拓扑绝缘体专题
拓扑绝缘体电子态的电场调控
()中国科学院半导体研究所暋半导体超晶格国家重点实验室暋北京暋100083
常暋凯昄
n结中的类光输运行为以及拓扑绝缘体量子点的特性.p灢
关键词暋暋拓扑绝缘体,量子点RKKY相互作用,n结,p灢
摘暋要暋暋文章简要介绍了对拓扑绝缘体性质的电场控制,主要包括三维拓扑绝缘体表面磁性的电场控制、电子在
Electricalcontrolofelectronsintooloicalinsulatorspg
(TheStateKeaboratororSuerlatticesandMicrostructures,Instituteoemiconductors,yLyfpfS
CHANG暋Kai
昄
ChineseAcademciences,Beiin00083,China)yofSjg1
:()insulatorsispresented.Thepaerincludesielectricalcontrollablesurfacemanetisminthreedimenpg灢灢;()unctionsiiitooloicalinsulatorquantumdots.jpg
,,,Kewords暋暋tooloicalinsulatorRKKYinteractionnunctionuantumdotpgpjqy灢
;()sionaltooloicalinsulatorsiiuasioticalroaationbehaviorofelectronsintooloicalinsulatorpnpgqpppgpg灢灢
Abstract暋暋Abriefintroductiontotheelectricalcontrolofmaneticandtransortroertiesintooloicalgppppg
1暋引言
标准的教科书告诉我们,自然界中的固态物质大致分为两类:金属和绝缘体(或金属、半导体和绝缘体)绝缘体是个大家族,有普通的能带绝缘体、无.序导致的安德森绝缘体、电子-电子相互作用导致的莫特绝缘体等.最近,这个家族里增添了一位新成
]1,2
——拓扑绝缘体[员—拓扑绝缘体是由能带的拓.
自旋-轨道耦合导致的不破坏时间反演对称性的拓扑绝缘体是一种新的量子物质态.当自旋轨道耦合导致体系的能带反转时,在能隙中出现无能隙的边缘态和表面态.这种物质态的实现无需外加磁场,因能够抵抗无序效应和局域扰动而存在(前提是这些扰动不能破坏时间反演对称性)这类无能隙的边缘.态会导致一些新奇的输运特性,如量子自旋霍尔效应.这种理论预言的输运效应已经被实验证实
[—]
,,HTeBiSeBiTe等69.g
自旋轨道耦合是一种由相对论效应导致的电子]3—5
了[目前人们已经发现了许多拓扑绝缘体,如.
而其边缘态和表面态受到时间反演对称性的保护,
扑不变量Z这类材料中的电子2来刻画的一类材料.()态具有以下奇妙的特性:本征体材料内部是绝缘1()()体;表面存在无能隙的金属态;电子态的自旋23和动量方向是锁定的,即螺旋性.内部绝缘而边界导电的体系早在半导体二维电子气的整数量子霍尔效应中就发现了.在霍尔沟道的内部,形成朗道能级,朗道能级之间存在正比于磁场强度的能隙.但是,霍尔沟道的边界处则存在无能隙的边缘态,这是由磁场的洛伦兹力造成的.其能带特性可以用一种拓扑不变量(来刻画,因而是一种破坏时间反TKNN数)演对称性的拓扑绝缘体.然而,最新的研究发现,由
·458·
,体材料来说,如闪锌矿结构的半导体材料GaAs
和铅锌矿结构的材料G导带的电InAsaN和ZnO,子大多是4其球状对称性导致自旋轨道耦s态成分,
)科技部量子调控项目(批准号:2011CB922204灢2
自旋和轨道运动之间的相互作用.对于常见的半导
;)批准号:资助项目;国家*暋国家自然科学基金([**************]5
2011-06-10收到
:昄暋通讯联系人[email protected]
:htt飋飋www.wuli.ac.cn暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋物理·40卷(2011年)7期p
拓扑绝缘体专题
合效应消失,但是其价带主要是3因而有p态成分,较强的自旋轨道耦合.当s型的导带和p型的价带之间的能隙较小时,即两者之间的耦合较强时,导带的电子可以通过和价带电子之间的强耦合而产生自旋轨道耦合.但是通常的半导体材料中自旋轨道耦合很弱,因而其主要物理效应是导致电子自旋的弛豫以及电场调控.自旋轨道耦合强度由两方面的因
10]导带和价带之间的能隙大小[前者决定了原子中.
H
其中F1,F2,F3分别是海森伯项、DM项和伊辛项
的程函数.
RKKY))(R,毰SSR,毰S=F1(1·2+F2(1暳S2)yFF,12
yy,)()R,毰SS暋暋暋暋暋1+F3(12F
()()素决定:构成半导体材料的元素的原子序数;12电子的相对论效应的强弱,因为在重原子中电子围(包括自旋轨道耦合)更强.能隙则决定了导带和价带之间的耦合强弱.能隙越小,则耦合越强,因此导带电子的自旋轨道耦合强度则越大.但是常见的半由于带0.5eV,GaN和ZnO的带隙都大于3.0eV.
隙较大,因而带间耦合较弱,导致自旋轨道耦合较弱.因此,我们应该在含有重元素的窄带隙半导体中寻找强烈的自旋轨道耦合系统.很幸运的是,自然界,为人类准备了这样的一类材料,如HTeBiSe等.g
,这类材料含有重元素H同时带隙很窄,满足ig和B以上我们提及的两个条件,因而是一种强烈的自旋——石墨烯,轨道耦合体系.而另一种新型的材料—虽然带隙为零,但是碳原子太轻,因而自旋轨道耦合效应很弱.
导体材料的能隙较大,如GaAs为1.52eV,InAs为绕核运动的速度更快,更接近光速,因而相对论效应
)三维拓扑绝缘体()图1暋(的表面磁离子构型示意图(底a3DTI;(部蓝色(见《物理》网刊彩图,下同)部分是底电极)b)表面态()考虑能带翘曲()
效应的能带示意图cwarinpg
;能带和自旋指向示意图(其中2殼是磁离子极化打开的能隙)
的变化(图中蓝色实线是海森伯项的程函数,红色和绿色虚线毰F)分别对应DM项和伊辛项的程函数.图(中的插图是费米能位a于Dirac时的程函数)
))图2暋R磁离子距离R和(费米能KKY相互作用程函数随(ab
2暋表面磁性的电控制
电子自旋的电控制是近年来自旋电子学领域内人们孜孜以求的目标之一.我们研究了三维拓扑绝缘体表面上局域自旋之间的R见KKY相互作用(还可以同时存RKKY相互作用不仅仅有海森伯项,]11
((在扭曲的DM项和伊辛项[见下面的(式)值1)得指出的是,这种行为在自旋轨道耦合系统中也存在)通过程函数的解析表达式可知,这三项的程函.数各不相同.有趣的是,海森伯项和伊辛项的程函数可以几乎同时为零,这导致旋磁相的出现(见图2).
通过调整栅极电压,可以改变局域自旋之间的相互作用,实现不同的自旋模型,如各向异性的海森伯模型、因此,三维拓扑绝缘体的表面磁性XXZ模型等.十分丰富多彩,并可能为我们提供实现和研究各种人工强关联体系的实验平台.
)图1由于表面态电子的螺旋性,局域自旋之间的.
3暋类光的输运行为
过相似性,人们可以把不同的领域联系起来,互相借用研究方法和概念.固体中的电子波与光波都表现出相似的波动性,因而构造具有类光输运特性的电子器件一直是电子器件领域内人们探索和期待的目标.与普通材料中电子的抛物线型的能带不同,在拓扑绝缘体和石墨烯中,表面态和边缘态的能带色散关系是线性的,这使得实现类光的电子器件成为可电子的类光输运行为,如V全反射、aselao透镜、g
[2]
等.Goos-Hachen效应1HTe二维电子气的迁g移率目前仅次于G这也是为什么aAs二维电子气,原因.利用半导体中成熟的样品制备技术,我们可以可以在很大的范围内控制电子的布儒斯特角(见图能够在此种材料上首次观察到量子自旋霍尔效应的
[3,14]
,实现平面的p并通过改变栅极电压,n结结构1灢
相似性在物理学研究中发挥着重要的作用.通
能.利用栅极电压和应变,人们理论上证明可以实现
:暋物理·40卷(2011年)7期暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋htt飋飋www.wuli.ac.cnp
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拓扑绝缘体专题
3
因而较难于实现),而这点对光来说,由于材料的折射率是固定的,Rashba自旋轨道耦合.如果考虑体系中存在电场导致的,则通过恰当地调节电子入射角,就可以完美地实现电子自旋分离器的功能,即自旋向上的电子完美地透射,反射(见图3())而自旋向下的电子被全对于较高的栅极电压,此时可以实现带间的电c子隧.穿,p型区域对电子透射的表现类似于负折射率材料似的类光现象,从而实现全力学地控制电子输运.我们相信应变也可以实现相.
图域3,电子从量子点接触射入暋(a)HgTe二维电子气p灢n结示意图(阴影部分是栅极区;(势构型图;(压下的透射率c)电子透射率与入p灢n结)射角度b)毴p的灢n结两侧能带图和电关系(实线是不同栅,虚线是不同栅压下存在的电子透射率);(Ra与费米能Ed)不同栅压下,特定角度入射时shba自旋轨道耦合时,电子透射率F的关系
暋拓扑绝缘体量子点
相比于拓扑绝缘体体材料,其纳米结构则相对研究较少,尤其是量子点方面BiSe等三维拓扑绝缘体的生长.主要的原因是目前对
和制备还存在很多问题,如样品表面的污染、微纳结构的刻蚀等材料相比,HTe材料的微纳结构制备技术.与B前已经相当完善iSe,g目人们能够采用刻蚀的方法制备此类材料的微结构,如量子点等(见图,侧栅极控制量子点的量子限制势4)利用顶栅极控制电子数目.图5是我们计算的量子点能谱[15
].
从图中可以.看出,对具有正带隙的量子点(的量子点类似.但是负能隙量子点M>0(),其能谱和普通完全不同)态从价带一直延伸分布到导带.体能隙中出现两组新的量子态M
这些新量子态的能量和
.
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http
:飋飋www.wuli.ac.cn暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋图4暋(a)刻蚀法制备的HTe量子点结构示意图;(HgTe量子点的p灢
n
结结构示意图g
b)埋有图缘体相的能5暋(a)和级(b图)分(其别中对应横坐Hg标Te量子点的正常相和拓扑绝m是角动量量子数);((d
)分别是量子点中体内态和边缘态的几率分布图(其c
中)和R是量子点半径)
量子点的半径成反比(比于子态1,/R2它们.这些特性可曍以1/R理解),如普下通:的对量于子普态通则的正量/来自于体内态的量子化,因此正比于
R2着量子点的边缘量子化;
而新的量子态则起,所以正比于源于边缘态,因此它们沿磁场时,对于普通的量子点来说,人们通常观察到的
1/R.当施加外是量子点的磁能级,即这类量子点中无法观察F到ock持-D续电ar流win能级和.通常在荡过去在量子环和ohm振荡(AB振荡或II型量子点中已经看到过AB效应).
而持续电流的振Aharonov-这是由量子环及其量子态的拓扑性质决定的量子点中,电子分布在量子点中心,因此人们从未观
.在普通的.察到持续电流及其A在拓扑绝缘体量子点中,由于电子分布在边界附近B效应.,呈现出环形分布,且显示出螺旋的特征,即顺(逆)时针旋转的电子自旋始终向上(向下)这种特征受时间反演对称性的保护表现出鲁棒性.A拓扑.因此人们可以期待看到持续电流和绝缘体量子点中持续电流的效应可以用来检测边缘态的存在B振荡..目前测量边缘态AB
物理·40卷(2011年)7期41B
拓扑绝缘体专题
的实验手段主要是角分辨光电子谱(和量ARPES)子自旋霍尔效应.AB效应可能给我们提供一种新的检测边缘态的实验方法.更为重要的是,由于边缘)),态是自旋极化且是光学暗态(见图6(因此可以c被用来构造量子信息的存储器件.
了物理基础.利用栅极电压,我们可以有效地控制自旋-自旋相互作用.其纳米结构中的边缘态所具有的光学暗态的特性,为我们构造量子信息的存储器提供了可能.拓扑绝缘体领域无疑正在快速增长,越来越多不同研究背景的人们加入进来,人们可以期待将会有越来越多的新奇的物理现象被发现.
参考文献
[,1]暋QiXL,ZhanPhs.Toda2010,63:33gSC.yy
[,2]暋HasanMZ,KaneCL.Rev.Mod.Phs.2010,82:3045y[,3]暋KaneCL,MeleEJ.Phs.Rev.Lett.2005,95:146802y
1757
[,4]暋BerneviHuhesTL,ZhanScience2006,314:gBA,ggSC.[,,5]暋K昳niWiedmannSBr湽neCetal.Science2007,318:766gM,
))图6暋(量子点能级能量E和(能级差殼abE与量子点半()边缘态电子自旋与角动量量子数m的关系
[,6]暋FuL,KaneCL,MeleEJ.Phs.Rev.Lett.2007,98:106803y
;径R的关系(图(中插图的纵坐标Eg是有效能隙)b)
970
[),7]暋HsiehD,QianD,Wratal.Nature(London2008,452:yLe[,8]暋ChenYL,AnaltisJG,ChuJHetal.Science2009,352:178y[,,9]暋ZhanLiuCX,QiXLetal.NaturePhs.2009,5:438gHJy[]10暋YanChanai.Phs.Rev.B,2006,74:193314gW,gKy
2011,106:097201
5暋结束语
拓扑绝缘体是一种神奇的新型材料,正越来越引起人们的注意.由于其独特的能带结构和手征特性,表现出许多新奇的物性和现象.本文主要讨论了拓扑绝缘体边缘态和表面态电子、类光输运行为、表面磁性和纳米结构量子态的电控制.边缘态和表面态的类光输运行为为我们构造类光的电子器件提供
[],,11暋ZhuJJYaoDX,ZhanChanai.Phs.Rev.Lett.gSC,gKy[]12暋WuZH,ZhaiF,PeetersFM,XuHQ,Chanai.Phs.gKy[],,13暋ZhanChanaiXieXCetal.NewJ.Phs.2010,12:gLB,gKy[]14暋ZhanChenZhaiF,Chanai.Phs.Rev.B,2011,gLB,gF,gKy[],,15暋ChanaiLouWK.Phs.Rev.Lett.2011,106:206802gKy
(83:081402R)
()083058SelectedbheannualselectionofIOP2010yt,Rev.Lett.2011,106:176802
:暋物理·40卷(2011年)7期暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋htt飋飋www.wuli.ac.cnp
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拓扑绝缘体电子态的电场调控
()中国科学院半导体研究所暋半导体超晶格国家重点实验室暋北京暋100083
常暋凯昄
n结中的类光输运行为以及拓扑绝缘体量子点的特性.p灢
关键词暋暋拓扑绝缘体,量子点RKKY相互作用,n结,p灢
摘暋要暋暋文章简要介绍了对拓扑绝缘体性质的电场控制,主要包括三维拓扑绝缘体表面磁性的电场控制、电子在
Electricalcontrolofelectronsintooloicalinsulatorspg
(TheStateKeaboratororSuerlatticesandMicrostructures,Instituteoemiconductors,yLyfpfS
CHANG暋Kai
昄
ChineseAcademciences,Beiin00083,China)yofSjg1
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;()sionaltooloicalinsulatorsiiuasioticalroaationbehaviorofelectronsintooloicalinsulatorpnpgqpppgpg灢灢
Abstract暋暋Abriefintroductiontotheelectricalcontrolofmaneticandtransortroertiesintooloicalgppppg
1暋引言
标准的教科书告诉我们,自然界中的固态物质大致分为两类:金属和绝缘体(或金属、半导体和绝缘体)绝缘体是个大家族,有普通的能带绝缘体、无.序导致的安德森绝缘体、电子-电子相互作用导致的莫特绝缘体等.最近,这个家族里增添了一位新成
]1,2
——拓扑绝缘体[员—拓扑绝缘体是由能带的拓.
自旋-轨道耦合导致的不破坏时间反演对称性的拓扑绝缘体是一种新的量子物质态.当自旋轨道耦合导致体系的能带反转时,在能隙中出现无能隙的边缘态和表面态.这种物质态的实现无需外加磁场,因能够抵抗无序效应和局域扰动而存在(前提是这些扰动不能破坏时间反演对称性)这类无能隙的边缘.态会导致一些新奇的输运特性,如量子自旋霍尔效应.这种理论预言的输运效应已经被实验证实
[—]
,,HTeBiSeBiTe等69.g
自旋轨道耦合是一种由相对论效应导致的电子]3—5
了[目前人们已经发现了许多拓扑绝缘体,如.
而其边缘态和表面态受到时间反演对称性的保护,
扑不变量Z这类材料中的电子2来刻画的一类材料.()态具有以下奇妙的特性:本征体材料内部是绝缘1()()体;表面存在无能隙的金属态;电子态的自旋23和动量方向是锁定的,即螺旋性.内部绝缘而边界导电的体系早在半导体二维电子气的整数量子霍尔效应中就发现了.在霍尔沟道的内部,形成朗道能级,朗道能级之间存在正比于磁场强度的能隙.但是,霍尔沟道的边界处则存在无能隙的边缘态,这是由磁场的洛伦兹力造成的.其能带特性可以用一种拓扑不变量(来刻画,因而是一种破坏时间反TKNN数)演对称性的拓扑绝缘体.然而,最新的研究发现,由
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,体材料来说,如闪锌矿结构的半导体材料GaAs
和铅锌矿结构的材料G导带的电InAsaN和ZnO,子大多是4其球状对称性导致自旋轨道耦s态成分,
)科技部量子调控项目(批准号:2011CB922204灢2
自旋和轨道运动之间的相互作用.对于常见的半导
;)批准号:资助项目;国家*暋国家自然科学基金([**************]5
2011-06-10收到
:昄暋通讯联系人[email protected]
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合效应消失,但是其价带主要是3因而有p态成分,较强的自旋轨道耦合.当s型的导带和p型的价带之间的能隙较小时,即两者之间的耦合较强时,导带的电子可以通过和价带电子之间的强耦合而产生自旋轨道耦合.但是通常的半导体材料中自旋轨道耦合很弱,因而其主要物理效应是导致电子自旋的弛豫以及电场调控.自旋轨道耦合强度由两方面的因
10]导带和价带之间的能隙大小[前者决定了原子中.
H
其中F1,F2,F3分别是海森伯项、DM项和伊辛项
的程函数.
RKKY))(R,毰SSR,毰S=F1(1·2+F2(1暳S2)yFF,12
yy,)()R,毰SS暋暋暋暋暋1+F3(12F
()()素决定:构成半导体材料的元素的原子序数;12电子的相对论效应的强弱,因为在重原子中电子围(包括自旋轨道耦合)更强.能隙则决定了导带和价带之间的耦合强弱.能隙越小,则耦合越强,因此导带电子的自旋轨道耦合强度则越大.但是常见的半由于带0.5eV,GaN和ZnO的带隙都大于3.0eV.
隙较大,因而带间耦合较弱,导致自旋轨道耦合较弱.因此,我们应该在含有重元素的窄带隙半导体中寻找强烈的自旋轨道耦合系统.很幸运的是,自然界,为人类准备了这样的一类材料,如HTeBiSe等.g
,这类材料含有重元素H同时带隙很窄,满足ig和B以上我们提及的两个条件,因而是一种强烈的自旋——石墨烯,轨道耦合体系.而另一种新型的材料—虽然带隙为零,但是碳原子太轻,因而自旋轨道耦合效应很弱.
导体材料的能隙较大,如GaAs为1.52eV,InAs为绕核运动的速度更快,更接近光速,因而相对论效应
)三维拓扑绝缘体()图1暋(的表面磁离子构型示意图(底a3DTI;(部蓝色(见《物理》网刊彩图,下同)部分是底电极)b)表面态()考虑能带翘曲()
效应的能带示意图cwarinpg
;能带和自旋指向示意图(其中2殼是磁离子极化打开的能隙)
的变化(图中蓝色实线是海森伯项的程函数,红色和绿色虚线毰F)分别对应DM项和伊辛项的程函数.图(中的插图是费米能位a于Dirac时的程函数)
))图2暋R磁离子距离R和(费米能KKY相互作用程函数随(ab
2暋表面磁性的电控制
电子自旋的电控制是近年来自旋电子学领域内人们孜孜以求的目标之一.我们研究了三维拓扑绝缘体表面上局域自旋之间的R见KKY相互作用(还可以同时存RKKY相互作用不仅仅有海森伯项,]11
((在扭曲的DM项和伊辛项[见下面的(式)值1)得指出的是,这种行为在自旋轨道耦合系统中也存在)通过程函数的解析表达式可知,这三项的程函.数各不相同.有趣的是,海森伯项和伊辛项的程函数可以几乎同时为零,这导致旋磁相的出现(见图2).
通过调整栅极电压,可以改变局域自旋之间的相互作用,实现不同的自旋模型,如各向异性的海森伯模型、因此,三维拓扑绝缘体的表面磁性XXZ模型等.十分丰富多彩,并可能为我们提供实现和研究各种人工强关联体系的实验平台.
)图1由于表面态电子的螺旋性,局域自旋之间的.
3暋类光的输运行为
过相似性,人们可以把不同的领域联系起来,互相借用研究方法和概念.固体中的电子波与光波都表现出相似的波动性,因而构造具有类光输运特性的电子器件一直是电子器件领域内人们探索和期待的目标.与普通材料中电子的抛物线型的能带不同,在拓扑绝缘体和石墨烯中,表面态和边缘态的能带色散关系是线性的,这使得实现类光的电子器件成为可电子的类光输运行为,如V全反射、aselao透镜、g
[2]
等.Goos-Hachen效应1HTe二维电子气的迁g移率目前仅次于G这也是为什么aAs二维电子气,原因.利用半导体中成熟的样品制备技术,我们可以可以在很大的范围内控制电子的布儒斯特角(见图能够在此种材料上首次观察到量子自旋霍尔效应的
[3,14]
,实现平面的p并通过改变栅极电压,n结结构1灢
相似性在物理学研究中发挥着重要的作用.通
能.利用栅极电压和应变,人们理论上证明可以实现
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拓扑绝缘体专题
3
因而较难于实现),而这点对光来说,由于材料的折射率是固定的,Rashba自旋轨道耦合.如果考虑体系中存在电场导致的,则通过恰当地调节电子入射角,就可以完美地实现电子自旋分离器的功能,即自旋向上的电子完美地透射,反射(见图3())而自旋向下的电子被全对于较高的栅极电压,此时可以实现带间的电c子隧.穿,p型区域对电子透射的表现类似于负折射率材料似的类光现象,从而实现全力学地控制电子输运.我们相信应变也可以实现相.
图域3,电子从量子点接触射入暋(a)HgTe二维电子气p灢n结示意图(阴影部分是栅极区;(势构型图;(压下的透射率c)电子透射率与入p灢n结)射角度b)毴p的灢n结两侧能带图和电关系(实线是不同栅,虚线是不同栅压下存在的电子透射率);(Ra与费米能Ed)不同栅压下,特定角度入射时shba自旋轨道耦合时,电子透射率F的关系
暋拓扑绝缘体量子点
相比于拓扑绝缘体体材料,其纳米结构则相对研究较少,尤其是量子点方面BiSe等三维拓扑绝缘体的生长.主要的原因是目前对
和制备还存在很多问题,如样品表面的污染、微纳结构的刻蚀等材料相比,HTe材料的微纳结构制备技术.与B前已经相当完善iSe,g目人们能够采用刻蚀的方法制备此类材料的微结构,如量子点等(见图,侧栅极控制量子点的量子限制势4)利用顶栅极控制电子数目.图5是我们计算的量子点能谱[15
].
从图中可以.看出,对具有正带隙的量子点(的量子点类似.但是负能隙量子点M>0(),其能谱和普通完全不同)态从价带一直延伸分布到导带.体能隙中出现两组新的量子态M
这些新量子态的能量和
.
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n
结结构示意图g
b)埋有图缘体相的能5暋(a)和级(b图)分(其别中对应横坐Hg标Te量子点的正常相和拓扑绝m是角动量量子数);((d
)分别是量子点中体内态和边缘态的几率分布图(其c
中)和R是量子点半径)
量子点的半径成反比(比于子态1,/R2它们.这些特性可曍以1/R理解),如普下通:的对量于子普态通则的正量/来自于体内态的量子化,因此正比于
R2着量子点的边缘量子化;
而新的量子态则起,所以正比于源于边缘态,因此它们沿磁场时,对于普通的量子点来说,人们通常观察到的
1/R.当施加外是量子点的磁能级,即这类量子点中无法观察F到ock持-D续电ar流win能级和.通常在荡过去在量子环和ohm振荡(AB振荡或II型量子点中已经看到过AB效应).
而持续电流的振Aharonov-这是由量子环及其量子态的拓扑性质决定的量子点中,电子分布在量子点中心,因此人们从未观
.在普通的.察到持续电流及其A在拓扑绝缘体量子点中,由于电子分布在边界附近B效应.,呈现出环形分布,且显示出螺旋的特征,即顺(逆)时针旋转的电子自旋始终向上(向下)这种特征受时间反演对称性的保护表现出鲁棒性.A拓扑.因此人们可以期待看到持续电流和绝缘体量子点中持续电流的效应可以用来检测边缘态的存在B振荡..目前测量边缘态AB
物理·40卷(2011年)7期41B
拓扑绝缘体专题
的实验手段主要是角分辨光电子谱(和量ARPES)子自旋霍尔效应.AB效应可能给我们提供一种新的检测边缘态的实验方法.更为重要的是,由于边缘)),态是自旋极化且是光学暗态(见图6(因此可以c被用来构造量子信息的存储器件.
了物理基础.利用栅极电压,我们可以有效地控制自旋-自旋相互作用.其纳米结构中的边缘态所具有的光学暗态的特性,为我们构造量子信息的存储器提供了可能.拓扑绝缘体领域无疑正在快速增长,越来越多不同研究背景的人们加入进来,人们可以期待将会有越来越多的新奇的物理现象被发现.
参考文献
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))图6暋(量子点能级能量E和(能级差殼abE与量子点半()边缘态电子自旋与角动量量子数m的关系
[,6]暋FuL,KaneCL,MeleEJ.Phs.Rev.Lett.2007,98:106803y
;径R的关系(图(中插图的纵坐标Eg是有效能隙)b)
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2011,106:097201
5暋结束语
拓扑绝缘体是一种神奇的新型材料,正越来越引起人们的注意.由于其独特的能带结构和手征特性,表现出许多新奇的物性和现象.本文主要讨论了拓扑绝缘体边缘态和表面态电子、类光输运行为、表面磁性和纳米结构量子态的电控制.边缘态和表面态的类光输运行为为我们构造类光的电子器件提供
[],,11暋ZhuJJYaoDX,ZhanChanai.Phs.Rev.Lett.gSC,gKy[]12暋WuZH,ZhaiF,PeetersFM,XuHQ,Chanai.Phs.gKy[],,13暋ZhanChanaiXieXCetal.NewJ.Phs.2010,12:gLB,gKy[]14暋ZhanChenZhaiF,Chanai.Phs.Rev.B,2011,gLB,gF,gKy[],,15暋ChanaiLouWK.Phs.Rev.Lett.2011,106:206802gKy
(83:081402R)
()083058SelectedbheannualselectionofIOP2010yt,Rev.Lett.2011,106:176802
:暋物理·40卷(2011年)7期暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋暋htt飋飋www.wuli.ac.cnp
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