Frustración - Divisor de troncos Co., Ltd

Naturaleza (2023)Cita este artículo

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La frustración geométrica en sistemas fuertemente correlacionados puede dar lugar a una plétora de nuevos estados ordenados y fases magnéticas intrigantes, como los líquidos de espín cuántico1,2,3. Los materiales candidatos prometedores para tales fases4,5,6 pueden describirse mediante el modelo de Hubbard en una red triangular anisotrópica, un modelo paradigmático que captura la interacción entre fuertes correlaciones y frustración magnética7,8,9,10,11. Sin embargo, el destino del magnetismo frustrado en presencia de dopantes itinerantes sigue sin estar claro, así como su conexión con las fases dopadas del modelo cuadrado de Hubbard12. Aquí investigamos el orden de giro local de un modelo de Hubbard con frustración y dopaje controlables, utilizando fermiones ultrafríos en redes ópticas anisotrópicas continuamente sintonizables desde una geometría cuadrada a una triangular. En interacciones fuertes y de llenado medio U/t ≈ 9, observamos a nivel de sitio único cómo la frustración reduce el rango de correlaciones magnéticas e impulsa una transición de un antiferroimán de Néel colineal a una fase espiral de 120° correlacionada de corto alcance. Lejos del llenado medio, el límite triangular muestra correlaciones antiferromagnéticas mejoradas en el lado dopado con huecos y una inversión de las correlaciones ferromagnéticas en dopajes de partículas superiores al 20%, lo que sugiere el papel del magnetismo cinético en sistemas frustrados. Este trabajo allana el camino hacia la exploración de posibles fases quirales ordenadas o superconductoras en redes triangulares8,13 y la realización de modelos de Hubbard de redes cuadradas t – t′ que pueden ser esenciales para describir la superconductividad en materiales de cuprato14.

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Agradecemos a A. Bohrdt, E. Demler, A. Georges, D. Greif, F. Grusdt, E. Khatami, I. Morera, A. Vishwanath y S. Sachdev por sus esclarecedoras discusiones. Reconocemos el apoyo de las subvenciones NSF núms. PHY-1734011 y OAC-1934598; Subvención ONR no. N00014-18-1-2863; Contrato DOE no. DE-AC02-05CH11231; Beca QuEra no. A44440; Subvención ARO/AFOSR/ONR DURIP no. W911NF2010104; el Programa de becas de investigación para graduados de la NSF (LHK y AK); el Departamento de Defensa a través del programa NDSEG (GJ); la subvención DOE DE-SC0014671 financiada por la Oficina de Ciencias (RTS) del Departamento de Energía de EE. UU.; la Fundación Nacional Suiza para la Ciencia y el Centro de Investigación Max Planck de Harvard para Óptica Cuántica (ML).

Departamento de Física, Universidad de Harvard, Cambridge, MA, EE.UU.

Muqing Xu, Lev Haldar Kendrick, Anant Kale, Youqi Gang, Geoffrey Ji, Martin Lebrat y Markus Greiner

Departamento de Física, Universidad de California, Davis, CA, EE. UU.

Richard T. Scalettar

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MX, LHK, AK, YG, GJ y ML realizaron el experimento y recopilaron y analizaron datos. MX realizó las simulaciones numéricas DQMC basadas en código seleccionado y bajo la dirección de RTSMG que supervisó el estudio. Todos los autores contribuyeron ampliamente a la interpretación de los resultados y la producción del manuscrito.

Correspondencia a Markus Greiner.

MG es cofundador y accionista de QuEra Computing.

Nature agradece a Thomas Schäfer y a los demás revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

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

Aumentamos linealmente los dos haces de red física X e Y a potencias experimentales dentro de 160 ms y los apagamos para congelar la dinámica. La viga X se entrega a una viga intermedia $\bar{X}$ disminuyendo X y aumentando $\bar{X}$ simultáneamente y luego tanto $\bar{X}$ como Y Los haces se pasan a los haces de imágenes aumentando primero los haces de imágenes y luego disminuyendo los haces $\bar{X}$ e Y. Todas las rampas utilizan una rampa lineal de 20 ms. Opcionalmente, se puede eliminar una especie de espín con un láser resonante en la red de imágenes.

Las líneas de contorno muestran la superficie de Fermi para diferentes niveles de densidad en pasos de Δn = 1/4. La línea negra discontinua indica que el contenido está medio lleno. Las regiones dopadas con agujeros se muestran en violeta y las regiones dopadas con partículas en marrón.

Desequilibrio del número de átomos ${\mathcal{I}}$ entre las dos subredes asociadas con el potencial (ecuación (3)), promediado sobre toda la nube, a medida que la fase de interferencia ϕ se escanea utilizando el desfasador electrónico ϕp. Realizamos una regresión lineal para conocer la fase ϕp en la que se cancela el desequilibrio, que corresponde a ϕ = π/2 (mod π). La fase de interferencia máxima ϕ = 0 (mod π) se obtiene aumentando la fase del desfasador ϕp en π.

a, Trazamos las funciones de correlación de espín de simulaciones DQMC en una red de 8 × 8 como en la Fig. 2a, a la misma temperatura T/t e interacción U/t que en los experimentos para cada anisotropía t′/t. b Los factores de estructura de espín de DQMC se calculan con el mismo método de interpolación que en la Fig. 2. La ampliación de los picos del factor de estructura de espín y su división en la red triangular isotrópica concuerdan cuantitativamente con el experimento.

La longitud de la correlación se obtiene a partir de los datos experimentales que se muestran en la Fig. 2 en diferentes anisotropías de red t′/t, ajustando las correlaciones de espín-espín en el espacio real Cd en la red cuadrada (símbolo cuadrado) o el factor de estructura de espín Szz(q) con forma de Ornstein-Zernike en el punto M (círculos, forma isotrópica; diamantes, forma anisotrópica) o en los puntos K y K′ (triángulo). Ver texto para más detalles.

Las correlaciones de espín del vecino más cercano C(1,0) se calculan utilizando DQMC para t′/t = 1, temperatura T/t = 0,4 y para diferentes fuerzas de interacción U/t = 0, 2, 4 y 6. En el caso de interacción, la correlación de espín es antiferromagnética en todas las densidades y decae a cero con una pendiente más pronunciada en el lado dopado con agujeros que en el lado dopado con partículas. A medida que aumenta la interacción U, el pico de correlación se desplaza hacia la mitad del llenado y la pendiente de la correlación es más pronunciada en el lado dopado con partículas. Una inversión de signo en las correlaciones ferromagnéticas es claramente visible en U/t = 6. Las barras de error estadístico son más pequeñas que el tamaño del símbolo.

Datos fuente

Las correlaciones de espín del vecino más cercano C (1,0) se calculan utilizando DQMC para U/t = 10, t′/t = 1 y diferentes temperaturas T/t = 0,5–0,9 y muestran una clara asimetría entre partículas y agujeros. Las barras de error estadístico son más pequeñas que el tamaño del símbolo.

Datos fuente

Correlaciones de espín del vecino más cercano a través de los enlaces t C(1,0) (azul), a través de los enlaces t′ C(1,1) (púrpura) y la correlación del vecino más cercano C(1,−1) ( naranja), junto con simulaciones con entropía fija por partícula S = 0,5644 kB (para comparar con la Fig. 2b). La diferencia entre los datos experimentales y simulados sugiere un mayor aumento de entropía al preparar el sistema en una red triangular en comparación con una red cuadrada.

Datos fuente

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Xu, M., Kendrick, LH, Kale, A. et al. Magnetismo inducido por frustración y dopaje en un simulador de Fermi-Hubbard. Naturaleza (2023). https://doi.org/10.1038/s41586-023-06280-5

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Recibido: 28 de diciembre de 2022

Aceptado: 02 de junio de 2023

Publicado: 02 de agosto de 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-023-06280-5

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