高温超导微观机理被视为凝聚态物理“皇冠上的明珠”，在过去30多年时间里涌现出诸多杰出研究工作，但迄今仍被专业人士认为处于盲人摸象阶段。今天，《赛先生》推荐斯坦福大学沈志勋组刚刚发表的《科学》杂志论文作者陈卓昱、王耀撰写的科普文章，解读他们在高温超导微观机理取得的一项新突破，展示了研究背后的思路。这一工作被视为在现有理论模型上的一次重要改进，虽然尚未能摸得全象，但也许这次新突破摸到了象鼻子，令人期待。
本文来自微信公众号：赛先生（ID：mrscience100），作者：陈卓昱（斯坦福大学）、王耀（Clemson大学），题图来自：视觉中国
1987年，在美国物理学会三月会议上，一个不大的会议室里挤满了2000个物理学家，开了一整晚的报告会。这场学术盛宴对当时的物理学界产生了极大的震撼：一类被称之为“高温超导体”的材料被发现了。
不同于此前发现的金属和合金等20 K以下的低温超导体，这类材料只需要降温到一个相对较高的温度（比如35 K 的La-Ba-Cu-O体系和93 K的Y-Ba-Cu-O体系）[1,2]，就可实现完全没有电阻地导电，同时对很强的磁场产生排斥效应。有了这种材料，超高分辨率的医用核磁共振成像、远距离的无损耗输电、超高速的磁浮高铁、小型化的商业核聚变堆等等改变世界的科技应用，有望逐渐走进人们的生活。
高温超导材料被发现至今已经三十多年，然而其中微观物理机制依然是个谜。在传统的金属合金超导体中，电子借助吸引相互作用而两两配对，并在低温下凝聚成超流态，从而电流可以无阻力地流动。而高温超导体的配对机理，仍然是当今凝聚态物理皇冠上的明珠[2]。理解了高温超导机理，可以帮助我们设计常温超导体，造福社会。
最近，美国的《科学》杂志于2021年9月10日发表了斯坦福大学沈志勋课题组在高温超导机理研究的新成果《一维掺杂铜氧链中的超强近邻吸引作用力》，实验上显示了在一维铜氧链上存在超强近邻吸引作用力的证据，对于理解二维铜氧面上的高温超导配对机制有重要启发[3]。
为什么高温超导问题这么难？斯坦福的研究团队为什么要研究一维问题？研究团队的发现对理解高温超导又会有什么帮助？下面我们力求用简化通俗的语言，来介绍高温超导的物理，以及目前的研究进展。具有基本的物理或者化学知识即可读懂。
一、高温超导的二维铜氧面
高温超导体发现之后，科学家们很快就进一步发现了它们整个家族具有相似晶体结构的铜氧化物都可以在较高的温度超导[2]。这些化合物都具有一个二维的铜氧面，它正是这些材料里超导电流运动的通道，而准二维的铜氧面以外，是给铜氧面提供带电载荷（载流子）的电荷库（见图一）。
图一
很快物理学家就了解到，铜氧面里的电子之间具有很强的相互作用，这与常规的金属合金超导体非常不同（在常规超导体中，电子之间相互作用很弱，基本可以看成是各自相对独立的）。铜氧面从一开始就是绝缘的，跟一般的金属材料也非常不同。这是因为，每个铜原子上正好有一个电子，这些电子由于都具有负电，静电力相互排斥，只能占着自己的位置动弹不得。这就像公路上堵车，车太多都挤住了，谁也动不了。
是电荷库层的帮助使得铜氧面可以导电，甚至超导。这个电荷库可以从铜氧面里夺出来电子，这就像在堵车的公路上去掉一些车，公路就可以畅通了。具体地说，整个固体材料是电中性的，除了电子以外还有带正电荷的金属阳离子（比如铜离子）存在，形成一个正电荷的背景。本来每个位置上都占满了电子，拿出来一个电子，就出现一个带正电的空穴，因为有空位，电子就可以移动了。比如说，一个带负电的电子向右移动，其实等价于一个带正电空穴向左移动。在这种情况下，与其考虑大量的电子，不如把空穴看成一个带正电的粒子，相当于电子的反粒子，这样反而在物理上更直观。
那如何在一个铜氧化物中加入更多的空穴呢？材料物理学家是通过“掺杂”实现的，就是往电荷库里掺进去“杂质”原子，如果这杂质原子具有的电子数量比原来的原子少，它就会从铜氧面里夺出电子来，这样铜氧面里空穴的数量就变多了，就可以导电，甚至在足够低温度下出现超导了。
深入阅读：
铜氧面的无掺杂本征状态下，每个二价铜离子的3d轨道上填充了9个电子，其中能量最高的3dx2-y2轨道上有1个电子，而完全填满3d轨道需要10个电子。在能带论下，这种未填满的能带是具有导电性的。然而近代量子化学已经揭示出d轨道电子具有很强的关联效应：铜原子3dx2-y2轨道上的电子被静电斥力相互排斥，每个电子都都只能占着自己的位置动弹不得。
所以，无掺杂的铜氧化物的是所谓的莫特绝缘体（Mott insulator），而不是能带论预测的导体。理论上可能更确切的另一个说法，是电荷转移绝缘体，因为费米面附近铜轨道和氧轨道有很强的杂化，所谓电荷转移指的是铜氧之间存在电荷转移。当掺杂产生空穴时，空穴作为带正电的载流子就可以在铜氧面里流动了。
掺杂的方法有很多，除了可以替换正离子，在氧化物里还可以把晶格里的空位替换成氧。空位不带电子，但是氧原子可以理解为带-2个电子，往氧化物里掺氧，就是往里掺空穴。反之，如果从氧化物里把氧拿走，剩下氧空位，那就是往里掺电子。
二、哈伯德（Hubbard）模型
要理解高温超导机理，我们可以从哈伯德模型开始。物理学界对强关联哈伯德模型的研究始于高温超导发现之前。像物理里很多分支一样，起初这个模型其实只是理论家们的一个玩具而已。然而，高温超导的发现却把这个模型推到了物理最前沿。P. W. Anderson教授、T. M. Rice教授和张富春教授等为代表的一批物理学家，确立了哈伯德模型在理解高温超导机理的核心位置[4-6]。
我们在初中学习原子的时候，最先学习的就是氢原子模型，因为氢原子只有一个质子和一个电子，最简单，但氢原子模型却基本蕴涵了原子物理相当大部分的内容，可以说了解了氢原子模型，其余的原子物理基本上对这个模型做一些修修补补就行了。而哈伯德（Hubbard）模型，就是强关联电子系统里类似氢原子模型的存在，它非常简单，却解释了相当多强关联电子系统里的复杂现象。而高温超导体就是最具代表性的强关联电子系统，因为其中电子间的相互作用很强，如上节中讲到电子会因为强烈的排斥作用而相互挤得动弹不得。
哈伯德模型里主要的两个参数U和t，物理意义很直观。如果两个电子占据同一个位置，由于静电排斥，系统升高的能量就是U，相当于势能。一个电子想从一个位置跳到相邻的位置，系统下降的能量是t，相当于动能。
哈伯德模型很简单，却可以解释大量的实验现象[7-14]。比如说像上面提到的，由于两个电子叠在同一个位置很费能量（U远大于t），所以当铜氧面里每个位置都占据一个电子的时候，铜氧面是绝缘体，一旦铜氧面掺杂了足够多的空穴，电子可以移动，也就可以导电了。哈伯德模型还成功解释了反铁磁序等一系列更加复杂的强关联量子态，下一节我们会进一步介绍它怎么预言一维反铁磁的。
虽然哈伯德模型在各方面都很成功，而且许多不同的方法已经在近似解或者准一维系统的精确解中发现了超导态的迹象[15-23]。但对于高温超导现象的精确解，还不能给出来。主要问题是，铜氧面是一个准二维系统，面对非常多的强关联电子数量，简单的二维哈伯德模型便无能为力。这和我们熟知的三体问题有点像，牛顿万有引力定律虽简单，但只要有三个天体相互作用，要想得到精确解就非常困难。实际材料体系中，电子数量则是异常恐怖的10的23次方数量级。这个艰巨的任务，人类目前的计算能力仍无法企及。
由于二维哈伯德模型没法得到精确解，跟实验对比的时候，就无法在科学方法论框架内给出确定性的结论：如果理论预测和实验不符，我们没法知道到底是计算过程带来的误差，还是哈伯德模型本身不足以解释现象。
然而，对于一维系统而言，由于维度少了一维，解的复杂度大幅下降，像哈伯德模型等理论模型，有了超级计算机的帮助，在一维有办法得到精确解 [24-26]！如果我们可以找到二维对应的一维材料系统，实验和理论就可以进行精确对比，就能知道理论模型到底对不对了！
因此，研究一维系统成为理解铜氧化物高温超导微观模型的关键。
深入阅读：
高温超导发现后，首先P.W. Anderson指出，铜氧化物中的高温超导可能起源于哈伯德模型中的RVB态[4]。然后，以张富春为代表的一批物理学家，从具体的铜氧化物的轨道相互作用出发，阐明了其低能有效模型与哈伯德模型的对应关系[5,6]。虽然强关联模型中的参数很难通过数值计算的方式定出来，但长期的理论和实验互相比较已经基本确定了哈伯德模型中这两个参数的范围。
除了莫特绝缘体和反铁磁，哈伯德模型还成功预言了强关联电子系统里的条纹态（stripes）、奇异金属（strange metal）、电荷密度波（charge density wave）等等更加复杂的电子集体行为。可以说是强关联电子系统中最成功也最简洁的模型[7-14]。
更具体地说，二维哈伯德模型得不到精确解，是因为强关联导致的量子纠缠效应，使得系统的有效自由度随尺度增大而指数增加，而经典计算机只能模拟一个局部。而且，二维哈伯德模型给出一系列能量相似又互不相容的量子态，即便是当今最先进的数值模拟方法（比如量子蒙特卡洛、张量网络）都无法精确预言到底会发生什么。其精确解可能要依赖未来的量子计算或量子模拟来揭示[27-31]。
三、一维铜氧链：自旋电荷分离
很多物理在维度不同的时候，表现就完全变了。哈伯德模型在一维表现出非常奇异的性质，要了解一维强关联电子系统，我们还要了解自旋（spin）的概念以及泡利不相容原理。
电子作为基本粒子，有三个本征的物理性质：质量，电荷，还有自旋。自旋如何理解呢？自旋可以类比为小磁铁，每一个电子本身都可以看成是一个小磁针，小磁针有指向，比如可以向上或者向下，如图二所示。
图二
在量子力学建立过程中，泡利是一位举足轻重的物理学家，泡利不相容原理是量子力学里的一个基本原理，相当于牛顿定律第三定律（作用力和反作用力）在经典力学里的地位。
不相容原理说的是两个电子不能处于完全相同的状态，比如说在哈伯德模型里，如果两个电子要占据同一个位置，他们的自旋就不能相同，必须得相反。
如果一条一维铜氧链上每个位置都有一个电子，相邻的电子之间也会因为离得近，就不喜欢旁边的电子跟自己一样，结果相邻的电子自旋都是相反的，形成一种自旋方向交错的秩序，物理上称为反铁磁序，如图三所示。
图三
神奇的事情来了。如果我们从这个反铁磁电子链中去掉一个电子，比如说用光打出一个电子，如图四所示，当电子链中的电子运动和相互作用的时候（细节见图说），电荷和自旋，作为原本是电子两个基本属性，竟然分别地独立运动起来。
运动的空位只带有电荷的属性，物理学家称它为空子（holon，不叫“空穴”而重新起名字“空子”，是为了强调它只带电荷不带自旋）。相邻自旋同向的态带有自旋的属性，物理学家称它为自旋子（spinon）。一维电子链中的这种自旋电荷分离的现象，已经跟电子在自由空间里的性质截然不同了，这就是集体行为不同于个体行为最突出的表现。
图四
上面讲的都是基于最简单的哈伯德模型的预言，但真实材料毕竟不会像玩具模型那么简单。那这预言到底对不对呢，就要靠实验来验证。前人已经合成了未掺杂的铜氧链母体材料，并且通过一系列的实验证实了一维铜氧链中的自旋电荷分离的现象，侧面印证了铜氧化物材料体系中哈伯德模型的可靠性[32-35]。
但是，前人的实验都是在未掺杂的铜氧链中做的，也就是说每次就用光打出一个空子一个自旋子，虽然看到了自旋电荷分离，却看不到两个电荷载流子（也就是空子）之间的相互作用。我们之前提到，高温超导机理研究的难点重点，就是载流子的配对，载流子之间的相互作用，才是我们关心的核心问题。
其实，实验物理学家为了做出掺杂的铜氧链，已经经过了二十多年的努力[32-35]，直到今天，研究团队才把这个问题解决，实现了最高到40%的非常广范围的可控掺杂和光谱表征，揭开了铜氧化物中两个载流子之间相互作用的神秘面纱。
巧妇难为无米之炊。这个成功的关键是新搭建好的一套尖端设备：氧化物分子束外延和同步辐射角分辨光电子谱仪的联合系统。利用这套设备，刚制备好的薄膜就能保持在超高真空中从制备腔传送到光电子谱仪的测量腔里，进而探测体系内部电子的能量动量结分布，直接得到量子材料最核心的物理性质，避免了一些特殊的物相在空气中无法稳定存在的问题。这套顶尖联合系统位于SLAC国家实验室，就在斯坦福大学的旁边。
现在这套尖端设备正是研究准一维的铜氧链材料体系的利器。这种材料的低维几何结构导致其十分不稳定，对于块体材料而言，只有无掺杂的母体可以较为稳定存在。所以之前关于掺杂下一维铜氧链的研究都停留在理论层面[24-26]。但在这种超真空环境中的薄膜就不一样了，用臭氧烘烤这种含有一维的铜氧链的薄膜，可以改变铜氧链中载流子的密度，并可以同时进行光谱测量。根据这个思路，研究团队对该材料进行了系统性的测量，以期得到与准二维铜氧化物超导体对应的一维体系掺杂的信息[3]。
深入阅读：
空子运动主要由t决定，而自旋子运动主要由自旋相互作用的能量J=4t2/U决定，所以空子和自旋子的运动速度并不相同，在角分辨光电子谱（ARPES）中，会看到两条不重合的分支。但是在未掺杂系统中，ARPES中看不到与载流子之间相互作用相关的信息。
实验上实现对铜氧链可控掺杂的关键在于薄膜生长和臭氧烘烤结合，可以可控地调节晶格中氧的含量，氧原子给系统提供了空穴[36]。
氧化物薄膜生长和同步辐射ARPES超高真空互联是实验成功的关键，有三个原因：（1）这种化合物对空气极为敏感，一旦碰到空气几秒内即分解；（2）ARPES测量对表面质量要求极高，空气中的沉积物会对谱质量产生致命影响；（3）测量需要用的光子能量65eV由同步辐射可以提供。
四、首次发现：超强近邻吸引力
用大科学设备同步辐射光源，在世界最先进的角分辨光电子谱仪里，我们可以看到空子（holon），以及空子之间的相互作用[3]。具体来说，光电子谱的动量分布曲线里有一个峰，代表了这种空子之间相互作用的强度[37,38]。图五所示的红线就是一维铜氧链中测到的一条实验曲线，在中间的两个是代表空子的主峰，两边明显有一双较强的“肩膀”，这个“肩膀”就是空子之间相互作用的特征峰。
图五
在一维系统中，计算机理论数值模拟可以给出不同理论模型的精确的预言。我们看到纯哈伯德模型给出的预测曲线中，肩膀的特征特别弱，几乎看不见了，显然跟实验不能符合。如果在哈伯德模型的基础上，加上近邻斥力（模拟电子间的长程静电库伦相互作用），即便斥力很强，也没法加强这个肩膀的强度。但相反，如果在哈伯德模型的基础上，加上近邻很强的吸引力，竟和实验曲线符合得很好！
这个近邻吸引力的强度非常强。根据哈伯德模型本身的自旋电荷分离的数学形式，我们其实可以推导出一个空子之间的有效吸引力。但是实验中发现的这个吸引力是哈伯德模型本身包涵的近邻吸引力强度的十倍！
不仅如此，这个实验上还系统地测量了不同掺杂程度的铜氧链，同样强度的近邻强吸引力的理论预测和所有实验谱线符合得非常好！
这就说明，在真实的铜氧化物里，有一个超强的近邻吸引力，而这个吸引力的来源是在哈伯德模型之外的。由于准一维铜氧链和准二维铜氧面结构非常相似，一维得到的量子微观理论模型在一定修正后可以推广到二维用。
论文中的这个“哈伯德+近邻吸引力”的模型，是建立在哈伯德模型本身巨大成功的基础上，再加上新发现的超强近邻吸引力存在证据，有助于高温超导电子配对，我们认为这有可能就是描述高温超导体的完整理论模型！
深入阅读：
ARPES可以同时测量光电子的动能与动量，由于能量动量守恒定律反推出电子在材料中的能量与动量信息。图五所示的是在某个费米面以下的结合能（binding energy）的动量分布曲线。在一维强关联电子系统中，电子的行为相互影响，在物理上更多地体现出集体的特性，而非个体的特性，所以ARPES的谱线通常会变得较更高维的一般系统要宽。
理论数值模拟可以精确算出一维系统的谱函数，与ARPES数据进行一一对比，所以可以得出更加确切的结论。这个近邻吸引力的可以表达为V～-t，比哈伯德模型本身经过低能投影产生的有效吸引力强度V～-0.1t大十倍。
五、超强近邻吸引力的可能来源：声子
那么这种电子和电子（或空穴和空穴）之间的吸引力的来源是什么呢？同样带正电荷的空穴之间，本是不应该存在一个相互吸引的静电力的。
人们常说不识庐山真面目，只缘身在此山中。如果我们仅仅考虑固体中的电子，当然是不可能相互吸引的。但是不要忘了，整个固体是电中性的，除了电子还有带正电荷的金属阳离子（这里“阳”就是带正电的意思）晶格形成的正电荷背景。由于阳离子的位置也会轻微移动，电子实际上是在一个能振动的带正电的网格里运动！
固体物理中，我们把阳离子的微弱振动数学化描述为一种准粒子：没有任何振动的时候表示没有产生这种准粒子，振幅增大意味着这种粒子数量增多。这种准粒子被称为声子。当我们考虑到声子（晶格振动）跟电子之间的这种吸引力的时候，我们就会发现，声子可以作为一种媒介，产生电子之间吸引力！
设想一下，你在一个平板上扔玻璃球，由于球与球之间的碰撞，这些玻璃球会分散开散落各地，这就类似于纯电子系统的情况。但是如果我们在柔软的床垫上扔玻璃球，你会发现这些球会聚集在一起。这是因为，一个球把床垫压出一个坑的时候，第二个球就会倾向于掉到坑里降低势能。如果我们只关心球的位置而无视床垫这个背景，看起来就像这些玻璃球互相之间有了吸引力。
类似的，固体中阳离子组成的晶格的振动也会像床垫一样诱导一种电子之间的吸引力。这种晶格振动和电子之间的相互作用，我们称为电声子耦合，这实际上正是常规金属超导的机理！巴丁、库珀、施里弗三人因创建这个理论（以他们名字命名为“BCS理论”）而获得了1972年的诺贝尔物理学奖[39]。
利用这个声子为媒介的吸引机制，我们能否解释铜氧链中发现的这个近邻吸引力呢？理论上可以证明，当声子（也就是晶格振动）的频率很大的时候，这种相互作用只存在于同一个晶胞的不同电子之间（所谓晶胞就是晶格的一个单元，晶胞周期性排起来就是晶格了）；但是当频率逐渐减小的时候，这种相互作用就可以延伸到更远的距离。
同样拿玻璃球和床垫打比方：想象玻璃球都在床垫上不断运动，如果床垫的恢复速度很快，那么一个玻璃球滚过去之后，床垫的形变立刻就恢复了，从远处的运动过来的玻璃球就无法感受到前者遗留下来的凹坑；只有当床垫的恢复速度远小于玻璃球的运动速度的时候，这种凹坑势能才得以传递到其它距离更远的玻璃球。根据这个原理，我们定量地分析了已知的电声子耦合强度和可能产生的近邻吸引相互作用。很遗憾，这个数值远小于我们需要的吸引力的强度。
是理论模型的出了问题，还是有更复杂的自由度在作祟？这个问题困扰了物理学家很长时间。再重新梳理整个逻辑框架，我们或许被常规超导BCS理论的思路给影响了。一般认为电声子的耦合一定是在距离最近时最强，而随距离迅速衰减，因此一般来说只考虑同一个晶胞位置上的耦合而忽略其他更远的情况，以此估算出来的常规超导材料的物性也是基本吻合实验结果的。
但是对于铜氧化物而言，由于哈伯德模型已经揭示了在同一个晶胞位置上有极强的排斥，其实更应该去关心的，是近邻两个晶胞位置之间的电子相互作用。那自然而然，这种近邻晶胞相互作用的主要贡献不应该来自于晶胞内的电声子耦合，而是晶胞间的电声子耦合。根据这个思路，辅以最新研发的非高斯态精确对角化方法[40]，研究团队分析了长程电声子耦合对于这个有效吸引力的影响。果不其然，其贡献远大于前面提到的仅考虑晶胞内电声子耦合的估算。而且得到这个有效吸引力的强度跟实验结果非常契合[41]。
当然以上对于这个近邻吸引力来源的讨论目前只是理论层面的解释和预测。更严格的结论仍然需要在不同的铜氧化物（尤其是高温超导的材料中）做进一步的实验分析。值得强调的是，如果上述机制最终被证明是正确的，电声子耦合成为解决高温超导问题的最后一步，但其作用机制跟传统的BCS超导完全不同，产生的表观现象也大相径庭。
在高温超导材料中，电子之间的强关联效应仍然是最显著的现象。因此，是电子强关联和电声子耦合的相互协作和竞争造就了这种奇异的物理现象。由于这两种相互作用在材料中广泛存在，其背后可能蕴含了更丰富的物理和更有有价值的应用。近年来蓬勃发展的理论模型、数值技术，和不断提升的实验手段和表征精度，都有望迅速推进这个方向的研究。
深入阅读：
声子可以被二次量子化用来描述更微观的、量子化的振动模式。这个相互吸引的机制其实在上世纪中叶就已经被提出并且得到验证。当这个吸引力足够强的时候，电子就倾向于成对存在并运动，形成了一种新的束缚态：库珀对。这种成对出现的电子呈现出玻色子的性质，因此不会在运动中被散射，体现出超导电性。这套理论便是固体物理里最著名的发现之一：BCS理论。它成功地解释了绝大部分物质在低温下的超导现象。后来经过多种不同程度的改进，对超导现象的描述从定性提升到了定量的量级 [42-45]。
铜氧超导体中的电子配对机制跟传统的BCS超导不太相同，产生的现象也不一样。比如铜氧超导体中的库珀对呈现d波对称性，而不是s波对称性。超导体的母体是一种反铁磁的绝缘体。通过非高斯态精确对角化方法，如果我们带入已知的电声子耦合强度、声子频率，并且考虑耦合效应按照电磁力的规律随距离自然衰减，长程电声子耦合给出这个有效吸引相互作用的强度正是V=-t，跟实验结果完全符合。
六、展望：如何设计出更高温度的高温超导体
至此，通过实验和理论的层层比较，我们不仅发现了之前一直被忽略的一个重要的超强近邻电子吸引相互作用的证据，并且在微观层面定量解释了这种相互作用有可能起源于声子。虽然声子在常规超导体和铜氧化物超导体中似乎都扮演了重要角色，但并不代表我们又回到了简单的电声子耦合导致超导的解释。
对于高温超导配对这个在当今时代最深刻的量子力学问题，我们其实是到达了的一个更深入的理解：电子-电子相互作用和电子-声子相互作用共同合作，创造出强关联电子体系中这些美妙的物理现象。当然，要完成这个故事，可能还需要进一步的更多直接实验证据以及理论计算方面的努力，但我们也许已经快要抵达结局了。在这个看似简单的故事背后，其实包含了大量科学界的实验技术和理论计算数值方法的创新。科学的发现很多时候并不依赖于灵光一现的想法，更多的是仪器、材料、算法、模型一次次的改进和迭代。
高温超导机理是一个已经不再年轻的课题。在两到三代人持续不断的对其发起冲锋的过程中，对于最终机理的探索固然是重中之重，但这个过程中催生的技术革新也是不可忽视的。
比如实验方面，以角分辨光电子谱仪（ARPES）为代表的多种表征技术在高温超导研究中得到长足发展，后来在拓扑材料的研究中大放异彩[46]；理论方面，以密度矩阵重整化群为代表的计算物理方法将物理理论与现代科学计算技术紧密结合起来，极大得加深了我们对于量子纠缠等前沿问题的认知。当然其它实验、理论、数值方面的些微改进甚至失败的尝试，都在将我们那些灵光一现的想法固化为千锤百炼的知识。
理解高温超导体的机理，除了在科学上有重大意义，还希望基于这些科学理解，在理论上设计出具有更高转变温度的高温超导体，并最终在实验上得以实现。如果在室温（即300K， 相当于27℃）和常压（即一个标准大气压）的材料就能超导，导电都可以无电阻了，整个基于电气工业的人类社会将发生巨变。
那基于现在对高温超导机理的理解，能否设计出更高温度的高温超导体呢？答案是：我们已经在路上了！
我们已经认识到，哈伯德模型提供了一个基本电子系统的平台，而高温超导配对的关键可能来源于声子带来的超强近邻吸引力。这样，如果希望得到更强的近邻吸引力，我们就需要进一步优化声子模式以及电子声子耦合强度。
一个可能的方案，是把二维铜氧面，和一个具备更优声子频率的电荷库通过异质结的方式结合起来，这个在原理上应该能进一步提高超导转变温度。在具体的实现上，对于铜氧化物高温超导体，材料工程方面还有很多工作要做，但是对于另外一类高温超导体——铁基超导体而言，却已经有了一些让人欣喜的尝试[47-49]。
即便基于已有的铜基高温超导材料，高温超导的产业应用也已经慢慢步入佳境，在战略科技（如高温超导可控核聚变和新一代高能粒子加速器）、交通（如高温超导磁悬浮列车和轮船电动机）、医疗（如超高分辨核磁共振成像和量子干涉心脑磁图）、电力（如高温超导储能装置、电缆、故障限流器、变压器、发电机）、通讯（如高温超导微波滤波器、振荡器、单光子探测器和太赫兹探测仪）等等领域具备广阔的发展前景。
总之，高温超导的研究，从1987年到如今已经过去34年，虽然仍有很多未解之谜，但人类对其认识已是越来越深入，因此也一步一步地对量子多体物理、量子材料、量子化学等等重要的学科有了更广泛的发展。高温超导机理仍是凝聚态物理皇冠上的明珠，但人类把它真正摘下的时刻应该不太远了。
参考文献：
[1] J. G. Bednorzand, K. A. Müller, Possible High TC Superconductivity in the Ba-La-Cu-O System, Zeitschrift FUR Physik B Condensed Matter 64, 189 (1986).
[2] B. Keimer, S. Kivelson, M. Norman, S. Uchida, and J. Zaanen, From Quantum Matter to High-Temperature Superconductivity in Copper Oxides, Nature 518, 179 (2015).
[3] Z. Chen, Y. Wang, S. N. Rebec, T. Jia, M. Hashimoto, D. Lu, B. Moritz, R. G. Moore, T. P. Devereaux, and Z.-X. Shen, Anomalously Strong Near-Neighbor Attraction in Doped 1D Cuprate Chains, Science 373, 1235-1239 (2021).
[4] P. W. Anderson, The Resonating Valence Bond State in La2Cuo4 and Superconductivity, Science 235, 1196 (1987).
[5] F. Zhang and T. Rice, Effective Hamiltonian for the Superconducting Cu Oxides, Phys. Rev. B 37, 3759 (1988).
[6] H. Eskes and G. Sawatzky, Tendency Towards Local Spin Compensation of Holes in the High-T C Copper Compounds, Phys. Rev. Lett. 61, 1415 (1988).
[7] A. Singh and P. Goswami, Spin-Wave Spectrum in La 2 Cuo 4: Double Occupancy and Competing Interaction Effects, Phys. Rev. B 66, 092402 (2002).
[8] B.-X. Zheng, C.-M. Chung, P. Corboz, G. Ehlers, M.-P. Qin, R. M. Noack, H. Shi, S. R. White, S. Zhang, and G. K.-L. Chan, Stripe Order in the Underdoped Region of the Two-Dimensional Hubbard Model, Science 358, 1155 (2017).
[9] E. W. Huang, C. B. Mendl, S. Liu, S. Johnston, H.- C. Jiang, B. Moritz, and T. P. Devereaux, Numerical Evidence of Fluctuating Stripes in the Normal State of High-Tc Cuprate Superconductors, Science 358, 1161 (2017).
[10] E. W. Huang, C. B. Mendl, H.-C. Jiang, B. Moritz, and T. P. Devereaux, Stripe Order from the Perspective of the Hubbard Model, npj Quantum Mater. 3, 22 (2018).
[11] B. Ponsioen, S. S. Chung, and P. Corboz, Period 4 Stripe in the Extended Two-Dimensional Hubbard Model, Phys. Rev. B 100, 195141 (2019).
[12] J. Kokalj, Bad-Metallic Behavior of Doped Mott Insula- tors, Phys. Rev. B 95, 041110 (2017).
[13] E. W. Huang, R. Sheppard, B. Moritz, and T. P. Devereaux, Strange Metallicity in the Doped Hubbard Model, Science 366, 987 (2019).
[14] P. Cha, A. A. Patel, E. Gull, and E.-A. Kim, Slope Invariant T-Linear Resistivity from Local Self-Energy, Phys. Rev. Research 2, 033434 (2020).
[15] T. A. Maier, M. Jarrell, T. Schulthess, P. Kent, and J. White, Systematic Study of d-Wave Superconductivity in the 2D Repulsive Hubbard Model, Phys. Rev. Lett. 95, 237001 (2005).
[16] B.-X. Zheng and G. K.-L. Chan, Ground-State Phase Diagram of the Square Lattice Hubbard Model from Density Matrix Embedding Theory, Phys. Rev. B 93, 035126 (2016).
[17] K. Ido, T. Ohgoe, and M. Imada, Competition among Various Charge-Inhomogeneous States and d-Wave Superconducting State in Hubbard Models on Square Lattices, Phys. Rev. B 97, 045138 (2018).
[18] H.-C. Jiang and T. P. Devereaux, Superconductivity in the Doped Hubbard Model and Its Interplay with Next-Nearest Hopping t’, Science 365, 1424 (2019).
[19] Y.-F. Jiang, J. Zaanen, T. P. Devereaux, and H.-C. Jiang, Ground State Phase Diagram of the Doped Hubbard Model on the Four-Leg Cylinder, Phys. Rev. Research 2, 033073 (2020).
[20] C.-M. Chung, M. Qin, S. Zhang, U. Schollwock, S. R. White, et al., Plaquette Versus Ordinary d-Wave Pairing in the T’-Hubbard Model on a Width-4 Cylinder, Phys. Rev. B 102, 041106 (2020).
[21] S. Jiang, D. J. Scalapino, and S. R. White, Ground State Phase Diagram of the t-t′-J Model, arxiv:2104.10149 (2021).
[22] S. Gong, W. Zhu, and D. Sheng, Robust d-Wave Superconductivity in the Square-Lattice t−J Model,arxiv:2104.03758 (2021).
[23] H.-C. Jiang and S. A. Kivelson, Stripe Order Enhanced Superconductivity in the Hubbard Model, arxiv:2105.07048 (2021).
[24] M. Kohno, Spectral properties near the Mott transition in the one-dimensional Hubbard model. Phys. Rev. Lett. 105, 106402 (2010).
[25] H. Benthien, F. Gebhard, E. Jeckelmann, Spectral function of the one-dimensional hubbard model away from half filling. Phys. Rev. Lett. 92, 256401 (2004).
[26] A. Nocera, F. H. L. Essler, A. E. Feiguin, Finite-temperature dynamics of the Mott insulating Hubbard chain. Phys. Rev. B. 97, 045146 (2018).
[27] A. Mazurenko, C. S. Chiu, G. Ji, M. F. Parsons, M. Kan ́asz-Nagy, R. Schmidt, F. Grusdt, E. Demler, D. Greif, and M. Greiner, A Cold-Atom Fermi–Hubbard Antiferromagnet, Nature 545, 462 (2017).
[28] C. Gross and I. Bloch, Quantum Simulations with Ultracold Atoms in Optical Lattices, Science 357, 995 (2017).
[29] T. A. Hilker, G. Salomon, F. Grusdt, A. Omran, M. Boll, E. Demler, I. Bloch, and C. Gross, Revealing Hidden Antiferromagnetic Correlations in Doped Hubbard Chains via String Correlators, Science 357, 484 (2017).
[30] C. S. Chiu, G. Ji, A. Bohrdt, M. Xu, M. Knap, E. Demler, F. Grusdt, M. Greiner, and D. Greif, String Patterns in the Doped Hubbard Model, Science 365, 251 (2019).
[31] J. Koepsell, J. Vijayan, P. Sompet, F. Grusdt, T. A. Hilker, E. Demler, G. Salomon, I. Bloch, and C. Gross, Imaging Magnetic Polarons in the Doped Fermi–Hubbard Model, Nature 572, 358 (2019).
[32] C. Kim, A. Y. Matsuura, Z. X. Shen, N. Motoyama, H. Eisaki, S. Uchida, T. Tohyama, S. Maekawa, Observation of spin-charge separation in one-dimensional SrCuO2. Phys. Rev. Lett. 77, 4054–4057 (1996).
[33] H. Fujisawa, T. Yokoya, T. Takahashi, S. Miyasaka, M. Kibune, H. Takagi, Angle-resolved photoemission study of Sr2CuO3. Phys. Rev. B. 59, 7358–7361 (1999).
[34] B. J. Kim, H. Koh, E. Rotenberg, S. J. Oh, H. Eisaki, N. Motoyama, S. Uchida, T. Tohyama, S. Maekawa, Z. X. Shen, C. Kim, Distinct spinon and holon dispersions in photoemission spectral functions from one-dimensional SrCuO2. Nat. Phys. 2, 397–401 (2006).
[35] J. Schlappa, K. Wohlfeld, K. J. Zhou, M. Mourigal, M. W. Haverkort, V. N. Strocov, L. Hozoi, C. Monney, S. Nishimoto, S. Singh, A. Revcolevschi, J. S. Caux, L. Patthey, H. M. Rønnow, J. Van Den Brink, T. Schmitt, Spin-orbital separation in the quasi-one-dimensional Mott insulator Sr2CuO3. Nature. 485, 82–85 (2012).
[36]H. Sato, M. Naito, H. Yamamoto, Superconducting thin films of La2CuO4+δ by oxygen doping using ozone. Physica C: Superconductivity 280, 178–186 (1997).
[37] K. Penc, K. Hallberg, F. Mila, H. Shiba, Shadow band in the one-dimensional infinite-U hubbard model. Phys. Rev. Lett. 77, 1390–1393 (1996).
[38] K. Penc, K. Hallberg, F. Mila, H. Shiba, Spectral functions of the one-dimensional Hubbard model in the inifite U limit: How to use the factorized wave function. Phys. Rev. B. 55, 15475–15488 (1997).
[39] J. Bardeen, L. N. Cooper, and J. R. Schrieffer, Microscopic Theory of Superconductivity, Phys. Rev. 106, 162 (1957).
[40] Y. Wang, I. Esterlis, T. Shi, J.I. Cirac, and E. Demler, Zero-Temperature Phases of the 2D Hubbard-Holstein Model: A Non-Gaussian Exact Diagonalization Study. Physical Review Research 2, 043258 (2020)
[41] Yao Wang, Zhuoyu Chen, Tao Shi, Brian Moritz, Zhi-Xun Shen, and Thomas P. Devereaux, Phonon-Mediated Long-Range Attractive Interaction in 1D Cuprates, arXiv:2107.05773 (2021).
[42] A. Migdal, Interaction between Electrons and Lattice Vibrations in a Normal Metal, Sov. Phys. JETP 7, 996 (1958).
[43] G. Eliashberg, Interactions between Electrons and Lattice Vibrations in a Superconductor, Sov. Phys. JETP 11, 696 (1960).
[44] W. McMillan, Transition Temperature of Strong-Coupled Superconductors, Phys. Rev. 167, 331 (1968).
[45] P. B. Allen and R. Dynes, Transition Temperature of Strong-Coupled Superconductors Reanalyzed, Phys. Rev. B 12, 905 (1975).
[46] J. A. Sobota, Y. He, and Z.-X. Shen, Angle-resolved photoemission studies of quantum materials, Rev. Mod. Phys. 93, 025006 (2021).
[47] Q.-Y. Wang, Z. Li, W.-H. Zhang, Z.-C. Zhang, J.-S. Zhang, W. Li, H. Ding, Y.-B. Ou, P. Deng, K. Chang, J. Wen, C.-L. Song, K. He, J.-F. Jia, S.-H. Ji, Y.-Y. Wang, L.-L. Wang, X. Chen, X.-C. Ma, and Q.-K. Xue, Chin. Phys. Lett. 29, 037402 (2012).
[48] J. Lee, F. Schmitt, R. Moore, S. Johnston, Y.-T. Cui, W. Li, M. Yi, Z. Liu, M. Hashimoto, Y. Zhang, D. H. Lu, T. P. Devereaux, D.-H. Lee & Z.-X. Shen, Nature 515, 245 (2014).
[49] Xiaofeng Xu, Shuyuan Zhang, Xuetao Zhu, and Jiandong Guo, Superconductivity enhancement in FeSe/SrTiO3: a review from the perspective of electron–phonon coupling, J. Phys.: Condens. Matter 32, 343003 (2020).
本文来自微信公众号：赛先生（ID：mrscience100），作者：陈卓昱（斯坦福大学）、王耀（Clemson大学）
原创文章，作者：Maggie-Hunter，如若转载，请注明出处：https://blog.ytso.com/149263.html