KTHNY теория - KTHNY theory - Wikipedia

В KTHNY-теория описывает плавление кристаллов в двух измерениях (2D). Название происходит от инициалов фамилий Джон Майкл Костерлиц, Дэвид Дж. Таулесс,^[1][2] Бертран Гальперин, Дэвид Р. Нельсон,^[3][4] и А. Питер Янг,^[5] кто разработал теорию в 1970-х. Это, помимо Модель Изинга в 2D и XY модель в 2D,^[6][7] одна из немногих теорий, которую можно решить аналитически и которая предсказывает фазовый переход при температуре ${\displaystyle T>0}$.

Смысл

Плавление 2D кристаллов опосредуется диссоциацией топологические дефекты, которые разрушают порядок кристалла. В 2016 году Майкл Костерлиц и Дэвид Таулесс были награждены Нобелевская премия по физике за их идею, как термически возбужденные пары "виртуальных" вывихи вызывают смягчение (описывается теория ренормгруппы ) кристалла при нагревании. В эластичность при сдвиге исчезает одновременно с диссоциацией дислокаций, указывая на жидкую фазу.^[8][9] Основываясь на этой работе, Дэвид Нельсон и Бертран Гальперин показали, что в результате гексатическая фаза еще не изотропная жидкость. Начиная с гексагонального кристалла (который является самой плотной упакованной структурой в 2D), гексатическая фаза имеет шестикратное поле директора, подобное жидким кристаллам. Ориентационный порядок исчезает только из-за диссоциации второго класса топологических дефектов, названных дисклинации. Питер Янг рассчитал критический показатель расходящихся длина корреляции при переходе от кристаллической к гексатической. Теория KTHNY предсказывает два непрерывных фазовые переходы, таким образом, исключается сосуществование скрытой теплоты и фаз. Термодинамические фазы можно различать на основе дискретного и непрерывного поступательного и ориентационного порядка. Один из переходов отделяет твердую фазу с квазидальним трансляционным порядком и совершенным дальним ориентационным порядком от гексатической фазы. Гексатическая фаза показывает ближний трансляционный порядок и квазидлинный ориентационный порядок. Второй фазовый переход отделяет гексатическую фазу от изотропной жидкости, в которой как поступательный, так и ориентационный порядок близки. В системе преобладают критические флуктуации, так как для непрерывных переходов разница энергий между термодинамическими фазами исчезает в окрестности перехода. Это означает, что упорядоченные и неупорядоченные области сильно флуктуируют в пространстве и времени. Размеры этих областей сильно увеличиваются вблизи переходов и расходятся на самом переходе. На этом этапе картина нарушения симметрии по сравнению с симметричными доменами выглядит так: фрактал. Фракталы характеризуются масштабной инвариантностью - они кажутся похожими в произвольном масштабе или при произвольном увеличении (это верно для любого масштаба, большего, чем атомное расстояние). Масштабная инвариантность является основой для использования теории ренормгруппы для описания фазовых переходов. Оба перехода сопровождаются спонтанное нарушение симметрии. В отличие от плавления в трех измерениях, нарушение трансляционной и ориентационной симметрии не обязательно должно проявляться одновременно в 2D, поскольку два разных типа топологических дефектов разрушают разные типы порядка.

Фон

Майкл Костерлиц и Дэвид Таулесс пытались разрешить противоречие, касающееся 2D-кристаллов: с одной стороны, Теорема Мермина-Вагнера утверждает, что нарушение симметрии непрерывного параметра порядка не может существовать в двух измерениях. Это означает, что идеальный дальний позиционный порядок в 2D кристаллах исключен. С другой стороны, очень рано компьютерное моделирование из Берни Алдер и Томас Э. Уэйнрайт указали на кристаллизацию в 2D. Теория KTHNY неявно показывает, что периодичность не является достаточным критерием для твердого тела (на это уже указывает существование аморфных твердых тел, таких как стекла. Согласно М. Костерлицу, конечная упругость при сдвиге определяет двухмерное твердое тело, включая квазикристаллы в этом описании.

Структурный фактор в 2D

Рисунок 1: Структурный фактор а) изотропной жидкости, б) гексатической фазы, в) кристалла в двух измерениях.

Все три термодинамические фазы и соответствующие им симметрии можно визуализировать с помощью структурный фактор  :${\displaystyle S({\vec {q}})={\frac {1}{N}}\langle \sum _{ij}e^{-i{\vec {q}}({\vec {r}}_{i}-{\vec {r}}_{j})}\rangle }$. Двойная сумма проходит по всем положениям пар частиц I и j, а скобки обозначают среднее значение для различных конфигураций. Изотропная фаза характеризуется концентрическими кольцами при ${\displaystyle q=2\pi /a}$, если ${\displaystyle a=1/{\sqrt {\rho }}}$ - среднее расстояние между частицами, рассчитанное по плотности 2D-частиц ${\displaystyle \rho }$. Кристаллическая фаза (закрытая упаковка) характеризуется шестикратной симметрией, основанной на ориентационном порядке. В отличие от 3D, где пики произвольно резкие (${\displaystyle \delta }$-пики) 2D-пики имеют конечную ширину, описываемую кривой Лоренца. Это связано с тем, что порядок трансляции имеет только квазидлинный диапазон, как это предсказывает теорема Мермина-Вагнера. Гексатическая фаза характеризуется шестью сегментами, отражающими квазидлинный ориентационный порядок. Структурный фактор на рисунке 1 рассчитывается с позиций коллоидный монослоя (крестики на высокой яркости - артефакты от Преобразование Фурье за счет конечного (прямоугольного) поля зрения ансамбля).

Взаимодействие дислокаций

Рисунок 2: Если модуль Юнга становится равным ${\displaystyle 16\pi }$, упругость прерывисто исчезает, и кристалл плавится.

Чтобы проанализировать плавление за счет диссоциации дислокаций, начнем с энергии ${\displaystyle H_{loc}}$ как функция расстояния между двумя дислокациями. Изолированная дислокация в 2D - это локальные искажения шестислойной решетки, где у соседних частиц пять и семь ближайших соседей вместо шести. Важно отметить, что дислокации могут создаваться только парами по топологическим причинам. Связанная пара дислокаций представляет собой локальную конфигурацию с соседством 5-7-7-5.

${\displaystyle H_{loc}=-{\frac {a^{2}Y}{8\pi }}\sum _{k\neq l}{\Big [}{\vec {b}}({\vec {r}}_{k})\cdot {\vec {b}}({\vec {r}}_{l})\ln {\frac {\Delta {\vec {r}}_{k,l}}{a}}-{\frac {[{\vec {b}}({\vec {r}}_{k})\cdot \Delta {\vec {r}}_{k,l}][{\vec {b}}({\vec {r}}_{l})\cdot \Delta {\vec {r}}_{k,l}]}{\Delta r_{i,j}^{2}}}{\Big ]}+E_{c}\cdot N_{loc}}$

Двойная сумма проходит по всем позициям пар дефектов. ${\displaystyle k}$ и ${\displaystyle l}$, ${\displaystyle \Delta {\vec {r}}_{k,l}={\vec {r}}_{k}-{\vec {r}}_{l}}$ измеряет расстояние между дислокациями. ${\displaystyle {\vec {b}}}$ это Вектор гамбургеров и обозначает ориентацию дислокации в положении Орте ${\displaystyle {\vec {r}}_{k}}$. Второй член в скобках означает расположение дислокаций преимущественно антипараллельно по энергетическим причинам. Его вклад невелик и им можно пренебречь при большом расстоянии между дефектами. Основной вклад вносит логарифмический член (первый в скобках), который описывает, как энергия пары дислокаций расходится с увеличением расстояния. Так как кратчайшее расстояние между двумя дислокациями приблизительно определяется средним расстоянием между частицами ${\displaystyle a}$, масштабирование расстояний с ${\displaystyle a}$ предотвращает логарифм ${\displaystyle \ln {\frac {\Delta {\vec {r}}_{k,l}}{a}}}$ стать отрицательным. Сила взаимодействия пропорциональна Модуль для младших ${\displaystyle Y}$ задается жесткостью кристаллической решетки. Чтобы создать дислокацию из невозмущенной решетки, небольшое смещение в масштабе меньше среднего расстояния между частицами ${\displaystyle a}$ необходим. Дискретная энергия, связанная с этим смещением, обычно называется энергией ядра Energie. ${\displaystyle E_{c}}$ и должен учитываться для каждого из ${\displaystyle N_{lok}}$ (последний член) .Простой аргумент в пользу доминирующего логарифмического члена состоит в том, что величина деформации, вызванной изолированной дислокацией, уменьшается в соответствии с ${\displaystyle \propto {\frac {1}{r}}}$ с расстоянием. Предполагая Приближение Гука связанное напряжение линейно с деформацией. Интегрирование деформации ~ 1 / r дает энергию, пропорциональную логарифму. Логарифмическая зависимость энергии от расстояния является причиной того, что KTHNY-теория является одной из немногих теорий фазовых переходов, которые можно решить аналитически: в статистической физике необходимо вычислить функции раздела, например распределение вероятностей для "всех" возможных конфигураций пар дислокаций, заданное Распределение Больцмана ${\displaystyle e^{\frac {H_{lok}}{k_{B}T}}}$. Здесь, ${\displaystyle k_{B}T}$ это тепловая энергия с Постоянная Больцмана ${\displaystyle k_{B}}$. Для большинства проблем в статистическая физика трудно решить статистическую сумму из-за огромного количества частиц и степеней свободы. В теории KTHNY дело обстоит иначе из-за логарифмических функций энергии дислокаций. ${\displaystyle H_{loc}}$ и е-функцию от фактора Больцмана как обратную, которую легко решить.

Пример

Мы хотим вычислить средний квадрат расстояния между двумя дислокациями, учитывая только доминирующий логарифмический член для простоты:

${\displaystyle \langle r^{2}\rangle ={\frac {\int r^{2}\cdot e^{-{\frac {Ya\ln(r/a)}{4\pi k_{B}T}}}d^{2}r}{\int e^{-{\frac {Ya\ln(r/a)}{4\pi k_{B}T}}}d^{2}r}}\sim {\frac {2-{\frac {Y\cdot a}{4\pi k_{B}T}}}{4-{\frac {Y\cdot a}{4\pi k_{B}T}}}}}$

Это среднее расстояние ${\displaystyle \langle r^{2}\rangle \to 0}$ стремится к нулю при низких температурах - дислокации аннигилируют и кристалл свободен от дефектов. Выражение расходится ${\displaystyle \langle r^{2}\rangle \to \infty }$, если знаменатель стремится к нулю. Это случается, когда${\displaystyle {\frac {Y\cdot a}{4\pi k_{B}T}}=4}$. Расхождение дислокаций означает, что они диссоциированы и не образуют связанную пару. Кристалл расплавлен, если термически возбуждены несколько изолированных дислокаций и температура плавления ${\displaystyle T_{m}}$ дается модулем Юнга:

${\displaystyle {\frac {Y\cdot a}{k_{B}T_{m}}}=16\pi }$

Безразмерная величина ${\displaystyle 16\pi }$ является универсальной постоянной для плавления в 2D и не зависит от деталей исследуемой системы. В этом примере исследовалась только изолированная пара дислокаций. Как правило, при плавлении появляется множество дислокаций. Поле деформации изолированной дислокации будет экранировано, и кристалл станет мягче вблизи фазового перехода; Модуль Юнга уменьшится из-за дислокаций. В теории KTHNY эта обратная связь дислокаций на упругость, и особенно на модуль Юнга, действующий как константа связи в функции энергии, описывается в рамках теория ренормгруппы.

Перенормировка эластичности

Если 2D-кристалл нагревается, "виртуальные" дислокационные пары будут возбуждены из-за тепловых флуктуаций в окрестности фазового перехода. Виртуальная означает, что средняя тепловая энергия недостаточна для преодоления (в два раза) энергии ядра и для диссоциации (развязывания) пар дислокаций. Тем не менее пары дислокаций могут появляться локально в очень короткие промежутки времени из-за тепловых флуктуаций, прежде чем они снова аннигилируют. Хотя они аннигилируют, они оказывают заметное влияние на эластичность: они смягчают кристалл. Принцип полностью аналогичен вычислению голого заряда электрона в квантовая электродинамика (QED). В КЭД заряд электрона экранируется виртуальными электронно-позитронными парами из-за квантовых флуктуаций вакуума. Грубо говоря, можно резюмировать: если кристалл размягчается из-за наличия виртуальных пар дислокаций, вероятность (летучесть) ${\displaystyle y}$ для создания дополнительных виртуальных дислокаций усиливается, пропорционально коэффициенту Больцмана ядра-энергии дислокации ${\displaystyle y=e^{\frac {E_{C}}{k_{B}T}}}$. Если присутствуют дополнительные (виртуальные) дислокации, кристалл станет еще мягче. Если кристалл станет еще мягче, летучесть еще больше возрастет ... и так далее, и так далее. Дэвид Нельсон, Бертран Гальперин и независимо Питер Янг сформулировали это математически точно, используя теорию ренормализационной группы для летучести и упругости: Вблизи непрерывного фазового перехода система становится критической - это означает, что она становится автомодельной на всех масштабах длины. ${\displaystyle \gg a}$. Выполнение преобразования всех масштабов длины с коэффициентом ${\displaystyle l}$, энергия ${\displaystyle E\to E(l)}$ и беглость ${\displaystyle y\to y(l)}$ будет зависеть от этого фактора, но система должна выглядеть идентично, одновременно из-за самоподобия. В частности, энергетическая функция (гамильтониан) дислокаций должна быть инвариантной по структуре. Смягчение системы после преобразования масштаба длины (уменьшение масштаба для визуализации большей площади подразумевает подсчет большего количества дислокаций) теперь покрывается перенормированной (уменьшенной) упругостью. Рекурсивные соотношения для эластичности и летучести:

${\displaystyle {\frac {dY^{-1}(l)}{dl}}={\frac {3}{2}}\pi y^{2}e^{Y(l)/8\pi }I_{0}{\Big (}Y(l)/8\pi {\Big )}-{\frac {3}{4}}\pi y^{2}e^{Y(l)/8\pi }I_{1}{\Big (}Y(l)/8\pi {\Big )}}$

${\displaystyle {\frac {dy(l)}{dl}}={\Big (}2-{\frac {Y(l)}{8\pi }}{\Big )}y(l)+2\pi y^{2}e^{Y(l)/16\pi }I_{0}{\Big (}Y(l)/8\pi {\Big )}}$

Аналогичные рекурсивные соотношения могут быть получены для модуля сдвига и объемного модуля. ${\displaystyle I_{0}}$ и ${\displaystyle I_{1}}$ находятся Функции Бесселя, соответственно. В зависимости от начальной точки отношение рекурсии может иметь два направления. ${\displaystyle y\to 0}$ подразумевает отсутствие дефектов, ансамбль кристаллический. ${\displaystyle y\to \infty }$, подразумевает произвольное количество дефектов, ансамбль жидкий. Отношение рекурсии имеет фиксированную точку в ${\displaystyle y=0}$ с ${\displaystyle E_{R}/k_{B}T=16\pi }$. Сейчас же, ${\displaystyle E_{R}}$ - перенормированное значение вместо голого. На рисунке 2 показан модуль Юнга как функция безразмерного управляющего параметра. ${\displaystyle \Gamma }$. Он измеряет отношение энергии отталкивания двух частиц к тепловой энергии (которая была постоянной в этом эксперименте). Его можно интерпретировать как давление или обратную температуру. Черная кривая - это термодинамический расчет идеального гексагонального кристалла при ${\displaystyle T=0}$. Синяя кривая получена при компьютерном моделировании и показывает снижение упругости из-за колебаний решетки при ${\displaystyle T>0}$. Красная кривая - это перенормировка в соответствии с рекурсивными соотношениями, модуль Юнга скачком исчезает до нуля при ${\displaystyle 16\pi }$. Бирюзовые символы взяты из измерений эластичности коллоидного монослоя и подтверждают температуру плавления при ${\displaystyle Y_{R}=16\pi }$.

Взаимодействие между дисклинациями

Рисунок 3: Константа Франка в гексатической фазе: она падает ниже при плавлении до изотропной жидкости. ${\displaystyle 72/\pi }$, и расходится при переходе в кристалл.

Система входит в гексатическая фаза после разобщения вывихов. Чтобы достичь изотропной жидкости, дислокации (5-7 пар) должны диссоциировать на дисклинации, состоящий из отдельных 5-сложенных и изолированных 7-складчатых частиц. Можно использовать аналогичные аргументы в пользу взаимодействия дисклинаций по сравнению с дислокациями. Опять же, дисклинации могут быть созданы только парами по топологическим причинам. Начиная с энергии ${\displaystyle H_{cli}}$ в зависимости от расстояния между двумя дисклинациями можно найти:

${\displaystyle H_{cli}=-{\frac {K_{A}\cdot \pi }{36}}\sum _{k\neq l}s({\vec {r}}_{k})\cdot s({\vec {r}}_{l})\ln {\frac {\Delta {\vec {r}}_{k,l}}{a}}+E_{s}\cdot N_{cli}}$

Логарифмический член снова доминирует. Знак взаимодействия дает притяжение или отталкивание для чисел обмотки ${\displaystyle +\pi /3}$ и ${\displaystyle -\pi /3}$ пяти- и семикратных дисклинаций таким образом, что «заряды» противоположного знака обладают притяжением. Общая прочность определяется жесткостью против скручивания. Константа связи ${\displaystyle F_{A}}$ называется постоянной Франка, следуя теории жидкие кристаллы. ${\displaystyle E_{s}}$ - дискретная энергия дислокации, которая распадается на две дисклинации. Квадрат расстояния двух дисклинаций может быть вычислен таким же образом, как и для дислокаций, только необходимо соответствующим образом изменить предварительный фактор, обозначающий константу связи. Он расходится на ${\displaystyle {\frac {F_{A}\cdot \pi }{36}}=4}$. Система плавится из гексатической фазы в изотропную жидкость, если присутствуют несвязанные дисклинации. Эта температура перехода ${\displaystyle T_{i}}$ дается постоянной Франка:

${\displaystyle {\frac {F_{A}}{k_{B}T_{i}}}=72/\pi }$

${\displaystyle 72/\pi }$ снова универсальное постоянство. Фиг.3 показывает измерения ориентационной жесткости коллоидного монослоя; Постоянная Франка падает ниже этой универсальной постоянной при ${\displaystyle T_{i}}$.

Критические показатели

Непрерывные фазовые переходы (или фазовый переход второго рода после Обозначения Эренфеста ) демонстрируют критические флуктуации упорядоченных и неупорядоченных областей в окрестности перехода. Длина корреляции, измеряющая размер этих областей, алгебраически расходится в типичных трехмерных системах. ${\displaystyle \xi =\xi _{0}{\Big (}{\frac {T-T_{c}}{T_{c}}}{\Big )}^{-\nu }}$Здесь, ${\displaystyle T_{c}}$ - температура перехода и ${\displaystyle \nu }$ - критический показатель. Еще одна особенность Переходы Костерлица – Таулеса состоит в том, что трансляционная и ориентационная корреляционные длины в 2D экспоненциально расходятся (см. также гексатическая фаза для определения этих корреляционных функций):

${\displaystyle \xi =\xi _{0}\cdot e^{{\Big (}{\frac {T-T_{c}}{T_{c}}}{\Big )}^{-\nu }}}$

Критический показатель становится ${\displaystyle {\bar {\nu }}=0{,}36963\dots }$ для расходящейся трансляционной корреляционной длины при гексатическом переходе в кристаллический. Д. Нельсон и Б. Гальперин предсказали, что константа Франка экспоненциально расходится с ${\displaystyle {\bar {\nu }}}$ в ${\displaystyle T_{i}}$, тоже. Красная кривая показывает соответствие экспериментальных данных, охватывающих критическое поведение; критический показатель оценивается как ${\displaystyle {\bar {\nu }}=0{,}35\pm 0{,}02}$. Это значение совместимо с предсказанием теории KTHNY в пределах шкалы ошибок. Ориентационная корреляционная длина на гексатическом переходе в изотропный прогнозируется расходиться с показателем степени ${\displaystyle \nu =0{,}5}$. Это рациональное значение совместимо с теории среднего поля и означает, что перенормировка константы Франка не требуется. Увеличивающееся экранирование ориентационной жесткости из-за дисклинаций не следует принимать во внимание - это уже происходит за счет дислокаций, которые часто присутствуют в ${\displaystyle T_{i}}$. Эксперименты измерили критический показатель ${\displaystyle \nu =0{,}5\pm 0{,}03}$.KTHNY-теория проверена экспериментально^[10][11][12] и в компьютерном моделировании.^[13] Для короткодействующего взаимодействия частиц (жесткие диски) моделирование обнаружило слабый переход первого рода для гексатического перехода в изотропный, что немного выходит за рамки теории KTHNY.^[14]

Рекомендации

1. Kosterlitz, J.M .; Таулесс, Д.Дж. (1972). «Дальний порядок и метастабильность в двумерных твердых телах и сверхтекучих жидкостях». Журнал физики C. 5: 124. Дои:10.1088/0022-3719/5/11/002.
2. Kosterlitz, J.M .; Таулесс, Д.Дж. (1973). «Упорядочивающая метастабильность и фазовые переходы в двумерных системах». Журнал физики C. 6 (1181). Дои:10.1088/0022-3719/6/7/0102.
3. Гальперин, Б.И.; Нельсон, Д. (1978). «Теория двумерного плавления». Письма с физическими проверками. 41: 121. Дои:10.1103 / PhysRevLett.41.121.
4. Nelson, D.R .; Гальперин, Б. (1979). «Дислокационное плавление в двух измерениях». Физический обзор B. 19: 2457. Дои:10.1103 / PhysRevB.19.2457.
5. Янг, П.А. (1979). «Плавление и векторный кулоновский газ в двух измерениях». Физический обзор B. 19: 1855. Дои:10.1103 / PhysRevB.19.1855.
6. Костерлиц, Дж. М. (1974). «Критические свойства двумерной XY-модели». Журнал физики C. 7: 1046. Дои:10.1088/0022-3719/7/6/005.
7. Nelson, D.R .; Костерлиц, Дж. М. (1977). «Универсальный скачок сверхтекучей плотности двумерных сверхтекучих жидкостей». Письма с физическими проверками. 39: 1201. Дои:10.1103 / PhysRevLett.39.1201.
8. М. Костерлиц: Nobelvortrag 2016
9. Костерлиц, М. (2016). «Комментарий к упорядочению, метастабильности и фазовым переходам в двумерных системах». Журнал физики C. 28: 481001. Дои:10.1088/0953-8984/28/48/481001.
10. Zanghellini, J .; Keim, P .; Х.Х., фон Грюнберг (2005). «Размягчение двумерных коллоидных кристаллов». J. Phys. Конденс. Мат. 17 (45): 3579. Дои:10.1088/0953-8984/17/45/051.
11. Keim, P .; Maret, G .; фон Грюнберг, HH (2007). «Константа Франка в гексатической фазе». Физический обзор E. 75: 031402. Дои:10.1103 / PhysRevE.75.031402.
12. Gasser, U .; Eisenmann, C .; Maret, G .; Кейм, П. (2010). «Плавление кристаллов в двух измерениях - мини-обзор». ХимФисХим. 11 (5): 963. Дои:10.1002 / cphc.200900755.
13. Джастер, А. (2004). «Гексатическая фаза системы двумерных жестких дисков». Письма о физике A. 330: 120. Дои:10.1016 / j.physleta.2004.07.055.
14. Капфер, С .; Краут, В. (2015). «Двумерное плавление: от сосуществования жидкости и гексатики к непрерывным переходам». Письма с физическими проверками. 114: 035702. Дои:10.1103 / PhysRevLett.114.035702.