335
осн. состояния взаимодействующих электронов (жидкость) и уменьшается щель, отделяющая осн. состояние от возбужд╦нных (газ); поэтому д. К. X. э. проявляется вс╦ слабее. Не исключено также, что при v<V» в двумерном слое может возникнуть вигнеровская кристаллизация 1 5 ≈ 7 ] .
Условия наблюдения К. X. э. 1) Достаточно сильное магн, поле, в'к-ром энергетич. расстояния между сосед-
ними уровнями Ландау £шс превосходят собственную
ширину Г0 уровней Ландау: Й(1>С>2Г0. 2) Достаточно низкие темп-ры. Для ц. К. X. э. необходимо, чтобы А7<Йо)с, а для д. К. X. э. ≈ много меньше характерной энергии кулоновского взаимодействия: kT<^e^/r^e. 3) Достаточно большое уд. электросопротивление объ╦ма полупроводника но сравнению с сопротивлением двумерного инверсионного слоя, характерный масштаб к-рого 2ji£/ve2. 4) Достаточно большая концентрация п носителей заряда в полупроводнике, соответствующая металлич. проводимости инверсионного слоя (н> >1010 см~а).
Для наблюдения К. X. э. необходимы образцы с достаточно высокой подвижностью носителей заряда (т. е. с малой шириной уровней Ландау 2Г), напр. в случае кремниевых МДП-структур, превышающей ~10.4 см2/(В-с) при Г=4,2 К, длн ц. К, X. э.; или 3-104 см2/(В-с) ≈ для д. К.Х.э.
При АГ~10-2е8/г0е (Г~3 К) д. К. X. э. исчезает;
при kT^3b*uc ц. К. X. э, переходит в Шубникова ≈ де Хааза эффект (см. Квантовые осцилляции в магнитном
поле). При kT^Kwc зависимости (1) и (Г) соответствуют ф-ле Лоренца; р≈Н/пес, как и для классич, эффекта Холла.
Практическое применение К. X. э. основано на следующем. 1) Холловские компоненты тензоров удельного и полного сопротивлений в двумерном случае равны и не зависят от размеров образца (2). 2) Отношение А/е* связано с безразмерной постоянной тонкой структуры а соотношением (в СГС)
ются и могут распространяться как кваэисвоиодные частицы по всему объ╦му плазменной материи ≈ возникает «цветопроводимость» (аналогично появлению электропроводности в обычной электрон-ионной плазме). По совр. представлениям, это состояние образуется при высоких темп-pax и/или больших барионных плотностях равновесной адронной материи (рис. 1).
т j
Рис. I. Фазовая диаграмма сильно взаимодействующей материи; Т ≈ темп-pa. По≈ плотность барионного заряда.
Кварк-глюснная плазма
Адронная материя
п-
в к-рое входит только с (значение к-рой известно с погрешностью 4 -10~s), 3) Квантованное значение сопротивления рху воспроизводится в эксперименте с погрешностью не хуже 10~7. Т. о., из сравнения рху с сопротивлением эталонной катушки (калиброванной в системе единиц СИ) определяется значение ос без привлечения результатов квантовой электродинамики. Такое измерение впервые было осуществлено К. фон Клитцингом с сотрудниками (1980) с погрешностью <;2 -10"° и дало согласие с результатами измерений др. методами. Если считать значение а известным, то можно калибровать сопротивление катушки по рд.у и, т. о., воспроизводить размер Ома, согласованный с размером метра и секунды (через с), т. е. осуществить эта-
лон Ома.
Лит.: 1) К 1 i t z i n g, К. v о n, D о г d a G,, Pepper M., New method for high-accuracy determination of the lene-structure constant based on quantized Hall resistance, «Phys. Rev. Lett.», j У80, v. 45, p. 494; 2) Т s u i D, С. и др.. Observation оГ a fractional quantum number, «Phys. Rev. Ser. B», 1983, V. 28, p. 2274: 3) Клитцинг К. фон, Квантованный эффект Холла (Нобелевская лекция), пер. с англ., «Новое в жизни науки и техники», 1986. М» 9, с. 3; 4) П у д а л о в В. М., С е-м е н ч л н г к п и С. Г., Инверсионные слои носителей заряда в квантующем магнитном поле. Квантовый эффект Холла, ^Поверхность. Физика, химия, механика», 1984, N» 4, с, 5; 5) Квантовый эффект Холла, Сб. ст., пер. с англ., под ред. Ю. В. Шмарцева, М., 1986; 6) Р а ш б а Э. И., Т и м о ф е-е в В. Б., Квантовый эффект Холла, «ФТШ, 1986, т. 20, в, 6, с. 977; 7) Л а ф л и н Р., Квантованное движение тр╦х двумерных электронов в сильном магнитном поле* в сб.: Квантовый эффект Холла, пер. с англ., под ред. Ю. В, Шмарцева, М., 1986.
В. М. Пудалов.
КВАРК-ГЛЮ0ННАЯ ПЛАЗМА (хромоплазма) ≈ ги-потетич. состояние сильно взаимодействующей материи, характеризующееся отсутствием удержания цвета, В этом состоянии цветные кварки и глюоны, плен╦нные адронамн в адронной материи, освобожда-
Характер перехода адронной материи в состояние К.-г, п. ещ╦ недостаточно изучен, хотя и имеются указания на то, что он резкий, обладает большой скрытой теплотой и сильно меняет плотность энтропии.
В естеств. условиях К.-г. п, существовала, по-видимому, только в первые 10~5 с после космология, взрыва. Не исключено, что она существует и в центре наиб, массивных нейтронных ав╦зд. Имеются также основания считать, что атомные ядра в сво╦м составе помимо протонов и нейтронов содержат «капельки» К.-г. п., т. е, ядра рассматриваются как гетерофазные системы (в системе присутствуют обе фазы: в тех местах флуктуации ядерной плотности, где она сильно превышает ср. плотность, происходит переход нуклонной фазы в кварк-глюонную). На основе этой идеи предпринимаются попытки построить теорию т. н. кумулятивных процессов, происходящих в релятивистских ядерных столкновениях.
Возможность существования К.-г. п. тесно связана с возможным спонтанным нарушением симметрии физ. вакуума в температурной квантовой хромо динамике (КХД) и с асимптотической свободой ≈ убыванием эфф. цветового заряда с уменьшением расстояния между цветными частицами, с ростом темп-ры и/или плотности. Т. о., в рамках КХД можно ожидать возникновения нек-рой критич. (предельной) темп-ры (плотности), выше к-рой существование ядерной материи невозможно.
Концепция предельной темп-ры возникла значительно раньше КХД (в 60-х гг. 20 в.) из феноменология, описания сального взаимодействия элементарных частиц (т. н. модель статистич. бутстрапа [1]). Эта темп-pa считалась даже непреодолимым верх-пределом, подобным абс. пулю. Впоследствии было высказано предположение, что она является темп-рой фазового перехода адронной материи в новое, неизвест-ное тогда состояние. С развитием КХД стало ясно, что это состояние ≈ К.-г. п.
В КХД отсутствует строгое матем. доказательство как существования фазового перехода, так н удержания цвета. Значительные успехи достигнуты на пути решения этих сложных проблем в компьютерном варианте теории ≈ спец. образом регуляризованной КХД на реш╦тке (дискретной совокупности 4-точек, заменяющих непрерывное пространство-время). Не-пертурбативные (не связанные с теорией возмущений) вычисления здесь основаны на числ. интегрировании методом Монте-Карло точных выражений, вытекающих из теории (см. Реш╦тки, метод). Наиб- над╦жные результаты относятся к квантовой динамике глюонных полей, где кварки рассматриваются лишь как статич, источники. В этом случае получено свидетельство в пользу удержания цвета и существования фазового перехода 1-го рода при темп-ре 7ТС«200 МэВ, прич╦м вычисленные наблюдаемые величины (напр., темп-ра перехода, скачок плотности в точке перехода) находятся в хорошем согласии со значениями, найденными, из феноменология, описания адронной спектроскопии и из процессов глубоко неупругого рассеяния.
о
2
ч
339
22*
