गिन्ज़बर्ग-लैंडौ सिद्धांत

भौतिकी में, गिन्ज़बर्ग-लैंडौ सिद्धांत, जिसे अक्सर लैंडौ-गिन्ज़बर्ग सिद्धांत कहा जाता है, जिसका नाम विटाली गिन्ज़बर्ग और लेव लैंडौ के नाम पर रखा गया है, एक गणितीय भौतिक सिद्धांत है जिसका उपयोग अतिचालकता  का वर्णन करने के लिए किया जाता है। अपने प्रारंभिक रूप में, इसे एक फेनोमेनोलॉजिकल मॉडल के रूप में पोस्ट किया गया था जो कि उनके सूक्ष्म गुणों की जांच किए बिना टाइप-I सुपरकंडक्टर्स का वर्णन कर सकता है। एक जीएल-प्रकार सुपरकंडक्टर प्रसिद्ध वाईबीसीओ है, और आम तौर पर सभी कप्रेट्स। बाद में, गिंज़बर्ग-लैंडौ सिद्धांत का एक संस्करण लेव गोरकोव द्वारा बारडीन-कूपर-श्रीफ़र सूक्ष्म सिद्धांत से प्राप्त किया गया था, इस प्रकार दिखा रहा है कि यह सूक्ष्म सिद्धांत की कुछ सीमा में भी प्रकट होता है और इसके सभी मापदंडों की सूक्ष्म व्याख्या करता है। सिद्धांत को एक सामान्य ज्यामितीय सेटिंग भी दी जा सकती है, इसे रीमैनियन ज्यामिति के संदर्भ में रखा जा सकता है, जहां कई मामलों में सटीक समाधान दिए जा सकते हैं। यह सामान्य सेटिंग तब क्वांटम क्षेत्र सिद्धांत  और  स्ट्रिंग सिद्धांत  तक फैली हुई है, फिर से इसकी विलेयता के कारण, और अन्य समान प्रणालियों के साथ इसका घनिष्ठ संबंध है।

परिचय
लेव लांडौ के दूसरे क्रम के चरण संक्रमण के पहले से स्थापित सिद्धांत के आधार पर, विटाली गिन्ज़बर्ग और लैंडौ ने तर्क दिया कि अतिचालक संक्रमण के पास एक सुपरकंडक्टर की थर्मोडायनामिक मुक्त ऊर्जा, एफ, एक जटिल संख्या आदेश पैरामीटर क्षेत्र के संदर्भ में व्यक्त की जा सकती है, $$\psi(r) = |\psi(r)|e^{i\phi(r)}$$, जहां मात्रा $$|\psi(r)|^2$$ क्वांटम यांत्रिकी तरंग समारोह की तरह, स्थानीय घनत्व का एक उपाय है और $$\psi(r)$$ एक सुपरकंडक्टिंग राज्य में एक चरण संक्रमण के नीचे अशून्य है, हालांकि मूल पेपर में इस पैरामीटर की कोई प्रत्यक्ष व्याख्या नहीं दी गई थी। छोटा मान लेना $$|\psi|$$ और इसके ढालों की लघुता, थर्मोडायनामिक मुक्त ऊर्जा का एक क्षेत्र सिद्धांत (भौतिकी) का रूप है।

$$ F = F_n + \alpha |\psi|^2 + \frac{\beta}{2} |\psi|^4 + \frac{1}{2m^*} \left| \left(-i\hbar\nabla - e^*\mathbf{A} \right) \psi \right|^2 + \frac{|\mathbf{B}|^2}{2\mu_0} $$ जहां एफnसामान्य चरण में मुक्त ऊर्जा है, प्रारंभिक तर्क में α और β को फेनोमेनोलॉजिकल पैरामीटर के रूप में माना जाता था, $$m^*$$ एक प्रभावी द्रव्यमान (ठोस अवस्था भौतिकी) है, $$e^*$$ एक प्रभावी चार्ज है (आमतौर पर 2e, जहां ई एक इलेक्ट्रॉन का चार्ज है), $$\mathbf{A}$$ चुंबकीय वेक्टर क्षमता है, और $$\mathbf{B}=\nabla \times \mathbf{A}$$ चुंबकीय क्षेत्र है। ऑर्डर पैरामीटर और वेक्टर क्षमता में भिन्नता के संबंध में मुक्त ऊर्जा को कम करके, गिंज़बर्ग-लैंडौ समीकरणों पर पहुंचता है

$$ \alpha \psi + \beta |\psi|^2 \psi + \frac{1}{2m^*} \left(-i\hbar\nabla - e^*\mathbf{A} \right)^2 \psi = 0 $$ $$ \nabla \times \mathbf{B} = \mu_{0}\mathbf{j} \;\; ; \;\; \mathbf{j} = \frac{e^*}{m^*} \operatorname{Re} \left\{ \psi^* \left(-i\hbar\nabla - e^*\mathbf{A} \right) \psi \right\} $$ जहाँ j अपव्यय-रहित विद्युत प्रवाह घनत्व और Re वास्तविक भाग को दर्शाता है। पहला समीकरण - जो समय-स्वतंत्र श्रोडिंगर समीकरण के लिए कुछ समानताएं रखता है, लेकिन एक अरैखिक शब्द के कारण मुख्य रूप से भिन्न है - ऑर्डर पैरामीटर, ψ को निर्धारित करता है। दूसरा समीकरण तब सुपरकंडक्टिंग करंट प्रदान करता है।

सरल व्याख्या
एक सजातीय सुपरकंडक्टर पर विचार करें जहां कोई सुपरकंडक्टिंग करंट नहीं है और ψ के लिए समीकरण सरल करता है: $$ \alpha \psi + \beta |\psi|^2 \psi = 0. $$ इस समीकरण का एक तुच्छ समाधान है: $ψ = 0$. यह सामान्य संवाहक अवस्था से मेल खाता है, जो कि अतिचालक संक्रमण तापमान से ऊपर के तापमान के लिए है, $T > T_{c}$.

सुपरकंडक्टिंग ट्रांज़िशन तापमान के नीचे, उपरोक्त समीकरण में एक गैर-तुच्छ समाधान होने की उम्मीद है (यानी $ψ ≠ 0$). इस धारणा के तहत उपरोक्त समीकरण को पुनर्व्यवस्थित किया जा सकता है: $$ |\psi|^2 = - \frac\alpha \beta.$$ जब इस समीकरण का दाहिना हाथ धनात्मक होता है, तो इसके लिए एक अशून्य समाधान होता है $ψ$ (याद रखें कि सम्मिश्र संख्या का परिमाण धनात्मक या शून्य हो सकता है)। यह निम्नलिखित तापमान निर्भरता मानकर प्राप्त किया जा सकता है $α$: $α(T) = α_{0} (T − T_{c})$ साथ $α_{0}/β > 0$:


 * अतिचालक संक्रमण तापमान के ऊपर, T > Tc, इजहार $α$(टी) / $β$ सकारात्मक है और उपरोक्त समीकरण का दाहिना हाथ ऋणात्मक है। एक सम्मिश्र संख्या का परिमाण एक गैर-ऋणात्मक संख्या होना चाहिए, इसलिए केवल $ψ = 0$ गिन्ज़बर्ग-लैंडौ समीकरण को हल करता है।
 * सुपरकंडक्टिंग संक्रमण तापमान के नीचे, टी <टीc, उपरोक्त समीकरण का दाहिना हाथ सकारात्मक है और इसके लिए एक गैर-तुच्छ समाधान है $ψ$. आगे, $$ |\psi|^2 = - \frac{\alpha_0 (T - T_c)} \beta,$$ वह है 1=ψ}जैसे ही T, T के निकट आता है } शून्य की ओर अग्रसर होता हैc नीचे की ओर से। ऐसा व्यवहार दूसरे क्रम के चरण संक्रमण के लिए विशिष्ट है।

गिन्ज़बर्ग-लैंडौ सिद्धांत में सुपरकंडक्टिविटी में योगदान देने वाले इलेक्ट्रॉनों को एक superfluid बनाने का प्रस्ताव दिया गया था। इस व्याख्या में, |$ψ$|2 उन इलेक्ट्रॉनों के अंश को इंगित करता है जो सुपरफ्लुइड में संघनित हो गए हैं।

सुसंगतता लंबाई और प्रवेश गहराई
गिन्ज़बर्ग-लैंडौ समीकरणों ने सुपरकंडक्टर में दो नई विशिष्ट लंबाई की भविष्यवाणी की। पहली विशेषता लंबाई को सुपरकंडक्टिंग सुसंगतता लंबाई, ξ कहा गया था। टी > टी के लिएc(सामान्य चरण), इसके द्वारा दिया जाता है


 * $$ \xi = \sqrt{\frac{\hbar^2}{2 m^* |\alpha|}}. $$

जबकि टी <टी के लिएc(सुपरकंडक्टिंग फेज), जहां यह अधिक प्रासंगिक है, इसके द्वारा दिया गया है


 * $$ \xi = \sqrt{\frac{\hbar^2}{4 m^* |\alpha|}}. $$

यह घातीय नियम निर्धारित करता है जिसके अनुसार सुपरकंडक्टिंग इलेक्ट्रॉनों के घनत्व के छोटे क्षोभ उनके संतुलन मूल्य ψ को पुनः प्राप्त करते हैं0. इस प्रकार इस सिद्धांत ने सभी सुपरकंडक्टर्स को दो लंबाई के पैमानों द्वारा चित्रित किया। दूसरा पैठ गहराई है, λ। इसे पहले लंदन के भाइयों ने अपने लंदन सिद्धांत में पेश किया था। गिन्ज़बर्ग-लैंडौ मॉडल के मापदंडों के संदर्भ में व्यक्त किया गया है


 * $$ \lambda = \sqrt{\frac{m^*}{\mu_0 e^{*2} \psi_0^2}} = \sqrt{\frac{m^*\beta}{\mu_0 e^{*2} |\alpha|}}, $$

जहां ψ0 विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र की अनुपस्थिति में ऑर्डर पैरामीटर का संतुलन मूल्य है। पैठ की गहराई घातीय नियम निर्धारित करती है जिसके अनुसार सुपरकंडक्टर के अंदर एक बाहरी चुंबकीय क्षेत्र का क्षय होता है।

पैरामीटर κ पर मूल विचार लैंडौ से संबंधित है। अनुपात κ = λ/ξ को वर्तमान में गिन्ज़बर्ग-लैंडौ पैरामीटर के रूप में जाना जाता है। लैंडौ द्वारा यह प्रस्तावित किया गया है कि टाइप I सुपरकंडक्टर्स वे हैं जिनमें 0 < κ < 1/$\sqrt{2}$, और टाइप II सुपरकंडक्टर्स जिनके पास κ> 1/$\sqrt{2}$.

गिंज़बर्ग-लैंडौ मॉडल में उतार-चढ़ाव
टाइप II सुपरकंडक्टर्स के लिए सामान्य स्थिति से चरण संक्रमण दूसरे क्रम का है, उतार-चढ़ाव को ध्यान में रखते हुए, जैसा कि दासगुप्ता और हेल्परिन द्वारा प्रदर्शित किया गया है, जबकि टाइप I सुपरकंडक्टर्स के लिए यह पहले क्रम का है, जैसा कि हेल्परिन, लुबेंस्की और मा द्वारा प्रदर्शित किया गया है।

गिंज़बर्ग-लैंडौ सिद्धांत के आधार पर सुपरकंडक्टर्स का वर्गीकरण
मूल पेपर में गिन्ज़बर्ग और लैंडौ ने निर्भर करते हुए दो प्रकार के सुपरकंडक्टर्स के अस्तित्व का अवलोकन किया सामान्य और सुपरकंडक्टिंग राज्यों के बीच इंटरफेस की ऊर्जा पर। लागू चुंबकीय क्षेत्र बहुत बड़ा होने पर मीस्नर राज्य टूट जाता है। यह ब्रेकडाउन कैसे होता है, इसके अनुसार सुपरकंडक्टर्स को दो वर्गों में विभाजित किया जा सकता है। टाइप I सुपरकंडक्टर्स में, सुपरकंडक्टिविटी अचानक नष्ट हो जाती है जब लागू क्षेत्र की ताकत एक महत्वपूर्ण मान H से ऊपर हो जाती हैc. नमूने की ज्यामिति के आधार पर, कोई मध्यवर्ती स्थिति प्राप्त कर सकता है एक बारोक पैटर्न से मिलकर सामान्य सामग्री के क्षेत्रों में एक चुंबकीय क्षेत्र होता है जो सुपरकंडक्टिंग सामग्री के क्षेत्रों के साथ मिश्रित होता है जिसमें कोई क्षेत्र नहीं होता है। टाइप II सुपरकंडक्टर्स में, एप्लाइड फ़ील्ड को एक महत्वपूर्ण मान H से ऊपर उठानाc1 एक मिश्रित अवस्था (भंवर अवस्था के रूप में भी जाना जाता है) की ओर जाता है जिसमें चुंबकीय प्रवाह की बढ़ती मात्रा सामग्री में प्रवेश करती है, लेकिन विद्युत प्रवाह के प्रवाह के लिए कोई प्रतिरोध तब तक नहीं रहता जब तक कि धारा बहुत बड़ी न हो। एक दूसरे महत्वपूर्ण क्षेत्र की ताकत पर एचc2, अतिचालकता नष्ट हो जाती है। मिश्रित अवस्था वास्तव में इलेक्ट्रॉनिक सुपरफ्लुइड में भंवरों के कारण होती है, जिसे कभी-कभी फ्लक्सन कहा जाता है क्योंकि इन भंवरों द्वारा किया गया प्रवाह मात्रा  होता है। नाइओबियम और कार्बन नैनोट्यूब को छोड़कर अधिकांश शुद्ध रासायनिक तत्व सुपरकंडक्टर्स टाइप I हैं, जबकि लगभग सभी अशुद्ध और यौगिक सुपरकंडक्टर्स टाइप II हैं।

गिंज़बर्ग-लैंडौ सिद्धांत से सबसे महत्वपूर्ण खोज 1957 में एलेक्सी अलेक्सेयेविच एवरीकोशोव द्वारा की गई थी। उन्होंने सुपरकंडक्टिंग मिश्र धातुओं और पतली फिल्मों पर प्रयोगों की व्याख्या करने के लिए गिंज़बर्ग-लैंडौ सिद्धांत का उपयोग किया था। उन्होंने पाया कि एक उच्च चुंबकीय क्षेत्र में टाइप-द्वितीय सुपरकंडक्टर में, क्षेत्र फ्लक्स एब्रिकोसोव भंवरों के क्वांटाइज्ड ट्यूबों के त्रिकोणीय जाली में प्रवेश करता है।

ज्यामितीय सूत्रीकरण
Ginzburg-Landau कार्यात्मक को एक कॉम्पैक्ट जगह   रीमैनियन कई गुना  पर एक जटिल वेक्टर बंडल की सामान्य सेटिंग में तैयार किया जा सकता है। यह वही प्रकार्यात्मक है जैसा कि ऊपर दिया गया है, आमतौर पर रीमानियन ज्यामिति में उपयोग किए जाने वाले अंकन के लिए स्थानांतरित किया गया है। कई दिलचस्प मामलों में, यह उपरोक्त के समान घटनाओं को प्रदर्शित करने के लिए दिखाया जा सकता है, जिसमें एब्रिकोसोव भंवर शामिल हैं (नीचे चर्चा देखें)।

एक जटिल वेक्टर बंडल के लिए $$E$$ एक रिमेंनियन मैनिफोल्ड पर $$M$$ फाइबर के साथ $$\Complex^n$$, ऑर्डर पैरामीटर $$\psi$$ वेक्टर बंडल के एक खंड (फाइबर बंडल) के रूप में समझा जाता है $$E$$. गिन्ज़बर्ग-लैंडौ कार्यात्मक तब उस खंड के लिए लैग्रैन्जियन (क्षेत्र सिद्धांत) है:



\mathcal{L}(\psi, A) = \int_M \sqrt{|g|} dx^1 \wedge \dotsm \wedge dx^m \left[ \vert F \vert^2 + \vert D \psi\vert^2 + \frac{1}{4} \left(\sigma - \vert\psi\vert^2\right)^2 \right] $$ यहाँ प्रयुक्त अंकन इस प्रकार है। रेशे $$\Complex^n$$ एक हर्मिटियन आंतरिक उत्पाद से लैस माना जाता है $$\langle\cdot,\cdot\rangle$$ ताकि मानक के वर्ग के रूप में लिखा जाए $$\vert\psi\vert^2 = \langle\psi,\psi\rangle$$. फेनोमेनोलॉजिकल पैरामीटर $$\alpha$$ और $$\beta$$ अवशोषित कर लिया गया है ताकि संभावित ऊर्जा शब्द क्वार्टिक मैक्सिकन टोपी क्षमता है; यानी, कम से कम कुछ वास्तविक मूल्य के साथ सहज समरूपता तोड़ना प्रदर्शित करना $$\sigma\in\R$$. अभिन्न स्पष्ट रूप से वॉल्यूम फॉर्म पर है
 * $$*(1) = \sqrt{|g|} dx^1 \wedge \dotsm \wedge dx^m$$

एक के लिए $$m$$-आयामी कई गुना $$M$$ निर्धारक के साथ $$|g|$$ मीट्रिक टेंसर का $$g$$. $$D = d + A$$ h> मीट्रिक कनेक्शन है | कनेक्शन एक-रूप है और $$F$$ संगत वक्रता 2-रूप है (यह मुक्त ऊर्जा के समान नहीं है $$F$$ ऊपर छोड़ दिया; यहाँ, $$F$$ विद्युत चुम्बकीय  क्षेत्र शक्ति टेंसर से मेल खाती है)। $$A$$ h> सदिश क्षमता से मेल खाता है, लेकिन सामान्य तौर पर गैर-अबेलियन गेज सिद्धांत|नॉन-एबेलियन कब होता है $$n> 1$$, और अलग तरह से सामान्यीकृत किया जाता है। भौतिकी में, पारंपरिक रूप से कनेक्शन को इस रूप में लिखा जाता है $$d-ieA$$ इलेक्ट्रिक चार्ज के लिए $$e$$ और वेक्टर क्षमता $$A$$; रीमानियन ज्यामिति में, इसे गिराना अधिक सुविधाजनक है $$e$$ (और अन्य सभी भौतिक इकाइयाँ) और लें $$A = A_\mu dx^\mu$$ फाइबर के समरूपता समूह के अनुरूप लाई बीजगणित में मान लेने वाला एक-रूप होना। यहाँ, सममिति समूह SU(n) है, क्योंकि यह आंतरिक उत्पाद को छोड़ता है $$\langle\cdot,\cdot\rangle$$ अपरिवर्तनीय; तो ये रहा, $$A$$ बीजगणित में मान लेने वाला एक रूप है $$\mathfrak{su}(n)$$.

वक्रता $$F$$ वेक्टर बंडल पर एक affine कनेक्शन के वक्रता रूप के रूप में, गैर-एबेलियन सेटिंग के लिए विद्युत चुम्बकीय क्षेत्र की ताकत को सामान्य करता है। यह पारंपरिक रूप से लिखा गया है
 * $$\begin{align}

F &= D \circ D \\ &= dA + A \wedge A \\ &= \left(\frac{\partial A_\nu}{\partial x^\mu} + A_\mu A_\nu\right) dx^\mu \wedge dx^\nu \\ &= \frac{1}{2} \left(\frac{\partial A_\nu}{\partial x^\mu} - \frac{\partial A_\mu}{\partial x^\nu} + [A_\mu, A_\nu]\right) dx^\mu \wedge dx^\nu \\ \end{align}$$ यानी प्रत्येक $$A_\mu$$ एक $$n \times n$$ तिरछा-सममित मैट्रिक्स। (इस विशिष्ट अंकन के अतिरिक्त अभिव्यक्ति के लिए मीट्रिक कनेक्शन पर लेख देखें।) इस पर जोर देने के लिए, ध्यान दें कि गिंज़बर्ग-लैंडौ कार्यात्मक का पहला शब्द, केवल क्षेत्र-शक्ति को शामिल करता है, है
 * $$\mathcal{L}(A) = YM(A) = \int_M *(1) \vert F \vert^2 $$

जो एक कॉम्पैक्ट रीमैनियन मैनिफोल्ड पर सिर्फ यांग-मिल्स की कार्रवाई है।

गिन्ज़बर्ग-लैंडौ कार्यात्मक के लिए यूलर-लग्रेंज समीकरण यांग-मिल्स समीकरण हैं
 * $$D^*D\psi = \frac{1}{2}\left(\sigma - \vert\psi\vert^2\right)\psi$$

और
 * $$D^*F = -\operatorname{Re}\langle D\psi, \psi\rangle$$

कहाँ $$D^*$$ अवकल संकारक है# के संचालिका का संलग्न है $$D$$, हॉज स्टार ऑपरेटर # कोडिफरेंशियल के अनुरूप $$\delta = d^*$$. ध्यान दें कि ये यांग-मिल्स-हिग्स समीकरणों से निकटता से संबंधित हैं।

विशिष्ट परिणाम
स्ट्रिंग थ्योरी में, कई गुना के लिए गिन्ज़बर्ग-लैंडौ कार्यात्मक का अध्ययन करना पारंपरिक है $$M$$ एक रीमैन सतह होना, और लेना $$n = 1$$; यानी, एक लाइन बंडल। एब्रिकोसोव भंवरों की घटना इन सामान्य मामलों में बनी रहती है, जिनमें शामिल हैं $$M=\R^2$$, जहां कोई भी बिंदुओं के परिमित सेट को निर्दिष्ट कर सकता है $$\psi$$ बहुलता सहित गायब हो जाता है। सबूत मनमाने ढंग से रीमैन सतहों और काहलर मैनिफोल्ड्स के लिए सामान्यीकृत करता है।   कमजोर युग्मन की सीमा में, यह दिखाया जा सकता है $$\vert\psi\vert$$ समान रूप से 1 में परिवर्तित हो जाता है, जबकि $$D\psi$$ और $$dA$$ समान रूप से शून्य पर अभिसरण, और वक्रता भंवरों में डेल्टा-फ़ंक्शन वितरण पर एक योग बन जाती है। भंवरों का योग, बहुलता के साथ, लाइन बंडल की डिग्री के बराबर होता है; नतीजतन, कोई रीमैन सतह पर एक फ्लैट बंडल के रूप में एक लाइन बंडल लिख सकता है, जिसमें एन एकवचन बिंदु और एक सहसंयोजक स्थिर खंड होता है।

जब मैनिफोल्ड चार-आयामी होता है, जिसमें स्पिन संरचना होती है। स्पिनc संरचना, तो कोई एक बहुत ही समान कार्यात्मक लिख सकता है, Seiberg-Witten theory| जब ऐसी प्रणालियाँ समाकलनीय प्रणाली होती हैं, तो उनका अध्ययन हिचिन प्रणालियों के रूप में किया जाता है।

आत्मद्वैत
जब कई गुना $$M$$ एक रीमैन सतह है $$M=\Sigma$$, कार्यात्मक को फिर से लिखा जा सकता है ताकि स्पष्ट रूप से आत्म-द्वैत दिखाया जा सके। डोलबियॉल्ट ऑपरेटर के योग के रूप में बाहरी व्युत्पन्न लिखकर इसे प्राप्त किया जाता है $$d=\partial+\overline\partial$$. इसी तरह, अंतरिक्ष $$\Omega^1$$ एक रीमैन सतह पर एक-रूप का एक स्थान में विघटित होता है जो होलोमोर्फिक है, और एक जो होलोमोर्फिक विरोधी है: $$\Omega^1=\Omega^{1,0}\oplus\Omega^{0,1}$$, जिससे यह बनता है $$\Omega^{1,0}$$ में होलोमॉर्फिक हैं $$z$$ और उन पर कोई निर्भरता नहीं है $$\overline z$$; और इसके विपरीत के लिए $$\Omega^{0,1}$$. यह वेक्टर क्षमता को इस रूप में लिखे जाने की अनुमति देता है $$A=A^{1,0}+A^{0,1}$$ और इसी तरह $$D=\partial_A + \overline\partial_A$$ साथ $$\partial_A=\partial+A^{1,0}$$ और $$\overline\partial_A=\overline\partial+A^{0,1}$$.

के मामले के लिए $$n=1$$, जहां फाइबर है $$\Complex$$ ताकि बंडल एक लाइन बंडल हो, फ़ील्ड स्ट्रेंथ को इसी तरह लिखा जा सकता है
 * $$F=-\left(\partial_A \overline\partial_A + \overline\partial_A \partial_A\right)$$ ध्यान दें कि साइन-कन्वेंशन में यहाँ इस्तेमाल किया जा रहा है, दोनों $$A^{1,0}, A^{0,1}$$ और $$F$$ विशुद्ध रूप से काल्पनिक हैं (अर्थात U(1) द्वारा उत्पन्न होता है $$e^{i\theta}$$ इसलिए डेरिवेटिव विशुद्ध रूप से काल्पनिक हैं)। कार्यात्मक तब बन जाता है
 * $$\mathcal{L}\left(\psi,A\right)=

2\pi\sigma \operatorname{deg} L + \int_\Sigma \frac{i}{2} dz \wedge d\overline z \left[2 \vert\overline\partial_A\psi\vert^2 + \left(*(-iF) - \frac{1}{2} (\sigma - \vert\psi\vert^2 \right)^2 \right] $$ समाकलन को आयतन रूप के ऊपर समझा जाता है
 * $$*(1) = \frac{i}{2} dz \wedge d\overline z$$,

ताकि
 * $$\operatorname{Area}\Sigma = \int_\Sigma *(1)$$

सतह का कुल क्षेत्रफल है $$\Sigma$$. $$*$$ h> पहले की तरह हॉज स्टार है। श्रेणी $$\operatorname{deg} L$$ लाइन बंडल का $$L$$ सतह के ऊपर $$\Sigma$$ है
 * $$\operatorname{deg}L = c_1(L) = \frac{1}{2\pi} \int_\Sigma iF$$

कहाँ $$c_1(L) = c_1(L)[\Sigma]\in H^2(\Sigma)$$ प्रथम चेर्न वर्ग है।

Lagrangian कम से कम (स्थिर) है जब $$\psi,A$$ गिन्ज़बर्ग-लैंडौ समीकरण को हल करें
 * $$\begin{align}

\overline\partial_A \psi &= 0 \\ \end{align}$$ ध्यान दें कि ये दोनों प्रथम-क्रम अंतर समीकरण हैं, प्रकट रूप से स्व-द्वैत हैं। इनमें से दूसरे को एकीकृत करने पर, एक व्यक्ति जल्दी से पाता है कि एक गैर-तुच्छ समाधान का पालन करना चाहिए
 * (iF) &= \frac{1}{2} \left(\sigma - \vert\psi\vert^2 \right) \\
 * $$4\pi \operatorname{deg}L \le \sigma \operatorname{Area} \Sigma$$.

मोटे तौर पर, इसकी व्याख्या एब्रिकोसोव भंवरों के घनत्व की ऊपरी सीमा के रूप में की जा सकती है। कोई यह भी दिखा सकता है कि समाधान परिबद्ध हैं; एक होना चाहिए $$|\psi|\le\sigma$$.

लंदौ-गिन्ज़बर्ग सिद्धांत स्ट्रिंग सिद्धांत में
कण भौतिकी में, किसी भी क्वांटम क्षेत्र सिद्धांत के साथ एक अद्वितीय शास्त्रीय निर्वात स्थिति और एक पतित महत्वपूर्ण बिंदु के साथ एक संभावित ऊर्जा को लैंडौ-गिन्ज़बर्ग सिद्धांत कहा जाता है। नवंबर 1988 में कमरुन संदेह और निकोलस वार्नर (भौतिक विज्ञानी) द्वारा 2 स्पेसटाइम आयामों में N = (2,2) सुपरसिमेट्री का सामान्यीकरण प्रस्तावित किया गया था; इस सामान्यीकरण में कोई यह आरोप लगाता है कि सुपरपोटेंशियल के पास एक पतित महत्वपूर्ण बिंदु है। उसी महीने, ब्रायन ग्रीन के साथ उन्होंने तर्क दिया कि ये सिद्धांत कैलाबी-याउ मैनिफोल्ड्स पर सिग्मा मॉडल के लिए एक पुनर्सामान्यीकरण समूह प्रवाह से संबंधित हैं। अपने 1993 के पेपर फेज़ ऑफ़ एन = 2 सिद्धांतों में दो आयामों में, एडवर्ड विटन  ने तर्क दिया कि लैंडौ-गिन्ज़बर्ग सिद्धांत और कैलाबी-याउ मैनिफोल्ड्स पर सिग्मा मॉडल एक ही सिद्धांत के विभिन्न चरण हैं। इस तरह के द्वैत का निर्माण कैलाबी-याउ ऑर्बिफॉल्ड्स के ग्रोमोव-विटन सिद्धांत को एफजेआरडब्ल्यू सिद्धांत के अनुरूप लैंडौ-गिन्ज़बर्ग एफजेआरडब्ल्यू सिद्धांत से संबंधित करके दिया गया था। विटन के सिग्मा मॉडल का उपयोग बाद में मोनोपोल के साथ-साथ ब्रैन निर्माणों के साथ 4-आयामी गेज सिद्धांतों की निम्न ऊर्जा गतिकी का वर्णन करने के लिए किया गया।

यह भी देखें

 * फ्लक्स पिनिंग
 * सकल-पितावस्की समीकरण
 * लैंडौ सिद्धांत
 * स्टुअर्ट-लैंडौ समीकरण
 * प्रतिक्रिया-प्रसार प्रणाली
 * क्वांटम भंवर
 * हिग्स बंडल
 * बोगोमोलनी-प्रसाद-सोमरफील्ड बाउंड

कागजात

 * वी.एल. गिन्ज़बर्ग और एल.डी. लन्दौ, जे. उदाहरण तोर। फ़िज़। '20', 1064 (1950)। अंग्रेजी अनुवाद: L. D. Landau, कलेक्टेड पेपर्स (ऑक्सफ़ोर्ड: पेर्गमोन प्रेस, 1965) p. 546
 * ए.ए. एब्रिकोसोव, जे। उदाहरण तोर। फ़िज़। '32', 1442 (1957) (अंग्रेजी अनुवाद: Sov. Phys. JETP '5' 1174 (1957)]।) टाइप- II सुपरकंडक्टर्स की भंवर संरचना पर एब्रिकोसोव का मूल पेपर κ> के लिए G-L समीकरणों के समाधान के रूप में प्राप्त हुआ। 1/√2
 * एल.पी. गोर्कोव, सोवियत संघ। भौतिक। जेईटीपी '36', 1364 (1959)
 * ए.ए. एब्रिकोसोव का 2003 का नोबेल व्याख्यान: फाइल या एचटीएमएल वीडियो
 * वी.एल. गिन्ज़बर्ग का 2003 का नोबेल व्याख्यान: pdf फ़ाइल या लेक्चर.एचटीएमएल वीडियो

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