La méthode de l'intégrale de chemin de Haldane (ou intégrale de chemin pour les systèmes de spins) est une méthode analytique de théorie des champs permettant de calculer la fonction de partition associée à un système quantique de spins en interaction, et d'en déduire la physique associée. Elle possède l'avantage de s’appliquer à des systèmes de spin S quelconque (généralement décrits par des hamiltoniens de Heisenberg), et de n'importe quelle dimension. Elle repose sur la connaissance de l'état fondamental du système considéré, pouvant en général être identifié à l'aide des différentes théories portant sur le magnétisme.
Principe et construction de la méthode Le but de cette méthode due à Duncan Haldane est de calculer la fonction de partition
d'un système de spins décrit par un hamiltonien . Pour cela on commence par utiliser la formule de Trotter-Kato pour réécrire la fonction de partition comme
où on a posé . L'idée est alors la même que pour l'intégrale de chemin de Feynman : on va introduire un opérateur identité entre chacune des étapes infinitésimales ainsi créées. Cependant cette fois on ne va pas utiliser la base de position pour construire cet opérateur identité, mais plutôt considérer une base d'états cohérents
avec un vecteur unitaire, l'angle que fait ce vecteur avec l'axe , et l'état propre de de plus haut poids. Ces états cohérents sont notamment tels queavec l'angle solide vu de l'origine formé par les vecteurs .
Si on introduit donc l'opérateur identité formé à l'aide de cette base d'états propres dans l'équation donnant la fonction de partition on obtient
Si on développe maintenant l'exponentielle au premier ordre en considérant la limite et que l'on définiton peut alors réécrire la fonction de partition comme
avec une action
Le premier terme représente l'aire entourée par la trajectoire du vecteur lors de son évolution en temps imaginaire de 0 à (voir la figure présentée dans l'exemple). Le second est du second ordre en et peut donc être ignoré dans la limite puisqu'il se comporte alors comme . On a donc finalement avec un premier terme de phase géométrique (cette composante de l'action est imaginaire pure et agit donc comme un terme de phase par rapport au reste de l'action) qui est dénommé le terme de Phase de Berry par analogie avec la phase de Berry "usuelle". Le second terme est quant à lui analogue à une action classique si ce n'est que l'on intègre pas sur un temps mais sur une variable qui serait homogène à l'inverse d'une énergie (et proportionnelle à l'inverse de la température : ). On réfère souvent à cette variable comme étant le temps imaginaire par analogie avec l'Intégrale de chemin de Feynman où on aurait et où l'on intègre sur le Lagrangien et non sur le Hamiltonien.
Exemple
Calcul de l'action Afin d'illustrer comment la méthode peut être utilisée pour traiter un système de spins en interaction, on peut l'appliquer au système modèle simple suivant : la chaîne de spins avec interaction AF entre premiers voisins.
Description du système On considère ici une chaîne de spins, avec une interaction antiferromagnétique entre premiers voisins et un champ magnétique externe . On a donc le hamiltonien suivant
pour lequel on va estimer l'action précédemment établie. Afin d'exprimer la fonction de partition dans une forme utilisable, on peut développer cette action autour de son minimum. Pour cela on peut tout d'abord réécrire l'action dans le cas de notre exemple afin de mieux identifier comment réaliser ce développement. On a une action
et on voit donc que pour réaliser un développement limité il faut identifier la configuration vectorielle des spins qui minimise l'énergie, puis paramétrer les fluctuations autour de cette configuration optimale.
État fondamental et perturbations centré|vignette|800x800px|Etat fondamental pour la chaîne de spins 1d avec une interaction AF entre premiers voisins et un champ magnétique externe. L'état fondamental du système est une configuration alternée, avec des spins légèrement inclinés dans la direction du champ magnétique. On peut donc paramétrer une déviation autour de cet état fondamental en introduisant une paire de champs et pour chaque site de la chaîne de spins. On a alors
où l'angle est l'angle azimutal qui minimise l'énergie du système :
Maintenant que l'on a cette paramétrisation nous pouvons développer l'action autour de son minimum, on a notamment, en se contentant d'aller à l'ordre 2
et
Champs pertinents Afin d'exprimer l'action le plus lisiblement possible on peut ici se demander quels sont les champs pertinents, pour ça on regarde ce que vaut le commutateur entre les deux champs considérés jusqu'ici , en imposant que les spins obéissent ordre par ordre aux relations de commutation de SU(2) :
On voit donc que si l'on définit
on obtient alors la relation de commutation usuelle , montrant ainsi que les champs conjugués pertinents sont et . On peut notamment voir en écrivant vignette|Angle solide balayé par le vecteur sur la sphère unité. On a en vert l'aire que l'on peut intégrer pour obtenir la surface représentée en rouge . Afin d'intégrer pour obtenir l'angle solide total on écrira comme .|302x302px
avec l'aimantation moyenne par site, que décrit les fluctuations longitudinales de l'aimantation. Action liée aux phases de Berry Il reste maintenant à déterminer l'expression de l'action qui est liée aux phases de Berry. L'angle solide balayé par le vecteur lors de son évolution peut être calculée comme suit. L'aire du triangle représenté en rouge sur la figure ci dessus vaut
On en déduit que l'aire totale parcourue par le vecteur est
et ainsi que l'action due aux phase de Berry s'écrit comme
Action effective Si on réunit maintenant les résultats obtenus et que l'on prend la limite vers le continu , et en passant donc de à (a étant la distance séparant deux spins au sein de la chaîne) on obtient alors l'action effective
où les constantes et dépendent de et .Les coefficients devant le terme linéaire en (que l'on a obtenu dans le développement des termes et ) s'annulent selon la définition de l'angle ; il est normal qu'il n'y ait pas de terme linéaire dans cette action puisque c'est le résultat d'un développement autour d'un minimum. L'action ainsi obtenue est quadratique en et on peut donc intégrer sur ce champ pour obtenir l'action effective
qui ne porte donc que sur le champ .
Interprétation On reconnait ici que le premier terme est l'action usuelle du modèle XY à deux dimensions, dont la physique est bien connue. Le second terme quant à lui, provenant de l'angle solide, est plus subtil à interpréter. On fait ici un résumé de la physique associée au modèle XY à 2d avant de voir comment ce terme additionnel dû aux phases de Berry impacte cette physique. Modèle XY à deux dimensions
Le Modèle XY décrit un réseau de spins pouvant s'orienter dans un plan, et donc représentables pas des angles orbitaux . Le hamiltonien associé est de type couplage ferromagnétique entre premiers voisins. Il est possible de montrer que dans la limite du continu, et dans la limite des basses températures, la partie de l'action portant sur le champ est de la forme similaire donc à l'action effective que l'on a obtenue après intégration sur les champs , au terme lié aux phases de Berry près (et avec le temps imaginaire à la place de la coordonnée d'espace ).
Il est connu que ce modèle, lorsque l'on considère un réseau 2d, mène à une transition de phase dite de Berezinski-Kosterlitz-Thouless (on dira transition BKT par la suite). C'est une transition de phase à température non nulle qui est toute particulière, notamment car le paramètre d'ordre (qui est ici l'aimantation moyenne) est nul dans les deux phases (cela est imposé par le théorème de Mermin Wagner). On est en effet habitué au cas des transitions de phase de type ferro - paramagnétique, où la phase de basse température possède une aimantation non nulle, associée à une fonction de corrélation spin-spin qui tend vers une limite finie lorsque tend vers l'infini. On a dans ce cas ce que l'on appelle un ordre à longue distance.
Dans le cas du modèle XY, et à deux dimensions seulement, une analyse méticuleuse utilisant le groupe de renormalisation montre néanmoins qu'un tel ordre à longue distance ne peut exister car il est détruit par l'excitation de modes de basse énergie appelés modes de Goldstone. En effet la fonctionnelle de l'énergie libre dans la phase ordonnée présente la forme d'un chapeau mexicain, possédant ainsi une symétrie de révolution : l'énergie ne dépend pas de l'orientation dans le plan du paramètre d'ordre. Les modes de Goldstone sont les modes de basse énergie consistant en une rotation globale des spins, modifiant l'orientation du paramètre d'ordre tout en laissant invariant sa norme. Il est possible de montrer par le calcul que lorsque l'on est précisément à deux dimensions, l'existence de tels modes détruit l'ordre à longue distance. On peut alors démontrer qu'il est remplacé par un état bien plus fragile, décrit cette fois par un paramètre d'ordre nul, et des fonctions de corrélation qui sont algébriques, on parle alors de quasi-ordre à longue distance.
On peut de plus montrer par un développement en série à haute température que dans la limite des hautes températures les fonctions de corrélation sont cette fois exponentielles, correspondant à un ordre à courte distance. On en déduit donc qu'il existe un mécanisme qui provoque la transition entre ce quasi ordre à longue distance à basse température et cet ordre à courte distance à haute température.
Il a été démontré que ce mécanisme consiste en l'apparition de défauts topologiques qui vont détruire cet ordre à quasi-longue distance. Ces derniers prennent à deux dimensions la forme de vortex de spins , c'est-à-dire des objets topologiques (ou singularités) tels que pour tout contour les entourant on aitavec la vorticité associée au vortex en question. Ces défauts topologiques affectent notablement les fonctions de corrélation de par le fait qu'ils peuvent être "ressentis" quelle que soit la distance, le résultat de l'intégrale ci dessus étant indépendant de la taille du contour entourant la singularité.
Il est possible de déterminer l'énergie associée à chaque vortex et d'étudier la manière dont ils interagissent, on constate alors qu'ils se comportent de manière similaire à des charges électriques, où la vorticité fait office de charge. Il est de plus possible de leur associer une entropie, qui sera égale au logarithme du nombre de configurations possibles : si on a un réseau 2d de surface A et de paramètre , on aura alors . On peut alors établir qu'à une température critique donnée la compétition entropie / énergie de formation des vortex mène à l'apparition de paires de vortex, qui, en se séparant à cause des effets entropiques, détruisent alors le quasi ordre à longue distance. C'est cette transition qui est dénommée la transition BKT. vignette|Flot de renormalisation du modèle XY à deux dimensions. On a où représenté l'énergie de cœur des vortex (énergie qu'il faut fournir pour former un vortex). K est la raideur de spin.|265x265px Cette transition peut être décrite par un diagramme de flot de renormalisation, représenté sur la figure à droite.
On y voit que pour une valeur du rapport inférieure à le flot de renormalisation tire le système vers une ligne de points fixes correspondant à une énergie de cœur infinie pour les vortex : ces derniers sont proscrits et ne peuvent détruire le quasi ordre à longue distance. Pour c'est l'inverse : le flot de renormalisation nous mène vers des énergies de cœur nulles, les vortex prolifèrent donc et détruisent la phase ordonnée.
Maintenant que l'on a survolé la physique du modèle XY il est possible d'interpréter le résultat obtenu.
Effet du terme supplémentaire dû aux phases de Berry On peut effectuer une transformation de dualité permettant de réécrire l'action comme