우리는 서로 다른 온도에서 유지되는 좌우 비자성 전극에 연결된 MBS(Majorana bound state)와 QD(quantum dot)를 호스팅하는 토폴로지 반도체 나노와이어로 구성된 하이브리드 장치의 열전 효과를 이론적으로 연구합니다. QD에서 전자-전자 쿨롱 상호작용은 비평형 그린의 함수 기술에 의해 고려됩니다. 우리는 MBS 검출에 유용한 열전력의 부호 변화가 QD-MBS 혼성화 강도, 나노와이어의 반대쪽 끝에 있는 MBS 사이의 직접 중첩 및 시스템 온도를 변경함으로써 발생한다는 것을 발견했습니다. MBS는 Majorana의 키랄 특성으로 인해 QD에서 특정 스핀 방향 중 하나의 전자에만 결합되기 때문에 QD 또는 자기 전극에서 Zeeman 분할이 없는 경우에도 100% 스핀 분극 또는 순수 스핀 열전력의 큰 값이 나타납니다. 페르미온. 또한 MBS의 존재로 인해 화력발전의 규모가 분명히 향상될 것입니다.
제로 에너지 마조라나 경계 상태(MBS)의 준비 및 감지는 현대 응집 물질 물리학에서 특히 중요합니다. 기본적으로 MBS는 마조라나 페르미온의 솔리드 스테이트 대응물이며 결맞음이 없는 양자 계산에서 잠재적인 응용 프로그램과 함께 위상적으로 보호된 양자 정보를 가능하게 할 수 있는 비-아벨식 통계와 연관됩니다[1-3]. 이 외에도 MBS는 스핀트로닉스(spintronics)와 같은 고효율 전자 장치 설계에도 유망합니다[4]. 잘 분리된 MBS는 다양한 시스템에서 준비될 수 있으며, 그 중 가장 중요한 방식은 비중심대칭 초전도체[5], 초전도체에 결합된 3차원 또는 2차원 위상 부도체[6], 위상 초전도체의 정전기적 결함[7], p-파 초전도체 [8], 기존의 s-파 초전도체에 근접한 고유의 강력한 스핀-궤도 상호 작용을 갖는 반도체 [9] 또는 강자성 [10] 나노와이어 및 Josephson 접합 [11].
MBS의 검출과 관련하여, Majorana 페르미온은 고유한 입자-구멍 대칭으로 인해 자체 반입자이고 전하 중성이기 때문에 상당히 어렵습니다. 4π와 같은 현상을 통해 MBS의 존재를 확인하기 위해 다양한 실험이 수행되었습니다. 위상 초전도체 사이의 접합부에서 주기적 Josephson 전류 위상 [12] 위상 초전도체와 위상 양자 비정상 홀 절연체로 구성된 하이브리드 구조의 보자력장에서 반정수 전도도 안정기 [13] 벌크에 결합된 Rashba 나노와이어를 사용한 터널링 분광법 -파동 초전도체 [14], 전선 가장자리에서 차동 전도도의 제로 바이어스 [14, 15]. 그러나 이러한 현상은 MBS를 제외하고 다른 물리적 기원이 있을 수 있으며 이에 대한 대안이 제안되었습니다. 그 중 하나는 에너지 준위, 전자-전자 쿨롱 상호작용, 입자 수 및 외부 환경에 대한 결합 강도를 모두 잘 제어할 수 있는 0차원 양자점(QD)과 같은 다른 나노 규모 구조와 MBS의 하이브리드화입니다. 16, 17]. 저온에서 QD의 에너지 준위가 리드의 페르미 에너지와 정렬될 때 최대 전도도의 절반이 이론적으로 한 쌍의 MBS 형성에 대한 명확한 증거로 예측되었습니다[18]. 이 결과는 QD 에너지 준위의 조정에 의해 변경되지 않고 완성되었으며[19] InAs-Al 나노와이어에 결합된 QD의 실험에서 성공적으로 관찰되었습니다[20]. 최근에는 광학 펌프 프로브 기술을 사용하여 MBS를 감지하기 위해 QD 구조에 기반한 광학 방식도 이론적으로 제안되었습니다. [21, 22] 링 또는 T형 QD 기반 시스템에서 양자 간섭 현상은 MBS에 의해 크게 영향을 받고 [23-25] 예를 들어 파노 효과[26–28].
최근에는 전기 에너지와 열 에너지 간의 변환에 중점을 둔 열전 효과를 통한 MBS 감지에 관한 작업도 있습니다. 이 오래된 연구 주제는 열전 성능이 분명히 향상되는 메조스코프 장치 및 나노 구조의 급속한 성장 및 제작으로 인해 다시 주목을 받고 있습니다[29, 30]. GaAs/AlGaAs 계면 2차원 전자 가스와 같이 정의된 QD를 기반으로 하는 고효율 에너지 하베스터가 최근에 보고되었습니다[31, 32]. 열전 효과의 향상은 경계 산란에 의한 열전도율의 상당한 감소와 이러한 저차원 시스템에서 고유한 전기 수송 특성의 최적화에 기인할 수 있습니다[30-32]. 열전력(Seebeck 계수)은 열전 효과의 중심 양입니다. 자유 전자 캐리어가 있는 고체 재료에 적용된 온도 구배에 대한 응답으로 개방 회로 전압의 강도입니다. Hou et al. 이론적으로 마조라나 가장자리 상태를 호스팅하는 QD와 초전도체 사이의 열전력은 Mott 공식을 만족하며 일반적으로 Landauer-Büttiker 형식주의를 사용하여 사라지지 않는다고 예측했습니다[33]. 이러한 특성을 바탕으로 미분 전도도와 열전력을 측정하여 마조라나 가장자리 상태의 온도를 유추할 수 있습니다. Leijnse는 조정 가능한 에너지 준위를 가진 QD와 MBS 사이의 결합이 입자-구멍 대칭을 깨고 열전력의 변화가 Majorana 상태의 존재를 증명하는 새로운 방법을 제공한다는 것을 이론적으로 입증했습니다[34]. 이러한 설정에서 열전 특성은 초전도체의 온도를 감지하고 MBS의 소산 붕괴에 대한 정보를 추출하는 데에도 사용할 수 있습니다[34]. 두 개의 전극에 결합된 QD가 있는 구조에서 López et al. MBS의 존재에 대한 좋은 증거인 MBS 사이의 직접 혼성화를 변경함으로써 열발전이 부호를 변경할 것임을 보여주었습니다[35]. 열전력의 부호 변화는 두 개의 [36] 또는 세 개의 [37] 전극을 가진 QD 시스템에서도 발견되었습니다. 더욱이, 샷 노이즈와 열전량 사이의 관계가 전하-중립 MBS를 감지하는 순수 전기적인 방법을 제공할 수 있음이 입증되었습니다[38, 39].
본 논문에서는 열전력의 특성을 연구하기 위해 MBS와 전극에 결합된 QD로 구성된 하이브리드 시스템(그림 1 참조)을 제안합니다. 우리가 고려한 나노시스템에서는 이전 연구[18, 22-24, 34-39]에서 무시되었던 점에서의 강한 쿨롱 상호작용이 고려된다. 또한, 우리는 MBS의 키랄 특성으로 인해 QD 스핀의 한 스핀 구성 요소만 MBS에 결합된다고 생각합니다[40]. 우리는 점-MBS 결합 강도, MBS 사이의 직접 혼성화 및 시스템 온도를 변경하여 열전력의 부호를 효과적으로 역전시킬 수 있음을 발견했습니다. 폐쇄 회로에서 상응하는 100% 스핀 극성 및 순수 스핀 전류인 결과로 생성된 100% 스핀 극성 및 순수 스핀 열전력은 스핀트로닉스에 유용합니다. 두 개의 MBS를 QD에 결합하면 열전력의 크기가 더욱 향상되지만 MBS 중 하나만 점에 결합될 때 본질적인 결과는 변경되지 않습니다. 위상 초전도 나노와이어와 결합된 QD를 통한 MBS에 대한 현재 고급 양자 전송 측정을 기반으로 우리는 우리의 제안이 미래에 실험적으로 테스트될 수 있다고 믿습니다. 또한, 이 작업에서 우리의 제안과 발견은 QD에서 MBS의 형성을 감지하는 훌륭한 방법을 제공할 수 있습니다.
<그림>
모델 개략도(온라인 색상). 아 게이트 조정 에너지 레벨이 ε인 QD로 구성된 시뮬레이션 구조의 개략도 d 스핀업 또는 스핀다운 전자가 차지할 수 있습니다. QD는 결합 강도 Γ로 서로 다른 온도에서 유지되는 왼쪽 및 오른쪽 리드에 연결됩니다. 엘 /R . MBS η 1/2 반도체 나노와이어의 끝에 형성되고 λ의 강도를 갖는 마요라나 페르미온의 키랄 특성으로 인해 QD의 스핀업 전자와 결합됩니다. 1 및 λ 2 , 각각. 스핀업 전자의 에너지 상태는 MBSs-QD 커플링에 의해 변경되며, 열전력 S의 세기와 부호 영향을 받게 됩니다. 현재 모델에서는 왼쪽 리드 T의 온도를 가정합니다. 엘 오른쪽 것보다 높습니다 T R , 그리고 나서 왼쪽 리드의 화학 포텐셜 위(아래)에서 오른쪽 리드보다 더 많은 전자(빈 상태)가 여기됩니다. ㄴ , ㄷ 전자 터널링 프로세스 및 MBS-QD 커플링이 없는 결과 열전력. b에서 , QD 에너지 준위 ε d 리드 μ의 화학적 잠재력보다 높음 엘 /R =μ , 그리고 나서, 점유 상태의 전자 ε d >μ 왼쪽에서 더 뜨거운 리드는 점 상태 ε를 통해 터널링됩니다. d 오른쪽 차가운 리드의 빈 상태로 전환하여 결과적으로 음의 열풍기 S <0. c에서 , ε d <μ , 그리고 열전력의 부호는 그에 따라 반전됩니다.
MBS와 왼쪽 및 오른쪽 일반 금속 전극에 결합된 QD의 유효 해밀턴은 다음 형식을 취합니다[34, 35].
$$\begin{array}{@{}rcl@{}} H &=\sum_{k\beta\sigma}\varepsilon_{k\beta}c_{k\beta\sigma}^{\dag}c_{ k\beta\sigma} +\sum_{\sigma}\varepsilon_{d}d_{\sigma}^{\dag}d_{\sigma}+Ud_{\uparrow}^{\dag} d_{\uparrow} d_ {\downarrow}^{\dag} d_{\downarrow} \\ &+\sum_{k\beta\sigma}(V_{k\beta}c_{k\beta\sigma}^{\dag}d_{\ 시그마}+Hc)+H_{\text{MBSs}}, \end{배열} $$ (1)여기서 \(c_{k\beta \sigma }^{\dag } (c_{k\beta \sigma })\)는 운동량 k의 전자를 생성(소멸)합니다. , 에너지 ε ㅋ β (일반 금속 전극의 경우 스핀에 대한 의존성은 무시됨) 및 스핀 σ =↑ ,↓ 전극 β에서 =엘 ,R . QD의 경우 \(d_{\sigma }^{\dag } (d_{\sigma })\)는 게이트 전압 조정 가능 에너지 준위가 ε인 전자의 생성(소멸) 연산자입니다. d , 스핀- σ , 그리고 인트라닷 쿨롱 상호작용 U . QD와 리드 간의 결합 강도는 V로 설명됩니다. ㅋ β . 마지막 용어 H MBS 식에서 (1)은 반도체 나노와이어의 반대쪽 끝에 위치한 제로 에너지 MBS와 QD에 대한 결합을 나타냅니다[18]:
$$\begin{array}{@{}rcl@{}} {}H_{\text{MBSs}}=i\delta_{M}\eta_{1}\eta_{2}+\lambda_{1}( d_{\uparrow}-d_{\uparrow}^{\dag})\eta_{1}+i\lambda_{2}(d_{\uparrow}+d_{\uparrow}^{\dag})\eta_{ 2}, \end{배열} $$ (2)여기서 δ 남 연산자가 \(\eta _{j}=\eta _{j}^{\dag } (j=1,2)\) 및 {η 나 ,η j }=δ 나 ,j . MBS와 스핀 사이의 도약 진폭 ↑ QD의 전자는 λ로 설명됩니다. j . η를 작성하는 것이 도움이 됩니다. j 일반 페르미온 연산자의 관점에서 f [18] \(\eta _{1}=(f^{\dag }+f)/\sqrt {2}\) 및 \(\eta _{2}=i(f^{\dag }- f)/\sqrt {2}\), 그리고 H MBS 다음과 같이 다시 작성됩니다.
$$\begin{array}{*{20}l} H_{\text{MBSs}}&=\delta_{M}\left(f^{\dag} f-\frac{1}{2}\right )+\frac{\lambda_{1}}{\sqrt{2}}\left(d_{\uparrow}-d_{\uparrow}^{\dag}\right)\left(f^{\dag} + f\right)\\&-\frac{\lambda_{2}}{\sqrt{2}}(d_{\uparrow}+d_{\uparrow}^{\dag})\left(f^{\dag }-공포). \end{배열} $$ (3)선형 응답 체제, 즉 무한히 작은 바이어스 전압 Δ에서 시스템을 고려합니다. V 및 온도차 Δ 티 왼쪽과 오른쪽 리드 사이에서 각 스핀 구성 요소의 전기 및 열 전류는 다음과 같이 얻습니다.
$$\begin{array}{*{20}l} &I_{e,\sigma}=-e^{2}L_{0,\sigma}\Delta V+\frac{e}{T}L_{1, \sigma}\Delta T, \end{array} $$ (4) $$\begin{array}{*{20}l} &I_{h,\sigma}=eI_{1,\sigma}\Delta V- \frac{1}{T}L_{2,\sigma}\Delta T, \end{배열} $$ (5)여기서 e 는 전자 전하이고 T 시스템 평형 온도 및
$$\begin{array}{@{}rcl@{}} L_{n,\sigma}=\frac{1}{\hbar}\int (\varepsilon-\mu)^{n}\left[- \frac{\partial f(\varepsilon,\mu)}{\partial \varepsilon}\right]T_{\sigma}(\varepsilon)\frac{d\varepsilon}{2\pi}, \end{array} $$ (6)여기서 \(\hbar \)는 축소된 플랑크 상수입니다. 우리는 리드의 화학적 잠재력 μ을 설정합니다. =0 에너지 영점. 페르미 분포 함수는 f로 주어집니다. (ε ,μ )=1/{1+exp[(ε -μ )/카 나 티 ]}와 k 나 볼츠만 상수입니다. 투과 계수 T σ (ε )는 다음과 같이 지연된 Green 함수의 도움으로 계산됩니다.
$$\begin{array}{@{}rcl@{}} T_{\sigma}(\varepsilon)=\frac{\Gamma_{L}\Gamma_{R}}{\Gamma_{L}+\Gamma_{ R}} [-2\text{Im}G_{\sigma}^{r}(\varepsilon)], \end{array} $$ (7)여기서 \(\Gamma _{L(R)}=2\pi \sum _{k}|V_{kL(R)}|^{2}\delta [\varepsilon -\varepsilon _{kL(R)} ]\)는 선 너비 함수입니다. Green의 함수를 얻기 위해 표준 운동 방정식을 적용합니다. 고차 Green의 기능은 ref의 스킴 2에 따라 잘립니다. [39], 즉 반대 스핀 전자의 동시 터널링을 무시하십시오. 몇 가지 간단한 계산 후에 스핀업 지연 Green의 함수는 다음과 같이 주어집니다.
$$ {\begin{정렬} G_{\uparrow}^{r}(\varepsilon)=\frac{\varepsilon_{-}-\Sigma^{M}_{1}-U\left\{1-MBS 유도 자기 에너지
$$ \Sigma^{M}_{0}=B_{1}+\left(\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^{2}\right)^{2}B\tilde {B}, $$ (9)그리고
$$ \Sigma^{M}_{1}=B_{1}+\left(\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^{2}\right)^{2}B\tilde {B}_{U}, $$ (10)와
$$\begin{array}{*{20}l} &B=\frac{\varepsilon}{\varepsilon^{2}-\delta_{M}^{2}}, \end{array} $$ (11 ) $$\begin{array}{*{20}l} &B_{1}=\frac{1}{2}\left(\frac{\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^ {2}}{\varepsilon-\delta_{M}}+\frac{\lambda_{1}^{2}+\lambda_{2}^{2}}{\varepsilon+\delta_{M}}\right) , \end{array} $$ (12) $$\begin{array}{*{20}l} &\tilde{B}=\frac{B}{\varepsilon_{+}+B_{2}}, \end{array} $$ (13) $$\begin{array}{*{20}l} &\tilde{B}_{U}=\frac{B}{\varepsilon_{+}+U-B_ {2}}, \end{배열} $$ (14)어떤
$$ B_{2}=\frac{1}{2}\left(\frac{\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^{2}}{\varepsilon+\delta_{M}} +\frac{\lambda_{1}^{2}+\lambda_{2}^{2}}{\varepsilon-\delta_{M}}\right), $$(15)그리고 ε ± =ε ±ε d +나 (Γ 엘 +Γ R )/2. 점-MBS 혼성화가 없는 경우(λ 1 =λ 2 =0), \(\Sigma ^{M}_{0,1}=0\)이고 \(G_{\uparrow }^{r}(\varepsilon)\) 은 참조를 복구합니다. [39]. n을 변경하여 스핀다운 지연된 Green의 기능이기도 합니다. ↓ n으로 ↑ . 직업 번호는 다음에서 일관되게 계산됩니다.
$$\begin{array}{@{}rcl@{}} n_{\sigma}=\int \frac{d\varepsilon}{2\pi}\frac{\Gamma_{L}f_{L}(\ varepsilon)+\Gamma_{R}f_{R}(\varepsilon)}{\Gamma_{L}+\Gamma_{R}}[-2\text{Im}G_{\sigma}^{r}(\varepsilon )], \end{배열} $$ (16)여기서 f 엘 /R (ε )는 좌/우 전극의 페르미 분포 함수입니다.
Green의 함수에서 전달 함수를 구하면 각 스핀 성분의 전기 전도도와 열전력(Seebeck 계수)은 G로 주어집니다. σ =이 2 엘 0,σ 그리고 S σ =−L 1,σ /(e 티 엘 0,σ ), 각각.
다음에서는 QD와 전극 사이의 대칭 결합을 가정하고 Γ를 설정합니다. =2Γ 엘 =2Γ R =1 에너지 단위. 인트라닷 쿨롱 상호작용은 U로 고정됩니다. =10Γ . 먼저 하이브리드화 강도 λ가 다른 MBS-1에만 결합된 QD의 경우를 연구합니다. 1 λ를 설정하여 그림 2에서 2 =0. λ의 경우 1 =0, 그림 2a의 각 스핀 성분의 컨덕턴스는 ε에 각각 위치한 두 개의 피크를 나타냅니다. d =−μ 그리고 -μ -유 . 이제 QD는 MBS에 의해 유도된 스핀 분극이 없고 두 스핀 성분의 전도도는 서로 같습니다(G ↑ =G ↓ ) 따라서. MBS와 QD 간의 혼성화 켜기(λ 1 ≠0), G의 크기 ↑ 그림 2a와 같이 단조롭게 억제되며 이는 이전 결과[18, 34, 35]와 일치합니다. G의 가치 ↓ 그러나 직업 번호 n에도 거의 변함이 없습니다. ↓ λ에 의해 변경됨 1 인트라닷 쿨롱 상호작용의 존재 때문입니다(그림에는 표시되지 않음). 한편, G에서 봉우리의 위치와 너비는 ↑ λ 값에 의해 약간 수정됨 1 dot-Majorana 결합에 의한 레벨 재정규화로 인해 [18, 34, 35]. 총 컨덕턴스 G의 구성 =G ↑ +G ↓ 그림 2c의 G와 유사 ↑ .
<그림>
다양한 dot-Majorana 결합 강도에 대한 스핀 종속 전도도 및 열전력(온라인 색상). a의 스핀업 및 총 컨덕턴스 , ㄷ b의 화력발전 , d 구절 점 수준. 스핀다운 컨덕턴스와 열전력은 dot-Majorana 결합 강도 λ에 의해 거의 변하지 않습니다. 1 , a의 검은색 실선과 겹칩니다. 및 c , 각각. 다른 매개변수는 온도 T입니다. =0.025Γ ,Δ 남 =0,U =10Γ , 및 λ 2 =0
열전력 S ↑ 그림 2b는 일반적인 톱니 모양을 보여주며 ε에서 개별적으로 3개의 영점이 있습니다. d =μ ,−U /2 및 μ -유 [41, 42]. 두 개의 공진 상태(ε) 각각에서 반대 부호를 가진 한 쌍의 날카로운 피크가 발생합니다. d =μ ,μ -유 ) 및 ε 때마다 부호 변경 d 각각의 영점을 통과합니다. 점-MBS 혼성화가 없는 경우(λ 1 =0) 그림 2b의 검은색 실선으로 표시된 대로 S ↑ ε일 때 양수(음수) d 주 캐리어는 전자(홀)이므로 영점 아래(위)에 있습니다. λ 증가 1 , 스핀다운 열전력 S ↓ 변경되지 않고 S의 절대값 ↑ 먼저 억제된 다음 향상됩니다. 충분히 큰 λ의 경우 1 ,S ↑ 그림 2b와 같이 부호를 변경합니다. λ 추가 증가 1 , S의 절대값 ↑ S를 초과합니다. ↓ 및 총 열전력 S =S ↑ +S ↓ 기호도 변경합니다. 이러한 현상은 이전에 스핀 없는 모델에서도 발견되었습니다[35-37]. 실제로 MBS가 없는 QD 기반 장치에서 열전력의 부호 변화는 시스템 평형 온도[29], 전극의 자기 운동량[43], 쿨롱 상호작용[43, 44], 커플링과 같은 여러 원인에 기인합니다. 양자점 사이의 강도, 인가된 자기장, 양자 간섭 효과 또는 다중 점을 관통하는 자속[45, 46]. 위의 메커니즘은 현재의 경우와 상당히 다르며 QD와 MBS 간의 하이브리드화를 변경하여 열 전력의 부호 변화는 MBS를 감지하는 데 도움이 됩니다[35-37].
그림 3a, b는 총 컨덕턴스 G를 보여줍니다. 그리고 themopower S 도트 레벨에 따라 다름 ε d 온도 T의 다른 값에 대해 . G의 피크 값 그림 3a와 같이 온도를 높이면 먼저 강화된 다음 억제됩니다. 그러나 그림 3b의 열전력의 크기는 화학 포텐셜 위(아래)에 더 많은 전자(정공)가 여기되어 있기 때문에 주로 온도 증가에 의해 향상됩니다. 또한 S T의 경우 부호를 변경합니다. MBS가 없는 QD 기반 구조에서 열전 효과의 경우와 유사한 그림 3b의 분홍색 및 녹색 선으로 표시된 대로 =0.1 및 0.2입니다. T를 위해 =0.2Γ , S의 피크 값 최대 2k에 도달할 수 있습니다. 나 /이 , T보다 한 차수 더 큽니다. =0.001. 실제로 우리는 온도를 높이면 화력발전의 크기를 더 높일 수 있음을 확인했습니다. 그러나 본 논문에서는 S의 부호 변화에 초점을 맞춘다. 일반적으로 실험에서 형성된 MBS의 경우인 비교적 낮은 온도에서. 그림 3c, d는 고정된 T에서 나노와이어의 반대쪽 끝에서 두 MBS의 직접 혼성화의 다른 값에 대한 전도도와 열전력을 나타냅니다. =0.025Γ . 그림 3c에서 컨덕턴스의 피크 값은 δ를 증가시켜 단조롭게 향상됩니다. 남 이는 López et al.에 의해 발견된 결과와 일치합니다. [35]. 그림 3d의 열전력은 0.03Γ에 대한 부호를 변경합니다. <δ 남 <0.05Γ , 온도 T보다 큽니다. =0.025Γ . 참고로 [32], 그들은 열전력이 약 δ에서 부호를 바꾸는 것을 발견했습니다. 남 ≈k 나 티 스핀리스 모델에서 본 논문에서는 S의 부호 변화 상대적으로 더 큰 δ에서 발생 남 MBS는 하나의 스핀 방향 전자에만 결합되어 있습니다. 또한 δ 남 .
<그림>
컨덕턴스 및 열전력(온라인 색상). 총 컨덕턴스 G의 카운터 플롯 및 화력발전 S ε의 함수로 d 및 Δ 남 a에서 , b , 온도 T c에서 , d , 각각. λ의 값 1 0.2Γ로 고정 . a의 온도 , ㄷ 0.025Γ , 그리고 c에서 , d Δ 남 =0. 다른 매개변수는 그림 2의 매개변수와 동일합니다.
λ의 함수로 스핀 분해 열전력을 개별적으로 표시합니다. 1 및 δ 남 4. 스핀업 열발전 S ↑ 그림 4a에서 먼저 증가하여 최대값에 도달한 다음 λ가 증가함에 따라 감소합니다. 1 . 충분히 큰 λ에서 1 , 안정적인 값을 유지합니다. 스핀다운 열발전의 가치 S ↓ λ만큼 변하지 않음 1 예상대로. S의 행동 ↑ 그리고 S ↓ 두 가지 흥미로운 결과를 가져옵니다. 하나는 S일 때 100% 스핀 극성 열전력입니다. ↑ =0이지만 S ↓ 전자 스핀을 필터링하는 데 사용할 수 있는 유한 값을 가집니다. 다른 하나는 유한 순수 스핀 열전력 S입니다. s =S ↑ -S ↓ 제로 차지 열전력 S 사용 ㄷ =S ↑ +S ↓ =0은 S일 때 발생했습니다. ↑ =−S ↓ 도 4b의 점으로 나타낸 바와 같이. 폐쇄 회로에서 100% 스핀 극성 및 순수 스핀 열전력은 개별적으로 해당 전류이며, 이는 스핀트로닉스 장치에서 가상입니다. 유사한 결과가 그림 4b, d에서 발견되며, 여기서 S ↑ δ를 변경하여 부호 변화를 겪습니다. 남 , 반면 S ↓ 변함없이 유지합니다. 우리는 현재의 100% 스핀 극성화 및 순수 스핀 열전력이 QD에 자기장이나 자성 물질이 없을 때 나타난다는 점을 강조합니다.
<그림>
dot-Majorana 결합 강도와 직접 중첩에 따라 달라지는 열전대. λ의 함수로서의 열전력 1 a에서 , b Δ 남 =0 및 Δ 남 c에서 , d λ 1 =0.2Γ , 각각. 다른 매개변수는 그림 2의 매개변수와 동일합니다.
그림 5에서 우리는 와이어와 점이 δ로 충분히 가까울 때 QD에 결합된 나노와이어의 반대쪽 끝에 있는 두 MBS의 경우를 연구합니다. 남 =0. 그림 5a는 총 컨덕턴스 G λ가 있는 경우 이중 피크 구성을 유지합니다. 2 . 피크의 높이는 λ를 증가시켜 억제됩니다. 2 . S의 선 모양 또한 λ 값에 의해 변경되지 않습니다. 2 도 5b에 나타난 바와 같이. 피크 값 S 열전력은 전도도에 반비례하기 때문에 크게 향상됩니다. λ의 경우 2 ∼0.2Γ , 열전력의 크기는 최대 2 k에 도달할 수 있습니다. 나 /이 . 또한 S λ 값을 조정하여 부호를 변경하지 않습니다. 2 . 그림 6은 ε의 함수로서 총 열전력을 보여줍니다. d MBS δ 간의 직접 혼성화의 다른 값에 대해 남 λ를 수정하여 1 =λ 2 =0.2Γ . δ를 조정하여 크기와 부호를 모두 효과적으로 변경할 수 있음을 보여줍니다. 남 , 이는 MBS 중 하나만 QD에 연결되는 경우와 유사합니다. 마지막으로 현재 장치의 실험적 구현에 대해 간략하게 설명합니다. MBS를 호스팅하는 나노와이어는 수 나노미터의 에피택셜 Al 층을 갖는 분자 빔 에피택시에 의해 성장된 InAs로 제작될 수 있다[47]. 와이어 축을 따라 2T를 초과하는 임계 자기장을 인가함으로써 이러한 종류의 나노와이어에 단단한 초전도 갭이 유도될 수 있다는 것이 실험적으로 입증되었다[20]. Al 쉘의 가장자리에서 상태 구배의 밀도로 인해 와이어 끝의 베어 InAs 세그먼트에 QD가 형성됩니다[20, 47, 48].
<그림>
열전력에 대한 다른 점-Majorana 커플링의 영향(온라인 색상). λ의 영향 2 총 컨덕턴스(a ) 및 열전력(b ) λ 1 =0.2Γ ,δ 남 =0. 다른 매개변수는 그림 2의 매개변수와 동일합니다.
<그림>
열전대의 카운터 플롯(온라인 색상). ε의 함수로서의 열전력의 카운터 플롯 d 및 λ 2 λ에 대한 1 =0.2Γ . 다른 매개변수는 그림 2의 매개변수와 동일합니다.
결론적으로 쿨롱 상호작용으로 좌우 일반 금속전극에 연결된 양자점에서 전기적 전도도와 열전력의 특성을 연구하였다. 점은 또한 반도체 나노와이어에 형성된 MBS에 결합됩니다. 비록 스핀업 전자와 스핀다운 전자가 쿨롱 반발력을 통해 서로 상호작용하지만 MBS는 그것이 결합하는 스핀 구성요소의 전도도와 열전력에 영향을 미친다는 것을 발견했습니다. 열전력의 부호는 점-MBS 혼성화 강도, MBS 사이의 방향 혼성화 및 시스템 온도를 조정하여 변경할 수 있습니다. 비자성 양자점 구조에서 100% 스핀 편극 또는 순수 스핀 전력의 큰 값을 얻을 수 있습니다. 점과 두 MBS 사이의 결합은 열전력의 크기만 변경할 수 있으며 부호는 변경할 수 없습니다. 우리의 결과는 열전 기술을 통해 MBS의 존재를 감지하는 데 유용할 수 있습니다.
이 기사의 결론을 뒷받침하는 데이터 세트가 기사에 포함되어 있습니다.
양자점
마조라나 주(Majorana bound state)
나노물질
초록 새로운 광 변환 재료로서 양자점(QD)은 백색 발광 다이오드(WLED)의 색 품질을 향상시키는 이점을 보여줍니다. 그러나 좁은 방출 단색 QD를 사용하는 WLED는 일반적으로 주황색 영역에서 불만족스러운 연색성을 나타냅니다. 여기서, 복합 주황색-적색 양자점(composite-QDs)은 WLED의 주황색-적색광을 보상하기 위해 CdSe/ZnS 기반 주황색 양자점(O-QDs)과 적색 양자점(R-QDs)을 혼합하여 개발된다. 우리는 합성 양자점에서 자기 흡수 및 형광 공명 에너지 전달(FRET) 과정이 WLED의 스펙트럼 제어성
초록 현재 다양한 형광 나노물질이 외과용 항법용 광학 조영제로 설계 및 합성되고 있다. 그러나, 실리콘 양자점(Si QD)을 이용한 폐암 수술 항법용 형광 조영제의 제조에 대한 보고는 없었다. 이 연구는 Pi et al.에 의해 보고된 수분산성 Si QD 미셀을 개선하고 수정했습니다. Si QD 미셀-CKAP4를 준비합니다. 데이터는 Si QD 미셀-CKAP4가 약 78.8nm의 평균 수압 직경을 갖는 구형 입자임을 보여주었습니다. Si QD 미셀-CKAP4의 UV-가시광 흡수 범위는 200~500nm입니다. 여기 파장이 330n
