WikiDer > Модель случайной энергии

в статистическая физика из неупорядоченные системы, то модель случайной энергии это игрушечная модель системы с подавленный беспорядок, например спин-стекло, имеющий первый порядок фаза перехода.^[1][2] Это касается статистики сбора ${displaystyle N}$ спины (т.е. степени свободы ${displaystyle {S_ {i} mid i = 1, ..., N}}$ который может принимать одно из двух возможных значений ${displaystyle S_ {i} = pm 1}$), так что количество возможных состояний системы равно ${displaystyle 2 ^ {N}}$. Энергии таких состояний равны независимые и одинаково распределенные Гауссовский случайные переменные ${displaystyle E_ {x} sim {mathcal {N}} (0, N / 2)}$ с нулевым средним и дисперсией ${displaystyle N / 2}$. Многие свойства этой модели можно точно вычислить. Простота делает эту модель подходящей для педагогического внедрения таких понятий, как подавленный беспорядок и реплика симметрии.

Сравнение с другими неупорядоченными системами

В ${displaystyle r}$-вращение Модель с бесконечным диапазоном, в котором все ${displaystyle r}$-спиновые множества взаимодействуют со случайной, независимой, одинаково распределенной константой взаимодействия, становится моделью случайной энергии в подходящем определении ${displaystyle r o infty}$ предел.^[3]

Точнее, если гамильтониан модели определяется формулой

${displaystyle H (sigma) = sum _ {{i_ {1}, ldots, i_ {r}}} J_ {i_ {1}, ldots i_ {r}} sigma _ {i_ {1}} cdots sigma _ {i_ {р}},}$

где сумма пробегает все ${displaystyle {N выбрать r}}$ различные наборы ${displaystyle r}$ индексы, и для каждого такого набора ${displaystyle {i_ {1}, ldots, i_ {r}}}$, ${displaystyle J_ {i_ {1}, ldots, i_ {r}}}$ является независимой гауссовой переменной со средним 0 и дисперсией ${displaystyle J ^ {2} r! / (2N ^ {r-1})}$, модель случайной энергии восстанавливается в ${displaystyle r o infty}$ предел.

Вывод термодинамических величин

Как следует из названия, в REM каждое микроскопическое состояние имеет независимое распределение энергии. Для конкретной реализации беспорядка, ${displaystyle P (E) = delta (E-H (сигма))}$ куда ${displaystyle sigma = (sigma _ {i})}$ относится к индивидуальным конфигурациям спинов, описываемым состоянием и ${displaystyle H (сигма)}$ это энергия, связанная с ним. Окончательные экстенсивные переменные, такие как свободная энергия, необходимо усреднить по всем реализациям беспорядка, как и в случае Эдвардс Андерсон модель. Усреднение ${displaystyle P (E)}$ по всем возможным реализациям, мы находим, что вероятность того, что данная конфигурация неупорядоченной системы имеет энергию, равную ${displaystyle E}$ дан кем-то

${displaystyle [P (E)] = {sqrt {frac {1} {Npi J ^ {2}}}} exp left (- {dfrac {E ^ {2}} {J ^ {2} N}} ight) ,}$

куда ${displaystyle [cdots]}$ обозначает среднее значение по всем реализациям беспорядка. Более того, совместное распределение вероятностей значений энергии двух различных микроскопических конфигураций спинов, ${displaystyle sigma}$ и ${displaystyle sigma '}$ факторизует:

${displaystyle [P (E, E ')] = [P (E)], [P (E')].}$

Можно видеть, что вероятность данной спиновой конфигурации зависит только от энергии этого состояния, а не от индивидуальной спиновой конфигурации.^[4]

Энтропия REM определяется выражением^[5]

${displaystyle S (E) = Nleft [log 2-left ({frac {E} {NJ}} ight) ^ {2} ight]}$

за ${displaystyle | E | <Нью-Джерси {sqrt {log 2}}}$. Однако это выражение справедливо, только если энтропия на спин ${displaystyle lim _ {нет информации} S (E) / N}$ конечно, т.е. когда ${displaystyle | E | <-NJ {sqrt {log 2}}.}$ С ${displaystyle (1 / T) = частично S / частично E}$, это соответствует ${displaystyle T> T_ {c} = 1 / (2 {sqrt {log 2}})}$. За ${displaystyle T$, система остается «замороженной» в небольшом количестве конфигураций энергии ${displaystyle Esimeq -NJ {sqrt {log 2}}}$ а энтропия на спин обращается в нуль в термодинамическом пределе.

Рекомендации