Thermoelektrischer Effekt in einem korrelierten Quantenpunkt, der seitlich an Majorana-gebundene Staaten gekoppelt ist

Einführung

Die Herstellung und der Nachweis von energielosen Majorana-gebundenen Zuständen (MBSs) sind von besonderer Bedeutung in der modernen Physik der kondensierten Materie. Grundsätzlich sind die MBSs Festkörper-Gegenstücke zu Majorana-Fermionen und mit nicht-abelscher Statistik verbunden, die topologisch geschützte Quanteninformationen mit möglichen Anwendungen in der dekohärenzfreien Quantenberechnung ermöglichen kann [1–3]. Abgesehen davon sind die MBSs auch vielversprechend für das Design von hocheffizienten elektronischen Geräten wie der Spintronik [4]. Gut getrennte MBSs können in verschiedenen Systemen hergestellt werden, von denen die wichtigsten Schemata umfassen nichtzentrosymmetrische Supraleiter [5], dreidimensionale oder zweidimensionale topologische Isolatoren gekoppelt mit Supraleitern [6], elektrostatische Defekte in topologischen Supraleitern [7], p-Wellen-Supraleiter [8], halbleitende [9] oder ferromagnetische [10] Nanodrähte mit nativer starker Spin-Bahn-Wechselwirkung in der Nähe eines konventionellen s-Wellen-Supraleiters und Josephson-Übergänge [11].

Der Nachweis von MBSs ist ebenfalls eine ziemliche Herausforderung, da die Majorana-Fermionen ihre eigenen Antiteilchen sind und aufgrund ihrer intrinsischen Teilchen-Loch-Symmetrie ladungsneutral sind. Eine Vielzahl von Experimenten wurde durchgeführt, um die Existenz von MBSs durch Phänomene wie das 4π . zu bestätigen periodische Josephson-Stromphase in Übergängen zwischen topologischen Supraleitern [12], Halbzahl-Leitfähigkeitsplateau am Koerzitivfeld in einer Hybridstruktur aus topologischen Supraleitern und topologischem quantenanomalem Hall-Isolator [13], Tunnelspektroskopie mit Rashba-Nanodrähten gekoppelt an das Volumen s -Wellen-Supraleiter [14] und Null-Vorspannung der differentiellen Leitfähigkeit an den Kanten der Drähte [14, 15]. Diese Phänomene haben jedoch mit Ausnahme von MBSs andere mögliche physikalische Ursprünge, und dann wurden alternative Schemata vorgeschlagen. Eine davon ist die Hybridisierung von MBSs mit anderen nanoskaligen Strukturen, wie dem nulldimensionalen Quantenpunkt (QD), bei dem die Energieniveaus, Elektron-Elektron-Coulomb-Wechselwirkungen, Teilchenzahlen und die Kopplungsstärke an die äußere Umgebung gut kontrollierbar sind [ 16, 17]. Bei niedriger Temperatur wurde theoretisch eine halbmaximale Leitfähigkeit vorhergesagt, wenn das Energieniveau der QD auf die Fermi-Energie in den Zuleitungen ausgerichtet ist, als klarer Beweis für die Bildung eines MBS-Paares [18]. Dieses Ergebnis wird unverändert durch die Anpassung des QD-Energieniveaus vervollständigt [19] und wurde erfolgreich im Experiment in einer an einen InAs-Al-Nanodraht gekoppelten QD beobachtet [20]. Kürzlich wurden auch optische Schemata basierend auf der QD-Struktur theoretisch vorgeschlagen, um die MBSs mit Hilfe der optischen Pump-Probe-Technik zu detektieren. [21, 22] In ring- oder T-förmigen QD-basierten Systemen werden die Quanteninterferenzphänomene durch die MBSs [23–25] drastisch beeinflusst und können dann zum Beispiel mit Hilfe des Fano-Effekt [26–28].

In letzter Zeit gibt es auch einige Arbeiten zum Nachweis der MBSs über den thermoelektrischen Effekt, der sich auf die Umwandlung zwischen elektrischer und thermischer Energie konzentriert. Dieses alte Forschungsthema gewinnt aufgrund des schnellen Wachstums und der Herstellung von mesoskopischen Geräten und Nanostrukturen, bei denen die thermoelektrischen Leistungen offensichtlich verbessert sind, erneut an Aufmerksamkeit [29, 30]. Kürzlich wurde über hocheffiziente Energy Harvester auf der Grundlage von QDs berichtet, die auf z. B. einem zweidimensionalen Elektronengas einer GaAs/AlGaAs-Grenzfläche definiert sind [31, 32]. Die Verstärkung des thermoelektrischen Effekts in ihnen ist auf die erhebliche Reduzierung der Wärmeleitfähigkeit durch Grenzstreuung und die in diesen niederdimensionalen Systemen einzigartige Optimierung der elektrischen Transporteigenschaften zurückzuführen [30–32]. Die Thermokraft (Seebeck-Koeffizient) ist die zentrale Größe des thermoelektrischen Effekts. Es ist die Stärke einer Leerlaufspannung als Reaktion auf einen Temperaturgradienten, der in einem festen Material mit freien Elektronenträgern angelegt wird. Hou et al. theoretisch vorhergesagt, dass die Thermokraft zwischen einem QD und einem Supraleiter, der einen Majorana-Kantenzustand beherbergt, die Mott-Formel erfüllt und im Allgemeinen nicht verschwindet, indem der Landauer-Büttiker-Formalismus verwendet wird [33]. Basierend auf einer solchen Eigenschaft kann man auf die Temperatur des Majorana-Kantenzustands schließen, indem man die differentielle Leitfähigkeit und die Thermoleistung misst. Leijnse zeigte theoretisch, dass die Kopplung zwischen einem QD mit abstimmbarem Energieniveau und MBSs die Teilchen-Loch-Symmetrie bricht, und die Änderungen der Thermokraft bieten einen neuen Weg, die Existenz von Majorana-Zuständen zu beweisen [34]. Die thermoelektrischen Eigenschaften in einem solchen Aufbau können auch verwendet werden, um die Temperatur des Supraleiters zu erfassen und Informationen über den dissipativen Zerfall von MBSs zu gewinnen [34]. In einer Struktur mit einer an zwei Elektroden gekoppelten QD haben López et al. zeigten, dass die Thermokraft ihr Vorzeichen ändert, indem sie die direkte Hybridisierung zwischen den MBSs ändert, ein guter Beweis für die Existenz von MBSs [35]. Der Vorzeichenwechsel der Thermokraft wurde nachträglich auch in Systemen einer QD mit zwei [36] oder drei [37] Elektroden gefunden. Darüber hinaus wurde gezeigt, dass die Beziehung zwischen Schrotrauschen und thermoelektrischen Größen einen rein elektrischen Weg zur Detektion der ladungsneutralen MBSs bieten kann [38, 39].

In der vorliegenden Arbeit schlagen wir ein hybridisiertes System aus MBSs und einem an Elektroden gekoppelten QD vor (siehe Abb. 1), um die Eigenschaften der Thermokraft zu untersuchen. Im betrachteten Nanosystem wird die starke Coulomb-Wechselwirkung im Punkt berücksichtigt, die in früheren Arbeiten [18, 22–24, 34–39] vernachlässigt wurde. Darüber hinaus gehen wir davon aus, dass aufgrund der chiralen Natur der MBSs nur eine Spinkomponente des QD-Spins an die MBSs gekoppelt ist [40]. Wir finden, dass das Vorzeichen der Thermokraft effektiv umgekehrt werden kann, indem die Kopplungsstärke der Punkt-MBSs, die direkte Hybridisierung zwischen den MBSs und die Systemtemperatur geändert werden. Die resultierende große 100% spinpolarisierte und reine Spinthermoleistung, die die entsprechenden 100% spinpolarisierten und reinen Spinströme im geschlossenen Stromkreis sind, sind in der Spintronik nützlich. Die Kopplung beider MBSs an die QD wird die Größe der Thermokraft weiter erhöhen, ändert jedoch nicht die wesentlichen Ergebnisse, wenn nur eine der MBSs an den Punkt gekoppelt ist. Basierend auf den derzeit fortgeschrittenen Quantentransportmessungen für MBSs durch QD gekoppelt mit topologischen supraleitenden Nanodrähten glauben wir, dass unser Vorschlag in Zukunft experimentell getestet werden könnte. Darüber hinaus können unser Vorschlag und unsere Ergebnisse in dieser Arbeit eine hervorragende Möglichkeit bieten, die Bildung von MBSs in QD zu erkennen.

Schema des Modells (Farbe online). a Schema der Simulationsstruktur bestehend aus einem QD mit durchstimmbarem Energieniveau ε _d die entweder von einem Spin-up- oder einem Spin-down-Elektron besetzt sein kann. Der QD wird an die linke und rechte Leitung angeschlossen, die bei unterschiedlichen Temperaturen mit Kopplungsstärke Γ . gehalten wird _{L /R} . Die MBSs η _1/2 werden an den Enden des halbleitenden Nanodrahts gebildet und aufgrund der chiralen Natur der Majorana-Fermionen mit Stärken von λ . an die Spin-up-Elektronen in der QD gekoppelt ₁ und λ ₂ , bzw. Der Energiezustand der Spin-up-Elektronen wird durch MBSs-QD-Kopplung geändert, und dann die Stärke und das Vorzeichen der Thermokraft S beeinflusst werden. Im vorliegenden Modell nehmen wir die Temperatur der linken Ableitung T _L ist höher als die des rechten T _R , und dann werden in der linken Leitung mehr Elektronen (leere Zustände) über (unter) dem chemischen Potential angeregt als in der rechten Leitung. b , c Die Elektronentunnelprozesse und die resultierende Thermoleistung ohne MBSs-QD-Kopplung. In b , das QD-Energieniveau ε _d liegt über dem chemischen Potential der Ableitungen μ _{L /R} =μ , und dann Elektronen aus den besetzten Zuständen ε _d >μ in der linken heißeren Leitung wird durch den Punktzustand getunnelt ε _d in den leeren Zustand in der rechten kälteren Leitung, was zu einem negativen Thermostrom S . führt <0. In c , ε _d <μ , und dann wird das Vorzeichen der Thermokraft entsprechend umgekehrt

Modell und Methoden

Der effektive Hamilton-Operator der QD gekoppelt an MBSs und die linke und rechte normale Metallelektrode hat die folgende Form [34, 35]:

wobei \(c_{k\beta\sigma}^{\dag} (c_{k\beta\sigma})\) ein Elektron mit Impuls k . erzeugt (zerstört) , Energie ε _{k β} (ihre Spinabhängigkeit wird bei normalen Metallelektroden vernachlässigt) und Spin σ =↑ ,↓ in Elektrode β =L ,R . Für die QD ist \(d_{\sigma}^{\dag} (d_{\sigma})\) der Erzeugungs-(Annihilations-)Operator eines Elektrons mit abstimmbarem Energieniveau der Gatespannung ε _d , Spin- σ , und intradot Coulomb-Interaktion U . Die Kopplungsstärke zwischen dem QD und den Ableitungen wird beschrieben durch V _{k β} . Der letzte Begriff H _MBS in Gl. (1) steht für die Nullenergie-MBSs, die sich an gegenüberliegenden Enden des halbleitenden Nanodrahts befinden, und deren Kopplung an die QD [18]:

in denen δ _M ist die Überlappungsamplitude zwischen den beiden MBSs, wobei der Operator sowohl \(\eta_{j}=\eta_{j}^{\dag} (j=1,2)\) als auch {η _ich ,η _j }=δ _{ich ,j} . Die Sprungamplitude zwischen MBSs und Spin- ↑ Elektronen in der QD werden zu λ _j . Es ist hilfreich, η . zu schreiben _j in Bezug auf die regulären fermionischen Operatoren f als [18] \(\eta_{1}=(f^{\dag}+f)/\sqrt {2}\) und \(\eta_{2}=i(f^{\dag}- f)/\sqrt {2}\) und dann H _MBS wird umgeschrieben als:

Wir betrachten das System im linearen Ansprechbereich, d. h. unter unendlich kleiner Vorspannung Δ V und Temperaturdifferenz Δ T zwischen der linken und rechten Leitung werden die elektrischen Ströme und Wärmeströme jeder Spinkomponente erhalten als:

wo e ist die Elektronenladung und T die Gleichgewichtstemperatur des Systems und

wobei \(\hbar\) die reduzierte Plancksche Konstante ist. Wir setzen das chemische Potenzial der Elektroden μ =0 als Energienullpunkt. Die Fermi-Verteilungsfunktion ist gegeben durch f (ε ,μ )=1/{1+exp[(ε −μ )/k _B T ]} mit k _B die Boltzmann-Konstante. Der Transmissionskoeffizient T _σ (ε ) berechnet sich mit Hilfe der retardierten Greenschen Funktion zu:

wobei \(\Gamma_{L(R)}=2\pi\sum_{k}|V_{kL(R)}|^{2}\delta [\varepsilon -\varepsilon_{kL(R)} ]\) ist die Linienbreitenfunktion. Wir wenden die Standard-Bewegungsgleichungstechnik an, um die Greensche Funktion zu erhalten. Die Greenschen Funktionen höherer Ordnung werden nach Schema 2 in Lit. abgeschnitten. [39], d. h. das gleichzeitige Tunneln des Elektrons mit entgegengesetztem Spin vernachlässigen. Nach einigen einfachen Berechnungen ergibt sich die beim Spin-up verzögerte Greensche Funktion wie folgt:

Ergebnisse und Diskussionen

Im Folgenden nehmen wir eine symmetrische Kopplung zwischen QD und Elektroden an und setzen Γ =2Γ _L =2Γ _R =1 als Energieeinheit. Die Intradot-Coulomb-Wechselwirkung ist als U . festgelegt =10Γ . Wir untersuchen zunächst den Fall der QD, die nur an MBS-1 mit unterschiedlicher Hybridisierungsstärke gekoppelt ist λ ₁ in Abb. 2 durch Einstellen von λ ₂ =0. Für λ ₁ =0, die Leitfähigkeit jeder Spinkomponente in Fig. 2a entwickelt zwei Peaks, die jeweils bei ε . liegen _d =−μ und −μ −U . Beachten Sie, dass die QD jetzt frei von der durch die MBS induzierten Spinpolarisation ist und die Leitfähigkeit der beiden Spinkomponenten gleich ist (G _↑ =G _↓ ), entsprechend. Einschalten der Hybridisierung zwischen MBS und QD (λ ₁ ≠0), die Größe von G _↑ wird monoton unterdrückt, wie in Abb. 2a gezeigt, was mit früheren Ergebnissen übereinstimmt [18, 34, 35]. Der Wert von G _↓ , jedoch ist selbst die Berufsnummer n fast unverändert _↓ wird geändert durch λ ₁ aufgrund des Vorhandenseins einer Intradot-Coulomb-Wechselwirkung (die in der Abbildung nicht gezeigt ist). Die Position und Breite der Peaks in G _↑ werden durch den Wert von λ . leicht modifiziert ₁ aufgrund der Pegelrenormierung durch die Dot-Majorana-Kopplung [18, 34, 35]. Die Konfiguration des Gesamtleitwerts G =G _↑ +G _↓ in Abb. 2c ähnelt dem von G _↑ .

Spinabhängige Leitfähigkeit und Thermoleistung für verschiedene Punkt-Majorana-Kopplungsstärken (Farbe online). Das Spin-up und die Gesamtleitfähigkeit in a , c und Thermokraft in b , d Vers-Punkt-Ebene. Die Spin-Down-Leitfähigkeit und die Thermoleistung sind durch die Punkt-Majorana-Kopplungsstärke fast unverändert λ ₁ , und sie überlappen sich mit den schwarzen durchgezogenen Linien in a und c , bzw. Andere Parameter sind Temperatur T =0,025Γ ,Δ _M =0,U =10Γ , und λ ₂ =0

Die Thermokraft S _↑ in Abb. 2b zeigt die typische Sägezahnkonfiguration und hat drei Nullpunkte einzeln bei ε _d =μ ,−U /2 und μ −U [41, 42]. Es entwickelt ein Paar scharfer Spitzen mit entgegengesetzten Vorzeichen in jedem der beiden Resonanzzustände (ε _d =μ ,μ −U ) und wechselt das Vorzeichen, wenn ε _d passiert jeweils null Punkte. Ohne Punkt-MBS-Hybridisierung (λ ₁ =0) wie durch die durchgezogene schwarze Linie in Abb. 2b angezeigt, S _↑ positiv (negativ) ist, wenn ε _d unterhalb (oberhalb) des Nullpunkts liegt, da die Hauptträger Elektronen (Löcher) sind. Mit zunehmendem λ ₁ , die Spin-Down-Thermokraft S _↓ ist unverändert und der Absolutwert von S _↑ wird zuerst unterdrückt und dann verstärkt. Für ausreichend große λ ₁ ,S _↑ ändert sein Vorzeichen wie in Abb. 2b gezeigt. Mit weiter erhöhtem λ ₁ , der absolute Wert von S _↑ übertrifft das von S _↓ und die gesamte Thermokraft S =S _↑ +S _↓ wechselt auch sein Vorzeichen. Ein solches Phänomen wurde auch bereits im spinlosen Modell gefunden [35–37]. Tatsächlich wurde der Vorzeichenwechsel der Thermoleistung in QD-basierten Geräten ohne MBS auf mehrere Ursachen zurückgeführt, wie die Systemgleichgewichtstemperatur [29], magnetisches Moment der Elektroden [43], Coulomb-Wechselwirkung [43, 44], Kopplung Stärke zwischen den QDs, das angelegte Magnetfeld, der Quanteninterferenzeffekt oder der magnetische Fluss, der durch mehrere Punkte durchdringt [45, 46]. Die oben genannten Mechanismen unterscheiden sich stark vom vorliegenden Fall, und der Vorzeichenwechsel der Thermokraft durch Änderung der Hybridisierung zwischen QD und MBSs ist hilfreich für den Nachweis der MBSs [35–37].

Abbildung 3a, b zeigt den Gesamtleitwert G und themopower S variierend mit dem Punktwert ε _d für verschiedene Werte der Temperatur T . Der Spitzenwert von G wird zuerst verstärkt und dann durch Erhöhen der Temperatur unterdrückt, wie in Fig. 3a gezeigt. Die Größe der Thermokraft in Abb. 3b wird jedoch hauptsächlich durch steigende Temperatur erhöht, da mehr Elektronen (Löcher) oberhalb (unterhalb) des chemischen Potentials angeregt werden. Außerdem S ändert sein Vorzeichen für die Fälle von T =0,1 und 0,2, wie durch die rosa und grünen Linien in Abb. 3b angezeigt, was dem Fall des thermoelektrischen Effekts in einer QD-basierten Struktur ohne MBSs ähnlich ist. Für T =0,2Γ , der Spitzenwert von S kann bis zu 2k . erreichen _B /e , die eine Größenordnung größer ist als die von T =0,001. Tatsächlich haben wir überprüft, dass die Größe der Thermokraft durch Erhöhen der Temperatur weiter gesteigert werden kann. In der vorliegenden Arbeit konzentrieren wir uns jedoch auf den Vorzeichenwechsel von S bei relativ niedriger Temperatur, was normalerweise bei den in Experimenten gebildeten MBSs der Fall ist. Abbildung 3c, d zeigt die Leitfähigkeit und die Thermoleistung für verschiedene Werte der direkten Hybridisierung der beiden MBSs an gegenüberliegenden Enden des Nanodrahts bei festem T =0,025Γ . Der Spitzenwert des Leitwerts in Abb. 3c wird monoton erhöht durch Erhöhen von δ _M , was mit den Ergebnissen von López et al. [35]. Die Thermokraft in Abb. 3d ändert ihr Vorzeichen für 0,03Γ <δ _M <0.05Γ , die größer ist als die Temperatur T =0,025Γ . In Ref.-Nr. [32] fanden sie heraus, dass die Thermokraft ihr Vorzeichen bei etwa δ . ändert _M k _B T im spinlosen Modell. In der vorliegenden Arbeit wird der Vorzeichenwechsel von S tritt bei relativ größeren δ . auf _M da die MBSs nur an Elektronen einer Spinrichtung gekoppelt sind. Darüber hinaus kann der Spitzenwert der Thermoleistung auch durch Erhöhen von δ . erhöht werden _M .

Leitwert und Thermokraft (Farbe online). Gegendarstellung der Gesamtleitfähigkeit G und Thermokraft S als Funktionen von ε _d und Δ _M in a , b , Temperatur T in c , d , bzw. Der Wert von λ ₁ ist auf 0,2Γ . festgelegt . Die Temperatur in a , c ist 0,025Γ , und in c , d Δ _M =0. Andere Parameter sind die gleichen wie in Abb. 2

Wir zeigen die spinaufgelösten Thermokräfte einzeln als Funktionen von λ ₁ und δ _M in Abb. 4. Die Spin-up-Thermokraft S _↑ in Abb. 4a nimmt zunächst zu, erreicht ein Maximum und nimmt dann mit zunehmendem λ . ab ₁ . Bei ausreichend großem λ ₁ , bleibt er auf einem stabilen Wert. Der Wert der Spin-Down-Thermokraft S _↓ ist unverändert durch λ ₁ wie erwartet. Das Verhalten von S _↑ und S _↓ führen zu zwei interessanten Ergebnissen:Eines ist die 100% spinpolarisierte Thermokraft, wenn S _↑ =0 aber S _↓ hat einen endlichen Wert, der zum Filtern des Elektronenspins verwendet werden kann; die andere ist die endliche reine Spin-Thermokraft S _s =S _↑ −S _↓ mit Nullladung Thermopower S _c =S _↑ +S _↓ =0 was aufgetreten ist, wenn S _↑ =−S _↓ wie durch die Punkte in Fig. 4b gezeigt. Bei geschlossenem Stromkreis sind die 100% spinpolarisierten und reinen Spin-Thermoleistungen einzeln die entsprechenden Ströme, die in spintronischen Geräten virtuell sind. Ähnliche Ergebnisse finden sich in Abb. 4b, d, in denen S _↑ erfährt Vorzeichenwechsel durch Änderung von δ _M , während S _↓ bleibt unverändert. Wir betonen, dass die gegenwärtigen 100% spinpolarisierten und reinen Spin-Thermokräfte ohne Magnetfeld oder magnetische Materialien in der QD entstehen.

Thermokräfte variieren mit Punkt-Majorana-Kopplungsstärke und direkter Überlappung. Die Thermokräfte als Funktionen von λ ₁ in a , b mit Δ _M =0, und Δ _M in c , d mit λ ₁ =0,2Γ , bzw. Andere Parameter sind die gleichen wie in Abb. 2

In Abb. 5 untersuchen wir den Fall der beiden MBSs an den gegenüberliegenden Enden des Nanodrahts, die mit dem QD gekoppelt sind, wenn der Draht und der Punkt mit δ . nahe genug beieinander liegen _M =0. Abbildung 5a zeigt, dass der Gesamtleitwert G behält die Doppelpeak-Konfiguration in Gegenwart von λ . bei ₂ . Die Höhe der Peaks wird durch Erhöhen von λ . unterdrückt ₂ . Die Linienform von S ist auch unverändert um den Wert von λ ₂ wie in Fig. 5b angegeben. Der Spitzenwert von S wird deutlich verbessert, da die Thermoleistung umgekehrt proportional zum Leitwert ist. Für λ ₂ ∼0.2Γ , kann die Größe der Thermokraft 2 k . erreichen _B /e . Außerdem stellen wir fest, dass S ändert sein Vorzeichen nicht, wenn der Wert von λ . angepasst wird ₂ . Abbildung 6 zeigt die gesamte Thermoleistung als Funktion von ε _d für verschiedene Werte der direkten Hybridisierung zwischen den MBSs δ _M indem man λ . repariert ₁ =λ ₂ =0,2Γ . Es zeigt, dass sowohl der Betrag als auch das Vorzeichen effektiv geändert werden können, indem δ . eingestellt wird _M , was dem Fall ähnlich ist, dass nur einer der MBSs mit dem QD gekoppelt ist. Abschließend diskutieren wir kurz die experimentelle Realisierung der vorliegenden Geräte. Der Nanodraht, der die MBSs beherbergt, kann mit InAs hergestellt werden, die durch Molekularstrahlepitaxie mit mehreren Nanometern epitaktischer Al-Schicht gezüchtet wurden [47]. Es wurde experimentell nachgewiesen, dass auf solchen Nanodrähten eine harte supraleitende Lücke induziert werden kann [47, 48] durch Anlegen eines kritischen Magnetfelds von mehr als 2 T entlang der Drahtachse [20]. Aufgrund der Dichte der Zustandsgradienten an den Kanten der Al-Schale wird im blanken InAs-Segment am Ende des Drahtes eine QD gebildet [20, 47, 48].

Auswirkungen der anderen Punkt-Majorana-Kopplung auf die Thermokraft (Farbe online). Auswirkungen von λ ₂ auf den Gesamtleitwert (a ) und Thermokraft (b ) mit λ ₁ =0,2Γ ,δ _M =0. Andere Parameter sind die gleichen wie in Abb. 2

Gegendarstellung der Thermokraft (Farbe online). Gegendarstellung der Thermokraft als Funktion von ε _d und λ ₂ für λ ₁ =0,2Γ . Andere Parameter sind die gleichen wie in Abb. 2

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend haben wir die Eigenschaften der elektrischen Leitfähigkeit und Thermokraft in einem Quantenpunkt untersucht, der mit der linken und rechten normalen Metallelektrode mit Coulomb-Wechselwirkung verbunden ist. Der Punkt ist auch an MBSs gekoppelt, die in einem halbleitenden Nanodraht gebildet sind. Wir stellen fest, dass die MBSs die Leitfähigkeit und Thermoleistung der Spinkomponente beeinflussen, an die sie nur koppelt, obwohl die Spin-up- und Spin-down-Elektronen über die Coulomb-Abstoßung miteinander wechselwirken. Das Vorzeichen der Thermokraft kann durch Anpassen der Punkt-MBSs-Hybridisierungsstärke, der Richtungshybridisierung zwischen den MBSs und der Systemtemperatur geändert werden. Große Werte von entweder 100% Spin-polarisierten oder reinen Spin-Thermostärken können in einer nicht-magnetischen QD-Struktur erhalten werden. Die Kopplung zwischen dem Punkt und den beiden MBSs kann nur die Größe der Thermokraft ändern, aber nicht ihr Vorzeichen. Unsere Ergebnisse können nützlich sein, um die Existenz der MBSs mittels thermoelektrischer Technik zu erkennen.

Verfügbarkeit von Daten und Materialien

Die Datensätze, die die Schlussfolgerungen dieses Artikels unterstützen, sind im Artikel enthalten.

Abkürzungen

QD:

Quantenpunkt

MBSs:

Majorana-gebundene Staaten