Функции Бриллюэна и Ланжевена - Википедия - Brillouin and Langevin functions

В Функции Бриллюэна и Ланжевена пара специальные функции которые появляются при изучении идеализированного парамагнитный материал в статистическая механика.

Функция Бриллюэна

В Функция Бриллюэна^[1][2] - специальная функция, определяемая следующим уравнением:

${ displaystyle B_ {J} (x) = { frac {2J + 1} {2J}} coth left ({ frac {2J + 1} {2J}} x right) - { frac {1 } {2J}} coth left ({ frac {1} {2J}} x right)}$

Функция обычно применяется (см. Ниже) в контексте, где Икс это реальная переменная и J является целым положительным или полуцелым числом. В этом случае функция изменяется от -1 до 1, приближаясь к +1 как ${ Displaystyle х к + infty}$ и -1 как ${ Displaystyle х к - infty}$.

Эта функция наиболее известна тем, что возникает при вычислении намагничивание идеального парамагнетик. В частности, он описывает зависимость намагниченности ${ displaystyle M}$ на прикладных магнитное поле ${ displaystyle B}$ и квантовое число полного углового момента J микроскопического магнитные моменты материала. Намагниченность определяется по формуле:^[1]

${ Displaystyle M = Ng mu _ { rm {B}} JB_ {J} (x)}$

куда

• ${ displaystyle N}$ - количество атомов в единице объема,
• ${ displaystyle g}$ то g-фактор,
• ${ displaystyle mu _ { rm {B}}}$ то Магнетон Бора,
• ${ displaystyle x}$ это соотношение Zeeman энергия магнитного момента во внешнем поле к тепловой энергии ${ displaystyle k _ { rm {B}} T}$:^[1]

${ displaystyle x = J { frac {g mu _ { rm {B}} B} {k _ { rm {B}} T}}}$

• ${ Displaystyle к _ { rm {B}}}$ это Постоянная Больцмана и ${ displaystyle T}$ температура.

Обратите внимание, что в системе единиц СИ ${ displaystyle B}$ в Tesla означает магнитное поле, ${ displaystyle B = mu _ {0} H}$, куда ${ displaystyle H}$ вспомогательное магнитное поле в А / м, ${ displaystyle mu _ {0}}$ это проницаемость вакуума.

Нажмите «показать», чтобы увидеть вывод этого закона:

Вывод этого закона, описывающего намагниченность идеального парамагнетика, следующий.[1] Позволять z направление магнитного поля. Z-компонента углового момента каждого магнитного момента (также известная как азимутальное квантовое число ) может принимать одно из 2J + 1 возможных значений -J, -J + 1, ..., + J. Каждый из них имеет разную энергию из-за внешнего поля. B: Энергия, связанная с квантовым числом. м является ${ displaystyle E_ {m} = - mg mu _ { rm {B}} B = -k _ { rm {B}} Txm / J}$ (куда грамм это g-фактор, μB это Магнетон Бора, и Икс как определено в тексте выше). Относительная вероятность каждого из них определяется Фактор Больцмана: ${ Displaystyle P (m) = e ^ {- E_ {m} / (k _ { rm {B}} T)} / Z = e ^ {xm / J} / Z}$ куда Z (в функция распределения ) - нормировочная константа, сумма вероятностей которой равна единице. Расчет Z, результат: ${ displaystyle P (m) = e ^ {xm / J} / left ( sum _ {m '= - J} ^ {J} e ^ {xm' / J} right)}$. Все сказано, ожидаемое значение азимутального квантового числа м является ${ Displaystyle langle м rangle = (- J) times P (-J) + cdots + J times P (J) = left ( sum _ {m = -J} ^ {J} me ^ {xm / J} right) / left ( sum _ {m = -J} ^ {J} e ^ {xm / J} right)}$. Знаменатель - это геометрическая серия а числитель - это тип арифметико-геометрические ряды, поэтому ряды можно явно просуммировать. После некоторой алгебры результат оказывается ${ Displaystyle langle м rangle = JB_ {J} (х)}$ С N магнитных моментов на единицу объема, плотность намагниченности равна ${ Displaystyle M = Ng mu _ { rm {B}} langle m rangle = NgJ mu _ { rm {B}} B_ {J} (x)}$.

Такач^[3] предложил следующее приближение к обратной функции Бриллюэна:

${ displaystyle B_ {J} (x) ^ {- 1} = { frac {axJ ^ {2}} {1-bx ^ {2}}}}$

где константы ${ displaystyle a}$ и ${ displaystyle b}$ определены как

${ displaystyle a = { frac {0,5 (1 + 2J) (1-0,055)} {(J-0,27) 2J}} + { frac {0,1} {J ^ {2}}}}$

${ displaystyle b = 0,8}$

Функция Ланжевена

Функция Ланжевена (синяя линия) по сравнению с ${ Displaystyle tanh (х / 3)}$ (пурпурная линия).

В классическом пределе моменты могут быть непрерывно выровнены по полю и ${ displaystyle J}$ может принимать все значения (${ displaystyle J to infty}$). Затем функция Бриллюэна упрощается до Функция Ланжевена, названный в честь Поль Ланжевен:

${ Displaystyle L (x) = coth (x) - { frac {1} {x}}}$

Для малых значений Икс, функция Ланжевена может быть аппроксимирована усечением ее Серия Тейлор:

${ displaystyle L (x) = { tfrac {1} {3}} x - { tfrac {1} {45}} x ^ {3} + { tfrac {2} {945}} x ^ {5 } - { tfrac {1} {4725}} x ^ {7} + dots}$

Альтернативное приближение с лучшими характеристиками может быть получено изНепрерывная дробь Ламберта расширение танх (Икс):

${ Displaystyle L (x) = { frac {x} {3 + { tfrac {x ^ {2}} {5 + { tfrac {x ^ {2}} {7 + { tfrac {x ^ {) 2}} {9+ ldots}}}}}}}}}$

Для достаточно маленьких Икс, оба приближения численно лучше, чем прямая оценка фактического аналитического выражения, поскольку последнее страдает потеря значимости.

Обратная функция Ланжевена L⁻¹(Икс) определено на открытом интервале (−1, 1). Для малых значений Икс, его можно аппроксимировать усечением его Серия Тейлор^[4]

${ displaystyle L ^ {- 1} (x) = 3x + { tfrac {9} {5}} x ^ {3} + { tfrac {297} {175}} x ^ {5} + { tfrac { 1539} {875}} x ^ {7} + точки}$

и по Аппроксимация Паде

${ displaystyle L ^ {- 1} (x) = 3x { frac {35-12x ^ {2}} {35-33x ^ {2}}} + O (x ^ {7}).}$

Графики относительной погрешности при x ∈ [0, 1) для приближений Коэна и Едынака

Поскольку эта функция не имеет замкнутой формы, полезно иметь приближения, действительные для произвольных значений Икс. Одно популярное приближение, действующее во всем диапазоне (−1, 1), было опубликовано А. Коэном:^[5]

${ displaystyle L ^ {- 1} (x) приблизительно x { frac {3-x ^ {2}} {1-x ^ {2}}}.}$

Это имеет максимальную относительную погрешность 4,9% в окрестности Икс = ±0.8. Большей точности можно добиться, используя формулу, приведенную Р. Едынак:^[6]

${ displaystyle L ^ {- 1} (x) приблизительно x { frac {3.0-2.6x + 0.7x ^ {2}} {(1-x) (1 + 0.1x)}},}$

Годен до Икс ≥ 0. Максимальная относительная ошибка этого приближения составляет 1,5% в окрестности x = 0,85. Еще большей точности можно добиться, используя формулу, приведенную М. Крегером:^[7]

${ Displaystyle L ^ {- 1} (х) приблизительно { гидроразрыва {3x-x (6x ^ {2} + x ^ {4} -2x ^ {6}) / 5} {1-x ^ {2 }}}}$

Максимальная относительная погрешность этого приближения составляет менее 0,28%. Более точное приближение сообщил Р. Петросян:^[8]

${ displaystyle L ^ {- 1} (x) приблизительно 3x + { frac {x ^ {2}} {5}} sin left ({ frac {7x} {2}} right) + { гидроразрыв {x ^ {3}} {1-x}},}$

Годен до Икс ≥ 0. Максимальная относительная ошибка для приведенной выше формулы составляет менее 0,18%.^[8]

Новое приближение Р. Едынака,^[9] является наилучшим заявленным приближением на сложности 11:

${ displaystyle L ^ {- 1} (x) приблизительно { frac {x (3-1,00651x ^ {2} -0,962251x ^ {4} + 1,47353x ^ {6} -0,48953x ^ {8}) } {(1-x) (1 + 1.01524x)}},}$

Годен до Икс ≥ 0. Его максимальная относительная погрешность составляет менее 0,076%.^[9]

Современная диаграмма аппроксимаций обратной функции Ланжевена представлена ​​на рисунке ниже. Это верно для аппроксимаций рациональных / Паде,^[7][9]

Современная диаграмма аппроксимаций обратной функции Ланжевена,^[7][9]

Недавно опубликованная статья Р. Едынака,^[10] предоставляет ряд оптимальных приближений к обратной функции Ланжевена. В таблице ниже представлены результаты с правильными асимптотиками.^[7][9][10].

Сравнение относительных ошибок для различных оптимальных рациональных приближений, которые были вычислены с ограничениями (Приложение 8, Таблица 1)^[10]

Сложность	Оптимальное приближение	Максимальная относительная погрешность [%]
3	${ displaystyle R_ {2,1} (y) = { frac {-2y ^ {2} + 3y} {1-y}}}$	13
4	${ displaystyle R_ {3,1} (y) = { frac {0,88y ^ {3} -2,88y ^ {2} + 3y} {1-y}}}$	0.95
5	${ displaystyle R_ {3,2} (y) = { frac {1.1571y ^ {3} -3.3533y ^ {2} + 3y} {(1-y) (1-0.1962y)}}}$	0.56
6	${ displaystyle R_ {5,1} (y) = { frac {0,756y ^ {5} -1,383y ^ {4} + 1,5733y ^ {3} -2,9463y ^ {2} + 3y} {1- y}}}$	0.16
7	${ displaystyle R_ {3,4} (y) = { frac {2.14234y ^ {3} -4.22785y ^ {2} + 3y} {(1-y) left (0.71716y ^ {3} -0.41103 y ^ {2} -0.39165y + 1 right)}}}$	0.082

Также недавно Бенитес и Монтанс предложили эффективный аппроксимант точности, близкой к машинной, на основе сплайн-интерполяции:^[11] где также предоставляется код Matlab для генерации аппроксимации на основе сплайнов и для сравнения многих из ранее предложенных аппроксимаций во всей области функций.

Предел высокой температуры

Когда ${ Displaystyle х ll 1}$ т.е. когда ${ displaystyle mu _ { rm {B}} B / k _ { rm {B}} T}$ мала, выражение намагниченности можно аппроксимировать Закон Кюри:

${ displaystyle M = C cdot { frac {B} {T}}}$

куда ${ displaystyle C = { frac {Ng ^ {2} J (J + 1) mu _ { rm {B}} ^ {2}} {3k _ { rm {B}}}}}$ является константой. Можно отметить, что ${ displaystyle g { sqrt {J (J + 1)}}}$ - эффективное число магнетонов Бора.

Предел высокого поля

Когда ${ Displaystyle х к infty}$, функция Бриллюэна переходит в 1. Намагниченность насыщается, когда магнитные моменты полностью совпадают с приложенным полем:

${ Displaystyle M = Ng mu _ { rm {B}} J}$

Рекомендации