文档介绍：第三章通过自旋进动量子点自旋相关的隧穿
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。Bal分
MS
产生的。自能矩阵可以被写成Er = E r + Er + E ，量子点中的自旋翻转散射即
L R M S
H 的非对角项部分可以用工表示，写为:
()
M S M S
S = J s i 占
MS
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r被写作:
L
r = r
L0
，(1 + p)+九2 ( - p ) 九2
2九 (1- p)+ X2
九是自旋翻转和自旋守恒的隧穿比，九二
2是量子点与引线的隧穿耦合强度,
()
(-1 p 丿)
-/ r
O ,O
,（O = -O）其中
P是铁磁引线的态密度。在
0
宽能带近似的情况下，与铁磁引线耦合的自能为：
工r =-
L
当铁磁引线磁矩处于平行组态时，r和r有相同的表达形式。而当铁磁引线磁
RL
矩处于反平行组态时，
=r
0
<(1 + p)+ X2 ( - p
2 X
) X2
(1- p)+ X2 (屯 p 丿)
()
=r
0
(1 - p)+ X2 ( + p
2 X
) X2 、
(1+ p)+ X2 (— p 丿)
()
()
零温下系统的电导被写为:
G{ ar RG rr L }
结果和讨论
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 V 控制。在以下的计算中，有效交换相互作用强度 g
J = ，铁磁引线的自旋极化度为P = 。
)h/e2(ecnatcudno
)h/e2(ecnatcudno
)h/e2(ecnatcudno
图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。画出了电导对化
学势卩的图像。其中0，实线为9 = 0，虚线为0 =-，点线为0 =-。在图
42
2(a)中势垒中的自旋翻转散射强度不予考虑，，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©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卩二j = 置，我们看到当化学势卩二+ J，电导出现一个共振峰，峰的宽度随着角度0的增加而变窄，当卩二—j时，电导共振峰呈现出相反的行为，峰的宽度随着角度0的增加而增加，单对于不同的倾角0 ，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(0,0)，自旋交换相互作用的纵向部分把量子点中的能级劈裂为£ =± J cos 0，分别对应着自旋向上的态
+
X = (1,0) T和自旋向下的态X = (0,1) T，自旋交换相互作用的横向部分产生自旋
+ -
翻转散射J sin 0 e-i0d + d和J sin 0 eQd+d。自旋翻转散射部分会改变电子的自旋向
T J J T
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
£ = ± J cos 0变成系统本征值± J，且对应的本征态为g = (cos + ei© sin ')t和
± + 2 2
g = (sin -, - e-i© cos -) t。对本征值为+ J，自旋本征态为g的状态，自旋向上和
- 2 2 +
自旋向下的电子是同相的，随着倾角0在f0,子之间的变化自旋向下的电子数
I 2丿
被看作自旋少；对本征值为-J，自旋本征态为g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 g 的自旋向上和自旋向下电子的数量。自旋
±
本征态为g时，自旋向上和自旋向下的电子处于同相，随着倾角0在f 0, 子之
+ I 2丿
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，让g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,
+
最终导致尖的共振峰。
(b)，(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
, (a)中的是相同的，电导对化学势的图像被给出。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0决定的。