XIII. SPINTRONIKA Janusz Adamowski
|
|
- Katarzyna Szewczyk
- 7 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 XIII. SPINTRONIKA Janusz Adamowski 1
2 1 Wst p Spintronika zajmuje si wytwarzaniem, przeksztaªcaniem i detekcj pr - dów spolaryzowanych spinowo. Podczas przepªywu pr du spolaryzowanego spinowo transportowane s zarówno ªadunki elektryczne jak i spiny cz stek. Pr d spolaryzowany spinowo polega na przepªywie no±ników ªadunku (elektronów lub dziur) o okre±lonym spinie. Podstawowe poj cia spintroniki j = g sto± pr du no±ników o spinie s z = + /2 j = g sto± pr du no±ników o spinie s z = /2 Pr d ªadunkowy j c = j + j (niespolaryzowany spinowo) Pr d spinowy j s = j j (spolaryzowany spinowo) Uwaga: W powy»szym wzorze skªadowe j i j mog by przestawione. Polaryzacja spinowa pr du przy czym Motywacja bada«: P = j s j c, (1) 0 < P 1. wykorzystanie spinu elektronu (niezale»nie od ªadunku elektronu) jako no±nika informacji = kubit spinowy, minimalizacja zu»ycia energii i wydzielanego ciepªa w przyrz dach elektroniki spinowej, dalsza miniaturyzacja przyrz dów elektronicznych: = tranzystor wykonuj cy operacje na spinie pojedynczego elektronu, Zostaª ju» zbudowany tranzystor jednoelektronowy, wykonuj cy operacje na ªadunku pojedynczego elektronu. Przyrz dy spintroniczne: (1) ltr spinowy (polaryzator/analizator spinów), (2) tranzystor spinowy, (3) separator spinów (spin splitter). Odpowiedniki optyczne (elektroniczne) 2
3 Ad (1) Filtr spinowy polaryzator (analizator) ±wiatªa lub dioda prostownicza. Poza generacj pr du spolaryzowanego spinowo mo»e on te» sªu»y do detekcji tego pr du. Ad (2) Tranzystor spinowy modulator elektrooptyczny Ad (3) Separator spinów krysztaª dwójªomny Geometria przyrz dów spintroniki/nanoelektroniki: planarna (typu mesa) pionowa (typu nanodrutu) 3
4 Rysunek 1: Mechanizm Vapor-Liquid-Solid (VLS) wzrostu póªprzewodnikowych nanodrutów z krzemu. Rysunek 2: Las nanodrutów z GaAs. Typowy rozmiar nanodrutu: dªugo± L 1µm ±rednica D nm Nanodruty póªprzewodnikowe = struktury quasi-jednowymiarowe 4
5 Rysunek 3: Obraz ze skaniningowego mikroskopu elektronowego i schemat (wstawka) tranzystora FET na bazie nanodrutu InSb z kontaktami Ni. M. Fang et al., J. Nanomaterials (2014). Rysunek 4: Przekrój heksagonalnego nanodrutu z InGaAs o strukturze rdzeniowo-powªokowej. K. Tomioka et al., Nature 488 (2012)
6 Rysunek 5: Tranzystor (konwencjonalny) FET wytworzony z nanodrutów (p-si) o strukturze Gate-All-Around (GAA). G. Larrieu and X.-L. Han, Nanoscale 5 (2013) Fizyczne podstawy spintroniki Dziaªanie przyrz dów spintronicznych opiera si na wykorzystaniu oddziaªywania pomi dzy elektronowym spinowym momentem magnetycznym i efektywnym polem magnetycznym. Oddziaªywanie to posiada natur relatywistyczn i mo»e by wyprowadzone z klasycznej elektrodynamiki lub kwantowej mechaniki relatywistycznej (równania Diraca). W trakcie tego wykªadu b d rozwa»aª jedynie spinowo spolaryzowane elektrony w póªprzewodnikach. Otrzymane wyniki mo»na równie» zastosowa do dziur w póªprzewodnikach, je»eli w prezentowanych poni»ej wzorach dokonamy nast puj cych zast pie«: ªadunek q e = e = q h = +e (e = ªadunek elementarny) pasmowa masa efektywna m e = m h spin s e = /2 = s h = /2, 3 /2 efektywny czynnik Lande'go ge = gh 2.1 Klasyczna elektrodynamika Je»eli elektron (o ªadunku q e = e i masie spoczynkowej m e0 ) porusza si w pró»ni z pr dko±ci v w zewn trznych polach magnetycznym (B) i elektrycznym (F) (mierzonych w ukªadzie laboratoryjnym), to dziaªa na niego efektywne pole magnetyczne B eff (mierzone w ukªadzie wªasnym elektronu) B eff = B + B SO, (2) 6
7 gdzie B SO = 1 c 2 v F. (3) Wzór (3) wynika z transformacji Lorentza pola elektromagnetycznego i jest sªuszny z dokªadno±ci do wyrazów rz du (v/c) 2, c = pr dko± ±wiatªa w pró»ni. Ze spinem elektronu s zwi zany jest spinowy dipolowy moment magnetyczny µ s = gµ B s. (4) µ B = e /(2m e0 ) = magneton Bohra g = czynnik Lande'go W pró»ni g = 2 + O(10 3 ). Energia oddziaªywania spinowego dipola elektronu z efektywnym polem magnetycznym E spin = µ s B eff = E Z + E SO, (5) gdzie E Z jest energi spinowego oddziaªywania Zeemana, a E SO jest energi oddziaªywania spin-orbita E Z = µ s B, (6) E SO = 1 c 2 µ s (F v). (7) Wprowadzaj c p d elektronu p = m e0 v i uwzgl dniaj c precesj Thomasa (czynnik 1/2) otrzymujemy E SO = 1 2m e0 c 2 µ s (F p). (8) Uwaga Je»eli pole elektryczne jest centralne, tzn. F(r) = F r (r)(r/r), to otrzymujemy E SO = e F r 4m 2 e0 c2 r s l, (9) l = r p = orbitalny moment p du. Posta energii oddziaªywania (9) tªumaczy nazw : oddziaªywanie (sprz»enie) spin-orbita. 7
8 2.2 Relatywistyczna mechanika kwantowa Wyniki powy»sze mo»na otrzyma z równania Diraca. Zgodnie z relatywistyczn teori kwantow elektron w pró»ni opisany jest równaniem Diraca, w którym wyst puje hamiltonian Diraca. Spinow energi Zeemana E Z (6) i energi oddziaªywania spin-orbita E SO (8) mo»na obliczy jako warto±ci oczekiwane odpowiednich wyrazów hamiltonianu Diraca. Je»eli rozwiniemy hamiltonian Diraca w szereg pot g v/c i zaniedbamy wyrazy rz du wy»szego ni» (v/c) 2, to otrzymamy hamiltonian Schrödingera-Pauli'ego o postaci H = 2 2m e0 P 2 + U(r) + H Z + H SO, (10) gdzie m e0 = masa spoczynkowa elektronu w pró»ni, P = i + ea A = potencjaª wektorowy U(r) = energia potencjalna elektronu w zewn trznym polu elektrycznym, H Z = µ B ˆσ B opisuje spinowe oddziaªywanie Zeemana, a H SO opisuje oddziaªywanie spin-orbita, zwane inaczej poprawk Thomasa. Uwaga B = A Wyraz z potencjaªem wektorowym pozwala na uwzgl dnienie wpªywu pola magnetycznego na stany orbitalne elektronu [Stany Focka-Darwina, por. Wykªad VI]. Je»eli jednak interesujemy si wyª cznie efektami spinowymi, to mo»emy zaªo»y,»e elektron znajduje si stanie podstawowym Focka-Darwina (lub wybranym ustalonym stanie Focka-Darwina), co pozwala nam zaniedba zale»no± operatora p du od potencjaªu wektorowego. A zatem w dalszej cz ±ci tego wykªadu przyjmuj,»e P = p = i. Oddziaªywanie spin-orbita Jawna posta hamiltonianu oddziaªywania spin-orbita jest nast puj ca: H SO = 1 2m e0 c 2 µ B ˆσ (F ˆp) (11) gdzie µ B = e /(2m e0 ) = magneton Bohra, ˆσ = (ˆσ x, ˆσ y, ˆσ z ) = wektor macierzy Pauli'ego, F = ϕ = zewn trzne pole elektryczne dziaªaj ce na elektron, ϕ = ϕ(r) = potencjaª skalarny, r = (x, y, z) ˆp = ˆk = i = operator p du elektronu. Hamiltonian (11) opisuje sprz»enie spinu s = ( /2)σ elektronu z p dem elektronu za po±rednictwem pola elektrycznego F. 8
9 Cz stka o spinie s = ( /2)σ posiada równie» wewn trzny spinowy dipolowy moment magnetyczny µ s = q e µ Bσ. (12) Elektron o ªadunku q = e, gdzie e > 0 jest ªadunkiem elementarnym, posiada spinowy magnetyczny moment dipolowy Wzór (11) mo»na przepisa w postaci µ s = µ B σ. (13) H SO = µ B ˆσ B SO, (14) gdzie B SO = 1 c 2 F p identykujemy z dodatkowym polem magnetycznym (3), natomiast warto± oczekiwana hamiltonianu (11) odpowiada energii (8). Energia E SO (8) jest klasycznym analogiem poprawki na oddziaªywanie spinorbita (11) w kwantowej mechanice relatywistycznej. Energie dane wzorami (6) i (8) otrzymamy jako warto±ci oczekiwane E Z = H Z E SO = H SO 2.3 Oddziaªywania spinowe w póªprzewodnikach Elektron w pasmie przewodnictwa opisywany jest w ramach przybli»enia masy efektywnej (EMA). Zgodnie z EMA dokonujemy zast pie«: m e0 = m e = pasmowa masa efektywna, g = g = efektywny czynnik Lande'go. W pró»ni g = g = 2. W póªprzewodnikach: g 2, a nawet g < 0. Np. w GaAs: g = 0.44, natomiast w póªprzewodniku magnetycznym (CdMnTe) g osi ga 500, = gigantyczny spinowy efekt Zeemana Oddziaªywanie spin-orbita w póªprzewodnikach We wzorze na energi oddziaªywania spin-orbita E SO = dokonujemy nast puj cego zast pienia: energia kreacji pary elektron-pozytron 2m e0 c 2 1 2m e0 c 2 µ s (F p) (15) 9
10 = energia kreacji pary elektron-dziura (przerwa energetyczna póªprzewodnika E g ) 2m e0 c 2 1 MeV = E g 1 ev = sprz»enie SO w póªprzewodniku byªoby 10 6 razy silniejsze ni» w pró»ni??? Dane eksperymentalne pokazuj,»e sprz»enie SO w póªprzewodnikach nie jest a» tak silne (nawet dla silnego pola elektrycznego E SO 1 10 mev). Dla póªprzewodnika w zewn trznym polu elektrycznym F sprz»enie spinorbita jest opisane hamiltonianem Rashby α = staªa sprz»enia Rashby, k = i. H SO,R = eασ (F k), (16) Dla InAs: α = 1.17 nm 2, m e = m e0. Sprz»enie Rashby wynika z ruchu elektronu w zewn trznym polu elektrycznym, wytwarzanym przez elektrody zewn trzne. Na elektron w krysztale póªprzewodnikowym dziaªa ponadto wewn trzne pole elektryczne, wytwarzane przez rdzenie atomowe. Pole to równie» prowadzi do sprz»enia SO (sprz»enie Dresselhausa). Sprz»enie Dresselhausa zale»y od struktury krystalicznej, rozmiarów nanostruktury, domieszkowania, lecz nie zale»y od zewn trznego pola elektrycznego. = Dla odpowiednio silnego pola F oddziaªywanie Rashby dominuje. W dalszym ci gu b d rozwa»aª wyª cznie oddziaªywanie Rashby. 10
11 2.4 Model nanodrutu Zakªadamy,»e elektron porusza si (prawie) swobodnie w kierunku osi nanodrutu z (osi wzrostu), natomiast jest uwi ziony w kierunkach poprzecznych (x, y). Poprzeczny potencjaª uwi zienia mo»e by przyj ty w postaci odpowiednio gª bokiej studni potencjaªu. = skwantowane poziomy energetyczne E n, wynikaj ce z kwantowania przestrzennego w kierunkach x, y W prostym modelu nanodrutu o przekroju kwadratowym potencjaª uwi zienia bocznego na posta niesko«czenie gª bokiej studni potencjaªu. Wtedy E n = 2 π 2 m e ( n ) 2, (17) W gdzie n = 1, 2,..., a W dªugo±ci boku kwadratu. Stany kwantowe o ró»nych n, czyli podpasma poprzeczne (mody poprzeczne), tworz ró»ne kanaªy przewodnictwa, aktywowane w kwantowych procesach transportu. 11
12 3 Filtr spinowy Rezonansowa dioda tunelowa (RTD) GaN/GaMnN o strukturze warstwowej (planarnej) Polaryzacja spinowa pr du j σ = g sto± pr du dla σ =,. spin polarization = j j j + j Rezonansowa dioda tunelowa (RTD) GaN/GaMnN w postaci nanodrutu Podsumowanie wyników dla ltra spinowego W celu otrzymania efektywnej polaryzacji spinowej pr du preferowane jest antyrównolegªe namagnesowanie obszarów ¹ródªa i studni kwantowej. Polaryzacja spinowa pr du mo»e osi ga P = 1 w temperaturze helowej i P = 0.75 w temperaturze pokojowej. Filtr spinowy na bazie RTD jest analogiem polaryzatora/analizatora fotonów. 12
13 13
14 D E=2 mevd E=2 mev U EN EQW z Rysunek 6: Schemat RTD w postaci nanodrutu. Kontakt lewy (emiter) i studnia kwantowa (QW) s wytworzone z póªprzewodnika ferromagnetycznego GaMnN, kontakt prawy (kolektor) GaN, bariery AlGaN. E = rozszczepienie spinowe pasma przewodnictwa GaMnN, E E Z. 0.4 (a ) p a ra lle l, T = 4.2 K (b ) a n tip a ra lle l, T = 4.2 K c u rre n t d e n s ity [1 0-3 a.u ] E = 2 m e V, s p in u p E = 2 m e V, s p in d o w n E = 5 m e V, s p in u p E = 5 m e V, s p in d o w n E = 1 0 m e V, s p in u p E = 1 0 m e V, s p in d o w n E = 1 5 m e V, s p in u p E = 1 5 m e V, s p in d o w n V b [V ] V b [V ] Rysunek 7: Charakterystyki pr dowo-napi ciowe dla T = 4.2 K. Wektory magnetyzacji ¹ródªa (emitera) i studni kwantowej (QW) s (a) równolegªe, (b) antyrównolegªe. 14
15 p o la riz a tio n (a ) p a ra lle l, T = 4.2 K (b ) a n tip a ra lle l, T = 4.2 K E = 2 m e V E = 5 m e V E = 1 0 m e V E = 1 5 m e V E = 2 0 m e V p o la riz a tio n V b [V ] V b [V ] -1.0 Rysunek 8: Polaryzacja spinowa pr du dla T = 4.2 K. Wektory magnetyzacji ¹ródªa (emitera) i studni kwantowej (QW) s (a) równolegªe, (b) antyrównolegªe. 0.0 (a ) p a ra lle l, T = K (b ) a n tip a ra lle l, T = K p o la riz a tio n E = 2 m e V E = 5 m e V E = 1 0 m e V E = 1 5 m e V E = 2 0 m e V E = 3 0 m e V E = 4 0 m e V p o la riz a tio n V b [V ] V b [V ] -1.0 Rysunek 9: Polaryzacja spinowa pr du dla T = 300 K. Wektory magnetyzacji ¹ródªa (emitera) i studni kwantowej (QW) s (a) równolegªe, (b) antyrównolegªe. 15
16 Rysunek 10: Schemat transportu spinu elektronu w nanodrucie dla równolegªych (lewy rysunek) i antyrównolegªych (prawy rysunek) wektorów magnetyzacji obszarów ¹ródªa i studni kwantowej. Napi cie emiter-kolektor ro±nie od góry do doªu. 4 Tranzystor spinowy 4.1 A. Idea tranzystora spinowego Analogia pomi dzy dziaªaniem modulatora elektro-optycznego i tranzystora spinowego. 4.2 B. Idealne warunki pracy Zaªo»enia: peªna polaryzacja spinowa elektronów w ¹ródle i drenie, temperatura T = 0, transport balistyczny (brak rozprosze«), 16
17 17
18 (a) source - gate (b) gate (c) gate - drain E E E (d) k k k x source Lg F x gate NW drain z y L t substrate Rysunek 11: Schemat tranzystora spinowego zbudowanego z nanodrutu póªprzewodnikowego z boczn bramk. przewodnictwo przez jedno podpasmo poprzeczne (jeden kanaª transportu). Obliczenia pokazaªy,»e stosunek L g /λ SO jest liniow funkcj napi cia bramki. L g λ SO = av g, (18) a = 0.65 V C. Realistyczne warunki pracy Uwzgl dniamy fakt,»e polaryzacja spinowa P elektronów w kontaktach nie jest peªna. n σ = g sto± elektronów o spinie σ =, Zaªo»enia: P = n n n + n (19) cz ±ciowa polaryzacja spinowa elektronów w kontaktach (P < 1), temperatura pokojowa, przewodnictwo przez wiele podpasm (wiele kanaªów transportu). 18
19 Rysunek 12: Wspóªczynnik transmisji dla procesów: (a) bez zmiany spinu, (b) z odwróceniem spinu, w funkcji napi cia bramki V g i energii E wstrzykiwanych elektronów. 0.4 (a ) V g = V, I to ta l = I I /I V g = V, I to ta l = I V d s (V ) Rysunek 13: Charakterystyki pr dowo-napi ciowe dla T = 0. V ds = napi cie dren-¹ródªo. 19
20 0.6 (b ) I = I to ta l I 0.4 I (I 0 ) V g (V ) Rysunek 14: Pr d I w funkcji napi cia bramki V g dla T = 0. 1 (a ) V g = V s p in d e n s ity 0 s x -1 s y s z z (n m ) Rysunek 15: Peªny obrót skªadowej z-owej spinu. 20
21 1 (b ) V g = V s x s y s z s p in d e n s ity z (n m ) Rysunek 16: Poªówkowy obrót skªadowej z-owej spinu. L g / SO spin density (a) V g =1.55 V s x -0.5 s y -1.0 s z (b) V g =2.34 V z (nm) V g =1.55 V V g =2.34 V spin density s x s y -1.0 s z z (nm) V g (V) Rysunek 17: Obliczony stosunek dªugo±ci L g bramki do dªugo±ci sprz»enia spinorbita λ SO w funkcji napi cia bramki V g. (a) Caªkowita liczba rotacji spinu, (b) poªówkowa liczba rotacji spinu. 21
22 I/I 0 30 V g = 0 V V g = -0.2 V V g = -0.4 V 20 V g = -0.6 V V g = -0.8 V V g = -1.0 V V ds (V) Rysunek 18: Charakterystyki pr dowo-napi ciowe dla P = 0.4 w temperaturze pokojowej T = 300 K. V ds = napi cie dren-¹ródªo P = 1.0 P = 0.4 I/I V g (V ) Rysunek 19: Pr d I w funkcji napi cia bramki V g dla peªnej (P = 1) i cz ±ciowej (P = 0.4) polaryzacji spinowej elektronów w kontaktach dla T = 300 K. 22
23 An InAs Nanowire Spin Transistor with Subthreshold Slope of 20mV/dec Kanji Yoh1), Z. Cui1), K. Konishi1), M.Ohno2), K.Blekker3), W.Prost3), F.-J. Tegude3), J.-C. Harmand4) 1) Research Center for Integrated Quantum Electronics, Hokkaido University, Sapporo, Japan 2) Graduate School of Engineering, Hokkaido University, Sapporo, Japan 3) Semiconductor and Information Engineering, University of Duisburg-Essen, Duisburg, Germany 4) CNRS-Laboratory of Photonic and Nanostructures, F Marcoussis, France phone: , fax: , 23
24 Rysunek 20: Charakterystyki pr dowo-napi ciowe tranzystora spinowego na bazie nanodrutu dla P = 0.4 i T = 300K. Symbole odpowiadaj wynikom eksperymentalnym Yoh et al., krzywe pokazuj wyniki oblicze«. Rysunek 21: Pr d I w funkcji napi cia bramki V g dla T = 300 K. Górny rysunek: wyniki oblicze«dla P = 1 (czerwona krzywa ci gªa) i P = 0.4 (niebieska krzywa przerywana). Dolny rysunek: wyniki eksperymentalne Yoh et al. 24
25 4.4 D. Porównanie z eksperymentem Okres oscylacji pr du w funkcji napi cia bramki: V expt g = V calc g = 60 mv. 5 Podsumowanie wyników dla tranzystora spinowego z nanodrutu Nanodrut z boczn bramk, wytworzony z póªprzewodnika z odpowiednio silnym sprz»eniem spin-orbita, np. InAs, mo»e dziaªa jak tranzystor spinowy. W nanodrucie póªprzewodnikowym z boczn bramk mo»emy sterowa sprz»eniem spin-orbita zmieniaj c napi cie bramki. = Zmiana spinu elektronu bez zewn trznego pola magnetycznego = All-electric operation Oscylacje pr du w funkcji napi cia bramki. = Pr d pªyn cy przez nanodrut mo»e by wª czany/wyª czany za pomoc odpowiednio dostrojonego napi cia bramki (niezale»nie dla ka»dej polaryzacji spinowej). Efektywno± pracy tranzystora spinowego silnie zale»y od polaryzacji spinowej elektronów w ¹ródle i drenie. Przewidujemy,»e najbardziej obiecuj ca konstrukcja tranzystora spinowego b dzie si opieraªa na nanodrucie GAA (Gate-All-Around nanowire). 25
26 Rysunek 22: (a, b) Relacje dyspersji E(k). (c) Schemat separatora spinów w nanostrukturze Y z kwantowym kontaktem punktowym (QPC). 6 Separator spinów Model teoretyczny H = H 0 + H Z + U QP C (20) H 0 = hamiltonian pojedynczego elektronu w nanodrucie w zewn trznym polu magnetycznym H Z = hamiltonian oddziaªywania Zeemana spinu elektronu z zewn trznym polem magnetycznym U QP C = energia potencjalna elektronu w QPC U QP C = 1 2 m eω 2 y 2 exp [ (x x 0) 2 ] 2d 2 (21) 26
27 Rysunek 23: Transport spinu przez stany powierzchniowe. ω = energia uwi zienia (w kierunku y) x 0 = poªo»enie ±rodka QPC d = rozmiar QPC (w kierunku x) 7 Podsumowanie wyników dla separatora spinów nanostruktura (nanodrut) Y z QPC w zewn trznym polu magnetycznym mo»e pracowa jako efektywny separator pr dów spinowych separacja spinów wynika z poª czonego dziaªania: kwantowego kontaktu punktowego (QPC) spinowego efektu Zeemana transportu pr du przez stany powierzchniowe w wyniku pr d niespolaryzowany jest rozdzielany na dwa pr dy spinowe (w re»imie balistycznym bez strat pr du) dziaªanie przyrz du jest sterowane parametrem ω, który mo»emy kontrolowa za pomoc napi cia przyªo»onego do QPC separator spinów mo»e równie» pracowa w re»imie niebalistycznym (rozpraszanie nieznacznie zaburza proces separacji pr dów spinowych) 27
28 Rysunek 24: (a, b) Przewodnictwo spinowe G i polaryzacja spinowa P = G G dla pola magnetycznego B = 1 T, 3 T w funkcji energii uwi zienia ω w QPC. Rysunek 25: Polaryzacja spinowa P dla B = 1 T w funkcji rozmiaru d QPC i energii uwi zienia ω w QPC. 28
29 Rysunek 26: Polaryzacja spinowa P d dla ró»nych k tów pomi dzy ramionami Y w funkcji energii uwi zienia ω. Rysunek 27: Optymalizacja parametru ω w celu otrzymania peªnej separacji spinów (rysunek ±rodkowy). B = 3 T. 29
30 Rysunek 28: Wpªyw rozpraszania (niezale»nego od spinu) na efekt separacji pr dów spinowych dla l L, gdzie l = dªugo± rozpraszania, L = dªugo± nanodrutu. Rysunek 29: Wpªyw rozpraszania (niezale»nego od spinu) na efekt separacji pr dów spinowych dla l < L. 30
31 8 Realizacja tranzystorów spinowych w heterostrukturach planarnych W laboratoriach zrealizowano dot d prototypy tranzystorów spinowych, oparte na urz dzeniach o geometrii planarnej. (1) Tranzystor spinowy w quasi-dwuwymiarowej heterostrukturze na bazie InAs (2) Tranzystor spinowy w magnetycznej heterostrukturze MQW (Multiple-Quantum Well) (3) Tranzystor spinowy oparty na spinowym efekcie Halla 31
32 32
33 33
34 9 Podsumowanie Gªówne zadania spintroniki budowa wydajnych ltrów spinowych, konstrukcja tranzystora spinowego, pracuj cego efektywnie dla ka»dej polaryzacji spinowej, kontrolowane i powtarzalne operacje logiczne na stanach spinowych. 34
Nanostruktury, spintronika, komputer kwantowy
Nanostruktury, spintronika, komputer kwantowy Wykªad dla uczniów Gimnazjum Nr 2 w Krakowie I. Nanostruktury Skala mikrometrowa 1µm (mikrometr) = 1 milionowa cz ± metra = 10 6 m obiekty mikrometrowe, np.
Bardziej szczegółowoSpintronika fotonika: analogie
: analogie Paweł Wójcik, Maciej Wołoszyn, Bartłomiej Spisak W oparciu o wykład wygłoszony podczas konferencji 2nd World Congress of Smart Materials, Singapur, March 2-6, 2016 Wprowadzenie dla niespecjalistów
Bardziej szczegółowoII.4 Kwantowy moment pędu i kwantowy moment magnetyczny w modelu wektorowym
II.4 Kwantowy moment pędu i kwantowy moment magnetyczny w modelu wektorowym Jan Królikowski Fizyka IVBC 1 II.4.1 Ogólne własności wektora kwantowego momentu pędu Podane poniżej własności kwantowych wektorów
Bardziej szczegółowoRysunek 1: Schemat doświadczenia Sterna-Gerlacha. Rysunek 2: Schemat doświadczenia Sterna-Gerlacha w różnych rzutach przestrzennych.
VII. SPIN 1 Rysunek 1: Schemat doświadczenia Sterna-Gerlacha. Rysunek 2: Schemat doświadczenia Sterna-Gerlacha w różnych rzutach przestrzennych. 1 Wstęp Spin jest wielkością fizyczną charakteryzującą cząstki
Bardziej szczegółowo1 Trochoidalny selektor elektronów
1 Trochoidalny selektor elektronów W trochoidalnym selektorze elektronów TEM (Trochoidal Electron Monochromator) stosuje si skrzy»owane i jednorodne pola: elektryczne i magnetyczne. Jako pierwsi taki ukªad
Bardziej szczegółowoWłaściwości chemiczne i fizyczne pierwiastków powtarzają się w pewnym cyklu (zebrane w grupy 2, 8, 8, 18, 18, 32 pierwiastków).
Właściwości chemiczne i fizyczne pierwiastków powtarzają się w pewnym cyklu (zebrane w grupy 2, 8, 8, 18, 18, 32 pierwiastków). 1925r. postulat Pauliego: Na jednej orbicie może znajdować się nie więcej
Bardziej szczegółowoAtomy w zewnętrznym polu magnetycznym i elektrycznym
Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym i elektrycznym 1. Kwantowanie przestrzenne momentów magnetycznych i rezonans spinowy 2. Efekt Zeemana (normalny i anomalny) oraz zjawisko Paschena-Backa 3. Efekt Starka
Bardziej szczegółowo1 Elektrostatyka. 1.1 Wst p teoretyczny
Elektrostatyka. Wst p teoretyczny Dwa ªadunki elektryczne q i q 2 wytwarzaj pole elektryczne i za po±rednictwem tego pola odziaªuj na siebie wzajemnie z pewn siª. Je»eli pole elektryczne wytworzone jest
Bardziej szczegółowoII.6 Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym
II.6 Atomy w zewnętrznym polu magnetycznym 1. Kwantowanie przestrzenne w zewnętrznym polu magnetycznym. Model wektorowy raz jeszcze 2. Zjawisko Zeemana Normalne zjawisko Zeemana i jego wyjaśnienie w modelu
Bardziej szczegółowoTeoria pasmowa ciał stałych
Teoria pasmowa ciał stałych Poziomy elektronowe atomów w cząsteczkach ulegają rozszczepieniu. W kryształach zjawisko to prowadzi do wytworzenia się pasm. Klasyfikacja ciał stałych na podstawie struktury
Bardziej szczegółowoAtomy mają moment pędu
Atomy mają moment pędu Model na rysunku jest modelem tylko klasycznym i jak wiemy z mechaniki kwantowej, nie odpowiada dokładnie rzeczywistości Jednakże w mechanice kwantowej elektron nadal ma orbitalny
Bardziej szczegółowoWpływ oddziaływania spin-orbita oraz efektów orbitalnych na własności niskowymiarowych struktur półprzewodnikowych i nadprzewodzących
Wpływ oddziaływania spin-orbita oraz efektów orbitalnych na własności niskowymiarowych struktur półprzewodnikowych i nadprzewodzących Paweł Wójcik Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej Akademia Górniczo
Bardziej szczegółowopółprzewodniki Plan na dzisiaj Optyka nanostruktur Struktura krystaliczna Dygresja Sebastian Maćkowski
Plan na dzisiaj Optyka nanostruktur Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 półprzewodniki
Bardziej szczegółowowstrzykiwanie "dodatkowych" nośników w przyłożonym polu elektrycznym => wzrost gęstości nośników (n)
UKŁADY STUDNI KWANTOWYCH I BARIER W POLU LEKTRYCZNYM transport podłużny efekt podpasm energia kinetyczna ruchu do złącz ~ h 2 k 2 /2m, na dnie podpasma k =0 => v =0 wstrzykiwanie "dodatkowych" nośników
Bardziej szczegółowoXI. REALIZACJA FIZYCZNA OBLICZEŃ KWANTOWYCH Janusz Adamowski
XI. REALIZACJA FIZYCZNA OBLICZEŃ KWANTOWYCH Janusz Adamowski 1 Rysunek 1: Elektrody (bramki) definiujące elektrostatyczną boczną kropkę kwantową. Fotografia otrzymana przy użyciu elektronowego mikroskopu
Bardziej szczegółowoKwantowa teoria wzgl dno±ci
Instytut Fizyki Teoretycznej Uniwersytetu Warszawskiego Festiwal Nauki, 16 wrze±nia 2006 Plan wykªadu Grawitacja i geometria 1 Grawitacja i geometria 2 3 Grawitacja Grawitacja i geometria wedªug Newtona:
Bardziej szczegółowoElementy geometrii w przestrzeni R 3
Elementy geometrii w przestrzeni R 3 Z.Šagodowski Politechnika Lubelska 29 maja 2016 Podstawowe denicje Wektorem nazywamy uporz dkowan par punktów (A,B) z których pierwszy nazywa si pocz tkiem a drugi
Bardziej szczegółowoWykład Budowa atomu 3
Wykład 14. 12.2016 Budowa atomu 3 Model atomu według mechaniki kwantowej Równanie Schrödingera dla atomu wodoru i jego rozwiązania Liczby kwantowe n, l, m l : - Kwantowanie energii i liczba kwantowa n
Bardziej szczegółowoOperacje na spinie pojedynczego elektronu w zastosowaniu do budowy bramek logicznych komputera kwantowego
Stanisław Bednarek Zespół Teorii Nanostruktur i Nanourządzeń Katedra Informatyki Stosowanej i Fizyki Komputerowej WFiIS AGH Operacje na spinie pojedynczego elektronu w zastosowaniu do budowy bramek logicznych
Bardziej szczegółowoFunkcja rozkładu Fermiego-Diraca w różnych temperaturach
Funkcja rozkładu Fermiego-Diraca w różnych temperaturach 1 f FD ( E) = E E F exp + 1 kbt Styczna do krzywej w punkcie f FD (E F )=0,5 przecina oś energii i prostą f FD (E)=1 w punktach odległych o k B
Bardziej szczegółowoSTRUKTURA PASM ENERGETYCZNYCH
PODSTAWY TEORII PASMOWEJ Struktura pasm energetycznych Teoria wa Struktura wa stałych Półprzewodniki i ich rodzaje Półprzewodniki domieszkowane Rozkład Fermiego - Diraca Złącze p-n (dioda) Politechnika
Bardziej szczegółowoXII. NANOSTRUKTURY PÓŁPRZEWODNIKOWE Janusz Adamowski
XII. NANOSTRUKTURY PÓŁPRZEWODNIKOWE Janusz Adamowski 1 1 Wstęp Na wykładzie tym zostaną omówione dwa typy nanostruktur półprzewodnikowych: (1) kropki kwantowe, (2) druty kwantowe (nanodruty). 2 Wprowadzenie
Bardziej szczegółowoElektrostatyka. Prawo Coulomba. F = k qq r r 2 r, wspóªczynnik k = 1 = N m2
Elektrostatyka Prawo Coulomba F = k qq r r 2 r, wspóªczynnik k = 1 N m2 4πε = 9 109 C 2 gdzie: F - siªa z jak ªadunek Q dziaªa na q, r wektor poªo»enia od ªadunku Q do q, r = r, Przenikalno± elektryczna
Bardziej szczegółowoV. KWANTOWE BRAMKI LOGICZNE Janusz Adamowski
V. KWANTOWE BRAMKI LOGICZNE Janusz Adamowski 1 1 Wprowadzenie Wykład ten poświęcony jest dokładniejszemu omówieniu własności kwantowych bramek logicznych (kwantowych operacji logicznych). Podstawowymi
Bardziej szczegółowoPRAWA ZACHOWANIA. Podstawowe terminy. Cia a tworz ce uk ad mechaniczny oddzia ywuj mi dzy sob i z cia ami nie nale cymi do uk adu za pomoc
PRAWA ZACHOWANIA Podstawowe terminy Cia a tworz ce uk ad mechaniczny oddzia ywuj mi dzy sob i z cia ami nie nale cymi do uk adu za pomoc a) si wewn trznych - si dzia aj cych na dane cia o ze strony innych
Bardziej szczegółowoPodstawy informatyki kwantowej
Wykład 6 27 kwietnia 2016 Podstawy informatyki kwantowej dr hab. Łukasz Cywiński lcyw@ifpan.edu.pl http://info.ifpan.edu.pl/~lcyw/ Wykłady: 6, 13, 20, 27 kwietnia oraz 4 maja (na ostatnim wykładzie będzie
Bardziej szczegółowoInformatyka kwantowa i jej fizyczne podstawy Rezonans spinowy, bramki dwu-kubitowe
Wykład 4 29 kwietnia 2015 Informatyka kwantowa i jej fizyczne podstawy Rezonans spinowy, bramki dwu-kubitowe Łukasz Cywiński lcyw@ifpan.edu.pl http://info.ifpan.edu.pl/~lcyw/ Dobra lektura: Michel Le Bellac
Bardziej szczegółowoWektory w przestrzeni
Wektory w przestrzeni Informacje pomocnicze Denicja 1. Wektorem nazywamy uporz dkowan par punktów. Pierwszy z tych punktów nazywamy pocz tkiem wektora albo punktem zaczepienia wektora, a drugi - ko«cem
Bardziej szczegółowoJanusz Adamowski METODY OBLICZENIOWE FIZYKI Zastosowanie eliptycznych równa«ró»niczkowych
Janusz Adamowski METODY OBLICZENIOWE FIZYKI 1 Rozdziaª 9 RÓWNANIA ELIPTYCZNE 9.1 Zastosowanie eliptycznych równa«ró»niczkowych cz stkowych 9.1.1 Problemy z warunkami brzegowymi W przestrzeni dwuwymiarowej
Bardziej szczegółowoWykład FIZYKA II. 5. Magnetyzm. Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak
Wykład FIZYKA II 5. Magnetyzm Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak Instytut Fizyki Politechniki Wrocławskiej http://www.if.pwr.wroc.pl/~wozniak/fizyka2.html MAGNESY Pierwszymi poznanym magnesem był magnetyt
Bardziej szczegółowoOPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki
OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 2006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Rezonansowe oddziaływanie układu atomowego z promieniowaniem "! "!! # $%&'()*+,-./-(01+'2'34'*5%.25%&+)*-(6
Bardziej szczegółowo25 Atom helu i atomy wieloelektronowe
5 Atom helu i atomy wieloelektronowe Równanie Schrödingera dla atomów wieloelektronowych przyjmuje posta : N ] [ m Z i Ze e + r j r ij Ψ ( r,..., r Z ) = E Ψ ( r,..., r Z ). (5.) i= i,j= i
Bardziej szczegółowoMody sprzężone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych
Mody sprzężone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych Mody sprzężone w półprzewodnikach polarnych + E E pl η = st α = E E pl ξ = p B.B. Varga,, Phys. Rev. 137,, A1896 (1965) A. Mooradian and B. Wright,
Bardziej szczegółowoMody sprzęŝone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych
Mody sprzęŝone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych Klasyczny przykład pośredniego oddziaływania pola magnetycznego na wzbudzenia fononowe Schemat: pole magnetyczne (siła Lorentza) nośniki (oddziaływanie
Bardziej szczegółowoAtom wodoru w mechanice kwantowej. Równanie Schrödingera
Fizyka atomowa Atom wodoru w mechanice kwantowej Moment pędu Funkcje falowe atomu wodoru Spin Liczby kwantowe Poprawki do równania Schrödingera: struktura subtelna i nadsubtelna; przesunięcie Lamba Zakaz
Bardziej szczegółowoStara i nowa teoria kwantowa
Stara i nowa teoria kwantowa Braki teorii Bohra: - podane jedynie położenia linii, brak natężeń -nie tłumaczy ilości elektronów na poszczególnych orbitach - model działa gorzej dla atomów z więcej niż
Bardziej szczegółowoRozwi zanie równania ró»niczkowego metod operatorow (zastosowanie transformaty Laplace'a).
Rozwi zania zada«z egzaminu podstawowego z Analizy matematycznej 2.3A (24/5). Rozwi zanie równania ró»niczkowego metod operatorow (zastosowanie transformaty Laplace'a). Zadanie P/4. Metod operatorow rozwi
Bardziej szczegółowoTEORIA PASMOWA CIAŁ STAŁYCH
TEORIA PASMOWA CIAŁ STAŁYCH Skolektywizowane elektrony w metalu Weźmy pod uwagę pewną ilość atomów jakiegoś metalu, np. sodu. Pojedynczy atom sodu zawiera 11 elektronów o konfiguracji 1s 2 2s 2 2p 6 3s
Bardziej szczegółowoMody sprzęŝone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych
Mody sprzęŝone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych Mody sprzęŝone w półprzewodnikach polarnych + E E pl η = st α = E E pl ξ = p B.B. Varga, Phys. Rev. 137,, A1896 (1965) A. Mooradian and B. Wright,
Bardziej szczegółowoTeoria pasmowa ciał stałych Zastosowanie półprzewodników
Teoria pasmowa ciał stałych Zastosowanie półprzewodników Model atomu Bohra Niels Bohr - 1915 elektrony krążą wokół jądra jądro jest zbudowane z: i) dodatnich protonów ii) neutralnych neutronów Liczba atomowa
Bardziej szczegółowoRysunek 1: Atom wodoru.
VIII. ATOMY 1 1 Atom wodoru Atom wodoru skªada si z dodatnio naªadowanego j dra i ujemnie naªadowanego elektronu. J drem w izotopie wodoru 1 1H jest proton. Masa spoczynkowa protonu jest 1836 razy wi ksza
Bardziej szczegółowoFunkcje, wielomiany. Informacje pomocnicze
Funkcje, wielomiany Informacje pomocnicze Przydatne wzory: (a + b) 2 = a 2 + 2ab + b 2 (a b) 2 = a 2 2ab + b 2 (a + b) 3 = a 3 + 3a 2 b + 3ab 2 + b 3 (a b) 3 = a 3 3a 2 b + 3ab 2 b 3 a 2 b 2 = (a + b)(a
Bardziej szczegółowoEkscyton w morzu dziur
Ekscyton w morzu dziur P. Kossacki, P. Płochocka, W. Maślana, A. Golnik, C. Radzewicz and J.A. Gaj Institute of Experimental Physics, Warsaw University S. Tatarenko, J. Cibert Laboratoire de Spectrométrie
Bardziej szczegółowoZadania z z matematyki dla studentów gospodarki przestrzennej UŠ. Marek Majewski Aktualizacja: 31 pa¹dziernika 2006
Zadania z z matematyki dla studentów gospodarki przestrzennej UŠ Marek Majewski Aktualizacja: 1 pa¹dziernika 006 Spis tre±ci 1 Macierze dziaªania na macierzach. Wyznaczniki 1 Macierz odwrotna. Rz d macierzy
Bardziej szczegółowoWykład VI. Teoria pasmowa ciał stałych
Wykład VI Teoria pasmowa ciał stałych Energia elektronu (ev) Powstawanie pasm w krysztale sodu pasmo walencyjne (zapełnione częściowo) Konfiguracja w izolowanym atomie Na: 1s 2 2s 2 2p 6 3s 1 Ne Położenie
Bardziej szczegółowoIX. DIODY PÓŁPRZEWODNIKOWE Janusz Adamowski
IX. DIODY PÓŁPRZEWODNIKOWE Janusz Adamowski 1 1 Dioda na złączu p n Zgodnie z wynikami, otrzymanymi na poprzednim wykładzie, natężenie prądu I przepływającego przez złącze p n opisane jest wzorem Shockleya
Bardziej szczegółowoWykªad 10. Spis tre±ci. 1 Niesko«czona studnia potencjaªu. Fizyka 2 (Informatyka - EEIiA 2006/07) c Mariusz Krasi«ski 2007
Wykªad 10 Fizyka 2 (Informatyka - EEIiA 2006/07) 08 05 2007 c Mariusz Krasi«ski 2007 Spis tre±ci 1 Niesko«czona studnia potencjaªu 1 2 Laser 3 2.1 Emisja spontaniczna...........................................
Bardziej szczegółowoSpis tre±ci. 1 Gradient. 1.1 Pochodna pola skalarnego. Plan
Plan Spis tre±ci 1 Gradient 1 1.1 Pochodna pola skalarnego...................... 1 1.2 Gradient................................ 3 1.3 Operator Hamiltona......................... 4 2 Ró»niczkowanie pola
Bardziej szczegółowoFizyka Laserów wykład 10. Czesław Radzewicz
Fizyka Laserów wykład 10 Czesław Radzewicz Struktura energetyczna półprzewodników Regularna budowa kryształu okresowy potencjał Funkcja falowa elektronu. konsekwencje: E ψ r pasmo przewodnictwa = u r e
Bardziej szczegółowoPasmowa teoria przewodnictwa. Anna Pietnoczka
Pasmowa teoria przewodnictwa elektrycznego Anna Pietnoczka Wpływ rodzaju wiązań na przewodność próbki: Wiązanie jonowe - izolatory Wiązanie metaliczne - przewodniki Wiązanie kowalencyjne - półprzewodniki
Bardziej szczegółowoEkstremalnie fajne równania
Ekstremalnie fajne równania ELEMENTY RACHUNKU WARIACYJNEGO Zaczniemy od ogólnych uwag nt. rachunku wariacyjnego, który jest bardzo przydatnym narz dziem mog cym posªu»y do rozwi zywania wielu problemów
Bardziej szczegółowoWykład V Wiązanie kowalencyjne. Półprzewodniki
Wykład V Wiązanie kowalencyjne. Półprzewodniki Wiązanie kowalencyjne molekuła H 2 Tworzenie wiązania kowalencyjnego w molekule H 2 : elektron w jednym atomie przyciągany jest przez jądro drugiego. Wiązanie
Bardziej szczegółowoAnalizy populacyjne, ªadunki atomowe
Dodatek do w. # 3 i # 4 Šadunki atomowe, analizy populacyjne Q A = Z A N A Q A efektywny ªadunek atomu A, Z A N A liczba porz dkowa dla atomu A (czyli ªadunek j dra) efektywna liczba elektronów przypisana
Bardziej szczegółowoII.5 Sprzężenie spin-orbita - oddziaływanie orbitalnych i spinowych momentów magnetycznych
r. akad. 004/005 II.5 Sprzężenie spin-orbita - oddziaływanie orbitalnych i spinowych momentów magnetycznych Sprzężenie spin - orbita jest drugim, po efektach relatywistycznych, źródłem rozszczepienia subtelnego
Bardziej szczegółowoSymulacje komputerowe transportu kwantowego w warstwowych nanostrukturach póªprzewodnikowych
Akademia Górniczo-Hutnicza im. Stanisªawa Staszica w Krakowie Wydziaª Fizyki i Informatyki Stosowanej Symulacje komputerowe transportu kwantowego w warstwowych nanostrukturach póªprzewodnikowych Paweª
Bardziej szczegółowoWykład FIZYKA II. 5. Magnetyzm
Wykład FIZYKA II 5. Magnetyzm Katedra Optyki i Fotoniki Wydział Podstawowych Problemów Techniki Politechnika Wrocławska http://www.if.pwr.wroc.pl/~wozniak/fizyka2.html ELEKTRYCZNOŚĆ I MAGNETYZM q q magnetyczny???
Bardziej szczegółowoModele kp wprowadzenie
Modele kp wprowadzenie Komórka elementarna i komórka sieci odwrotnej Funkcje falowe elektronu w krysztale Struktura pasmowa Przybliżenie masy efektywnej Naprężenia: potencjał deformacyjny, prawo Hooka
Bardziej szczegółowoCia!a sta!e. W!asno"ci elektryczne cia! sta!ych. Inne w!asno"ci
Cia!a sta!e Podstawowe w!asno"ci cia! sta!ych Struktura cia! sta!ych Przewodnictwo elektryczne teoria Drudego Poziomy energetyczne w krysztale: struktura pasmowa Metale: poziom Fermiego, potencja! kontaktowy
Bardziej szczegółowoWykład III. Teoria pasmowa ciał stałych
Wykład III Teoria pasmowa ciał stałych Energia elektronu (ev) Powstawanie pasm w krysztale sodu pasmo walencyjne (zapełnione częściowo) Konfiguracja w izolowanym atomie Na: 1s 2 2s 2 2p 6 3s 1 Ne Położenie
Bardziej szczegółowo(wynika z II ZD), (wynika z PPC), Zapisujemy to wszystko w jednym równaniu i przeksztaªcamy: = GM
ODPOWIEDZI, EDUKARIS - kwiecie«2014, opracowaª Mariusz Mroczek 1 Zadanie 1.1 (2 pkt) Zmiana kierunku wektora pr dko±ci odbywa si, zgodnie z II ZD, w kierunku dziaªania siªy. Innymi sªowami: przyrosty pr
Bardziej szczegółowoSpis tre±ci. Plan. 1 Pochodna cz stkowa. 1.1 Denicja Przykªady Wªasno±ci Pochodne wy»szych rz dów... 3
Plan Spis tre±ci 1 Pochodna cz stkowa 1 1.1 Denicja................................ 2 1.2 Przykªady............................... 2 1.3 Wªasno±ci............................... 2 1.4 Pochodne wy»szych
Bardziej szczegółowoNadprzewodnictwo w nanostrukturach metalicznych Paweł Wójcik Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej, AGH
Nadprzewodnictwo w nanostrukturach metalicznych Paweł Wójcik Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej, AGH Współpraca: Akademickie Centrum Materiałów i Nanotechnologii dr Michał Zegrodnik, prof. Józef Spałek
Bardziej szczegółowoWłasności transportowe niejednorodnych nanodrutów półprzewodnikowych
Własności transportowe niejednorodnych nanodrutów półprzewodnikowych Maciej Wołoszyn współpraca: Janusz Adamowski Bartłomiej Spisak Paweł Wójcik Seminarium WFiIS AGH 13 stycznia 2017 Streszczenie nanodruty
Bardziej szczegółowoNMR (MAGNETYCZNY REZONANS JĄDROWY) dr Marcin Lipowczan
NMR (MAGNETYCZNY REZONANS JĄDROWY) dr Marcin Lipowczan Spis zagadnień Fizyczne podstawy zjawiska NMR Parametry widma NMR Procesy relaksacji jądrowej Metody obrazowania Fizyczne podstawy NMR Proton, neutron,
Bardziej szczegółowoCiała stałe. Literatura: Halliday, Resnick, Walker, t. 5, rozdz. 42 Orear, t. 2, rozdz. 28 Young, Friedman, rozdz
Ciała stałe Podstawowe własności ciał stałych Struktura ciał stałych Przewodnictwo elektryczne teoria Drudego Poziomy energetyczne w krysztale: struktura pasmowa Metale: poziom Fermiego, potencjał kontaktowy
Bardziej szczegółowo40. Międzynarodowa Olimpiada Fizyczna Meksyk, 12-19 lipca 2009 r. ZADANIE TEORETYCZNE 2 CHŁODZENIE LASEROWE I MELASA OPTYCZNA
ZADANIE TEORETYCZNE 2 CHŁODZENIE LASEROWE I MELASA OPTYCZNA Celem tego zadania jest podanie prostej teorii, która tłumaczy tak zwane chłodzenie laserowe i zjawisko melasy optycznej. Chodzi tu o chłodzenia
Bardziej szczegółowoLiczby kwantowe elektronu w atomie wodoru
Liczby kwantowe elektronu w atomie wodoru Efekt Zeemana Atom wodoru wg mechaniki kwantowej ms = magnetyczna liczba spinowa ms = -1/2, do pełnego opisu stanu elektronu potrzebna jest ta liczba własność
Bardziej szczegółowoRozszczepienie poziomów atomowych
Rozszczepienie poziomów atomowych Poziomy energetyczne w pojedynczym atomie Gdy zbliżamy atomy chmury elektronowe nachodzą na siebie (inaczej: funkcje falowe elektronów zaczynają się przekrywać) Na skutek
Bardziej szczegółowoKalendarz Maturzysty 2010/11 Fizyka
Kalendarz Maturzysty 2010/11 Fizyka Kalendarz Maturzysty 2010/11 Fizyka Patryk Kamiński Drogi Maturzysto, Oddajemy Ci do rąk profesjonalny Kalendarz Maturzysty z fizyki stworzony przez naszego eksperta.
Bardziej szczegółowoEFEKTYWNE UŻYTKOWANIE ENERGII ELEKTRYCZNEJ
Studia Podyplomowe EFEKTYWNE UŻYTKOWANIE ENERGII ELEKTRYCZNEJ w ramach projektu Śląsko-Małopolskie Centrum Kompetencji Zarządzania Energią Definicje wielkości elektrycznych mierzonych przy przesyłaniu
Bardziej szczegółowoAbsorpcja związana z defektami kryształu
W rzeczywistych materiałach sieć krystaliczna nie jest idealna występują różnego rodzaju defekty. Podział najważniejszych defektów ze względu na właściwości optyczne: - inny atom w węźle sieci: C A atom
Bardziej szczegółowoRola oddziaływania spin-orbita w niskowymiarowych strukturach półprzewodnikowych. Paweł Wójcik
Rola oddziaływania spin-orbita w niskowymiarowych strukturach półprzewodnikowych Paweł Wójcik Współpraca: J. Adamowski, B.J. Spisak, M. Wołoszyn Wydział Fizyki i Informatyki Stosowanej, AGH M. Nowak, Akademickie
Bardziej szczegółowoModele kp Studnia kwantowa
Modele kp Studnia kwantowa Przegląd modeli pozwalających obliczyć strukturę pasmową materiałów półprzewodnikowych. Metoda Fal płaskich Transformata Fouriera Przykładowe wyniki Model Kaine Hamiltonian z
Bardziej szczegółowoWykład Budowa atomu 2
Wykład 7.12.2016 Budowa atomu 2 O atomach cd Model Bohra podsumowanie Serie widmowe O czym nie mówi model Bohra Wzbudzenie, emisja, absorpcja O liniach widmowych Kwantowomechaniczny model atomu sformułowanie
Bardziej szczegółowoSpektroskopia magnetyczna
Spektroskopia magnetyczna Literatura Zbigniew Kęcki, Podstawy spektroskopii molekularnej, PWN W- wa 1992 lub nowsze wydanie Przypomnienie 1) Mechanika ruchu obrotowego - moment bezwładności, moment pędu,
Bardziej szczegółowoSzum w urzadzeniu półprzewodnikowym przeszkoda czy szansa?
Szum w urzadzeniu półprzewodnikowym przeszkoda czy szansa? szczegółowe zastosowania kwantowego szumu śrutowego J. Tworzydło Instytut Fizyki Teoretycznej Uniwersytet Warszawski Sympozjum Instytutu Fizyki
Bardziej szczegółowoWprowadzenie do ekscytonów
Proces absorpcji można traktować jako tworzenie się, pod wpływem zewnętrznego pola elektrycznego, pary elektron-dziura, które mogą być opisane w przybliżeniu jednoelektronowym. Dokładniejszym podejściem
Bardziej szczegółowoWidmo sodu, serie. p główna s- ostra d rozmyta f -podstawowa
Widmo sodu, serie p główna s- ostra d rozmyta f -podstawowa Przejścia dozwolone w Na Reguły wyboru: l =± 1 Diagram Grotriana dla sodu, z lewej strony poziomy energetyczne wodoru; należy zwrócić uwagę,
Bardziej szczegółowoPodstawy elektrodynamiki / David J. Griffiths. - wyd. 2, dodr. 3. Warszawa, 2011 Spis treści. Przedmowa 11
Podstawy elektrodynamiki / David J. Griffiths. - wyd. 2, dodr. 3. Warszawa, 2011 Spis treści Przedmowa 11 Wstęp: Czym jest elektrodynamika i jakie jest jej miejsce w fizyce? 13 1. Analiza wektorowa 19
Bardziej szczegółowoKsięgarnia PWN: David J. Griffiths - Podstawy elektrodynamiki
Księgarnia PWN: David J. Griffiths - Podstawy elektrodynamiki Spis treści Przedmowa... 11 Wstęp: Czym jest elektrodynamika i jakie jest jej miejsce w fizyce?... 13 1. Analiza wektorowa... 19 1.1. Algebra
Bardziej szczegółowoLXIV OLIMPIADA FIZYCZNA ZAWODY III STOPNIA
Za zadanie D mo»na otrzyma maksymalnie 40 punktów. Zadanie D. Maj c do dyspozycji: LXIV OLIMPIADA FIZYCZNA ZAWODY III STOPNIA CZ DO WIADCZALNA generator napi cia o przebiegu sinusoidalnym o ustalonej amplitudzie
Bardziej szczegółowoRepeta z wykładu nr 3. Detekcja światła. Struktura krystaliczna. Plan na dzisiaj
Repeta z wykładu nr 3 Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje:
Bardziej szczegółowoOPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki
OPTYKA KWANTOWA Wykład dla 5. roku Fizyki c Adam Bechler 2006 Instytut Fizyki Uniwersytetu Szczecińskiego Równania optyki półklasycznej Posłużymy się teraz równaniem (2.4), i Ψ t = ĤΨ ażeby wyprowadzić
Bardziej szczegółowoSiła magnetyczna działająca na przewodnik
Siła magnetyczna działająca na przewodnik F 2 B b F 1 F 3 a F 4 I siła Lorentza: F B q v B IL B F B ILBsin a moment sił działający na ramkę: M' IabBsin a B F 2 b a S M moment sił działający cewkę o N zwojach
Bardziej szczegółowoGeometria. Šukasz Dawidowski. 25 kwietnia 2016r. Powtórki maturalne
Geometria Šukasz Dawidowski Powtórki maturalne 25 kwietnia 2016r. Dane s równania postych, w których zawarte s boki trójk ta ABC : 3x 4y + 36 = 0 x y = 0 4x + 3y + 23 = 0 1. Obliczy wspóªrz dne wierzchoªków
Bardziej szczegółowoII. POSTULATY MECHANIKI KWANTOWEJ W JĘZYKU WEKTORÓW STANU. Janusz Adamowski
II. POSTULATY MECHANIKI KWANTOWEJ W JĘZYKU WEKTORÓW STANU Janusz Adamowski 1 1 Przestrzeń Hilberta Do opisu stanów kwantowych używamy przestrzeni Hilberta. Przestrzenią Hilberta H nazywamy przestrzeń wektorową
Bardziej szczegółowoWykład Atom o wielu elektronach Laser Rezonans magnetyczny
Wykład 21. 12.2016 Atom o wielu elektronach Laser Rezonans magnetyczny Jeszcze o atomach Przypomnienie: liczby kwantowe elektronu w atomie wodoru, zakaz Pauliego, powłoki, podpowłoki, orbitale, Atomy wieloelektronowe
Bardziej szczegółowo24 Spin i efekty relatywistyczne
4 Spin i efekty relatywistyczne 4. Doświadczenie Sterna Gerlacha Zauważmy, że klasycznie na moment magnetyczny µ w stałym polu magnetycznym B działa moment siły N = µ B. (4.) Efektem tego oddziaływania
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 4 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2013/14
Bardziej szczegółowoFizyka dla Informatyków Wykªad 10 Elektrodynamika
Fizyka dla Informatyków Wykªad 10 Elektrodynamika Katedra Informatyki Stosowanej PJWSTK 2009 Dzisiaj b dziemy opowiada o elektryczno±ci. I o tym, i co z tego wynika! Rys. 1: Model atomu wodoru Spis tre±ci
Bardziej szczegółowoRekapitulacja. Detekcja światła. Rekapitulacja. Rekapitulacja
Rekapitulacja Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje: czwartek
Bardziej szczegółowoPrzejścia optyczne w strukturach niskowymiarowych
Współczynnik absorpcji w układzie dwuwymiarowym można opisać wyrażeniem: E E gdzie i oraz f są energiami stanu początkowego i końcowego elektronu, zapełnienie tych stanów opisane jest funkcją rozkładu
Bardziej szczegółowoNumeryczne rozwiązanie równania Schrodingera
Numeryczne rozwiązanie równania Schrodingera Równanie ruchu dla cząstki o masie m (elektron- cząstka elementarna o masie ~9.1 10-31 kg) Mechanika klasyczna - mechanika kwantowa 1. Druga zasada dynamiki
Bardziej szczegółowoRepeta z wykładu nr 4. Detekcja światła. Dygresja. Plan na dzisiaj
Repeta z wykładu nr 4 Detekcja światła Sebastian Maćkowski Instytut Fizyki Uniwersytet Mikołaja Kopernika Adres poczty elektronicznej: mackowski@fizyka.umk.pl Biuro: 365, telefon: 611-3250 Konsultacje:
Bardziej szczegółowoFMZ10 K - Liniowy efekt elektrooptyczny
FMZ10 K - Liniowy efekt elektrooptyczny Materiaªy przeznaczone dla studentów kierunku: Zaawansowane Materiaªy i Nanotechnologia w Instytucie Fizyki UJ rok akademicki 009/010 prowadz cy: dr hab. Krzysztof
Bardziej szczegółowoS r Spin wewnętrzny moment pędu (kręt) cząstki kwantowej. m s magnetyczna spinowa liczba kwantowa. Spin to kręt wewnętrzny (kwantowy)
3.7. Spin wewnętrzny moment pędu (kręt) cząstki kwantowej Wynika z praw relatywistycznej mechaniki kwantowej z równania Diraca. Reguły kwantowania: S = h s ( s +1) s spinowa liczba kwantowa, r S z = m
Bardziej szczegółowoStany skupienia materii
Stany skupienia materii Ciała stałe - ustalony kształt i objętość - uporządkowanie dalekiego zasięgu - oddziaływania harmoniczne Ciecze -słabo ściśliwe - uporządkowanie bliskiego zasięgu -tworzą powierzchnię
Bardziej szczegółowoPrzetwarzanie sygnaªów
Przetwarzanie sygnaªów Wykªad 8 - Wst p do obrazów 2D Marcin Wo¹niak, Dawid Poªap Przetwarzanie sygnaªów Pa¹dziernik, 2018 1 / 27 Plan wykªadu 1 Informacje wstepne 2 Przetwarzanie obrazu 3 Wizja komputerowa
Bardziej szczegółowoFizyka 2. Janusz Andrzejewski
Fizyka 2 wykład 14 Janusz Andrzejewski Atom wodoru Wczesne modele atomu -W czasach Newtona atom uważany była za małą twardą kulkę co dość dobrze sprawdzało się w rozważaniach dotyczących kinetycznej teorii
Bardziej szczegółowoWprowadzenie do struktur niskowymiarowych
Wprowadzenie do struktur niskowymiarowych W litym krysztale ruch elektronów i dziur nie jest ograniczony przestrzennie. Struktury niskowymiarowe pozwalają na ograniczenie (częściowe lub całkowite) ruchu
Bardziej szczegółowo