دانلود رایگان ترجمه مقاله اعداد جادویی هندسی در خوشه سدیم – اسپرینگر ۲۰۰۷

مقالات انگلیسی و ترجمه های فارسی رایگان با فرمت PDF آماده دانلود رایگان میباشند

همچنین ترجمه مقاله با فرمت ورد نیز قابل خریداری و دانلود میباشد

مقاله انگلیسی رایگان (PDF)

ترجمه فارسی رایگان (PDF)

خرید ترجمه با فرمت ورد

بخشی از ترجمه فارسی مقاله:

خوشه های سدیم به یک سیستم مدل بسیار مهم برای درک خواص ترمودینامیکی خوشه ها به دلیل قابلیت دسترسی به داده های آزمایشی با کیفیت بالا توسط گروه هابرلند برای اندازه های بیش از ۳۶۰ اتم(۱-۵) تبدیل شده است. آن ها اولین سیستم خوشه ای بوده اند که در آن ها گرد کردن تغییرات فازی ناشی از اندازه محدود خوشه ها(۱)، ظرفیت های گرمایی منفی در مجموعه‌ی بندادی کوچکی(۳) و تغییرات گذار مایع-گاز(۴) به طور آزمایشی نشان داده شده است. با این حال یکی از بزرک ترین معما های باقی مانده از این داده ها، مبدا و منشا تغییرات غیر یکنواخت دمای ذوب با اندازه خوشه است. علی رغم مطالعات نظری گسترده(۶-۱۲)، اثرات هندسی یا الکترونیکی این تغییرات به طور کامل شناسایی نشده است.
پیشرفت های علمی در جدید ترین مقاله هابرلند و همکاران مطرح شده اند. در این مقاله ایشان نشان داده اند که تغییرات انرژی و انتروپی در زمان ذوب به جای دمای خود ذوب، اطلاعات ساختاری مهمی را در اختیار می گذارد(۱۳). به طور اخص، این دو مقدار ماکزیمم ( حداکثر) متمایزی را در اعداد جادویی خاص نشان می دهند که برخی از آن ها دارای یک تفسیر واضح و شفاف از حیث ساختارهای ژئومتریک نظیر بیست وجهی مک کی کامل دارند با این حال بیشتر آن ها هنوز تعیین نشده است. از این روی، یک بررسی نظری سیستماتیک از ساختار های هندسی خوشه ها در این بازه اندازه، از اهمیت ویژه ای در شناسایی ساختار های اصلی این اعداد جادویی برخوردار است.
مطالعات قبلی بر روی ساختار خوشه های سدیمی تا حد زیادی بر خوشه های با کم تر از ۶۰ اتم متمرکز بوده اند(۶۰ اتم)(۱۴-۱۹). بر عکس، در این مقاله ما سعی می کنیم تا ساختار های خوشه های سدیم با کم ترین انرژی را برای همه اندازه های بیش از N=380 با استفاده از روش بهینه سازی مطلق بیسین-هاپینگ مکان یابی کنیم(۲۰). این اندازه های بزرگ لزوم استفاده از یک پتانسیل مدل را تاکید می کنند و ما دو شکل متفاوت را برای فعل و انفعالات بین اتمی در نظر می گیریم یعنی پتانسیل گوپتا(۲۱-۲۲) و مورل-موترام(MM)(23-25). پتانسیل MM دارای پارامتر های بیشتری بوده و با طیف وسیعی از ویژگی ها سازگار بوده و انتقال پذیری خوبی را نشان می دهد(۲۵). از این روی، انتظار می رود که در مقایسه با دو پتانسیل دارای اطمینان پذیری بیشتر باشد با این حال محاسبه آن مستلزم هزینه بسیار زیادی است. مزیت در نظر گرفتن دو پتانسیل این است که ویژگی های ساختاری ای که در هر دو پتانسیل، مشترک هستند قابل اعتماد تر می باشند.
شکل ۱ نمودار انرژی های حداقل مطلق را برای دو پتانسیل نشان می دهد و شکل ۲ ساختار های برخی از خوشه های اعداد جادویی را نشان می دهد. انرژی ها و مختصات برای همه ساختار ها در دیتابیس خوشه کمبریج قابل دسترس می باشند(۲۶). به ازای N ≤ ۵۷، حداقل مطلق گوپتا قبلا توسط لای و همکاران(۱۷) گزارش شده است.
گروه هابرلند پی برده است که به ازای N < 100 بسیاری از خوشه های سدیم یک حالت گذار ذوب مشخص را نشان نمی دهد بلکه از حالت جامد به مایع بدون گرمای نهان مشخص جا به جا می شوند. Na55 خلاف این روند را نشان داده و دارای دمای ذوب نسبتا بالایی می باشد ولی Na70 و Na92 نیز استثناء هستند (۱۳).
هر دو پتانسیل ها، یک عدد جادویی برجسته را در N = 55 نشان می دهند که همان طور که انتظار می رود با بیست وجهی مک کی کامل متناظر است. معمولا دو نوع لایه برای رشد بر روی سطح بیست وجهی مک کی وجود دارد. اولین، لایه مک کی است که بسته بندی مکعب با سطح مرکز دار(fcc) تتراهدرای fcc تشکیل دهنده بیست وجهی مک کی را ادامه می دهد و منجر به تشکیل بیست وجهی مک کی بعدی می شود. بر عکس، دومین لایه که موسوم به لایه ضد مک کی است، اتم ها را به مکان هایی می افزاید که با توجه به چهار وجهی(تتراهدراری)fcc به صورت شش وجهی بسته بندی می شود. معمولا رشد در لایه ضد مک کی به دلیل تعداد زیاد فعل و انعفالات( اثرات متقابل) نزدیک ترین همسایه شروع می شود، ولی چون دارای کرنش پایینی است، به لایه مک کی سوییچ می کند(۲۷، ۲۸).
نکته جالب این است که، ساختار هایی که هیچ یک از این لایه ها را ندارند، برای هر دو پتانسیل مناسب هستند. عدد جادویی در Na71 که یک دلیل احتمالی برای ویژگی آزمایشی در N = 70 است، یک مثال خوب می باشد. هر دو پتانسیل دارای حداقل مطلق یکسان C5 می باشند در آن ها پنج وجه حول راس بیست وجهی مک کی ۵۵اتمی توسط یک لایه مک کی مانندپوشش داده شده است با ایت حال هر دو لایه فوقانی و هسته باتوجه به مکان های ایده ال مک کی به صورت پیچ خورده هستند. این پیچ خوردگی موجب افزایش عدد کوردیناسیون برخی از اتم های سطحی به قیمت افزایش کرنش شده و موجب ایجاد یک ساختاری می شود که در آن بر خلاف هر دو لایه آنتی مک کی و مک کی، سطح به طور کامل متشکل از وجه های {۱۱۱}مانند است.یک ساختار مشابه، یک عدد جادویی در N = 92 بوده و شامل پوشش ده وجه با یک لایه مک کی است که سپس تحت اعوجاج پیچشی قرار گرفته و منجر به تشکیل ساختاری با تقارن گروه نقطه T به جای برای شکل هندسی ایده ال مک کی می شود. این ساختار ها همانند هیبرید بیست وجهی مک کی۵۵ اتمی و ۱۴۷ اتمی هستند زیرا آن ها دارای وجه های مثلثی {۱۱۱} با اندازه متناظر با هر دو بیست وجهی مگ کی کوچک تر و بزرگ تر می باشند.

بخشی از مقاله انگلیسی:

Sodium clusters have become an extremely important model system for understanding the thermodynamic properties of clusters, because of the availability of high-quality experimental data produced by the Haberland group for sizes up to 360 atoms [1–۵]. They have been the first cluster system for which the rounding of phase transitions due to a cluster’s finite size [1], negative heat capacities in the microcanonical ensemble [3] and the liquid-gas transition [4] have been revealed experimentally. However, one of the biggest remaining puzzles arising from this data is the origin of the non-monotonic variation of the melting temperature with cluster size. Despite intensive theoretical effort [6–۱۲], the geometric or electronic effects underlying this variation have not been fully identified. Significant progress was made in Haberland et al.’s most recent paper, in which they observed that the energy and entropy changes on melting, rather than the melting temperature itself, provide more structural insight [13]. In particular, these two quantities exhibit pronounced maxima at certain ‘magic numbers’, some of which have a clear interpretation in terms of geometric structures, such as the complete Mackay icosahedra, but most remain unassigned. Therefore, a systematic theoretical investigation of the geometric structures of sodium clusters in this size range could be of particular importance in identifying the structures underlying these magic numbers. Previous work on the structure of sodium clusters has for the most part concentrated on clusters with less than 60 atoms [14–۱۹]. By contrast, in this Letter we have attempted to locate the lowest-energy structures of sodium clusters for all sizes up to N = 380 using the basinhopping global optimization method [20]. Such large sizes necessitate the use of a model potential, and we have considered two different forms for the interatomic interactions, namely the Gupta [21,22] and Murrell-Mottram (MM) [23–۲۵] potentials. The MM potential has more parameters, has been fitted to a wider range of properties, and exhibits good transferability [25]. Therefore, it is expected to be the more reliable of the two potentials, but it is also significantly more expensive to compute. The advantage of considering two potentials is that we can have greater confidence in those structural features that are common to both potentials. In Figure 1, we have plotted the energies of the putative global minima for the two potentials, and Figure 2 shows the structures of some of the magic number clusters. The energies and coordinates for all the structures are available at the Cambridge Cluster Database [26]. For N ≤ ۵۷ the Gupta global minima have been previously reported by Lai et al. [17]. The Haberland group found that for N < 100 many sodium clusters do not show a clear melting transition, but pass from solid to liquid without a pronounced latent heat [5]. Na55 stands in contrast to this trend having a particularly high melting temperature, but Na70 and Na92 also represent exceptions [13]. Both potentials exhibit a pronounced magic number at N = 55, which, as expected, corresponds to a complete Mackay icosahedron. Typically, there are two types of overlayer for growth on the surface of a Mackay icosahedron. The first, the Mackay overlayer, continues the face-centred-cubic (fcc) packing of the twenty fcc tetrahedra making up the Mackay icosahedron, and leads to the next Mackay icosahedron. By contrast, the second, the anti-Mackay overlayer, adds atoms in sites that are hexagonal close-packed with respect to the underlying fcc tetrahedra. Typically, growth starts off in the anti-Mackay overlayer because of a greater number of nearest-neighbour interactions, but then switches to the Mackay overlayer because it involves less strain [27,28]. Interestingly, structures that do not adopt either of these overlayers are prevalent for both potentials. The magic number at Na71, a possible explanation for the experimental feature at N = 70, provides a good example. Both potentials have the same C5 global minimum, where the five faces around the vertex of the 55-atom Mackay icosahedron are covered by a Mackay-like cap, but where both the overlayer and core have been twisted with respect to the ideal Mackay sites. This twist increases the coordination number of some of the surface atoms at the expense of increased strain and creates a structure where, unlike both the anti-Mackay and Mackay overlayers, the surface consists entirely of {111}-like faces. A similar structure is a magic number at N = 92 and involves the covering of ten faces with a Mackay overlayer, which then undergoes a twist distortion, giving rise to a structure with T point group symmetry, instead of C3v for the ideal Mackay geometry. These structures look like a hybrid of the 55- atom and 147-atom Mackay icosahedra, because they have triangular {111} faces of sizes corresponding to both the smaller and larger Mackay icosahedra.