양자 스핀 홀 효과

양자 스핀 홀 상태는 양자화된 스핀 홀 전도율과 소멸하는 차지 홀 전도율을 갖는 특수 2차원 반도체에서 존재하도록 제안된 물질의 상태다. 양자 스핀 홀 물질 상태는 정수 양자 홀 상태의 사촌으로, 큰 자기장을 적용할 필요가 없다. 양자 스핀 홀 상태는 전하 보존 대칭과 $S_{z}$ $S_{z}$ ${\$ 보존 $S_{z}$ 대칭(홀 전도성을 잘 정의하기 위해)을 깨지 않는다.

설명

양자 스핀 홀 상태의 존재에 대한 첫 번째 제안은 F의 그래핀 초기 모델을 개조한 찰스 케인과 진 멜리에^[1] 의해 개발되었다. 던컨 M. 정수 양자 홀 효과를 나타내는 홀데인^[2]. 케인과 멜레 모델은 할데인 모델의 두 복사본으로 스핀 업 전자는 치랄 정수 양자 홀 효과를, 스핀 다운 전자는 항치랄 정수 양자 홀 효과를 나타낸다. 양자 스핀 홀 효과의 상대론적 버전은 1990년대에 비대칭 게이지 이론의 수치적 시뮬레이션에; 간단한 예 별자리 정 반대편에 질량, 질량 없는 디랙 표면 모드, 그리고 분자 비대칭성을 가지고 다닌 대용량 전류의 대량 fermions 와 균등과 시간 반전 대칭 U(1)게이지 이론으로 구성된[3][4]지만 도입되었다. 아니c(회전 홀 전류 아날로그). 전체적으로 Kane-Mele 모델에는 정확히 0의 충전-홀 전도성이 있지만 스핀-홀 전도성은 $\sigma _{xy}^{\text{spin}}=2$ $\sigma _{xy}^{\text{spin}}=2$ $\sigma _{xy}^{\text{spin}}=2$ y $\sigma _{xy}^{\text{spin}}=2$ = 2 ${\displaystyle \sigma _{xy}^{\text{spin}}=2}}($ ${\frac {e}{4\pi }}$ 4 ${\frac {e}{4\pi }}$ ${\frac$ { $e}{4\pi }}}}).$ 독립적으로, 양자 스핀 홀 모델은 안드레이 베르네비그와 쇼우청 장이^[5] 스핀-오비트 결합으로 인해 스핀-업 전자를 위쪽으로 향하게 하는 자기장과 스핀-다운 전자를 아래쪽으로 향하게 하는 자기장이 복잡한 변형 구조로 제안하였다. 주성분은 스핀-오비트 커플링의 존재로, 전자의 스핀에 대한 모멘텀 의존 자기장 커플링으로 이해할 수 있다.

그러나 실제 실험 시스템은 스핀업 전자와 스핀다운 전자가 결합되지 않는 이상화된 그림과는 거리가 멀다. 매우 중요한 성과는 스핀업 스핀다운 산란이 도입된 후에도 양자 스핀 홀 상태가 비극성으로 남아 ^[6]양자 스핀 홀 효과를 파괴한다는 깨달음이었다. 별도의 논문에서 케인과 멜레는 (주정부가 양자 스핀 홀 효과를 나타내거나 보여주지 않는 경우와는 무관하게) 상태를 사소한 또는 비종교적인 대역 절연체로 특징짓는 위상학적 $\mathbb {Z} _{2}$ $\mathbb {Z} _{2}$ ${\$ } 불변성을 $\mathbb {Z} _{2}$ 소개했다. 양자 스핀 홀 상태에서 전도가 일어나는 에지 액체의 추가 안정성 연구는 분석적으로 그리고 수적으로 비전위 상태가 스핀 업과 스핀 다운 전자를 혼합하는 추가적인 스핀-오비트 결합 항과 상호작용 모두에 대해 강건하다는 것을 입증했다. 이와 같은 비경쟁적 상태(양자 스핀 홀 효과를 표시하거나 표시하지 않음)를 위상학적 절연체라고 하는데, 이것은 전하 보존 대칭과 시간 역전 대칭에 의해 보호되는 대칭 보호 위상 질서의 예다.(양자 스핀 홀 상태는 또한 chch에 의해 보호되는 대칭 보호 위상 상태라는 점에 유의한다.아지 보존 대칭 및 $S_{z}$ $S_{z}$ ${\$ 보존 $S_{z}$ 대칭. 우리는 양자 스핀 홀 상태를 보호하기 위해 시간 역전의 대칭성이 필요하지 않다. 위상학적 절연체와 양자 스핀 홀 상태는 서로 다른 대칭 보호 위상학적 상태를 말한다. 따라서 위상학적 절연체와 양자 스핀 홀 상태는 물질의 다른 상태임)

HgTe 양자 우물 안

그래핀은 스핀-오빗 커플링이 극히 약하기 때문에, 오늘날의 기술로 달성할 수 있는 온도에서 양자 스핀 홀 상태를 지원할 가능성은 매우 낮다. 1차원 나선형 가장자리 상태를 가진 2차원 위상학적 절연체(양자 스핀 홀 절연체라고도 함)는 2006년 베르네비그, 휴즈, 장에 의해 카드뮴 텔루라이드 사이에 낀 수은 텔루라이드의 양자 우물(매우 얇은 층)에서 발생할 것으로 예측되었고, 2007년에 관측되었다.^[7] ^[8]

다양한 HgTe 두께의 다양한 양자 유정을 구축할 수 있다. CdTe 사이에 있는 HgTe의 시트가 얇을 때, 시스템은 일반적인 절연체처럼 동작하며, Fermi 레벨이 밴드갭에 있을 때는 실시하지 않는다. HgTe의 시트가 다양해지고 더 두꺼워질 때(이것은 분리된 양자 우물의 제작을 필요로 한다) 흥미로운 현상이 일어난다. HgTe의 반전된 대역 구조로 인해, 어떤 임계 HgTe 두께에서, 시스템이 벌크 밴드 갭을 닫아 세미메탈이 된 다음, 그것을 다시 개폐하여 양자 스핀 홀 절연체가 되는 라이프시츠 전환이 일어난다.

갭마감 및 리오픈 프로세스에서는 갭에서 두 개의 가장자리 상태를 꺼내 벌크 갭을 교차한다. 이와 같이 페르미 레벨이 벌크 갭에 있을 때 전도는 그 갭을 가로지르는 에지 채널에 의해 지배된다. 2단자 전도성은 양자 스핀 홀 상태에서 $G_{xx}=2{\frac {e^{2}}{h}}$ $G_{xx}=2{\frac {e^{2}}{h}}$ $G_{xx}=2{\frac {e^{2}}{h}}$ = 2 $G_{xx}=2{\frac {e^{2}}{h}}$ $G_{xx}=2{\frac {e^{2}}{h}}$ $G_{xx}=2{\frac {e^{2}}{h}}$ ${\$ 이고 정상 절연 상태에서 0이다. 전도가 에지 채널에 의해 지배되므로 전도성의 값은 표본의 넓이에 대해 무감각해야 한다. 자기장은 시간 역반복적 불변성을 깨고 가장자리에서의 스핀업 스핀다운 전자 산란 과정을 허용함으로써 양자 스핀 홀 상태를 파괴해야 한다. 이 모든 예측은 독일의 우니베르시테트 뷔르츠부르크의 몰렌캄프 연구소에서 수행된 실험에서 실험적으로 검증되었다.

참고 항목

참조

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추가 읽기

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[Konig-9] König, Markus; Wiedmann, Steffen; Brüne, Christoph; Roth, Andreas; Buhmann, Hartmut; Molenkamp, Laurens W.; Qi, Xiao-Liang; Zhang, Shou-Cheng (November 2, 2007). "Quantum Spin Hall Insulator State in HgTe Quantum Wells". Science. 318 (5851): 766–770. arXiv:0710.0582. Bibcode:2007Sci...318..766K. doi:10.1126/science.1148047. PMID 17885096. S2CID 8836690.

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