноса. К. ф. позволяет получить ур-ния баланса ср. плотностей вещества, импульса и энергии. Напр., для простого газа плотность р, гидро-
динамич. скорость V и ср. энергия е удовлетворяют ур-ниям баланса:
dt
дП
~дх.
0(1
-о,
р
где
тензор плотности потока импульса, п ≈ плотность числа частиц, q≈ \&Vfdp ≈ плотность потока энергии.
Если состояние газа мало отличается от равновесного, то в малых элементах объ╦ма устанавливается распределение, близкое к локально равновесному Максвелла распределению,
f0~n (ZnmkT)'*** exp [≈ т (v ≈ V}*j2kT\
с темп-рой, плотностью и гидродинамич. скоростью, соответствующими рассматриваемой точке газа. В этом случае перавновесная ф-ция распределения мало отличается от локально равновесной и решение кинетич.
