通过umklapp散射实现的有效动量弛豫导致温度直流电阻率的幂律，需要在有限动量下显著降低能量谱权重。实现这一点的一种方法是通过费米表面结构，从而获得众所周知的弛豫速率$\mathrm{<trans\; data-src="\Gamma ">\Gamma </trans>}<trans\; data-src="\sim ">\sim </trans>{\mathrm{<trans\; data-src="T">T型</trans>}}^{\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}}$我们观察到，局部临界（能量标度，动量不标度）为有效的umklapp散射提供了一条独特的途径。我们表明，局部临界理论中离子晶格的umklab散射导致$\mathrm{<trans\; data-src="\Gamma ">\Gamma </trans>}<trans\; data-src="\sim ">\sim </trans>{\mathrm{<trans\; data-src="T">T型</trans>}}^{\mathrm{<trans\; data-src="2">2</trans>}{\mathrm{<trans\; data-src="\Delta ">\Delta </trans>}}_{{\mathrm{<trans\; data-src="k">k个</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="L">L（左）</trans>}}}}$.在这里${\mathrm{<trans\; data-src="\Delta ">\Delta </trans>}}_{{\mathrm{<trans\; data-src="k">k个</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="L">L（左）</trans>}}}<trans\; data-src="\ge ">\ge </trans>\mathrm{<trans\; data-src="0">0</trans>}$是（无关或边缘）电荷密度算符的维数${\mathrm{<trans\; data-src="J">J型</trans>}}^{\mathrm{<trans\; data-src="t">t吨</trans>}}<trans\; data-src="(">(</trans>\mathrm{<trans\; data-src="\omega ">\omega </trans>}<trans\; data-src=",">,</trans>{\mathrm{<trans\; data-src="k">k个</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="L">L（左）</trans>}}<trans\; data-src=")">)</trans>$在局部临界理论中，在晶格动量${\mathrm{<trans\; data-src="k">k个</trans>}}_{\mathrm{<trans\; data-src="L">L（左）</trans>}}$我们通过反德西特时空中的爱因斯坦-麦克斯韦理论在全息描述的局部临界理论中的显式计算来说明这一结果。我们进一步表明，在这些局部临界理论中，随机杂质的散射给出了一个普遍的$\mathrm{<trans\; data-src="\Gamma ">\Gamma </trans>}<trans\; data-src="\sim ">\sim </trans><trans\; data-src="(">(</trans>\mathrm{<trans\; data-src="log">日志</trans>}<trans\; data-src=""></trans>\frac{\mathrm{<trans\; data-src="1">1</trans>}}{\mathrm{<trans\; data-src="T">T型</trans>}}{<trans\; data-src=")">)</trans>}^{<trans\; data-src="-">-</trans>\mathrm{<trans\; data-src="1">1</trans>}}$.

• 收到日期：2012年3月21日

内政部：https://doi.org/10.103/PhysRevLett.108.241601