劉彪 周曉凡? 陳剛3)? 賈鎖堂

1)(山西大學(xué)激光光譜研究所,量子光學(xué)與光量子器件國(guó)家重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室,太原 030006)

2)(山西大學(xué),極端光學(xué)協(xié)同創(chuàng)新中心,太原 030006)

3)(山東師范大學(xué)物理與電子科學(xué)學(xué)院,光場(chǎng)調(diào)控及應(yīng)用中心,濟(jì)南 250358)

為玻色Hofstadter梯子模型引入交錯(cuò)躍遷,來(lái)擴(kuò)展模型支持的量子流相.基于精確對(duì)角化和密度矩陣重整化群計(jì)算發(fā)現(xiàn),無(wú)相互作用時(shí),系統(tǒng)中包含橫流相、渦旋相和縱流相;橫流相來(lái)自均勻躍遷時(shí)Hofstadter梯子模型的Meissner相,縱流相是交錯(cuò)躍遷時(shí)才可見(jiàn)的流相.強(qiáng)相互作用極限下系統(tǒng)的超流區(qū)也包含橫流相、縱流相和渦旋相,但存在更多的相變級(jí)數(shù);超流區(qū)的橫流相、縱流相之間存在相變但Mott區(qū)的不存在,把Mott區(qū)的“橫、縱流相”稱(chēng)為Mott-均勻相,在Mott區(qū)只存在均勻相和渦旋相.躍遷的交錯(cuò)會(huì)壓縮渦旋相存在的區(qū)域,使Mott區(qū)最終只剩下均勻相;躍遷的交錯(cuò)不僅能驅(qū)動(dòng)Mott-超流相變,還使磁通的改變也能夠驅(qū)動(dòng)系統(tǒng)的Mott-超流相變.對(duì)這一系統(tǒng)的研究豐富了磁通系統(tǒng)中的量子流相,同時(shí)為研究拓?fù)淞魈匦蕴峁┝四Ｐ椭С?

1 引 言

打破時(shí)間反演對(duì)稱(chēng)性的準(zhǔn)一維梯子系統(tǒng)因其與量子霍爾效應(yīng)[1]、拓?fù)浣^緣體[2?4]間的聯(lián)系,并作為實(shí)現(xiàn)手性流[5]的最小系統(tǒng),近年來(lái)在凝聚態(tài)物理和冷原子量子模擬實(shí)驗(yàn)中備受關(guān)注.冷原子實(shí)驗(yàn)中用超晶格、數(shù)碼微鏡分離[6]從高維晶格中分離晶格[7?13],以及基于一維系統(tǒng)用原子內(nèi)態(tài)構(gòu)建人造維度來(lái)構(gòu)建梯子系統(tǒng)[14?18];使用運(yùn)動(dòng)光場(chǎng)、激光輔助躍遷[7]或拉曼光驅(qū)動(dòng)內(nèi)態(tài)耦合[14]實(shí)現(xiàn)人造磁通[19],以此來(lái)模擬磁場(chǎng)下的梯子系統(tǒng).實(shí)驗(yàn)中觀察到了手性邊界態(tài)[15],淬火演化中手性流的產(chǎn)生過(guò)程[7],以及Meissner相到渦旋相的流相相變[8].

Hofstadter梯子模型是描述準(zhǔn)一維梯子晶格中均勻磁通下全同粒子物理的緊束縛模型.作為Hofstadter模型[20?22]的準(zhǔn)一維情形,它能用研究一維系統(tǒng)的理論工具來(lái)求解,以展示其強(qiáng)相互作用時(shí)的多體物理.使用玻色化[23]解析方法和密度矩陣重整化群[24?26](DMRG)數(shù)值方法,能展示Hofstadter梯子在玻色或費(fèi)米強(qiáng)相互作用時(shí)會(huì)產(chǎn)生類(lèi)似二維情形[27?30]的分?jǐn)?shù)霍爾態(tài)[31?33].玻色強(qiáng)相互作用時(shí),除了超流區(qū),甚至Mott絕緣體也會(huì)產(chǎn)生Meissner和渦旋流相[34?36].流是系統(tǒng)存在磁通時(shí)出現(xiàn)的物理量,Meissner流以正對(duì)著相反的流出現(xiàn)在梯子的邊界上,渦旋流以局部旋渦的形式出現(xiàn)在梯子的內(nèi)部和邊界上,兩種流都具有手性來(lái)抵抗外磁場(chǎng),并在超導(dǎo)體中有對(duì)應(yīng)的物理現(xiàn)象[37?39].Meissner和渦旋流相存在于Hofstadter梯子的無(wú)相互作用、超流、Mott全部的相區(qū)中,是模型中極為廣泛的性質(zhì),然而人們?cè)贖ofstadter梯子模型中對(duì)流相的研究?jī)H限于這兩種,所以證明在Hofstadter梯子中引入交錯(cuò)躍遷能產(chǎn)生更豐富的流相,從而為流相的廣泛研究提供模型支持.

交錯(cuò)躍遷是將Hofstadter梯子長(zhǎng)方向的躍遷幅度從均勻的改成 t1,t2交錯(cuò)的(如圖1),把均勻躍遷改成交錯(cuò)躍遷來(lái)自SSH模型[40,41]的啟發(fā),這樣做能否在模型中產(chǎn)生新的拓?fù)湫?yīng)還是未知的,但能產(chǎn)生更多的流相卻是已知的.我們使用精確對(duì)角化[42]和密度矩陣重整化群理論地分析了 t1≥t2無(wú)相互作用和強(qiáng)相互作用的情形,觀察到交錯(cuò)的躍遷強(qiáng)度會(huì)使Meissner相和渦旋相流的圖案變形,產(chǎn)生新的流圖案,結(jié)合相變行為分出的相區(qū)域,可將新的相叫作橫流相、縱流相和渦旋相,這些流相廣泛存在于交錯(cuò)躍遷時(shí)的無(wú)相互作用和強(qiáng)相互作用超流區(qū).交錯(cuò)躍遷時(shí)Mott區(qū)的流相擁有很獨(dú)特的流特征和相變特征,可以將其稱(chēng)為Mott-均勻相,通過(guò)探討Mott-均勻相從均勻躍遷到交錯(cuò)躍遷的過(guò)渡過(guò)程,可以發(fā)現(xiàn)交錯(cuò)躍遷對(duì)Mott相、超流相和渦旋相的存在都有顯著影響.

圖1 哈密頓量中躍遷項(xiàng)示意圖Fig.1.Sketch of the hopping term of the Hamiltonian.

2 哈密頓量和流算符

交錯(cuò)躍遷的Hofstadter梯子的哈密頓量為

其中,a和a+為玻色產(chǎn)生湮滅算符;l為梯子橫欄數(shù);下標(biāo) lodd,leven分別為奇數(shù)、偶數(shù)橫欄數(shù).t1,t2為奇偶鍵的躍遷系數(shù),t1=t2為均勻躍遷,t1／=t2為交錯(cuò)躍遷,均勻躍遷時(shí)模型為標(biāo)準(zhǔn)的Hofstadter梯子.哈密頓量前三項(xiàng)為躍遷項(xiàng)(圖1),第四項(xiàng)為玻色排斥相互作用項(xiàng).

流是描述模型中各種相的關(guān)鍵物理量[33],(1)式中各個(gè)鍵上的流定義為

交錯(cuò)躍遷時(shí)模型中出現(xiàn)的相在腿間都會(huì)有流,所以均勻躍遷時(shí)的腿間是否有流的分相依據(jù)不再適用,需要使用流和密度空間分布均勻性來(lái)區(qū)分基態(tài)是否是渦旋態(tài).下面定義流的周期2不均勻性、密度不均勻性.流圖案沿著梯子長(zhǎng)方向周期為2,即在各個(gè)元胞中一樣分布時(shí)周期2不均勻性為0,密度在所有格點(diǎn)相等時(shí)密度不均勻性為0,二者分別量化為

其中 u=L,R,var是方差,{ } 是集合.流有為 2 的周期性的相被定義為流均勻的相,密度全格點(diǎn)均勻的相定義為密度均勻的相,這兩個(gè)性質(zhì)在系統(tǒng)中是共生的,沒(méi)有這兩種均勻性的相則是渦旋相.最后,為了區(qū)分均勻相中存在的兩種相,還需要定義平均流,分別為橫向手性流 jc//和縱向手性流 jc⊥:

3 無(wú)相互作用

無(wú)相互作用(U=0)時(shí),可以將哈密頓量(1)式傅里葉變換到動(dòng)量空間,得到動(dòng)量空間哈密頓量:

圖2 (a)用來(lái)識(shí)別相變的基態(tài)能導(dǎo)數(shù)的突變,數(shù)據(jù)?取自t1/K=1,t2/K=0.3;(b)無(wú)相互作用相圖;(c1)(c3)區(qū)分三種相的流圖案.圖中箭頭表示流,點(diǎn)表示密度,箭頭的方向和粗細(xì)代表流的方向和強(qiáng)度,點(diǎn)的大小表示密度的大小,箭頭的粗細(xì)和點(diǎn)的大小都已經(jīng)除以當(dāng)組最大的流或密度歸一.數(shù)據(jù)取自t1/K=1,t2/K=0.3,φ /π=0.1,0.6,0.9,精確對(duì)角化Fig.2.(a)Singularities in derivative of ground state energy indicate phase transitions.Data is from t1/K=1,t2/K=0.3;(b)phase diagram for non-interacting case;(c1)?(c3)the current pattern used to distinguish the 3 phases.Direction and thickness of an arrow indicate the direction and strength of the current on the plotted bond.The strengths are normalized by the strongest local current.The sizes of the points indicate the density strengths and are normalized by the largest density.The current patterns are from ED calculations for φ /π=0.1,0.6,0.9 when t1/K=1,t2/K=0.3 .

根據(jù)基態(tài)能突變的相變行為(圖2(a)),可以將系統(tǒng)分為三個(gè)相: 橫流相、渦旋相和縱流相,分別對(duì)應(yīng)最低能帶最小值的不同k位置(圖2(b)).橫、縱流態(tài)的流分布都具有2的周期,體密度全格點(diǎn)均勻分布,橫流相橫向的流強(qiáng)于縱向的流,縱流相縱向的流強(qiáng)于橫向的流;渦旋相的流分布不具有為2的周期性(圖2(c1)—圖2(c3)).橫流相和縱流相的基態(tài)不簡(jiǎn)并,渦旋相的基態(tài)是二重簡(jiǎn)并的.橫流相到渦旋相的相變和縱流相到渦旋相的相變都是二階相變,其基態(tài)能對(duì)參數(shù)二階導(dǎo)不連續(xù).能引起這些相變的,可以是交錯(cuò)躍遷,也可以是磁通 φ 或者腿間躍遷系數(shù)K.

圖3 (a)無(wú)相互作用時(shí)掃描φ計(jì)算出的最近鄰內(nèi)積,數(shù)據(jù)取自t1/K=1,t2/K=0.3;(b)保持t1/K=1,逐漸改變 t2/K時(shí),橫流相和縱流相的態(tài)和t1/K=t2/K=1時(shí)態(tài)的內(nèi)積;(c)一般的,系統(tǒng)在 φ=π 處整個(gè)流圖案的流會(huì)逆轉(zhuǎn)方向,交錯(cuò)躍遷會(huì)讓流換向以一階相變的形式進(jìn)行,數(shù)據(jù)取自t1/K=1Fig.3.(a)Nearest overlaps from ED calculations.Data is from t1/K=1,t2/K=0.3;(b)when t1/K=1,as t2/K decays,the overlap with t1/K=t2/K=1 state decays from 1 smoothly;(c)generally all local currents in the system reverse sign in φ=π .The staggered hopping makes the process the first order phase transition.Data is from t1/K=1.

橫流相、渦旋相和縱流相之間的相變還可用最近鄰內(nèi)積 | 〈 ψ1/ψ2〉| 來(lái)斷定,最近鄰內(nèi)積是數(shù)值上連續(xù)均勻掃描模型參數(shù)、計(jì)算基態(tài)時(shí),最相鄰參數(shù)基態(tài)間內(nèi)積的模(文中內(nèi)積的模簡(jiǎn)稱(chēng)為內(nèi)積).如圖3(a)所示,發(fā)生相變時(shí),基態(tài)之間的最近鄰內(nèi)積也會(huì)突變,系統(tǒng)進(jìn)入渦旋相后最近鄰內(nèi)積會(huì)突變?yōu)?并振蕩,最近鄰內(nèi)積能找到和手性流計(jì)算能夠得到一致的相變臨界點(diǎn).此外,內(nèi)積能說(shuō)明交錯(cuò)躍遷時(shí)態(tài)的起源.接近Meissner的基態(tài)與Meissner態(tài)內(nèi)積接近1而沒(méi)有突變,并且之后緩緩變小(圖3(b)),結(jié)合此時(shí)橫向手性流的平緩變化,說(shuō)明此區(qū)域從 t1=t2到 t1／=t2沒(méi)有相變,橫流相是均勻躍遷(t1=t2)時(shí)的Meissner相漸變過(guò)來(lái)的.Meissner態(tài)連續(xù)變化的過(guò)程從觀察到的流圖案上可以理解為 t2減小時(shí)通過(guò)梯子長(zhǎng)方向的流受到阻隔,為了依舊能抵抗外磁場(chǎng),流改從橫欄間經(jīng)過(guò)形成橫流態(tài).同樣的推理能說(shuō)明縱流態(tài)是從均勻躍遷時(shí) φ=π 處的單個(gè)點(diǎn)漸變過(guò)來(lái)的,但事實(shí)上這個(gè)態(tài)以前沒(méi)有被關(guān)注過(guò),是交錯(cuò)躍遷(t1／=t2)擴(kuò)大了其相區(qū)域才使我們注意到它.另外,磁通 φ經(jīng)過(guò)π時(shí),流的方向會(huì)反向翻轉(zhuǎn),和均勻躍遷時(shí)的平緩過(guò)渡不同的是,交錯(cuò)躍遷時(shí)的流反向過(guò)程是劇烈的一階相變過(guò)程(圖3(c)).

4 強(qiáng)相互作用

有相互作用時(shí),交錯(cuò)躍遷會(huì)產(chǎn)生更為豐富的多體物理效應(yīng).使用DMRG方法能計(jì)算強(qiáng)相互作用極限 U → ∞(hard core Boson,HCB)下系統(tǒng)的基態(tài),歸納其全部的量子相.接下來(lái)先展示交錯(cuò)躍遷時(shí)的量子相,再展示其中Mott區(qū)域獨(dú)特的量子相從均勻躍遷到交錯(cuò)躍遷的過(guò)渡過(guò)程.

4.1 交錯(cuò)躍遷時(shí)的量子相

選取 t1/K=1,t2/K=0.3 來(lái)展示交錯(cuò)躍遷時(shí)的量子相,相圖見(jiàn)圖 4(a).此情形下 n=0.25 的倍數(shù)填充會(huì)產(chǎn)生Mott相,其余填充為超流相.超流相之中也分為橫流相、縱流相和渦旋相,對(duì)應(yīng)流和密度的特征和無(wú)相互作用時(shí)一樣.超流區(qū)的中部出現(xiàn)了一個(gè)三相匯聚的區(qū)域,靠近 n=0 的區(qū)域橫流相需通過(guò)渦旋相再到達(dá)縱流相,接近 n=0.25 的區(qū)域橫流相直接相變成縱流相.有趣的是,橫流相直接相變成縱流相的邊界在數(shù)值上是一條很精確的直線,此區(qū)域內(nèi)不論填充是多少,系統(tǒng)在相同的φ處發(fā)生橫流相-縱流相相變.

有相互作用時(shí)可以用中心荷(central charge)識(shí)別不同的相.中心荷描述了無(wú)能隙模式(gapless mode)的數(shù)目,可以從基態(tài)的糾纏熵(Von Neumann entropy)分布中擬合得到[43?45],為了減小糾纏熵的額外振蕩對(duì)擬合效果的影響,根據(jù)文獻(xiàn)[46]將振蕩解釋為切割處的躍遷能量,改進(jìn)擬合公式:

其中 d(j)=(L/π)sin(πj/L),c 為中心荷,A,B 為待定常數(shù),L為系統(tǒng)一分為二左邊的長(zhǎng)度,S為對(duì)應(yīng)的糾纏熵,開(kāi)邊界時(shí)公式的前導(dǎo)是 c /6,周期邊界時(shí)是 c /3 .DMRG計(jì)算糾纏熵比計(jì)算局域量需要更大的態(tài)數(shù)(如開(kāi)邊界時(shí)態(tài)數(shù)達(dá)到了800);模型中使用更大的系統(tǒng)尺寸能發(fā)現(xiàn)中心荷會(huì)趨于變成整數(shù).將DMRG得到的糾纏熵分布數(shù)據(jù)用上述公式擬合(如圖4(b)),得到超流區(qū)的橫流相 c=1,渦旋相 c=2,縱流相 c=1,這和均勻躍遷時(shí)超流-Meissner 相 c=1,超流-渦旋相 c=2 的結(jié)果是類(lèi)似的.

超流區(qū)橫流相-縱流相之間的相變和渦旋相到橫、縱流相之間的相變呈現(xiàn)不同的相變類(lèi)型.橫流相直接相變成縱流相時(shí),手性流(正比于基態(tài)能量的一階導(dǎo))會(huì)直接突變,因此這是一階相變(圖4(c));進(jìn)出渦旋相時(shí),系統(tǒng)會(huì)發(fā)生二階相變.不論Mott還是超流,和無(wú)相互作用時(shí)一樣,在交錯(cuò)躍遷、 φ 越 過(guò) π 時(shí)的流換向都會(huì)以一階相變的形式進(jìn)行.另外,內(nèi)積的計(jì)算表明,超流-橫流態(tài)是從超流-Meissner態(tài)平緩形變過(guò)來(lái)的.但是縱流區(qū)靠近流換向相變處DMRG難以收斂,渦旋相區(qū)域基態(tài)會(huì)振蕩,難以證明這兩個(gè)相起源于均勻躍遷時(shí)的相.

圖4(a)的相圖中,Mott和超流是通過(guò)在巨正則系綜中掃描 n(u)[36]得到的,n=N/(2L),u 是化學(xué)勢(shì).但交錯(cuò)躍遷時(shí) n(u)曲線不再有能識(shí)別相變的突變(cusp),只能使用平均手性流或者最近鄰內(nèi)積(圖4(d))得到各種流相的相邊界,后二者得到的相邊界是一致的.另外在 0 .25≤n≤0.5 的區(qū)域內(nèi),相和圖4(a)中的相大致關(guān)于 n=0.25 線鏡像對(duì)稱(chēng),但相邊界稍微有左移.我們也對(duì)t1/K=1,t2/K=0.5時(shí)的相圖進(jìn)行了同樣的計(jì)算,所得的相一致,只是相邊界有移動(dòng).

4.2 均勻躍遷到交錯(cuò)躍遷的過(guò)渡過(guò)程

接下來(lái)論述交錯(cuò)躍遷較強(qiáng)時(shí)的Mott相,再展示其是如何從均勻躍遷時(shí)過(guò)渡而來(lái)的.均勻躍遷時(shí),Mott 線出現(xiàn) 在 n=0.5的整數(shù)倍填充上,其n=0.5 Mott線上存在Mott-Meissner相和Mott-渦旋相.但交錯(cuò)躍遷時(shí)的Mott態(tài)與之相比很奇怪:t1/K=1,t2/K=0.3 相 圖 中 n=0.25 Mott線 上不包含渦旋相,和均勻躍遷時(shí)不同,這條線上只存在一個(gè)相,這個(gè)相中心荷為0,流和密度均勻;另外從流的圖案和相變特征來(lái)看,這個(gè)Mott相不分橫、縱流相,其基態(tài)從橫流態(tài)不經(jīng)相變地變成前面定義的縱流態(tài)(圖5(c)),這也和交錯(cuò)躍遷時(shí)的超流區(qū)不同,令人不解.因此改變 t1,t2的差,觀察這條Mott線是如何從均勻躍遷時(shí)轉(zhuǎn)變過(guò)來(lái)的.

圖4 (a)t1/K=1,t2/K=0.3 強(qiáng) 相互作用極限(HCB)相圖,n=N/(2L)為填充;(b)該相圖中三個(gè)相對(duì)應(yīng)的糾纏熵分布與擬合結(jié)果,φ /π=0.3,0.64,0.8 分別取自橫流相、渦旋相和縱流相,散點(diǎn)是有限尺寸系統(tǒng)中計(jì)算的糾纏熵(S),實(shí)線和中心荷(c)是將散點(diǎn)用公式(7)擬合的結(jié)果.交錯(cuò)躍遷導(dǎo)致了糾纏熵空間分布的起伏,數(shù)據(jù)取自周期邊界,L=64,N=12;(c)橫流相-縱流相相變時(shí)橫向手性流和縱向手性流的突變,突變后二者強(qiáng)弱交換;數(shù)據(jù)取自 L=64,N=25,在手性流的計(jì)算中為了減小開(kāi)邊界帶來(lái)的邊界效應(yīng),只截取了中間 L /2部分;(d)橫流相-渦旋相-縱流相相變;掃描 φ 時(shí),最近鄰內(nèi)積進(jìn)入渦旋相時(shí)會(huì)突變,并且數(shù)值上類(lèi)似于無(wú)相互作用時(shí)一樣振蕩;數(shù)據(jù)取自N=4Fig.4.(a)Phase diagram for HCB when t1/K=1,t2/K=0.3,n=N/(2L);(b)VN entropy and the corresponding fitted central charge for three phases in the phase diagram above.φ /π=0.3,0.64,0.8 are from horizontal current,vortex and vertical current phase respectively.The points are VN entropy data in PBC finite system.Solid lines and central charge are fitted from formula(7).The staggered hopping has made the VN entropy also staggered.Data is from L=64,N=12;(c)horizontal current phase to vertical current phase transition for L=64,N=25 .The average horizontal current and average vertical current will swap their strong and weak relations in the transition point.In order to reduce the boundary effect in average currents,we used the L /2 part in the middle of the ladder;(d)horizontal current to vortex and vortex to vertical current phase transition.The nearest overlap shows that in horizontal and vertical current phases the ground state changes smoothly,and numerically oscillates in the vortex phase.Data is from N=4 .

轉(zhuǎn)變過(guò)程涉及超流(SF)-Mott相變,需要引入物理量電荷能隙 Δ(chargegap),電荷能隙是系統(tǒng)產(chǎn)生粒子-空穴對(duì)所需的能量[47],超流-Mott相變能用電荷能隙是否為0展示.在熱力學(xué)極限下,超流區(qū)電荷能隙為 0,Mott區(qū)非 0.將有限尺寸DMRG得到的電荷能隙外推到熱力學(xué)極限,通過(guò)觀察電荷能隙發(fā)現(xiàn),取 n=0.25 填 充,系統(tǒng)在t1,t2差別大時(shí)為 Mott 相,t1,t2差別小時(shí)為超流相,交錯(cuò)躍遷的變強(qiáng)導(dǎo)致了超流到Mott的相變(圖5(a)).交錯(cuò)躍遷越強(qiáng)電荷能隙越大,這和無(wú)相互作用時(shí)能帶能隙的經(jīng)驗(yàn)是一致的[48].是否是渦旋相是用第2節(jié)(3)式中流的周期2均勻性來(lái)衡量的(圖5(b)).渦旋相只存在于交錯(cuò)躍遷弱的區(qū)域,而交錯(cuò)躍遷足夠強(qiáng),如之前論述的 t1/K=1,t2/K=0.3 時(shí),系統(tǒng)將不存在渦旋相.盡管超流區(qū)中橫、縱流相間以一階相變分隔,但在Mott區(qū)二者間不存在相變(如圖5(c)),所以將Mott區(qū)的這些均勻相稱(chēng)為Mott-均勻相.

圖5 (a)n=0.25相圖,t1/K=1,虛線圈出的是vortex相;(b)相圖中均勻相與渦旋相是用量化的流的周期 2不均勻性區(qū)分的,數(shù)據(jù)取自 t1/K=1,t2/K=0.9;(c)t1/K=1,t2/K=0.3 的 n=0.25 Mott線,系統(tǒng)基態(tài)平緩地從橫流相變成縱流相,這個(gè)過(guò)程中流圖案的周期一直為2Fig.5.(a)Phase diagram for n=0.25 filling when t1/K=1;(b)the homogenous phase and vortex phase are distinguished from the inhomogeneity of densities and currents.Data is from t1/K=1,t2/K=0.9;(c)the n=0.25 Mott line for t1/K=1,t2/K=0.3 .The average vertical current surpasses the average horizontal current smoothly,during the process the current patterns have perfect periodicity of 2 and the density is homogenous.

由于數(shù)值上難以用電荷能隙得到清晰的Mott-超流相邊界,下面進(jìn)一步通過(guò)取散點(diǎn)計(jì)算中心荷來(lái)確定 n=0.25 Mott、超流模糊邊界兩邊各種流相的存在.可以發(fā)現(xiàn) Δ 小的深處的均勻相c=1,Δ 大 的深處的均勻相 c=0,Δ 大的深處的渦旋相 c=1,Δ 小 的深處的渦旋相 c=2(表 1),這和均勻躍遷時(shí)的超流-Meissner、Mott-Meissner、Mott-渦旋相、超流-渦旋相的中心荷[36]規(guī)律—各種流相在Mott中的中心荷比在超流中少1—是一致的.系統(tǒng)在超流區(qū)存在橫、縱流相,渦旋相的基礎(chǔ)上,在Mott區(qū)額外分出了Mott-均勻和Mott-渦旋相.n=0.25 情形中,交錯(cuò)躍遷弱時(shí)改變磁通 φ,系統(tǒng)存在豐富的相變行為,其中改變磁通能引起Mott-超流相變,還是均勻躍遷時(shí)不存在的現(xiàn)象.但交錯(cuò)躍遷強(qiáng)時(shí),系統(tǒng)就只剩下Mott-均勻相,改變 φ 不再產(chǎn)生相變了.

表1 在有代表性的區(qū)域取點(diǎn),精確計(jì)算中心荷(c)來(lái)驗(yàn)證各個(gè)流相的存在,系統(tǒng)取周期邊界來(lái)減小糾纏熵振蕩.表格列出了散點(diǎn)在相圖中的位置，對(duì)這些點(diǎn)的電荷能隙和流相性質(zhì)的判斷，以及對(duì)應(yīng)的中心荷判據(jù)，L=64—100,t1/K=1Table 1.PBC central charges(c)are accurately checked in several points in typical regions.The table has listed the points' position in the phase diagram,the judged charge gap and current phase properties,and the corresponding central charge evidence,L=64–100,t1/K=1.

5 總 結(jié)

本文研究交錯(cuò)躍遷時(shí)Hofstadter梯子模型的流相,著重關(guān)注系統(tǒng)與均勻躍遷時(shí)的不同.無(wú)相互作用時(shí),系統(tǒng)會(huì)產(chǎn)生橫流相、縱流相、渦旋相三種相,橫流相、縱流相是躍遷變得交錯(cuò)的過(guò)程中態(tài)連續(xù)變化產(chǎn)生的.強(qiáng)相互作用時(shí)超流區(qū)也分為這些相,但擁有更豐富的相變類(lèi)型;以 n=0.25 為例來(lái)展示交錯(cuò)躍遷時(shí)的Mott相,能發(fā)現(xiàn)渦旋相僅僅存在于交錯(cuò)躍遷弱的區(qū)域,交錯(cuò)躍遷的變強(qiáng)會(huì)漸漸壓縮渦旋相存在的區(qū)域,導(dǎo)致最終產(chǎn)生的Mott區(qū)不包含渦旋相;這個(gè)Mott區(qū)不存在相變來(lái)區(qū)分橫流相、縱流相,因此叫作Mott-均勻相;交錯(cuò)躍遷除了本身能驅(qū)動(dòng)Mott-超流相變外,還使系統(tǒng)改變磁通時(shí)能驅(qū)動(dòng)Mott-超流相變.對(duì)這一模型的研究豐富了流相的種類(lèi),為實(shí)現(xiàn)人造規(guī)范場(chǎng)的各種新穎平臺(tái)[19,49,50]中手性流的進(jìn)一步的研究提供了基礎(chǔ).