Thermoelektrische respons van een gecorreleerde kwantumpunt gekoppeld aan Majorana-gebonden toestanden

Samenvatting

We bestuderen theoretisch het thermoelektrische effect in een hybride apparaat samengesteld uit een topologische halfgeleider-nanodraad die Majorana-gebonden toestanden (MGT's) bevat en een kwantumpunt (KP) verbonden met linker en rechter niet-magnetische elektroden die bij verschillende temperaturen worden gehouden. De elektronen-elektronen Coulomb-interacties in het KP worden in rekening gebracht door de niet-evenwichts-Groene-functie techniek. We vinden dat het teken van de thermokracht, wat nuttig is voor het detecteren van MGT's, zal veranderen door de KP-MGT-hybridisatiesterkte, de directe overlap tussen de MGT's aan de uiteinden van de nanodraad, en de systeemtemperatuur te veranderen. Een grote waarde van 100% spin-gepolariseerde of zuivere spin-thermokracht ontstaat zelfs in de afwezigheid van Zeeman-opsplitsing in het KP of magnetische elektroden, omdat de MGT's gekoppeld zijn aan elektronen van slechts één bepaalde spindirectie in het KP vanwege de chirale aard van de Majorana-fermionen. Bovendien zal de grootte van de thermokracht duidelijk worden verhoogd door het bestaan van MGT's.

Inleiding

De bereiding en detectie van nul-energie Majorana-gebonden toestanden (MGT's) zijn van bijzonder belang in de moderne vastestof-fysica. Fundamenteel zijn de MGT's de vastestof-analogen van Majorana-fermionen en zijn ze geassocieerd met niet-Abelse statistiek die topologisch beschermde kwantuminformatie kan mogelijk maken met potentiële toepassingen in kwantumberekening vrij van decoherentie. Naast dit zijn de MGT's ook veelbelovend in het ontwerp van hoge-efficiënte elektronische apparaten, zoals spintronica. Goed gescheiden MGT's kunnen worden bereid in verschillende systemen, waarvan de belangrijkste schema's omvatten: niet-centrosymmetrische supraleiders, drie- of tweedimensionale topologische isolatoren gekoppeld aan supraleiders, electrostatische defecten in topologische supraleiders, p-golf supraleiders, halfgeleidende of ferromagnetische nanodraden met intrinsieke sterke spin-baan-interactie geproximitiseerd aan conventionele s-golf supraleiders, en Josephson-koppelingen.

Wat de detectie van MGT's betreft, is dit ook uitdagend omdat de Majorana-fermionen hun eigen antipartikelen zijn en lading-neutraal zijn door hun intrinsieke deeltje-gat symmetrie. Een verscheidenheid experimenten is uitgevoerd om het bestaan van MGT's te verifiëren door fenomenen zoals de 4π periodieke Josephson-stroom fase in koppelingen tussen topologische supraleiders, half-integer geleidingsplateau bij het coercitieve veld in een hybride structuur samengesteld uit topologische supraleiders en topologische kwantum anomale Hall-isolator, tunnel-spectroscopie met Rashba-nanodraden gekoppeld aan bulk s-golf supraleiders, en nul-bias van de differentiële geleiding aan de randen van de draden. Echter, deze fenomenen hebben andere mogelijke fysieke oorsprongen behalve MGT's, en alternatieve schema's zijn voorgesteld. Een van hen is de hybridisatie van MGT's met andere nanoschaalse structuren, zoals de nul-dimensionale kwantumpunt (KP) waarin de energieniveaus, elektronen-elektronen Coulomb-interacties, deeltjesaantallen, en koppelingsterkte aan de omgeving allemaal goed controleerbaar zijn. Bij lage temperatuur werd theoretisch voorspeld dat een half-maximale geleiding wanneer het energieniveau van het KP uitgelijnd is met de Fermi-energie in de leads een duidelijk bewijs is van de vorming van een paar MGT's. Dit resultaat blijft onveranderd door het aanpassen van het KP-energieniveau en is met succes waargenomen in een experiment in een KP gekoppeld aan een InAs-Al nanodraad. Recent werden ook optische schema's gebaseerd op KP-structuren theoretisch voorgesteld om de MGT's te detecteren met behulp van optische pomp-probe technieken. In ring- of T-vormige KP-gebaseerde systemen worden de kwantum-interferentieverschijnselen drastisch beïnvloed door de MGT's en kunnen dan worden gebruikt voor het detectieschema met behulp van, bijvoorbeeld, het Fano-effect.

Recentelijk is er ook werk betreffende detectie van de MGT's via thermoelektrisch effect, wat zich richt op de conversie tussen elektrische en thermische energie. Dit oude onderzoeks onderwerp krijgt vernieuwde aandacht door de snelle vooruitgang van groei en fabricatie van mesoscopische apparaten en nano-structuren, waarin de thermoelektrische prestaties duidelijk verbeterd zijn. Hoge-efficiënte energieveilers gebaseerd op KP's die gedefinieerd zijn op zo'n GaAs/AlGaAs interface tweedimensionaal elektrongas zijn recent gerapporteerd. Verbetering van het thermoelektrische effect in hen kan worden toegeschreven aan de aanzienlijke vermindering van de thermische geleiding door grensverstrooiing en de optimalisatie van de elektrische transporteigenschappen uniek in deze laag-dimensionale systemen. De thermokracht (Seebeck-coëfficiënt) is de centrale grootheid in thermoelektrisch effect. Het is de sterkte van een open-circuit spanning als reactie op een temperatuurgradiënt toegepast in vast materiaal met vrije elektronische ladingsdragers. Hou et al. voorspelden theoretisch dat de thermokracht tussen een KP en supraleider die een Majorana-randtoestand bevat de Mott-formule voldoet en generiek niet verdwijnt door gebruik te maken van de Landauer-Büttiker formalisme. Gebaseerd op zo'n eigenschap kan men de temperatuur van de Majorana-randtoestand afleiden door de differentiële geleiding en de thermokracht te meten. Leijnse demonstreerde theoretisch dat de koppeling tussen een KP met afstelbaar energieniveau en MGT's de deeltje-gat symmetrie verbreekt, en de veranderingen van thermokracht bieden een nieuwe manier om het bestaan van Majorana-toestanden te bewijzen. De thermoelektrische eigenschappen in zo'n opstelling kunnen ook worden gebruikt om de temperatuur van de supraleider te detecteren en informatie te extraheren over de dissipatieve verval van MGT's. In een structuur met een KP gekoppeld aan twee elektroden, toonden López et al. aan dat de thermokracht zijn teken zal veranderen door de directe hybridisatie tussen de MGT's te veranderen, een goed bewijs van het bestaan van MGT's. De tekenverandering van de thermokracht werd ook vervolgens gevonden in systemen van een KP met twee of drie elektroden. Bovendien werd aangetoond dat de relatie tussen schietruis en thermoelektrische grootheden een puur elektrische manier kan bieden om de lading-neutrale MGT's te detecteren.

In het huidige artikel stellen we een gehybrideerd systeem voor samengesteld uit MGT's en een KP gekoppeld aan elektroden (zie Fig. 1) om de eigenschappen van de thermokracht te bestuderen. In het nanosysteem dat we overwegen, wordt de sterke Coulomb-interactie in het punt, die in eerdere works verwaarloosd is, in rekening gebracht. Verder overwegen we dat slechts één spincomponent van de KP-spin gekoppeld is aan de MGT's vanwege de chirale aard van de MGT's. We vinden dat het teken van de thermokracht effectief omgekeerd kan worden door de punt-MGT's koppelingssterkte, de directe hybridisatie tussen de MGT's, en de systeemtemperatuur te veranderen. De resulterende grote 100% spin-gepolariseerde en zuivere spin-thermokrachten, wat de corresponderende 100% spin-gepolariseerde en zuivere spinstromen in gesloten circuit zijn, zijn nuttig in spintronica. De koppeling van beide de twee MGT's aan het KP zal de grootte van de thermokracht verder vergroten, maar verandert niet de essentiële resultaten wanneer slechts één van de MGT's gekoppeld is aan het punt. Gebaseerd op de momenteel geavanceerde kwantumtransportmetingen voor de MGT's door KP gekoppeld met topologische supraleidende nanodraden, geloven we dat ons voorstel in de toekomst experimenteel getest kan worden. Daarnaast kunnen ons voorstel en bevindingen in dit werk een uitstekende manier bieden om de vorming van de MGT's in KP te detecteren.

Model en Methodes

De effectieve Hamiltoniaan van het KP gekoppeld aan MGT's en de linker en rechter normale metalelektroden heeft de volgende vorm:

$$ H = \sum_{k\beta\sigma}\varepsilon_{k\beta}c_{k\beta\sigma}^{\dag}c_{k\beta\sigma} + \sum_{\sigma}\varepsilon_{d}d_{\sigma}^{\dag}d_{\sigma} + Ud_{\uparrow}^{\dag} d_{\uparrow} d_{\downarrow}^{\dag} d_{\downarrow} + \sum_{k\beta\sigma}(V_{k\beta}c_{k\beta\sigma}^{\dag}d_{\sigma}+H.c) + H_{\text{MGT's}} $$ (1)

waarbij \(c_{k\beta \sigma }^{\dag } (c_{k\beta \sigma })\) creëert (annihileert) een elektronen van impuls k, energie ε_kβ (zijn afhankelijkheid van spin wordt verwaarloosd voor normaal metaalelektrode), en spin σ=↑,↓ in elektrode β=L,R. Voor het KP is \(d_{\sigma }^{\dag } (d_{\sigma })\) de creatie (annihilatie) operator van een elektronen met gate-spanning afstelbaar energieniveau ε_d, spin- σ, en intradot Coulomb-interactie U. De koppelingssterkte tussen het KP en de leads wordt beschreven door V_kβ. De laatste term H_MGT's in Eq. (1) staat voor de nul-energie MGT's gelegen aan tegenovergestelde uiteinden van de halfgeleidende nanodraad en hun koppeling aan het KP:

$$ H_{\text{MGT's}} = i\delta_{M}\eta_{1}\eta_{2} + \lambda_{1}(d_{\uparrow}-d_{\uparrow}^{\dag})\eta_{1} + i\lambda_{2}(d_{\uparrow}+d_{\uparrow}^{\dag})\eta_{2} $$ (2)

in welke δ_M de overlap-amplitude is tussen de twee MGT's met operator voldoeend aan zowel \(\eta _{j}=\eta _{j}^{\dag } (j=1,2)\) en {η_i,η_j}=δ_i,j. De hopping-amplitude tussen MGT's en spin- ↑ elektronen in het KP wordt gerekend door λ_j. Het is nuttig om η_j te schrijven in termen van de reguliere fermionische operatoren f als \(\eta _{1}=(f^{\dag }+f)/\sqrt {2}\) en \(\eta _{2}=i(f^{\dag }-f)/\sqrt {2}\), en dan wordt H_MGT's herschreven als:

$$ H_{\text{MGT's}} = \delta_{M}\left(f^{\dag} f-\frac{1}{2}\right) + \frac{\lambda_{1}}{\sqrt{2}}\left(d_{\uparrow}-d_{\uparrow}^{\dag}\right)\left(f^{\dag} +f\right) - \frac{\lambda_{2}}{\sqrt{2}}(d_{\uparrow}+d_{\uparrow}^{\dag})\left(f^{\dag}-f\right) $$ (3)

We beschouwen het systeem in lineair respons regime, d.w.z. onder oneindig kleine bias-spanning ΔV en temperatuurverschil ΔT tussen de linker en rechter leads, de elektrischen warmtestroom van elke spincomponent worden verkregen als:

$$ I_{e,\sigma} = -e^{2}L_{0,\sigma}\Delta V + \frac{e}{T}L_{1,\sigma}\Delta T $$ (4)

$$ I_{h,\sigma} = eI_{1,\sigma}\Delta V - \frac{1}{T}L_{2,\sigma}\Delta T $$ (5)

waarbij e de elektronenlading is en T de systeem evenwichtstemperatuur, en

$$ L_{n,\sigma} = \frac{1}{\hbar}\int (\varepsilon-\mu)^{n}\left[-\frac{\partial f(\varepsilon,\mu)}{\partial \varepsilon}\right]T_{\sigma}(\varepsilon)\frac{d\varepsilon}{2\pi} $$ (6)

waarbij \(\hbar \) de verminderde constante van Planck is. We stellen de chemische potentiëlen van de leads μ=0 als het energienulpunt. De Fermi-verdelingsfunctie wordt gegeven door f(ε,μ)=1/{1+exp[(ε−μ)/k_BT]} met k_B de Boltzmann-constante. De transmissiecoëfficiënt T_σ(ε) wordt berekend met behulp van de vertraagde Groene-functie als:

$$ T_{\sigma}(\varepsilon) = \frac{\Gamma_{L}\Gamma_{R}}{\Gamma_{L}+\Gamma_{R}} [-2\text{Im}G_{\sigma}^{r}(\varepsilon)] $$ (7)

waarbij \(\Gamma _{L(R)}=2\pi \sum _{k}|V_{kL(R)}|^{2}\delta [\varepsilon -\varepsilon _{kL(R)}]\) de lijnbreedte-functie is. We passen de standaard vergelijking van bewegingstechniek toe om de Groene-functie te verkrijgen. De hogere-orde Groene-functies worden afgekapt volgens schema 2 in ref. [39], d.w.z. verwaarloos de gelijktijdige tunneling van het elektronen van tegengestelde spin. Na eenvoudige berekeningen wordt de spin-up vertraagde Groene-functie gegeven door:

$$ G_{\uparrow}^{r}(\varepsilon) = \frac{\varepsilon_{-}-\Sigma^{M}_{1}-U\left\{1-< n_{\downarrow}>\left[1-(\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^{2})^{2}\tilde{B}\tilde{B}_{U}\right]\right\}}{\left(\varepsilon_{-}-\Sigma^{M}_{0}\right)\left(\varepsilon_{-}-U-\Sigma^{M}_{1}\right)} $$ (8)

waarbij de MGT-geïnduceerde zelf-energieën

$$ \Sigma^{M}_{0} = B_{1} + \left(\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^{2}\right)^{2}B\tilde{B} $$ (9)

en

$$ \Sigma^{M}_{1} = B_{1} + \left(\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^{2}\right)^{2}B\tilde{B}_{U} $$ (10)

met

$$ B = \frac{\varepsilon}{\varepsilon^{2}-\delta_{M}^{2}} $$ (11)

$$ B_{1} = \frac{1}{2}\left(\frac{\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^{2}}{\varepsilon-\delta_{M}} + \frac{\lambda_{1}^{2}+\lambda_{2}^{2}}{\varepsilon+\delta_{M}}\right) $$ (12)

$$ \tilde{B} = \frac{B}{\varepsilon_{+}+B_{2}} $$ (13)

$$ \tilde{B}_{U} = \frac{B}{\varepsilon_{+}+U-B_{2}} $$ (14)

in welke

$$ B_{2} = \frac{1}{2}\left(\frac{\lambda_{1}^{2}-\lambda_{2}^{2}}{\varepsilon+\delta_{M}} + \frac{\lambda_{1}^{2}+\lambda_{2}^{2}}{\varepsilon-\delta_{M}}\right) $$ (15)

en ε_±=ε±ε_d+i(Γ_L+Γ_R)/2. In afwezigheid van punt-MGT's hybridisatie (λ₁=λ₂=0), hebben we \(\Sigma ^{M}_{0,1}=0\) en \(G_{\uparrow }^{r}(\varepsilon)\) herstelt dat van ref. [39]. Het is ook de spin-down vertraagde Groene-functie door n_↓ in n_↑ te veranderen. Het bezettingsgetal wordt zelf-consistent berekend uit:

$$ n_{\sigma} = \int \frac{d\varepsilon}{2\pi}\frac{\Gamma_{L}f_{L}(\varepsilon)+\Gamma_{R}f_{R}(\varepsilon)}{\Gamma_{L}+\Gamma_{R}}[-2\text{Im}G_{\sigma}^{r}(\varepsilon)] $$ (16)

waarbij f_L/R(ε) de Fermi-verdelingsfunctie is in de linker/rechter elektrode.

Eenmaal de transmissiefunctie verkregen is uit de Groene-functie, worden de elektrische geleiding en de thermokracht (Seebeck-coëfficiënt) van elke spincomponent gegeven door G_σ=e²L_0,σ en S_σ=−L_1,σ/(eTL_0,σ), respectievelijk.

Resultaten en Discussie

In wat volgt, nemen we symmetrische koppeling tussen het KP en elektroden aan, en stellen we Γ=2Γ_L=2Γ_R=1 als de energie-eenheid. De intradot Coulomb-interactie is vastgezet als U=10Γ. We bestuderen eerst het geval van het KP dat alleen gekoppeld is aan MGT-1 met verschillende hybridisatiesterkte λ₁ in Fig. 2 door λ₂=0 in te stellen. Voor λ₁=0 ontwikkelt de geleiding van elke spincomponent in Fig. 2a twee pieken gelegen respectievelijk bij ε_d=−μ en −μ−U. Let op dat het KP nu vrij is van spinpolarisatie geïnduceerd door de MGT, en de geleiding van de twee spincomponenten is gelijk aan elkaar (G_↑=G_↓), dienovereenkomstig. Door de hybridisatie tussen de MGT en het KP aan te zetten (λ₁≠0), wordt de grootte van G_↑ monoton onderdrukt zoals getoond in Fig. 2a, wat consistent is met eerdere resultaten. De waarde van G_↓ is echter bijna onveranderd, zelfs als het bezettingsgetal n_↓ verandert door λ₁ vanwege de aanwezigheid van intradot Coulomb-interactie (niet getoond in de figuur). Tegelijkertijd worden de piekpositie en -breedte in G_↑ licht gewijzigd door de waarde van λ₁ door niveauhernormalisatie door de punt-Majorana-koppeling. De configuratie van de totale geleiding G=G_↑+G_↓ in Fig. 2c lijkt op die van G_↑.

De thermokracht S_↑ in Fig. 2b toont de typische zaagtandconfiguratie en heeft drie nulpunten afzonderlijk bij ε_d=μ,−U/2, en μ−U. Het ontwikkelt een paar scherpe pieken met tegengestelde tekens bij elk van de twee resonante toestanden (ε_d=μ,μ−U) en verandert van teken wanneer ε_d elk nulpunt passeert. In afwezigheid van punt-MGT's hybridisatie (λ₁=0) zoals aangegeven door de zwarte solide lijn in Fig. 2b, is S_↑ positief (negatief) wanneer ε_d onder (boven) het nulpunt ligt aangezien de hoofdladingsdragers elektronen (gaten) zijn. Met toenemende λ₁ is de spin-down thermokracht S_↓ onveranderd en de absolute waarde van S_↑ wordt eerst onderdrukt en dan verhoogd. Voor voldoende grote λ₁ verandert S_↑ zijn teken zoals getoond in Fig. 2b. Met verder verhoogde λ₁ overschrijdt de absolute waarde van S_↑ die van S_↓ en de totale thermokracht S=S_↑+S_↓ verandert ook zijn teken. Een dergelijk fenomeen is ook eerder gevonden in het spinloze model. Feitelijk werd de tekenverandering van de thermokracht in KP-gebaseerd apparaat zonder MGT's toegeschreven aan verschillende oorzaken, zoals de systeem evenwichtstemperatuur, magnetische moment van de elektroden, Coulomb-interactie, koppelingssterkte tussen de KP's, toegepast magnetisch veld, kwantum-interferentie-effect, of de magnetische flux die door meerdere-punt doorpenetreert. De bovenstaande mechanismen zijn heel anders van het huidige geval, en de tekenverandering van de thermokracht door de hybridisatie tussen het KP en de MGT's te veranderen is behulpzaam voor het detecteren van de MGT's.

Figuur 3a, b toont de totale geleiding G en thermokracht S varierend met het punt-niveau ε_d voor verschillende waarden van de temperatuur T. De piekwaarde van G wordt eerst verhoogd en dan onderdrukt door toenemende temperatuur zoals getoond in Fig. 3a. De grootte van de thermokracht in Fig. 3b wordt echter voornamelijk verhoogd door toenemende temperatuur, aangezien er meer elektronen (gaten) geëxciteerd zijn boven (onder) het chemisch potentieel. Bovendien verandert S zijn teken voor de gevallen van T=0,1 en 0,2 zoals aangegeven door de roze en groene lijnen in Fig. 3b, wat vergelijkbaar is met het geval van thermoelektrisch effect in KP-gebaseerde structuur zonder MGT's. Voor T=0,2Γ kan de piekwaarde van S zo groot worden als 2k_B/e, wat een orde groter is dan die van T=0,001. Feitelijk hebben we gecontroleerd dat de grootte van de thermokracht verder kan worden verhoogd door de temperatuur te verhogen. In dit artikel richten we ons echter op de tekenverandering van S bij relatief lage temperatuur, wat meestal het geval is van de MGT's gevormd in experimenten. Figuur 3c, d presenteert de geleiding en de thermokracht voor verschillende waarden van directe hybridisatie van de twee MGT's aan tegenovergestelde uiteinden van de nanodraad bij vaste T=0,025Γ. De piekwaarde van de geleiding in Fig. 3c wordt monoton verhoogd door toenemende δ_M, wat consistent is met de resultaten gevonden door López et al. De thermokracht in Fig. 3d verandert zijn teken voor 0,03Γ<δ_M<0,05Γ, wat groter is dan de temperatuur T=0,025Γ. In ref. [32] vonden ze dat de thermokracht zijn teken verandert bij ongeveer δ_M≈k_BT in het spinloze model. In dit artikel treedt de tekenverandering van S op bij relatief grotere δ_M omdat de MGT's gekoppeld zijn aan slechts één spindirectie elektronen. Bovendien kan de piekwaarde van de thermokracht ook worden verhoogd door δ_M te verhogen.

We tonen de spin-opgeloste thermokrachten afzonderlijk als functies van λ₁ en δ_M in Fig. 4. De spin-up thermokracht S_↑ in Fig. 4a neemt eerst toe, bereikt een maximum en daalt dan met toenemende λ₁. Bij voldoende grote λ₁ blijft het op een stabiele waarde. De waarde van spin-down thermokracht S_↓ is onveranderd door λ₁ zoals verwacht. Het gedrag van S_↑ en S_↓ brengt twee interessante resultaten voort: een is de 100% spin-gepolariseerde thermokracht wanneer S_↑=0 maar S_↓ een eindige waarde heeft die kan worden gebruikt voor het filteren van elektronen-spin; de andere is de eindige zuivere spin-thermokracht S_s=S_↑−S_↓ met nul lading-thermokracht S_c=S_↑+S_↓=0 wat optreedt wanneer S_↑=−S_↓ zoals getoond door de stippen in Fig. 4b. In gesloten circuit zijn de 100% spin-gepolariseerde en zuivere spin-thermokrachten individueel de corresponderende stromen, wat virtueel is in spintronische apparaten. Vergelijkbare resultaten worden gevonden in Fig. 4b, d, waarin S_↑ tekenverandering ondergaat door δ_M te veranderen, terwijl S_↓ onveranderd blijft. We benadrukken dat de huidige 100% spin-gepolariseerde en zuivere spin-thermokrachten ontstaan in afwezigheid van magnetisch veld of magnetische materialen in het KP.

In Fig. 5 bestuderen we het geval van beide de MGT's aan de tegenovergestelde uiteinden van de nanodraad die gekoppeld zijn aan het KP wanneer de draad en het punt dicht genoeg bij elkaar zijn met δ_M=0. Figuur 5a toont dat de totale geleiding G de dubbele-piek configuratie behoudt in aanwezigheid van λ₂. De piekhoogte zal worden onderdrukt door toenemende λ₂. De lijnenvorm van S is ook onveranderd door de waarde van λ₂ zoals aangegeven door Fig. 5b. De piekwaarde van S zal significant worden verhoogd aangezien de thermokracht omgekeerd evenredig is met de geleiding. Voor λ₂∼0,2Γ kan de grootte van de thermokracht zo groot worden als 2 k_B/e. Bovendien vinden we dat S zijn teken niet zal veranderen door de waarde van λ₂ aan te passen. Figuur 6 toont de totale thermokracht als functie van ε_d voor verschillende waarden van directe hybridisatie tussen de MGT's δ_M door λ₁=λ₂=0,2Γ vast te zetten. Het toont dat zowel de grootte als het teken effectief kunnen worden veranderd door δ_M af te stellen, wat vergelijkbaar is met het geval dat slechts één van de MGT's gekoppeld is aan het KP. Ten slotte bespreken we kort de experimentele realisatie van de huidige apparaten. De nanodraad die de MGT's bevat, kan gefabriceerd worden met InAs gegroeid door moleculaire bundel-epitaxie met verschillende nanometers epitaxiale Al-laag. Het is experimenteel bewezen dat een harde supraleidende gap kan worden geïnduceerd op zo'n soort nanodraden door een kritisch magnetisch veld van meer dan 2 T langs de draad-as aan te leggen. Een KP wordt gevormd in het kaal InAs-segment aan het einde van de draad door dichtheidsgradiënten van toestanden aan de randen van de Al-schil.

Conclusies

Concluderend, hebben we de eigenschappen van de elektrische geleiding en thermokracht bestudeerd in een kwantumpunt verbonden met de linker en rechter normale metalelektroden met Coulomb-interactie. Het punt is ook gekoppeld aan MGT's gevormd in een halfgeleidende nanodraad. We vinden dat de MGT's de geleiding en thermokracht van de spincomponent beïnvloeden waar het alleen aan gekoppeld is, hoewel de spin-up en spin-down elektronen met elkaar interacteren via de Coulomb-weerstand. Het teken van de thermokracht kan worden veranderd door de punt-MGT's hybridisatiesterkte, de directe hybridisatie tussen de MGT's, en de systeemtemperatuur aan te passen. Grote waarde van zowel 100% spin-gepolariseerde als zuivere spin-thermokrachten kan worden verkregen in niet-magnetische KP-structuur. De koppeling tussen het punt en beide de twee MGT's kan alleen de grootte van de thermokracht veranderen, maar niet zijn teken. Onze resultaten kunnen nuttig zijn bij het detecteren van het bestaan van de MGT's via thermoelektrische techniek.

Beschikbaarheid van Data en Materialen

De datasets die de conclusies van dit artikel ondersteunen, zijn opgenomen in het artikel.

Afkortingen

KP:

Kwantumpunt

MGT's:

Majorana-gebonden toestanden