Kvantfasövergång

Den aktuella versionen av sidan har ännu inte granskats av erfarna bidragsgivare och kan skilja sig väsentligt från versionen som granskades den 30 september 2015; kontroller kräver 8 redigeringar .

Kvantfasövergång (kvantfasomvandling) är övergången av ett ämne från en kvanttermodynamisk fas till en annan när yttre förhållanden förändras, vilket dock sker i frånvaro av termiska fluktuationer , det vill säga vid . Således byggs systemet om under påverkan av vissa icke-termiska parametrar (till exempel tryck eller magnetfältstyrka ). $T_{C}\to 0$

Den klassiska fasövergången beskrivs av en diskontinuitet i det givna systemets termodynamiska funktioner . Ett sådant gap indikerar att partiklarna i systemet är omarrangerade. Ett typiskt exempel på detta beteende är övergången av vatten från flytande till fast tillstånd ( is ). Två konkurrerande parametrar är ansvariga för de processer som sker under klassiska fasövergångar: systemets energi och entropin i dess termiska fluktuationer. Det finns ingen entropi av ett klassiskt system vid noll temperatur, så en fasövergång kan inte inträffa (se Nernsts sats ).

Emellertid förekommer kvantfluktuationer i ett kvantmekaniskt system, som är ansvariga för fasövergången. Således kan kvantfluktuationer överföra systemet till en annan fas. Dessa kvantfluktuationer styrs av icke-termiska parametrar som tryck , partikelkoncentration .

Systemet som upplever en första ordningens kvantfasövergång är helium 4 He: vid atmosfärstryck går det inte in i en fast fas, inte ens vid absolut nolltemperatur. Men vid tryck över 25 atmosfärer kristalliseras helium till en hexagonal packning.

Den mest slående representanten för material i vilka en andra ordningens kvantfasövergång sker är den helikoida ferromagneten MnSi . Detta material vid normalt tryck har en kritisk övergångstemperatur från ett paramagnetiskt tillstånd till ett svagt ferromagnetiskt tillstånd på 29 K. Men när ett externt hydrostatiskt tryck av storleksordningen 14,6 kbar appliceras , inträffar en kvantfasövergång. $T_{C}$ $T_{C}\to 0$

Kvasipartikelinteraktionen nära den kvantkritiska punkten har ett starkt momentumberoende

$f(p_{1},p_{2})=-{\frac {\pi}{m)){\frac {g}{m((p_{1}-p_{2})^{ 2}/q_{c}^{2}-1)^{2}+\beta ^{2}}},$

där är den effektiva kopplingskonstanten, är den kritiska vågvektorn, är den omvända effektiva interaktionsradien. Denna typ av kvasipartikelinteraktion beror förmodligen på den kvantkritiska punktens närhet till metallisolatorns övergångspunkt och kan betraktas som ett resultat av utbytet av mjuka laddningsfluktuationer med vågvektorn $g$ ${\displaystyle q_{c}\simeq 2p_{F))$ $\beta \simeq 0.14$ $q_{c}.$

Ekvationen för den generaliserade Fermi-vätska-metoden som är tillämplig på båda sidor om den kvantkritiska punkten är:

${\begin{cases}{\frac {\varepsilon (p)}{\partial p))={\frac {\varepsilon _{0}(p)}{\partial p))+\int f (p,p'){\frac {\partial n(p')}{\partial p'}}\,dv',\\n(p)=[1+\exp({\frac {\varepsilon ( p)}{T}})]^{-1},\\2\int n(p)\,dv=\rho ,\end{cases}}$

där är tomrumsspektrumet, är temperaturen, är densiteten av antalet partiklar, är volymelementet i det N-dimensionella momentumutrymmet. Systemets första ekvation är Landau-relationen mellan kvasipartikelspektrumet och kvasipartikelinteraktionsfunktionen för homogena Fermi-system, vilket är en konsekvens av chockinvariansen. Den andra ekvationen är Fermi-Diracs statistiska formel, där kvasipartikelspektrumet betraktas som en funktion av kvasipartikelns impulsfördelning. Den tredje ekvationen är tillståndet för det konstanta antalet partiklar i systemet. Detta ekvationssystem med kvasipartikelinteraktion gör det möjligt att reproducera resultaten av mikroskopiska beräkningar av kvasipartikelspektrumet från Fermi-vätskesidan av den kvantkritiska punkten. $\varepsilon _{0}(p)={\frac {p^{2}}{2m}}$ $T$ $\rho$ ${\displaystyle dv={\frac {d^{N}p}{(2\pi )^{N))))$ $\varepsilon (p)$ $f(p,p')$ $n(p).$

Den Fermi-vätskekvantkritiska punkten är associerad med en kontinuerlig topologisk fasövergång, där ett nytt grundtillstånd med tre ark av Fermi-ytan uppstår. [ett]

Ofta förblir orsakerna till uppkomsten av kvantfasövergångar oklara.

Anteckningar

↑ Pankratov Sergey Sergeevich - Topologiska kvantövergångar i homogena isotropa Fermi-system.

Litteratur

Shangina E. L., Dolgopolov V. T. Kvantfasövergångar i tvådimensionella system // Phys . - 2003. - T. 173 . — S. 801–812 . - doi : 10.3367/UFNr.0173.200308a.0801 .
Stishov SM Kvantfasövergångar // Phys . - 2004. - T. 174 . — S. 853–860 . - doi : 10.3367/UFNr.0174.200408b.0853 .
Gantmakher VF, Dolgopolov VT Kvantfasövergångar "lokaliserade-delokaliserade elektroner" // Phys . - 2008. - T. 178 . — s. 3–24 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200801a.0003 .

Materias termodynamiska tillstånd

Fas tillstånd

Aggregeringstillstånd Fasbalans Fasregel fas diagram Tillståndsekvation
Fast	kristaller Monokristall polykristall Kristallit
mesofas	Amorfa kroppar glasartat tillstånd flytande kristall Nematic Smektisk kolesteriskt Kolumnfas Mesogen Membran
Flytande	Idealisk vätska Metastabilt tillstånd överhettad vätska underkyld vätska sträckt vätska Nedsmältning superkritisk vätska
Gas	Idealisk gas riktig gas Ånga Mättad ånga överhettad ånga övermättad ånga
Plasma	elektromagnetiska Quark-gluon plasma Glazma
Låg temperatur	bose kondensat Fermioniskt kondensat kvantgas bose gas Fermi gas degenererad gas kvantvätska bose vätska Fermi vätska superflytande fast ämne Fenomen Superfluiditet Superledningsförmåga
Övrig	märklig sak fotonisk molekyl färgglaskondensat

Fasövergångar

Första sorten

Andra sorten

i elektriska fenomen	ferroelektrisk Antiferroelektrisk
i magnetiska fenomen	ferromagneter Paramagneter Antiferromagneter

kvant

lambdapunkt

Dispergera system

Geler
- Aerogel
Lösningar
kolloidsystem
- grov
- Fritt spridd kolloidal
Sol
Sprejburk
- Rök
- Damm
- Dimma
- dimma
Suspension
Emulsion

se även