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Aug 16, 2023

Vidro Bose e vidro Fermi

Scientific Reports volume 13, Artigo número: 12434 (2023) Citar este artigo 730 Acessos 1 Detalhes da Altmetric Metrics Sabe-se que materiais supercondutores bidimensionais passam por uma fase quântica

Scientific Reports volume 13, Artigo número: 12434 (2023) Citar este artigo

730 acessos

1 Altmétrico

Detalhes das métricas

Sabe-se que materiais supercondutores bidimensionais passam por uma transição de fase quântica de um estado localizado para supercondutividade. Quando as amostras desordenadas são resfriadas, bósons (pares de Cooper) são gerados a partir do vidro Fermi e atingem a supercondutividade através do vidro Bose. No entanto, não existe uma expressão universal que represente a transição do vidro Fermi para o vidro Bose. Aqui, descobrimos um fluxo de grupo de renormalização experimental do vidro Fermi para o vidro Bose em termos de análise simples da função \(\beta\). Para discutir a universalidade deste fluxo, analisamos sistemas manifestamente diferentes, nomeadamente uma perovskita bidimensional em camadas à base de Nd e um filme ultrafino de Pb. Descobrimos que todos os nossos dados experimentais para o vidro de Fermi se enquadram perfeitamente na função \(\beta\) autoconsistente convencional. Surpreendentemente, no entanto, fluxos perpendiculares à função \(\beta\) convencional são observados no regime fracamente localizado de ambos os sistemas, onde a localização se torna ainda mais fraca. Consequentemente, propomos uma transição universal do vidro Bose para o vidro Fermi com a nova resistência crítica bidimensional da folha próxima de \(R_\Box = h/e^{2}\).

A condutância elétrica no regime quântico localizado (um regime onde a resistência elétrica aumenta à medida que a temperatura diminui) de sistemas bidimensionais (2D) desordenados foi discutida em termos de vidro de Fermi 1,2,3,4,5,6,7 , ou seja, localização de Mott8,9 para sistemas fortemente correlacionados e localização de Anderson10,11,12,13,14,15 para sistemas não interagentes16, e vidro de Bose17,18. A fase do vidro de Bose é uma fase isolante com propriedades semelhantes às do vidro de Fermi e pode ser descrita como a fase onde os bósons 2D estão localizados como resultado da desordem 2D extinta. A localização de Anderson foi estudada usando análise de função \(\beta\)10,19. A localização de Mott foi estudada via condução de salto de faixa variável de Mott (VRH)20 e via escala de Fisher para o modelo de bóson Hubbard8,21,22. Recentemente, Kapitulnik et al.23 mostraram que existe um estado metálico anômalo que derruba a sabedoria convencional no regime abaixo da resistência crítica da folha supercondutora8,24 \(h/4e^2\) e é diferente do regime quântico localizado. No entanto, uma mistura bóson-férmion ou uma transição do vidro Fermi para o vidro Bose não foi considerada no regime quântico localizado.

Neste artigo, descobrimos um fluxo de grupo de renormalização experimental do vidro Fermi para o vidro Bose em termos de análise da função \(\beta\). A resistência crítica da folha, que é o limite entre o vidro Bose e o vidro Fermi, é indicada em torno de \(h/e^{2}\), conforme mostrado na Fig.

Diagrama esquemático de fases para materiais supercondutores desordenados 2D. A análise neste artigo usou a função \(\beta\) para mostrar o comportamento da mudança do vidro Bose para o vidro Fermi antes de atingir a supercondutividade (seta vermelha bidirecional). A resistência crítica da folha, que é o limite entre o vidro Bose e o vidro Fermi, é indicada em torno de \(h/e^{2}\) (ponto vermelho). A seta pontilhada preta bidirecional representa os experimentos de Paalanen et al.

Para discutir a universalidade deste fluxo, analisamos sistemas manifestamente diferentes, nomeadamente uma perovskita bidimensional em camadas à base de Nd e um filme ultrafino de Pb. A estrutura perovskita em camadas de \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4}\) e \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{PdO }}_{4}\) é chamada de estrutura \(T'\)25 e tem uma condutância de elétrons 2D ideal porque a camada condutora é composta de unidades planares quadradas. FIGO. 2 mostra a dependência da resistência elétrica com a temperatura para \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4-x}F_{x}\) monocristais26, \({\textrm {Nd}}_{2-x}{\textrm{Ce}}_{x}{\textrm{CuO}}_{4}\) filmes finos27, e \({\textrm{Nd}}_{2 -x}{\textrm{Ce}}_{x}{\textrm{PdO}}_{4}\) filmes finos28. A dopagem faz com que um sistema \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4}\) sofra uma transição de fase quântica do estado localizado para o estado supercondutor, ou seja, isolante de supercondutividade (S – I) transição. A supercondutividade não é observada em um sistema \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{PdO}}_{4}\), independentemente da quantidade de dopagem28. Por outro lado, o filme ultrafino de Pb é cultivado sequencialmente in situ pela evaporação do Pb. O filme muda de um isolante para um supercondutor à medida que a espessura do filme aumenta (Fig. 2).