✖


Jump to content

Волна плотности заряда

Волна зарядовой плотности (ВЗП) представляет собой упорядоченную квантовую жидкость электронов в линейно-цепочном соединении или слоистом кристалле. Электроны внутри ВЗП образуют стоячую волну и иногда коллективно переносят электрический ток. Электроны в такой ВЗП, как и в сверхпроводнике , могут массово проходить через линейно-цепное соединение высококоррелированным образом. Однако, в отличие от сверхпроводника, электрический ток ВЗП часто течет прерывисто, во многом подобно воде, капающей из крана, из-за его электростатических свойств. В ВЗП комбинированные эффекты закрепления (из-за примесей) и электростатических взаимодействий (из-за суммарных электрических зарядов любых перегибов ВЗП), вероятно, играют решающую роль в прерывистом поведении тока ВЗП, как обсуждается в разделах 4 и 5 ниже.

Большинство ВЗП в металлических кристаллах образуются из-за волнообразной природы электронов – проявления квантовомеханического дуализма волна-частица – что приводит к тому, что плотность электронного заряда становится пространственно модулированной, т. е. к образованию периодических «выступов» заряда. Эта стоячая волна влияет на каждую электронную волновую функцию и создается путем объединения электронных состояний или волновых функций с противоположными импульсами. Эффект отчасти аналогичен стоячей волне в гитарной струне, которую можно рассматривать как комбинацию двух интерферирующих бегущих волн, движущихся в противоположных направлениях (см. интерференция (распространение волн) ).

ВЗП электронного заряда сопровождается периодическим искажением – по сути, сверхрешеткой – атомной решетки . [1] [2] [3] Металлические кристаллы имеют вид тонких блестящих лент (например, квази-1-D кристаллы NbSe 3 ) или блестящих плоских листов (например, квази-2-D кристаллы 1T-TaS 2 ). Существование CDW было впервые предсказано в 1930-х годах Рудольфом Пайерлсом . Он утверждал, что одномерный металл будет нестабилен из-за образования энергетических щелей на волновых векторах Ферми k F , которые уменьшают энергии заполненных электронных состояний при ± k F по сравнению с их исходной энергией Ферми EF ± . [4] Температура, ниже которой образуются такие щели, известна как температура перехода Пайерлса , T P .

Электронные спины пространственно модулируются, образуя стоячую спиновую волну в волне спиновой плотности (ВСП). SDW можно рассматривать как две ВЗП для поддиапазонов со спином вверх и вниз, модуляция заряда которых сдвинута по фазе на 180°.

сверхпроводимости Фрелиха Модель ​

В 1954 году Герберт Фрелих предложил микроскопическую теорию. [5] образуются энергетические щели при ± k F. ниже температуры перехода в результате взаимодействия электронов и фононов волнового вектора Q =2 k F в котором Проводимость при высоких температурах является металлической в ​​квазиодномерном проводнике, поверхность Ферми которого состоит из достаточно плоских листов, перпендикулярных направлению цепочки при ± k F . Электроны вблизи поверхности Ферми сильно взаимодействуют с фононами «гнездового» волнового числа Q = 2 k F . F Таким образом , мода 2k становится смягченной в результате электрон-фононного взаимодействия. [6] Частота фононной моды 2 k F уменьшается с понижением температуры и, наконец, обращается в ноль при температуре перехода Пайерлса . Поскольку фононы являются бозонами , эта мода становится макроскопически заполненной при более низких температурах и проявляется в статическом периодическом искажении решетки. При этом формируется электронная ВЗП и открывается пайерлсовская щель при ± k F . Ниже температуры перехода Пайерлса полная щель Пайерлса приводит к термически активированному поведению проводимости из-за нормальных несконденсированных электронов.

Однако ВЗП, длина волны которой несоизмерима с основной атомной решеткой, т. е. где длина волны ВЗП не является целым кратным постоянной решетки, не будет иметь предпочтительного положения или фазы φ в своей модуляции заряда ρ 0 + ρ 1 cos. [2 k F x – φ ]. Таким образом, Фрелих предположил, что ВЗП может двигаться и, более того, что щели Пайерлса будут смещаться в импульсном пространстве вместе со всем морем Ферми , что приведет к возникновению электрического тока, пропорционального dφ/dt . Однако, как обсуждается в последующих разделах, даже несоизмеримая ВЗП не может свободно двигаться, а удерживается примесями. Более того, взаимодействие с нормальными носителями приводит к диссипативному транспорту, в отличие от сверхпроводника.

в квазидвумерных материалах ВЗП слоистых

Несколько квази-2-D систем, включая слоистые дихалькогениды переходных металлов . [7] претерпевают переходы Пайерлса с образованием квазидвумерных ВЗП. Они возникают в результате множественных вложенных волновых векторов, связывающих различные плоские области поверхности Ферми. [8] Модуляция заряда может образовывать либо сотовую решетку с гексагональной симметрией, либо шахматную доску. Сопутствующее периодическое смещение решетки сопровождает ВЗП и непосредственно наблюдалось в 1T-TaS 2 с помощью криогенной электронной микроскопии. [9] В 2012 году сообщалось о наличии конкурирующих, зарождающихся фаз ВЗП для слоистых купратных высокотемпературных сверхпроводников, таких как YBCO. [10] [11] [12]

Транспорт CDW в соединениях цепью линейной с

Ранние исследования квазиодномерных проводников были мотивированы выдвинутым в 1964 году предположением, что некоторые типы соединений с полимерными цепями могут проявлять сверхпроводимость с высокой критической температурой T c . [13] Теория была основана на идее, что спаривание электронов в может БКШ теории сверхпроводимости осуществляться посредством взаимодействия проводящих электронов в одной цепи с непроводящими электронами в некоторых боковых цепях. обычных сверхпроводников спаривание электронов опосредуется фононами или колеблющимися ионами (Напротив, в теории БКШ .) Поскольку легкие электроны вместо тяжелых ионов привели бы к образованию куперовских пар, их характеристическая частота и, следовательно, энергия масштаб и T c будут увеличены. Органические материалы, такие как TTF-TCNQ, были измерены и теоретически изучены в 1970-х годах. [14] Было обнаружено, что эти материалы претерпевают переход металл-изолятор, а не сверхпроводимость. В конце концов было установлено, что такие эксперименты представляют собой первые наблюдения перехода Пайерлса.

Первые доказательства транспорта ВЗП в неорганических соединениях с линейной цепью, таких как трихалькогениды переходных металлов, были опубликованы в 1976 году Монсо и др., [15] которые наблюдали усиление электропроводности при увеличении электрических полей в NbSe 3 . Нелинейный вклад в электропроводность σ в зависимости от поля E соответствовал туннельной характеристике Ландау-Зинера ~ exp[- E 0 / E ] (см. формулу Ландау-Зинера ), но вскоре стало понятно, что характеристическое поле Зинера E 0 было слишком мало, чтобы представить туннелирование Зинера нормальных электронов через щель Пайерлса. Последующие эксперименты [16] показал резкое пороговое электрическое поле, а также пики в спектре шума (узкополосный шум), основная частота которого масштабируется с током ВЗП. Эти и другие эксперименты (например, [17] ) подтверждают, что ВЗП коллективно проводит электрический ток рывками выше порогового поля.

Классические модели депиннинга ВЗП [ править ]

Соединения с линейной цепью, демонстрирующие транспорт ВЗП, имеют длины волн ВЗП λ cdw = π/k F, несоизмеримые с постоянной решетки (т. е. не кратные целому числу). В таких материалах пиннинг обусловлен примесями, нарушающими трансляционную симметрию ВЗП относительно φ . [18] Самая простая модель рассматривает пиннинг как потенциал синус-Гордона вида u ( φ ) = u 0 [1 – cos φ ], в то время как электрическое поле наклоняет периодический потенциал пиннинга до тех пор, пока фаза не сможет скользить по барьеру выше классического депиннинга. поле. Известная как модель перезатухающего генератора, поскольку она также моделирует затухающую реакцию ВЗП на колебательные (переменные) электрические поля, эта картина объясняет масштабирование узкополосного шума с током ВЗП выше порога. [19]

Однако, поскольку примеси распределены по кристаллу случайным образом, более реалистичная картина должна учитывать изменения оптимальной фазы φ ВЗП в зависимости от положения – по сути, это модифицированная картина синус-Гордона с неупорядоченным потенциалом стиральной доски. Это делается в модели Фукуямы-Ли-Райса (FLR). [20] [21] в котором ВЗП минимизирует свою полную энергию за счет оптимизации как энергии упругой деформации из-за пространственных градиентов φ , так и энергии закрепления. Два ограничения, возникающие в результате FLR, включают слабый пиннинг, обычно из-за изоэлектронных примесей, когда оптимальная фаза распределена по множеству примесей, а поле депиннинга масштабируется как n i 2 ( n i — концентрация примеси) и сильный пиннинг, где каждая примесь достаточно сильна, чтобы закрепить фазу ВЗП, а поле депиннинга линейно масштабируется с n i . Вариации этой темы включают численное моделирование, включающее случайное распределение примесей (модель случайного закрепления). [22]

транспорта Квантовые модели ВЗП

Ранние квантовые модели включали модель создания солитонной пары Маки. [23] и предложение Джона Бардина о том, что конденсированные электроны ВЗП когерентно туннелируют через крошечный зазор в закреплении, [24] фиксируется на уровне ± k F в отличие от щели Пайерлса. В теории Маки отсутствовало четкое пороговое поле, а Бардин дал лишь феноменологическую интерпретацию порогового поля. [25] Однако в статье Крива и Рожавского 1985 г. [26] отметил, что зародившиеся солитоны и антисолитоны с зарядом ± q генерируют внутреннее электрическое поле E*, пропорциональное q/ε . Электростатическая энергия (1/2) ε [ E ± E* ] 2 предотвращает туннелирование солитона для приложенных полей E меньше порога E T = E* /2 без нарушения закона сохранения энергии. Хотя этот порог кулоновской блокады может быть намного меньше, чем классическое поле депиннинга, он демонстрирует такое же масштабирование с концентрацией примесей, поскольку поляризуемость ВЗП и диэлектрический отклик ε изменяются обратно пропорционально силе пиннинга. [27]

Опираясь на эту картину, а также на статью 2000 года о коррелированном по времени солитонном туннелировании, [28] более поздняя квантовая модель [29] [30] [31] предлагает джозефсоновскую связь (см. эффект Джозефсона ) между сложными параметрами порядка, связанными с зародившимися каплями заряженных солитонных дислокаций на многих параллельных цепочках. Следуя Ричарду Фейнману в «Фейнмановских лекциях по физике» , Vol. III, гл. 21 их эволюция во времени описывается с использованием уравнения Шредингера как эмерджентного классического уравнения. Узкополосный шум и связанные с ним явления возникают в результате периодического накопления энергии электростатического заряда и, таким образом, не зависят от конкретной формы потенциала закрепления стиральной доски. И порог создания солитонной пары, и более высокое классическое поле депиннинга возникают из модели, которая рассматривает ВЗП как липкую квантовую жидкость или деформируемое квантовое твердое тело с дислокациями - концепция, обсуждаемая Филипом Уорреном Андерсоном . [32]

интерференции Ааронова- квантовой Эффекты Бома

Первые доказательства явлений, связанных с эффектом Ааронова-Бома в ВЗП, были представлены в статье 1997 года: [33] в котором описаны эксперименты, демонстрирующие колебания периода h /2 e проводимости ВЗП (не нормальных электронов) в зависимости от магнитного потока через столбчатые дефекты в NbSe 3 . Более поздние эксперименты, в том числе некоторые, о которых сообщалось в 2012 году, [34] показывают колебания тока ВЗП в зависимости от магнитного потока с доминирующим периодом h /2 e через кольца TaS 3 с окружностью до 85 мкм при температуре выше 77 К. Это поведение аналогично поведению сверхпроводящего квантового интерференционного устройства (см. СКВИД ), что подтверждает достоверность к идее, что электронный транспорт ВЗП имеет фундаментально квантовую природу (см. квантовую механику ).

См. также [ править ]

Ссылки [ править ]

Цитированные ссылки [ править ]

  1. ^ Г. Грюнер (1988). «Динамика волн зарядовой плотности». Обзоры современной физики . 60 (4): 1129–1181. Бибкод : 1988РвМП...60.1129Г . дои : 10.1103/RevModPhys.60.1129 .
  2. ^ П. Монсо (2012). «Электронные кристаллы: экспериментальный обзор». Достижения физики . 61 (4): 325–581. arXiv : 1307.0929 . Бибкод : 2012AdPhy..61..325M . дои : 10.1080/00018732.2012.719674 . S2CID   119271518 .
  3. ^ Б. Савицкий (2017). «Изгиб и разрыв полос в шихте заказанного манганита» . Природные коммуникации . 8 (1): 1883. arXiv : 1707.00221 . Бибкод : 2017NatCo...8.1883S . дои : 10.1038/s41467-017-02156-1 . ПМК   5709367 . ПМИД   29192204 .
  4. ^ Торн, Роберт Э. (май 1996 г.). «Проводники волны зарядовой плотности». Физика сегодня . 49 (5): 42–47. Бибкод : 1996PhT....49e..42T . дои : 10.1063/1.881498 .
  5. ^ Х. Фрелих (1954). «К теории сверхпроводимости: одномерный случай». Труды Королевского общества А. 223 (1154): 296–305. Бибкод : 1954RSPSA.223..296F . дои : 10.1098/rspa.1954.0116 . S2CID   122157741 .
  6. ^ Джон Бардин (1990). «Сверхпроводимость и другие макроскопические квантовые явления». Физика сегодня . 43 (12): 25–31. Бибкод : 1990ФТ....43л..25Б . дои : 10.1063/1.881218 .
  7. ^ У. Л. Макмиллан (1975). «Теория Ландау волн зарядовой плотности в дихалькогенидах переходных металлов» (PDF) . Физический обзор B . 12 (4): 1187–1196. Бибкод : 1975PhRvB..12.1187M . дои : 10.1103/PhysRevB.12.1187 .
  8. ^ А.А. Кордюк (2015). «Псевдощель из эксперимента ARPES: три дыры в купратах и ​​топологическая сверхпроводимость (обзорная статья)». Физика низких температур . 41 (5): 319–341. arXiv : 1501.04154 . Бибкод : 2015LTP....41..319K . дои : 10.1063/1.4919371 . S2CID   56392827 .
  9. ^ Р. Ховден; и др. (2016). «Атомный беспорядок решетки в фазах волны зарядовой плотности расслоенных дихалькогенидов (1T-TaS 2 )» . Учеб. Натл. акад. наук. США . 113 (41): 11420–11424. arXiv : 1609.09486 . Бибкод : 2016PNAS..11311420H . дои : 10.1073/pnas.1606044113 . ПМК   5068312 . ПМИД   27681627 .
  10. ^ Т. Ву, Х. Маяффре, С. Кремер, М. Хорватич, К. Бертье, В. Н. Харди, Р. Лян, Д. А. Бонн, М.-Х. Жюльен (2011). «Индуцированный магнитным полем зарядовый порядок в высокотемпературном сверхпроводнике YBa 2 Cu 3 O y ». Природа . 477 (7363): 191–194. arXiv : 1109.2011 . Бибкод : 2011Natur.477..191W . дои : 10.1038/nature10345 . ПМИД   21901009 . S2CID   4424890 . {{cite journal}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
  11. ^ Дж. Чанг; Э. Блэкберн; А. Т. Холмс; Н. Б. Кристенсен; Дж. Ларсен; Ж. Мезо; Р. Лян; Д.А. Бонн; В. Н. Харди; А. Уотенфул; М. против Циммермана; Э. М. Форган; С.М. Хайден (2012). «Прямое наблюдение конкуренции между сверхпроводимостью и волновым порядком зарядовой плотности в YBa 2 Cu 3 O 6,67 ». Физика природы . 8 (12): 871–876. arXiv : 1206.4333 . Бибкод : 2012NatPh...8..871C . дои : 10.1038/nphys2456 . S2CID   118408656 .
  12. ^ Г. Гирингелли; М. Ле Такон; М. Минола; С. Бланко-Каноса; К. Маццоли; Н.Б. Брукс; ГМ Де Лука; А. Франко; Д.Г. Боярышник; Ф. Он; Т. Лоу; ММ Сала; округ Колумбия Питс; М. Саллуццо; Э. Ширле; Р. Сутарто; Г.А. Савацкий; Э. Вешке; Б. Кеймер; Л. Брайкович (2012). «Дальние несоизмеримые флуктуации заряда в (Y,Nd)Ba 2 ​​Cu 3 O 6+x ». Наука . 337 (6096): 821–825. arXiv : 1207.0915 . Бибкод : 2012Sci...337..821G . дои : 10.1126/science.1223532 . ПМИД   22798406 . S2CID   30333430 .
  13. ^ В.А. Литтл (1964). «Возможность синтеза органического сверхпроводника». Физический обзор . 134 (6А): А1416–А1424. Бибкод : 1964PhRv..134.1416L . дои : 10.1103/PhysRev.134.A1416 .
  14. ^ П.В. Андерсон; П.А. Ли; М. Сайто (1973). «Замечания о гигантской проводимости в TTF-TCNQ». Твердотельные коммуникации . 13 (5): 595–598. Бибкод : 1973SSCom..13..595A . дои : 10.1016/S0038-1098(73)80020-1 .
  15. ^ П. Монсо; НП Онг; А. М. Портис; А. Меершаут; Ж. Руксель (1976). «Пробой электрического поля волны зарядовой плотности, вызванный аномалиями в NbSe 3 ». Письма о физических отзывах . 37 (10): 602–606. Бибкод : 1976PhRvL..37..602M . doi : 10.1103/PhysRevLett.37.602 .
  16. ^ Р. М. Флеминг; СиСи Граймс (1979). «Проводимость в скользящем режиме в NbSe 3 : наблюдение порогового электрического поля и шума проводимости». Письма о физических отзывах . 42 (21): 1423–1426. Бибкод : 1979PhRvL..42.1423F . дои : 10.1103/PhysRevLett.42.1423 .
  17. ^ П. Монсо; Дж. Ричард; М. Ренар (1980). «Интерференционные эффекты движения волны зарядовой плотности в NbSe 3 ». Письма о физических отзывах . 45 (1): 43–46. Бибкод : 1980PhRvL..45...43M . дои : 10.1103/PhysRevLett.45.43 .
  18. ^ Джордж Грюнер (1994). Волны плотности в твердых телах . Аддисон-Уэсли. ISBN  0-201-62654-3 .
  19. ^ Г. Грюнер; А. Завадовский; П.М. Чайкин (1981). «Нелинейная проводимость и шум из-за депиннинга волны зарядовой плотности в NbSe 3 ». Письма о физических отзывах . 46 (7): 511–515. Бибкод : 1981PhRvL..46..511G . дои : 10.1103/PhysRevLett.46.511 .
  20. ^ Х. Фукуяма; П.А. Ли (1978). «Динамика волны зарядовой плотности. I. Закрепление примеси в единую цепочку». Физический обзор B . 17 (2): 535–541. Бибкод : 1978PhRvB..17..535F . дои : 10.1103/PhysRevB.17.535 .
  21. ^ П.А. Ли; Т.М. Райс (1979). «Депиннинг волн зарядовой плотности электрическим полем». Физический обзор B . 19 (8): 3970–3980. Бибкод : 1979PhRvB..19.3970L . дои : 10.1103/PhysRevB.19.3970 .
  22. ^ П. Б. Литтлвуд (1986). «Скользящие волны зарядовой плотности: численное исследование». Физический обзор B . 33 (10): 6694–6708. Бибкод : 1986PhRvB..33.6694L . дои : 10.1103/PhysRevB.33.6694 . ПМИД   9937991 .
  23. ^ Кадзуми Маки (1977). «Создание солитонных пар электрическими полями в конденсатах плотности заряда и волн». Письма о физических отзывах . 39 (1): 46–48. Бибкод : 1977PhRvL..39...46M . дои : 10.1103/PhysRevLett.39.46 .
  24. ^ Джон Бардин (1979). «Теория неомической проводимости по волнам зарядовой плотности в NbSe 3 ». Письма о физических отзывах . 42 (22): 1498–1500. Бибкод : 1979PhRvL..42.1498B . дои : 10.1103/PhysRevLett.42.1498 .
  25. ^ Джон Бардин (1980). «Туннельная теория депиннинга волны зарядовой плотности». Письма о физических отзывах . 45 (24): 1978–1980. Бибкод : 1980PhRvL..45.1978B . doi : 10.1103/PhysRevLett.45.1978 .
  26. ^ IV Криве; А. С. Рожавский (1985). «О природе порогового электрического поля в квазиодномерных соизмеримых волнах зарядовой плотности». Твердотельные коммуникации . 55 (8): 691–694. Бибкод : 1985SSCom..55..691K . дои : 10.1016/0038-1098(85)90235-2 .
  27. ^ Г. Грюнер (1988). «Динамика волн зарядовой плотности». Обзоры современной физики . 60 (4): 1129–1181. Бибкод : 1988РвМП...60.1129Г . дои : 10.1103/RevModPhys.60.1129 .
  28. ^ Дж. Х. Миллер; К. Ордоньес; Э. Продан (2000). «Коррелированное по времени туннелирование солитонов в волнах зарядовой и спиновой плотности». Письма о физических отзывах . 84 (7): 1555–1558. Бибкод : 2000PhRvL..84.1555M . doi : 10.1103/PhysRevLett.84.1555 . ПМИД   11017566 .
  29. ^ Дж. Х. Миллер-младший; А.И. Виджесингхе; З. Тан; А. М. Гулой (2012). «Коррелированный квантовый транспорт электронов волны плотности». Письма о физических отзывах . 108 (3): 036404. arXiv : 1109.4619 . Бибкод : 2012PhRvL108L36404M . doi : 10.1103/PhysRevLett.108.036404 . ПМИД   22400766 . S2CID   29510494 .
  30. ^ Дж. Х. Миллер-младший; А.И. Виджесингхе; З. Тан; А. М. Гулой (2013). «Когерентный квантовый транспорт волн зарядовой плотности». Физический обзор B . 87 (11): 115127. arXiv : 1212.3020 . Бибкод : 2013PhRvB..87k5127M . дои : 10.1103/PhysRevB.87.115127 . S2CID   119241570 .
  31. ^ Дж. Х. Миллер-младший; А.И. Виджесингхе; З. Тан; А. М. Гулой (2013). «Когерентный квантовый транспорт волн зарядовой плотности». Физический обзор B . 87 (11): 115127. arXiv : 1212.3020 . Бибкод : 2013PhRvB..87k5127M . дои : 10.1103/PhysRevB.87.115127 . S2CID   119241570 .
  32. ^ Филип В. Андерсон (1984). Основные понятия физики конденсированного состояния . Бенджамин/Каммингс. ISBN  0-8053-0220-4 .
  33. ^ Ю.И. Латышев; О. Лаборде; П. Монсо; С. Клаумюнцер (1997). «Эффект Ааронова-Бома на волну зарядовой плотности (ВЗП), движущуюся через столбчатые дефекты в NbSe 3 ». Письма о физических отзывах . 78 (5): 919–922. Бибкод : 1997PhRvL..78..919L . дои : 10.1103/PhysRevLett.78.919 .
  34. ^ М. Цубота; К. Инагаки; Т. Мацуура; С. Танда (2012). «Эффект Ааронова-Бома в волновых петлях зарядовой плотности с присущим временным переключением тока» (PDF) . Письма по еврофизике . 97 (5): 57011. arXiv : 0906.5206 . Бибкод : 2012EL.....9757011T . дои : 10.1209/0295-5075/97/57011 . S2CID   119243023 .

Общие ссылки [ править ]

Retrieved from "https://en.wikipedia.org/w/index.php?title=Charge_density_wave&oldid=1220014836"
Arc.Ask3.Ru: конец переведенного документа.
Arc.Ask3.Ru
Номер скриншота №: a4d41de83d80fffb33fbf12d06f7a249__1713678360
URL1:https://arc.ask3.ru/arc/aa/a4/49/a4d41de83d80fffb33fbf12d06f7a249.html
Заголовок, (Title) документа по адресу, URL1:
Charge density wave - Wikipedia
Данный printscreen веб страницы (снимок веб страницы, скриншот веб страницы), визуально-программная копия документа расположенного по адресу URL1 и сохраненная в файл, имеет: квалифицированную, усовершенствованную (подтверждены: метки времени, валидность сертификата), открепленную ЭЦП (приложена к данному файлу), что может быть использовано для подтверждения содержания и факта существования документа в этот момент времени. Права на данный скриншот принадлежат администрации Ask3.ru, использование в качестве доказательства только с письменного разрешения правообладателя скриншота. Администрация Ask3.ru не несет ответственности за информацию размещенную на данном скриншоте. Права на прочие зарегистрированные элементы любого права, изображенные на снимках принадлежат их владельцам. Качество перевода предоставляется как есть. Любые претензии, иски не могут быть предъявлены. Если вы не согласны с любым пунктом перечисленным выше, вы не можете использовать данный сайт и информация размещенную на нем (сайте/странице), немедленно покиньте данный сайт. В случае нарушения любого пункта перечисленного выше, штраф 55! (Пятьдесят пять факториал, Денежную единицу (имеющую самостоятельную стоимость) можете выбрать самостоятельно, выплаичвается товарами в течение 7 дней с момента нарушения.)