本文在川崎动力学局部版本的背景下，分析了二维强各向异性伊辛晶格气体在极低温度下的亚稳态和成核。让$\mathrm{<trans\; data-src="\Lambda ">\Lambda </trans>}<trans\; data-src="=">=</trans>{<trans\; data-src="\{">\{</trans>\mathrm{<trans\; data-src="0">0</trans>}<trans\; data-src=",">,</trans>\mathrm{<trans\; data-src="1">1</trans>}<trans\; data-src=",">,</trans><trans\; data-src=".">.</trans><trans\; data-src=".">.</trans><trans\; data-src=",">,</trans>\mathrm{<trans\; data-src="L">L（左）</trans>}<trans\; data-src="\}">\}</trans>}^{\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}}<trans\; data-src="\subset ">\subset </trans>{\mathbb{<trans\; data-src="Z">Z轴</trans>}}^{\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}}$做一个有限的盒子。粒子在∧上执行简单的排斥，但当它们占据邻近位置时，它们会感受到结合能$<trans\; data-src="-">-</trans>{\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="1">1</trans>}}<trans\; data-src="<"><</trans>\mathrm{<trans\; data-src="0">0</trans>}$水平方向和$<trans\; data-src="-">-</trans>{\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}}<trans\; data-src="<"><</trans>\mathrm{<trans\; data-src="0">0</trans>}$在垂直方向。因此，川崎动力在体积∧内是保守的。沿着从外向内接触∧边界的每个键，粒子以速率产生$\mathit{<trans\; data-src="\rho ">\rho </trans>}<trans\; data-src="=">=</trans>{\mathrm{<trans\; data-src="e">e（电子）</trans>}}^{<trans\; data-src="-">-</trans>\mathrm{<trans\; data-src="\Delta ">\Delta </trans>}\mathit{<trans\; data-src="\beta ">\beta </trans>}}$当粒子从内到外沿着每个键被湮灭时，速度为1，其中β是逆温度$\mathrm{<trans\; data-src="\Delta ">\Delta </trans>}<trans\; data-src=">">></trans>\mathrm{<trans\; data-src="0">0</trans>}$是一个活动参数。因此，∧的边界起着具有密度的无限气藏的作用ρ.我们考虑参数范围${\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="1">1</trans>}}<trans\; data-src=">">></trans>\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}{\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}}$也称为强各向异性区域。我们接受$\mathrm{<trans\; data-src="\Delta ">\Delta </trans>}<trans\; data-src="\in ">\in </trans><trans\; data-src="(">(</trans>{\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="1">1</trans>}}<trans\; data-src=",">,</trans>{\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="1">1</trans>}}<trans\; data-src="+">+</trans>{\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}}<trans\; data-src=")">)</trans>$并且我们证明了空（分别是满）配置是一个亚稳态（分别是稳定的）配置。我们考虑大逆温度极限下有限体积对应的渐近状态β。我们研究从空到满的转换是如何发生的。特别地，我们估计了从亚稳态组态到稳定组态的渐近过渡时间的概率、期望和分布。此外，我们确定了临界液滴以及它们的一些属性。对于对应于参数区域的弱各向异性模型${\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="1">1</trans>}}<trans\; data-src="<"><</trans>\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}{\mathrm{<trans\; data-src="U">单位</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}}$，已经获得了类似的结果。我们在弱各向异性和强各向异性区域中观察到非常不同的行为。我们发现Wulff形状即，在固定体积下使液滴能量最小的形状与临界构型无关。