Аномальная корреляция - Чанчжоу Hilltop Heights Inc.

Том 13 научных докладов, номер статьи: 9470 (2023) Цитировать эту статью

Подробности о метриках

Неаналитичность эха Лошмидта в критические моменты в квантово-закаленных системах называется динамическим квантовым фазовым переходом, расширяя понятие квантовой критичности до неравновесного сценария. В этой статье мы устанавливаем новую парадигму динамических фазовых переходов, вызванных внезапным изменением внутренних пространственных корреляций потенциала беспорядка в низкоразмерной неупорядоченной системе. Динамика гашения между гамильтонианом предварительно закаленной чистой и постгашенной случайной системы обнаруживает аномальный динамический квантовый фазовый переход, вызванный корреляцией бесконечного беспорядка в потенциале модуляции. Физическое происхождение аномального явления связано с перекрытием двух совершенно разных расширенных состояний. Кроме того, мы исследуем динамику гашения между предварительно закаленным случайным и постгашенным гамильтонианом чистой системы. Интересно, что закаленная система претерпевает динамические квантовые фазовые переходы для потенциала белого шума перед закалкой в термодинамическом пределе. Кроме того, динамика гашения также демонстрирует четкий признак фазового перехода делокализации в коррелированной модели Андерсона.

Квантовые фазовые переходы в неравновесной обстановке стали предметом живого интереса в области физики конденсированного состояния1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16. ,17,18. Примечательно, что неравновесные фазовые переходы обусловлены течением времени, что обеспечивает новую основу для изучения динамического поведения эволюционирующих во времени квантовых систем13,14,19,20,21,22. Фактически, концепции квантовой критичности в неравновесной обстановке были элегантно сопоставлены с динамическими квантовыми фазовыми переходами (DQPT), где особенности эха Лошмидта идентифицируют DQPT квантово-закаленных систем23,24,25. Эхо Лошмидта является мерой перекрытия между эталонными и эволюционировавшими во времени квантовыми состояниями, которые широко изучались как теоретически7,8,9,10,11,12,13,14,19,20,21,22,23 ,24,25 и экспериментально2,3,26,27. Парадигматической моделью, показывающей DQPT, является модель Обри-Андре после гашения силы несоизмеримого потенциала23,25. Кроме того,24 также была исследована неравновесная динамика модели Андерсона после гашения силы беспорядка. Концепцию динамических фазовых переходов можно также охарактеризовать эхом запутанности28,29,30 (перекрытие начального и развивающегося во времени основного состояния Гамильтона запутанности) подсистем, встроенных в более крупные квантовые системы. Более того, ДКПТ можно исследовать путем измерения неравновесного параметра порядка в модели Липкина–Мешкова–Глика с закаленным поперечным полем31.

Локализация Андерсона — это квантовый фазовый переход, вызванный силой некоррелированного беспорядка при определенных условиях, как это установлено основополагающей работой Андерсона32. В контексте сильной связи все собственные состояния в невзаимодействующих низкоразмерных системах локализованы бесконечно малой степенью беспорядка в термодинамическом пределе33, тогда как трехмерная система демонстрирует переход металл-изолятор при критической силе беспорядка с краем подвижности, разделяющим протяженные и локализованные состояния34,35,36,37,38.

Известно, что корреляции в потенциале беспорядка приводят к квантовому фазовому переходу в невзаимодействующей низкоразмерной коррелированной неупорядоченной системе39,40,41,42,43,44. Примечательно, что коррелированная модель Андерсона отображает переход металл-изолятор при критическом показателе корреляции \(\alpha =2\) с краем подвижности, разграничивающим расширенные и локализованные состояния39. Переход был подтвержден на основании сильных антикорреляций неупорядоченного потенциала в термодинамическом пределе40. Что касается фазового перехода, Пирес и др.41 продемонстрировали, что фазовый переход делокализации может происходить при \(\alpha \sim 1\) без края подвижности в пертурбативном режиме. Было обнаружено, что длины локализации расходятся как \((1-\alpha )^{-1}\) в пределе \(\alpha \rightarrow 1\) в термодинамическом пределе, что подтверждено аналитическими пертурбативными расчетами41,42.

2\), and concave for \(1< \alpha <2\), near \(\gamma \sim 0\), whereas it becomes negative for \(\alpha >1\) near \(\gamma \simeq 1\), where \(\gamma =2r/N\) is dimensionless lattice distance with \(\gamma \in [0,\,1]\)40. On the other hand, the normalized two-point correlation function of \(\varepsilon _{n}\) exhibits a most remarkable characteristics for \(\alpha \lesssim 1\). The correlator is stationary in the thermodynamic limit, given by/p>1,\) the correlation functions converge to unity for \(\alpha\) approaches to one./p>0\), reaching the unitary evolving state23,24,25/p>1\), the Loschmidt echos decay either monotonically or periodically to zero./p>1\), however, the Loschmidt echo appears to grow exponentially with system's sizes for \(\alpha _{i}>1\), and tends to unity in the thermodynamic limit. Moreover, the Loschmidt echos are very well fitted by,/p>1\), corresponding to the localized, critical and extended regime of the system, respectively. Numerical studies have remarked on the smoothening of the disorder amplitude with increased system size40,49. However, we argue that this smoothing of the potential landscape happens for \(\alpha _{i}>1\). On the contrary, one recovers the Anderson model with uncorrelated disorder for \(\alpha _{i}<1\) with increasing system size. We assign this structure to be one of the reasons for the emergence of delocalization transition in the system. Further, using the generalized Thouless formula50, the localization length \(\xi\) of the correlated Anderson model for \(\alpha \lesssim 1\) can be analytically calculated as41,42,/p>1)\) in the thermodynamic limit. Furthermore, the scaling behavior of Loschmidt echo is mapped with the identification of correlation-induced delocalization phase transition in the correlated Anderson model./p>