Составной фермион - Composite fermion - Wikipedia

Для использования в других целях см. Фермионы § Составные фермионы.

А составной фермион - топологическое связанное состояние электрона и четное число квантованных вихри, иногда визуально изображаются как связанное состояние электрона и, вместе с ним, четное число квантов магнитного потока.^[1][2][3] Составные фермионы первоначально рассматривались в контексте дробный квантовый эффект Холла,^[4] но впоследствии зажили собственной жизнью, демонстрируя множество других последствий и явлений.

Вихри являются примером топологический дефект, а также возникают в других ситуациях. Квантованные вихри встречаются в сверхпроводниках II типа, называемых Абрикосовские вихри. Классические вихри актуальны для Березенский – Костерлиц – Таулесс переход в двумерный XY модель.

Описание

Когда электроны удерживаются в двух измерениях, охлаждаются до очень низких температур и подвергаются воздействию сильного магнитного поля, их кинетическая энергия гасится из-за Квантование уровня Ландау. Их поведение в таких условиях определяется одним кулоновским отталкиванием, и они производят сильно коррелированную квантовую жидкость. Эксперименты показали^[1][2][3] что электроны минимизируют свое взаимодействие, захватывая квантованные вихри и превращаясь в составные фермионы.^[5] Взаимодействием между составными фермионами часто можно пренебречь в хорошем приближении, что делает их физическими квазичастицы этой квантовой жидкости.

Характерной чертой композитных фермионов, которая ответственна за неожиданное поведение этой системы, является то, что они испытывают гораздо меньшее магнитное поле, чем электроны. Магнитное поле, видимое композитными фермионами, определяется выражением

${\displaystyle B^{*}=B-2p\rho \phi _{0},}$

куда ${\displaystyle B}$ - внешнее магнитное поле, ${\displaystyle 2p}$ - количество вихрей, связанных с составным фермионом (также называемое завихренностью или вихревым зарядом составного фермиона), ${\displaystyle \rho }$ - плотность частиц в двух измерениях, и ${\displaystyle \phi _{0}=hc/e}$ называется «квантом потока» (который отличается от квант сверхпроводящего потока в два раза). Эффективное магнитное поле является прямым проявлением существования составных фермионов, а также воплощает фундаментальное различие между электронами и составными фермионами.

Иногда говорят, что электроны «глотают» ${\displaystyle 2p}$ каждый квант потока превращается в составные фермионы, и затем составные фермионы испытывают остаточное магнитное поле ${\displaystyle B^{*}.}$ Точнее, вихри, связанные с электронами, создают свои собственные геометрические фазы которые частично отменяют Фаза Ааронова – Бома. из-за внешнего магнитного поля для генерации чистой геометрической фазы, которую можно смоделировать как фазу Ааронова-Бома в эффективном магнитном поле ${\displaystyle B^{*}.}$

Составные фермионы ведут себя так же, как электроны в эффективном магнитном поле. ${\displaystyle B^{*}.}$ Электроны образуют уровни Ландау в магнитном поле, и количество заполненных уровней Ландау называется фактором заполнения, определяемым выражением ${\displaystyle \nu =\rho \phi _{0}/B.}$ Составные фермионы образуют уровни типа Ландау в эффективном магнитном поле ${\displaystyle B^{*},}$ которые называются составными фермионными уровнями Ландау или ${\displaystyle \Lambda }$ уровни. Фактор заполнения композитных фермионов определяется как ${\displaystyle \nu ^{*}=\rho \phi _{0}/|B^{*}|.}$ Это дает следующее соотношение между факторами заполнения электронами и композитными фермионами

${\displaystyle \nu ={\frac {\nu ^{*}}{2p\nu ^{*}\pm 1}}.}$

Знак минус возникает, когда эффективное магнитное поле антипараллельно приложенному магнитному полю, что происходит, когда геометрическая фаза от вихрей сверхкомпенсирует фазу Ааронова – Бома.

Экспериментальные проявления

Центральное положение теории составных фермионов состоит в том, что сильно коррелированные электроны в магнитном поле ${\displaystyle B}$ (или коэффициент заполнения ${\displaystyle \nu }$) превращаются в слабовзаимодействующие составные фермионы в магнитном поле ${\displaystyle B^{*}}$ (или коэффициент заполнения составного фермиона ${\displaystyle \nu ^{*}}$). Это позволяет эффективно объяснять одночастичным объяснение сложного поведения многих тел, когда взаимодействие между электронами проявляется как эффективная кинетическая энергия композитных фермионов. Вот некоторые из явлений, связанных с составными фермионами:^[1][2][3]

Море Ферми

Эффективное магнитное поле для композитных фермионов обращается в нуль при ${\displaystyle B=2p\rho \phi _{0}}$, где коэффициент заполнения электронами равен ${\displaystyle \nu =1/2p}$. Здесь композитные фермионы образуют море Ферми.^[6] Это море Ферми наблюдалось на наполовину заполненном уровне Ландау в ряде экспериментов, в которых также измерялся волновой вектор Ферми.^{[7][8][9][10]}

Циклотронные орбиты

Поскольку магнитное поле немного отодвигается от ${\displaystyle B^{*}=0}$, составные фермионы выполняют полуклассические циклотронные орбиты. Они наблюдались при взаимодействии с поверхностными акустическими волнами,^[7] резонансные пики в сверхрешетке антиточек,^[8] и магнитная фокусировка.^[9][10][11] Радиус циклотронных орбит согласуется с эффективным магнитным полем ${\displaystyle B^{*}=0}$ и иногда на порядок или более больше, чем радиус циклотронной орбиты электрона при внешнем магнитном поле ${\displaystyle B}$. Кроме того, наблюдаемое направление траектории противоположно направлению движения электронов, когда ${\displaystyle B^{*}}$ антипараллельно ${\displaystyle B}$.

Циклотронный резонанс

В дополнение к циклотронным орбитам, циклотронный резонанс композитных фермионов также наблюдался с помощью фотолюминесценции.^[12]

Осцилляции Шубникова де Гааза

Поскольку магнитное поле перемещается дальше от ${\displaystyle B^{*}=0}$, квантовые колебания наблюдаются периодические по ${\displaystyle 1/B^{*}.}$ Это осцилляции Шубникова – де Гааза составных фермионов.^[13][14] Эти колебания возникают в результате квантования полуклассических циклотронных орбит составных фермионов на составные фермионные уровни Ландау. Из анализа экспериментов Шубникова – де Гааза можно вывести эффективную массу и квантовое время жизни составных фермионов.

Целочисленный квантовый эффект Холла

При дальнейшем увеличении ${\displaystyle |B^{*}|}$ или снижение температуры и беспорядок, композитные фермионы проявляют целочисленный квантовый эффект Холла.^[5] Целочисленные заполнения составных фермионов, ${\displaystyle \nu ^{*}=n}$, соответствуют электронным заполнениям

${\displaystyle \nu ={\frac {n}{2pn\pm 1}}.}$

В сочетании с

${\displaystyle \nu =1-{\frac {n}{2pn\pm 1}},}$

которые получаются прикреплением вихрей к дыркам на нижнем уровне Ландау, они составляют четко наблюдаемые последовательности фракций. Примеры

${\displaystyle {n \over 2n+1}={1 \over 3},\,{2 \over 5},\,{3 \over 7},\,{4 \over 9},\,{5 \over 11},\cdots }$

${\displaystyle {n \over 2n-1}={2 \over 3},\,{3 \over 5},\,{4 \over 7},\,{5 \over 9},\,{6 \over 11},\cdots }$

${\displaystyle {n \over 4n+1}={1 \over 5},\,{2 \over 9},\,{3 \over 13},\,{4 \over 17},\cdots }$

В дробный квантовый эффект Холла электронов, таким образом, объясняется как целочисленный квантовый эффект Холла составных фермионов.^[5] Это приводит к частично квантованным плато Холла на

${\displaystyle R_{H}={h \over \nu e^{2}},}$

с ${\displaystyle \nu }$ заданные выше квантованными значениями. Эти последовательности оканчиваются на композитном фермионном море Ферми. Отметим, что дроби имеют нечетные знаменатели, что следует из четной завихренности составных фермионов.

Дробный квантовый эффект Холла

Приведенные выше последовательности составляют большинство, но не все наблюдаемые фракции. Наблюдались и другие фракции, которые возникают из-за слабого остаточного взаимодействия между композитными фермионами и, следовательно, являются более тонкими.^[15] Ряд из них понимается как дробный квантовый эффект Холла составных фермионов. Например, дробный квантовый эффект Холла композитных фермионов при ${\displaystyle \nu ^{*}=4/3}$ дает дробь 4/11, которая не принадлежит первичным последовательностям.^[16]

Сверхпроводимость

Дробь с четным знаменателем, ${\displaystyle \nu =5/2,}$ наблюдалось.^[17] Здесь второй уровень Ландау заполнен наполовину, но состояние не может быть морем Ферми составных фермионов, поскольку море Ферми является бесщелевым и не проявляет квантового эффекта Холла. Это состояние рассматривается как «сверхпроводник» композитного фермиона,^[18][19] возникает из-за слабого притягивающего взаимодействия между композитными фермионами при этом факторе заполнения. Спаривание составных фермионов открывает щель и вызывает дробный квантовый эффект Холла.

Экситоны

Нейтральные возбуждения различных дробных квантовых состояний Холла: экситоны составных фермионов, то есть дырочных пар составных фермионов.^[20] Энергетическая дисперсия этих экситонов измерялась методом рассеяния света.^[21][22] и рассеяние фононов.^[23]

Вращение

В сильных магнитных полях спин композитных фермионов заморожен, но это наблюдается при относительно низких магнитных полях. Веерная диаграмма составных фермионных уровней Ландау была определена с помощью транспорта и показывает составные фермионные уровни Ландау как со спином вверх, так и со спином вниз.^[24] Дробные квантовые состояния Холла, а также составное фермионное море Ферми также частично поляризованы по спину для относительно низких магнитных полей.^[24][25][26]

Эффективное магнитное поле

Эффективное магнитное поле составных фермионов подтверждено подобием дробного и целочисленного квантовых эффектов Холла, наблюдением моря Ферми на наполовину заполненном уровне Ландау и измерениями циклотронного радиуса.

Масса

Масса составных фермионов была определена на основе измерений: эффективной циклотронной энергии составных фермионов;^[27][28] температурная зависимость осцилляций Шубникова – де Гааза;^[13][14] энергия циклотронного резонанса;^[12] спиновая поляризация моря Ферми;^[26] и квантовые фазовые переходы между состояниями с различной спиновой поляризацией.^[24][25] Его типичное значение в системах GaAs порядка массы электрона в вакууме. (Это не связано с массой электронной зоны в GaAs, которая составляет 0,07 массы электрона в вакууме.)

Теоретические формулировки

Многое из экспериментальной феноменологии можно понять из качественной картины композитных фермионов в эффективном магнитном поле. Кроме того, композитные фермионы также приводят к подробной и точной микроскопической теории этой квантовой жидкости. Два подхода оказались полезными.

Пробные волновые функции

Следующие пробные волновые функции^[5] воплощают физику композитных фермионов:

${\displaystyle \Psi _{\nu }^{\rm {FQHE}}=P\;\;\Psi _{\nu ^{*}}^{\rm {IQHE}}\prod _{1\leq j<k\leq N}(z_{j}-z_{k})^{2p}}$

Здесь ${\displaystyle \Psi _{\nu }^{\rm {FQHE}}}$ - волновая функция взаимодействующих электронов при факторе заполнения ${\displaystyle \nu }$; ${\displaystyle \Psi _{\nu ^{*}}^{\rm {IQHE}}}$ - волновая функция для слабовзаимодействующих электронов при ${\displaystyle \nu ^{*}}$; ${\displaystyle N}$ - количество электронов или составных фермионов; ${\displaystyle z_{j}=x_{j}+iy_{j}}$ координата ${\displaystyle j}$-я частица; и ${\displaystyle P}$ - оператор, проецирующий волновую функцию на нижний уровень Ландау. Это обеспечивает явное отображение между целым и дробным квантовыми эффектами Холла. Умножение на ${\displaystyle \prod _{j<k=1}^{N}(z_{j}-z_{k})^{2p}}$ прикрепляет ${\displaystyle 2p}$ вихри к каждому электрону, чтобы преобразовать его в составной фермион. Таким образом, правая часть интерпретируется как описание составных фермионов при факторе заполнения ${\displaystyle \nu ^{*}}$. Приведенное выше отображение дает волновые функции как для основного, так и для возбужденных состояний дробных квантовых состояний Холла в терминах соответствующих известных волновых функций для интегральных квантовых состояний Холла. Последние не содержат никаких настраиваемых параметров для ${\displaystyle \nu ^{*}=n}$, поэтому волновые функции ДКЭХ не содержат подгоночных параметров при ${\displaystyle \nu =n/(2pn\pm 1)}$.

Сравнение с точными результатами показывает, что эти волновые функции точны количественно. Их можно использовать для вычисления ряда измеримых величин, таких как щели возбуждения и дисперсии экситонов, фазовая диаграмма составных фермионов со спином, масса составного фермиона и т. Д. ${\displaystyle \nu ^{*}=1}$ они сводятся к Волновая функция Лафлина ^[29] при пломбах ${\displaystyle \nu =1/(2p+1)}$.

Теория поля Черна – Саймонса

Другая формулировка физики композитных фермионов основана на теории поля Черна – Саймонса, в которой кванты потока присоединяются к электронам посредством сингулярного калибровочного преобразования.^[6][30] В приближении среднего поля восстанавливается физика свободных фермионов в эффективном поле. Теория возмущений на уровне приближения случайных фаз улавливает многие свойства составных фермионов.^[31]

Смотрите также

• Целочисленный квантовый эффект Холла
• Дробный квантовый эффект Холла

Рекомендации

1. J.K. Джайн (2007). Композитные фермионы. Нью-Йорк: Издательство Кембриджского университета. ISBN  978-0-521-86232-5.
2. О. Хейнонен, изд. (1998). Композитные фермионы. Сингапур: World Scientific. ISBN  978-981-02-3592-5.
3. С. Дас Сарма; А. Пинчук, ред. (1996). Перспективы квантовых эффектов Холла: новые квантовые жидкости в низкоразмерных полупроводниковых структурах. Нью-Йорк: Wiley-VCH. ISBN  978-0-471-11216-7.
4. D.C. Tsui; Х.Л. Стормер; А.К. Госсард (1982). «Двумерный магнитотранспорт в крайнем квантовом пределе». Письма с физическими проверками. 48 (22): 1559. Bibcode:1982ПхРвЛ..48.1559Т. Дои:10.1103 / PhysRevLett.48.1559.
5. J.K. Джайн (1989). "Композитный фермионный подход для дробного квантового эффекта Холла". Письма с физическими проверками. 63 (2): 199–202. Bibcode:1989PhRvL..63..199J. Дои:10.1103 / PhysRevLett.63.199. PMID  10040805.
6. Б.И. Гальперин; П.А. Ли; Н. Рид (1993). «Теория наполовину заполненного уровня Ландау». Физический обзор B. 47 (12): 7312–7343. arXiv:cond-mat / 9501090. Bibcode:1993ПхРвБ..47.7312Н. Дои:10.1103 / PhysRevB.47.7312. PMID  10004728.
7. Р. Л. Уиллетт; Р. Р. Руэль; К.В. Запад; Л.Н. Пфайффер (1993). «Экспериментальная демонстрация поверхности Ферми при половинном заполнении нижнего уровня Ландау». Письма с физическими проверками. 71 (23): 3846–3849. Bibcode:1993ПхРвЛ..71.3846Вт. Дои:10.1103 / PhysRevLett.71.3846. PMID  10055088.
8. В. Канг; Х.Л. Стормер; Л.Н. Пфайффер; К.В. Болдуин; К.В. Запад (1993). «Насколько реальны составные фермионы?». Письма с физическими проверками. 71 (23): 3850–3853. Bibcode:1993ПхРвЛ..71.3850К. Дои:10.1103 / PhysRevLett.71.3850. PMID  10055089.
9. V.J. Гольдман; Б. Су; J.K. Джайн (1994). «Обнаружение композитных фермионов методом магнитной фокусировки». Письма с физическими проверками. 72 (13): 2065–2068. Bibcode:1994ПхРвЛ..72.2065Г. Дои:10.1103 / PhysRevLett.72.2065. PMID  10055779.
10. J.H. Смет; Д. Вайс; Р. Х. Блик; Г. Лютьеринг; К. фон Клитцинг; Р. Флейшманн; Р. Кецмерик; Т. Гейзель; Г. Вейманн (1996). «Магнитная фокусировка композитных фермионов через массивы резонаторов». Письма с физическими проверками. 77 (11): 2272–2275. Bibcode:1996ПхРвЛ..77.2272С. Дои:10.1103 / PhysRevLett.77.2272. PMID  10061902. S2CID  20584064.
11. Дж. Х. Смет; С. Йобст; К. фон Клитцинг; Д. Вайс; В. Вегшейдер; В. Уманский (1999). «Соизмеримые составные фермионы в слабых периодических электростатических потенциалах: прямое свидетельство периодического эффективного магнитного поля». Письма с физическими проверками. 83 (13): 2620. Bibcode:1999ПхРвЛ..83.2620С. Дои:10.1103 / PhysRevLett.83.2620.
12. И.В. Кукушкин; J.H. Смет; Д. Шу; В. Вегшейдер; К. фон Клитцинг (2007). «Дисперсия режима циклотронного резонанса составных фермионов». Письма с физическими проверками. 98 (6): 066403. Bibcode:2007PhRvL..98f6403K. Дои:10.1103 / PhysRevLett.98.066403. PMID  17358964.
13. D.R. Лидли; Р.Дж. Николай; C.T. Foxon; J.J. Харрис (1994). «Измерение эффективной массы и времени рассеяния композитных фермионов с помощью магнитотранспортного анализа». Письма с физическими проверками. 72 (12): 1906–1909. Bibcode:1994ПхРвЛ..72.1906Л. Дои:10.1103 / PhysRevLett.72.1906. PMID  10055734.
14. R.R. Du; Х.Л. Стормер; D.C. Tsui; Л.Н. Пфайффер; К.В. Запад (1994). «Осцилляции Шубникова – де Гааза вокруг ${\displaystyle \nu =1/2}$ Ландауровневое наполнение ». Твердотельные коммуникации. 90 (2): 71. Bibcode:1994SSCom..90 ... 71D. Дои:10.1016/0038-1098(94)90934-2.
15. W. Pan; Х.Л. Стормер; D.C. Tsui; Л.Н. Пфайффер; К.В. Болдуин; К.В. Запад (2003). «Дробный квантовый эффект Холла композитных фермионов». Письма с физическими проверками. 90 (1): 016801. arXiv:cond-mat / 0303429. Bibcode:2003ПхРвЛ..90а6801П. Дои:10.1103 / PhysRevLett.90.016801. PMID  12570639. S2CID  2265408.
16. К.-К. Чанг; J.K. Джайн (2004). «Микроскопическое происхождение дробного квантового эффекта Холла следующего поколения». Письма с физическими проверками. 92 (19): 196806. arXiv:cond-mat / 0404079. Bibcode:2004ПхРвЛ..92с6806С. Дои:10.1103 / PhysRevLett.92.196806. PMID  15169434. S2CID  20862603.
17. Р. Уиллетт; Дж. П. Эйзенштейн; Х.Л. Стормер; D.C. Tsui; A.C. Gossard; J.H. Англия (1987). «Наблюдение квантового числа с четным знаменателем в дробном квантовом эффекте Холла» (PDF). Письма с физическими проверками. 59 (15): 1776–1779. Bibcode:1987PhRvL..59.1776W. Дои:10.1103 / PhysRevLett.59.1776. PMID  10035326.
18. Г. Мур; Н. Рид (1991). «Неабелионы в дробном квантовом эффекте Холла» (PDF). Ядерная физика B. 360 (2): 362. Bibcode:1991НуФБ.360..362М. Дои:10.1016 / 0550-3213 (91) 90407-О.
19. Н. Рид; Д. Грин (2000). «Парные состояния фермионов в двух измерениях с нарушением симметрии четности и обращения времени, а также дробный квантовый эффект Холла». Физический обзор B. 61 (15): 10267. arXiv:cond-mat / 9906453. Bibcode:2000PhRvB..6110267R. Дои:10.1103 / PhysRevB.61.10267. S2CID  119427877.
20. В.В. Скарола; К. Парк; J.K. Джайн (2000). «Ротоны составных фермионов: Сравнение теории и эксперимента». Физический обзор B. 61 (19): 13064. arXiv:cond-mat / 9910491. Bibcode:2000ПхРвБ..6113064С. Дои:10.1103 / PhysRevB.61.13064.
21. М. Канг; А. Пинчук; Б.С. Деннис; Л.Н. Пфайффер; К.В. Запад (2001). «Наблюдение множественных магниторотонов в дробном квантовом эффекте Холла». Письма с физическими проверками. 86 (12): 2637–40. Bibcode:2001ПхРвЛ..86.2637К. Дои:10.1103 / PhysRevLett.86.2637. PMID  11289999.
22. И. Дуйовне; А. Пинчук; М. Канг; Б.С. Деннис; Л.Н. Пфайффер; К.В. Запад (2005). «Спиновые возбуждения композитных фермионов при ${\displaystyle u}$ подходы ½: Взаимодействия в море Ферми ». Письма с физическими проверками. 95 (5): 056808. Bibcode:2005PhRvL..95e6808D. Дои:10.1103 / PhysRevLett.95.056808. PMID  16090907.
23. Ф. Шульце-Вишелер; Ф. Хольс; У. Цайтлер; Д. Рейтер; А. Д. Вик; Р.Дж. Хауг (2004). «Фононные возбуждения составных фермионных уровней Ландау». Письма с физическими проверками. 93 (2): 026801. arXiv:cond-mat / 0403072. Bibcode:2004ПхРвЛ..93б6801С. Дои:10.1103 / PhysRevLett.93.026801. PMID  15323936.
24. R.R. Du; В КАЧЕСТВЕ. Ага; Х. Л. Стормер; D.C. Tsui; Л.Н. Пфайффер; К.В. Запад (1995). "Дробный квантовый эффект Холла вокруг ${\displaystyle \nu =3/2}$: Составные фермионы со спином ». Письма с физическими проверками. 75 (21): 3926–3929. Bibcode:1995ПхРвЛ..75.3926Д. Дои:10.1103 / PhysRevLett.75.3926. PMID  10059766.
25. И.В. Кукушкин; К. фон Клитцинг; К. Эберл (1999). «Спиновая поляризация композитных фермионов: Измерения энергии Ферми». Письма с физическими проверками. 82 (18): 3665. Bibcode:1999ПхРвЛ..82.3665К. Дои:10.1103 / PhysRevLett.82.3665.
26. С. Мелинте; Н. Фрейтаг; М. Хорватич; К. Бертье; Л.П. Леви; В. Байот; М. Шаеган (2000). «ЯМР-определение 2D электронной спиновой поляризации при ${\displaystyle \nu =1/2}$". Письма с физическими проверками. 84 (2): 354–7. arXiv:cond-mat / 9908098. Bibcode:2000ПхРвЛ..84..354М. Дои:10.1103 / PhysRevLett.84.354. PMID  11015909. S2CID  42918257.
27. R.R. Du; Х.Л. Стормер; D.C. Tsui; Л.Н. Пфайффер; К.В. Болдуин; К.В. Запад (1993). «Экспериментальные доказательства новых частиц в дробном квантовом эффекте Холла». Письма с физическими проверками. 70 (19): 2944–2947. Bibcode:1993ПхРвЛ..70.2944Д. Дои:10.1103 / PhysRevLett.70.2944. PMID  10053693.
28. H.C. Манохаран; М. Шаеган; С.Дж. Клеппер (1994). «Сигнатуры новой ферми-жидкости в двумерной модели составных частиц». Письма с физическими проверками. 73 (24): 3270–3273. Bibcode:1994ПхРвЛ..73.3270М. Дои:10.1103 / PhysRevLett.73.3270. PMID  10057334.
29. Р. Б. Лафлин (1983). «Аномальный квантовый эффект Холла: несжимаемая квантовая жидкость с фракционно заряженными возбуждениями». Письма с физическими проверками. 50 (18): 1395. Bibcode:1983ПхРвЛ..50.1395Л. Дои:10.1103 / PhysRevLett.50.1395. S2CID  120080343.
30. А. Лопес; Е. Фрадкин (1991). «Дробный квантовый эффект Холла и калибровочные теории Черна – Саймонса». Физический обзор B. 44 (10): 5246–5262. Bibcode:1991ПхРвБ..44.5246Л. Дои:10.1103 / PhysRevB.44.5246. PMID  9998334.
31. S.H. Саймон; Б. И. Гальперин (1993). «Электромагнитный отклик с конечным волновым вектором дробно-квантованных холловских состояний». Физический обзор B. 48 (23): 17368–17387. arXiv:cond-mat / 9307048. Bibcode:1993ПхРвБ..4817368С. Дои:10.1103 / PhysRevB.48.17368. PMID  10008349. S2CID  32195345.

внешняя ссылка

• Нобелевская лекция: «Дробный квантовый эффект Холла». к Х. Л. Штормер
• «Составные фермионы: новые частицы в дробном квантовом эффекте Холла», Х. Стёрмер и Д. Цуй, Новости физики в 1994 г., Американский институт физики, 1995 г., стр. 33.
• Композитный Фермион на Государственный университет Пенсильвании
• Композитные фермионы - отдел фон Клитцинга на Институт Макса Планка
• «Составные фермионы реальны» в Physics News Update, Американский институт физики
• «Наполовину заполненный уровень Ландау дает интригующие данные и теорию» в Физика сегодня
• «Составной фермион: квантовая частица и ее квантовые жидкости» в Физика сегодня