为0而确定。 二是使用对称相到无公度相、以及无公度相到公度相相变的统一描述，只引入 对称相到公度相相变的序参量。无公度相结构可用序参量冻结波空间不均匀来描述。在 1l eock-in相变点Tc以下序参量变为空间均匀。波矢g的冻结波可以表为公度相波失qc的波 的振幅（振幅正比于序参量）受到周期性空间调制。这一调制的波失为9。=q~q。q。 是小量，在公度相qo三0。 下面以第一种方法展开讨论。 在无公度相变中，Landau理论中的序参量应为复数Q(q)。可以证明，必须同时存 在一个与之复共轭的序参量才能保证原子位移为实数。因此，可以写成： LA0,Q=√2 1 Q1= Aeb (2.1) √2 其中，A是畸变波振幅，中是相位，两者都为实数。 还可以引人新坐标： p30,+Q,p-0-0) i (2.2) 其中，P:、P2是实数。这两种坐标关系是： P,=Acosφ，P2=-Asin (2.3) 于是，系统自由能为 G=G。+a(T-T1)Q:Q2+4uQ:2Q,2 (2.4) a、u均为与温度无关的系数，均大于0。G还可写成 G-G.+2a(T-T)A+UA+ (2.5) 显然，式(2.5)与序参量为实数且序参量维数n=1的系统的自由能形式上等同。 所以， A。=t（T-T),T<I (2.6) 并可类似得出比热、自由能等。值得注意的是，式(2.5)不显含中，故G与中无关。若 用P1、P2表示，则有： G=G。+1a(T-T)(P12+P22)+u(P1+P22)2 2 (2.7) 同样，可以套用n=2的结果。 但是，并非所有无公度相都只有2维序参量。例如，在BaMnF.晶体中无公度相要用 4个序参量描述： Q(=0.39,日，)， Q:(g=(-0.39,2) 0(0.39,-), Q.((-0.39,) 6为 而确定 。 二 是使 用对称相 到无公 度相 、 以 及无 公度相 到公 度相相变的统一 描 述 「一 ‘ ， 只引人 对称相 到公度 相相变的序参量 。 无公 度相结构可用 序参量冻结波空间不 均匀来描述 。 在 一 相 变点 以下 序参量 变为空间均匀 。 波矢 的冻结波可以 表 为公 度相波矢 的波 的振 幅 振 幅正 比于序参量 受到周期性空间调制 。 这 一调制的波矢为 。 二 一 。 。 是小 量 ， 在 公度相 。 。 下面以 第一种方 法展 开讨 论 。 在 无公 度相变 中 ， 理论 中的序参量 应 为复 数 。 可以证 明 ， 必须 同 时 存 在一个与之 复共扼 的 序参量才能保证原子位移 为实 数 。 ‘ 因此 ， 可以 写 成 屯 ，小 亿 ‘ 一 沛 一 万 斌 艺 。 其 中 ， 是畸 变波振 幅 ， 币是相位 ， 两者都 为实数 。 还可以 引人新坐标 ‘ 歹牙 ， ， ， ” ， ” 奋万 ， 一 ， 。 其 中 ， 、 是实数 。 这两种坐标关 系是 二 劝 ， 一 币 于 是 ， 系统 自由能为 。 一 名 、 仁均为与温 度 无关 的系数 ， 均大 于 。 还 可写成 。 。 。 ， ， 、 ‘ ， “ 。 。 。 十 百 己 、 且 一 且 ‘ 少 八 一 宁 几 ’ 显然 ， 式 与序参量 为实数且 序参量维数 二 的系统的 自由能形式上 等 同 。 所以 ， ， 华井 一 。 并 可 类似得 出比热 、 自由能 等 。 值得注意 的是 ， 式 不显含功 ， 故 与价无关 。 若 用 、 表示 ， 则有 。 。 ， 、 ， 。 切 匕 。 宁 二丁。 气 一 少 气 乙 蕊 同样 ， 可以套用 的结果 。 但是 ， 并非所有无公度相都只有 维序参量 。 例如 ， 在 晶体中无公度相要用 个序参量描述 一一多 、 、户 声、 。 。 一 。 ， ’ 百 ’ 吕 莽 ‘。 · ” ， 一 告 ， 告 ， 手 ‘ 一 。 · ” ， 专 ， ‘ 莽 ‘ 一 。 ， ” ， 晋 ， 早芍