Blog

Aug 22, 2023

Vidrio Bose y vidrio Fermi

Scientific Reports volumen 13, Número de artículo: 12434 (2023) Cite este artículo 1195 Accesos 1 Detalles de Altmetric Metrics Se sabe que los materiales superconductores bidimensionales sufren una

Scientific Reports volumen 13, número de artículo: 12434 (2023) Citar este artículo

1195 Accesos

1 altmétrica

Detalles de métricas

Se sabe que los materiales superconductores bidimensionales experimentan una transición de fase cuántica desde un estado localizado a superconductividad. Cuando las muestras desordenadas se enfrían, se generan bosones (pares de Cooper) a partir del vidrio de Fermi y alcanzan la superconductividad a través del vidrio de Bose. Sin embargo, no ha existido una expresión universal que represente la transición del vidrio Fermi al vidrio Bose. Aquí, descubrimos un flujo de grupo de renormalización experimental desde el vidrio Fermi al vidrio Bose en términos de análisis de función \(\beta\) simple. Para discutir la universalidad de este flujo, analizamos sistemas manifiestamente diferentes, a saber, una perovskita en capas bidimensional basada en Nd y una película de Pb ultrafina. Descubrimos que todos nuestros datos experimentales para el vidrio de Fermi encajan maravillosamente en la función \(beta\) autoconsistente convencional. Sorprendentemente, sin embargo, se observan flujos perpendiculares a la función \(\beta\) convencional en el régimen débilmente localizado de ambos sistemas, donde la localización se vuelve aún más débil. En consecuencia, proponemos una transición universal del vidrio Bose al vidrio Fermi con la nueva resistencia laminar crítica bidimensional cercana a \(R_\Box = h/e^{2}\).

La conductancia eléctrica en el régimen cuántico localizado (un régimen donde la resistencia eléctrica aumenta a medida que disminuye la temperatura) de sistemas desordenados bidimensionales (2D) se ha discutido en términos del vidrio de Fermi1,2,3,4,5,6,7 , es decir, localización de Mott8,9 para sistemas fuertemente correlacionados y localización de Anderson10,11,12,13,14,15 para sistemas que no interactúan16, y vidrio Bose17,18. La fase de vidrio de Bose es una fase aislante con propiedades similares a las del vidrio de Fermi y puede describirse como la fase donde se localizan los bosones 2D como resultado del desorden 2D apagado. La localización de Anderson se ha estudiado mediante análisis de funciones \(\beta\)10,19. La localización de Mott se ha estudiado mediante la conducción de salto de rango variable (VRH) de Mott20 y mediante la escala de Fisher para el modelo del bosón Hubbard8,21,22. Recientemente, Kapitulnik et al.23 han demostrado que existe un estado metálico anómalo que anula la sabiduría convencional en el régimen por debajo de la resistencia laminar crítica superconductora8,24 \(h/4e^2\) y es diferente del régimen cuántico localizado. Sin embargo, en el régimen cuántico localizado no se ha considerado una mezcla de bosón-fermión o una transición del vidrio de Fermi al vidrio de Bose.

En este artículo, descubrimos un flujo de grupo de renormalización experimental desde el vidrio Fermi al vidrio Bose en términos de análisis de función \(\beta\). Se indica que la resistencia crítica de la lámina, que es el límite entre el vidrio Bose y el vidrio Fermi, es de aproximadamente \(h/e^{2}\), como se muestra en la Fig. 1.

Diagrama de fases esquemático para materiales superconductores desordenados 2D. El análisis en este artículo utilizó la función \(\beta\) para mostrar el comportamiento del cambio del vidrio Bose al vidrio Fermi antes de alcanzar la superconductividad (flecha roja bidireccional). Se indica que la resistencia crítica de la lámina, que es el límite entre el vidrio Bose y el vidrio Fermi, está alrededor de \(h/e^{2}\) (punto rojo). La flecha punteada negra bidireccional representa los experimentos de Paalanen et al.18.

Para discutir la universalidad de este flujo, analizamos sistemas manifiestamente diferentes, a saber, una perovskita en capas bidimensional basada en Nd y una película de Pb ultrafina. La estructura de perovskita en capas de \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4}\) y \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{PdO }}_{4}\) se llama estructura \(T'\)25 y tiene una conductancia electrónica 2D ideal porque la capa conductora está compuesta de unidades planas cuadradas. HIGO. 2 muestra la dependencia de la temperatura de la resistencia eléctrica para \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4-x}F_{x}\) monocristales26, \({\textrm {Nd}}_{2-x}{\textrm{Ce}}_{x}{\textrm{CuO}}_{4}\) películas delgadas27, y \({\textrm{Nd}}_{2 -x}{\textrm{Ce}}_{x}{\textrm{PdO}}_{4}\) películas delgadas28. El dopaje hace que un sistema \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4}\) experimente una transición de fase cuántica desde el estado localizado al estado superconductor, es decir, superconductividad-aislante. (S-I) transición. La superconductividad no se observa en un sistema \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{PdO}}_{4}\) independientemente de la cantidad de dopaje28. Por otro lado, la película ultrafina de Pb29 se cultiva secuencialmente in situ mediante la evaporación de Pb. La película cambia de aislante a superconductor a medida que aumenta el espesor de la película (Fig. 2).

La dependencia de la temperatura de la resistividad eléctrica (a) \({\textrm{Nd}}_{2}{\textrm{CuO}}_{4-x}{\textrm{F}}_{x}\)26 , (b) Nd2 – xCexCuO427, (c) Nd2 – xCexPdO428 y (d) películas de Pb ultrafinas29 (el espesor cambió de 13,8 Å a 42,8 Å). La transición superconductividad-aislante se observa en (a) Nd2CuO4–xFx (el recuadro muestra el estado superconductor), Nd2–xCexCuO4 y (d) películas ultrafinas de Pb (el recuadro muestra el estado superconductor), mientras que en (c) Nd2–xCexPdO4 únicamente Aparece el estado aislante. La muestra E de Nd2CuO4–xFx, la muestra I de Nd2CuO4–xFx y la muestra F de películas ultrafinas de Pb se analizarán en detalle más adelante. Se muestra que la muestra E de Nd2CuO4–xFx es vidrio Bose y la muestra I de Nd2CuO4–xFx es vidrio Fermi. La muestra F de películas de Pb ultrafinas muestra un cambio del vidrio Fermi al vidrio Bose a medida que la temperatura desciende.

Encontramos que todos los datos experimentales en vidrio de Fermi encajan maravillosamente en la función \(\beta\) autoconsistente convencional. Sorprendentemente, sin embargo, se observaron flujos perpendiculares a la función \(\beta\) convencional en los regímenes débilmente localizados de ambos sistemas, donde la localización se vuelve aún más débil. Demostramos que el flujo perpendicular implica la existencia de vidrio Bose utilizando una función \(\beta\) experimental y la ecuación derivada de la temperatura de la función \(\beta\) (\(\beta ^{\prime } \)-función). En consecuencia, podemos proponer que existe una transición universal del vidrio Bose al vidrio Fermi con la nueva resistencia laminar crítica bidimensional cercana a \(R_\Box = h/e^{2}\). Dado que la fase de vidrio de Bose en dos tipos de perovskitas en capas bidimensionales basadas en Nd y películas ultrafinas de Pb exhiben una función \(\beta ^{\prime }\) diferente a la de la fase de vidrio de Fermi, con \(R_ \Box\) entre \(h/e^{2}\) y \(h/4e^{2}\), este fenómeno se considera universal.

Investigamos nuestros resultados experimentales con análisis de función \(\beta\)10,13, que es aplicable desde regímenes de localización débiles a fuertes. La función \(\beta\) se define como \(\beta (g) \equiv \textrm{d} \ln g/\textrm{d} \ln L\), donde L es el tamaño de la muestra y g es la conductancia adimensional [ \(g=(\hbar /e^2)\sigma\) en 2D]. La función \(\beta\) muestra el flujo de estados electrónicos en función del tamaño L y puede usarse para determinar si está deslocalizado o localizado, e incluso débil o fuertemente localizado. En otras palabras, si vemos la forma de la función \(\beta\) como un flujo de grupo de renormalización, podemos entender la universalidad del estado electrónico con la transformación de escala.

Experimentalmente, se toma L como la longitud de corte debido a la dispersión inelástica: \(L^2=DT^{-p}\). D es la constante de difusión y T es la temperatura. El valor del exponente p depende del mecanismo de dispersión inelástico. Para sistemas de perovskita en capas 2D basados ​​en Nd, \(p=1.0\)26. Para películas de Pb ultrafinas, \(p=2,1\)29. Entonces, la función \(\beta\) se deriva de los datos experimentales de la dependencia de la conductancia con la temperatura de la siguiente manera:

Vista ampliada de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\) - la función \(\beta\) experimental en un régimen débilmente localizado. El recuadro muestra \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\) de un régimen localizado débil a uno fuerte. La línea negra continua muestra \(\beta _{ {\text {VW}}}(g)\) — Función \(\beta\) de Vollhardt y Wölfle [(eq. (5)]. Los datos para Nd- Se trazaron perovskitas en capas 2D basadas en valores de resistencia de 5 a 25 K. Los datos para películas de Pb ultrafinas se trazaron usando valores de resistencia de 4 a 10 K. El color depende de la muestra. Si vemos el \(\beta\)- funciona como un flujo de grupo de renormalización, el flujo de la función \(\beta\) de localización de Anderson debería comportarse como \(\beta _{ {\text {VW}}}(g)\), como se indica con las flechas azules. Sin embargo, , como lo muestran las flechas rojas, descubrimos un flujo diferente que es perpendicular a \(\beta _{ {\text {VW}}}(g)\). En el régimen débilmente localizado, estos flujos están presentes en ambos sistemas. En algunas muestras de películas de Pb ultrafinas (p. ej., muestra de Pb-F rodeada por un círculo de puntos), está claro que el flujo cambió del flujo de localización habitual de Anderson a un flujo perpendicular a una temperatura determinada. La estrella amarilla en cada gráfico indica \ (g = 1/2\pi\) y \(\beta = -2/\pi\), que es la versión adimensional de la resistencia crítica de fermiones laminares \(R_\Box = h/e^{2}\) . Esta estrella es el valor límite en el que ocurre el flujo perpendicular, como se determina en la Fig. 5 y el Apéndice B. Por lo tanto, demuestra que el fenómeno de estos flujos perpendiculares es menos aparente cuando \(R_\Box\) es menor que \( h/e^{2}\).

Se predice que esta ecuación se comportará de la siguiente manera desde regímenes localizados débiles a fuertes;

En un régimen débilmente localizado, la célebre teoría de la localización débil en 2D13 predice la dependencia del tamaño del sistema logarítmico de la conductancia adimensional como

con una constante no universal \(g_0 = 1/(k_F l)\), donde \(k_F\) y l son el número de onda de Fermi y el camino libre medio, y un coeficiente universal \(g_1=1/\pi ^2\). Sustituyendo la ecuación. (2) en la ecuación. (1) con el hecho de que \(\ln L = - \frac{p}{2} \ln T\), obtenemos la relación de escala universal de la siguiente manera:

Dado que p se cancela en el cálculo anterior, \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\) está relacionado solo con g. Con un régimen fuerte localizado, concretamente la teoría VRH en Mott 2D, \(g \propto \exp (-\varepsilon _ {\text {VRH}}}/T^{1/3})\), de modo que \ (\beta _{ {\text {EXP.}}}(g) \sim \ln g\). Este \(\varepsilon _{ {\text {VRH}}}\) es igual a la energía de activación generalizada30.

Por otro lado, en la teoría autoconsistente de la función \(\beta\), Vollhardt y Wölfle dieron una fórmula de conductividad de sistema 2D única para clases ortogonales de regímenes débilmente a fuertemente localizados31,32.

Aquí, \(x=L/\xi \propto T^{-p/2}/\xi\) , donde \(\xi\) es la longitud de localización. Además, la función \(\beta\) de la ecuación. (4) se puede calcular de la siguiente manera:

Analizamos nuestros datos experimentales utilizando las ecuaciones anteriores: primero, estimamos \(\xi\) a partir de la ecuación. (4). A continuación describimos la función \(\beta\) obtenida de la ecuación. (5). Finalmente superpusimos los datos \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\) de la ecuación. (1) y los datos \(\beta _{ {\text {VW}}}(g)\) de la ecuación. (5), para verificar si coincidían o no. Vemos que todos los datos, desde regímenes débilmente hasta fuertemente localizados, caen en \(\beta _{ {\text {VW}}}(g)\) (recuadro de la Fig. 3). Sin embargo, si observamos más de cerca el régimen débilmente localizado, como se muestra en la Fig. 3, descubrimos que los datos exhiben diferentes flujos perpendiculares (indicados por las flechas rojas) en comparación con la función \(\beta\) de localización de Anderson habitual. curva (indicada por las flechas azules). En el régimen débilmente localizado, estos flujos perpendiculares están presentes tanto en películas de perovskita en capas 2D basadas en Nd como en películas de Pb ultrafinas. En algunas muestras de películas de Pb ultrafinas, está claro que el flujo cambia del flujo de localización habitual de Anderson al flujo perpendicular a una determinada temperatura (por ejemplo, muestra de Pb-F rodeada por un círculo de puntos). Los monocristales de Nd2CuO4 – xFx y las películas delgadas de Nd2 – xCexCuO4 tienen flujos perpendiculares diferentes, pero Nd2 – xCexPdO4 no los tiene. Se considera un fenómeno precursor de la transición de la localización débil a la superconductividad. El descubrimiento del aumento del flujo \(\beta _{ {\text {VW}}}(g)\) al flujo perpendicular sugiere que la hipótesis del parámetro único no es suficiente33,34,35,36. Sin embargo, este método de análisis de funciones \(\beta\) nos sugerirá comprender las causas y las condiciones de estos flujos perpendiculares.

Para comprender el mecanismo de los flujos perpendiculares, analizamos nuevamente la dependencia de la resistividad con la temperatura con mayor detalle. Las formas funcionales de estos flujos perpendiculares aparecen en el régimen débilmente localizado pero no están adaptadas a \(-1/g\). Por lo tanto, analizamos dos muestras antes y después de que ocurriera el flujo perpendicular; a saber (a) muestra E de Nd2CuO4–xFx (NCOF) en la que aparece este flujo perpendicular y (b) muestra I de NCOF en la que no aparece el flujo perpendicular. Como resultado, encontramos una diferencia en la dependencia de la temperatura de la conductividad \(\sigma\) y la resistividad \(\rho (= 1 / \sigma )\). Como se muestra en la Fig. 4, la dependencia \(\ln T\) de la resistividad NCOF-muestra-E es más adecuada que la de la conductividad. Por el contrario, según la teoría de localización de Andeson, la conductividad NCOF-muestra-I tiene una dependencia \(\ln T\). Aunque estos están en el mismo régimen débilmente localizado, el flujo perpendicular se caracteriza claramente por \(\rho \sim \ln (1/T)\) en lugar de por \(\sigma \sim \ln T\).

Gráficos que comparan la dependencia \(\log T\) de \(\sigma _\Box\) (izquierda) y \(R_\Box\) (derecha). Analizamos dos muestras antes y después de que ocurriera el flujo perpendicular; a saber (a) muestra E de Nd2CuO4–xFx (NCOF) en la que aparece este flujo perpendicular y (b) muestra I de NCOF en la que no aparece el flujo perpendicular. (NCOF-sample-E está a lo largo de la flecha roja y NCOF-sample-I está a lo largo de la flecha azul en la Fig. 3). La línea negra sólida muestra la línea de regresión. El eje vertical izquierdo del gráfico es \(\sigma _\Box\) o \(R_\Box\). El eje horizontal de la gráfica es \(\log T\), y el eje vertical derecho es el valor obtenido al restar \(\hat{\sigma _\Box }\) o \(\hat{R_\Box }\) de el valor experimental. Para la estandarización, dividimos por el valor obtenido restando el valor mínimo del valor máximo de los datos experimentales en el eje vertical. Claramente, NCOF-muestra-E es más adecuada para la dependencia \(\log T\) de la resistividad que la de la conductividad, mientras que NCOF-muestra-I es lo contrario. El flujo perpendicular en la función \(\beta\) indica \(\rho \sim \ln (1/T)\) en lugar de \(\sigma \sim \ln T\). Como resultado, encontramos una diferencia entre la dependencia \(\log T\) de la conductividad y la resistividad. El Apéndice C muestra gráficos que comparan la dependencia \(\log T\) de \(\sigma _\Box\) y \(R_\Box\) de otros datos.

Das et al.37 señalaron que la localización débil de los bosones que ocurren en el lado aislante de la transición S-I en 2D se caracteriza por \(\rho \sim \ln (1/T)\). Por lo tanto, el estado de la muestra con el flujo perpendicular puede considerarse como localización de bosones o fase de vidrio de Bose. Estos resultados experimentales indican que se ha encontrado el régimen de vidrio de Bose.

A continuación, para investigar la condición de cambio del vidrio Bose al vidrio Fermi, trazamos la dependencia de la temperatura de \(\beta _ {\text {EXP.}}}(g)\) en lugar de la resistencia, como se muestra en la figura. 5 con una serie de datos experimentales. Curiosamente, la dependencia de la temperatura de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\) en el régimen débilmente localizado es muy similar al gráfico de transición S-I. A medida que la localización de cada muestra se debilita (de abajo hacia arriba en la Fig. 5), la pendiente de cada conjunto de datos cambia continuamente de positiva a negativa tanto en películas de perovskita en capas 2D basadas en Nd como en películas de Pb ultrafinas.

Gráficas de la relación entre el valor de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\) y la temperatura T con una serie de datos experimentales en un régimen débilmente localizado. Curiosamente, la dependencia de la temperatura de \(\beta _ {\text {EXP.}}}(g)\) es muy similar al gráfico de transición S-I. A medida que la localización de cada muestra se debilita (desde la parte inferior hasta la parte superior del gráfico), la pendiente de cada conjunto de datos cambia continuamente de positiva a negativa tanto en (a) perovskita en capas 2D basada en Nd como en (b) películas ultrafinas de Pb. . El color depende de la muestra. La línea negra continua muestra la función \(\beta\) de Vollhardt y Wölfle [Ec. (5)]. Podemos ver que entre las muestras débilmente localizadas, aquellas con localización fuerte (\(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g) > 0\)) encajan en \(\beta _ { {\text {VW}}}(g)\). Sin embargo, en el gráfico (b), a medida que la localización se vuelve más débil, la pendiente de la muestra F de Pb cambia de positiva (línea de puntos azul) a negativa (línea de puntos roja) cuando la temperatura cae por debajo de alrededor de 6 K. Dado que la temperatura de transición superconductora \(T_c\) de Pb (en un sistema limpio) es de alrededor de 7,2 K, es posible que aparezca un bosón. También investigamos el valor crítico de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\), denotado como \(\beta _{ {\text {C}}}\) cuando la pendiente de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g)\) llega a cero. \(\beta _{ {\text {C}}}\) se obtuvo utilizando la pendiente y la intersección del eje vertical para cada muestra a una temperatura baja específica. Obtuvimos \(\beta _{ {\text {C}}} =-0.6 \pm 0.1\) en estos dos tipos diferentes de muestras. Este valor es casi el mismo 0,64 (\(\simeq 2/\pi\)) como lo muestra la estrella amarilla, y tiene un valor de \(g=1/2\pi\) cuando se convierte usando la ecuación. (3). Este valor es la versión adimensional de la resistencia crítica de fermiones de la lámina \(R_\Box = h/e^{2}\).

Para comprender el cambio en la pendiente de los flujos \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\) en la Fig. 5, utilizamos la ecuación derivada de la temperatura del \(\beta\)- función que se muestra a continuación,

El cambio en el flujo de la función \(\beta\) debe aparecer en el signo positivo o negativo de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g)\). Sustituyendo las dos ecuaciones \(\sigma =\sigma _0 + \sigma _1 \ln T\) y \(\sigma = 1/\rho =1/(\rho _0+\rho _1\ln (1/T))\ ) (\(\sigma , \sigma _0, \sigma _1, \rho _0, \rho _1> 0\)) vemos que los signos son diferentes de la siguiente manera.

En los cálculos anteriores, tratamos \(\sigma\) como g. Si bien \(\sigma\) tiene una dimensionalidad, esto no cambia el signo de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g)\). Los resultados de estos cálculos confirman que la pendiente de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\) refleja la forma funcional dependiente de la temperatura de la conductividad y la resistividad. Para comprobar esto, analizamos todos los datos para \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g)<0\) y descubrimos que eran más adecuados para \(\rho \ sim \ln (1/T)\) que \(\sigma \sim \ln T\). Sin embargo, en los datos de la película de Pb ultrafina en la Fig. 5b, hubo muestras donde el signo de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g)\) cambió de positivo a negativo. cuando la temperatura disminuyó. Para Pb-muestra-F, el signo de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g)\) cambió alrededor de 6 K. Desde la temperatura de transición superconductora \(T_c\) de Pb (en el sistema limpio) es de aproximadamente 7,2 K, es posible que se formen bosones. Por otro lado, NCOF-muestra-E no presentó ningún cambio de signo. Esto puede atribuirse al rango de temperatura de medición. Se analizó otro conjunto de datos medidos hasta el régimen de alta temperatura y el cambio se confirmó por debajo de la temperatura de transición superconductora \(T_c\) del Nd2Pd1–xCuxO4–xFx (ver Apéndice A).

También investigamos el valor crítico de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}(g)\), denotado como \(\beta _{ {\text {C}}}\), cuando la pendiente de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g)\) llegó a cero. De la Fig. 5, \(\beta _{ {\text {C}}}\) se obtuvo utilizando la pendiente y la intersección del eje vertical para cada muestra a una temperatura baja específica. Obtuvimos \(\beta _{ {\text {C}}} =-0.6 \pm 0.1\) con estos dos tipos diferentes de muestras (ver Apéndice B). Este valor es casi igual a \(-0.64(\simeq -2/\pi )\) y se convierte en el valor de \(g=1/2\pi\), que podemos convertir a \(\beta =-2 /\pi\) usando la ecuación. (3). La g crítica no indica \(R_\Box = h/4e^{2}\) de la resistencia de la lámina crítica superconductora, pero está al menos cerca de \(R_\Box = h/e^{2}\) de la resistencia crítica a los fermiones de la lámina. Al mapear estos valores en la Fig. 3 como una estrella amarilla, podemos ver que el fenómeno de estos flujos perpendiculares ocurre al menos cuando g es mayor que \(1/2\pi\). Este valor \(g=1/2\pi\) se transforma en la versión adimensional de la resistencia crítica de fermiones de la lámina \(R_\Box = h/e^{2}\). Según los resultados anteriores, se requieren al menos dos condiciones para generar vidrio Bose; \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g) < 0\) y \(R_\Box < h/e^{2}\). El punto en el que cambia el signo de \(\beta _{ {\text {EXP.}}}^{\prime }(g)\) está relacionado con la temperatura de transición superconductora \(T_c\). Este análisis experimental sobre la función \(\beta\) demostró claramente los criterios para la transición del vidrio Fermi al vidrio Bose. En otras palabras, demostró la existencia de formación de bosones incluso en un régimen localizado.

Finalmente, sugerimos que la teoría exclusiva de fermiones puede ser insuficiente para explicar el régimen débilmente localizado justo antes de alcanzar la superconductividad en materiales superconductores desordenados 2D. La teoría de Fisher también es insuficiente porque se basa sólo en bosones o sólo en fermiones en el régimen fuertemente localizado representado por VRH. Mientras tanto, los superconductores desordenados de película delgada en el régimen débilmente multifractal pueden exhibir una transición S-I y permitir una mezcla de bosón-fermión38,39,40,41,42,43,44. El experimento utilizando un superconductor desordenado TiN reveló la existencia de pares de Cooper por encima de la temperatura de transición superconductora \(T_c\)45. Por lo tanto, el estado de mezcla de bosón-fermión y el estado de solo bosón en el régimen débilmente localizado son áreas importantes para aclarar la relación entre las estadísticas (fermión, bosón y cualquiera) y la localización. Descubrimos un flujo de grupo de renormalización experimental desde el vidrio Fermi al vidrio Bose empleando análisis de función \(\beta\). Para discutir la universalidad del flujo de vidrio Bose, analizamos sistemas distintivamente diferentes, a saber, una perovskita en capas bidimensional basada en Nd y una película de Pb ultrafina. Lo que estos dos sistemas tienen en común es que ambos son sistemas desordenados 2D, pero la diferencia es que una perovskita en capas 2D basada en Nd se desordena mediante dopaje, mientras que una película de Pb ultrafina está estructuralmente desordenada. Además, a diferencia de una película de Pb ultrafina, una perovskita en capas 2D basada en Nd es un sistema de electrones fuertemente correlacionado9,46. Aunque estos dos sistemas pueden tener diferentes mecanismos de superconductividad, el flujo de la función \(\beta\) experimental exhibe el mismo comportamiento. Los resultados de los análisis obtenidos para los dos sistemas en común se muestran en la Tabla 1.

Estos resultados sugieren el siguiente mecanismo de cruce. Con diversos trastornos en el régimen débilmente localizado, la localización de Anderson (\(\sigma \sim \ln T\)) se observa cuando \(R_\Box\) es mayor que \(h/e^{2}\). Cuando \(R_\Box\) es más pequeño que \(h/e^{2}\), se generan bosones y vórtices y el estado se convierte en vidrio de Bose. Además, los fermiones desaparecen cuando \(R_\Box\) es más pequeño que \(h/4e^{2}\) y se produce superconductividad. Parece razonable que el vidrio Bose aparezca entre \(h/e^{2}\) y \(h/4e^{2}\).

Paalanen et al.18 identificaron el vidrio Bose como el régimen en el que la resistencia Hall \(\rho _{xy}\) tiene un valor cero o finito cuando la resistencia longitudinal \(\rho _{xx}\) diverge a bajas temperaturas. y en un determinado campo magnético (la flecha punteada negra bidireccional en la Fig. 1). Por otro lado, utilizamos la función \(\beta\) experimental para identificar el flujo perpendicular al flujo localizado de Anderson 2D como vidrio Bose (la flecha roja bidireccional en la Fig. 1). Este análisis constituye un método simple para identificar la localización de bosones/fermiones débiles. Como aplicación de estos resultados, incluso si la superconductividad no aparece en un material 2D, el descubrimiento del flujo de vidrio de Bose en su función \(\beta\) puede proporcionar una pista que podría permitirnos hacer que el material sea superconductor cambiando la parámetros del trastorno.

Los conjuntos de datos generados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a solicitud razonable.

Anderson, PW El vaso de Fermi: teoría y experimento 353–359 (World Scientific Publishing Co Pte Ltd, 2005).

Google Académico

Fleishman, L. & Anderson, PW Interactions y la transición de Anderson. Física. Rev. B 21, 2366–2377. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.21.2366 (1980).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Freedman, R. & Hertz, JA Teoría de un vidrio de Fermi. Física. Rev. B 15, 2384–2398. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.15.2384 (1977).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Abrahams, E., Kravchenko, SV y Sarachik, MP Comportamiento metálico y fenómenos relacionados en dos dimensiones. Mod. Rev. Física. 73, 251–266. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.73.251 (2001).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Spivak, B., Kravchenko, SV, Kivelson, SA y Gao, Coloquio XPA: Transporte en fluidos de electrones bidimensionales fuertemente correlacionados. Mod. Rev. Física. 82, 1743–1766. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.82.1743 (2010).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Popović, D., Fowler, AB & Washburn, S. Transición metal-aislante en dos dimensiones: efectos del desorden y campo magnético. Física. Rev. Lett. 79, 1543-1546. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.79.1543 (1997).

ADS del artículo Google Scholar

Bogdanovich, SCV & Popović, D. Inicio de la dinámica vítrea en un sistema de electrones bidimensional en silicio. Física. Rev. Lett. 88, 236401. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.88.236401 (2002).

Artículo CAS PubMed ADS Google Scholar

Fisher, MPA, Grinstein, G. & Girvin, SM Presencia de difusión cuántica en dos dimensiones: resistencia universal en la transición superconductor-aislante. Física. Rev. Lett. 64, 587–590. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.64.587 (1990).

Artículo CAS PubMed ADS Google Scholar

Imada, M., Fujimori, A. y Tokura, Y. Transiciones metal-aislante. Mod. Rev. Física. 70, 1039-1263. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.70.1039 (1998).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Abrahams, E., Anderson, PW, Licciardello, DC y Ramakrishnan, Teoría de localización de escala de TV: ausencia de difusión cuántica en dos dimensiones. Física. Rev. Lett. 42, 673–676. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.42.673 (1979).

ADS del artículo Google Scholar

Abrahams, E. 50 años de localización de Anderson (World Scientific, 2010).

Libro MATEMÁTICAS Google Scholar

Anderson, PW Cuatro últimas conjeturas (2018). http://arxiv.org/abs/1804.11186.

Lee, PA y Ramakrishnan, TV Sistemas electrónicos desordenados. Mod. Rev. Física. 57, 287–337. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.57.287 (1985).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Evers, F. y Mirlin, AD Anderson transiciones. Mod. Rev. Física. 80, 1355-1417. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.80.1355 (2008).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Obuse, H., Subramaniam, AR, Furusaki, A., Gruzberg, IA y Ludwig, AWW Invariancia conforme, multifractalidad y escalamiento de tamaño finito en las transiciones de localización de Anderson en dos dimensiones. Física. Rev. B 82, 035309. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.82.035309 (2010).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Gruzberg, IA, Read, N. y Vishveshwara, S. Localización en cables superconductores desordenados con simetría de rotación de espín rota. Física. Rev. B 71, 245124. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.71.245124 (2005).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Fisher, MPA, Weichman, PB, Grinstein, G. & Fisher, DS Localización de bosones y transición superfluido-aislante. Física. Rev. B 40, 546–570. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.40.546 (1989).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Paalanen, MA, Hebard, AF y Ruel, RR Fases aislantes de baja temperatura de superconductores bidimensionales uniformemente desordenados. Física. Rev. Lett. 69, 1604-1607. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.69.1604 (1992).

Artículo CAS PubMed ADS Google Scholar

Evers, F. y Mirlin, AD Anderson transiciones. Mod. Rev. Física. 80, 1355-1417 (2008).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Mott, NF Conducción en materiales no cristalinos. Filos. revista 19, 835–852 (1969).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Fisher, MPA Transiciones de fase cuántica en superconductores bidimensionales desordenados. Física. Rev. Lett. 65, 923–926. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.65.923 (1990).

Artículo CAS PubMed ADS Google Scholar

Haldar, P., Laad, MS y Hassan, SR Transporte crítico cuántico en una transición continua de metal-aislante. Física. Rev. B 94, 081115. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.94.081115 (2016).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Kapitulnik, A., Kivelson, SA & Spivak, B. Coloquio: Metales anómalos: superconductores fallidos. Mod. Rev. Física. 91, 011002. https://doi.org/10.1103/RevModPhys.91.011002 (2019).

Artículo MathSciNet CAS ADS Google Scholar

Haviland, DB, Liu, Y. & Goldman, AM Inicio de la superconductividad en el límite bidimensional. Física. Rev. Lett. 62, 2180–2183. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.62.2180 (1989).

Artículo CAS PubMed ADS Google Scholar

Müller-Buschbaum, H. & Wollschläger, M. Sobre el oxocuprato ternario. vii. Sobre la estructura cristalina de Nd\(_{2}\)CuO\(_{4}\). Z. Anorg. General Chem. 414, 76-80 (1975).

Artículo de Google Scholar

Tanda, S., Takahashi, K. y Nakayama, T. Comportamiento de escala de la conductividad de monocristales de Nd2CuO\(_{4-x-\delta }\)Fx: evidencia de simetría ortogonal. Física. Rev. B 49, 9260–9263. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.49.9260 (1994).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Tanda, S., Honma, M. & Nakayama, T. Resistencia laminar crítica observada en películas delgadas superconductoras de óxido de alta T\(_c\) Nd\(_{2}\)CuO\(_{4}\) . Física. Rev. B 43, 8725–8728. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.43.8725 (1991).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Nanao, Y. et al. Crecimiento de cristales y transición metal-aislante en paladatos de tierras raras en capas bidimensionales. Física. Rev. Mater. 2, 085003. https://doi.org/10.1103/PhysRevMaterials.2.085003 (2018).

Artículo CAS Google Scholar

Kagawa, K., Inagaki, K. y Tanda, S. Transición superconductor-aislante en películas ultrafinas de Pb: localización y coherencia superconductora. Física. Rev. B 53, R2979–R2982. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.53.R2979 (1996).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Hill, RM Sobre la observación del salto de rango variable. Física. Estado Solidi A 35, K29 – K34 (1976).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Vollhardt, D. & Wölfle, P. Escalamiento de ecuaciones a partir de una teoría autoconsistente de la localización de Anderson. Física. Rev. Lett. 48, 699–702. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.48.699 (1982).

ADS del artículo Google Scholar

Wölfle, P. & Vollhardt, D. Teoría autoconsistente de la localización de Anderson: formalismo general y aplicaciones 43–71 (World Scientific, Singapur, 2010).

MATEMÁTICAS Google Scholar

Dobrosavljević, V., Abrahams, E., Miranda, E. y Chakravarty, S. Teoría de escala de transiciones bidimensionales entre metal y aislante. Física. Rev. Lett. 79, 455–458. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.79.455 (1997).

ADS del artículo Google Scholar

Kravchenko, SV, Simonian, D., Sarachik, MP, Mason, W. y Furneaux, JE Escalado de campo eléctrico en una transición metal-aislante \(\mathit{B}=0\) en dos dimensiones. Física. Rev. Lett. 77, 4938–4941. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.77.4938 (1996).

Artículo CAS PubMed ADS Google Scholar

Finkel'shteĭn, A. Influencia de la interacción de Coulomb en las propiedades de los metales desordenados. J. Exp. Teor. Física. 57, 97-108 (1983).

Anuncios Google Scholar

Finkel'shteĭn, A. Localización débil e interacción de culombio en sistemas desordenados. Z. Phys. B condensa. Asunto 56, 189-196. https://doi.org/10.1007/BF01304171 (1984).

ADS del artículo Google Scholar

Das, D. & Doniach, S. Bosones débilmente localizados. Física. Rev. B 57, 14440–14443. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.57.14440 (1998).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Feigel'Man, MV, Ioffe, LB, Kravtsov, VE y Cuevas, E. Superconductividad fractal cerca del umbral de localización. Ana. Física. 325, 1390-1478. https://doi.org/10.1016/j.aop.2010.04.001 (2010) (110 páginas, 39 figuras).

Artículo CAS MATH ADS Google Scholar

Burmistrov, IS, Gornyi, IV y Mirlin, AD Mejora de la temperatura crítica de superconductores mediante localización de Anderson. Física. Rev. Lett. 108, 017002. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.108.017002 (2012).

Artículo CAS PubMed ADS Google Scholar

Burmistrov, IS, Gornyi, IV y Mirlin, AD Transiciones superconductor-aislante: diagrama de fases y magnetorresistencia. Física. Rev. B 92, 014506. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.92.014506 (2015).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Stosiek, M., Evers, F. y Burmistrov, IS Correlaciones multifractales de la densidad local de estados en películas superconductoras sucias. Física. Rev. Res. 3, 206. https://doi.org/10.1103/physrevresearch.3.l042016 (2021).

Artículo CAS Google Scholar

Sacépé, B., Feigel'man, M. & Klapwijk, TM Desglose cuántico de la superconductividad en materiales de baja dimensión. Nat. Física. 16, 734–746. https://doi.org/10.1038/s41567-020-0905-x (2020).

Artículo CAS Google Scholar

Cyr-Choinière, O. et al. Temperatura pseudogap \({T}^{*}\) de superconductores de cuprato por el efecto nernst. Física. Rev. B 97, 064502. https://doi.org/10.1103/PhysRevB.97.064502 (2018).

ADS del artículo Google Scholar

Behnia, K. & Aubin, H. Efecto Nernst en metales y superconductores: una revisión de conceptos y experimentos. Rep. Progreso Phys. 79, 046502. https://doi.org/10.1088/0034-4885/79/4/046502 (2016).

ADS del artículo Google Scholar

Bastiaans, KM et al. Evidencia directa del emparejamiento de cobre sin una brecha espectral en un superconductor desordenado por encima de \({T}_c\). Ciencia 374, 608–611. https://doi.org/10.1126/science.abe3987 (2021).

Artículo CAS PubMed ADS Google Scholar

Naito, M., Krockenberger, Y., Ikeda, A. y Yamamoto, H. Reevaluación del estado electrónico, magnetismo y superconductividad en cupratos de alta TC con estructura nd2cuo4. Física C 523, 28–54. https://doi.org/10.1016/j.physc.2016.02.012 (2016).

Artículo CAS ADS Google Scholar

Descargar referencias

Agradecemos a K. Yakubo, K. Ichimura y T. Matsuyama por sugerir el tema tratado en este artículo. Agradecemos a M.Naito por su ayuda en la preparación de las muestras experimentales de Nd2 – xCexPdO4. También agradecemos a muchos de los que asistieron al Foro de Localización 2020. Hemos obtenido información útil. Finalmente, nos gustaría agradecer a S. Ozeki, K. Kagawa y K. Inagaki, quienes estudiaron juntos hace unos 30 años, y a T. Nakayama por presentar un campo de la física tan maravilloso.

Estos autores contribuyeron por igual: Keiji Nakatsugawa, Hideaki Obuse y Satoshi Tanda.

Departamento de Física Aplicada, Universidad de Hokkaido, Sapporo, 060-8628, Japón

Korekiyo Takahashi, Masahito Sakoda, Hideaki Obuse y Satoshi Tanda

Centro de Educación e Investigación para Ciencia y Tecnología Topológicas, Universidad de Hokkaido, Sapporo, 060-8628, Japón

Korekiyo Takahashi, Keiji Nakatsugawa, Masahito Sakoda, Hiroyoshi Nobukane, Hideaki Obuse y Satoshi Tanda

Escuela de Física y Astronomía, Universidad de St Andrews, Fife, KY16 9SS, Escocia

Yoshiko Nanao

Departamento de Física, Universidad de Hokkaido, Sapporo, 060-0810, Japón

Hiroyoshi Nobukane

Centro de Investigación de Nanoarquitectónica de Materiales, Instituto Nacional de Ciencia de Materiales, Tsukuba, 305-0044, Japón

Keiji Nakatsugawa

Nomura Research Institute, Ltd., Tokio, 100-0004, Japón

Korekiyo Takahashi

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

También puedes buscar este autor en PubMed Google Scholar.

Conceptualización, ST y KT; metodología, ST, KT y KN; software, KT, KN; validación, KT, KN y ST; análisis formal, KT, KN y ST; investigación, KT y YN; recursos, KT, YN y MS; curación de datos, KT; redacción del borrador original, KT; redacción-revisión y edición, ST, HN, KT, HO y KN; visualización, KT y KN; supervisión, ST; administración de proyectos, ST; adquisición de financiación, ST Todos los autores han leído y aceptado la versión publicada del manuscrito.

Correspondencia a Korekiyo Takahashi.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso Abierto Este artículo está bajo una Licencia Internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, compartir, adaptación, distribución y reproducción en cualquier medio o formato, siempre y cuando se dé el crédito apropiado al autor(es) original(es) y a la fuente. proporcione un enlace a la licencia Creative Commons e indique si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la normativa legal o excede el uso permitido, deberá obtener permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Takahashi, K., Nakatsugawa, K., Sakoda, M. y otros. Vidrio Bose y vidrio Fermi. Sci Rep 13, 12434 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-39285-1

Descargar cita

Recibido: 29 de enero de 2023

Aceptado: 22 de julio de 2023

Publicado: 01 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-39285-1

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, actualmente no hay un enlace para compartir disponible para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenidos Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.