作者简介:郭飞翔(1988—),男(汉族),河北省石家庄市人,深圳大学硕士研究生.E-mail:2130100101@email.szu.edu.cn
中文责编:英 子; 英文责编:木 南
1)深圳大学物理科学与技术学院,深圳518060; 2)山西大学理论物理研究所,太原030006
凝聚态物理; Fermi-Hubbard 模型; 光学晶格; Zeeman场; 自旋轨道耦合; 密度矩阵重整化群; 相分离
1)College of Physics Science and Technology, Shenzhen University, Shenzhen 518060, P.R.China2)Institute of Theoretical Physics, Shanxi University, Taiyuan 030006, P.R.China
condensed matter physics; Fermi-Hubbard model; optical lattice; Zeeman field; spin-orbit coupling; density-matrix-renormalization-group(DMRG); phase separation
DOI: 10.3724/SP.J.1249.2015.05449
采用密度矩阵重整化群(density-matrix-renormalization-group, DMRG)方法,研究梯状光晶格中排斥相互作用费米气体的基态属性.研究表明,Zeeman场能够激发系统的相分离(完全极化相和部分极化相),而自旋轨道耦合效应能抑制相分离,使整个晶格处于部分极化相,在不同的强弱排斥相互作用系统中,极化率会随自旋轨道耦合改变表现出不同的变化规律.
The density-matrix-renormalization-group(DMRG)method is used to numerically calculate the ground state of repulsively interacting Fermi atoms loaded in optical ladder lattices. It is found that the system exhibits the spatial separation of a fully spin-polarized phase from the partially polarized phase for the suitable intensity of Zeeman field without the effect of spin-orbit coupled atoms. The spin-orbit coupling drives the fully spin-polarized phase to the partially spin-polarized phase in the whole system. The spin polarizations of weak and strong repulsively interacting systems vary differently with spin-orbit interaction strength.
囚禁于光晶格中的冷原子系统为人们研究纯净无杂质的多体原子系统提供了一个理想平台[1],在此平台下可用调节众多参数来调控原子状态,从而更方便地研究系统的量子行为.实验上利用Feshbach共振技术[2]可以调节散射长度,以控制原子间相互作用强度,创造一个探索强关联系统的特殊环境[3].在光晶格背景下已经实现并观察到了许多现象,例如,BEC-BCS渡越和费米超流体[4]、金属-绝缘态的转变[5].在光晶格中还经常引入磁场使费米子发生自旋翻转[6],从而控制自旋极化率.目前较多的实验和理论研究聚焦于费米气体在光晶格中实现不同自旋粒子数极化的相变和相分离行为,例如,在吸引相互作用下超冷费米子的超流和正常相的相分离实现[7-9].另外在实验上,原子气体总是被谐振磁场或者光学方法将原子束缚在一个区域内,防其逃逸以实现系统粒子数守恒.文献[10-11]指出,一维单链的自旋方向不同的粒子处于强度不同的外势环境下,系统会表现出很明显的相分离.在此类问题中,观察原子数密度随格点位置的变化,可揭示出系统基本物理量变化的不同内涵[12-13].例如,哪些区域为Mott绝缘态或金属态[14],可通过密度轮廓清晰地反映出来.目前被广泛使用的很多数值模拟方法均沿用此思路,例如,蒙特卡罗和精确对角化[15]以及本研究中的密度矩阵重整化群方法[16].所以本研究着重分析并讨论磁场和自旋轨道耦合效应对原子数密度的影响.
由光晶格构造而成的一维或二维系统的性质在实验和理论上已得到广泛研究[9,17-18],人们对于一维单链引入自旋轨道耦合吸引与排斥作用也进行了深入探讨[19-20].由于梯状双链模型不同于通常的一维和二维系统,它应该具有和自身结构相应的一些特殊性质,虽然双链结构(图1)的Hubbard模型也有很多性质已被研究,例如,Bose双链模型的超流和Mott相变及其有能隙相的深入研究[21-22],同样也从理论计算实现了FFLO(Fulde-Ferrell-Larkin-Ovchinnikov)态[23],以及用Hubbard-Rashba模型加入电压后不同边界条件的spin-Hall effect[21],但仍有很多其他性质尚未被揭示.
本研究通过用密度矩阵重整化群(density-matrix-renormalization-group, DMRG)方法,研究如图1双开链(open ladder)结构的Hubbard模型加入自旋轨道耦合及Zeeman场后系统极化状态.发现Zeeman场会使系统出现比较复杂的相分离结构,但是在加入自旋轨道耦合之后这种相分离结构被破坏了,系统极化率会随着自旋轨道耦合的增大出现不同的变化:弱排斥相互作用时系统极化率会先增大后减小,而强排斥作用的系统极化率显示为先保持不变而后减小.
本研究采用的Hubbard模型为[24-25]
H=H0+Hz+Hso(1)
其中,
H0=-t∥∑i,j,α,σ((^overc)αiσ(^overc)αjσ+H.c.)+
t⊥∑i,β,α,σ((^overc)αiσ(^overc)βiσ+H.c.)+U∑i,α(^overn)αi↑(^overn)αi↓+
V(2/(L-1))2∑i,α,σ(i-(L+1)/2)(^overn)αiσ(2)
Hz=-h∑i,α((^overc)αi↑(^overc)αi↑-(^overc)αi↓(^overc)αi↓)(3)
Hso=λ∑i[(^overc)αi↑(^overc)αi+1↓-(^overc)αi↓(^overc)αi+1↑+
i((^overc)αi↑(^overc)βi↓+(^overc)βi↓(^overc)αi↑)+H.c.](4)
这里, i, j=1,2,…,L(L为双链的长度),(i, j)是相邻的两个格点(site),通过水平hopping项t‖关联(图1); α=1,2表示两条链间垂直方向上的两个相邻格点,通过垂直hopping项t⊥关联(图1).算符(^overc)αiσ和(^overc)αiσ分别表示第i个格点自旋方向为σ(↑,↓)的湮灭算符和产生算符;(^overn)αiσ为格点i处的粒子数算符; U为同格点费米子的相互作用强度; V为谐振势的强度; h为Zeeman场强度; λ为自旋轨道耦合强度; H.c.为前面两项的复共轭.
本研究约定Nσ=∑i,α〈nαiσ〉, N=∑σNσ. 其中, 〈·〉表示平均值.由于在双链模型中两条链是对称的,即一定有〈n1iσ〉=〈n2iσ〉, 约定ni≡〈n1i↑〉+〈n2i↓〉、 si≡〈n1i↑〉-〈n2i↓〉, 以及极化率P=(N↑-N↓)/N. 为方便起见,用无维度和量纲为1的参数变量(-overt)≡t⊥/t‖, U-≡U/t‖, V-≡V/t‖, h-≡h/t‖以及λ-≡λ/t‖.为便于标记,再设t‖=1, 则以上恒等式可写为U-≡U, V-≡V,(-overt)≡t⊥=t, h-≡h, λ-≡λ,所以本研究中这两种标记等价,在此取简单标记.
在以上模型中,由于谐振势沿着链的方向,所以此双链结构中2条链是完全对称的,所有物理量可只取其中的一条链加以讨论.本研究取长度L=30的双链结构晶格,即共有60个格点,谐振势强度V=10.
首先讨论没有自旋轨道耦合效应,即λ=0时,弱链间耦合结构下t=1, 不同相互作用强度和Zeeman效应对系统相变的影响.当由于排斥相互作用和外加势场的共同作用,系统处于中间为Mott绝缘态n=1, 两边为n≠1的金属态,而Zeeman效应使系统出现极化状态.当Zeeman场强度相对较弱而极化率取为P=0.4时,如图2(a)和(c),强排斥U=80和弱排斥U=10作用下粒子系统在整个晶格区域内同时极化,即整个系统全部处在部分极化(partially polarized,PP).但是在边缘金属态区和中心Mott绝缘区的交界处情况有所不同, U=80的强排斥相互作用使此处的极化非常剧烈.逐渐增强Zeeman场,使粒子极化率P达到0.9时,系统就会出现不同的相区,如图2(b)和(d),弱排斥作用U=10时,如图2(b),边缘区域金属态处粒子被在完全极化(fully polarized,FP)状态而中间的Mott绝缘区表现为PP状态,强排斥作用下(U=80)时,如图2(d),情况与弱排斥作用下恰好相反,边缘金属态处在PP状态而中间Mott绝缘区处在FP状态.
出现这种情况是因为系统的能量是由4部分组成:① hopping项能; ② 排斥势能; ③ 谐振势能; ④ Zeeman场效应能.图2中,由于 ①、③ 和 ④ 项能量固定, 所以基态能量是由第 ② 项决定的. 弱
排斥作用如图2(b)的情况下,系统格点内自旋态的排斥势较弱,粒子的自旋混合会趋向于在谐振势比较低的地方,就是Mott绝缘中心区,所以在中心区域会出现PP态,边缘是FP态; 强排斥作用如图2(d)的情况下,系统格点内自旋态的排斥势相对较强,每个格点内只能有一个自旋态(不是自旋向下的粒子就是自旋向上的粒子),所以系统的边缘会处在PP态,而谐振势中心区会由于排斥作用而变为FP态,从而导致系统两种态在晶格的位置而颠倒.
随着链间耦合的增强,即取λ=0, t=2时系统将出现比较复杂的相分离状态.图3显示了排斥作用分别取U=10和U=60时在不同极化率下的粒子数密度分布对比.图3(a)和(b)显示在弱Zeeman场下,极化率P=0.1时,无论弱排斥作用(U=10)还是强排斥作用(U=60), 中心Mott绝缘区都比较稳定,未出现极化现象,即为未极化(no polarized,NP)区,该现象未出现于弱链间耦合作用(t=1)系统.调节Zeeman场强度,使系统极化率P增至0.3,弱排斥作用下(U=10), 整个系统同处于PP状态,如图3(c); 而排斥作用加强为U=60时,系统中心Mott绝缘区原先的NP状态区域缩小,边缘PP状态区扩大,同时在粒子数密度n=0.8附近接近于FP状态,如图3(d).继续增强Zeeman场
强度使系统极化率为P=0.6时,弱排斥作用下(U=10), 系统边缘金属态出现FP状态,中心Mott绝缘区的PP状态内部出现了自旋密度波态,如图3(e); 而强排斥作用U=60时,系统在中心Mott绝缘区和金属态区边缘粒子数密度n=0.8附近的地方为FP态,而其他区域都处在PP状态,如图3(f).
总之,较强的链间耦合,使系统的极化变得不易,需要较强的Zeeman场极化效应与之抗衡才会有明显的极化效果和相分离趋势.
当链间耦合足够强时,系统表现出来的相分离结构会比较复杂,图4为t=2, N=40, V=10, λ=0的情况下系统取不同的排斥相互作用和Zeeman场强度下的相图,其中B-G分别代表系统表现出不同相分离结构的部分.D代表中心Mott绝缘区为NP区两边为PP区,如图3(a)和(b); C代表整个区域全部为PP区,如图3(c); B代表中心为PP区,两边为FP区,如图3(e); E代表中间部分为FP区,两边为PP区,如图2(d); F代表Mott绝缘区边缘出现FP区将PP区隔开,如图3(f).由相图可以看出在排斥作用较小U<20时,系统只会存在B、D和H相,而随着U逐渐增大,系统对h越来越敏感而各个相区域在相图中也逐渐缩小; 当U>60后系统就出现了E相和F相,且它们在相图上面积逐渐增大; 特别指出是,当U>30后B相就消失将不再出现.
为了能更深入地探讨系统性质,分析具有不同排斥相互作用U时,系统的基态能E随外加磁场h的变化(图5).由图5可见,对于较弱的Zeeman场效应,不同的排斥作用会对应不同的系统基态能量E, 这时系统未出现极化现象,如图5中U=15、 h<0.16, U=30、 h<0.14, U=40、 h<0.10. 之后,随着Zeeman场的增强系统能量会逐渐降低,系统的极化现象逐渐显现,而当参数调整为U=15, h=0.8, U=30, h=0.39, U=40, h=0.35时,整个系统表现为FP状态.在系统由PP到FP转化过程中,通过拟合曲线近似表现为抛物线状下降态势; 继续增强Zeeman场,系统的基态能量表现为线性下降,此时系统将稳定于FP状态,即所有粒子都为自旋向上的粒子.图5显示系统排斥作用越强基态能量越大,曲线位置越往上; 从而留给系统极化的空间越小,这表明排斥作用越大系统产生部分极化现象所要求的h的取值范围越小,即表示系统对Zeeman场的变化反应就越敏感[11],该结论和相图对应,并且与硬核极限下系统是极度简并的[26-27],任意大小的h都会将系统极化结论相吻合.由图5还可见,当h取值较大时,基态能量变为一条直线并呈下降趋势,这是因为当系统达到完全极化状态,即粒子全部变为自旋向上,由式(2)可知,此时相互作用项贡献变为0,即U∑i,α(^overn)αi↑(^overn)αi↓, 所以图5中的能量线最后合并为一条直线.
图5 不同排斥作用下系统基态能量(t=2, N=40, V=10, λ=0)
Fig.5 Ground-state energy as a function of h with different repulsive interaction
当引入粒子间的自旋轨道耦合作用后,系统的相分离结构将会完全被破坏,无论Zeeman场效应如何变化整个系统都只会处于PP状态,图6表示特定条件下(t=2, U=60, N=40, L=30, h=0.15)系统引入不同的自旋轨道耦合(λ=1.0、 1.5、 2.5和3.6)粒子数密度分布情况,各图表示系统均处在PP状态.随着λ的增加系统中心区域逐渐从Mott绝缘态转变为金属态,这一性质和一维单链结构是相同的.图6(c)表示整个系统已经处于金属态,当λ增加到3.6时,如图6(d)系统金属性变得更强,但由于Zeeman场的存在系统的极化率不为0,此时整个晶格出现自旋密度波态.对比图6(a)到图6(d)可知,系统的极化程度也会随着λ的增加而减弱,作为辅助说明图7也明确的反映了这一变化.
图7显示了给定系统处于相同的Zeeman场强度h=0.15的作用下,但具有不同排斥相互作用时,其极化率随自旋轨道耦合效应λ的变化曲线.由图7可见,在排斥作用U<50, 自旋轨道耦合作用满足λ<1.8时, 系统的极化率随λ的增加而逐渐增大,而当λ>1.8后系统极化率逐渐减小,出现此种情况的原因是:系统会随着自旋轨道耦合强度的增大金属性会不断增强,中心的Mott绝缘态区会不断缩小直至消失.这是因为自旋轨道耦合作用增加了粒子在晶格之间的活跃性,使粒子在晶格之间的运动加剧,这样导致排斥作用相对较小时的系统随着自旋轨道耦合强度的增加,使Zeeman场更容易极化粒子,所以会有先增大的现象.而后面的减小是因为粒子的活跃性增大到使系统转变为金属态,而之后再增大自旋轨道耦合作用就会减弱Zeeman场对粒子的极化作用.排斥作用U≥50时系统极化率会随着λ的增加呈现递减状态,这与硬核极限情况非常接近,排斥作用不断增加,使粒子自旋态在晶格中非常固定,而当考虑了自旋与轨道相互耦合的情况之后,就使得轨道运动的作用对晶格中的自旋态产生了影响,从而影响系统极化率,当逐渐增大此耦合作用,就使得系统向未极化前转变,从而使系统极化率减小,在λ>3.0之后系统极化率递减速度变得非常缓慢,而此时对应于系统渐趋稳定的金属态.这与系统的金属性和绝缘性相对应, λ较小时系统中心为Mott绝缘态,随着λ的增大Mott绝缘态区域逐渐变小直至消失,此过程中弱排斥相互作用系统极化率逐渐增大,而强排斥相互作用系统极化率一直下降,而继续增大λ, 强排斥和弱排斥相互作用系统的金属性都继续增强,极化率也会随着金属性的增强渐减,并趋于稳定.
图7 不同排斥作用下极化率随λ的变化(t=2,N=40,V=10,h=0.15)
Fig.7 The polarization as a function of λ with different repulsive interaction (t=2,N=40,V=10,h=0.15)
图8给出了λ=1时,系统在不同排斥相互作用的基态能量随Zeeman场强度h的变化,与图5相比能量变化有所不同:当Zeeman场强度增大到一定程度之后能量几乎线性下降,但即使在较强的Zeeman场强度下,不同排斥作用强度所对应的基态能量也不会汇聚为一条直线,而且在这些较强的Zeeman场区域对应同一值,但不同排斥作用的基态能量之差基本相同.原因是在λ=1时,当Zeeman场强度渐增时,系统会处于部分极化状态而没有完全极化,即使在h很大的情况下系统也不会变为完全极化状态,整个系统只会随着h的增大逐渐趋近于完全极化状态,如图6(a). 所以根据式(2)相互作用项U∑i,α(^overn)αi↑(^overn)αi↓的自旋向下粒子数不会等于0,即相互作用项不会为0,这与图中当h取同一值时不同排斥作用U对应的基态能量之差基本稳定对应,不过在更大的Zeeman场强度时系统基态能量之差会逐渐变小.这与系统的极化性质相对应.
图8 t=2,N=40,V=10,λ=1下不同排斥作用下系统基态能量
Fig.8 Ground-state energy as a function of h with different repulsive interaction for t=2, N=40, V=10, λ=1
为更清楚地分析自旋轨道耦合对系统的影响,设置参数为N=40, L=30, U=60, V=10, t=2, h=0.15时,分别提取出系统的自旋向上粒子数密度,如图9(a)和(b),及自旋向下粒子数密度随λ的变化如图9(c)和(d).其中,图9(b)和(d)分别为图9(a)和(c)的等高线图.由此可见,在区域λ<1.8, Mott边缘区要小,如图6(a),随着λ的增加,Mott绝缘区逐渐缩小,而自旋向上粒子数密度在此区域也成增加趋势,如图7(a)和(b),而自旋向下粒子数密度恰恰相反,如图7(c)和(d),这使得极化率在Mott绝缘区域内成增长趋势; 但自旋轨道耦合作用增强到λ>1.8后,系统中心的Mott绝缘区消失,整个系统全部变为金属态; 此后继续增加自旋轨道耦合作用,直至λ>3.0时系统基本处于稳定状态.以上结论均和极化率在不同参数下的变化趋势相吻合.
本研究利用密度重整化群的方法,计算了限制在open ladder光学晶格中的超冷排斥费米气体,在加入Zeeman场和自旋轨道耦合作用后的极化性质.发现当只加入适当Zeeman场而无自旋轨道耦合作,且链间hopping作用较强时会出现FP区域和PP区域相分离的现象,在中心Mott绝缘区部分极化背景下会出现自旋密度波,此现象于一维链中同样出现[6,11].当计入自旋轨道耦合作用后系统的相分离完全消失,整个系统会处于PP态,即使较强的Zeeman场也不会有FP态出现,但整个系统会随着外磁场强度的增大而渐趋于完全极化状态; 同时Mott绝缘区也不会出现自旋密度波.对于弱排斥相互作用的系统,其极化率也会随着自旋轨道耦合作用的增强而出现先增后减最后趋于稳定的变化趋势,而强排斥相互作用的系统的极化率,则随自旋轨道耦合作用的增强,呈现出先一直下降而后渐趋于稳定的变化趋势.
深圳大学学报理工版
JOURNAL OF SHENZHEN UNIVERSITY SCIENCE AND ENGINEERING
(1984年创刊 双月刊)
主 管 深圳大学
主 办 深圳大学
编辑出版 深圳大学学报理工版编辑部
主 编 阮双琛
国内发行 深圳市邮电局
国外发行 中国国际图书贸易集团有限公司(北京399信箱)
地 址 北京东黄城根北街16号
邮 编 100717
电 话 0755-26732266
0755-26538306
Email journal@szu.edu.cn
标准刊号 ISSN 1000-2618
CN 44-1401/N