,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,单击此处编辑母版标题样式,单击此处编辑母版文本样式,第二级,第三级,第四级,第五级,*,第三章 凝聚现象和有序化,3.1,水的凝聚,关于凝聚态物质：,气体可以凝结成液体或固体,.,液体不同于固体主要在于它具有流动性,就宏观而言,其切变弹性模量为零,就微观而言,其原子是离域的，可在体内漫游。,而液体区别于气体在于它具有明确的表面，分开密度较高的液体和密度较低的气体；在临界点，两者趋同而界面消失。,有时对有机物质划分固体或液体会遇到困难，实际上存在着一大堆介乎其间的中间相，如液晶、复杂流体、凝胶、聚合物与生物聚合物等。,第三章 凝聚现象和有序化 3.1 水的凝聚,水的气态和液态,高温下,的水以蒸汽形式存在，动能大于势能，均匀地充满整个容器,.(,以水蒸汽形式存在的,),水分子在各处出现的几率是一样的，密度是均匀的。水分子之间几乎没有,关联,。如果不考虑水分子本身的大小，可以把它当作,理想气体,处理。,降低温度,，水分子动能下降，势能相对增加。对于中性水分子来说，分子之间的主要相互作用为偶极作用,。,水的气态和液态,液相水的形成：,吸引力倾向于增加密度涨落,即分子倾向于扎堆或凝聚。这种扎堆不仅降低了能量同时也降低了系统的熵。随着温度的进一步降低，密度涨落幅度越来越大，持续时间越来越长。最终结果是导致另一种流体相的出现，即液相的水，其密度要明显大于气相的密度。,液相与气相的主要物理区别就是它们的密度,。,液相水的形成：吸引力倾向于增加密度涨落,即分子倾向于扎堆或凝,气液相变,水蒸汽：,0.322g/cm,3,（,临界卤光现象所对应的临界密度,）。,“,临界卤光现象,”,特征：,气液相变过程中，系统的对称性并没有受到破坏，体现在相图上就是，无需穿过任何相边界，可以从气相到达液相。,气液相变,水的相图,水的相图,空间关联,关联的物理定义：,体系中两个粒子之间的独立行为称作相互作用；相互关联则是体系内粒子之间相互作用的群体行为。相互作用将导致粒子之间存在相互关联，短程的相互作用可以导致长程的相互关联,。,空间关联,序：,大量原子所组成的经典粒子系统，有序化最明显地表现为位置序，这意味着不同处的原子位置存在关联。如果关联的范围达到无限大，系统即具有,长程序,；如果关联的范围限于邻近的原子，则系统具有,短程序,；如果根本没有关联，原子分布完全是无规的，即系统处于,完全无序态,。,序：,冰,冰内的水分子以某种,规律周期性排列，其,结构由非平面的六角,形构成，但氧原子之,间是处于一个平面内,的，具有六度旋转对,称性，宏观上则呈现,为人们熟悉的雪花。,固体冰的晶格结构,冰 固体冰的晶格结构,液态水分子与固态水分子空间排列上的区别,虽然水分子不象氩原子那样具有球对称势，其固相结构由硬球模型来决定，但水分子之间也存在一定的相互作用，距离接近时为斥力，距离较远时为引力。在液体中，分子位置之间存在局域关联，分子不可能重叠。一个分子的距离处有其它分子存在，密度较高，但是当距离比较远时，分子密度与其平均值便没有什么差异了。因此，,液体中一个分子的位置基本上给不出其它分子位置的信息,。,晶体中分子在空间呈周期性的排列（称之为晶格），只要给出两个分子的空间位置，原则上即可确定所有其它分子的位置。,液态水分子与固态水分子空间排列上的区别,对称性破缺,晶体不具有液体的各向同性和均匀性，也不具有任意角度旋转或任意大小位移不变性。,晶体只能在一些特殊操作下保持不变。例如：平移晶格间距，旋转特定角度。因此，,晶体对称性比液体要低,。,从液体到晶体的相变过程就是液态对称性破缺的过程,。,刚性是晶格周期性存在的必要条件。,对称性破缺,高温下的液体或气体的密度是均匀的，空间发现分子的几率与位置无关。但是在晶体中，在某处发现分子的几率可能要比另一处高，这些高几率的点即为,格点位置,。要打破这种状态需要能量，周期系统的能量与相邻原子之间的距离有关。,假设其动力学模式为弹性的，压缩模（纵模）可以存在于冰和水中，而切变模（横模）只能存在于冰中，这些模的频率与波矢的关系为 ，其中,v,为声速，波矢与波长满足倒数关系。长波极限下，模的能量或频率趋近于零，因此，恢复长波下的位移偏离不需要能量,。,物理上可以理解为,系统平移不需要任何能量。晶格系统内的任何一点都可以作为起点，但是，一旦固定了它，其它所有原子的位置就被定了下来。,高温下的液体或气体的密度是均匀的，空间发现分子的几率与位置无,凝聚态系统的共性,高温下,，动能大于势能，物质的平衡相是均匀的和各向同性的。,低温下,，系统相变到具有较强关联的状态，这些相变可以是连续的（如临界密度时的气,-,液相变），也可以是不连续的（如水的凝聚）。,在连续相变点，特征长度、磁化率、驰豫时间等物理量出现发散。不连续相变会出现成核现象。在,足够低的温度下,，势能明显大于动能，平衡态的对称性比高温相要低。如果破缺的对称性是连续的，对称性破缺相则出现刚性特征，象冰的弹性模量，出现低频动力学模，象声波，出现拓扑缺陷，象位错，等等,。,凝聚态系统的共性,涨落和空间维度,很多凝聚态系统的行为呈现出二维、一维甚至零维特征，我们称之为,低维系统,。,维度与涨落的关系,：,维度越高，涨落就越来越弱，高于某一临界维度,d,c,，涨落不再重要，此时，平均场理论可以准确地描述系统的相变行为。随着维度的降低，涨落变得重要起来。,在三维系统中，虽然平均场理论仍然可以提供很好的近似描述，但,涨落已变得相当重要了,。,低于三维，涨落可以破坏任何有序态及有限温度下的相变,。,涨落和空间维度,由于有限温度下，涨落总是存在的，因此除非绝对零度下，,一维系统,不可能保持它的有序性。,二维系统,中，信息的传递可以沿多条路径从一点到达另一点，涨落可以延缓但无法阻止信息的传递，因此，涨落可以破坏二维系统的长程序但不一定破坏相变。具有连续对称性的二维系统，涨落破坏了它的长程序，但还不足以破坏其相变；具有分离对称性的二维系统，涨落也不能破坏它的长程序。,由于有限温度下，涨落总是存在的，因此除非绝对零度下，一维系统,3.2,凝聚理论,凝聚态物理的研究对象不仅包括固体物理的全部内容，还包括液体，尤其具有量子性质的液,3,He,、,4,He,等。由于粒子之间的相互作用和关联，在一定条件下，如加压或降温，粒子将相互凝聚，发生相变，出现凝聚态。,气态到液态的凝聚是人们最为熟悉的相变。范德瓦尔斯最早发展了气体凝聚的经典图象。考虑到分子的大小以及分子之间的相互吸引力，理想气体状态方程修改为，,3.2 凝聚理论,第一项在 时发散，来自于硬球模型，即假设分子是刚性球；第二项所指明的压强减小则是由于分子间的吸引力，该吸引势若采用范德瓦尔斯势，,来描述，则平均距离 处的影响即正比于 ，也即方程中的第二项。,第一项在 时发散，来自于硬球模型,临界温度由平衡条件：,，,决定，由此给出临界点：,，,范德瓦尔斯方程的一个重要特征是满足对应态定律，即若引入约化变量，,，,状态方程则变为：,临界温度由平衡条件：,3.3,相变与临界现象,相变是指当外界约束（温度和压强）作连续变化时，在特定条件下，物体状态的突变,。这具体可表现为,（,1,）结构的变化，如气,-,液、气,-,固相变，或固相中不同晶体结构之间的转变；（,2,）化学成分的不连续变化，如固溶体的脱溶分解或溶液的脱溶沉淀；（,3,）某种物理性质的突变，如顺磁,-,铁磁转变、顺电,-,铁电转变、正常态,-,超导态转变等,。,3.3 相变与临界现象,相变的分类标志是热力学势及其导数的连续性。,自由能、内能为热力学势,，其,一阶导数可给出压力（体积）、熵（温度）、平均磁化强度等，二阶导数则给出压缩系数、膨胀系数、比热、磁化率等。,凡是热力学势连续，而一阶导数不连续的状态突变，称为,一级相变,或不连续相变；而热力学势和一阶导数连续，而二阶导数不连续的状态突变，称为,二级相变,；依此类推。二级相变习惯上称之为,连续相变,。,相变的分类标志是热力学势及其导数的连续性。自由能、内能为热力,举例：,自然界中观察到的相变多数为一级相变，如金属与合金中的相变，相变过程中伴有明显的体积变化和潜热存在。铁磁相变、超导、超流相变、部分铁电相变则为二级相变。,举例：,相变涉及到许多学科，物理学则主要集中于相变和临界现象的基本理论问题。,范德瓦尔斯,从分子动力学的观点首先阐明气,-,液相变的连续性问题；,1878,年,吉布斯,(J.W.Gibbs),对复相平衡的热力学规律进行了全面的阐述，首次提出了相变动力学的一些基本概念；十九世纪末，,居里（,P.Curie,）,对铁磁相变进行了定量的研究，明确了居里点的存在；二十世纪初，,外斯,(P.Weiss),提出了平均场理论来解释铁磁相变；,1937,年，,朗道（,Landau,）,概括了平均场理论的实质，用序参量的幂级数展开来表示相变附近的自由能，从而提出了一种对二级相变具有普适性的,唯象理论,-,朗道理论,。六十年代，朗道理论所导出的临界指数与实验值存在明显的差别，表明临界点附近朗道理论可能不适用，从而引发了对临界现象的大量理论和实验研究。通过这些工作概括出一些新的规律，如标度率和普适性。七十年代初，,威尔逊（,K.G.Wilson,）,提出了重整化群理论，建立了临界现象的近代理论。,相变涉及到许多学科，物理学则主要集中于相变和临界现象的基本理,通常的液态具有均匀和各向同性特征，具有无限小转动和平移对称性，表征它们的宏观变量是热力学中的体积、粒子数或内能；,而固体只是在有限转动和平移下才保持不变性，显示出某些有序特征。这种区别在物理上可通过序参量来描述。,一般来说，凝聚态系统的有序和无序可由算符 的热力学平均值 的存在与否来表征，这些期望值称之为序参量（有时算符 也称,为序参量）。,下面我们就铁磁系统，给出具体的序参量描述。,通常的液态具有均匀和各向同性特征，具有无限小转动和平移对称性,磁有序是最简单的有序，考虑一凝聚态系统，每个粒子带有自旋 ，磁矩相应为 ，整个系统的磁矩为 ，除以体积后则得到系统的磁化强度,M,。只考虑最近邻粒子之间的自旋相互作用，,Heisenberg,给出铁磁性系统的哈密顿量为,，,其中交换积分,J0,上式第二项为自旋与外场之间的相互作用。,磁有序是最简单的有序，考虑一凝聚态系统，每个粒子带有自旋,外场不存在时，自旋 描述了系统的内部自由度。在一定温度下，自旋所取位形为使系统自由能,F=E-TS,最小，显然高温下系统的熵取最大值将满足这一条件，熵越大，无序性越高，因此，高温下的平衡态是,自旋无固定取向的顺磁相,，,序参量为零,。低温下，内能起主要作用，从哈密顿量中可以清楚地看到，所有自旋倾向于沿同一方向排列将使内能最低，因此,低温平衡态为铁磁相，自旋或磁矩的热力学平均值，即序参量不为零,。在某一温度,T,c,，系统发生了相变，从熵为主的顺磁相过渡到内能为主的铁磁相。磁化强度,M,即为铁磁相变的序参量。,外场不存在时，自旋 描述了系统的内部自由度。在一定,如果序参量的变化过程是不连续的，我们称之为一级相变；如果序参量的变化过程是连续的，则称之为二级相变或连续相变。,如果序参量的变化过程是不连续的，我们称之为一级相变；,根据统计力学，配分函数为，,其中 为求迹，即对系统各种可能的自旋位形求和。,一旦得到配分函数，系统的各物理量也就得到了。磁矩 的热力学期望值为，,系统磁化率 与序参量关联函数,存在如下关系，,根据统计力学，配分函数为，,上面给出了铁磁,Heisenberg,系统的序参量以及相关物理量表达式，而要得到它们的数值，则需要求出配分函数,Z,。凝聚态系统是多粒子关联系统，一般情况下，对其哈密顿量的求解是极其困难的，即使象,Heisenberg,模型这样简单的形式，目前也未得到其解析解。本章所介绍的平均场理论是求解凝聚态系统多粒子问题的一个简单而又实用的方法，虽然它有一定的近似性，但它图象简单、清晰，得到的一些结论往往具有很大参考价值。