Физика твердого тела. Полупроводники, диэлектрики, магнетики. Морозов А.И. - 69 стр.

                                    68

Здесь мы использовали предположение, что u 3 (t ) =0, которое
справедливо при х0=0 в силу симметрии смещений атома вправо
и влево.
     Если
                         α + 3β u 2 (t ) >0,          (5.26)
то существует только одно значение х0, удовлетворяющее
                     ∂V
условию равновесия         = 0 . Это значение х0=0. Как известно из
                     ∂x0
I, §4.4 при T >> θ D
                                    me T
                     u 2 (t ) ~ a 2        ∝T ,               (5.27)
                                     M θD
где me - масса электрона, М – масса иона, θ D - температура
Дебая.
      С понижением температуры при Т=Тс знак неравенства
(5.26) меняется на противоположный. При этом равновесие в
точке х0=0 из устойчивого становится неустойчивым, а
устойчивому положению равновесия теперь отвечают значения
           α + 3β u 2 ( t )
x0 = ± −                      .   При    дальнейшем     понижении
                  β
температуры величина х0 ведет себя как изображено на рис.5.5.
Ниже Тс положения равновесия атомов во всех ячейках
оказываются смещенными в одну сторону и симметрия
кристаллической решетки понижается.
     Такой структурный фазовый переход называется фазовым
переходом типа смещения, а величина смещения х0 играет роль
параметра порядка для этого фазового перехода второго рода.
     Все это справедливо, если Тс>θ D . В противном случае
                                                  me
оценка (5.27) уже не применима, u 2 (t ) ~ a 2       , то есть
                                                  M
выходит на значение, определяемое нулевыми колебаниями
кристаллической решетки. В результате неравенство (5.26)
остается справедливым вплоть до Т=0, никакого фазового