Теория групп и фазовые переходы

Согласно теории Ландау фазовый переход можно описать как спонтанное нарушение симметрии. Система, обладавшая группой симметрии выше точки перехода, ниже этой точки имеет более низкую симметрию, которой соответствует группа 1, являющаяся подгруппой Если число Гинзбурга мало и есть область применимости теории Ландау, то ее выводы относительно возможных правил отбора по симметрии при фазовом переходе второго рода [1] остаются в силе. Действительно, единственное, что требуется для вывода этих правил,— единая форма термодинамического потенциала в виде, предложенном Ландау, как выше, так и ниже точки фазового перехода. Более того, очевидно, что правила отбора Ландау сохраняются и до некоторого критического значения числа С11 порядка единицы. Вопрос о том, сменяются ли правила отбора Ландау при некотором конечном 61 другими, остается открытым. [c.287]

Фазовые переходы первого рода в магнитных системах. Аналогичная ситуация имеется в примерах, перечисленных в табл. 9.2. В ней указана пространственная группа С для парамагнитной фазы кристалла, тип магнитной структуры (вместе с волновым вектором и ориентацией спина по отношению к нему), число лучей звезды / и число компонент параметра порядка. По критериям теории Ландау фазовый переход в них должен быть второго рода, однако ни для одной из этих систем нет устойчивых неподвижных точек [21], и следовательно, предполагается, что фазовый переход в них должен быть первого рода. Относительно иОг, МпО, Сг и Ей известно, что магнитный фазовый переход в каждом из них является переходом первого рода. [c.231]

В настоящее время теория жидкокристаллического состояния находится на том начальном этапе, когда даже для одного гомологического ряда нельзя однозначно предсказать, как поведет себя тот или иной гомолог. Пока не поддаются предсказанию (даже при знании поведения нескольких членов ряда) такие важнейшие характеристики, как точки плавления и изотропного перехода, а также число мезоморфных переходов, их температуры и типы мезофаз. Очевидно, что для каждого вновь синтезируемого жидкого кристалла необходимо идентифицировать все мезофазы. При этом следует иметь в виду, что наряду с энантиотропными жидкими кристаллами, в которых все имеющиеся модификации мезоморфного состояния наблюдаются и при нагревании, и при охлаждении, существует большая группа так называемых монотропных жидких кристаллов, в которых некоторые фазовые превращения наблюдаются только в процессе охлаждения. Поэтому при изучении фазовых превращений в жидких кристаллах важно обеспечить одинаковую надежность измерений как в режиме нагревания, так и в режиме охлаждения. [c.68]

Альтернативным к используемому в разделе III подходу, основанному па применении математического аппарата теории ветвящихся случайных процессов, является теоретико-полевое рассмотрение ансамблей разветвленных макромолекул [3]. Возможность использования методов теории ноля связана с тем, что производящий функционал распределения Гиббса вероятностей состояний таких статистических ансамблей может быть представлен в виде континуального интеграла по случайному полю, пропорциональному флуктуирующей плотности звеньев или химически реагирующих функциональных групп. Вычисление этого интеграла методом перевала при е О приводит к термодинамическим потенциалам теории среднего поля, а для расчета поправок к ним по малому параметру е необходимо учитывать флуктуации поля с помощью специальных методов теории возмущений применительно к функциональным интегралам. Для этого в разделе IV развита диаграммная техника, которая применена также к расчету парных корреляционных функций. Наиболее эффективен этот метод нри построении статистической теории разветвленных полимеров, учитывающей кроме химических, также физические (объемные) взаимодействия молекул. В таком варианте теория учитывает термодинамическое сродство полимера с растворителем и поэтому описывает фазовые переходы в процессе образования полимерных сеток. [c.147]

Теория групп и фазовые переходы [c.48]

Л. Д. Ландау показал, каким образом группа симметрии системы в точке фазового перехода определяет число компонент параметра порядка и вид термодинамической) потенциала Р [1]. Простой случай скалярного поля ф(ж), описанный в 4, относится к системе, группа симметрии которой есть Группа включает, кроме единичного, единственный элемент — замену ф —ф. Единственный независимый инвариант такой группы — величина ф, степени которой вошли в разложение (4.1) для Р. Рассмотрим теперь систему, имеющую в точке перехода симметрию Параметр порядка <р, согласно известной теореме теории групп, можно разложить по неприводимым представлениям группы [c.48]

Роль конформных преобразований в теории фазовых переходов была выяснена А. М. Поляковым [49]. С по мощью конформной группы удается доказать своеобразные соотношения ортогональности в алгебре флуктуирующих величин. Роль обычного скалярного произведения здесь играет коррелятор двух величин. Мы докажем, что такое среднее отлично от нуля только в том случае, если масштабные размерности сомножителей (речь идет о скалярных величинах) совпадают. Рассмотрим случай двух скалярных величин А и В. Коррелятор Кав(х — у) = = <4(х)5(у)>, как было показано раньше, ведет себя как jx — у Дл-Дв. При конформных преобразованиях (4.3) и (4.15) интервал конечной длины х —у [ претерпевает изменение [c.78]

Теория Журкова не может быть принята без существенных оговорок. Она соверщенно правильно трактует закономерности, наблюдаемые при действии неполярных пластификаторов на неполярные полимеры, однако, по нащему мнению, упрощенно трактует механизм действия полярных пластификаторов, так как не учитывает межмолекулярного взаимодействия за счет всей молекулы в целом. Если пластификатор совместим с полимером, то его действие заключается в экранировании дипольных групп и в снижении энергии межмолекулярного притяжения за счет действия не только дипольных групп молекул пластификатора, но и всей массы молекул. Механизм действия числа молекул , вне зависимости от их размеров, мог бы быть понятным, если бы наблюдалась депрессия температуры фазового перехода, а не сни-женне температуры стеклования. [c.140]

Общая термодинамическая теория устойчивых равновесий разрабатывается в последние годы В. К. Семенченко в Московском государственном университете им. М. В. Ломоносова. За основные характеристики устойчивости В. К. Семенченко принял коэффициенты устойчивости и величину, названную им детерминантом устойчивости . Было показано, что по этим характеристикам фазовые переходы можно разделить на три группы. Одну из них образуют критические переходы, являющиеся граничными между фазовыми переходами первого рода и закритическими в этом случае достигается нижняя граница устойчивости, т. е. равновесие, подобное безразличному равновесию в механике. Исследован также случай достижения верхней границы устойчивости показано, что все следствия теоремы Нернста и закономерности, описывающие свойства полупроводников, являются частными случаями разработанной теории. [c.285]

Неприводимые представления пространственных групп. Поскольку в данной книге изучаются фазовые переходы в кристаллах, математический аппарат теории строится на представлениях пространственных групп. Мы предполагаем у читателя общее знакомство с основами теории представлений групп в объеме курса Ландау и Лифшица [2] и приведем в этом параграфе лишь важнейшие сведения из теории представлений пространственных групп, которые понадобятся для дальнейшего изложения. Более детальное изложение теории самих пространственных групп и их представлений читатель может найти-во многих книгах, среди которых мы рекомендуем монографию [28], где используются те же обозначения, что и в данной книге. [c.17]

В следующей главе будет показано, каким образом строить базисные функции НП пространственной группы кристалла из физических величин, характеризующих состояние кристалла после фазового перехода. В основе метода лежит известная в теории групп формула для оператора проектирования [5] [c.19]

Общая информация об /-группах. Теоретико-групповой анализ фазовых переходов сводится, как мы видели, в большей части к исследованию соответствующих НП исходной группы симметрии. Как было показано в 12, набор различных матриц НП образует некоторую абстрактную /-группу. Впервые важная роль этих групп в теории фазовых переходов была отмечена в работе [5], где они были названы Ь -группами. [c.94]

Можно ли объяснить этот скачок флзгктуациями, как предполагается в теории [187, 188] Для ответа на этот вопрос Блок с сотрудниками провели эксперимент с одноосно напряженными вдоль оси (1, 1, 1) образцами МпО. При такой деформации происходит понижение кубической симметрии до j . Соответственно и восьмимерное представление расщепляется на неприводимые представления группы sv, для которых максимальная размерность не превосходит трех (см. [189]). В этом случае теория разрешает фазовый переход второго рода, который и был наблюден экспериментально. Было бы сложно дать этому эксперименту другое объяснение. [c.298]

Изложение общего подхода закончим замечанием о принципиальном значении понятия /-групщ>1 для анализа критических явлений в кристаллах. Как мы видели раньше, различные фазовые переходы в кристаллах, идущие по разным НП (но одной размерности ), могут иметь одинаковые /-группы и характеризоваться одаим и тем же гамильтонианом Гинзбурга -Ландау. Все они, согласно изложенному, должны иметь одинаковое критическое поведение (одинаковые критические индексы). В этом смысле аппарат /-групп является математическим аппаратом теории универсальности фазовых переходов в кристаллах. [c.225]

Конкретные значения у определяют природу фазовых переходов в моделях нуклеиновых кислот [15].) За последние примерно десять лет для дальнейшего подтверждения формы уравнения (1) с помошью (4) были привлечены различные методы скейлинга и ре-нормализационной группы (группы перенормировки). Интересно отметить, что эвристическая аргументация Флори, приводящая к (3), оказывается, по-видимому, весьма удовлетворительной. Например, для размерностей (1-2 Дерридой [16] получена численная оценка V = 0,7503 0,0002, сравнимая с величиной и = 3/4, определенной Флори. Тем не менее остается полностью невыясненным вопрос (см., например, [17]) о точности, предполагаемой для цитированных выше погрешностей. Аргументации, основанные на теории поля (как обсуждается в гл. X книги [2]), позволяют предположить, что полученная Флори величина = 1/2 для = 4 является точной. [c.485]

В главах 1 и 2 дана теория гиббсовских состояний без предположения об их трансляционной инвариантности (в этом случае вместо решетки рассматривается бесконечное счетное множество Ь). В главе 3 предполагается ипвариаптпость отпосительпо сдвига и развивается теория топологического давления и равновесных состояний для классических решетчатых систем. Кроме того, получены общие результаты по фазовым переходам. Глава 4 является центральной, в ней устанавливается связь между гиббсовскими и равновесными состояниями. Глава 5 посвящена одномерным системам и, таким образом, предваряет главу 7. В главе 6 теория равновесных состояний распространяется на случай, когда конфигурационное пространство О. заменяется произвольным метрическим компактным пространством, на котором группа ТУ действует гомеоморфизмами. Глава 7 обобщает теорию гиббсовских состояний (и все соответствующие понятия) на конкретный класс компактных метрических пространств, называемых пространствами Смейла, на которых группа й действует гомеоморфизмами. Пространства Смейла включают в себя базисные множества с аксиомой А и, в частности, многообразия с диффеоморфизмами Аносова. [c.28]

Следует заметить, что приведенная выше формулировка критерия фазового перехода второго рода несколько отличается по форме от соответствующей формулировки в оригинальных работах Ландау и Лифшица [20—22], хотя по содержанию, разумеется, эквивалентна ей. Условие, установленное в [20], сводится к требованию, чтобы из коэффициентов уоо(ко,) было бы невозможно составить инвариант третьего порядка. В терминах теории представления это означает, что симметричный куб представления пространственной группы неупорядоченного кристалла, связанный с Рис. 10. Иллюстрация ус-фазовым переходом, не содержит единич- ловия сохранения ква-ного представления. Для. случая, когда аиимпульса (4.20) для [c.51]

Книга посвящена систематическому изложению современной теории фазовых переходов. В ней изложены теоретические представления, необходимые для описания взаимодействующих критических флуктуаций (гипотеза подобия, алгебра флуктуирующих величин, конформная инвариантность, ренормгрушха). Теория применяется для описания конкретных явлений. Проводится сопоставление с экспериментом. Особое внимание уделено системам с непрерывной группой симметрии (сверхтекучая жидкость, гейзенберговский магнетик), свойства которых при всех температурах ниже точки перехода определяются сильными гидродинамическими флуктуациями. Книга содержит много оригинальных результатов. Большинство вопросов, затронутых в книге, никогда не излагалось в систематической форме. [c.2]

Другой известный случай реализации симметрии (У ,— квантовая жидкость Не. Симметрия Ог гамильтониана <2.11) в этом случае есть градиентная инвариантность системы— возможность умножения волновой функции 1 )(х) в представлении вторичного квантования на произвольный фазовый множитель е . В несверхтекучем состоянии фаза является случайной величиной, распределенной равномерно в интервале О < ш < 2я. Ниже Я.-точки возникает бозе- эйнштейновский конденсат, число заполнения состояния с нулевым импульсом обращается в бесконечность, так что соотношение неопределенностей позволяет фазе ш иметь определенное значение. Параметром порядка для Л-перехода, как уже отмечалось, служит волновая функция 1 )(х) сверхтекучей компоненты, являющаяся комплексным полем. Можно также считать г15(х) полем двумерных векторов с компонентами Ке ф(х), 1тф(х). Симметрия О г имеется для сверхпроводников, где упорядочение также описывается (в теории Гинзбурга — Ландау) комплексным полем г15(х). Для О г нет инвариантов и фазовый переход может происходить как фазовый переход второго рода. Группы О г, (Уг, группа движений пространстра — примеры (не единственные) спонтанно нарушающихся непре- [c.52]

Частные теории посвящены описанию зависимости фазовых переходов в бислое от параметров системы. В модели Трейбла и Эйбла (1974) в качестве такого параметра рассматривают свойства полярных групп липидов. В противоположность электронейтральным (цвиттерионные) липидам у заряженных липидов обычно наблюдается четкая зависимость температуры перехода от многих факторов, определяющих заряд липидов (pH, ионная сила, адсорбция ионов и т.д.). Если бы взаимодействие заряженных групп сводилось к простому отталкиванию одноименных зарядов, то фазовые переходы в заряженных липидах должны были бы происходить при более низких температурах, чем в электронейтральных. Фактически наблюдается обратная картина. В модели вклад электростатического взаимодействия в изменение энтальпии при фазовом переходе определялся в предположении, что свободная энергия заряженной поверхности зависит от плотности поверхностного заряда. В том случае, если заряды на поверхности липидного бислоя распределены равномерно, свободная энергия двойного электрического слоя ср может быть рассчитана по уравнению Гуи—Чэпмена (см. 5 гл. ХУП1). [c.56]

Неавтономность адсорбционного слоя и связанное с ней влияние на его строение поверхности адсорбента являются причиной большего разнообразия поверхностных фаз по сравнению с объемными. Условно фазы адсорбированного монослоя можно подразделить на две группы 1 фазы, структурно связанные со строением поверхности адсорбен-тга, 2) фазы, структурно не зависящие от ее строения. Интерпретация явлений, относящихся ко второй группе, проще и основана на прямой аналогии с обычными трехмерными фазами. Действительно, рис. 1 полностью эквивалентен трехмерной фазовой диаграмме и на нем легко выделяются области двумерных газа, жидкости и кристалла. Молекулы двумерного газа, находящиеся в адсорбционном слое, так же как и трехмерного, мобильны и мало влияют друг на друга, но двумерному кристаллу свойственно регулярное расположение молекул в слое. Ниже температуры тройной точки возможны фазовые переходы между двумернцм газом и двумерным кристаллом в интервале температур между тройной и критической точками возможно сосуществование двух из следующих фаз двумерный газ, двумерная жидкость, двумерный кристалл наконец, выше критической температуры возможны переходы между кристаллом и сверхкритическим флюидом. Для теоретического описания фазовых переходов в таких слоях используются двумерные аналоги обычных уравнений состояния. В частности, нашли применение двумерное уравнение состояния Ван-дер-Ваальса, уравнения теории свободной площади (аналог теории свободного объема жидкости), двумерное вириальное уравнение состояния. Подробный обзор двумерных уравнений состояния дан в работе [6]. [c.26]

Исследование других цеолитов 2-й группы приводит к аналогичным выводам. При низких температурах, в соответствии с наличием в структуре самых различных силовых нолей и в соответствии с моделью Бер-на.та—Фаулера, молекулы HjO имеют самые различные ориентации. При высокой температуре все молекулы ведут себя, одинаково. Поэтому можно считать, что изменение характера взаимодействия молекул воды у всех цеолитов этой группы связано с фазовым переходом. Некоторые из этих переходов, как следует из теории И. В. Курчатова [16], могут быть сегнетоэлектрическими. Интересно, что в одном из сегнетоэлектри-ков — K4Fe( N)e ЗН2О — состояние кристаллизационной воды такое же, как и у цеолитов второй группы. Сегнетоэлектрический фазовый переход в этом веществе имеет место при —24° С, когда начинается процесс вымерзания коллективного движения молекул воды. [c.74]

Для ЖК эластомеров теория Ландау — Де Жена должна быть дополнена еще одним членом, связанным со свободной энергией сетки (гл. 2). Учет свободной энергии сетки позволяет предсказать существование критической точки в механическом поле, как было показано Де Женом для ЖК эластомеров с мезогенными группами в основных цепях макромолекул [17]. Это означает, что под действием механического напряжения фазовый переход первого рода нематическая фаза — изотропная фаза смещается до критической температуры, где он становится непрерывным. Поскольку ориентация ЖК сеток под действием механического растяжения улучшается, наблюдение критической точки в механическом поле представляется более вероятным, чем в электрическом или магнитном поле. [c.378]

К настоящему времени известны также исследования более сложных систем с твердым ядром отталкивания. Основная цель, которая при этом может быть поставлена, это исследование влияния несиммет-рии. Например, в работе [40] метод МК применен для получения уравнения состояния системы, состоящей из твердых гомоядерных гантелей. Использование Л РГ-ансамбля при малом числе частиц в условиях рас-х лоения фаз, видимо, наиболее удобно. Кроме найденного фазового перехода жидкость—твердое тело оказалось, что полученные точки ч< для уравнения состояния в области твердого тела образуют три.семей- ства. Использованная в этой работе теория свободного объема позво-] ляет интерпретировать эти группы точек как некоторые полиморфные модификации кристалла, связанные с различной ориентацией молекул. [c.17]

В третьей главе приводятся основные теоремы о фазовых переходах в решетчатых моделях с непрерывной симметрией в двумерном случае теорема Добру-шина — Шлосмана о симметрии любого предельного распределения Гиббса относительно группы симметрии гамильтониана, являющаяся естественным обобщением теоремы Мермина — Вагнера, и теорема Саймона — Спенсера — Фрелиха о наличии спонтанного нарушения непрерывной симметрии в моделях размерности три и выше при больших р. Перед доказательством этих теорем дается эвристическое объяснение роли размерности в духе общей теории Голдстоуна. [c.6]

Пожалуй, наиболее эффективны симметрийные аспекты теории Ландау при анализе фазовых переходов в кристаллах, поскольку соответству1оищй математический аппарат симметрии - представление пространственных групп кристаллов — очень хорошо разработан. Часто конкретные фазовые переходы в кристаллах требуют изощренного симметрийного анализа, поэтому метод Ландау на протяжении 10—15 лет непрерывно совершенствовался и развивался. Общий обзор различных направлений развития теории Ландау за последние два десятилетия сделан в конце 1. Целью настоящей книги является изложение современного состояния теории фазовых переходов Ландау применительно к кристаллам. При этом не имеет принципиального значения физическая природа самого фазового перехода, поскольку различные переходы — структурные, магнитные, сегнетоэлектри-ческие и т.п. - описываются в единой схеме на основе одного и того же аппарата теории представлений пространственных групп. [c.7]

Все перечисленные направления развития теории Ландау игнорируют флуктуации, поэтому вьтоды этих теорий справедливы за пределами узкой окрестности границ фазовых переходов, установленных Гинзбургом [26] и Леванюком [27]. При рассмотрении роли флуктуаций, существующих внутри критической области, очень полезным также является аппарат /-групп. [c.17]

Приводимые представления пространственных групп и их разложение. Одной из центральных задач теории фазовых переходов Ландау является построение термодинамического потенциала, составляемого из инвариантных полиномов величин т , преобразующихся по НП О группы С. Произведение из )1 величин 1 должно преобразовываться в общем случае по пред- [c.19]

Таким образом, определив соответствующую/-группу, мы можем свести всю дальнейшую задачу об исследовании фазового перехода (построение термодинамического потенциала и определение возможных фаз) к работе с этой абстрактной группой. Преимущество такого подхода проявляется, как мы увидим ниже, в общем анализе возможных типов термодинамического потенциала. В настоящем параграфе, как и раньше, мы будем обсуждать только те НП, которые нумеруются лифшицевскими звездами. Такое ограничение приводит к тому, что рассматриваемые представления содержат конечное число различных матриц. Максимальное число различных матриц в НП может быть равно 48 X 32 = 1536, где 48 - максимальное число элементов в нулевом блоке пространственной группы, а 32 — максимальное увеличение примитивной ячейки при фазовых переходах по лифшицевским звездам. В принципе, имея таблицы НП всех пространственных групп, можно бьшо бы каждому представлению с лифшицевской звездой указать свою /-группу. Однако такой работы еще не бьшо проделано, поэтому мы приведем ряд соображений, показывающих, какие /-группы могут появиться в теории фазовых переходов в кристаллах. [c.95]

Под действием элементов пространственной группы Di эти величины преобразуются по ее НП с Л = 0 (табл. 8.3). Там же указаны величины, составленные из компонент полярного и аксиального вектора и тензора второго ранга, который преобразуется по соответствующим НП группы D h с Л = 0. Таким образом, с помощью этой таблицы могут быть составлены смешанные инварианты пространственной группы, составленные из величин б , 2, / i ,2, с одной стороны, и указанных в таблице макропараметров, с другой. Поскольку законы преобразования величин б 1,2 и / 1 2 зависят от п, различные фазы на чертовой лестнице будут обладать различными макрохарактеристиками. Обратим внимание на тот факт, что при четном п трансформационные свойства величин Pt,2 зависят от того, четны или нечетны числа и /ij. Отсюда следует, что при движении по чертовой лестнице в принципе возможны последовательные фазовые переходы с сохранением значения волнового вектора (числа и), но с изменением макросвойств фаз за счет наличия в термодинамическом потенциале смешанных ИД, характеризующихся наборами чисел ( i 2 В этом состоит пришцшиальное ошичие ситуации с четы-рехкомпонентным параметром порядка от ситуации с двухкомпонентным параметром порядка, исследованной в 32. Хотя термодинамический потенциал (34.26) получен для конкретного фазового перехода, он, по-видимому, имеет о цие черты потенциалов с четырехкомпонентным параметром порядка и мог бы рассматриваться как некоторый модельный потенциал, в котором целые числа и, -и, и произвольны, но связаны единственным соотношением п = п1+п2. Анализ решений соответствующих. уравнений минимизации и возможных неоднородных фаз представляет актуальную задачу теории. [c.212]

Отсутствие устойчивых неподвижных точек. До сих пор мы встречались с примерами, когда уравнения ренорм-группы приводили хотя бы к одной устойчивой неподвижной точке, которая и определяет поведение системы вблизи фазового перехода второго рода. С увеличением числа компонент параметра порядка и числа параметров гамильтониана, описьтаю-щих взаимодействие гамильтониана, может встретиться ситуация, когда ни одна из неподвижных точек не будет устойчивой. Уравнения ренорм-группы перемещают тогда в пространстве параметров гамильтониана точку, отвечающую затравочному гамильтониану, по траекториям, выходящим за границы устойчивости гамильтониана. Именно с такими примерами столкнулись авторы работ [19, 20, 21], сделавшие вьшод о том, что в этих случаях система будет совершать переход первого рода. Это новое явление — смена фазового перехода со второго рода (каким он должен быть по критериям теории Ландау) на первый за счет взаимодействия флуктуаций — оказалось, как было выяснено этими же авторами, довольно распространенным для систем с большим числом компонент параметра порядка. [c.230]

Пивер и Пауэлл [67] определили кинетические параметры образования анион-радикалов ряда ароматических и алифатических иитросоединений методом измерения фазовых углов в интервале 400—10000 Гц на капельном ртутном электроде в диметилформамиде с использованием импедансного моста. Как видно из табл. 11.3, переход от верхних строк к нижним сопровождается уменьщением констант сверхтонкого взаимодействия, что коррелирует со сдвигом потенциалов полуволны в положительную область и с ростом скоростей переноса электрона. Степень локализации неспаренного электрона на нитро-группе изменяется от единицы для грег-нитробутана (скорость переноса электрона к которому минимальна и который восстанавливается труднее всею) до 0,15 для ж-дипитробензола. Количественные расчеты по теории Маркуса с использованием модели сплошной диэлектрической среды и с учетом распределения заряда дают приемлемое соответствие данным, полученным на опыте. [c.347]

Переходы типа спираль — клубок. Более разработана, хотя и не может быть сведена к простому пересечению кривой фазового равновесия, теория переходов липейпо-унорядоченных систем, напр, спираль — клубок. Независимо от используемых здесь различных математич. формализмов, суть всех теорий сводится к прямому учету взаимодействия соседних элементов в духе теории ферромагнетизма Изинга (для перехода от порядка к беспорядку элементарные магнитики должны разориентироваться, однако положение произвольно выбранного магнитика зависит от состояния его соседей, и он не может повернуться без поворота его ближайших соседей). В случае а-спирали стабилизация витков обеспечивается образованием водородных связей между каждым первым и четвертым звеньями. При этом каждая скелетная пептидная группа — ONH — является одновременно донором и акцептором, т. е. фиксируется двумя водородными связями. Произвольно выбранный спиральный участок цепи может быть переведен в неупорядоченное состояние лишь при одновременном распаде всех водородных связей, ограничивающих подвижность каждого витка. [c.62]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология