ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД

(фазовое превращение), в широком смысле — переход в-ва из одной фазы в другую при изменении внеш. условий — темп-ры, давления, магн. и электрич. полей и т. д.; в узком смысле — скачкообразное изменение физ. св-в при непрерывном изменении внеш. параметров. Различие двух трактовок термина «Ф. п.» видно из след. примера. Переход в-ва из газовой фазы в плазменную (см. ПЛАЗМА) в узком смысле слова не явл. Ф. п., т. к. ионизация газа происходит постепенно, но в широком смысле — это Ф. п. В данной статье термин «Ф. п.» рассматривается в узком смысле.

Значение темп-ры, давления или к.-л. др. физ. величины, при к-ром происходит Ф. п., наз. точкой перехода. Различают Ф. п. двух родов. При Ф. п. I рода скачком меняются такие термодинамич. хар-ки в-ва, как плотность, концентрация компонентов; в единице массы выделяется или поглощается вполне определённое кол-во теплоты, наз. теплотой фазового перехода. При Ф. п. II рода нек-рая физ. величина, равная нулю с одной стороны от точки перехода, постепенно растёт (от нуля) при удалении от точки перехода в другую сторону, при этом плотность изменяется непрерывно, теплота не выделяется и не поглощается.

Ф. п. I рода

— широко распространённое в природе явление. К ним относятся: испарение и конденсация, плавление и затвердевание, сублимация и конденсация в тв. фазу, нек-рые структурные переходы в тв. телах, напр. образование мартенсита в сплаве железо—углерод. В чистых сверхпроводниках достаточно сильное магн. поле вызывает Ф. п. I рода из сверхпроводящего в норм. состояние (см. СВЕРХПРОВОДИМОСТЬ).

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). Квантовые 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).

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 (r-rк)/(rж-rг) зависит только от ((p-pк)/(rж-rг)) •Кт. Здесь r — плотность, rк — критич. плотность, rж — плотность жидкости, rг — 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. 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.