Kvantový fázový přechod

Aktuální verze stránky ještě nebyla zkontrolována zkušenými přispěvateli a může se výrazně lišit od verze recenzované 30. září 2015; kontroly vyžadují 8 úprav .

Kvantový fázový přechod (kvantová fázová transformace) je přechod látky z jedné kvantové termodynamické fáze do druhé při změně vnějších podmínek, ke kterému však dochází při absenci tepelných fluktuací , tedy při . Systém je tedy přestavěn pod vlivem některých netepelných parametrů (např . tlak nebo síla magnetického pole ). $T_{C}\to 0$

Klasický fázový přechod je popsán nespojitostí v termodynamických funkcích daného systému. Taková mezera naznačuje, že částice systému jsou přeskupeny. Typickým příkladem tohoto chování je přechod vody z kapalného do pevného skupenství ( led ). Za procesy probíhající během klasických fázových přechodů jsou zodpovědné dva konkurenční parametry: energie systému a entropie jeho tepelných fluktuací. Neexistuje žádná entropie klasického systému při nulové teplotě, takže nemůže dojít k fázovému přechodu (viz Nernstův teorém ).

V kvantově mechanickém systému však dochází ke kvantovým fluktuacím , které jsou zodpovědné za fázový přechod. Kvantové fluktuace tedy mohou přenést systém do jiné fáze. Tyto kvantové fluktuace jsou řízeny netepelnými parametry, jako je tlak , koncentrace částic .

Systémem, který prochází kvantovým fázovým přechodem prvního řádu, je helium 4 He: při atmosférickém tlaku nepřechází do pevné fáze ani při teplotě absolutní nuly. Při tlacích nad 25 atmosfér však helium krystalizuje do šestihranného obalu.

Nejvýraznějším představitelem materiálů, ve kterých dochází ke kvantovému fázovému přechodu druhého řádu, je šroubovitý feromagnet MnSi . Tento materiál má za normálního tlaku kritickou teplotu přechodu z paramagnetického stavu do slabého feromagnetického stavu 29 K. Nicméně, když je aplikován vnější hydrostatický tlak řádu 14,6 kbar , dochází ke kvantovému fázovému přechodu. $T_{C}$ $T_{C}\to 0$

Interakce kvazičástic v blízkosti kvantového kritického bodu má silnou závislost na hybnosti

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

kde je efektivní vazebná konstanta, je kritický vlnový vektor, je inverzní efektivní interakční poloměr. Tento typ kvazičásticové interakce je pravděpodobně způsoben blízkostí kvantového kritického bodu k bodu přechodu kov-izolátor a lze jej považovat za výsledek výměny měkkých fluktuací náboje s vlnovým vektorem. $G$ ${\displaystyle q_{c}\simeq 2p_{F))$ $\beta \simeq 0,14$ $q_{c}.$

Rovnice zobecněného Fermiho kapalného přístupu použitelného na obou stranách kvantového kritického bodu je:

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

kde je spektrum prázdnoty, je teplota, je hustota počtu částic, je objemový prvek N-rozměrného prostoru hybnosti. První rovnicí systému je Landauův vztah mezi kvazičásticovým spektrem a kvazičásticovou interakční funkcí pro homogenní Fermiho systémy, který je důsledkem šokové invariance. Druhou rovnicí je Fermi-Diracův statistický vzorec, ve kterém je spektrum kvazičástic uvažováno jako funkcionál distribuce hybnosti kvazičástic.Třetí rovnice je podmínkou konstantního počtu částic v systému. Tento systém rovnic s kvazičásticovou interakcí umožňuje reprodukovat výsledky mikroskopických výpočtů spektra kvazičástic ze strany Fermi-kapaliny kvantového kritického bodu. $\varepsilon _{0}(p)={\frac {p^{2}}{2m}}$ $T$ $\rho$ ${\displaystyle dv={\frac {d^{N}p}{(2\pi )^{N))))$ $\varepsilon (p)$ $f(p,p')$ $n(p).$

Fermiho-kapalný kvantový kritický bod je spojen s kontinuálním topologickým fázovým přechodem, ve kterém vzniká nový základní stav se třemi listy Fermiho povrchu. [jeden]

Důvody pro výskyt kvantových fázových přechodů zůstávají často nejasné.

Poznámky

↑ Pankratov Sergey Sergeevich - Topologické kvantové přechody v homogenních izotropních Fermiho systémech.

Literatura

Shangina E. L., Dolgopolov V. T. Kvantové fázové přechody ve dvourozměrných systémech // Phys . - 2003. - T. 173 . — S. 801–812 . - doi : 10.3367/UFNr.0173.200308a.0801 .
Stishov SM Kvantové fázové přechody // Phys . - 2004. - T. 174 . — S. 853–860 . - doi : 10.3367/UFNr.0174.200408b.0853 .
Gantmakher VF, Dolgopolov VT Kvantové fázové přechody "lokalizované-delokalizované elektrony" // Phys . - 2008. - T. 178 . — s. 3–24 . - doi : 10.3367/UFNr.0178.200801a.0003 .

Termodynamické stavy látek

Fázové stavy

Skupenství Fázová rovnováha Pravidlo fáze fázový diagram Stavová rovnice
Pevný	krystaly Monokrystal polykrystal Krystalit
mezofáze	Amorfní těla skelný stav tekutý krystal Nematic smektický cholesterický Sloupcová fáze Mesogen Membrána
Kapalina	Ideální tekutina Metastabilní stav přehřátá kapalina podchlazená kapalina natažená tekutina Rozpad superkritická tekutina
Plyn	Ideální plyn skutečný plyn Pára Nasycená pára přehřátá pára přesycená pára
Plazma	elektromagnetické Kvarkovo-gluonové plazma Glazma
Nízká teplota	bosový kondenzát Fermionický kondenzát kvantový plyn Bose plyn Fermiho plyn degenerovaný plyn kvantová kapalina bosová kapalina Fermiho kapalina supratekutá pevná látka Jevy Supratekutost Supravodivost
jiný	zvláštní záležitost fotonická molekula barevný skleněný kondenzát

Fázové přechody

První druh

Druhý druh

v elektrických jevech	feroelektrický Antiferoelektrické
v magnetických jevech	feromagnetika Paramagnety Antiferomagnetika

kvantová

lambda bod

Disperzní systémy

Gely
- Aerogel
Řešení
koloidní systémy
- Hrubý
- Volně dispergovaný koloidní
Sol
Plechovka spreje
- Kouř
- Prach
- Mlha
- mlha
Suspenze
Emulze

viz také