Главная > МАТЕМАТИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ КВАНТОВОЙ ФИЗИКИ (Дж.Глимм, А.Джаффе)
<< Предыдущий параграф Следующий параграф >>
Пред.
След.
Макеты страниц

Распознанный текст, спецсимволы и формулы могут содержать ошибки, поэтому с корректным вариантом рекомендуем ознакомиться на отсканированных изображениях учебника выше

Также, советуем воспользоваться поиском по сайту, мы уверены, что вы сможете найти больше информации по нужной Вам тематике

Для модели Изинга при низких температурах можно без большого труда провести анализ структуры фаз, как в § 5.1-5.2, на математическом уровне строгости. Доказательства поучительны, поскольку в них выявлены типичные конфигурации для двух $( \pm)$ чистых фаз. Обсудим вначале модель капли, на которую эти доказательства будут опираться.

В $d$-мерной модели Изинга конфигурации задаются функциями $\sigma_{i}: Z^{d} \rightarrow Z_{2}$, приписывающими знак «十» или «-» каждому узлу решетки $i \in Z^{d}$. При низких температурах имеется сильная тенденция к совпадению знаков в соседних узлах. В соответствии с

Рис. 5.4.
этим удобнее описывать конфигурации другим способом, эквивалентным первому. Вместо того чтобы следить за областями
\[
X_{ \pm}=\left\{i \in Z^{d}: \quad \sigma_{i}= \pm 1\right\},
\]

мы будем следить за множеством $\partial X \equiv \partial X_{+}=\partial X_{-}$граничных элементов, разделяющих спины противоположных знаков. Точнее, рассмотрим ребро $i, i^{\prime}$ (т. е. отрезок, соединяющий соседние узлы $i, i^{\prime}$, для которого $\sigma_{i} \sigma_{i^{\prime}}=-1$ ). Тогда $\partial X$ содержит элемент гиперповерхности двойственной решетки, перпендикулярный этому ребру (рис. 5.4). Каждому множеству границ фаз дX отвечают ровно две конфигурации (переходящие одна в другую при изменении знаков всех спинов).

При низких температурах описание конфигураций с помощью границ фаз предпочтительнее. Действительно, число границ фаз невелико, и их вклад в статистику типичных конфигураций можно рассматривать как малое возмущение по отношению к случаю нулевой температуры, когда разрешены только две конфигурации $\left(\sigma_{i} \equiv 1\right.$ и $\left.\sigma_{i} \equiv-1\right)$. В соответствии с этой картиной типичные конфигурации при низких температурах представляют собой море спинов одного знака (например, +) и случайные изолированные острова спинов противоположного знака. Типичные острова имеют небольшие размеры и целиком заполнены слинами противоположного знака, однако с меньшей вероятностью найдутся большие острова, которые могут содержать подострова («озера») спинов основного знака, и т. д. Конфигурации, в которых доминирует знак «-», относятся к фазе «-». Любая мера в бесконечном объеме, построенная как предел мер в конечных объемах, должна быть смесью фаз «十» и «-», как в (5.1.1). Состав смеси, т. е. параметр $\alpha$ в (5.1.1), зависит от подробностей предельного перехода $V \uparrow \infty$ и особенно от граничных условий. При $\alpha=0$ или $\alpha=1$ смешанная фаза становится чистой фазой. Случай $d=1$ исключительный; при $d=1$ дополнение к островам фаз несвязно, и, более того, при температурах $T>0(\beta<\infty)$ фазового перехода не происходит.

Переходя к количественным оценкам, напомним, что гамильтониан модели Изинга $H_{A}=-\beta \sum_{\text {б. с. }} \sigma_{i} \sigma_{i^{\prime}}$ определяет в любой ограниченной области $\Lambda$ меру
\[
\begin{aligned}
d \mu_{\Lambda} & =Z_{\Lambda}^{-1} e^{-H_{\Lambda}} \prod_{i \in \Lambda} \delta\left(\sigma_{i}^{2}-1\right) d \sigma_{i}, \\
Z_{\Lambda} & =\int e^{-H_{\Lambda}} \prod_{i \in \Lambda} \delta\left(\sigma_{i}^{2}-1\right) d \sigma_{i} .
\end{aligned}
\]

Мера в бесконечном объеме $d \mu$ была построена в $\$ 4.2$. Записав $H$ как функцию границы фаз $\gamma$ и ее площади $|\gamma|$ (или длины при $d=2$ ), получаем, что $H=H(\gamma)=2 \beta|\gamma|$. При этом мы вычли из гамильтониана $H$ константу
\[
H_{\min }=\min _{\sigma} H(\sigma)=-\beta \sum_{\sigma . c} 1 .
\]

Так как эта константа содержится и в числителе, и в знаменателе выражения для $d \mu_{\Lambda}$, ее вычитание не меняет ни меры $d \mu_{\Lambda}$ ни физического смысла $H$.

Рассмотрим теперь другие конфигурации с границей фаз $\partial X$. Пусть $\gamma$ обозначает также событие (т. е. множество конфигураций) $\gamma \subset \partial X$. Тогда
\[
\operatorname{Pr}(\gamma)=\sum_{\partial X \supset \gamma} e^{-H(\partial X)} / \sum_{\partial X} e^{-H(\partial X)}
\]

где $\partial X$ пробегает всевозможные границы фаз или, другими словами, все конфигурации спинов.
Предложение 5.4.1. Рг $(\gamma) \leqslant e^{-2 \beta|\gamma|}$.
Доказательство. Пусть $\partial X \supset \gamma$; обозначим $(\partial X) *$ конфигурацию, получаемую при переворачивании всех спинов внутри $\gamma$. При этом из границы фаз исключается $\gamma$, т. е. $(\partial X)^{*}=\partial X \backslash \gamma$. Поэтому
\[
e^{-H(\partial X)} / e^{\left.-H(i \partial X)^{*}\right)}=e^{-2 \beta|\gamma|} .
\]

Отображение $\partial X \longleftrightarrow(\partial X)$ * взаимно однозначно отображает подмножество границ фаз $\partial X$, содержащих $\gamma$, на подмножество этих границ, не содержащих $\gamma$. Образ состоит в точности из таких границ фаз $\partial Y$, что $\partial Y \cap \gamma=\varnothing$, поскольку
для таких $\partial Y$ мы можем вновь перевернуть все спины внутри $\gamma$ и получить $\partial X=\partial Y U \gamma$, а следовательно, $\partial Y=(\partial X)^{*}$. Таким образом, опуская положнтельные члены в знаменателе, получаек неравенство
\[
\begin{aligned}
\operatorname{Pr}(\gamma) & =\frac{\sum_{\partial X} e^{-H(\partial X)}}{\sum_{\partial Y} e^{-H(\partial Y)}} \leqslant \frac{\sum_{\partial X \supset \gamma} e^{-H(\partial X)}}{\sum_{\partial Y \eta \gamma=\varnothing} e^{-H(\partial Y)}}= \\
& =\frac{\sum_{\partial X \gamma} e^{-H(\partial X)}}{\sum_{(\partial X)^{*}} e^{-H\left((\partial X)^{\gamma}\right)}}=e^{-2 \beta|\gamma|}
\end{aligned}
\]

Рассмотрим теперь случай граничных условий (+). Пусть $d \mu_{\Lambda}^{+}$-мера, соответствующая граничным условиям $\sigma_{i} \equiv+1$ при $i
otin \Lambda$, а $\langle\cdot\rangle_{+} \Lambda$ – среднее по этой мере.
Предложение 5.4.2. При достаточно большом $\beta u d \geqslant 2$
\[
0 \leqslant 1-\left\langle\sigma_{i}\right\rangle_{+, \Lambda} \leqslant e^{-\beta} .
\]

Доказательство. $1-\left\langle\sigma_{i}\right\rangle=\left\langle 1-\sigma_{i}\right\rangle$, поэтому ненулевой вклад вносят только конфигурации с $\sigma_{l}=-1$. Для любой такой конфигурации с границей фаз $\partial X$ найдется $\gamma \subset \partial X$, содержацее внутри себя узел $i$. Пусть $\gamma(\partial X)$ – наименышее из таких $\gamma$. Тогда
\[
1-\left\langle\sigma_{i}\right\rangle=2 \sum_{\gamma(\partial X: \gamma(\partial X)=\gamma\}} e^{-H(\partial X)} / \sum_{\partial X} e^{-H(\partial X)} .
\]

В числителе суммирование проводится сначала по $\partial X$ с фиксированным наименьшим $\gamma$, а затем по всем таким $\gamma$. Отношение только увеличнтся от добавления к числителю положительных членов, поэтому первую сумму заменим суммой по $\{\partial X: \partial X \supset \gamma\}$. Эта сумма является числителем в $\operatorname{Pr}(\gamma)$, следовательно:
\[
1-\left\langle\sigma_{i}\right\rangle \leqslant \frac{2 \sum_{\gamma} \sum_{\partial X} e^{-H(\partial X)}}{\sum_{\partial X} e^{-H(\partial X)}}=2 \sum_{\gamma} \operatorname{Pr}(\gamma) \leqslant 2 \sum_{\gamma} e^{-2 \beta|\gamma|} .
\]

Пусть $N(|\gamma|)$ – число различных границ фаз $\gamma$ площади $|\gamma|$ (или длины $|\gamma|$ при $d=2$ ), содержащих $i$. Число допустимых сдвигов для $\gamma$ не превосходит $|\gamma|^{d}$, так как $\gamma$ должно содержаться внутри $d$-мерного куба с центром в $i$ и длиной ребра $|\gamma|$. Начав с любого элемента $\gamma$ и пристранвая каждый раз один элемент гиперповерхности, получим, что число различных типов $\gamma$ не больше $c|\gamma|$ где $c=c(d)$. Таким образом, $N(|\gamma|) \leqslant|\gamma|^{d} c^{|\gamma|}$ и при достаточно больших $\beta$
\[
1-\left\langle\sigma_{i}\right\rangle \leqslant 2 \sum_{r=4}^{\infty} r^{d} c^{r} e^{-2 \beta r} \leqslant e^{-\beta} .
\]

Заметим, что случай $d=1$ исключительный. В этом случае $|\gamma|$ есть число точек в $\gamma, \gamma$ несвязно, и поэтому $N(|\gamma|)$ не ограничено при $|\gamma|=2$.

Круг идей, изложенных в этом параграфе, важен и в квантовой теории поля, что иллюстрирует рис. 5,5. Рассмотрим взаимодействие $\varphi^{4}-\varphi^{2}$, изображенное на рис. 5.1. Классическое основное состояние (отвечающее нулевой температуре) определяется конфигурацией поля, принимающей постоянные значения. Мы опишем типичные конфигурации поля, вносящие вклад в квантовое (т. е.

Рис. 5.5. Типичная конфигурация, отвечающая (а) вакуумному состоянию, (b) односолитонному состоянию. Здесь $A$ – солитонный переход, $B$ – флуктуации, соответствующие второму вакууму, $C$ – флуктуации внутри отдельного вакуума.

отвечающее положительной температуре) основное состояние. Преобладающие конфигурации близки к классическим из-за множителя $e^{-\mathscr{A}}$ в статистическом весе, однако они содержат различные флуктуации. На рис. 5.5(a) изображена конфигурация, содержащая флуктуации двух типов. Флуктуации малого масштаба это флуктуации внутри одного из колодцев W-образного потенциала, изображенного на рис. 5.1. Они описываются в рамках теории среднего поля, изложенной в § 5.2. Флуктуации большого масштаба отвечают туннельному переходу из одного колодца в другой. Они описываются изинговыми флуктуациями и моделью капли, рассмотренными в этом параграфе. На рис. 5.5(b) представлена конфигурация, относящаяся к солитонному (одночастичному) возбуждению вакуума. Рассмотрим вначале классическое стационарное (солитонное) решение уравнения
\[
\varphi_{t t}-\varphi_{x x}+P^{\prime}(\varphi)=0,
\]

а именно $\varphi(x)=a$ th $b x$. Изображенная конфигурация отличается от классического решения флуктуациями большого и малого масштаба, как и в случае вакуумной конфигурации. Рис. 5.5 поясняют фазовые переходы в квантовой теории поля, изучаемые в гл. 16, а также высокотемпературные и низкотемпературные кластерные разложения, которые будут обсуждаться в гл. 18 и § 20.5 .

Categories

1
Оглавление
email@scask.ru