Модель Изинга - Ising model

В Модель Изинга (/ˈаɪsɪŋ/; Немецкий: [ˈIːzɪŋ]), названный в честь физика Эрнст Изинг, это математическая модель из ферромагнетизм в статистическая механика. Модель состоит из дискретные переменные которые представляют магнитные дипольные моменты атомных «спинов» который может находиться в одном из двух состояний (+1 или -1). Спины расположены в виде графика, обычно решетка (где локальная структура периодически повторяется во всех направлениях), позволяя каждому спину взаимодействовать со своими соседями. Соседние спины, которые согласны, имеют более низкую энергию, чем несогласные; система стремится к наименьшей энергии, но тепло нарушает эту тенденцию, создавая возможность различных структурных фаз. Модель позволяет идентифицировать фазовые переходы, как упрощенная модель действительности. Двумерный модель Изинга с квадратной решеткой одна из простейших статистических моделей, показывающих фаза перехода.^[1]

Модель Изинга была изобретена физиком Вильгельм Ленц  (1920 ), который поставил эту задачу перед своим учеником Эрнстом Изингом. Одномерная модель Изинга решалась Изинг (1925) сам в своей диссертации 1924 года;^[2] у него нет фазового перехода. Двумерная модель Изинга с квадратной решеткой намного сложнее и аналитическое описание было дано гораздо позже, Ларс Онсагер  (1944 ). Обычно это решается трансфер-матричный метод, хотя существуют разные подходы, больше связанные с квантовая теория поля.

В размерностях больше четырех фазовый переход модели Изинга описывается формулой теория среднего поля.

Задачу Изинга без внешнего поля можно эквивалентно сформулировать как график максимальный разрез (Max-Cut) проблема, которую можно решить с помощью комбинаторная оптимизация.

Определение

Рассмотрим набор узлов решетки Λ, каждый из которых имеет набор смежных узлов (например, график ) образуя d-мерная решетка. Для каждого узла решетки k ∈ Λ существует дискретная переменная σ_k такое, что σ_k ∈ {+1, −1}, представляющий спин сайта. А конфигурация вращения, σ = (σ_k)_{k ∈ Λ} - присвоение значения спина каждому узлу решетки.

Для любых двух соседних сайтов я, j ∈ Λ существует взаимодействие J_ij. Также сайт j ∈ Λ имеет внешнее магнитное поле час_j взаимодействуя с ним. В энергия конфигурации σ задается Гамильтонова функция

${\displaystyle H(\sigma )=-\sum _{\langle i~j\rangle }J_{ij}\sigma _{i}\sigma _{j}-\mu \sum _{j}h_{j}\sigma _{j},}$

где первая сумма складывается по парам соседних спинов (каждая пара считается один раз). Обозначение ⟨ij⟩ Означает, что сайты я и j ближайшие соседи. В магнитный момент задается µ. Обратите внимание, что знак во втором члене гамильтониана выше должен быть положительным, потому что магнитный момент электрона антипараллелен его спину, но отрицательный член используется обычно.^[3] В вероятность конфигурации дается Распределение Больцмана с обратная температура β ≥ 0:

${\displaystyle P_{\beta }(\sigma )={\frac {e^{-\beta H(\sigma )}}{Z_{\beta }}},}$

где β = (k_BТ)⁻¹, а нормировочная постоянная

${\displaystyle Z_{\beta }=\sum _{\sigma }e^{-\beta H(\sigma )}}$

это функция распределения. Для функции ж спинов ("наблюдаемые"), один обозначает

${\displaystyle \langle f\rangle _{\beta }=\sum _{\sigma }f(\sigma )P_{\beta }(\sigma )}$

математическое ожидание (среднее) значение ж.

Вероятности конфигурации п_β(σ) представляют собой вероятность того, что (в состоянии равновесия) система находится в состоянии с конфигурацией σ.

Обсуждение

Знак минус на каждом члене гамильтоновой функции ЧАС(σ) условно. Используя это соглашение о знаках, модели Изинга можно классифицировать по знаку взаимодействия: если для пары я, j

${\displaystyle J_{ij}>0}$, взаимодействие называется ферромагнитный,

${\displaystyle J_{ij}<0}$, взаимодействие называется антиферромагнитный,

${\displaystyle J_{ij}=0}$, спины невзаимодействующий.

Система называется ферромагнитной или антиферромагнитной, если все взаимодействия ферромагнитные или все антиферромагнитные. Первоначальные модели Изинга были ферромагнитными, и до сих пор часто предполагается, что «модель Изинга» означает ферромагнитную модель Изинга.

В ферромагнитной модели Изинга спины хотят быть выровненными: конфигурации, в которых соседние спины имеют одинаковый знак, имеют более высокую вероятность. В антиферромагнитной модели соседние спины имеют тенденцию иметь противоположные знаки.

Знаковое соглашение ЧАС(σ) также объясняет, как спиновый узел j взаимодействует с внешним полем. А именно, узел вращения хочет выровняться с внешним полем. Если:

${\displaystyle h_{j}>0}$, спин-сайт j желает выстроиться в позитивном направлении,

${\displaystyle h_{j}<0}$, спин-сайт j желает выстроиться в негативную сторону,

${\displaystyle h_{j}=0}$, внешнее влияние на спиновый сайт отсутствует.

Упрощения

Модели Изинга часто рассматриваются без внешнего поля, взаимодействующего с решеткой, то есть час = 0 для всех j в решетке Λ. Используя это упрощение, гамильтониан принимает вид

${\displaystyle H(\sigma )=-\sum _{\langle i~j\rangle }J_{ij}\sigma _{i}\sigma _{j}.}$

Когда внешнее поле всюду равно нулю, час = 0, модель Изинга симметрична относительно переключения значения спина во всех узлах решетки; ненулевое поле нарушает эту симметрию.

Другое распространенное упрощение - предположить, что все ближайшие соседи ⟨ij⟩ Иметь одинаковую силу взаимодействия. Тогда мы можем установить J_ij = J для всех пар я, j в Λ. В этом случае гамильтониан дополнительно упрощается до

${\displaystyle H(\sigma )=-J\sum _{\langle i~j\rangle }\sigma _{i}\sigma _{j}.}$

Подключение к график максимальный разрез

Подмножество S вершина множество V (G) взвешенного неориентированного графа G определяет разрез графа G на S и его дополнительный подмножество G S. Размер разреза - это сумма весов ребер между S и G S. А максимальный разрез размер как минимум равен размеру любого другого кроя, варьируя S.

Для модели Изинга без внешнего поля на графе G гамильтониан становится следующей суммой по ребрам графа E (G)

${\displaystyle H(\sigma )=-\sum _{ij\in E(G)}J_{ij}\sigma _{i}\sigma _{j}}$.

Здесь каждая вершина i графа - это узел вращения, который принимает значение вращения ${\displaystyle \sigma _{i}=\pm 1}$. Данная конфигурация спина ${\displaystyle \sigma }$ разбивает множество вершин ${\displaystyle V(G)}$ на два ${\displaystyle \sigma }$-зависимые подмножества, те, у которых есть раскрутка ${\displaystyle V^{+}}$ и те, у кого есть замедление ${\displaystyle V^{-}}$. Обозначим через ${\displaystyle \delta (V^{+})}$ в ${\displaystyle \sigma }$-зависимый набор ребер, который соединяет два дополнительных подмножества вершин ${\displaystyle V^{+}}$ и ${\displaystyle V^{-}}$. В размер ${\displaystyle \left|\delta (V^{+})\right|}$ разреза ${\displaystyle \delta (V^{+})}$ к двудольный взвешенный неориентированный граф G можно определить как

${\displaystyle \left|\delta (V^{+})\right|={\frac {1}{2}}\sum _{ij\in \delta (V^{+})}W_{ij}}$,

куда ${\displaystyle W_{ij}}$ обозначает вес ребра ${\displaystyle ij}$ и масштабирование 1/2 введено для компенсации двойного счета одинаковых весов ${\displaystyle W_{ij}=W_{ji}}$.

Личности

${\displaystyle {\begin{aligned}H(\sigma )&=-\sum _{ij\in E(V^{+})}J_{ij}-\sum _{ij\in E(V^{-})}J_{ij}+\sum _{ij\in \delta (V^{+})}J_{ij}\\&=-\sum _{ij\in E(G)}J_{ij}+2\sum _{ij\in \delta (V^{+})}J_{ij},\end{aligned}}}$

где общая сумма в первом члене не зависит от ${\displaystyle \sigma }$, подразумевают, что минимизация ${\displaystyle H(\sigma )}$ в ${\displaystyle \sigma }$ эквивалентно минимизации ${\displaystyle \sum _{ij\in \delta (V^{+})}J_{ij}}$. Определение веса кромки ${\displaystyle W_{ij}=-J_{ij}}$ таким образом, превращает проблему Изинга без внешнего поля в задачу Max-Cut для графа^[4] увеличение размера разреза ${\displaystyle \left|\delta (V^{+})\right|}$, который связан с гамильтонианом Изинга следующим образом:

${\displaystyle H(\sigma )=\sum _{ij\in E(G)}W_{ij}-4\left|\delta (V^{+})\right|.}$

Вопросов

Значительное количество статистических вопросов, которые следует задать об этой модели, находятся в пределах большого количества вращений:

• В типичной конфигурации большинство спинов +1 или -1, или они делятся поровну?
• Если вращение в любой позиции я равно 1, какова вероятность того, что спин в позиции j тоже 1?
• Если β изменено, есть ли фазовый переход?
• Какова фрактальная размерность формы большого кластера +1 спинов на решетке Λ?

Основные свойства и история

Визуализация трансляционно-инвариантной вероятностной меры одномерной модели Изинга

Наиболее изученным случаем модели Изинга является трансляционно-инвариантная модель ферромагнитного нулевого поля на d-мерная решетка, а именно Λ =Z^d, J_ij = 1, час = 0.

В своей докторской диссертации 1924 года Изинг решил модель d = 1 случай, который можно рассматривать как линейную горизонтальную решетку, где каждый узел взаимодействует только со своими левым и правым соседом. В одном измерении решение не допускает фаза перехода.^[5] А именно, для любого положительного β соотношения ⟨σ_яσ_jЭкспоненциально затухают в |я − j|:

${\displaystyle \langle \sigma _{i}\sigma _{j}\rangle _{\beta }\leq C\exp {\big (}-c(\beta )|i-j|{\big )},}$

и система неупорядочена. На основании этого результата он ошибочно пришел к выводу, что эта модель не проявляет фазового поведения ни в каком измерении.

Модель Изинга претерпевает фаза перехода между упорядоченный и неупорядоченная фаза в 2-х или более измерениях. А именно, система неупорядочена при малых β, тогда как при больших β в системе наблюдается ферромагнитный порядок:

${\displaystyle \langle \sigma _{i}\sigma _{j}\rangle _{\beta }\geq c(\beta )>0.}$

Впервые это было доказано Рудольф Пайерлс в 1936 г.,^[6] используя то, что сейчас называется Аргумент Пайерлса.

Модель Изинга на двумерной квадратной решетке без магнитного поля была решена аналитически Ларс Онсагер  (1944 ). Онсагер показал, что корреляционные функции и свободная энергия модели Изинга определяются невзаимодействующим решеточным фермионом. Онсагер объявил формулу спонтанное намагничивание для 2-мерной модели в 1949 г., но не дала вывода. Ян (1952) дал первое опубликованное доказательство этой формулы, используя формула предела за Детерминанты Фредгольма, доказано в 1951 г. Сегё в прямом ответе на работу Онзагера.^[7]

Историческое значение

Один из Демокрит аргументы в поддержку атомизм состоял в том, что атомы естественным образом объясняют резкие фазовые границы, наблюдаемые в материалах^{[нужна цитата ]}, как когда лед плавится в воду или вода превращается в пар. Его идея заключалась в том, что небольшие изменения в свойствах атомарного масштаба приведут к большим изменениям в совокупном поведении. Другие считали, что материя по своей природе непрерывна, а не атомарна, и что крупномасштабные свойства материи не сводятся к основным атомным свойствам.

Хотя законы химического связывания дали понять химикам девятнадцатого века, что атомы реальны, среди физиков споры продолжались и в начале двадцатого века. Атомисты, особенно Джеймс Клерк Максвелл и Людвиг Больцманн, применил формулировку Гамильтона законов Ньютона к большим системам и обнаружил, что статистическое поведение атомов правильно описывает газы комнатной температуры. Но классическая статистическая механика не учитывала всех свойств жидкостей и твердых тел, а также газов при низкой температуре.

Когда-то современный квантовая механика была сформулирована, атомизм больше не противоречил эксперименту, но это не привело к всеобщему признанию статистической механики, выходящей за рамки атомизма. Джозайя Уиллард Гиббс дал полный формализм для воспроизведения законов термодинамики из законов механики. Но многие ошибочные аргументы сохранились с XIX века, когда статистическая механика считалась сомнительной. Ошибки в интуиции в основном связаны с тем фактом, что предел бесконечной статистической системы имеет много законы нуля или единицы которые отсутствуют в конечных системах: бесконечно малое изменение параметра может привести к большим различиям в общем, агрегированном поведении, как и ожидал Демокрит.

Нет фазовых переходов в конечном объеме

В начале двадцатого века некоторые считали, что функция распределения никогда не смог бы описать фазовый переход, основываясь на следующем аргументе:

1. Статистическая сумма представляет собой сумму е^−βE по всем конфигурациям.
2. Показательная функция везде аналитический как функция от β.
3. Сумма аналитических функций является аналитической функцией.

Этот аргумент работает для конечной суммы экспонент и правильно устанавливает, что нет сингулярностей в свободной энергии системы конечного размера. Для систем, находящихся в термодинамическом пределе (то есть для бесконечных систем), бесконечная сумма может привести к сингулярностям. Сходимость к термодинамическому пределу происходит быстро, так что фазовое поведение проявляется уже на относительно небольшой решетке, даже несмотря на то, что сингулярности сглаживаются конечным размером системы.

Это было впервые установлено Рудольф Пайерлс в модели Изинга.

Капли Пайерлса

Вскоре после того, как Ленц и Изинг построили модель Изинга, Пайерлс смог явно показать, что фазовый переход происходит в двух измерениях.

Для этого он сравнил высокотемпературные и низкотемпературные пределы. При бесконечной температуре (β = 0) все конфигурации имеют равную вероятность. Каждое вращение полностью независимо от другого, и если типичные конфигурации при бесконечной температуре нанесены так, что плюс / минус представлены черным и белым, они выглядят как телевидение снег. При высокой, но не бесконечной температуре, есть небольшие корреляции между соседними положениями, снег имеет тенденцию к небольшому скоплению, но экран остается случайным, и нет чистого избытка черного или белого.

Количественным показателем превышения является намагничивание, что является средним значением вращения:

${\displaystyle M={\frac {1}{N}}\sum _{i=1}^{N}\sigma _{i}.}$

Поддельный аргумент, аналогичный аргументу из предыдущего раздела, теперь устанавливает, что намагниченность в модели Изинга всегда равна нулю.

1. Каждая конфигурация спинов имеет равную энергию конфигурации со всеми перевернутыми спинами.
2. Так что для любой конфигурации с намагничиванием M есть конфигурация с намагничиванием -M с равной вероятностью.
3. Следовательно, система должна проводить равное количество времени в конфигурации с намагничиванием. M как с намагничиванием -M.
4. Таким образом, средняя намагниченность (за все время) равна нулю.

Как и раньше, это только доказывает, что средняя намагниченность равна нулю при любом конечном объеме. Для бесконечной системы флуктуации могут оказаться не в состоянии перевести систему из преимущественно положительного состояния в преимущественно отрицательное с ненулевой вероятностью.

Для очень высоких температур намагниченность равна нулю, как и при бесконечной температуре. Чтобы убедиться в этом, обратите внимание, что если спин A имеет только небольшую корреляцию ε со спином B, а B слабо коррелирует со спином C, но C в остальном не зависит от A, степень корреляции A и C выглядит как ε². Для двух вращений, разделенных расстоянием L, величина корреляции равна ε^L, но если существует более одного пути, по которому могут проходить корреляции, это количество увеличивается на количество путей.

Количество путей длины L на квадратной решетке в d размеры

${\displaystyle N(L)=(2d)^{L},}$

так как есть 2d выбор того, куда идти на каждом этапе.

Ограничение на общую корреляцию дается вкладом в корреляцию путем суммирования по всем путям, соединяющим две точки, который ограничен сверху суммой по всем путям длины L деленное на

${\displaystyle \sum _{L}(2d)^{L}\varepsilon ^{L},}$

который стремится к нулю при малых ε.

При низких температурах (β ≫ 1) конфигурации близки к конфигурации с наименьшей энергией, той, где все спины положительные или все спины отрицательны. Пайерлс спросил, возможно ли статистически при низкой температуре, начиная со всех вращений минус, колебаться до состояния, при котором большинство вращений положительное. Чтобы это произошло, капли с плюсовым вращением должны быть способны застыть, чтобы образовалось положительное состояние.

Энергия капли плюсовых спинов на минусовом фоне пропорциональна периметру капли L, где плюсовые и минусовые спины соседствуют друг с другом. Для капли с периметром L, область находится где-то между (L - 2) / 2 (прямая) и (L/4)² (квадратная рамка). Стоимость вероятности введения капли имеет множитель е^−βL, но это вносит вклад в статистическую сумму, умноженную на общее количество капель с периметром L, что меньше общего количества путей длиной L:

${\displaystyle N(L)<4^{2L}.}$

Таким образом, общий спиновой вклад от капель, даже если перерасчитывать, позволяя каждому участку иметь отдельную каплю, ограничен сверху величиной

${\displaystyle \sum _{L}L^{2}4^{2L}e^{-4\beta L},}$

которая стремится к нулю при больших β. При достаточно большом β это экспоненциально подавляет длинные петли, так что они не могут возникать, и намагниченность никогда не колеблется слишком далеко от -1.

Итак, Пайерлс установил, что намагниченность в модели Изинга в конечном итоге определяет секторы суперотбора, разделенные области, не связанные конечными флуктуациями.

Двойственность Крамерса – Ванье

Основная статья: Двойственность Крамерса – Ванье

Крамерс и Ванье смогли показать, что высокотемпературное расширение и низкотемпературное расширение модели равны общему изменению масштаба свободной энергии. Это позволило точно определить точку фазового перехода в двумерной модели (в предположении, что существует единственная критическая точка).

Нули Янга – Ли

Основная статья: Теорема Ли – Янга

После решения Онзагера Ян и Ли исследовали, каким образом статистическая сумма становится сингулярной, когда температура приближается к критической.

Методы Монте-Карло для численного моделирования

Закалка системы Изинга на двумерной квадратной решетке (500 × 500) с обратной температурой β = 10, начиная со случайной конфигурации

Определения

Модель Изинга часто бывает трудно оценить численно, если в системе много состояний. Рассмотрим модель Изинга с

L = | Λ |: общее количество узлов на решетке,

σ_j ∈ {−1, +1}: отдельный узел спина на решетке, j = 1, ..., L,

S ∈ {−1, +1}^L: состояние системы.

Поскольку каждый спиновый узел имеет ± 1 спин, имеется 2^L различные состояния, которые возможны.^[8] Это мотивирует причину моделирования модели Изинга с использованием Методы Монте-Карло.^[8]

В Гамильтониан который обычно используется для представления энергии модели при использовании методов Монте-Карло,

${\displaystyle H(\sigma )=-J\sum _{\langle i~j\rangle }\sigma _{i}\sigma _{j}-h\sum _{j}\sigma _{j}.}$

Кроме того, гамильтониан дополнительно упрощается, если принять нулевое внешнее поле час, поскольку на многие вопросы, которые ставятся решить с помощью модели, можно ответить в отсутствие внешнего поля. Это приводит нас к следующему уравнению энергии для состояния σ:

${\displaystyle H(\sigma )=-J\sum _{\langle i~j\rangle }\sigma _{i}\sigma _{j}.}$

Используя этот гамильтониан, можно вычислить представляющие интерес величины, такие как удельная теплоемкость или намагниченность магнита при заданной температуре.^[8]

Алгоритм мегаполиса

Обзор

В Алгоритм Метрополиса – Гастингса является наиболее часто используемым алгоритмом Монте-Карло для расчета оценок модели Изинга.^[8] Алгоритм сначала выбирает вероятности выбора грамм(μ, ν), которые представляют вероятность того, что состояние ν выбрано алгоритмом из всех состояний, при условии, что одно находится в состоянии μ. Затем он использует вероятности принятия А(μ, ν) так, чтобы подробный баланс доволен. Если новое состояние ν принято, то мы переходим в это состояние и повторяем, выбирая новое состояние и решая принять его. Если ν не принимается, мы остаемся в μ. Этот процесс повторяется до тех пор, пока не будет достигнут некоторый критерий остановки, который для модели Изинга часто бывает, когда решетка становится ферромагнитный, что означает, что все сайты указывают в одном направлении.^[8]

При реализации алгоритма необходимо убедиться, что грамм(μ, ν) выбирается так, чтобы эргодичность встречается. В тепловое равновесие энергия системы колеблется только в небольшом диапазоне.^[8] Это мотивация концепции динамика одиночного вращения, который гласит, что при каждом переходе мы будем изменять только один из узлов спина на решетке.^[8] Более того, используя динамику однократного переворота спина, можно перейти из любого состояния в любое другое, переключая каждый узел, который различается между двумя состояниями, по одному.

Максимальное количество изменений между энергией текущего состояния, ЧАС_μ и энергия любого возможного нового государства ЧАС_ν (с использованием динамики одиночного переворота спина) равно 2J между вращением, которое мы выбираем «перевернуть», чтобы перейти в новое состояние, и соседом этого спина.^[8] Таким образом, в одномерной модели Изинга, где у каждого узла есть два соседа (левый и правый), максимальная разница в энергии будет 4J.

Позволять c представляют координационное число решетки; число ближайших соседей любого узла решетки. Мы предполагаем, что у всех сайтов одинаковое количество соседей из-за периодические граничные условия.^[8] Важно отметить, что алгоритм Метрополиса – Гастингса не работает в критической точке из-за критического замедления. Другие методы, такие как многосеточные методы, алгоритм Нидермайера, алгоритм Свендсена – Ванга или алгоритм Вольфа, требуются для решения модели вблизи критической точки; требование для определения критических показателей системы.

Технические характеристики

Конкретно для модели Изинга и используя динамику одиночного переворота спина, можно установить следующее.

Поскольку есть L всего узлов на решетке, используя одиночный переворот спина как единственный способ перехода в другое состояние, мы можем видеть, что всего имеется L новые состояния ν из нашего текущего состояния μ. Алгоритм предполагает, что вероятности выбора равны L состояния: грамм(μ, ν) = 1 /L. Детальный баланс говорит нам, что должно выполняться следующее уравнение:

${\displaystyle {\frac {P(\mu ,\nu )}{P(\nu ,\mu )}}={\frac {g(\mu ,\nu )A(\mu ,\nu )}{g(\nu ,\mu )A(\nu ,\mu )}}={\frac {A(\mu ,\nu )}{A(\nu ,\mu )}}={\frac {P_{\beta }(\nu )}{P_{\beta }(\mu )}}={\frac {{\frac {1}{Z}}e^{-\beta (H_{\nu })}}{{\frac {1}{Z}}e^{-\beta (H_{\mu })}}}=e^{-\beta (H_{\nu }-H_{\mu })}.}$

Таким образом, мы хотим выбрать вероятность принятия для нашего алгоритма, чтобы удовлетворить

${\displaystyle {\frac {A(\mu ,\nu )}{A(\nu ,\mu )}}=e^{-\beta (H_{\nu }-H_{\mu })}.}$

Если ЧАС_ν > ЧАС_μ, тогда А(ν, μ)> А(μ, ν). Метрополис устанавливает большую из А(μ, ν) или А(ν, μ) равным 1. Таким образом, алгоритм приема следующий:^[8]

${\displaystyle A(\mu ,\nu )={\begin{cases}e^{-\beta (H_{\nu }-H_{\mu })},&{\text{if }}H_{\nu }-H_{\mu }>0,\\1&{\text{otherwise}}.\end{cases}}}$

Базовая форма алгоритма следующая:

1. Выберите спин-сайт, используя вероятность выбора грамм(μ, ν) и вычислим вклад в энергию с участием этого спина.
2. Измените значение вращения и рассчитайте новый вклад.
3. Если новая энергия меньше, оставьте перевернутое значение.
4. Если новой энергии больше, только с вероятностью ${\displaystyle e^{-\beta (H_{\nu }-H_{\mu })}.}$
5. Повторение.

Изменение энергии ЧАС_ν − ЧАС_μ зависит только от значения спина и ближайших соседей по графу. Так что, если граф не слишком связан, алгоритм работает быстро. Этот процесс в конечном итоге приведет к выбору из раздачи.

Рассмотрение модели Изинга как цепи Маркова

Модель Изинга можно рассматривать как Цепь Маркова, как непосредственная вероятность п_β(ν) перехода в будущее состояние ν зависит только от текущего состояния μ. Алгоритм Метрополиса на самом деле является версией Цепь Маркова Монте-Карло моделирование, и поскольку мы используем динамику одиночного переворота вращения в алгоритме Метрополиса, каждое состояние можно рассматривать как имеющее ссылки на L другие состояния, где каждый переход соответствует переворачиванию одного спинового узла на противоположное значение.^[9] Кроме того, поскольку уравнение энергии ЧАС_σ изменение зависит только от силы взаимодействия ближайших соседей J, модель Изинга и ее варианты, такие как Sznajd модель можно рассматривать как форму модель избирателя для динамики мнений.

Одно измерение

Термодинамический предел существует, как только затухание взаимодействия ${\displaystyle J_{ij}\sim |i-j|^{-\alpha }}$ с α> 1.^[10]

• В случае ферромагнитный взаимодействие ${\displaystyle J_{ij}\sim |i-j|^{-\alpha }}$ при 1 <α <2 Дайсон доказал, сравнивая с иерархическим случаем, что существует фазовый переход при достаточно малой температуре.^[11]
• В случае ферромагнитный взаимодействие ${\displaystyle J_{ij}\sim |i-j|^{-2}}$, Фрёлих и Спенсер доказали, что существует фазовый переход при достаточно малой температуре (в отличие от иерархического случая).^[12]
• В случае взаимодействия ${\displaystyle J_{ij}\sim |i-j|^{-\alpha }}$ при α> 2 (включая случай взаимодействий с конечным радиусом действия) фазовый переход отсутствует при любой положительной температуре (т.е. при конечном β), поскольку свободная энергия аналитична по термодинамическим параметрам.^[10]
• В случае ближайший сосед взаимодействий, Э. Изинг дал точное решение модели. При любой положительной температуре (то есть при конечном β) свободная энергия аналитична по параметрам термодинамики, и усеченная двухточечная спиновая корреляция спадает экспоненциально быстро. При нулевой температуре (т.е. при бесконечном β) происходит фазовый переход второго рода: свободная энергия бесконечна, а усеченная двухточечная спиновая корреляция не затухает (остается постоянной). Следовательно, Т = 0 - критическая температура в этом случае. Формулы масштабирования выполнены.^[13]

Точное решение Изинга

В случае ближайшего соседа (с периодическими или свободными граничными условиями) имеется точное решение. Гамильтониан одномерной модели Изинга на решетке L сайтов с периодическими граничными условиями

${\displaystyle H(\sigma )=-J\sum _{i=1,\ldots ,L-1}\sigma _{i}\sigma _{i+1}-h\sum _{i}\sigma _{i},}$

куда J и час может быть любым числом, так как в этом упрощенном случае J - константа, представляющая силу взаимодействия между ближайшими соседями и час - постоянное внешнее магнитное поле, приложенное к узлам решетки. Тогдасвободная энергия является

${\displaystyle f(\beta ,h)=-\lim _{L\to \infty }{\frac {1}{\beta L}}\ln Z(\beta )=-{\frac {1}{\beta }}\ln \left(e^{\beta J}\cosh \beta h+{\sqrt {e^{2\beta J}(\sinh \beta h)^{2}+e^{-2\beta J}}}\right),}$

а спин-спиновая корреляция (т.е. ковариация) равна

${\displaystyle \langle \sigma _{i}\sigma _{j}\rangle -\langle \sigma _{i}\rangle \langle \sigma _{j}\rangle =C(\beta )e^{-c(\beta )|i-j|},}$

куда C(β) и c(β) - положительные функции при Т > 0. Для Т → 0, однако обратная корреляционная длина c(β) обращается в нуль.

Доказательство

Доказательство этого результата - простое вычисление.

Если час = 0, очень легко получить свободную энергию в случае свободного граничного условия, т.е. когда

${\displaystyle H(\sigma )=-J(\sigma _{1}\sigma _{2}+\cdots +\sigma _{L-1}\sigma _{L}).}$

Затем модель факторизуется при замене переменных

${\displaystyle \sigma '_{j}=\sigma _{j}\sigma _{j-1},\quad j\geq 2.}$

Это дает

${\displaystyle Z(\beta )=\sum _{\sigma _{1},\ldots ,\sigma _{L}}e^{\beta J\sigma _{1}\sigma _{2}}e^{\beta J\sigma _{2}\sigma _{3}}\cdots e^{\beta J\sigma _{L-1}\sigma _{L}}=2\prod _{j=2}^{L}\sum _{\sigma '_{j}}e^{\beta J\sigma '_{j}}=2\left[e^{\beta J}+e^{-\beta J}\right]^{L-1}.}$

Следовательно, свободная энергия равна

${\displaystyle f(\beta ,0)=-{\frac {1}{\beta }}\ln \left[e^{\beta J}+e^{-\beta J}\right].}$

С такой же заменой переменных

${\displaystyle \langle \sigma _{j}\sigma _{j+N}\rangle =\left[{\frac {e^{\beta J}-e^{-\beta J}}{e^{\beta J}+e^{-\beta J}}}\right]^{N},}$

следовательно, он экспоненциально затухает, как только Т ≠ 0; но для Т = 0, т.е. в пределе β → ∞ распада нет.

Если час 0 нам нужен метод матрицы передачи. Для периодических граничных условий случай следующий. Статистическая сумма равна

${\displaystyle Z(\beta )=\sum _{\sigma _{1},\ldots ,\sigma _{L}}e^{\beta h\sigma _{1}}e^{\beta J\sigma _{1}\sigma _{2}}e^{\beta h\sigma _{2}}e^{\beta J\sigma _{2}\sigma _{3}}\cdots e^{\beta h\sigma _{L}}e^{\beta J\sigma _{L}\sigma _{1}}=\sum _{\sigma _{1},\ldots ,\sigma _{L}}V_{\sigma _{1},\sigma _{2}}V_{\sigma _{2},\sigma _{3}}\cdots V_{\sigma _{L},\sigma _{1}}.}$

Коэффициенты ${\displaystyle V_{\sigma ,\sigma '}}$ можно рассматривать как элементы матрицы. Возможны разные варианты: удобный (поскольку матрица симметрична)

${\displaystyle V_{\sigma ,\sigma '}=e^{{\frac {\beta h}{2}}\sigma }e^{\beta J\sigma \sigma '}e^{{\frac {\beta h}{2}}\sigma '}}$

или же

${\displaystyle V={\begin{bmatrix}e^{\beta (h+J)}&e^{-\beta J}\\e^{-\beta J}&e^{-\beta (h-J)}\end{bmatrix}}.}$

В матричном формализме

${\displaystyle Z(\beta )=\operatorname {Tr} \left(V^{L}\right)=\lambda _{1}^{L}+\lambda _{2}^{L}=\lambda _{1}^{L}\left[1+\left({\frac {\lambda _{2}}{\lambda _{1}}}\right)^{L}\right],}$

где λ₁ является наивысшим собственным значением V, а λ₂ другое собственное значение:

${\displaystyle \lambda _{1}=e^{\beta J}\cosh \beta h+{\sqrt {e^{2\beta J}(\sinh \beta h)^{2}+e^{-2\beta J}}},}$

и | λ₂| <λ₁. Это дает формулу свободной энергии.

Комментарии

Энергия самого низкого состояния -JL, когда все спины одинаковы. Для любой другой конфигурации дополнительная энергия равна 2J умноженное на количество изменений знака, которые встречаются при сканировании конфигурации слева направо.

Если обозначить количество смен знака в конфигурации как k, разница в энергии от состояния с наименьшей энергией составляет 2k. Поскольку энергия складывается с числом переворотов, вероятность п наличие спин-флип в каждой позиции не зависит. Отношение вероятности найти флип к вероятности не найти его - это фактор Больцмана:

${\displaystyle {\frac {p}{1-p}}=e^{-2\beta J}.}$

Проблема сводится к независимой предвзятости подбрасывание монет. По сути, это завершает математическое описание.

Из описания с точки зрения независимых подбрасываний можно понять статистику модели для длинных линий. Линия разбивается на домены. Каждый домен имеет среднюю длину exp (2β). Длина домена распределена экспоненциально, поскольку на любом этапе существует постоянная вероятность столкновения с переворотом. Домены никогда не становятся бесконечными, поэтому длинная система никогда не намагничивается. Каждый шаг уменьшает корреляцию между вращением и его соседом на величину, пропорциональную п, поэтому корреляция экспоненциально спадает.

${\displaystyle \langle S_{i}S_{j}\rangle \propto e^{-p|i-j|}.}$

В функция распределения - это объем конфигураций, каждая из которых взвешена на основе ее веса Больцмана. Поскольку каждая конфигурация описывается изменением знака, статистическая сумма факторизуется:

${\displaystyle Z=\sum _{\text{configs}}e^{\sum _{k}S_{k}}=\prod _{k}(1+p)=(1+p)^{L}.}$

Логарифм делится на L - плотность свободной энергии:

${\displaystyle \beta f=\log(1+p)=\log \left(1+{\frac {e^{-2\beta J}}{1+e^{-2\beta J}}}\right),}$

который аналитический от β = ∞. Признак фаза перехода является неаналитической свободной энергией, поэтому одномерная модель не имеет фазового перехода.

Одномерное решение с поперечным полем.

Чтобы выразить гамильтониан Изинга с помощью квантово-механического описания спинов, мы заменяем спиновые переменные соответствующими матрицами Паули. Однако, в зависимости от направления магнитного поля, мы можем создать гамильтониан поперечного или продольного поля. В поперечное поле Гамильтониан дается формулой

${\displaystyle H(\sigma )=-J\sum _{i=1,\ldots ,L}\sigma _{i}^{z}\sigma _{i+1}^{z}-h\sum _{i}\sigma _{i}^{x}.}$

В модели поперечного поля наблюдается фазовый переход между упорядоченным и неупорядоченным режимами при J ~ час. Это можно показать отображением матриц Паули

${\displaystyle \sigma _{n}^{z}=\prod _{i=1}^{n}T_{i}^{x},}$

${\displaystyle \sigma _{n}^{x}=T_{n}^{z}T_{n+1}^{z}.}$

Переписав гамильтониан в терминах этой матрицы замены базиса, получим

${\displaystyle H(\sigma )=-h\sum _{i=1,\ldots ,L}T_{i}^{z}T_{i+1}^{z}-J\sum _{i}T_{i}^{x}.}$

Поскольку роли час и J переключаются, гамильтониан претерпевает переход при J = час.^[14]

Два измерения

• В ферромагнитном случае имеет место фазовый переход. При низкой температуре Аргумент Пайерлса доказывает положительную намагниченность для случая ближайшего соседа, а затем Неравенство гриффитса, также при добавлении более дальних взаимодействий. Между тем при высокой температуре расширение кластера дает аналитичность термодинамических функций.
• В случае ближайшего соседа свободная энергия была точно вычислена Онзагером через эквивалентность модели со свободными фермионами на решетке. Спин-спиновые корреляционные функции были вычислены МакКоем и Ву.

Точное решение Онзагера

Основная статья: модель Изинга с квадратной решеткой

Онзагер (1944) получили следующее аналитическое выражение для свободной энергии модели Изинга на анизотропной квадратной решетке при магнитном поле ${\displaystyle h=0}$ в термодинамическом пределе в зависимости от температуры и энергий горизонтального и вертикального взаимодействия ${\displaystyle J_{1}}$ и ${\displaystyle J_{2}}$, соответственно

${\displaystyle -\beta f=\ln 2+{\frac {1}{8\pi ^{2}}}\int _{0}^{2\pi }d\theta _{1}\int _{0}^{2\pi }d\theta _{2}\ln[\cosh(2\beta J_{1})\cosh(2\beta J_{2})-\sinh(2\beta J_{1})\cos(\theta _{1})-\sinh(2\beta J_{2})\cos(\theta _{2})].}$

Из этого выражения для свободной энергии все термодинамические функции модели могут быть вычислены с использованием соответствующей производной. 2D-модель Изинга была первой моделью, демонстрирующей непрерывный фазовый переход при положительной температуре. Это происходит при температуре ${\displaystyle T_{c}}$ который решает уравнение

${\displaystyle \sinh \left({\frac {2J_{1}}{kT_{c}}}\right)\sinh \left({\frac {2J_{2}}{kT_{c}}}\right)=1.}$

В изотропном случае, когда энергии взаимодействия по горизонтали и вертикали равны ${\displaystyle J_{1}=J_{2}=J}$, критическая температура ${\displaystyle T_{c}}$ происходит в следующей точке

${\displaystyle T_{c}={\frac {2J}{k\ln(1+{\sqrt {2}})}}}$

Когда энергии взаимодействия ${\displaystyle J_{1}}$, ${\displaystyle J_{2}}$ оба отрицательны, модель Изинга становится антиферромагнетиком. Поскольку квадратная решетка является двухчастной, она инвариантна относительно этого изменения, когда магнитное поле ${\displaystyle h=0}$, поэтому для антиферромагнитного случая свободная энергия и критическая температура совпадают. Для треугольной решетки, которая не является двудольной, ферромагнитная и антиферромагнитная модели Изинга ведут себя заметно по-разному.

Матрица передачи

Начнем с аналогии с квантовой механикой. Модель Изинга на длинной периодической решетке имеет статистическую сумму

${\displaystyle \sum _{\{S\}}\exp {\biggl (}\sum _{ij}S_{i,j}\left(S_{i,j+1}+S_{i+1,j}\right){\biggr )}.}$

Подумайте о я направление как Космос, а j направление как время. Это независимая сумма всех значений, которые спины могут принимать на каждом временном интервале. Это разновидность интеграл по путям, это сумма по всем историям спинов.

Интеграл по путям можно переписать как гамильтонову эволюцию. Гамильтониан переходит во времени, выполняя унитарное вращение между временем т и время т + Δт:

${\displaystyle U=e^{iH\Delta t}}$

Произведение матриц U, одна за другой, является оператором эволюции полного времени, который представляет собой интеграл по путям, с которого мы начали.

${\displaystyle U^{N}=(e^{iH\Delta t})^{N}=\int DXe^{iL}}$

куда N - количество временных интервалов. Сумма по всем путям определяется как произведение матриц, каждый элемент матрицы - это вероятность перехода от одного среза к следующему.

Точно так же можно разделить сумму по всем конфигурациям статистической суммы на срезы, где каждый срез является одномерной конфигурацией в момент времени 1. Это определяет матрица передачи:

${\displaystyle T_{C_{1}C_{2}}.}$

Конфигурация каждого среза представляет собой одномерный набор вращений. На каждом временном отрезке Т имеет матричные элементы между двумя конфигурациями спинов: в ближайшем будущем и в ближайшем прошлом. Эти две конфигурации C₁ и C₂, и все они являются одномерными спиновыми конфигурациями. Мы можем представить себе векторное пространство, которое Т действует как все их сложные линейные комбинации. Используя квантово-механические обозначения:

${\displaystyle |A\rangle =\sum _{S}A(S)|S\rangle }$

где каждый базисный вектор ${\displaystyle |S\rangle }$ представляет собой спиновую конфигурацию одномерной модели Изинга.

Как и гамильтониан, трансфер-матрица действует на все линейные комбинации состояний. Статистическая сумма - это матричная функция от T, которая определяется сумма по всем историям, которые возвращаются к исходной конфигурации после N шаги:

${\displaystyle Z=\mathrm {tr} (T^{N}).}$

Поскольку это матричное уравнение, его можно вычислить в любом базисе. Итак, если мы можем диагонализовать матрицу Т, мы можем найти Z.

Т в терминах матриц Паули

Вклад в статистическую сумму для каждой прошлой / будущей пары конфигураций на срезе является суммой двух членов. Есть количество переворотов вращения в прошлом срезе и количество переворотов вращения между прошлым и будущим срезами. Определите оператор в конфигурациях, который переворачивает вращение на сайте i:

${\displaystyle \sigma _{i}^{x}.}$

В обычном базисе Изинга, воздействуя на любую линейную комбинацию прошлых конфигураций, он производит ту же линейную комбинацию, но с перевернутым вращением в позиции i каждого базисного вектора.

Определите второй оператор, который умножает базисный вектор на +1 и -1 в соответствии со спином в позиции я:

${\displaystyle \sigma _{i}^{z}.}$

Т можно записать в терминах этих:

${\displaystyle \sum _{i}A\sigma _{i}^{x}+B\sigma _{i}^{z}\sigma _{i+1}^{z}}$

куда А и B - константы, которые необходимо определить, чтобы воспроизвести статистическую сумму. Интерпретация состоит в том, что статистическая конфигурация в этом срезе влияет как на количество переворотов спина в срезе, так и на то, есть ли вращение в позиции я перевернулся.

Операторы создания и уничтожения спин-флипов

Как и в одномерном случае, мы переключим внимание со спинов на спин-флипы. Σ^z срок в Т подсчитывает количество переворотов спина, которое мы можем записать в терминах операторов создания и уничтожения переворотов спина:

${\displaystyle \sum C\psi _{i}^{\dagger }\psi _{i}.\,}$

Первый член переворачивает вращение, поэтому в зависимости от базиса он либо:

1. перемещает спин-флип на одну единицу вправо
2. перемещает спин-флип на одну единицу влево
3. производит два спин-флипа на соседних сайтах
4. уничтожает два спин-флипа на соседних сайтах.

Запишем это в терминах операторов создания и уничтожения:

${\displaystyle \sigma _{i}^{x}=D{\psi ^{\dagger }}_{i}\psi _{i+1}+D^{*}{\psi ^{\dagger }}_{i}\psi _{i-1}+C\psi _{i}\psi _{i+1}+C^{*}{\psi ^{\dagger }}_{i}{\psi ^{\dagger }}_{i+1}.}$

Не обращайте внимания на постоянные коэффициенты и сосредоточьтесь на форме. Все они квадратичные. Поскольку коэффициенты постоянны, это означает, что Т матрица может быть диагонализована преобразованиями Фурье.

Проведение диагонализации дает свободную энергию Онзагера.

Формула Онзагера для спонтанного намагничивания

Онсагер объявил следующее выражение для спонтанное намагничивание M двумерного ферромагнетика Изинга на квадратной решетке на двух различных конференциях в 1948 году, хотя без доказательства^[7]

${\displaystyle M=\left(1-\left[\sinh 2\beta J_{1}\sinh 2\beta J_{2}\right]^{-2}\right)^{\frac {1}{8}}}$

куда ${\displaystyle J_{1}}$ и ${\displaystyle J_{2}}$ - энергии горизонтального и вертикального взаимодействия.

Полный вывод был дан только в 1951 г. Ян (1952) с использованием предельного процесса собственных значений матрицы передачи. Доказательство было впоследствии значительно упрощено в 1963 году Монтроллом, Поттсом и Уордом.^[7] с помощью Сегё с формула предела за Детерминанты Теплица рассматривая намагниченность как предел корреляционных функций.

Минимальная модель

Основная статья: Двумерная критическая модель Изинга

В критической точке двумерная модель Изинга представляет собой двумерная конформная теория поля. Корреляционные функции спина и энергии описываются минимальная модель, который был точно решен.

Три измерения

В трех измерениях, как и в двух измерениях, наиболее изученным случаем модели Изинга является трансляционно-инвариантная модель на кубической решетке с взаимодействием ближайших соседей в нулевом магнитном поле. Ведущие теоретики в течение многих десятилетий искали аналитическое трехмерное решение, которое было бы аналогично решению Онзагера в двумерном случае.^[15] К настоящему времени считается, что такого решения не существует, хотя доказательства отсутствуют.

Было показано, что в трех измерениях модель Изинга имеет представление в терминах невзаимодействующих фермионных струн: Александр Поляков и Владимир Доценко. Эта конструкция была проведена на решетке, и континуальный предел, предположительно описывающий критическую точку, неизвестен.

Результат Истраила о NP-полноте для общей модели спинового стекла

В 2000 г. Сорин Истраил из Сандийские национальные лаборатории доказал, что неплоская модель Изинга НП-полный.^[16] То есть, предполагая п ≠ НП, общая спин-стекольная модель Изинга точно решается только в планарный случаях, поэтому решения для размеров выше двух также неразрешимы. Результат Истраля касается только модели спинового стекла с пространственно изменяющимися связями и ничего не говорит об исходной ферромагнитной модели Изинга с равными связями.

Фаза перехода

В трех измерениях, как в двух измерениях, аргумент Пайерла показывает, что существует фазовый переход. Строго известно, что этот фазовый переход является непрерывным (в том смысле, что корреляционная длина расходится и намагниченность стремится к нулю) и называется критическая точка. Считается, что критическая точка может быть описана фиксированной точкой ренормализационной группы преобразования ренормгруппы Вильсона-Каданова. Также считается, что фазовый переход может быть описан трехмерной унитарной конформной теорией поля, о чем свидетельствует Монте-Карло симуляции^[17][18] и теоретические аргументы.^[19] Хотя строгое установление картины ренормгруппы или конформной теории поля является открытой проблемой, физики-теоретики использовали эти два метода для вычисления критические показатели фазового перехода, что согласуется с экспериментами и расчетами Монте-Карло.

Эта конформная теория поля, описывающая трехмерную критическую точку Изинга, активно исследуется с использованием метода конформный бутстрап.^{[20][21][22][23]} В настоящее время этот метод дает наиболее точную информацию о структуре критической теории (см. Критические показатели Изинга ).

Четыре измерения и выше

В любом измерении модель Изинга может быть продуктивно описана локально изменяющимся средним полем. Поле определяется как среднее значение спина в большой области, но не настолько большое, чтобы охватить всю систему. Поле по-прежнему медленно меняется от точки к точке по мере перемещения усредняющего объема. Эти флуктуации поля описываются континуальной теорией поля в пределе бесконечной системы.

Местное поле

Поле ЧАС определяется как длинноволновые компоненты Фурье спиновой переменной в том пределе, что длины волн велики. Есть много способов получить среднее значение длинных волн, в зависимости от деталей того, как отсекаются высокие длины волн. Детали не слишком важны, так как цель - найти статистику ЧАС а не спины. Как только корреляции в ЧАС известны, дальние корреляции между спинами будут пропорциональны дальним корреляциям в ЧАС.

Для любого значения медленно меняющегося поля ЧАСсвободная энергия (логарифмическая вероятность) является локальной аналитической функцией ЧАС и его градиенты. Бесплатная энергия F(ЧАС) определяется как сумма по всем конфигурациям Изинга, которые согласуются с длинноволновым полем. С ЧАС является грубым описанием, существует множество конфигураций Изинга, соответствующих каждому значению ЧАС, если для сопоставления не требуется слишком большой точности.

Поскольку допустимый диапазон значений спина в любой области зависит только от значений ЧАС в пределах одного усредняющего объема из этой области вклад свободной энергии от каждой области зависит только от значения ЧАС там и в соседних регионах. Так F представляет собой сумму местного вклада по всем регионам, который зависит только от ЧАС и его производные.

По симметрии в ЧАСТолько даже полномочия вносят свой вклад. Благодаря симметрии отражения на квадратной решетке вклад вносят только четные степени градиентов. Записываем первые несколько членов в свободной энергии:

${\displaystyle \beta F=\int d^{d}x\left[AH^{2}+\sum _{i=1}^{d}Z_{i}(\partial _{i}H)^{2}+\lambda H^{4}+\cdots \right].}$

На квадратной решетке симметрии гарантируют, что коэффициенты Z_я производных членов все равны. Но даже для анизотропной модели Изинга, где Z_я's в разные стороны различны, колебания ЧАС изотропны в системе координат, в которой масштабируются различные направления пространства.

На любой решетке производный член

${\displaystyle Z_{ij}\,\partial _{i}H\,\partial _{j}H}$

положительно определенный квадратичная форма, и может использоваться для определять метрика для пространства. Таким образом, любая трансляционно-инвариантная модель Изинга инвариантна относительно вращения на больших расстояниях в координатах, которые делают Z_ij = δ_ij. Вращательная симметрия возникает самопроизвольно на больших расстояниях только потому, что членов низшего порядка не так много. В многокритических точках более высокого порядка это случайная симметрия потерян.

Поскольку βF является функцией медленно меняющегося в пространстве поля, вероятность любой конфигурации поля равна:

${\displaystyle P(H)\propto e^{-\int d^{d}x\left[AH^{2}+Z|\nabla H|^{2}+\lambda H^{4}\right]}.}$

Среднее статистическое значение любого продукта ЧАС сроки равно:

${\displaystyle \langle H(x_{1})H(x_{2})\cdots H(x_{n})\rangle ={\int DH\,P(H)H(x_{1})H(x_{2})\cdots H(x_{n}) \over \int DH\,P(H)}.}$

Знаменатель в этом выражении называется функция распределения, а интеграл по всем возможным значениям ЧАС - статистический интеграл по путям. Он интегрирует exp (βF) по всем значениям ЧАС, по всем длинноволновым фурье-компонентам спинов. F является евклидовым лагранжианом для поля ЧАС, единственная разница между этим и квантовая теория поля скалярного поля состоит в том, что все производные члены входят с положительным знаком, и отсутствует общий коэффициент я.

${\displaystyle Z=\int DH\,e^{-\int d^{d}x\left[AH^{2}+Z|\nabla H|^{2}+\lambda H^{4}\right]}}$

Размерный анализ

Форма F можно использовать для прогнозирования наиболее важных терминов с помощью анализа размеров. Размерный анализ не совсем прост, потому что масштабирование ЧАС необходимо определить.

В общем случае выбор закона масштабирования для ЧАС легко, так как единственный член, который вносит вклад, - это первый,

${\displaystyle F=\int d^{d}x\,AH^{2}.}$

Этот термин является наиболее важным, но он дает тривиальное поведение. Эта форма свободной энергии является ультралокальной, что означает, что она представляет собой сумму независимого вклада каждой точки. Это похоже на переворот спина в одномерной модели Изинга. Каждое значение ЧАС в любой точке колеблется полностью независимо от значения в любой другой точке.

Масштаб поля можно изменить, чтобы поглотить коэффициент А, и тогда ясно, что А определяет только общий масштаб колебаний. Ультралокальная модель описывает длинноволновое высокотемпературное поведение модели Изинга, поскольку в этом пределе средние флуктуационные значения не зависят от точки к точке.

Чтобы найти критическую точку, понизьте температуру. При понижении температуры колебания ЧАС повышаются, потому что колебания более коррелированы. Это означает, что среднее значение большого количества спинов не становится маленьким так быстро, как если бы они были некоррелированными, потому что они имеют тенденцию быть одинаковыми. Это соответствует уменьшению А в системе единиц, где ЧАС не впитывает А. Фазовый переход может произойти только тогда, когда вспомогательные члены в F может вносить вклад, но поскольку первый член доминирует на больших расстояниях, коэффициент А должен быть настроен на ноль. Это расположение критической точки:

${\displaystyle F=\int d^{d}x\left[tH^{2}+\lambda H^{4}+Z(\nabla H)^{2}\right],}$

куда т - параметр, переходящий через ноль при переходе.

С т исчезает, фиксирование масштаба поля с помощью этого термина приводит к взрыву других членов. Один раз т малая величина поля может быть установлена ​​на фиксированный коэффициент ЧАС⁴ термин или (∇ЧАС)² срок до 1.

Намагничивание

Чтобы найти намагниченность, зафиксируйте масштабирование ЧАС так что λ равно единице. Теперь поле ЧАС имеет размер -d/ 4, так что ЧАС⁴d^dИкс безразмерен, и Z имеет размерность 2 -d/ 2. В этом масштабировании член градиента важен только на больших расстояниях для d ≤ 4. Свыше четырех измерений на длинных волнах общая намагниченность зависит только от ультралокальных членов.

Есть один тонкий момент. Поле ЧАС статистически колеблется, и колебания могут сместить нулевую точку т. Чтобы увидеть, как это сделать, рассмотрим ЧАС⁴ разделить следующим образом:

${\displaystyle H(x)^{4}=-\langle H(x)^{2}\rangle ^{2}+2\langle H(x)^{2}\rangle H(x)^{2}+\left(H(x)^{2}-\langle H(x)^{2}\rangle \right)^{2}}$

Первый член является постоянным вкладом в свободную энергию, и им можно пренебречь. Второй член - это конечный сдвиг по т. Третий член - это величина, которая масштабируется до нуля на больших расстояниях. Это означает, что при анализе масштабирования т по размерному анализу, это сдвинутый т это важно. Исторически это было очень запутанным, потому что сдвиг в т при любом конечном λ конечно, но вблизи перехода т очень маленький. Дробное изменение т очень большой, и в единицах, где т фиксируется сдвиг выглядит бесконечным.

Намагниченность находится на минимуме свободной энергии, и это аналитическое уравнение. Что касается сдвинутых т,

${\displaystyle {\partial \over \partial H}\left(tH^{2}+\lambda H^{4}\right)=2tH+4\lambda H^{3}=0}$

За т <0 минимумы находятся при ЧАС пропорционально квадратному корню из т. Итак, Ландау катастрофа Аргумент правильный для размеров больше 5. Показатель намагниченности в размерах больше 5 равен среднему значению поля.

Когда т отрицательна, колебания около нового минимума описываются новым положительным квадратичным коэффициентом. Поскольку этот член всегда преобладает, при температурах ниже переходных флуктуации снова становятся ультралокальными на больших расстояниях.

Колебания

Чтобы найти поведение флуктуаций, измените масштаб поля, чтобы зафиксировать член градиента. Тогда масштабный размер поля по длине равен 1 -d/ 2. Теперь поле имеет постоянные квадратичные пространственные флуктуации при всех температурах. Масштабный размер ЧАС² член равен 2, а размерность шкалы ЧАС⁴ срок 4 -d. За d <4, ЧАС⁴ термин имеет положительную шкалу. В размерах больше 4 он имеет отрицательные размеры шкалы.

Это существенная разница. В размерах больше 4 установка масштаба градиента означает, что коэффициент ЧАС⁴ срок все меньше и меньше важен на все более и более длинных волнах. Измерение, при котором неквадратичные вклады начинают давать вклад, известно как критическое измерение. В модели Изинга критический размер равен 4.

В размерах выше 4 критические флуктуации описываются чисто квадратичной свободной энергией на длинных волнах. Это означает, что все корреляционные функции вычисляются как Гауссовский средние:

${\displaystyle \langle S(x)S(y)\rangle \propto \langle H(x)H(y)\rangle =G(x-y)=\int {dk \over (2\pi )^{d}}{e^{ik(x-y)} \over k^{2}+t}}$

действительно, когда Икс − у большой. Функция грамм(Икс − у) является аналитическим продолжением в мнимое время Пропагатор Фейнмана, поскольку свободная энергия является аналитическим продолжением действия квантового поля для свободного скалярного поля. Для размерностей 5 и выше все остальные корреляционные функции на больших расстояниях определяются следующим образом: Теорема Вика. Все нечетные моменты равны нулю по симметрии ±. Четные моменты - это сумма по всему разбиению на пары произведения грамм(Икс − у) для каждой пары.

${\displaystyle \langle S(x_{1})S(x_{2})\cdots S(x_{2n})\rangle =C^{n}\sum G(x_{i1},x_{j1})G(x_{i2},x_{j2})\ldots G(x_{in},x_{jn})}$

куда C - константа пропорциональности. Так зная грамм достаточно. Он определяет все многоточечные корреляции поля.

Критическая двухточечная функция

Для определения формы грамм, учтите, что поля в интеграле по траекториям подчиняются классическим уравнениям движения, полученным путем изменения свободной энергии:

${\displaystyle {\begin{aligned}&&\left(-\nabla _{x}^{2}+t\right)\langle H(x)H(y)\rangle &=0\\\rightarrow {}&&\nabla ^{2}G(x)+tG(x)&=0\end{aligned}}}$

Это справедливо только в несовпадающих точках, поскольку корреляции ЧАС сингулярны при столкновении точек. ЧАС подчиняется классическим уравнениям движения по той же причине, по которой им подчиняются квантово-механические операторы - его флуктуации определяются интегралом по путям.

В критической точке т = 0, это Уравнение Лапласа, которую можно решить с помощью Метод Гаусса от электростатики. Определим аналог электрического поля как

${\displaystyle E=\nabla G}$

Вдали от происхождения:

${\displaystyle \nabla \cdot E=0}$

поскольку грамм сферически симметричен в d размеры и E радиальный градиент грамм. Интеграция в большой d - 1-мерная сфера,

${\displaystyle \int d^{d-1}SE_{r}=\mathrm {constant} }$

Это дает:

${\displaystyle E={C \over r^{d-1}}}$

и грамм можно найти интегрированием по р.

${\displaystyle G(r)={C \over r^{d-2}}}$

Постоянная C исправляет общую нормализацию поля.

грамм(р) вдали от критической точки

Когда т не равно нулю, так что ЧАС колеблется при температуре, немного отличной от критической, двухточечная функция затухает на больших расстояниях. Уравнение, которому он подчиняется, изменяется:

${\displaystyle \nabla ^{2}G+tG=0\to {1 \over r^{d-1}}{d \over dr}\left(r^{d-1}{dG \over dr}\right)+tG(r)=0}$

За р маленький по сравнению с ${\displaystyle {\sqrt {t}}}$, решение расходится точно так же, как и в критическом случае, но поведение на больших расстояниях изменяется.

Чтобы понять, как это сделать, удобно представить двухточечную функцию в виде интеграла, введенного Швингером в контексте квантовой теории поля:

${\displaystyle G(x)=\int d\tau {1 \over \left({\sqrt {2\pi \tau }}\right)^{d}}e^{-{x^{2} \over 4\tau }-t\tau }}$

Это грамм, поскольку преобразование Фурье этого интеграла несложно. Каждый фиксированный вклад τ является гауссовским в Икс, преобразование Фурье которого представляет собой другой гауссиан обратной ширины в k.

${\displaystyle G(k)=\int d\tau e^{-(k^{2}-t)\tau }={1 \over k^{2}-t}}$

Это обратный к оператору ∇² − т в k-пространство, действующее на единичную функцию в k-пространство, которое является преобразованием Фурье источника дельта-функции, локализованного в начале координат. Таким образом, он удовлетворяет тому же уравнению, что и грамм с теми же граничными условиями, которые определяют силу расхождения в 0.

Интерпретация интегрального представления по подходящее время τ состоит в том, что двухточечная функция является суммой всех путей случайного блуждания, которые связывают позицию 0 с позицией Икс с течением времени τ. Плотность этих путей в момент τ в позиции Икс гауссово, но случайные люди исчезают с постоянной скоростью, пропорциональной т так что гауссиан в момент времени τ уменьшается по высоте в множитель, который неуклонно убывает по экспоненте. В контексте квантовой теории поля это пути релятивистски локализованных квантов в формализме, который следует путям отдельных частиц. В чисто статистическом контексте эти пути все еще появляются в математическом соответствии с квантовыми полями, но их интерпретация носит менее физический характер.

Интегральное представление сразу показывает, что грамм(р) положительна, так как она представлена ​​как взвешенная сумма положительных гауссианов. Он также дает скорость распада при больших r, поскольку собственное время для случайного блуждания, чтобы достичь положения τ, равно r² и за это время гауссова высота уменьшилась на ${\displaystyle e^{-t\tau }=e^{-tr^{2}}}$. Фактор распада, соответствующий положению р следовательно является ${\displaystyle e^{-{\sqrt {t}}r}}$.

Эвристическое приближение для грамм(р) является:

${\displaystyle G(r)\approx {e^{-{\sqrt {t}}r} \over r^{d-2}}}$

Это не точная форма, за исключением трех измерений, где взаимодействие между путями становится важным. Точные формы в больших размерах являются вариантами Функции Бесселя.

Симанзик полимерная интерпретация

Интерпретация корреляций как квантов фиксированного размера, движущихся по случайным путям, позволяет понять, почему критический размер ЧАС⁴ взаимодействие равно 4. Срок ЧАС⁴ можно представить себе как квадрат плотности случайных бродячих людей в любой точке. Чтобы такой член изменил корреляционные функции конечного порядка, которые вводят лишь несколько новых случайных блужданий в флуктуирующую среду, новые пути должны пересекаться. В противном случае квадрат плотности просто пропорционален плотности и сдвигает только ЧАС² коэффициент на константу. Но вероятность пересечения случайных блужданий зависит от размерности, а случайные блуждания в размерности выше 4 не пересекаются.

В фрактальная размерность обычного случайного блуждания равно 2. Количество шаров размера ε, необходимое для преодоления пути, увеличивается как ε⁻². Два объекта фрактальной размерности 2 будут пересекаться с разумной вероятностью только в пространстве размерности 4 или меньше, то же самое условие, что и для общей пары плоскостей. Курт Симанзик утверждал, что это означает, что критические флуктуации Изинга в размерах выше 4 должны описываться свободным полем. Этот аргумент со временем стал математическим доказательством.

4 − ε размерности - ренормализационная группа

Модель Изинга в четырех измерениях описывается флуктуирующим полем, но теперь флуктуации взаимодействуют. В полимерном представлении пересечения случайных блужданий минимально возможны. В продолжении квантового поля кванты взаимодействуют.

Отрицательный логарифм вероятности любой конфигурации поля ЧАС это свободная энергия функция

${\displaystyle F=\int d^{4}x\left[{Z \over 2}|\nabla H|^{2}+{t \over 2}H^{2}+{\lambda \over 4!}H^{4}\right]\,}$

Числовые факторы призваны упростить уравнения движения. Цель состоит в том, чтобы понять статистические колебания. Как и любой другой неквадратичный интеграл по путям, корреляционные функции имеют Расширение Фейнмана как частицы, путешествующие по случайному пути, расщепляющиеся и воссоединяющиеся в вершинах. Сила взаимодействия параметризуется классически безразмерной величиной λ.

Хотя анализ размеров показывает, что как λ, так и Z безразмерны, это вводит в заблуждение. Длинноволновые статистические флуктуации не совсем масштабно инвариантны и становятся масштабно-инвариантными только тогда, когда сила взаимодействия обращается в ноль.

Причина в том, что для определения ЧАС, а отсечка определяет самую короткую длину волны. Колебания ЧАС на длинах волн вблизи отсечки могут влиять более длинноволновые флуктуации. Если система масштабируется вместе с отсечкой, параметры будут масштабироваться с помощью анализа размеров, но тогда сравнение параметров не будет сравнивать поведение, потому что масштабированная система имеет больше режимов. Если масштабировать систему таким образом, чтобы отсечка по короткой длине волны оставалась фиксированной, то длинноволновые флуктуации изменяются.

Перенормировка Вильсона

Быстрый эвристический способ изучения масштабирования - отрезать ЧАС волновые числа в точке λ. Фурье-моды ЧАС с волновыми числами больше λ не могут колебаться. Изменение масштаба, которое делает всю систему меньше, увеличивает все волновые числа и перемещает некоторые колебания выше границы отсечки.

Чтобы восстановить старое обрезание, выполните частичное интегрирование по всем волновым числам, которые раньше были запрещены, но теперь колеблются. В диаграммах Фейнмана интегрирование по флуктуирующей моде с волновым числом k связывает линии, несущие импульс k в корреляционной функции попарно с коэффициентом обратного пропагатора.

При изменении масштаба, когда система уменьшается в (1+б), т коэффициент увеличивается в раз (1+б)² анализом размеров. Изменение в т для бесконечно малых б 2bt. Два других коэффициента безразмерны и совершенно не меняются.

Эффект самого низкого порядка интегрирования можно рассчитать из уравнений движения:

${\displaystyle \nabla ^{2}H+tH=-{\lambda \over 6}H^{3}.}$

Это уравнение является тождеством любой корреляционной функции вдали от других вставок. После интегрирования мод с Λ < k < (1+б) Λ, это будет несколько иное тождество.

Поскольку вид уравнения сохранится, для нахождения изменения коэффициентов достаточно проанализировать изменение ЧАС³ срок. В расширении диаграммы Фейнмана ЧАС³ член корреляционной функции внутри корреляции имеет три оборванные линии. Соединение двух из них на большом волновом числе k дает сдачу ЧАС³ с одной свисающей линией, настолько пропорциональной ЧАС:

${\displaystyle \delta H^{3}=3H\int _{\Lambda <|k|<(1+b)\Lambda }{d^{4}k \over (2\pi )^{4}}{1 \over (k^{2}+t)}}$

Коэффициент 3 исходит из того факта, что цикл можно замкнуть тремя различными способами.

Интеграл следует разбить на две части:

${\displaystyle \int dk{1 \over k^{2}}-t\int dk{1 \over k^{2}(k^{2}+t)}=A\Lambda ^{2}b+Bbt}$

Первая часть не пропорциональна т, а в уравнении движения он может поглощаться постоянным сдвигом по т. Это вызвано тем, что ЧАС³ термин имеет линейную часть. Только второй член, который варьируется от т к т, способствует критическому масштабированию.

Этот новый линейный член добавляется к первому члену слева, изменяя т на сумму, пропорциональную т. Общее изменение т является суммой члена из анализа размерностей и этого второго члена из операторские продукты:

${\displaystyle \delta t=\left(2-{B\lambda \over 2}\right)bt}$

Так т масштабируется, но его размер аномальный, он изменяется на величину, пропорциональную значению λ.

Но λ тоже меняется. Изменение λ требует учета расщепления линий и их быстрого повторного соединения. Процесс самого низкого порядка - это процесс, в котором одна из трех строк из ЧАС³ разбивается на три, которые быстро соединяются с одной из других линий из той же вершины. Поправка к вершине равна

${\displaystyle \delta \lambda =-{3\lambda ^{2} \over 2}\int _{k}dk{1 \over (k^{2}+t)^{2}}=-{3\lambda ^{2} \over 2}b}$

Числовой коэффициент в три раза больше, потому что есть дополнительный коэффициент в три при выборе того, какую из трех новых линий свернуть. Так

${\displaystyle \delta \lambda =-3B\lambda ^{2}b}$

Эти два уравнения вместе определяют уравнения ренормгруппы в четырех измерениях:

${\displaystyle {\begin{aligned}{dt \over t}&=\left(2-{B\lambda \over 2}\right)b\\{d\lambda \over \lambda }&={-3B\lambda \over 2}b\end{aligned}}}$

Коэффициент B определяется по формуле

${\displaystyle Bb=\int _{\Lambda <|k|<(1+b)\Lambda }{d^{4}k \over (2\pi )^{4}}{1 \over k^{4}}}$

и пропорционален площади трехмерной сферы радиуса λ, умноженной на ширину области интегрирования бΛ делится на Λ⁴:

${\displaystyle B=(2\pi ^{2}\Lambda ^{3}){1 \over (2\pi )^{4}}{b\Lambda }{1 \over b\Lambda ^{4}}={1 \over 8\pi ^{2}}}$

В других измерениях постоянная B изменяется, но одна и та же константа появляется как в т поток и в потоке муфты. Причина в том, что производная по т замкнутого контура с одной вершиной - это замкнутый контур с двумя вершинами. Это означает, что единственная разница между масштабированием муфты и т - комбинаторные факторы от объединения и расщепления.

Фиксированная точка Вильсона – Фишера

Изучение трех измерений, исходя из четырехмерной теории, должно быть возможным, потому что вероятности пересечения случайных блужданий непрерывно зависят от размерности пространства. На языке графов Фейнмана связь не сильно меняется при изменении размерности.

Процесс отхода от измерения 4 не может быть полностью определен без рецепта, как это делать. Рецепт четко обозначен только на диаграммах. Он заменяет представление Швингера в размерности 4 на представление Швингера в размерности 4 - ε, определяемое следующим образом:

${\displaystyle G(x-y)=\int d\tau {1 \over t^{d \over 2}}e^{{x^{2} \over 2\tau }+t\tau }}$

В размерности 4 - ε соединение λ имеет положительный масштабный размер ε, и его необходимо добавить к потоку.

${\displaystyle {\begin{aligned}{d\lambda \over \lambda }&=\varepsilon -3B\lambda \\{dt \over t}&=2-\lambda B\end{aligned}}}$

Коэффициент B зависит от размера, но он будет отменен. Фиксированная точка для λ больше не равна нулю, а равна:

${\displaystyle \lambda ={\varepsilon \over 3B}}$

где масштабные размеры т изменяется на величину λB = ε / 3.

Показатель намагниченности изменяется пропорционально:

${\displaystyle {\tfrac {1}{2}}\left(1-{\varepsilon \over 3}\right)}$

что составляет 0,333 в трех измерениях (ε = 1) и 0,166 в двух измерениях (ε = 2). Это не так уж и далеко от измеренной экспоненты 0,308 и двумерной экспоненты Онзагера 0,125.

Бесконечные измерения - среднее поле

Основная статья: Теория среднего поля

Поведение модели Изинга на полносвязном графе можно полностью понять с помощью теория среднего поля. Этот тип описания подходит для квадратных решеток очень большой размерности, потому что тогда каждый узел имеет очень большое количество соседей.

Идея состоит в том, что если каждый спин связан с большим количеством спинов, важно только среднее отношение + спинов к - спинам, поскольку колебания этого среднего значения будут небольшими. В среднее поле ЧАС - средняя доля спинов, которые равны + минус средняя доля спинов, которые равны -. Энергозатраты на переворот одного спина в среднем поле ЧАС составляет ± 2JNH. Удобно переопределить J поглотить фактор N, так что предел N → ∞ гладко. С точки зрения нового J, стоимость переворота вращения составляет ± 2JH.

Эта стоимость энергии дает отношение вероятности п что спин равен + к вероятности 1−п что спин -. Это соотношение и есть фактор Больцмана:

${\displaystyle {p \over 1-p}=e^{2\beta JH}}$

так что

${\displaystyle p={1 \over 1+e^{-2\beta JH}}}$

Среднее значение спина дается усреднением 1 и −1 с весами п и 1 -п, поэтому среднее значение равно 2п - 1. Но это среднее значение одинаково для всех спинов и, следовательно, равно ЧАС.

${\displaystyle H=2p-1={1-e^{-2\beta JH} \over 1+e^{-2\beta JH}}=\tanh(\beta JH)}$

Решениями этого уравнения являются возможные согласованные средние поля. Для βJ <1 существует только одно решение при ЧАС = 0. Для больших значений β есть три решения, и решение при ЧАС = 0 нестабильно.

Нестабильность означает, что небольшое увеличение среднего поля выше нуля дает статистическую долю спинов, которая равна +, которая больше, чем значение среднего поля. Таким образом, среднее поле, которое колеблется выше нуля, будет создавать еще большее среднее поле и в конечном итоге установится на стабильном решении. Это означает, что при температурах ниже критического значения βJ = 1 модель Изинга среднего поля претерпевает фазовый переход в пределе больших N.

Выше критической температуры колебания ЧАС затухают, потому что среднее поле восстанавливает флуктуацию до нулевого поля. Ниже критической температуры среднее поле приводится к новому равновесному значению, которое является либо положительным ЧАС или отрицательный ЧАС решение уравнения.

Для βJ = 1 + ε, чуть ниже критической температуры, значение ЧАС может быть вычислен из разложения Тейлора гиперболического тангенса:

${\displaystyle H=\tanh(\beta JH)=(1+\varepsilon )H-{(1+\varepsilon )^{3}H^{3} \over 3}}$

Деление на ЧАС отказаться от нестабильного решения при ЧАС = 0 устойчивыми решениями являются:

${\displaystyle H={\sqrt {3\varepsilon }}}$

Самопроизвольное намагничивание ЧАС растет вблизи критической точки как квадратный корень из изменения температуры. Это верно всякий раз, когда ЧАС может быть вычислено из решения аналитического уравнения, которое является симметричным между положительными и отрицательными значениями, что привело к Ландо подозревать, что все фазовые переходы типа Изинга во всех измерениях должны подчиняться этому закону.

Показатель среднего поля равен универсальный поскольку изменение характера решений аналитических уравнений всегда описывается катастрофы в ряд Тейлора, который является полиномиальным уравнением. По симметрии уравнение для ЧАС должен иметь только странные полномочия ЧАС с правой стороны. Изменение β должно только плавно изменять коэффициенты. Переход происходит, когда коэффициент ЧАС справа - 1. Рядом с переходом:

${\displaystyle H={\partial (\beta F) \over \partial h}=(1+A\varepsilon )H+BH^{3}+\cdots }$

Что бы ни А и B равны, пока ни один из них не настроен на ноль, спонетическая намагниченность будет расти как квадратный корень из ε. Этот аргумент может быть неверным, только если свободная энергия βF является либо неаналитическим, либо необщим в точном β, где происходит переход.

Но спонтанная намагниченность в магнитных системах и плотность газов вблизи критической точки измеряются очень точно. Плотность и намагниченность в трех измерениях имеют одинаковую степенную зависимость от температуры вблизи критической точки, но экспериментальное поведение выглядит следующим образом:

${\displaystyle H\propto \varepsilon ^{0.308}}$

Показатель степени также универсален, поскольку в модели Изинга он такой же, как в экспериментальном магните и газе, но не равен среднему значению поля. Это было большим сюрпризом.

Это также верно в двух измерениях, где

${\displaystyle H\propto \varepsilon ^{0.125}}$

Но тут это не было неожиданностью, потому что это было предсказано Онсагер.

Низкие габариты - блок спинов

В трех измерениях пертурбативный ряд из теории поля представляет собой разложение по константе связи λ, которая не является особенно малой. Эффективный размер связи в фиксированной точке на единицу превышает коэффициент разветвления путей частиц, поэтому параметр расширения составляет примерно 1/3. В двух измерениях параметр пертурбативного расширения равен 2/3.

Но перенормировку можно продуктивно применять и непосредственно к спинам, не переходя к среднему полю. Исторически такой подход обусловлен Лев Каданов и предшествовал пертурбативному разложению ε.

Идея состоит в том, чтобы интегрировать спины решетки итеративно, создавая поток в связях. Но теперь связи - это коэффициенты энергии решетки. Тот факт, что описание континуума существует, гарантирует, что эта итерация будет сходиться к фиксированной точке, когда температура настроена на критичность.

Перенормировка Мигдала – Каданова

Напишите двумерную модель Изинга с бесконечным числом возможных взаимодействий более высокого порядка. Чтобы сохранить симметрию отражения вращения, только четные степени вносят вклад:

${\displaystyle E=\sum _{ij}J_{ij}S_{i}S_{j}+\sum J_{ijkl}S_{i}S_{j}S_{k}S_{l}\ldots .}$

По инвариантности переводаJ_ij является только функцией i-j. По случайной симметрии вращения при больших i и j его размер зависит только от величины двумерного вектора я − j. Аналогичным образом ограничиваются и коэффициенты более высокого порядка.

Итерация перенормировки делит решетку на две части - четные спины и нечетные спины. Нечетные вращения живут на позициях решетки нечетной шахматной доски, а четные - на четной шахматной доске. Когда спины индексируются по позиции (я,j), нечетными считаются сайты с я + j нечетные и четные сайты с я + j четные и четные сайты связаны только с нечетными сайтами.

Два возможных значения нечетных вращений будут интегрированы путем суммирования обоих возможных значений. Это создаст новую функцию свободной энергии для оставшихся ровных вращений с новыми скорректированными муфтами. Ровные вращения снова находятся в решетке, оси которой наклонены под углом 45 градусов к старым. При откручивании системы восстанавливается старая конфигурация, но с новыми параметрами. Эти параметры описывают взаимодействие спинов на расстояниях ${\displaystyle \scriptstyle {\sqrt {2}}}$ больше.

Начиная с модели Изинга и повторяя эту итерацию, в конечном итоге меняются все связи. Когда температура выше критической, связи сходятся к нулю, поскольку спины на больших расстояниях некоррелированы. Но когда температура критическая, будут ненулевые коэффициенты, связывающие спины на всех порядках. Поток можно приблизительно оценить, рассматривая только первые несколько членов. Этот усеченный поток будет давать все лучшие и лучшие приближения к критическим показателям, когда включается больше членов.

Самое простое приближение - оставить только обычные J срок и отбросьте все остальное. Это создаст поток в J, аналогично потоку в т в неподвижной точке λ в разложении ε.

Чтобы найти изменение в Jрассмотрим четырех соседей нечетного сайта. Это единственные спины, которые с ним взаимодействуют. Мультипликативный вклад в статистическую сумму от суммы двух значений спина в нечетном узле равен:

${\displaystyle e^{J(N_{+}-N_{-})}+e^{J(N_{-}-N_{+})}=2\cosh(J[N_{+}-N_{-}])}$

куда N_± число соседей, которые являются ±. Пренебрегая множителем 2, вклад свободной энергии от этого нечетного узла равен:

${\displaystyle F=\log(\cosh[J(N_{+}-N_{-})]).}$

Это включает взаимодействия ближайших соседей и следующих ближайших соседей, как и ожидалось, но также и четырехспиновое взаимодействие, которое следует отбросить. Чтобы сократить до взаимодействий ближайших соседей, учтите, что разница в энергии между всеми спинами с одинаковыми и равными числами + и - составляет:

${\displaystyle \Delta F=\ln(\cosh[4J]).}$

Из связей ближайшего соседа разница в энергии между всеми равными спинами и спинами, расположенными в шахматном порядке, составляет 8J. Разница в энергии между всеми вращениями равная и не разнесенная, но чистый нулевой спин равен 4.J. Игнорируя четырехспиновые взаимодействия, разумным усечением является среднее значение этих двух энергий или 6J. Поскольку каждая ссылка будет способствовать двум нечетным спинам, правильное значение для сравнения с предыдущим будет вдвое меньше:

${\displaystyle 3J'=\ln(\cosh[4J]).}$

Для малых J, это быстро переходит к нулевой связи. Большой J 'поток к большим муфтам. Показатель намагниченности определяется по наклону уравнения в фиксированной точке.

Варианты этого метода дают хорошие численные приближения для критических показателей, когда включается много членов как в двух, так и в трех измерениях.

Приложения

Магнетизм

Первоначальной мотивацией для создания модели был феномен ферромагнетизм. Железо магнитное; будучи намагниченным, он остается намагниченным в течение длительного времени по сравнению с любым атомным временем.

В 19 веке считалось, что магнитные поля возникают из-за токов в материи, и Ампер постулировал, что постоянные магниты вызваны постоянными атомными токами. Однако движение классических заряженных частиц не могло объяснить постоянные токи, как показывает Лармор. Чтобы иметь ферромагнетизм, атомы должны иметь постоянный магнитные моменты которые не связаны с движением классических зарядов.

Как только спин электрона был обнаружен, стало ясно, что магнетизм должен быть вызван большим количеством электронов, вращающихся в одном направлении. Было естественным спросить, как все электроны знают, в каком направлении вращаться, потому что электроны на одной стороне магнита не взаимодействуют напрямую с электронами на другой стороне. Они могут влиять только на своих соседей. Модель Изинга была разработана, чтобы исследовать, можно ли заставить большую часть электронов вращаться в одном направлении, используя только локальные силы.

Решетчатый газ

Модель Изинга можно переосмыслить как статистическую модель движения атомов. Поскольку кинетическая энергия зависит только от количества движения, а не от положения, в то время как статистика положений зависит только от потенциальной энергии, термодинамика газа зависит только от потенциальной энергии для каждой конфигурации атомов.

Грубая модель состоит в том, чтобы сделать пространство-время решеткой и представить, что каждая позиция либо содержит атом, либо его нет. Пространство конфигурации - это пространство независимых битов. B_я, где каждый бит равен 0 или 1 в зависимости от того, занята позиция или нет. Притягивающее взаимодействие снижает энергию двух соседних атомов. Если притяжение происходит только между ближайшими соседями, энергия уменьшается на −4JB_яB_j для каждой занятой соседней пары.

Плотность атомов можно контролировать, добавляя химический потенциал, которая представляет собой мультипликативную вероятностную стоимость добавления еще одного атома. Мультипликативный коэффициент вероятности может быть интерпретирован как аддитивный член в логарифме - энергия. Дополнительная энергия конфигурации с N атомы заменены мкН. Вероятностная стоимость еще одного атома является множителем exp (-βμ).

Итак, энергия решеточного газа равна:

${\displaystyle E=-{\frac {1}{2}}\sum _{\langle i,j\rangle }4JB_{i}B_{j}+\sum _{i}\mu B_{i}}$

Переписывая биты по спинам, ${\displaystyle B_{i}=(S_{i}+1)/2.}$

${\displaystyle E=-{\frac {1}{2}}\sum _{\langle i,j\rangle }JS_{i}S_{j}-{\frac {1}{2}}\sum _{i}(4J-\mu )S_{i}}$

Для решеток, где каждый узел имеет равное количество соседей, это модель Изинга с магнитным полем час = (zJ − μ) / 2, где z количество соседей.

В биологических системах модифицированные версии модели решеточного газа использовались для понимания диапазона связывающего поведения. К ним относятся связывание лигандов с рецепторами на поверхности клетки,^[24] связывание белков хемотаксиса с мотором жгутика,^[25] и конденсация ДНК.^[26]

Приложение к нейробиологии

Деятельность нейроны в головном мозге можно моделировать статистически. Каждый нейрон в любой момент либо активен +, либо неактивен -. Активные нейроны - это те, которые посылают потенциал действия вниз по аксону в любом заданном временном окне, а неактивные - это те, которые этого не делают. Поскольку нейронная активность в любой момент времени моделируется независимыми битами, Hopfield предположил, что динамическая модель Изинга обеспечит первое приближение к нейронной сети, которая способна учусь.^[27]

Следуя общему подходу Джейнса,^[28][29] недавняя интерпретация Шнейдмана, Берри, Сегева и Бялека,^[30]состоит в том, что модель Изинга полезна для любой модели нейронной функции, потому что статистическая модель нейронной активности должна быть выбрана с использованием принцип максимальной энтропии. Учитывая набор нейронов, статистическая модель, которая может воспроизвести среднюю частоту импульсов для каждого нейрона, вводит Множитель Лагранжа для каждого нейрона:

${\displaystyle E=-\sum _{i}h_{i}S_{i}}$

Но активность каждого нейрона в этой модели статистически независима. Чтобы учесть парные корреляции, когда один нейрон имеет тенденцию срабатывать (или не срабатывать) вместе с другим, введите попарные множители лагранжа:

${\displaystyle E=-{\tfrac {1}{2}}\sum _{ij}J_{ij}S_{i}S_{j}-\sum _{i}h_{i}S_{i}}$

куда ${\displaystyle J_{ij}}$ не ограничиваются соседями. Обратите внимание, что это обобщение модели Изинга иногда называют квадратичным экспоненциальным двоичным распределением в статистике. Эта функция энергии только вводит вероятностные отклонения для спина, имеющего значение, и для пары спинов, имеющих одинаковое значение. Корреляции высшего порядка не ограничиваются множителями. Образец активности, выбранный из этого распределения, требует наибольшего количества битов для хранения в компьютере при наиболее эффективной схеме кодирования, которую только можно вообразить, по сравнению с любым другим распределением с такой же средней активностью и попарными корреляциями. Это означает, что модели Изинга применимы к любой системе, которая описывается как можно более случайными битами, с ограничениями на парные корреляции и среднее количество единиц, что часто встречается как в физических, так и в социальных науках.

Спиновые очки

В модели Изинга так называемый спиновые очки также можно описать обычным гамильтонианом${\displaystyle {\hat {H}}=-{\frac {1}{2}}\,\sum J_{i,k}\,S_{i}\,S_{k},}$где S-переменные описывают спины Изинга, а J_{я, к} взяты из случайного распределения. Для спиновых стекол типичное распределение выбирает антиферромагнитные связи с вероятностью п и ферромагнитные связи с вероятностью 1 -п. Эти связи остаются фиксированными или «закаленными» даже при наличии тепловых колебаний. Когда п = 0 имеем исходную модель Изинга. Эта система заслуживает отдельного интереса; в частности, у одного есть «неэргодические» свойства, ведущие к странному релаксационному поведению. Большое внимание также привлекла связанная модель Изинга с разбавлением связей и сайтов, особенно в двух измерениях, что привело к интригующему критическому поведению.^[31]

Морской лед

2D плавильный пруд приближения могут быть созданы с использованием модели Изинга; Данные топографии морского льда в значительной степени влияют на результаты. Переменная состояния является двоичной для простого двумерного приближения, будь то вода или лед.^[32]

Смотрите также

• Модель ANNNI
• Параметр связующего
• Машина Больцмана
• Конформный бутстрап
• Геометрически фрустрированный магнит
• Классическая модель Гейзенберга
• Квантовая модель Гейзенберга
• Сеть Хопфилда
• Критические показатели Изинга
• Дж. К. Уорд
• Курамото модель
• Максимальная ровность
• Оператор заказа
• Модель Поттса (общий с Модель Ашкина – Теллера )
• Спиновые модели
• Модель Изинга с квадратной решеткой
• Алгоритм Свендсена – Ванга
• t-J модель
• Двумерная критическая модель Изинга
• Алгоритм Вольфа
• XY модель
• Z N модель

Сноски

1. Видеть Галлавотти (1999), Главы VI-VII.
2. Эрнст Изинг, Вклад в теорию ферромагнетизма
3. Видеть Байерлейн (1999), Глава 16.
4. Бараона, Франсиско; Грёчель, Мартин; Юнгер, Михаэль; Райнельт, Герхард (1988). «Применение комбинаторной оптимизации в статистической физике и проектировании схем». Исследование операций. 36 (3): 493–513. Дои:10.1287 / opre.36.3.493. ISSN  0030-364X. JSTOR  170992.
5. Эль-Шоук, Шир; Паулос, Мигель Ф .; Польша, Давид; Рычков, Слава; Симмонс-Даффин, Дэвид; Вичи, Алессандро (2014). "Решение трехмерной модели Изинга с помощью Conformal Bootstrap II. C-Минимизация и точные критические показатели" (PDF). Журнал статистической физики. 157 (4–5): 869–914. arXiv:1403.4545. Bibcode:2014JSP ... 157..869E. Дои:10.1007 / s10955-014-1042-7. S2CID  119627708. Архивировано из оригинал (PDF) на 2014-04-07. Получено 2013-04-21.
6. Peierls, R .; Родился М. (1936). «О модели ферромагнетизма Изинга». Математические труды Кембриджского философского общества. 32 (3): 477. Bibcode:1936PCPS ... 32..477P. Дои:10.1017 / S0305004100019174.
7. Montroll, Potts & Ward, 1963 г., стр. 308–309
8. Ньюман М. Э. Дж., Баркема Г. Т., "Методы Монте-Карло в статистической физике", Clarendon Press, 1999.
9. Тейф, Владимир Б. (2007). «Общий формализм матрицы переноса для расчета связывания ДНК-белок-лекарственное средство в регуляции генов». Нуклеиновые кислоты Res. 35 (11): e80. Дои:10.1093 / нар / гкм268. ЧВК  1920246. PMID  17526526.
10. Рюэль (1969). Статистическая механика: точные результаты. Нью-Йорк: W. A. ​​Benjamin Inc.
11. Дайсон, Ф. Дж. (1969). «Существование фазового перехода в одномерном ферромагнетике Изинга». Comm. Математика. Phys. 12 (2): 91–107. Bibcode:1969CMaPh..12 ... 91D. Дои:10.1007 / BF01645907. S2CID  122117175.
12. Fröhlich, J .; Спенсер, Т. (1982). «Фазовый переход в одномерной модели Изинга с 1 /р² энергия взаимодействия ». Comm. Математика. Phys. 84 (1): 87–101. Bibcode:1982CMaPh..84 ... 87F. Дои:10.1007 / BF01208373. S2CID  122722140.
13. Бакстер, Родни Дж. (1982), Точно решаемые модели в статистической механике, Лондон: Academic Press Inc. [Harcourt Brace Jovanovich Publishers], ISBN  978-0-12-083180-7, МИСТЕР  0690578, заархивировано из оригинал на 2012-03-20, получено 2009-10-25
14. Сузуки, Сэй; Иноуэ, Дзюн-ичи; Чакрабарти, Бикас К. (2012). Квантовые фазы Изинга и переходы в поперечных моделях Изинга. Springer. Дои:10.1007/978-3-642-33039-1. ISBN  978-3-642-33038-4.
15. Вуд, Чарли. "Мультяшная картина магнитов, изменившая науку". Журнал Quanta. Получено 2020-06-26.
16. "SIAM: Модель Изинга NP-полная". archive.siam.org. Получено 2020-06-26.
17. Billó, M .; Caselle, M .; Gaiotto, D .; Gliozzi, F .; Meineri, M .; другие (2013). «Линейные дефекты в 3D модели Изинга». JHEP. 1307 (7): 055. arXiv:1304.4110. Bibcode:2013JHEP ... 07..055B. Дои:10.1007 / JHEP07 (2013) 055. S2CID  119226610.
18. Косме, Катарина; Лопес, Дж. М. Виана Паренте; Пенедонес, Жоао (2015). «Конформная симметрия критической 3D-модели Изинга внутри сферы». Журнал физики высоких энергий. 2015 (8): 22. arXiv:1503.02011. Bibcode:2015JHEP ... 08..022C. Дои:10.1007 / JHEP08 (2015) 022. S2CID  53710971.
19. Деламот, Бертран; Тиссье, Матье; Вшебор, Николас (2016). «Масштабная инвариантность подразумевает конформную инвариантность трехмерной модели Изинга». Физический обзор E. 93 (12144): 012144. arXiv:1501.01776. Bibcode:2016PhRvE..93a2144D. Дои:10.1103 / PhysRevE.93.012144. PMID  26871060. S2CID  14538564.
20. Эль-Шоук, Шир; Паулос, Мигель Ф .; Польша, Давид; Рычков, Слава; Симмонс-Даффин, Дэвид; Вичи, Алессандро (2012). «Решение 3D-модели Изинга с помощью конформного бутстрапа». Phys. Rev. D86 (2): 025022. arXiv:1203.6064. Bibcode:2012PhRvD..86b5022E. Дои:10.1103 / PhysRevD.86.025022. S2CID  39692193.
21. Эль-Шоук, Шир; Паулос, Мигель Ф .; Польша, Давид; Рычков, Слава; Симмонс-Даффин, Дэвид; Вичи, Алессандро (2014). «Решение трехмерной модели Изинга с помощью Conformal Bootstrap II. C-Минимизация и точные критические показатели». Журнал статистической физики. 157 (4–5): 869–914. arXiv:1403.4545. Bibcode:2014JSP ... 157..869E. Дои:10.1007 / s10955-014-1042-7. S2CID  119627708.
22. Симмонс-Даффин, Дэвид (2015). «Полуопределенный программный решатель для конформного бутстрапа». Журнал физики высоких энергий. 2015 (6): 174. arXiv:1502.02033. Bibcode:2015JHEP ... 06..174S. Дои:10.1007 / JHEP06 (2015) 174. ISSN  1029-8479. S2CID  35625559.
23. Каданов, Лео П. (30 апреля 2014 г.). «Достигнуто глубокое понимание трехмерной модели Изинга». Журнал Клуб физики конденсированных сред. Архивировано из оригинал 22 июля 2015 г.. Получено 19 июля, 2015.
24. Shi, Y .; Герцог, Т. (1998-11-01). «Кооперативная модель обнаружения бактерий». Физический обзор E. 58 (5): 6399–6406. arXiv:физика / 9901052. Bibcode:1998PhRvE..58.6399S. Дои:10.1103 / PhysRevE.58.6399. S2CID  18854281.
25. Бай, Фань; Бранч, Ричард В .; Nicolau, Dan V .; Пилизота, Теута; Steel, Bradley C .; Майни, Филип К .; Берри, Ричард М. (05.02.2010). «Конформационное распространение как механизм сотрудничества в бактериальном переключателе жгутиков». Наука. 327 (5966): 685–689. Bibcode:2010Sci ... 327..685B. Дои:10.1126 / science.1182105. ISSN  0036-8075. PMID  20133571. S2CID  206523521.
26. Втюрина Наталья Н .; Дулин, Давид; Доктер, Маргрит В .; Мейер, Энн С .; Dekker, Nynke H .; Аббонданциери, Элио А. (18 апреля 2016 г.). «Гистерезис уплотнения ДНК под действием Dps описывается моделью Изинга». Труды Национальной академии наук. 113 (18): 4982–7. Bibcode:2016ПНАС..113.4982В. Дои:10.1073 / pnas.1521241113. ISSN  0027-8424. ЧВК  4983820. PMID  27091987.
27. Дж. Дж. Хопфилд (1982), "Нейронные сети и физические системы с новыми коллективными вычислительными возможностями", Труды Национальной академии наук США, 79 (8): 2554–2558, Bibcode:1982PNAS ... 79.2554H, Дои:10.1073 / pnas.79.8.2554, ЧВК  346238, PMID  6953413.
28. Джейнс, Э. Т. (1957), «Теория информации и статистическая механика», Физический обзор, 106 (4): 620–630, Bibcode:1957PhRv..106..620J, Дои:10.1103 / PhysRev.106.620, S2CID  17870175.
29. Джейнс, Эдвин Т. (1957), "Теория информации и статистическая механика II", Физический обзор, 108 (2): 171–190, Bibcode:1957PhRv..108..171J, Дои:10.1103 / PhysRev.108.171.
30. Элад Шнайдман; Майкл Дж. Берри; Ронен Сегев; Уильям Биалек (2006), «Слабые парные корреляции подразумевают сильно коррелированные состояния сети в нейронной популяции», Природа, 440 (7087): 1007–1012, arXiv:q-bio / 0512013, Bibcode:2006 Натур.440.1007S, Дои:10.1038 / природа04701, ЧВК  1785327, PMID  16625187.
31. Дж.С. Ван, W Selke, Андрейченко В.Б., Доценко В.С. (1990), "Критическое поведение двумерной разбавленной модели", Physica A, 164 (2): 221–239, Bibcode:1990PhyA..164..221W, Дои:10.1016 / 0378-4371 (90) 90196-У
32. И-Пин Ма; Иван Судаков; Куртенэ Стронг; Кеннет Голден (2017), Модель Изинга для талых прудов на арктических морских льдах, arXiv:1408.2487v3

Рекомендации

• Бакстер, Родни Дж. (1982), Точно решаемые модели в статистической механике, Лондон: Academic Press Inc. [Harcourt Brace Jovanovich Publishers], ISBN  978-0-12-083180-7, МИСТЕР  0690578
• К. Биндер (2001) [1994], "Модель Изинга", Энциклопедия математики, EMS Press
• Стивен Дж. Браш (1967), История модели Ленца-Изинга. Обзоры современной физики (Американское физическое общество) т. 39. С. 883–893. (10.1103 / RevModPhys.39.883)
• Байерлейн, Р. (1999), Теплофизика, Кембридж: Издательство Кембриджского университета, ISBN  978-0-521-59082-2
• Галлавотти, Г. (1999), Статистическая механика, Тексты и монографии по физике, Берлин: Springer-Verlag, Дои:10.1007/978-3-662-03952-6, ISBN  978-3-540-64883-3, МИСТЕР  1707309
• Хуанг, Керсон (1987), Статистическая механика (2-е издание), Wiley, ISBN  978-0-471-81518-1
• Изинг, Э. (1925), "Beitrag zur Theorie des Ferromagnetismus", Z. Phys., 31 (1): 253–258, Bibcode:1925ZPhy ... 31..253I, Дои:10.1007 / BF02980577, S2CID  122157319
• Ициксон, Клод; Дрофф, Жан-Мишель (1989), Статистическая теория чемпионов, Том 1, Savoirs actels (CNRS ), EDP Sciences Editions, ISBN  978-2-86883-360-0
• Ициксон, Клод; Дрофф, Жан-Мишель (1989), Статистическая теория поля, Том 1: От броуновского движения к перенормировке и калибровочной теории на решетке, Издательство Кембриджского университета, ISBN  978-0-521-40805-9
• Фридли, С .; Веленик Ю. (2017). Статистическая механика решетчатых систем: конкретное математическое введение. Кембридж: Издательство Кембриджского университета. ISBN  9781107184824.
• Росс Киндерманн и Дж. Лори Снелл (1980), Марковские случайные поля и их приложения.. Американское математическое общество. ISBN  0-8218-3381-2.
• Кляйнерт, H (1989), Калибровочные поля в конденсированных средах, Vol. I, "Сверхпоток и вихревые линии", стр. 1–742, Vol. II, «Напряжения и дефекты», стр. 743–1456, World Scientific (Сингапур); Мягкая обложка ISBN  9971-5-0210-0 (также доступно в Интернете: Vol. я и Vol. II )
• Кляйнерт, H и Шульте-Фролинде, V (2001), Критические свойства φ⁴-Теории, World Scientific (Сингапур); Мягкая обложка ISBN  981-02-4658-7 (также доступны онлайн )
• Ленц, В. (1920), "Beiträge zum Verständnis der magnetischen Eigenschaften in festen Körpern", Physikalische Zeitschrift, 21: 613–615.
• Барри М. Маккой и Тай Цун Ву (1973), Двумерная модель Изинга. Издательство Гарвардского университета, Кембридж, Массачусетс, ISBN  0-674-91440-6
• Montroll, Elliott W .; Поттс, Ренфри Б.; Уорд, Джон С. (1963), «Корреляции и спонтанное намагничивание двумерной модели Изинга», Журнал математической физики, 4 (2): 308–322, Bibcode:1963JMP ..... 4..308M, Дои:10.1063/1.1703955, ISSN  0022-2488, МИСТЕР  0148406, заархивировано из оригинал на 2013-01-12
• Онсагер, Ларс (1944), "Кристаллическая статистика. I. Двумерная модель с переходом порядок-беспорядок", Физический обзор, Серия II, 65 (3–4): 117–149, Bibcode:1944ПхРв ... 65..117О, Дои:10.1103 / PhysRev.65.117, МИСТЕР  0010315
• Онсагер, Ларс (1949), «Обсуждение», Дополнение Nuovo Cimento, 6: 261
• Джон Палмер (2007), Плоские корреляции Изинга. Биркхойзер, Бостон, ISBN  978-0-8176-4248-8.
• Истраль, Сорин (2000), «Статистическая механика, трехмерность и NP-полнота. I. Универсальность неразрешимости статистической суммы модели Изинга по неплоским поверхностям (расширенная аннотация)» (PDF), Труды тридцать второго ежегодного симпозиума ACM по теории вычислений, ACM, стр. 87–96, Дои:10.1145/335305.335316, ISBN  978-1581131840, МИСТЕР  2114521, S2CID  7944336
• Ян, К. (1952), "Спонтанное намагничивание двумерной модели Изинга", Физический обзор, Серия II, 85 (5): 808–816, Bibcode:1952ПхРв ... 85..808л, Дои:10.1103 / PhysRev.85.808, МИСТЕР  0051740

внешняя ссылка

• Модель Изинга в The Net Advance of Physics
• Барри Артур Сипра, "Модель Изинга НП-полный ", Новости SIAM, Vol. 33, № 6; онлайн-издание (.pdf)
• Статья Science World о модели Изинга
• Динамический Java-апплет 2D Ising от UCSC
• Динамический Java-апплет 2D Ising
• Большой / более сложный Java-апплет 2D Ising
• Моделирование модели Изинга Энрике Зелени, Вольфрам Демонстрационный проект
• Фазовые переходы на решетках
• Исследователь Sandia утверждает, что трехмерное доказательство модели Изинга невозможно
• Интерактивное моделирование методом Монте-Карло моделей Изинга, XY и Гейзенберга с трехмерной графикой (требуется браузер, совместимый с WebGL)
• Код модели Изинга , пример шумоподавления изображения с моделью Изинга
• Лекционные заметки Дэвида Тонга обеспечить хорошее введение
• Мультяшная картина магнитов, изменившая науку - Журнал Quanta статья о модели Изинга