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index e8fd4e080c0edd71fcd7023cec2eb0ff44210b26..3ba98fb38f43cf0a2d1a8bec93f59d0a330cb766 100644 (file)
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@@ -82,6 +82,7 @@ Man erahnt: ($J > 0$, \, Ferromagnet)
 \end{itemize}
 Unter einer bestimmten Temperatur stellt sich auch ohne Aenderung eines aeusseren Magnetfeldes eine spontane Magnetisierung ein, dies laesst auf einen Phasenuebergang zweiter Ordnung schliessen (Divergenz von $\chi$).
 \\
+\\
 Molekularfeldn"aherung:\\
 Approximation des Ising Modells durch Vernachl"assigung der Spinfluktuationen $S_i-<S_i>)$. Damit kann man den Spin-Wechselwirkungs-Term umschreiben:
 \[
@@ -110,40 +111,40 @@ Legt man nun kein magnetisches Feld $B_0$ an, so hat man eine implizite Bestimmu
 \[
  \tanh (\beta Jm) = m
 \]
-die grafisch diskutiert werden kann.
+die grafisch diskutiert werden kann. Man findet L"osungen $m \neq 0$ wenn die Anfangssteigung der linken Seite der Gleichung gr"o"ser $1$ ist. F"ur die kritische Temperatur gilt somit $\frac{\partial (\tanh (\beta Jm))}{\partial m} = 1$.
 \\
 \setlength{\unitlength}{2cm}
 \begin{picture}(6,4)(-3,-2)
+ \put(0,0){\line(1,1){1}}
+ \put(0,0){\line(-1,-1){1}}
  \put(-2.5,0){\vector(1,0){5}}
  \put(2.7,-0.1){$m$}
  \put(0,-1.5){\vector(0,1){3}}
  \multiput(-2.5,1)(0.4,0){13}{\line(1,0){0.2}}
  \multiput(-2.5,-1)(0.4,0){13}{\line(1,0){0.2}}
  \put(0.2,1.4){$f(m)$}
- \qbezier(0,0)(0.8853,0.8853)(2,0.9640)
- \qbezier(0,0)(-0.8853,-0.8853)(-2,-0.9640)
+ \qbezier(0,0)(0.6,0.9)(2,0.9640)
+ \qbezier(0,0)(-0.6,-0.9)(-2,-0.9640)
 \end{picture}
-
-
-
-
+\\
+Man findet also einen Phasen"ubergang unabh"angig von der Gitterdimension. Die folgende exakte L"osung des eindimensionalen Isingmodells widerspricht dem, ist jedoch typisch f"ur alle klassischen Theorien (Bsp: Landau-Theorie).
 
 \chapter{Loesungen des Ising Modells}
 
-\section{1-dimensionale Loesung}
+\section{1-dimensionale L"osung}
 \setlength{\unitlength}{1.5cm}
-\begin{picture}(10,2)
+\begin{picture}(10,1)
  \thicklines
- \put(0,0.7){$\bullet$}
+ \put(0,0.45){$\bullet$}
  \put(0,0){$1$}
- \put(0.1,0.9){\line(1,0){2}}
- \put(2,0.7){$\bullet$}
+ \put(0.1,0.5){\line(1,0){2}}
+ \put(2,0.45){$\bullet$}
  \put(2,0){$2$}
- \put(2.1,0.9){\line(1,0){2}}
- \put(4,0.7){$\bullet$}
+ \put(2.1,0.5){\line(1,0){2}}
+ \put(4,0.45){$\bullet$}
  \put(4,0){$3$}
- \put(4.1,0.8){\ldots \ldots}
- \put(6,0.7){$\bullet$}
+ \put(4.1,0.5){\ldots \ldots}
+ \put(6,0.45){$\bullet$}
  \put(6,0){$N$}
 \end{picture} \\
 \\
@@ -217,7 +218,7 @@ Fuer den Fall $B_0 = 0$ gilt:
  \begin{array}{l}
   \lambda_{\pm} = e^K \pm e^{-K} \\
   Z = 2^N \cosh^N (K) + 2^N \sinh^N (K) = 2^N \cosh^N (K) (1 + \tanh^N (K)) \stackrel{N >> 1}{\longrightarrow} 2^N \cosh^N (K) \\
-  F = -k_B T \, \textrm{ln} \. Z \stackrel{N >> 1}{\longrightarrow} -N k_B T \, \textrm{ln} \, (2 \cosh (\beta J))
+  F = -k_B T \, \textrm{ln} \, Z \stackrel{N >> 1}{\longrightarrow} -N k_B T \, \textrm{ln} \, (2 \cosh (\beta J))
  \end{array}
 \]
 Dabei wurde verwendet, dass $\lambda_+^N$ im thermodynamischen Limes viel groesser ist als $\lambda_-^N$. \\
@@ -248,54 +249,74 @@ Folgende Abbidlung zeigt die Magnetisierung in Abhaengigkeit vom Magnetfeld. Die
 Erkenntnis:\\
 \begin{itemize}
 \item magnetisches Moment verschwindet fuer alle endlichen Temperaturen wenn $B_0 = 0$
-\item es gibt keinen Phasenuebergang fuer das eindimensionale Isingmodell
+\item es gibt keinen Phasenuebergang fuer das eindimensionale Isingmodell fur $T>0$
 \end{itemize}
+F"ur $T=0$ kann obere Approximation nichtmehr verwendet werden, da gilt:
+\[ 
+ \lim_{T \rightarrow 0} \frac{\lambda_+}{\lambda_-}=1
+\]
+Mann kann zeigen, da"s bei $B_0=T=0$ ein Phasen"ubergagng liegt (Korrelationsl"ange geht gegen unendlich), und eine spontane Magnetisierung existiert. Kritische Exponenten:
+\[
+ \alpha = 1 \qquad \beta = 0 \qquad \gamma = 1
+\]
 
-\section{2-dimensionale Loesung}
-Waehrend das eindimensionale Modell noch relativ leicht zu loesen war, und deshalb hier detailliert beschrieben wurde, ist das zweidimensionale hoechst nichttrivial. Es wird auf eine genau Loesung verzichtet. Eine Loesung wird nur ohne vorhandenes Magnetfeld gefunden.\\
+\section{2-dimensionale L"osung}
+W"ahrend das eindimensionale Modell noch relativ leicht zu l"osen war, und deshalb hier detailliert beschrieben wurde, ist das zweidimensionale h"ochst nichttrivial. Es wird auf eine genau L"osung verzichtet. Tats"achlich ist das einzige Problem die Diagonalisierung einer $2^N \times 2^N$ - Matrix (wieder Transfer-Matrix-Methode). Eine L"osung wird nur ohne vorhandenes Magnetfeld gefunden.\\
 \\
-Hamiltonian und Zustandssumme:
+Hamiltonian:
 \[
-\begin{array}{l}
- H = -J \sum_{(i,j)} S_i S_j \\
- Z = \sum_{\{S_i\}} e^{-\beta H} \qquad \textrm{Summation erfasst alle $2^N$ Spinkonfigurationen}
-\end{array}
+ H = -J \sum_{(i,j)} (S_{i,j} S_{i+1,j} + S_{i,j} S_{i,j+1}) - \mu B_0 \sum_{i,j} S_{i,j}\\
 \]
-Weil die $S_i$ nur die Werte $+1$ oder $-1$ annehmen koennne folgt:
+Dabei geben die Indizes der Spins deren Punkt im Gitter an. Dies schreiben wir k"urzer
 \[
- (S_i S_j)^{2n} = 1 \, \textrm{;} \qquad (S_i S_j)^{2n+1} = S_i S_j
+ H = \sum_{j=1}^{N} \Big( E(\mu_j,\mu_{j+1}) + E(\mu_j) \Big)
 \]
-und damit koennen wir fuer die Exponentialfunktion schreiben:
+wobei
 \[
- e^{\beta J S_i S_j} = \cosh (\beta J) + (S_i S_j) \sinh (\beta J) = \cosh (\beta J) (1 + \upsilon (S_i S_j)) \, \textrm{,} \qquad \upsilon = \tanh (\beta J)
+\begin{array}{ll}
+ E(\mu_j,\mu_k) & \equiv - \sum_{i=1}^N S_{i,j} S_{i,k} \\
+ E(\mu_j)       & \equiv - J \sum_{i=1}^N S_{i,j} S_{i+1,j} - \mu B_0 \sum_{i,j} S_j \\
+ \mu_j          & \equiv \{S_{1,j},\ldots,S_{N,j}\}
+\end{array}
 \]
-Weil jeder Ising Spin $4$ naechste Nachbarn hat, gibt es $\frac{4 N}{2} = 2N$ verschiedene Nachbarpaare. Damit erhaelt man fuer die Zustandssumme:
+Damit bestimmen wir analog zum eindimensionalen Fall eine Transfer-Matrix $\mathbf{T}$, mit Matrixelementen:
 \[
- Z = \sum_{\{S_i\}} \prod_{(i,j)} e^{\beta J S_i S_j}
+ <\mu_j|\mathbf{T}|\mu_k> = e^{- \beta \Big( E(mu_j,\mu_k) + E(\mu_j) \Big)}
 \]
-Durch hier nicht weiter ausgefuehrte grafische Ueberlegungen zu den Spinprodukten und einer laenglichen Rechnung [\ref{lit1}] folgt:
+Dies ist eine $2^N \times 2^N$ - Matrix, die es wie erw"ahnt zu diagonalisieren gilt. Analog zum $d=1$ Fall gilt:
 \[
- Z = 2^N \cosh^{2N} (\beta J) \Big( \prod_{q_1,q_2} \big( (1 + \upsilon^2)^2 - 2 \upsilon (1 - \upsilon^2) (\cos q_1 + \cos q_2) \big) \Big)^{\frac{1}{2}}
+ Z = \textrm{Sp} \, mathbf{T}^N
 \]
-Schaut man sich nun die freie Energie pro Spin $f = \lim_{N \to \infty} \frac{1}{N} (-k_B T \, \textrm{ln} \, Z)$ an, so erhaelt man einen Ausdruck eines Logarithmus unter einem nicht weiter analytisch behandelbaren Doppelintegrals. Der Phasenuebergang findet findet statt, wenn das Argument des Logarithmus verschwindet. Man findet folgende Bedingung:
+Diesen Schritt kann man sich zum Beispiel in [\ref{lit7}] genauer anschauen. Im Folgenden Werden nur die Endresultate betrachtet.\\
+\\
+F"ur die freie Energie pro Spin $f = \lim_{N \to \infty} \frac{1}{N} (-k_B T \, \textrm{ln} \, Z)$ erh"alt man
 \[
- 1 \stackrel{!}{=} \sinh \frac{2 J}{k_B T_C} \, \qquad \textrm{$T_C$ ist kritische Temperatur}
+ f = -k_B T \textrm{ln} \, \Big( 2 \cosh(2 \beta J) \Big) - \frac{k_B T}{2 \pi} \int_{0}^{\pi} d\phi \, \textrm{ln} \, \frac{1}{2} \Bigg( 1 + \sqrt{1 - K^2 \sin^2 \phi} \Bigg)
 \]
-Fuer die spontane Magnetisierung gilt:
+mit $K = \frac{2}{\cosh (2 \beta J) \coth (2 \beta J)}$, und demnach f"ur die Magnetisierung:
 \[
- M = \left\{
+ m = \left\{
  \begin{array}{ll}
   (1 - \sinh^{-4} (2 \beta J))^\frac{1}{8} & : T < T_C \\
   0 & : T > T_C
  \end{array} \right.
 \]
+F"ur den kritischen Exponenten $\beta$ gilt also $\beta = \frac{1}{8}$. Als Bedingung f"ur die kritische Temperatur erh"alt man:
+\[
+ 2 \tanh^2 (2 \beta J) = 1 \, \textrm{, also} \, k_B T_C \approx 2.269185 \cdot J
+\]
+In der N"ahe von $T=T_C$ erkennt man eine logarithmische Divergenz der spezifischen W"arme.
+\[
+C = k_B \frac{2}{\pi} \Big( \frac{2 J}{k_B T_C} \Big) \Bigg( - \textrm{ln} \, \Big( 1 - \frac{T}{T_C} \Big) + \textrm{ln} \, \Big( \frac{k_B T_C}{2 J} \Big) - \Big( 1 + \frac{\pi}{4} \Big) \Bigg)
+\]
+Damit ist der kritische Exponent $\alpha = 0$.\\
+\\
 Fazit:
 \begin{itemize}
 \item es existiert ein Phasenuebergang zweiter Ordnung
 \item auch ohne vorhandenes Magnetfeld hat der Ising Ferromagnet eine spontane Magnetisierung wenn $T < T_C$
 \end{itemize}
 
-
 \section{3-dimensionale Loesung}
 Das dreidimensionale Modell kann bis heute nicht exakt analytisch geloest werden. Approximationen und Monte Carlo Simulationen liefern jedoch ueberzeugende Resultate. Man erwartet von der analytisch exakten Loesung keine weiteren Informationen mehr.\\
 \\
@@ -349,6 +370,7 @@ grob: (pseudocode) [\ref{lit4}]\\
 \item \label{lit4} http://www.npac.syr.edu/users/gcf/slitex/CPS713MonteCarlo96/index.html
 \item \label{lit5} Hildegard Meyer-Ortmanns, Abstract: Immigration, integration and ghetto formation
 \item \label{lit6} K. Malarz, Abstract: Social phase transition in Solomon network
+\item \label{lit7} Kerson Huang, Statistical mechanics
 \end{enumerate}
 
 \end{document}