correlação anômala

Scientific Reports volume 13, Número do artigo: 9470 (2023) Citar este artigo

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A não analiticidade do eco de Loschmidt em momentos críticos em sistemas quânticos extintos é denominada como a transição de fase quântica dinâmica, estendendo a noção de criticidade quântica a um cenário de não-equilíbrio. Neste artigo, estabelecemos um novo paradigma de transições de fase dinâmicas impulsionadas por uma mudança repentina nas correlações espaciais internas do potencial de desordem em um sistema desordenado de baixa dimensão. A dinâmica de extinção entre o sistema aleatório hamiltoniano pré-extinto puro e pós-extinção revela uma transição de fase quântica dinâmica anômala desencadeada por uma correlação de desordem infinita no potencial de modulação. A origem física do fenômeno anômalo está associada à sobreposição entre os dois estados estendidos distintamente diferentes. Além disso, exploramos a dinâmica de extinção entre o hamiltoniano de sistema puro aleatório pré-extinto e pós-extinção. Curiosamente, o sistema extinto sofre transições de fase quântica dinâmicas para o potencial de ruído branco pré-extinção no limite termodinâmico. Além disso, a dinâmica de têmpera também mostra uma assinatura clara da transição de fase de deslocalização no modelo de Anderson correlacionado.

As transições de fase quântica em condições de não equilíbrio tornaram-se um tópico de grande interesse no campo da física da matéria condensada1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11,12,13,14,15,16 ,17,18. Notavelmente, as transições de fase de não equilíbrio são impulsionadas pelo tempo progressivo, o que fornece uma nova estrutura para explorar o comportamento dinâmico de sistemas quânticos que evoluem no tempo13,14,19,20,21,22. De fato, os conceitos de criticalidades quânticas em configurações de não-equilíbrio foram elegantemente mapeados para as transições de fase quânticas dinâmicas (DQPTs), onde as singularidades do eco de Loschmidt identificam as DQPTs de sistemas quânticos extintos23,24,25. O eco de Loschmidt é uma medida da sobreposição entre os estados quânticos de referência e evoluídos no tempo, que foi extensivamente estudado teoricamente7,8,9,10,11,12,13,14,19,20,21,22,23 ,24,25 e experimentalmente2,3,26,27. Um modelo paradigmático que mostra DQPTs é o modelo Aubry-André após uma extinção da força do potencial incomensurável23,25. Além disso, a dinâmica de não-equilíbrio do modelo de Anderson após a extinção da intensidade do distúrbio também foi explorada24. O conceito de transições de fase dinâmica também pode ser caracterizado por eco de emaranhamento28,29,30 (a sobreposição dos estados fundamentais hamiltonianos de emaranhamento inicial e evoluído no tempo) dos subsistemas embutidos em sistemas quânticos maiores. Além disso, os DQPTs podem ser testados medindo o parâmetro de ordem de não-equilíbrio no modelo de Lipkin-Meshkov-Glick com um campo transversal extinto31.

A localização de Anderson é uma transição de fase quântica impulsionada pela força da desordem não correlacionada sob certas condições, conforme estabelecido pelo trabalho seminal de Anderson32. No contexto de ligação rígida, todos os autoestados em sistemas de baixa dimensão sem interação são localizados por uma quantidade infinitesimal de desordem no limite termodinâmico33, enquanto um sistema tridimensional exibe transição metal-isolante em força de desordem crítica com uma borda de mobilidade separando estendido e estados localizados34,35,36,37,38.

Correlações no potencial de desordem são conhecidas por conduzir a transição de fase quântica no sistema desordenado correlacionado de baixa dimensão sem interação39,40,41,42,43,44. Notavelmente, o modelo de Anderson correlacionado exibindo a transição metal-isolante no expoente crítico de correlação, \(\alpha =2\), com uma borda de mobilidade demarcando estados estendidos e localizados39. A transição foi reafirmada com base em fortes anticorrelações do potencial desordenado no limite termodinâmico40. Com relação à transição de fase, Pires et al.41 demonstraram que a transição de fase de deslocalização pode ocorrer em \(\alpha \sim 1\) sem uma borda de mobilidade no regime perturbativo. Verificou-se que o comprimento de localização diverge como \((1-\alpha )^{-1}\) no limite \(\alpha \rightarrow 1\) no limite termodinâmico, confirmado pelos cálculos perturbativos analíticos41,42.