Переход Костерлица – Таулеса

редактировать

Переход Березинского – Костерлица – Таулеса (переход БКТ ) является фазовый переход двумерной (2-D) XY модели в статистической физике. Это переход от связанных пар вихрь-антивихрь при низких температурах к неспаренным вихрям и антивихрям при некоторой критической температуре. Переход назван в честь конденсированных сред физиков Вадима Березинского, Джона М. Костерлица и Дэвида Дж. Таулесса. БКТ-переходы можно найти в нескольких двумерных системах в физике конденсированного состояния, которые аппроксимируются XY-моделью, включая массивы джозефсоновских переходов и тонкие неупорядоченные сверхпроводящие гранулированные пленки. Совсем недавно этот термин был применен сообществом двумерных сверхпроводниковых диэлектриков к закреплению куперовских пар в изолирующем режиме из-за сходства с исходным вихревым переходом БКТ.

Работа над переходом привела к Нобелевской премии по физике 2016 года, присужденной Таулесу, Костерлицу и Дункану Холдейну.

Содержание

1 Модель XY
2 KT переход: неупорядоченные фазы с различными корреляциями
3 Роль вихрей
4 Неформальное описание
5 Теоретический анализ поля
6 См. Также
7 Примечания
8 Ссылки
9 Книги

XY-модель

XY-модель - это двумерная векторная спиновая модель, которая обладает U (1) или круговой симметрией. Ожидается, что эта система не будет обладать нормальным фазовым переходом второго рода. Это связано с тем, что ожидаемая упорядоченная фаза системы разрушается поперечными флуктуациями, то есть модами Намбу-Голдстоуна (см. бозон Голдстоуна ), связанными с этой нарушенной непрерывной симметрией, которые логарифмически расходятся с размер системы. Это частный случай того, что называется теоремой Мермина – Вагнера в спиновых системах.

Строго говоря, переход полностью не изучен, но существование двух фаз было доказано McBryan Spencer (1977) и Fröhlich Spencer (1981).

Переход KT : неупорядоченные фазы с разными корреляциями

В XY-модели в двух измерениях фазовый переход второго рода не наблюдается. Однако обнаруживается низкотемпературная квазиупорядоченная фаза с корреляционной функцией (см. статистическая механика ), которая убывает с расстоянием, как степень, которая зависит от температуры. Переход от высокотемпературной неупорядоченной фазы с экспоненциальной корреляцией к этой низкотемпературной квазиупорядоченной фазе является переходом Костерлица – Таулеса. Это фазовый переход бесконечного порядка.

Роль вихрей

В двухмерной XY-модели вихри являются топологически стабильными конфигурациями. Установлено, что высокотемпературная неупорядоченная фаза с экспоненциальным корреляционным затуханием является результатом образования вихрей. Генерация вихрей становится термодинамически благоприятной при критической температуре $T c {\ displaystyle T_ {c}}$ $T_ {c}$ перехода KT. При температурах ниже этой генерация вихрей имеет степенной закон корреляции.

Многие системы с KT-переходами включают диссоциацию связанных антипараллельных пар вихрей, называемых парами вихрь-антивихрь, на несвязанные вихри, а не генерацию вихрей. В этих системах тепловая генерация вихрей порождает четное число вихрей противоположного знака. Связанные пары вихрь – антивихрь имеют меньшую энергию, чем свободные вихри, но также имеют меньшую энтропию. Чтобы минимизировать свободную энергию, $F = E - TS {\ displaystyle F = E-TS}$ $F = E- TS$ , система претерпевает переход при критической температуре, $T c {\ displaystyle T_ {c}}$ $T_ {c}$ . Ниже $T c {\ displaystyle T_ {c}}$ $T_ {c}$ есть только связанные пары вихрь – антивихрь. Выше $T c {\ displaystyle T_ {c}}$ $T_ {c}$ есть свободные вихри.

Неформальное описание

Существует элегантный термодинамический аргумент в пользу перехода KT. Энергия одиночного вихря равна $κ ln ⁡ (R / a) {\ displaystyle \ kappa \ ln (R / a)}$ $\ kappa \ ln (R / a)$ , где $κ {\ displaystyle \ kappa}$ $\ kappa$ - параметр, который зависит от системы, в которой находится вихрь, $R {\ displaystyle R}$ $R$ - размер системы, а $a {\ displaystyle a}$ $a$ - радиус ядра вихря. Предполагается, что $R ≫ a {\ displaystyle R \ gg a}$ $R \ gg a$ . В 2D-системе количество возможных положений вихря составляет приблизительно $(R / a) 2 {\ displaystyle (R / a) ^ {2}}$ $(R/a)^{2}$ . Из формулы энтропии Больцмана, $S = k B ln ⁡ W {\ displaystyle S = k_ {B} \ ln W}$ ${\ displaystyle S = k_ {B} \ ln W}$ (где W - количество состояний), энтропия равна $S = 2 k B ln ⁡ (R / a) {\ displaystyle S = 2k_ {B} \ ln (R / a)}$ $S = 2k_ {B} \ ln (R / a)$ , где $k B {\ displaystyle k_ {B}}$ $k_ {B}$ - постоянная Больцмана. Таким образом, свободная энергия Гельмгольца равна

F = E - T S = (κ - 2 k B T) ln ⁡ (R / a). {\ displaystyle F = E-TS = (\ kappa -2k_ {B} T) \ ln (R / a).}

F = E-TS = (\ kappa -2k_ {B} T) \ ln (R / a).

Когда $F>0 {\ displaystyle F>0}$ $F>0$ , в системе не будет вихрь. С другой стороны, когда $F < 0 {\displaystyle F<0}$ $F <0$ , энтропийные соображения способствуют образованию вихря. Критическую температуру, выше которой могут образовываться вихри, можно найти, задав $F = 0 {\ displaystyle F = 0}$ ${\ displaystyle F = 0}$ и задается как

T c = κ 2 k B. {\ Displaystyle T_ {c} = {\ frac {\ kappa} {2k_ {B}}}.}

T_ {c} = {\ frac {\ kappa} {2k_ {B}}}.

Переход KT может быть наблюдаются экспериментально в таких системах, как двумерные массивы джозефсоновских переходов, путем измерения тока и напряжения (IV). Выше $T c {\ displaystyle T_ {c}}$ $T_ {c}$ связь будет линейной $V ∼ I {\ displaystyle V \ sim I}$ $V \ sim I$ . Чуть ниже $T c {\ displaystyle T_ {c}}$ $T_ {c}$ отношение будет $V ∼ I 3 { \ displaystyle V \ sim I ^ {3}}$ $V \ sim I ^ {3}$ , как количество свободных вихрей будет выглядеть как $I 2 {\ displaystyle I ^ {2}}$ $I ^ {2}$ . Этот скачок от линейной зависимости указывает на переход KT и может использоваться для определения $T c {\ displaystyle T_ {c}}$ $T_ {c}$ . Этот подход был использован Resnick et al. для подтверждения перехода KT в массивах джозефсоновских переходов с бесконтактной связью.

Теоретико-полевой анализ

В следующем обсуждении используются теоретико-полевые методы. Предположим, что поле φ (x) определено в плоскости, которая принимает значения в $S 1 {\ displaystyle S ^ {1}}$ $S ^ {1}$ . Для удобства вместо этого мы работаем с универсальной обложкой Rдля $S 1 {\ displaystyle S ^ {1}}$ $S ^ {1}$ , но определяем любые два значения φ (x), которые отличаются на целое число, кратное 2π.

Энергия определяется как

E = ∫ 1 2 ∇ ϕ ∇ ∇ ϕ d 2 x {\ displaystyle E = \ int {\ frac {1} {2}} \ nabla \ phi \ cdot \ nabla \ phi \, d ^ {2} x}

{\ displaystyle E = \ int {\ frac {1} {2}} \ nabla \ phi \ cdot \ nabla \ phi \, d ^ {2} x}

и коэффициент Больцмана равен $exp ⁡ (- β E) {\ displaystyle \ exp (- \ beta E)}$ ${\ displaystyle \ exp (- \ beta E)}$ .

Получение контурного интеграла $∮ γ d ϕ {\ displaystyle \ oint _ {\ gamma} d \ phi}$ $\ мазь _ {\ гамма} d \ phi$ по любому стягиваемому замкнутому пути $γ {\ displaystyle \ gamma}$ $\ gamma$ , мы ожидаем, что он будет равен нулю. Однако это не так из-за сингулярности вихрей. Мы можем представить, что теория определена с точностью до некоторой энергетической граничной шкалы $Λ {\ displaystyle \ Lambda}$ $\ Lambda$ , так что мы можем проколоть плоскость в точках, где расположены вихри, с помощью удаление областей линейного размера порядка $1 / Λ {\ displaystyle 1 / \ Lambda}$ $1 / \ Lambda$ . Если $γ {\ displaystyle \ gamma}$ $\ gamma$ один раз оборачивается против часовой стрелки вокруг прокола, контурный интеграл $∮ γ d ϕ {\ displaystyle \ oint _ {\ gamma} d \ phi}$ $\ мазь _ {\ гамма} d \ phi$ является целым числом, кратным $± 2 π {\ displaystyle \ pm 2 \ pi}$ ${\ displaystyle \ pm 2 \ pi}$ . Значением этого целого числа является индекс векторного поля $∇ ϕ {\ displaystyle \ nabla \ phi}$ $\ nabla \ phi$ . Предположим, что данная конфигурация поля имеет $N {\ displaystyle N}$ $N$ точек, расположенных в $xi, i = 1,…, N {\ displaystyle x_ {i}, i = 1, \ точек, N}$ ${\ displaystyle x_ {i}, i = 1, \ dots, N}$ каждая с индексом $ni = ± 1 {\ displaystyle n_ {i} = \ pm 1}$ ${\ displaystyle n_ {i} = \ pm 1}$ . Затем $ϕ {\ displaystyle \ phi}$ $\ phi$ разлагается на сумму конфигурации поля без проколов, $ϕ 0 {\ displaystyle \ phi _ {0}}$ $\ phi _ {0}$ и $∑ я = 1 N ni arg ⁡ (z - zi) {\ displaystyle \ sum _ {i = 1} ^ {N} n_ {i} \ arg (z-z_ {i})}$ ${\ displaystyle \ sum _ {i = 1} ^ {N} n_ {i} \ arg (z-z_ {i})}$ , где для удобства мы перешли на координаты комплексной плоскости. Функция со сложным аргументом имеет разрез по ветви, но поскольку $ϕ {\ displaystyle \ phi}$ $\ phi$ определен по модулю $2 π {\ displaystyle 2 \ pi}$ $2 \ pi$ , физических последствий это не имеет.

Итак,

E = ∫ 1 2 ∇ ϕ 0 ⋅ ∇ ϕ 0 d 2 x + ∑ 1 ≤ i < j ≤ N n i n j ∫ 1 2 ∇ arg ⁡ ( z − z i) ⋅ ∇ arg ⁡ ( z − z j) d 2 x {\displaystyle E=\int {\frac {1}{2}}\nabla \phi _{0}\cdot \nabla \phi _{0}\,d^{2}x+\sum _{1\leq i

{\ displaystyle E = \ int {\ frac {1} {2}} \ nabla \ phi _ {0} \ cdot \ nabla \ phi _ {0} \, d ^ {2} x + \ sum _ {1 \ leq i <j \ leq N} n_ {i} n_ {j} \ int {\ frac {1} {2 }} \ nabla \ \ arg (z-z_ {i}) \ cdot \ nabla \ arg (z-z_ {j}) \, d ^ {2} x}

Если $∑ i = 1 N ni ≠ 0 {\ displaystyle \ sum _ {i = 1} ^ {N} n_ {i} \ neq 0}$ ${\ displaystyle \ sum _ {i = 1} ^ {N} n_ {i} \ neq 0}$ , второй член положительный и расходится в пределе $Λ → ∞ {\ displaystyle \ Lambda \ to \ infty}$ ${\ displaystyle \ Lambda \ to \ infty}$ : конфигурации с несбалансированным числом вихрей каждой ориентации никогда не являются энергетически предпочтительными. Однако, когда $∑ i = 1 N ni = 0 {\ displaystyle \ sum _ {i = 1} ^ {N} n_ {i} = 0}$ ${\ displaystyle \ sum _ {i = 1} ^ {N} n_ {i} = 0}$ , второй член равен $- 2 π ∑ 1 ≤ i < j ≤ N n i n j ln ⁡ ( | x j − x i | / L) {\displaystyle -2\pi \sum _{1\leq i$ ${\ displaystyle -2 \ pi \ sum _ {1 \ leq i <j \ leq N} n_ {i} n_ {j} \ ln (| x_ {j} -x_ {i} | / L)}$ , которая представляет собой полную потенциальную энергию двумерного объекта. Масштаб L - это произвольный масштаб, при котором аргумент логарифма становится безразмерным.

Предположим, что есть только вихри с кратностью $± 1 {\ displaystyle \ pm 1}$ $\ pm 1$ . При низких температурах и больших $β {\ displaystyle \ beta}$ $\ beta$ расстояние между парой вихрей и антивихрей имеет тенденцию быть чрезвычайно малым, по существу порядка $1 / Λ {\ displaystyle 1 / \ Lambda}$ $1 / \ Lambda$ . При больших температурах и малых $β {\ displaystyle \ beta}$ $\ beta$ это расстояние увеличивается, и предпочтительная конфигурация фактически становится конфигурацией газа свободных вихрей и антивихрей. Переход между двумя различными конфигурациями - это фазовый переход Костерлица – Таулеса.

См. Также

Примечания

Список литературы

Березинский, В.В. Л. (1970), «Разрушение дальнего порядка в одномерных и двумерных систем с непрерывной группой симметрии I. Классические системы», ЖЭТФ, 59 (3): 907–920. Доступен перевод: Березинский В.Л. (1971), «Разрушение дальнего порядка в одномерных и двумерных системах, имеющих непрерывную группу симметрии I. Классические системы» (PDF), Сов.. Phys. ЖЭТФ, 32 (3): 493–500, Bibcode : 1971JETP... 32..493B
Березинский, В. Л. (1971), «Разрушение дальнего порядка в одномерных и двумерных системах с непрерывной группой симметрии II. Квантовые системы», ЖЭТФ, 61 (3): 1144–1156. Доступен перевод: Березинский В.Л. (1972), «Разрушение дальнего порядка в одномерных и двумерных системах с непрерывной группой симметрии II. Квантовые системы» (PDF), Сов.. Phys. JETP, 34 (3): 610–616, Bibcode : 1972JETP... 34..610B
Kosterlitz, J. M.; Таулесс, DJ (1973), «Упорядочение, метастабильность и фазовые переходы в двумерных системах», Journal of Physics C: Solid State Physics, 6 (7): 1181–1203, Bibcode : 1973JPhC.... 6.1181K, doi : 10.1088 / 0022-3719 / 6/7/010
McBryan, O.; Спенсер, Т. (1977), "О распаде корреляций в SO (n) -симметричных ферромагнетиках", Commun. Математика. Phys., 53 (3): 299, Bibcode : 1977CMaPh..53..299M, doi : 10.1007 / BF01609854, S2CID 119587247
B. И. Гальперин, Д. Р. Нельсон, Phys. Rev. Lett. 41, 121 (1978)
А. П. Янг, Phys. Rev. B 19, 1855 (1979)
Резник, Д. Дж.; Garland, J.C.; Boyd, J.T.; Shoemaker, S.; Ньюрок, Р. (1981), "Переход Костерлица-Таулеса в бесконтактно связанных сверхпроводящих решетках", Phys. Rev. Lett., 47 (21): 1542, Bibcode : 1981PhRvL..47.1542R, doi : 10.1103 /PhysRevLett.47.1542
Фрёлих, Юрг; Спенсер, Томас (1981), "Переход Костерлица – Таулеса в двумерных абелевых спиновых системах и кулоновском газе", Comm. Математика. Phys., 81 (4): 527–602, Bibcode : 1981CMaPh..81..527F, doi : 10.1007 / bf01208273, S2CID 73555642
Z. Хаджибабич; и другие. (2006), «Кроссовер Березинского – Костерлица – Таулеса в захваченном атомном газе», Nature, 41 (7097): 1118–21, arXiv : cond-mat / 0605291, Bibcode : 2006Natur.441.1118H, doi : 10.1038 / nature04851, PMID 16810249, S2CID 4314014
M. Мондаль; и другие. (2011), "Роль энергии вихревого ядра на переходе Бересинского-Костерлица-Таулеса в тонких пленках NbN", Phys. Rev. Lett., 107 (21): 217003, arXiv : 1108.0912, Bibcode : 2011PhRvL.107u7003M, doi : 10.1103 / PhysRevLett.107.217003, PMID 22181915, S2CID 34729666

Книги

СП Хосе, 40 лет теории Березинского – Костерлица – Таулеса, World Scientific, 2013, ISBN 978-981-4417-65-5
H. Кляйнерт, Измерительные поля в конденсированных средах, Vol. I, «Сверхпоток и вихревые линии», стр. 1–742, World Scientific (Сингапур, 1989) ; Мягкая обложка ISBN 9971-5-0210-0 (также доступно в Интернете: Том I. Прочтите стр. 618–688);
ЧАС. Кляйнерт, Многозначные поля в конденсированных средах, электродинамике и гравитации, World Scientific (Сингапур, 2008) (также доступно в Интернете: здесь )