Model Isinga – dyskretny układ spinów, umieszczonych w węzłach sieci jedno-, dwu- lub trójwymiarowej, oddziałujących ze sobą i z zewnętrznym polem magnetycznym. Model został wymyślony przez Wilhelma Lenza w roku 1920 jako model ferromagnetyka do teoretycznego opisu przejść fazowych w ferromagnetykach. Rozwiązanie analityczne tego modelu dla przypadku jednowymiarowego uzyskał jego doktorant Ernst Ising w roku 1925. Układ dwuwymiarowy przy zerowym polu magnetycznym analitycznie rozwiązał Lars Onsager w roku 1944. Przypadek dwuwymiarowy układu spinów umieszczonych w niezerowym zewnętrznym polu magnetycznym pozostaje dotąd nierozwiązany analitycznie (2011).

Energię układu spinów oblicza się biorąc pod uwagę dwa składniki:

a). oddziaływania między najbliższymi, sąsiadującymi ze sobą spinami

b). oddziaływania spinów z zewnętrznym polem magnetycznym.

Hamiltonian układu spinów ma postać

${\displaystyle H=-\sum _{\langle i,j\rangle }J_{ij}S_{i}S_{j}-\sum _{i}h_{i}S_{i},}$

gdzie:

• ${\displaystyle \langle i,j\rangle }$ oznacza sumowanie po wszystkich sąsiadujących ze sobą parach spinów,
• ${\displaystyle h}$ – energia pojedynczego (każdego ${\displaystyle i}$-tego) spinu w zewnętrznym polu magnetycznym,
• ${\displaystyle S_{i},S_{j}}$ – operatory spinu
• ${\displaystyle J_{ij}}$ – całka wymiany

przy czym:

${\displaystyle J_{ij}>0}$ gdy oddziaływanie pary spinów jest ferromagnetyczne (spiny ustawiają się równolegle, ze zgodnymi zwrotami),

${\displaystyle J_{ij}<0}$ gdy oddziaływanie pary spinów jest antyferromagnetyczne (spiny ustawiają się antyrównolegle, z przeciwnymi zwrotami),

${\displaystyle J_{ij}=0}$ gdy para spinów nie oddziałuje ze sobą.

Energia oddziaływania pary spinów przyjmuje więc jedną z dwóch wartości, zależną od ich wzajemnej orientacji (zgodnej lub przeciwnej) – jeśli spiny oddziałują ze sobą.

Wartość namagnesowania ${\displaystyle m}$ obliczamy w modelu wzorem

${\displaystyle m={\frac {1}{N}}\sum _{i}\langle S_{i}\rangle ,}$

przy czym ferromagnetyzm występuje, gdy ${\displaystyle m\neq 0}$ dla zerowego zewnętrznego pola magnetycznego.

Dla ferromagnetyzmu ma miejsce spontaniczne złamanie symetrii, tzn. w zerowym zewnętrznym polu magnetycznym układ sam wyróżnia jeden z kierunków.

Sumę statystyczną oblicza się ze wzoru

${\displaystyle Z=\sum _{S_{1},S_{2},\dots ,S_{N}}\exp[-\beta H(S_{1},S_{2},\dots ,S_{N})].}$

Aby obliczyć średnią ${\displaystyle \langle A\rangle }$ z operatora ${\displaystyle A}$ zależnego od operatorów ${\displaystyle S_{1},\dots ,S_{N}}$ można dodać do hamiltonianu człon ${\displaystyle +\alpha A,}$ a następnie obliczyć średnią i pochodną w granicy dla ${\displaystyle \alpha }$ zmierzającego do zera, tj.

${\displaystyle \langle A(S_{1},S_{2},\dots ,S_{N})\rangle ={\frac {1}{Z}}\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}A(S_{1},S_{2},\dots ,S_{N})\exp[-\beta H(S_{1},S_{2},\dots ,S_{N})].}$

Namagnesowanie jest więc równe:

${\displaystyle m=kT{\frac {1}{N}}{\frac {\partial }{\partial h}}\ln Z=kT{\frac {1}{N}}{\frac {\partial }{\partial h}}\ln \sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}\exp \left[\beta J\sum _{<i,j>}S_{i}S_{j}+\beta h\sum _{i}S_{i}\right]=kT{\frac {1}{N}}{\frac {\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}\left[\exp(-\beta H)\beta \sum _{i}S_{i}\right]}{Z}}={\frac {1}{N}}\sum _{i}\langle S_{i}\rangle .}$

Ostatecznie więc namagnesowanie

${\displaystyle m={\frac {1}{N}}\sum _{i}\langle S_{i}\rangle =kT{\frac {1}{N}}{\frac {\partial }{\partial h}}\ln Z.}$

Gdy J = 0, tzn. dla układu nieoddziałujących spinów w polu magnetycznym suma statystyczna jest równa:

${\displaystyle Z=\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}\exp(-\beta H)=\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}\exp \left(\beta h\sum _{i}S_{i}\right)=\left[\sum _{S_{i}}\left(\exp(\beta hS_{i})\right)\right]^{N}=\left[\exp(\beta h)+\exp(-\beta h)\right]^{N}=\left[2\cosh(\beta h)\right]^{N}.}$

Dla takiej sumy statystycznej namagnesowanie jest równe

${\displaystyle m={\frac {1}{N}}kT{\frac {\partial }{\partial h}}\ln \left[2\cosh \beta h)\right]^{N}=kT{\frac {\left[\exp(\beta h)-\exp(-\beta h)\right]}{2\cosh(\beta h)}}=\operatorname {tgh} (\beta h).}$

W układzie jednowymiarowym nakłada się periodyczne warunki brzegowe ${\displaystyle S_{N+1}=S_{1}.}$ Hamiltonian dla takiego układu ma postać

${\displaystyle {\begin{aligned}H&=-J\sum _{i}S_{i}S_{i+1}-h\sum _{i}S_{i}=-J\sum _{i}S_{i}S_{i+1}-{\frac {1}{2}}h\sum _{i}S_{i}-{\frac {1}{2}}h\sum _{i}S_{i+1}=-\sum _{i}\left(JS_{i}S_{i+1}+{\frac {1}{2}}h(S_{i}+S_{i+1})\right)\\&=-\left(Js_{1}S_{2}+{\frac {1}{2}}h(S_{1}+S_{2})+Js_{2}S_{3}+{\frac {1}{2}}h(S_{2}+S_{3})+Js_{3}S_{4}+{\frac {1}{2}}h(S_{3}+S_{4})+\ldots +Js_{N}S_{1}+{\frac {1}{2}}h(S_{N}+S_{1})\right).\end{aligned}}}$

Statystyczna suma stanów:

${\displaystyle {\begin{aligned}Z&=\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}\exp(-\beta H)=\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}\exp \left[\beta \sum _{i}\left(JS_{i}S_{i+1}+{\frac {1}{2}}h(S_{i}+S_{i+1})\right)\right]\\&=\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}\exp \left[\beta \left(Js_{1}S_{2}+{\frac {1}{2}}h(S_{1}+S_{2})+Js_{2}S_{3}+{\frac {1}{2}}h(S_{2}+S_{3})+Js_{3}S_{4}+{\frac {1}{2}}h(S_{3}+S_{4})+\ldots +Js_{N}S_{1}+{\frac {1}{2}}h(S_{N}+S_{1})\right)\right]\\&=\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}\exp \left[\beta \left(Js_{1}S_{2}+{\frac {1}{2}}h(S_{1}+S_{2})\right)\right]\exp \left[\beta \left(Js_{2}S_{3}+{\frac {1}{2}}h(S_{2}+S_{3})\right)\right]\exp \left[\beta \left(Js_{3}S_{4}+{\frac {1}{2}}h(S_{3}+S_{4})\right)\right]\ldots \exp \left[\beta \left(Js_{N}S_{1}+{\frac {1}{2}}h(S_{N}+S_{1})\right)\right]\\&=\sum _{S_{1},\dots ,S_{N}}M_{S_{1},S_{2}}M_{S_{2},S_{3}}\ldots M_{S_{N},S_{1}}=(*),\end{aligned}}}$

gdzie:

${\displaystyle M_{S_{1},S_{2}}=M_{S_{2},S_{3}}=\ldots =M_{S_{N},S_{1}}=M_{S_{i},S_{i+1}}=M=\exp \left[\beta \left(Js_{i}S_{i+1}+{\frac {1}{2}}h(S_{i}+S_{i+1})\right)\right].}$

Możliwe są cztery „warianty” ${\displaystyle M}$:

${\displaystyle {\begin{matrix}&{\begin{matrix}s_{i}=-1&s_{i}=+1\end{matrix}}\\{\begin{matrix}s_{i+1}=-1\\s_{i+1}=+1\end{matrix}}&{\begin{bmatrix}e^{\beta (J-h)}&e^{-\beta J}\\e^{-\beta J}&e^{\beta (J+h)}\end{bmatrix}}\end{matrix}}}$

Wracając do sumy statystycznej mamy

${\displaystyle Z=(*)=Tr(M^{N})=Tr(M\cdot M\cdot M\cdot \ldots \cdot M)=(**).}$

Macierz ${\displaystyle M}$ można przedstawić w postaci ${\displaystyle M=U^{\dagger }M^{D}U,}$ gdzie ${\displaystyle M^{D}}$ jest macierzą diagonalną, a ${\displaystyle UU^{\dagger }=1}$

${\displaystyle Z=(**)=Tr(U^{\dagger }M^{D}UU^{\dagger }M^{D}UU^{\dagger }\ldots M^{D}U)=Tr(U^{\dagger }(M^{D})^{N}U)=(***).}$

${\displaystyle M^{D}}$ jest macierzą diagonalną, jest więc postaci:

${\displaystyle M^{D}=\left({\begin{matrix}\lambda _{1}&0\\0&\lambda _{2}\end{matrix}}\right).}$

Natomiast ${\displaystyle (M^{D})^{N}=\left({\begin{matrix}{\lambda _{1}}^{N}&0\\0&{\lambda _{2}}^{N}\end{matrix}}\right).}$

Wyznaczenie wartości własnych dla M:

${\displaystyle {\begin{aligned}\det M&=\det \left({\begin{matrix}{\exp(\beta J+\beta h)-\lambda }&{\exp(-\beta J)}\\{\exp(-\beta J)}&{\exp(\beta J-\beta h)-\lambda }\end{matrix}}\right)\\[.5em]&=\left(\exp {(\beta J+\beta h)}-\lambda \right)\left(\exp {(\beta J-\beta h)}-\lambda \right)-\exp(2\beta J)\\[.5em]&=2\sinh(2\beta J)-\lambda 2\exp(\beta J)\cosh(\beta h)+\lambda ^{2},\end{aligned}}}$

${\displaystyle \lambda _{1}=\exp(\beta J)\left[\cosh(\beta h)+{\sqrt {\cosh ^{2}(\beta h)-2\exp(-2\beta J)\sinh(2\beta J)}}\right],}$

${\displaystyle \lambda _{2}=\exp(\beta J)\left[\cosh(\beta h)-{\sqrt {\cosh ^{2}(\beta h)-2\exp(-2\beta J)\sinh(2\beta J)}}\right].}$

Wybierając największą wartość własną macierzy:

${\displaystyle \lambda _{1}>\lambda _{2},}$

otrzymujemy, że suma statystyczna jest równa:

${\displaystyle Z=(***)={\lambda _{1}}^{N}+{\lambda _{2}}^{N}={\lambda _{1}}^{N}\cdot \left(1+\left({\frac {\lambda _{2}}{\lambda _{1}}}\right)^{N}\right).}$

Jeśli ${\displaystyle \lambda _{2}<\lambda _{1}}$ to: ${\displaystyle \left({\frac {\lambda _{2}}{\lambda _{1}}}\right)^{N}\ll 1.}$

${\displaystyle Z={\lambda _{1}}^{N}.}$

Faza stabilna jest określona przez największą wartość własną. Przejście fazowe (np. między fazą ferro i paramagnetyczną) zachodzi wtedy, gdy zrównują się wartości własne.

Namagnesowanie w takim wypadku jest równe:

${\displaystyle {\begin{aligned}m&={\frac {1}{N}}kY{\frac {\partial }{\partial h}}\ln Z\\[.5em]&={\frac {1}{\beta }}{\frac {\partial }{\partial h}}\ln \exp(\beta h)\cdot \left[\cosh(\beta h)+{\sqrt {\cosh ^{2}(\beta h)-2\exp(-2\beta J)\sinh(2\beta J)}}\right]\\[.5em]&={\frac {1}{\beta }}{\frac {1}{\lambda _{1}}}\exp(\beta J)\cdot \left[\beta \sinh(\beta h)+{\frac {2\beta \sinh(\beta h)\cosh(\beta h)}{2{\sqrt {\cosh ^{2}(\beta h)-2\exp(-2\beta J)\sinh(2\beta J)}}}}\right]\\[.5em]&={\frac {\exp(\beta J)\sinh(\beta h)}{\lambda _{1}}}\cdot \left[{\frac {{\sqrt {\cosh ^{2}(\beta h)-2\exp(-2\beta J)\sinh(2\beta J)}}+\cosh(\beta h)}{\sqrt {\cosh ^{2}(\beta h)-2\exp(-2\beta J)\sinh(2\beta J)}}}\right].\end{aligned}}}$

Czyli ostatecznie namagnesowanie:

${\displaystyle m={\frac {\sinh(\beta h)}{\sqrt {\cosh ^{2}(\beta h)-2\exp(-2\beta J)\sinh(2\beta J)}}}.}$

Bez zewnętrznego pola magnetycznego

Dla ${\displaystyle h=0}$ (czyli brak zewnętrznego pola magnetycznego) ${\displaystyle m=0,}$ czyli nie ma ferromagnetyzmu w układzie jednowymiarowym.

• sieć Hopfielda
• szkło spinowe

• Ernst Ising, Contribution to the Theory of Ferromagnetism, 1925^[1]