WikiDer > Модель Бозе – Хаббарда

В Модель Бозе – Хаббарда дает описание физики взаимодействующих бесспиновых бозоны на решетка. Это тесно связано с Модель Хаббарда который возник в физика твердого тела как приблизительное описание сверхпроводящих систем и движения электронов между атомами кристаллического твердого тела. Модель была впервые представлена ​​Гершем и Кноллманом.^[1] в 1963 г. в контексте гранулированных сверхпроводников. (Период, термин 'Bose'в названии указывает на то, что частицы в системе бозонный.) Модель приобрела известность в 1980-х годах после того, как было обнаружено, что она отражает суть перехода сверхтекучая жидкость-изолятор гораздо более математически поддающейся обработке, чем модели фермионный металл-изолятор.^[2][3][4]

Модель Бозе – Хаббарда может быть использована для описания физических систем, таких как бозонные атомы в оптическая решетка,^[5] а также некоторые магнитные изоляторы.^[6][7] Кроме того, его также можно обобщить и применить к смесям Бозе – Ферми, и в этом случае соответствующие Гамильтониан называется гамильтонианом Бозе – Ферми – Хаббарда.

Гамильтониан

Физика этой модели задается гамильтонианом Бозе – Хаббарда:

${displaystyle H = -tsum _ {leftlangle i, jightangle} {hat {b}} _ {i} ^ {dagger} {hat {b}} _ {j} + {frac {U} {2}} sum _ { i} {hat {n}} _ {i} left ({hat {n}} _ {i} -1ight) -mu sum _ {i} {hat {n}} _ {i}}$.

Здесь, ${displaystyle leftlangle i, jightangle}$ обозначает суммирование по всем соседним узлам решетки ${displaystyle i}$ и ${displaystyle j}$, в то время как ${displaystyle {hat {b}} _ {i} ^ {dagger}}$ и ${displaystyle {hat {b}} _ {i} ^ {}}$ бозонны операторы создания и уничтожения такой, что ${displaystyle {hat {n}} _ {i} = {hat {b}} _ {i} ^ {dagger} {hat {b}} _ {i}}$ дает количество частиц на месте ${displaystyle i}$. Модель параметризуется амплитудой прыжка ${displaystyle t}$ описывая подвижность бозонов в решетке, взаимодействие на узле ${displaystyle U}$ который может быть привлекательным (${displaystyle U <0}$) или отталкивающий (${displaystyle U> 0}$), а химический потенциал ${displaystyle mu}$, который, по сути, устанавливает общее количество частиц. Если не указано иное, обычно фраза «модель Бозе – Хаббарда» относится к случаю, когда взаимодействие на месте является отталкивающим.

Этот гамильтониан имеет глобальную ${displaystyle U (1)}$ симметрия, что означает, что он инвариантен (т.е. его физические свойства не изменяются) преобразованием ${displaystyle {hat {b}} _ {i} ightarrow e ^ {i heta} {hat {b}} _ {i}}$. В сверхтекучий фазе эта симметрия самопроизвольно сломанный.

Гильбертово пространство

Размер Гильбертово пространство модели Бозе – Хаббарда определяется выражением ${displaystyle D_ {b} = (N_ {b} + L-1)! / N_ {b}! (L-1)!}$, куда ${displaystyle N_ {b}}$ - общее количество частиц, а ${displaystyle L}$ обозначает общее количество узлов решетки. При фиксированном ${displaystyle N_ {b}}$ или же ${displaystyle L}$, размерность гильбертова пространства ${displaystyle D_ {b}}$ растет полиномиально, но при фиксированной плотности ${displaystyle n_ {b}}$ бозонов на сайт, он растет экспоненциально как ${extstyle D_ {b} sim left [(1 + n_ {b}) left (1+ {frac {1} {n_ {b}}} ight) ^ {n_ {b}} ight] ^ {L}}$. Аналогичные гамильтонианы могут быть сформулированы для описания бесспиновых фермионов (модель Ферми-Хаббарда) или смесей различных видов атомов (например, смесей Бозе-Ферми). В случае смеси гильбертово пространство - это просто тензорное произведение гильбертовых пространств отдельных видов. Обычно для моделирования взаимодействия между видами необходимо включать дополнительные термины.

Фазовая диаграмма

При нулевой температуре модель Бозе – Хаббарда (в отсутствие беспорядка) находится либо в Мотт изоляционный состояние на маленьком ${displaystyle t / U}$, или в сверхтекучий государство в целом ${displaystyle t / U}$.^[8] Изолирующие фазы Мотта характеризуются целочисленной плотностью бозонов, наличием энергетический разрыв для возбуждений частица-дырка и нулем сжимаемость. Сверхтекучая жидкость характеризуется дальнодействующей фазовой когерентностью, спонтанным нарушением непрерывности гамильтониана. ${displaystyle U (1)}$ симметрия, ненулевая сжимаемость и сверхтекучая восприимчивость. При ненулевой температуре в некоторых режимах параметров также будет регулярная жидкая фаза, которая не нарушает ${displaystyle U (1)}$ симметрия и не показывает фазовой когерентности. Обе эти фазы экспериментально наблюдались в ультрахолодных атомарных газах.^[9]

При наличии беспорядка третий, "Бозе стекло"фаза существует.^[4] Стекло Bose - это Фаза Гриффитса, и его можно рассматривать как изолятор Мотта, содержащий редкие «лужи» сверхтекучей жидкости. Эти сверхтекучие бассейны не соединены друг с другом, поэтому система остается изолирующей, но их присутствие существенно меняет термодинамику модели. Фаза бозе-стекла характеризуется конечной сжимаемостью, отсутствием щели и бесконечным восприимчивость к сверхтекучей среде.^[4] Несмотря на отсутствие зазора, он является изолирующим, поскольку малое туннелирование предотвращает генерацию возбуждений, которые, хотя и близки по энергии, пространственно разделены. Было показано, что стекло Бозе имеет ненулевой Параметр порядка Эдвардса-Андерсона^[10][11] и было предложено отобразить нарушение симметрии реплики,^[12] однако это не было доказано.

Теория среднего поля

Фазы чистой модели Бозе – Хаббарда можно описать с помощью среднее поле Гамильтониан:^[13]

куда ${displaystyle z}$ решетка координационный номер. Это можно получить из полного гамильтониана Бозе-Хаббарда, положив ${displaystyle {hat {b}} _ {i} ightarrow psi + delta {hat {b}}}$ куда ${displaystyle psi = langle {hat {b}} _ {i} angle}$, пренебрегая квадратичными по ${displaystyle delta {hat {b}} _ {i}}$ (который мы считаем бесконечно малым) и перемаркировку ${displaystyle delta {hat {b}} _ {i} ightarrow {hat {b}} _ {i}}$. Поскольку эта развязка нарушает ${displaystyle U (1)}$ симметрия исходного гамильтониана для всех ненулевых значений ${displaystyle psi}$, этот параметр действует как сверхтекучий параметр порядка. Для простоты эта развязка предполагает ${displaystyle psi}$ быть одинаковым на всех сайтах - это исключает экзотические фазы, такие как сверхтвердые тела или другие неоднородные фазы. (Конечно, возможны другие разъединения, если нужно учесть такие фазы.)

Мы можем получить фазовую диаграмму, вычислив энергию этого гамильтониана среднего поля, используя второй порядок теория возмущений и нахождение условия, при котором ${displaystyle psi eq 0}$. Для этого сначала запишем гамильтониан как локальный участок плюс возмущение:

где билинейные члены ${displaystyle psi ^ {*} {шляпа {b}} _ {i}}$ и его сопряженный рассматриваются как возмущение, поскольку мы предполагаем параметр порядка ${displaystyle psi}$ быть малым вблизи фазового перехода. Локальный член диагонален в Основа Фока, дающая вклад энергии нулевого порядка:куда ${displaystyle m}$ - целое число, обозначающее заполнение состояния Фока. Пертурбативный элемент можно рассматривать с помощью теории возмущений второго порядка, которая приводит к:Затем мы можем выразить энергию в виде разложения в ряд по четным степеням параметра порядка (также известного как Формализм Ландау):После этого условие для среднего поля фазового перехода второго рода между изолятором Мотта и сверхтекучей фазой будет иметь вид:где целое число ${displaystyle m}$ описывает наполнение ${displaystyle m ^ {th}}$ Изолирующий лепесток Мотта. Построение линии ${displaystyle r = 0}$ для разных целочисленных значений ${displaystyle m}$ создаст границу различных лепестков Мотта, как показано на фазовой диаграмме.^[4]

Реализация в оптических решетках

Ультрахолодные атомы в оптические решетки считаются стандартной реализацией модели Бозе – Хаббарда. Возможность настраивать параметры модели с использованием простых экспериментальных методов и отсутствие динамики решетки, которая присутствует в твердотельных электронных системах, означает, что ультрахолодные атомы предлагают очень чистую и управляемую реализацию модели Бозе – Хаббарда.^[14][5] Самым большим недостатком технологии оптических решеток является время жизни ловушки, когда атомы обычно задерживаются только на несколько десятков секунд.

Чтобы понять, почему ультрахолодные атомы предлагают такую ​​удобную реализацию физики Бозе-Хаббарда, мы можем вывести гамильтониан Бозе-Хаббарда, начиная с вторично квантованный Гамильтониан, описывающий газ ультрахолодных атомов в оптическом потенциале решетки. Этот гамильтониан задается выражением:

${displaystyle H = int {m {d}} ^ {3} r! left [{hat {psi}} ^ {dagger} ({vec {r}}) left (- {frac {hbar ^ {2}} { 2m}} abla ^ {2} + V_ {m {latt.}} ({Vec {r}}) ight) {hat {psi}} ({vec {r}}) + {frac {g} {2} } {hat {psi}} ^ {dagger} ({vec {r}}) {hat {psi}} ^ {dagger} ({vec {r}}) {hat {psi}} ({vec {r}} ) {hat {psi}} ({vec {r}}) - mu {hat {psi}} ^ {dagger} ({vec {r}}) {hat {psi}} ({vec {r}}) ight ]}$,

куда ${displaystyle V_ {latt}}$ - потенциал оптической решетки, ${displaystyle g}$ - амплитуда (контактного) взаимодействия, ${displaystyle mu}$ химический потенциал. В приближение жесткой привязки приводит к замене ${extstyle {hat {psi}} ({vec {r}}) = ограничения суммы _ {i} w_ {i} ^ {alpha} ({vec {r}}) b_ {i} ^ {alpha}}$ что приводит к гамильтониану Бозе-Хаббарда, если ограничить физику самой нижней зоной (${displaystyle alpha = 0}$) и взаимодействия локальны на уровне дискретной моды. Математически это можно сформулировать как требование, чтобы ${extstyle int w_ {i} ^ {alpha} ({vec {r}}) w_ {j} ^ {eta} ({vec {r}}) w_ {k} ^ {gamma} (r) w_ {l} ^ {дельта} ({vec {r}}), {m {d}} ^ {3} r = 0}$ кроме случая ${displaystyle i = j = k = lwedge alpha = eta = gamma = delta = 0}$. Здесь, ${displaystyle w_ {i} ^ {alpha} ({vec {r}})}$ это Функция Ванье для частицы в оптическом потенциале решетки, локализованном вокруг узла ${displaystyle i}$ решетки и для ${displaystyle alpha}$th Группа Блоха.^[15]

Тонкости и приближения

Приближение сильной связи значительно упрощает вторично квантованный гамильтониан, хотя и вводит несколько ограничений одновременно:

• Для одноузельных состояний с несколькими частицами в одном состоянии взаимодействия могут взаимодействовать с более высокими полосами Блоха, что противоречит основным предположениям. Тем не менее, однозонная модель способна решить физику низких энергий в такой настройке, но параметры U и J фактически становятся зависимыми от плотности. Вместо одного параметра U энергию взаимодействия n частиц можно описать следующим образом: ${displaystyle U_ {n}}$ близко, но не равно U.^[15]
• При рассмотрении (быстрой) динамики решетки к гамильтониану Бозе-Хаббарда следует добавить дополнительные члены, чтобы нестационарное уравнение Шредингера выполняется в (зависящем от времени) базисе функции Ванье. Они происходят из временной зависимости функций Ванье.^[16][17] В противном случае можно включить динамику решетки, сделав ключевые параметры модели зависимыми от времени, изменяя их с мгновенным значением оптического потенциала.

Результаты экспериментов

Квантовые фазовые переходы в модели Бозе – Хаббарда экспериментально наблюдались Грейнером и др.,^[9] и параметры взаимодействия, зависящие от плотности ${displaystyle U_ {n}}$ наблюдались И. Блоха группа.^[18] Получение изображений модели Бозе – Хаббарда с одноатомным разрешением стало возможным с 2009 года с использованием квантовых газовых микроскопов.^[19][20][21]

Дальнейшие применения модели

Модель Бозе – Хаббарда также представляет интерес для тех, кто работает в области квантовых вычислений и квантовой информации. С помощью этой модели можно изучить запутывание сверххолодных атомов.^[22]

Численное моделирование

При расчете низкоэнергетических состояний член, пропорциональный ${displaystyle n ^ {2} U}$ означает, что большое заполнение одного узла маловероятно, что позволяет усечь локальное гильбертово пространство до состояний, содержащих не более ${displaystyle d$ частицы. Тогда размерность локального гильбертова пространства равна ${displaystyle d + 1.}$ Размерность полного гильбертова пространства растет экспоненциально с увеличением числа узлов в решетке, поэтому точное компьютерное моделирование всего гильбертова пространства ограничивается исследованием систем из 15-20 частиц в 15-20 узлах решетки.^{[нужна цитата]}. Экспериментальные системы содержат несколько миллионов узлов решетки со средним заполнением выше единицы.^{[нужна цитата]}.

Одномерные решетки можно изучать с помощью ренормгруппа матрицы плотности (DMRG) и связанные методы, такие как прореживание блоков с изменяющимся временем (TEBD). Это включает в себя вычисление основного состояния гамильтониана для систем из тысяч частиц на тысячах узлов решетки и моделирование его динамики, определяемой Зависящее от времени уравнение Шредингера. В последнее время двумерные решетки также изучались с использованием проектируемых запутанных парных состояний, которые являются обобщением состояний матричных продуктов в более высоких измерениях, как для основного состояния. ^[23] а также конечная температура.^[24]

Более высокие размеры значительно сложнее из-за быстрого роста запутанность.^[25]

Все размеры могут быть обработаны Квантовый Монте-Карло алгоритмы, позволяющие изучать свойства тепловых состояний гамильтониана, а также, в частности, основного состояния.

Обобщения

Гамильтонианы типа Бозе-Хаббарда могут быть получены для различных физических систем, содержащих ультрахолодный атомный газ в периодическом потенциале. Они включают, но не ограничиваются:

• системы с более дальнодействующими взаимодействиями плотность-плотность вида ${displaystyle Vn_ {i} n_ {j}}$, что может стабилизировать сверхтвердый фаза для определенных значений параметров
• димеризованные магниты, в которых электроны со спином 1/2 связаны вместе в пары, называемые димерами, которые имеют статистику бозонного возбуждения и описываются жесткой моделью Бозе – Хаббарда.
• дальнодействующее дипольное взаимодействие ^[26]
• системы с элементами туннелирования, вызванными взаимодействием ${displaystyle a_ {i} ^ {dagger} (n_ {i} + n_ {j}) a_ {j}}$ ^[27]
• внутренняя спиновая структура атомов, например, из-за захвата всего вырожденного многообразия сверхтонких спиновых состояний (при F = 1 i приводит к модели Бозе – Хаббарда со спином 1) ^[28]
• ситуация, когда в газе ощущается присутствие дополнительного потенциала, например для неупорядоченных систем.^[29] Беспорядок может быть реализован с помощью спекл-структуры или использования второй несоразмерной, более слабой оптической решетки. В последнем случае включение нарушения равносильно включению дополнительного срока в форме: ${displaystyle H_ {I} = V_ {d} ограничения суммы _ {i} cos (ki + varphi) {hat {n}} _ {i}}$

Смотрите также

• Модель Хаббарда
• Модель Джейнса-Каммингса-Хаббарда

Рекомендации