通过自旋进动量子点自旋相关的隧穿
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量子隧穿效应量子隧穿效应是量子力学中一种重要且奇特的现象,它描述的是微观粒子在类似势垒的区域内,可能出现超越经典物理学预测的穿越现象。
本文将介绍量子隧穿效应的基本原理、相关应用以及对科学发展的意义。
一、基本原理量子隧穿效应是基于量子力学的概念,其核心是波粒二象性原理。
根据波粒二象性,微观粒子既可以被看作波动,也可以被看作粒子。
在经典物理学中,一个粒子如果没有足够的能量,是无法通过势垒的,而必须越过该势垒才能继续前进。
然而,在量子力学中,微观粒子具有波动特性,它们在经过势垒时,会表现出概率波函数的干涉和叠加效应。
当概率波函数的幅度分布在势垒之外时,存在一定概率粒子会穿越势垒,进入本该被禁止的区域。
这种现象就是量子隧穿效应。
二、相关应用1. 扫描隧道显微镜扫描隧道显微镜(Scanning Tunneling Microscope,STM)是一种利用量子隧穿效应测量物体表面形貌和电子特性的高分辨率显微镜。
STM通过在探针和样品之间施加微小的电压,使电子通过隧穿效应从探针穿过空隙输送到样品表面上,通过对隧穿电流的测量得到样品表面的显微图像。
2. 四面体结构在化学领域,量子隧穿效应对于描述四面体结构的成键和反映分子之间的空间取向关系起着重要作用。
在传统化学中,四面体结构的成键被认为需要获得足够的能量,但隧道效应表明成键发生的可能性并不取决于能量,而是取决于波函数的幅度分布。
这一发现对于理解分子的结构和化学反应具有重大意义。
3. 穿隧发光二极管穿隧发光二极管(Tunneling Light Emitting Diode,TLED)是一种利用量子隧穿现象产生光辐射的新型光电器件。
TLED中的电子通过量子隧穿效应从导层穿越势垒进入禁带,使空穴和电子发生复合,释放能量并辐射光子。
TLED具有高效率、长寿命和低功耗等优点,具有广泛的应用前景。
三、科学意义量子隧穿效应的发现和研究突破了经典物理学的局限,揭示了微观世界的奇妙规律,对于拓展科学认知、推动科学发展具有重要意义。
量子力学中的量子力学中的量子自旋液体与拓扑序量子力学中的量子自旋液体与拓扑序量子力学是研究微观粒子行为的理论框架,它描述了微观世界的奇妙规律。
量子自旋液体和拓扑序是量子力学中的重要概念,它们在解释物质的性质和相互作用中起着关键作用。
本文将介绍量子自旋液体和拓扑序的基本概念、研究方法和应用前景。
一. 量子自旋液体的概念及特点量子自旋液体是指处于低温下无序状态的一类量子系统。
在这类系统中,粒子的自旋相互作用导致其自身旋转的特殊性质。
相较于普通固体或液体,量子自旋液体的基本粒子不会按照传统的格子布局排列,而是以非常规的方式组织和运动。
量子自旋液体具有如下特点:1. 量子纠缠:量子自旋液体中的粒子之间存在强烈的量子纠缠现象,即一个粒子的状态会同时受到其他粒子的影响。
2. 無傳熱性:量子自旋液体的自旋激发具有独特的性质,无法通过简单传统的机制来传播。
3. 非整数自旋:与一般的粒子不同,量子自旋液体的基本粒子具有非整数自旋,例如1/2、1等。
4. 长程纠缠:量子自旋液体中的量子纠缠现象可以延伸到系统的整个空间范围,呈现出长程的相互关联性。
二. 拓扑序的定义与分类拓扑序是指一类相互作用量子系统在低温下出现的非常态。
与传统的固体或液体不同,拓扑序并不依赖于物质内部的对称性破缺,而是由拓扑性质决定的。
常见的拓扑序包括:1. 拓扑绝缘体:在这种相态下,电子在材料内部可以在一些特殊的边界或缺陷附近产生零能态,而在其他地方是带隙的。
2. 拓扑超导体:这种相态下,超导体的能隙是非零的,但其边界可以存在零能态,表现出无能隙的边界态。
三. 量子自旋液体与拓扑序的关联量子自旋液体与拓扑序之间存在紧密的联系。
在某些量子自旋液体中,由于量子涨落和纠缠效应的影响,可以出现一些拓扑序的相变现象。
研究发现,量子自旋液体中的拓扑序可以通过拓扑不变量来描述。
这些拓扑不变量可以区分不同拓扑相,揭示其中的拓扑性质。
例如,在一些量子自旋液体中,拓扑绝缘体的边界模态会与量子涨落的涡旋结构相联系。
量子力学中的量子隧穿现象研究量子力学是描述微观粒子行为的理论,它在描述光的性质和原子结构等方面起到了重要作用。
其中,量子隧穿现象是量子力学的一个重要概念,它描述的是粒子在能量较低情况下越过势垒的现象。
本文将对量子隧穿现象进行深入探讨,包括其基本原理、实验研究和应用前景。
一、量子隧穿的基本原理量子隧穿现象是指粒子在势垒前后的折射和反射,以及在势垒内的传播现象。
根据量子力学原理,粒子既可以表现为粒子性,也可以表现为波动性。
在势垒存在的情况下,粒子受到势垒的影响,其波函数会发生变化,而波函数振幅的平方代表了粒子的存在概率。
量子隧穿现象的基本原理可以用薛定谔方程进行描述。
薛定谔方程是用来描述量子体系的波函数演化的方程,它可以用来计算粒子在势垒前后的波函数。
根据薛定谔方程的求解结果,我们可以得到粒子在势垒前后的波函数,从而得到粒子的概率分布。
二、量子隧穿的实验研究量子隧穿现象的实验研究对于量子力学的发展起到了重要的推动作用。
科学家们通过设计实验装置,观察、测量和验证量子隧穿现象。
以下是一些常见的量子隧穿实验方法:1. 扫描隧道显微镜(STM)实验:STM是一种常见的量子隧穿实验装置,它利用量子隧穿效应使探针与样品表面之间发生隧穿电流,从而实现对样品表面的原子尺度成像。
2. 穿越微米电子显微镜(TEM)实验:TEM也是一种常用的实验装置,它利用电子束的透射性质观察和测量样品的结构和性质。
通过调节能量和电压,可以观察到量子隧穿现象。
3. 双势垒隧穿二极管实验:该实验利用PN结的双势垒结构,通过给定适当的电压,实现电子的隧穿传输。
通过测量电流和电压的变化,可以研究量子隧穿现象的特性。
三、量子隧穿的应用前景量子隧穿现象在科学研究和技术应用中具有广泛的应用前景。
以下是一些重要的应用领域:1. 密封电子设备:量子隧穿现象可以用于实现纳米尺度的电子设备封装。
通过控制隧穿效应,可以实现纳米尺度器件的制备,这对于电子技术的发展具有重要意义。
量子测量术语1 范围本文件规定了量子测量相关的基本术语和定义。
本文件适用于量子测量相关标准制定、技术文件编制、教材和书刊编写以及文献翻译等。
2 规范性引用文件本文件没有规范性引用文件。
3 通用基础3.1量子测量quantum measurement利用量子的最小、离散、不可分割特性及量子自旋、量子相干、量子压缩、量子纠缠等特性,大幅提升经典测量性能的测量。
3.2量子计量quantum metrology基于基本物理常数定义国际单位制基本单位,利用量子系统、量子特性或量子现象复现测量单位量值或实现直接溯源到基本物理常数的测量,可用于其他高精度测量研究。
3.3量子传感quantum sensing利用量子系统、量子特性或量子现象实现的传感技术。
3.4量子态quantum state量子系统的状态。
3.5量子费希尔信息quantum Fisher information量子费希尔信息是经典费希尔信息的扩展,表征了量子系统状态对待测参数的敏感性,可用于确定参数测量的最高精度。
3.6海森堡极限Heisenberg limit根据海森堡不确定性关系,在给定的量子态下,量子系统的某个指定的可观测物理量受其非对易物理量测量不确定性的制约所能达到的测量精度极限。
3.7标准量子极限standard quantum limit由量子力学原理决定的噪声极限,即多粒子系统处于真空态时两个正交分量的量子噪声相等且满足海森堡最小不确定关系。
3.8散粒噪声shot noise散粒噪声,或称泊松噪声,是一种遵从泊松过程的噪声。
对于电子或光子,其散粒噪声来源于电子或者光子离散的粒子本质。
3.9量子真空涨落quantum vacuum fluctuation真空能量密度的随机扰动,是海森堡不确定原理导致的结果。
3.10量子噪声quantum noise测量过程中由于量子系统的海森堡不确定性引发的噪声。
3.11量子投影噪声quantum projection noise测量过程中由于量子投影测量结果的随机性所引发的噪声。
自旋隧穿效应(Spin Tunneling Effect)是量子力学中的一种现象,尤其在磁性材料和纳米器件的研究中具有重要意义。
当一个粒子(通常是电子)试图穿越势垒时,经典物理下如果其动能不足以克服势垒高度,则通常认为粒子无法通过。
然而,在量子力学框架下,由于波函数的特性,即使粒子的能量低于势垒,仍有一定概率穿过势垒,这种现象称为隧穿效应。
自旋隧穿效应则是指带有自旋的粒子(如电子)在穿越势垒过程中,其隧穿概率受到自旋状态的影响。
具体来说,对于两个磁性层之间存在非零磁矩差的情况,电子的隧穿概率不仅取决于其动能,还与其自旋取向有关。
若电子的自旋方向与目标层的磁矩方向“对齐”(平行),则隧穿概率相对较高;若自旋方向“反向”(反平行),隧穿概率则较低。
这一效应是自旋电子学的基础,应用于自旋电子器件如磁隧道结(Magnetic Tunnel Junction, MTJ)中,这些器件利用自旋隧穿效应实现了高效率的信息存储和传输,广泛用于硬盘驱动器读头、磁随机存取存储器(MRAM)等现代信息技术领域。
加速光晶格中自旋轨道耦合玻色-爱因斯坦凝聚体隧穿动力学研究加速光晶格中自旋轨道耦合玻色-爱因斯坦凝聚体隧穿动力学研究自旋轨道耦合玻色-爱因斯坦凝聚体(Spin-Orbit Coupled Bose-Einstein Condensates,SOC-BECs)是一种具有非常有趣性质的物质体系。
近年来,人们对SOC-BECs的研究日益深入,特别是在光晶格中,观察到了丰富的量子现象。
在这篇文章中,我们将探讨加速光晶格中SOC-BECs的隧穿动力学现象。
首先,让我们先了解一下SOC-BECs是什么。
SOC-BECs是由具有自旋轨道耦合相互作用的玻色子组成的凝聚体。
自旋轨道耦合是一种量子现象,可以将自旋和轨道运动相互联系起来。
在SOC-BECs中,这种相互联系会产生新的物理现象,例如自旋震荡和自旋流等。
在加速光晶格中,SOC-BECs的行为更加复杂和有趣。
光晶格是由激光束交叉形成的一种周期性势场,可以用来模拟原子在晶格中的运动。
通过调整晶格的形状和强度,可以控制SOC-BECs的性质和行为。
特别是在加速光晶格中,SOC-BECs会受到外力的作用,从而导致了隧穿动力学的研究价值。
在实验中,我们使用了碱金属铷(Rb)原子,通过激光冷却和磁光陷阱技术将其制备成冷原子凝聚体。
然后,利用光晶格的技术将SOC-BECs限制在一个一维光晶格中。
通过改变激光的强度和频率,我们可以调节自旋轨道耦合的强度。
为了研究SOC-BECs的隧穿动力学,我们引入了一个加速场。
通过调整加速场的强度和持续时间,我们可以控制SOC-BECs隧穿过光晶格障垒的过程。
实验结果表明,SOC-BECs的隧穿动力学是一个非常复杂的过程,涉及到原子的相干演化和自旋-轨道耦合强度的变化。
此外,我们还观察到了隧穿动力学对SOC-BECs自旋和动量分布的影响。
通过进一步分析实验数据,我们发现SOC-BECs的隧穿动力学可以揭示其它物理现象,如布洛赫振荡和波动干涉。
第三章 通过自旋进动量子点自旋相关的隧穿3.1 引言自从巨磁阻现象的发现以后[1-2], 与自旋相关的输运问题展开了大量的研究。
由于自旋相关电子器件的基本物理性质和潜在的应用,近来,单个自旋的探测和操纵受到了广泛的关注。
Balatsky 和Martin[7] 提出了一种新的自旋探测技术机制——电子自旋进动STM 。
他们发现当存在外磁场时,未极化的入射电子电流和局域自旋间的自旋轨道相互作用在电导图形中产生新的结构。
朱建新等人[9] 研究了低温下局域进动在外加弱磁场时同两正常金属引线耦合系统的电子的量子输运。
他们发现在绝热进动的情况下,当自旋以拉莫频率缓慢进动时,电导的振荡中出现了拉莫频率L ω和两倍拉莫频率2L ω的成分。
另一方面,近来研究纳米结构和铁磁引线的耦合系统的输运问题成为自旋电子学中的热点之一。
张平[10] 等人研究了一量子点和铁磁引线耦合系统中自旋相关的电子输运。
研究结果表明Kondo 的劈裂和量子点中能级的自旋劈裂都可由铁磁电极的磁化强度来控制。
当铁磁电极的磁化强度取向相同时,线性电导成双峰结构;当铁磁电极的磁化强度取向相反时, Kondo 会劈裂成三峰结构。
本文我们将主要研究一个局域进动自旋和铁磁引线耦合系统的隧穿电流。
该系统的结构如图3.1所示,即铁磁引线—进动自旋—铁磁引线的系统装置。
在外界弱的磁场作用下,自旋绕着磁场方向作进动。
为了处理问题简单,我们假设自旋轨道相互作用仅存在于铁磁引线和自旋座之间的隧穿势垒中,这种相互作用可以引起自旋翻转散射。
自旋座上的单电子与局域自旋通过自旋交换相互作用耦合在一起。
自旋交换相互作用会引起量子点内能级的劈裂和自旋翻转散射,自旋翻转散射又会使劈裂的能级发生进一步的移动。
图 3.1 铁磁-量子点-铁磁系统3.2 模型和公式铁磁-量子点-铁磁系统的哈密顿量可以描述如下: l e a d M SH H H H =++ (3.1),,(,),,()lead k k k L R k H M C C ασασασασεσ+∈=∑+ (3.2)()c o s c o s s i n s i n i i M S H J d d d d e d d e d d φφθθθθ++-++↑↑↓↓↑↓↓↑=-++(3.3),,,()T k k k H T C d H C σσσσσσ+'''=∑+ (3.4)其中()k k c c ασασ+分别是引线中电子的产生、消灭算符,()d d σσ+'是量子点中电子的产生、消灭算符。
T H 描述的是自旋座和两个引线的隧穿耦合部分,其中,k T σσ'是隧穿耦合矩阵。
注入的传导电子进入量子点中,通过自旋交换相互作用g Sσ-⋅,与局域自旋(磁性杂质)耦合在一起,其中σ是自旋的泡利矩阵。
与自旋交换相互作用能量相比,自旋座上电子在外磁场中的塞曼能量很小,处理问题时我们忽略了塞曼能量的影响。
为了处理问题简单,自旋座上电子之间的库仑相互作用也被忽略了。
局域自旋的运动方程是()d B dtμμγ=⨯,其中S μγ=,γ 是旋磁比,S是自旋角动量。
在二次量子化的空间中,在自旋座上电子的自旋交换相互作用哈密顿量可以被写成式(3.3)的形式,其中J 是自旋交换相互作用强度,θ是局域自旋在外磁场的倾斜角,0L t φωφ=-+,φ是局域自旋和外磁场的方位角,L ω是拉莫频率,0φ是初始方位角。
在公式(3.3)中的非对角项部分,sin i J e d d φθ-+↑↓和sin i J ed d φθ-+↑↓产生自旋翻转散射。
因为与自旋进动相关的能量为6~10L ev ω- 电子伏特远小于入射电子能量的数量级1电子伏特,所以与电子传输过程的时间尺度相比自旋进动是很慢的。
这样我们可以把电子的输运过程利用绝热近似处理,即好像每一瞬间自旋方向中局域自旋进动相对入射电子都是近似静止的,如参考文献[9].系统的电流可以表示为:()(){}[]aRrLL R e J d f f Tr G G hεεε=-ΓΓ⎰ (3.5)其中1/{exp[()/]1}B f K T εμ=-+是费米分布函数,r G 是量子点内的推迟格林函数的傅立叶变换,用Dyson 方程精确求解,即r r r r r G g g G =+∑, 其中r g 是量子点内无自旋翻转散射单个电子的推迟格林函数。
系统自能是由量子点和左右引线间的隧穿耦合相互作用和量子点内的自旋交换相互作用即M S H 的非对角项部分产生的。
自能矩阵可以被写成r r r L R M S ∑=∑+∑+∑,量子点中的自旋翻转散射即M SH 的非对角项部分可以用M S ∑表示,写为:s i n 0i M Si eJ eφφθ-⎛⎫∑= ⎪⎝⎭(3.6) 与引线耦合的自能可由量子点和引线耦合的隧穿矩阵得到,其中L Γ被写作: ()()2021(1)221(1)L p pp p λλλλ⎛⎫++-Γ=Γ⎪ ⎪-++⎝⎭ (3.7)λ是自旋翻转和自旋守恒的隧穿比,,,/,σσσσλ=ΓΓ()σσ=- 其中200,2k σσπρΓ=T 是量子点与引线的隧穿耦合强度,0ρ是铁磁引线的态密度。
在宽能带近似的情况下,与铁磁引线耦合的自能为:2rL L i ⎛⎫∑=-Γ ⎪⎝⎭,2r R Ri ∑=Γ当铁磁引线磁矩处于平行组态时,R Γ和L Γ有相同的表达形式。
而当铁磁引线磁矩处于反平行组态时, ()()2021(1)221(1)L p p p p λλλλ⎛⎫++-Γ=Γ⎪ ⎪-++⎝⎭ (3.8)而()()2021(1)221(1)Rp p p p λλλλ⎛⎫-++Γ=Γ⎪ ⎪++-⎝⎭ (3.9)零温下系统的电导被写为: 2(){}a R r Lef G d Tr G G hωω∂=-ΓΓ∂⎰ (3.10)3.3结果和讨论3.3.1 不同磁距组态下的电导行为我们讨论铁磁—量子点—铁磁系统零温下不同磁距组态的电导行为,系统中量子点的能级是由门电压g V 控制。
在以下的计算中,有效交换相互作用强度0.5J =,铁磁引线的自旋极化度为0.9P =。
-1.0-0.50.00.5 1.00.00.20.40.60.81.0C o n d u c t a n c e (e 2/h )Chemical potential(μ)0.00.20.40.60.81.0C o n d u c t a n c e (e 2/h )0.00.20.40.60.81.0C o n d u c t a n c e (e 2/h )图 3.2 铁磁引线磁矩组态平行首先我们讨论铁磁引线磁矩平行组态下的电导行为。
图3.2画出了电导对化学势μ的图像。
其中0φ=,实线为0θ=,虚线为4πθ=,点线为2πθ=。
在图2(a)中势垒中的自旋翻转散射强度不予考虑,因为取0.0λ=,已经证明当势垒中不存在自旋翻转耦合时,电导不受进动角度φ的影响[8-9]。
我们首先看到自旋交换相互作用强度在电导共振行为中的影响,电导峰的位置都处在0.5J μ==的位置,我们看到当化学势J μ=+,电导出现一个共振峰,峰的宽度随着角度θ的增加而变窄,当J μ=-时,电导共振峰呈现出相反的行为,峰的宽度随着角度θ的增加而增加,单对于不同的倾角θ,共振峰都有相同的幅度。
这些特征可以做如下的解释:量子点中孤立的局域自旋在一给定的方向(),0θ,自旋交换相互作用的纵向部分把量子点中的能级劈裂为cos J εθ±=±,分别对应着自旋向上的态(1,0)Tχ+=和自旋向下的态(0,1)Tχ-=,自旋交换相互作用的横向部分产生自旋翻转散射sin i J e d d φθ-+↑↓和sin i J e d d φθ+↓↑。
自旋翻转散射部分会改变电子的自旋向上,自旋向下的占据数和量子点中能量的本征值。
使自旋向上自旋向下态的能级cos J εθ±=±变成系统本征值J ±,且对应的本征态为(cos ,sin)22i Te φθθξ+=+ 和(sin,cos)22i Teφθθξ--=-。
对本征值为J +,自旋本征态为ξ+的状态,自旋向上和自旋向下的电子是同相的,随着倾角θ在0,2π⎛⎫⎪⎝⎭子之间的变化自旋向下的电子数被看作自旋少;对本征值为J -,自旋本征态为ξ-的状态,自旋向上和自旋向下的电子是反相的,自旋向上的电子数被看作自旋少子。
当考虑势垒和量子点中的自旋翻转散射时,会增加本征态为ξ±的自旋向上和自旋向下电子的数量。
自旋本征态为ξ+时,自旋向上和自旋向下的电子处于同相,随着倾角θ在0,2π⎛⎫⎪⎝⎭子之间的变化,自旋翻转散射会起一个积极的作用使电子的自旋状态发生变化,态的谱密度变宽;同样自旋翻转散射会起一个消极的作用产生窄的谱密度,让ξ+最终导致尖的共振峰。
图3.2(b) ,图3.2(c)展示了势垒中存在自旋翻转散射时对共振峰的影响,其中λ=其它的参数和图3.2(a)中的是相同的,电导对化学势的图像被给出。
0.4,0.8研究发现自旋翻转散射不改变共振峰的高度,共振峰的宽度是由自旋翻转散射强度和倾角θ决定的。
图3.3画出了铁磁引线磁矩反平行组态下的电导行为。
图3.3(a)中0.0λ=,即势垒中不考虑自旋翻转散射,可以看到共振峰的幅度随着角度θ的增加而增高。
这种情况被认为是自旋向下的电子通过了势垒,自旋向上的被翻转,这样相当于引线中自旋向下的电子被增多,自旋向上的被减少。
即势垒中存在自旋翻转散射时,自旋向上的电子要改变它的自旋方向,这样就出现共振峰的幅度增高。
图3.3(b) ,(c)展示了电导峰增高的特征。
-1.0-0.50.00.5 1.00.00.20.40.60.81.0C o n d u c t a n c e (e 2/h )Chemical potential ( μ)0.00.20.40.60.81.0C o n d u c t a n c e (e 2/h )0.00.20.40.60.81.0C o n d u c t a n c e (e 2/h )图 3.3 铁磁引线磁矩组态反平行3.3.2 电导随进动自旋方位角φ的变化C o n d u c t a n c e (e 2/h )φ图 3.4(a) 1.0=μC o n d u c t a n c e (e 2/h )φ图 3.4 (b) 5.0=μC o n d u c t a n c e (e 2/h )φ图 3.4(c) 7.0=μ图3.4 (a),(b),(c)画了电导振荡作为自旋进动方位角φ(以π2为单位)的一些曲线,不同的线型表示不同的隧穿比值,实线表示0.0λ=,点线表示0.4λ=,划线表示0.8λ=。