Respuesta termoeléctrica de un punto cuántico correlacionado acoplado a estados ligados de Majorana

Resumen

Estudiamos teóricamente el efecto termoeléctrico en un dispositivo híbrido compuesto por un nanohilo semiconductor topológico que alberga estados ligados de Majorana (MBS) y un punto cuántico (QD) conectado a electrodos no magnéticos izquierdo y derecho mantenidos a diferentes temperaturas. Las interacciones de Coulomb entre electrones en el QD se tienen en cuenta mediante la técnica de funciones de Green de no equilibrio. Encontramos que el cambio de signo del poder termoeléctrico, útil para detectar los MBS, ocurrirá al cambiar la fuerza de hibridación QD-MBS, el solapamiento directo entre los MBS en extremos opuestos del nanohilo y la temperatura del sistema. Surge un gran valor de poder termoeléctrico 100% polarizado en espín o de espín puro incluso en ausencia de división Zeeman en el QD o electrodos magnéticos, porque los MBS están acoplados a electrones de solo una cierta dirección de espín en el QD debido a la naturaleza quiral de los fermiones de Majorana. Además, la magnitud del poder termoeléctrico se verá obviamente mejorada por la existencia de los MBS.

Introducción

La preparación y detección de estados ligados de Majorana (MBS) de energía cero son de particular importancia en la física de la materia condensada moderna. Fundamentalmente, los MBS son la contraparte en estado sólido de los fermiones de Majorana y están asociados con estadísticas no abelianas que pueden permitir información cuántica protegida topológicamente con aplicaciones potenciales en computación cuántica libre de decoherencia. Aparte de esto, los MBS también son prometedores en el diseño de dispositivos electrónicos de alta eficiencia, como la espintrónica. Los MBS bien separados pueden prepararse en varios sistemas, de los cuales los esquemas más importantes incluyen superconductores no centrosimétricos, aislantes topológicos tridimensionales o bidimensionales acoplados a superconductores, defectos electrostáticos en superconductores topológicos, superconductores de onda p, nanohilos semiconductores o ferromagnéticos con interacción nativa fuerte de espín-órbita proximizados a superconductores de onda s convencionales, y uniones de Josephson.

En cuanto a la detección de MBS, también es bastante desafiante porque los fermiones de Majorana son sus propias antipartículas y neutros en carga debido a su intrínseca simetría partícula-hueco. Se han realizado diversos experimentos para verificar la existencia de MBS a través de fenómenos como la corriente de Josephson de período 4π en uniones entre superconductores topológicos, meseta de conductancia semi-entera en el campo coercitivo en una estructura híbrida compuesta por superconductores topológicos y aislante cuántico anómalo de Hall topológico, espectroscopía de túnel usando nanohilos Rashba acoplados a superconductores de onda s en masa, y sesgo cero de la conductancia diferencial en los bordes de los hilos. Sin embargo, estos fenómenos tienen otros posibles orígenes físicos excepto los MBS, y se han propuesto esquemas alternativos. Uno de ellos es la hibridación de MBS con otras nanoestructuras, como el punto cuántico (QD) de cero dimensiones en el que los niveles de energía, interacciones de Coulomb entre electrones, números de partículas y fuerza de acoplamiento al entorno externo son todos bien controlables. A baja temperatura, se predijo teóricamente una conductancia de medio máximo cuando el nivel de energía del QD está alineado con la energía de Fermi en los contactos como evidencia clara de la formación de un par de MBS. Este resultado permanece inalterado al ajustar el nivel de energía del QD y se ha observado exitosamente en experimento en un QD acoplado a un nanohilo InAs-Al. Recientemente, esquemas ópticos basados en estructura de QD también fueron propuestos teóricamente para detectar los MBS con la ayuda de la técnica de bomba-sonda óptica. En sistemas de QD en forma de anillo o T, los fenómenos de interferencia cuántica se ven drásticamente afectados por los MBS y luego pueden usarse para el esquema de detección con la ayuda de, por ejemplo, el efecto Fano.

Recientemente, también hay algunos trabajos concernientes a la detección de los MBS a través del efecto termoeléctrico, que se centra en la conversión entre energías eléctrica y térmica. Este viejo tema de investigación gana atención renovada debido al rápido progreso del crecimiento y fabricación de dispositivos mesoscópicos y nanoestructuras, en los que las prestaciones termoeléctricas se mejoran notablemente. Se han reportado recientemente cosechadores de energía de alta eficiencia basados en QDs definidos en, por ejemplo, una interfaz de gas de electrones bidimensional GaAs/AlGaAs. La mejora del efecto termoeléctrico en ellos puede atribuirse a la considerable reducción de la conductividad térmica por dispersión en fronteras y la optimización de las propiedades de transporte eléctrico únicas en estos sistemas de baja dimensionalidad. El poder termoeléctrico (coeficiente de Seebeck) es la cantidad central en el efecto termoeléctrico. Es la fuerza de un voltaje de circuito abierto en respuesta a un gradiente de temperatura aplicado en un material sólido con portadores electrónicos libres. Hou et al. predijeron teóricamente que el poder termoeléctrico entre un QD y un superconductor que alberga un estado de borde de Majorana satisface la fórmula de Mott y genéricamente no se anula usando el formalismo de Landauer-Büttiker. Basado en tal propiedad, se puede inferir la temperatura del estado de borde de Majorana midiendo la conductancia diferencial y el poder termoeléctrico. Leijnse demostró teóricamente que el acoplamiento entre un QD con nivel de energía ajustable y MBS rompe la simetría partícula-hueco, y los cambios del poder termoeléctrico proporcionan una nueva forma de probar la existencia de estados de Majorana. Las propiedades termoeléctricas en tal configuración también pueden usarse para detectar la temperatura del superconductor y extraer información sobre la desintegración disipativa de los MBS. En una estructura con un QD acoplado a dos electrodos, López et al. mostraron que el poder termoeléctrico cambiará su signo al cambiar la hibridación directa entre los MBS, una buena evidencia de la existencia de MBS. El cambio de signo del poder termoeléctrico también se encontró posteriormente en sistemas de un QD con dos o tres electrodos. Además, se demostró que la relación entre el ruido de disparo y las cantidades termoeléctricas puede proporcionar una forma puramente eléctrica de detectar los MBS neutros en carga.

En el presente artículo, proponemos un sistema hibridizado compuesto por MBS y un QD acoplado a electrodos (ver Fig. 1) para estudiar las propiedades del poder termoeléctrico. En el nanosistema que consideramos, la fuerte interacción de Coulomb en el punto, que ha sido descuidada en trabajos previos, se tiene en cuenta. Además, consideramos que solo un componente de espín del QD está acoplado a los MBS debido a la naturaleza quiral de los MBS. Encontramos que el signo del poder termoeléctrico puede revertirse efectivamente al cambiar la fuerza de acoplamiento punto-MBS, la hibridación directa entre los MBS y la temperatura del sistema. Los resultantes grandes poderes termoeléctricos 100% polarizados en espín y de espín puro, que son las correspondientes corrientes 100% polarizadas en espín y de espín puro en circuito cerrado, son útiles en espintrónica. El acoplamiento de ambos MBS al QD mejorará aún más la magnitud del poder termoeléctrico, pero no cambia los resultados esenciales cuando solo uno de los MBS está acoplado al punto. Basado en las mediciones de transporte cuántico actualmente avanzadas para los MBS a través de QD acoplado con nanohilos superconductores topológicos, creemos que nuestra propuesta podría ser probada experimentalmente en el futuro. Además, nuestra propuesta y hallazgos en este trabajo pueden proporcionar una excelente forma de detectar la formación de los MBS en QD.

Figura 1. Esquema del modelo (color en línea). a) Esquema de la estructura de simulación compuesta por un QD con nivel de energía ajustable por compuerta ε_d que puede ser ocupado por un electrón de espín arriba o abajo. El QD está conectado a los contactos izquierdo y derecho mantenidos a diferentes temperaturas con fuerza de acoplamiento Γ_L/R. Los MBS η_1/2 se forman en los extremos del nanohilo semiconductor y están acoplados a los electrones de espín arriba en el QD debido a la naturaleza quiral de los fermiones de Majorana con fuerzas λ_1 y λ_2, respectivamente. El estado de energía de los electrones de espín arriba será cambiado por el acoplamiento MBS-QD, y entonces, la fuerza y el signo del poder termoeléctrico S serán influenciados. En el modelo presente, asumimos que la temperatura del contacto izquierdo T_L es más alta que la del derecho T_R, y luego, hay más electrones (estados vacíos) excitados arriba (abajo) del potencial químico en el contacto izquierdo que en el derecho. b, c) Procesos de túnel de electrones y el resultante poder termoeléctrico en ausencia de acoplamiento MBS-QD. En b), el nivel de energía del QD ε_d está arriba del potencial químico de los contactos μ_L/R = μ, y luego, los electrones de los estados ocupados ε_d > μ en el contacto izquierdo más caliente tunelarán a través del estado del punto ε_d al estado vacío en el contacto derecho más frío, resultando en poder termoeléctrico negativo S < 0. En c), ε_d < μ, y luego, el signo del poder termoeléctrico se revierte en consecuencia.

Modelo y Métodos

El Hamiltoniano efectivo del QD acoplado a MBS y los electrodos de metal normal izquierdo y derecho toma la siguiente forma:

H = Σ_{kβσ} ε_{kβ} c^†_{kβσ} c_{kβσ} + Σ_σ ε_d d^†_σ d_σ + U d^†_↑ d_↑ d^†_↓ d_↓ + Σ_{kβσ} (V_{kβ} c^†_{kβσ} d_σ + H.c.) + H_MBSs

donde c^†_{kβσ} (c_{kβσ}) crea (aniquila) un electrón de momento k, energía ε_{kβ} (su dependencia del espín se descuida para el electrodo de metal normal), y espín σ=↑,↓ en el electrodo β=L,R. Para el QD, d^†_σ (d_σ) es el operador de creación (aniquilación) de un electrón con nivel de energía ajustable por voltaje de compuerta ε_d, espín σ, e interacción de Coulomb intradot U. La fuerza de acoplamiento entre el QD y los contactos se describe por V_{kβ}. El último término H_MBSs en la Ec. (1) representa los MBS de energía cero ubicados en extremos opuestos del nanohilo semiconductor y su acoplamiento al QD:

H_MBSs = i δ_M η_1 η_2 + λ_1 (d_↑ - d^†_↑) η_1 + i λ_2 (d_↑ + d^†_↑) η_2

en el que δ_M es la amplitud de solapamiento entre los dos MBS con operador satisfaciendo tanto η_j = η^†_j (j=1,2) como {η_i, η_j} = δ_{i,j}. La amplitud de salto entre MBS y electrones de espín ↑ en el QD se tiene en cuenta por λ_j. Es útil escribir η_j en términos de operadores fermiónicos regulares f como η_1 = (f^† + f)/√2 y η_2 = i(f^† - f)/√2, y luego, H_MBSs se reescribe como:

H_MBSs = δ_M (f^† f - 1/2) + (λ_1/√2)(d_↑ - d^†_↑)(f^† + f) - (λ_2/√2)(d_↑ + d^†_↑)(f^† - f)

Consideramos el sistema en régimen de respuesta lineal, es decir, bajo voltaje de sesgo ΔV y diferencia de temperatura ΔT infinitamente pequeños entre los contactos izquierdo y derecho, las corrientes eléctricas y de calor de cada componente de espín se obtienen como:

I_{e,σ} = -e² L_{0,σ} ΔV + (e/T) L_{1,σ} ΔT

I_{h,σ} = e L_{1,σ} ΔV - (1/T) L_{2,σ} ΔT

donde e es la carga del electrón y T la temperatura de equilibrio del sistema, y

L_{n,σ} = (1/ℏ) ∫ (ε-μ)^n [-∂f(ε,μ)/∂ε] T_σ(ε) dε/2π

donde ℏ es la constante de Planck reducida. Establecemos el potencial químico de los contactos μ=0 como punto cero de energía. La función de distribución de Fermi se da por f(ε,μ) = 1/{1+exp[(ε-μ)/k_B T]} con k_B siendo la constante de Boltzmann. El coeficiente de transmisión T_σ(ε) se calcula con la ayuda de la función de Green retardada como:

T_σ(ε) = (Γ_L Γ_R)/(Γ_L + Γ_R) [-2 Im G^r_σ(ε)]

donde Γ_{L(R)} = 2π Σ_k |V_{kL(R)}|² δ[ε - ε_{kL(R)}] es la función de ancho de línea. Aplicamos la técnica estándar de ecuación de movimiento para obtener la función de Green. Las funciones de Green de orden superior se truncan siguiendo el esquema 2 en la ref. [39], es decir, se descuida el túnel simultáneo del electrón de espín opuesto. Después de algunos cálculos directos, la función de Green retardada de espín arriba viene dada por:

G^r_↑(ε) = [ε_- - Σ^M_1 - U{1 - [1 - (λ_1² - λ_2²)² B̃ B̃_U]}] / [(ε_- - Σ^M_0)(ε_- - U - Σ^M_1)]

donde las autoenergías inducidas por MBS son:

Σ^M_0 = B_1 + (λ_1² - λ_2²)² B B̃

Σ^M_1 = B_1 + (λ_1² - λ_2²)² B B̃_U

con

B = ε/(ε² - δ_M²)

B_1 = 1/2 [(λ_1² - λ_2²)/(ε - δ_M) + (λ_1² + λ_2²)/(ε + δ_M)]

B̃ = B/(ε_+ + B_2)

B̃_U = B/(ε_+ + U - B_2)

en el cual

B_2 = 1/2 [(λ_1² - λ_2²)/(ε + δ_M) + (λ_1² + λ_2²)/(ε - δ_M)]

y ε_± = ε ± ε_d + i(Γ_L + Γ_R)/2. En ausencia de hibridación punto-MBS (λ_1 = λ_2 = 0), tenemos Σ^M_{0,1} = 0 y G^r_↑(ε) recupera la de la ref. [39]. También es la función de Green retardada de espín abajo cambiando n_↓ por n_↑. El número de ocupación se calcula autoconsistentemente a partir de:

n_σ = ∫ dε/2π [Γ_L f_L(ε) + Γ_R f_R(ε)]/(Γ_L + Γ_R) [-2 Im G^r_σ(ε)]

donde f_{L/R}(ε) es la función de distribución de Fermi en el electrodo izquierdo/derecho.

Una vez obtenida la función de transmisión de la función de Green, la conductancia eléctrica y el poder termoeléctrico (coeficiente de Seebeck) de cada componente de espín se dan por G_σ = e² L_{0,σ} y S_σ = -L_{1,σ}/(e T L_{0,σ}), respectivamente.

Resultados y Discusiones

En lo que sigue, asumimos acoplamiento simétrico entre el QD y los electrodos, y establecemos Γ = 2Γ_L = 2Γ_R = 1 como unidad de energía. La interacción de Coulomb intradot se fija como U = 10Γ. Primero estudiamos el caso del QD acoplado solo a MBS-1 con diferentes fuerzas de hibridación λ_1 en la Fig. 2 estableciendo λ_2 = 0. Para λ_1 = 0, la conductancia de cada componente de espín en la Fig. 2a desarrolla dos picos ubicados respectivamente en ε_d = -μ y -μ - U. Nótese que ahora el QD está libre de polarización de espín inducida por los MBS, y la conductancia de los dos componentes de espín es igual entre sí (G_↑ = G_↓), en consecuencia. Al activar la hibridación entre el MBS y el QD (λ_1 ≠ 0), la magnitud de G_↑ se suprime monótonamente como se muestra en la Fig. 2a, lo cual es consistente con resultados previos. El valor de G_↓, sin embargo, permanece casi inalterado incluso cuando el número de ocupación n_↓ cambia por λ_1 debido a la presencia de interacción de Coulomb intradot (no mostrado en la figura). Mientras tanto, la posición y anchura de los picos en G_↑ se modifican ligeramente por el valor de λ_1 debido a la renormalización del nivel por el acoplamiento punto-Majorana. La configuración de la conductancia total G = G_↑ + G_↓ en la Fig. 2c se asemeja a la de G_↑.

Figura 2. Conductancia y poder termoeléctrico dependientes del espín para diferentes fuerzas de acoplamiento punto-Majorana (color en línea). La conductancia de espín arriba y total en a, c y poder termoeléctrico en b, d versus nivel del punto. La conductancia y el poder termoeléctrico de espín abajo son casi inalterados por la fuerza de acoplamiento punto-Majorana λ_1, y se superponen con las líneas negras sólidas en a y c, respectivamente. Otros parámetros son temperatura T = 0.025Γ, Δ_M = 0, U = 10Γ, y λ_2 = 0.

El poder termoeléctrico S_↑ en la Fig. 2b muestra la configuración típica de sierra y tiene tres puntos cero individualmente en ε_d = μ, -U/2, y μ - U. Desarrolla un par de picos agudos con signos opuestos en cada uno de los dos estados resonantes (ε_d = μ, μ - U) y cambia de signo cada vez que ε_d pasa por cada punto cero. En ausencia de hibridación punto-MBS (λ_1 = 0) como indica la línea negra sólida en la Fig. 2b, S_↑ es positivo (negativo) cuando ε_d está abajo (arriba) del punto cero ya que los portadores principales son electrones (huecos). Con el aumento de λ_1, el poder termoeléctrico de espín abajo S_↓ no cambia y el valor absoluto de S_↑ primero se suprime y luego se realza. Para λ_1 lo suficientemente grande, S_↑ cambia su signo como se muestra en la Fig. 2b. Con un λ_1 aún mayor, el valor absoluto de S_↑ supera al de S_↓ y el poder termoeléctrico total S = S_↑ + S_↓ también cambia su signo. Tal fenómeno también se ha encontrado previamente en el modelo sin espín. De hecho, el cambio de signo del poder termoeléctrico en dispositivo basado en QD sin MBS se atribuyó a varias causas, como la temperatura de equilibrio del sistema, momento magnético de los electrodos, interacción de Coulomb, fuerza de acoplamiento entre QDs, campo magnético aplicado, efecto de interferencia cuántica, o flujo magnético que penetra a través de sistemas de múltiples puntos. Los mecanismos anteriores son bastante diferentes del caso presente, y el cambio de signo del poder termoeléctrico al cambiar la hibridación entre el QD y los MBS es útil para detectar los MBS.

La Figura 3a, b muestra la conductancia total G y el poder termoeléctrico S variando con el nivel del punto ε_d para diferentes valores de la temperatura T. El valor pico de G primero se realza y luego se suprime al aumentar la temperatura como se muestra en la Fig. 3a. La magnitud del poder termoeléctrico en la Fig. 3b, sin embargo, se realza principalmente al aumentar la temperatura, ya que hay más electrones (huecos) excitados arriba (abajo) del potencial químico. Además, S cambia su signo para los casos de T = 0.1 y 0.2 como indican las líneas rosa y verde en la Fig. 3b, lo cual es similar al caso del efecto termoeléctrico en estructura basada en QD sin MBS. Para T = 0.2Γ, el valor pico de S puede alcanzar hasta 2 k_B/e, que es un orden de magnitud mayor que el de T = 0.001. De hecho, hemos verificado que la magnitud del poder termoeléctrico puede realzarse aún más al aumentar la temperatura. En el presente artículo, sin embargo, nos centramos en el cambio de signo de S a temperatura relativamente baja, que suele ser el caso de los MBS formados en experimentos. La Figura 3c, d presenta la conductancia y el poder termoeléctrico para diferentes valores de hibridación directa de los dos MBS en extremos opuestos del nanohilo a T fijo = 0.025Γ. El valor pico de la conductancia en la Fig. 3c se realza monótonamente al aumentar δ_M, lo cual es consistente con los resultados encontrados por López et al. El poder termoeléctrico en la Fig. 3d cambia su signo para 0.03Γ < δ_M < 0.05Γ, que es mayor que la temperatura T = 0.025Γ. En la ref. [32], encontraron que el poder termoeléctrico cambia su signo alrededor de δ_M ≈ k_B T en el modelo sin espín. En el presente artículo, el cambio de signo de S ocurre en δ_M relativamente mayor ya que los MBS están acoplados solo a electrones de una dirección de espín. Además, el valor pico del poder termoeléctrico también puede realzarse al aumentar δ_M.

Figura 3. Conductancia y poder termoeléctrico (color en línea). Gráfico de contorno de conductancia total G y poder termoeléctrico S como funciones de ε_d y Δ_M en a, b, temperatura T en c, d, respectivamente. El valor de λ_1 se fija en 0.2Γ. La temperatura en a, b es 0.025Γ, y en c, d Δ_M = 0. Otros parámetros son los mismos que los de la Fig. 2.

Mostramos los poderes termoeléctricos resueltos en espín individualmente como funciones de λ_1 y δ_M en la Fig. 4. El poder termoeléctrico de espín arriba S_↑ en la Fig. 4a primero aumenta, alcanzando un máximo y luego disminuye con el aumento de λ_1. En λ_1 lo suficientemente grande, permanece en un valor estable. El valor del poder termoeléctrico de espín abajo S_↓ no cambia por λ_1 como se esperaba. Los comportamientos de S_↑ y S_↓ provocan dos resultados interesantes: uno es el poder termoeléctrico 100% polarizado en espín cuando S_↑ = 0 pero S_↓ tiene un valor finito que puede usarse para filtrar el espín del electrón; el otro es el poder termoeléctrico de espín puro finito S_s = S_↑ - S_↓ con poder termoeléctrico de carga cero S_c = S_↑ + S_↓ = 0 que ocurrió cuando S_↑ = -S_↓ como se muestra por los puntos en la Fig. 4b. En circuito cerrado, los poderes termoeléctricos 100% polarizados en espín y de espín puro son individualmente las corrientes correspondientes, que son virtuales en dispositivos espintrónicos. Resultados similares se encuentran en la Fig. 4b, d, en la que S_↑ sufre cambio de signo al cambiar δ_M, mientras que S_↓ permanece inalterado. Enfatizamos que los presentes poderes termoeléctricos 100% polarizados en espín y de espín puro emergen en ausencia de campo magnético o materiales magnéticos en el QD.

Figura 4. Poderes termoeléctricos variando con la fuerza de acoplamiento punto-Majorana y solapamiento directo. Los poderes termoeléctricos como funciones de λ_1 en a, b con Δ_M = 0, y Δ_M en c, d con λ_1 = 0.2Γ, respectivamente. Otros parámetros son los mismos que los de la Fig. 2.

En la Fig. 5, estudiamos el caso de ambos MBS en extremos opuestos del nanohilo acoplados al QD cuando el hilo y el punto están lo suficientemente cerca con δ_M = 0. La Figura 5a muestra que la conductancia total G mantiene la configuración de doble pico en presencia de λ_2. La altura de los picos será suprimida al aumentar λ_2. La forma de línea de S también no cambia por el valor de λ_2 como indica la Fig. 5b. El valor pico de S se realzará significativamente ya que el poder termoeléctrico es inversamente proporcional a la conductancia. Para λ_2 ∼ 0.2Γ, la magnitud del poder termoeléctrico puede alcanzar hasta 2 k_B/e. Además, encontramos que S no cambiará su signo al ajustar el valor de λ_2. La Figura 6 muestra el poder termoeléctrico total como función de ε_d para diferentes valores de hibridación directa entre los MBS δ_M fijando λ_1 = λ_2 = 0.2Γ. Muestra que tanto la magnitud como el signo pueden cambiarse efectivamente sintonizando δ_M, lo cual es similar al caso en que solo uno de los MBS está acoplado al QD. Finalmente, discutimos brevemente la realización experimental de los dispositivos presentes. El nanohilo que alberga los MBS puede fabricarse con InAs cultivado por epitaxia de haz molecular con varios nanómetros de capa epitaxial de Al. Se ha probado experimentalmente que una brecha superconductor dura puede inducirse en tales nanohilos aplicando un campo magnético crítico superior a 2 T a lo largo del eje del hilo. Un QD se forma en el segmento de InAs desnudo en el extremo del hilo debido a gradientes de densidad de estados en los bordes de la capa de Al.

Figura 5. Impactos del otro acoplamiento punto-Majorana en el poder termoeléctrico (color en línea). Impactos de λ_2 en la conductancia total (a) y poder termoeléctrico (b) con λ_1 = 0.2Γ, δ_M = 0. Otros parámetros son los mismos que los de la Fig. 2.

Figura 6. Gráfico de contorno del poder termoeléctrico (color en línea). Gráfico de contorno del poder termoeléctrico como función de ε_d y λ_2 para λ_1 = 0.2Γ. Otros parámetros son los mismos que los de la Fig. 2.

Conclusiones

En conclusión, hemos estudiado las propiedades de la conductancia eléctrica y el poder termoeléctrico en un punto cuántico conectado a electrodos de metal normal izquierdo y derecho con interacción de Coulomb. El punto también está acoplado a MBS formados en un nanohilo semiconductor. Encontramos que los MBS influyen en la conductancia y el poder termoeléctrico del componente de espín al que solo se acoplan, aunque los electrones de espín arriba y abajo interactúan entre sí a través de la repulsión de Coulomb. El signo del poder termoeléctrico puede cambiarse ajustando la fuerza de hibridación punto-MBS, la hibridación directa entre los MBS y la temperatura del sistema. Se pueden obtener grandes valores de poder termoeléctrico 100% polarizado en espín o de espín puro en estructura de QD no magnética. El acoplamiento entre el punto y ambos MBS solo puede cambiar la magnitud del poder termoeléctrico, pero no su signo. Nuestros resultados pueden ser útiles para detectar la existencia de los MBS a través de la técnica termoeléctrica.

Disponibilidad de Datos y Materiales

Los conjuntos de datos que respaldan las conclusiones de este artículo están incluidos dentro del artículo.

Abreviaturas

QD:

Punto cuántico

MBSs:

Estados ligados de Majorana