Nouvelles

Aug 16, 2023

Verre Bose et verre Fermi

Scientific Reports volume 13, Numéro d'article : 12434 (2023) Citer cet article 730 Accès 1 Détails Altmetric Metrics On sait que les matériaux supraconducteurs bidimensionnels subissent une phase quantique

Rapports scientifiques volume 13, Numéro d'article : 12434 (2023) Citer cet article

730 accès

1 Altmétrique

Détails des métriques

On sait que les matériaux supraconducteurs bidimensionnels subissent une transition de phase quantique depuis un état localisé vers la supraconductivité. Lorsque les échantillons désordonnés sont refroidis, des bosons (paires de Cooper) sont générés à partir du verre de Fermi et atteignent la supraconductivité à travers le verre de Bose. Cependant, il n’existe aucune expression universelle représentant la transition du verre Fermi au verre Bose. Ici, nous avons découvert un flux de groupe de renormalisation expérimental du verre de Fermi au verre de Bose en termes d'analyse simple de la fonction \(\beta\). Pour discuter de l'universalité de ce flux, nous avons analysé des systèmes manifestement différents, à savoir une pérovskite en couches bidimensionnelles à base de Nd et un film ultra-mince de Pb. Nous constatons que toutes nos données expérimentales pour le verre de Fermi s’inscrivent parfaitement dans la fonction \(\beta\) auto-cohérente conventionnelle. Cependant, de manière surprenante, des flux perpendiculaires à la fonction \(\beta\) conventionnelle sont observés dans le régime faiblement localisé des deux systèmes, où la localisation devient encore plus faible. Par conséquent, nous proposons une transition universelle du verre Bose au verre Fermi avec la nouvelle résistance de feuille critique bidimensionnelle proche de \(R_\Box = h/e^{2}\).

La conductance électrique dans le régime quantique localisé (un régime dans lequel la résistance électrique augmente à mesure que la température diminue) des systèmes désordonnés bidimensionnels (2D) a été discutée en termes de verre de Fermi1,2,3,4,5,6,7. , c'est-à-dire la localisation de Mott8,9 pour les systèmes fortement corrélés et la localisation d'Anderson10,11,12,13,14,15 pour les systèmes sans interaction16 et le verre de Bose17,18. La phase verre de Bose est une phase isolante avec des propriétés similaires à celles du verre de Fermi et peut être décrite comme la phase dans laquelle les bosons 2D sont localisés en raison du désordre 2D éteint. La localisation d'Anderson a été étudiée à l'aide de l'analyse de fonction \(\beta\)10,19. La localisation de Mott a été étudiée via la conduction à sauts de plage variable (VRH) de Mott20 et via la mise à l'échelle de Fisher pour le modèle de boson Hubbard8,21,22. Récemment, Kapitulnik et al.23 ont montré qu'il existe un état métallique anormal qui renverse les idées reçues concernant le régime inférieur à la résistance critique de la feuille supraconductrice8,24 \(h/4e^2\) et est différent du régime quantique localisé. Cependant, un mélange boson-fermion ou une transition du verre de Fermi au verre de Bose n'a pas été pris en compte dans le régime quantique localisé.

Dans cet article, nous avons découvert un flux de groupe de renormalisation expérimental du verre de Fermi au verre de Bose en termes d'analyse de la fonction \(\beta\). La résistance critique de la feuille, qui constitue la limite entre le verre Bose et le verre Fermi, est indiquée comme étant d'environ \(h/e^{2}\), comme le montre la figure 1.

Diagramme de phase schématique pour les matériaux supraconducteurs désordonnés 2D. L'analyse dans cet article a utilisé la fonction \(\beta\) pour montrer le comportement du passage du verre de Bose au verre de Fermi avant d'atteindre la supraconductivité (flèche rouge bidirectionnelle). La résistance critique de la feuille, qui constitue la limite entre le verre Bose et le verre Fermi, est indiquée comme étant d'environ \(h/e^{2}\) (point rouge). La flèche pointillée noire bidirectionnelle représente les expériences de Paalanen et al.18.

Pour discuter de l'universalité de ce flux, nous avons analysé des systèmes manifestement différents, à savoir une pérovskite en couches bidimensionnelles à base de Nd et un film ultra-mince de Pb. La structure pérovskite en couches de \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4}\) et \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{PdO }}_{4}\) est appelé une \(T'\)-structure25, et elle a une conductance électronique 2D idéale car la couche conductrice est composée d'unités planes carrées. FIGUE. 2 montre la dépendance en température de la résistance électrique pour des monocristaux \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4-x}F_{x}\)26, \({\textrm {Nd}}_{2-x}{\textrm{Ce}}_{x}{\textrm{CuO}}_{4}\) films minces27, et \({\textrm{Nd}}_{2 -x}{\textrm{Ce}}_{x}{\textrm{PdO}}_{4}\) films minces28. Le dopage amène un système \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4}\) à subir une transition de phase quantique de l'état localisé à l'état supraconducteur, c'est-à-dire supraconducteur-isolant. (SI) transition. La supraconductivité n'est pas observée dans un système \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{PdO}}_{4}\) quelle que soit la quantité de dopage28. D’autre part, le film ultrafin de Pb29 est développé séquentiellement in situ par évaporation du Pb. Le film passe d'un isolant à un supraconducteur à mesure que l'épaisseur du film augmente (Fig. 2).