易辛模型

易辛模型（，，），是一個以物理學家恩斯特·伊辛為名的數學模型，用於描述物質的鐵磁性。該模型中包含了可以用來描述單個原子磁矩的參數\sigma_i ，其值只能為+1或-1，分別代表自旋向上或向下，這些磁矩通常會按照某種規則排列，形成晶格，並且在模型中會引入特定交互作用的參數，使得相鄰的自旋互相影響。雖然該模型相對於物理現實是一個相當簡化的模型，但它卻和鐵磁性物質一樣會產生相變。事實上，一個二維的是已知最簡單而會產生相變的物理系統。

易辛模型最早是由物理學家威廉·楞次在1920年發明的，他把該模型當成是一個給他學生恩斯特·易辛的問題。易辛在他一篇1924年的論文中求得了一維易辛模型的解析解，並且證明它不會產生相變。
二維方晶格易辛模型相對於一維的難出許多，因此其解析的描述在一段時間之後才在1943年由拉斯·昂薩格給出。一般來說，二維易辛模型的解析解可由傳遞矩陣法求得，不過也有幾個和量子場論有關的解法。對於大於三維的易辛模型目前還沒有找到解析解，但其近似解可由諸多方法求得，例如平均場論。

定義
令Λ為所有晶格點的集合，其中每個晶格點都有一個所有和它相鄰的晶格點的集合(在數學上稱之為圖)並使這些晶格點形成一個d維的晶格。對於每個晶格點 k ∈ Λ 都有一個離散變數 σk ，其中 σk ∈ {+1, −1}，代表一個晶格點的自旋。而所有變數的集合σ = (σk)k∈Λ則稱作 自旋組態。

對於兩個相鄰的晶格點i, j ∈ Λ ，我們可以引入一個交互作用參數Jij，此外，我們可以假設每個自旋j ∈ Λ都和外加的磁場 hj 作用。則整個系統的哈密頓量可寫成:

:H(\sigma) = - \sum_{} J_{ij} \sigma_i \sigma_j -\mu \sum_{j} h_j\sigma_j

其中 * 代表晶格點 i 和晶格點 j* 是相鄰的晶格點。因此哈密頓量的第一項為對每一對相鄰晶格點的總和（每一對只算一次），代表所有自旋之間交互作用的能量，而第二項則是磁場和自旋交互作用的能量。µ是晶格點磁矩的值，值得注意的是，電子的磁矩和他的自旋方向相反，所以哈密頓量的第二項應該要是正號比較合理，但在習慣上，還是會令第二項為負號。

該系統的組態機率 P(σ)為在熱平衡下某個特定自旋組態 σ 的機率，為波茲曼分布:

P_\beta(\sigma) ={e^{-\beta H(\sigma)} \over Z_\beta},

其中 β = (kBT)−1，而:

Z_\beta = \sum_\sigma e^{-\beta H(\sigma)}

是該機率分布的歸一化常數，在統計力學中又稱做配分函數。對於有為自旋組態函數的物理量 f(σ) ，其期望值可表示為:

\langle f \rangle_\beta = \sum_\sigma f(\sigma) P_\beta(\sigma) \,

參數
H(σ) 中兩項前的負號是約定俗成的。因為第一項為負號，因此參數 Jij 的正負號決定了該系統的性質，對於每一對 i 和 j :
::J_{ij} > 0 ，則該系統為鐵磁性。
::J_{ij} ，則該系統為反鐵磁性。
::J_{ij} = 0 表示自旋間無交互作用。

除此之外該系統為 非鐵磁性。

在鐵磁性的易辛模型中，相鄰自旋同方向時能量較低，因此自旋會傾向於同向排列，反之，在反鐵磁性的易辛模型中，相鄰自旋反向的能量較低，因此自旋會頃向於反向排列。

H(σ) 中的第二項為負號，表示自旋頃向於和外加磁場同向，因此 hj 的正負也決定自旋頃向排列的方向。對於所有的j ，如果:

::h_j>0, 則晶格點 j 頃向於朝向正向。
::h_j, 則晶格點 j 頃向於朝向負向。
::h_j=0, 表示沒有外加力場作用在自旋上。

簡化
一個常見的簡化是假設沒有外加的磁場作用在易辛模型上，也就是說，對於所有的 j∈Λ，hj = 0 。利用這項簡化，其哈密頓量可以寫成:

H(\sigma) = - \sum_{} J_{ij} \sigma_i \sigma_j.

此時易辛模型在反轉所有自旋之下是對稱的:一個外加的力場會破壞這種對稱。

另一個常見的簡化是假設所有相鄰晶格點的交互作用都是相等的，因此可以設 Jij = J 對於所有相鄰的 i, j ∈Λ，而其哈密頓量可以寫:
H(\sigma) = -J\sum_{}\sigma_i \sigma_j.

特性
投射在二維平面上。]]
被研究的最透徹易辛模型是在 d 維晶格上，平移不變、鐵磁性並且無外加場的模型。也就是：Λ = Zd, Jij = 1, h = 0。

易辛在他1924年的博士論文中，解決了在 d=1 時的情況，這個一維的模型可以想像成一排的自旋，而每個自旋都只和它左右兩邊的自旋交互作用。這個一模型不會產生相變
，換句話說，對於所有正值的β，任意兩自旋的相關係數 iσj> 都對 |i−j| 呈指數衰減:

\langle \sigma_i \sigma_j \rangle_\beta \leq C \exp(-c(\beta) |i-j|)

其中c(β)是一個只和β有關的函數。

由此可知。這個系統是無序的。根據一維模型的結論，易辛錯誤的認為任何維度的易辛模型都不會有相變。但事實上，在二維或二維以上的模型中，該系統可以歷經從無序相轉變成有序相的相變。基本上在β值小(高溫)時，系統處在無序相，而β值大(低溫)時，系統處在有序相中。換句話說，當系統在有序相時：

\langle \sigma_i \sigma_j \rangle_\beta \geq c^{\prime}(\beta) > 0.\,

其中c'(β)也是一個只和β有關的函數。

這個性質是首先被魯道夫·佩爾斯(Rudolf Peierls)在1936年證明的
，他的證法後來被稱為佩爾斯論述(Peierls argument)。

在零磁下的二維方晶格易辛模型的解析解後來在1943年被昂薩格解出，他證明了該模型的相關函數和自由能可由一個無交互作用的格點費米子場(noninteracting lattice fermion)來界定。昂薩格在1949年發表了一個決定了自發磁化現象的公式，但卻沒有給出推導過程。後來是楊振寧在1951年發表了第一個正式的推導過程，其中裡面用到了包括和等數學工具。

楊李定理
數值模擬
蒙特卡洛方法
易辛模型一般來說很難直接進行數值計算，因為他的自旋組態非常之多。考慮一個擁有 L 個晶格點的模型，每個晶格點 σj 有 ±1 兩種可能，因此所有的自旋組態共有 2L 種可能，這個數字會隨著 L 的增加而進行指數增長。這也是為什麼一般在做易辛模型的數值模擬時，都會採用蒙地卡羅方法（Monte Carlo method）此外，因為不同狀態之間 Hσ 變化只和相鄰自旋的交互作用 J 有關，所以易辛模型也可視為的一種。

一維易辛模型
在一維易辛模型系統中，假設每個带有自旋的原子分布在一維的圓圈中，且原子仅和鄰居發生交互作用，交互作用均為J，能量可表示為

::H(\sigma) = -J \sum _{i=1}^N \sigma_i\sigma_{i+1}+H\sum _{i=1}^N \sigma_i

其中h为外加磁场的强度，J为相邻原子的耦合强度。该系统的自由能为：

:Z(\beta, h)=-\lim_{N\to \infty} \frac{1}{\beta L} \ln (Z(\beta))=-\frac{1}{\beta} \ln\left(e^{\beta J} \cosh \beta h+\sqrt{e^{2\beta J}(\sinh\beta h)^2+e^{-2\beta J}}\right)

相邻自旋的为：
:\langle \sigma_i \sigma_j\rangle-\langle \sigma_i \rangle\langle\sigma_j\rangle=C(\beta)e^{-c(\beta)|i-j|}
其中，C(β)和c(β)是关于温度的函数，当温度T > 0时取正值。当T → 0时，c(β)趋于零。

证明
易辛自己的论文中已给出了一维易辛模型配分函数精确解。无外加磁场，即h = 0时，计算是很简单的。

此时能量简化为：
:H(\sigma)=-J(\sigma_1\sigma_2+\cdots+\sigma_{N-1}\sigma_N).
对于相邻两原子自旋朝向的四种情况，之间的能量只有两种状态：同向和反向。应用变量替换，
:\sigma'_j=\sigma_j\sigma_{j-1} \qquad j\ge 2.
代入配分函数定义式，得：

: Z(\beta) =\sum_{\sigma_1,\ldots, \sigma_N} e^{\beta J\sigma_1\sigma_2}\; e^{\beta J\sigma_2\sigma_3}\; \cdots e^{\beta J\sigma_{N-1}\sigma_N}= 2\prod_{j=2}^N \sum_{\sigma'_j} e^{\beta J\sigma'_j} =2\left[ e^{\beta J}+e^{-\beta J}\right]^{N-1}.

因此，系统的自由能为

:f(\beta,0)=-\frac{1}{\beta } \ln\left[e^{\beta J}+ e^{-\beta J}\right].

同样的变量替换法，得间隔N-1个自旋间的相关函数：

:\langle \sigma_{j}\sigma_{j+N}\rangle=\left[\frac{e^{\beta J}- e^{-\beta J}}{e^{\beta J}+ e^{-\beta J}}\right]^N

T ≠ 0时相关性呈指数衰减。而仅仅在绝对零度时T = 0下，换句话说，β → ∞ 时，系统保持长程相关性。

如果外磁场h ≠ 0，配分函数的计算需要引入传递矩阵法。周期性边界条件的近似下，配分函数为
:Z(\beta)=\sum_{\sigma_1,\ldots, \sigma_N} e^{\beta h \sigma_1}e^{\beta J\sigma_1\sigma_2}\; e^{\beta h \sigma_2}e^{\beta J\sigma_2\sigma_3}\; \cdots e^{\beta h \sigma_N}e^{\beta J\sigma_N\sigma_1}= \sum_{\sigma_1,\ldots, \sigma_L} V_{\sigma_1,\sigma_2}V_{\sigma_2,\sigma_3}\cdots V_{\sigma_N,\sigma_1}.
系数V_{\sigma, \sigma'}可视为2x2矩阵的元素。相邻两自旋各有四种可能状态，其玻尔兹曼因子分别为：
: V_{\sigma, \sigma'} = e^{\frac{\beta h}{2} \sigma} e^{\beta J\sigma\sigma'} e^{\frac{\beta h}{2} \sigma'}
或写作传递矩阵的四个元素：
:V=\begin{bmatrix} e^{\beta(h+J)}&e^{-\beta J}\\ e^{-\beta J}&e^{-\beta(h-J)} \end{bmatrix}.
配分函数的展开式恰好和传递矩阵自乘后对角元素之和（矩阵的迹）一致。而矩阵的迹可通过求解传递矩阵的特征值得出，因而：
: Z(\beta)={\rm Tr} V^N= \lambda_1^N + \lambda_2^N= \lambda_1^N\left[1+ \left(\frac{\lambda_2}{\lambda_1}\right)^N\right]
其中λ1是V最大的特征值，λ2是该矩阵另一个特征值。因而
:\lambda_1=e^{\beta J} \cosh \beta h+ \sqrt{e^{2\beta J} (\sinh\beta h)^2 +e^{-2\beta J}}
由于|λ2| 1，当N很大时对配分函数的贡献可忽略。

结论
系统最低能量为−N，此时所有自旋朝向相同。而其它构型相较基态的能量增量等于一维序列中自旋转向的次数k。例如，能量次低的状态相较基态，能量差为2k。由于能量与转向数之间是线性关系，则两个相邻自旋方向相反的概率符合玻尔兹曼分布：

:{p \over 1-p} = e^{-2\beta J}.

藉由統計力學的配分函數可以計算再給定溫度下T (
\beta =1/ (k T)
)的每個原子的磁矩期望值為
::
M (H,T)=\frac{\sinh (\beta H )}{\sqrt{\sinh
^2(\beta H )+e^{-4\beta J }}}
.

所以一維易辛模型並沒有居里温度、不會發生相變，即沒有自发磁化的現象。
::
M (0,T)=0
.

二維易辛模型
设二维方晶格易辛模型横纵两方向的交互作用能分别为J_1 and J_2。拉斯·昂萨格求得无外磁矩，即h=0时自由能的解析解：
: -\beta f = \ln 2 + \frac{1}{8\pi^2}\int_0^{2\pi}d\theta_1\int_0^{2\pi}d\theta_2 \ln[\cosh(2\beta J_1)\cosh(2\beta J_2) -\sinh(2\beta J_1)\cos(\theta_1)-\sinh(2\beta J_2)\cos(\theta_2)].

从自由能的偏导数可得到各种热力学函数。

特别地，二维易辛模型有一个相变点，临界温度T_c满足以下方程：

: \sinh\left(\frac{2J_1}{kT_c}\right)\sinh\left(\frac{2J_2}{kT_c}\right) = 1 .

若J_1 = J_2，则 T_c = \frac{2 J}{k\ln(1+\sqrt{2})} ，或 \beta = \frac{1}{kT_c} \approx \frac{0.44}{J} .

参见

圖模式
马尔可夫链
马尔可夫逻辑网络

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